Компактное распределение источников

Для того чтобы учесть диссипацию при помощи полученных результатов для плоских волн, некоторые из положений теории, развитой в этой главе, нужно несколько видоизменить. Например, внутри компактной области источников и в окрестности этой области диссипация акустической энергии не может оказывать значительное влияние на процессы генерирования п распространения звука к порогу дальнего поля, так как он расположен на расстоянии всего одной-двух длин волн. Однако такое дальнее поле, будь то поле точечного источника или диполя, на каждой длине волны имеет характеристики плоской волны, за исключением множителя г , учитывающего постепенное распределение энергии по площади, увеличивающейся как г, В частности, относительные потери акустической энергии на длине волны должны быть почти такими же, как и для [c.100]

Распределение источников является акустически компактным, если они сосредоточены в области, линейные размеры которой малы по сравнению с Со/соо- Поэтому фурье-преобразование Р (к) этого распределения будет определено в такой области пространства волновых чисел, размеры которой весьма велики по сравнению с соц/со. Тогда осредненное значение в выражении (304), как правило, близко к значению Р (0) р в центре сферы [c.448]

Для волновых систем совершенно общего вида распределение источников также называется компактным, если Р (к) определено в такой области пространства волновых чисел, размеры [c.448]

Для получения искомого направленного распределения (314) обычно достаточно, как описывалось в разд. 1.12, плоского распределения источников, так как его изменение может соответствовать существенно двумерному изменению относительно единичного вектора п. В самом деле, любое действительно плоское распределение источников, если иметь в виду такое, размеры которого компактны только в одном направлении (скажем, в направлении х , удовлетворяет на S приближенному уравнению [c.449]

Источник в (2.3.13) нарушает симметрию уравнения Лиувилля относительно обращения времени, так как при обращении времени левая часть меняет знак, а правая часть остается неизменной, если г / 0. Хотя в конце концов источник стремится к нулю, он отбирает запаздывающие решения уравнения Лиувилля, описывающие необратимую эволюцию системы. В связи с этим поучительно привести отрывок из лекции Р. Пайерлса [134] по теории процессов переноса В каждом теоретическом исследовании процессов переноса нужно ясно понимать, в каком месте введена необратимость. Если она не введена, теория неверна. Подход, в котором сохранена симметрия относительно обращения времени, неизбежно дает нулевые или бесконечные значения для коэффициентов переноса. Если мы не видим, где была введена необратимость, то мы не понимаем, что мы делаем. Можно сказать, что уравнение (2.3.13) вводит необратимость в компактной и весьма общей форме. Отметим, что идея нарушения симметрии уравнения Лиувилля относительно обращения времени сама может служить основой для построения неравновесных статистических распределений [19]. Более подробно этот аспект теории мы обсудим в разделе 2.3.6 [c.106]

Интерферометры применяются как для абсолютных измерений длин волн с высокой точностью, так и для спектрального разложения с высокой разрешающей способностью. Если для абсолютных измерений прежде всего используется интерферометр Майкельсона, то для спектрального разложения доминирующим является интерферометр Фабри — Перо, он представляет собой открытый резонатор с двумя зеркалами, обладающими высокими коэффициентами отражения. Благодаря симметричной его конструкции относительно оптической оси этот интерферометр особенно удобен для исследования многих проблем НЛО и лазерной физики, в которых подобные резонаторы используются уже в самих источниках света. Кроме того, интерферометр многолучевого типа допускает относительно компактную конструкцию. Особенно часто употребляется интерферометр Фабри — Перо с плоскими пластинками, его аппаратная функция уже была рассмотрена в разд. BI.II. В первую очередь рассмотрим следующее условие регистрации пусть в направлении оси падает идеально параллельный световой пучок (угол падения 0 = 0). На выходе регистрируется прошедшая через интерферометр мощность излучения, зависящая от длины резонатора I. (Если интерферометр заполнен газом, то путем изменения давления можно изменять показатель преломления и оптическую длину пути в интерферометре.) Кроме того, можно регистрировать зависимость от 0, если направлять падающий свет под различными углами падения и затем измерять распределение интенсивности в фокальной плоскости [c.50]

Здесь учтено, что в выражении (71) для обусловленного точечным источником избыточного давления при г = можно пренебречь отличием i — адС от в силу условия компактности (120). (Таким образом, для представления искомого решения волнового уравнения мы локально используем решение (67) уравнения Лапласа.) Какое-либо влияние дипольного распределения избыточного давления в формуле (126) можно не учитывать, так как его среднее значение на поверхности сферы равно нулю действительно, это распределение порождает только движение тела как целого. [c.72]

