Вращающийся Aвектор, равный сумме векторов A1 иA2 , изображающих соответственногармонические колебания1 - го грузикаотносительно 2- го грузикаи гармонические колебания 4 страница
Волна называется сферической, если её волновые поверхностиимеют вид концентрических сфер. Центр этих сфер называется центром волны. Сферические волнывозбуждаются в однородной изотропной среде уединенным точечнымисточником. Уравнение расходящейся сферической волны,т.е. зависимость s=s(t) отклонений частиц упругой среды от положения равновесия впроизвольный моментt времени в функции r радиусасферической волновой поверхности в этой упругой средеимеет следующий вид: s = (a0/r)cos(ωt - kr + φ0), (2.76) где a0/r - амплитудаколебаний частиц упругой среды, уменьшающаяся при удалениина r расстояние от центра источника или возбудителя сферическойволны; a0 - физическая величина, численно равная амплитуде волнына единичномрасстоянии от её центра; φ0 - начальная фазаколебаний в центре волны, а Ф = ωt - kr + φ0 - фаза сферической волны.
Звуковые волны в газах
Звуковая волнав газе представляет собой распространяющуюся, например (рис.02.0.18) в трубе квадратногосечения, последовательность чередующихся областей сжатияи расширениягаза, т.е. продольную волну. Поэтому давлениев каждой точке пространства испытывает периодически изменяющееся ΔP отклонение от P среднего значения, совпадающего с давлением, которое существует в газе вотсутствие волн.
МгновенноеP′ значение давленияв некоторой точке пространства имеет следующий вид: P′ = P + ΔP. (2.77) Вследствие колебаний c (2.3) T = 2π/ω периодомгармонических колебаний (рис.2.18) внешнего И источника звука,например, мембраны,в длинном параллелипипеде V1 объем газа, находящийся между сечениями газа с y0, y1 координатами, в интервал (рис.02.0.19) времени от 0 до T/4 испытывает сжатие( штриховка ) , вследствие чего область газаc y0 координатой и S площадьюпоперечного сечения переместится в y0 + sm положение, т.е. в положение своего максимального отклоненияот положения равновесия и одновременно в этой области газамежду сечениями газа с y0, y1 координатами и S площадьюпоперечного сечения давление(2.77)достигнет своего P′max максимального значения.
Молекулы газа, приблизившись друг к другу,после T/4 момента времени начнут отталкиваться другот друга, вследствие чего V1 объем газа в интервал времени от T/4 до T/2 испытывает растяжение(штриховка ) и приведет из-за наличия упругих сил к сжатию(штриховка )соседнего V2 объёма, находящегося между сечениями газас y1, y2 координатами и т.д.
|
за T время с (2.68) фазовойvскоростьюраспространения волны в направлении k волнового вектора, перпендикулярного плоской волновой поверхности S площадью(рис. 02.0.18) поперечного сечения области газа.
Пусть в произвольный момент t времени (рис. 02.0.18) в сечении с yn координатой Vn объёмгаза испытывает расширение на ΔVвеличину, вследствие чего его правая граньс yn+1 координатой сместилась относительно своего положения равновесияна Δsрасстояние.
На рис. 02.0.20 изображено отдельно от всего газав (рис. 02.0.18) длинном параллелипипеде это приращениеΔV объёмагаза.Расширение газа, т.е. положительноеприращениеΔV объёма газа будет в том случае, если проекция F'yn на OY ось вектора F′yn силы давления газа, направленного перпендикулярно левой грани S площадью, по абсолютнойвеличине будет больше проекция F 'yn+ Δs на OY ось вектора F результирующейсилы на ΔV объёма газа будет иметь следующее положительное значение: - (|F 'yn+ Δs| - |F 'yn |) = - (|P'yn+ Δs | -| P′yn| )S = Fy,(2.78) где знак "-" минус перед разностью абсолютныхвеличин (|F 'yn+ Δs| - |F 'yn|) проекцийсоответственно на левуюи правуюграни S площадью приращенияΔV объёма газа введён для получения
положительногозначения проекцияFy на OY осьвектора F результирующейсилы ввиду того, что абсолютнаявеличинапроекции F 'yn на OY осьвектора F′nсилы давления на левуюгрань Sплощадьюпо абсолютнойвеличине будет больше проекции F 'yn+ Δs на OY осьвектора F 'yn+ Δs силы давления на правуюгрань той жеSплощадью.
