Маха число акустическое

Вместе с тем это ограничивает акустические числа Рейнольдса только снизу (они должны быть большими, чем числа Маха). Ограничений акустических чисел Рейнольдса сверху в теории пограничного течения, по-видимому, нет, если амплитуда колебательного смеш ения в волне многа меньше характерных размеров тела. При амплитуде смеш,ения, сравнимой с размерами тела (как было показано в работе [25], где была определена скорость вблизи круглого цилиндра с учетом членов до 4-го порядка малости), характер возникающего течения может отличаться не только количественно, но и качественно. На рис. 9 показан характер течения в стоячей волне вблизи цилиндра радиуса а при отношении амплитуды смещения радиусу а, равном 0,1 линии тока рассчитаны с учетом членов 4-го порядка. Все остальные условия такие же, как и на рис. 8. Вблизи плоскости ф = 75-4-80° к поверхности цилиндра подходит внешний вихрь, в то время как вихри пограничного слоя перемещаются блинке к полярным областям (ф = О и 180°) и изменяют свою форму. Качественно такое изменение характера вихрей при увеличении интенсивности звука наблюдалось экспериментально [30]. [c.108]

Вывод о парадоксальном влиянии акустических свойств газа и малого числа (Маха) М на оттеснение жидкости газом есть следствие только обработки экспериментов в виде (7.8.10). Этот вывод отражает не существо дела, а относится лишь к параметру 18 [c.263]

Таким образом, ударную волну можно рассматривать как усилитель и генератор возмущений. В самом деле, акустические волны усиливаются, проходя через ударную волну. Градиент плотности внутри неоднородности возрастает при распространении по ней ударной волны. Вследствие того что число Маха возмущенной ударной волны изменяется, появляется энтропийное возмущение (область, в которой энтропия переменна). [c.59]

Колебания с малой амплитудой являются акустическими колебаниями. Возмущения плотности, давления, скорости в акустических волнах малы по сравнению с соответствующими параметрами в невозмущенном состоянии. Граница акустических колебаний определяется акустическим числом Маха, которое выражается отношением амплитуды колебания скорости Ды к местной [c.11]

Немаловажно, что преобразование имеет в основном математический характер. В частности, оно не учитывает влияния на характеристики течения уровня акустической энергии, появляющейся в турбулентном потоке при гиперзвуковых скоростях. Возникающие при этом безвихревые пульсации создают звуковое давление, увеличивающееся с ростом числа Маха. Не ясно, каким образом эти пульсации усложняют ноле течения при очень боль-щих числах Маха и как они изменяют количество движения в пограничном слое. [c.435]

Рассмотрим результаты экспериментального исследования влияния продольного акустического возбуждения турбулентной струи при различной степени начальной турбулентности потока [2.62]. Схема сопла, акустических излучателей и турбулизирующих сеток показана на рис. 2.18. На рис. 2.19 показаны профили скорости и интенсивности турбулентности в выходном сечении сопла при о = 1Д5 0,5 3 и 5%. Эксперименты выполнены при числах Маха Мо = 0,05 - 0,35, начальном ламинарном пограничном слое Я и 2,4, о = 1,15%) и начальном турбулентном пограничном слое (Я и 1,6, о = 0,15 - 5%). На рис. 2.20 приведены зависимости u/u- = = Fi(St5, -o) для чисел Маха Мо = 0,15 и 0,3 при x/d = 9 и уровне возбуждения L = 130 дБ. [c.63]

Приводимые ниже зависимости заимствованы из работ [2.50,2.51], в которых анализ влияния числа Маха и температуры истечения основываются на рассмотрении зависимости локального числа Маха в фиксированной точке на оси струи (x/d = 9) от числа Струхаля при отсутствии и наличии продольного акустического возбуждения. [c.83]

Исследовалось влияние акустического возбуждения на горячие струи [3.17] с температурой до 900 К и числах Маха Мо = 0,47. В этом случае, как и для холодных струй, при низкочастотном возбуждении, происходит усиление собственного широкополосного шума струи (рис. 3.12), при высокочастотном - его ослабление (рис. 3.13). В то же время отмечаются некоторые различия в реакции горячих и холодных струй на возбуждающий низкочастотный акустический сигнал. Первоначально горячая струя "возбуждается"легче, чем холодная, т.е. при более низких уровнях воздействующего сигнала. Однако, в дальнейшем горячая струя реагирует на увеличение уровня воздействующего звука более медленно, чем холодная. Эти выводы наглядно иллюстрируются данными, представленными на [c.120]

