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聲學原理 讀者對象:理工科高年級本科生和研究生,聲學研究工作者和技術(shù)人員
《現(xiàn)代聲學科學與技術(shù)叢書:聲學原理》系統(tǒng)介紹了流體介質(zhì)中聲波的激發(fā)、傳播和接收的基本原理和分析方法。主要內(nèi)容包括:理想流體中聲波的基本性質(zhì),聲波 的輻射、散射和衍射,管道和腔體中的聲場,非理想流體中的聲波,平面層狀和運動介質(zhì)中的聲傳播,以及有限振幅聲波的傳播及其物理效應(yīng)。
《現(xiàn)代聲學科學與技術(shù)叢書:聲學原理》可作為理工科高年級本科生和研究生的教材,也可作為聲學研究工作者和技術(shù)人員的參考書。 更多科學出版社服務(wù),請掃碼獲取。
本書系統(tǒng)介紹了流體介質(zhì)中聲波的激發(fā)、傳播和接收的基本原理和分析方法。主要內(nèi)容包括: 理想流體中聲波的基本性質(zhì), 聲波的輻射、散射和衍射, 管道和腔體中的聲場, 非理想流體中的聲波, 平面層狀和運動介質(zhì)中的聲傳播, 以及有限振幅聲波的傳播及其物理效應(yīng)。
目錄
前言 第1章 理想流體中聲波的基本性質(zhì) 1 1.1 聲波方程 1 1.1.1 Lagrange坐標下的波動方程 1 1.1.2 Euler坐標下的守恒定律 5 1.1.3 小振幅聲波方程 9 1.1.4 速度勢和二階非線性方程 12 1.1.5 Lagrange坐標與Euler坐標的關(guān)系 14 1.2 聲場的基本性質(zhì) 16 1.2.1 聲場的能量關(guān)系 17 1.2.2 初始條件和邊界條件 20 1.2.3 聲場的唯一性 24 1.2.4 疊加原理和反演對稱性 27 1.2.5 聲學中的互易原理 28 1.3 行波解和平面波展開 30 1.3.1 直角坐標中的平面行波 30 1.3.2 角譜展開方法 36 1.3.3 球面行波及其平面波展開 40 1.3.4 柱面行波及其平面波展開 44 1.4 平面界面上聲波的反射和透射 49 1.4.1 不同介質(zhì)間界面上的反射和透射 49 1.4.2 阻抗界面上的反射及蠕行波 55 1.4.3 瞬態(tài)平面波的反射和透射 59 1.4.4 有限寬波束的反射和透射 63 1.4.5 隔聲的基本規(guī)律 68 1.4.6 薄板的隔聲 72 1.5 聲波的度量、測量和分析 76 1.5.1 聲壓級和加權(quán)聲壓級 77 1.5.2 聲波的相干性 84 1.5.3 聲波接收的基本原理 87 1.5.4 聲學中的不確定關(guān)系 92 第2章 無限空間中聲波的輻射 96 2.1 多極子展開和組合聲源 96 2.1.1 單極子和自由空間的Green函數(shù) 96 2.1.2 偶極子聲輻射 102 2.1.3 四極子聲輻射 107 2.1.4 小區(qū)域體源和面源 110 2.1.5 組合聲源 116 2.2 柱狀聲源的輻射 124 2.2.1 柱坐標中分離變量法 124 2.2.2 振動柱體向無限空間中的輻射 132 2.2.3 柱體上的活塞振動和穩(wěn)相法 138 2.2.4 自由空間Green函數(shù)的柱函數(shù)展開 143 2.2.5 存在剛性圓柱時空間的Green函數(shù) 147 2.3 球狀聲源的輻射 149 2.3.1 球坐標中分離變量法 150 2.3.2 球面振動向無限空間的輻射 157 2.3.3 自由空間Green函數(shù)的球函數(shù)展開 166 2.3.4 存在剛性球時空間的Green函數(shù) 169 2.4 平面界面附近的聲輻射 171 