Звук дальнее поле

Одно из важных следствий сказанного состоит в том, что в помещении открытой планировки субъективное ощущение реверберации отсутствует и весь звук кажется исходящим прямо из источника. Это объясняется тем, что все отраженные волны успевают прийти за время, меньшее критических 35 мс (о нем мы уже говорили выше) исключение составляют только дальние поля. В действительности, помещения открытой планировки содержат не один, а множество источников звука. Поэтому непосредственно рассчитать уровень окружающего шума не очень просто. Для этого необходимо знать расположение источников и статистическую оценку распределения и числа источников, действующих одновременно в каждый момент времени. В большинстве случаев можно пренебрегать реверберационным звуком дальнего поля, потому что первый тип реверберации, обусловленный ближними источниками звука, всегда оказывается преобладающим, если только в какой-то части помещения не будет значительно более шумно, чем в остальной. [c.192]

Хотя при принятом выше предположении о постоянстве числа Струхаля частота звука должна меняться пропорционально QR/ , вследствие линейного изменения величины скорости по длине Лопасти, а также изменения ее направления по отношению к наблюдателю вихревой шум характеризуется довольно большим диапазоном частот. Допуш,ение о том, что вихревой шум вызывается флуктуацией подъемной силы, приводит к диаграмме его направленности, соответствующей вертикально ориентированному диполю, когда максимум излучения совпадает с направлением оси винта (0q = 9O°), а в плоскости вра-ш,ения (00 = 0°) излучение отсутствует. С удалением от винта мощность звукового излучения в дальнем поле, согласно условию постоянства общего потока излучаемой энергии, уменьшается пропорционально При фиксированных площади лопасти и значении Ст/а вихревой шум пропорционален шестой степени концевой скорости, что связано с изменением по скорости величины Fz. сли же звуковое давление выразить через силу тяги винта, то получим 7 (й/ ) /Лл. Несколько обобщая выведенное выше выражение для вихревого шума, можем написать [c.830]

Для понимания дальнейшего будет полезно кратко остановиться на некоторых характеристиках акустических излучателей. Как мы далее увидим, аэродинамическую генерацию звука свободным турбулентным потоком при М < 1, описываемую уравнением (10.8), можно рассматривать как генерацию звука (шума) полем соответствующим образом распределенных квадруполей. При [c.383]

Считая поток несжимаемым и оставляя главные части интегралов в выражении (11.1), получаем, что дальнее поле излучения звука, возникающего благодаря движению жидкости вблизи твердой границы, определяется выражением [c.431]

СТИ (О (отношение характерной величины q к характерной величине q), то соотношение (81) будет хорошей аппроксимацией равенства (80) при больших значениях сог/с. Для источников звука вообще (не только для точечных источников) с характерной угловой частотой со мы будем использовать термин дальнее поле , имея в виду ту часть жидкости, для точек которой расстояние г от источника велико по сравнению с с/со (или Х/(2л), где X — характерная длина волны), и найдем (разд. 1.6), что в дальнем поле соотношение для плоских волн (81) становится хорошим приближением. [c.38]

Для того чтобы установить, что поле давления близко к полю давления точечного источника, здесь не обязательно рассматривать дальнее поле мы должны лишь исключить ближайшее поле (см. разд. 1.5), а не все ближнее поле . Однако некоторые более сложные области, содержащие источники, генерируют звук, близкий к точечному источнику только в своих дальних полях. Эти компактные области источников (довольно часто встречающиеся) содержат как точечные источники, обусловленные расходом массы, так и диполи, возникающие под действием внешних сил, причем ближние ноля, обусловленные теми и другими, оказываются сравнимыми. В разд. 1.5 было показано, что в таком случае дальнее поле диполя мало по сравнению с полями отдельных источников. Следовательно, когда суммарная напряженность не на много меньше, чем напряженности отдельных источников, суммарное поле давлений от источников будет главным в дальнем поле, где оно близко (как показывает рис. 6) к полю давлений одного точечного источника с напряженностью, в точности равной их суммарной напряженности. [c.49]