В работе [В.120] приводятся результаты измерений импульсного шума вертолета в полете. Выделены три четко различаю-ш,ихся типа импульсного шума, которые характеризуются разными зависимостями изменения звукового давления по времени. К первому типу отнесены серии импульсов повышения давления, обнаруживаемых при различных скоростях полета и зависящих от скорости снижения вертолета. Эти импульсы возникают, по-видимому, при взаимодействии лопасти с вихрем. Импульсный шум второго типа — это импульсы разрежения с направленностью, имеющей максимум в плоскости вращения. Амплитуда таких импульсов быст к) возрастает с увеличением скорости полета вертолета, при максимальной скорости они доминируют в записи кривой акустического давления. Эти отрицательные импульсы, зависящие от числа Маха, связаны с проявлениями сжимаемости. При больших скоростях имеет место узкий пик давления, за которым немедленно следует пик разрежения — это импульсный шум третьего типа. В работе делается также вывод, что суждение о возникновении и силе хлопков лопастей на основе измерений в кабине может быть ошибочным. Дополнительная информация по этому вопросу имеется в работе [S.26]. [c.868]

Указанные ранее существенно нелинейные эффекты в линейном приближении просто не могут быть получены, соответствующие решения для линейной среды с. линейными уравнениями движения обращаются в нуль. Этого нельзя сказать о квадратичных величинах они имели бы конечное значение и в линейном приближении, если бы не возникали сомнения в корректности такого определения квадратичных величин. Можно говорить о необходимости продолжения решения всех без исключения задач линейной акустики в нелинейную область, однако эта необходимость кажется особенно острой при определении квадратичных величин. В случае квадратичных ве,личин даже в линейной акустике необходимо знать величины второго порядка малости (относительно, скажем акустического числа Маха, представляющего собой отношение амплитуды скорости смещения в волне к скорости звука). [c.12]

Очевидно, что степень проявления нелинейных эффектов в данной среде зависит от амплитуд взаимодействующих волн и поэтому должна зависеть от акустического числа Маха М = fo/ o, где fo — амплитуда скорости смещения в волне, Со — скорость звука в невозмущенной [c.52]

Особенности нелинейных искажений формы профиля волны и взаимодействия волн в существенной мере зависят от вязкости среды, точнее, от отношения инерционных сил к вязким, т. е. от числа Рейнольдса. При больших числах Рейнольдса среда может рассматриваться как невязкая (за исключением таких вопросов, как ширина фронта волны, поглощение волн и некоторые другие). В невязкой среде волна рано или поздно, в зависимости от акустического числа Маха, перейдет к волне пилообразной формы даже в таких неблагоприятных для образования, разрыва условиях, как условия сферической расходимости. При малых числах Рейнольдса, когда вязкость среды играет существенную роль, диссипативные процессы препятствуют искажению формы профиля волны. При очень малых числах Рейнольдса с нелинейными искажениями практически можно не считаться. [c.53]

Таким образом, адиабатическое течение инвариантно относительно преобразования (2.1) при равных местных числах Маха M—vj и числах Е = р/дс . При инвариантности относительно (2.1) и (2 2) граничных и начальных условий равенство М м Е ъ различных средах может рассматриваться как условие подобия течений или, в частности, акустических волн. [c.55]

Выше были рассмотрены случаи течения около препятствий. Основным параметром, определяющим характер течения, были акустические числа Маха и Рейнольдса Re ав y oVv. При этом решения были различными для боль- [c.222]

Считая sin ащ 1, получим для предельного акустического числа Маха [c.365]

Таким образом, для обычных сферических концентраторов акустические числа Маха не превышают десятые доли единицы ). Строго говоря, эта оценка приближенна, так как при vo oo не пригодно акустическое приближение концентратор перестает в этом случае выполнять свои функции, ибо амплитуда скорости на поверхности сферы больше амплитуды в фокусе. [c.365]

Если М = Ро/Ро - акустическое число Маха, где Ро - амплитуда возмущения плотности, то отнощение кубичного члена в (1.26) к линейному порядка (7-1)(7-2)М"/6, но М в акустике редко превышает значение Ю"" . [c.183]

