Хвильовий опір

Введення

При вирішенні різного роду прикладних задач акустики, важливе значення набувають величини різних акустичних опорів - акустичного, питомої акустичного і механічного.

Всі ці опору мають активну та реактивну (керовану гнучкістю або масою) · складові.

Акустичний опір

, (1)

де Ρ - звуковий тиск;

- Коливальна швидкість в системі;

S - площа, для якої визначають опір.

Акустичний опір використовують при дослідженні питань розповсюдження звукових хвиль у звукопровода змінного перерізу з поперечними розмірами менше довжини хвилі. У цьому випадку опір залишається постійним, так як тиск вздовж каналу не змінюється, а коливальна швидкість змінюється обернено пропорційно площі поперечного перерізу.

Питомий акустичний опір, зване іноді також хвильовим, визначається відношенням величини звукового тиску в певній точці середовища до величини коливальної швидкості в цій же точці:

. (2)

Питомий акустичний опір безмежної середовища визначається твором щільності на величину швидкості поширення звуку в середовищі:

. (3)

Таким чином, вимірювання питомої акустичного опору для безмежної однорідного середовища (практично це відповідає випадку, коли розміри зразків досліджуваного матеріалу значно перевищують довжину звукової хвилі) зводиться κ виміру щільності середовища і швидкості розповсюдження в ній звуку.

Для малих розмірів речовини в порівнянні з довжиною хвилі, неоднорідних, які мають складну форму, питомий акустичний опір за формулою (3) визначити не можна, крім того, воно має комплексний характер, що обумовлено наявністю кута зсуву фаз між звуковим тиском і коливальної швидкістю.

Механічний опір чисельно дорівнює відношенню сили F, що діє на вході коливальної системи, до спричиненої нею коливальної швидкості:

. (4)

Віддзеркалення і проходження плоских хвиль на межі двох середовищ при нормальному падінні

Нехай плоска хвиля падає нормально на плоску границю z = 0 між двома однорідними середовищами. У першій середовищі виникає відбита хвиля , А в другій - минула .

Ми побачимо зараз, безпосередньо зробивши розрахунок, що відображення і проходження завжди правильні. Відображену і минулу хвилі можна записати у вигляді

, ,

де і визначаються властивостями середовищ і не залежать від форми хвилі. Для гармонійних хвиль падаючу, відображену і минулу хвилі можна записати у вигляді

, , .

Величини коефіцієнта відбиття і коефіцієнта проходження потрібно підібрати так, щоб були задоволені граничні умови. Граничних умов два: рівність тисків і рівність швидкостей частинок по обидва боки кордону. Зі сторони першої середовища береться сумарне поле падаючої та відбитої хвилі, з боку другої - поле минулої хвилі.

Умова рівності тисків по обидві сторони кордону, або, що те ж, безперервність тиску при переході через кордон, реально виконується завжди. Порушення цієї умови викликало б нескінченне прискорення кордону, так як скільки завгодно тонкий шар як завгодно малої маси, що включає в собі кордон, знаходився б тоді під дією кінцевої різниці тисків по обох сторонах шару. У результаті різниця тисків вирівнялася б миттєво.

Умова рівності швидкостей висловлює нерозривність середовища на кордоні: середовища не повинні віддалятися один від одного або проникати взаємно один в одного. Ця вимога може на практиці виявитися порушеним, наприклад, при кавітації, коли всередині рідини утворюються розриви (розриви виникають легше на кордоні двох середовищ, ніж усередині одного середовища). Будемо вважати, що порушення граничних умов не відбувається. В іншому випадку нижченаведений розрахунок непридатний, а відображення і проходження виявляться неправильними.

Швидкості частинок в падаючої, відбитої і пройшла хвилях даються формулами

, , .

Граничні умови можна написати так:

при , , .

