Поле звуковое скорость распространения

При пересечении неоднородных звуковых волн принципиально возможно перераспределение звуковых полей вне области пересечения, вызванное тем, что одна из звуковых волн прошла по среде, возмущенной другой неоднородной волной конечной амплитуды. Это перераспределение, например, вызванное стационарными вихревыми потоками рассеивающей волны, может происходить без изменения частоты (аналогично обычному рассеянию). Более характерным является рассеяние с образованием волн комбинационных частот (аналогично комбинационному рассеянию). Последний эффект является типично нелинейным. Рассмотренное в литературе рассеяние звука на звуке относится к последнему типу и его правильнее было бы называть комбинационным рассеянием звука на звуке. Как уже отмечалось, под комбинационным рассеянием звука на звуке понимается возможность наблюдения волн комбинационных частот вне области взаимодействия двух ограниченных звуковых пучков. Здесь будет рассмотрено рассеяние в недиссипативной среде без дисперсии, в которой возможна только одна скорость распространения звуковых возмущений (газы или жидкости) особенности рассеяния звука на звуке в твердых телах рассмотрены ниже в гл. 8, 3. [c.90]

Здесь и — скорость фронта ударной волны, а величина [ ф]= = (+) — (-) есть скачок соответствующей переменной при переходе через фронт волны, причем знак минус относится к значению переменной непосредственно вверх по потоку -за фронтом, а знак плюс —к значению непосредственно перед фронтом волны. Эти соотношения связывают значения переменных, определяющих поле напряжений и деформаций, перед ударной волной с их значениями за ударной волной и со скоростью распространения разрыва. Они должны быть дополнены еще одним соотношением, которое в рассматриваемой задаче определяет изменение свойств поля вдоль характеристики на плоскости t, X. Эта характеристика соответствует траектории звуковой волны, распространяющейся в положительном направлении вдоль оси X, так что это дополнительное уравнение отражает влияние нелинейности свойств материала на ударную волну. Уравнение характеристики выводится из системы основных дифференциальных уравнений (8), (9) и может быть записано в следующей дифференциальной форме [c.156]

Большая работа, проведенная Одесским политехническим институтом по разработке и исследованию газоструйных излучателей [28, 51, 52], позволила создать целую серию различных генераторов, работающих в пределах частот от 4 кгц и до высоких звуковых. Наибольшее распространение в излучателях конструкции ОПИ получили системы с перпендикулярным расположением оси сопло — резонатор по отношению к камере озвучивания. Один из таких излучателей типа ГС-12 показан на рис. 32. Его отличительной особенностью является применение сопла с малым конусом схождения, позволяющим получить более равномерное поле скоростей в струе. [c.50]

На турбулентных атмосферных неоднородностях, обусловленных пульсациями скоростей и температуры, происходит рассеяние звука. Впервые задачу о рассеянии звука полем пульсаций скоростей рассмотрел в 1941 г. А. М. Обухов [9]. В его работе предполагалось, что распространение плоской звуковой гармонической волны описывается уравнением для потенциала ф в виде (в отличие от (2.1)) [c.182]

Результаты настоящего пункта можно также использовать для получения выводов о статистических характеристиках поля коэффициента преломления, определяющего скорость распространения световых, звуковых или радиоволн в турбулентной атмосфере. В самом деле, пульсации коэффициента преломления для света обусловлены в основном пульсациями температуры в случае звука существенную роль играют также пульсации скорости ветра, а в случае радиоволн — пульсации влажности (или пульсации электронной плотности, если рассматривается распространение радиоволн в ионосфере). Вследствие относительной малости всех этих пульсаций можно считать, что пульсации коэффициента преломления линейно зависят от пульсаций температуры, скорости ветра, влажности и плотности электронов отсюда, в частности, следует, что в инерционно-конвективном интервале для поля коэффициента преломления также должен выполняться закон двух третей . [c.354]

