Schallgeschwindigkeit

In Flüssigkeiten und Gasen können sich nur Druck- bzw. Dichtewellen ausbreiten, bei denen sich die einzelnen Teilchen in Richtung der Wellenausbreitung hin und her bewegen (Longitudinalwelle). Die Schallgeschwindigkeit ist eine Funktion der Dichte ${\displaystyle \rho }$  und des (adiabatischen) Kompressionsmoduls ${\displaystyle K}$  und berechnet sich so:

${\displaystyle c_{\,{\text{Flüssigkeit, Gas}}}={\sqrt {\frac {K}{\rho }}}}$ 

Schallwellen in Festkörpern können sich sowohl als Longitudinalwelle (hierbei ist die Schwingungsrichtung der Teilchen parallel zur Ausbreitungsrichtung) oder als Transversalwelle (Schwingungsrichtung senkrecht zur Ausbreitungsrichtung) ausbreiten.

Für Longitudinalwellen hängt im allgemeinen Fall die Schallgeschwindigkeit in Festkörpern von der Dichte ${\displaystyle \rho }$ , der Poissonzahl ${\displaystyle \nu }$  und dem Elastizitätsmodul ${\displaystyle E}$  des Festkörpers ab. Dabei gilt

${\displaystyle c_{\text{Festkörper, longitudinal}}={\sqrt {\frac {E\,(1-\nu )}{\rho \,(1-\nu -2\nu ^{2})}}}}$ 

${\displaystyle c_{\text{Festkörper, transversal}}={\sqrt {\frac {E}{2\,\rho \,(1+\nu )}}}\ =\ {\sqrt {\frac {G}{\rho }}}}$ 

mit dem Schubmodul ${\displaystyle G={\frac {E}{2\,(1+\nu )}}}$ .

Das Verhältnis der Ausbreitungsgeschwindigkeit zwischen Longitudinal- und Transversalwelle ist in isotropen Medien immer größer als 1,414 (${\displaystyle {\sqrt {2}}}$ ) und nur abhängig von der Poissonzahl ${\displaystyle \nu }$ :

${\displaystyle \nu }$	${\displaystyle {\tfrac {c_{\mathrm {long} }}{c_{\mathrm {trans} }}}}$	Material		${\displaystyle \nu }$	${\displaystyle {\tfrac {c_{\mathrm {long} }}{c_{\mathrm {trans} }}}}$	Material
0	1,414	Kork		0,3333...	2
0,032	1,438	Beryllium		0,4375	3
0,2	1,633	Beton		0,44	3,05	Blei
0,33	1,895	Titan		0,47916...	4
0,35	2,082	Al, Cu, Mg		${\displaystyle \rightarrow }$  0,5	${\displaystyle \rightarrow \infty }$	Gummi, Übergang zu Flüssigkeiten

Für eine Oberflächenwelle auf einem ausgedehnten Festkörper (Rayleigh-Welle) gilt:^[2]

${\displaystyle c_{\text{Festkörper, Oberfläche}}\approx 0{,}922\cdot c_{\text{Festkörper, transversal}}}$ 

Der Ausdruck ${\displaystyle M={\frac {E\,(1-\nu )}{(1-\nu -2\nu ^{2})}}}$  wird auch als Longitudinalmodul bezeichnet, sodass für die Longitudinalwelle auch

${\displaystyle c_{\text{Festkörper, longitudinal}}={\sqrt {\frac {M}{\rho }}}}$ 

geschrieben werden kann.

Im Spezialfall eines langen Stabes, dessen Durchmesser deutlich kleiner als die Wellenlänge der Schallwelle ist, kann der Einfluss der Querkontraktion vernachlässigt werden (d. h. ${\displaystyle \nu =0}$ ), und man erhält:

${\displaystyle c_{\text{langer Stab, longitudinal}}={\sqrt {\frac {E}{\rho }}}}$ 

${\displaystyle c_{\text{langer Stab, transversal}}={\sqrt {\frac {E}{2\rho }}}}$ 

