W ljudfältet yttrar sig i form av kinetisk energi hos oscillerande materialkroppar, ljudvågor i medier med elastisk struktur (fasta kroppar, vätskor och gaser). Processen för vibrationsutbredning i ett elastiskt medium kallas Vinka. Utbredningsriktningen för en ljudvåg kallas ljudstråle, och ytan som förbinder alla angränsande punkter i fältet med samma oscillationsfas för mediets partiklar är vågfront. I fasta ämnen kan vibrationer fortplanta sig både i längd- och tvärriktningen. Sprid bara i luften längsgående vågor.
fritt ljudfält kallas ett fält där den direkta ljudvågen dominerar, och de reflekterade vågorna är frånvarande eller försumbara.
diffust ljudfält- detta är ett sådant fält, vid varje punkt där ljudenergins täthet är densamma och i alla riktningar som samma energiflöden utbreder sig under en tidsenhet.
Ljudvågor kännetecknas av följande grundparametrar.
Våglängd- är lika med förhållandet mellan ljudets hastighet (340 m / s - i luft) och frekvensen av ljudvibrationer. Således kan våglängden i luft variera från 1,7 cm (för f= 20 000 Hz) upp till 21 m (för f= 16 Hz).
Ljudtryck- definieras som skillnaden mellan ljudfältets momentana tryck vid en given punkt och det statiska (atmosfäriska) trycket. Ljudtrycket mäts i Pascal (Pa), Pa = N/m 2 . Fysiska analoger - elektrisk spänning, ström.
Ljudintensitet- den genomsnittliga mängden ljudenergi som passerar per tidsenhet genom en enhetsyta, vinkelrätt mot vågens utbredningsriktning. Intensiteten mäts i enheter W/m 2 och är den aktiva komponenten av kraften hos ljudvibrationer. Den fysiska analogen är elektrisk kraft.
Inom akustik visas mätresultaten vanligtvis i form av relativa logaritmiska enheter. För att bedöma hörselsensationen används en enhet som kallas Bel (B). Eftersom Bel är en ganska stor enhet infördes ett mindre värde - decibel (dB) lika med 0,1 B.
Ljudtryck, ljudintensitet uttrycks i relativa akustiska nivåer:
,
Nollvärden för akustiska nivåer motsvarar allmänt accepterade 
och W/m 2 med en harmonisk ljudvibration med en frekvens på 1000 Hz. De angivna värdena motsvarar ungefär de minimivärden som orsakar hörselförnimmelser (absolut hörtröskel).
Villkor för att mäta mikrofonernas egenskaper. Akustiska mätningar har ett antal specifika egenskaper. Således måste mätningen av vissa egenskaper hos elektroakustisk utrustning utföras i ett fritt fält, dvs. när det inte finns några reflekterade vågor.
I vanliga rum är detta tillstånd inte genomförbart, och det är svårt och inte alltid möjligt att utföra mätningar i det fria. För det första, utomhus är det svårt att undvika reflektioner från ytor som marken. För det andra beror mätningar i detta fall på atmosfäriska förhållanden (vind etc.) och kan leda till stora fel, för att inte tala om en rad andra olägenheter. För det tredje, i det fria är det svårt att undvika påverkan av främmande (industriellt, etc.) buller.
Därför, för mätningar i ett fritt fält, används speciella ljuddämpade kammare, där reflekterade vågor praktiskt taget är frånvarande.
Mätning av egenskaperna hos en mikrofon i en ekofri kammare. För att mäta känsligheten hos en mikrofon i ett fritt fält bör man först mäta ljudtrycket vid den punkt där mikrofonen som testas kommer att placeras och sedan placera den vid denna punkt. Men eftersom det praktiskt taget inte finns någon störning i kammaren och avståndet mellan mikrofonen från högtalaren är lika med 1 - 1,5 m (eller mer) med en radiatordiameter på högst 25 cm, kan mätmikrofonen placeras nära till mikrofonen som testas. Schemat för mätinställningen visas i Fig.4. Känsligheten bestäms över hela det nominella frekvensområdet. Genom att ställa in önskat tryck på ljudtrycksmätaren (ljudnivåmätare) mäts spänningen som utvecklas av den testade mikrofonen och dess axiella känslighet bestäms.
E OC = U M /P( mV/Pa)
Känsligheten bestäms antingen av den öppna kretsspänningen eller av spänningen vid märklasten. Som regel tas mikrofonens interna motståndsmodul vid en frekvens på 1000 Hz som nominell belastning.
Fig.4. Funktionsschema för mätning av mikrofonkänslighet:
1 - ton- eller vitbrusgenerator; 2 - oktavfilter (en tredjedels oktav); 3 - förstärkare; 4 - dämpad kammare; 5 - akustisk sändare; 6 - testad mikrofon; 7 - mätmikrofon; 8 - millivoltmeter; 9 - millivoltmeter graderad i pascal eller decibel (ljudmätare).
Känslighetsnivå definieras som känsligheten, uttryckt i decibel, i förhållande till ett värde på 1.
Standardkänslighet (i decibel) definieras som förhållandet mellan spänningen som utvecklas vid den nominella belastningsimpedansen vid ett ljudtryck på 1 Pa och den spänning som motsvarar effekt = 1 mW och beräknas med formeln:
var är spänningen (V) som utvecklas av mikrofonen vid det nominella belastningsmotståndet (Ohm) vid ett ljudtryck på 1 Pa.
frekvenssvar mikrofon kallas beroendet av mikrofonens känslighet på frekvensen vid konstanta värden av ljudtryck och mikrofonmatningsström. Frekvenssvaret tas genom att smidigt ändra frekvensen på generatorn. Enligt det erhållna frekvenssvaret bestäms dess ojämnhet i de nominella och driftsmässiga frekvensområdena.
Direktivitet mikrofonen tas bort enligt samma schema (fig. 4), och beroende på uppgiften, antingen vid flera frekvenser, med hjälp av en tongenerator, eller för en brussignal i en tredjedels oktavband, eller för ett givet frekvensband, använda ett lämpligt bandpassfilter istället för en tredjedels oktavfilter.
För att mäta riktningsegenskaperna är mikrofonen som testas monterad på en roterande skiva med en ratt. Skivan roteras manuellt eller automatiskt, synkront med inspelningsbordet. Karakteristiken tas i ett plan som går genom mikrofonens arbetsaxel, om det är en rotationskropp runt sin axel. För andra mikrofonformer tas karakteristiken för givna plan som passerar genom arbetsaxeln. Rotationsvinkeln mäts mellan arbetsaxeln och riktningen till ljudkällan. Direktivitetskarakteristiken är normaliserad med avseende på den axiella känsligheten.
Ljudfältet * förstås som det begränsade område av rymden där det hydroakustiska meddelandet utbreder sig. Ljudfältet kan existera i vilket elastiskt medium som helst och representerar vibrationer av dess partiklar till följd av påverkan av yttre störande faktorer. Ett utmärkande drag för denna process från alla andra ordnade rörelser av partiklarna i mediet är att, med små störningar, är utbredningen av vågor inte förknippad med överföringen av själva ämnet. Med andra ord, varje partikel oscillerar i förhållande till den position den intog innan störningens nedslag.
