Вынужденное рассеяние звука

САМОВОЗДЕЙСТВИЕ И ВЫНУЖДЕННОЕ РАССЕЯНИЕ ЗВУКА [c.182]

ВЫНУЖДЕННОЕ РАССЕЯНИЕ ЗВУКА [c.195]

Вынужденное рассеяние звука (ВРЗ) в жидкости с газовыми пузырь ками [Заболотская, 1977, 1984]. В процессе рассеяния звука на пузырьках происходит раскачка их пульсаций и интенсивность рассеяния растет. Пусть все пузырьки имеют одинаковые радиус Ro и добротность Q вблизи резонансной частоты uiq. Этот случай аналогичен вынужденному комбинационному рассеянию света при взаимодействии с внутримолекулярными колебаниями, имеющими заданную резонансную частоту. Такая задача (в одномерной постановке) сводится к решению волнового уравнения [c.196]

Заметим, что спонтанное рассеяние звука происходит иа заранее созданных в среде турбулентных потоках и, следовательно, может быть учтено в линейном приближении. Принципиально рассеяние на вихревых волнах возможно и в покоящихся газах и жидкостях. Если в качестве возбуждающего звука взять очень мощную волну, то при рассеянии иа флуктуационных вихрях покоящейся среды рассеянная волна может достичь заметной величины. Если при этом ее интенсивность окажется достаточной для того, чтобы совместно с падающей волной оказать заметное обратное воздействие на ту вихревую волну, на которой она рассеялась, то это приведет к усилению данной вихревой волны, что в свою очередь повлечет за собой дальнейшее усиление рассеяния и т. д. Мы приходим, таким образом, к вынужденному рассеянию звука на вихревых волнах [85]. [c.139]

Совместное решение уравнений (V.4.3) — (V.4.5) должно описывать процесс вынужденного рассеяния звука на вихревых волнах. Предполагая, что сильная звуковая волна при ж = О падает на плоскую границу среды вдоль оси X, ищем решение системы уравнений в виде [c.141]

Наиболее разработана теория жидких волноводов. В них подробно изучены свободные и вынужденные колебания, рассеяние звука на препятствиях, изоляция звука и другие вопросы [73, 173, 202—204]. В меньшей степени исследованы твердые волноводы. В рамках линейной теории упругости точно решены лишь задачи о распространении волн в упругих цилиндре и слое [84, [c.190]

Рис. 13. Схема обращения волнового фронта бриллюэновским зеркалом и использования обращенной волны для фокусировки на мишень. L — диффузный экран Р — точка, подсвеченная излучением постороннего лазера Wg — волна, исходящая из точки Р и — лазерный усилитель — волна, искаженная оптическими неоднородностями лазерного усилителя К — кювета, заполненная веществом, способным к вынужденному рассеянию света на звуке Wu — волна, обращенная бриллюэновским зеркалом — усиленная исправленная волна, фокусирующаяся на мишень.

Механизм действия бриллюэновского зеркала можно интерпретировать следующим образом. В данном случае в кювете регистрируется безопорная трехмерная голограмма типа рассмотренной на рис. 9. Отличие заключается лишь в характере реакции светочувствительной среды в случае обычной голографической записи показатель преломления светочувствительной среды изменяется пропорционально интенсивности воздействующего излучения. В соответствии с этим световые сгустки , образовавшиеся в результате интерференции падающего на голограмму излучения, регистрируются средой в виде соответствующих равномерно заполненных сгустков показателя преломления. В случае же бриллюэновского зеркала благодаря специфическим свойствам среды в местах расположения световых сгустков развивается процесс вынужденного рассеяния света на звуке, в результате чего каждый световой сгусток заполняется звуковой волной, распространяющейся в том же направлении, что и излучение, падающее на кювету. Гребни звуковой волны, следующие друг за другом на расстоянии Л, сильно отражают в обратном направлении падающий на них свет, анало- [c.720]

Обращение волнового фронта при записи безопорных динамических голограмм в средах, в которых происходит вынужденное рассеяние света на звуке, представляет собой, по-видимому, лишь одно из проявлений общего свойства вынужденного рассеяния. В частности, обращенную волну наблюдали Соколовская и др. [45] в экспериментах со средами, способными к вынужденному комбинационному рассеянию. Однако в этом случае обращенная волна претерпевает существенные изменения, обусловленные тем, что этот вид вынужденного рассеяния претерпевает сильный частотный сдвиг, т. е. длина волны обращенного излучения значительно отличается от длины волны падающего. [c.721]