Das theoretische Limit für Schallgeschwindigkeit in Festkörpern beträgt

${\displaystyle c_{\mathrm {solid} }^{\mathrm {max} }=\alpha \cdot {\sqrt {\frac {m_{\mathrm {e} }}{2m_{\mathrm {p} }}}}\cdot c\approx 36{,}1\;\mathrm {km/s} \,,}$ 

wobei c die Lichtgeschwindigkeit, α die Feinstrukturkonstante, m_e die Masse eines Elektrons und m_p die Masse eines Protons ist.^[3]

Da der Kompressionsmodul eines klassischen idealen Gases ${\displaystyle K=\kappa \,p}$  nur vom Adiabatenexponenten ${\displaystyle \kappa }$  („kappa“) des Gases und dem herrschenden Druck ${\displaystyle p}$  abhängt, ergibt sich für die Schallgeschwindigkeit:

${\displaystyle c_{\text{Ideales Gas}}={\sqrt {\kappa \,{\frac {p}{\rho }}}}={\sqrt {\kappa \,{\frac {RT}{M}}}}={\sqrt {\kappa \,{\frac {k_{\mathrm {B} }T}{m}}}}}$ 

Hier ist ${\displaystyle R}$  die universelle Gaskonstante, ${\displaystyle M}$  die molare Masse (Masse/Stoffmenge) des Gases, ${\displaystyle k_{\mathrm {B} }}$  die Boltzmann-Konstante, ${\displaystyle m}$  die (durchschnittliche) Masse eines Teilchens und ${\displaystyle T}$  die absolute Temperatur. Für feste Werte ${\displaystyle M}$  und ${\displaystyle \kappa }$ , also für ein gegebenes ideales Gas, hängt die Schallgeschwindigkeit nur von der Temperatur ab. Sie ist insbesondere weder vom Druck noch von der Dichte des Gases abhängig. Der Adiabatenexponent berechnet sich näherungsweise aus ${\displaystyle \kappa ={\tfrac {f+2}{f}}}$ , wobei ${\displaystyle f}$  die Anzahl der Freiheitsgrade der Bewegung eines Teilchens (Atom oder Molekül) ist. Für einen Massenpunkt gilt ${\displaystyle f=3}$ , für eine starre Hantel mit zwei Massenpunkten (Molekül mit zwei Atomen) ${\displaystyle f=5}$ , für einen starren Körper mit mehr als zwei Massenpunkten (stark gewinkeltes Molekül) ${\displaystyle f=6}$ , für nicht starre Körper mit mehr als zwei Massenpunkten (Molekül mit einer fehlenden starren Verbindung) ${\displaystyle f=7}$ . Für komplexe Moleküle erhöht sich der Freiheitsgrad um jede fehlende starre Verbindung ${\displaystyle f>7}$ . Ohne Berücksichtigung der Vibration aller mehratomigen Moleküle im höheren Temperaturbereich kann der Adiabatenexponent also nur folgende Werte annehmen:

• ${\displaystyle \kappa =\,{\tfrac {5}{3}}\,\approx 1{,}67\ }$  für einatomige Gase (z. B. alle Edelgase)
• ${\displaystyle \kappa =\,{\tfrac {7}{5}}\,=1{,}40\ }$  für zweiatomige Gase (z. B. Stickstoff N₂, Wasserstoff H₂, Sauerstoff O₂, Kohlenmonoxid CO)
• ${\displaystyle \kappa =\,{\tfrac {8}{6}}\,\approx 1{,}33\ }$  für starre Moleküle mit mehr als zwei Atomen (z. B. Wasserdampf H₂O, Schwefelwasserstoff H₂S, Methan CH₄)
• ${\displaystyle \kappa =\,{\tfrac {9}{7}}\,\approx 1{,}29\ }$  für Moleküle mit einer fehlenden starren Verbindung (z. B. Stickoxide NO₂ und N₂O, Kohlendioxid CO₂, Schwefeldioxid SO₂, Ammoniak NH₃)
• ${\displaystyle \kappa ={\tfrac {10}{8}}=1{,}25\ }$  für größere Moleküle mit fehlenden starren Verbindungen (z. B. Ethan C₂H₆, Ethen C₂H₄, Methanol CH₃OH)