Скорость распространения УЗ-вых волн в неограниченной среде определяется характеристиками упругости и плотностью среды (см. Скорость звука). В ограниченных средах на скорость распространения волн влияет наличие и характер границ, что приводит к частотной зависимости скорости, т. е. к дисперсии скорости звука. Уменьшение амплитуды и интенсивности УЗ-вой волны по мере её распространения в заданном направлении, т. е. затухание звука, обусловливается, как и для волн любой частоты, расхождением фронта волны с удалением от источника (см. Звуковое поле), рассеянием и поглощением звука, т. е. переходом звуковой энергии в другие формы, и в первую очередь в тепловую. На всех частотах как слышимого, так и неслышимых диапазонов имеет место т, н. классическое поглощение, обусловленное сдвиговой вязкостью (внутренним трением) и теплопроводностью среды. Кроме того, почти во всех средах существует дополнительное (релаксационное) поглощение, обусловленное различными релаксационными процессами в веществе (см. Релаксация) и часто существенно превосходящее классическое поглощение. Относительная роль того или иного фактора при затухании звука зависит как от свойств среды, в к-рой звук распространяется, так и от характеристик самой волны, и в первую очередь от её частоты. [c.10]

Итак, колебания источника звука (например, поршня) вызывают в среде сгущения и разрежения. Область, в которой наблюдаются сгущения и разрежения, называется звуковым полем. Сгущения и разрежения распространяются в среде с определенной скоростью, называемой скоростью распространения звука. [c.11]

При распространении звуковой волны в каждом из участков звукового поля наблюдаются периодические колебания частиц среды сжатия и разряжения (рис. 2,1). Такие локальные колебания характеризуются знакопеременным (колебательным) смещением частиц, отклонением их от первоначального статического положения. Скорость колебательного движения частиц среды при распространении в ней звуковой волны называется колебательной скоростью V. Не следует путать это понятие со скоростью распро странения Сзв звуковой волны. Колебательная скорость возрастает при повышении частоты и амплитуды акустического сигнала, однако она практически на несколько порядков меньше скорости распространения звуковой волны. Если в заданной точке [c.18]

Представление о диффузном звуковом поле и связанная с ним возможность использования средних значений а, /ср н Лер позволяет достаточно просто получить выражения, описывающие процессы нарастания звуковой энергии в помещении после включения источника звука и ее постепенного поглощения после выключения источника. Заметим, что универсальной энергетической характеристикой звукового поля является плотность звуковой энергии е= = E/V или е=1зв/с зв, где Е и /зв — соответственно энергия и интенсивность звуковой волны (падающей или стоячей, если речь идет о закрытом помещении) V и Сзв — объем помещения и скорость распространения звуковой волны. [c.119]

При распространении синусоидальной звуковой волны и при отсутствии поглощения в каждой точке звукового поля смещения частиц среды и их скорости изменяются ио гармоническому закону. Кроме того, при прохождении волны в каждой точке звукового поля возникает избыточное давление Ар (см. 51), обусловленное деформацией среды. В случаях звуковых волн его принято называть звуковым давлением. [c.226]

Иногда под Н. з. понимают также и ВЧ-колебания (шт 2 1) произвольных спиновых компонент одночастичного распределения квазичастиц. Так, для ферми-жидкости частиц со спином рассматривают нуль-зву-ковые колебания антнсимметризованной по спину ф-цвк распределения, т. е. импульсного распределения магн. момента квазичастиц. Такие колебания представляют собой специфич. ферми-жидкостные спиновые волна, а скорость распространения этих нуль-звуковых спиновых волн в отсутствие магн. поля (спиновой поляризации) по-прежнему задаётся ур-ниями ( ), куда, однако, вместо гармоник /-функции Ландау, симметри- [c.368]

