Нелинейные звуковые пучки

НЕЛИНЕЙНЫЕ ЗВУКОВЫЕ ПУЧКИ [c.103]

Этот вопрос, имеющий принципиальное значение для нелинейной акустики, довольно широко обсуждался в литературе в связи с тем, что здесь были получены противоречивые результаты согласно одной теории возможность наблюдения комбинационных частот второго приближения в газах или жидкостях есть, согласно другой — нет. В настоящее время следует считать доказанным как теоретически, так и экспериментально, что в случае рассеяния одного звукового пучка на другом (при идеальной однородности пучков и пренебрежении пограничными эффектами) в газах или жидкостях комбинационного рассеяния звука на звуке во втором приближении нет. Возвращаясь К принципу суперпозиции, следует сказать, что в области пересечения звуковых пучков взаимодействие звука со звуком имеет место и в этой области могут наблюдаться комбинационные частоты второго порядка. [c.49]

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]

Вопрос о комбинационном рассеянии звука на звуке так просто решается с точки зрения элементарных законов сохранения для фононных взаимодействий. С точки зрения классической гидродинамики задача о рассеянии звука на звуке представляет значительные трудности. Связано это с тем, что эту задачу, согласно определению рассеяния звука на звуке, необходимо решать для ограниченных звуковых пучков. Решения, учитывающие дифракцию звука на ограниченной апертуре, до сих пор ни в одной из задач нелинейной акустики, даже только во втором приближении, насколько нам известно, не получены. Тем более это сложно было бы сделать для случая двух пересекающихся звуковых пучков. [c.91]

Это отличие особенно велико, если иметь в виду, что для жидкостей нелинейный параметр Г=у имеет значения 4 -Ь 12 (см. гл. 4, 2). Вопрос об экспериментальном определении поджатия ограниченного звукового пучка, которое могло бы помочь здесь разобраться, неоднократно ставился однако, насколько нам известно, до настоящего времени такие эксперименты не проводились. Высказывался ряд соображений о справедливости приведенного рассмотрения ограниченных звуковых пучков, подтверждающего поджатие>>. В частности, при определении среднего давления газа на стенки сосуда получается результат, согласующийся с молекулярно-кинетической теорией, если считать, что в газе распространяются тепловые упругие волны, удовлетворяющие также условию поджатия [6]. [c.185]

На рис. 4.2 представлены профили волны на различном удалении от оси пучка при значительной нелинейности N= 1/3). При а = 0,25 разрыв образуется лишь на оси пучка, в то время как при а = 1 он возникает и на периферии. Профиль волны заметно несимметричен. Отмеченные особенности нелинейной эволюции звуковых пучков неоднократно наблюдались экспериментально. [c.108]

Соотношение (6.19) проверялось в эксперименте [Кобелев, Островский, 1980], в котором звуковой пучок пересекал слой пузырьков, создаваемый электролитическим способом. Концентрация пузырьков измерялась по затуханию в соответствии с формулой (6.10а) в интервале 90— 290 кГц. Дисперсия скорости звука в этом диапазоне бьша незначительна (Дс/со 10" ), что подтверждает справедливость предположения о доминирующем влиянии резонансных пузырьков. В поле волны, прошедшей через слой, измерялась компонента на частоте Л и (с учетом расходимости пучка) определялось значение. При этом значение р примерно в тысячу раз превышало то, которое получалось бы для чистой воды так, для частоты а)/2тг — 140 кГц, П/2тг = 14 кГц получаем — 3,5 -10 . Таким образом, реальная жидкость с пузырьками обеспечивает весьма высокие значения параметра нелинейности. Достаточно большие значения могут реализоваться и в естественных условиях, в частности в море, где пузырьки возникают благодаря насыщению воды воздухом из-за действия ветра, а также, по-видимому, из-за влияния морских организмов. [c.176]

Дпя воды звуковой пучок из-за нелинейности (как и из-за дифракции) расходится. В этом случае = 1,6-10" К и при тех же условиях [c.190]

Нелинейные эффекты в звуковых пучках [c.232]

I 3. НЕЛИНЕЙНЫЕ ЭФФЕКТЫ В ЗВУКОВЫХ ПУЧКАХ 233 [c.233]

Нелинейные параметрические взаимодействия в жидкостях и газах могут быть использованы и для приема слабых сигналов. Принцип действия приемной параметрической антенны приведен на рис. 4.9. Излучатель И частоты со (накачка) создает достаточно узкий пучок интенсивных звуковых волн. Слабый сигнал частоты падает под некоторым углом 0 к оси пучка. В области пересечения с полем накачки происходит нелинейное взаимодействие волн (О и й. При этом возникают комбинационные частоты ю—Q [c.106]