В выражении (2.78) произведения P′yn, P′yn+ Δs давлений газасоответственнона левуюи правуюграни (рис. 02.0.20) ΔVобъёма газаS площадьюэтихгранейравны F 'yn, F 'yn+ Δs проекциям на OY ось
векторов F 'yn,F 'yn+ Δs, т.к.векторы F 'yn,F 'yn+ Δs сил давления газа перпендикулярны граням ΔVобъёма газа, а OY ось координат тоже перпендикулярна граням S площадью ΔVобъёма газа.
Приращение(2.78)ΔP′ = (|P' yn+ Δs| -|P′yn|) давленияв ΔV объёме газа на (рис. 02.0.20) Δs длине имеет вид: ΔP′ = (∂P′/∂y)Δs, вследствие чего проекцияFy на OY осьвектора F результирующейсилы, действующей на ΔV объём газа Sплощадью и Δs длиной, имеет следующий вид: Fy = - (∂P′/∂y)ΔsS.(2.79)
|
Волновое уравнение распространения акустических волн в однородной изотропной непоглощающей упругой среде: фазовая скорость распространения звука
В звуковой волне сжатиеи расширениегаза следуют друг за другом через короткие промежутки времени, вследствие чего смежныеучастки упругой средыне успевают обмениваться теплом. Поэтому связь между Pдавлениеми Vобъемом соседних участков газа, в котором распространяется акустическая волна, определяется законом Пуассона (4.68) из раздела 04.1.0 "Физическая термодинамика", имеющего следующий вид: PVγ = const, (2.81) где γ - отношение молярнойCpтеплоемкости газапри постоянномPдавлении к молярной
Cvтеплоемкости газа при постоянномV объеме. Уравнение (2.81) Пуассона для двух состояний газа: до возникновения упругойволны в газе с давлением (рис. 02.0.18) в Vn объеме и после возникновенияволны в газе, вследствие чего в
Vn + ΔV = S(Δy + Δs) объеме давление этого газа стало равным P′, имеет следующий вид:
P(SΔy)γ = P′[S(Δy + Δs)]γ = P′{S[Δy + (∂s/∂y)Δy]}γ = P′(SΔy)γ [1 + (∂s/∂y)]γ ↔ ↔ P′ = P/[1 + (∂s/∂y)]γ ≈ P/[1 + γ (∂s/∂y)] ≈ P[1 - γ(∂s/∂y)], (2.82) где Δy- длина(рис. 02.0.18) Vnобъёма междусечениямис yn и yn+1 координатами.
Приближённые"≈" равенства в (2.82) выражении введены вследствие малости относительного отклонения, т.е.деформации(∂s/∂y) << 1 при s отклоненияхчастицот положения равновесияв произвольный момент t времени.В (2.82) сначала было использовано разложение выражения
[1 + (∂ s/∂y)]γ в ряд по степеням (∂s/∂y) с пренебрежениемчленами высших порядков малости, а потом использовано приближенное равенство: 1/[1 + γ(∂s/∂y)] ≈ [1 - γ(∂s/∂y)], которое справедливо при γ(∂s/∂x) << 1.
Первая производнаяот выражения(2.82) по y имеет следующий вид:
∂P′/∂y = -γP(∂2s/∂y2).(2.83) Подставляем (2.80) в (2.82) и получаем следующее одномерное волновое уравнениераспространения акустических волнвлинейной однородной изотропной непоглощающей упругой среде: ∂2s/∂y2 = ρ(∂2s/∂t2)/γp ↔ ∂2s/∂y2 = (1/v2)(∂2s/∂t2), (2.84) где (γP/ρ)1/2 = v- фазовая(рис. 02.0.18), (рис. 02.0.19) скоростьраспространения звуковойволны в направлении k волнового вектора, перпендикулярного плоской волновой поверхности S площадьюпоперечного сечения области газа.