Für trockene Luft (mittlere Molmasse ${\displaystyle M=0{,}02896\,\mathrm {kg/mol} }$ , Normaltemperatur ${\displaystyle T=293{,}15\,\mathrm {K} }$ , ${\displaystyle \kappa =1{,}402}$ ) erhält man

${\displaystyle c_{\text{Luft}}\,\approx \,{\sqrt {1{,}402\cdot {\frac {8{,}3145\,\mathrm {J\,mol^{-1}\,K^{-1}} \cdot 293{,}15\,\mathrm {K} }{0{,}02896\,\mathrm {kg\,mol^{-1}} }}}}=343{,}5\,\mathrm {\frac {m}{s}} }$ ,

in guter Übereinstimmung mit dem in trockener Luft gemessenen Wert.

Die Schallgeschwindigkeit ${\displaystyle c_{\text{Ideales Gas}}={\sqrt {\kappa \,{\tfrac {RT}{M}}}}}$  ist etwas kleiner als die mittlere Translationsgeschwindigkeit ${\displaystyle {\sqrt {\overline {v^{2}}}}={\sqrt {3\,{\tfrac {RT}{M}}}}}$  der im Gas sich bewegenden Teilchen. Das steht im Einklang mit der anschaulichen Interpretation der Schallausbreitung in der kinetischen Gastheorie: Eine kleine lokale Abweichung des Druckes und der Dichte von ihren Durchschnittswerten wird von den durcheinanderfliegenden Teilchen in die Umgebung getragen.

Der Faktor ${\displaystyle \kappa }$  kommt aus der adiabatischen Zustandsgleichung, die Prozesse beschreibt, bei denen die Temperatur nicht konstant bleibt, obwohl keine Wärme ausgetauscht wird. Schallwellen bestehen aus periodischen Schwankungen von Dichte und Druck, die so rasch ablaufen, dass währenddessen Wärme nennenswert weder zu- noch abfließen kann. Wegen der damit verbundenen Temperaturschwankungen gilt die obige Formel für ${\displaystyle c_{\text{Luft}}}$  nur im Grenzfall kleiner Amplituden, wobei für ${\displaystyle T}$  die Durchschnittstemperatur einzusetzen ist. Tatsächlich machen sich bei großen Amplituden, z. B. nach einer Detonation, nichtlineare Effekte dadurch bemerkbar, dass die Wellenberge – Wellenfronten mit maximaler Dichte – schneller laufen als die Wellentäler, was zu steileren Wellenformen und zur Ausbildung von Stoßwellen führt.

Da die Schallgeschwindigkeit einerseits mit dem Kundtschen Rohr schon früh verhältnismäßig leicht präzise zu messen war und andererseits direkt mit einer atomphysikalischen Größe, der Anzahl der Freiheitsgrade, verknüpft ist, führte sie zur frühen Entdeckung wichtiger Effekte, die erst mit der Quantenmechanik erklärt werden konnten.

Das erste mit chemischen Methoden als einatomig identifizierte Gas – Quecksilberdampf bei hoher Temperatur – zeigte 1875 auch zum ersten Mal den Wert ${\displaystyle \kappa =1{,}667}$ , also ${\displaystyle f=3}$ . Dieser Wert ist nach der kinetischen Gastheorie einem Gas aus idealen Massenpunkten vorbehalten. Ab 1895 kamen gleiche Befunde an den neu entdeckten Edelgasen Argon, Neon hinzu. Das stützte einerseits die damalige Atomhypothese, nach der alle Materie aus winzigen Kügelchen aufgebaut ist, warf aber andererseits die Frage auf, warum diese Kugeln nicht wie jeder starre Körper drei weitere Freiheitsgrade für Drehbewegungen besitzen. Die Ende der 1920er Jahre gefundene quantenmechanische Erklärung besagt, dass für Drehbewegungen angeregte Energieniveaus besetzt werden müssen, deren Energie so hoch liegt, dass die kinetische Energie der stoßenden Gasteilchen bei weitem nicht ausreicht.^{[4]:S. 8} Das gilt auch für die Rotation eines zweiatomigen Moleküls um die Verbindungslinie der Atome und erklärt somit, warum es hier für die Rotation nicht drei, sondern nur zwei Freiheitsgrade gibt.