2.4.1 聲場的Green函數(shù)表示 172 2.4.2 阻抗平面前點聲源的輻射 176 2.4.3 分層平面前點聲源的輻射和側(cè)面波 180 2.4.4 無限大剛性或阻抗障板上的活塞輻射 191 2.4.5 圓形剛性活塞輻射的瞬態(tài)解 204 2.4.6 自由空間的圓盤輻射 206 2.5 有限束超聲場和非衍射波 209 2.5.1 有限束超聲場 209 2.5.2 非衍射波束的譜展開 215 2.5.3 等聲速非衍射波束 220 2.5.4 超聲速非衍射波束 221 2.6 聲波與聲源的相互作用 223 2.6.1 無限大膜的聲輻射 223 2.6.2 無限剛性障板上圓膜振動的輻射 231 2.6.3 無限大薄板的彎曲振動 235 2.6.4 無限剛性障板上薄板振動的輻射 242 第3章 聲波的散射和衍射 247 3.1 柱體和球體的散射 247 3.1.1 無限長圓柱體對平面波的散射 247 3.1.2 球體對平面波的散射 252 3.1.3 水中氣泡的共振散射 259 3.1.4 球體對球面波的散射 261 3.1.5 橢圓柱體的散射 263 3.1.6 任意形狀的積分方程方法 268 3.2 非均勻區(qū)域的散射 271 3.2.1 非均勻區(qū)域的聲波基本方程 271 3.2.2 散射的積分方程和Born近似 274 3.2.3 非穩(wěn)態(tài)不均勻區(qū)對聲波的散射 278 3.2.4 隨機分布散射體的散射 284 3.2.5 表面的散射 287 3.2.6 周期結(jié)構(gòu)中聲波的傳播 292 3.3 剛性屏和楔的聲衍射 294 3.3.1 屏對平面波的衍射 294 3.3.2 屏對柱面波的衍射 300 3.3.3 剛性楔的衍射 301 3.3.4 楔形區(qū)內(nèi)的聲場 305 3.3.5 剛性地面上的有限屏 308 3.4 逆散射和衍射CT理論 310 3.4.1 Kirchhoff積分公式 311 3.4.2 邊界反演的Kirchhoff近似 313 3.4.3 非均勻介質(zhì)反演的Born和Rytov近似 316 3.4.4 二維近場衍射CT理論 319 3.4.5 反射模式的衍射CT 323 3.4.6 聲源的反演 327 第4章 管道中的聲傳播和激發(fā) 329 4.1 等截面波導中聲波的傳播 329 4.1.1 剛性壁面的等截面波導 329 4.1.2 阻抗壁面的等截面波導 334 4.1.3 剛性和阻抗壁面的矩形波導 338 4.1.4 剛性和阻抗壁面的圓形波導 344 4.1.5 剛性壁面的橢圓柱體波導 348 4.2 等截面波導中聲波的激發(fā) 355 4.2.1 頻率域振動面激發(fā) 356 4.2.2 振動面激發(fā)的瞬態(tài)波形 360 4.2.3 頻率域Green函數(shù) 361 4.2.4 時間域Green函數(shù) 366 4.2.5 管道壁面振動激發(fā)的聲場 368 4.3 突變截面波導及平面波近似 370 4.3.1 突變截面波導的模式展開方法 370 4.3.2 平面波近似 372 4.3.3 常見的管道系統(tǒng) 376 4.3.4 駐波管及吸聲材料法向系數(shù)的測量 382 4.3.5 周期截面波導中的平面波 384 4.4 集中參數(shù)模型 387 4.4.1 典型子結(jié)構(gòu)的集中參數(shù)模型 388 4.4.2 具有子結(jié)構(gòu)的管道系統(tǒng) 390 4.4.3 具有周期旁支結(jié)構(gòu)的管道 393 4.4.4 集中參數(shù)系統(tǒng) 395 4.5 緩變截面管道中的平面波 399 4.5.1 Webster方程 