Распространение волн в движущейся среде

Распространение волн в движущейся среде. В ур-ние (5) кроме оптич. параметров среды е и р входит величина скорости её перемещения и ф и угол между и и направлением распространения волны к км = Лисов . От этих переменных зависит показатель преломления ге(< , , Р) для волн (1) в движущейся среде, равный ге(ш, , Р) = сЛ/со и имеющий, согласно (5), вид [c.423]

РАСПРОСТРАНЕНИЕ ВОЛН В ДВИЖУЩЕЙСЯ СРЕДЕ [c.50]

Распространение волн в движущейся среде 51 [c.51]

С точки зрения молекулярно-кинетической теории газов процесс распространения возмущений состоит в следующем. Если в произвольном месте среды произошло изменение (возмущение) параметров среды (давления, плотности, температуры и т. д.), то молекулы, получившие приращение количества движения (положительное или отрицательное), передадут избыточный импульс близлежащим молекулам. Таким образом, фронт возмущения будет распространяться с определенной скоростью без изменения направления движения. Явление распространения волн в упругой среде можно представить себе как процесс установления внутреннего равновесия. При этом следует помнить о различии между перемещающейся деформацией (возмущением, волной), которая существует в виде движущегося уплотнения или разрежения газа, и смещением частиц газа во фронте волны. Для малых возмущений скорость движения частиц всегда несоизмеримо меньше скорости распространения деформации. [c.78]

Распространение света в движущейся среде. Рассмотрим случай распространения плоской электромагнитной волны в среде, движущейся со скоростью и. Полагая все величины поля пропорциональными ехр [г (кг — со/)], где А—волновой вектор, а ш часто-та электромагнитной волны, найдем из ур-ний (1) — [c.500]

Это изменение частоты звука есть акустический эффект Доплера. Этот эффект имеет исключительно кинематическое происхождение он зависит лишь от выбора системы координат. Как мы видим, все различие в распространении плоской волны в движущейся среде по сравнению со средой неподвижной сводится к этому кинематическому эффекту. [c.36]

Излучение электромагнитных волн в движущейся среде. Источниками излучения в движущейся среде, как и в покоящейся, явл. электрич, заряды и токи. Однако хар-р распространения эл.-магн, волн от источника, расположенного в движущейся среде, существенно отличается от хар-ра распространения волн в покоящейся среде. Пусть в нек-рой малой области движущейся среды расположен источник и время излучения мало. Если бы среда покоилась, то поле излучения расходилось бы от источника во все стороны с одинаковой скоростью, равной скорости света, т. е. всё поле излучения было бы сосредоточено вблизи от сферич. поверхности, расширяющейся со скоростью света. Движение среды приводит к тому, что скорость света в разных направлениях оказывается различной [см. ф-лу (5)]. Поэтому поверхность, на к-рой поле излучения отлично от нуля, уже не явл. сферой. Расчёт показывает, что эта поверхность имеет вид эллипсоида вращения с осью симметрии, направленной по скорости движения среды. Полуоси эллипсоида линейно растут со временем, а центр эллиптич. оболочки перемещается параллельно скорости среды. Т, о., оболочка, на к-рой сосредоточено излучение, одновременно расширяется и сносится по течению в движущейся среде ( увлекается средой). Если [c.870]

Движение среды влияет на характер распространения звуковых волн, их излучение и приём. В движущейся среде скорость распространения волнового [c.42]

Бреховских Л. М. Волны в слоистых средах.— М. Наука, 1973, Общий обзор вопросов, связанных с распространением звука чере движущуюся жидкость (разд. 4.6), в том числе через движущуюся стратифицированную жидкость, дается в работе [c.577]

Скорость распространения энергии световой волны в движущейся преломляющей среде [c.159]

Отражение от "потенциального барьера . Если показатель преломления п (г) имеет минимум п = в некоторой точке то в неподвижной среде для наклонно падающих волн с горизонтальной компонентой волнового вектора > кдп,,, эффективный показатель преломления будет обращаться в нуль в двух точках < 2 (рис. 9.1). В области 2, <2 <22 имеем < О, и волны являются неоднородными. Этот слой служит как бы барьером на пути распространения звука из полупространства 2 <21 в полупространство 2 > 22 и обратно. По аналогии с квантовой механикой мы будем говорить в этом случае об отражении от потенциального барьера . Когда < кдп , волна не имеет точек поворота. Однако при значениях близких к кдп , приближение ВКБ неприменимо в окрестности вершины барьера 2 = 2 , и происходит заметное отражение звука, называемое надбарьерным . Исследованию этих вопросов посвящен ряд работ (см., например [64, 148, 204, 263, 409, 422], [169, 23 и 50], [260, гл. 3]). Аналогичные эффекты имеют место и в движущейся среде, но форма и высота потенциального барьера определяется здесь наряду с л (2) профилем скорости течения Уо(2). В этом разделе зависи- [c.181]