В работе Е.А. Заболотской [1977] приведена следующая численная оценка. При объемной концентрации пузырьков N 0 = 10" , имеющих резонансную частоту о)о/2я = 20 кГц, и выборе частоты накачки соу = = 1,5о)о и, следовательно, рассеянной (стоксовой)волны СО2 = СО1 -соо = = 0,5о)о из (4.7) получим (принимая/= 0,1о)о),что пороговая интенсивность накачки в воде Л 10 Вт/см (т.е. акустическое число Маха порядка 10 ). Если интенсивность накачки /1 много больше пороговой, то из (4.7) следует оценка инкремента в 0,3/1 см , если /1 выражено в Вт/см. Отсюда видно, что при Л 1 Вт/см и более расстояние, на котором рассеянная волна существенно нарастает, оказывается-порядка сантиметров. Длина рассеянной волны в воде 15 см, так что при этих условиях формула (4.4) может служить в лучшем случае для оценки. [c.197]

В заключение оценим предельно возможное значение к. п. д. газоструйного излучателя Гартмана, считая что вся кинетическая энергия струи за скачком преобразуется в акустическую энергию. Из формулы (55) или графиков, представленных на рис. 40, б, видно, что для реально применяемых в излучателях числах Маха эта величина лежит в пределах 20—45 %, причем большие величины п соответствуют меньшим значениям Очевидно, что достичь такого теоретического значения к. п. д. на практике невозможно, так как в формуле (55) не учитывалось внутреннее трение в газе, трение газа о стенки резонатора и потери энергии при отражениях от дна резонатора и скачка уплотнения. [c.66]

Описанные излучатели позволяют получать интенсивности порядка тысячи ватт на квадратный сантиметр. При этом в центре фокального пятна, если отсутствует кавитация, развиваются звуковые давления с амплитудой 50—60 атм. Несмотря на внушительность этих цифр, они еще очень далеки от предельных. Критерием здесь может быть акустическое число Маха, соотношение между колебательной скоростью и скоростью распространения звуковых волн с, равной для воды 1,5-10 см сек. Элементарный подсчет, выполненный по формуле (9а), показывает, что для угла раскрытия, близкого к я/2 (это, как было показано выше, соответствует максимуму усиления по интенсивности), можно написать [c.192]

Решение, как это видно из предыдущего, должно зависеть от числа Маха и от нелинейного параметра уравнения адиабаты. То обстоятельство, что для жидкостей Г несзщественно зависит от индивидуальных свойств жидкостей (см. табл. 4, стр. 166), так же как для идеального газа у несущественно завпсит от индивидуальных свойств газа, позволяет при отыскании решения пользоваться в качестве параметра только одним числом Маха. Максимальные акустические числа Маха, достигнутые в настоящее время, составляют для воздуха 0,3—0,1 [4, 5], для воды 10 [6]. Это рекордные величины, обычно же даже при достаточно мощных звуках числа Маха в газах не превышают 10 , в жидкостях 10 —10 . Поэтому при всех достижимых в настоящее время интенсивностях звука и ультразвука Ж < 1, что позволяет искать решение нелинейных уравнений гидродинамики в виде разложения но этому малому параметру. Принципиально метод малого параметра позволяет найти решение со сколь угодно большой степенью точности. Практически, однако, получающиеся ряды сходятся быстро при Ж 1 и при расстояниях, малых по сравнению с расстоянием образования разрыва, и только в этих случаях сравнительно просто может быть найдено решение с достаточной степенью точности. [c.56]

При значительном возрастании интенсивности звуковых волн в их поле заметнее проявляются различные нелинейные эффекты , нарушается принцип суперпозиции и возникает взаимодействие волн, приводящее к появлению комбинационных тонов изменяется форма волны, спектр её обогащается высшими гармониками и соответственно растёт поглощение становятся заметными постоянные силы (см. Давление звукового излучения) и постоянные потоки вещества (см. Акустические течения) при достижении нек-рого порогового значения интенсивности УЗ в жидкости возникает кавитация. Для математич. описания волн большой интенсивности приближения линейной акустики уже недостаточны, в ур-ниях звукового поля необходим учёт членов высшего порядка. Критерием применимости аппарата линейной акустики и возможности пренебрежения нелинейными эффектами является для плоских волн малость акустич. Маха числа М < 1, где М vie, V — колебательная скорость частиц в волне, с — скорость её распространения. [c.10]

