Målemetode for akustisk refleksjonskoeffisient for akustiske undervannsmaterialer med enkelvektorhydrofon

Det er målrettet å studere endringene i formen og geometriske posisjonen til det akustiske brennviddeområdet til den konkave sfærisk ultralydsvinger når lydintensiteten er høy og mediet har stor demping. Fra perspektivet til fysisk akustikk analyseres effektene av ikke-linearitet og mediadempning forårsaket av høy lydintensitet på lydens brennområde, og den lineære superposisjonsalgoritmen til integral brukes til å utføre numeriske simuleringsberegninger. Både teoretisk analyse og numerisk beregning viser at med økningen av lydintensitet og middels demping, har den geometriske posisjonen til den akustiske fokalsonen en fremgang på millimeternivå langs den akustiske aksen i retning av svingeren; samtidig den akustiske fokalsonen. Formen endret seg gradvis fra en symmetrisk lang ellipsoide til en kort ellipsoide med 'fett hode og tynn hale'.

 

Høy lydintensitet og middels demping har en viktig innflytelse på plasseringen og formen til lydfokusområdet til den konkave sfæriske transduseren. Full vurdering bør tas til nøyaktig plassering og dosekontroll av HIFU-utstyr, formuleringen av inspeksjonsstandarder og til og med den kliniske anvendelsen.

 

mitt land har gjort bemerkelsesverdige gjennombrudd i utviklingen og klinisk anvendelse av høy-intensitetsfokusert ultralyd (HIFU) utstyr). Men for å virkelig oppnå nøyaktig posisjonering og behandlingsdosekontroll på utstyret, slik at klinisk behandling kan oppnå den ideelle effekten av å effektivt drepe lesjonen uten å skade det omkringliggende normale vevet, er det fortsatt mange teoretiske og tekniske problemer som må studeres og løses i dybden. Innenlandske og utenlandske eksperimentelle studier på dannelsen av skade av HIFU i biologisk vev har vist at med økningen av lydintensiteten, beveger posisjonen til fokalsonen seg fremover og endres gradvis fra en lang ellipsoide til en 'rumpetrollform' eller en 'kjegleform'. Selv om utenlandsk litteratur de siste årene har gitt noen kvalitative forklaringer på fenomenet ovenfor ved numerisk å løse den ikke-lineære akustiske bølgeutbredelsesligningen (KZK-ligningen), men beregningsprosedyren er komplisert og den fysiske sammenhengen i beregningsprosessen er uklar. Av denne grunn tar denne artikkelen den konkave sfæriske fokuseringstransduseren som et eksempel, og diskuterer problemet ved å studere påvirkningen av middels demping og de ikke-lineære forplantningsegenskapene under høy lydintensitet på lydens brennområde.

 

I vårt tidligere arbeid, basert på Kirchhoff-diffraksjonsintegralet, har vi utledet uttrykket av lydtrykket på et hvilket som helst punkt i enkeltfrekvenslydfeltet under betingelse av et lineært lydfelt med en konkav sfærisk fokuseringstransduser med jevn stråling på overflaten (også kalt For Rayleigh-punkter).

 

Fra analysen av ikke-lineær akustikkteori, når lydtrykket til den enkeltfrekvente sinusbølgen som utstråles fra overflaten av transduseren inn i mediet er stort nok, kalles det en 'endelig amplitudebølge', som forplanter seg en viss avstand i mediet (kalt den diskontinuerlige avstanden). ), vil bølgeformen bli forvrengt til en sagtannbølge, som også kan betraktes som en sjokkbølge. I tillegg til grunnfrekvensen til den opprinnelige emisjonen, inkluderer frekvensspekteret til denne bølgen også en serie høyere harmoniske. De genereres gradvis ved å kontinuerlig absorbere energi fra grunnbølgen under forplantningen av lydbølger, det vil si vevsharmoniene i ultralydmedisin. Amplitudekoeffisienten kan brukes til å beskrive forplantningen av høyordens harmoniske med forplantningsavstanden og forholdet mellom energiendringer under forplantningen.

 

Sagtannbølgen danner en avstand, så det er en dimensjonsløs mengde som reflekterer forplantningsavstanden. Basert på dette har vi beregnet amplitudekoeffisientkurven til grunnbølgen og de 3 første harmoniske. Når lydbølgen forplanter seg i mediet, avtar lydtrykket eksponentielt med avstanden, noe som kan uttrykkes i en form. For generelt bløtvev er dempningskoeffisienten TM omtrent proporsjonal med frekvensen. For å forenkle beregningen uttrykker denne artikkelen dempningskoeffisienten for hver harmoniske komponent som der α er lyddempningssystemet til grunnfrekvenslydbølgen i biologiske vev per enhetsavstand.