При рассмотрении возмущений в движущейся среде из линейной теории можно заключить, что лучи не ортогональны к волновым фронтам (см. 7.9 и рис. 7.12). Соответственно мы не можем ожидать, что в нелинейной теории лучи будут ортогональны ударным волнам. На первый взгляд это приводит к затруднениям поскольку нелинейная формулировка опирается на ортогональность при сравнении распространения в трубке лучей с распространением по данному каналу. Однако выход состоит в том, чтобы в качестве пробного случая рассмотреть распространение возмущений в однородном потоке. [c.301]

Обращаясь к рассмотрению вопроса о поглощении звука, мы должны прежде всего вспомнить о том, что всякая среда (в частности, и воздух) обладает известной вязкостью. При распространении звуковой волны в газообразной среде хаотическое тепловое движение приводит к обмену молекулами между слоями газа, обладающими различным количеством упорядоченного (колебательного) движения в результате этого быстрее движущиеся слои теряют некоторое количество движения, а медленнее движущиеся слои получают добавочный импульс. Обмен количествами движения между двумя слоями газа, расположенными рядом в направлении распространения волны, эквивалентен действию сил вязкого трения, работа которых необратимо переходит в тепло. Соответствующая энергия безвозвратно теряется волной, чем и обусловлено поглощение звука за счёт вязкости среды. [c.439]

Обсуждение Адиабатический инвариант для распространения волн в неоднородной движущейся среде [c.40]

В некотором смысле обратным случаем является распространение в неподвижной среде звуковой волны, испускаемой движущимся источником. Пусть U обозначает теперь скорость движения источника. Перейдем от неподвижной системы координат к системе К движущейся вместе с источником в системе К жидкость движется со скоростью — U. В системе К, где источник покоится, частота излучаемой им звуковой волны должна быть равна частоте соо колебаний, совершаемых источником. Изменив в (68,1) знак перед и и вводя угол 0 между направлениями U и к, будем пметь [c.371]

На рис. 164 показана схема распространения продольной волны для пяти последовательных моментов времени через Т/4. При передаче колебания от одной частицы среды к другой в результате запаздывания фазы колебания также образуется волна. Она состоит из чередующихся сжатий (они отмечены на рисунке пунктиром) и разрежений, движущихся в направлении распространения волны. [c.201]

Если скорости движения сред по обе стороны от плоской поверхности раздела параллельны ей, то такой случай наз. тангенциальным разрывом скорости движения сред и для него 0. В этом случае (как следует из приведённых выше ф-л) отражение волн происходит как на покоящейся границе раздела частоты всех волн одинаковы, а угол падения равен углу отражения. Однако при таком отражении может происходить поворот плоскости поляризации отражённой и преломлённой волн. Угол поворота пропорц. комноыентам скорости движения сред, перпендикулярным плоскости падения. При релятивистских скоростях движения сред для нек-рых углов падения коэф. отражения становится больше единицы, т. е. происходит усиление отражённой волны за счёт энергии движения сред. Указанные выше особенности распространения волн в движущихся средах и отражения на границах раздела движущихся сред позволяют использовать их для диагностики этих сред или для преобразования частот с одноврем. усилением сигналов. [c.424]

Из физических соображений также ясно, что воспользовавшись законом дисперсии (IV.1.3), где учтено только поглощение, мы совершили некоторую ошибку. Действительно, одним из эффектов, вызванных затуханием звука, будет возникновение акустических течений (см. гл. VIII). В результате поглощения волны среде передается определенный импульс, и она приходит в движение. Скорость распространения волны в движущейся среде уже отличается от Со, что эквивалентно появлению дисперсии. [c.83]