Ett idealiskt elastiskt medium i vilket ett ljudfält utbreder sig kan representeras som en uppsättning av dess absolut stela element sammankopplade med elastiska bindningar (fig. 1.1). Det nuvarande tillståndet för en oscillerande partikel i detta medium kännetecknas av dess offset U angående jämviktspositionen, vibrationshastighet v och frekvens fluktuationer. Vibrationshastigheten bestäms av den första tidsderivatan av partikelförskjutningen och är en viktig egenskap hos den aktuella processen. Som regel är båda parametrarna harmoniska funktioner av tid.
Partikel 1
(Fig. 1.1), förskjuten med mängden U från sin jämviktsposition, genom elastiska bindningar, påverkar den partiklarna som omger den, vilket gör att de också rör sig. Som ett resultat börjar störningen som introduceras utifrån att fortplanta sig i det aktuella mediet. Om lagen om partikelförskjutning ändras 1
definieras av jämlikheten 
var U mär partikeloscillationsamplituden, och w- frekvensen av svängningar, sedan andras rörelselag i– partiklarna kan representeras som:
var U mi– oscillationsamplitud i- åh partiklar, y iär fasförskjutningen av dessa svängningar. Som avståndet från källan för excitation av mediet (partiklar 1 ) värden för oscillationsamplituder U mi på grund av energiförlust kommer att minska, och fasförskjutningar y i på grund av den begränsade hastigheten för utbredning av excitation - att öka. Alltså under ljudfält man kan också förstå helheten av oscillerande partiklar i mediet.
Om vi i ljudfältet väljer partiklar som har samma svängningsfas får vi en kurva eller yta, som kallas vågfront. Vågfronten rör sig hela tiden bort från störningskällan med en viss hastighet, vilket kallas vågfronts utbredningshastighet, vågutbredningshastighet eller bara ljudets hastighet i denna miljö. Den angivna hastighetsvektorn är vinkelrät mot ytan av vågfronten vid den betraktade punkten och bestämmer riktningen ljudstråle längs vilken vågen utbreder sig. Denna hastighet beror i huvudsak på mediets egenskaper och dess nuvarande tillstånd. När det gäller ljudvågsutbredning i havet beror ljudets hastighet på vattnets temperatur, dess densitet, salthalt och en rad andra faktorer. Så med en ökning av temperaturen med 1 0 C ökar ljudhastigheten med cirka 3,6 m/s, och med en ökning av djupet med 10 m ökar den med cirka 0,2 m/s. I genomsnitt, under marina förhållanden, kan ljudets hastighet variera mellan 1440 - 1585 m/s. Om onsdag anisotropisk, dvs. har olika egenskaper i olika riktningar från störningens centrum, så kommer även ljudvågens utbredningshastighet att vara olika, beroende på dessa egenskaper.
I allmänhet ges hastigheten för utbredningen av en ljudvåg i en vätska eller gas av följande uttryck:
(1.2)
var Tillär volymelasticitetsmodulen för mediet, r0är det opåverkade mediets densitet, dess statiska densitet. Bulkelasticitetsmodulen är numeriskt lika med spänningen som uppstår i mediet under dess relativa enhetsdeformation.
Den elastiska vågen kallas längsgående, om svängningarna av de betraktade partiklarna inträffar i riktningen för vågutbredning. Vågen kallas tvärgående, om partiklarna svänger i plan som är vinkelräta mot vågens utbredningsriktning.
Tvärvågor kan bara uppstå i ett medium som har formens elasticitet, d.v.s. kan motstå skjuvdeformation. Endast fasta ämnen har denna egenskap. Longitudinella vågor är förknippade med volymetrisk deformation av mediet, så de kan fortplanta sig både i fasta ämnen och i flytande och gasformiga medier. Undantaget från denna regel är ytlig vågor som bildas på den fria ytan av en vätska eller på gränsytan mellan oblandbara medier med olika fysiska egenskaper. I detta fall utför vätskepartiklarna samtidigt longitudinella och tvärgående svängningar, och beskriver elliptiska eller mer komplexa banor. Ytvågornas speciella egenskaper förklaras av att gravitation och ytspänning spelar en avgörande roll för deras bildning och utbredning.
I processen med svängningar i ett stört medium uppstår zoner med ökat och minskat tryck och densitet i förhållande till jämviktstillståndet. Tryck 
var är dess momentana värde i ljudfältet, och är mediets statiska tryck i frånvaro av excitation, kallas ljud och numeriskt lika med kraften med vilken vågen verkar på en enhetsarea, installerad vinkelrätt mot riktningen för dess utbredning. Ljudtryck är en av de viktigaste egenskaperna för miljöns tillstånd.
För att bedöma förändringen i mediets densitet används ett relativt värde, kallat c tätning, som bestäms av följande likhet:
(1.3)
var r 1 - det momentana värdet av mediets densitet vid den punkt som är intressant för oss, och r 0 - dess statiska densitet.
Alla ovanstående parametrar kan bestämmas om någon skalär funktion är känd, kallad potential j för vibrationshastighet. I enlighet med Helmholtz-satsen karakteriserar denna potential fullständigt akustiska vågor i flytande och gasformiga medier och är relaterad till vibrationshastigheten v följande jämställdhet:
. (1.4)
En longitudinell ljudvåg kallas platt om dess potential j och andra relaterade storheter som kännetecknar ljudfältet beror endast på tid och en av deras kartesiska koordinater, t.ex. X(fig.1.2). Om de nämnda mängderna endast beror på tid och avstånd r från någon punkt handla om utrymme kallas vågcentrum, longitudinell ljudvåg kallas sfärisk. I det första fallet kommer vågfronten att vara en linje eller ett plan, i det andra en båge eller en del av en sfärisk yta.
I elastiska medier, när man överväger processer i ljudfält, kan man använda principen om superposition. Så, om ett system av vågor utbreder sig i mediet, bestämt av potentialerna j 1 … j n, då kommer potentialen för den resulterande vågen att vara lika med summan av de angivna potentialerna:
(1.5)
Men när man överväger processer i kraftfulla ljudfält, bör man ta hänsyn till möjligheten av manifestation av olinjära effekter, vilket kan göra användningen av superpositionsprincipen otillåten. Dessutom, vid höga nivåer av störning av miljön, kan mediets elastiska egenskaper radikalt kränkas. Således kan luckor fyllda med luft uppstå i ett flytande medium, dess kemiska struktur kan förändras och så vidare. På den tidigare presenterade modellen (Fig. 1.1.) kommer detta att motsvara att bryta de elastiska bindningarna mellan mediets partiklar. I det här fallet kommer energin som spenderas på att skapa svängningar praktiskt taget inte att överföras till andra lager, vilket kommer att göra det omöjligt att lösa ett eller annat praktiskt problem. Det beskrivna fenomenet kallas kavitation.
Ur en energisk synvinkel kan ljudfältet karakteriseras ljudenergiflöde eller ljudkraft P, som bestäms av mängden ljudenergi W passerar genom en given yta per tidsenhet:
(1.6)
Ljudeffekt i förhållande till area s anses yta, bestämmer intensitet ljudvåg:
(1.7) I det sista uttrycket antas det att energin är jämnt fördelad på platsen s.
Ofta, för att karakterisera ljudmiljön, används begreppet ljudenergitäthet, vilket definieras som mängden ljudenergi per volymenhet av det elastiska mediet.