В соответствии с обш ей теорией колебаний угловая частота моды колебаний пузырьков, определяюш ая звук в дальнем поле, представляется как [c.52]

Таким образом, при колебании пузырьков звук в дальнем поле приближается к звуку, генерируемому точечным источником с частотой 680 Гц, деленной на диаметр пузырька в сантиметрах часто это вполне музыкальный звук Пульсации, однако, суш е-ственно затухают как вследствие теплопередачи от газа к жидкости, приводящей к отклонениям изменений плотности от тех, которые диктуются постоянством энтропии, так и в результате потерь энергии, обусловленных самой генерируемой акустической мощностью. [c.52]

Обычно движения воды, которые сопровождаются шумом, генерируют звук посредством флуктуаций давления в потоке, вызывая пульсации пузырьков с такими модами, которые, как мы видели, являются главными в дальнем поле даже в тех случаях, когда имеются еще и различные моды колебаний формы пузырьков. Отдельные пузырьки создают музыкальные звуки совокупность пузырьков, например, в бегущем потоке создает плещущий шум, включающий спектр частот, связанный с распределением их размеров. В гидравлических движениях часто содержатся пузырьки, механизмом возникновения которых служит кавитация , при которой давление в потоке становится достаточно низким, так что растворенный в жидкости газ начинает выделяться или жидкость начинает испаряться. Шум кавитационных течений включают не только звуки, генерируемые [c.52]

Приведенное обоснование остается в силе и в случае, когда флуктуации давления в падающей волне отвечают некоторому дальнему полю породившего его источника, которое в действительности представляет собой плоскую волну в масштабах размера тела а , и в случае, когда они соответствуют ближнему полю. В обсуждении, проведенном после формулы (110), подчеркивалось, что пузырьки могут вызвать резонансный отклик точечного источника на флуктуации давления в ближнем поле диполя и усилить излучаемый звук. Формула (129) дает количественную оценку напряженности точечного источника, приведенного в действие этим механизмом. [c.73]

Тела с малой сжимаемостью создают поле рассеянного звука с тем необычным свойством, что вклады источника и диполя имеют сравнимые величины. Это объясняется тем, что для таких тел напряженность источника (129) является малой. Рассмотрим, например, рассеяние плоской звуковой волны, описываемой формулой (22), на неподвижной несжимаемой сфере (предельный случай рш - оо, К ->0). В силу формул (71) и (103) дальнее поле в направлении, составляющем угол 0 с направлением падающей волны, имеет вид [c.76]

Более простой пример представлен на рис. 15 звук, генерируемый двумя равными и противоположными диполями, описывается как излучение квадруполя. Его дальнее поле, как показывает сравнение рис. 13 и 15, слабее полей отдельных диполей по существу по той же причине, по которой дальнее поле компактной группы источников, суммарная интенсивность которых равна нулю (разд. 1.7), слабее полей отдельных источников. [c.78]

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]

Чтобы достичь большей точности, могут быть сделаны различные улучшения приведенного выше приближенного метода расчета. В линейную теорию дальнего поля может быть внесено усовершенствование распределение точечных источников, связанное с потоком массы от каждой точки траектории полета, который является положительным, когда передняя часть самолета проходит через нее, и отрицательным после этого, можно сочетать с распределением вертикальных диполей, связанных с подъемной силой самолета в воздухе их дальнее поле имеет направленное распределение, пропорциональное os г]), которое (к сожалению) усиливает сигнал в основном вертикально вниз ("ф = 0). С другой стороны, изменение в невозмущенной скорости звука Со (которая падает с 340 м/с на земле до приблизительно 300 м/с на высоте полета) приводит к полезному уменьшению интенсивности звукового удара на землю благодаря возрастанию отношения Fo(a )/Fo(0) в формуле (263). Это обусловлено влиянием множителя (246), на которое накладывают- [c.247]