Из уравнения Менделеева - Клапейрона (4.13) из раздела 04.1.0 "Физическая термодинамика" для идеальногогаза при постоянномpдавлении имеет место следующее выражение: P/ρ =RT/μ ↔ ρ = Pμ/RT, (2.85) где R - универсальная газовая постоянная; T - термодинамическая температура; μ - масса одного моля газа; ρ - плотностьэтогогаза.
Подставляем (2.85) ρ плотностив выражение (2.84),после чегофазоваяv скоростьраспространения звуковойволны в газев принимает следующий вид: v = (γRT/μ)1/2. (2.86)
Средняя<v>скоростьтеплового движения молекул газа(4.268) из раздела 04.2.0 "Физическая термодинамика"имеет следующий вид: <v>= (8RT/πμ)1/2.(2.87) Сравнивая (2.86) и (2.87) получаем следующее соотношениефазовойvскоростираспространения звуковойволны в газесо средней<v>скоростью теплового движения молекул газа: v = <v>(γπ /8)1/2 ≈ (3/4)<v>. (2.88) Согласно (2.88) фазовая vскоростьраспространения звуковойволны в газеодного порядка со средней<v>скоростью теплового движения молекул газа.
По аналогии с одномерным(2.85)волновым уравнениемраспространение акустических волнвлинейной однородной изотропной непоглощающей упругой среде с учетомsотклоненияот положения равновесия частицэтой среды в произвольный моментt времени в произвольной точке трехмерного пространствас декартовымиx,y и z координатами описывается следующим трёхмерным волновымуравнением: (∂2s/∂x2) + (∂2s/∂y2) + (∂2s/∂z2) = (1/v2)(∂2s/∂t2),(2.89) гдеvфазовая скоростьраспространения звуковойволны в любом направлении трёхмерного пространства вследствие свойства изотропностиэтого пространства и любой точке с
x,y и z координатамивследствие однородности трёхмерного пространства.
Волновое уравнение, фазовая скорость распространения продольных упругих волн в стержнях
Фазоваяvскоростьраспространения продольной упругой волны в тонком стержне определяется из волнового уравнение распространения этих упругих продольныхволн в тонких стержнях, когда ød диаметр (рис. 02.0.21) стержня много меньше λ длины упругой волны, т.е. когда ød<< λ.
Упругая продольнаяволна в тонком стержне по аналогии(рис. 02.0.18) с звуковой волнойв газе представляет собой (рис. 02.0.21) последовательность чередующихся областей (синий цвет)сжатияи (голубой цвет) расширения, распространяющихся в направлении k волнового вектора, т.е. вдоль оси этого тонкого стержняв положительную сторону OY оси. Вследствие колебаний c (2.3)
T = 2π/ω периодомгармонических колебаний (рис. 02.0.21) внешнего И источника звука,например, пьезоэлектрического вибратора,V1 объем тонкого стержня, находящегося между сечениями газа с y0, y1 координатами, в интервал (рис.2.21) времени от 0 до T/4 испытывает (синий цвет) сжатие.
В интервал (рис. 02.0.21) времени от T/4 до T/2 объем V1 тонкого стержняиспытывает
(голубой цвет) расширение, вследствие чего малый объем тонкого стержняΔy длиной, находящийся в начальный момент t0 = 0 времени в (серый цвет) недеформированном состоянии, расширяется на малую Δs длину. Поэтому этот малый объем тонкого стержняΔy длиной к моменту T/2 времени имеет
∂s/∂y относительную деформацию, которая определяется следующим предельным переходом от малой
Δy длины тонкого стержня, который получил малую Δs деформацию: ε = limΔs/Δy = ∂s/∂y,(2.90) Δy→0
где ε = ∂s/∂y - относительная деформация численно равна значению длины, на которую расширился или сжался рассматриваемый объем тонкого стержняпри распространении в нём упругих продольныхволн, отнесённой к длине этого тонкого стержня. При расширении объема тонкого стержня ε = ∂s/∂y относительная деформация больше нуля, т.к. (2.90) при расширении Δs > 0. Присжатии объема тонкого стержня ε = ∂s/∂y относительная деформация меньше нуля, т.к. (2.90) при сжатии Δs < 0.