Vi undersöker sambandet mellan ljudfältets individuella parametrar.
1.3 Ekvation för medelkontinuitet
Mediumkontinuitetsekvationen kopplar samman hastighetspotentialen och dess kompaktering. Om det inte finns några diskontinuiteter i mediet sker massvårdslagen, som kan skrivas i följande form:
var W 1 och r1är volymen och densiteten av vätskan i ljudfältet, och W0 och r0är samma parametrar i frånvaro av störning. Denna lag säger att i ett kontinuerligt linjärt medium orsakar en volymförändring en sådan förändring av mediets densitet att deras produkt, motsvarande massan av den aktuella volymen, alltid förblir konstant.
För att ta hänsyn till komprimeringen av mediet subtraherar vi produkten från vänster och höger sida av jämlikhet (1.8) W 0 r 1. Som ett resultat kommer vi att ha:
(1.9)
Det är accepterat här 
Detta antagande är möjligt på grund av det faktum att variationerna i vätskans volym och densitet i ultraljudsfrekvensområdet är obetydliga i förhållande till deras absoluta värde och ersättningen i nämnaren för likhet (1,9) av kvantiteten r1 på r0 påverkar praktiskt taget inte resultatet av analysen.
Låt vara ρ 1\u003d 1,02 g/cm 3, och ρ 0
= 1,0 g/cm3. Sedan
a 
. Det relativa felet för de accepterade antagandena är 
.
Låt oss uttrycka den relativa volymetriska deformationen av mediet, representerad av den vänstra sidan av jämlikheten (1,9), i termer av partiella förskjutningar av vätskepartiklar och ta hänsyn till att den högra sidan av denna ekvation bestämmer komprimeringen av mediet. Då kommer vi att ha:
(1.10)
var U x , U y och Uz- förskjutning av partiklar av mediet längs motsvarande axlar i det ortogonala koordinatsystemet.
Låt oss särskilja den sista jämlikheten med avseende på tid:
Här v x, v y och vzär komponenterna i vibrationshastigheten längs samma axlar. Givet att
(1.12)
(1.13) där Ñ är Hamilton-operatorn som definierar den rumsliga differentieringen:
(1.14)
| Viktig! |
Ekvationen för oscillerande rörelse
Ekvationen för oscillerande rörelse relaterar hastighetspotentialen och ljudtrycket. För att härleda denna ekvation pekar vi ut i ljudfältet en elementär volym som oscillerar längs axeln åh(Fig. 1.3.) I enlighet med Newtons lag kan vi skriva:
(1.15)
var F- kraft som verkar på den valda volymen i axelns riktning åh,
mär massan av en given volym, j– acceleration av volymrörelse längs samma axel . Om vi betecknar trycken som verkar på ytorna av den valda volymen, genom p 1 och p 2, och acceptera det > och sedan kraften F kan definieras med följande ekvation:
(1.16)
var 
Att ersätta uttryck (1.16) med likhet (1.15) och ta hänsyn till det 
och acceleration 
och även genom att gå till gränsen till oändligt små kvantiteter finner vi:
(1.17)
Med hänsyn till det 
och 
äntligen får vi:
. (1.18)
Den sista ekvationen innehåller inga koordinater och är därför giltig för en våg av vilken form som helst.
Mediets tillståndsekvation
Mediets tillståndsekvation tillämpad på ultraljudsfältet, där alla processer fortskrider praktiskt taget utan temperaturförändringar, uttrycker förhållandet mellan mediets tryck och densitet. I en idealisk vätska där det inte finns några viskösa friktionskrafter, ljudtrycket R proportionell mot mediets styvhet Till och dess sigill c: 
Men om mediet är verkligt, så finns det viskösa friktionskrafter i det, vars storlek är proportionell mot mediets viskositet och förändringshastigheten i mediets tillstånd, i synnerhet förändringshastigheten i dess packning. Därför kommer uttrycket som bestämmer trycket i ett visköst medium att få en komponent som beror på dessa faktorer:
(1.19)
där L är proportionalitetskoefficienten. Som ett resultat av experimenten hittades en uppskattning av denna koefficient, vilket gjorde det möjligt att skriva det slutliga uttrycket som bestämmer mediets tillstånd som:
(1.20) där h är koefficienten för dynamisk (Newtonsk) viskositet för mediet. Den resulterande ekvationen är lämplig för alla vågformer.
vågekvationen
Vågekvationen bestämmer förändringslagen för hastighetspotentialen. För att härleda denna ekvation ersätter vi uttryck (1.20) för mediets tillstånd med likhet (1.18). Som ett resultat får vi:
(1.21)
För att representera komprimeringen av mediet i termer av hastighetspotentialen, differentierar vi uttryck (1.21) med avseende på tid:
(1.22)
Med hänsyn till beroende (1.13) erhållet från tillståndet för mediumkontinuitet och jämlikhet (1.2), skriver vi den önskade vågekvationen i sin slutliga form:
(1.23)
Om vågen är plan och utbreder sig till exempel längs axeln åh, då beror hastighetspotentialen endast på koordinaten X och tid. I det här fallet kommer vågekvationen att ha en enklare form:
(1.24) Genom att lösa de erhållna ekvationerna kan man hitta förändringslagen för hastighetspotentialen och, som en konsekvens, vilken parameter som helst som kännetecknar ljudfältet.
Analys av ljudfältets huvudparametrar
Låt oss först bestämma parametrarna som kännetecknar en plan övertonsvåg. För att göra detta hittar vi en lösning på ekvation (1.24), som är en linjär differentialekvation av andra ordningen och därför har två rötter. Dessa rötter representerar två processer j 1 (x, t) och j 2 (x, t), definierar vågor som utbreder sig i motsatta riktningar. I ett isotropiskt medium är parametrarna för ljudfältet vid punkter på samma avstånd från strålningskällan desamma, vilket gör att vi kan begränsa oss till att bara hitta en lösning, till exempel för vågen j1, fortplantar sig i axelns positiva riktning åh.
Eftersom den specifika lösningen är en funktion av aktuell koordinat och tid, kommer vi att leta efter den i följande form:
var 
- vågfrekvens, mär den önskade koefficienten som bestämmer hastighetspotentialens beroende av rumsliga koordinater, 
- vågnummer, 
. Beräknar nödvändiga derivator av j1 och genom att ersätta dem i ekvation (1.24) finner vi:
(1.26) Lösning av den sista jämställdheten med avseende på m och med hänsyn till att det negativa värdet av vågen som avtar med avståndet från störningskällan motsvarar dess negativa värde, kommer vi att ha:
(1.27)
I ett ultraljudsfält är den andra termen inom parentes av uttryck (1.27) mycket mindre än enhet, vilket gör att vi kan expandera detta uttryck till en maktserie och begränsa oss till dess två termer:
(1.28)
Ersätter det hittade värdet m in i jämlikhet (1.25) och införa notationen
(1.29)
hitta det slutliga uttrycket för hastighetspotentialen j1:
Privat lösning för potential j2 kan hittas på samma sätt som det övervägda fallet:
Låt oss använda de erhållna uttrycken för att bestämma huvudparametrarna för ljudfältet.
Ljudtrycket i utbredningszonen för en positivt riktad våg bestäms av följande ekvation:
(1.32)
var 
.
