Mätmetod för akustisk reflektionskoefficient för akustiska undervattensmaterial med enkelvektorhydrofon

Det är mål att studera förändringarna i formen och geometriska positionen för konkavans akustiska brännvidd. sfärisk ultraljudsgivare när ljudintensiteten är hög och mediet har stor dämpning. Ur den fysiska akustikens perspektiv analyseras effekterna av olinjäritet och mediadämpning orsakad av hög ljudintensitet på ljudets brännvidd, och integralens linjära superpositionsalgoritm används för att utföra numeriska simuleringsberäkningar. Både teoretisk analys och numerisk beräkning visar att med ökningen av ljudintensiteten och medelhög dämpning, har den akustiska fokalzonens geometriska position ett framsteg på millimeternivå längs den akustiska axeln i riktning mot givaren; samtidigt, den akustiska fokalzonen. Formen förändrades gradvis från en symmetrisk lång ellipsoid till en kort ellipsoid med 'fett huvud och tunn svans'.

 

Hög ljudintensitet och medelhög dämpning har ett viktigt inflytande på placeringen och formen av ljudfokusområdet för den konkava sfäriska givaren. Full hänsyn bör tas till den exakta placeringen och doskontrollen av HIFU-utrustning, utformningen av inspektionsstandarder och till och med den kliniska tillämpningen.

 

mitt land har gjort anmärkningsvärda genombrott i utvecklingen och den kliniska tillämpningen av högintensivt fokuserat ultraljud (HIFU-utrustning). Men för att verkligen uppnå exakt positionering och behandlingsdoskontroll på utrustningen, så att klinisk behandling kan uppnå den idealiska effekten att effektivt döda lesionen utan att skada de omgivande normala vävnaderna, finns det fortfarande många teoretiska och tekniska frågor som måste studeras och lösas på djupet. Inhemska och utländska experimentella studier på bildandet av skador av HIFU i biologiska vävnader har visat att med ökningen av ljudintensiteten rör sig fokuszonens position framåt och gradvis ändras från en lång ellipsoid till en 'grodyngelform' eller en 'konform'. Även om utländsk litteratur på senare år har gjort några kvalitativa förklaringar till ovanstående fenomen genom att numeriskt lösa den ickelinjära akustiska vågutbredningsekvationen (KZK-ekvationen), men beräkningsproceduren är komplicerad och det fysiska sambandet i beräkningsprocessen är oklart. Av denna anledning tar denna artikel den konkava sfäriska fokuseringsgivaren som ett exempel, och diskuterar problemet genom att studera inverkan av mediumdämpningen och de olinjära utbredningsegenskaperna under hög ljudintensitet på ljudets brännvidd.

 

I vårt tidigare arbete, baserat på Kirchhoff-diffraktionsintegralen, har vi härlett uttrycket för ljudtrycket vid vilken punkt som helst i det enfrekventa ljudfältet under villkoret av ett linjärt ljudfält med en konkav sfärisk fokuserande givare med likformig strålning på ytan (även kallad For Rayleigh-punkter).

 

Från analysen av icke-linjär akustikteori, när ljudtrycket för den enkelfrekventa sinusvågen som utstrålas från givarens yta in i mediet är tillräckligt stort, kallas det en 'ändlig amplitudvåg', som utbreder sig ett visst avstånd i mediet (kallat det diskontinuerliga avståndet). ), kommer vågformen att förvrängas till en sågtandsvåg, som också kan betraktas som en stötvåg. Förutom grundfrekvensen för den ursprungliga emissionen, inkluderar frekvensspektrumet för denna våg också en serie högre övertoner. De genereras gradvis genom att kontinuerligt absorbera energi från grundvågen under utbredningen av ljudvågor, det vill säga vävnadsövertonerna inom ultraljudsmedicin. Amplitudkoefficienten kan användas för att beskriva utbredningen av övertoner av hög ordning med utbredningsavståndet och förhållandet mellan energiförändringar under utbredningen.

 

Sågtandsvågen bildar ett avstånd, så det är en dimensionslös storhet som reflekterar utbredningsavståndet. Utifrån detta har vi beräknat amplitudkoefficientkurvan för grundvågen och de första 3 övertonerna. När ljudvågen fortplantar sig i mediet avtar ljudtrycket exponentiellt med avståndet, vilket kan uttryckas i en form. För generella mjukdelar är dämpningskoefficienten TM ungefär proportionell mot frekvensen. För att förenkla beräkningen uttrycker den här artikeln dämpningskoefficienten för varje harmonisk komponent som där α är ljuddämpningssystemet för den grundläggande frekvensljudvågen i biologiska vävnader per enhetsavstånd.