Eine markante Temperaturabhängigkeit des Adiabatenkoeffizienten wurde 1912 bei Wasserstoff entdeckt: Bei Abkühlung von 300 K auf 100 K steigt ${\displaystyle \kappa }$  monoton von 1,400 auf 1,667, d. h. vom Wert für eine Hantel zum Wert für einen Massenpunkt. Man sagt, die Rotation „friert ein“, bei 100 K verhält sich das ganze Molekül wie ein Massenpunkt. Die quantenmechanische Begründung schließt an die obige Erklärung für Einzelatome an: Bei 100 K reicht die Stoßenergie der Gasmoleküle praktisch nie zur Anregung eines Energieniveaus mit höherem Drehimpuls, bei 300 K praktisch immer.^{[4]:S. 272} Der Effekt ist bei anderen Gasen so deutlich nicht beobachtbar, weil sie in dem jeweils betreffenden Temperaturbereich bereits verflüssigt sind. Jedoch wird auf diese Weise erklärt, warum die gemessenen Adiabatenkoeffizienten realer Gase von der einfachen Formel ${\displaystyle \kappa ={\tfrac {f+2}{f}}}$  meist etwas abweichen.

Die für das ideale Gas entwickelten Vorstellungen und Formeln gelten in sehr guter Näherung auch für die meisten realen Gase. Insbesondere variiert deren Adiabatenexponent ${\displaystyle \kappa =c_{\mathrm {p} }/c_{\mathrm {V} }}$  über weite Bereiche weder mit der Temperatur noch mit dem Druck. Für die Temperaturabhängigkeit der Schallgeschwindigkeit in Luft im Bereich normaler Umwelttemperaturen wird oft die lineare Näherungsformel

${\displaystyle c_{\mathrm {Luft} }\approx (331{,}5+0{,}6\,\vartheta /{}^{\circ }\!\mathrm {C} ){\frac {\mathrm {m} }{\mathrm {s} }}}$ 

benutzt. Diese Näherung gilt im Temperaturbereich −20 °C < ${\displaystyle \vartheta }$  < +40 °C mit einer Abweichung von weniger als 0,2 %. Die absolute Temperatur wurde hier nach ${\displaystyle \vartheta /{}^{\circ }\!\mathrm {C} =T/\mathrm {K} -273{,}15}$  in °C umgerechnet.

Neben der Temperaturabhängigkeit der Schallgeschwindigkeit in Luft ist der Einfluss der Luftfeuchtigkeit zu berücksichtigen. Diese lässt die Schallgeschwindigkeit geringfügig zunehmen, denn die mittlere molare Masse ${\displaystyle M}$  feuchter Luft nimmt durch die Beimischung der leichteren Wassermoleküle stärker ab als der mittlere Adiabatenkoeffizient ${\displaystyle \kappa }$ . Beispielsweise ist bei 20 °C die Schallgeschwindigkeit bei 100 % Luftfeuchtigkeit um 0,375 % höher als bei 0 % Luftfeuchtigkeit. Die gleiche Erhöhung der Schallgeschwindigkeit gegenüber trockener Luft würde sich durch eine Temperaturerhöhung auf gut 22 °C ergeben.^[5][6]

In der normalen Atmosphäre nimmt die Schallgeschwindigkeit daher mit der Höhe ab. Sie erreicht ein Minimum von etwa 295 m/s (1062 km/h) in der Tropopause (ca. 11 km Höhe). Andererseits nimmt die Schallgeschwindigkeit bei einer Inversionswetterlage mit der Höhe zu, da dann eine wärmere Luftschicht über einer kälteren liegt. Oft geschieht dies am Abend nach einem warmen Sonnentag, weil sich der Boden schneller abkühlt als die höheren Luftschichten. Dann schreiten die Wellen in der Höhe schneller voran als unten, sodass eine Wellenfront, die von einer bodennahen Schallquelle schräg aufwärts strebt, wieder nach unten gelenkt wird (siehe Schallausbreitung). Man sagt, die Schallstrahlen werden zum Boden hin gekrümmt. An Sommerabenden kann man das oft an der größeren Reichweite der Schallausbreitung bemerken.

