Placeringen och formen av ljudfokusområdet för den konkava sfäriska HIFU-givaren

Syfte Att studera förändringar i form och geometrisk position för konkavans akustiska brännvidd sfärisk ultraljudsgivare när ljudintensiteten är hög och mediet har stor dämpning. Metoder Ur ett perspektiv av fysisk akustik analyseras effekterna av olinjäritet och mediadämpning orsakad av hög ljudintensitet på ljudets brännvidd, och den linjära superpositionsalgoritmen för Rayleigh-integralen 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 av ljudtrycket vid vilken punkt som helst i det enfrekventa ljudfältet under villkoret av ett linjärt ljudfält med en konkav sfärisk fokuseringsgivare med jämn 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 σ 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 (3), 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 och α = 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 artikel visar att hög ljudintensitet och medelhög dämpning har ett viktigt inflytande på formen och positionen för 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 en grund för att kvantitativt analysera förändringslagen för ljudfokusområdet i HIFU piezokeramikfält , och studera vidare sambandet mellan ljudfokusområdet och skadeområdet.