Интенсивность волны сферической

Для вышеприведенных значений констант / = 9,56 10 . Таким образом, влияние вязкости на ослабление колебаний очень невелико, за исключением случаев звука очень высокой частоты и, следовательно, малой длины волны. Даже для = 10 см расстояние I равно почти 10 км. Когда мы перейдем к рассмотрению волн в трех измерениях, то увидим, что в большинстве случаев влиянием вязкости можно пренебречь по сравнению с уменьшением интенсивности вследствие сферического расхождения. Интересно, однако, отметить, что существует физический предел частоты колебаний, могущих распространяться на значительные расстояния. [c.239]

Чтобы проиллюстрировать действие бокового обтекания газа вокруг поверхности сферы от полушария, движущегося в данный момент наружу, к полушарию, движущемуся внутрь, на ослабление интенсивности волн с расстоянием, можно вычислить величину энергии, которая была бы излучена в отсутствие бокового обтекания. Для этой цели мы предположим (по Стоксу) наличие большого количества неподвижных перегородок, идущих от поверхности сферы по радиусу. В каждой из образованных таким образом узких конических трубок движение будет носить такой же характер, как и. в случае сферически симметричных колебаний. Постоянная радиальная скорость С С08 М на поверхности сферы будет эквивалентна простому источнику с производительностью соз Ш, [c.302]

Описанный радиометр отличается известной сложностью конструкции. Поэтому в тех случаях, когда не требуется высокая точность измерений и нет необходимости в широком диапазоне измеряемых давлений, могут быть использованы более простые конструкции. В наших исследованиях нашли применение миниатюрный сферический радиометр [15] и плоский радиометр [29]. Миниатюрный сферический радиометр имел диаметр сферы 0,9 мм и чувствительность 0,009 вт/см на одно деление микроскопа. Когда необходимо было измерять среднюю по сечению ультразвукового пучка интенсивность волн, использовался сферический радиометр с диаметром сферы 6,3 мм (чувствительность 0,015 вт/см на одно деление микроскопа) и плоский радиометр с диаметром диска 1,5 см [29] (чувствительность 0,011 вт/см на одно деление микроскопа). [c.357]

Из (7.2) — (7.4) следует, что в направлении строго назад (К = 0) средняя интенсивность отраженной сферической волны возрастает по сравнению с распространением в однородной среде на величину, определяемую относительной дисперсией интенсивности сферической волны а/, = 5/, 40). [c.165]

Отсюда следует, что в условиях сильных флуктуаций интенсивность отраженной сферической волны может более чем в 2 раза превышать соответствующее значение интенсивности в однородной среде. В соответствии с поведением Вх з при Р 1 (см. [c.168]

Пусть рассеяние происходит в условиях слабых флуктуаций.-В этом случае при Хп Хк выражение для относительной дисперсии интенсивности отраженной сферической волны имеет вид [c.181]

В области сильных флуктуаций результаты, полученные для коэффициента пространственной корреляции интенсивности отраженных волн [11, 47], сводятся к следующему. Если падающая волна сферическая, а отражатель точечный, то в зависимости от [c.191]

Рис. 7.12. Коэффициент корреляции сильных флуктуаций интенсивности отраженной сферической волны

Если отражение происходит от безграничного зеркала, то формулы для коэффициента корреляции интенсивности отраженной сферической волны имеют вид [c.193]

Как следует из формул (12.52) и (12.53), пучок лучей испускается точечным источником или сходится в точку, а волновые поверхности — концентрические сферы. При О или Т 2 О (в центре кривизны волновых поверхностей) интенсивность обращается в бесконечность. Рассмотрим, учитывая это свойство, всевозможные лучи пучка. Такое рассмотрение приводит к выводу, что интенсивность волны обращается в бесконечность на двух поверхностях, являющихся геометрическим местом всех центров кривизны волновых поверхностей. Эти поверхности являются каустиками. Они являются геометрическими огибающими системы лучей , т. е. в рамках геометрической оптики поле за каустикой равно нулю — лучи за нее не проникают. В рассмотренном случае лучей со сферическим волновым фронтом обе каустические поверхности сливаются в одну точку — фокус. [c.254]

