действий, напр, плоские волны р=р (x^ct), бегущие вдоль оси х в положительном (знак «≈») и отрицательном (знак «+») направлениях. В плоской волне pji'= = ±Pffi где рс ≈ волновое сопротивление среды. В местах положит, звукового давления направление колебат. скорости в бегущей волне совпадает с направлением распространения волны, в местах отрицат, давления ≈ противоположно этому направлению, а в местах обращения давления в нуль Колебат, скорость также обращается в нуль. Гармония, плоская бегущая волна имеет вид: р ≈ p0cos(tu(≈Аа:-)-ф), где р0 и <р0 ≈ соот-встствошю амплитуда волны и е╦ нач. фаза в точке о:=0. В средах с дисперсией скорости .звука скорость гармонич. волам й=а>/& зависит от частоты.
2) Колебания в огранич. областях среды в отсутствие внеш. воздействий, напр. 3. п., возникающее в замкнутом объ╦ме при заданных нач. условиях. Такие 3. п. можно представить в виде суперпозиции стоячих волн, характерных для данного объ╦ма среды.
3) 3. п., возникающие в неогранич. среде при заданных нач. условиях ≈ значениях р и и в нек-рый нач. момент времени (напр., 3. п., возникающие после взрына).
4) 3. п. на л учения, создаваемые колеблющимися телами, струями жидкости или газа, захлопывающимися пузырьками и др. естеств. или искусств, аку-стич. излучателями (см. Излучение звука]. Простейшими по форме поля излучениями являются следующие. Монопольное излучение ≈ сферически симметричная расходящаяся волна; для гармонич. излучения она имеет вид; р='≈ipto^cxp{tfcr)/4jtr, где Q ≈ производительность источника (напр., скорость изменения объ╦ма пульсирующего тела, малого по сравнению с длиной волны), помещ╦нного в центр волны, а г ≈ расстояние от центра. Амплитуда звукового давления при монопольном излучении изменяется с расстоянием как 1/г, а
в неволновон зоне (#r<ij <; изменяется с расстоянием как 1/г-, а в волновой (Аг>1) ≈ как 1/г. Сдниг фаз Ф между р и v монотонно убывает от 90° в центре волны до нуля на бесконечности; tg ф=1/£г. Дипольнос излучение ≈ сферич. расходящаяся волна с «восьме-рочной» характеристикой направленности вида:
P--F
exp (ifcr) cosO,
где F ≈ сила, приложенная к среде в центре волны, 9 ≈ угол между направлением силы и направлением на точку наблюдения. Такое же излучение созда╦тся сферой радиуса а<Х, (X ≈ длина волны), помещенной в центр волны и осциллирующей со скоростью w=F/2jTfKOfl3. Поршневое излучение ≈ 3. п., создаваемые поступательными колебаниями плоского поршня. Если ого размеры >Х, то излучение представляет собой квазиплоскую волну, распространяющуюся в виде огранич. пучка, опирающегося на поршень. По мере удаления от поршня дифракция размывает пучок, переходящий на большом расстоянии от поршня в многолепестковую расходящуюся сферич. волну. Все виды 3. п. излучения на большом расстоянии от излучателя (в т. н. дальней зоне, или зоне Фраунгофера) асимптотически принимают вид расходящихся сферич. волн: /» = Ле\р(гЛ?г).Я(в, ф)/г, где А ≈постоянная, 0 и ф ≈ углы сферич. системы координат, R (0, <р) ≈ характеристика направленности излучения. Т, о., асимптотически ноле убывает обратно пропорционально расстоянию точки наблюдения от области расположения источника звука. Началом дальней зоны обычно считают расстояние г≈£2/Х, где D ≈ поперечные размеры излучающей системы. В т. н. ближней зоне (френелевская зона) для 3. п, излучения в общем случае нет к.-л. определ╦нной зависимости от г, а угл.
зависимость меняется при изменении г ≈ характеристика направленности ещ╦ не сформирована.