Om vi vänder oss till jämlikhet (1,4) och tar hänsyn till det inom ultraljudsfältet >> a, då kan uttrycket för vibrationshastigheten skrivas i följande form:
var 
De erhållna uttrycken visar att förändringar i de aktuella värdena för ljudtryck och vibrationshastighet uppträder i fas, som ett resultat av vilket, på platser där mediet är komprimerat, vektorn för vibrationshastighet sammanfaller i riktning med utbredningshastigheten av vågfronten, och på sällsynta platser är den mitt emot den.
Låt oss hitta förhållandet mellan ljudtryck och vibrationshastighet, som kallas specifik akustisk impedans:
(1.34)
Specifik akustisk impedans är en viktig egenskap hos mediet som påverkar många parametrar för de processer som sker i det.
Utbredning av ljudvågor
När man skapar hydroakustiska enheter är en av de viktigaste uppgifterna det korrekta valet av strålningsparametrar: burstsignalens bärfrekvens, metoden för signalmodulering och dess energiegenskaper. Detta påverkar vågens utbredningsområde, egenskaperna hos dess reflektion och passage genom olika gränssnitt mellan media med olika fysiska egenskaper, möjligheten att separera signalen från bruset som åtföljer den.
Som noterats ovan är en av de viktigaste energiegenskaperna hos en hydroakustisk signal dess intensitet. Uttrycket som definierar denna parameter kan hittas från följande överväganden. Låt oss betrakta någon elementär sektion av vågfronten med area , som, medan den oscillerar, skiftar över tiden i förhållande till den ursprungliga positionen med värdet 
Denna förskjutning kommer att motverkas av krafterna 
intern interaktion. Arbete kommer att läggas ned för att övervinna dessa krafter. Den kraft som krävs för att tillhandahålla de aktuella svängningarna definieras som det arbete som förbrukas per tidsenhet:
(1.35)
var Tär vågens period. I sin tur bestäms intensiteten av kraften som förbrukas vid förflyttning enda områden av vågfronten och kommer därför att vara lika med:
(1.36)
Genom att ersätta likheter (1.32) och (1.33) i det resulterande uttrycket finner vi:
Med tanke på att 0,5 
- signalintensitet i omedelbar närhet av sändaren, då kommer lagen om intensitetsändring med avståndet från källan att bestämmas av följande likhet:
(1.38)
Den sista formeln erhölls av den engelske fysikern och matematikern Stokes och bär hans namn. Den visar att när avståndet från strålningskällan ökar, minskar ljudvågens intensitet exponentiellt. Dessutom, som följer av uttryck (1.29), dämpningsindex aär proportionell mot kvadraten på oscillationsfrekvensen för den utsända vågen. Detta medför vissa begränsningar för valet av bärvågsfrekvenser, särskilt för långdistansljud.
Men med Stokes formel är det inte alltid möjligt att få en korrekt uppskattning av ljudvågsdämpningsprocessen. Experiment visar alltså att ljudvågor i havsmiljön avtar mycket snabbare än vad som följer av ovanstående uttryck. Detta fenomen beror på skillnaden i egenskaperna hos den verkliga miljön från den idealiserade, vanligtvis betraktad i den teoretiska lösningen av problem, såväl som det faktum att den marina miljön är en heterogen vätska, inklusive levande organismer, luftbubblor och andra föroreningar.
I praktiken används vanligtvis olika empiriska formler för att bestämma förändringslagen i en ljudvågs intensitet. Så, till exempel, vid dess frekvenser som ligger i intervallet 7,5 - 60 kHz, värdet på koefficienten a i decibel per kilometer (dB/km) kan uppskattas med hjälp av följande samband:
, (1.39)
och lagen om intensitetsändring vid avstånd från vibratorn som inte överstiger 200 km, med ett fel på upp till 10%, bestäms av likheten:
(1.40)
I fallet med en sfärisk våg, intensiteten
. (1.41)
Det följer av det sista uttrycket att vågen försvagas i stor utsträckning på grund av att dess front expanderar med ökande avstånd r.
En ultraljudsvåg fortplantar sig i en rak linje under sin rörelse i ett homogent isotropiskt medium. Men om mediet är inhomogent, så böjs ljudstrålens bana, och under vissa förhållanden kan signalen också reflekteras från mellanskikten i vattenmiljön. Fenomenet med ljudstrålars krökning på grund av den marina miljöns heterogenitet kallas ljudbrytning. Ljudbrytning kan ha en betydande effekt på noggrannheten i hydroakustiska mätningar, så graden av dess påverkan måste i de flesta fall bedömas.
När strålen utbreder sig mot botten, på sin väg, passerar den som regel genom tre zoner: en isotermisk (med konstant temperatur) ytzon, en temperaturhoppzon, kännetecknad av en skarp negativ temperaturgradient, och en nära- botten isotermisk zon (Fig. 1.4). Tjockleken på stötzonen kan vara flera tiotals meter. När en ljudvåg passerar genom stötskiktet observeras stark brytning och en signifikant minskning av ljudintensiteten. Minskningen i intensitet beror på divergensen av strålar på grund av skarp brytning vid chockskiktets övre gräns, såväl som deras reflektion från detta skikt. Den delade strålens extrema strålar bildar en ljudskuggzon.
| Fig.1.4. |
stiga upp stående Vinka. En egenskap hos en stående våg är att alla dess punkter oscillerar med samma fas och bildar med intervaller lika med en fjärdedel av svängningsvåglängden, antinoder, där svängningsamplituden är maximal, och noder där det inte finns några svängningar alls. En stående våg överför praktiskt taget inte energi.
Reflektion och brytning av ljudvågor
När en våg infaller på gränssnittet mellan två medier exciteras partiklar av mediet som hör till detta gränssnitt. I sin tur ger svängningar av gränspartiklarna upphov till vågprocesser både i den infallande vågens medium och i mediet intill den. Den första vågen kallas reflekteras, och den andra är bryts. hörn 
och (Fig. 1.5) mellan normalen till gränssnittet och strålarnas riktning kallas vinklar falla, 
reflektioner och refraktion, respektive. Enligt Descartes lagar sker jämlikheterna:
(1.42)
Om det finns flera gränssnitt längs strålens utbredningsväg kommer likheten att vara sann:
(1.43)
Värdet kallas Snell är konstant. Dess värde ändras inte längs ljudstrålen.
Energiförhållandena i infallande, reflekterade och brutna strålar bestäms med hjälp av koefficienterna MEN och PÅ reflektion respektive refraktion. Dessa koefficienter bestäms av följande likheter:
(1.44)
Det kan visas att i media med samma akustiska impedans överförs ljudenergin fullständigt från ett medium till ett annat. Om det finns en stor skillnad i medias akustiska impedanser reflekteras nästan all infallande energi från gränssnittet mellan media.
