Målemetode for akustisk refleksionskoefficient for akustiske undervandsmaterialer med enkeltvektorhydrofon

Det er målrettet at studere ændringerne i formen og den geometriske position af det konkave akustiske brændvidde. sfærisk ultralydstransducer, når lydintensiteten er høj og mediet har en stor dæmpning. Fra et fysisk akustiks perspektiv analyseres virkningerne af ikke-linearitet og mediedæmpning forårsaget af høj lydintensitet på lydens brændvidde, og den lineære superpositionsalgoritme af integral bruges til at udføre numeriske simuleringsberegninger. Både teoretisk analyse og numerisk beregning viser, at med stigningen af ​​lydintensitet og medium dæmpning har den akustiske fokalzones geometriske position en fremrykning på millimeterniveau langs den akustiske akse i retning af transduceren; samtidig den akustiske brændzone Formen ændrede sig gradvist fra en symmetrisk lang ellipsoide til en kort ellipsoide med 'fedt hoved og tynd hale'.

 

Høj lydintensitet og medium dæmpning har en vigtig indflydelse på placeringen og formen af ​​lydfokusområdet på den konkave sfæriske transducer. Der bør tages fuld hensyn til den præcise positionering og dosiskontrol af HIFU-udstyr, formuleringen af ​​inspektionsstandarder og endda den kliniske anvendelse.

 

mit land har gjort bemærkelsesværdige gennembrud i udviklingen og den kliniske anvendelse af høj-intensitets fokuseret ultralyd (HIFU) udstyr. Men for virkelig at opnå nøjagtig positionering og behandlingsdosiskontrol på udstyret, så klinisk behandling kan opnå den ideelle effekt af effektivt at dræbe læsionen uden at beskadige det omgivende normale væv, er der stadig mange teoretiske og tekniske problemer, der skal studeres og løses i dybden. Indenlandske og udenlandske eksperimentelle undersøgelser af dannelsen af ​​skader af HIFU i biologiske væv har vist, at med stigningen i lydintensiteten bevæger fokuszonens position sig fremad og gradvist ændres fra en lang ellipsoide til en 'haletudsform' eller en 'kegleform'. Selvom udenlandsk litteratur i de senere år har lavet nogle kvalitative forklaringer på ovenstående fænomen ved numerisk at løse den ikke-lineære akustiske bølgeudbredelsesligning (KZK-ligning), men beregningsproceduren er kompliceret, og den fysiske sammenhæng i beregningsprocessen er uklar. Af denne grund tager dette papir den konkave sfæriske fokuseringstransducer som et eksempel og diskuterer problemet ved at studere indflydelsen af ​​medium dæmpning og de ikke-lineære udbredelseskarakteristika under høj lydintensitet på lydens brændvidde.

 

I vores tidligere arbejde, baseret på Kirchhoff-diffraktionsintegralet, har vi udledt udtrykket af lydtrykket på et hvilket som helst punkt i det enkeltfrekvente lydfelt under betingelse af et lineært lydfelt med en konkav sfærisk fokuseringstransducer med ensartet stråling på overfladen (også kaldet For Rayleigh-punkter).

 

Fra analysen af ​​ikke-lineær akustikteori, når lydtrykket af den enkeltfrekvente sinusbølge, der udstråles fra overfladen af ​​transduceren ind i mediet, er stort nok, kaldes det en 'endelig amplitudebølge', som udbreder en vis afstand i mediet (kaldet den diskontinuerlige afstand). ), vil bølgeformen blive forvrænget til en savtandsbølge, som også kan betragtes som en chokbølge. Ud over grundfrekvensen af ​​den oprindelige emission inkluderer frekvensspektret for denne bølge også en række højere harmoniske. De genereres gradvist ved kontinuerligt at absorbere energi fra grundbølgen under udbredelsen af ​​lydbølger, det vil sige vævsharmonikken i ultralydsmedicin. Amplitudekoefficienten kan bruges til at beskrive udbredelsen af ​​højordens harmoniske med udbredelsesafstanden og forholdet mellem energiændringer under udbredelsen.

 

Savtandsbølgen danner en afstand, så det er en dimensionsløs størrelse, der afspejler udbredelsesafstanden. Ud fra dette har vi beregnet amplitudekoefficientkurven for grundbølgen og de første 3 harmoniske. Når lydbølgen forplanter sig i mediet, falder lydtrykket eksponentielt med afstanden, hvilket kan udtrykkes i en form. For almindeligt blødt væv er dæmpningskoefficienten TM nogenlunde proportional med frekvensen. For at forenkle beregningen udtrykker denne artikel dæmpningskoefficienten for hver harmonisk komponent som hvor α er lyddæmpningssystemet for grundfrekvenslydbølgen i biologiske væv pr. afstandsenhed.