Кавитация 52, ИЗ, 565 Каустика 575, 578 Квадруполь 69, 78 Квазиодномерные волны 502 Кельвина клин корабельных волш 335, 487, 574, 575, 580 Когерентные флуктуации 93 Количество движения 45 Компактная область 129 Компактность 116 Компактное распределение источников 448, 568—572 Компактный источник 9, 508 Комплексная проводимость 142,144 Конвективная скорость 13 Кортевега — де Фриза уравнение-557, 562, 584 Коэффициент теплопроводности 107 Критическая глубина 252, 57 Критический слой 578 Критическое значение 117 Крылья насекомых 59 [c.593]

Лайтхилл предположил, что акустическое излучение потока можно представить в виде суперпозиции точечных источников звука с интенсивностями излучения, определяемыми тензором Лайтхилла. В этом случае тензор Лайтхилла представляет собой разность между напряжениями в потоке и в однородной покоящейся среде. Таким образом, из уравнения (4.9) делается вывод, что существует точная аналогия между пульсациями газодинамических параметров, которые имеют место в любом турбулентном потоке, и пульсациями плотности малой амплитуды, определяемыми распределением источников звука в некоторой воображаемой акустической среде, скорость звука в которой равна ао- Источники такого типа отсутствуют в области, лежащей за пределами турбулентного потока, поэтому в данной области уравнение (4.9) переходит в однородное волновое уравнение (правая часть обращается в нуль). Однако в данной модели мы имеем дело с неоднородным волновым уравнением, интегрирование правой и левой частей уравнения ведется по бесконечному объему. При интегрировании левой части уравнения (4.9) пренебрегается областью компактного источника, а тензор в правой части становится пренебрежимо мал во всем объеме за исключением зоны потока. [c.104]

Адресация с применением матрицы ПЗС позволяет создать функционально богатый, компактный и простой в управлении прибор [115, 116. 128] (см. также подпараграф 4.5.3). В таком Приборе (рис. 4.1) входной электрический сигнал 7 последовательно заполняет ячейки входного последовательного регистра 10 структуры ПЗС. Регистр управляется тактовыми импульсами последовагольного сдвига 8. После того как строка сфорМ Гро-вана, она параллельно одвигаегся на одщ1 ряд в ПЗС-структуру е поверхностными каналами II. Сдвиг выполняется с помощью тактовых импульсов параллельного сдвига 9, затем вводится новая Строка данных. Такая система обеспечивает высокие скорости ввода информации тактовая частота последовательного ввода может достигать 100 МГц. После того как двумерное распределение заряда в ПЗС-структуре 1 полностью сформировано, по--дается управляющее напряжение от источника на электрод структуры считывания 5 и сформированный заряд переносится на границу электрооптического слоя (в нашем случае — жидкокристаллического). Считывание информации п таком приборе производится в Отраженном свете. [c.212]

Поле излучения или рассеяния можно смоделировать, когда известно распределение поля источников и расположение предметов, влияющих на него. Требования точного моделирования весьма жестки. Проблема особенно усложняется при переходе к эффективному оптическому моделированию, обладающему такими достоинствами, как быстрое определение пространственных характеристик моделируемых систем, наличие средств, позволяющих управлять амлитудой и фазой световой волны, простота и компактность оптических установок. [c.127]

Из вопросов, рассмотренных в начале гл. 1, особую важность представляют такие вопросы, как свойство линейности (допущение прямого линейного наложения различных волновых движений) понятие переноса энергии волнами различный характер распространения волн в одномерном, двумерном и трехмерном случаях. Далее разрабатываются два совершенно различных круга идей, дополненных их приложениями и касающихся (1) источников, размеры области распределения которых малы по сравнению с длиной генерируемых волн ( компактные источники ) и ( 1) жидких систем, размеры которых велики по сравнению с длиной волны оба круга идей применяются к проблемам источников шума. В следующих главах все эти пдеи развиваются дальше см., в частности, разд. 4.9 в связи с компактными источниками и разд. 4.5, где излагается общий метод прослеживания лучей в приложении к системам, свойства которых постепенно меняются в масштабе длины волны. [c.9]

Излагаемый ниже общий подход дает полезные результаты, касающиеся направленного распределения волновой энергии, генерируемой источниками, для многих типов волновых систем не только для систем, проявляющих анизотропную дпсперсию (подобно внутренним волнам, которые будут детально обсуждаться в разд. 4.10), но и для изотропных систем, подобных волнам на воде, и даже для недиспергирующих систем, подобных звуковым волнам. В частности, вновь получаются (и обобщаются на другие системы) результаты гл. 1, относящиеся к компактным источникам звука, после чего устанавливаются новые результаты, относящиеся к излучению от некомпактных источников звука. [c.437]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...