Читайте также:
|
|
АКУСТИКА МОРСКОЙ СРЕДЫ
ОСНОВНЫЕ УРАВНЕНИЯ ЗВУКОВОГО ПОЛЯ.
ВОЛНОВОЕ УРАВНЕНИЕ. ПОТЕНЦИАЛ СКОРОСТИ
Жидкие среды, рассматриваемые в гидроакустике, считаются сплошными. Физически это означает, что длина волны, распространяющейся в такой среде, намного превышает размер молекул, а период колебаний — время их свободного пробега между столкновениями. Обычно жидкую среду считают идеальной, пренебрегая её вязкостью и теплопроводностью (движение идеальной жидкости рассматривается как адиабатическое). Однако при изучении поглощения и затухания волн в жидкой среде учитываются её вязкость (внутреннее трение) и теплопроводность.
В идеальной жидкой среде существует только продольная звуковая волна, причём частицы такой среды при плоском её фронте смещаются вдоль направления распространения волны. Со смещением частиц связаны изменения давления (нормального напряжения) р и плотности среды ρ, которые переносятся волной. Звуковая волна (или звуковое поле) в идеальной жидкости характеризуется пятью параметрами:
давлением р,
плотностью ρ
и тремя составляющими скорости (vx, vy, vz).
Давление p складывается из гидростатического давления р0 и звукового давления р1
р = ро+р1 (2.1)
Предполагается, что ро постоянно. Тогда дифференциал dp давления р равен дифференциалу звукового давления, т. е. dp = dp1.
Аналогично имеем для плотности
ρ = ρo + ρ1; dρ = dρ 1 (2.2)
где ρо — плотность невозмущенной среды;
ρ1 — плотность, обусловленная звуковой волной.
Первым соотношением, связывающим давление и плотность, является нелинейное адиабатическое уравнение состояния
P = f(ρ). (2.3)
Поскольку изменение давления и плотности малы, то, пользуясь формулой разложения в ряд Тейлора, данное уравнение можно записать в виде
, (2.4)
где df/dρ — производная по ρ при ρ = ρо, или р = ро, для которой мы ввели следующее обозначение:
df/dρ = с2. (2.5)
Пренебрегая степенями выше первой и интегрируя уравнение (2.4) в предположении с2 = const, получаем линеаризованное уравнение состояния
p = c2ρ + const. (2.6)
Константа исключается при дифференцировании последнего выражения по времени:
(2.7)
Величина есть скорость звука. Уравнение (2.7) имеет место лишь тогда, когда можно пренебречь внутренним трением и когда акустические скорости частиц малы по сравнению со скоростями молекул среды.
Объём жидкости (τ) должен иметь постоянную массу М, т. е. М = ρτ = const, откуда
Следовательно,
Модуль объёмного сжатия К определяется соотношением
К = ‒ τ
Таким образом, получаем для скорости звука следующее выражение:
(2.8)
Второе соотношение между величинами v, ρ и р можно найти, если в жидкости выделить бесконечно малый элементарный объём, который в течение рассматриваемого отрезка времени состоит из одних и тех же молекул и движется вместе с жидкостью. Предположим, что этот элементарный объём движется так, как если бы он был заморожен; тогда к нему можно применить закон Ньютона F = m dv/dt. Получающееся при этом уравнение известно как уравнение Эйлера.
Рис. 2.1. Элементарный объём dx dy dz, используемый при выводе уравнения Эйлера
Для вывода уравне-ния Эйлера в случае трёх-мерного движения рас-смотрим элементарный объём dxdydz, имею-щий форму куба (рис. 2.1). Введём обозначения: x1=x; х2 = у; хз = z; v1 = vx; ν2 = vv; v3 = vz. Тогда можно записать
(i,j =1,2,3), (2.9)
где подразумевается суммирование по индексам i и j (правило Эйнштейна). Тогда уравнение Эйлера можно записать в следующем виде:
(2.10)
Первый член в правой части (2.10) представляет собой локальное ускорение в некоторой точке х1, х2, хз жидкости; например, если движение нестационарно, то скорость в фиксированной точке будет изменяться во времени. Второй член в правой части (2.10) представляет собой конвективное ускорение, т. е. ускорение, которое приобретают частицы жидкости вследствие их перемещения в области с другими значениями скорости. В силу малости колебательной скорости ν в звуковой волне конвективным ускорением, равным произведению скорости на производную от скорости по координате, можно пренебречь по сравнению с локальным ускорением. Тогда с учётом того, что ρ0 ρ1 уравнение Эйлера примет простой вид
или — grad p = ρ0 (2.11)
Третье соотношение между v, ρ и р — уравнение непрерывности — выражает закон сохранения вещества в гидродинамике: разность между массами жидкости, втекающей за данный промежуток времени в некоторый объём и вытекающей из него, должна быть равна приращению массы жидкости внутри данного объёма.
