ВУЗ: Не указан
Категория: Не указан
Дисциплина: Не указана
Добавлен: 25.06.2024
Просмотров: 57
Скачиваний: 0
|
|
% |
|
|
|
|
|
|
ІГотрі |
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
і |
|
|
100 •t.0 |
|
/ У |
|
ТпрІ |
0.5 |
|
||||
|
|
|
|
|
|
||||||
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|||
|
80 -3,8 |
|
|
|
|
|
|
OA |
|
||
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
||
|
50 •3,6 |
|
|
|
|
|
|
0,3 |
|
||
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
||
|
W |
|
|
|
|
'romp! |
|
|
|
||
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
0,2 |
|
|
|
20 |
•3,2 |
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
0,1 |
|
|
|
оЦо |
|
|
|
|
|
ft |
|
|
|
|
|
|
О |
|
|
8 |
10 |
|
|
|
|
|
|
Рис. |
1.7. Зависимость |
модулей коэффициентов |
отражения и |
|
||||||
|
прозрачности и |
фазы |
коэффициента |
прозрачности |
от |
|
угла |
|
|||
|
падения при наличии |
-«просветляющей» пластинки на границе |
|
||||||||
|
|
|
«вода — алюминий». |
|
|
|
|
|
|
||
Совершенно очевидно, что акустическое «просветление» |
|
может |
быть |
||||||||
достигнуто |
т а к ж е при |
использовании |
пластинок |
с W7, = |
V~Wi |
W3 к |
|||||
толщиной d= ( 2 N + 1 ) |
- | - , |
где N=0, |
1, 2, |
3... При |
наклонном |
паде |
|||||
нии волны на такую пластинку длина |
пути, которую проходит вол |
||||||||||
на |
в пластинке, у ж е |
не составляет ( 2 / V + 1 ) — ^ — и |
потому полного |
||||||||
«просветления» быть не может. |
|
|
|
|
|
|
|
||||
|
Очевидно, что при изменении угла падения |
будет |
изменяться |
||||||||
как |
модуль, так и фаза коэффициентов прозрачности и |
о т р а ж е н и я . |
|||||||||
На рис. 1.7 приведены графики зависимости модуля и фазы коэф фициента прозрачности «просветленной» границы раздела вода —
алюминий от угла падения. |
В качестве материала |
«просветляю |
||||
щей» |
пластинки был принят |
материал с акустическим сопротивле |
||||
нием |
Ш2 = 5,03-10° ,л\ои. |
и скоростью продольных волн |
С г = 2 , 8 - Ю3 -^- |
|||
|
Jib" СЄгС |
|
|
|
|
CCtC |
Из рис. 1.7 видно, что |
ф а з а |
коэффициента |
прозрачности |
остается |
||
почти |
неизменной в интервале углов падения |
0-=-5°, а затем |
п л а в н о |
|||
уменьшается . Модуль коэффициента прозрачности практически по стоянен в очень узком интервале углов падения—0-=-2°, а при д а л ь нейшем росте угла падения быстро увеличивается. Зависимость мо-
д у л я коэффициента отражения от угла падения показывает (см. рис. 1.7), что хотя с увеличением утла падения прозрачность пла
стинки падает, тем не менее она значительно выше, |
чем |
при |
«не |
|||||||||||||
просветленной» границе (см. рис. 1.5). |
|
|
|
|
|
|
|
|
||||||||
Четвертьволновая |
пластинка |
может |
быть |
т а к ж е |
использована |
|||||||||||
для увеличения коэффициента отражения на границе |
|
2-х сред. И з |
||||||||||||||
(1.41) видно, что при выборе |
материала |
пластинки |
|
из |
условия |
|||||||||||
W 2 ^ > m a x (W1W3) |
или W2<Cmin(Wi W3) |
коэффициент |
прозрачно |
|||||||||||||
сти резко уменьшается, а коэффициент |
|
отражения |
растет. |
|
Так, |
|||||||||||
например, при W2<§Cmax (Wi W 3 ) из |
(1.41) |
получаем: |
|
|
|
|
|
|||||||||
І Г . , 1 |
= Щ « и |
|
| Г „ „ | S |
( ! - ^ ) S |
« 1 . |
|
|
|||||||||
Этот результат представляет интерес при разработке |
|
рефлекторов |
||||||||||||||
из легких материалов |
(пластмассы) . |
|
|
|
|
|
|
|
|
|
||||||
|
§ 1.4. В О Л Н Ы К О Н Е Ч Н О Й А М П Л И Т У Д Ы |
В Ж И Д К О С Т И |
|
|
|
|||||||||||
При высоких значениях амплитуды звуковых колебаний имеет |
||||||||||||||||
место нелинейное |
искажение |
волн [ 8 ] . Это происходит потому, что |
||||||||||||||
к скорости |
распространения |
волны |
добавляется скорость |
смеще |
||||||||||||
ния частиц, |
которой |
|
у ж е нельзя |
пренебречь, |
а т а к ж е |
потому, |
что |
|||||||||
л о к а л ь н а я |
скорость |
звука |
в |
разных точках волны различна. |
Ско |
|||||||||||
рость волны в зоне сжатия |
больше, |
чем |
в зоне разрежения, |
и в ре |
||||||||||||
зультате передние |
|
фронты |
волны становятся |
все более |
и |
более |
||||||||||
крутыми. |
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
При некоторых |
условиях |
возможно |
образование |
|
чрезвычайно |
|||||||||||
узкого фронта волны, которое может рассматриваться как слабый разрыв, иными словами, синусоидальная волна переходит в пило о б р а з н у ю . В спектральных терминах искажение волны может быть