De betraktade mönstren äger rum om den reflekterande ytans dimensioner överstiger den infallande strålningens våglängd. Om dess våglängd är större än den reflekterande ytans dimensioner, så reflekteras vågen som regel delvis från hindret (spritt) och går delvis runt det. Fenomenet att vågböja sig runt ett hinder kallas ljuddiffraktion. Diffraktion förekommer också i föremål vars dimensioner överstiger våglängden för svängningar, men i detta fall manifesterar fenomenet sig endast vid kanterna på den reflekterande ytan. Bakom hindret bildas en akustisk skuggzon, där det inte finns några ljudvibrationer. Samtidigt, framför hindret, blir ljudfältsmönstret mer komplicerat på grund av interaktionen mellan infallande, reflekterade och diffraktionsvågor. Ljudvågen kan reflekteras från många föremål utspridda i havsvatten, såsom luftbubblor, plankton, partiklar av fasta flytande ämnen, etc. I detta fall kallas den reflekterade signalen en signal. surroundreverb. Det uppfattas av strålningsmottagaren som ett oscillerande eko i det ögonblick som signalen sänds. I början kan detta eko ha en ganska stor nivå, för att sedan snabbt blekna.
Efterklang kan uppstå på grund av spridning av ljud från plana ytor som har små oregelbundenheter jämfört med våglängden. Oftast är sådana ytor havets botten eller yta. Denna efterklang kallas botten eller ytlig, respektive.
. Grundläggande principer för hydroakustiskt ljud
Nästan alla hydroakustiska navigationsanordningar som används i transportflottan fungerar i läget för aktivt sond av vattenutrymmet. Utvecklingen av enheter som implementerar detta läge ger behovet av att:
§ fastställande av krav på sonderingsstrålning utifrån innehållet i det problem som ska lösas;
§ fastställande av krav för mottagnings- och sändningsantenner;
§ analys av utbredningsförhållandena för sonderingssignalen och bedömning av typen av den mottagna signalen;
§ utveckling av krav för systemets ingångsblock som utför den primära omvandlingen av den mottagna signalen;
§ bestämma sammansättningen av den mottagningsväg som omvandlar primär information till den form som är nödvändig för dess visning eller vidare användning av andra enheter eller system;
§ bestämma sammansättningen av enheter för visning och inspelning av information;
§ formulering av kraven för utsignalen från den hydroakustiska enheten från sidan av andra enheter som samverkar med den.
Som nämnts ovan kan sonderingsstrålning vara kontinuerlig eller pulsad. Kontinuerlig strålning med samma signalamplituder har den högsta medeleffekten, vilket kan vara en avgörande fördel vid sondering av områden som ligger tillräckligt långt från strålkällan. Den högre medeleffekten hos den emitterade signalen ökar inte bara nivån på den mottagna reflekterade signalen utan undviker också ofta fenomenet kavitation. Oftast används denna typ av strålning i dopplersystem för att mäta ett fartygs hastighet.
Om det är nödvändigt att mäta avstånd till reflekterande föremål måste den kontinuerliga strålningen preliminärt moduleras på ett speciellt sätt. Korrekt val av moduleringsmetod och bearbetning av den mottagna signalen gör att du kan skapa de mest exakta mätsystemen. Det bör dock beaktas att den mottagna signalen i det aktuella fallet vanligtvis åtföljs av ett ganska betydande brus som härrör från volymetrisk efterklang.
Pulserad strålning kännetecknas av pulsens form, dess varaktighet T och(Fig. 1.6), frekvens eller pulsupprepningsperiod. Oftast används rektangulära pulser (fig. 1.6.a), som är de mest energimättade. På senare tid användes den exponentiella formen (fig. 2.6, b) flitigt på grund av att den var lättare att implementera tekniskt. Lösningen av individuella problem kan kräva skapandet av impulser med en mer komplex form av deras höljen.
Pulsens varaktighet är av stor betydelse, eftersom den tillsammans med dess amplitud bestämmer effekten som finns i den, och följaktligen det maximala sonderingsområdet. Dessutom beror avståndsupplösningen på pulslängden, dvs. den minsta intervallskillnaden som kan mätas av systemet. På grund av det faktum att pulsen är en bärare av enkel information, kommer alla avståndsförändringar inom dess rumsliga omfattning inte att registreras av systemet. Med tanke på att pulsen färdas dubbelt så långt - till reflektorn och tillbaka, kommer systemets upplösning att vara lika med halva pulsens rumsliga längd:
(1.45)
I praktiken ligger pulslängden oftast i intervallet 10 -5 med upp till 10 -3 med.
Pulsupprepningshastigheten väljs vanligtvis så att nästa puls i vilket arbetsområde som helst avges först efter att den reflekterade har tagits emot. Perioden med andra ord t sid pulsupprepning måste tillfredsställa ojämlikheten: 
var 
- det maximala ljudområdet i arbetsområdet, - den genomsnittliga ljudhastigheten i vatten, vanligtvis lika med 1500 Fröken. Detta tillvägagångssätt skapar förutsättningar för att använda en antenn som en mottagnings- och sändningsantenn. I vissa fall kan pulsrepetitionsfrekvensen väljas från andra överväganden.
När kraven för sonderingssignalen utformas är det mycket viktigt att korrekt välja strålningens bärfrekvens. Det bestämmer till stor del dämpningen av signalen, dess reflektion från gränssnittet mellan media och olika objekt, såväl som vågfrontens bana. Att minska bärfrekvensen kräver som regel en ökning av storleken på antennenheter, men bidrar till en ökning av ljudområdet.
För att formulera de grundläggande kraven för antennsystemet är det nödvändigt:
§ bestämma antalet antenner och deras utformning på fartyget;
§ välja den bästa graden av strålningsdirektivitet;
§ välja vilken typ av element som omvandlar elektrisk energi till mekanisk energi och vice versa, samt typ av antenn;
§ bestämma hur antenner ska installeras ombord på fartyget.
Antalet antenner som används och schemat för deras placering bestäms av typen av problemet som löses, såväl som närvaron eller frånvaron av deras redundans för att öka systemets tillförlitlighet. Varje antenn kan monteras ombord på fartyget självständigt eller så kombineras alla antenner till en antennenhet, som vanligtvis installeras i klirren. Ett sådant block kan innehålla upp till 20 eller fler antenner, vilket i detta fall skulle vara mer lämpligt att kalla vibratorer.
Den erforderliga graden av strålningsdirektivitet dikteras också av typen av problemet som löses.
Ferromagnetiska och piezokeramiska vibratorer används som omvandlare av elektrisk energi till mekanisk energi och vice versa, vars funktionsprincip diskuteras nedan.
Allmänna egenskaper hos sändande och mottagande antenner
Ferromagnetiska omvandlare av elektrisk energi till mekanisk energi använder effekten av magnetostriktion. Kärnan i denna effekt är att när det magnetiska tillståndet hos en produkt gjord av ferromagnetiskt material förändras, sker en viss förändring i dess dimensioner. Provet deformeras, och denna deformation ökar med ökande intensitet av dess magnetisering. Om vi tar en stavkärna som ett prov, förser den med en lindning och driver den med växelström, så kommer längden på kärnan att ändras med jämna mellanrum. Den elektriska energin som förbrukas på dess magnetisering omvandlas till energin från mekaniska vibrationer, som kan excitera ett ljudfält i ett elastiskt medium i vilket den aktuella staven är placerad.