 

 

Det bör inkludera ljudabsorption och spridning av vävnaden. Efter att ha beaktat ovanstående två faktorer (icke-linjäritet och dämpning), kan uttrycket av ljudtrycket i det fokuserade ljudfältet utökas till följande form: är vågtalet för varje överton. Denna formel är vad vi kallar den linjära superpositionsalgoritmen för Rayleigh-integralen.

 

Resultat:

 

1 Inverkan av medelhög dämpning på ljudets brännvidd. Parametrarna för enhetens konkava sfäriska givare som används i detta dokument är: krökningsradie R = 15 cm, aperturradie a = 42 cm, arbetsfrekvens f = 1,7 MHz. Om man antar att mediet är allmän mjuk vävnad, är dess dämpningskoefficient α i intervallet 01-30dB gryta (cm·Mz). Mediets ljudhastighet, densitet och andra parametrar tas enligt relevant litteratur. För att studera dämpningskoefficienten som en enskild påverkansfaktor behöver endast en enstaka frekvens, nämligen grundfrekvensen, beräknas och analyseras för förändringslagen för ljudfokusdomänen med olika α-värden. Av denna anledning, i formeln, utfördes en serie numeriska beräkningar genom att ta M=1. Resultaten visar att med ökningen av dämpningen, det vill säga när α = 0,3, 13 och 23dB gryta (cm·Mhz), ändras formen på det -6dB akustiska fokalområdet gradvis från en lång ellipsoid till en kort ellipsoid, och dess långa axel1 och korta axel .

 

2. De är 111, 104 respektive 92. Placeringen av fokalzonen (position på den akustiska axeln), de två senare är 30 mm respektive 65 mm före den förra längs givarens akustiska axel. Samtidigt är huvudet på fokalzonen (änden nära givaren) mer 'fet' än dess svans (änden långt från givaren).

 

2 Effekten av icke-linjäritet orsakad av hög ljudintensitet på ljudfokusområdet är densamma, ytstrålningsljudtrycket betraktas som en enda faktor, och dess värden är respektive 44, 73, 4 MPa, andα = 3dB gryta (cm·MHz). Med tanke på att dämpningen av mediet ökar snabbt med ökningen av övertonsfrekvensen, behöver antalet övertoner inte vara för många. Beräkningsresultaten visar att: när ljudtrycket från ytstrålningen ökar förändras fokuszonens position och form till skillnad från när dämpningskoefficienten ändras. Den är så stor, men dess ändrade lag är liknande. Det vill säga, positionerna för de två senare fokalområdena flyttas framåt med 16 mm respektive 21 mm; förhållandet mellan den långa och korta axeln för 6dB-fokalområdet är 119, 116 respektive 113, och huvudet på fokalområdet har också en tendens att bli 'fet'.

 

3 Den kombinerade effekten av dämpning och olinjäritet på ljudets brännvidd.

Ovanstående två faktorer införlivas samtidigt i formel (3) för beräkning. Figur 3(a) respektive figur 3(b) visar att α=3dB gryta (cm·MHz), P′ 0=44MPa och α=2,3dB gryta (cm·MHz), P′0=44MPa

När dämpning och olinjära effekter beaktas samtidigt är konturen av iso-ljudtrycklinjen i fokalzonen beräkningsresultatet i figuren. Jämfört med de två har fokalzonens position flyttats framåt med 8,4 mm, och förhållandet mellan fokalzonens stora och små axlar har ändrats från 11,9 till 8,5. Det visar att förändringstrenden för fokalzonen orsakad av dämpningskoefficienten och olinjäriteten är densamma, så den övergripande effekten förstärks.