Ähnlich lautet die Begründung dafür, dass man mit dem Wind besser hört als gegen den Wind. Obwohl die Bewegung des Mediums Luft keinen Einfluss auf die Schallausbreitung als solches haben sollte, da die Windgeschwindigkeit immer klein gegen die Schallgeschwindigkeit ist, verbessert sich die Reichweite des Schalls. Der Wind hat fast immer ein Geschwindigkeitsprofil mit nach oben zunehmender Geschwindigkeit, was, wie oben beschrieben, zur Ablenkung der Schallausbreitung führt, und zwar einer Ablenkung nach oben bei Gegenwind und nach unten bei Mitwind.

In den folgenden Tabellen sind einige Beispiele für Schallgeschwindigkeiten in verschiedenen Medien aufgelistet. Angegeben ist für alle Materialien die Schallgeschwindigkeit für die Druckwelle (Longitudinal-Welle), in Festkörpern breiten sich auch Scherwellen (Transversal-Wellen) aus.

Soweit nicht anders vermerkt, gelten die Werte für Standardbedingungen (Temperatur von 20 °C, Druck von einer physikalischen Atmosphäre).

Die meisten Flüssigkeiten haben ähnliche Schallgeschwindigkeiten von ca. 1400 m/s, die sich in der Nähe des Siedepunktes reduzieren.

Soweit nicht anders vermerkt, gelten die Werte bei Normaldruck und einer Temperatur von 20 °C.^[9]

Soweit nicht anders vermerkt, gelten die Werte für eine Temperatur von 20 °C.

Die Berechnung der Geschwindigkeiten durch die Formel für ein Ideales Gas

${\displaystyle c_{\text{Luft}}\,\approx \,20{,}058\cdot {\sqrt {\frac {T}{\text{K}}}}\,\mathrm {\frac {m}{s}} }$ ,

mit der absoluten Temperatur ${\displaystyle T=\vartheta +273{,}15\,{\text{K}}}$  weicht weniger als 0,2 ‰ von den Tabellenwerten ab.

Ist die Schallgeschwindigkeit von der Frequenz abhängig, handelt es sich um ein dispersives Medium. Jede Frequenzkomponente breitet sich jeweils mit ihrer eigenen Phasengeschwindigkeit (und Dämpfung) aus, während die Energie der Störung sich mit der Gruppengeschwindigkeit fortpflanzt. Gummi ist ein Beispiel für ein dispersives Medium: Bei höherer Frequenz ist es steifer, hat also eine höhere Schallgeschwindigkeit.

In einem nicht-dispersiven Medium ist die Schallgeschwindigkeit unabhängig von der Frequenz. Daher sind die Geschwindigkeiten des Energietransports und der Schallausbreitung dieselben. Wasser und trockene Luft sind im für Menschen hörbaren Frequenzbereich nicht-dispersive Medien. Bei hoher Luftfeuchte und im nahen Ultraschallbereich (100 kHz) ist Luft dispersiv.^[20]

Bei hohen Frequenzen geht die Kompression von Gasen durch Schall durch Wärmeleitvorgänge von adiabatisch in isotherm über.^[21]

Die Schallgeschwindigkeit fällt dadurch:

${\displaystyle c_{\mathrm {Lo} }={\sqrt {\kappa \,{\frac {k_{\mathrm {B} }T}{m}}}}\;\longrightarrow \;c_{\mathrm {Hi} }={\sqrt {1\,{\frac {k_{\mathrm {B} }T}{m}}}}}$ 

Der Übergang erfolgt im Bereich der thermischen Leitfähigkeitsfrequenz (thermal conduction frequency) ${\displaystyle f_{\mathrm {TC} }}$ :

${\displaystyle f_{\mathrm {TC} }={\frac {\rho \,c_{p}\,c^{2}}{2\pi \,\lambda }}}$ .

Sie beträgt für Luft bei 20 °C und 101,325 kPa:

${\displaystyle f_{\mathrm {TC} }\approx \mathrm {\frac {1{,}24\;kg/m^{3}\cdot 1006{,}7\;m^{2}/(s^{2}\cdot K)\cdot (343{,}2\;m/s)^{2}}{2\pi \cdot 0{,}0262\;kg\cdot m/(s^{3}\cdot K)}} \approx 893\;\mathrm {MHz} }$ .