5) 3- п. фокусировки ≈ поля вблизи фокусов и каустик фокусирующих устройств, характеризующиеся повыш. значениями звукового давления, обращающегося (при пользовании приближениями геом. акустики} в бесконечность в фокусах и на каустиках (см. Фокусировка звука).
6) 3. п., связанные с наличием в среде ограничивающих поверхностей и препятствий. При отражении и преломлении плоских воли на плоских границах возникают также плоские отраж╦нные и преломл╦нные волны. В волноводах акустических^ заполненных однородной средой, суперпозиция плоских воли образует нормальные волны. При отражении гармонич. плоских воли от плоских границ образуются стоячие волны, причем результирующие поля могут оказаться стоячими в одном направлении и бегущими ≈ в другом.
7) 3. п., затухающие вследствие пспдеальности среды ≈ наличия вязкости, теплопроводности и т. п. (см. Поглощение звука). Для бегущих волн влияние такого затухания характеризуют множителем ехр «я, где а ≈ амплитудный пространственный коэф. затухания, связанный с добротностью Q среды соотношением: a≈k/2Q. В стоячих волнах появляется множитель ехр(≈6i), где б = са≈ м/2@ ≈ амплитудный временной коэф. затухания звука.
Измерение параметров 3. п. производят разл. при╦мниками звука: микрофонами ≈ для воздуха, гидрофонами ≈ для воды. При исследовании тонкой структуры 3. п. следует пользоваться при╦мниками, размеры к-рых малы по сравнению с длиной волны звука. Визуализация звуковых полей возможна пут╦м наблюдения дифракции света на ультразвуке, методом Теплера (теневой метод), методом электронно-оптич.
преобразования и др.
Лит.: Бергман Л.. Ультразвук и его применение в науке и технике, пер. с нем., 2 изд., М., 1957; Р ж е в к и н С. Н., Курс лекций по теории звука, М., I960; Исакович М. А., Обшая акустика, М,. 1973. М. А. Исакович. ЗВУКОКАПИЛЛ ИРНЫЙ ЭФФЕКТ - аномально глубокое проникновение жидкости в капилляры и узкие щели под действием УЗ. Если в наполненную жидкостью УЗ-ваину погрузить капилляр, то при опродо.ч. интенсивности УЗ, соответствующей режиму развитой кавитации, подъ╦м жидкости в капилляре сильно возраст╦т. Жидкость поднимается по капилляру под воздействием УЗ только при условии, что кавптац. область, состоящая из пульсирующих и захлопывающихся кавитац. пузырьков, находится непосредственно под капилляром. По-видимому, 3. э. обусловливается суммарным воздействием единичных импульсов давления, к-рые возникают при захлиттьгвании кавитац. пузырьков. Скорость и высота подъ╦ма жидкости в капилляре зависят от числа захлопывающихся пузырьков и величины возникающих при этом сил, от трения на стенках и от вязкости жидкости. Поэтому 3. э. различен для разных жидкостей и разных по размеру капилляров; он меняется с изменением интенсивности звука, с точением временя и усиливается с приложением статич. давления. Положенно захлопывающихся пузырьков в основании капилляра неустойчиво из-за интенсивных акустических течений. Напр., уровень воды в стеклянном капилляре диаметром 0,35 мм при звуковом давлении 2,0 атм на частоте 18 кГц в результате 3. &. превышает уровень, обусловленный силами поверхностного натяжения (т. е. в отсутствие УЗ}, более чем в 10 раз. Увеличение интенсивности УЗ и развитие акустич. потоков снижают 3. э., и при звуковом давлении 14≈16 атм подъ╦м воды в стеклянном капилляре указанных размеров под воздействием УЗ не происходит.
Нарушение локализации в окрестностях основания капилляра кавитац. пузырьков и уход их из сечения капилляра приводят к мгновенному опусканию жид-
и.
W
ас О
75