 

 

Det bør inkludere lydabsorpsjon og spredning av vevet. Etter å ha vurdert de to ovennevnte faktorene (ikke-linearitet og demping), kan uttrykket av lydtrykket i det fokuserte lydfeltet utvides til følgende form: er bølgetallet til hver harmonisk. Denne formelen er det vi kaller den lineære superposisjonsalgoritmen til Rayleigh-integralet.

 

Resultat:

 

1 Påvirkningen av middels demping på lydens brennvidde. Parametrene til enhetens konkave sfæriske transduser som brukes i denne artikkelen er: krumningsradius R = 15 cm, blenderradius a = 42 cm, arbeidsfrekvens f = 1,7 MHz. Forutsatt at mediet er generelt bløtvev, er dets dempningskoeffisient α i området 01-30dB lapskaus (cm·Mz). Lydhastigheten, tettheten og andre parametere til mediet er tatt i henhold til relevant litteratur. For å studere dempningskoeffisienten som en enkelt påvirkningsfaktor, trenger bare en enkelt frekvens, nemlig grunnfrekvensen, å beregnes og analyseres for endringsloven til lydfokusdomenet med forskjellige α-verdier. Av denne grunn ble det i formelen utført en rekke numeriske beregninger ved å ta M=1. Resultatene viser at med økningen av demping, det vil si når α = 0,3, 13 og 23dB stew (cm·Mhz), endres formen til det -6dB akustiske fokalområdet gradvis fra en lang ellipsoide til en kort ellipsoide, og dens lange akse1 og korte akse .

 

2. De er henholdsvis 111, 104 og 92. Plasseringen av fokalsonen (posisjon på den akustiske aksen), de to sistnevnte er henholdsvis 30 mm og 65 mm foran førstnevnte langs den akustiske aksen til transduseren. Samtidig er hodet på fokalsonen (enden nær transduseren) mer 'fett' enn halen (enden langt fra svingeren).

 

2 Effekten av ikke-linearitet forårsaket av høy lydintensitet på lydfokusområdet er den samme, overflatestrålingslydtrykket betraktes som en enkeltfaktor, og verdiene er henholdsvis 44, 73, 4 MPa ogα = 3dB stew (cm·MHz). Tatt i betraktning at dempningen av mediet øker raskt med økningen av den harmoniske frekvensen, trenger ikke antallet harmoniske å være for mange. Beregningsresultatene viser at: når overflatestrålingslydtrykket øker, endres posisjonen og formen til fokalsonen i motsetning til når dempningskoeffisienten endres. Den er så stor, men dens skiftende lov er lik. Det vil si at posisjonene til de to sistnevnte fokusområdene flyttes frem med henholdsvis 16 mm og 21 mm; forholdet mellom den lange og korte aksen til 6dB-fokusområdet er henholdsvis 119, 116 og 113, og hodet til fokusområdet har også en tendens til å bli «feit».

 

3 Den kombinerte effekten av demping og ikke-linearitet på lydens brennområde.

De to ovennevnte faktorene er samtidig inkorporert i formel (3) for beregning. Figur 3(a) og figur 3(b) viser henholdsvis at α=3dB gryterett (cm·MHz), P′ 0=44MPa og α=2,3dB lapskaus (cm·MHz), P′0=44MPa

Når man vurderer demping og ikke-lineære effekter samtidig, er konturen av iso-lydtrykklinjen i fokalsonen beregningsresultatet i figuren. Sammenlignet med de to har fokalsoneposisjonen flyttet seg 8,4 mm fremover, og forholdet mellom fokalsonens store og små akser har endret seg fra 11,9 til 8,5. Den viser at endringstrenden til fokalsonen forårsaket av dempningskoeffisienten og ikke-lineariteten er den samme, så den totale effekten forsterkes.