 

 

avslutningsvis

De teoretiska analys- och beräkningsresultaten i denna uppsats visar att: hög ljudintensitet och medelhög dämpning har ett viktigt inflytande på formen och placeringen av ljudets fokalzon; ju större dämpningskoefficienten för mediet är, desto högre ljudintensitet (det vill säga desto starkare olinjäritet) och ljudfokus Ju närmare fältet är givaren; förhållandet mellan de långa och korta axlarna i fokalfältet blir också mindre, det vill säga dess form ändras gradvis från en lång ellipsoid till en kort ellipsoid, och huvudet på ljudfokusområdet blir 'fett' än svansen. Fenomen, formen tenderar att vara 'morot'. Ovanstående slutsatser ger ett underlag för att kvantitativt analysera förändringslagen för ljudfokusområdet för HIFU-ljudfältet, och vidare studera sambandet mellan ljudfokusområdet och skadeområdet.

 

Stort prov mätmetod för akustisk reflektionskoefficient på akustiska undervattensmaterial med enkel vektorhydrofon

 

För att realisera den fria bredbandsmätningen av den normala akustiska reflektionskoefficienten för akustiska undervattensmaterial, används en enkel vektorhydrofon som kärnutrustningen i mätsystemet, kombinerat med pulsakustisk emissionsteknik och post-invers filtersignalbehandlingsteknik, föreslås en enkel vektorhydrofon baserad på enkelvektorhydrofon. Den fria bredbandsmätmetoden för den normala akustiska reflektionskoefficienten för det akustiska undervattensmaterialet i det akustiska undervattensmaterialet, genom vektorhydrofonens elektroniska rotationsteknik för att realisera den effektiva separationen av det direkta ljudet och det reflekterade ljudet. Inverkan av mätsystemfelet och signal-brusförhållandet för den mottagna signalen på mätresultatet diskuteras. Denna metod har vissa krav på signal-brusförhållandet, men den är inte känslig för mätsystemfelet. De experimentella testresultaten visar att: Jämfört med de experimentella testresultaten utan post-invers filtreringsbearbetning, förbättrar metoden som beskrivs i artikeln avsevärt mätprestanda, men begränsad av den sändande givarens lågfrekventa emissionsförmåga, de experimentella resultaten är över 2,5 kHz och De teoretiska värdena överensstämmer bra.

 

Den akustiska reflektionskoefficienten är en viktig parameter som kännetecknar den akustiska prestandan hos akustiska undervattensmaterial. För närvarande kan mätmetoderna för den akustiska reflektionskoefficienten för akustiska undervattensmaterial grovt delas in i laboratoriets akustiska rörmetoden för små prover och mätmetoden för stort provfritt fält. Mätning av stort provfritt fält utförs vanligtvis i en stor ekofri pool. Genom att lägga ljuddämpande material på poolens gräns för att absorbera det reflekterade ljudet från poolgränsen, är signalen som tas emot av hydrofonen endast det direkta ljudet och det reflekterade ljudet från provet. Men på grund av begränsningen av den nedre gränsen för den ekofria poolen är den lågfrekventa flervägseffekten uppenbar; dessutom störs frittfältsmätmetoden mestadels av provets kantdiffraktionseffekt, och denna interferens är särskilt allvarlig i lågfrekvensbandet. För att lösa ovanstående problem används impulsljudtestteknik i stor utsträckning vid mätning av akustiska parametrar för akustiska undervattensmaterial. Det är dess nyckelteknologi att sända pulsade akustiska signaler med kontrollerbara vågformer och utan distorsion. Emellertid begränsar överföringsfunktionen hos den sändande givaren den lägre frekvensen av impulsljudtestteknik i begränsat mätutrymme. Av denna anledning har en mängd olika kompensationsmetoder föreslagits, såsom bredbandspulsöverlagringsmetoden som föreslagits av Li Shui et al. Denna metod använder inversfiltreringsteknik för att förbehandla excitationssignalen från den sändande givaren för att kompensera överföringsfunktionen hos den sändande givaren, så att signalen som utstrålas av den sändande givaren är en idealisk skarp puls, som effektivt minskar den nedre gränsfrekvensen för mätningen.