Этим же эффектом объясняется относительная малость флуктуаций сферической волны по сравнению с плоской — неоднородности, непосредственно примыкающие к источнику, не вызывают флуктуаций интенсивности волны. [c.260]

Акустическая интенсивность в сферических волнах [c.45]

Решение. Исходим из выражения для интенсивности затухающей сферической волны / ехр(-2рг) (см,(9,1)). Относительное уменьшение интенсивности сферической волны вследствие ее расхождения на отрезке пути Дг равно [c.24]

Интенсивность звука сферической звуковой волны с удала-нием от источника уменьшается обратно пропорционально квадрату расстояния [c.39]

При падении на сферу поперечной волны колебания разных участков ее фронта имеют различную ориентацию относительно поверхности сферы. Их можно разложить на вертикально и горизонтально поляризованные колебания, дифракция которых осуществляется по разным законам. Интенсивные волны обегания характерны лишь для вертикально поляризованных колебаний, доля которых для сферического объекта меньше, чем для цилиндрического. [c.52]

Хотя звуковое давление является важнейшим для нас параметром звукового поля, все же представляет интерес также и интенсивность волны. Для плоских и сферических волн она связана со звуковым давлением или со смещением частиц следующим соотношением [c.28]

Такая реакция среды на импульсы давления, возникающие в ее объеме, становится понятной, если учесть специфику излучения упругих волн сферическими источниками малых размеров. Наиболее интенсивно излучаются частотные составляющие, для которых реактивная компонента импеданса излучения обращается в нуль. Остальные составляющие создают локальное поле вблизи источника. Поэтому частотный спектр сигнала вне пределов указанного поля сгущен около некоторой частоты, определяемой размерами полости и физическими параметрами среды, что и приводит к колебательному характеру изменения сигнала. [c.178]

Первая теория рассеяния света была разработана Рэлеем в 1889 г. Он, рассматривая задачу распространения естественного света в сплошной среде с вкрапленными в нее частицами сферической формы, размеры которых малы по сравнению с длиной волны света и диэлектрическая проницаемость е отлична от диэлектрической проницаемости сплошной среды, получил следующее выражение для интенсивности рассеянного света [c.307]

Аналогичные отклонения наблюдаются и при использовании УКВ. В частности, отчетливую дифракционную картину можно получить при дифракции УКВ-излучения на крае какого-либо экрана, но распределение интенсивности оказывается отличным от рассчитанного для сферического волнового фронта, так как установка с клистроном излучает волну, более похожую на плоскую, чем на сферическую, что следует учитывать при обсуждении этого простого и эффектного опыта. [c.267]

Точечный источник, излучающий сферическую волну, находится на расстоянии I от твердой (полностью отражающей звук) стенки, ограничивающей заполненное жидкостью полупространство. Определить отношение полной интенсивности излучаемого источником звука к интенсивности излучения, которое имело бы место в неограниченной среде, а также зависимость интенсивности от направления на больших расстояниях от источника. [c.405]

Сферическое распространение звукового импульса сжатия должно сопровождаться, как и в цилиндрическом случае, следующим за сжатием разрежением (см. 70). Поэтому и здесь должны образоваться два разрыва (сферический одиночный импульс может, однако, иметь задний фронт и тогда во втором разрыве V возрастает скачком сразу до нуля) ). Тем же способом найдем предельные законы возрастания длины импульса и убывания интенсивности ударной волны [c.541]

Рэлей произвел расчет интенсивности света, рассеянного на сферических частицах, размеры которых малы по сравнению с длиной волны падающего света (1899 г.), и нашел, что для первоначального естественного света интенсивность рассеянного света равна [c.581]