 

 

Det bør omfatte lydabsorption og spredning af vævet. Efter at have overvejet de to ovenstående faktorer (ikke-linearitet og dæmpning), kan udtrykket af lydtrykket i det fokuserede lydfelt udvides til følgende form: er bølgetallet for hver harmonisk. Denne formel er, hvad vi kalder den lineære superpositionsalgoritme for Rayleigh-integralet.

 

Resultat:

 

1 Indflydelsen af ​​medium dæmpning på lydens brændvidde. Parametrene for den konkave sfæriske transducer, der bruges i dette papir, er: krumningsradius R = 15 cm, blænderadius a = 42 cm, arbejdsfrekvens f = 1,7 MHz. Hvis det antages, at mediet er almindeligt blødt væv, er dets dæmpningskoefficient α i området 01-30dB gryderet (cm·Mz). Mediets lydhastighed, tæthed og andre parametre er taget i henhold til den relevante litteratur. For at studere dæmpningskoefficienten som en enkelt påvirkningsfaktor skal der kun beregnes en enkelt frekvens, nemlig grundfrekvensen, og analyseres for ændringsloven for lydfokusdomænet med forskellige α-værdier. Af denne grund blev der i formlen udført en række numeriske beregninger ved at tage M=1. Resultaterne viser, at med stigningen i dæmpningen, det vil sige, når α = 0,3, 13 og 23dB gryderet (cm·Mhz), ændres formen af ​​det -6dB akustiske fokalområde gradvist fra en lang ellipsoide til en kort ellipsoide, og dens lange akse1 og korte akse .

 

2. De er henholdsvis 111, 104 og 92. Placeringen af ​​fokalzonen (position på den akustiske akse), de to sidstnævnte er henholdsvis 30 mm og 65 mm foran førstnævnte langs transducerens akustiske akse. Samtidig er hovedet af fokalzonen (enden tæt på transduceren) mere 'fed' end dens hale (enden langt fra transduceren).

 

2 Effekten af ​​ikke-linearitet forårsaget af høj lydintensitet på lydfokusområdet er den samme, overfladestrålingslydtrykket betragtes som en enkelt faktor, og dets værdier er henholdsvis 44, 73, 4 MPa, andα = 3dB gryderet (cm·MHz). I betragtning af at dæmpningen af ​​mediet stiger hurtigt med stigningen af ​​den harmoniske frekvens, behøver antallet af harmoniske ikke at være for mange. Beregningsresultaterne viser, at: Efterhånden som overfladestrålingslydtrykket stiger, ændres positionen og formen af ​​fokalzonen i modsætning til, når dæmpningskoefficienten ændres. Den er så stor, men dens skiftende lov er ens. Det vil sige, at positionerne af de to sidstnævnte fokusområder flyttes frem med henholdsvis 16 mm og 21 mm; forholdet mellem den lange og korte akse af 6dB-fokusområdet er henholdsvis 119, 116 og 113, og hovedet af fokusområdet har også en tendens til at blive 'fed'.

 

3 Den kombinerede effekt af dæmpning og ikke-linearitet på lydens brændvidde.

Ovenstående to faktorer er samtidigt inkorporeret i formel (3) til beregning. Figur 3(a) og figur 3(b) viser henholdsvis, at α=3dB gryderet (cm·MHz), P′ 0=44MPa og α=2,3dB gryderet (cm·MHz), P′0=44MPa

Når man betragter dæmpning og ikke-lineære effekter på samme tid, er konturen af ​​iso-lydtryklinjen i fokalzonen beregningsresultatet i figuren. Sammenlignet med de to er fokuszonepositionen rykket frem med 8,4 mm, og forholdet mellem fokalzonens større og mindre akser er ændret fra 11,9 til 8,5. Det viser, at ændringstrenden af ​​fokalzonen forårsaget af dæmpningskoefficienten og ikke-lineariteten er den samme, så den samlede effekt forstærkes.

