Hur man reflekterar en ljudvåg. Reflektion, absorption och överföring av ljudvågor. Interaktion av ljud med ett hinder

Som i alla vågprocesser, när ljudvågor faller på ett hinder av begränsad storlek, utöver störningar, observeras deras reflektion (Fig. 1.10). I detta fall är infallsvinklarna och reflektionen lika med varandra. Följaktligen sprider plana och konvexa ytor ljud (fig. 1.10 a, b och c), och konkava ytor fokuserar det och koncentrerar det vid en viss punkt (fig. 1.10 d).

Fig. 1.10 Reflektion av ljudvågor från ytor av olika former

När vågor faller på gränsen mellan två medier (fig. 1.11) reflekteras en del av ljudenergin och en del passerar in i det andra mediet.

Ris. 1.11 Reflektion och överföring av vågor vid gränsen mellan två medier

Enligt lagen om bevarande av energi, mängden energi som passerade E förbi. och reflekterade E neg. energi lika med energin för den infallande vågen E pad, , dvs.

Epad = Eotr. + Eprosh.

(1.59)

Låt oss dela upp höger och vänster sida av formeln i E pad .

1 = (E neg./Epad) +(Eprosh/Epad)

Termerna i ovanstående förhållande visar vilken del av den infallande energin som reflekterades och vilken del som överfördes. De representerar reflektion och transmissionskoefficienter. Genom att introducera beteckningarna η och τ för dem, erhåller vi

Figur 1.12 visar förändringen i reflektions- och transmissionskoefficienter beroende på förhållandet mellan det akustiska motståndet för intilliggande media. Grafen visar att koefficienternas storlek endast beror på det absoluta

det exakta värdet av förhållandet mellan medias akustiska motstånd, men beror inte på vilket av dessa motstånd som är störst. Detta kan förklara det faktum att ljud som utbreder sig i vilken massiv vägg som helst genomgår samma reflektion från gränssnittet med luften som ljud som utbreder sig i luften när det reflekteras från denna vägg.

Ris. 1.12. Odds η Och τ beroende på förhållandet mellan akustiska motstånd för intilliggande media (Z 1 / Z 2)

I vissa fall är det av intresse att veta hur ljudtrycket eller vibrationshastigheten hos partiklar förändras när de passerar genom gränsen mellan två medier. Eftersom ljudenergins intensitet är proportionell mot kvadraterna av ljudtryck och vibrationshastighet, så kan uppenbarligen reflektionskoefficienten för tryck och hastighet hittas med hjälp av formeln

Ovanstående formler för reflektion och transmissionskoefficienter kan användas vid beräkningar av endimensionella ljudledare vid ändring av deras tvärsnitt (Fig. 1.13), om tvärsnittsarean S 1 Och S 2 inte alltför olika. På

Fig.1.13. Ändra ljudguidesektioner

Ljudabsorption

Ljudabsorption (dämpning, avledning) är omvandlingen av ljudenergi till värme. Det orsakas av både värmeledningsförmåga och viskositet (klassisk absorption) och intramolekylär reflektion. Vid mycket stora amplituder, som bara förekommer nära mycket kraftfulla ljudkällor eller under en överljudspåverkan, uppstår ickelinjära processer, vilket leder till förvrängning av vågformen och ökad absorption.

För ljud i gaser och vätskor är absorption av praktisk betydelse endast när ljudet färdas över långa avstånd (minst flera hundra våglängder) eller om kroppar med mycket stor yta påträffas i ljudets väg.

Låt oss betrakta processen för ljud som passerar genom ett hinder (Fig. 1.14). Incident ljudenergi E pad . är uppdelad i energi som reflekteras från hindret E negativ absorberas i den E absorbera och energin som passerade genom hindren

Enligt lagen om energibevarande

Fig.1.14. Fördelning av energi när ljud faller på ett hinder.

Denna process kan bedömas genom förhållandet mellan energierna som överförs, absorberas och reflekteras och energin som faller på hindret:

τ = E past. / E pad; η = E neg. / E pad; a = E abs. / E pad; (1.67)

Som nämnts ovan kallas de två första förhållandena transmissionskoefficienter τ och reflektioner η . Den tredje koefficienten kännetecknar andelen absorberad energi och kallas absorptionskoefficienten α. Det är uppenbart att av (1.66) följer

α + η + τ = 1

(1.68)

Ljudabsorption orsakas av omvandling av vibrationsenergi till värme på grund av friktionsförluster i materialet. Friktionsförlusterna är höga i porösa och lösa fibrösa material. Design gjorda av sådana material minskar intensiteten av ljudvågor som reflekteras från ytan. Ljudabsorbenter placerade inomhus kan också minska intensiteten av direktljud om de är placerade i ljudvågornas väg.

Resonatorer.

En så kallad resonator kan fungera som en effektiv absorbator av ljudvågor, och i vissa fall deras förstärkare. Under resonatorn

skapas ett system av typen "mass-fjäder", där den oscillerande massans roll spelas av luftmassan i ett smalt hål eller i en slits i plattan, och fjäderns roll

– elastisk luftvolym i hålrummet bakom plattan. En schematisk representation av en Helmholtz-resonator visas i fig. 1.15

Ris. 1.15. Helmholtz resonator

Låt oss överväga den enklaste luftresonatorn, dvs. ett kärl med stela väggar och en smal hals. När en ljudvåg med en viss frekvens faller på den, kommer luftpluggen i kärlets hals i intensiv oscillerande rörelse. Vibrationshastigheten för partiklar i halsen är flera gånger högre än vibrationshastigheten i ett fritt ljudfält ξ . Vid denna tidpunkt ökar trycket i resonatorns inre volym i enlighet därmed R . Om vi ​​tar det till inre hålighet resonatorröret blir det uppfattade ljudet högre.

Samtidigt, med tillräckligt stora friktionsförluster, kan resonatorn inte fungera som en förstärkare, utan som en absorbator av ljudenergi. Om ett lager av ljudabsorberande material förs in i resonatorns hals kommer absorptionen att öka märkbart.

Naturlig cirkulär frekvens ω o med massa m på en fjäder med styvhet s kan hittas med den välkända formeln

korrigeringar, vars storlek beror på formen på halsen och dess tvärsnittsarea. Således bestäms resonatorns egenfrekvens som

fo =	s o			S	(1.72)
2π			V ( l+l i+l α)

I sådana resonanssystem, i närvaro av en extern ljudkälla, vibrerar luften som är innesluten i kaviteten med den i samklang med en amplitud som beror på förhållandet mellan perioderna av naturliga och forcerade svängningar. När källan stängs av ger resonatorn tillbaka vibrationerna som samlats inuti den och blir en kort tid sekundär källa.

Beroende på dess egenskaper kan resonatorn antingen förstärka eller absorbera ljudvibrationer vid en viss frekvens.

Ljudabsorptionen av resonatorn beskrivs med hjälp av den villkorliga karakteristiken ljudabsorptionssektion A . Det förstås som den konventionella tvärsnittsarean vinkelrät mot den infallande vågens utbredningsriktning, genom vilken en fri våg (i frånvaro av en resonator) överför effekt lika med den som absorberas av resonatorn.

Låt oss anta att dimensionerna på resonatorn är små jämfört med längden på den infallande vågen. Sedan, till en första approximation, kan förlusten av ljudenergi på resonatorkroppen försummas. Om vi ​​antar att resonatorhålet är stängt akustiskt stelt, då ljudtrycket i nacken p h = pl och vibrationshastigheten υ = p h / Z h (om resonatorn är på skärmen kommer multiplikatorn att läggas till de givna formlerna 2 ).

Resonatorhalsens impedans består av interna förluster R i , aktivt strålningsmotstånd R r och reaktans av massa och elasticitet.

2. INDUSTRIELL AKUSTIKA

Var och en av er är bekant med ett sådant ljudfenomen som eko. Ett eko bildas som ett resultat av reflektionen av ljud från olika hinder - väggarna i ett stort tomt rum, en skog, valven i en hög båge i en byggnad.

Ett eko hörs endast när det reflekterade ljudet uppfattas separat från det talade ljudet. För att göra detta är det nödvändigt att tidsintervallet mellan effekterna av dessa två ljud på trumhinnan i örat är minst 0,06 s.