Підставляючи сюди відповідні вирази для тиску і швидкостей частинок, знайдемо, скорочуючи на p (t):

, (5)

Число граничних умов дорівнює числу виникають (крім падаючої) хвиль - відбитої і минулої, так що, підбираючи відповідним чином залишилися поки невизначеними множники і , Завжди можна задовольнити обом граничним умовам, причому єдиним чином. І це правило спільне. В інших акустичних задачах число граничних умов може виявитися іншим. Тоді виникне й те число хвиль, але воно знову дорівнює числу граничних умов.

У виняткових випадках вдається задовольнити граничним умовам меншим числом хвиль (наприклад, коефіцієнт відображення може звернутися в нуль), але ніколи не буває, щоб при даному числі граничних умов падаюча хвиля викликала б виникнення більшої кількості різних хвиль: так як рівним числом хвиль вже можна задовольняти граничним умовам, то вийшло б, що при одній і тій же падаючої хвилі і одних тих же перешкоди можуть виникнути різні хвильові поля, а це суперечить принципу причинності.

Система (5) має єдине рішення:

, . (6)

Це - так звані формули Френеля (для нормального падіння). Ми бачимо, що коефіцієнти відбиття і проходження залежать тільки від хвильових опорів середовищ, і якщо ці опори рівні для обох середовищ, то для нормального падіння плоскої хвилі середовища акустично невиразні: відбиття від кордону відсутня і хвиля проходить у другу середу цілком, як якщо б усі простір був заповнений тільки першої середовищем. Для такого повного проходження зовсім не потрібно, щоб щільності обох середовищ і швидкості звуку в них дорівнювали один одному окремо, тобто щоб збігалися механічні властивості середовищ: досить рівності творів щільності на швидкість звуку.

У питаннях статики більш жорсткої середовищем природно називати середовище з меншою стискальністю. Поведінка таких середовищ ближче до поведінки абсолютно твердого тіла, ніж поведінка середовищ з більшою стискальністю. В акустиці стисливість ще не визначає того, чи веде себе дана середовище по відношенню до падаючої на неї хвилі як податлива або як жорстка кордон. В акустиці слід порівнювати хвильові опору середовищ, тобто відношення щільності до стисливості: та з двох середовищ жорсткіше, для якої це носіння більше. Ця обставина знову підкреслює своєрідність хвильових задач порівняно з завданнями механіки тіл.

Міняючи місцями рс і р'с ', знайдемо коефіцієнти відбиття і проходження і для хвилі, що падає з другого середовища на кордон з першою: абсолютна величина коефіцієнта відбиття буде та ж, що і при падінні з першої середовища, але знак його зміниться на зворотний. Коефіцієнт проходження зміниться щодо хвильових опорів середовищ. За абсолютною величиною коефіцієнт відображення завжди менше одиниці (що випливає і прямо із закону збереження енергії); він позитивний, коли хвиля падає із середовища з меншою хвильовим опором, і негативний в зворотному випадку. Коефіцієнт проходження завжди позитивний і не перевершує 2.

Таким чином, відображена і минула хвилі рівні:

, .

Тиск і швидкість на кордоні (байдуже, з якого боку від кордону) рівні:

, . (7)

Ставлення тиску до швидкості частинок на кордоні виявляється рівним хвильовому опору другого середовища р'с '. Це можна було передбачити, і не роблячи розрахунку, бо в другій середовищі є тільки хвиля, що біжить.

З формул Френеля видно, що коефіцієнти відбиття і проходження залежать не від самих значень хвильового опору середовищ, а від їх відносини. Ставлення хвильових опорів першої та другої середовища називають відносним хвильовим опором. Формули Френеля виражаються через відносне хвильовий опір наступним чином:

, (8)

Очевидно,

,

.

Рис. 1. Залежність коефіцієнта віддзеркалення від відносного хвильового опору середовищ ζ. Для ζ> 1 слід зняти з графіка значення для 1 / ζ і вважати коефіцієнт відбиття позитивним.

