Розенберг Л.Д. Физика и техника мощного ультразвука. Книга 1. Источники мощного ультразвука OCR
Подождите немного. Документ загружается.
тора)
начало
зоны
нестабильности
(и,
следовательно,
скачок
уплотнения)
перемещается
к
соплу,
поэтому
несмотря
на
уменьшение
параметра
l
(при
А
= const)
расстояние
между
скачком
и
донышком
резонатора
увеличивает
ся
с
ростом
глубины
последнего,
в
результате
чего
частота
генерации
пони
тается.
Следовательно,
при
l < h
частотные
характеристики
изменяют
угол
наклона и
могут
даже
менять
характер
зависимости,ОТ
l
(см.
область
левее
ПУНRТИРНОЙ
кривой
на
рис.
55).
Однако
режим
генерации
в
обла
сти
малых
значений
параметра
1
неустойчив,
поэтому
при
существенном
уменьшении
расстояния
сопло-резонатор
по
сравнению
с
глубиной
резо~
натора
мощность
излучения
резко
снижается.
f,ицг----------г--------~г_-------
7
/51111
J~------~--
______
_L
______
~
4 8
12
[,ММ
Рис:
56.
Частотная
характеристика
f = F (/,
h)
излучателя
с
d
c
=
13
,м,м,
d
CT
= 7
,мм,
d
p
=
19
м,м
прп
Р
О
= 3
атu
На
рис.
56
приведены
кривые
зависимОСти
частоты
генерации
от
пара
метра
l
ДJlЯ
излучателя
с
теми
же
значениями
а
С
и
d
CT
'
что
И для
генератора,
частотные
характеристики
которого
изображены
на
рис.
54.
Разница
со
стоит
лишь
в
том,
что
вместо
резонатора
диаметром
13
мм
был
установлен
резонатор
диаметром
19
ММ.
Увеличение
параметра
К
от
1
до
1,46
привело
к
существенному
снижению
частоты
генерации;
это
можно
объяснить
уве
личением
количества
заторможенного
в
резонаторе
воздуха,
а
следова
тельно,
и
увеличением
противодавления
и
связанного
с
этим
изменением
времени
распространения
возмущения.
Более
наглядно
зависимость
частоты
от
диаметра
резонатора
показана
на
рис.
57
для
двух
значений
глубины
резонатора:
h = 9
и
12
ММ.
Анало
гичные
характеристики
получены
и
для
д:l?УГИХ
значений
d
C
и
d
CT
•
До
сих
пор
мы
рассматривали
такой
диапазон
изменений
параметров
l
и
h,
когда
было
возможно
непрерывное
изменение
длины
ячейки
путем
ее
деформации
за
счет
перемещения
отражающей
стеНlШ.
Однако
это
«рас
тягивание»
ячейки
не
может
продолжаться
бесконечно.
Начиная
прибли
зительно
с
A=2~
О,
возникает
вторая
ячейка
и генерация
определяется
уже
расстоянием
между
донышком
резонатора
и
скачком,
расположенным
во
6
ИСТОЧНИНИ
ультраЗВУl\3
81.
второй
ячейке.
Поэтому при
формировании
второй
ячейки
наблюдается
срыв
генерации
или
возникновение
генерации
на
высоких
частотах.
Режим
перехода
генерации
из
первой
зоны
неустойчивости
во
вторую
определяется
параметром
1
и
частично
глубиной
резонатора
(рис.
58).
При
малых
значениях
параметра
h,
даже
при
незначительных
расстояниях
от
конца
первой
ячейки
до
скачка
уплотнения,
возможно
возникновение
генерации
(разумеется,
на
высоких
частотах,
так
как
расстояние
от
скачка
до
донышка
резонатора
мало).
Возникновение
высокочастотной
генерации,
по-видимому,
объясняется
тем,
что
при
малом
значении
h
противодавление
в
резонаторе
невелИRО,
а
выход
воздуха
из
резонатора
незатруднен,
так
т,
кгц
г----г----г----г-----,
l,O~~~~+----+----+---~
5,
о
о'р,(МI1)
6/)
d
15
D f7
о
19
8
!г
!б
г,
I'tM
(
Рис.
,57.
Зависимость
частоты
генерации
от
пара
метра
l
для
различных
значений
диаметра
резо
натора
d
c
=
12
.мм,
d
CT
= 7
.мм,
Р
О
= 3
атu
как
отсоединенный
скачок
расположен
вне
резонатора.