 

 

afslutningsvis

De teoretiske analyse- og beregningsresultater i dette papir viser, at: høj lydintensitet og medium dæmpning har en vigtig indflydelse på lydens fokalzones form og position; jo større dæmpningskoefficienten for mediet er, jo højere er lydintensiteten (det vil sige, jo stærkere er ikke-lineariteten) og lydfokus Jo tættere feltet er på transduceren; forholdet mellem brændfeltets lange og korte akser bliver også mindre, det vil sige, at dets form gradvist ændres fra en lang ellipsoide til en kort ellipsoide, og hovedet af lydfokusområdet bliver 'fedt' end halen. Fænomen, formen har en tendens til at være 'gulerod'. Ovenstående konklusioner giver grundlag for kvantitativt at analysere ændringsloven for lydfokusområdet for HIFU-lydfeltet, og yderligere undersøge sammenhængen mellem lydfokusområdet og skadeområdet.

 

Stor prøve målemetode af akustisk refleksionskoefficient på undervands akustiske materialer med enkelt vektor hydrofon

 

For at realisere frifelts bredbåndsmåling af den normale akustiske refleksionskoefficient for akustiske undervandsmaterialer bruges en enkelt vektorhydrofon som kerneudstyret i målesystemet, kombineret med pulsakustisk emissionsteknologi og post-invers filtersignalbehandlingsteknologi, foreslås en enkelt vektorhydrofon baseret på enkeltvektorhydrofon. Frifelts bredbåndsmålingsmetoden for den normale akustiske refleksionskoefficient af det undervands akustiske materiale af det undervands akustiske materiale, gennem vektorhydrofonens elektroniske rotationsteknologi for at realisere den effektive adskillelse af den direkte lyd og den reflekterede lyd. Påvirkningen af ​​målesystemfejlen og signal-støjforholdet af det modtagne signal på måleresultatet diskuteres. Denne metode har visse krav til signal-til-støj-forholdet, men den er ikke følsom over for målesystemfejlen. De eksperimentelle testresultater viser, at: Sammenlignet med de eksperimentelle testresultater uden post-invers filtreringsbehandling, forbedrer metoden beskrevet i artiklen måleydelsen markant, men begrænset af den transducerende transducers lavfrekvente emissionsevne, er de eksperimentelle resultater over 2,5 kHz og De teoretiske værdier stemmer godt overens.

 

Den akustiske reflektionskoefficient er en vigtig parameter, der karakteriserer den akustiske ydeevne af akustiske undervandsmaterialer. På nuværende tidspunkt kan målemetoderne for den akustiske refleksionskoefficient for akustiske undervandsmaterialer groft opdeles i den lille prøve laboratorie-akustiske rørmetode og den store prøvefri feltmålingsmetode. Måling af stort prøvefrit felt udføres generelt i en stor ekkofri pool. Ved at lægge lyddæmpende materialer på bassinets grænse for at absorbere den reflekterede lyd fra poolgrænsen, er signalet modtaget af hydrofonen kun den direkte lyd og den reflekterede lyd fra prøven. På grund af begrænsningen af ​​den nedre grænse af den ekkofrie pool er den lavfrekvente flervejseffekt indlysende; derudover er metoden til måling af frit felt for det meste forstyrret af prøvens kantdiffraktionseffekt, og denne interferens er særligt alvorlig i lavfrekvensbåndet. For at løse ovenstående problemer anvendes impulslydtestteknologi i vid udstrækning til måling af akustiske parametre for akustiske undervandsmaterialer. Det er dens nøgleteknologi til at transmittere pulserende akustiske signaler med kontrollerbare bølgeformer og uden forvrængning. Overførselsfunktionen af ​​den transducerende transducer begrænser imidlertid den lavere frekvens af impulslydtestteknologi i begrænset måleplads. Af denne grund er en række forskellige kompensationsmetoder blevet foreslået, såsom bredbåndsimpuls superpositionsmetoden foreslået af Li Shui et al. Denne metode anvender invers filtreringsteknologi til at forbehandle excitationssignalet fra den transmitterende transducer for at kompensere transmissionsfunktionen af ​​den transducerende transducer, således at signalet, der udsendes af den transmitterende transducer, er en ideel skarp impuls, som effektivt reducerer den nedre grænsefrekvens for målingen.