Аэродинамические и акустические параметры, характеризующие начальные условия истечения дозвуковых затопленных и спут-ных турбулентных струй. В общем случае начальные условия истечения характеризуются распределением в выходном сечении сопла средней скорости, температуры, энергии и масштаба турбулентности. Применительно к затопленным струям с почти равномерным распределением перечисленных параметров по сечению (вне пограничного слоя на срезе сопла) для характеристики начальных условий истечения используются следующие параметры Re = uadju - число Рейнольдса, Мо = щ/а - число Маха, То/Тоо - степень неизотермичности, = и /uq - степень турбулентности в центре выходного сечения сопла, <5q и бо и Я = 6 /во - толщина вытеснения, толщина потери импульса и формпараметр пограничного слоя в выходном сечении сопла. К начальным условиям истечения относится также режим течения в пограничном слое в выходном сечении сопла (ламинарный, переходный, турбулентный). В ряде случаев представляется также существенным знание масштаба турбулентности, а также наличия вибраций сопла - продольных и поперечных, их величина и спектры. Характеризуются они величиной вибрационного ускорения, которая измеряется специальными вибродатчиками. [c.35]

Таким образом, акустическое гармоническое возбуждение турбулентной струи при сравнительно малых амплитудах является эффективным средством управления ее статистическими характеристиками. В настоящей главе рассматривается реализация такого управления при различных начальных условиях истечения (уровня возбуждения, режима течения в начальном пограничном слое, начальной турбулентности потока, модового состава акустических возмущений, числа Маха истечения, степени неизо-термичности струи, влияния отклонения формы управляющего сигнала от гармоничности и др.). [c.56]

Экспериментальные исследования показали, что при низкочастотном акустическом возбуждении струи эффект интенсификации смещения усиливается с ростом уровня возбуждения. Однако после достижения некоторого предельного уровня возбуждения (u /uq = 1,25%) наступает насыщение, и дальнейщее увеличение этого уровня мало сказывается на характеристиках струи. Этот вывод был впервые обоснован в работе [2.64], а затем подтвержден в более обстоятельном исследовании [2.61]. В этой работе опыты проводились со струей, истекающей из сопла диаметром d = = 0,088 м при числах Маха истечения Мо = 0,2 0,3 и 0,54, числе Струхаля Sts = fsd/uo = 0,5 и уровнях продольного акустического возбуждения u /uq = о - 2% пограничный слой на срезе сопла был турбулентный Н к, 1,6), начальная турбулентность потока в центре выходного сечения сопла о = 0,3%. На рис. 2.11 представлены зависимости Um/uo = Fi x/d) и u /uo = F2 x/d) при фиксированных значениях Мо = 0,2, Stj = 0,5 и разных значениях u /uq = 0-1,25%, которые иллюстрируют эффект насыщения [2.61]. [c.56]

При низкочастотном акустическом возбуждении струи (St < 1) Мур визуализировал поток и показал, что при частоте St , = 0,35 происходит су-шественная перестройка когерентных структур в начальном участке струи. На рис.3.5 представлены полученные в работе [3.23] зависимости относительного изменения уровня широкополосного шума от числа Струхаля Stj, при разных числах Маха Мо. Здесь по оси ординат отложено относительное приращение широкополосного шума струи (AL, дБ), достигнутое за счет акустического воздействия, к приращению воздействующего на струю шума чистого тона ALq, дБ). Согласно этим зависимостям с ростом числа [c.116]

Маха истечения Мо = 0,5 до St = 0,15 при Мо = 2,5 [8.16]. Возможно, это отличие обусловлено большей длиной начального участка сверхзвуковых изобарических струй по сравнению с дозвуювыми струями, вследствие чего при сверхзвуковых скоростях истечения возрастает число попарных слияний вихревых структур. При исследовании акустического поля сверхзвуковых изобарических струй было установлено [8.19], что эволюция крупномасштабных упорядоченных структур во многом определяет механизм генерации звука. Максимальные уровни шума, как и в дозвуковых струях, реализуются в направлении, составляющем около 30° с осью струи. [c.202]

При обтекании полости на плоской noBqjXHo TH при определенных условиях возникают автоколебания. Причина их возбуждения состоит в возникновении акустической волны в результате удара вихрей слоя смешения о заднюю кромку полости. Это иллюстрируется сравнением характера пульсаций скорости в слое смешения для двух случаев обтекания обтекания обращенного назад уступа и полости прямоугольного сечения (рис. 10.1). Во втором случае в спеетре пульсаций наблюдаются ярко выраженные дискретные составляющие, что обусловлено наличием акустической обратной связи с возбуждением автоколебаний [10.3]. На характер возбуждения автоколебаний может влиять также то обстоятельство, что для некоторых частот полость может служить акустическим резонатором [10.10]. В результате характеристики автоколебаний определяются геометрией полости, числами Рейнольдса и Маха, режимом течения в пограничном слое перед полостью (ламинарный или турбулентный) и характерной толщиной этого слоя. [c.225]

