Излучатель волн сферических

Измерения проводятся вдали от излучателя (расстояние от излучателя много больше длины волны), но фронт волны сферический. [c.356]

Определить мощность, излучаемую элементарным электрическим излучателем в сферический сектор, ограниченный углами 0,=. = 90° и 05 = Й9°. Длина излучателя 5 см, амплитуда тока 10 А, длина волны 3 м. [c.166]

Ввиду сказанного волна, возбуждаемая каждым отдельным излучателем, является сферической. Вводя в точке размещения к-то источника локальную сферическую систему координат (г , полярная ось которой совпадает с направлением элемента токи, на основании принципа суперпозиции можно записать выражение для напряженности электрического поля в точке наблюдения Р [c.172]

Может показаться странным, что для потока импульса и радиационного давления в плоских и сферических волнах получаются качественно различные результаты. Ведь на больших расстояниях от излучателя расходящаяся сферическая волна близка к плоской. Чтобы выяснить это, проследим, как меняется плотность потока импульса в сферической волне по мере ее распространения. Из формулы (96) видно,что при [c.71]

В практическом отношении более важной задачей является определение значения звукового давления или интенсивности в волне, рассеянной в заданном направлении, например в направлении, обратном направлению падающей волны (см. рис. 4.1, д в = 180°). Введем в рассмотрение некоторый фиктивный ненаправленный излучатель, создающий сферическую волну с амплитудой, равной амплитуде рассеянной волны в заданном направлении в, tp. Мощность такого излучателя будет = [c.185]

В идеальном случае сферические волны формирует излучатель, выполненный в виде точечного источника. Однако практически считают волну сферической, когда радиус излучателя мал по сравнению с длиной волны X а<Сл. [c.13]

Амплитуда волны уменьшается обратно пропорционально расстоянию. При больших расстояниях г небольшую часть фронта сферической волны можно рассматривать как локальную плоскую волну. Для случая излучателя в виде сферы радиусом а С а, пульсирующей по объему с постоянной частотой и амплитудой колебательной скорости , давление в расходящейся сферической волне [c.7]

Направленность создается в результате суперпозиции волн, приходящих в произвольную точку В от различных элементов излучателя. В равноудаленных (на расстояние г) от центра излучателя точках в зависимости от направления соответствующего луча сферические волны от элементарных источников А складываются в разных фазовых соотношениях и суммарный эффект различен. Таким образом, направленность зависит от разности хода лучей до точки В от центра и от произвольного элементарного источника Л Дг = —г. [c.79]

В работах [37, 57] расчет акустического поля выполнен путем разложения сферических волн, излучаемых в призму элементарными источниками, на плоские гармонические волны с комплексным значением вектора к. Поле в изделии, полученное в результате вычислений, имеет такой вид, будто диаграмма направленности образована в призме, а затем каждый луч этой диаграммы на границе с изделием был преломлен и ослаблен на величину, соответствующую коэффициенту прозрачности. Этот вывод очевиден, если путь в призме больше длины ближней зоны пластины излучателя и в призме сформировалась диаграмма направленности. Но он, однако, не является очевидным, когда (как это бывает на практике) путь в призме меньше длины ближней зоны и лучи еще не образовались. Имеются обширные данные [32] по расчету приведенным способом диаграмм направленности конкретных преобразователей при излучении в изделия из различных материалов. [c.86]

Голографические системы позволяют получать исключительно высокие коэффициенты увеличения. Основной прием — это использование в процессе восстановления излучения с длиной волны, большей, чем длина волны излучения, применяемого в процессе получения голограммы. Подсчитаем коэффициент увеличения. Пусть предмет имеет вид двух точечных отверстий в непрозрачной пластинке, отстоящих друг от друга на расстоянии 26. Согласно принципу Гюйгенса, каждое отверстие можно считать точечным сферическим излучателем. Тогда амплитуда волны на фотопластинке имеет вид [c.135]

Сферический источник может иметь колебания поверхности более сложные, чем пульсирующие или осциллирующие. В результате этих колебаний возникают звуковые волны, характер которых определяется сложными явлениями дифракции и интерференции волн, исхо-дяш)чх от отдельных участков колеблющейся поверхности. Если поверхность излучателя сферическая, то можно получить точное решение задачи, используя классические методы- математической физики оно приведено в приложении III данной книги. [c.212]

