Автореферат (1104103), страница 3

Просмтор этого файла доступен только зарегистрированным пользователям. Но у нас супер быстрая регистрация: достаточно только электронной почты!

Текст из файла (страница 3)

Сферически расходящаяся N-волна возбуждалась с помощьюискрового разрядного источника. Неоднородное распределение оптическогопоказателяпреломления,вызванноераспространениемN-волны,визуа-лизировалось с помощью шлирен–системы. Шлирен–система состояла из11источникабелогонепрерывногосвета(галогеннаялампочка), установленного вгеометрическийфокуссферическогозеркаласрадиусом кривизны 1.4 м,делителя светового пучка,оптическогоножаФукоРис.

1. Схема шлирен-системыизмерений профилей N-волны.дляоптических(лезвие бритвы) и высокоскоростной камеры Phantom V12 CMOS с системойлинз.Ввыводится§ 1.3выражение,связывающеераспределениеинтенсивности света на шлирен-изображении с распределением давления вакустической волне. Показывается, что для случая сферически расходящейсяволны давление и интенсивность света связаны посредством преобразованияАбеля:c02  d  dx()Irdrp(r )  , 222KC r dx  x x r(1)где p – акустическое давление, r – расстояние до искрового источника, c0 –скорость звука в воздухе, K – константа Глэдстона, С – неизвестная константа,характеризующая шлирен–систему, I – интенсивность изображения, x – расстояние по оси х от источникадосветовогоВыражение(1)луча.содержитнеизвестную константу С,что позволяет восстановитьтолько безразмерные профилиN-волны.Абсолютныезначения давления в волнеопределялись по зависимостидлительностифазысжатия от амплитуды волны.Рис.

2. Восстановленные с помощью шлирен-методапрофили давления N-волны на различных расстоянияхr0 от искрового источника.12В § 1.4 приведены результатывосстановленныхспомощьюшлирен–метода профилей давленияN-волны на различных расстоянияхr0 от искрового источника (рис. 2).Показано, что временное разрешение профилей определяется временем экспозиции (3 мкс) высокоскоростной камеры.В § 1.5 описывается экспериментальная установка, созданная вРис. 3. Схема экспериментальной установки наоснове интерферометра Маха-Цендера.Высшей центральной школе г. Лиона, для измерения разрывных акустическихволн с помощью интерферометра Маха–Цендера (рис.

3). Интерферометр былсмонтирован на виброзащитном оптическом столе размерами 60×60 см(PBH51505, ThorLabs, Inc.) и состоял из источника непрерывного лазерногоизлучения , фильтра , трёх линз , двух полупрозрачных делительныхпластин  и , двух плоских зеркал ( и ) и фотодиода . Длина волныHe-Ne лазера составляла λ = 632 нм, мощность равнялась 10 мВт. Опорный ипробныйлазерныепучкисводилисьтакимобразом,чтобыприихинтерференции наблюдалась интерференционная картина в полосах бесконечной ширины.

Для измерения интенсивности интерференционной картиныиспользовался фотодиод модели NT53-372 Edmund Optics (чувствительность0.35 А/Вт, площадь поверхности 3.2 мм2, полоса пропускания от 0 до 10 МГц).В § 1.6 приведено описание процедуры восстановления акустическогопрофиля давления N-волны по оптическому сдвигу фаз между опорным ипробным лучами интерферометра. В отличие от шлирен-метода методинтерферометриипосхемеМаха–Цендерапозволяетколичественновосстанавливать профили давления N-волны и по сути является широкополосным лазерным микрофоном.13Результаты оптических измерений, выполненных с помощью интерферометра Маха–Цендера, приведеныв § 1.7 (рис.

4). Вблизи искровогоисточникаформапрофилясильнонесимметрична, однако по мере своегораспространения профиль волны всёболееРис. 4. Профили N-волны, измеренные спомощью интерферометра Маха–Цендерана различных расстояниях от источника.становитсяпохожимнаидеальную N-волну.