Låt oss avgöra hur länge efter att du har uttalat ett kort utrop, ljudet som reflekteras från väggen når ditt öra om du står på ett avstånd av 3 m från denna vägg.

Ljudet måste förflytta sig ett avstånd till väggen och tillbaka, det vill säga 6 m, fortplantas med en hastighet av 340 m/s. Detta kommer att kräva tid t = s/v, dvs. t = 6m /340m/s = 0,02 s.

Intervallet mellan de två ljuden du uppfattar - talat och reflekterat - är betydligt mindre än vad som behövs för att höra ekot. Dessutom förhindras bildandet av ett eko i rummet av möbler, gardiner och andra föremål i det som delvis absorberar det reflekterade ljudet. Därför, i ett sådant rum, förvrängs inte människors tal och andra ljud av ekon och låter klart och begripligt.

Stora, halvtomma rum med släta väggar, golv och tak tenderar att reflektera ljudvågor mycket väl. I ett sådant rum, på grund av inverkan av tidigare ljudvågor på efterföljande, överlagras ljud och ett brum bildas. För att förbättra ljudegenskaperna i stora salar och auditorier är deras väggar ofta klädda med ljudabsorberande material.

Verkan av ett horn, ett expanderande rör som vanligtvis har runt eller rektangulärt tvärsnitt, är baserad på egenskapen att ljud reflekteras från släta ytor. Vid användning av ett horn sprids inte ljudvågor åt alla håll utan bildar en smalt riktad stråle, varigenom ljudstyrkan ökar och den sprids över ett större avstånd.

Några kända multipla ekon: På Woodstock Castle i England upprepar ekot tydligt 17 stavelser. Ruinerna av slottet Derenburg nära Halberstadt producerade ett 27-stavigt eko, som dock tystnade sedan en vägg sprängdes. Stenarna, utspridda i en cirkel nära Adersbach i Tjeckoslovakien, upprepas på en viss plats, tre gånger 7 stavelser; men några steg från denna punkt ger inte ens ljudet av ett skott något eko. Ett mycket multipelt eko observerades i ett (nu nedlagt) slott nära Milano: ett skott som avlossades från ett uthusfönster ekade 40-50 gånger, och ett högt ord - 30 gånger... I ett särskilt fall är ekot koncentrationen ljud genom att reflektera det från konkava böjda ytor. Så om en ljudkälla placeras i ett av de två fokuserna i det ellipsoidala valvet, samlas ljudvågorna i dess andra fokus. Detta förklarar till exempel den berömda " Dionysos öra"i Syrakusa - en grotta eller fördjupning i muren, från vilken varje ord som talats av de instängda i den kunde höras på någon plats avlägset därifrån. En kyrka på Sicilien hade en liknande akustisk egendom, där man på en viss plats kunde höra viskade ord i biktskrift. Även känt i detta avseende är mormontemplet vid Salt Lake i Amerika och grottorna i klosterparken Oliva nära Danzig. I Olympia (Grekland) i Zeustemplet har "Ekots porticus" överlevt till denna dag. I den upprepas rösten 5...7 gånger. I Sibirien, vid floden Lena norr om Kirensk, finns en fantastisk plats. Topografin på de klippiga stränderna där är sådan att ekot av visslingar från motorfartyg som färdas längs floden kan upprepas upp till 10 och till och med 20 gånger (under gynnsamma väderförhållanden). Ett sådant eko uppfattas ibland som ett gradvis blekande ljud, och ibland som ljud som fladdar från olika håll.Flera ekon kan också hörs vid sjön Teletskoye i Altaibergen. Denna sjö är 80 km lång och bara några kilometer bred; dess stränder är höga och branta, täckta av skogar. Ett skott från en pistol eller ett skarpt högt skrik här genererar upp till 10 ekosignaler som låter i 10...15 s. Det är märkligt att ljudreaktionerna ofta tycks för betraktaren komma någonstans ovanifrån, som om ekot plockades upp av kustnära kullar.

Beroende på observatörens terräng, läge och orientering, väderförhållanden, tid på året och dygnet ändrar ekot dess volym, klang och varaktighet; antalet repetitioner ändras. Dessutom kan frekvensen för ljudsvaret ändras; den kan visa sig vara högre eller omvänt lägre jämfört med den ursprungliga ljudsignalens frekvens.

Det är inte så lätt att hitta en plats där ekot hörs tydligt ens en gång. I Ryssland är det dock relativt lätt att hitta sådana platser. Det finns många slätter omgivna av skogar, många gläntor i skogarna; Det är värt att skrika högt i en sådan glänta att ett mer eller mindre distinkt eko kan höras från skogsmuren.

Ljudtrycket p beror på hastigheten v för mediets oscillerande partiklar. Det visar beräkningar

där p är mediets densitet, c är ljudvågens hastighet i mediet. Produkten rc kallas specifik akustisk impedans, för en plan våg kallas den även vågimpedans.

Karakteristisk impedans är den viktigaste egenskapen hos ett medium, som bestämmer villkoren för reflektion och brytning av vågor vid dess gräns.

Låt oss föreställa oss att en ljudvåg träffar gränssnittet mellan två medier. En del av vågen reflekteras och en del bryts. Lagarna för reflektion och brytning av en ljudvåg liknar lagarna för reflektion och brytning av ljus. Den brutna vågen kan absorberas i det andra mediet, eller så kan den komma ut ur det.

Låt oss anta att en plan våg infaller normalt till gränssnittet; dess intensitet i det första mediet är I 1; intensiteten för den bryta (sända) vågen i det andra mediet är 1 2. Låt oss ringa

ljudvågens penetrationskoefficient.

Rayleigh visade att ljudpenetrationskoefficienten bestäms av formeln

Om vågmotståndet för det andra mediet är mycket stort jämfört med det första mediets vågmotstånd (c 2 p 2 >> c 1 ρ 1), så har vi istället för (6.7)

eftersom c 1 ρ 1 / c 2 p 2 >>1. Låt oss presentera vågimpedanserna för vissa ämnen vid 20 °C (tabell 14).

Tabell 14

Vi använder (6.8) för att beräkna penetrationskoefficienten för en ljudvåg från luft till betong och in i vatten:

Dessa data är imponerande: det visar sig att endast en mycket liten del av ljudvågens energi passerar från luften till betong och in i vatten.

I alla slutna utrymmen reflekteras och absorberas ljud som reflekteras från väggar, tak, möbler på andra väggar, golv etc. igen och försvinner gradvis. Därför, även efter att ljudkällan stannat, finns det fortfarande ljudvågor i rummet som skapar brummandet. Detta märks särskilt i stora rymliga hallar. Processen med gradvis dämpning av ljud i slutna utrymmen efter att källan stängts av kallas efterklang.

Å ena sidan är efterklang användbart, eftersom uppfattningen av ljud förstärks av energin från den reflekterade vågen, men å andra sidan kan alltför lång efterklang avsevärt försämra uppfattningen av tal och musik, eftersom varje ny del av texten överlappar de föregående. I detta avseende indikerar de vanligtvis någon optimal efterklangstid, som beaktas vid konstruktion av auditorier, teater- och konsertsalar etc. Till exempel är efterklangstiden för den fyllda kolumnhallen i Fackföreningshuset i Moskva 1,70 s, och av den fyllda Bolsjojteatern - 1. 55 pp. För dessa rum (tomma) är efterklangstiden 4,55 respektive 2,06 s.

Hörselns fysik

Låt oss överväga några frågor om hörselns fysik genom att använda exemplet med det yttre, mellan- och inre örat. Ytterörat består av öronen 1 och den yttre hörselgången 2 (bild 6.8) Öronen hos människor spelar ingen nämnvärd roll för hörseln. Det hjälper till att bestämma lokaliseringen av ljudkällan när den är placerad i anterior-posterior riktning. Låt oss förklara detta. Ljudet från källan kommer in i örat. Beroende på källans position i vertikalplanet

(Fig. 6.9) ljudvågor kommer att diffraktera annorlunda vid tunnhåren på grund av dess specifika form. Detta kommer också att leda till en förändring av den spektrala sammansättningen av ljudvågen som kommer in i hörselgången (diffraktionsfrågor diskuteras mer i detalj i kapitel 19). Som ett resultat av erfarenhet har en person lärt sig att associera förändringar i en ljudvågs spektrum med riktningen mot ljudkällan (riktningarna A, B och B i fig. 6.9).

