Поток импульса в в плоской волне

Известно, что распространение световой волны обязательно связано с переносом импульса в пространстве. Распространено мнение, что, подобно световым волнам, звуковые волны также всегда переносят в среднем по времени импульс. Однако при распространении световой волны через поверхность, проведенную перпендикулярно направлению распространения, импульс переносится все время в одном направлении. При распространении же звуковой волны через указанную поверхность поток импульса в течение периода колебаний переносится как в направлении распространения волны, так и в противоположном направлении. Поэто му, хотя в каждый момент времени и имеется поток импульса в ту или иную сторону, будет ли поток импульса отличен от нуля в среднем по времени, еще неясно. Мы покажем, что плоские звуковые волны, распространяющиеся в неограниченном пространстве, в среднем по времени импульса не переносят [60]. [c.68]

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]

Этот тензор плотности потока импульса в свободном поле плоской волны был получен Бриллюэном [3] как следствие применения к волновому полю метода адиабатических инвариантов Больцмана — Эренфеста. Компоненты вектора радиационной силы определяются из (5.9) по [c.183]

Покажем, что для неограниченной плоской волны рэлеевское давление в свободном пространстве совпадает с компонентой Т тензора плотности потока импульса с точностью до величин второго порядка малости. Для этого воспользуемся приближенным переходом от эйлеровых к лагранжевым координатам (1.45) тогда компоненту тензора плотности потока импульса получим в виде [c.186]

Рассмотрим, как н прежде, случай плоских волн, распространяющихся вдоль оси Л-. Средний во времени тензор плотности потока импульса в этом случае б дет иметь следующий вид [c.106]

Отметим, что плотность потока импульса вдоль оси х (случай, соответствующий распространению плоской звуковой волны, о чем будет идти речь в 2 гл. 2), вызванного внутренним трением, будет, согласно (2.2) и (2.3), определяться таким выражением [c.15]

ДАВЛЕНИЕ ЗВУКОВОГО ИЗЛУЧЕНИЯ (радиационное давление, давление звука) — среднее по времени избыточное давление на препятствие, помещённое в звуковое поле. Д. з. и. определяется импульсом, передаваемым волной в единицу времени единице площади препятствия. Поскольку плотность потока импульса есть тензор, Д. з. и. имеет тензорный характер, что проявляется, в частности, в зависимости Д. 3. и. от ориентации препятствия относительно направления распространения звуковой волны. Теоретически наличие Д. з. и. было установлено Дж. У. Рэлеем в 1902. Он показал, что Д. 3. и. Р на полностью отражающую звук плоскую поверхность прп нормальном падении на неё плоской волны определяется с точностью до членов 2-го порядка включительно ф-лой [c.99]

Определим теперь радиационное давление, оказываемое плоской звуковой волной на границу раздела двух сред, когда направление распространения волны перпендикулярно к поверхности раздела. Давление звука на поверхность раздела равно разности потоков импульса через две неподвижные поверхности, расположенные параллельно границе раздела с двух сторон от нее. При этом следует иметь в виду, что в первой среде, наряду с падающей волной, распространяется отраженная волна, а во вторую среду проходит преломленная волна. Связь между волнами определяется граничными условиями, заключающимися в равенстве на поверхности раздела давлений и нормальных к поверхности проекций скоростей [c.64]

Этот результат соответствует случаю аг 1. Если аг — 1, то р -т. е. в этом случае при вычислении плотности потока импульса необходимо учитывать в исходных уравнениях диссипативные члены. Тем более это необходимо делать при аг > 1. При стремлении 2аг оо, / (2аг) О (рис. 1), т. е. в пределе мы получаем результат, соответствующий плоским волнам. Таким образом, вопрос о том, можно ли в рассматриваемом участке считать волну плоской, должен решаться в зависимости от величины аг. [c.71]

С позиций квантовой механики Яо является оператором кинетической энергии относительного движения пары частиц их приведенная масса считается равной 1/2, постоянная Планка Й = 1 q x)—потенциальная энергия взаимодействия частиц Я—оператор полной энергии. Плоская волна ехр(г < р,х >) описывает в этой картине поток частиц с импульсом р = падающий на рассеивающий центр плотность потока равна здесь скорости у = 2 р . Вдали от центра рассеянные частицы описываются суммой второго и третьего слагаемых в правой [c.15]

Если волна распространяется вдоль оси х, то отлична от нуля только компонента Па,д, = . Таким образом, в рассматриваемом приближении в плоской звуковой волне имеется средний поток только лг-компоненты импульса, причём переносится он в направлении оси х. [c.311]

Наряду с вязкостью и теплопроводностью диффузия влияет на структуру фронта ударной волны. Чтобы описать эту структуру, следует составить уравнения плоского стационарного режима, подобно тому как это было сделано в 2, при рассмотрении вязкого скачка уплотнения. Уравнения сохранения массы и импульса, первое и второе из уравнений (7.3), остаются, очевидно, без изменений (под ц теперь следует понимать коэффициент вязкости смеси). В уравнение сохранения энергии (третье из уравнений (7.3)) нужно добавить молекулярный поток тепла, связанный с диффузией, и вместо молекулярного потока, обусловленного теплопроводностью S, писать сумму 5 -f- В систему уравнений теперь войдет диффузионный поток i, которому пропорционален поток тепла q, т. е. войдет новая неизвестная функция, концентрация а. Поэтому к системе должно быть добавлено еще одно уравнение. Это — уравнение непрерывности (сохранения массы) одного из компонентов (при наличии уравнения непрерывности для всей массы газа сохранение второго компонента обеспечивается автоматически). [c.375]