399 4.5.2 指數(shù)曲線形號筒 402 4.5.3 其他Salmon號筒 404 4.5.4 Webster方程的WKB近似 407 4.5.5 一般管道的WKB近似 409 第5章 腔體中的聲場 412 5.1 簡正模式理論 412 5.1.1 剛性壁面腔體的簡正模式和展開 412 5.1.2 阻抗壁面腔體的簡正模式 416 5.1.3 阻抗壁面腔體中聲波方程的頻域解 419 5.1.4 阻抗壁面腔體中聲波方程的時域解 422 5.1.5 腔內(nèi)聲場與壁面振動的耦合 425 5.2 規(guī)則形腔中的簡正模式 429 5.2.1 剛性壁面的矩形腔 429 5.2.2 阻抗壁面的矩形腔 434 5.2.3 剛性和阻抗壁面的球形腔 436 5.2.4 剛性和阻抗壁面的圓柱形腔 439 5.2.5 不規(guī)則腔的變分近似 443 5.2.6 不規(guī)則腔的模式展開方法 447 5.3 高頻近似和擴散聲場 449 5.3.1 腔內(nèi)的穩(wěn)態(tài)聲場 449 5.3.2 腔內(nèi)的瞬態(tài)聲場 452 5.3.3 擴散聲場及其基本性質(zhì) 454 5.3.4 擴散聲場的統(tǒng)計方法 457 5.3.5 擴散場中聲壓的空間相關(guān)特性 461 5.3.6 擴散聲場中界面的聲吸收和透射 464 5.4 低頻近似和Helmholtz共振腔 467 5.4.1 封閉腔的低頻近似 468 5.4.2 無限大障板上的Helmholtz共振腔 470 5.4.3 自由場中的Helmholtz共振腔 473 5.4.4 共振頻率的管端修正 475 5.4.5 黏滯和熱傳導的影響 479 5.5 兩個腔的耦合 482 5.5.1 耦合腔聲場的激發(fā) 482 5.5.2 耦合腔的簡正模式和簡正頻率 488 5.5.3 高頻擴散場近似 491 5.5.4 低頻近似 495 5.5.5 封閉腔中的Helmholtz共振腔 497 第6章 非理想流體中聲波的傳播和激發(fā) 500 6.1 非理想流體中的聲波方程 500 6.1.1 黏滯流體的本構(gòu)方程 500 6.1.2 黏滯流體中的聲波方程 504 6.1.3 等溫聲速和等熵聲速 509 6.1.4 能量守恒關(guān)系 512 6.1.5 邊界條件 514 6.2 耗散介質(zhì)中聲波的傳播和散射 517 6.2.1 無限大耗散介質(zhì)中的平面波模式 517 6.2.2 聲學邊界層理論 521 6.2.3 邊界層的能量損失 527 6.2.4 剛性邊界上平面波的反射 528 6.2.5 耗散介質(zhì)中球的散射 530 6.3 管道和狹縫中平面波的耗散 536 6.3.1 粗圓管中的平面波 537 6.3.2 細圓管中的平面波和微穿孔材料 541 6.3.3 狹縫中平面波傳播 547 6.3.4 熱聲效應(yīng) 550 6.4 黏滯對聲輻射的影響 556 6.4.1 黏滯介質(zhì)中的多極展開 556 6.4.2 平面聲源 559 6.4.3 球面和柱面聲源 562 6.4.4 一般尺度聲源 567 6.5 流體和生物介質(zhì)中聲波的吸收 571 6.5.1 經(jīng)典吸收的討論 571 6.5.2 分子弛豫吸收理論 573 6.5.3 生物介質(zhì)中的聲吸收和分數(shù)階導數(shù) 576 6.5.4 Kramers-Kronig色散關(guān)系 585 第7章 平面層狀介質(zhì)中的聲波 589 7.1 平面層狀波導 589 7.1.1 單一均勻?qū)硬▽е械暮喺J?589 7.1.2 單一均勻?qū)硬▽е新暡ǖ膯晤l激發(fā) 593 7.1.3 雙層流體波導中的簡正模式 