 

Till skillnad från ovanstående metod behandlar 'post-invers filtreringsteknik' signalen vid den mottagande änden av hydrofonen för att uppnå syftet att kompensera frekvenssvaret hos den sändande givaren. 'post-invers filterteknik' används i det akustiska röret för att uppnå bredbandsmätning av ljudabsorptionskoefficienten för akustiska undervattensmaterial . Denna metod erhåller först mätsystemets överföringsfunktion, kompenserar sedan observationssignalen och erhåller slutligen den akustiska reflektionskoefficienten för provet genom att dividera det kompenserade observationssignalens amplitudspektrum med standardprovets reflektionssignalamplitudspektrum, och beräknar vidare absorptionsljudkoefficienten. På senare år har vektorsensorer framgångsrikt använts för mätning av akustiska parametrar för aeroakustiska material, såsom ytimpedansmetoden och ljudintensitetsmetoden. Vektorhydrofonen kan ta upp ljudfältsinformationen synkront och vid samma punkt, vilket utökar eftersignalbehandlingsutrymmet, och den gemensamma behandlingen av ljudtrycks- och vibrationshastighetssignaler kan bilda en viss rumslig riktning, vilket kan störa diffraktionsljudet från sampelkanten. Till en viss grad av undertryckning är det onödigt att använda en konventionell stor ljudtrycksmottagningsgrupp, vilket minskar komplexiteten i mätsystemet. Samtidigt kan den utgående maximala riktningen för den kombinerade bearbetningen av ljudtryck och vibrationshastighet hos vektorhydrofonen riktas till en förutbestämd riktning genom elektronisk rotationsteknik, vilket underlättar effektiv peeling av direkt ljud och reflekterat ljud. Dessutom har vektorhydrofonen också fördelarna med god lågfrekvent riktning och motståndskraft mot isotropt brus. Jämfört med den traditionella ljudtryckshydrofonen har det därför vissa fördelar att använda en vektorhydrofon för att testa ljudreflektionskoefficienten för ett material. Detta dokument presenterar en mätmetod med bredband för den normala akustiska reflektionskoefficienten för akustiska undervattensmaterial med ett stort fritt fältprov. Denna metod använder en enkel vektorhydrofon som kärnutrustningen i mätsystemet, kombinerar pulsad akustisk emissionsteknologi och post-invers filtreringsteknik för att undertrycka signalvågformsdistorsion, eliminerar sample edge diffraktionsljud och flervägsinterferensljud i tidsdomänen, och passerar sedan. Den elektroniska rotationstekniken för vektorhydrofonen realiserar ljudet och reflekterar den effektiva separationen av det normala ljudet och den slutliga koeffektiva ljudet. erhålls genom att dela de två.

 

1 Mätprocess

För att förklara mätprincipen för denna metod, samtidigt som mätprocessen förklaras, ges de relaterade formelhärlednings- och simuleringsresultaten.

 

1.1 Överföringsfunktionens identifiering och omvänd filterdesign av mätsystemet Innan provet testas bör överföringsfunktionen för mätsystemet erhållas först. Till skillnad från den traditionella ljudtryckshydrofonen inkluderar vektorhydrofonen en ljudtryckskanal och en vibrationshastighetskanal, så överföringsfunktionen för varje mätkanal i vektorhydrofonen måste erhållas samtidigt. Under mätningen utstrålas den ideala pulssignalen in i vattenmediet genom den sändande givaren, och sänds sedan till mottagningspunkten genom den hydroakustiska kanalen och tas slutligen emot av vektorhydrofonen och samlas upp av kollektorn. Därför kan mätsystemet delas upp i tre delar, nämligen signalsändningssystemet, den akustiska undervattenskanalen och signalmottagningssystemet. Med ljudtryckskanalen som ett exempel, visas den mottagna signalmodellen i figur 1.

I figur 1 är s(f) det sända signalspektrumet, T(f), Hp(f) och R(f) är överföringsfunktionerna för det sändande systemet, den hydroakustiska ljudtryckskanalen och det signalmottagande systemet, och N(f) är bakgrundsbrusspektrumet, Y(f) är mätsystemets utsignalspektrum. Den post-inversa filtreringstekniken är att utforma ett inverst filter för att kompensera T(f) och R(f) när överföringsfunktionen för mätsystemet är känd. Ta ljudtryckskanalen som ett exempel för att illustrera grundprincipen för överföringsfunktionsidentifieringen av mätsystemet. Metod 1 Betrakta det signalsändande systemet och det signalmottagande systemet som helhet, det vill säga H(f) = T(f) + R(f). Insignalen är x(t), systemets utsignal är y(t), bakgrundsbruset är n(t), Y(f) = H(f) X(f) + N(f) (1) där X(f), Y(f) och N(f) är Fouriertransformen av systemingångssignalen x(t), systemets utsignal y(t) respektive bakgrundsbruset n(t). Efter beräkning är det uppskattade värdet av H(f) ^H(f) =Gxy(f)Gxx(f) (2) där Gxy(f) är korseffektspektrumet för insignalen och utsignalen från systemet, och Gxx(f) är själveffektspektrumet för systemets insignal.