 

 

avslutningsvis

De teoretiske analyse- og beregningsresultatene i denne artikkelen viser at: høy lydintensitet og middels demping har en viktig innflytelse på formen og plasseringen av lydfokussonen; jo større dempningskoeffisienten til mediet, jo høyere er lydintensiteten (det vil si, jo sterkere er ikke-lineariteten), og lydfokuset Jo nærmere feltet er transduseren; forholdet mellom de lange og korte aksene til fokalfeltet blir også mindre, det vil si at formen endres gradvis fra en lang ellipsoide til en kort ellipsoide, og hodet til lydfokusområdet blir 'fett' enn halen. Fenomen, formen har en tendens til å være 'gulrot'. Ovennevnte konklusjoner gir grunnlag for å kvantitativt analysere endringsloven til lydfokusområdet til HIFU-lydfeltet, og videre studere sammenhengen mellom lydfokusområdet og skadeområdet.

 

Stor prøve målemetode for akustisk refleksjonskoeffisient på akustiske undervannsmaterialer med enkel vektorhydrofon

 

For å realisere frittfelts bredbåndsmåling av den normale akustiske refleksjonskoeffisienten til akustiske undervannsmaterialer, brukes en enkelt vektorhydrofon som kjerneutstyret i målesystemet, kombinert med pulsakustisk emisjonsteknologi og post-invers filtersignalbehandlingsteknologi, foreslås en enkel vektorhydrofon basert på enkeltvektorhydrofon. Frifelts bredbåndsmålingsmetoden for den normale akustiske refleksjonskoeffisienten til det undervanns akustiske materialet til det undervanns akustiske materialet, gjennom vektorhydrofonens elektroniske rotasjonsteknologi for å realisere den effektive separasjonen av den direkte lyden og den reflekterte lyden. Påvirkningen av målesystemfeilen og signal-til-støyforholdet til det mottatte signalet på måleresultatet diskuteres. Denne metoden har visse krav til signal-til-støy-forholdet, men den er ikke følsom for målesystemfeilen. De eksperimentelle testresultatene viser at: Sammenlignet med de eksperimentelle testresultatene uten post-invers filtreringsbehandling, forbedrer metoden beskrevet i artikkelen måleytelsen betydelig, men begrenset av lavfrekvente emisjonsevnen til den sendende transduseren, er de eksperimentelle resultatene over 2,5 kHz og De teoretiske verdiene stemmer godt overens.

 

Den akustiske refleksjonskoeffisienten er en viktig parameter som karakteriserer den akustiske ytelsen til akustiske undervannsmaterialer. For øyeblikket kan målemetodene for den akustiske refleksjonskoeffisienten til akustiske undervannsmaterialer grovt deles inn i den lille prøvelaboratoriets akustiske rørmetoden og den store prøvefrie feltmålingsmetoden. Måling av stort prøvefritt felt utføres vanligvis i et stort ekkofritt basseng. Ved å legge lyddempende materialer på bassengkanten for å absorbere den reflekterte lyden fra bassengkanten, er signalet som mottas av hydrofonen kun den direkte lyden og den reflekterte lyden fra prøven. På grunn av begrensningen av den nedre grensen til det ekkofrie bassenget, er den lavfrekvente flerveiseffekten åpenbar; i tillegg er frittfelt-målemetoden for det meste forstyrret av kantdiffraksjonseffekten til prøven, og denne interferensen er spesielt alvorlig i lavfrekvensbåndet. For å løse de ovennevnte problemene, er impulslydtestingsteknologi mye brukt i måling av akustiske parametere for akustiske undervannsmaterialer. Det er nøkkelteknologien for å overføre pulserende akustiske signaler med kontrollerbare bølgeformer og uten forvrengning. Imidlertid begrenser overføringsfunksjonen til transduseren den lavere frekvensen av impulslydtestteknologi i begrenset måleplass. Av denne grunn har en rekke kompensasjonsmetoder blitt foreslått, slik som bredbåndspuls-superposisjonsmetoden foreslått av Li Shui et al. Denne metoden bruker invers filtreringsteknologi for å forhåndsbehandle eksitasjonssignalet til den overførende transduseren for å kompensere overføringsfunksjonen til den overførende transduseren, slik at signalet som utstråles av den sendende transduseren er en ideell skarp puls, som effektivt reduserer den nedre grensefrekvensen for målingen.