На рис. 1 дан графік залежності коефіцієнта відбиття від ζ. Згідно з останніми формулами можна обійтися ділянкою графіка для ζ <1 (де <0). Значення коефіцієнта проходження виходять додатком одиниці до коефіцієнта відображення. При ζ = 1. коефіцієнт відбиття дорівнює нулю і хвиля, нормально падає на границю розділу двох середовищ, проходить з першої середовища в другу цілком, не відбиваючись. Картина в першій середовищі в цьому випадку така, як якщо б хвиля повністю поглиналася кордоном. У цьому випадку досить виникнення тільки однієї хвилі (що пройшла), щоб, спільно з падаючою, задовольнити обом граничним умовам. При ζ> 1 коефіцієнт відображення позитивний і при ζ ® ¥ прагне до одиниці.

Значення поля на кордоні, віднесені до поля в падаючої хвилі, рівні

, .

Ці величини завжди позитивні, і їх полусумма дорівнює одиниці. При ζ дуже малому (друга середа акустично дуже м'яка в порівнянні з першою, як, наприклад, при відображенні підводного звуку від поверхні моря) тиск прагне до нуля, а швидкість частинок прагне до подвоєною швидкістю падаючої в падаючої хвилі. При ζ дуже великому (наприклад, відображення повітряного звуку від поверхні моря) до нуля прагне швидкість частинок на кордоні, а подвоюється тиск. Граничний перехід ζ до нуля і до безкінечності відповідає переходу до абсолютно м'якою і абсолютно жорсткої кордоні.

Для ілюстрації сказаного наведемо реальні (округлені) співвідношення для проходження звуку з повітря у воду і назад при нормальному падінні плоскої хвилі. Для води ρ = 1 г/см3, з »1,5 · 105 см / сек (морська вода), rс = 1,5 · 105 г / см 2 × сек; для повітря r = 0,00125 г/см3, з = 3,4 × 104 см / сек, rс = 42 г / см 2 × сек. При падінні звуку з повітря у воду ζ = 3500, = 0,99943, = 1,99943, p ¢ / p = 1,99943, = 0,00057. При падінні звуку з води в повітря ζ = 0,000285, =- 0,99943, = 0,00057, p ¢ / p = 0,00057, = 1,99943. Ставлення ж потоку енергії, що проходить через межу розділу, до потоку енергії в падаючої хвилі становить в обох випадках 0,00114.

Таким чином, енергія передається з води в повітря і назад дуже погано, незважаючи на те, що в першому випадку тиск в минулій хвилі практично подвоюється в порівнянні з падаючою хвилею, а в другому випадку подвоюється швидкість. Погана передача звуку з води в повітря створила приказку: «ньому як риба». У повітрі звуки, створювані рибами, справді зазвичай не чутно, але у воді «голоси» риб та деяких інших морських тварин настільки сильні, що іноді заважають дії подини акустичної апаратури.

Віддзеркалення і проходження плоских хвиль на межі двох середовищ при похилому падінні

Позначимо щільності і повільності звуку в, першої та другої середовищі відповідно через r, r 'і S, S' і розглянемо падіння на кордон хвилі виду

.

Якщо відображення правильне, то, як вже було сказано, відображену і минулу хвилі можна записати у вигляді

,

.

Наприклад, для падаючої гармонійної хвилі

відбита і пройшла хвилі рівні

,

.

У написаних вище формулах величини і - Невідомі поки коефіцієнти відбиття і проходження, які повинні бути визначені з граничних умов.

Граничні умови - це рівність тисків і нормальних швидкостей частинок по обидві сторони кордону розділу середовищ. На дотичні компоненти швидкості ніяких обмежень в ідеальних середовищах не накладається: у рішенні, яке ми знайдемо, ці компоненти виявляться різними. Добутий розрив дотичній компоненти швидкості частинок на кордоні сумісний з прийнятим припущенням про ідеальності середовища, тобто про відсутність в'язкості. Для реальних рідин розрив згладжують в'язкі хвилі. Зазвичай вони мало впливають на картину відбиття і проходження; тому ми поки пренебрежем ними, вважаючи рідина ідеальною.