При
большой
глу
бине
резонатора
(в
области
малых
расстояний
от
конца
первой
ячейки
до
резонатора)
генерация
не
возникает,
что,
вероятно,
указывает
на
близкое
расположение
к
резонатору
стационарного
скачка,
и
только
при
удалении
резонатора
во
вторую
область
нестабильности
снова
наблюдается
появ
ление
осцилляций.
Оч~видно,
что
при
уменьшении
длины
ячейки
(путем
сокращения
диа
метра
сопла
или
увеличения
диаметра
стержня)
область
изменения
пара
метров
настройкц,
при
которых
возможно
возникновение
генерации,
су
жается.
Как
видно
из
графиков
рис.
58,
для
режима
работы
излучателя,
при
котором
d
о
= 10
.м.;ч,
срыв
генерации
наблюдается
для
малых
значе
ний
параметра
h
(при
которых
сильно
деформировать
ячейку
не
удается)
при
1
~
14-15
.м.м
(А
=
18
.м.м).
Для
излучателя
с
диаметром
сопла
10
.м.м
и
а
ст
= 7
.м.м
(рис.
59),
у
которого
для
режима
свободной
струи
Ll
0=8,7
.м.м,
генерация
прекращается
для
d
p
=15
.м.м
уже
при
1 =
12
.м.м
(А
=
13-14
.м.м),
а
для
d
p
=
17
.м.м
еще
раньше
-
при
1 =
11
.м.м.
Интересно
Qтметить,
что
для
больших
значений
параметра
h
(когда
A>1,5d
o
)
возможен
срыв
генерации
и
при
малых
величинах
параметра
l.
82
С
увеличением
глубины
резонатора
область
возможных
изменений
параметра
l
увеличивается,
хотя,
как
и
следовало
ожидать,
диапазон
изменения
частоты
РАЗКО
снижается.
При
малой
же
глубине
резонатора
частота
генерации
сильно
зависит
от
параметра
l,
причем
может
наблю~
даться
срыв
генерации
при
малых
расстояниях
сопло-резонатор.
На
рис.
60
приведены
зависимости
частоты
генерации
от
параметра
l
для
излучателей
с
различными
диаметрами
стержней
при
неизменном
раз
Mep~
сопла
(d
c
= 13
,м,м)
и
резонатора
(а
р
=
19
мм).
На
приведенных
~нгЦГ-Г---------Г---------г---------r-------~
12
r-~~-----+--------*-~------~------~
ID
15
20
Рис.
58.
Частотная
характеристика
I = F
(l,
h)
излучателя
с
d
c
= 12
.м.м,
d
CT
= 8
.м
... ,
а
р
= 17
.м.м
при
РО
= 3
аmu
графиках
изменение
характера
частотной
зависимости
при
малых
глуби
нах
резонатора
h=5
MJl-t
(рис.
60,
б)
и
малой
величине
параметра
l
наибо
лее
четко
видно
для
ячеек
большого
размера
(при
фиксированном
размере
сопла
рост
ячейки
наблюдается
при
уменьшении
диаметра
стержня),
т. е.
для
d
CT
= 4
и
5
,м,м.
Подобный
перегиб
частотных
характеристик
наблю
дается
и
при
малой
длине
ячейки,
но
уже
для
меньших
значений
парамет.
ра
l.
При
увеличении
глубины
резонатора
(h
= 15
мм,
рис.
60,
а)
харак
теристики
все
более
спрямляются.
Экспериментальные
данные
позволили
получить
эмпирические форму
лы
для
частот
генерации
в
зависимости
от
различных
параметров
излу
чателя.
В
частности,
для
наиболее
подробно
исследованного
нами
излуча
теля
с
d
C
= 13
м,м
(при
Р
о
= 3
аmu,
Т
о
= 2930
К)
зависимость
частоты
от
конструктивных
параметров
излучателя
и
настройки
выражается
форму
лой
[73]
с
f=
,
4 [h + (0,4 -
O,015h)
(d
p
-
d
CT
)
+
О,Н]
(66)
которая
справедлива
при
работе
в
области
возможного
изменения
первой
зоны
не
стабильности
с
точностью
до
-+
5
%.
(Коэффициент
при
h
имеет
размерность
м,ж-1,
поэтому
все
линейные
размеры
следует
выражать
в
М-М.)
6*
83
На
рис.