 

Forskjellig fra metoden ovenfor, behandler 'post-invers filtreringsteknologi' signalet ved mottakerenden av hydrofonen for å oppnå formålet med å kompensere frekvensresponsen til den senderende transduseren. 'post-invers filterteknologi' er tatt i bruk i det akustiske røret for å oppnå bredbåndsmåling av lydabsorpsjonskoeffisienten på akustiske undervannsmaterialer . Denne metoden oppnår først overføringsfunksjonen til målesystemet, kompenserer deretter observasjonssignalet og oppnår til slutt den akustiske refleksjonskoeffisienten til prøven ved å dele det kompenserte observasjonssignalets amplitudespektrum med standard prøverefleksjonssignalets amplitudespektrum, og beregner videre absorpsjonslydkoeffisienten. De siste årene har vektorsensorer blitt brukt med suksess for måling av akustiske parametere for aeroakustiske materialer, for eksempel overflateimpedansmetode og lydintensitetsmetode. Vektorhydrofonen kan fange opp lydfeltinformasjonen synkront og på samme punkt, noe som utvider post-signalbehandlingsrommet, og den felles behandlingen av lydtrykk- og vibrasjonshastighetssignaler kan danne en viss romlig retning, som kan forstyrre diffraksjonslyden til prøvekanten. Til en viss grad av undertrykking er det unødvendig å bruke en konvensjonell stor mottaksgruppe for lydtrykk, noe som reduserer kompleksiteten til målesystemet. Samtidig kan den maksimale utgangsretningen for den kombinerte behandlingen av lydtrykk og vibrasjonshastighet til vektorhydrofonen rettes til en forhåndsbestemt retning gjennom elektronisk rotasjonsteknologi, som letter effektiv peeling av direkte lyd og reflektert lyd. I tillegg har vektorhydrofonen også fordelene med god lavfrekvent direktivitet og motstand mot isotrop støy. Derfor, sammenlignet med den tradisjonelle lydtrykkhydrofonen, har bruk av en vektorhydrofon for å teste lydrefleksjonskoeffisienten til et materiale visse fordeler. Denne artikkelen presenterer en bredbåndsmålingsmetode for den normale akustiske refleksjonskoeffisienten til akustiske undervannsmaterialer med en stor frittfeltsprøve. Denne metoden bruker en enkelt vektorhydrofon som kjerneutstyret i målesystemet, kombinerer pulsert akustisk emisjonsteknologi og post-invers filtreringsteknologi for å undertrykke signalbølgeformforvrengning, eliminerer prøvekantdiffraksjonslyd og flerveis interferenslyd i tidsdomenet, og passerer deretter. Den elektroniske rotasjonsteknologien til vektorhydrofonen realiserer lyden og reflekterer den effektive separasjonen av den direkte lyden og den endelige koeffektive lyden. oppnås ved å dele de to.

 

1 Måleprosess

For å forklare måleprinsippet til denne metoden, samtidig som måleprosessen forklares, gis de relaterte formelavlednings- og simuleringsresultatene.

 

1.1 Overføringsfunksjonsidentifikasjon og invers filterdesign av målesystemet Før prøven testes, bør overføringsfunksjonen til målesystemet innhentes først. Forskjellig fra den tradisjonelle lydtrykkhydrofonen inkluderer vektorhydrofonen en lydtrykkkanal og en vibrasjonshastighetskanal, så overføringsfunksjonen til hver målekanal til vektorhydrofonen må oppnås samtidig. Under målingen blir det ideelle pulssignalet utstrålt inn i vannmediet gjennom sendetransduseren, og deretter sendt til mottakspunktet gjennom den hydroakustiske kanalen, og til slutt mottatt av vektorhydrofonen og samlet opp av kollektoren. Derfor kan målesystemet deles inn i tre deler, nemlig signaloverføringssystemet, den akustiske undervannskanalen og signalmottakssystemet. Ta lydtrykkkanalen som et eksempel, den mottatte signalmodellen er vist i figur 1.

I figur 1 er s(f) det overførte signalspekteret, T(f), Hp(f) og R(f) er overføringsfunksjonene til sendesystemet, henholdsvis lydtrykk hydroakustisk kanal og signalmottakende system, og N(f) er bakgrunnsstøyspekteret, Y(f) er utgangssignalspekteret til målesystemet. Den post-inverse filtreringsteknikken er å designe et inverst filter for å kompensere T(f) og R(f) når overføringsfunksjonen til målesystemet er kjent. Ta lydtrykkkanalen som et eksempel for å illustrere det grunnleggende prinsippet for overføringsfunksjonsidentifikasjon av målesystemet. Metode 1 Betrakt signaloverføringssystemet og signalmottakssystemet som helhet, det vil si H(f) = T(f) + R(f). Inngangssignalet er x(t), systemets utgangssignal er y(t), bakgrunnsstøyen er n(t), Y(f) = H(f) X(f) + N(f) (1) hvor X(f), Y(f) og N(f) er Fourier-transformasjonen av systeminngangssignalet x(t), systemets utgangssignal y(t) og bakgrunnsstøyen henholdsvis n(t). Etter beregning er den estimerte verdien av H(f) ^H(f) =Gxy(f)Gxx(f) (2) der Gxy(f) er krysseffektspekteret til inngangssignalet og utgangssignalet til systemet, og Gxx(f) er selveffektspekteret til inngangssignalet til systemet.