Оба приведенных выше примера распространения волн в неоднородной среде были рассмотрены Асано и Оно [1971]. В дополнение к двум этим примерам они рассмотрели также наклонное распространение магнитоакустической волны. Таниути и Вэй [1968] описали два примера распространения волн в однородной среде, а именно волн в движущемся газе и ионно-акустических волн. Используя метод сингулярных возмущений, они развили стройную теорию сведения данной системы уравнений в стандартной форме (ПА.12) без последнего члена, т. е. пренебрегая неоднородностью среды, к одному нелинейному уравнению в частных производных, причем это было сделано при предположениях слабой нелинейности, умеренности эффектов дисперсии и диссипации, а также большой длины волны. Ниже (приложение ИВ) для учета умеренной неоднородности мы обсудим теорию сведения в форме, предложенной Асано и Оно. [c.58]

В работах [45—49] для измерений компоненты скорости ветра использовался акустический микроанемометр. Его принцип действия основан на зависимости скорости распространения звука в движущейся среде от скорости среды. Пусть — скорость звука в неподвижной среде. Тогда фазовая скорость звука в направлении п равна с = Со 4- пг , где V — скорость среды относительно неподвижного источника звука. Пусть излучатель звука И (рис. 9) излучает звуковые волны с частотой <о, которые [c.119]

Рнс. 1. Распространение волн излучения в движущейся среде в случае, кагда скорость движения среды не превышает фазовой скорости света. Источник изучения находится в начале координат, Среда движется вправо со скоростью и. Видно, что волновые поверхности сносит по течению . [c.532]

Первоначально Э. понимали как механич. среду, подобную упругому телу. Соответственно распространение световых волн уподоблялось распространению звука в упругой среде, а напряжённости электрич. и магн. полей отождествлялись с механич, натяжениями. Гипотеза меха-нич. Э. встретилась с большими трудностями. Так, по-перечность световых волн требовала от Э. свойств абсолютно твёрдого тела, но в то же время полностью отсутствовало сопротивление Э. движению небесных тел. Трудности механич. интерпретации Э, привели в кон. 19 в. к отказу от создания его механич, моделей. Нерюшённым оставался лишь вопрос об участии Э. в движении тел. Возникшие при этом трудности и противоречия были преодолены в созданной А. Эйнштейном спец. теории относительности, к-рая полностью сняла проблему Э., упразднив его (см. Относительности теория. Электродинамика движущихся сред). [c.644]

Исследования равновесия и распространения трещины в анизотропной среде (Г. И. Баренблатт и Г. П. Черепанов, 1961) показали, что, как и в изотропном теле, скорость распространения трещины не может превосходить скорость волн Рейли. В случае ортотропного тела с двумя взаимно перпендикулярными плоскостями симметрии для прямолинейности трещины необходимо, чтобы отношение критических коэффициентов интенсивности напряжений в направлении расклинивания и в направлении, ему перпендикулярном, не превышало единицы. Одно из основных предположений в задачах стационарного расклинивания с постоянной скоростью состоит в том, что конец трещины, образующейся перед клином, движется равномерно с той же скоростью. Однако экспериментальные исследования показали, что при развитии трещины, например, с малой скоростью скорость конца совершает регулярные колебания около некоторого среднего значения. Г. И. Баренблатт и Р. Л. Салганик (1963) исследовали явление автоколебательного процесса при расклинивании, предположив, как и А. Н. Стро (J. Me h. and Phys. Solids, 1960, 8 2, 119— 122), что критический коэффициент интенсивности напряжений зависит от мгновенной скорости распространения трещины, вначале убывая, а затем возрастая с увеличением скорости. Ими рассмотрены автоколебания при расклинивании жестким клином, движущимся с постоянной скоростью, для бесконечного хрупкого тела> тонкой балки и тонкой стружки, отщепляемой от большого тела. [c.389]

Если в системе координат, в к-рой среда покоится (у = 0), диэлектрич. и магнитная проницаемости зависят только от частоты со, то в системе, где среда движется со скоростью v, аргументом е и fi является доплеровски сдвинутая частота (со — /ev)/ У-l—u / . Это означает, что если в покоящейся среде отсутствовала пространственная дисперсия, то в движущейся среде она появляется. Из (И) видно, что закон распространения волны зависит от угла, к-рый ее волновой вектор А составляет со скоростью переиоса среды v. Обозначая угол между А и и чере.з , получаем следующее значение фазовой скорости волны со//с [c.500]