 

Til forskel fra ovennævnte metode behandler 'post-invers filtreringsteknologi' signalet i den modtagende ende af hydrofonen for at opnå formålet med at kompensere frekvensresponsen af ​​den transducerende transducer. 'post-inverse filter-teknologi' er indført i det akustiske rør for at opnå bredbåndsmåling af lydabsorptionskoefficienten på akustiske undervandsmaterialer . Denne metode opnår først målesystemets overførselsfunktion, kompenserer derefter observationssignalet og opnår til sidst prøvens akustiske refleksionskoefficient ved at dividere det kompenserede observationssignals amplitudespektrum med standardprøverefleksionssignalets amplitudespektrum og beregner yderligere absorptionslydkoefficienten. I de senere år er vektorsensorer med succes blevet anvendt til måling af akustiske parametre for aeroakustiske materialer, såsom overfladeimpedansmetode og lydintensitetsmetode. Vektorhydrofonen kan opfange lydfeltinformationen synkront og på samme punkt, hvilket udvider post-signalbehandlingsrummet, og den fælles behandling af lydtryk- og vibrationshastighedssignaler kan danne en vis rumlig retningsbestemmelse, som kan forstyrre diffraktionslyden af ​​prøvekanten. Til en vis grad af undertrykkelse er det unødvendigt at bruge et konventionelt stort lydtryksmodtagesystem, hvilket reducerer kompleksiteten af ​​målesystemet. Samtidig kan den maksimale udgangsretning for den kombinerede behandling af lydtryk og vibrationshastighed af vektorhydrofonen rettes til en forudbestemt retning gennem elektronisk rotationsteknologi, som letter den effektive afskalning af direkte lyd og reflekteret lyd. Derudover har vektorhydrofonen også fordelene ved god lavfrekvent retningsbestemmelse og modstand mod isotrop støj. Sammenlignet med den traditionelle lydtrykshydrofon har det derfor visse fordele at bruge en vektorhydrofon til at teste et materiales lydreflektionskoefficient. Dette papir præsenterer en bredbåndsmålingsmetode for den normale akustiske refleksionskoefficient for akustiske undervandsmaterialer med en stor prøve med frit felt. Denne metode bruger en enkelt vektorhydrofon som målesystemets kerneudstyr, kombinerer pulseret akustisk emissionsteknologi og post-invers filtreringsteknologi for at undertrykke signalbølgeformsforvrængning, eliminerer sample edge diffraction lyd og multi-path interferenslyd i tidsdomænet, og passerer derefter. Vektorhydrofonens elektroniske rotationsteknologi realiserer lyden og reflekterer den effektive adskillelse af den direkte, koefficiente lyd fra den normale prøve. fås ved at dividere de to.

 

1 Måleproces

For at forklare måleprincippet for denne metode, mens måleprocessen forklares, gives den relaterede formelafledning og simuleringsresultater.

 

1.1 Overførselsfunktionsidentifikation og omvendt filterdesign af målesystemet Inden prøven testes, skal målesystemets overførselsfunktion opnås først. Til forskel fra den traditionelle lydtrykshydrofon inkluderer vektorhydrofonen en lydtrykskanal og en vibrationshastighedskanal, så overføringsfunktionen for hver målekanal i vektorhydrofonen skal opnås på samme tid. Under målingen udstråles det ideelle pulssignal ind i vandmediet gennem den transmitterende transducer og transmitteres derefter til modtagepunktet gennem den hydroakustiske kanal og til sidst modtaget af vektorhydrofonen og opsamlet af solfangeren. Derfor kan målesystemet opdeles i tre dele, nemlig signaltransmissionssystemet, den akustiske undervandskanal og signalmodtagersystemet. Tager man lydtrykskanalen som eksempel, er den modtagne signalmodel vist i figur 1.

I figur 1 er s(f) det transmitterede signalspektrum, T(f), Hp(f) og R(f) er overførselsfunktionerne for henholdsvis det transmitterende system, den hydroakustiske lydtrykkanal og det signalmodtagende system, og N(f) er baggrundsstøjspektret, Y(f) er udgangssignalspektret for målesystemet. Den post-inverse filtreringsteknik er at designe et omvendt filter til at kompensere T(f) og R(f), når overføringsfunktionen af ​​målesystemet er kendt. Tag lydtrykskanalen som et eksempel for at illustrere det grundlæggende princip for overføringsfunktionsidentifikation af målesystemet. Metode 1 Overvej det signaltransmitterende system og det signalmodtagende system som en helhed, dvs. H(f) = T(f) + R(f). Indgangssignalet er x(t), systemets udgangssignal er y(t), baggrundsstøjen er n(t), Y(f) = H(f) X(f) + N(f) (1) hvor X(f), Y(f) og N(f) er Fourier-transformationen af ​​systemets indgangssignal x(t), systemets udgangssignal y(t) og baggrundsstøjen henholdsvis n(t). Efter beregning er den estimerede værdi af H(f) ^H(f) =Gxy(f)Gxx(f) (2) hvor Gxy(f) er krydseffektspektret for systemets indgangssignal og udgangssignal, og Gxx(f) er selveffektspektret for systemets indgangssignal.