 

I tillegg til de nevnte metodene for identifikasjon av målesystem, kan pseudo-tilfeldige sekvensidentifikasjonsteknikker også brukes. Metode 2 Anta at inngangssignalet x(t) til målesystemet er en pseudo-tilfeldig sekvens (MLS-sekvens), og utgangssignalet til systemet er y(t). Åpenbart er y(t) = x(t) * h(t) (3) hvor , * Betyr konvolusjon, h(t) er enhetsimpulsresponsfunksjonen til systemet. Beregn korrelasjonsfunksjonen mellom inngangssignalet og utgangssignalet til systemet, rxy = ∫x(τ) y(τ-t) dτ = h(t) * rxx(t) (4) hvor rxy er krysskorrelasjonen mellom inngangen og utgangen til systemet Funksjon, rxx er autokorrelasjonsfunksjonen til inngangssignalet. Fordi MLS-sekvensen har bedre autokorrelasjonsegenskaper, det vil si rxx(n) = δ(n)-1L + 1 . der L = 2m-1 er sekvenslengden, og m er rekkefølgen til den pseudo-tilfeldige sekvensen. Det er lett å se at den estimerte verdien av systemenhetens impulsresponsfunksjon ^h(t) er ^h(t) ≈ rxy (6) Ytterligere Fourier-transformasjon kan få den estimerte verdien ^H(f) til systemoverføringsfunksjonen til målesystemet. Etter å ha oppnådd ^H (f), utform det inverse filteret H-1( f) i frekvensdomenet som Hpost( f) =^H( f)| ^H( f) | 2 + q( 7) hvor , Q er et normalt tall, vanligvis 1 % av maksimumsverdien for | ^H (f) | 2. Simuleringsbetingelse 1 Den senderende transduseren og hydrofonen er plassert i et ekkofritt basseng på lik dybde, avstanden mellom de to er 1 m, og det utsendte signalet er en 16-ordens MLS-sekvens. Metode 1 og metode 2 brukes for å identifisere henholdsvis systemet. Forholdene er 10, 20 og 30 dB. Vurder fordeler og ulemper med identifiseringsresultatene for overføringsfunksjonen til de to metodene ved forskjellige signal-til-støy-forhold. I simuleringen simuleres enhetsimpulsresponsfunksjonen til systemet ved å legge til gaussiske pulser med senterfrekvenser på 1, 2, 4 og 8 kHz.

 

Figur 3 viser identifikasjonsresultatene for overføringsfunksjonen til målesystemet under de ovennevnte forholdene. Det kan sees fra figuren at de to systemidentifikasjonsmetodene beskrevet i denne artikkelen effektivt kan oppnå overføringsfunksjonen til målesystemet. Metode 1 har imidlertid visse krav til signal-til-støy-forholdet. Når signal-til-støy-forholdet er større enn 30 dB, er identifiseringsresultatet nøyaktig. Systemidentifikasjonsresultatet for metode 2 er bedre enn metode 1, og høypresisjonsidentifikasjonsresultater kan fortsatt oppnås under betingelsen med lavt signal-til-støyforhold. Dette er fordi bakgrunnsstøyen har en liten korrelasjon med eksitasjonssignalet til lydkilden, så denne metoden har en viss antistøyevne. Det følgende er en analyse av effektiviteten til målemetoden beskrevet i denne artikkelen gjennom simulering og numerisk beregning.

 

1.2 Behandling av observasjonsdata

1) Innhent observasjonsdata. Måleprinsippdiagrammet for undervanns akustisk transdusersensor  er vist i figur 4. I figuren er ri den direkte lydbanen, og avstanden fra vektorhydrofonen til prøven er d, den reflekterte lydbanen er ri + 2d, re = rs + rr er den diffrakterte lydbanen, rq er den reflekterte lydbanen ved bassenggrensen, pi er den direkte lyden, pr, er den reflekterte lyden, pr, den reflekterte kanten av dq Det er en flerveis interferenslyd.