интерпретировано как появление, рост и взаимодействие |
в процес |
||||
с е |
распространения гармонических составляющих волны. |
||||
|
Теория |
распространения и поглощения |
волн конечной |
амплиту |
|
д ы |
сложна |
и в настоящее |
время полностью не разработана . Наибо |
||
лее |
полно |
она изложена |
в монографиях |
[8, 7 ] . М ы ограничимся |
|
здесь рассмотрением физической картины поглощения волн конеч
ной амплитуды, что полезно для уяснения процессов, |
происходя |
||||||||
щих в ближней зоне первичных |
излучателей А П С . |
|
|
||||||
Волну конечной |
амплитуды |
из-за |
нелинейных |
искажений |
нель |
||||
зя у ж е считать монохроматической. Качественно |
влияние диссипа- |
||||||||
тивных |
процессов на распространение |
такой |
немонохроматической |
||||||
волны |
может быть |
представлено как |
более |
сильное |
(коэффициент |
||||
логлощения |
= с о 2 ) |
поглощение |
высокочастотных |
гармонических со |
|||||
с т а в л я ю щ и х . |
М о ж н о сказать, что в результате поглощения |
гармо |
|||||||
ник процесс искажения профиля волны в диссипативной среде тор мозится потерями. Относительное влияние на искажение волны
22
днссипативных и инерционных (нелинейных) членов уравнений гидродинамики для процесса, близкого к адиабатическому, может быть охарактеризовано, к а к обычно, числом Рейнольдса.
П е _ |
2гЛ • |
При малых числах Re амплитуда второй гармоники линейно растет при малых fiBx, иными словами, на малых расстояниях or источника искажение формы профиля преобладает над диссипативными потерями. Н а расстоянии, называемом расстоянием ста-
оилизации второй гармоники (х3 = |
), амплитуда второй гармо |
|
ники достигает максимума . На этом |
расстоянии рост |
гармоники |
компенсируется убылью ее з а счет поглощения. З а т е м |
вторая гар |
|
моника начинает убывать . Затухание |
второй гармоники |
происходит |
быстрее, чем основного тона, но медленнее, чем просто волны уд
военной |
частоты. Отношение |
амплитуд |
второй гармоники и основ- |
|
|
|
|
, |
1пЗ |
ного тока имеет максимум |
в |
точке х s |
= 2 р „ ' отстоящей от ис |
|
точника |
звука на большем |
расстоянии, |
чем расстояние стабилиза |
|
ции второй гармоники. Это расстояние может быть названо рас
стоянием |
стабилизации |
волны; вблизи него волна распространяется |
||||||||||||||
так, что форма ее профиля меняется |
незначительно |
из-за |
компенса |
|||||||||||||
ции искажения |
поглощением. |
|
|
|
|
|
|
|
||||||||
При малых |
числах |
|
Рейнольдса |
|
|
|
|
|
|
|||||||
форма волны д а л е к а |
от |
пилообраз - |
«_ |
|
|
|
|
\\ |
||||||||
ной, т. е. волна успевает сильно за- <*0 |
|
|
|
|
||||||||||||
тухнуть до расстояния, на котором |
|
|
|
|
|
|||||||||||
мог бы произойти разрыв . При |
80 |
|
|
|
|
|||||||||||
больших числах Рейнольдса |
( R e » l ) |
|
|
|
|
|
||||||||||
на |
некотором |
расстоянии |
от |
|
|
|
|
|
|
|||||||
источника в плоской волне образу |
|
|
|
|
|
|
||||||||||
ются слабые периодические разры |
60 |
|
|
|
|
|
||||||||||
вы. И с к а ж е н и я |
формы |
|
волны |
про |
|
|
|
|
/ |
• |
||||||
д о л ж а ю т с я |
и |
за |
расстоянием |
обра |
|
|
|
|
||||||||
зования разрыва вплоть до образо |
|
|
|
|
/ |
|
||||||||||
вания |
стабильной |
формы |
волны. |
40 |
|
|
|
|
||||||||
Такой стабильной, т. е. мало |
меня |
|
|
|
|
/ |
|
|||||||||
ющей |
форму |
в |
некоторой |
области, |
|
|
|
|
|
|||||||
является |
пилообразная |
волна. Н а |
20 |
|
|
|
|
|||||||||
далеких |
расстояниях |
за |
областью |
|
|
|
|
|
||||||||
разрыва |
она |
переходит |
в |
обычную |
|
|
|
J |
|
|
||||||
синусоидальную |
волну. |
|
|
|
|
|
|
|
|
|||||||
|
|
|
|
|
|
|
|
|
||||||||
Математический |
анализ |
|
позво |
|
|
|
|
|
|
|||||||
ляет сделать важный д л я |
практи |
о |
0J |
1 |
|
10 |
Re, |
|||||||||
ки вывод, |
|
характерный |
|
для |
распро |
Рис. |
1.8. Зависимость |
относитель |
||||||||
странения |
|
волн |
конечной |
амплиту |
||||||||||||
ды с образованием разрывов . |
На |
ного |
коэффициента |
поглощения |
||||||||||||
волны |
конечной |
амплитуды в во |
||||||||||||||
достаточно |
больших |
|
расстояниях |
|
де |
от числа |
Рейнольдса. |
|
||||||||
а м п л и т у да затухающей волны не |
зависит от амплитуды колеба |
ния источника звука . Увеличение |
v 0 не приводит к увеличению ам |
плитуды волны, т. е. нелинейные |
искажения в среде ограничивают |
сверху максимальные интенсивности, которые могут быть переданы на заданное расстояние.