Известно, что затупленную поверхность можно считать оптимальной с точки зрения теплообмена, однако при этом затупленный носок испытывает наиболее интенсивное тепловое воздействие. В связи с этим здесь отражены вопросы, связанные с определением теплового (конвективного и радиационного) потока к затупленным носовым частям тел различной конфигурации (сферический носок, плоский торец). Приведены примеры расчета, в которых дана оценка влияния завихренности потока за криволинейной ударной волной на теплопередачу. Кроме того, ряд вопросов и задач посвящен расчету равновесной температуры поверхности летательных аппаратов в различных газодинамических условиях, в том числе и с учетом влияния диффузии в пограничном слое. [c.670]

Пример 6.5.2. Определить положение и форму ударной волны перед проницаемой сферической головной частью, обтекаемой потоком воздуха с числом = 5,03 при интенсивности вдува (р1 )вд "= 0.5 радиус сферического носка = 0,5 м. [c.417]

Пусть А — источник сферической волны (рис. 144), 5 — волновой фронт в некоторый момент времени. Найдем интенсивность волны в точке В с помощью принципа Гюйгенса — Френеля. Для решения разобьем поверхность М на кольцеобразные зоны такого размера, чтобы расстояния от краев 5оны до В отличались на Х/2. Обозначая МоГ ь - границы зон, запишем это условие в виде [c.208]

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]

Наличие разности фаз между давлением и скоростью в сферической волне приводит к особенностям в выражениях для ее интенсивности. Интенсивность волны можно вычислить как среднюю работу, совершаемую силами акустического давления на единичной поверхности за едии1щу времени, т. е. I = А — pv. Мы имеем i = Pmaxo/(фo o OS р) OS (ut — kr — )] [c.204]

Мы говорили о том, что рассеянные атомом волны сферически симметричны и амплитуда их спадает обратно пропорционально расстоянию от об-ьекта г. Кроме того, нужно учесть, что амплитуды вторичных волн пропорциональны амплитуде начальной, а значит и рассеянная интенсивность пропорциональна начальной [c.18]

Ударные волны. Сходящиеся ударные волны подробно изучены теоретически и во многих случаях обнаружена неограниченная кумуляция. По этим вопросам опубликовано много работ, асимптотика для детонационной волны перед фокусировкой была впервые изучена Л. Д. Ландау и К. П. Станюковичем и описана последним в его докторской диссертации, а также в статье (1945) и в книге (1955). Интенсивность волны оказалась неограниченно растущей, откуда видно, что взрывчатые свойства материала перестают играть роль (концентрация энергии к волне сильно превосходит калорийность взрывчатки) и, следовательно, решение описывает сходящиеся волны не только детонационные, но и ударные. Эти работы положили начало изучению нового класса движений, для которых показатели степени в решениях вытекают не из размерностей определяющих величин, как, например, в широко известном решении Л. И. Седова (1944), а из условий прохождения особых точек дифференциальных уравнений задачи. Это же обстоятельство было обнаружено и описано Г. Гудерлеем (Luftfahrt-Fors hung, 1942,19 9, 302—312), работа которого стала известна у нас лишь через несколько лет после войны. В дальнейшем было поставлено и решено множество подобных задач, одна из которых подробно описана в 4 настоящего обзора (сферический пузырек в сжимаемой жидкости). [c.323]

Интенсивность в сферической волне обратно пропорциональна квадрату расстояння от источника. Но интенсивность связана со звуковым давлением в сферической волне соотношением = р 1 рс), здесь рс — волновое илн удельное акустическое сопротивление среде, представляющее собой произведение плотности среды р на скорость звука с в ней. Для воздуха при 20° С н 760 мм рт. ст. рс=415 кг/(с-м ). [c.13]