Bei dieser Frequenz befindet man sich halbwegs zwischen adiabatischer und isothermer Kompression, was für zweiatomische Gase einen Abfall von knapp 8 % bedeutet. Das entspricht einem Abfall von knapp 90 ppm/MHz. Da die Wärmeleitung gleichzeitig ein dissipativer Prozess darstellt, reduziert sich nicht nur die Schallgeschwindigkeit, sondern die Dämpfung steigt erheblich an, so dass dieser Prozess unter Normalbedingungen kaum zu beobachten ist.

In dünnen Gasen tritt der Effekt schon bei deutlich geringeren Frequenzen auf. Da ${\displaystyle c_{p},\ c,\ \lambda }$  kaum vom Druck abhängen, und ${\displaystyle \rho \propto p}$ , verschiebt sich der Effekt proportional zum Druck zu niedrigeren Frequenzen.

Die Schallgeschwindigkeit spielt eine besondere Rolle in der Thermodynamik, insbesondere bei Druckentlastungseinrichtungen, wo sie die maximal erreichbare Geschwindigkeit definiert, mit der die Druckänderung sich ausbreitet. Dadurch, dass sie mit extremer Genauigkeit gemessen werden kann, spielt sie eine große Rolle bei der Aufstellung hochgenauer Zustandsgleichungen und bei der indirekten Messung der Wärmekapazität eines idealen Gases. Die allgemeine Gleichung zur Berechnung der Schallgeschwindigkeit ist^[22]

${\displaystyle c^{2}=-v^{2}\left({\frac {\partial p}{\partial v}}\right)_{\!\!s}=\left({\frac {\partial p}{\partial \rho }}\right)_{\!\!s}}$ 

mit ${\displaystyle v=1/\rho }$  für das spezifische Volumen oder den Kehrwert der Dichte ${\displaystyle \rho }$ . Der Index s beim Differentialquotienten bedeutet „bei konstanter spezifischer Entropie“ (isentrop). Für das ideale Gas ergibt sich daraus wie oben angeführt

${\displaystyle c_{id}={\sqrt {\kappa RT}}}$ 

mit

${\displaystyle \kappa ={\frac {c_{p}^{id}}{c_{v}^{id}}}}$ 

als dem Verhältnis der isobaren und der isochoren spez. Wärmekapazitäten und R als der speziellen Gaskonstante (massebezogen). Die gebräuchlichen thermischen Zustandsgleichungen haben die Form ${\displaystyle p=f(T,v)}$ . Es folgt nach einigen Umformungen^[22]

${\displaystyle c^{2}=v^{2}\left[{\frac {T}{c_{v}}}\left({\frac {\partial p}{\partial T}}\right)_{v}^{2}-\left({\frac {\partial p}{\partial v}}\right)_{T}\right]}$ 

mit der realen spez. isochoren Wärmekapazität

${\displaystyle c_{v}=c_{v}^{id}+T\int _{\infty }^{v}\left({\frac {\partial ^{2}p}{\partial T^{2}}}\right)_{v}dv}$ 

Mit diesen Beziehungen kann man bei Kenntnis einer thermischen Zustandsgleichung den Druckeinfluss auf die Schallgeschwindigkeit berücksichtigen. Bild 1 zeigt die Abhängigkeit der Schallgeschwindigkeit vom Druck bei Ethylen für eine Temperatur von 100 °C.

Die Schallgeschwindigkeit hat besonders durch ihre leichte experimentelle Zugänglichkeit Bedeutung erlangt. Die direkt kaum messbare spezifische Wärmekapazität idealer Gase ist mit der Schallgeschwindigkeit des idealen Gases verknüpft^[22]:

${\displaystyle c_{p}^{id}={\frac {Rc^{2}}{c^{2}-RT}}}$ 

Ebenso kann die Gaskonstante mit Schallgeschwindigkeitsmessungen sehr genau ermittelt werden. Für einatomige Edelgase (He, Ne, Ar) ist ${\displaystyle c_{p}^{id}=2{,}5R}$ , unabhängig von der Temperatur. Dann folgt^[22]