Рассмотрим теперь несущий винт на режиме установившегося полета вперед с некоторым значением характеристики режима полета Хотя при этом высшие гармоники нагрузок весьма велики и существенно влияют на шум вращения, для изучения влияния продвижения винта вперед на шумоизлучение, временно, ограничимся случаем постоянной нагрузки. Как и ранее, распределим по диску винта систему вертикально направленных акустических диполей, которые теперь будут перемещаться в направлении отрицательной оси х со скоростью, соответствующей числу Маха М = С этой же скоростью будем перемещать и точку наблюдения. Звуковое давление движущегося вертикального диполя определяется формулой [c.847]

Следует здесь сказать, что рассматриваемый случай Re i все-таки относится к акустической области, так как одновременно предполагается, что акустические числа Маха малы. Случай невязкой среды (Re- oo) и малых акустических чисел Маха уже рассмотрен в разделе о невязкой среде. До расстояния образования разрыва пти решения пригодны при 1 после образования разрыва на фронте волны начинают играть существенную роль диссипативные процессы, и для определения структуры фронта они должны приниматься во внимание. Распространение акустических воли при больших числах Re рассматривалось в [8]. Используя то, что при малых числах Маха форма волны в системе координат, двигающейся вместе с волной со скоростью звука, меняется медленно (см. также [9]), можно показать, что уравнения гидро-дииамикп в этом случае сводятся к уравнению теплопроводности. Для скорости в волне (в эйлеровых координатах) можно пол5гчить [c.107]

Подводя итог, можно сказать, что основным фактором, затрудняющим получение больших ультразвуковых интенсивностей с помощью плоских пьезоэлектрических излучателей в мегагерцевой области частот, является электрическая прочность жидкого диэлектрика. Электрическую прочность можно несколько увеличить тщательной очисткой и осушкой диэлектрика, укорочением рабочих экспозиций до нескольких секунд, работой в импульсном режиме, увеличением электрической прочности системы крепления кварца. Эти меры, однако, принципиально не позволяют получить резкого увеличения интенсивности в нефокусированпом пучке. В настоящее время экспериментально получены интенсивности ультразвука, по порядку величины равные предельным [16]. Однако акустические числа Маха для волн от плоских излучателей все-таки остаются много меньшими, чем единица. Существенное увеличение интенсивности ультразвука можно получить, применяя фокусировку. [c.361]

Нелинейные эффекты в акустических полях известны давно. Истоки нелинейной акустики связаны с замечательными достижениями механики сжимаемых сред, которые принадлежат классикам XIX в. В известном смысле классическую нелинейную акустику можно рассматривать как слабонелинейный вариант газо- и гидродинамики, относящийся к волнам малой, но конечной амплитуды, когда акустическое число Маха (характеризующее отношение скорости движения частиц в волне к скорости звука) достаточно мало. [c.3]

Однако исследования слабонелинейных возмущений в сжимаемой среде долгое время были, за немногими исключениями, весьма слабо связаны с классической акустикой, которая занималась звуками музыкальных инструментов, эоловыми тонами, акустическими свойствами помещений, распространением звука в воздухе и воде и другими, сугубо линейными проблемами. Резкий подъем интереса к нелинейным акусгаческим явлениям относится к концу 1950-х годов, и тому были веские причины. С одной стороны, появилась потребность в изучении сильных звуков, возникающих в океане, атмосфере, земной коре при взрывах, работе реактивных двигателей и тд. С другой - появились источники мощного звука и ультразвука, используемые для локации природных сред, диагностики материалов, в технологии, хирургии и других областях. При этом во многих случаях, даже при относительно небольших (по акустическому числу Маха) амачитудах поля, нелинейные искажения могут накапливатмя до существенных величин, поскольку расстояния, измеряемые в длинах волн (а именно такая мера чаще всего определяет величину эффекта), оказываются достаточно большими. [c.3]

Отсюда, в частности, ясен смысл переменной о зто расстояние, нормированное на длину образования Зазрыва. Приведем численную оценку ультразвуковой излучатель с интенсивностью 10 Вт/см" создает в воде (со = = 1,5 -10 м/с, е = 4) поле с амплитудой Vq = 36 см/с или акустическим числом Маха М = 2,4-10 . В такой волне х, = 160Х (X - длина волны). Так, на частоте 1 МГц (X = 1,5 мм) x = 24 см, т.е. речь идет о весьма умеренных расстояниях. [c.36]