Как видно из этого выражения, измеряя в принципе возможно определить а и отношение сдвиговой вязкости к объемной, хотя этот метод не отличается большой точностью. При таких измерениях необходимо учитывать влияние всех имеющихся для звука потерь, в том числе возможное рассеяние звука на неоднородностях среды. Измерения нужно проводить, принимая во внимание дифракционное расхождение пучка и не используя слишком больших амплитуд звукового поля, чтобы нелинейные явления не играли заметной роли. [c.137]

Например, сжатие ЛЧМ-сигнала во времени может быть осуществлено с помощью устройства, изображенного на рис. 13.19. Принцип действия его основан на том, что углы рассеяния света, прошедшего через различные участки звукового поля, обратно пропорциональны длине волны звука. Поэтому весь дифрагированный свет практически одновременно попадает на вход фотоприемника, что и влечет за собой сжатие ЛЧМ-сигнала. Коэффициенты сжатия для устройств подобного типа составляют - 100 [6, 56]. Для сравнения вспомним, что в акустоэлектронных фильтрах с апериодическими отражательными решетками (см. 4 гл. 12) этот параметр достигает нескольких десятков тысяч. Используя нелинейность характеристики фотоприемника, можно получить функцию свертки двух противоположно направленных акустических сигналов [571. Для этого на кристалл нужно направить пучок света и выделить с фотоприемника дифрагированный световой сигнал на двойной частоте. Согласно [57] вносимые потери устройства, использующего дифракцию на поверхностных акустических волнах, составляли 44 дБм, что вполне сопоставимо с эффективностью акустоэлектронных устройств свертки на основе токовой нелинейности (см. 7 гл. 12). Для повышения конкурентоспособности акустооптических процессоров необходимы дальнейшие поиски материалов с высокими фотоупругими свойствами. Определенные возможности здесь открывает использование взаимодействия света с волнами пространственного заряда, сопровождающего распро- [c.365]

В последнее время в связи с исследованиями взаимодействия мощного оптического излучения с веществом была обнаружена генерация гипер-звуковых волн пучком лазера, фокусируемым в твердом теле [71]. Интенсивность этих волн настолько велика, что по оценкам работы [72] соответствующие значения Г даже при комнатных температурах близки к единице и возрастают на 3—4 порядка при понижении температур до температуры жидкого гелия, что дает основание предполагать наличие в этом случае заметных нелинейных эффектов. [c.46]

Подобные задачи стали рассматриваться в акустике, пожалуй, только начиная с 1969 г,, когда Е.А. Заболотской и Р.В. Хохловым [1969] было предложено упрощенное уравнение, описьшающее эволюцию нелинейных звуковых пучков с узким угловым спектром. Это уравнение послужило основой ряда дальнейших исследований. Следует, правда, признать, что оно все еще очень сложно и для его решения приходится привлекать приближенные методы или пользоваться численными расчетами. [c.103]

Н. а. занимает промежуточное место между линейной теорией звука и теорией ударных волн. Предметом её исследований являются слабо нелинейные волны, в то время как ударные волны, как правило, сильно нелинейны в классич. же акустике нелинейные эффекты не рассматриваются вообще. Н. а. близка к нелинейной оптике и др. разделам физики нелинейных волн. К осн. вопросам, к-рыми занимается совр. Н. а., относятся распространение волн конечной амплитуды, звуковые пучки большой интенсивности и их самовоздей-ствие, нелинейное поглощение и взаимодействие волн, особенности нелинейного взаимодействия в твёрдых телах, генерация и распространение интенсивных шумов, усреднённые э екты в звуковом поле, акустич. кавитация и др. [c.288]

Для огранлченного звукового пучка, как это следует из (5.12), радиационное давление во втором приближении равно удвоенной плотности кинетической энергии. Связь плотности звуковой энергии с плотностью потока энергии в плоской волне из-за нелинейного искажения профим волны, вообще говоря, не определяется условием J = с Е (см. гл. 2, 4). Однако при у = — 1, т. е. в гипотетической среде, где распространение волны происходит без изменения ее профиля, / = qE. Кроме того, в этой среде средняя по времени плотность кинетической энергии равна средней по времени плотности потенциальной энергии, т. е. радиационное давление из (5.12) равно средней по времени плотности полной звуковой энергии. Сред с у = — 1 нет, однако реализация волнового процесса, в котором профиль волны не изменяется, возможна, когда учитывается вязкость среды (см. гл. 3, 2) и акустические числа Рейнольдса малы. В этом линейном приближении обычно рассматриваются задачи о радиационных силах, действующих на препятствия. В этом приближении из (5.18) может быть определена сила в направлении распространения волны, возникающая изнза разницы имшульсов в падающей, и прошедшей волнах [c.189]