 

Anta at eksitasjonssignalspekteret til den overførende transduseren er s(f), og den karakteristiske impedansen til mediet ignoreres. Uten tap av generalitet er frekvensdomeneuttrykket for signalet mottatt av den todimensjonale vektorhydrofonen P( f) = s( f) · 1 + Rs( f) e－jωτr+ D( f) e－jωτe + Rq( f) e－jωτx q(f) ·s(f)i)co + 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 formelen er Rs(f) prøvens akustiske refleksjonskoeffisient som avhenger av frekvensen og refleksjonskoeffisienten D(f) kantdiffraksjonskoeffisient, Rq(f) er refleksjonskoeffisienten for bassenggrensen, τr, τe og τq er tidsforsinkelsene for henholdsvis reflektert lyd, prøvekantdiffraksjonslyd, og bassenggrense-refleksjonslyd og direkte lyd. θi, θr, θe og θq er henholdsvis direkte lyd, reflektert lyd, sample edge diffraksjonslyd og bassenggrense refleksjonslyd Innfallsvinkelen til lydbølgen, Hpt(f), Hvxt(f) og Hvxt(f) representerer henholdsvis overføringsfunksjonen til hver målekanal i målesystemet.

 

2) Målesystemets overføringsfunksjonskompensasjon. Multipliser det utformede inverse filteret med frekvensspekteret til de korresponderende kanalobservasjonsdataene for å få det kompenserte signalet. Frekvensspekteret Ppost(f), Vxpost(f) og Vypost(f) er Ppost(f) ≈ s(f) ·1 + Rs(f) e－jωτr+ D(f) e(f) e(f) e e－jωτq Vxpost( f) ≈ s( f) · cos( θi) + Rs( f) e－jωτrcos( θr )+ D( f) e－jωτecos( θe) + Rq( f) τqj) τco y)ω(f) τqj) ≈ s( f) ·sin( θi) + Rs( f) e－jωτrsin( θr )+ D( f) e－jωτesin( θe) + Rq( f) e－jωτqsin( θq)

 

Simuleringsbetingelse 2 Anta at dybden til bassenget er 10 m, utsettingstransduseren, vektorhydrofonen og vanndybden h for prøven som skal testes er 5 m. Avstanden H fra sendertransduseren til prøven er 15 m, avstanden 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 signal-forhold på 3-0 dB. Ta lydtrykkkanalen som et eksempel for å verifisere effektiviteten til post-invers filterkompensasjon. I simuleringen er prøven som skal testes en aluminiumsplate med en tykkelse på 0,006 m og en geometrisk størrelse på 1 m×1 m. Kantdiffraksjonskoeffisienten til prøven simuleres med et lavpassfilter.

Figur 5 viser kompensasjonseffekten av lydtrykkkanalens post-invers filter. Figuren viser at signalbølgeformen etter kompensasjon er mer regelmessig og jevn, noe som effektivt undertrykker signalforvrengningen forårsaket av overføringsfunksjonen til målesystemet og bidrar til å eliminere interferens som kantdiffraksjonslyd.

 

3) Eliminer forstyrrende lyder. Beregn tidsforsinkelsen til reflektert lyd, samplediffraksjonslyd og bassenggrense-refleksjonslyd i henhold til målesystemets utplasseringsparametere, og utfør invers Fourier-transformasjon av ligning (9) for å få tidsdomenesignalet, legg deretter til et vindu for å avskjære det nyttige signalet, og utfør Fourier-blad-transformasjon, vi får Pc( f) = + s(f) ω(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 signalspekteret for hver kanal. Skille den direkte lyden og den reflekterte lyden, og få lydrefleksjonskoeffisienten til prøven. Anta at vektorhydrofonens veiledende asimut er ψ, og den beregnede sammensatte partikkelhastigheten Vc er Vc( f) = Vxc( f) cos( ψ) + Vyc( f) sin( ψ) (11) Pek først veiledende asimut til senderen La ψp = 2 felles prosess, og omitt (ledd 0, og omitt) s( f), og få den felles prosesseringsutgangen Ii som Ii = [Pc( f) + Vc( f)] 2ψ = 0 = 4 (12) Pek den veiledende asimuten til prøven igjen, det vil si la ψ = π, og utfør den felles prosesseringen av (p + vc) 2 for å få felles prosesseringsutgangen( f)] = ψ(Ir)] + 4 ［R2s(f) e－2jωτr］

 