Внимательное исследование этих соотношений позволяет сделать следующие выводы о свойствах дальнего поля поршневого плоского излучателя в экране амплитуды колебательной скорости и звукового давления убывают с расстоянием по такому же закону, который имеется для сферической волны, возбуждаемой пульсирующим шаром. Отличие от закона шаровой волны заключается в том, что амплитуда волны поршневого излучателя зависит от направления. По осевому направлению амплитуда имеет наибольшее значение она вдвое больше, чем амплитуда волны, создаваемой пульсирующим шаром той же производительности, но без экрана. Это значит, что фаза волн, отраженных от экрана в направлении оси, совпадает с фазой бегущих волн, так что в результате интерференции амплитуда волны удваивается. В других направлениях такого совпадения фаз не существует, поэтому интерференция волн приводит к определенной зависимости амплитуды от направления, выражаемой характеристикой направленности Ф(0). [c.257]

Первая часть посвящена выводу волнового уравнения акустики, исследованию вопроса распространения плоских волн, вопросу прохождения плоских волн через границы сред и исследованию простейших типов излучателей. Далее подробно рассмотрены вопросы распространения звука в трубах и звуко-проводах. Наконец в последних главах разбирается теория сложных излучателей различных типов (сферического, цилиндрического, поршневого) и некоторые вопросы рассеяния волн на сфере и цилиндре. [c.3]

Сферический излучатель звука с бегущей волной [c.248]

При п = т и больших, согласно закону sin будем иметь очень малые амплитуды бегущих волн в полярных областях они затем быстро нарастают и в области, близкой к экватору, принимают почти постоянные значения. В этом случае излучение концентрируется в круговом экваториальном поясе ( в направлениях, близких к = у). Такой излучатель может быть реализован приближенно в форме быстро вращающегося сферического пояса с синусоидальными бороздками (числом т на всю окружность), к основаниям которого примыкают полусферические неподвижные экраны. Ввиду того что подобный излучатель можно построить, несколько подробнее остановимся на его теории. [c.249]

При соблюдении условия m z (длинные волны) азимутальный поток энергии может значительно превышать радиальный. Сложение двух встречных азимутальных потоков равной величины соответствует сферическому излучателю, на поверхности которого имеется стоячая волна секториального типа. Для подобного излучателя, как было нами показано (см. 8,55а), азимутальный поток энергии равен нулю, однако в ближней зоне возникает присоединенная энергия , формирующаяся за счет сложения двух [c.250]

Бели полная излучающая поверхность излучателя составляет 4л / 2, и излучатель мал по сравнению с длиной волны, то коэффициент излучения со5<р. можно считать равным где / —радиус эквивалентного малого -сферического излучателя, [c.215]

Часть III посвящена фокусирующим ультразвуковым излучателям. Как известно, этот тип излучателей позволяет получать очень высокие интенсивности на некотором удалении от излучающей поверхности, предотвращая тем самым потери энергии на поглощение и на образование кавитации у поверхности излучателя. Наряду с теорией фокусирования сферических и цилиндрических ультразвуковых волн даются методы расчета фокусирующих излучателей и приводятся описания сверхмощных фокусирующих концентраторов, разработанных в Акустическом институте. [c.5]

Наличие кавитационных полостей, обладаюш их большей по сравнению с жидкостью сжимаемостью, иногда вызывает падение среднего волнового сопротивления среды, в результате чего заметно падает (при той же амплитуде колебаний поверхности излучателя) отдаваемая излучателем в среду мош ность [1]. Чтобы поддержать постоянство излучаемой мош ности, нужно суш ественно увеличить амплитуду колебаний излучателя, а это как раз и ограничивается усталостно-прочностными свойствами материала. Однако даже при, реализации этого требования интенсивность в рабочей зоне, находяш ейся на некотором расстоянии от поверхности излучателя, будет всегда меньше, чем вблизи излучателя. Наконец, сама излучающая поверхность неизбежно подвергается кавитационной эрозии. От всех этих недостатков свободны системы, основанные на фокусировании ультразвуковых волн [2]. В таких системах интенсивность нарастает по мере приближения от излучающей поверхности к фокальной области по закону 1/г для цилиндрической и 1/г для сферической фокусировки. Поэтому появляется возможность создать требуемую интенсивность звука внутри строго локализованной цилиндрической или сферической области произвольного радиуса при существенно меньшей интенсивности, снимаемой с излучающей поверхности. При этом излучатель работает в нормальном, не форсированном режиме и не требует искусственного охлаждения отсутствует и кавитация у поверхности, отбирающая на свое образование часть звуковой энергии и разрушающая поверхность излучателя. [c.151]

Рис. 4. Распределение звукового давления по оси сферического фокусирующего излучателя для длинных и коротких волн

Первый излучатель такого рода был выполнен с рабочей частотой 500 кгг, что соответствует длине волны в воде Я = 0,29 сл [40]. Основу его составила алюминиевая сферическая оболочка с внутренним радиусом 31,4 см и углом раскрытия 70°. Внешний вид ее показан на рис. 42. Толщина стенок равна полудлине волны в алюминии. [c.193]