 

Ud over de førnævnte målesystemidentifikationsmetoder kan pseudo-tilfældige sekvensidentifikationsteknikker også anvendes. Metode 2 Antag, at indgangssignalet x(t) fra målesystemet er en pseudo-tilfældig sekvens (MLS-sekvens), og systemets udgangssignal er y(t). Det er klart, at y(t) = x(t) * h(t) (3) hvor , * Betyder foldning, h(t) er systemets enhedsimpulsresponsfunktion. Beregn korrelationsfunktionen mellem indgangssignalet og systemets udgangssignal, rxy = ∫x(τ) y(τ-t) dτ = h(t) * rxx(t) (4) hvor rxy er krydskorrelationen mellem input og output af systemet Funktion, rxx er indgangssignalets autokorrelationsfunktion. Fordi MLS-sekvensen har bedre autokorrelationskarakteristika, dvs. rxx(n) = δ(n)-1L + 1. hvor L = 2m-1 er sekvenslængden, og m er rækkefølgen af ​​den pseudo-tilfældige sekvens. Det er let at se, at den estimerede værdi af systemets impulsresponsfunktion ^h(t) er ^h(t) ≈ rxy (6) Yderligere Fourier-transformation kan opnå den estimerede værdi ^H(f) af målesystemets systemoverførselsfunktion. Efter opnåelse af ^H (f), design det inverse filter H-1( f) i frekvensdomænet som Hpost( f) =^H( f)| ^H(f) | 2 + q( 7) hvor , Q er et normalt tal, generelt 1 % af den maksimale værdi af | ^H (f) | 2. Simuleringsbetingelse 1 Den transmitterende transducer og hydrofonen er placeret i et lydløst bassin i samme dybde, afstanden mellem de to er 1 m, og det transmitterede signal er en 16-ordens MLS-sekvens. Metode 1 og metode 2 bruges til at identificere henholdsvis systemet. Forholdene er 10, 20 og 30 dB. Vurder fordele og ulemper ved overførselsfunktionens identifikationsresultater for de to metoder ved forskellige signal-til-støj-forhold. I simuleringen simuleres systemets enhedsimpulsresponsfunktion ved at tilføje Gaussimpulser med centerfrekvenser på 1, 2, 4 og 8 kHz.

 

Figur 3 viser identifikationsresultaterne af målesystemets overførselsfunktion under ovenstående betingelser. Det kan ses af figuren, at de to systemidentifikationsmetoder beskrevet i denne artikel effektivt kan opnå målesystemets overførselsfunktion. Metode 1 har dog visse krav til signal-til-støj-forholdet. Når signal-til-støj-forholdet er større end 30 dB, er identifikationsresultatet nøjagtigt. Systemidentifikationsresultatet for metode 2 er bedre end metode 1, og højpræcisions-identifikationsresultater kan stadig opnås under betingelse af lavt signal-til-støj-forhold. Det skyldes, at baggrundsstøjen har en lille korrelation med lydkildens excitationssignal, så denne metode har en vis anti-støjevne. Det følgende er en analyse af effektiviteten af ​​målemetoden beskrevet i denne artikel gennem simulering og numerisk beregning.

 

1.2 Observationsdatabehandling

1) Indhent observationsdata. Måleprincipdiagrammet for undervands akustisk transducer sensor  er vist i figur 4. I figuren er ri den direkte lydbane, og afstanden fra vektorhydrofonen til prøven er d, den reflekterede lydbane er ri + 2d, re = rs + rr er den diffrakterede lydbane, rq er den reflekterede lydbane ved poolgrænsen, pi er den direkte lyd, pr, er den reflekterede lyd, pr, den reflekterede lyd, pr, den reflekterede lyd. Det er en multi-vejs interferenslyd.