54
наряду
с
энспериментальными
данными
приведены
две
расчет
ные
зависимости,
полученные
на
основании
этой
формулы.
При
выводе
более
общей
зависимости
частоты
генерации
необходимо
учесть,
что
сравнение
различных
излучателей
должно
проводиться
с
уче
том
теории
подобия.
При
этом
частотную
зависимость
имеет
смысл
ИСRа'IЬ
в
виде
фУНRЦИИ
безразмерных
параметров,
относя
соответствующие
вели
чины
1,
h,
dcT'
d
p
Н
диаметру
сопла,
нан
величине,
определяющей
длину
ячеЙRИ
и
задающей
диапазон
изменения
частоты.
При
сопоставлении
из
лучателей
с
различными
соплами,
но
с
постоянными
безразмерными
пара
метрами,
К
= dp/dc, R =
dcT/dc,
L
=l!d
c
и
H=h/d
c
,
системы
она-
о
зываются
подобными
и,
следо
-
f,кtq
г----,---.---,---т-"---,"----,
ва
тельно,
их
частоты
генерации
связаны
с
отношением
диамет
ров
излучателей
обратно
про
порциональной
зависимостью.
Используя
безразмерные
па
раметры,
из
(66)
можно
полу
чить
формулу
для.
вычисле
ния
частоты
генерации
при
лю
бом
диаметре
сопл:!.
Действ
и-
f,КZIf
,
,
I
,
12
I-----,,-t----\-t-~--_+_-__;_'_____t
,
71111
,
,
I
,
IJI---~I--+--->r--"'V:------i
"мм
61----~~--~+---~
{j
fO
г,I1М
Рис.
59.
Частотная
характеристика
f = F(l)
излучателя
с
d
c
= 10
.м.м,
d
CT
= 7
.м.м,
d
p
=
15.м.м
при
Р
О
= 3
аmu
5,0
7/1/1
~8r---+--~--~-~~~~~~
,
oJ~--'-_---I....-_..I......------J..._----L---l
4-
6 8
/0
/2
14
г,1111
"Кец
'"
8
uG/II·
НН
х
8,O~~~--~---+--~r---+--~
7,6~--+~~~--+---r---+--~
0,4
o.o~--+--~--+--~~~~·
5,6~-~---+----+----+---~~~
8
10
12
Рис.
60.
Частотная
характеристика
t =
F(l,
d
cT
)
излучателя
с
d
c
= 13
.м.м,
d
p
= 19
.м.м
при
Р
О
= 3
атu
а
-
l!
=
15
мм;
б
- h = 5 мм
тельно,
поснольну
для
подобных
систем.1!:
-
ас.
то
/2
- d
C1
'
С
t =
4d
c
[0,4L +
Н
+
(К
-
R)
(0,4 -
О,2Н)]
•
(67)
в
более
простом
для
вычисления
виде
формула
для
частоты
генерации
излучателя,
работающего
при
избыточном
давлении
3
аmu
в
области
ли
нейного
изменения
частоты
(т.
е.
приблизительно
для
O,4d
c
< l <
1,2d
c
и
А
< 1, 7
~
о),
может
быть
записана
следующим
образом:
(68)
Если
нонструнтивные
параметры
1,
h,
dc,
d
CT
И
d
p
выражены
в
,м,м,
а
сно
рость
звуна
в
,м/сеn,
то
частота
получается
в
nгц.
Сравнение
данных,
по
лученных
с
помощью
уназанной
формулы,
с
энспериментальными
частот
ными
харантеристинами
поназало
хорошее
соответствие
результатов
для
различных
диаметров
сопел
(ошибна
лежит
в
пределах
точности
таних
измерений)
.
Чтобы
завершить
рассмотрение
влияния
различных
фанторов
на
частоту
возбуждения
газоструйного
излучателя,
следует
еще
остановиться
на
влиянии
рабочего
давления.
Мы
уже
отмечали,
что
длина
ячейни
уве
личивается
с
повышением
давления
в
сопле.
Физичесни
это
связано
с
тем,
что
при
увеличении
снорости
истечения
вне
сопла
возниншие
возмуще
ния
(см.
гл.
1)
все
сильнее
сносятся
по:гоном
и
волны
разрежения
пересе
наются
со
стержнем
все
дальше
от
сопла.
Однано
напрашивающееся
объяс
нение
повышения
частоты
при
увеличении
давления
приближением
снач
на н
резонатору
при
проверне
оназалось
ошибочным.