 

Förutom de tidigare nämnda metoderna för identifiering av mätsystem kan pseudo-slumpmässiga sekvensidentifieringstekniker också användas. Metod 2 Antag att insignalen x(t) för mätsystemet är en pseudo-slumpmässig sekvens (MLS-sekvens), och utsignalen från systemet är y(t). Uppenbarligen är y(t) = x(t) * h(t) (3) där , * Betyder faltning, h(t) är enhetens impulssvarsfunktion för systemet. Beräkna korrelationsfunktionen mellan insignalen och systemets utsignal, rxy = ∫x(τ) y(τ-t) dτ = h(t) * rxx(t) (4) där rxy är korskorrelationen mellan ingången och utsignalen från systemet Funktion, rxx är insignalens autokorrelationsfunktion. Eftersom MLS-sekvensen har bättre autokorrelationsegenskaper, det vill säga rxx(n) = 5(n)-1L + 1 . där L = 2m-1 är sekvenslängden och m är ordningen för den pseudo-slumpmässiga sekvensen. Det är lätt att se att det uppskattade värdet för systemenhetens impulssvarsfunktion ^h(t) är ^h(t) ≈ rxy (6) Ytterligare Fouriertransformation kan erhålla det uppskattade värdet ^H(f) för systemöverföringsfunktionen för mätsystemet. Efter att ha erhållit ^H (f), designa det inversa filtret H-1( f) i frekvensdomänen som Hpost( f) =^H( f)| ^H(f) | 2 + q( 7) där Q är ett normalt tal, vanligtvis 1 % av det maximala värdet av | ^H (f) | 2. Simuleringsvillkor 1 Den sändande givaren och hydrofonen är placerade i en ekofri bassäng på lika djup, avståndet mellan de två är 1 m, och den sända signalen är en 16-ordnings MLS-sekvens. Metod 1 och metod 2 används för att identifiera systemet respektive. Förhållandena är 10, 20 och 30 dB. Bedöm fördelarna och nackdelarna med identifieringsresultaten för överföringsfunktionen för de två metoderna vid olika signal-brus-förhållanden. I simuleringen simuleras systemets enhetsimpulssvarsfunktion genom att addera Gausspulser med mittfrekvenser på 1, 2, 4 och 8 kHz.

 

Figur 3 visar identifieringsresultaten för överföringsfunktionen för mätsystemet under ovanstående förhållanden. Det kan ses från figuren att de två systemidentifieringsmetoderna som beskrivs i denna artikel effektivt kan erhålla överföringsfunktionen för mätsystemet. Metod 1 har dock vissa krav på signal-brusförhållandet. När signal-brusförhållandet är större än 30 dB är identifieringsresultatet korrekt. Systemidentifieringsresultatet för metod 2 är bättre än det för metod 1, och högprecisionsidentifieringsresultat kan fortfarande erhållas under villkoret av lågt signal-brusförhållande. Detta beror på att bakgrundsbruset har en liten korrelation med ljudkällans excitationssignal, så denna metod har en viss antibrusförmåga. Följande är en analys av effektiviteten av mätmetoden som beskrivs i denna artikel genom simulering och numerisk beräkning.

 

1.2 Behandling av observationsdata

1) Skaffa observationsdata. Mätprincipdiagrammet för undervattens akustisk givare  visas i figur 4. I figuren är ri den direkta ljudvägen, och avståndet från vektorhydrofonen till samplet är d, den reflekterade ljudvägen är ri + 2d, re = rs + rr är den diffrakterade ljudvägen, rq är den reflekterade ljudvägen vid bassänggränsen, pi är det direkta ljudet, pr, är det reflekterade ljudet, pr, är det reflekterade ljudet, pr, det reflekterade ljudet, p, det reflekterade ljudet Det är ett flervägsstörningsljud.