 

Antag, at excitationssignalspektret for den transmitterende transducer er s(f), og mediets karakteristiske impedans ignoreres. Uden tab af generalitet er frekvensdomæneekspressionen af signalet modtaget af den todimensionelle vektorhydrofon P( f) = s( f) · 1 + Rs( f) e－jωτr+ D( f) e－jωτe + Rq( f) e－jωτx Hpt(f) ·s(f)i) + Rs( f) e－jωτrcos( θr )+ D( f) e－jωτecos( θe) + Rq( f) e－jωτqcos( θq) Hvxt( f )Vy( f) = Rs(f) ·i)( e－jωτrsin( θr )+ D( f) e－jωτesin( θe) + Rq( f) e－jωτqsin( θq) Hvyt( f)(8) I formlen er Rs(f) prøvens akustiske reflektionskoefficient D(f) som afhænger af den frekvens- og reflektionskoefficient D(f) er prøvens akustiske reflektionskoefficient. kantdiffraktionskoefficient, Rq(f) er poolgrænsereflektionskoefficienten, τr, τe og τq er tidsforsinkelserne for henholdsvis reflekteret lyd, prøvekantdiffraktionslyd og poolgrænsereflektionslyd og direkte lyd. θi, θr, θe og θq er henholdsvis direkte lyd, reflekteret lyd, sample edge diffraction sound og pool boundary refleksionslyd Lydbølgens indfaldsvinkel, Hpt(f), Hvxt(f) og Hvxt(f) repræsenterer henholdsvis overføringsfunktionen af ​​hver målekanal i målesystemet.

 

2) Målesystemets overførselsfunktionskompensation. Multiplicer det designede inverse filter med frekvensspektret for de tilsvarende kanalobservationsdata for at opnå det kompenserede signal. Frekvensspektret Ppost(f), Vxpost(f) og Vypost(f) er Ppost(f) ≈ s(f) ·1 + Rs(f) e－jωτr+ D(f) e(ωωω(f) e e－jωτq Vxpost( f) ≈ s( f) · cos( θi) + Rs( f) e－jωτrcos( θr )+ D( f) e－jωτecos( θe) + Rq( f) τqj) θqj) τ ≈ s( f) ·sin( θi) + Rs( f) e－jωτrsin( θr )+ D( f) e－jωτesin( θe) + Rq( f) e－jωτqsin( θq)

 

Simuleringsbetingelse 2 Antag, at bassinets dybde er 10 m, affyringstransduceren, vektorhydrofonen og vanddybden h for prøven, der skal testes, er 5 m. Afstanden H fra den transmitterende transducer til prøven er 15 m, afstanden d fra vektorhydrofonen til prøven er 10 cm, sendesignalet er et Butterworth-puls-akustisk signal, signalbåndbredden er 500-10 kHz, og samplingsfrekvensen fs = 131 072 Hz-noise-signalforhold på 3-0 dB. Tag lydtrykskanalen som et eksempel for at verificere effektiviteten af ​​den post-inverse filterkompensation. I simuleringen er prøven, der skal testes, en aluminiumsplade med en tykkelse på 0,006 m og en geometrisk størrelse på 1 m×1 m. Kantdiffraktionskoefficienten for prøven simuleres med et lavpasfilter.

Figur 5 viser kompensationseffekten af ​​lydtrykkanalens post-inverse filter. Figuren viser, at signalbølgeformen efter kompensation er mere regelmæssig og jævn, hvilket effektivt undertrykker signalforvrængning forårsaget af målesystemets overførselsfunktion og hjælper med at eliminere interferens såsom kantdiffraktionslyd.

 

3) Eliminer interferenslyde. Beregn tidsforsinkelsen for reflekteret lyd, samplediffraktionslyd og poolgrænsereflektionslyd i overensstemmelse med målesystemets implementeringsparametre, og udfør invers Fourier-transformation af ligning (9) for at opnå tidsdomænesignalet, tilføj derefter et vindue for at opsnappe det nyttige signal, og udfør Fourier Leaf-transformation, vi får Pc(f) = + R(f) ω s(f)

Vx c( f) = s( f) [cos( θi) + Rs( f) e－jωτrcos( θr)]

Vy c( f) = s( f) [sin( θi) + Rs( f) e－jωτrsin( θr)] hvor Pc(f), Vxc(f) og Vyc(f) er henholdsvis signalspektrum for hver kanal. Adskil den direkte lyd og den reflekterede lyd, og få lydrefleksionskoefficienten for prøven. Antag, at vektorhydrofonens ledende azimut er ψ, og den beregnede sammensatte partikelhastighed Vc er Vc( f) = Vxc( f) cos( ψ) + Vyc( f) sin( ψ) (11) Ret først den ledende azimuth til senderen Lad ψp = 0, og udføre (2 led + vc) led. s( f), og få det fælles behandlingsoutput Ii som Ii = [Pc(f) + Vc(f)] 2ψ = 0 = 4 (12) Peg den vejledende azimut mod prøven igen, det vil sige lad ψ = π, og udfør den fælles behandling af (p + vc) 2 for at opnå det fælles bearbejdningsoutput(f)] = π(Ir)] + 4 ［R2s(f) e－2jωτr］