Пусть на бесконечную неоднородную пластину падает звуковая волна, излучаемая плоским поршнем А больших волновых размеров. В результате рассеяния звука на неоднородностях пластины как на дифракционной решетке в дальнем поле (во фраунгоферовой зоне) возникает ряд пространственных спектров (рис. 102). Главным из них является нулевой спектр, определяющий излучение звука в направлении, совпадающем с направлением главного максимума поршня. Амплитуда рассеяния в нулевом спектре за пластиной определяет снижение звукового давления на оси поршня, обусловленное влиянием пластины. [c.262]

При ка =кЬ,1. е. для тела квадратного сечения, результаты вычисления сумм оказываются весьма близкими, что свидетельствует о возможности вычисления характеристики рассеяния в дальнем поле (или характеристики направленности для задачи об излучении звука). Однако при значительном увеличении отношения сторон получить хорошую точность не удается. Впрочем, даже при отношении сторон 1 8 расхождение между суммами рядов (см. табл. 2.2) значительно меньше погрешности определения звукового давления в ближнем поле. [c.60]

Звуковое давление в дальнем поле. Приведенные выше выражения для функции Грина могут быть использованы и для решения задачи излучения звука источниками, находящимися на стенках клина. В качестве примера рассмотрим излучение звука пульсирующими источниками, расположенными на стенках системы двугранных углов, изображенных на рис. 3.12 [27]. Все грани имеют конечную длину. Нормальная составляющая колебательной скорости V (г) одинакова на всех гранях. Таким образом, мы имеем периодическую систему источников с периодом а = 2я-/Л/ по углу ip, где М - количество полуплоскостей. Заметим, что в частном случае М = 1 мы получаем задачу об излучении звука полосой шириной а, при Ж = 2 — ту же задачу при ширине полосы 2а. [c.176]

Поскольку прямоугольные источники звука не имеют симметрии тел вращения, поперечные сечения звукового поля па рис. 4.25 уже не будут окружностями, как у круглого поршневого излучателя. На рис. 4.25 показаны сечения звукового поля прямоугольного преобразователя с отношением сторон Ь/а = 0, в ближнем и дальнем поле. [c.95]

Часто представляет интерес, как ведет себя звуковое поле (в ближнем и дальнем поле), когда оно проходит через границу раздела между двумя различными веществами. Например, при контроле иммерсионным способом звук вначале посылается че-,рез жидкость, а потом он попадает в испытываемое изделие (твердое тело). На рис. 4.28 поясняется этот процесс для плоской границы раздела. Составляющие поля складываются в соотношении длин ближнего поля, т. е. обратно отношениям ско-,рости звука. Звуковое поле в стали на рис. 4.28 показано [c.99]

Для количественной оценки необходимо учитывать, что оба эхо-импульса зависят от радиуса кривизны и от пути прохождения звука. Если работа ведется в дальнем поле искателя, то целесообразно определить по рис. 3.13 коэффициенты увеличения, чтобы получить амплитуду эхо-импульса в случае плоской границы раздела. По полученным данным можно сопоставить, также места посадки с натягом в изделиях различной формы,, если к тому же учесть зависимость амплитуды эхо-импульса от расстояния по АРД-диаграмме. Например, в случае плоских [c.570]

Эффект интенсификации турбулентного перемешивания реализуется при вполне определенном пороговом уровне звукового давления в акустическом поле, усиливаясь с возрастанием уровня звукового давления до наступления насыщения, после чего дальнейшее увеличение интенсивности воздействующего звука не приводит к усилению эффекта. [c.128]

Перегрузка слухового аппарата наступает лишь при давлениях, в несколько миллионов раз превосходящих пороговое (порядка 10+ бара). При дальнейшем повышении звукового давления в ухе возникает болевое ощущение. При длительном пребывании в поле звука, близкого по интенсивности к болевому по- [c.256]

Характеристики направленности излучения шума дозвуковой струи в дальнем акустическом поле(т.е. в области, находящейся от источника звука на расстоянии, достаточно большом по сравнению с размерами источника и длиной волны излучаемого звука) показаны на рис. 1.14. Максимум суммарного шума для изотермических струй наблюдается под углом 30° к оси струи [1.3]. [c.29]