Кан
поназали
измере
ния,
в
случае
струи,
деформированной
резонатором,
при
изменении
давле
нияР
о(в
отличие
от
свободной
струи)
положение
сначна
не
меняется,
но
зато
сильно
изменяются
распределение
давления
за
сначном
и
его
абсолютные
значения.
При
неизменном
положении
донышна
по
отношению
н
срезу
сопла
уве
личение
давления
Р
о
приводит
Н
снижению
величины
статичесного
давле
ния
перед
сначном,
повышению
снорости
перед
ним
(М
1
)
и
соответственно
снижению
дозвуновой
снорости
(М
2)
за
сначном.
Поэтому
влияние
сно
рости
потона
на снорость
распространения
возмущений
снижается
и
пе
риод
осцилляции
[см.
формулу
(13)]
сонращается.
Таним
образом,
частота
звуна
при
повышении
давления
растет
вследствие
увеличения
средней
снорости
распространения
возмущений.
Измерения
частотных
харантеристин
мы
проводили
в
основном
при
давлении
Р
о
= 3
аmu,
однано
неноторые
нонтрольные
опыты
были
сдела
ны
при
меньших
и
при
больших
давлениях
воздуха.
Полученные
частот
ные
зависимости
удовлетворительно
объясняются
механизмом
геlIерации,
рассмотренным
ниже.
До
сих
пор
мы
сопоставляли
нривые
распределения
давления
в
дефор
мированной
струе
с
частотными
харантеристинами
энвивалентного
излу
чателя,
пытаясь
начественно
объяснить
ход
полученных
частотных
зависи
мостей.
При
этом
было
выяснено,
что
все
изменения
частоты
генерации
весьма
удовлетворительно
объясняются
соответствующими
изменениями
расстояния
между
отражающей
стенной
резонатора
и
сначном
уплотнения
(строго
говоря,
его
средним
положением).
Поэтому
можно
считать
гипо
тезу
Мерха
[24]
об
определяющем
влиянии
на
частоту
уназанного
рас
стояния
(параметра
В)
подтвержденной
(в
том
числе
и
для
стержневого
излучателя),
причем,
естественно,
что
при
расчетах
таной
резонансной
системы
должны
быть
учтены
фазовые
соотношения
между
отраженной
волной
и
нолеблющимся
сначном.
Согласно
представлениям
Мерха,
ча
стота
излучения
определяется
одинарным
или
двойным
временем
прохож-
85
дения
возникшего
возмущения
от
скачка
до
стенки
(а
при
использовании
резонатора
-
до
его
донышка)
и
обратно.
Однако,
когда
поперечный~размер
препятствия
превышает
диаметр
струи
(что
всегда
соблюдается
в
современ
ных
конструкциях
газоструйных
излучателей),
колебания,
совершаю
щиеся
с
частотой
1jT,
рассчитанной
на
основании
формулы
(13),
невозмож
ны.
И
вот
почему.
Если
рассматривать
скачок
уплотнения
со
стороны
ре
зонатора,
то
можно
считать
его
мягкой
границе~,
так
как
скорость
звука
и
плотность
за
ним
скачкообразно
снижаются.
Из
акустики
известно,
что
в
трубе
с
одной
мягкой
и
одной
жесткой
границами
возможно
усиление
колебаний,
имеющих
длину
волны,
равную
учетверенной
длине
трубы
(четвертьволновая
линия),
т. е.
с
периодом
2т.
Действительно,
при
однократном
пробеге
возникшего
импульса
сжа
тия
последний,
отразившись
от
жесткой
стенки,
возвращается
к
скачку
без
изменения
фазы.
Такой
импульс
не
может
усиливать
колебания
с
пе
риодом
т,
так
как
он
приходит
в
противофазе
с
колебаниями
самого
скач
ка.
На
мягкой
границе
возмущение
изменяет
фазу
на
1800
и
после
отра
жения
в
новь
движется
R
резонатору,
но
уже
в
виде
импульса
разрежения.
После
отражения
от
жесткой
стенки
импульс
приходит
к
скачку
с
той
же
фазой,
что
и
колебания
самого
скачка,
поэтому
усиливаются
колебания
скачка,
совершающиеся
с
частотой
lj2't'.
Для
таких
частот
коэффициент
усиления
может
быть
больше
единицы,
и
возникновение
автоколебатель
ного
процесса
оказывается
возможным.