Так як на кордоні аргументи функції ρ однакові для всіх трьох хвиль, то граничні умови можна записати для хвилі будь-якої форми у вигляді

, . (9)

Перше рівняння збігається з відповідним рівнянням для нормального падіння (перше рівняння (5)). Це пояснюється тим, що тиск - скаляр, і тому умова, на нього накладається, не пов'язане з напрямком поширення хвиль. Друге рівняння інше, ніж для нормального падіння: до нього входять нормальні компоненти векторів швидкості частинок, які залежать не тільки від величини, але й від напрямку цих векторів.

Вирішуючи рівняння (9) відносно коефіцієнтів відбиття і проходження, знайдемо

, (10)

або, через хвильове опору

, . (11)

На відміну від випадку нормального падіння, коефіцієнти виявилися залежними не тільки від властивостей самих середовищ, але і від кута ковзання падаючої хвилі. Зокрема, при однакових хвильових опорах обох середовищ, але нерівних плотностях і швидкостях звуку в окремо, коефіцієнт відображення не дорівнює нулю.

Користуючись прийнятими раніше позначеннями, можемо переписати формули (10) у такому вигляді:

, . (12)

З цих формул можна виключити кут ковзання заломленої хвилі:

, . (13)

Нарешті, ділячи чисельник і знаменник на sinθ, отримаємо формули, куди входить тільки одна тригонометрична функція:

, . (14)

Отримані вирази для і - Формули Френеля для похилого падіння.

У різних завданнях зручно користуватися то одним, то іншим поданням цих коефіцієнтів.

З (13) видно, що при n> 1 відображення і проходження - правильні при будь-якому вугіллі ковзання падаючої хвилі. При n <1 правильність зберігається тільки при кутах ковзання падаючої хвилі, великих так званого критичного кута ковзання θκρ, що визначається рівністю

. (15)

При менших значеннях кута ковзання («закритичних» кутах) вирази для і втрачають сенс (стають уявними). Картина відбиття і проходження при закритичних кутах більш складна і спрощується тільки для гармонійних хвиль.

Основні методи вимірювання акустичних опорів

Методи вимірювання акустичних опорів можна розділити на три основні групи.

До першої групи належать методи, засновані на вимірюваннях, які проводять на самій поверхні зразка або в безпосередній близькості від нього.

Друга група включає методи вимірювання у точках, розташованих на деякій відстані від поверхні зразка. За аналогією з методами дослідження електромагнітних ланцюгів ці методи названі «методами довгих ліній».

До третьої групи належать методи порівняння вимірюваних опорів з еталонними акустичними опорами. У цю групу входить метод акустичного мосту і методи, при яких визначається реакція на джерело коливань, тобто зміна електричного опору електроакустичного джерела звуку, що працює на досліджувану навантаження. При методі вимірювання акустичного опору на самій поверхні зразка або в безпосередній близькості від нього вимірюють в одній і тій же точці звуковий тиск і лінійну коливальну швидкість, а потім розраховують їх відносини.

До методів «довгих ліній» відносять вимір акустичних опорів, засноване на використанні особливостей розповсюдження звуку в довгих трубах з жорсткими стінками, вимір за резонансної кривої для активних акустичних опорів і аналіз стоячих хвиль в трубі.

1). Розглянемо метод вимірювання акустичних опорів, заснований на використанні особливостей розповсюдження звуку в трубах. Джерело звуку збуджує гармонійні коливання середовища в трубі. Припустимо, що в трубі довжиною l мають місце лише поздовжні коливання. Для цього стінки труби повинні бути досить жорсткими у порівнянні з жорсткістю примусового її середовища, а між діаметром труби d і довжиною звукової хвилі λ повинна виконуватися умова існування плоских хвиль

< (16)

Тиск Ρ і коливальну швидкість V в будь-якому перетині труби можна виразити через їх значення на її виході:

,

,. (17)

де P2 і V2 - звуковий тиск і коливальна швидкість на кінцях звукопровода, до яких приєднують досліджувані зразки.