Med två ljudmottagare (öron) kan människor och djur fastställa riktningen till ljudkällan och i horisontalplanet (binaural effekt; Fig. 6.10). Detta förklaras av att ljud färdas olika långt från källan till olika öron och en fasskillnad uppstår för vågorna som kommer in i höger och vänster öra. Sambandet mellan skillnaden i dessa avstånd (5) och fasskillnaden (∆φ) härleds i § 19.1 när man förklarar ljusets interferens [se (19,9)]. Om ljudkällan är placerad direkt framför en persons ansikte, då δ = 0 och ∆φ = 0; om ljudkällan är placerad på sidan mittemot ett av öronen, kommer den in i det andra örat med en fördröjning. Låt oss anta ungefär att i detta fall 5 är avståndet mellan öronen. Med hjälp av formeln (19.9) kan fasskillnaden beräknas för v = 1 kHz och δ = 0,15 m. Det är ungefär lika med 180°.

Olika riktningar mot ljudkällan i horisontalplanet kommer att motsvara en fasskillnad mellan 0° och 180° (för ovanstående data). Man tror att en person med normal hörsel kan fixera riktningen på en ljudkälla med en noggrannhet på 3°, vilket motsvarar en fasskillnad på 6°. Därför kan vi anta att en person kan urskilja förändringar i fasskillnaden för ljudvågor som kommer in i öronen med en noggrannhet på 6°.

Förutom fasskillnaden underlättas den binaurala effekten av skillnaden i ljudintensitet i olika öron, samt den "akustiska skuggan" från huvudet för ett öra. I fig. 6.10 visar schematiskt att ljud från källan kommer in till vänster

öra till följd av diffraktion (kapitel 19).

Ljudvågen passerar genom hörselgången och reflekteras delvis från trumhinnan 3 (se fig. 6.8). Som ett resultat av interferensen av infallande och reflekterade vågor kan akustisk resonans uppstå. I detta fall är våglängden fyra gånger längden på den yttre hörselgången. Längden på hörselgången hos människor är cirka 2,3 cm; därför uppträder akustisk resonans vid en frekvens

Den viktigaste delen av mellanörat är trumhinnan 3 och hörselbenen: malleus 4, incus 5 och stapes 6 med motsvarande muskler, senor och ligament. Benen överför mekaniska vibrationer från luftmiljö yttre örat till den flytande miljön i innerörat. Det flytande mediet i innerörat har en karakteristisk impedans som är ungefär lika med den karakteristiska impedansen för vatten. Som har visats (se § 6.4) överförs under den direkta övergången av en ljudvåg från luft till vatten endast 0,123 % av den infallande intensiteten. Det här är för lite. Därför är huvudsyftet med mellanörat att hjälpa till att överföra högre ljudintensitet till innerörat. Med fackspråk kan vi säga att mellanörat matchar vågmotståndet i luften och vätskan i innerörat.

Systemet av ossiklar (se fig. 6.8) i ena änden är anslutet med en hammare till trumhinnan (area S 1 = 64 mm 2), i den andra - med en stigbygel - till det ovala fönstret 7 i innerörat (område S2 = 3 mm 2).

I detta fall verkar en kraft F 2 på det ovala fönstret i innerörat och skapar ljudtryck p 2 i ett flytande medium. Sambandet mellan dem:
Om vi ​​dividerar (6.9) med (6.10) och jämför detta förhållande med (6.11) får vi

var

eller i logaritmiska enheter (se § 1.1)

På denna nivå ökar mellanörat överföringen av yttre ljudtryck till innerörat.

En annan funktion hos mellanörat är att försvaga överföringen av vibrationer vid högintensivt ljud. Detta åstadkoms genom reflexavslappning av musklerna i mellanöratbenen.

Mellanörat är anslutet till atmosfären genom hörselröret (Eustachian).

Ytter- och mellanörat tillhör det ljudledande systemet. Det ljudmottagande systemet är innerörat.

Huvuddelen av innerörat är snäckan, som omvandlar mekaniska vibrationer till en elektrisk signal. Innerörat innefattar förutom snäckan den vestibulära apparaten (se § 4.3), som inte har något med hörselfunktionen att göra.

Den mänskliga snäckan är en benstruktur som är cirka 35 mm lång och har formen av en konformad spiral med 2 3/4 virvlar. Diametern vid basen är ca 9 mm, höjden är ca 5 mm.

I fig. 6.8 snäckan (begränsad av den streckade linjen) visas schematiskt expanderad för att underlätta visningen. Tre kanaler löper längs snäckan. En av dem, som utgår från det ovala fönstret 7, kallas scala vestibulär 8. Den andra kanalen kommer från det runda fönstret 9, den kallas scala tympani 10. Den vestibulära och tympaniska skalan är sammankopplade i kupolen på snäckan genom ett litet hål - helicotrema 11. Således representerar båda dessa kanaler på något sätt ett enda system fyllt med perilymfa. Vibrationerna från stapes 6 överförs till membranet i det ovala fönstret 7, från det till perilymfen och "buktar ut" membranet i det runda fönstret 9. Utrymmet mellan vestibulär och tympanisk skala kallas cochleakanalen 12, den är fylld med endolymfa. Mellan cochleakanalen och scala tympani löper längs snäckan huvudmembranet 13. Det innehåller Cortis organ, som innehåller receptorceller (hår) och hörselnerven kommer från snäckan (dessa detaljer visas inte). i fig. 6.8).

Corti-organet (spiralorganet) är en omvandlare av mekaniska vibrationer till en elektrisk signal.

Längden på huvudmembranet är cirka 32 mm, det expanderar och tunnar i riktning från det ovala fönstret till snäckans spets (från en bredd av 0,1 till 0,5 mm). Huvudmembranet är en mycket intressant struktur för fysik, det har frekvensselektiva egenskaper. Detta uppmärksammades av Helmholtz, som

representerade huvudmembranet på ett liknande sätt som en serie stämda pianosträngar. Nobelpristagaren Bekesy slog fast felet i denna resonatorteori. Bekesys verk visade att huvudmembranet är en heterogen överföringslinje för mekanisk excitation. När den utsätts för en akustisk stimulans fortplantar sig en våg längs huvudmembranet. Beroende på frekvensen dämpas denna våg olika. Ju lägre frekvens, desto längre från det ovala fönstret kommer vågen att färdas längs huvudmembranet innan den börjar dämpas. Till exempel kommer en våg med en frekvens på 300 Hz att fortplanta sig upp till cirka 25 mm från det ovala fönstret innan dämpningen börjar, och en våg med en frekvens på 100 Hz når sitt maximum nära 30 mm. Baserat på dessa observationer utvecklades teorier enligt vilka uppfattningen av stigningen bestäms av läget för den maximala vibrationen av huvudmembranet. Således kan en viss funktionell kedja spåras i innerörat: svängning av det ovala fönstermembranet - svängning av perilymfen - komplexa svängningar av huvudmembranet - komplexa svängningar av huvudmembranet - irritation av hårceller (receptorer i organet av Corti) - generering av en elektrisk signal.

Vissa former av dövhet är förknippade med skador på snäckans receptorapparat. I det här fallet genererar snäckan inga elektriska signaler när den utsätts för mekaniska vibrationer. Det är möjligt att hjälpa sådana döva människor genom att implantera elektroder i snäckan och applicera elektriska signaler på dem som motsvarar de som uppstår när de utsätts för en mekanisk stimulans.

Sådana proteser av huvudfunktionen, cochlea (cochleaproteser), utvecklas i ett antal länder. I Ryssland utvecklades och implementerades cochleaproteser vid det ryska medicinska universitetet. Cochleaprotesen visas i fig. 6.12, här 1 - huvuddel, 2 - öronkrok med mikrofon, 3 - elektrisk kontakt för anslutning till implanterbara elektroder.