Характер изменения звукового давления (или интенсивности) волны вдоль акустической оси преобразователя, под которой понимают перпендикуляр к излучающей поверхности диска, проходящей через его центр, является сложным. В ближней зоне звуковое давление меняется немонотонно, достигает максимального значения при г а затем в дальней зоне монотонно убьшает. В дальней зоне в пределах углового сектора 20 звуковое давление уменьшается по направлению от акустической оси к периферии. Изменение поля в зависимости от угла между направлением луча и акустической осью изображают в виде диаграммы направленности (рис. 4.8). За единицу принимают амплитуду звукового давления р на оси излучателя. В дальней зоне диаграмма направленности не зависит от расстояния до излучателя. При размерах излучателя, меньших длины волны, от него распространяются сферические волны, излучение будет ненаправленным. Наоборот, если размеры излучателя больше длины волны, излучаемая энергия концентрируется преимущественно в направлении акустической оси. [c.100]

Диффузия света впервые была исследована Милном в связи с задачей о прохождении света в межзвездном пространстве, получившей название задачи Милна [102, 5561. Интенсивность рассеивания одиночной сферической частицей падающего излучения, имеющего вид бесконечных плоских волн, была вычислена при помощи волнового уравнения Максвелла по методу, известному под названием теории Ми [114]. Рассеяние характеризуется совместным действием эффектов отражения, преломления, дифракции и передачи энергии излучения рассматриваемой частицей. [c.237]

Первый член представляет собой расходящуюся волну, распространяющуюся во все стороны из начала координат. Второй же член есть волна, сходящаяся к центру. В отлачие от плоской волны, амплитуда которой остается постоянной, в сферической волне амплитуда падает обратно пропорционально расстоянию до центра. Интенсивность же волны, определяющаяся квадратом амплитуды, обратно пропорциональна квадрату расстояния, как и должно было быть, поскольку полный поток энергии в волне распределяется по поверхности, площадь которой р стет про-иорционально г . [c.379]

В неограниченной же среде мы имели бы чисто сферическую волну с полным потоком энергии 2лрй(В. Таким обря ом, искомое отношение интенсивностей равно [c.405]

Определить интенсивность второй гармоннки, возникающей в монохроматической сферической волне благодаря исканчснию ее профиля. Решение. Написав волну в виде rv = А o .(kr — мы можем учесть искажение в первом приближении, прибавив (5/- к л в правой стороне равенства и разлагая по степеням бл. Это дает с помощ1>ю (102,11) [c.542]

Рассеяние рентгеновских лучей атомом. Атомный фактор. Ясно, что интенсивность рентгеновских отражений должна быть про-лорциональна рассеивающей способности атома в кристаллической решетке. Рентгеновские лучи — электромагнитные волны — рассеиваются электронными оболочками атомов. Падающая на атом плоская монохроматическая волна возбуждает в каждом его элементе объема dv элементарную вторичную волну. Амплитуда этой рассеянной волны, естественно, пропорциональна рассеивающей способности данного элемента объема, которая, в свою очередь, пропорциональна /(r)dv, где U г) —выражаемая в электронах на функция распределения электронов вдоль радиуса г, от- считываемого от центра покоящегося атома со сферически симметричным распределением в нем электронной плотности, простирающимся от О до оо. Расчеты, проведенные в предположении о сферической симметрии атома, т. е. о сферической симметрии функции и (г), приводят к выражению для амплитуды суммарной волны, рассеиваемой атомом [c.42]

Формуда (бО.б) одинаково применима для плоских и сферических звуковых волн. Если не учитывать поглощения звука средой, то в случае плоских волн интенсивность звука нс должна изменяться с расстоянием. В сферических волнах амплитуды смещения частиц среды, их скорости и звукового давления убывают как величины, обратные первой степени расстояния от источника звука. Поэтому в случае сферических волн интенсивность звука убывает обратно пропорционально квадрату расстояния от источника зву1Щ. [c.228]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...