Рівняння (17) можна записати у вигляді

,

де - Хвильовий опір труби;

V1 - об'ємна коливальна швидкість на вході труби;

zx - шукане акустичний опір;

l - довжина труби;

k - хвильове число.

Якщо шукають акустичний опір буде чисто реактивним, тобто zx = jx, звуковий тиск на кінці труби одно

. (18)

Будемо вважати, що об'ємна коливальна швидкість V1 на початку труби постійна за амплітудою. У трубі, закритій жорсткою стінкою, резонанс чи максимальне значення тиску настане при частоті, яка відповідає умові sin kl = 0, тобто kl = n2π і l = nl / 2, інакше кажучи, на довжині труби має укладатися ціле число звукових півхвиль.

Якщо жорстку стінку в трубі замінити на вимірюване акустичний опір, то відбудеться расстройка резонансу. Щоб знову налаштувати вимірювальну систему в резонанс, необхідно змінити довжину труби на , При цьому

(19)

З останньої формули можна отримати вираз для модуля звукового тиску Ρ2:

(20)

де .

З виразу (20) видно, що резонанс у трубі буде при . Тому

. (21)

Остання формула показує зв'язок між реактивної частиною акустичного опору і відповідною поправкою на довжин) труби Δl.

При практичній реалізації вищеописаного способу (рис. 2) на одному кінці труби 2 поміщається джерело звуку 1, що живиться від генератора 5, інший кінець закривається зразком випробуваного матеріалу 4. У результаті накладення одна на одну прямих і відбитих хвиль в трубі встановлюється система стоячих хвиль. Уздовж осі труби буде спостерігатися чергування максимумів і мінімумів звукового тиску.

Рис. 2. Схема визначення акустичного опору в вимірювальної трубі на стоячих хвилях

Усередині труби переміщається мініатюрний приймач звукового тиску 3. Відлік положення приймача проводиться від поверхні, випробуваного зразка. Процес вимірювання полягає в знаходженні вузла і пучності тисків, найближчих до зразка, і вимірюванні величин тиску в цих точках за допомогою індикатора 6. Акустичне опір знаходиться з формули

, (22)

де - Хвильовий опір середовища, яке заповнює трубу;

;

Рмакс - звуковий тиск у пучності;

РМИН - звуковий тиск у вузлі;

l1 - відстань від зразка до найближчої пучності.

Активна та реактивна складові опору визначаються формулами

;

. (23)

Для отримання точних результатів необхідно задовольнити ряд вимог. Поверхня зразка повинна бути плоскою і розташованої нормально до осі труби. Рівень сторонніх шумів повинен бути мінімальний, тому що при вимірі Pмін вплив Шумов може спотворити результати. Положення звукопріемніка необхідно вимірювати с. похибкою λ/20 - λ/50. Температура і частота збудження повинні бути стабільними.

2). Існує можливість виміру повного, акустичного опору в камері малого обсягу. Еквівалентну схему джерела звукового тиску Р, навантаженого на малу камеру з жорсткими стінками, можна уявити і вигляді електричного кола (рис. 3, а).

Рис. 3. Еквівалентні схеми камери малого обсягу

Звуковий тиск у камері буде

, (24)

де zi - внутрішній опір джерела;

zk - опір камери.

Якщо одну з стінок камери замінити вимірюваним акустичним опором zx, що еквівалентно включенню цього опору паралельно zk рис. (3, б), тο звуковий тиск в камері можна визначити за виразом

(25)

З рівностей (24) і (25) отримують формулу для опору zх:

(26)

Тиску Ρ1 і Р2 визначають експериментально, a zk розраховують за відомою формулою (27):

, (27)

де r - густина повітря;

С - швидкість звуку;

V - об'єм камери.

Внутрішній опір zi джерела знаходять з рівності (26), якщо в якості zx використовувати відомий опір z1. Якщо ж z1 не відомо, тο zi можна визначити шляхом навантаження джерела звуку по черзі двома камерами, що володіють опорами z1 і z2:

, (28)

де Ρ 'і Ρ "- звукові тиску в першій і другій камерах при незмінному режимі роботи джерела звуку.

