Плоские звуковые волны в жидкостях и газах

Плоские звуковые волны в жидкостях и газах [c.18]

ПЛОСКИЕ ЗВУКОВЫЕ ВОЛНЫ В ЖИДКОСТЯХ И ГАЗАХ 19 [c.19]

Точное решение для плоской синусоидальной волны конечной амплитуды, распространяющейся в газах и жидкостях без учета диссипации, было получено Риманом более 100 лет назад. Однако экспериментальное обнаружение искажения формы волны и измерения амплитуды второй гармоники (ее зависимость от расстояния, нелинейного параметра, начальной интенсивности, частоты и др.) были сделаны сравнительно недавно. Л. Л. Мясников [13] экспериментально исследовал явление искажения в трубе, заполненной газом, создавая в ней интенсивные звуковые плоские синусоидальные волны. В жидкостях первые эксперименты для плоских синусоидальных волн достаточно большой интенсивности были проведены на ультразвуковых частотах в работах [14, 15]. Было обнаружено искажение формы синусоидальной у излучателя звуковой волны по мере ее распространения и превращение ее (при определенных интенсивностях) в слабую периодическую пилообразную ударную волну, а также возникающее при этом нелинейное поглощение. Было показано, что нелинейные свойства жидкости играют существенную роль при распространении даже не слишком интенсивного звука вопреки распространенному представлению о несущественности [c.72]

Вблизи твердых поверхностей как нормальная, так и тангенциальная компоненты скорости стационарного потока обращаются в нуль. Иначе обстоит дело в случае микропотоков вблизи воздушных пузырьков в жидкости газ пузырька под действием вязких сил увлекается стационарными потоками жидкости и тангенциальная компонента скорости на поверхности пузырька не может считаться равной нулю. Оценка скорости течения вблизи пузырьков была сделана в работе [24]. Решена также задача о микропотоках вблизи воздушных пузырьков, взвешенных в жидкости и находящихся в поле плоской звуковой волны [33]. Предполагалось, что радиус пузырька а удовлетворяет условию X >б и что на поверхности пузырька нормальная компонента скорости стационарного потока обращается в нуль, а тангенциальная компонента непрерывна. В этом случае функция тока для стационарного течения в пограничном слое пузырька имеет вид [c.109]

Когда идет речь о поглощении плоской звуковой или ультразвуковой волны в газе или жидкости, то обычно при этом имеется в виду поглощение энергии волны из-за действия вязкости и теплопроводности среды. Для неметаллических жидкостей теплопроводность играет значительно меньшую роль и ее можно не учитывать. Тогда коэффициент поглощения определяется формулой Стокса (см. стр. 87) [c.290]

При малых интенсивностях скорость акустического течения пропорциональна интенсивности ультразвука и квадрату частоты. Отметим также, что и тем больше, чем меньше плотность среды и чем меньше скорость звука в среде. По этой причине в газах, где рис малы (по сравнению с жидкостями), с акустическим течением приходится считаться уже при низких звуковых частотах, тогда как в жидкости заметное течение возникает только на ультразвуковых частотах. Физический механизм образования акустического течения можно себе представить, если считать (такой точки зрения придерживается большинство авторов), что оно возникает в случае плоских волн благодаря градиенту радиационного давления в жидкости, вызванному поглощением ультразвуковых волн. Возникающий вследствие поглощения перепад (градиент) радиационного давления приводит жидкость в движение. С этой точки зрения скорость акустического ветра должна была бы быть пропорциональной коэффициенту поглощения ультразвука, что и получается из теории. [c.373]

Учтем также влияние сил, связанных с перепадом давления в плазме, т.е. влияние звуковых эффектов. Допустим, что начальное возмущение имеет вид плоской волны с частотой и и волновым числом к (/ ехр[г(о — кх)]). Для малых возмущений давление электронной жидкости Ре = Ро + КОНЦеНТраЦИЯ Ие = Ио + п, скорость электронной жидкости V = VQ- -v (все возмущенные величины, много меньшие соответствующих невозмущенных). Давление электронной жидкости представим в виде ре(ио + г ) = ро + те дре/дро)п ро = иоте — плотность электронного газа) и Уре = те дре дро) дп /дх). При сделанных допущениях из уравнений двухжидкостной плазменной гидродинамики (5.87), (5.88), (5.91), (5.92) получим следующую систему [c.122]

Если применить к (2.10) операцию ротора, то мы получим д Tot и I dt = О, rot и = 0 отсюда находим, что и = grad ф, где-Ф — потенциал колебательной скорости. То обстоятельство, что звуковое поле в жидкостях и газах потенциально, связано с продольным характером плоских звуковых волн. Считая, что ф зави- [c.19]

Имеется другой подход, основанный на гидродинамике roMoreii-ной среды (гомогенное приближение). Модель такой среды представляет собой смесь жидкости и газа, состоящего из пузырьков число пузырьков на расстоянии порядка длины звуковой волны считается достаточно большим (длинноволновое приближение). Учитываются процессы теплообмена между воздухом в пузырьке и жидкостью Для такой системы записываются уравнения движения и непрерыв ности, причем для связи между давлением газа в пузырьке и объе мом пузырька (уравнение состояния) используются решения (2.24) В линейном случае решение задачи о распространении плоской зву ковой волны в такой гомогенной среде приводит, естественно, к тем же результатам, которые получены выше методом рассеяния. [c.168]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...