При малых продольныхдеформациях рассматриваемый объем тонкого стержняхарактеризуетсяσнапряжением,котороесогласнозакону Гука имеет следующее выражение:
σ = Eε,(2.91)
где E, Н/м2 - модуль Юнга, характеризующий прочностные свойства тонкого стержня, а именно, равный силе, которую надо приложить к тонкому стержню с единичнымпоперечным сечением, чтобы ε относительная деформация в нём равнялась единице, т.е. когда (2.90) малая Δy длина недеформированного стержня под воздействием приложенной силы увеличилась на величину малой
Δs = Δy деформации; σ, Н/м2 - напряжение в площади поперечного сечения тонкого стержня, расположенной в y координате; напряжение σ, Н/м2 численно равно результирующей силе, приложенной в данной y координате к единичной площади поперечного сечения тонкого стержняс
вектором этой результирующей силы, направленным перпендикулярно поперечному сечению тонкого стержня;напряжение σ, Н/м2 в площади поперечного сечения тонкого стержня, расположенным в
y координате тонкого стержня, имеет знак ε относительной деформации в этой площади поперечного сечения тонкого стержня:при расширении объема в данной площади поперечного сечения тонкого стержня ε = ∂s/∂y относительная деформация (2.90) больше нуля, поэтому напряжение σ, Н/м2 в этой площади тоже больше нуля;при сжатии объема в данной площади поперечного сечения тонкогостержня ε = ∂s/∂y относительная деформация (2.90) меньше нуля, поэтому напряжение σ, Н/м2 в этой площади тоже меньше нуля.
На рис. 02.0.22 по аналогии с рис. 02.0.20, где изображеноприращениеΔV объёмагаза при распространении в нём звуковой волны,представлен отдельно от всего (рис.2.21) тонкого стержнямалый ΔV объем этого тонкого стержняΔs длиной и S площадью поперечного сечения, испытывающий в момент tn времени расширение.
При расширении малого ΔV объема тонкого стержня к правой чёрной стенке приложен вектор Fyn+ Δs силы упругой деформации в положительном направлении OY оси, вследствие чего эта правая чёрная стенка удалиласьот левой зелёнойстенки малого ΔV объема тонкого стержня на малую
Δs длину и заняла положение с yn+ Δs координатой. К левой зелёнойстенке малого ΔV объема тонкого стержня, имеющей внедеформированном состоянии yn координату, приложенвектор F yn силы упругой деформации, который противодействует вектору Fyn+ Δs силы упругой деформации в
|
деформации в правой чёрнойстенки с yn+ Δs координатой, а F yn модуль вектора F yn силы упругой деформации у левой зелёнойстенки малого ΔV объема меньше Fyn+ Δs модуля вектору Fyn+ Δs силы упругой деформации в правой чёрнойстенки с yn+ Δs координатой, потому что в противном случае не происходило бы расширения малого ΔV объема на Δs длину в положительном направлении OY оси.
Проекция II закона Ньютонана OY осьдля m массы материала тонкого стержня
ρплотностью, заключённой в (рис.2.22) малом объема ΔV=SΔs, к которой по OY оси приложены два вектора: вектор Fyn+ Δs силы упругой деформации в правой чёрнойстенки с yn+ Δs координатой и вектор F yn силы упругой деформации у левой зелёнойстенки с yn координатой, имеет следующий вид: OY: ρSΔs(∂2s/∂t2) = (Fyn+ Δs)y + (Fyn)y = Fyn+ Δs - |Fyn|,(2.92)
где ∂2s/∂t2 - проекция вектора ∂2s/∂t2 ускоренияна OY ось (рис.2.22) центраC масс малого ΔV объема тонкого стержняпри его расширениина Δs длину в положительном направлении OY оси;
(Fyn+ Δs)y = Fyn+ Δs - проекция на OY ось вектора Fyn+ Δs силы упругой деформации, который направлен в положительную сторону OY оси; (Fyn)y = - |Fyn|- проекция на OY ось вектора Fyn силы упругой деформации, который направлен в отрицательную сторону OY оси, что в (2.93) учтено знаком "-" минус перед |Fyn| модулемэтого вектора Fyn силы упругой деформации.
Дата добавления: 2016-02-14; просмотров: 617;