Это иллюстрируется рис. 40, где сферическая волна 2 падает на плоский радиометр 1. В таком случае при измерении радиационного давления в формулу(7) следует вводить поправочный множитель, равный соз т/2. При удалении от излучателя фронт волны становится все более плоским и [c.356]

В случае сферического расхождения волн изменение амплитуды пилообразной волны с расстоянием от излучателя определяется следующим соотношением [c.364]

Тот факт, что в установке используется плоский излучатель, не исключает возможности применения соотношения (20), справедливого для сферически расходящихся пилообразных волн. Плоский излучатель использован для того, чтобы нелинейные явления могли привести к искажению формы волны в ближней зоне излучателя, где распространяется плоская волна. Искаженная волна при дальнейшем распространении перейдет в дальнюю зону излучателя и будет расходиться по сферическому закону. Именно в дальней зоне поля, где справедливо соотношение (20), и проводятся все измерения. [c.364]

Использовать сферический излучатель вместо плоского, чтобы с самого начала иметь сферически расходящуюся волну, не целесообразно, так как при таком расхождении получить пилообразную волну практически невозможно. Проводить измерения в ближней зоне излучателя нельзя вследствие сильных дифракционных искажений поля. [c.364]

Измерения производятся в следующем порядке. С помощью приемника ультразвука и гармонического анализатора из пилообразной волны в зоне сферического расхождения на расстоянии Жо от излучателя выделяется одна из первых гармоник и ее величина в относительных единицах отмечается на экране осциллографа. Затем эта же гармоника выделяется на расстоянии х от излучателя (/> ), и вновь отмечается ее величина. Отношение отмеченных величин будет равно р /рх при условии линейности амплитудной характеристики приемной аппаратуры и пилообразной формы волны. Первое условие очевидно, а второе легко доказать. Действительно, для пилообразной функции справедливо соотношение [c.365]

Оценим пределы применимости формулы (20). Эта формула справедлива для сферически расходящихся волн пилообразной формы. Следовательно, при использовании плоского излучателя диаметром В должно выполняться неравенство [c.365]

Здесь величина /) /4 Я, характеризует то расстояние от плоского излучателя, на котором начинается сферическое расхождение волны. [c.365]

Рассмотрим, папример, излучатель в форме сферы радиуса Но X, совершающей пульсации, так что ее радиус гармонически меняется со временем. Решение уравнения (1), соответствующее сферически симметричной убегающей от излучателя волне, имеет вид р г, 1) = Aexp[ ( радиальной скорости выражение [c.142]

Рис. 14. Вид сферической волны, образованной любым пульсирующим излучателем звука, размеры которого малы по сравиеиню с длиной волны (на больших расстояниях от излучателя волна становится плоской).

Рис. 14. Вид <a href="/info/14394">сферической волны</a>, образованной любым пульсирующим <a href="/info/372648">излучателем звука</a>, размеры которого малы по сравиеиню с <a href="/info/12500">длиной волны</a> (на больших расстояниях от излучателя волна становится плоской).

Об импульсе фотона. Как уже отмечалось, Эйнштейн предполагал, что наблюдаемое в отсутствие излучения распределение (3.2.5) сохраняется и при наличии излучения. В работе К квантовой терии излучения Эйнштейн показал, что это предположение имеет интересный физический смысл. Он рассмотрел два разных механизма спонтанного испускания 1) излучение испускается в виде расходящейся от атома во все стороны сферической электромагнитной волны, и тогда импульс атома-излучателя на меняется 2) излучение испускается в виде кванта света, и тогда атом-излучатель получает всякий раз импульс отдачи, причем у разных атомов эти импульсы будут иметь случайное направление. Оказывается, что равновесие системы атомов, взаимодействующих с излучением, не нарушается только при условии, что имеет место второй из указанных механизмов спонтанного испускания и при этом импульс кванта света равен iiail . Таким образом, Эйнштейн привел дополнительное подтверждение существования световых квантов, характеризующихся наряду с энергией 1ъи> также импульсом Асо/с. [c.73]

МУЛЬТИПОЛЬНОЕ ИЗЛУЧЕНИЕ -излучение, обусловленное изменением во времени мультипольных моментов системы. Излучение огранич. системы источников представляет собой расходящиеся сферич. волны, так или иначе промодулированеые по угл. переменным. Его анализ естеств. образом приводит к разложению излучаемого поля по полному набору сферических функций, обладающих определ. угл. зависимостью. При этом сама система источников, описываемых ф-циями координат (г) и времени (i), может быть представлена в виде набора вполне определ. конфигураций излучателей — мультиполей. Отд. мультиполи как источники излучения характеризуются только ф-циями времени — мультипольными моментами. Их зависимость от времени связана как с внутр. динамикой системы, так и с пе-рем. внеш. воздействиями. Представление излучаемого системой поля в виде суперпозиции полей отд. мультиполей плодотворно не только в прямых задачах исследования поля излучения сложных источников, но и в обратных задачах восстановления свойств источников по характеристикам их излучения. [c.219]