LJUDREFLEKTION- ett fenomen som uppstår när en ljudvåg faller på gränsytan mellan två elastiska medier och består av bildning av vågor som fortplantar sig från gränsytan till samma medium som den infallande vågen kom från. Som regel har O. z. åtföljs av bildandet av brytande vågor i det andra mediet. Ett specialfall av O. z. - reflektion från en fri yta. Vanligtvis övervägs reflektion vid platta gränssnitt, men vi kan prata om O.Z. från hinder av godtycklig form, om hindrets storlek är betydligt större än ljudvågens längd. I annat inträffar ljudspridning eller ljuddiffraktion.
Den infallande vågen orsakar rörelse av gränssnittet mellan media, som ett resultat av vilket reflekterade och brytande vågor uppstår. Deras struktur och intensitet måste vara sådan att partikelhastigheterna och de elastiska spänningarna som verkar på gränsytan är lika på båda sidor om gränsytan. Gränsförhållandena på den fria ytan är lika med noll elastiska spänningar som verkar på denna yta.
Reflekterade vågor kan ha samma typ av polarisation som den infallande vågen, eller så kan de ha en annan polarisation. I det senare fallet talar de om transformation, eller omvandling, av lägen under reflektion eller refraktion. Det finns ingen omvandling endast när en ljudvåg som utbreder sig i en vätska reflekteras, eftersom endast longitudinella vågor existerar i ett flytande medium. När en ljudvåg passerar genom ett gränssnitt mellan fasta ämnen, bildas som regel både longitudinella och tvärgående reflekterade och brutna vågor. Den komplexa naturen hos O. z. äger rum vid den kristallina gränsen. miljöer där det i allmänhet uppstår reflekterade och brytande vågor av tre olika typer. polarisationer.
Reflektion av plana vågor. En speciell roll spelas av reflektionen av plana vågor, eftersom plana vågor, när de reflekteras och bryts, förblir plana, och reflektionen av vågor av godtycklig form kan betraktas som en reflektion av en uppsättning plana vågor. Antalet reflekterade och brutna vågor som uppstår bestäms av naturen hos mediets elastiska egenskaper och antalet akustik. grenar som finns i dem. På grund av gränsförhållandena är projektionerna på gränssnittsplanet för vågvektorerna för de infallande, reflekterade och brytande vågorna lika med varandra (fig. 1).

Ris. 1. Schema för reflektion och brytning av en tillplattad ljudvåg vid ett plant gränssnitt.

Härifrån följer lagarna för reflektion och brytning, enligt Krim: 1) vågvektorer för händelsen k i, reflekteras k r och brutit k t vågor och normala NN" till gränsytan ligger de i samma plan (infallsplanet); 2) förhållandet mellan sinusen för infallsvinklarna för reflektion och brytning och fashastigheter c i, och motsvarande vågor är lika med varandra:
(indexen och indikerar polariseringen av reflekterade och brutna vågor). I isotropa medier, där vågvektorernas riktningar sammanfaller med ljudstrålarnas riktningar, antar lagarna för reflektion och brytning den välbekanta formen av Snells lag. I anisotropa medier bestämmer reflektionslagarna endast riktningarna för vågnormalerna; hur brutna eller reflekterade strålar kommer att fortplanta sig beror på riktningen för de radiella hastigheterna som motsvarar dessa normaler.
Vid tillräckligt små infallsvinklar är alla reflekterade och brutna vågor plana vågor som för bort energin från den infallande strålningen från gränsytan. Men om hastigheten för k-l. bruten våg mer hastighet c i infallsvåg, då för infallsvinklar större än den sk. kritisk vinkel = arcsin, den normala komponenten av vågvektorn för den motsvarande brytningsvågen blir imaginär, och själva den överförda vågen förvandlas till en inhomogen våg som löper längs gränsytan och minskar exponentiellt djupt in i mediet 2 . Infallandet av en våg på gränssnittet i en vinkel som är större än den kritiska kanske inte leder till fullständig reflektion, eftersom energin från den infallande strålningen kan tränga in i det andra mediet i form av vågor med en annan polarisation.
Kritisk vinkeln finns även för reflekterade vågor om, vid O.Z. modomvandling inträffar och fashastigheten för vågen som resulterar från omvandlingen är större än hastigheten c i fallande våg. För mindre än kritiska infallsvinklar. vinkel, en del av den infallande energin förs bort från gränsen i form av en reflekterad våg med polarisation; vid en sådan våg visar sig vara inhomogen, dämpande djupt in i medium 1, och deltar inte i överföringen av energi från gränssnittet. Till exempel kritisk vinkel = arcsin( c t/c L) uppstår när tvärgående akustik reflekteras. vågor T från gränsen för ett isotropiskt fast ämne och dess omvandling till en longitudinell våg L (med t och C L- hastigheter för tvärgående respektive longitudinella ljudvågor).
Amplituder för reflekterade och brutna vågor i enlighet med randvillkoren uttrycks linjärt genom amplituden A i infallande våg, precis som dessa storheter i optiken uttrycks genom amplituden av den infallande el-magn. vågor med hjälp av Fresnelformler. Reflexionen av en plan våg karakteriseras kvantitativt av amplitudkoefficienter. reflektioner, som är förhållandet mellan amplituderna för de reflekterade vågorna och amplituden för de infallande: = Amplitudkoefficienter. reflektioner i det allmänna fallet är komplexa: deras moduler bestämmer abs-relationerna. amplitudvärden och faser specificerar fasförskjutningarna för reflekterade vågor. Amplitudkoefficienterna bestäms på liknande sätt. godkänd Omfördelningen av infallande strålningsenergi mellan reflekterade och brutna vågor kännetecknas av en koefficient. reflektion och transmission i intensitet, som är förhållandena mellan komponenterna i tidsgenomsnittliga energiflödestätheter som är normala mot gränssnittet i de reflekterade (brytna) och infallande vågorna:

var är ljudintensiteterna i motsvarande vågor, och är tätheterna för de kontaktande medierna. Balansen av energi som tillförs gränssnittet och förs bort från den reduceras till balansen mellan de normala komponenterna i energiflöden:

Coef. reflektioner beror både på akustiken. egenskaper hos de kontaktande medierna och på infallsvinkeln. Vinkelns karaktär beroende bestäms av närvaron av kritiska vinklar, såväl som vinklar med nollreflektion, när de faller under dem bildas inte en reflekterad våg med polarisation.

O.z. vid gränsytan mellan två vätskor. Naib. enkel bild av O. z. uppstår vid gränsytan mellan två vätskor. I det här fallet finns det ingen vågomvandling och reflektion sker enligt spegellagen och koefficienten. reflektion är lika

var och c 1.2 - densitet och ljudhastighet i angränsande media 1 Och 2 . Om ljudhastigheten för en infallande våg är högre än ljudhastigheten för en brytvåg ( Med 1 >c 2), sedan kritisk. det finns ingen vinkel. Coef. reflektion är giltig och varierar smidigt från värde

med normal vågincidens på gränssnittet till ett värde R=- 1 för glidande fall Om akustisk. impedans r 2 s 2 medium 2 mer impedans av mediet 1 , sedan i infallsvinkeln

koefficient reflektion försvinner och all infallande strålning passerar fullständigt in i mediet 2 .
När från 1<с 2 , возникает критический угол=arcsin (c 1 /c 2). På< коэф. отражения - действительная величина; фазовый сдвиг между падающей и отражённой волнами отсутствует. Величина коэф. отражения меняется от значения R0 med ett normalt fall till R= 1 vid en infallsvinkel lika med den kritiska. Nollreflektion kan också förekomma i detta fall om för akustisk medias impedanser, gäller den omvända ojämlikheten Vinkeln för nollreflektion bestäms fortfarande av uttrycket (6). För infallsvinklar som är större än den kritiska finns en fullständig inre reflexion: och infallande strålning djupt in i mediet 2 inte tränger in. I miljön 2 emellertid bildas en olikformig våg; Koefficientens komplexitet är förknippad med dess förekomst. reflektioner och motsvarande fasförskjutning mellan de reflekterade och infallande vågorna. Denna förskjutning förklaras av det faktum att fältet för den reflekterade vågen bildas som ett resultat av interferensen av två fält: den spegelreflekterade vågen och vågen som återutsänds i mediet 1 inhomogen våg som uppstår i mediet 2 . När man reflekterar icke-plana (till exempel sfäriska) vågor, observeras en sådan återutsänd våg faktiskt i experiment i form av den så kallade. sidovåg (se Vågor, avsnitt Reflektion och brytning av vågor).