Колебания фронта пламени могут возникать по крайней мере за счет двух причин. Акустическая скорость (если 1шеется звуковое поле) или флуктуация скорости течения могут перемещать фронт пламени. Эта причина не связана с процессом горения и имеет, вообще говоря, меньшее значение. С другой стороны, фронт пламени может смещаться за счет изменения местной скорости распространения пламени, вызванного особенностями горения. [c.490]

В предыдущих параграфах рассматривались лишь очень малые возмущения сжимаемой среды, сопровождаемые ничтожными отклонениями давления, плотности и температуры от их равновесного значения и очень малой по сравнению со скоростью распространения звука возмущенной скоростью. При однородности полей невозмущенных элементов (давления, плотности и т. п.) в неподвижном или квазитвердо поступательно движущемся газе скорость распространения звуковых волп была всюду одинакова и зависела только от физических констант к, Н к абсолютной температуры газа. Как это следует из формул (8) и (9), с возрастанием по абсолютной величине интенсивности возмущений того или другого знака (относительного сжатия или разрежения газа) растут или убывают и скорости абсолютного движения частиц в возмущенно.м газе. Можно предугадать, что распространение возмущений конечной интенсивности вызовет в покоящемся или движущемся поступательно как одно целое газе появление новых скоростей, отличающихся от старых, невозмущенных, на конечную величину. Такое конечное изменение поля скоростей, согласно закону сохранения энергии, приведет к конечному изменению термодинамических элементов потока, а следовательно, и к изменению самой скорости распространения возмущений в газе. Если вспомнить указанную в конце 27 тенденцию увеличения скорости распространения звука (и, вообще, малых возмущений) при прохождении волны [c.164]

Мы видим, что эта часть звукового потенциала при углублении в воду экспонепцнально затухает. Однако при малых D амплитуда этой волны может во. много раз превышать амплитуду волны (32.20), соответствующей геометрической оптике, так как последняя пропорциональна D. Задача о преломлении сферической волны в случае, когда нижняя среда обладает большей скоростью распространения, рассматривалась также в работе [1. )9]. Чисто лучевая теория звукового поля в воде от излучателя, расположенного в воздухе, рассмотрена также в [172]. Точный волновой расчет поля в воде в точке, лежащей на одной и той же вертикали, что и излучатель в воздухе, сделан М. Вайнштейном [264] для разных частот. Отличие от геометрической теории заметно лишь на таких частотах, когда удаление как излучателя, так и приемника от поверхности воды составляет длину волиы или меньше. В этой же работе учтено н влияние отражающего дна. [c.196]

V = е1тсо — гиромагнитное отношение для электрона, е и т — его заряд и масса, — скорость света в вакууме, Н — напряжённость постоянного магнитного поля, а — постоянная, связанная с обменной постоянной и с величиной угла между направлениями Н ж к, С1 ж — скорость распространения продольной и поперечной упругих волн соответственно. Для волн, у к-рых значения со и /с лежат далеко от области пересечения дисперсионных кривых, взаимодействие пренебрежимо мало и спиновые и упругие волны распространяются независимо друг от друга. Если же частоты спиновых и звуковых волн при заданном к близки друг другу, то магнитоупругое взаимодействие приводит к тому, что в области [c.204]

Из уравнений (3.48) и (3.49) легко видеть, что для кристаллических диэлектриков звуковые волны распространяются со скоростью (с /р) , если поле пьезоэлектрических зарядов параллельно направлению распространения при невыполнении этого условия скорость равна (с /р) /2. Проводимость влияет на скорость распространения звука только в первом случае. В качестве практического примера определим скорости для пьезоэлектрической керамики (оот) или для имеющих эквивалентную симметрию бтт типичных полупроводниковых пьезоэлектриков dS или doe. Полагая ст- U, получаем, что скорость распространения продольных волн в направлении, перпендикулярном оси Z, равна ( fj/p) /2, а скорость распространения этих волн вдоль оси Z равна Сдвиговые волны, у которых как направ- [c.237]