Будем считать, что через грань, перпендикулярную оси X (см. рис. 2.1), за время dt втекает некоторая масса жидкости тх. За этот же промежуток времени dt через противоположную грань вытекает масса жидкости, отличная от тх, а именно . Разность между указанными массами жидкости будет равна
Так как mx = ρν dy dz dt, то
Разность между массами жидкости, втекающей и вытекающей через грани, перпендикулярные осям y и z, соответственно равна
Для общей разности массы втекающей и вытекающей жидкости получим
(2.12)
С другой стороны, приращение массы жидкости внутри объёма за время dt равно
где mt — масса жидкости внутри выделенного объёма в начальный момент времени.
Очевидно, mt = ρ dx dy dz, при этом ρ является переменной величиной. Тогда
(2.13)
Приравнивая между собой (2.12) и (2.13), получим
(2.14)
или в векторной форме
(2.15)
Выражения (2.14) и (2.15) называются уравнениями непрерывности.
Для малых смещений и малых изменений плотности, характеризующих звуковую волну, уравнение (2.15) можно упростить. Введём в это уравнение величину уплотнения s, определяемого выражением
или ρ = ρ0 (1 + s).
Подставляя ρ = ρ0 (1 + s) в (2.15), получим
или
(2.16)
Пренебрегая в (2.16) величинами второго порядка малости и используя (2.2), имеем
(2.17)
или с учётом адиабатического уравнения состояния (2.7)
(2.18)
Отметим, что все три уравнения, характеризующие звуковое поле:
адиабатическое уравнение состояния (2.6),
уравнение движения (Эйлера) (2.11)
и уравнение непрерывности (2.17) или (2.18),
— являются линеаризованными вариантами соответствующих уравнений гидродинамики.
Из уравнений состояния, Эйлера и непрерывности можно получить волновые уравнения для всех пяти параметров [ р, ρ, (ν1, ν2, ν3)], характеризующих звуковую волну.
Применяя к уравнению Эйлера (2.11) операцию div и дифференцируя уравнение непрерывности по времени, а затем, вычитая один результат из другого, получаем волновое уравнение для давления
(2.19)
где
(2.20)
Волновое уравнение для скорости частиц можно получить, заменив операцию grad к уравнению непрерывности и продифференцировав уравнение Эйлера по времени. Поскольку
grad div = div grad + rot rot = Δ + rot rot,
уравнение для скорости частиц принимает вид
(2.21)
В соответствии с теоремой Гельмгольца любой вектор можно представить в виде разности градиента скалярного потенциала Ф и ротора векторной функции :
(2.22)
В силу того, что звуковое поле в идеальной жидкости является безвихревым (rot 0),
(2.23)
и с учётом векторного тождества rot grad 0 волновое уравнение (2.21) для колебательной скорости частиц принимает вид
(2.24)
Введённая нами скалярная функция Ф носит название потенциала скорости. Подставляя = — grad Ф в уравнение Эйлера (2.11), получаем связь между звуковым давлением р1 и потенциалом скорости:
‒ grad p1 =
или
(2.25)
В гармонической звуковой волне частотой ω звуковое давление p1 отличается от потенциала скорости Ф постоянным множителем:
р1 = — i ω ρо Ф, (2.26)
где i — мнимая единица.
Подставляя (2.25) в волновое уравнение для давления и интегрируя его по времени, получаем для потенциала скорости аналогичное уравнение
(2.27)
Дата добавления: 2015-09-05; просмотров: 179 | Нарушение авторских прав
<== предыдущая страница | | | следующая страница ==> |
Алгоритм деформации | | | Промежуточныйконтроль |