O.z. från den fasta gränsen. Reflexionens natur blir mer komplicerad om reflektorn är en solid kropp. När ljudets hastighet Med i vätska finns det mindre longitudinella hastigheter L och tvärgående Med t ljuder in fast kropp Vid reflektion vid gränsen mellan en vätska och en fast kropp, uppstår två kritiska tillstånd. vinkel: longitudinell = båge ( s/s L) och tvärgående = arcsin ( s/s T ) . Samtidigt, sedan alltid med L > med t. Vid infallsvinklar koefficient. reflektion är giltig (Fig. 2). Infallande strålning penetrerar ett fast ämne i form av både längsgående och tvärgående bryta vågor. Med normal ljudförekomst i ett fast ämne uppstår endast en longitudinell våg och värdet R 0 bestäms av förhållandet mellan longitudinell akustik. impedanser för vätska och fasta ämnen liknar f-le (5) ( - densitet av vätska och fast substans).

Ris. 2. Beroende av modulen för ljudreflektionskoefficienten | R | (heldragen linje) och dess faser (streckad streckad linje) vid gränsen för den flytande och fasta kroppen från infallsvinkeln.

Vid > koefficient reflektion blir komplex, eftersom en inhomogen våg bildas i ett fast ämne nära gränsen. I infallsvinklar mellan de kritiska vinklar och en del av den infallande strålningen tränger djupt in i den fasta kroppen i form av en bruten tvärvåg. Därför för<<величина лишь при поперечная волна не образуется и |R|= 1. Deltagandet av en olikformig longitudinell våg i bildandet av reflekterad strålning orsakar, som vid gränsen för två vätskor, en fasförskjutning i den reflekterade vågen. På > finns en komplett intern reflektion: 1. I en fast kropp nära gränsen bildas endast inhomogena vågor som faller exponentiellt in i kroppen. Fasförskjutningen av den reflekterade vågen för vinklar är huvudsakligen associerad med exciteringen av den läckande vätskan vid gränsytan Rayleigh vinkar. En sådan våg uppstår vid gränsen mellan ett fast ämne och en vätska vid infallsvinklar nära Rayleigh-vinkeln = båge ( s/s R), Var C R- Rayleigh-våghastighet på ytan av en fast kropp. Den läckande vågen utbreder sig längs gränsytan och omstrålas fullständigt in i vätskan.
Om Med > Med t, sedan full intern. det finns ingen reflektion vid gränsen mellan en vätska och ett fast ämne: den infallande strålningen penetrerar det fasta ämnet i vilken infallsvinkel som helst, åtminstone i form av en tvärgående våg. Total reflektion uppstår när en ljudvåg faller under en kritisk punkt. vinkel eller glidande fall. När c>c L-koefficient. reflektion är giltig, eftersom inhomogena vågor inte bildas vid gränssnittet.
O. z., spridda i en fast kropp. När ljud fortplantar sig i ett isotropiskt fast ämne är max. Reflexionen av skjuvvågor är enkel till sin natur, riktningen för svängningarna är parallell med gränssnittsplanet. Det finns ingen modomvandling vid reflektion eller brytning av sådana vågor. När man faller på en fri gräns eller gränsyta med en vätska, reflekteras en sådan våg fullständigt ( R= 1) enligt lagen om spegelreflektion. Vid gränsytan mellan två isotropa fasta ämnen, tillsammans med en spegelreflekterad våg i mediet 2 en bruten våg bildas med en polarisering som också är parallell med gränssnittet.
När en tvärvåg, polariserad i infallsplanet, faller på den fria ytan av en kropp uppstår både en reflekterad tvärvåg med samma polarisation och en longitudinell våg vid gränsen. Vid infallsvinklar mindre än den kritiska vinkeln = = arcsin ( c T/c L), koefficient reflektioner R T och R L- rent verkliga: reflekterade vågor lämnar gränsen exakt i fas (eller motfas) med den infallande vågen. Vid > lämnar endast den spegelreflekterade tvärvågen gränsen; En inhomogen longitudinell våg bildas nära den fria ytan.
Coef. reflektion blir komplex och en fasförskjutning sker mellan de reflekterade och infallande vågorna, vars storlek beror på infallsvinkeln. När en longitudinell våg reflekteras från den fria ytan av en solid kropp i vilken infallsvinkel som helst, uppstår både en reflekterad longitudinell våg och en tvärgående våg polariserad i infallsplanet.
Om gränsen för en fast kropp är i kontakt med en vätska, när vågor (längsgående eller tvärgående, polariserade i infallsplanet) reflekteras i vätskan, uppträder dessutom en brytad längsgående våg. Vid gränssnittet mellan två isotropa fasta medier läggs en bryts tvärgående våg i mediet till detta system av reflekterade och brytande vågor 2 . Dess polarisering ligger också i infallsplanet.

HANDLA OM. h. vid gränssnittet mellan anisotropa medier. O.z. vid det kristallina gränssnittet. miljön är komplex. Hastigheterna för både reflekterade och brutna vågor är i detta fall i sig funktioner av reflektions- och brytningsvinklarna (se. Kristallakustik;) Att bestämma vinkeln från en given infallsvinkel är därför allvarlig matematik. svårigheter. Om tvärsnitten av vågvektorernas ytor med infallsplanet är kända, används ett grafiskt diagram. metod för att bestämma vinklar och ändar på vågvektorer k r och k t ligga på en vinkelrät NN", dras till gränssnittet genom slutet av vågvektorn k i infallande våg, vid de punkter där denna vinkelrät skär differensen. kaviteter hos vågvektorytor (fig. 3). Antalet reflekterade (eller brutna) vågor som faktiskt fortplantar sig från gränssnittet in i djupet av motsvarande medium bestäms av hur många hålrum den vinkelräta skär NN". Om korsningen med k-l. hålighet är frånvarande, betyder detta att vågen av motsvarande polarisation visar sig vara inhomogen och inte överför energi från gränsen. Vinkelrät NN" kan korsa samma kavitet flera gånger. poäng (poäng a 1 och en 2 i fig. 3). Från vågvektorns möjliga positioner k r (eller k t) faktiskt observerade vågor motsvarar endast de för vilka den radiella hastighetsvektorn sammanfaller i riktning med den yttre. vinkelrätt mot vågvektorernas yta, riktad från gränsen till djupet av motsvarande medium.

Ris. 3. Grafisk metod för att bestämma reflektions- och brytningsvinklarna vid gränsytan mellan kristallina medier 1 Och 2. L, FT Och ST- ytor av vågvektorer för kvasi-longitudinella, snabba respektive långsamma kvasi-tvärgående vågor.

Som regel hör reflekterade (brytande) vågor till olika typer. akustiska grenar fluktuationer. Men i kristaller betyder co. anisotropi, när vågvektorernas yta har konkava sektioner (fig. 4), är reflektion möjlig med bildandet av två reflekterade eller brytande vågor som tillhör samma svängningsgren.
Experimentellt observeras ändliga strålar av ljudvågor, vars utbredningsriktningar bestäms av radiella hastigheter. Riktningarna för strålarna i kristaller skiljer sig väsentligt från riktningen för motsvarande vågvektorer. De radiella hastigheterna för infallande, reflekterade och brutna vågor ligger i samma plan endast i undantagsfall, till exempel. när infallsplanet är symmetriplanet för båda kristallerna. snitt I det allmänna fallet intar reflekterade och brutna strålar olika positioner både i förhållande till varandra och i förhållande till den infallande strålen och den normala. NN" till gränssnittet. I synnerhet kan den reflekterade strålen ligga i infallsplanet på samma sida om normalen N, som den infallande strålen. Det begränsande fallet för denna möjlighet är överlagringen av en reflekterad stråle på en infallande när den senare infaller snett.

Ris. 4. Reflektion av en akustisk våg som infaller på den fria ytan av kristallen med bildandet av två reflekterade vågor med samma polarisation: A- bestämning av vågvektorer för reflekterade vågor (med g- radiella hastighetsvektorer); b- diagram över reflektion av ljudstrålar med ändligt tvärsnitt.