Дисперсия непосредственно связана со свойством экранировки внешних возмущений средой (например, с дебаевской экранировкой зарядов в плазме). Поэтому размеры солитонов характеризуются размерами экранировки и скоростью распространения. Если скорость уединенного возмущения совпадает со скоростью какой-либо линейной волны, то вместо экранировки происходит излучение. Этим объясняется, что размер солитона в диспергирующей среде тем меньше, чем сильнее отличается его скорость от скорости линейных волн, В некоторых средах скорость линейных волн очень мала (например, ионно-звуковые и альфвеновские волны поперек магнитного поля в плазме, волны Рос-сби в атмосфере). В таких средах возможны бегущие вихри малой амплитуды, в которых размер экранировки приближается к характерному размеру дисперсии (равному циклотронному радиусу ионов в плазме или размеру Россби во вращающейся атмосфере). [c.5]

Рассмотрим распространение таких волн, когда давление плазмы мало по сравнению с давлением магнитного поля, р = Snpo/Bl < 1 (ро-невозмущенное давление плазмы. Во - невозмущенное магнитное поле). При этом электрическое поле Е в. колебаниях можно считать потенциальным с rot Е = —Э В ii 0. Это означает, что его можно представить в виде Е = — V v , где (р — электрический потенциал. Ветвь ионно-звуковых колебаний существует только в неизотермической плазме, где Те > Ti, т.е. температура электронов много больше температуры ионов. Если это условие не вьшолняется, то их скорость распространения s = приближается к тепловой скорости ионов v i = [c.10]

Как отмечалось в 1.3, при увеличении угла между магнитным полем и направлением распространения медленной ионно-звуковой волны фазовая скорость уменьшается и может стать порядка дрейфовой. В этом случае колебания ионов становятся почти поперечными, а их плотность описывается уравнением (6.11). С приближением к дрейфовой скорости нарастает компонент фазовой скорости вдоль магнитного поля. Однако пока она мала по сравнению с альфвеновской скоростью, электрическое поле можно считать потенциальным. Ебли одновременно эта скорость меньше и тепловой скорости электронов, то электроны распределены по Больцману в потенциале [c.132]

При распространении под большим углом к магнитному полю скорость распространения низкочастотных ионно-звуковых волн стремится к дрейфовой скорости электронов и. В этом случае они хорошо описываются двумерным уравнением, полученным в [5.4] и совпадающим с уравнением, полученным в [0.9, 0.10] для атмосферных вихрей, характерный размер которых много больше глубины атмосферы а частоты много меньше частоты вращения планеты (квазигеострофи-ческие вихри) [c.185]

Помимо дрейфа под действием радиационного давления частицы аэрозоля совершают однонаправленные движения, вызванные иными силами. Таков, например, дрейф, связанный с изменением вязкости в поле звуковой волны. Как известно, распространение звука сопровождается колебательными изменениями температуры среды, а, следовательно, и вязкости. В этом случае формула Стокса для средней по времени силы сопротивления, действующей на находящееся в звуковом поле тело, запишется в виде F — Ъкаг [Т)и, где и — колебательная скорость в звуковой волне (черта означает усреднение по времени). [c.649]

На рис. 5.8 приведена фотография звукового поля внутри упругой цилиндрической оболочки, полученная при помощи визуализации звука методом Теплера (/ = 800 кГц, h =0,05 см, 2й =15 см). Видны две каустики звукового поля, возникающие при распространении по оболочке изгибных и продольных волн. В работе [115], где впервые бьша приведена подобная фотография, дана простая геометрическая интерпретация этого явления. Эффективное излучение звука пластиной при распространении по ней волны со скоростью i происходит в направлении, определяемом углом в = ar sin ( / i) к нормали. Если волна бежит по изогнутой оболочке, то направление излучения составляет с нормалью к оболочке такой же угол в любой точке области. Поэтому огибающая семейства лучей внутри оболочки есть окружность. Внутрь этой окружности лучи не попадают, а вне ее — интерферируют и создают чередование максимумов и минимумов звукового давления. [c.239]