Det finns också en motsatt effekt. Om kärnan i ett ferromagnetiskt material med viss kvarvarande magnetisering deformeras något, d.v.s. ändra dess interna spänning, då kommer intensiteten av det magnetiska fältet som är associerat med det också att ändras. I detta fall kommer förändringen i magnetfältet att vara
Ett ljudfält förstås som det begränsade utrymmet där ett hydroakustiskt meddelande utbreder sig. Ljudfältet kan existera i vilket elastiskt medium som helst och representerar vibrationer av dess partiklar till följd av påverkan av yttre störande faktorer. Ett utmärkande drag för denna process från alla andra ordnade rörelser av partiklarna i mediet är att, med små störningar, är utbredningen av vågor inte förknippad med överföringen av själva ämnet. Med andra ord, varje partikel oscillerar i förhållande till den position den intog innan störningens nedslag.
Ett idealiskt elastiskt medium i vilket ett ljudfält utbreder sig kan representeras som en uppsättning av dess absolut stela element sammankopplade med elastiska bindningar (fig. 2.2). Det aktuella tillståndet för en oscillerande partikel i detta medium kännetecknas av dess förskjutning U i förhållande till jämviktspositionen, oscillationshastigheten v och oscillationsfrekvensen. Vibrationshastigheten bestäms av den första tidsderivatan av partikelförskjutningen och är en viktig egenskap hos den aktuella processen. Som regel är båda parametrarna harmoniska funktioner av tid.
Partikel 1 (Fig. 1.1), förskjuten med U från dess jämviktsposition,
Skärningen av elastiska bindningar har en effekt på partiklarna som omger den, vilket gör att de också rör sig. Som ett resultat börjar störningen som introduceras utifrån att spridas i raserna.
sedd miljö. Om lagen för partikelförskjutning förändring 1 bestäms av likheten U U sint, där Um är partikeloscillationsamplituden och är svängningsfrekvensen, då kan rörelselagen för andra i:te partiklar representeras som:
Ui Umi sin(t i), (2.1)
där Umi är oscillationsamplituden för den i:te partikeln, i är fasförskjutningen för dessa svängningar. När avståndet från mediets excitationskälla (partikel 1) ökar, minskar svängningarnas amplituder Umi på grund av energiförlust, och fasskiftningarna i ökar på grund av den begränsaden. Således kan ett ljudfält också förstås som en uppsättning oscillerande partiklar av mediet.
Om vi i ljudfältet väljer partiklar som har samma svängningsfas får vi en kurva eller yta, som kallas vågfronten. Vågfronten rör sig hela tiden bort från störningskällan med en viss hastighet, vilket kallas vågfrontens utbredningshastighet, vågens utbredningshastighet eller helt enkelt ljudhastigheten i ett givet medium. Den angivna hastighetsvektorn är vinkelrät mot vågfrontens yta vid den aktuella punkten och bestämmer riktningen för ljudstrålen längs vilken vågen utbreder sig. Denna hastighet beror i huvudsak på mediets egenskaper och dess nuvarande tillstånd. Vid utbredning av en ljudvåg i havet beror ljudets hastighet på vattnets temperatur, dess densitet, salthalt och en rad andra faktorer. Så med en ökning av temperaturen med 1 0C ökar ljudhastigheten med cirka 3,6 m/s, och med en ökning av djupet med 10 m ökar den med cirka 0,2 m/s. I genomsnitt, under marina förhållanden, kan ljudets hastighet variera inom 1440 - 1585 m/s. Om mediet är anisotropt, dvs. har olika egenskaper i olika riktningar från störningens centrum, så kommer även ljudvågens utbredningshastighet att vara olika, beroende på dessa egenskaper.
I allmänhet ges hastigheten för utbredningen av en ljudvåg i en vätska eller gas av följande uttryck:
c K, (2.2) 0
där K är den volymetriska elasticitetsmodulen för mediet, 0 är densiteten för det opåverkade mediet, dess statiska densitet. Bulkelasticitetsmodulen är numeriskt lika med spänningen som uppstår i mediet under dess relativa enhetsdeformation.
En elastisk våg kallas longitudinell om svängningarna av de betraktade partiklarna sker i riktningen för vågutbredning. En våg kallas tvärgående om partiklarna svänger i plan som är vinkelräta mot vågens utbredningsriktning.
Tvärvågor kan bara uppstå i ett medium som har formens elasticitet, d.v.s. kan motstå skjuvdeformation. Endast fasta ämnen har denna egenskap. Longitudinella vågor är förknippade med volymetrisk deformation av mediet, så de kan fortplanta sig både i fasta ämnen och i flytande och gasformiga medier. Ett undantag från denna regel är ytvågor som genereras på den fria ytan av en vätska eller på gränsytan för separationen av oblandbara medier med olika fysiska egenskaper. I detta fall utför vätskepartiklarna samtidigt longitudinella och tvärgående svängningar, och beskriver elliptiska eller mer komplexa banor. Ytvågornas speciella egenskaper förklaras av att gravitation och ytspänning spelar en avgörande roll för deras bildning och utbredning.
I processen med svängningar i ett stört medium uppstår zoner med ökat och minskat tryck och densitet i förhållande till jämviktstillståndet. Trycket p r1 r0, där p1 är dess momentana värde i ljudfältet och p0 är mediets statiska tryck i frånvaro av excitation, kallas ljudtryck och är numeriskt lika med den kraft med vilken våg verkar på ett enda område, installerat vinkelrätt mot dess spridning. Ljudtryck är en av de viktigaste egenskaperna för miljöns tillstånd.
För att bedöma förändringen i mediets densitet används ett relativt värde, kallat kompaktering , som bestäms av följande likhet:
1 0 , (2.3) 0
där 1 är det momentana värdet av mediets densitet vid den punkt som är intressant för oss, och 0 är dess statiska densitet.
Alla ovanstående parametrar kan bestämmas om någon skalär funktion är känd, kallad vibrationshastighetspotential. I enlighet med Helmholtz-satsen karakteriserar denna potential fullständigt akustiska vågor i flytande och gasformiga medier och är relaterad till vibrationshastigheten v med följande likhet:
v grad . (2.4)
En longitudinell ljudvåg kallas platt om dess potential och andra storheter förknippade med den som kännetecknar ljudfältet endast beror på tiden och en av deras kartesiska koordinater, till exempel x (Fig. 2.3).
Om de nämnda storheterna endast beror på tid och avstånd r från någon punkt i rymden, kallad vågens centrum, kallas den längsgående ljudvågen sfärisk. I det första fallet kommer vågfronten att vara
z Plan våg z Sfärisk våg
Ris. 2.3 Vågfront
linje eller plan, i den andra - en båge eller en sektion av en sfärisk yta.
I elastiska medier, när man överväger processer i ljudfält, kan man använda principen om superposition. Så, om systemet är distribuerat i miljön
vågor som bestäms av potentialerna 1…n, då blir potentialen lika med summan av de angivna potentialerna:
n i. ett
resulterande våg
Men när man överväger processer i kraftfulla ljudfält, bör man ta hänsyn till möjligheten av manifestation av olinjära effekter, vilket kan göra användningen av superpositionsprincipen otillåten. Dessutom på höga nivåer
stör miljön kan mediets elastiska egenskaper radikalt kränkas. Således kan luckor fyllda med luft uppstå i ett flytande medium, dess kemiska struktur kan förändras och så vidare. På den tidigare presenterade modellen (Fig. 2.2) kommer detta att motsvara att bryta de elastiska bindningarna mellan mediets partiklar. I det här fallet kommer energin som spenderas på att skapa svängningar praktiskt taget inte att överföras till andra lager, vilket kommer att göra det omöjligt att lösa ett eller annat praktiskt problem. Det beskrivna fenomenet kallas kavitation.1
Ur energisynpunkt kan ljudfältet karakteriseras av flödet av ljudenergi eller ljudeffekt P, som bestäms av mängden ljudenergi W som passerar genom ytan vinkelrätt mot vågens utbredningsriktning per tidsenhet:
P W . (2,6)
Ljudeffekten, relaterad till arean s av ytan i fråga, bestämmer ljudvågens intensitet:
Jag är st. (2,7)
I det sista uttrycket antas det att energin är jämnt fördelad över området s.