Dämpningens inflytande på karaktären hos O. z. . Coef. reflektioner och överföringar är inte beroende av ljudets frekvens om ljuddämpningen i båda gränsmedierna är försumbar. Märkbar dämpning leder inte bara till koefficientens frekvensberoende. reflektioner R, men förvränger också dess beroende av infallsvinkeln, särskilt nära den kritiska punkten. hörn (fig. 5, A). När de reflekteras från ett vätske-fast gränssnitt, ändrar dämpningseffekterna avsevärt vinkelberoendet R vid infallsvinklar nära Rayleigh-vinkeln (fig. 5 B). Vid gränsen för media med försumbar dämpning vid sådana infallsvinklar sker total intern reflektion och | R| = 1 (kurva 1 i fig. 5, b). Förekomsten av dämpning leder till det faktum att | R| blir mindre än 1, och ett minimum bildas i närheten av | R| (kurvor 2 - 4) . När frekvensen ökar och motsvarande ökning i koefficient. Dämpning, minimidjupet ökar tills slutligen vid en viss frekvens f 0, ringde noll reflektionsfrekvens, min. betydelse | R| kommer inte att försvinna (kurva 3 , ris. 5, b). En ytterligare ökning av frekvensen leder till en breddning av minimum (kurva 4 ) och påverkan av dämpningseffekter på O.Z. för nästan alla infallsvinklar (kurva 5) . En minskning av den reflekterade vågens amplitud jämfört med den infallande vågens amplitud betyder inte att den infallande strålningen penetrerar det fasta materialet. Det är associerat med absorptionen av den utgående Rayleigh-vågen, som exciteras av den infallande strålningen och deltar i bildandet av den reflekterade vågen. När ljudfrekvensen f lika med frekvens f 0 försvinner all energi från den infallande vågen vid gränssnittet.

Ris. 5. Vinkelberoende | R| vid vatten-stålgränssnittet, med hänsyn tagen till dämpning: A- vinkelberoendets allmänna karaktär | R|; heldragen linje - utan att ta hänsyn till förluster, streckad linje - samma sak med dämpning beaktad; b- vinkelberoende | R\ nära Rayleigh-vinkeln vid olika värden för absorption av tvärgående vågor i stål vid en våglängd. Kurvor 1 - 5 motsvarar en ökning av denna parameter från ett värde på 3 x 10 -4 (kurva 1 ) till värde = 1 (kurva 5) på grund av en motsvarande ökning av frekvensen av den infallande ultraljudsstrålningen.

O.z. från lager och plattor. O.z. från ett lager eller en platta är resonant till sin natur. Reflekterade och transmitterade vågor bildas som ett resultat av multipla rereflektioner av vågor vid skiktets gränser. I fallet med ett vätskeskikt penetrerar den infallande vågen skiktet med en brytningsvinkel som bestäms av Snells lag. På grund av rereflektioner uppstår longitudinella vågor i själva lagret, som fortplantar sig i riktning framåt och bakåt i en vinkel mot normalen som dras till lagrets gränser (fig. 6, A). Vinkeln är den brytningsvinkel som motsvarar infallsvinkeln på skiktgränsen. Om ljudets hastighet i lagret Med 2 snabbare än ljudets hastighet Med 1 i den omgivande vätskan, så uppstår systemet av reflekterade vågor endast när vinkeln för det totala inre är mindre. reflektioner = arcsin(c1/c2). För tillräckligt tunna skikt bildas emellertid också en sänd våg vid infallsvinklar som är större än den kritiska. I detta fall koefficienten reflektion från lagret visar sig vara abs. värdet är mindre än 1. Detta beror på det faktum att när i skiktet nära gränsen på vilken vågen faller från utsidan, uppstår en ojämn våg, som avklingar exponentiellt in i skiktets djup. Om skikttjockleken där mindre än eller jämförbar med penetrationsdjupet för den inhomogena vågen, då stör den senare skiktets motsatta gräns, som ett resultat av vilket den överförda vågen emitteras från den in i den omgivande vätskan. Detta fenomen med vågläckage är analogt med läckaget av en partikel genom en potentiell barriär inom kvantmekaniken.
Coef. lagerreflektioner

var är den normala komponenten av vågvektorn i lagret, axeln z- vinkelrätt mot lagrets gränser, R 1 och R 2 - koefficient O.z. vid de övre respektive nedre gränserna. På representerar en periodisk ljudfrekvensfunktion f och lagertjocklek d. När det finns vågpenetration genom lagret, | R | med ökande f eller d tenderar monotont till 1.

Ris. 6. Reflektion av en ljudvåg från ett vätskeskikt: A- Reflexionsschema; 1 - omgivande vätska; 2 - lager; b - beroende av reflektionskoefficientens modul | R| från infallsvinkeln.

Hur är infallsvinkelfunktionens värde | R | har ett system med maxima och minima (fig. 6, b). Om det finns samma vätska på båda sidor av lagret, då vid minimipunkterna R= 0. Nollreflektion uppstår när fasförskjutningen över skikttjockleken är lika med ett heltal av halvcykler

och vågorna som kommer ut i det övre mediet efter två på varandra följande rereflektioner kommer att vara i motfas och upphäva varandra. Tvärtom kommer alla reflekterade vågor in i det lägre mediet med samma fas, och amplituden för den överförda vågen visar sig vara maximal. Med normal vågincidens på ett skikt sker fullständig överföring när ett heltal av halvvågor passar över skiktets tjocklek: d = Var P= 1,2,3,..., - ljudvåglängd i skiktmaterialet; Därför anropas lager för vilka villkor (8) är uppfyllt. halvvåg Relation (8) sammanfaller med villkoret för existensen av en normal våg i ett fritt vätskeskikt. På grund av detta sker fullständig överföring genom skikten när den infallande strålningen exciterar en eller annan normalvåg i skiktet. På grund av skiktets kontakt med den omgivande vätskan är den normala vågen läckande: under dess fortplantning återutstrålar den energin från den infallande strålningen helt i det lägre mediet.
När vätskorna på motsatta sidor av skiktet är olika, har närvaron av ett halvvågsskikt ingen effekt på den infallande vågen: koefficient. reflektion från lagret är lika med koefficienten. reflektioner från gränserna för dessa vätskor när de passerar direkt genom dem. Kontakt. Förutom halvvågslager i akustik, samt i optik, den s.k. kvartsvågslager, vars tjocklek uppfyller villkoret ( n= 1,2,...). Genom att välja akustiken därefter. impedans av lagret, kan du få noll reflektion från lagret av en våg med en given frekvens f vid en viss infallsvinkel på lagret. Sådana skikt används som antireflekterande akustiska skikt.
För reflektion av en ljudvåg från en oändlig fast platta nedsänkt i en vätska, reflektionen som beskrivs ovan för vätskeskiktet, i översikt kommer att förbli. Vid reflektioner i plattan kommer, förutom längsgående, även skjuvvågor att exciteras. Vinklarna och vid vilka longitudinella och tvärgående vågor utbreder sig i plattan är relaterade till infallsvinkeln enligt Snells lag. Vinkel och frekvensberoende | R| kommer att representera, som i fallet med reflektion från ett vätskeskikt, system med alternerande maxima och minima. Fullständig överföring genom plattan sker när den infallande strålningen exciterar en av de normala vågorna i den, som är läckande vågor. Lammvågor.Resonant karaktär av O. z. från ett lager eller en platta raderas när skillnaden mellan deras akustik minskar. egenskaper från miljöns egenskaper. Ökning av akustik dämpning i lagret leder också till utjämning av beroenden och | R(fd)|.