597 7.1.4 雙層流體波導中聲波的單頻激發(fā) 603 7.2 連續(xù)變化平面層狀介質(zhì) 605 7.2.1 連續(xù)變化介質(zhì)平面波導 606 7.2.2 線性變化波導和Airy函數(shù) 610 7.2.3 淺海平面波導 612 7.2.4 大氣中點源激發(fā)的聲場 614 7.2.5 平面波的反射和透射 617 7.3 WKB近似方法 623 7.3.1 WKB近似理論 623 7.3.2 轉(zhuǎn)折點附近的解 626 7.3.3 漸近匹配方法 628 7.3.4 連續(xù)變化層狀波導的WKB近似解 634 7.3.5 轉(zhuǎn)折點波導中聲波的激發(fā) 636 7.4 幾何聲學近似 639 7.4.1 程函方程和輸運方程 639 7.4.2 Fermat原理和Hamilton形式 644 7.4.3 平面層狀介質(zhì)中的聲線 645 7.4.4 射線管的能量守恒 650 7.4.5 圓弧焦散線附近的聲場 651 第8章 運動介質(zhì)中的聲傳播和激發(fā) 654 8.1 勻速運動介質(zhì)中的聲波 654 8.1.1 勻速流動介質(zhì)中的波動方程 654 8.1.2 聲波的反射和透射 657 8.1.3 頻域Green函數(shù) 661 8.1.4 具有均勻流的管道 667 8.2 運動聲源激發(fā)的聲波 671 8.2.1 亞音速勻速運動 671 8.2.2 超音速勻速運動 675 8.2.3 針狀物超音速運動產(chǎn)生的場 680 8.2.4 運動聲源的輻射功率 683 8.2.5 非勻速運動的聲源 687 8.3 緩變非均勻流動介質(zhì)中的聲波 689 8.3.1 分層穩(wěn)定流動介質(zhì)中的波動方程 689 8.3.2 分層穩(wěn)定流動介質(zhì)中的點質(zhì)量源激發(fā) 691 8.3.3 穩(wěn)定流動介質(zhì)中的幾何聲學 694 8.3.4 非穩(wěn)定流動介質(zhì) 697 8.4 不穩(wěn)定流動產(chǎn)生的聲波 702 8.4.1 Lighthill理論 702 8.4.2 湍流區(qū)域存在界面的情況 706 8.4.3 氣流噪聲的譜分布 709 8.4.4 漩渦產(chǎn)生的聲波 711 第9章 有限振幅聲波的傳播 718 9.1 理想介質(zhì)中的有限振幅平面波 718 9.1.1 簡單波和沖擊波 718 9.1.2 畸變波形的諧波分析 725 9.1.3 一般周期波和Fenlon解 728 9.1.4 復合波聲場和Riemann不變量 732 9.2 黏滯和熱傳導介質(zhì)中的有限振幅波 734 9.2.1 非線性方程的微擾展開 734 9.2.2 一維有限振幅行波 740 9.2.3 Burgers方程的Fay解 743 9.2.4 有限振幅球面波和柱面波 748 9.2.5 二階近似下的Westervelt方程 751 9.3 色散介質(zhì)中的有限振幅波 753 9.3.1 弛豫介質(zhì)中的有限振幅平面波 753 9.3.2 管道中的有限振幅平面波 760 9.3.3 生物介質(zhì)中的有限振幅波 764 9.3.4 含氣泡液體中的有限振幅波 765 9.4 有限振幅聲束的傳播 773 9.4.1 KZK方程 773 9.4.2 準線性理論 775 9.4.3 參量陣理論 785 9.4.4 非線性自解調(diào) 788 9.4.5 強非線性聲束 790 第10章 有限振幅聲波的物理效應(yīng) 792 10.1 聲輻射壓力和聲懸浮 792 10.1.1 聲輻射壓力 792 10.1.2 聲噴泉效應(yīng) 796 10.1.3 