${\displaystyle R={\frac {3}{5}}{\frac {c^{2}}{T}}}$ 

Da ${\displaystyle c}$  und ${\displaystyle T}$  sehr exakt gemessen werden können, ist dies eine extrem genaue Methode, die Gaskonstante zu bestimmen. Die Schallgeschwindigkeit ist maßgeblich bei der Druckentlastung von Gasen über ein Ventil oder eine Blende. Abhängig vom Zustand in dem zu entlastenden Behälter gibt es eine maximale Massenstromdichte (choked flow) im engsten Querschnitt des Ventils, die nicht überschritten werden kann, auch wenn der Druck jenseits des Ventils noch weiter abgesenkt wird (Bild 2). Im engsten Querschnitt stellt sich dann die Schallgeschwindigkeit des Gases ein. Bei idealen Gasen ist dies näherungsweise dann der Fall, wenn der Austrittsdruck kleiner ist als die Hälfte des Behälterdrucks. Die max. Massenstromdichte gilt auch dann, wenn ein Gas durch ein Rohr mit konstantem Querschnitt strömt. Die Schallgeschwindigkeit kann dann nicht überschritten werden, was ebenfalls von erheblicher sicherheitstechnischer Bedeutung für die Auslegung von Druckentlastungseinrichtungen ist. Für eine Beschleunigung eines Gases über die Schallgeschwindigkeit hinaus benötigt man speziell geformte Strömungskanäle, die sich nach einem engsten Querschnitt definiert erweitern, sog. Lavaldüsen (Bild 3). Ein Beispiel dafür sind die Austrittsdüsen von Raketentriebwerken (Bild 4).

In der Luftfahrt wird die Geschwindigkeit eines Flugzeugs auch relativ zur Schallgeschwindigkeit gemessen. Dabei wird die Einheit Mach (benannt nach Ernst Mach) verwendet, wobei Mach 1 gleich der jeweiligen Schallgeschwindigkeit ist. Abweichend von anderen Maßeinheiten wird bei der Messung der Geschwindigkeit in Mach die Einheit vor die Zahl gesetzt.

→ Mach-Zahl

Die Entfernung eines Blitzes und damit eines Gewitters lässt sich durch Zählen der Sekunden zwischen dem Aufleuchten des Blitzes und dem Donnern abschätzen. Der Schall legt in der Luft einen Kilometer in etwa drei Sekunden zurück, der Lichtblitz dagegen in vernachlässigbar kurzen drei Mikrosekunden. Teilt man die Anzahl der gezählten Sekunden durch drei, ergibt sich daher in etwa die Entfernung des Blitzes in Kilometern.

• Schallkennimpedanz
• Überschallgeschwindigkeit
• Überschallflug

• Versuch A6: Schallgeschwindigkeit in Gasen und Festkörpern. (PDF; 169 kB).
• Die Schallgeschwindigkeit, die Temperatur … und nicht der Luftdruck. (PDF; 32 kB).
• Berechnen der Schallgeschwindigkeit in Luft und die wirksame Temperatur.