Жидкими кристаллами называют оптически анизотропные жидкости, поскольку в оптическом отношении они ведут себя, как многие кристаллические твердые тела. Они являются двояко-преломляющими, т. е. свет распространяется в них в форме двух составляющих волн, которые (в случае непоглощающих материалов) линейно поляризованы перпендикулярно друг к другу и к направлению распространения и имеют различные скорости распространения. Это приводит к вращению плоскости колебаний линейно поляризованного света. Жидкости состоят из длинных молекул, которые спонтанно (внезапно) ориентируются параллельно в молекулярном масштабе на больших расстояниях. На это упорядочение, а следовательно и на оптические свойства, могут повлиять и оптические поля (индикация на жидких кристаллах, L D — Liquid rystal Display), и механические силы. Поэтому в принципе можно сделать распределение звукового давления видимым. [c.298]

Отраженная (обратная) волна в тонкослоистой среде обусловлена, конечно, не только границей Она является некоторой суммой обратных отраженных волн, связанных с многократными отражениями от находящ,ихся впереди границ. Многократные отражения в тонкослоистой среде участвуют только в оформлении обратной отраженной волны, а весь эффект уменьшения скорости в слоях I и 2 овязан с наложением (интерференцией) встречных систем волн. Если можно было бы изъять из. рассмотрения обратную волну, как-то пустить ее по другим каналам, чтобы не было эффекта взаимодействия прямой и обратной волн в тонкослоистой среде, то фазовая скорость распространения в слоях среды была бы всегда Сх и с2 соответственно, а в среде в целом она определялась бы по известной формуле средних скоростей. Однако амплитуда волны резко падала бы с расстоянием, чего нет в реальной тонкослоистой среде. Такое рассмотрение волн в среде лишний раз говорит об ошибочности деления полного звукового поля на падаюш,ую и отраженную волны и их независимого рассмотрения, что уже отмечалось Бреховских (Бреховских, 1956). [c.150]

В результате взаимодействия электромагнитных и гидродинамических явлений малые возмущения в проводящей среде при наличии магнитного поля распространяются в виде волн, свойства которых отличаются от свойств обычных звуковых или электромагнитных волн. Прежде всего, проводящая среда в магнитном ноле приобретает характерную анизотропию скорость распространения волн зависит от направления распространения по отношению к магнитному полю. Кроме того, в отличие от звуковых и электромагнитных волн, в магнитной гидродинамике волны в общем случае не являются ни продольными, ни поперечными. Волны малой aмпJ итyды в сжимаемой проводящей среде в присутствии магнитного поля рассматривались впервые в работах Помимо самостоятельного значения исследование поведения малых возмущений имеет непосредственное отношение к изучению волн конечной амплитуды и, в частности, ударных волн в магнитной гидродинамике. [c.9]

По предложению Гидемана Шефер [1839] (см. также [861]) применил следуюш.ий метод измерения скорости распространения продольных и поперечных волн в твердых непрозрачных телах. В качестве источника звука использовался кварцевый стержень, ориентированный согласно фиг. 89 и дающий острую характеристику направленности, допускающую при наблюдении звукового поля по теневому методу точное определение направления лучей (см., например, фиг. 199). Если приклеить такой излучатель к одной из граней клинообразного образца из исследуемого материала и погрузить последний в жидкость, скорость звука в которой известна, то направление оси прошедшего через образец сконцентрированного цучка звуковых волн позволит найти скорость распространения продольной волны в твердом материале (фиг. 406). [c.368]

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]

Смотреть страницы где упоминается термин Поле звуковое скорость распространения : [c.124] [c.512] [c.88] [c.17] [c.345] [c.598] [c.689] [c.56] [c.195] [c.205] [c.203] [c.21] [c.72] [c.21] [c.14] [c.84] [c.538] [c.228] [c.245] [c.43] [c.306] [c.438] [c.56] [c.696]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...