Коли z1> zk, в знаменнику формули (26) доданком zk можна знехтувати, тоді вираз для розрахунку вимірюваного опору спроститься:

. (28, а)

Вищенаведені співвідношення можуть бути використані для вимірювання акустичних опорів за допомогою експериментальної установки, представленої на рис. 4.

Циліндрична камера 3 закрита стінкою 4, яка може бути замінена вимірюваним об'єктом. Інший торець камери передбачає введення звукової енергії від джерела 2, що живиться генератором 1. Звуковий тиск у камері вимірюється за допомогою звукопріемніка 5, поєднаного з підсилювачем 7 і індикатором (вольтметром) 8. Кут зсуву фази звукового тиску в камері визначають за допомогою фазометра 9 і фазовращателя 10.

Рис. 4. Експериментальна установка для вимірювань акустичних опорі

Методи визначення акустичних опорів шляхом порівняння з еталоном (мостові і компенсаційні методи) застосовуються, порівняно нечасто, хоча вони забезпечують високу точність вимірювань. Пояснюється це тим, що до теперішнього часу відсутні еталони акустичних елементів активного опору, пружності, маси. Вимірювання акустичного опору методом реакції на джерело звуку засноване на визначенні зміни електричного опору джерела звуку, що працює на досліджувану навантаження. У цьому методі вимірюються тільки електричні величини.

Електричний опір акустичного перетворювача визначається виразом

(29)

де kе.м - коефіцієнт електромеханічної зв'язку;

zе.с - електричний опір випромінювача при загальмованою механічної стороні;

zx - шукане акустичний опір зразка;

za - акустичний опір випромінювача при відсутності механічного навантаження. Вимірювання електричного опору випромінювача звуку проводять за допомогою мостових методів.

3). Покажемо можливість вимірювання питомої акустичного опору рідини з реакції на джерело звуку, виконаний у вигляді кварцового випромінювача.

На резонансній частоті еквівалентна схема пьезоізлучателя містить міжелектродному ємність С0 і з'єднані послідовно опору випромінювання Rs і втрат Rl. Так як для кварцу ємнісний струм значно перевершує активний ( << ), Необхідно компенсувати ємнісну складову струму відповідної індуктивністю, при цьому еквівалентну резонансне опір Rое отриманого контуру має бути значно більше активних опорів кварцу.

Якщо такий випромінювач включити в анодний ланцюг резонансного підсилювального · каскаду, то отримують еквівалентну схему (рис. 5).

Рис. 5. Еквівалентна схема підсилювального каскаду, з елементами перетворювача

Напруга U на виході підсилювача (тобто на випромінювачі) можна визначити з виразу

, (30)

де Eg - напруга на вході підсилювального каскаду;

μ - коефіцієнт підсилення;

Ri - внутрішній опір підсилювача, рівне внутрішньому опору лампи при малих Е8.

Опір випромінювання для основної резонансної частоти кварцового пьезопреобразователя при односторонньому випромінюванні пропорційно питомій акустичному опору рідини

(31)

де ρ - густина рідини;

С - швидкість розповсюдження в ній ультразвукових коливань;

F - площа випромінювача.

Таким чином, у загальному вигляді напруга на випромінювачі не є лінійною функцією питомої акустичного опору середовища, але вираз (30) може бути, лінійно щодо Rs при виконанні наступних умов:

Rs <<Ri; (32)

Rs <<Rое; (33)

Ri <<Rs; (34)

При цьому напруга на випромінюють кварці буде пропорційно питомій акустичному опору досліджуваного середовища

, (35)

де S - крутизна характеристики лампи підсилювального каскаду

Так як опір випромінювання обернено пропорційно квадрату частоти, умова (32) легко виконується на частотах мегагерцового діапазону; наприклад, якщо f0 = 3 Мгц і F = 3 см2, то при односторонньому випромінюванні Rs одно кільком кілоомам, тобто на три порядки менше внутрішнього опору підсилювача Ri = 3 - 5 Мом.