2 Målefeilanalyse

Simuleringsbetingelse 3 Målesystemparametrene forblir uendret, det overførte signalet er et Butterworth-pulsert akustisk signal, og signalbåndbredden er 500 ~ 10 kHz. Uten å ta hensyn til diffraksjonseffekten til prøvekanten og påvirkningen av refleksjonslyden ved bassenggrensen, diskuteres signal-til-støy-forholdet. Når det er 20, 30 og 40 dB, endres måleresultatet med frekvensen. Måleresultatene og målings relative feilkurver under forskjellige signal-til-støy-forhold er vist. Det kan sees av figuren at den relative målingsfeilen dempes med frekvensoscillasjonen, og lavfrekvensbåndet påvirkes sterkt av signal-til-støy-forholdet; i tillegg, når signal-til-støy-forholdet er 20 dB, er endringstrenden til måleresultatet den samme som den teoretiske verdien, men måleresultatet har en større feil; lav Den store frekvensbåndsmålefeilen skyldes at den akustiske refleksjonskoeffisienten er liten, og små svingninger kan forårsake store relative feil. I selve testen vil, i tillegg til signal-til-støy-forholdet, også målesystemets plasseringsfeil ha innvirkning på måleresultatene. Følgende simulering analyserer virkningen av plasseringsfeilen i målesystemet. Simuleringsbetingelse 4 Parametrene til målesystemet forblir uendret, uavhengig av interferens som bakgrunnsstøy og prøvekantdiffraksjon. Avstanden H fra lydkilden til prøven er henholdsvis 5, 10 og 15 m. Det diskuteres når avstanden d fra vektorhydrofonen til prøven er 10 Måleresultatet ved % feil. Måleresultatene er gitt når avstanden H fra sendertransduseren til prøven er forskjellig, og avstanden d fra vektorhydrofonen til prøven har en feil på 10 %. Figuren viser at måleresultatet ikke er følsomt for feilen i avstanden mellom vektorhydrofonen og prøven; H Måleresultatene er ikke nesten sammenfallende på samme tid. Det kan ses at i selve testen er det bare nødvendig å velge riktig H i henhold til den geometriske størrelsen på målebassenget. Simuleringsbetingelse 5 Målesystemets parametere forblir uendret, uavhengig av interferens fra bakgrunnsstøy og prøvekantdiffraksjon. Avstanden d fra vektorhydrofonen til prøven er henholdsvis 5, 10 og 15 cm, og avstanden H fra sendertransduseren til prøven er 15 m, diskuter måleresultatene når det er 1 % feil i avstanden H fra sendertransduseren til prøven. Måleresultatene er gitt når avstanden d fra vektorhydrofonen til prøven er forskjellig, og avstanden H fra transduseren til prøven har en feil på 1 %. Av figuren kan man se at måleresultatet og den teoretiske verdien har samme trend med frekvens, og jo høyere frekvens, jo høyere frekvens. Resultatet er mer nøyaktig, og denne målemetoden er ikke følsom for feilen i avstanden mellom vektorhydrofonen og prøven.

3 Eksperimentell forskning og databehandling

 

Maskinvaresammensetningsblokkdiagrammet for målesystemet er vist i figur 11. Systemet består av en tørr ende og en våt ende. Den tørre enden er hovedsakelig sammensatt av vilkårlig signalgenerator, effektforsterker, vektorhydrofonkondisjoneringskrets og signalsamler, etc., som brukes til signalgenerering, overføring og innsamling. Den våte delen består hovedsakelig av en transduser, en lavfrekvent todimensjonal vektorhydrofon og en prøve for å måle prøven. Våtenden plasseres i et ekkofritt basseng med en geometrisk størrelse på 25 m×15 m×10 m, og lydsenteret er plassert 5 m under vann. Bassenget er dempet på seks sider, og nedre grense for lydabsorpsjon er 2 kHz. Prøven som skal testes er en aluminiumsplate med en geometrisk størrelse på 1m×1m×0,006 m. Sendertransduseren er hengt opp på kanten av kjøretøyet over bassenget, og avstanden H fra prøven er 4,95 m. Prøven er festet på løfte- og rotasjonsanordningen, og prøven kan roteres i en vinkel under måling og beveges jevnt i tre dimensjoner. Vektorhydrofonen er plassert i frontenden av prøven, og avstanden d fra overflaten av prøven er 5,5 cm. Den overførende transduseren er en sylindrisk lydkilde, og figur 12 viser dens transmisjonsspenningsresponskurve.