 

Antag att excitationssignalspektrumet för den sändande omvandlaren är s(f), och den karakteristiska impedansen för mediet ignoreras. Utan förlust av generalitet är frekvensdomänuttrycket för signalen som tas emot av den tvådimensionella vektorhydrofonen P( f) = s( f) · 1 + Rs( f) e－jωτr+ D( f) e－jωτe + Rq( f) e－jωτq 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 formeln är Rs(f) samplets akustiska reflektionskoefficient D(f) som beror på frekvensen och reflektionskoefficienten D(f) kantdiffraktionskoefficient, Rq(f) är poolgränsens reflektionskoefficient, τr, τe och τq är tidsfördröjningarna för reflekterat ljud, sampelkantdiffraktionsljud och poolgränsreflektionsljud respektive direkt ljud. θi, θr, θe och θq är direktljud, reflekterat ljud, sampelkantdiffraktionsljud respektive poolgränsreflektionsljud Ljudvågens infallsvinkel, Hpt(f), Hvxt(f) respektive Hvxt(f) representerar överföringsfunktionen för varje mätkanal i mätsystemet.

 

2) Mätsystemets överföringsfunktionskompensation. Multiplicera det designade inversa filtret med frekvensspektrumet för motsvarande kanalobservationsdata för att erhålla den kompenserade signalen. Frekvensspektrumet Ppost(f), Vxpost(f) och Vypost(f) är Ppost(f) ≈ s(f) ·1 + Rs(f) e－jωτr+ D(f) e(f) ωω(f) e e－jωτq Vxpost( f) ≈ s( f) · cos( θi) + Rs( f) e－jωτrcos( θr )+ D( f) e－jωτecos( θe) + Rq( f) τqj) τqj) τ ≈ s( f) ·sin( θi) + Rs( f) e－jωτrsin( θr )+ D( f) e－jωτesin( θe) + Rq( f) e－jωτqsin( θq)

 

Simuleringsvillkor 2 Antag att poolens djup är 10 m, utskjutningsgivaren, vektorhydrofonen och vattendjupet h för provet som ska testas är 5 m. Avståndet H från den sändande givaren till provet är 15 m, avståndet d från vektorhydrofonen till provet är 10 cm, den sändande signalen är en Butterworth-pulssignal, signalbandbredden är 500-10 kHz, och samplingsfrekvensen fs = 131 072 Hz-till-noisesignal-förhållande på 3-0 dB. Ta ljudtryckskanalen som ett exempel för att verifiera effektiviteten av post-invers filterkompensation. I simuleringen är provet som ska testas en aluminiumplatta med en tjocklek på 0,006 m och en geometrisk storlek på 1 m×1 m. Kantdiffraktionskoefficienten för provet simuleras med ett lågpassfilter.

Figur 5 visar kompensationseffekten av ljudtryckskanalens post-inversa filter. Figuren visar att signalvågformen efter kompensation är mer regelbunden och jämn, vilket effektivt undertrycker signaldistorsionen som orsakas av mätsystemets överföringsfunktion och hjälper till att eliminera störningar såsom kantdiffraktionsljud.

 

3) Eliminera störningsljud. Beräkna tidsfördröjningen för reflekterat ljud, sampeldiffraktionsljud och poolgränsreflektionsljud enligt mätsystemets utbyggnadsparametrar, och utför invers Fouriertransform av ekvation (9) för att erhålla tidsdomänsignalen, lägg sedan till ett fönster för att fånga upp den användbara signalen, och utför Fourier Leaf-transformation, vi får Pc(f) = + s(f) ωe(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)] där Pc(f), Vxc(f) och Vyc(f) är respektive signalspektrum för varje kanal. Separera det direkta ljudet och det reflekterade ljudet och erhåll ljudreflektionskoefficienten för samplet. Antag att vektorhydrofonens vägledande azimut är ψ, och den beräknade sammansatta partikelhastigheten Vc är Vc( f) = Vxc( f) cos( ψ) + Vyc( f) sin( ψ) (11) Rikta först den styrande azimuten mot sändaren. Låt ψp = 0, och utför (2 led + vc) termen. s( f), och få den gemensamma bearbetningsutgången Ii som Ii = [Pc(f) + Vc(f)] 2ψ = 0 = 4 (12) Peka den guidande azimuten mot provet igen, det vill säga låt ψ = π, och utför den gemensamma bearbetningen av (p + vc) 2 för att erhålla den gemensamma bearbetningsutgången (f)] = ψ(Ir) + 4 ［R2s(f) e－2jωτr］