Временное разрешение профилей составляет 0.4 мкси определяется диаметром лазерного луча, который составлял порядка 0.1 мм.В § 1.8 обсуждаются преимущества и недостатки используемыхоптических методов (шлирен-метода и метода интерферометрии по схемеМаха–Цендера) для количественных измерений профилей акустическихразрывных волн в воздухе. В § 1.9 представлены выводы по первой главедиссертационной работы.Вторая глава диссертации посвящена нерегулярному отражениюN-волны от жёсткой поверхности в воздухе. В § 2.1 приведен обзор литературыпо нерегулярному отражению ударных волн от жёстких поверхностей, а такжепо работам, в которых рассматривались случаи отражения слабыхударныхволнвусловияхпарадокса фон Неймана.

В § 2.2приводится классификация возможныхвидовотраженияразрывных акустических волн отжёсткой поверхности. Обращаетсявниманиенахарактерныеотличия в структуре фронтов приотражении слабых ударных волнв виде ступеньки и в виде болееРис. 5. Схема экспериментальной установки. 1 –N-волна, генерируемая искровым источником 2;3 – жёсткая поверхность; 4 – исследуемая структура фронтов при отражении; 5 – непрерывныйисточник белого света; 6 – сферическое зеркало;7 – делитель пучка; 8 – оптический нож; 9 –высокоскоростная камера.14сложных временных профилей,характерных для акустическихсигналов.В § 2.3 описывается экспериментальная установка, позволяющаялизироватьоптическивизуа-пространственныеРис. 6.

Три последовательных шлирен–изображения распространения «ножки» Маха вдольповерхности при различных углах падения волны φи значении акустического числа Маха Ma = 0.044.структуры типа «ножки» Маха, формирующиеся вблизи поверхности приотражении N-волны (рис. 5). Представлены полученные шлирен–изображениядинамического нерегулярного отражения N-волны от поверхности, на которыхотчётливо наблюдается рост «ножки» Маха по мере удаления от искровогоисточника (рис.

6). Оптическая шлирен–система позволила визуализироватьпространственную структуру поля при отражении переднего фронта N-волны.Для количественного измерения профилей N-волны при нелинейном отражениииспользовался интерферометр Маха–Цендера (рис. 3), пробный луч которогопроходил на высоте h над жёсткой поверхностью, при этом искровой источникнаходился на высоте 21 мм от поверхности. Результаты измерений приведеныв § 2.4.На рис. 7 (а) показаны профили N-волны, измеренные с помощьюинтерферометра Маха–Цендера на различной высоте h от жёсткой поверхности.Вблизи поверхности на высоте h = 2 мм от неё профиль волны представляетсобой одиночный импульс, передний фронт которого соответствует «ножке»Рис.

7. Пространственно-временные характеристики акустического поля при отраженииN-волны от поверхности: (а) восстановленные профили N-волны на различной высоте h отповерхности, (б) временная структура поля на различных расстояниях от поверхности.15Маха, а часть профиля, где происходит увеличение давления в фазе разрежения,соответствует падающему и отражённому задним фронтам N-волны. По мереувеличения высоты h над поверхностью «ножка» Маха разделяется на двафронта (профили при h = 16 и 30 мм), соответствующие фронтам падающей иотраженной волны.На рис. 7(б) показана пространственная структура поля, формирующаясяпри отражении N-волны и восстановленная по измеренным профилям. Длякаждой позиции h измерялись профили от 140 разрядов искрового источника,из которых впоследствии выбирался один «средний» профиль, то есть профильсо значениями пикового положительного и отрицательного давлений, а такжевремениприходаволны,наиболееблизкимиксреднимзначениям,вычисленным по всем искровым разрядам.