Определение второго типа рассеяния — синхронного — соответствует термину- рассеяние в его обычном понимании. Поскольку в результате взаимодействия волн со , сОз внутри области их пересечения возбуждаются вынужденные волны комбинационных частот, в принципе возможно излучение из этой области. Необходимо только, чтобы суш ествовало такое направление, вдоль которого вынужденные распределенные источники могли синхронно возбуждать вторичную комбинационную волну. Однако в обычных акустических средах без дисперсии такого направления пе существует и синхронного рассеяния звука на звуке нет. [c.114]

Специфическое действие звукового поля при дегазации жидкостей обусловлено колебанием газовых пузырьков. Анализ взаимодействия звукового поля и пузырька значительно упрощается, если предположить, что радиус пузырька мал по сравнению с длиной волны звука в жидкости. Давление в падающей волне, периодически меняясь во времени, возбуждает вынужденные колебания пузырька, которые излучаются в окружающую жидкость и приводят к образованию вторичных звуковых волн (эффект рассеяния звука). При этом часть энергии падающей волны расходуется на преодоление внутренних потерь в системе пузырек—жидкость и выделяется в форме тепла. [c.256]

Второй звук 97, 99 Вынужденное рассеяние 411—431 [c.509]

О. в. движущихся объектов происходит со смещением частоты (см. Доплера эффект), угол отражения прп этом не равен углу падения. В средах с непрерывно меняющимися св-вами О. в. наблюдается, если характерные масштабы неоднородностей Ь В плавно неоднородных средах О. в. мало, однако рефракция в них может привести к явлениям, сходным с О. в., напр, зеркальный мираж в пустыне (см. Рефракция звука. Рефракция света). В нелинейных средах волны большой интенсивности сами индуцируют неоднородности, прх рассеянии на к-рых (вынужденное рассеяние) может возникать, напр., специфич. О. в. с обращением волнового [c.512]

Таким образом, с помощью вынужденного мандельштам-бриллюэновского рассеяния можно генерировать довольно интенсивные гиперзвуковые волны (вплоть до частот / 101 Гц). Это представляет значительный интерес для экспериментальных исследований, так как возбуждение столь высокочастотного звука обычными методами затруднительно и во многих случаях невозможно. Однако эффективность генерации звука при этом [c.351]

Рис. 13.7. Пространственные изменения амплитуд звука и рассеянного света при вынужденном мандельштам-бриллюэновском рассеянии (прямое рассеяние).

Картина взаимодействия падающего оптич. излучения со звуковыми волнами зависит от интенсивности звука ж света. Если плотность потока световой энергии относительно невелика, то воздействием света на среду, в к-рой распространяется звук, можно пренебречь. Тогда взаимодействие света со звуком сводится, в зависимости от соотношения между поперечным размером d падающего оптич. пучка ж длиной звуковой волны л, к явлениям дифракции и рефракции. Если же, наоборот, интенсивность света достаточно велика, а звука относительно мала, то возможно усиление слабых звуковых волн светом или генерация звука в результате вынужденного Мандельштама—Бриллюэна рассеяния. [c.32]

При фокусировке гигантского импульса рубинового лазера мощностью — 100—200 МВт внутри образца вещества, рассеяние на к-ром наблюдается, можно получить интенсивность света —10 МВт/см , что соответствует напряжённости электрич. поля световой волны Е — 10 В/см. Этого достаточно для проявления нелинейных явлений и наблюдения вынужденного М.— Б. р. При фокусировке лазерного излучения сферич. линзой наибольшую интенсивность рассеяния, а следовательно, и наибольшую интенсивность звука можно ожидать под углом рассеяния 0 = 180 , т. к. для этого направления рассеяния область нелинейного взаимодействия будет наибольшей. Применение цилиндрич. линзы позволяет получить интенсивное вынужденное М.— Б. р. под углом 0 = 90°. Интенсивность звуковой волны, возникаю- [c.208]

Взаимодействие звука с незвуковыми возмущениями среды с температурными волнами, а в жидкости с капиллярными волнами и пузырьками газа — мошет приводить к явлению вынужденного рассеяния звука, подобного вынужденному Мандельштама — Бриллюэ-на рассеянию в оптике. Звук, рассеиваясь на возмущении среды и взаимодействуя с ним, увеличивает амплитуду возмущения, что в свою очередь приводит к ещё более сильному рассеянию звука. [c.290]

Генерация звука движущимся распределенным источником в случае, когда скорость его движения близка к скорости звука в среде, может происходить настолько эффективно, что в возбуждаемой волне становятся заметными нелинейные эффекты. Такая ситуация возникает, например, при лазерном термооптическом возбуждении звука, а также в условиях вынужденного рассеяния Мандельштама-Бриллюэна [Руденко, 1974 Карабутов и др., 1976]. [c.62]