Reflektion av icke-plana vågor. I verkligheten existerar bara icke-plana vågor; deras reflektion kan reduceras till reflektionen av en uppsättning plana vågor. Enfärgad en våg med en vågfront av godtycklig form kan representeras som en uppsättning plana vågor med samma cirkulära frekvens, men med olika frekvenser. riktningar för vågvektorn k. Grundläggande ett kännetecken för infallande strålning är dess rumsliga spektrum - en uppsättning amplituder A k) Plana vågor, som tillsammans bildar en infallande våg. Magmuskler. värdet på k bestäms av frekvensen, så dess komponenter är inte oberoende. När det reflekteras från ett plan z = 0 normal komponent k z ges av tangentiella komponenter k x , k y: k z =Varje plan våg som ingår i den infallande strålningen faller på gränsytan i sin egen vinkel och reflekteras oberoende av andra vågor. Fält F( r) av den reflekterade vågen uppstår som en överlagring av alla reflekterade plana vågor och uttrycks genom det rumsliga spektrumet av den infallande strålningen A(k x , k y) och koefficient reflektioner R(k x , k y):

Integration sträcker sig till en region med godtyckligt stora värden k x Och k y. Om det rumsliga spektrumet av infallande strålning innehåller (som i reflektionen av en sfärisk våg) komponenter med k x(eller k y), stor, sedan i bildandet av en reflekterad våg utöver vågor med verklig k z Inhomogena vågor deltar också, för vilka k,- en rent imaginär mängd. Detta tillvägagångssätt, föreslog 1919 av G. Weyl (N. Weyl) och vidareutvecklat i Fourier-optikens koncept, ger följande. beskrivning av reflektionen av en våg med godtycklig form från en plan yta.
När man överväger O. z. En strålningsmetod är också möjlig, som bygger på principerna geometrisk akustik. Infallande strålning betraktas som en uppsättning strålar som interagerar med gränssnittet. I det här fallet tas hänsyn till att de infallande strålarna inte bara reflekteras och bryts på vanligt sätt, i enlighet med Snells lagar, utan också att några av strålarna som faller in på gränssnittet i vissa vinklar exciterar den så kallade. laterala vågor, såväl som läckande ytvågor (Rayleigh, etc.) eller läckande vågledarlägen (Lamb-vågor, etc.). Utbreder sig längs gränsytan återutsänds sådana vågor i mediet och deltar i bildandet av den reflekterade vågen. För övning grundläggande. det som spelar roll är den sfäriska reflektionen. vågor kollimerade av akustiska vågor. ändliga sektionsstrålar och fokuserade ljudstrålar.

Reflektion av sfäriska vågor. Reflexionsmönstret är sfäriskt. våg skapad i vätska I av en punktkälla HANDLA OM, beror på förhållandet mellan ljudhastigheterna Med 1 och från 2 till kontakt med vätskorna I och II (fig. 7). Om c t > c 2, då kritisk. Det finns ingen vinkel och reflektion sker enligt geometriska lagar. akustik. I medium I uppträder en reflekterad sfärisk partikel. våg: reflekterade strålar skär varandra vid en punkt HANDLA OM". bildar en virtuell bild av källan, och den reflekterade vågens vågfront är en del av en sfär centrerad vid punkten HANDLA OM".

Ris. 7. Reflektion av en sfärisk våg vid gränsytan mellan två vätskor: HANDLA OM Och HANDLA OM"- verkliga och imaginära källor; 1 - framsidan av den reflekterade sfäriska vågen; 2 - fronten av den brutna vågen; 3 - sidovåg fram.

När c 2 > c l och det finns en kritisk vinkel i medium I förutom den reflekterade sfäriska. våg, uppstår en annan komponent av reflekterad strålning. Strålar incident på gränssnittet under den kritiska vinkel exciterar våg II i mediet, kanterna utbreder sig med en hastighet Med 2 längs gränsytan och återutsänds till medium I, vilket bildar den sk. sidovåg. Dess front bildas av punkter, som nåddes i samma ögonblick av strålar som lämnade punkten HANDLA OM längs OA och överfördes sedan igen till miljö I i sönderfall. punkter i gränssnittet från punkten A till poängen MED, i vilken i detta ögonblick fronten av den brutna vågen är belägen. I ritningsplanet är fronten av sidovågen ett rakt segment NE, lutande mot gränsen i en vinkel och sträcker sig till en punkt I, där den möter framsidan av den spegelreflekterade sfäriska. vågor. I rymden är fronten av en sidovåg ytan på en stympad kon som uppträder när ett segment roterar NE runt en rak linje OO". När den reflekteras, sfärisk. vågor i en vätska från ytan av en fast kropp liknar koniska. vågen bildas på grund av exciteringen av en läckande Rayleigh-våg vid gränssnittet. Reflektion sfärisk vågor är ett av huvudexperimenten. metoder för geoakustik, seismologi, hydroakustik och oceanakustik.

Reflektion av akustiska strålar med ändligt tvärsnitt. Reflektion av kollimerade ljudstrålar, vars vågfront huvudsakligen är en del av strålen är nära platt, uppstår för de flesta infallsvinklar som om en plan våg reflekteras. När en stråle som infaller från en vätska reflekteras vid gränsytan med ett fast material, uppstår en reflekterad stråle, vars form är en spegelbild av amplitudfördelningen i den infallande strålen. Men vid infallsvinklar nära längsgående, kritiska. vinkel eller Rayleigh-vinkel, tillsammans med spegelreflektion, eff. excitation av en lateral eller läckande Roleigh-våg. Fältet för den reflekterade strålen i detta fall är en överlagring av den spegelreflekterade strålen och återutsända vågor. Beroende på balkbredd, resår och viskösa egenskaper angränsande media, antingen sker en lateral (parallell) förskjutning av strålen i gränssnittsplanet (den så kallade Schoch-förskjutningen) (fig. 8), eller en betydande breddning av strålen och uppkomsten av en tunn

Ris. 8. Sidoförskjutning av strålen vid reflektion: 1 - infallande stråle; 2 - spegelreflekterad stråle; 3 - verklig reflekterad stråle.

strukturer. När strålen infaller i en Rayleigh-vinkel, bestäms arten av distorsionerna av förhållandet mellan strålens bredd l och strålning dämpning av den läckande Rayleigh-vågen

var är ljudvåglängden i vätskan, A- en numerisk faktor nära enhet. Om strålens bredd är betydligt större än strålningens längd. Dämpning sker endast när strålen förskjuts längs gränsytan med ett belopp. Vid en smal stråle, på grund av återutsändning av den läckande ytvågen, breddas strålen avsevärt och upphör att vara symmetrisk (Fig. 9). Inuti området som upptas av den spegelreflekterade strålen, som ett resultat av interferens, uppträder ett minimum av nollamplitud och strålen delas i två delar. Icke-spekulär reflektion av collimirs. strålar uppstår också vid gränsen mellan två vätskor med infallsvinklar nära kritiska, såväl som när strålar reflekteras från lager eller plattor.

Ris. 9. Reflektion av en ljudstråle med ändligt tvärsnitt som faller från en vätska G på ytan av en fast kropp T i en Rayleigh-vinkel: 1 - infallande stråle; 2 - reflekterad stråle; A- område med noll amplitud; b- område av strålens svans.

I det senare fallet beror reflektionens icke-spekulära natur på exciteringen av läckande vågledarmoder i skiktet eller plattan. Sidovågor och läckande vågor spelar en betydande roll i reflektionen av fokuserade ultraljudsstrålar. I synnerhet används dessa vågor i akustisk mikroskopi för bildandet av akustik bilder och utföra kvantiteter, mätningar.

Belyst.: 1) Brekhovskikh L.M., Waves in layered media, 2nd ed., M., 1973; 2) Landau L.D., Lifshits E.M., Hydrodynamics, 4:e upplagan, M., 1988; 3) Brekhovskikh L.M., Godin O.A., Acoustics of layered media, M., 1989; 4) Сagniard L., Reflexion et refraction des ondes seismiques progressives, P., 1939; 5) Ewing W. M., Jardetzky W. S., Press F., Elastic waves in layered media, N. Y. -, 1957, ch. 3; 6) Au1d B. A., Akustiska fält och vågor i fasta ämnen, v. 1-2, N.Y.-, 1973; 7) Vertoni H. L., Tamir T., Unified theory of Rayleigh-angle phenomena for akustiska strålar vid vätske-fasta gränssnitt, "Appl. Phys.", 1973, v. 2, nr 4, sid. 157; 8) Mott G., Reflection and refraction coefficients at a fluid-solid interface, "J. Acoust. Soc. Amer.", 1971, v. 50, nr 3 (punkt 2), sid. 819; 9) Wesker F. L., Richardson R. L., Influence of material properties on Rayleigh kritisk vinkelreflektivitet, "J. Acoust. Soc. Amer.", 1972, v. 51. .V" 5 (pt 2), s. 1609; 10) Fiorito R., Ubera11 H., Resonance theory of akustisk reflektion och transmission genom ett fluidlager, ".I. Akust. Soc. Amer.", 1979, v. 65, nr 1, s. 9; 11) Fiоrft o R., Madigosky W., S bera 11 H., Resonance theory of akustiska vågor som interagerar med en klastisk platta. "J. Akust. Soc. Amer.", 1979, v. 66, No. 6, s. 1857; 12) Neubauer W. G., Observation of akustisk strålning från plana och krökta ytor, i boken: Physical Acoustics. Principles and methods, red. av W. P. Mason, R. N. Thurston, v. 10, N.Y. - L., 1973, kap. 2.