剛性小球的聲懸浮 799 10.1.4 可壓縮球的聲懸浮 803 10.2 聲流理論 806 10.2.1 Eckart理論及其修正 806 10.2.2 Nyborg聲流理論 814 10.2.3 平面界面附近的聲流 817 10.2.4 剛性小球附近的微聲流 821 10.3 聲空化效應(yīng) 826 10.3.1 液體的空化核理論 826 10.3.2 不可壓縮液體中氣泡的振動 828 10.3.3 可壓縮液體的Trlling模型 832 10.3.4 可壓縮液體的Keller-Miksis模型 835 10.3.5 氣泡振動分析 837 主要參考書目 842 附錄 844 附錄A 常見物體的聲參數(shù) 844 A.1 液體 844 A.2 氣體 844 A.3 固體 844 A.4 生物組織 845 附錄B 矢量場的運算 845 B.1 三個矢量的積 845 B.2 矢量場的微分公式 845 B.3 矢量場的微分表達式 846 B.4 矢量場積分公式 847 附錄C 球和柱坐標中的本構(gòu)關(guān)系 847 C.1 柱坐標 847 C.2 球坐標 848 附錄D 張量運算公式 849 D.1 并矢和張量定義 849 D.2 張量的運算 849 D.3 梯度算子r的張量形式 850 D.4 張量場的微分公式 850 D.5 張量場的積分公式 850 附錄E 特殊函數(shù)的常用公式 850 E.1 柱函數(shù)的遞推公式 850 E.2 虛宗量Bessel函數(shù)的遞推公式 851 E.3 球Bessel函數(shù)的遞推公式 851 E.4 Legendre函數(shù)的遞推公式 851 E.5 Bessel函數(shù)的常用積分 851 附錄F 熱力學關(guān)系 852 F.1 隱函數(shù)F(x;y;z)=0的微分關(guān)系 852 F.2 Maxwell關(guān)系 852 附錄G 英漢人名對照 852
第1章 理想流體中聲波的基本性質(zhì)
理想流體是指可以忽略諸如黏滯、熱傳導和弛豫等不可逆過程的流體.與黏滯流體或者固體不同,理想流體內(nèi)任意一個曲面上的作用力(鄰近流體質(zhì)點的壓力)平行于這個曲面的法向,而與流體的運動無關(guān).在聲波頻率不太高或者遠離邊界處(見第6章討論),大部分流體(如空氣和水)可看作理想流體.本書主要圍繞理想流體中聲波的激發(fā)、傳播和接收展開.因此,本章首先介紹理想流體中聲波的基本性質(zhì),主要包括:聲波方程,導出理想流體中小振幅聲波傳播的方程;聲場的基本性質(zhì),介紹聲場的能量關(guān)系、疊加原理和互易原理;行波解和平面波展開,初步介紹聲波方程的行波解,重點在平面波展開方法;平面波在平面界面上的反射和透射,關(guān)注的重點是瞬態(tài)或者有限寬波束平面波的反射和透射;最后一節(jié),介紹聲波的度量、測量和分析方法. 1.1 聲波方程 當流體中某個流體元Q受到外界的擾動(如受到周期性外力的作用)而壓縮和膨脹時(引起流體元的壓力、密度或者溫度的變化),由于流體的壓縮性,與Q毗鄰的流體元W必定做相反的運動(膨脹和壓縮),W的膨脹和壓縮又引起與其毗鄰的點H的壓縮和膨脹,等等.這樣,流體元Q受到的擾動(壓力、密度或者溫度的變化)就以波動的形式向外傳播,形成所謂的聲波.因此,聲傳播過程是流體運動的特別形式,其運動方程完全由流體力學方程簡化而來.值得指出的是,流體元在數(shù)學上是一個幾何點,可以用空間坐標表示,但在物理上仍然包含1023個分子,使宏觀的熱力學關(guān)系在流體元Q中成立.這樣的近似稱為連續(xù)介質(zhì)近似.本節(jié)我們首先討論流體運動的兩種基本的描述方法,然后導出聲波傳播和激發(fā)所滿足的方程. 