Вынужденное рассеяние Мандельштама — Бриллюэна может возникать в любых средах, где может возникать электрострикция,— в сжатых газах, жидкостях и прозрачных твердых телах. Это явление играет разнообразную роль в различных процессах взаимодействия лазерного излучения с веществом. В некоторых случаях эта роль положительна, например при лазерном возбуждении звука в жидкостях (лекция 17) в других случаях эта роль отрицательна, например ВРМБ может вызывать деструкцию твсрды.х прозрачных диэлектриков при распространении через них мощного лазерного излучения (лекция 18). [c.159]

Тепловой механизм возбуждения звука в жидкости. Возбуждение звука при испарении жидкости. Оптический пробой в жидкости. Вынужденное рассеяние Мандельштама—Лриллюзна [c.205]

С подстановкой в него СЕОрсхти звука о дали хорошее согласие с экспериментальными результатами. Это служит явным подтверждением справедливости основных соотношений (2.51-5) и (2.51 6 между частотами или волновыми числами лазерной и стоксовой волн и волны давления, полученных для вынужденного рассеяния Бриллюэна. Следует отметить, что в корпускулярном представлении (электромагнитные волны -> фотоны акустические волны -) фононы) эти соотношения выражают законы сохранения энергии и импульса. [c.217]

Описание вынужденного рассеяния Бриллюэна основано на дифференциальных уравнениях (2.51-16) и (2.52-1) для давления и электрического поля. Решение этой системы дифференциальных уравнений в частных производных в общем случае очень затруднено. Поэтому мы рассмотрим решения при некоторых упрощающих предположениях. Прежде всего мы ограничимся стационарными решениями. Они позволяют получить приближенное описание реальных фактов, если длительность световых импульсов очень велика по сравнению с временем установления колебаний в среде. Это время задается обратны. значением константы затухания Г, которая равна удвоенному ароизведению скорости звука V и коэффициента поглощения звуковой мощности и для жидкостей п,ри комнатной температуре и%1еет порядок величины 10" с. При рассмотрении стационарных процессов можно исходить из обыкновенных дифференциальных уравнений (2.52-3), (2.52-5) и из соответствующего уравнению (2.52-5) уравнения для амплитуды лазерной волны. Будем снова а,реиебрегать вторыми производными от амплитуды, а в правой части уравнения (2.52-3) также и первой производной. Условия применимости такого приближения обсуждались в разд. 1.322. Тогда мы получим систему [c.217]

Уравнения в частных производных, типа уравнений (8) и (9), должны, строго говоря, использоваться и при исследовании других нелинейных процессов смешения, параметрического усиления, вынужденного рассеяния. К счастью, в большинстве практически интересных случаев можно ограничиться квазистатическим приближением, полагая дA дt) = 0. Действительно, даже для X10 сек (характерная длина импульса лазера с модулируемой добротностью) в задачах о генерации гармоник, о смешении частот, вынужденном комбинационном рассеянии х Т при 10 см, что заметно превышает длины нелинейных сред, используемых в эксперименте. Важным исключением, однако, оказывается вынужденное рассеяние Мандельштама — Бриллюэна в этом случае Г l v, где V — скорость звука. Подставляя V 10 см1сек п х = 10" сек, убеждаемся, что квазиста-тическое приближение становится неприменимым уже при I 10" см. Особенности рассеяния, связанные с этим обстоятельством, подробно обсуждаются в работе [42]. [c.23]

Значительное количество невыясненных вопросов имеется и в области изучения вынужденного рассеяния Мандельштама — Бриллюэна. Так, не выяснен до конца вопрос о существовании ангисто,ксо,вых компонент в вынужденном рассеянии результаты первых опытов, в которых такие компоненты как будто бы наблюдались, по-видимому, не подтвердились (см, [53]). Интересные результаты получены при исследовании гармоник звука, возникающего в процессе вынужденного рассеяния [54] есть основание считать, что они могут быть достаточно сильными. Наконец, весьма интересной задачей является наблюдение вынужденного рассеяния Мандельштама— Бриллюэна в кристаллах при низких температурах, что может позволить вывести из среды гиперзву-ковые колебания, возникающие в процессе рассеяния. [c.27]