Нелинейная упругость твердых тел помимо искажения формы профиля волны приводит еще к тому, что акустические волны в твердых телах взаимодействуют. Распространение в твердых телах помимо продольных волн еще и волн сдвига приводит к тому, что здесь возможностей взаимодействия волн по сравнению с жидкостями и газами существенно больше. В жидкостях и газах без дисперсии, как эго было рассмотрено в га. 2 и гл. 3, взаимодействуют волны только с колинеарньши В0ЛН0ВЫ1МИ векторами цри косых пересечениях звуковых пучков комбинационного рассеяния звука на звуке нет, т. е. вне области взаимодействия нет звуковых волн комбинационных частот. Иначе обстоит дело в твердых телах. [c.288]

Пз) и глицерине (4=14 Пз). Радиус звукового пучка с частотой f = 2 МГц был равен с1 = 0,75 см, поэтому согласно сказанному выше время установления тепловых эффектов с1 Г) в бензоле и глицерине равно 1,5-10 с. Для используемых в эксперименте импульсов мощностью до 50 Вт и длительностью порядка 1 с процесс был нестационарным, причем длины самофокусировок составляли 12 см в бензоле и 8 см в глицерине при зтом расстояние образования разрыва из-за квадратичной нелинейноста было значительно большим (15—20 см). Регистрация велась с помощью оптической визуализации звука, в экспериментах с глицерином использовали также гидрофон. В экспериментах наблюдалось существенное (до 2 раз) сужение пучка и даже его распад на несколько пучков (нитей) что соответствует описанному выше эффекту самофокусировочной не устойчивоста. [c.190]

В качестве одного из конкретных физических механизмов, ответственных за наличие слабой дисперсии, рассмотрим релаксационные процессы [64]. Пусть в релаксирующей нелинейной среде под углом 0 пересекаются два иптенсивных звуковых пучка с частотами о , з, как это показано на рис. [c.123]

В заключение укажем, что все результаты этого параграфа получены без учета ограниченности звуковых пучков. Влияние дифракции — в тех случаях, когда оно сухцественно (см. гл. IX),— приведет к уменьшению амплитуд волн на оси пучков и, следовательно, к ослаблению нелинейного взаимодействия. [c.168]

Уравнение ( 111.3.28) является асимптотическим и справедливо только на оси звукового пучка. При отсутствии нелинейного члена UdUldx оно представляло бы собой обычное уравнение теплопроводности для полубесконеч-ного стержня с неравномерно распределенными источниками тепла, на боковой поверхности которого происходит теплообмен с окружающей средой. [c.214]

Перейдем к физическому анализу полученного результата. Как видно из формулы (IX.4.3), генерация второй гармоники в ограниченномпучкепроис-ходит существенно иначе, чем в плоской волне. На рис. IX.5 изображена функция Ф (б) = [1п (1 -Ь б ) -(- 4 ar tg б]/(1 - - б ) /г, определяющая изменение амплитуды второй гармоники на оси звукового пучка. Вначале (при малых б) амплитуда нарастает по линейному закону, как и в плоской волне. Однако в дальнейшем дифракция приводит к стабилизации, а затем и к уменьшению амплитуды. Следует отметить, что имеется некоторое сходство между кривой на рис. IX.5 и кривой, иллюстрирующей поведение амплитуды второй гармоники в нелинейной среде с диссипацией (см. рис. II.1). Эта аналогия, однако, является чисто внеш- [c.236]

Другим ярким примером использования методов нелинейной акустики является генерация в воде узконаправленных пучков акустических волн с длиной X. Это осуществляется с помощью так называемых параметрических антенн. При знакомстве с явлением дифракции волн мы отмечали, что угловая расходимость д звукового пучка тем меньше, чем больше размер передающего излучателя (антенны). Проблему изготовления огромных излучающих антенн с размерами в десятки метров можно обойти, используя нелинейное взаимодействие в воде двух параллельно распространяющихся мощных звуковых волн с близкими частотами Ю и (Oj Эти волны излучаются горизонтально погруженным в воду одним пьезоизлучателем размером 10 см. Обе волны до их затухания пройдут расстояние L 10 м. В этой протяженной области рождается волна низкой (разностной) частоты ю = Oj - Ю , которая затухает гораздо слабее и может пройти очень большие расстояния. Таким образом, вытянутый объем воды с малым поперечным размером и большим продольным размером L представляет собой гигантскую естественную антенну, излучающую звуковой пучок разностной частоты вдоль самой вытянутой антенны. Однако, расходимость д этого пучка уже будет задаваться выражением [c.139]