До
некоторой
степени
этот
механизм
возникновения
колебаний
в
струе
напоминает
процесс
возбуждения
звука
в
органной
трубе
(как
его
изла
гает
А. А.
Харкевич
[29]),
только
в
нашем
случае
имеют
место
нелинейные
колебания
газа
с
появлением
движущихся
скачков,
интенсивность
кото
рых
ограничивается
лишь
потерями
в
среде
и
при
отражении
от
границ,
а
также
излучением
в
окружающее
пространство.
Таким
образом,
систему
скачок-отражатель
можно
отождествить
с
чет
вертьволновой
трубой,
имеющей
одну
жесткую
и
одну
мягкую
стенки.
Эксперименты
подтверждают
такое
предположение.
Прежде
всего
рассмот
рим
систему
с
отражающим
диском.
Обратимся
для
этого
к
рис.
48
и
49.
Для
рассматриваемого
случая
M
1
= 1,59
и
безразмерная
скорость
за
скачком
М
2 = 0,64
[см.
формулу
(11)],
т.
е.
214
м/сек.
Считая
изменение
скорости
струи
за
скачком
линейной
функцией
расстояния,
для
случая
А
= 15,2
мм
(см.
рис.
48,
в),
В=13,5
мм
и а
=
~
=
21:~,~03
= 2,1.104 cek-
1
.
1
~
Тогда,
согласно
(13), f =
-:r
= 1 +
М
2
,или,
подставляя
значения
а
2,31g
1-
М
2
и
М
2,
f = 13,8
кгц.
Полученное
таким
образом
значение
частоты
прибли
зительно
вдвое
больше
экспериментально
наблюдаемой
f
э
= 7,7
кгц
(см.
рис.
49).
Так
как
средняя
скорость
распространения
возмущения
(в
обе
сторо
ны)
в
движущейся
среде
может
быть
выражена
как
Сер
=
где
V -
скорость
потока,
и
считая,
что
в
промежутке
между
скачком
и
отражателем
скорость
линейно
снижается
от
и
до
нуля
и,
следовательно,
V = uj2,
тогда
с
2
- u
2
/4
Сер
=
с
.
(69)
Исходя
из
рассмотренного
нами
механизма
генерации,
(70)
88
Учитывая,
что
для
рассмотренного
случая
3402
-1072
= 305 /
Сер
=
4.10,2
м
сек,
имеем
305·103
t =
4.10,2
= 7,5
кгц.
Вычисленная
величина
очень
бли3lЮ
совпадает
с
ЭRспериментально
полу
ченным
значением
частоты
(lэ).
Аналогичный
расчет
может
быть
произведен
и
для
излучателя
с
резо
натором.
Возьмем,
например,
излучатель
с
а
е
= 13
мм,
а
ет
= 6
мм,
[=8
.ЧМ
и
h = 9
мм.
Исходя
из
распределений
давления,
ПОRазанного
на
рис.
50,
в,
при
А
= 17
м,м,
В
= 12,8
М,м.
Тогда
а
= 1,67 ·104
се1г
1
и
со
гласно
формуле
(13) t =
11
кгц.
Соответствующий
расчет
по
формуле
(70)
дает
f = 5,95
кгц,
а
ЭRспериментальное
значение
по
графИRам,
представ
ленным
на
рис.
56, f = 5,9
кгц.
Проведенные
сопоставления
опытных
и
расчетных
значений
частоты
ПОRазали,
что
формула
(70)
позволяет
с
достаточной
точностью
вычислять
частоты
генерации
на
основании
измеренных
значений
параметра
В,
т. е.
расстояния
между
стационарным
СRаЧRОМ
и
донышком
резонатора.
При
ори
ентировочных
расчетах
в
ряде
С?Iучаев
изменением
СRОРОСТИ
распростране
ния
возмущения
из-за
движения
среды
можно
пренебречь
и
считать
Сер
~
с.
ТаRИМ
образом,
резонансная
гипотеза
удовлетворительно
объясняет
ход
частотных
хараRтеРИСТИR
излучателя,
а
таRже
срывы
генерации
и
от
Rлонения
от
линейного
изменения
частоты
на
.краях
рабочего
диапазона.
ОднаRО
механизм
ЗВУRообразования
ПОRа
остается
невыясненным.
Пред
положительная
Rартина
ВОЗНИRновения
ЗВУRОВЫХ
Rолебаний,
основанная
на
анализе
ряда
работ
зарубежных
авторов,
а
таRже
проведенных
нами
CROPOCTHblX
RиносъеМОR
осцилляции
струи
(частота
излучения
1,1
кгц,
чв.стота
съеМRИ
до
10
тыс.