Ряд теоретических вопросов, связанных с эффектом вынужденного рассеяния Мандельштама — Бриллюэна, был рассмотрен Таунсом и др. [12]. Экспериментально рассеяние в кварце и сапфире наблюдали Чао, Таунс и Стойчев [12]. Схема их эксперимента представлена на фиг. 15. При комнатной температуре пороговая мощность лазера, соответствующая появлению вынужденного рассеяния, оказывается весьма высокой пороговые плотности потока мощности в сфокусированном лазерном луче составляют по оценкам 10 бт/сж . При этом в ультразвук преобразуется доЛя мощности лазера соак/мь, которая из-за сильного поглощения звука за время, меньшее 10 сек, переходит в тепло. Кристаллы неизменно повреждались, как только интенсивность лазерного излучения оказывалась достаточной для наблюдения эффекта вынужденного рассеяния. В этих опытах в основном регистрировалось рассеяние в обратном направлении. Вынужденное рассеяние в обратном направлении идет, по-видимому, наиболее эффективно, поскольку длина взаимодействия рассеянного излучения с излучением лазера в этом случае максимальна. Здесь уместно заметить, что рассеяние Мандельштама — Бриллюэна в прямом направлении (0 = О, см. фиг. 13) возможно в анизотропных кристаллах. Здесь падающая световая волна может быть рассеяна с образованием волны стоксовой частоты, имеющей другую поляризацию и распространяющуюся в том же направлении. Законы сохранения энергии и им- [c.162]

В бО-х годах появление мощных источников когерентного све-la — лазеров — способствовало ускоренному развитию акустоопти-ческих исследований. Был установлен ряд новых экспериментальных закономерностей, например открыто стимулированное рассеяние света на тепловых акустических колебаниях — вынужденное рассеяние Мандельштама — Бриллюэна. Потребности лазерной техники стимулировали развитие акустических методов управления лазерным излучением и акустооптической обработки сигналов [4—7J. Широкий размах получили работы по визуализации звуковых полей [8J и акустической голографии [9, 10]. В последнее время к этим областям прибавились также акустооптика жидких кристаллов, лазерная генерация звука [11] и фотоакустическая спектроскопия [12]. [c.339]

Оптическая генерация звука и фотоакустическая спектроскопия. Об одном из методов оптической генерации высокочастотного звука (методе вынужденного рассеяния Мандельштама — Брил- [c.359]

Взаимодействие гиперзвука со светом. Изменение показателя преломления эл.-магн. волны под действием упругой волны, а также возникновение упругой волны под действием эл.-магн. волны в результате эффекта электрострикции может быть представлено как фотон-фононное вз-ствие. Примерами такого вз-ствия явл. дифракция света на ультразвуке, а также спонтанное и вынужденное рассеяние Мандельштама — Бриллюэна. На частотах Г. преобладает т. н. брэгговская дифракция, при к-рой для дифрагиров. света наблюдаются только нулевой и первый порядки. Поскольку упругие волн, фронты, на к-рых рассеивается свет, движутся со скоростью звука, частота дифрагя-ров. света равна Й — со (стоксова компонента) либо Й-Ьсо (антистоксова компонента), где 2 — частота падающего света, со — частота Г. Этот процесс можно представить как рассеяние фотона на фононе, при этом [c.123]

Собственные частоты замкнутого объёма. В предыдущей главе явление отзвука было истолковано в духе статистической трактовки основной архитектурно-акустической проблемы как последовательный ряд отражений импульса, излучённого источником звука при этом молчаливо подразумевалось, что форма импульса, заданного колебанием излучающего устройства, сохраняется неизменной при многократных отражениях. Такое истолкование сразу же вызывает сомнение принципиального характера действительно, воздушный объём в помещении есть коле бательная система с распределёнными Параметрами, обла дающая некоторым спектром собЛвенных частот после прекращения деятельности Источника, поддерживающего вынужденные колебания воздуха в гЮмещении, система может совершать только собственные колебания, затухающие более или менее быстро, в зависимости от скорости рассеяния энергии. Таким образом в явлении отзвука или реверберации, вообще говоря, не может быть речи об остаточном существовании колебательного процесса, навязанного ранее действием внешней силы отзвук есть собственное затухающее колебание воздушного объёма с частотами, которые должны зависеть от размера и формы помещения. Упрощённой схемой процесса реверберации является, следовательно, не многократное эхо, но плавно замирающий тон резонатора, освобождённого от внешних влияний. [c.417]

Создание лазеров не только улучшило возможности наблюдения М.— Б. р., но и привело к открытию т. н. вынужденного М.— Б. р. Оно обусловлено нелинейным вз-ствием интенсивной возбуждающей световой волны (первоначально слабой рассеянной волны) и упругой тепловой волны. Основой такого вз-ствия явл. эффект электрострикции, заключающийся в том, что диэлектрик в электрич. поле напряжённостью Е меняет свой объём и т. о. возникает электро-стрикц. давление (а следовательно, образуется упругая волна). Электро-стрикц, давление пропорц. Е . В гигантском импульсе лазера напряжённость электрич, поля световой волны может достигать значений 10 — 10 В/см, и тогда электрострикц. давление может составить сотни тыс, атмосфер и возникнет весьма интенсивный гиперзвук. Интенсивность звук, волны, возникающей при вынужденном М.— Б. р., невелика. [c.392]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...