Рассмотрим вначале волны малой амплитуды, когда v = vq + v, v exp[ (wi — kx)] vo v ). Из (18.5) в этом приближении находим, что dv /dt + vodv /dx = О, и, следовательно, и = Vok vq = onst), т. е. в линейном случае в системе дисперсии нет. Пусть теперь в момент времени t = О пучок оказывается возмущенным по скорости по закону а sin f a . Перейдем в движущуюся со скоростью vq систему координат и рассмотрим эволюцию начального возмущения. Введем X = Жст — vot И V = Vo + и. Опуская индекс, в этой системе получим du/dt + udu/dx = 0. Решение этого нелинейного уравнения имеет вид так называемой простой волны и = U t — ж/и), где выражение для и определяется начальным возмущением. При распространении такой волны в нелинейной среде ее профиль меняется со временем, поскольку разные точки на профиле волны бегут с различной скоростью. В случае пучка это есть следствие того, что частицы смещаются друг относительно друга из-за разных скоростей, причем одни частицы могут обогнать другие в результате функция и х, t) станет неоднозначной [7]. Проследим за пучком на фазовой плоскости их, на которой каждая точка смещается со своей собственной скоростью. Верхней полуплоскости (и > 0) соответствует движение вправо, а нижний (и < 0) — влево, причем скорость каждой точки пропорциональна ее удалению от оси X. Рисунок 18.1 иллюстрирует процесс эволюции пучка на фазовой плоскости их. Начальное состояние пучка — синусоида а sin f a на плоскости их здесь же штриховой линией показана зависимость плотности объемного заряда пучка от х (рис. 18.1а). С течением времени происходит искажение профиля волны частицы с и > О уходят вперед. [c.371]

Распространение фронта немонохроматической волны в диспергирующей среде было предметом подробного обсуждения в работах Зоммерфельда [72], Бриллю-эна [73], Леонтовича [74, 75]. Сделан вывод, что прн вступлении сигнала в среду с любым показателем преломления п, но диспергирующую, возникает предвестник очень высокой частоты, движущийся со скоростью с за ним следует область переходного процесса, где колебания затухают, а частота их падает. За ней следует второй предвестник, имеющий малую частоту (почти апериодический), но возрастающую амплитуду и [c.140]

ВОЛНА бегущая—распространение возмущения в среде ВОЛНА (световая — электромагнитное излучение, содержащее в своем составе синусоидальные электромагнитные волны с длинами волн в диапазоне 0,4...0,76 мкм синусоидальная—распространение в среде гармонических колебаний какой-либо физической величины, происходящих со строго определенной частотой спиновая — волна нарушений спинового порядка в магнитоупорядоченной среде (ферромагнетике, ферримагнетике и антиферромагнетике) ударная — распространение в среде области, внутри которой давление резко повышено по сравнению с давлением в соседних областях уединенная — волна с устойчивым профилем в нелинейной диспергирующей среде, ведущая себя подобно частице цилиндрическая— волна, имеющая цилиндрический волновой фронт) ВОЛНЫ [вторичные — волны электромагнитные, излучаемые молекулами в процессе вынужденных колебаний той же частоты, что и падающий свет гравитационные — поверхностные волны, в которых основную роль играет сила тяжести или свободное гравитационное поле, излучаемое ускоренно движущимися массами де Бройля — волны, связанные с любой движущейся частицей и отражающие ее квантовую природу инфразнуковые — волны звуковые с частотой у<16Гц] [c.227]

При распространении волны навстречу среде ( os <( 0) гфаз(в) < с/лд ( ), ибо движущаяся среда частично сносит волну. В этом проявляется эффект увлечения света движущейся средой. Коэф. увлечения а = 1 — — 1/п был рассчитан О. Френелем (А. J. Fresnel) в 1818, а дисперсионная добавка (м5И(,( )/й )/пд( ), теоретически рассчитанная X. Лоренцем (Н. А. Lorentz.) в 1895, была экспериментально подтверждена в 1905 П. Зееманом (Р. Zeeman). [c.423]

Смотреть страницы где упоминается термин Распространение волн в движущейся среде : [c.531] [c.79] [c.869] [c.95] [c.124] [c.536] [c.37] [c.55] [c.40] [c.15] [c.708] [c.14] [c.245] [c.464] [c.677] [c.250] [c.519] [c.531] [c.43] [c.394]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...