Умова (33) виконати важче, тому що відношення цих опорів не залежить від частоти і площі випромінювача:

, (36)

що при добротності контуру Q == 200 і rс = 1,5 × 105 г/см2 × с дає Rое = 20Rs. Кінцева величина еквівалентного опору контуру викликає нелінійну залежність напруги від величини опору випромінювання. Для зменшення цього впливу необхідна добротність контуру Q ³ 1000, недосяжна звичайними конструктивними заходами.

З метою усунення шунтуючого дії коливального контуру в підсилювачі можна застосувати позитивний зворотний зв'язок по напрузі. Таке збільшення добротності контуру (аж до Q = μ) не позначиться на нормальній роботі підсилювача (не викличе самозбудження), так як контур залишається шунтований досить малим опором випромінювання кварцу.

Сумарний опір втрат становить кілька відсотків від величини Rs на високих ультразвукових частотах і залежить від способу кріплення п'єзопластин. Похибка, яка виникає з-за додаткового падіння напруги на опорі втрат, можна звести до нуля введенням компенсуючого напруги при подальшому детектуванні вихідної напруги підсилювача, чим забезпечується і умова (34).

Структурна схема пристрою для вимірювання питомої акустичного опору вищевказаним способом представлена ​​на рис. 6, де 1 - генератор; 2 - підсилювач з позитивним зворотним зв'язком по напрузі; 3 - пьезоізлучатель; 4 - контрольована рідина; 5 - детектор з компенсацією падіння напруги на опорі втрат; 6 - індикатор.

Рис. 6. Структурна схема вимірювання питомої акустичного опору на високих частотах

При подачі на вхід підсилювача постійного по амплітуді високочастотного сигналу від генератора на випромінюють перетворювачі буде виділятися напруга, амплітуда якого є лінійною функцією питомої акустичного опору рідини. Але крім основного сигналу, пропорційного импедансу середовища, на випромінювачі є і невелике додаткове напруження, залежне від величини сумарного опору втрат:

. (37)

Для виключення цієї напруги рівень детектування високочастотного сигналу опускається на величину , Тобто детектор, включений на виході датчика, здійснює операцію віднімання заданої напруги:

, (38)

тому постійна напруги після детектування буде пропорційна питомій акустичному опору.

При вимірах і оцінках питомої акустичного опору можуть бути використані також автоматичні імпедансографи, застосовувані для одержання імпеданс-діаграм різних акустичних випромінювачів.

Висновок

Поняття акустичного опору важливо при розгляді поширення звуку в трубах змінного перерізу, рупор і подібних системах, при розрахунку акустичних властивостей випромінювачів і приймачів звуку, їх дифузорів, мембран і т.п. Для випромінюючих систем від акустичного опору залежить потужність випромінювання звукового сигналу в середу. Для приймачів звуку акустичний опір визначає умови узгодження із середовищем. У шаруватих середовищах і матеріалах акустичний опір визначає умови відображення і проходження звуку, тому шляхом підбору матеріалів з різними значеннями можна забезпечити умови як найкращої звукопровідності, так і звукоізоляції.

Список літератури

1) Загальна акустика, Ісакович М. А., 1973.

2) Методи вимірювання швидкості і згасання ультразвукових хвиль, Меркулова В. М., Павлюк В. П., Третьякова В. М., - Таганрог: ТРТІ.

3) http://www.effects.ru/science/245/index.htm

4) http://ru.wikipedia.org/wiki/Волновое_сопротивление

5) http://ru.wikipedia.org/wiki/Удельное_акустическое_сопротивление

6) http://www.cifrovik.ru/publish/open_article/5990/

7) http://www.krugosvet.ru/articles/23/1002314/1002314a7.htm

8) http://www.cultinfo.ru/fulltext/1/001/008/006/292.htm

9) http://www.bse.sci-lib.com/article006292.html