Хорошо видно, что передний фронтN-волны отражается от поверхности нерегулярным образом – вблизиповерхности формируется «ножка» Маха; в то время как отражение заднегофронта происходит в регулярном режиме. Это связано с тем, что задний фронтгенерируемой искровым источником волны является более «размытым» иимеет меньший перепад давлений по сравнению с передним фронтом.В § 2.5. обсуждается нелинейное взаимодействие отражённого переднегои падающего заднего фронтов N-волны, приводящее к возникновению областейвысокого давления и образованию структур типа «ножки» Маха над жёсткойповерхностью. В § 2.6. представлены выводы главы 2.В третьей главе рассматриваются механизмы насыщения параметровразрывных волн при фокусировке импульсных и периодических сигналовисточниковмощногоультразвука.В§ 3.1описываютсяизвестныеаналитические подходы, которые использовались различными авторами длярасчёта предельных давлений, достигаемых в периодических и импульсныхполях.

Также обсуждается возможность формирования структур типа «ножки»Маха вблизи оси пучка при его фокусировке.В § 3.2 описывается теоретическая модель на основе уравнения ХЗК длячисленного моделирования периодических и импульсных фокусированныхнелинейных пучков, создаваемых поршневым либо гауссовским излучателями.16Для аксиально-симметричных пучков в безразмерных переменных уравнениеимеет вид:  PP 2 P  1   2 P 1 P .NPB   2  4G   2   (2)В уравнении (2) P  p p0 – акустическое давление, нормированное на исходнуюамплитуду волны p 0 на источнике;   x F – координата вдоль оси пучка,нормированная на фокусное расстояние F ;   r a 0 – поперечная координата,нормированная на радиус излучателя a 0 ;   2 / T0 – безразмерное время;  t  x / c 0 – время в бегущей системе координат; c 0 – скорость звука в среде;T0 – длительность импульса (в случае гармонической волны это длительностьодного её периода).

Уравнение (2) содержит три безразмерных параметра:N  2Fp 0  0 c 03T0 − параметр нелинейности, где  – коэффициент нелинейностисреды,  0 – плотность среды, G  a 02 c 0 FT0 − параметр дифракции и B –параметр поглощения. Начальные условия в моделировании выбирались такимобразом, чтобы в случае линейной фокусировки профили волн в фокусе дляимпульсного и периодического полей были одинаковыми и достигалисьодинаковыезначенияпиковогоположительногодавления.Вкачествеисходного периодического сигнала была выбрана гармоническая волна, аимпульсный режим был представлен периодической последовательностьюбольшой скважности, в которой импульсы имели вид одного периодагармонической волны, а давление между импульсами было постоянным.В § 3.3 обсуждается влияние временной структуры сигнала на величиныпредельно достижимых параметров фокусированных полей.

Показывается, чтов периодических полях достигаются более высокие уровни пиковых давлений,чем в импульсных. Для объяснения этого явления рассматриваются лучевыекартины для периодического и импульсного нелинейных полей (рис. 8 (а, б)). Впериодических полях максимум пикового положительного давлениядости-гается примерно в геометрическом фокусе излучателя σ = 1.0, в то время какфокальная область импульсного поля существенно смещается в сторону отизлучателя. Смещение фокуса в нелинейном импульсном поле с несимметричным ударным фронтом обусловлено явлением нелинейной рефракции,17Рис. 8. Верхний ряд: лучевые картины для периодического (а) и импульсного (б) полей.Сплошными линиями нарисованы лучи, пунктиром - волновые фронты. Белым пунктиромотмечено положение фронта в точке его выпрямления на оси. Цветом показаны уровнипикового положительного давления (G = 10, N = 1.0).

Нижний ряд: временные профиливолн на оси гауссовского излучателя на различных расстояниях σ для периодического (в) иимпульсного (г) полей.которое в периодических полях выражено значительно слабее, чем вимпульсных. Это связано с тем, что ударный фронт, формирующийся в исходногармонической волне, остаётся почти симметричным относительно нуля вплотьдо приближения к фокусу (профиль при σ = 0.8 на рис. 8), поэтому и скоростьфронта, определяемая полусуммой значений давления перед фронтом и за ним,практически не изменяется.

Характеристики

Список файлов диссертации