I miljön. Konceptet "Z. P." används vanligtvis för områden vars dimensioner är i storleksordningen eller större än ljudets längd. vågor. Med energisk sidorna Z. p. kännetecknas av en ljuddensitet. energi (energi från den oscillerande processen per volymenhet); i de fall då i Z. p. förekommer, kännetecknas den av ljudets intensitet.
Bilden av Z. p. i det allmänna fallet beror inte bara på akustiken. kraft och egenskaper hos sändarens riktning - ljudkällan, men också på positionen och St. inom gränserna för mediet och gränssnitt dekomp. elastiska medier, om sådana ytor finns tillgängliga. I en obegränsad homogen miljö Z. p. en enda källa yavl. resande vågfält. Mikrofoner, hydrofoner och andra används för att mäta Z. det är önskvärt att ha sina dimensioner små i jämförelse med våglängden och med de karakteristiska dimensionerna för fältinhomogeniteterna. I studiet av Z. p. användes även dekomp. metoder för visualisering av ljudfält. Studiet av Z. p. dekomp. utsändare produceras i ekofria kammare.
Physical Encyclopedic Dictionary. - M.: Sovjetiskt uppslagsverk. . 1983 .
LJUDFÄLT
Uppsättningen spatio-temporala fördelningar av kvantiteter som kännetecknar ljudstörningen i fråga. Den viktigaste av dem: ljudtryck p, oscillerande partikel v, oscillerande förskjutning av partiklar x , relativ förändring i densitet (s.k. akustisk) s=dr/r (där r är mediet), adiabatisk. temperaturförändring d T,åtföljande komprimering och sällsynthet av mediet. När man introducerar begreppet 3. p., betraktas mediet som ett kontinuerligt sådant och ämnets molekylära struktur tas inte med i beräkningen. 3. objekt studeras antingen med metoder geometrisk akustik, eller baserat på teorin om vågor. trycket uppfyller vågekvationen
Och med det kända R du kan bestämma de återstående egenskaperna för 3. p. av f-lams: 
var med - ljudets hastighet, g= cp/CV- förhållandet mellan värmekapaciteten vid posten. tryck till värmekapacitet vid DC. volym och - koefficient. termisk expansion av mediet. För munspel. 3. s. vågekvationen går in i Helmholtz-ekvationen: D R+k 2 R= 0, där k= w /c- vågtal för frekvensen w, och uttrycken för v och x har formen:
Dessutom ska 3. p. uppfylla randvillkoren, d. v. s. de krav som ställs på de storheter som kännetecknar 3. p., fysiska. egenskaper hos gränser - ytor som begränsar miljön, ytor som begränsar hinder placerade i miljön och gränssnitt sönderfaller. snitt Till exempel på en absolut stel gräns för den oscillerande komponenten. hastighet v n måste försvinna; på den fria ytan måste ljudtrycket försvinna; på gränsen karakteriseras akustisk impedans, p/v n bör vara lika med den specifika akustiken. gränsimpedans; i gränssnittet mellan två medier, kvantiteterna R och v n på båda sidor av ytan bör vara lika i par. I riktiga vätskor och gaser finns ett tillägg. gränsvillkor: försvinnande av tangenten vibrerande. hastighet vid en stel gräns eller likheten mellan tangentkomponenterna vid gränssnittet mellan två medier. p=p(x6 ct), löper längs axeln X i positiv ("-"-tecken) och negativ ("+"-tecken). i en plan våg p/v= br med, där r med - vågmotstånd miljö. Sätt på ställen. ljudtrycksriktningen svänger. hastigheten i en vandringsvåg sammanfaller med vågens utbredningsriktning, på sina ställen är den negativ. trycket är motsatt denna riktning, och på platser där trycket vänder till noll, fluktuerar det. hastigheten går också till noll. harmonisk lägenhet ser ut som: sid=sid 0 cos(v t-kx+ j) ,
var R 0 och j 0 - respektive vågens amplitud och dess början. vid punkten x=0. I media med en spridning av ljudets hastighet är hastigheten harmonisk. vågor med=w/ k beror på frekvensen.2) Svängningar i den begränsade. områden av miljön i frånvaro av yttre. influenser, t.ex. 3. s., som uppstår i en sluten volym för given initial. betingelser. Sådana 3. p. kan representeras som en överlagring av stående vågor som är karakteristiska för en given volym av mediet 3) 3. p. miljö för given initial. villkor - värden R och v i vissa tidigt tidpunkt (t.ex. 3. p., som uppstår efter en explosion). 4) 3. p. eller konsten. akustisk sändare (se ljudemission). De enklaste strålningarna i form av fältet är följande. Monopol - sfäriskt symmetrisk divergerande våg; för munspel. strålning, den har formen: p = -i rwQexp ( ikr)/4p r, där Q -
källans produktivitet (t.ex. förändringshastigheten i volymen hos en pulserande kropp, liten jämfört med våglängden) placerad i mitten av vågen, och r- avstånd från centrum. Amplituden av ljudtrycket under monopolstrålning varierar med avståndet som 1/ r, a 
i icke-vågszonen ( kr<<1) v varierar med avståndet som 1/ r 2, medan i vågen ( kr>>1) - som 1/ r. Fasförskjutning j mellan R och v minskar monotont från 90° i vågcentrum till noll i oändligheten; tgj=1/ kr. Dipolstrålning - sfärisk. divergerande våg med "åtta" riktningskarakteristik för formen:
var F- kraften som appliceras på mediet i mitten av vågen, q är vinkeln mellan kraftens riktning och riktningen till observationspunkten. Samma strålning produceras av en sfär med radie a<
Mätning av parametrar 3. sid. ljudmottagare: mikrofoner - för luft hydrofoner - för vatten. I studiet av finstruktur 3. sid .
mottagare bör användas, vars dimensioner är små jämfört med ljudets våglängd. Visualisering av ljudfält möjligt genom observation. diffraktion av ljus med ultraljud, Toeplers metod ( skuggmetoden) metod för elektron-optisk. omvandlingar osv. Belyst.: Bergman L. Ultraljud och dess tillämpning inom naturvetenskap och teknik, övers. från tyska, 2:a uppl., Moskva 1957; Rzhevkin och S. N., Föreläsningskurs om ljudteori, M., 1960; Isakovich M.A., General, M., 1973. M. A. Isakovich.
Fysisk uppslagsverk. I 5 volymer. - M.: Sovjetiskt uppslagsverk. Chefredaktör A. M. Prokhorov. 1988 .