Отметим еще одно отличие волны конечной амплитуды от обыч ной синусоидальной волны. К а к у ж е было сказано, искажение волн
конечной амплитуды может быть представлено как появление |
и |
рост в процессе распространения высокочастотных гармоник. |
Та |
ким образом, спектральный состав волны конечной амплитуды изме няется в процессе распространения, а поскольку коэффициент по глощения зависит от частоты, то для волны конечной амплитуды коэффициент поглощения зависит от координат (меняется с рас
стоянием) . Д л я |
иллюстрации высказанных положений |
на рис. |
1.8, |
|||
заимствованном |
из [ 8 ] , приведена |
зависимость относительного |
ко |
|||
эффициента поглощения волны конечной амплитуды |
в |
воде от чис |
||||
л а Рейнольдса. |
|
|
|
|
|
|
В |
заключение отметим, что в |
гидроакустическом |
|
бассейне |
с |
|
А П С |
волны конечной амплитуды |
распространяются |
только в |
ок |
||
рестности первичного излучателя. Учет их очень важен для рацио нального выбора мощности и конструктивных параметров излуча теля, и, как будет показано в дальнейшем, эту задачу достаточно просто можно решить экспериментальным путем.
Г л а в а II. РЕФРАКТОРНЫЕ |
АКУСТИЧЕСКИЕ |
ПРОЖЕКТОРНЫЕ |
|
СИСТЕМЫ |
|
|
|
§ 2.1. Р Е Ф Р А К Т О Р Н Ы Е |
С И С Т Е М Ы К А К С П О С О Б |
||
Ф О Р М И Р О В А Н И Я К У П |
|
||
Д л я формирования К У П |
в большом объеме |
жидкости могут |
|
быть применены различные |
методы: |
|
|
формирование поля с помощью плоского пьезоэлектрического излучателя;
формирование^ поля с помощью плоского мозаичного излучателя; формирование' поля с помощью прожекторных устройств. Плоский пьезоэлектрический излучатель может быть использо
ван для формирования поля с площадью поперечного сечения по
рядка единиц — десятков квадратных |
сантиметров. Однако здесь |
|
речь идет о формировании К У П с площадью поперечного |
сечения |
|
порядка сотен—тысяч квадратных сантиметров. Создание |
плоско |
|
го пьезоэлектрического излучателя, |
обладающего однородными' |
|
свойствами по всей поверхности и позволяющего формировать поле
требуемого объема, представляет технически невыполнимую |
задачу . |
|||
Второй путь |
принципиально возможен, но он ставит перед |
иссле |
||
дователем |
ряд |
сложных задач в |
теоретическом и практическом |
|
плане. В |
частности, чрезвычайно |
сложной задачей является ана |
||
лиз поля, |
возбуждаемого мозаичным излучателем,' и только |
знание |
||
тонкой структуры поля позволяет оценить неоднородности интенсив
ности и фазы . |
|
|
|
|
Исследования показывают, что наиболее целесообразно |
д л я |
|||
формирования К У П большого объема применять |
именно |
прожек |
||
торные устройства, которые состоят из первичного |
излучателя |
и |
||
коллиматора . К а к у ж е отмечалось, коллиматорные |
устройства |
об |
||
ладают свойством обратимости, т. е. могут использоваться |
к а к |
д л я |
||
фокусирования ультразвука, т а к |
и д л я создания пучка параллель |
|||
ных лучей (плоского поля) . Д о |
настоящего времени в |
акустике |
||
они применялись преимущественно для решения первой задачи .
Анализ |
их |
работы |
в |
качестве прожекторных |
систем может |
быть |
||
еснован |
на |
теории |
фокусирующей |
системы, |
развитой в |
работах |
||
Л. Д . Розенберга, |
И . |
Н . Каневского, |
Б . Д . Тартаковского |
и |
др . |
|||