В общем случае вы жения типа (2.2) и (2.4), полученные в разд. 2, приходится рассштривать как неявные, поскольку параметры лучевой трубки заранее неизвестны. В предыдущем разделе лучи оставались прямыми просто из-за сферической симметрии. Однако и в более сложных спу<йях дпя неоднородной среды можно пренебречь нелинейными изменениями лучей, учитьшая вместе с тем нелинейные искажения профиля волны [Островский, 1976]. Этот результат может быть получен при формальном построении системы, приводящей к уравнению типа (2.3), но качественные основания для него очевидны. Действительно, нелинейные деформации волны как в продольном, так и в поперечном направлениях на величину порядка длины волны происходят на расстоянии одного и того же порядка Ь , где М — акустическое число Маха. Однако масштаб [c.87]

Сделанные выводы проверялись авторами как с помощью численных расчетов, так и в экспериментах. В эксперименте использовались стальные шарики диаметром а = 4,75 мм (их количество составляло 20 и 40 в разных случаях), помещенные в кварцевую трубку. В данном случае р = 7,8-10 кг/м, Я-2.10 Н/м, 0 = 0,29. При ударном возбуждении на одном конце возмущение в цепочке распадалось на солитоны, параметры которых находились в хорошем количественном соответствии с приведенными вьш1е результатами. Длительности импульсов составили 10—20 мкс, а амплитуды силы сжатия в них — 10-80 Н. Скорости частиц не превьш1али 10 м/с, т.е. число Маха по отношению к скорости звука в стали оставалось малым, так что в известном смысле и здесь возмущения можно считать акустическими. [c.171]

Таким образом, отношение нелинейного члена к линейному в обоих уравнениях Эйлера составляет одну и т) же величину, максимальное значение которой равно отношению амплитуды колебательной скорости i max К скорости звука q. Заимствуя терминологию гидродинамики, в которой отношение скорости потока к скорости звука называют числом Маха, величину i ma / o можно пгзъатъ aKij ti,u4e-ским числом Маха. Согласно соотношениям, приведенным в табл 5, акустическое число Маха [c.67]

Интенсивность ультразвука, игпользуелюго в лабораторной практике для физических измерений, обычно не превышает 0,01 -f ч- 0,1 Вт/см . Таким интенсивностям соответствуют числа Маха порядка 10 - 10" . При этом условие малости амплитуд акустических параметров по сравнению с их средними значениями, т. е. условие [c.67]

Согласно опенкам, выполненным в 4 гл. III, сравнительно вы со кой интенсивности ультразвука / I Вт/см в воде (t max — ГУ 0,1 м/с, 1500 м/с) соответствз ет Ма — 6-10 . При очень большой интенсивности (-100 Вт/см ) акустическое число Маха достигает значения Ю" , которое можно считать предельным для плоских ультразвуковых волн в жидкостях и твердых телах. В газах, благодаря их разреженности, такие числа Маха достигаются при значительно меньших амплитудах, однако слабая эфс )ектив-ность излучения ультразвука в газы не позволяет реализовать в них больших чисел Маха на улр>тразвуковых частотах. Tai.HM образом, неравенство (IV.7) сохраняет силу практически для любых ультразвуковых волн. Тем ие менее, при достаточно высокой интенсивности ультразвука эф( )екты конечной амплитуды ( нелинейные эффекты ) начинают в них отиетливо проявляться, и для анализа [c.67]

Эта величина, естественно, зависит от акустического числа Маха и от нелинейных свойств среды. В табл. 8 приведены значения Л для нескольких интенсивностей ультразвука в двух жидкостях, имеющих одинаковые волновые сопротивления, но существенно различающихся нелинейными свойствами, и в воздухе при нормальных условиях. Там же указаны амплитуды скорости смещений соответствующие им числа Маха, скорость звука Го и плот-гюсть среды Ро в последнем столбце таблицы привеа,ены критические расстояния для двух частот V = Со/(л<А)). Согласно этой таблице, нелинейные искажения в газах при указанных интенсивностях могут достигать значительной величины непосредственно у источника. Однако, покшмо отмеченной уже низкой эффективности излучения ультразвука в газы, в них очень велико поглощение ультразвуковых волн. В жидкостях же, лаже при самых больших числах хМаха [c.78]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...