Пульсирующая сфера

Если источником звука является пульсирующая сфера или полусфера, то интенсивность звука в свободном поле убывает пропорционально квадрату расстояния от источника. [c.17]

Рис. 1. Пульсирующая сфера (монополь).

Пульсирующей сферой называют шаровой излучатель, все точки которого колеблются по закону [c.204]

Звуковое поле вокруг сферы (Определяют волновым уравнением в сферических координатах. Так как для пульсирующей сферы скорость поверхности не зависит от угловых координат, то это уравнение имеет вид [c.204]

Подставляя А м В ъ формулы (1.3.3), найдем для акустического поля пульсирующей сферы [c.205]

Для интенсивности излучения пульсирующей сферы имеем [c.205]

Поле точечного источника совпадает с полем пульсирующей сферы малого радиуса. Таким образом, если в формулах поля пульсирующей сферы перейти к пределу, когда то получим формулы поля точенного источника [c.206]

Основные характеристики пульсирующей сферы. [c.207]

Подставляя в общую формулу импеданса (1.2.4) комплексные амплитуды V и р из (1.3.4) при г —а, получаем выражение для механического импеданса пульсирующей сферы [c.207]

Предельный коэффициент излучения. Отношение реактивного сопротивления пульсирующей сферы к активному равно [c.207]

Зональные излучатели различных порядков. Для пульсирующей сферы колебательная скорость поверхности постоянна по амплитуде и фазе. Звуковое поле в этом случае определится формулами (1.6.1) — (1.6.3) с коэффициентами разложения (1.6.5). Подставляя у(е)= Уо в (1.6.5), получаем [c.216]

Таким образом, звуковое поле пульсирующей сферы определяется из общего решения (1.6.1) слагаемым нулевого порядка. Точно так же, пользуясь общими [c.216]

Поскольку речь идет о низких частотах, можно считать, что рассеянная волна представляет собой сферическую волну нулевого порядка, исходящую от пульсирующей сферы [c.315]

Пульсирующая сфера служит хорошей аппроксимацией при расчете звукового поля любых источников пульсационного типа при условии, что длина волны значительно больше размеров источника. В этом случае дифракционные явления приводят к тому, что излучение распределяется равномерно во все стороны, какова бы ни была форма пульсационного источника. Пульсационный характер имеет, например, излучение мембраны телефона, задняя сторона которой закрыта и не может излучать звук. Такой же характер имеет излучение звука сиреной, где происходит выталкивание воздуха через ряд отверстий. Во всех случаях, когда О — линейные размеры излучающего [c.68]

Отсюда ясно, что в области длинных волн сопротивление излучения осциллирующей сферы растет пропорционально о и 5 (для пульсирующей сферы — пропорционально и 5% [c.72]

Только при кг Х интенсивность звука Л я , выражение для интенсивности звука равномерно пульсирующей сферы в функции амплитуды скорости (см. формулу (4, 12)) при кг тождественно с аналогичным выражением для плоской волны. Нетрудно показать, что для осциллирующей сферы [c.74]

Оно представляет некоторый импеданс, рассчитанный на единицу площади выражение Z . = p (2 + есть удельный импеданс излучения пульсирующей сферы (при условии г , см. гл. 4), а [c.277]

Для пульсирующей сферы отношение растет при [c.296]

Пульсирующая сфера при го<<1 имеет сопротивление излучения [c.316]

Для присоединенной массы получим иной результат. Половина пульсирующей сферы равной. с поршнем площади (21г/ о = [c.316]

Излучение сферических волн пульсирующей сферой [c.206]

Рассмотрим сферу радиусом R, поверхность которой совершает малые радиальные (пульсационные) колебания, синфазные к одинаковые по амплитуде. Очевидно, акустическим полем этой пульсирующей сферы и будет поле симметричных однородных сферических волн без узловых интерференционных точек. Такие излучатели называют излучателями нулевого порядка. [c.206]

Таким образом, мощность, связанная с реактивной частью импеданса, аналогична мощности, потребляемой индуктивностью в цепи переменного тока, а сама реактивная часть 1т 2 — индуктивному сопротивлению катушки. Активная же часть Не 2 = р с ЗоЯ определяет мощность, необратимо теряемую источником на излучение в среду, и она эквивалентна активному сопротивлению электрической цепи. Поэтому эквивалентная схема акустического импеданса пульсирующей сферы может быть представлена параллельно соединенными катушкой и омическим сопротивлением. [c.208]