 

2 Mätfelsanalys

Simuleringsvillkor 3 Mätsystemets parametrar förblir oförändrade, den sända signalen är en Butterworth-pulsad akustisk signal och signalens bandbredd är 500 ~ 10 kHz. Utan att beakta diffraktionseffekten av sampelkanten och påverkan av reflektionsljudet vid poolgränsen diskuteras signal-brusförhållandet. När det är 20, 30 och 40 dB ändras mätresultatet med frekvensen. Mätresultaten och mätnings relativa felkurvor under olika signal-brus-förhållanden visas. Det kan ses från figuren att det relativa mätfelet dämpas med frekvensoscillationen, och lågfrekvensbandet påverkas kraftigt av signal-brusförhållandet; dessutom, när signal-brusförhållandet är 20 dB, är förändringstrenden för mätresultatet densamma som det teoretiska värdet, men mätresultatet har ett större fel; låg Det stora frekvensbandets mätfel beror på att den akustiska reflektionskoefficienten är liten och små fluktuationer kan orsaka stora relativa fel. I själva testet kommer, förutom signal-brusförhållandet, även mätsystemets placeringsfel att påverka mätresultaten. Följande simulering analyserar effekten av placeringsfelet i mätsystemet. Simuleringsvillkor 4 Mätsystemets parametrar förblir oförändrade, oavsett störningar som bakgrundsljud och provkantdiffraktion. Avståndet H från ljudkällan till samplet är 5, 10 respektive 15 m. Det diskuteras när avståndet d från vektorhydrofonen till provet är 10. Mätresultatet vid % fel. Mätresultaten ges när avståndet H från sändargivaren till provet är annorlunda, och avståndet d från vektorhydrofonen till provet har ett 10 % fel. Figuren visar att mätresultatet inte är känsligt för felet i avståndet mellan vektorhydrofonen och provet; H Mätresultaten är inte nästan sammanfallande samtidigt. Det kan ses att i själva testet är det bara nödvändigt att välja rätt H enligt den geometriska storleken på mätbassängen. Simuleringsvillkor 5 Mätsystemets parametrar förblir oförändrade, oavsett interferens från bakgrundsbrus och provkantdiffraktion. Avståndet d från vektorhydrofonen till provet är 5, 10 respektive 15 cm, och avståndet H från den sändande givaren till provet är 15 m, diskutera mätresultaten när det finns ett 1 % fel i avståndet H från sändargivaren till provet. Mätresultaten ges när avståndet d från vektorhydrofonen till provet är annorlunda och avståndet H från den sändande omvandlaren till provet har ett fel på 1 %. Av figuren kan man se att mätresultatet och det teoretiska värdet har samma trend med frekvens, och ju högre frekvens desto högre frekvens. Resultatet är mer exakt, och denna mätmetod är inte känslig för felet i avståndet mellan vektorhydrofonen och provet.

3 Experimentell forskning och databehandling

 

Hårdvarusammansättningsblockdiagrammet för mätsystemet visas i figur 11. Systemet består av en torr ände och en våt ände. Den torra delen består huvudsakligen av godtycklig signalgenerator, effektförstärkare, vektorhydrofonkonditioneringskrets och signalsamlare, etc., som används för signalgenerering, överföring och förvärv. Den våta delen består huvudsakligen av en sändande givare, en lågfrekvent tvådimensionell vektorhydrofon och ett prov för att mäta provet. Våtänden placeras i en ekofri bassäng med en geometrisk storlek på 25 m×15 m×10 m, och ljudcentralen är placerad 5 m under vattnet. Poolen är dämpad på sex sidor och den nedre gränsen för ljudabsorption är 2 kHz. Provet som ska testas är en aluminiumplatta med en geometrisk storlek på 1m×1m×0,006 m. Sändargivaren är upphängd på kanten av fordonet ovanför poolen, och avståndet H från provet är 4,95 m. Provet är fixerat på lyft- och rotationsanordningen och provet kan roteras i en vinkel under mätningen och förflyttas smidigt i tre dimensioner. Vektorhydrofonen placeras vid den främre änden av provet och avståndet d från provets yta är 5,5 cm. Den sändande omvandlaren är en cylindrisk ljudkälla, och figur 12 visar dess svarskurva för transmissionsspänningen.

