Распределение давлений в стоячей звуковой волне

Фиг. 8. Распределение скоростей а/й г и давлений р в стоячей звуковой волне.

Фиг. 210. Распределения скорости и, давления р и показателя преломления п в стояче звуковой волне, относящиеся к двум отличающимся на полупериод моментам времени.

Ф и г. 553. Распределение относительной плотности частиц в стоячей звуковой волне между узлами К) и пучностями (В) колебаний под действием волнового давления звука для различных моментов времени. [c.492]

На фиг. 553 представлено распределение относительной плотности частиц в моменты времени О, 21 и 43 сек. для аэрозоля, состоящего из частиц диаметром 1 р.,в ультразвуковом поле с частотой 10 кгц и плотностью энергии 1000 эрг]см (что соответствует интенсивности ультразвука 3,3 вт см ). Коэффициент вязкости среды был принят равным т)=1,85-10 . Таким образом, кривые, рассчитанные для идеального аэрозоля, отчетливо показывают, что при легко достижимой интенсивности ультразвука под действием волнового давления частицы концентрируются в пучностях колебаний стоячей звуковой волны, где и происходит дальнейшая коагуляция. [c.492]

Разрушающее действие кавитации 518 Раковые опухоли 561 Раскисляющее действие ультразвука 525 Распад молекул высокополимеров 479 Расплавы металлов,, облучение 511 Распределение давлений в колеблющейся кварцевой пластинке 84, 85 --- — стоячей звуковой волне 24, 172 [c.720]

Три нормальном падении звука на плоскую границу раздела двух сред, обладающих разными акустическими сопротивлениями, возникает стоячая волна (колебание, образованное двумя волнами, бегущими навстречу друг другу). На расстояниях К/2 в стоячей волне располагаются точки, в которых колебания отсутствуют (узлы) посередине между узлами располагаются точки с максимальной амплитудой (пучности). В поле стоячих волн значения А, В, и, Р при полном отражении вдвое превосходят эти значения в исходных бегущих волнах. Узлы и пучности колебательной скорости располагаются в тех же точках, что узлы и пучности смещения. Распределение звукового давления в стоячей волне также характеризуется наличием узлов и пучностей, однако положение узлов давления совпадает с положением пучностей смещения. Таким образом, узлы и пучности скорости и смещения отстоят от узлов и пучностей давления на Х/4. [c.11]

Рис. 2.1. Распределение звукового давления (сплошная кривая) и колебательной скорости (пунктир) в стоячей волне. 1 — плоскость высокого импеданса (р/м оо) — распределение давления вблизи жесткой границы 3 — плоскость низкого импеданса (р1и=0) 4 — распределение давления вблизи мягкой

Измерялась толщина акустического пограничного слоя вблизи плоской пластинки в воздухе [36]. Пластинка размером 1 X 4 устанавливалась вдоль направления колебаний в стоячей волне, создаваемой мощной сиреной. Распределение скорости постоянного потока вблизи поверхности пластины определялось термоанемометром. Толщина акустического пограничного слоя не зависела от амплитуды звукового давления (от 7,6 до 24-10 бар) и вполне удовлетворительно совпадала с теоретической 6==(2г/со) /2 (для частот 4—1,2 кгц). Распределение скорости, полученное при амплитуде звукового давления 1,2 10 бар на разных частотах, показана на рис. 19 (кривые 1—3), На этом же рисунке приведено распределение скорости при обтекании пластины незвуковым стационарным потоком (кривая 4), скорость которого вдали от пластины равна амплитуде колебательной скорости в стоячей волне. В условиях эксперимента толщина акустического пограничного слоя была приблизительно на два порядка меньше толщины пограничного слоя при обтекании пластины стационарным потоком, что указывает на возможность ускорения различных процессов переноса в звуковом поле. [c.120]

На рис. 5 изображены в схематическом виде кривые распределения колебательной скорости У, звукового давления Р, радиационного давления и продольной составляющей скорости рэлеевского потока в стоячей волне. Так как распыление наиболее интенсивно протекает в узле давления, то следует полагать, что ни Р, ни ни г не ответственны за этот процесс. Градиенты давления на диаметре капли также невелики, так как размеры капли во много раз меньше длины волны. Поэтому можно предположить, что механизм распада капель в звуковом поле аналогичен механизму этого процесса в воздушной струе, как он трактуется в работе [25], и состоит в том, что под влиянием внешнего потока внутри капли (тангенциальные составляющие скорости жидкости на поверхности капли и газа равны) возникает движение, динамический напор которого при некоторых условиях превышает поверхностное натяжение. Это и приводит к дроблению капли. Для ламинарного потока радиус неустойчивой капли может быть найден из выражения [25] [c.591]