 

2 Målefejlsanalyse

Simuleringstilstand 3 Målesystemets parametre forbliver uændrede, det transmitterede signal er et Butterworth pulseret akustisk signal, og signalbåndbredden er 500 ~ 10 kHz. Uden at overveje diffraktionseffekten af ​​prøvekanten og indflydelsen af ​​reflektionslyden ved bassingrænsen, diskuteres signal-til-støj-forholdet. Når den er 20, 30 og 40 dB, ændres måleresultatet med frekvensen. Måleresultaterne og målings relative fejlkurver under forskellige signal-til-støj-forhold er vist. Det kan ses af figuren, at den relative målingsfejl dæmpes med frekvensoscillationen, og lavfrekvensbåndet er meget påvirket af signal-støjforholdet; desuden, når signal-støj-forholdet er 20 dB, er ændringstrenden af ​​måleresultatet den samme som den teoretiske værdi, men måleresultatet har en større fejl; lav Den store frekvensbåndsmålefejl skyldes, at den akustiske reflektionskoefficient er lille, og små udsving kan forårsage store relative fejl. I selve testen vil målesystemets placeringsfejl udover signal-støjforholdet også have indflydelse på måleresultaterne. Den følgende simulering analyserer virkningen af ​​målesystemets placeringsfejl. Simuleringsbetingelse 4 Målesystemets parametre forbliver uændrede, uanset interferens såsom baggrundsstøj og prøvekantdiffraktion. Afstanden H fra lydkilden til samplet er henholdsvis 5, 10 og 15 m. Det diskuteres, hvornår afstanden d fra vektorhydrofonen til prøven er 10. Måleresultatet ved % fejl. Måleresultaterne er givet, når afstanden H fra transmittertransduceren til prøven er forskellig, og afstanden d fra vektorhydrofonen til prøven har en fejl på 10 %. Figuren viser, at måleresultatet ikke er følsomt over for fejlen i afstanden mellem vektorhydrofonen og prøven; H Måleresultaterne er ikke næsten sammenfaldende på samme tid. Det kan ses, at det i selve testen kun er nødvendigt at vælge det passende H i henhold til den geometriske størrelse af målepuljen. Simuleringstilstand 5 Målesystemets parametre forbliver uændrede, uanset interferens fra baggrundsstøj og prøvekantdiffraktion. Afstanden d fra vektorhydrofonen til prøven er henholdsvis 5, 10 og 15 cm, og afstanden H fra den transmitterende transducer til prøven er 15 m, diskuter måleresultaterne, når der er en 1 % fejl i afstanden H fra transmitterens transducer til prøven. Måleresultaterne er givet, når afstanden d fra vektorhydrofonen til prøven er forskellig, og afstanden H fra den transmitterende transducer til prøven har en fejl på 1 %. Af figuren kan det ses, at måleresultatet og den teoretiske værdi har samme tendens med frekvens, og jo højere frekvens, jo højere frekvens. Resultatet er mere nøjagtigt, og denne målemetode er ikke følsom over for fejlen i afstanden mellem vektorhydrofonen og prøven.

3 Eksperimentel forskning og databehandling

 

Hardwaresammensætningsblokdiagrammet for målesystemet er vist i figur 11. Systemet består af en tør ende og en våd ende. Den tørre ende er hovedsageligt sammensat af vilkårlig signalgenerator, effektforstærker, vektorhydrofonkonditioneringskredsløb og signalopsamler osv., som bruges til signalgenerering, transmission og optagelse. Den våde ende består hovedsageligt af en transmitterende transducer, en lavfrekvent todimensionel vektorhydrofon og en prøve til at måle prøven. Vådenden placeres i et lydløst bassin med en geometrisk størrelse på 25 m×15 m×10 m, og lydcentret er placeret 5 m under vandet. Poolen er dæmpet på seks sider, og den nedre grænse for lydabsorption er 2 kHz. Prøven, der skal testes, er en aluminiumsplade med en geometrisk størrelse på 1m×1m×0,006 m. Sendertransduceren er ophængt på kanten af ​​køretøjet over poolen, og afstanden H fra prøven er 4,95 m. Prøven er fastgjort på løfte- og rotationsanordningen, og prøven kan roteres i en vinkel under måling og bevæges jævnt i tre dimensioner. Vektorhydrofonen anbringes i forenden af ​​prøven, og afstanden d fra prøvens overflade er 5,5 cm. Den transmitterende transducer er en cylindrisk lydkilde, og figur 12 viser dens transmissionsspændingsresponskurve.