1.1.1 Lagrange坐標下的波動方程 理想流體的宏觀運動狀態(tài)由流體元的密度、速度矢量(或者位移矢量)、所受到的壓力(或者壓強)和所具有的溫度(或者熵)完全確定.尋找這些物理量隨時間和空間的變化規(guī)律是流體力學的基本任務(wù).為了尋找這些變化規(guī)律,首先介紹流體運動的兩種描述方法,即Lagrange方法和Euler方法. Lagrange方法:如圖1.1.1,以流體元的初始坐標R0=(a,b,c)來識別一個特定流體元Q,在時刻t,該流體元Q(注意:同一個流體元)運動到位置R=(X,Y,Z),其中(X,Y,Z)是建立在空間的坐標系統(tǒng).顯然,R=(X,Y,Z)應(yīng)該是(a,b,c)和t的函 第1章理想流體中聲波的基本性質(zhì) 數(shù),即X=X(a,b,c,t);Y=Y(a,b,c,t);Z=Z(a,b,c,t)(1.1.1a) 因此,該流體元不管什么時候、運動到哪里,它的Lagrange坐標(a,b,c)是不變的,故該流體元的速度矢量為 v(a,b,c,t)=limR(a,b,c,t+Δt).R(a,b,c,t)=.R(1.1.1b)Δt0Δt.t → 同樣,其他物理量也是(a,b,c)和t的函數(shù),如流體元的密度可表示為 ρ=ρ(a,b,c,t)(1.1.2) 其意義為:初始時刻(t=0)位于(a,b,c)的流體元,經(jīng)t>0時間,當它運動到R=(X,Y,Z)時的密度.如果dρ/dt>0,表明流體元受到壓縮;反之,如果dρ/dt<0,表明流體元膨脹.因此,在Lagrange坐標下,獨立變量可以用坐標(a,b,c)和時間t表示. 圖1.1.1Lagrange方法設(shè)流體元偏離平衡位置的矢量為ξ=(ξ,η,.)(圖1.1.1),則 X=a+ξ;Y=b+η;Z=c+.(1.1.3a) (ξ,η,.)也是(a,b,c)的函數(shù),在同一時刻(保持t不變),(X,Y,Z)的微分為 ..ξ..ξ.ξ dX=1+da+db+dc .a.b.c.η..η..η dY=da+1+db+dc(1.1.3b) .a.b.c ........ dZ=da+db+1+dc .a.b.c 因此,流體體積元的變化規(guī)律為 . 1+.ξ.ξ.ξ. .a.b.c dXdYdZ=.η1+.η.ηdadbdc(1.1.3c) .a.b.c...... 1+ .a.b.c 其中,dadbdc和dXdYdZ分別是流體元初始時刻和t時刻的體積.設(shè)流體元初始時刻和t時刻的密度分別為ρ0和ρ,質(zhì)量守恒要求ρdXdYdZ=ρ0dadbdc,因此,質(zhì)量 1.1聲波方程 ?? 守恒定律的Lagrange形式為 .ξ.ξ . 1+.ξ. .a.b.c ρ.η1+.η.η=ρ0 (1.1.3d) .a.b.c . ....1+...a.b.c 根據(jù)牛頓第二定律,位于R=(X,Y,Z)點流體元的運動方程為 .2X.P ρ=.+ρFX .t2.X.2Y.P ρ=.+ρFY (1.1.4a) .t2.Y.2Z.P ρ=.+ρFZ .t2.Z 其中,(FX,FY,FZ)是外力密度(單位質(zhì)量流體受到的力)的三個分量;P為流體元受到的壓強,當流體元位于(X,Y,Z)點時,受到的壓力為P(X,Y,Z,t).方程(1.1.4a)中包含對(X,Y,Z)的偏導數(shù),而我們希望像方程(1.1.3d)那樣用獨立變量(a,b,c,t)表示.注意到 .P.P.X.P.Y.P.Z =++(γ=a,b,c)(1.1.4b) .γ.X.γ.Y.γ.Z.