Другой механизм поглощения, также имеющий место в большинстве веществ, связан с нелинейным взаимодействием звуковой волны и тепловых колебаний крн-сталлич. решётки, т. е. с взаимодействием звуковых и тепловых фононов. Такое П. з. поэтому часто наз. решёточным или фононным . Оно проявляется на ВЧ в достаточно чистых и бездефектных кристаллах. В зависимости от частоты и соотношения длины волны УЗ и длины свободного пробега тепловых фононов в кристалле (определяемой темп-рой) рассматриваются разл, модели фононного поглощения. На сравнительно низких частотах действует т. н. механизм Ахиезера. Он заключается в том, что звуковая волна, представляющая собой когерентный пучок фононов, нарушает равновесное распределение тепловых фононов, и вызванное ею перераспределение знергпи между фононами приводит к необратимому процессу диссипации энергии. Этот механизм имеет релаксац. характер, причём роль времени релаксации играет время жизни фюпо-на, равное т 1/с 3-к1сус , где I — длина свободного пробега фонона, с — средняя скорость звука. В этом случае коэф. П. з. [c.658]

Распространение лазерного излучения в средах с дискретными центрами теплопереноса в среду сопровождается акустогидроди-намическими явлениями, вызываюш,ими стохастизацию среды и соответственно процессы нелинейного светорассеяния и самофокусировки пучка [30, 32]. С другой стороны, лазерная генерация акустического излучения может представлять самостоятельный интерес в приложении к проблеме зондирования. Действительно, оптико-акустические эффекты несут информацию как об источнике лазерного излучения, так и о поглощающей излучение газовой и дисперсной среде. Кроме того, искусственно созданный лазерным лучом выносной источник звуковой энергии может быть использован в традиционных, схемах акустического зондирования, например, таких, как излучатель — приемник для определения спектрально-акустических и метеорологических характеристик нижнего километрового слоя атмосферы. [c.200]

Обращение волнового фронта [32, 46]. Уже в первых экспериментах по вынужденному рассеянию электромагнитных волн на создаваемой ими звуковой решетке (условие синхронизма шо = W + ко = кс -Ь q, где LJo, ко и Шс, кс — соответственно частота и волновое число падающей и рассеянной электромагнитных волн, а О, q— частота и волновое число акустической волны) было замечено, что при выходе из области нелинейного взаимодействия рассеянный назад волновой пучок примерно повторяет эволюцию пучка падающей волны-накачки. Затем выяснилось, что во многих экспериментальных ситуациях рассеянная волна точно воспроизводит комплексно-сопряженную падающую волну, сильно промодулированную в поперечном направлении [3]. Повторение рассеянной назад волной того же оптического пути, который прошла накачка по неоднородной (в общем случае случайной) среде, но в обратном направлении, означает, что область нелинейного взаимодействия работает как эффективное зеркало. Но зеркало очень необычное отраженная назад волна повторяет оптический путь падающей волны, лишь когда ее фазовый фронт оказывается комплексно-сопряженным с фазовым фронтом накачки ас( ) do r). При этом полная фаза квазигармонической волны iiut — ikx + iip) при распространении в ж-направлении меняется, как у падающей при обратном ходе времени. Именно поэтому эффекты воспроизведения поперечной модуляции пучка падающей волны в излучении, идущем из области нелинейного взаимодействия, получили название обращение волнового фронта . [c.428]

Визуализация звуковых полей. Задача визуализации акустических полей часто возникает при исследовании закономерностей излучения, дифракции и нелинейных взаимодействий звуковых волн, а также в различных практических приложениях — медицинской диагностике, неразрушающем контроле, подводном звуко-видении, сейсморазведке и т. д. К простейшим способам визуализации относится так называемый шлирен-метод, или метод темного поля (см., например, [8]), использующий раман-натовскую дифракцию света на звуке (рис. 13.10). В такой системе в отсутствие звукового поля экран остается темным, а при распространении звука появляются светлые детали, соответствующие дифракционным максимумам. Расстояния от ультразвукового пучка до линзы и от линзы до экрана обычно выбираются равными удвоенному фокусному расстоянию линзы. При этом на экране получается перевернутое неувеличенное изображение проекции звукового поля, [c.355]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...