Se vad "LJUDFÄLT" är i andra ordböcker:
Området i rymden där ljudvågor utbreder sig. Begreppet ljudutrymme används vanligtvis för områden belägna långt från ljudkällan, vars dimensioner är mycket större än ljudets våglängd (λ). En ekvation som beskriver ... ... Encyclopedia of technology Fizikos terminų žodynas
ljudfält Encyclopedia "Aviation"
ljudfält- ljudfält - området i rymden där ljudvågor utbreder sig. Begreppet ljudutrymme används vanligtvis för områden som ligger långt från ljudkällan, vars dimensioner är mycket större än ljudets våglängd λ. Ekvationen,… … Encyclopedia "Aviation"
Ett område i rymden där ljudvågor utbreder sig, det vill säga akustiska vibrationer av partiklar av ett elastiskt medium (fast, flytande eller gasformigt) som fyller detta område uppstår. Z. p. är helt definierad om för var och en av den ... ... Stora sovjetiska uppslagsverk
Ett område i rymden där ljud fortplantar sig. vågor... Naturvetenskap. encyklopedisk ordbok
ljudfält av reflekterade vågor (akustisk loggning)- - Ämnen olje- och gasindustrin EN sekundärt ljudfält ... Teknisk översättarhandbok
LJUDFÄLT- En uppsättning spatio-temporala fördelningar av kvantiteter som kännetecknar den aktuella ljudstörningen. Den viktigaste av dem: ljudtryck p, vibrationshastighet för partiklar v, vibrationsförskjutning av partiklar x, relativ förändring i densitet (s.k. akustisk kompression) s=dr/r (där r är mediets densitet), adiabatisk. temperaturförändring d Tåtföljande komprimering och sällsynthet av mediet. När man introducerar begreppet 3. p., betraktas mediet som ett kontinuerligt sådant och ämnets molekylära struktur tas inte med i beräkningen. 3. objekt studeras antingen med metoder geometrisk akustik, eller på grundval av vågteori. Med ett tillräckligt jämnt beroende av de storheter som kännetecknar 3. p. på koordinater och tid (dvs. i frånvaro av tryckhopp och fluktuerande hastigheter från punkt till punkt), ställer du in det spatiotemporala beroendet för en av dessa storheter (till exempel ljud tryck) bestämmer fullständigt de rums-temporala beroenden för alla de andra. Dessa beroenden bestäms av 3. p.-ekvationerna, som i frånvaro av ljudhastighetsspridning reduceras till vågekvationen för var och en av storheterna och de ekvationer som förbinder dessa storheter med varandra. Till exempel uppfyller ljudtrycket vågekvationen
Och med det kända R du kan bestämma de återstående egenskaperna för 3. p. av f-lams: 
var med- ljudets hastighet, g= cp/CV- förhållandet mellan värmekapaciteten vid posten. tryck till värmekapacitet vid DC. volym och - koefficient. termisk expansion av mediet. För munspel. 3. s. vågekvationen går in i Helmholtz-ekvationen: D R+k 2 R= 0, där k= w /cär vågtalet för frekvensen w, och uttrycken för v och x har formen:
Dessutom ska 3. p. uppfylla randvillkoren, d. v. s. de krav som ställs på de storheter som kännetecknar 3. p., fysiska. egenskaper hos gränser - ytor som begränsar miljön, ytor som begränsar hinder placerade i miljön och gränssnitt sönderfaller. snitt Till exempel, på en absolut stel gräns, svänger den normala komponenten. hastighet v n måste försvinna; på den fria ytan måste ljudtrycket försvinna; på gränsen karakteriseras akustisk impedans, p/v n bör vara lika med den specifika akustiken. gränsimpedans; i gränssnittet mellan två medier, kvantiteterna R och v n på båda sidor av ytan bör vara lika i par. I riktiga vätskor och gaser finns ett tillägg. gränsvillkor: försvinnande av tangentkomponenten i svängningen. hastighet vid en stel gräns eller likheten mellan tangentkomponenterna vid gränssnittet mellan två medier. I fasta ämnen, inre spänningar kännetecknas inte av tryck, utan av spänningstensorn, som återspeglar närvaron av mediets elasticitet i förhållande till en förändring inte bara i dess volym (som i vätskor och gaser), utan också i dess form. På motsvarande sätt blir både 3:e p. ekvationerna och randvillkoren mer komplicerade. Ekvationer för anisotropa medier är ännu mer komplexa. Ur-tion 3. s. och randförhållanden bestämmer ingalunda själva typen av vågor: i dekomp. situationer i samma miljö under samma randvillkor, kommer 3. s. att ha en annan form. Nedan beskrivs olika typer av 3. p., som uppstår vid dekomp. situationer. 1) Fria vågor - 3. s., som kan existera i hela oändligheten. miljö i frånvaro av yttre. influenser, t ex plana vågor p=p(x 6ct) löper längs axeln X i positiv ("-"-tecken) och negativ ("+"-tecken). i en plan våg p/v= br med, där r med - vågmotstånd miljö. Sätt på ställen. ljudtrycksriktningen svänger. hastigheten i en vandringsvåg sammanfaller med vågens utbredningsriktning, på sina ställen är den negativ. trycket är motsatt denna riktning, och på platser där trycket vänder till noll, fluktuerar det. hastigheten går också till noll. harmonisk en flygande våg har formen: sid=sid 0 cos(v t-kx+ j), var R 0 och j 0 - respektive vågens amplitud och dess början. fas vid punkt x=0. I media med en spridning av ljudets hastighet är hastigheten harmonisk. vågor med=w/ k frekvensberoende. 2) Fluktuationer i begränsade. områden av miljön i frånvaro av yttre. influenser, t.ex. 3. s., som uppstår i en sluten volym för given initial. betingelser. Sådana tredimensionella formationer kan representeras som en överlagring av stående vågor som är karakteristiska för en given volym av mediet. 3) 3. s., uppkommande i obegränsad. miljö för given initial. villkor - värden R och v i vissa tidigt tidpunkt (t.ex. 3. s., som uppstår efter explosionen). 4) 3. s. strålning skapad av oscillerande kroppar, vätske- eller gasstrålar, kollapsande bubblor och andra naturer. eller konsten. akustisk sändare (se ljudemission De enklaste strålningarna i form av fältet är följande. Monopolstrålning är en sfäriskt symmetrisk divergerande våg; för munspel. strålning, den har formen: p = -i rwQexp ( ikr)/4p r, där Q är källans produktivitet (till exempel förändringshastigheten i volymen hos en pulserande kropp, liten jämfört med våglängden) placerad i mitten av vågen, och r- avstånd från centrum. Amplituden av ljudtrycket under monopolstrålning varierar med avståndet som 1/ r, a 
i icke-vågszonen ( kr<<1) v varierar med avståndet som 1/ r 2, medan i vågen ( kr>>1) - som 1/ r. Fasförskjutning j mellan R och v minskar monotont från 90° i vågcentrum till noll i oändligheten; tgj=1/ kr. Dipolstrålning - sfärisk. divergerande våg med "åtta" riktningskarakteristik för formen:
var Fär kraften som appliceras på mediet i mitten av vågen, q är vinkeln mellan kraftens riktning och riktningen till observationspunkten. Samma strålning produceras av en sfär med radie a<
- I kontakt med 0
- Google Plus 0
- OK 0
- Facebook 0
