Резонансное взаимодействие звука потоком

В окрестности горизонта z = как мы уже отмечали в п. 1.2, происходит резонансное взаимодействие звука с потоком z = z, - горизонт поворота звуковой волны. Здесь обращается в нуль вертикальная компонента [c.166]

Звуковое поле при наличии горизонтов поворота и резонансного взаимодействия звука с потоком [c.174]

В уравнении (1.26) коэффициент при bp/bz имеет особенность при /3=0. В области, где /3=0, происходит сильное взаимодействие звука с потоком, носящее наименование резонансного [77, 251]. В случае медленных течений (uo " с), значение /3 близко к единице. [c.15]

Ранее в литературе усиление звука при отражении от сверхзвукового потока, помимо случая дискретно-слоистых сред, о котором шла речь в п. 2.6, рассматривалось для течения с тонким по сравнению с длиной волны переходным слоем [251] или с профилем Vq(z), близким к линейному [144]. В последнем случае резонансное взаимодействие не принималось во внимание. Глубокий анализ усиления звука в однородной среде с течением постоянного направления был проведен в работе [77] в предположении, что между горизонтами поворота и резонансного взаимодействия есть область применимости приближения ВКБ, т.е. j 2 1 в наших обозначениях. [c.198]

При 2 = вертикальная компонента волнового вектора равна / . Волна, падающая под пологим углом ( А о), приходит на этот горизонт с экспоненциально малой амш1итудой. С другой стороны, при условии уо = О уравнение (8.16) вообще не имеет решений. Поэтому при исследовании резонансного взаимодействия звука с потоком важен случай падения под малым, но отличным от нуля углом во, причем проекция и вектора у на направление не должна быть малой м/чо 1. Тогда А о, и в окрестности Хс, согласно (8.17), имеются две точки поворота. В этом довольно специальном, но интересном случае анализ применимости приближения ВКБ по-прежнему удается провести на основе неравенств (8.12). Для малых углов падения при г - 1с —с1с. N = (ро /0р)[1 + О( /А о0 )]. Из (8.10) получаем, что е — (ко10 у . Условием применимости приближения (8.11) в этом случае будет [c.167]

Пусть плотность среды, скорости звука и течения в ней даются функциями p(z), (z) и Vo(z). Предполагается, что при z - + > и zпараметры среды стремятся к постоянным значениям, равным соответственно Рь i, voi ир2,С2,Уо2- Будем считать, что в среде нет точек резонансного взаимодействия с потоком. Всюду одинаковый фактор ехр [/( г -- oi)] в выражении для поля мы Д1я краткости будем опускать. [c.198]

Пучковая неустойч1 ость. Колебания П. сильно усложняются при наличии направленных потоков заряженных частиц. Как правило, при этом имеет мо( то неустойчивость, т. е. раскачка малых колебаний. Нри наличии пучков с плотностью, значительно меньшей плотности основной И., раскачка возникает благодаря резонансному взаимодействию частиц пучка с собств. колебаниями И., фазовая скорость к-рых близка к скорости частиц, т. е. у = (о/к. Для пучков с заметным разбросом частиц по скорости раскачка колебаний определяется механизмом, обратным затуханию Ландау. Типичный пример такой неустойчивости — раскачка ионного звука в пеизотермич. И. при наличии продольного тока. Для П. в ма1 китном [c.21]

В отличие от описанного вьиие первого механизма усиления звука, резонансное взаимодействие чувствительно к стратификации плотности (см. (9.55)). Если р = onst и Vq II , то резонансное взаимодействие приводит к перекачке энергии потока в акустическую энергию при и"о (г ) < О При Uo(Z )>0, р ( с) =0 акустическая энергия будет передаваться по току. При 1,2 1 основную роль в энергообмене звука и пото ка играет первый механизм при любом знаке к получаем F > 1 С ростом угла падения увеличивается толщина потенциального барьера (области Zi звуковая волна является неоднородной), и амп литуда прошедшей волны экспоненциально убьшает. На первый план вы ходит резонансное взаимодействие знак I V - 1 совпадает со знаком к [c.195]

Во-вторых, при расчете функции ф учитывались только диффузионные эффекты, тогда как экспериментальная функция является результатом действия всех работающих на дегазацию механизмов. Как мы видели, кроме диффузии, сюда входят эффекты, ускоряющие выделение из жидкости свободных пузырьков коалесценция за счет силы Бьеркнеса и акустических потоков, изменение скорости всплывания пузырька под действием силы радиационного давления и увлечение его движущейся жидкостью. Насколько существенны эти факторы, можно судить по результатам, приведенным в гл. 3, где рассматривалось поведение одиночного пузырька или пары пузырьков в звуковом поле. Мы видели, что влияние акустических потоков существенно в особых случаях. Действительно, рэлеевские потоки в воде в поле стоячей волны имеют весьма незначительные скорости и не могут оказывать заметного влияния ни на число встреч пузырьков, ни на скорость их всплывания. Роль эккартовского потока при больших интенсивностях звука на высоких частотах и удачном соотношении радиуса звукового пучка и трубы может быть весьма значительной. Однако в проводившихся экспериментах соответствующим выбором диаметра трубы (/ 1= 0) вероятность появления потока была сведена до минимума. Измерение распределения давления по диаметру трубы показало, что из-за неоднородности поля можно принять г = 0,8 Гх, при использованных в эксперименте значениях интенсивности это приводило к весьма небольшим значениям скорости потока. Из приведенных в 3 гл. 3 оценок поправки к скорости на радиационное давление следует, что она существенна только для пузырьков резонансного размера, а для остальных (а их подавляющее большинство) ничтожна. Таким образом, наблюдавшееся в наших экспериментах изменение концентрации газа в жидкости вызвано диффузией растворенного газа в пузырьки и коалесценцие пузырьков под действием си.ты Бьеркнеса, т. е. ф,= фд+ф . Коалесценция пузырьков влечет за собой, с одной стороны, увеличение скорости всплывания пузырьков, что способствует увеличению ф.,, а с другой, как результат увеличения радиуса пузырьков, изменение величины диффузионного потока газа на пузырек в сторону, зависящую от частоты звука. Как мы видели, для коалесценции необходимо, чтобы сдвиг по фазе между колебаниями рассматриваемой пары пузырьков не превышал г. 2. Число коалесценций при этом зависит от концентрации и размеров пузырьков (см. 2 гл. 3). Так как постоянные коэффициенты в функции распределения иузырьков по числу и радиусам неизвестны, пока пет возможности оценить число встреч пузырьков при различных интенсивностях звука и частотах, т. е. найти зависимость эффекта коалесценции от основных параметров поля. Так как ф складывается из фд и ф , можно было бы предположить, что существование максимума кривой частотной зависимости обусловлено онределенным взаимодействием фд и ф . В самом деле, если принять, что диффузионная стадия [c.326]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...