Вблизи границы зоны смешения турбулентной струи пульсации давления не совпадают по фазе с пульсациями скорости. Это так называемая область ближнего акустического поля струи, где не выполняются характерные для дальнего акустического поля соотношения, согласно которым расстояние от источника до приемника звука должно быть велико по сравнению с размерами источника и длиной звуковой волны. [c.31]

Среди фундаментальных решений волнового уравнения, на основании свойств котррых было достигнуто понимание очень сложных источников звука, следующим по степени важности после точечного (монопольного) источника является диполь-пый источник. Акустический диполь, как будет показано в данном разделе, обладает некоторыми свойствами рассмотренного в разд. 1.4 пространственного точечного источника, которые даже более ярко выражены различие между дальним полем и ближним полем здесь более значительно и приводит к еще большей неэффективности диполя как генератора акустической энергии (оказывается, что в этой роли точечный пространственный источник, хотя и малоэффективный по сравнению с одномерными источниками, затмевает всех своих трехмерных соперников ). [c.39]

Простейшим экспериментом, демонстрируюш им усиление звука при наличии пузырьков, является вибрация жесткого стержня в воде, которая создает слабо слышимое дальнее ноле диполя (см. разд. 1.7), связанное с нульсируюш ей силой между стержнем и водой более сильного ближнего поля диполя при этом не слышно. Однако, если вдувать в ближнее поле пузырькп, они начинают пульсировать в ответ на большие флуктуации давления в нем и генерировать намного более сильный звук, поскольку их монопольное излучение (в разд. 1.9 будет показано, как его вычислить) имеет дальнее поле более сильное, чем ближнее. Обычно оказывается, что звуковая мош ность потока с сильными флуктуациями давления в ближнем ноле и слабыми флуктуациями в дальнем поле, что характерно для излучения диполей и в еш е большей степени квадруполей (разд. 1.10), значительно усиливается при введении пузырьков в ближнее поле, причем пульсации объема создают более мощное дальнее поле монополя. [c.53]

Таким образом, в атмосфере с однородными невозмущеннымв плотностью и скоростью звука распределение скорости дальнего-поля точечного источника [c.243]

Колеблющийся источник генерирует также распространяющуюся волну давления. В зоне, далекой от источника, обозначаемой как дальнее поле, скорость частиц пропорциональна звуковому давлению и смещение частиц появляется в той фазе, что и звуковое давление. Амплитуда волны давления уменьшается с расстоянием, как 1/г. В дальнем поле преобладают эффекты, определяемые волнами давления. Поэтому в условиях водной среды необходимо учитывать эффекты смещения частиц и звукового давления и их соотношение в зависимости от расстояния между источником звука и приемником. Очевидно, что в условиях лабораторных исследований слуха у водных n03B0H04Hj>ix на результаты эксперимента могут легко повлиять эффекты ближнего поля из-за малых размеров аквариумов и большой длины волны низкочастотных звуков, к которым эти животные наиболее чувствительны. [c.513]

Рассмотренные выше эффекты ближнего и дальнего полей представлены как акустические эффекты, но в ряде случаев они описываются и как гидродинамические. Более подробно особенности распространения звука в водной среде описаны в ряде обзоров (Ржевкин, 1948 Красильников, 1954 Enger, 1968 Айрапетьянц, Константинов, 1974 Романенко, 1974). [c.513]

Как видно, высказанное в начале главы предположение о свойствах дальнего поля сферического излучателя со сферическим слоем, имеющим форму, изображенную на рис. 45, б, подтверждается. Такой излучатель действительно концентрирует звуковую энергию в положительном направлении оси Ог. Уровень излучения звука в противоположном направлении весьма мал. Как известно, излучатели, обладающие такими свойствами, называются однонаправленными. [c.114]