γ分別用三組系數(shù)(.X/.a,.Y/.a,.Z/.a)、(.X/.b,.Y/.b,.Z/.b)以及(.X/.c,.Y/.c,.Z/.c)乘以方程(1.1.4a)并把所得方程相加得到 ..2X..X..2Y..Y..2Z..Z .FX+.FY+.FZ .t2.γ.t2.γ.t2.γ1.P =.(γ=a,b,c) (1.1.5a) ρ.γ 由方程(1.1.3a),方程(1.1.5a)變成(為了方便,假定外力密度為零) .2ξ..ξ..2η.η.2...1.P.t21+.a+.t2.a+.t2.a=.ρ.a(1.1.5b).2ξ.ξ.2η..η..2...1.P +1++=. (1.1.5c) .t2.b.t2.b.t2.bρ.b.2ξ.ξ.2η.η.2.....1.P.t2.c+.t2.c+.t21+.c=.ρ.c(1.1.5d) 這就是Lagrange坐標下的運動方程.可見,在Lagrange描述中,我們跟蹤每個流體元的運動,物理意義很明顯,根據(jù)牛頓第二定律容易寫出流體元的運動方程.但是,Lagrange描述最大的缺點是:R=(X,Y,Z)隨流體元一起運動(因而是非慣性參考 第1章理想流體中聲波的基本性質(zhì) 系),我們無法知道流體中某一特定點(如點M)、在特定時刻(如時刻t)的運動狀態(tài).因為,我們很難知道M點的流體在t時刻是從哪里流過來的.而且Lagrange坐標下的運動方程(1.1.5b)~(1.1.5d)非常復雜. 但在處理一維非線性聲學問題時,方程(1.1.3d)和(1.1.5b)變得非常簡單.在一維情況下,方程(1.1.3d)和(1.1.5b)分別簡化為 ..ξ. ρ1+=ρ0(1.1.6a) .a .2ξ..ξ.1.P .t21+.a=.ρ.a(1.1.6b) 即 .2ξ1.P .t2=.ρ0.a(1.1.7a) 顯然,兩個方程(1.1.6a)和(1.1.6b)包含三個場量P、ρ和ξ,另外一個方程是流體介質(zhì)的狀態(tài)方程,即P=P(ρ,s)(其中s為流體元的熵),在等熵條件下(見1.1.2節(jié)討論),壓力P可以看作密度ρ的單變量函數(shù)P=P(ρ),方程(1.1.7a)變成 .2ξ1dP.ρdP..ξ..2.2ξ .t2=.ρ0dρ.a=dρ1+.a.a2(1.1.7b) 得到上式,利用了關(guān)系 .ρ..ξ..2.2ξ =.ρ01+(1.1.7c) .a.a.a2 該式由方程(1.1.6a)求導得到. 理想氣體:絕熱過程的狀態(tài)方程為P/ργ=P0/ρ0γ(其中,P0和ρ0為平衡時的壓強和密度,γ為比熱比),結(jié)合方程(1.1.6a),我們可以得到 dPγP0c2 =ργ.1=0(1.1.8a) dρρ0γ(1+.ξ/.a)γ.1 其中,c02≡γP0/ρ0為聲速的平方.上式代入方程(1.1.7b)就得到Lagrange坐標中的一維波動方程 .2ξc02.2ξ =(1.1.8b) .t2(1+.ξ/.a)γ+1.a2 注意:上式是嚴格的. 一般流體:對一般的流體,寫出函數(shù)關(guān)系P=P(ρ)是困難的,但可以在平衡點附近作展開,近似到二階為 ..2P P.P0=c02(ρ.ρ0)+21.ρ2.(ρ.ρ0)2+???(1.1.9a) s 1.1聲波方程5 ?? 于是,保留至(.ξ/.a)的二階 dP2..2P.2..2P..ξ..ξ. dρ≈c0+(ρ.ρ0)=c0.ρ01.(1.1.9b) .ρ2.ρ2.a.a s,0s,0 將上式代入方程(1.1.7b)并且利用方程(1.1.6a)得到二階非線性一維波動方程 .2ξ1.2ξβ.ξ.2ξ2 .a2.c0.t2=2?.a?.a2(1.1.9c) 其中,β稱為非線性參數(shù)ρ0..2P. β≡1+2c0.ρ2s,0(1.1.9d) 2
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