На рис. 13 приведены данные по влагосодержанию образца, озвученного в течение 20 мин в поле с частотой 2 кгц (при звуковом давлении в пучности 13-10 бар) в зависимости от положения его по отношению к пучности [4]. Для сопоставления на рисунке приведено влагосодержание образца в воздушном потоке при скорости воздуха около 15 см сек (кривая 1). а также кривая распределения звукового давления 4) в стоячей волне. Ясно видно, что процесс наиболее интенсивно идет там, где звуковое давление минимально (пучность колебательной скорости). Аналогичный результат получен в работе [31]. Приведенные результаты показывают, что звуковое давление как физический фактор непосредственно не влияет на процессы тепло-массообмена и что таким фактором может скорее служить величина колебательной скорости, причем линейная зависимость коэффициента массообмена от У,, (см. рис. 11, б) как будто подтверждает это предположение. Однако (мы это увидим несколько позже) колебательная скорость влияет на процесс тоже косвенно. Моншо с уверенностью утверждать, что усиление тепло-массообмена протекает [c.604]

Распределение коэффициентов массоотдачи (как и теплоотдачи) по длине канала неравномерно в пучности скорости стоячей волны массоотдача максимальная, а в узлах — минимальная. Максимальное увеличение массоотдачи при Re < 150 составляет К = 2,7. В узлах скорости стоячей волны наблюдается уменьшение коэффициента массоотдачи на 10% (рис. 48). Измерение осред-ненного по времени профиля скорости по сечению канала в зависимости от уровня звукового давления вблизи пучности скорости представлено на рис. 49. С увеличением интенсивности звуковых колебаний профиль скорости в ядре потока выравнивается, а вблизи стенки становится круче, т. е. режим течения принимает характерные особенности турбулентного потока. [c.140]

Рис. 49. Распределения относительной осредненной по времени скорости воздуха по сечению канала в пучности скорости стоячей волны для различных уровней звукового давления при Re = 1432

Рис. 2.39. Распределен ние амплитуд звукового давления (сплошные кривые) и колебательной скорости (пунктир) в трубе со стоячей волной.

Рассмотрим сначала линейные собственные колебания (стоячие волны) для случая двух абсолютно жестких параллельных стенок (бесконечный импеданс) [12, 13], находящихся на расстоянии пк 2 (л=1, 2, 3,. ..) друг от друга (условие резонанса). Если при =0 кх, то для V у стенок, т. е. при х=0 и х 1=пк12, имеется узел и значения V равны нулю (узлы колебаний при любых п и при любых временах <). Наоборот, звуковое давление р на стенке будет иметь пучность и узел посередине между стенками. На рис. 4.4 представлены распределение скоростей и распределение давлений в стоячей волне между стенками через 1/8 периода (п=1). [c.95]

Анализ выражений (4.37) и зависимостей, представленных на рис. 88, 89, позволил нам установить самые общие акустические и механические свойства решетки. Чтобы получить более глубокие представления о физических процессах, происходящих на частотах резонанса и антирезонапса системы пластины — жидкость, необходимо изучить пространственное распределение характеристик звукового поля в окрестности решетки и колебательную скорость поверхности пластинок. С этой целью на рис. 90 и представлены распределения модулей звукового давления и колебательной скорости жидкости в окрестности одного периода решетки при 0 = 0. Здесь же, на участке О < л рядом с кривыми указаны также значения фазы давления и колебательных скоростей. Из данных рис. 90, а хорошо видно, что в области резонанса (///] лг 0,4) перед решеткой образуется стоячая волна за счет интерференции падающей и отраженной от решетки волн. Поскольку значение на этих частотах мало (котр соответственно велико), амплитуда звукового давления в стоячей волне близка к 2ро (где ро — звуковое давление в падающей волне). В начале щели (х л 0) звуковое давление резко падает за счет значительной податливости пластин, однако к концу щели (х л I) несколько возрастает и уже за решеткой остается постоянным по амплитуде. Значение фазы давления остается практически неиз.менным по всей длине щели. [c.172]