Волны типа (5.12) представляют собой колебательное движение среды, бегуш,ее вдоль поверхности. Амплитуда этих колебаний затухает при удалении от плоскости г = О по экспоненциальному закону. Такие волны называются неоднородными. Скорость их распространения всегда меньше скорости звука в среде. На больших расстояниях от поверхности ку > 1) роль этих волн весьма мала, и вклада в диаграмму направленности они не вносят. Отсюда следует, что волна колебательной скорости, бегущая вдоль поверхности с фазовой скоростью с с с, не излучает звука в дальнее поле. Поэтому волновое движение, существующее при таких колебаниях, сосредоточено вблизи поверхности. [c.34]

Заметим, что функция Грина (3.48) равна половине функции Грина для свободного пространства, откуда следует, что в дальнем поле на границе зоны тени всегда соблюдается условие р=ро12. Последнее соотношение не зависит ни от граничных условий на поверхности, ни от угла раствора клина, ни от угла падения звука. [c.147]

ГО течения струи. При этом на границах бочек амплитуды максимальны. Фаза 9(1) onst на участке Ах = L а терпит разрыв А(р тг в точках минимума амплитуды. Интенсивность источников немонотонно увеличивается с ростом х и достигает максимума на границах четвертой — пятой бочки , где бочкообразная структура разрушается. На линии г = 6,25 (дальнее поле) картина меняется как качественно, так и количественно. Интенсивность звука резко снижается. Распределение фазы р х) свидетельствует о наличии поля бегущих волн, порождаемых ис- [c.60]

Фис. 4.21. Относительное звуко-квое давление в дальнем поле а зависимости от угла 7 для отношения 0/>-= 16 (0 = 24 мм, А=1,5 мм), а, — относнтельное явуковое давление. [c.91]

Айвенс провел измерения аналогичной схемой в дальнем поле и в переходной области к ближнему полю и тоже использовал многократные эхо-импульсы. Для протяженного приемника в этой области теоретически потребовалось бы вводить трудно оцениваемую корректировку на расширение звукового поля. Поэтому он проводил измерения очень маленьким приемником, для которого справедливо простое распределение интенсивности звука на оси согласно уравнению (4.8). [c.646]

При этом в критическом сечении устанавливается давление, отличное от противодавления, и остающееся постоянным при дальнейшем уменьшении противодавления. (речь идет о потоках, у которых линии тока параллельны в критическом сечении, а поле скоростей одномерно). Одновременно с достижением максимального расхода в критическом сечении уста-навл-ивается критическая скорость истечения, равная локальной скорости звука. [c.72]

Звуковые пучки большой интенсивности. В звуковых пучках высокой интенсивности изменение формы волны при распространении происходит не только вследствие различия в скоростях перемещения разл. точек профиля волны, но и в результате дифракц. эффектов. Если расстояние I от излучателя звука до области образования волны не выходит за пределы ближней зоны (см. Звуковое поле), т. е. I меньше длины т. и. прожекторной зоны излучателя I < Аа /2 (где а — радиус излучателя), то в области, где волна остаётся плоской, из синусоидальной волны успевает образоваться пилообразная волна, к-рая затем в результате сферич. расхождения в дальней зоне преобразуется в периодич. последовательность импульсов (рис. 4). Если же интепеивность волны недостаточно велика и пилообразная волна не успевает образоваться в прожекторной зоне излучателя, то вначале развиваются дифракц. эффекты сферич. расхождения и лишь в дальней зоне, в расходящейся волне происходит увеличение крутизны профиля волны с расстоянием до логарифмич. закону. [c.289]

При дальнейшем понижении противодавления (еа<е ) струя становится сверхзвуковой. Переход через скорость звука совершается на линии звуковых скоростей AB DLH, которая идет от кромок отверстия и вдается в струю в виде язычка (рис. 8.5,в). Линия звуковых скоростей (поверхность перехода) по мере уменьшения еа деформируется и нриблилоется к выходному сечению отверстия. Деформация линии Mi=l объясняется перестройкой поля скоростей в выходном сечении и в последующих сечениях, связанной с отклонением от стенки и изменением кривизны граничных линий тока. Сверхзвуковые скорости достигаются вначале во внешней части струи (вблизи границы), а затем в ядре, что соответствует распределению скоростей в поперечном сечении струи. [c.213]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...