кадров
в
сеRУНДУ)
и
мгновенных
теневых
ее
фо
тографий,
сводится
R
следующему.
Зарождение
случайных
Rолебаний
в
стационарном
СRаЧRе,
ВОЗНИRшем
·при
торможении
свеРХЗВУRОВОЙ
струи
(торможение
препятствием
в
виде
резонатора),
приводит
R
появлению
в
про
странстве
между
этим
СRачком
и
донышком
резонатора
слабых
пульсаций.
Если
рассматривать
резонатор
и
часть
струи
до
СRаЧRа
уплотнения
RaR
неRОТОРУЮ
резонансную
трубу
с
одной
жеСТRОЙ
и
одной
МЯГRОЙ
граница
ми,
то
можно
предположить,
что
возмущения,
соответствующие
собствен
ной
частоте
таRОЙ
четвертьволновой
трубы,
будут
со
временем
усиливать
ся
вплоть
до
появления
нелинейных
Rолебаний
и
ударных
волн
умерен
ной
интенсивности.
ЭRсперименты
на
трубах
с
двумя
жеСТRИМИ
стеНRами
[74, 75]
ПОRазали,
что
ВОЗНИRновение
разрывов
(при
возбуждении
Rолеба
ний
поршнем)
наблюдается
уже
через
8-10
ЦИRЛОВ.
В
трубе
с
одним
от
RPblTblM
RОНЦОМ,
возбуждаемой
свеРХЗВУRОВОЙ
струей,
переходный
процесс
составляет
всего
3-4
ЦИRла
[39].
ТеоретичеСRИ
нарастание
Rолебаний
в
заRРЫТОЙ
трубе
рассмотрено
в
работах
[75, 76];
для
ОТRРЫТОЙ
трубы
СО
струйным
возбуждением
таRие
исследования,
по-видимому,
не
проводи
лись',
хотя
В
работе
[39]
приводятся
HeRoTopble
ориентировочные
расчеты.
Появление
ударных
волн,
интенсивность
ROTOPblX
ограничивается
по
терями,
приводит
R
тому,
что
в
результате
их
взаимодействия
со
стацио
нарным
СRаЧRОМ
(RОТОРЫЙ,
строго
говоря,
уже
не остается
стационарным,
а
совершает
Rолебания
относительно
своего
среднего
положения)
ударные
волны
ВОЗНИRают
и
вне
струи.
На
теневых
фотографиях
(рис.
61)
они
имеют
вид
темной
линии
(передний
фронт),
за
RОТОРОЙ
следует
светлая
полоса.
ОбрабОТRа
теневых
фотографий
ПОRазала,
что
ВОЗНИRающие
ударные
вол
ны
не
имеют
правильной
сферичеСRОЙ
формы,
а
представляют
собой
эл
липсоиды
с
большой
осью,
перпендикулярной
оси
струи,
причем
отличие
87
от
сферы
тем
больше,
чем
БОЛЫIlе
диа:нетр
сопла
II,
с:тедовательно,
шири
на
струи.
3то,
по-в
иди:\ю:ну
,
унавывает
на
то,
что
первоисточНIП~ОМ:
волны
служит
IЮШ:Jцевая
полоска,
раСПО.:JOFI,енная
на
(или
вблизи)
поверхности
струи.
ДеЙСТllП
!'ельно,
на
одной
из
полученньп
па:\ш
:-
теневых
фотографии
запечатлеп
l\JШ18ПТ
вспучивания
поверхности
с
:'руп
вО.:Н[ЗlI
срсза
резона
тора.
Вероятно,
этот
МО;\18НТ
соответствует
выходу ударной
полны
И3
РНС,
Ы.
Теневая
фотuграфllЯ
),,1:<1
JНlЫХ
BO:rн,
ВО3НII
наЮIЦIIХ
IIJШ
работе
II:З.:JУЧ,:\ТС.ПН
ген-/';
/
'Се
.'5,:2
"гц,
Р
О
-=
-1
аmll,
l=-'
1:2
.11.11, It -
В
.11.11;
маСIIттаб
н:иGра
жевТIЯ
1,2
: 1
струи
в
оиружающее
пространство,
тан:
иак
расстошше
от
возшшшего
.на
поверхности
гребня
до
предыдущей
волны
точно
соответствовало
длине
волны
на
частоте
излучения.