С увеличением кЯ реактивная часть импеданса быстро убывает, а активная возрастает, и с нею возрастает эффективность излучения пульсирующей сферы. Как видно из рис. 65, уже при значении к Я — 1 активная доля 2 достигает реактивной, а при кЯ 3 -т- 4 реактивная часть исчезает почти полностью. Значение же кЯ I на частоте I МГц, например при излучении ультразвука в воду (Л = o/v = 1,5 мм), достигается при Я = 1/к = Л/2зт 0,25 мм. Поэтому, как уже отмечалось, присоединенная масса и реактивное сопротивление пульсирующей сферы на ультразвуковых частотах обычно не играют существенной роли, в связи с чем мы этот вопрос подробно и не рассматриваем, адресуя интересующегося читателя к специальной литературе 172]. [c.208]

Полная излучаемая мощность мон<шоля любого радиуса выражается через его производительность ф-лон W—p k Q f8n. Для малых ка объёмная скорость излучателя V=i na vo приближённо равна его производительности Q. Поэтому для малых пульсирующих сфер [c.106]

Для выяснения поведения излучателей при произвольном соотношении между их размерами и длиной волны удобно пользоваться другой теоретич. моделью, т. и. излучателем нулевого порядка,— пульсирующей сферой (рис, 1), или моионолем. Давление, создаваемое пульсирующей сферой на расстоянии г от её центра, равно [c.106]

Рассмотрим эккартовский поток в свободном пространстве от источника. чвука, представляющего собой пульсирующую сферу (источник нулевого порядка). В этом случае в сферических координатах [c.234]

Точечный источник (монополъ). Наиболее простой тип источника — это точечный источник (пульсирующая сфера, р адиус которой меньше дайны излучаемой волны). Физический механизм излучения состоит в том, что в малой (по сравнению с длиной волны) области пространства имеется источник и сток массы. Изменение массы т со временем дается некоторой функцией q t) — dmidt. Тогда i Kopo Tb этого изменения q(t) есть производительность источника, и давление на расстоянии г от монополя определяется выражением [c.384]

Далее, рассеяние ультразвука частицей зависит от ее сжимаемости и плотности. Попятно, что если они совпадают с плотностью и сжимаемостью окружающей среды, это эквивалентно акустически однородной среде, в которой никакого рассеяния ие будет. Если частица отличается от окружающей среды только плотностью, но не сжимаемостью, то в первичном акустическом поле она будет отставать или опережать колебательное движение среды, т. е. будет совершать относительно нее поступательно-колебательное движение и рассеянное частицей поле будет эквивалентно полю излучения акустического диполя . Если же частица отличается от среды только сжимаемостью, то такая частица будет совершать поступательные колебания синфазно с акустическими колебаниями среды, но под действием переменного акустического давления она будет пульсировать относительно среды, и рассеиваемое ею поле будет эквивалентно полю излучения пульсирующей сферы. В общем случае рассеивающие частицы югyт отличаться от окружающей среаы как плотностью, так и сжимаемостью, и рассеиваемое ими поле будет носить более сложный характер. Расчет этого поля, таким образом, тесно связан с задачей об излучении звука сферой, совершающей различные колебания. [c.162]

Чтобы выяснить значение полученного результата, вычислим л 0Щ1ЮСть излучения пульсирующей сферы. Для этого умножим на площадь сферы 4пЯ полученное ранее выражение для интен-С1ШИ0СТИ сферической волны (IX. 14) [c.207]

IX.20), пропорциональна активному сопротивлению среды роСо5оХ, которое зависит от кЯ. Следовательно, эффективность излучения пульсирующей сферы зависит от соотношения между радиусом сферы и длиной излучаемой волны, т. е. частотой ультразвука. При малых кЯ эффективность излучения невелика независимо от амплитуды колебаний источника. В этом случае большую роль играет реактивная часть импеданса, которая, как всегда, определяет долю энергии источника, возвращаемую средой в течение полупериода колебаний. Это можно легко увидеть, интегрируя выражение (IX. 11) не по всему периоду, а по долям периода. Тогда второй и третий члены в этом выражении будут отличны от нуля и дадут для мощности излучения за четверть периода дополнительное слагаемое (1/2)УИотахо> где М — некоторая константа с размерностью массы, имеющая смысл массы среды, вытесняемой пульсирующей сферой и называемая присоединенной массой. За следующую четверть периода величина дополнительной мощности окажется такой же, но с противоположным знаком. Это означает, что кинетическая энергия, запасенная присоединенной массой за четверть периода, отдается затем обратно излучателю. [c.208]

Эрозия кавитационная 129 Э >ект пьезоэлектрический 267 Э4х .ектнвиое сечение рассеяния 166 Эффективность из.]уче) ия пульсирующей сферы 208 [c.278]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...