 

Det framgår av fig. 12 att den sändande givaren har en dålig strålningsförmåga under 2,5 kHz. Det effektiva arbetsfrekvensbandet för den lågfrekventa tvådimensionella vektorhydrofonen är 1 ~ 12 kHz. Under distributionen pekar vektorn Vy-kanalen på provet som ska testas och Vx pekar på poolens vägg. Sänd först 16-ordningens pseudo-slumpmässiga sekvens för att identifiera och mäta.

 

Figur 12 Svarskurva för sändningsspänning för den sändande givaren

 

Systemöverföringsfunktion och designinverst filter. Figur 13 visar överföringsfunktionens identifieringsresultat för mätsystemet. I figuren är hp(f), hvx(f) och hvy(f) de uppmätta värdena för överföringsfunktionen för ljudtryckskanalen, vektorns Vx-kanal respektive Vy-kanalen i mätsystemet; hpinv(f), hvxinv(f) och hvyinv(f) är den designade inversa filteröverföringsfunktionen.

Det kan ses från figur 13 att identifieringsresultatet för vektor Vx-kanalöverföringsfunktionen är ogiltigt. Detta beror på att i ovanstående utbyggnadssituation är 'gropen' för vektorhydrofonens Vx-kanal vänd mot ljudkällan, och signalen som tas emot av denna kanal är endast poolen. Väggen reflekterar den akustiska signalen, så systemets identifieringsresultat är felaktigt. Behåll den rumsliga positionen och orienteringen för den sändande givaren och vektorhydrofongivaren oförändrad, lägg ner provet och överför den Butterworth-pulsade akustiska signalen med en bandbredd på 500 till 12,5 kHz. Figur 14 visar originaldata och modifierade signalvågformer som tas emot av varje kanal i vektorhydrofonen. Det kan ses från figur 14 att tidsdomänvågformen för signalen efter den inversa filterkorrigeringen blir regelbunden och energin är mer koncentrerad. Beräkna sedan tidsfördröjningen för det direkta ljudet och det reflekterade ljuddiffraktionsljudet från sampelkanten enligt mätsystemets rumsliga layoutparametrar, och lägg till fönster för att fånga upp användbara data och beräkna den normala ljudreflektionskoefficienten för provet som visas i figur 15.

Figur 15 visar mätresultaten före och efter kompensation. Det kan ses att mätresultatet för överföringsfunktionen för det okompenserade mätsystemet har ett stort fel och är nästan ogiltigt. Mätnoggrannheten förbättras avsevärt efter den post-inversa filterbehandlingen. När frekvensen är större än 2,5 kHz är mätfelet efter den post-inversa filterkorrigeringen litet, och mätresultatet under 2,5 kHz har ett stort fel. Anledningen är att den sändande givarens lågfrekventa överföringsförmåga är begränsad, och de lågfrekventa komponenterna i signalen är nedsänkta i bakgrundsbruset, så mätresultatet är dåligt.

 

4 Slutsats

Denna artikel föreslår en metod för att mäta den normala akustiska reflektionskoefficienten för akustiska undervattensmaterial baserat på en enkel vektorhydrofon. Denna metod kommer att pulsera. Kombinationen av impulsemissionsteknik, vektorsignalbehandlingsteknik och post-invers filterteknik, genom post-invers filterteknik för att ta emot vektorhydrofonen.

 

Data kompenseras, signaldistorsionen som orsakas av mätsystemets överföringsfunktion undertrycks och kantdiffraktionsljudet och sampelets flervägssignal elimineras i tidsdomänen. Signalstörningar förbättrar mätnoggrannheten. Mätprincipen härleds teoretiskt, påverkan av mätsystemfel studeras genom numerisk beräkning och simulering och experimentell forskning genomförs. De numeriska beräknings- och simuleringsresultaten visar att mätmetoden som beskrivs i denna artikel har vissa krav på signal-brusförhållandet; Felaktig och okänslig systeminstallation. De experimentella resultaten visar att metoden som beskrivs i detta dokument effektivt kan realisera storskalig mätning av fritt fält av den normala akustiska reflektionskoefficienten för akustiska undervattensmaterial, men på grund av begränsningen av den sändande givarens lågfrekventa strålningsförmåga är det lågfrekventa mätfelet relativt stort.