 

Det kan ses af fig. 12, at den transmitterende transducer har en dårlig strålingsevne under 2,5 kHz. Det effektive arbejdsfrekvensbånd for den lavfrekvente todimensionelle vektorhydrofon er 1 ~ 12 kHz. Under implementeringen peger vektoren Vy-kanalen på prøven, der skal testes, og Vx peger på poolens væg. Send først den 16-ordens pseudo-tilfældige sekvens for at identificere og måle.

 

Figur 12 Transmitterende spændingsresponskurve for den transmitterende transducer

 

Systemoverførselsfunktion og design omvendt filter. Figur 13 viser overførselsfunktionsidentifikationsresultaterne for målesystemet. På figuren er hp(f), hvx(f) og hvy(f) de målte værdier af overføringsfunktionen af ​​henholdsvis lydtrykskanalen, vektor Vx-kanalen og Vy-kanalen i målesystemet; hpinv(f), hvxinv(f) og hvyinv(f) er henholdsvis den designede inverse filteroverførselsfunktion.

Det kan ses fra figur 13, at identifikationsresultatet for vektor Vx-kanaloverførselsfunktionen er ugyldigt. Dette skyldes, at i ovenstående implementeringssituation vender 'pit' af vektorhydrofonens Vx-kanal mod lydkilden, og signalet modtaget af denne kanal er kun poolen. Væggen reflekterer det akustiske signal, så systemets identifikationsresultat er unøjagtigt. Hold den rumlige position og orientering af den transmitterende transducer og vektor hydrofon transducer uændret, læg prøven ned og transmitter det Butterworth pulserede akustiske signal med en båndbredde på 500 til 12,5 kHz. Figur 14 viser de originale data og modificerede signalbølgeformer modtaget af hver kanal i vektorhydrofonen. Det kan ses af figur 14, at tidsdomænebølgeformen af ​​signalet efter den inverse filterkorrektion bliver regelmæssig, og energien er mere koncentreret. Beregn derefter tidsforsinkelsen for den direkte lyd og den reflekterede lyddiffraktionslyd fra prøvekanten i henhold til målesystemets rumlige layoutparametre, og tilføj vinduer for at opsnappe de nyttige data, og beregn den normale lydrefleksionskoefficient for prøven som vist i figur 15.

Figur 15 viser måleresultaterne før og efter kompensation. Det kan ses, at måleresultatet af overførselsfunktionen af ​​det ukompenserede målesystem har en stor fejl og er næsten ugyldigt. Målenøjagtigheden er væsentligt forbedret efter den post-inverse filterbehandling. Når frekvensen er større end 2,5 kHz, er målefejlen efter den post-inverse filterkorrektion lille, og måleresultatet under 2,5 kHz har en stor fejl. Årsagen er, at den transmitterende transducers lavfrekvente transmissionsevne er begrænset, og signalets lavfrekvente komponenter er nedsænket i baggrundsstøjen, så måleresultatet er dårligt.

 

4 Konklusion

Dette papir foreslår en metode til måling af den normale akustiske refleksionskoefficient for akustiske undervandsmaterialer baseret på en enkelt vektorhydrofon. Denne metode vil pulsere. Kombinationen af ​​impulsemissionsteknologi, vektorsignalbehandlingsteknologi og post-invers filterteknologi, gennem den post-inverse filterteknologi til at modtage vektorhydrofonen.

 

Data kompenseres, signalforvrængning forårsaget af målesystemets overførselsfunktion undertrykkes, og kantdiffraktionslyden og prøvens multipath elimineres i tidsdomænet. Signalinterferens forbedrer målenøjagtigheden. Måleprincippet udledes teoretisk, indflydelsen af ​​målesystemfejl studeres gennem numerisk beregning og simulering, og der udføres eksperimentel forskning. De numeriske beregnings- og simuleringsresultater viser, at målemetoden beskrevet i denne artikel har visse krav til signal-støjforholdet; Unøjagtig og ufølsom systemimplementering. De eksperimentelle resultater viser, at metoden beskrevet i dette papir effektivt kan realisere frifelts-storskalamåling af den normale akustiske refleksionskoefficient for akustiske undervandsmaterialer, men på grund af begrænsningen af ​​den transmitterende transducers lavfrekvente strålingsevne er lavfrekvente målefejl relativt stor.