 

Det kan ses av fig. 12 at den sendende transduseren har dårlig strålingsevne under 2,5 kHz. Det effektive arbeidsfrekvensbåndet til den lavfrekvente todimensjonale vektorhydrofonen er 1 ~ 12 kHz. Under distribusjon peker vektoren Vy-kanalen til prøven som skal testes, og Vx peker mot bassengets vegg. Send først den 16-ordens pseudo-tilfeldige sekvensen for å identifisere og måle.

 

Figur 12 Sendespenningsresponskurve for den sendende transduseren

 

Systemoverføringsfunksjon og design inverst filter. Figur 13 viser overføringsfunksjonsidentifikasjonsresultatene til målesystemet. På figuren er hp(f), hvx(f) og hvy(f) de målte verdiene for overføringsfunksjonen til henholdsvis lydtrykkkanalen, vektor Vx-kanalen og Vy-kanalen til målesystemet; hpinv(f), hvxinv(f) og hvyinv(f) er henholdsvis den utformede inverse filteroverføringsfunksjonen.

Det kan sees fra figur 13 at vektor Vx-kanaloverføringsfunksjonens identifikasjonsresultat er ugyldig. Dette er fordi i utplasseringssituasjonen ovenfor, er 'gropen' til vektorhydrofonens Vx-kanal vendt mot lydkilden, og signalet mottatt av denne kanalen er kun bassenget. Veggen reflekterer det akustiske signalet, så resultatet av systemidentifikasjonen er unøyaktig. Hold den romlige posisjonen og orienteringen til den sendende transduseren og vektorhydrofontransduseren uendret, legg ned prøven og sender det Butterworth-pulsede akustiske signalet med en båndbredde på 500 til 12,5 kHz. Figur 14 viser originaldata og modifiserte signalbølgeformer mottatt av hver kanal i vektorhydrofonen. Det kan sees fra figur 14 at tidsdomenebølgeformen til signalet etter den inverse filterkorreksjonen blir regelmessig og energien er mer konsentrert. Beregn deretter tidsforsinkelsen til den direkte lyden og den reflekterte lyddiffraksjonslyden fra prøvekanten i henhold til de romlige layoutparametrene til målesystemet, og legg til vinduer for å avskjære de nyttige dataene, og beregn den normale lydrefleksjonskoeffisienten til prøven som vist i figur 15.

Figur 15 viser måleresultatene før og etter kompensering. Det kan sees at måleresultatet av overføringsfunksjonen til det ukompenserte målesystemet har en stor feil og er nesten ugyldig. Målenøyaktigheten er betydelig forbedret etter den post-inverse filterbehandlingen. Når frekvensen er større enn 2,5 kHz, er målefeilen etter post-invers filterkorreksjon liten, og måleresultatet under 2,5 kHz har stor feil. Årsaken er at lavfrekvente overføringsevnen til den sendende transduseren er begrenset, og lavfrekvente komponenter i signalet er nedsenket i bakgrunnsstøyen, så måleresultatet er dårlig.

 

4 Konklusjon

Denne artikkelen foreslår en metode for å måle den normale akustiske refleksjonskoeffisienten for akustiske undervannsmaterialer basert på en enkelt vektorhydrofon. Denne metoden vil pulsere. Kombinasjonen av impulsemisjonsteknologi, vektorsignalbehandlingsteknologi og post-invers filterteknologi, gjennom post-invers filterteknologi for å motta vektorhydrofonen.

 

Data kompenseres, signalforvrengningen forårsaket av overføringsfunksjonen til målesystemet undertrykkes, og kantdiffraksjonslyden og flerveiene til prøven elimineres i tidsdomenet.Signalinterferens forbedrer målenøyaktigheten. Måleprinsippet er utledet teoretisk, påvirkning av målesystemfeil studeres gjennom numerisk beregning og simulering, og eksperimentell forskning utføres. De numeriske beregnings- og simuleringsresultatene viser at målemetoden beskrevet i denne artikkelen har visse krav til signal-til-støy-forholdet; Unøyaktig og ufølsom systemdistribusjon. De eksperimentelle resultatene viser at metoden beskrevet i denne artikkelen effektivt kan realisere frifelts storskala måling av den normale akustiske refleksjonskoeffisienten til undervanns akustiske materialer, men på grunn av begrensningen av lavfrekvent strålingsevne til den overførende transduseren, er lavfrekvent målefeil relativt stor.