IIHTepecHo
отметить,
что
если
при
ПРIНIе
невии
отражающего
дпска
в
области
У!ежду
IПВ1
потсоединенным
СI,ач
ном
движетсп
.;IlППЬ
одна
ударная
в
o;гrнa
,
то
при
использовании
резона
тора
и
большой
мощности
излучения
в
указанной
области
может
суще
ствовать
несколько
ударных
волн,
взаимодействующих
MelI~ДY
собой,
прежде
че:\1
ре:зультирующая
волна
выйдет
~за
пределы
струи.
По
мере
распространения
ударной
волны
поверхность
ее
фронта
бы
стро
растет,
в
связи
с
чем
градиент
давления
уменьшается
(а
снорость
ее
движения
снижается).
Одновременно
с
этим
высшие
гармонические
со
ставляющие волны
постепенно
затухают
и
ударная
ВО.'1на
вырождается
R
звуковую,
причем
частота
звуковых
нолебаний
соответствует
периоду
появления
ударных
волн
на
поверхности
струи,
хотя
длина
ЗВУRОВОЙ
волны
Аl
будет
меньше
расстояния
меfIЩУ
соседни:\ш
ударными
волнами
А
(рис.
61),
тю~
IШI;:
сиорость
последних
больше
скорости
звука.
88
§
5.
ИСС.JIедовавпе
работы
стержневых
И~.JIучате.JIеЙ
Мы
видели,
что
частота
излучения
зависит
от
целого
ряда
нонструнтив
ных
величин,
а
танже
от
параметров
настройни,
причем
влияние
наждого
из
них
существенно
различно.
Вместе
с
тем
при
работе
генератора
в"пре
делах одной
ячейни
деформированной
струи
изменение
любого
из
рассмот
ренных
параметров
приводит
н
монотонному
изменению
частоты
I
излу
чения.
Влияние
уназанных
параметров
на
излучаемую
мощность
сназывается
существенно
сильнее
и
значительно
более
сложным
образом.
Достаточно
сназать,
что
иногда
даже
незначительное
изменение
величин
l
и
h
может
привести
н
изменению
мощноС1'И
в
1,5-2
раза,
если
настройна
излучателя
близна
н
оптимальной.
R
сожалению,
четной
нартины
зависимости
анусти
чесной
мощности
от
параметров
настройни
пона
получить
не удается;
поэтому
в
настоящее
время
могут
быть
выявлены
достаточно
полно
лишь
неноторые
занономерности.
Прежде
всего
рассмотрим
влияние
на
анустичесную
мощность
ноэффи
циента
К.
Кан
уже
отмечалось,
при
его
малых
значениях
(К
< 1,3)
мощ
ность
и
н.
п.
д.
излучателя
невелини;
это
можно
объяснить
большими
т
а
б
л и
Ц
а
14
ВJIИЯНИ('
Бозффици€нта
К
на
работу
стержневого
излучателя
Значение
'
~
6
\~
'It.м
\ 2 I
1.
I
К
I 1,
.м.М
14
к
=
1,15
к
=
1,3
6
7
8
9
10
11
12
6
7
8
9
10
11
12
6
7
8
9
10
11
12
6
7
8
9
10
11
12
30
71
90
101
120
101
99
37 87 89 109
107
99
144
50
96
145 86
102 124
73
50
75
101
110
88 126
76
53
75
114 109
108 108
62
53
140 105 109
99
85 87
74
117 102 159
102 94
72
27 134
90
157
170 253 255
75
102 105 118
223
261
270
55 113 148
64
169
221
284
58
158 149 109
184 245 239
68
114
131
95
149 270 202
69
183
72
130
212 237
211
87 136
81
118
231
252 199
23
125 187 263
338 367 386
58
108 242 279
409 266 348
76
142 125 244
300 334 380
108
147 150 179
207 413 422
87 129 199 247
252 367 342
124
130 158 220
330
411
443
128
111
292 290
3~7
391 301
251
478 558 667 1028
183 325
495 619 515 729
188 377
435 688 338 1289
198
410
440
661
567
128~
226 352
625 744 614
1036
284 289
607
761
636 1388
308 312
704
916
1110 994
89
потерями
энергии
при
трении
воздуха
о
стенки
резонатора.