Как показывают эксперименты, акустическое поле в левитаторе — это всегда комбинация ближнего поля излучателя и поля стоячих волн, что ведет к образованию в объеме камеры строго ограниченных областей, так называемых энергетических ям , в которых происходит устойчивая фиксация образцов с размерами, меньшими Х/2. На рис. 5.1 схематически показано распределение звукового давления и положение взвешенных частиц в так называемом одноосевом левитаторе [13], состоящем из поршневого излучателя радиусом р в две длины волны в воздухе и с плоским рефлектором, помещенным на расстоянии пк 2. Плоскости минимальной потенциальной энергии, в которых фиксируются образцы, почти совпадают с плоскостями минимального звукового давления, нормальными к оси излучателя. В горизонтальной плоскости зоны устойчивой левитации также совпадают с областями мцнимального давления, [c.131]

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]

Существенной трудностью теневого метода при применении непрерывного ультразвука является возникновение стоячих волн. Звуковое давление на приемнике определяется не только волной, бегущей по желательному пути от излучателя к приемнику и несплошностями на этом пути здесь добавляется также и влияние отражений, например от граничных поверхностей. Все эти составляющие складываются в результате интерференции в звуковое давление в месте приема, которое может быть большим нли меньшим в зависимости от значений отдельных амплитуд и фаз. Во всем контролируемом изделии возникает пространственное поле стоячих волн. Пространственное распределение узлов и пучностей поля стоячих волн зависит от размеров контролируемого изделия, длины волны (т. е. частоты контроля) и положения излучателя. При любом изменении этих влияющих параметров поле стоячих волн смещается, что может повлечь за собой большие изменения звукового давления, измеряемого приемником. Формирования поля стоячих волн можно избежать вобулированием (качанием) частоты, т. е. периодической илн непериодической частотной модуляцией. [c.291]

В методах первой группы для получения картины распределения звукового давления используются различные технич. приёмы. Самый распространённый — сканирование исследуемого поля миниатюрным приёмником звукового давления. Электрич. сигнал с такого приёмника после необходимого усиления преобразуется в световой, наир, с помощью электрич. лампочки или путём модуляции яркости луча электроннолучевой трубки. Способ сканирования одиночным приёмником может быть использован в том случае, когда исследуемое акустич. поле представляет собой стоячую волну или сумму стоячих волн. Для визуализации поля бегущей волны необходимо иметь набор (мозаику) приёмников, быстро переключаемых с помощью электронного устройства. Можно искусственно создавать поле стоячих волн, обеспечивая интерферерщию исследуемого поля с нек-рой опорной акустич. волной или электрич. сигналом той же частоты. Этот приём, составляющий основу методов акустич. голографии, широко используется для В. 3. п. [c.58]

Распределение продольной состапляютей колебательной скорости перед решеткой (рис. 90, б) также характеризуется наличием стоячей волны, однако в зоне л О (в отличие от звукового давления) величина 11 I л 2 I Уо I (здесь — колебательная скорость жидкости в падающей волне). Указанные особенности звукового поля еще раз подтверждают сделанный выше вывод о то.м, что в области первого резонанса peпJeткa близка по своим свойствам к акустически мягким поверхностям, на которых, как известно, выполняются равенства р -= О ю = К концу щели колебательная скорость быстро падает и уже за peпJeткoй остается постоянной. Значение фазы продольной составляющей колебательной- скорости, так же как и звукового давления, мало изменяется вдоль щели. Поперечная составляющая колебательной скорости жидкости перед )ешеткой и после нее равна нулю (рис. 90, в). [c.174]

Вернемся еще раз к рассмотрению стоячих волн в жидкости. Бахэм [133] указал на еще одну причину изменения частоты диффрагированного света. (Стоячая вол на. возникает и исчезает один раз за полупериод звукового колебания. Этот процесс представлен графически на фиг. 210 для момента времени t, когда стоячая волна достигает максимальной амплитуды, а также момента где X период колебаний ультразвуковой волны, график дает распределение скоро стей и частиц жидкости (направление их движения показано стрелками), давлений р и показателя преломления п в жидкости в зависимости от расстояния до отражателя. Между двумя указанными моментами (т. е. в течение промежутка времени х/2) наступает такой момент, когда на всем отрезке и—О, р=0 и м= сопз1. Это ука- [c.172]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...