Амплитудное поле звуковой волны

В результате многократного отражения звуковых волн от границ помещения возникает замкнутое трехмерное волновое поле. Обычно линейные размеры помещения значительно больше длины звуковых волн. Замкнутый объем помещения представляет собой колебательную систему со спектром собственных частот, при этом каждой собственной частоте соответствует свой декремент затухания. Если источник звука создает звуковые сигналы с меняющимся спектральным и амплитудным распределением, то эти сигналы возбудят колебания воздуха в помещении с частотами, близкими к резонансным, и по мере изменения спектра будут возникать все новые и новые моды собственных колебаний замкнутого объема, которые, накладываясь на ранее возникающие и имеющие уровни выше порога слышимости, в большей или меньшей степени исказят начальный сигнал. Поскольку декремент затухания составляющих спектра частот различен, то каждая из составляющих частот имеет свое время реверберации. [c.359]

Если, например, в тело входит идеальная ударная волна, то вместе с ее фронтом через среду проходит и соответствующая область с измененным преломлением света, и на устройстве щелевой оптики обнаруживается просветление. Если в среду входит звуковая волна с большим числом колебаний, то возникает пространственная структура с изменяющимся коэффициентом преломления. Если звуковое поле имеет лишь малую протяженность в направлении лучей света (рис. 8.18), то звуковая волна действует как настоящая фазовая решетка, постоянная которой определяется длиной звуковой волны. Упомянутая пространственная структура влияет на фазу световой волны, и на элементах решетки (в точках экстремального значения давлений и коэффициента преломления) рассеянный свет усиливается по принципу Гюйгенса в определенных направлениях ( порядки дифракции ), а в промежутках между ними свет не отклоняется [307, 935]. Следовательно, свет отклоняется (подвергается дифракции) как на обычной (амплитудной) решетке, как показано на рис. 8.18. В этом случае говорят о дифракции Рамана — Ната. [c.181]

Очевидно, аддитивность средних плотностей энергии имеет место и для любого числа составляющих гармонических волн данного звукового поля- Так, для периодического поля средняя энергия равна сумме средних за период поля энергий его гармонических составляющих. При этом фазы компонент роли не играют средняя энергия зависит только от амплитудного спектра данного периодического поля. [c.114]

На рис. 3 представлена заимствованная из работы [28] кинограмма разрушения пленки канифоли при захлопывании кавитационного пузырька. Четко видно, что момент резкого сокращения размеров пузырька (рис. 3 а, б) связан с сильным разрушением прилегающей к нему части планки, в которой сначала появляются трещины (рис. 3, в), а затем с ее поверхности вырываются отдельные кусочки канифоли (рис. 3, г). Механизм образования ударной волны при захлопывании кавитационного пузырька можно представить следующим образом парогазовый пузырек с начальным радиусом Лд расширяется в начале отрицательного полупериода достаточно медленно, так как звуковое давление Ра мало. Как только звуковое давление превысит критическое Р ., пузырек потеряет устойчивость и начнет быстро расти под давлением содержащейся в нем парогазовой смеси и повышающегося Р . Резкому нарастанию скорости движения стенки пузырька препятствует присоединенная масса жидкости, увеличение которой идет пропорционально Л , тогда как сила, растягивающая пузырек за счет звукового поля, растет пропорционально Звуковое давление достигает амплитудного значения, а затем снижается до величины <Р ., однако пузырек продолжает расти по инерции весь отрицательный и некоторую часть положительного полупериода. В стадии расширения давление газа в пузырьке снижается примерно в 10 раз и внешние силы Р , действующие на стенку пузырька к началу фазы сжатия (сумма звукового Р и статического Рд давлений), во много раз превосходят противодействующее захлопыванию давление парогазовой смеси в пузырьке при В=В . При сжатии стенка пузырька начинает двигаться сначала плавно, а затем с резко возрастающей скоростью, и работа внеш- [c.174]

В своих двух дальнейших работах [1661, 1662] Раман и Нат развили и обобщили теорию диффракции света на ультразвуковых волнах. Решение волнового уравнения для случая распространения света в среде с коэффициентом преломления, изменяющимся во времени и пространстве, и представление световой волны с гофрированным фронтом, выходящей из звукового поля, в виде бесконечного количества плоских волн с различными направлениями распространения, дает возможность получить при помощи разложения Фурье правильные значения углов диффракции и приведенных выше в этом пункте частот Допплера как для стоячей, так и для бегущей волн. Из этой теории следует, по- мимо существования фазовой решетки, также наличие амплитудной решетки, не вытекающее из первой приближенной теории отсюда неизбежна асимметрия в распределении интенсивности диффракционных спектров справа и слева от главного максимума, возникающая при косом падении лучей света. Нат [1399, 14001 решил при помощи разложения в ряд дифференциальное уравнение для случая, когда периодическое изменение коэ ициента преломления представлено простой синусоидальной функцией. [c.189]

Интегралыюе представление звукового поля. Звуковое давление в сферической волне с произвольной зависимостью от времени дается формулой (1.18). Монохроматическую волну получим, если примем в (1.18), что F(t) = onst ехр (i wt). Отбрасывая произвольный амплитудный множитель и фактор ехр (- ЧоГ),,монохроматическую сферическую,волну запишем в виде р = / 4xp(if Л), где к о с, R= (х + z ) / (в 1 последняя величина обозначалась через г).Временно предполагаем, что излучатель находится в начале координат. [c.241]

Предположим теперь, что нижняя и верхняя границы характеризуются коэффициентами отражения звуковой волны равными соответственно и и предположим для простоты, что они не зависят от угла падения волны. Тогда звуковое поле в произвольной точке можно представить как сумму сферических волн, исходящих из мнимых источников, но каадая из волн будет иметь добавочный амплитудный множитель , где и - число отражений от ниж- [c.41]

Номото нашел, что для частоты 684 кгц полосы становятся заметны на расстоянии О =50 см и хорошо видны при 0=2 0 0 см. На более высоких частотах (/=1855 кгц) они ясно выражены уже непосредственно у самой стенки кюветы. Эти результаты находятся в полном согласии с наблюдениями Бэра (см. п. 2 настояп его параграфа), который установил, что при прохождении светом звукового поля амплитудная световая решетка возникает только для достаточно коротких звуковых волн, т. е. при достаточном искривлении световых лучей. Раман и Нат в своих работах предполагали, что в плоскости выхода световых лучей имеет место в основном фазовая модуляция света. Исходя из этих же предположений Номото создал хорошо согласующуюся с экспериментальными данными теорию периодического появления и исчезновения полос вне звукового поля. Согласно этой теории, плоскости наилучшей видимости полос находятся на расстояниях [c.196]

Заметим, что к рассматриваемой задаче можно было подойти иначе. Чтобы полностью определить звуковое поле в среде с w - 1 однородным споем между двумя однородными полупространствами, достаточно, как видно из соотношения (2.70), найти 2п неизвестных амплитудных коэффиш ен-тов Af, Bj (/ = 2, 3,,.., n), Bi и (Амплитуда B +i падаюшей волны в верхнем полупространстве считается заданной.) Условия (1.21а) непрерывности давления и колебательной скорости на п границах между средами дают 2л линейных уравнений для нахождения неизвестных Aj, Bj [c.40]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...