Так
как
в
стерж
невых
свистках,
кроме
трения
о
стенки,
должно
сказываться
трение
воз
духа
о
центральный
стержень,
интересно
проверить
влияние
указанного
коэффициента
на
мощность
излучения
в
исследуемых
нами
конструкциях.
Для
этого
обратимся
к
табл.
14,
в
которой
приведены
значения
мощно
стей,
полученные
нами
для
излучателя
с
диаметром
сопла
13
.м.м.
Из
таблицы
ясно,
что
изменение
параметра
К
от
1
до
1,15
почти
не
ска
зывается
на
величине
излучения,
тогда
как
при
К
= 1,3
средний
уровень
излучаемой
энергии
начинает
заметно
повышаться.
Однако
существенное
возрастание
мощности
наступает
лишь
при
дальнейшем
увеличении
диа
метра
резонатора
до
19
.м.м
(К
= 1,46).
Здесь
мощность
увеличивается
сразу
в
два-три
раза
по
сравнению
с
мощностью,
излучаемой
при
К
= 1,3.
Jt'a,tJm
{\
I
/(~~8
y/~~
\"
1I
v\
~
.,..:
~"
,
I ''3/
K-I,~5
~
1100
500
~OO
300
200
t/
r/'
100
.
t
~
v
"
"
\.
/
j'
1
I
I
I
/
l/
.
N
..-/i
'-
,
\
i:~
',~
Подобные
закономерно
сти
получены
нами
и
для
других
значений
d
C
и
d
CT
•
Для
применяв
шегося
нами
давления
р
о
= 3
аmu
диаметр
сво
бодной
струи
в
месте
максимального
расши
рения
превышает
диа
метр
сопла
приблизи
тельно на
10 %
(см.,
на
пример,
газодинамиче
ские
таблицы
в
работе
[72]).
Поэтому
если при-
нять
наше
предположе-
12
ние
о
необходимости
IЗ
г,н.'1
1
5
{j
11
7
8
.9
10
Рис.
62.
Влияние
Rоэффициента
К
на
акустическую
мощность
излучателя
с
d
c
=
12
мм,
d
CT
= 6
ММ
при
Po~=
3,5
аmu,
h =
12
мм
увеличения
площади
ре-
зонатора
в
два
раза
по
сравнению
с
максималь
ным
сечением
свободной
.
,"""'~;~
струи,
то
полученное
существенное увеличение
мощности
при
К
= 1,46
удовлетворительно
объясняет
увеличение
эффективности
излучателей
с
резонаторами
боль
шего
диаметра.
В
работе
[32]
отмечалось,
что
существует
оптимальное
значение
коэф
фициента
К
=
1,64-1,66,
при
котором
мощность
достигает
своей
макси
мальной
величины.
Хотя
мы
проводили
измерение
в
более
узком
диапазо
не
изменения
параметра
К,
но,
как
было
указано
в
работе
[53],
для
стерж
невых
излучателей
заметного
оптимума
получено
не
было.
В
отдельных
случаях
(для
определенных
значений
параметра
h)
мы
наблюдали
неко
торое
повышение
мощности
при
К
= 1,6
(рис.
62),
но,
как
правило,
при
увеличении
К
свыше
1,4
разница
оказывалась
весьма
незначительной
и
не
превосходила
погрешности
измерений.
В
этом
отношении
показатель
ны
зависимости,
приведенные
на
рис.
63,
где
для
излучателя
с
d
C
=
10.м.м
и
d
CT
= 7
.м.м
(h = 8
.м.м)
четко
видно
изменение
мощности
при
переходе
с
К
= 1,3
к
К
= 1,5,
тогда
как
дальнейшее
увеличение указанного
пара
метра
(вплоть
до
К
= 1,9)
почти
не
сказывается
на
максимальном
значе
нии
W
a
При
дальнейшем
увеличении
диаметра
ре~юнатора
(К
>
2)
излу
чение
резко
уменьшается
и
генерация
наблюдается
лишь
в
узком
диапа
зоне
значений
l
и
h.
У
нас
еще
нет
данных,
позволяющих
объяснить
срыв
генерации
при
К
> 2,0;
возможно,
что
здесь
сказываются
конструктивные
особенности
конкретного
свистка,
так
как
известно,
что
в
излучателях
фирмы
Demis-
ter
АВ [40]
величина
К
доведена
до
2,5.
Увеличение
диаметра
резонатора
приводит
к
попижению
рабочей
частоты,
а
обычно
задача
сводится
R
обрат-
90