1. ↑ Gibt es als Effektivgröße ${\displaystyle v_{\mathrm {eff} }}$  oder ${\displaystyle {\tilde {v}}}$ , Spitzengröße ${\displaystyle {\hat {v}}}$  oder ${\displaystyle v_{\mathrm {s} }}$  wie als Momentangröße ${\displaystyle v(t)}$  oder ${\displaystyle {\underline {v}}}$ 
2. ↑ Die Oberflächenwellengeschwindigkeit ist von der Poissonzahl ${\displaystyle \nu }$  abhängig. Für ${\displaystyle \nu =0}$  gilt ein Faktor von 0,8741 (z. B. Kork) statt der angegebenen 0,92, für ${\displaystyle \nu =0{,}25}$  gilt 0,9194 (z. B. Eisen) und für ${\displaystyle \nu =0{,}5}$  gilt 0,9554 (z. B. Gummi). Siehe dazu Arnold Schoch: Schallreflexion, Schallbrechung und Schallbeugung. In: Ergebnisse der exakten Naturwissenschaften. Band 23, 1950, S. 127–234. 
3. ↑ ^{a b} Speed of sound from fundamental physical constants, K. Trachenko, B. Monserrat, C. J. Pickard, V. V. Brazhkin, Science Advances vol. 6, (2020) doi:10.1126/sciadv.abc8662
4. ↑ ^{a b} Jörn Bleck-Neuhaus: Elementare Teilchen. Moderne Physik von den Atomen bis zum Standard-Modell. Springer-Verlag (Heidelberg), 2010, ISBN 978-3-540-85299-5, doi:10.1007/978-3-540-85300-8. 
5. ↑ Owen Cramer: The variation of the specific heat ratio and the speed of sound in air with temperature, pressure, humidity, and CO₂ concentration. In: The Journal of the Acoustical Society of America. Bd. 93(5), S. 2510, 1993.
6. ↑ Dennis A. Bohn: Environmental Effects on the Speed of Sound. In: Journal of the Audio Engineering Society. 36(4), April 1988. PDF-Version. (Memento vom 13. Oktober 2004 im Internet Archive)
7. ↑ ^{a b c d} A. J. Zuckerwar: Handbook of the Speed of Sound in Real Gases. Academic Press 2002.
8. ↑ ^{a b c d} David R. Lide (Hrsg.): CRC Handbook of Chemistry and Physics. 57. Auflage. CRC Press / Taylor and Francis, Boca Raton FL, S. E-47.
9. ↑ Schallgeschwindigkeit in Flüssigkeiten, auf karldeutsch.de
10. ↑ ^{a b c d e f g h i j k l m n o p q r s} Joseph L. Rose: Ultrasonic Waves in Solid Media. Cambridge University Press, 2004, ISBN 978-0-521-54889-2 (eingeschränkte Vorschau in der Google-Buchsuche). 
11. ↑ Y. Yamashita, Y. Hosono, K. Itsumi: Low-Attenuation Acoustic Silicone Lens for Medical Ultrasonic Array Probes. S. 169 und 175. In: Ahmad Safari, E. Koray Akdogan (Hrsg.): Piezoelectric and Acoustic Materials for Transducer Applications. Springer-Verlag, 2008, ISBN 0-387-76540-9, S. 161–178.
12. ↑ Offensichtlich falsche Werte durch Berechnung aus G, E, ρ und ν ersetzt
13. ↑ Vadim Adamyan, Vladimir Zavalniuk: Phonons in graphene with point defects. In: J. Phys. Condens. Matter 23 (1), 2011, S. 15402.
14. ↑ I. S. Glass, Glass I. S: Handbook of Infrared Astronomy. Cambridge University Press, Cambridge 1999, ISBN 978-0-521-63385-7, S. 98 (books.google.de). 
15. ↑ Imke de Pater, Jack J. Lissauer: Planetary Sciences. Cambridge University Press, Cambridge 2015, ISBN 978-1-316-19569-7, S. 286 (books.google.de). 
16. ↑ J.E.Dyson, D.A.Williams: The Physics of the Interstellar Medium, Tylor & Francis, New York (1997), 2. Aufl., S. 123.
17. ↑ John Hussey: Bang to Eternity and Betwixt: Cosmos. John Hussey, 2014 (books.google.de). 
18. ↑ Walter Greiner, Horst Stöcker, André Gallmann: Hot and Dense Nuclear Matter, Proceedings of a NATO Advanced Study, ISBN 0-306-44885-8, 1994 Plenum Press, New York S. 182.
19. ↑ Quelle unbekannt, s. auch David R. Lide (Hrsg.): CRC Handbook of Chemistry and Physics. 57. Auflage. CRC Press / Taylor and Francis, Boca Raton FL, S. E-54.
20. ↑ Dispersion relation for air via Kramers-Kronig analysis. In: The Journal of the Acoustical Society of America. Band 124, Nr. 2, 18. Juli 2008, ISSN 0001-4966, S. EL57–EL61, doi:10.1121/1.2947631. 
21. ↑ Allan D. Pierce: Acoustics: An Introduction to Its Physical Principles and Applications: Kapitel 1.10
22. ↑ ^{a b c d} Jürgen Gmehling, Bärbel Kolbe, Michael Kleiber, Jürgen Rarey: Chemical Thermodynamics for Process Simulation. Wiley-VCH, Weinheim 2012, ISBN 978-3-527-31277-1.