Om en ljudvåg inte stöter på hinder i sin väg, fortplantar den sig jämnt i alla riktningar. Men inte alla hinder blir en barriär för henne.

Efter att ha stött på ett hinder i dess väg kan ljud böjas runt det, reflekteras, bryts eller absorberas.

Ljuddiffraktion

Vi kan prata med en person som står runt hörnet av en byggnad, bakom ett träd eller bakom ett staket, även om vi inte kan se honom. Vi hör det eftersom ljud kan böja sig runt dessa föremål och tränga in i området bakom dem.

En vågs förmåga att böja sig runt ett hinder kallas diffraktion .

Diffraktion uppstår när ljudvåglängden överstiger hindrets storlek. Lågfrekventa ljudvågor är ganska långa. Till exempel, vid en frekvens på 100 Hz är den lika med 3,37 m. När frekvensen minskar blir längden ännu större. Därför böjer sig en ljudvåg lätt runt föremål som är jämförbara med den. Träden i parken stör inte vår hörsel av ljud alls, eftersom diametern på deras stammar är mycket mindre än ljudvågens längd.

Tack vare diffraktion tränger ljudvågor genom sprickor och hål i ett hinder och fortplantar sig bakom dem.

Låt oss placera en platt skärm med ett hål i ljudvågens väg.

I det fall där ljudvåglängden ƛ mycket större än hålets diameter D , eller dessa värden är ungefär lika, så kommer ljudet bakom hålet att nå alla punkter i området som är bakom skärmen (ljudskuggområde). Framsidan av den utgående vågen kommer att se ut som en halvklot.

Om ƛ är endast något mindre än slitsens diameter, då fortplantar sig huvuddelen av vågen rakt, och en liten del divergerar något åt ​​sidorna. Och i fallet när ƛ mycket mindre D , kommer hela vågen att gå framåt.

Ljudreflektion

Om en ljudvåg träffar gränssnittet mellan två media, ev olika varianter dess vidare spridning. Ljud kan reflekteras från gränssnittet, kan flytta till ett annat medium utan att ändra riktning, eller kan brytas, det vill säga flytta, ändra dess riktning.

Anta att ett hinder dyker upp i vägen för en ljudvåg, vars storlek är mycket större än våglängden, till exempel en skir klippa. Hur kommer ljudet att bete sig? Eftersom det inte kan gå runt detta hinder kommer det att reflekteras från det. Bakom hindret är akustisk skuggzon .

Ljudet som reflekteras från ett hinder kallas eko .

Naturen för reflektionen av ljudvågen kan vara annorlunda. Det beror på formen på den reflekterande ytan.

Reflexion kallas en förändring i riktningen av en ljudvåg i gränssnittet mellan två olika medier. När den reflekteras återgår vågen till det medium som den kom från.

Om ytan är platt reflekteras ljud från den på samma sätt som en ljusstråle reflekteras i en spegel.

Ljudstrålar som reflekteras från en konkav yta fokuseras på en punkt.

Den konvexa ytan avleder ljud.

Effekten av spridning ges av konvexa kolonner, stora lister, ljuskronor etc.

Ljud passerar inte från ett medium till ett annat, utan reflekteras från det om mediadens densiteter skiljer sig markant. Alltså överförs inte ljud som uppträder i vatten till luften. Reflekteras från gränssnittet, den förblir i vattnet. En person som står på flodstranden kommer inte att höra detta ljud. Detta förklaras av den stora skillnaden i vågimpedanserna för vatten och luft. Inom akustik är vågimpedansen lika med produkten av mediets densitet och ljudhastigheten i det. Eftersom vågmotståndet hos gaser är betydligt mindre än vågmotståndet för vätskor och fasta ämnen, reflekteras den när en ljudvåg träffar gränsen mellan luft och vatten.

Fiskar i vatten hör inte ljudet som dyker upp ovanför vattenytan, men de kan tydligt urskilja ljudet, vars källa är en kropp som vibrerar i vattnet.

Brytning av ljud

Att ändra riktningen för ljudutbredning kallas refraktion . Detta fenomen uppstår när ljud färdas från ett medium till ett annat, och dess fortplantningshastighet i dessa miljöer är olika.

Förhållandet mellan sinus för infallsvinkeln och sinus för reflektionsvinkeln är lika med förhållandet mellan ljudutbredningshastigheterna i media.

Var i - infallsvinkel,

r – reflektionsvinkel,

v 1 – hastighet för ljudutbredning i det första mediet,

v 2 – hastighet för ljudutbredning i det andra mediet,

n - brytningsindex.

Ljudbrytningen kallas refraktion .

Om en ljudvåg inte faller vinkelrätt mot ytan, utan i en annan vinkel än 90°, kommer den brytande vågen att avvika från den infallande vågens riktning.

Brytning av ljud kan observeras inte bara vid gränssnittet mellan media. Ljudvågor kan ändra sin riktning i ett heterogent medium - atmosfären, havet.

I atmosfären orsakas brytning av förändringar i lufttemperatur, hastighet och rörelseriktning för luftmassor. Och i havet visas det på grund av heterogeniteten i vattnets egenskaper - olika hydrostatiskt tryck på olika djup, olika temperaturer och olika salthalt.

Ljudabsorption

När en ljudvåg möter en yta absorberas en del av dess energi. Och hur mycket energi ett medium kan absorbera kan bestämmas genom att känna till ljudabsorptionskoefficienten. Denna koefficient visar hur mycket av energin från ljudvibrationer som absorberas av 1 m2 hinder. Den har ett värde från 0 till 1.

Måttenheten för ljudabsorption kallas sabin . Den fick sitt namn från den amerikanske fysikern Wallace Clement Sabin, grundare av arkitektonisk akustik. 1 sabin är energin som absorberas av 1 m 2 yta, vars absorptionskoefficient är 1. Det vill säga en sådan yta måste absorbera absolut all ljudvågens energi.

Eko

Wallace Sabin

Materialens egenskap att absorbera ljud används i stor utsträckning inom arkitektur. Medan han studerade akustiken i föreläsningssalen, en del av Fogg Museum, drog Wallace Clement Sabin slutsatsen att det fanns ett samband mellan salens storlek, de akustiska förhållandena, typen och arean av ljudabsorberande material och efterklangstid .

Eko kalla processen för reflektion av en ljudvåg från hinder och dess gradvisa dämpning efter att ljudkällan stängts av. I ett slutet utrymme kan ljud reflekteras upprepade gånger från väggar och föremål. Som ett resultat uppstår olika ekosignaler, som var och en låter som separat. Denna effekt kallas efterklangseffekt .

Den viktigaste egenskapen hos rummet är efterklangstid , som Sabin skrev in och beräknade.

Var V – rummets volym,

A – allmän ljudabsorption.

Var ett i – materialets ljudabsorptionskoefficient,

S i - area av varje yta.

Om efterklangstiden är lång verkar ljuden "vandra" runt i hallen. De överlappar varandra, dränker den huvudsakliga ljudkällan och hallen blir blomstrande. Med kort efterklangstid absorberar väggarna snabbt ljud och de blir matta. Därför måste varje rum ha sin egen exakta beräkning.

Baserat på sina beräkningar ordnade Sabin de ljudabsorberande materialen på ett sådant sätt att ”ekoeffekten” reducerades. Och Boston Symphony Hall, vars skapelse han var akustisk konsult, anses fortfarande vara en av de bästa salarna i världen.