До сих пор мы говорили об акустических течениях под действием ланжевеновского радиационного давления, обусловленного поглощением ультразвуковых волн и изменением их импульса в вязкой среде. Однако из анализа, приведенного в предыдущем параграфе, вытекает, что акустические течения при определенных условиях моГут возникать и в недиссипативной среде. В частности, средняя по времени скорость смещения частиц среды в поле плоских волн конечной амплитуды может быть отличной от нуля. Правда, это не всегда означает наличие направленного стационарного потока среды. Например, в поле волн с бесконечно протяженными фронтами такой поток невозможен в силу закона сохранения массы постоянная составляющая скорости смещения при этом компенсируется отличной от нуля постоянной составляющей акустического давления или плотности. В случае же ограниченного ультразвукового пучка, контактирующего с невозмущенной жидкостью, рэлеевское радиационное давление в пу чке может вьнывать циркулярные токи нелинейного происхождения. Существование таких су губо нелинейных акустических течений было, в частности, подтверждено экспериментально [42]. [c.122]

При измерении интенсивности поля радиометром отрицательное действие оказывает явление акустического ветра. В случае же одномерного плоского звукового поля плотность потока импульса в направлении распространения волны постоянна [см. (97)]. Даже при наличии акустического ветра этот результат сохраняется в областях, где движение можно считать одномерным плоским. Это позволило Боргнису [32] сделать вывод, что радиационное давление на полностью поглощающее звук препятствие в этом случае не зависит от расстояния между источником [c.81]

Поток импульса в бегуньей волне давление электромагнитного излучения. Когда электромагнитное излучение поглощается без отражения веществом, последнему передается энергия W, а также импульс (вдоль направления распространения). покажем, что величина передаваемого импульса равна Wj . Если пучок отражается на 180° от зеркала (без какого-либо поглощения), то зеркалу передается удвоенное значение иьЛтульса, равное 21Г/с. Таким образом, излучение оказывает давление на предметы, которые поглощают илн отражают его. Это давление называется давлением излучения. Бегущей электромагнитной плоской волне с энергией W соответствует импульс Р, равный [c.324]

В качестве примера рассмотрим тензор плотности потока импульса во BToipoM приближении в плоской волне, распространяющейся в направленип оси х. Средний по времени тензор плотности потока импульса имеет вид [c.182]

Термодинамическую теорию детонации, основанную на теории ударных волн, создали В. А. Михельсон (1893), Д. Л. Чепмен (1899) и Э. Жуге (1904) . Выбирая систему координат, в которой плоский фронт детонационной волны покоится, обозначая величины, относящиеся к несгоревшему газу, индексом О и оставляя без индексов величины, характеризуюшде продукты сгорания, запишем условия непрерывности потоков вещества, импульса и энергии при переходе через фронт детонации в виде [c.373]

Возникает вопрос можно ли теперь эту onst приравнять нулю, удовлетворяя условию отсутствия поля в невозмущенной среде Казалось бы да, что означало бы отсутствие потока импульса, а значит и радиационного давления, в плоских звуковых полях. Однако экспериментальные работы Альтберга, Зернова и других авторов [3, 4,10, 42, 43] показали, что и при контакте звукового поля с невозмущенной средой плоские стоячие и бегущие волны оказывают радиационное давление на препятствие. Возможно, что наблюдавшееся отличное от нуля ланжевеново давление звука обусловлено отличием звукового поля от плоского или образующимся звуковым ветром [61]. [c.70]

Пульсирующий поток газов (фиг. 6, б) при выпуске упрощенно может быть изображен в виде импульсов, имеющих форму прямоугольника с высотой, равной максимальному значению объемной скорости газа (фиг. 6, а). Вследствие упругости среды при истечении газа возникает звуковая волна эта волна распространяется вдоль выпускного трубопровода, имея при этом плоский фронт, а затем, выйдя наружу, раснростра- [c.267]

Например, характеристики многих машин, производяш их работу, определяются нестационарными явлениями, о которых исследователи имеют до сих пор довольно поверхностное представление. Особое значение эта проблема имеет для течений за лопатками газовых и паровых турбин. Лопатки с острыми выходными кромками для малоразмерных турбин выполнить практически невозможно. В крупногабаритных турбинах нередко также нельзя сделать тонкие кромки из условий обеспечения прочности или охлаждения лопаток. Выходные кромки могут иметь и плоскую торцевую поверхность, но обычно на практике применяют лопатки со скругленными кромками. И при дозвуковых, и при сверхзвуковых скоростях статическое давление непосредственно за тупой выходной кромкой меньше, чем в прилежащем основном потоке. Это относительно низкое давление называют донным. Оно проявляется в дополнительном донном сопротивлении профиля. Хотя донное сопротивление существует и при дозвуковых, и при сверхзвуковых течениях, порождается оно в этих случаях различными причинами. При дозвуковых течениях фактором, определяющим сопротивление профиля, является существование вихревой дорожки Кармана. При сверхзвуковых течениях периодический сход вихрей с выходных кромок может подавляться в этом случае будут преобладать эффекты потери импульса, связанные с волнами расширения и сжатия. [c.225]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...