Произведем такую оценку, следуя [13]. Пусть активная среда сечения 2а X 2а размещена внутри телескопического резонатора (рис. 3.11) ее показатель преломления для простоты примем равным единице. Проследим, скажем, за судьбой затравочного излучателя, которое в начальный момент времени испускается вблизи выпуклого зеркала в сторону вогнутого. В качестве отсчетной выберем расположенную у выпуклого зеркала сферическую эквифазную поверхность расходящейся волны, центр кривизны которой находится в общем фокусе зеркал. [c.171]

Распространение сферической волны конечной амплитуды было рассмотрено в 24, 20]. В первой из этих работ [24] рассматривался случай небольших искажений формы волны. Для излучателя, размеры которого больше длины 130ЛНЫ, кго 1, колеблющегося по закону [c.124]

Переходная область. Область поля вблизи излучателя, где зависимость амплитуды квазиплоской волны от расстояния Zq определяется монотонной функцией, отличной от закона сферической волны I/Zq, условно можно назвать переходной областью поля. Для ее определения проведем исследование модуля давления на максимум и минимум. [c.278]

Рупорный параметрический излучатель. Рассмотрим теперь случай слабого затухания накачки, когда д > Тогда прожекторная волна переходит в расходяшиеся пучки - неоднородную сферическую волну с углом диаграммы в порядка (kd) . При этом в низкочастотное излучение вносит вклад как прожекторная зона (и для этой части справедливы формулы Вестервелта), так и волновая зона накачки. Если при этом выполняется условие вт <в , или [c.133]

Здесь опять возможен альтернативный режим, когда образование разрывов и последующее быстрое затухание поля накачки происходят в волновой зоне и формируется как бы рупорный излучатель на низкой частоте. Для ош1сания первичного поля и здесь можно использовать формулы (1.22) или (1.23), если под а понимать приведенное расстояние для сферической волны (см. гл. 3), а в качестве Го взять фраунгоферову длину [c.135]

Эксперимент [Кустов и др., 1985] проводился в лабораторном бассейне. Путем электролиза создавался слой водородных пузырьков толщиной /=10 см. Пучок накачки на частоте /1 = 100 кГц формировался круглым излучателем диаметра 10 см, находящимся на расстоянии 2,6 м от слоя амплитуда накачки вблизи слоя составляла = 3,2 10 Па. Сферический излучатель, расположенный на расстоянии 1 м от слоя, генерировал волну сигнала на частоте /2 = 60 кГц. Длительность импульсов накачки и сигнала равнялась соответственно 1 мс и 0,3 мс. Угол 63 составлял 10°. Направление распространения обращенной волны составляло 15° по отношению к оси излучателя накачки в соответствии с резонансным условием (5.21). Поле на разностной частоте 40 кГц образовывалось двумя сходящимися пучками, распространяющимися по обе стороны от слоя. Соответственно этому ширина пучка по мере удаления от слоя вначале убьшала, а затем вновь росла (рис. 7.4). Теоретическая кривая построена по формуле (5.19), точками представлены данные эксперимента. Подчеркнем, что эффект ОВФ наблюдался при умеренной интенсивности волн, когда еще не сказывались эффекты перераспределения пузырьков в акустическом поле. [c.204]

Вид функции Ф (а) будет определяться конкретной системой фокусирования. Так, для радиально поляризованного излучателя из пьезоэлектрической керамики Ф (а) = 1. Для всех других типов фокусируюш их систем Ф (а) не есть постоянная величина. На рис. 7 показан ход лучей через выпуклую собирающую звуковую линзу, показатель преломления которой больше единицы, для простоты рассуждений входная ее поверхность принята плоской. Справа пунктиром показан образованный этой линзой сходящийся к фокусу сферический фронт. Энергия, заключенная в любом кольце шириной Ау, попадет внутрь полого конуса толщиной Аа. Отношение интенсивностей будет, таким образом, пропорционально отношению отрезков Ау и 2—2, а отношение давлений — корню квадратному из этой величины. Не входя в детали расчета, приведенного в работе [И], из рисунка можно заключить, что при углах, близких к нулю, размеры отрезков А]/ и 2—2 почти совпадают. По мере увеличения угла а отрезок Ау остается неизменным, тогда как отрезок 2—2 уменьшается, и отношение интенсивности в сходящейся волне 1а к интенсивности в падающей плоской волне растет. Расчет дает для функции распределения, в предположении, что прозрачность линзы для всех углов равна единице, следующее выражение [12] [c.160]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...