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气泡音的概念气泡音是指由嘴唇或舌尖在发音时产生的一种辅音特点。
通常情况下，气息从口腔中排出，而口腔内的气流会经过紧闭或部分关闭的口腔通道，形成一个狭窄的缝隙。
当气息通过这个缝隙时，会产生高度浓缩、高速流动的气流，并且在口腔内产生一个小的空腔。
当这个气流遇到口腔内的障碍物时（比如嘴唇相互贴合或舌尖触及主要的上颚或牙齿），会产生快速震动的声波，形成气泡音。
气泡音是辅音的一种特殊形式，与其他辅音相比，气泡音的声音较为尖锐和清晰。
由于气泡音产生时需要有一定的空腔和较高的气流速度，所以气泡音往往比较响亮。
此外，气泡音的发音需要嘴唇或舌尖与其他部位产生接触，而这种接触会增加口腔内的摩擦力，使气泡音具有明显的摩擦音质。
常见的气泡音包括/p/、/b/、/t/、/d/、/k/、/g/以及/f/、/v/、/s/、/z/等。
这些音位发音时，均需要嘴唇、舌尖或其他部位产生接触，并且通过嘴巴向外部排气，产生气流通量及压力的变化，从而形成气泡音。
气泡音在语言中起着重要的作用。
首先，气泡音是语言中声音的一个重要特征，能够区分不同的音位和词汇。
比如，在英语中，单词"pat"和"bat"的区别就在于首个辅音音素，分别是/p/和/b/，两者的区分依赖于气泡音的发生。
其次，气泡音在语音构建和语音流畅性方面发挥着重要的作用。
它能够帮助语音的连贯性，使得不同音节之间的转换更加顺畅，提高语音流畅性和可懂度。
此外，在特定的语境下，气泡音还能传达额外的语义信息，比如不同的气泡音可以表示兴奋、生气或是轻蔑等不同的情感和语气。
总之，气泡音是由嘴唇或舌尖在发音过程中产生的一种辅音特征。
它通过嘴巴中的气流排珠，穿过口腔中的狭窄缝隙，与产生摩擦的障碍物相碰撞而产生。
气泡音在语言中具有重要作用，不仅可以区分不同的音位和词汇，还能帮助语音的连贯性和传达额外的语义信息。
气泡音研究报告引言气泡音作为一种常见的自然现象，广泛存在于日常生活中的各个方面，如水中的气泡、沸腾的水、汽车排气管中的气泡音等。
在科学研究和工程应用中，了解气泡音的产生原理和特性对于改进设备设计、优化工艺流程以及保障系统的正常运行具有重要意义。
本文将对气泡音的产生、传播、衰减等方面进行研究和分析。
产生机理气泡音的产生是由气泡在液体中产生、生长和破裂的过程引起的。
当液体中存在气体时，由于环境的改变或气体的释放，气泡在液体中产生。
气泡的生长过程是气体不断进入气泡内部，使其体积变大。
当气泡的体积超过液体中的承载能力时，气泡破裂，产生气泡音。
气泡的生长速率与多种因素相关，如气体溶解度、液体温度、液体粘度等。
当液体中气体溶解度低、温度高、粘度小时，气泡的生长速率较快，产生的气泡音较大。
传播特性气泡音的传播特性与气泡破裂时产生的声波有关。
当气泡破裂时，液体中的能量以声波的形式传播出去，形成气泡音。
气泡音的传播距离与声波的频率、液体的性质和环境条件有关。
通常情况下，高频声波的传播距离较短，而低频声波的传播距离较远。
液体的性质对气泡音的传播也有一定影响，高粘度的液体能够吸收更多的声波能量，使气泡音传播距离减小。
影响因素气泡音的大小和持续时间受多种因素的影响。
主要的影响因素包括气泡的体积、液体的性质、气体的性质、环境的压力等。
气泡的体积是影响气泡音大小的重要因素。
体积较大的气泡在破裂时产生的声波能量较大，因此气泡音较大。
液体的性质也对气泡音有影响，高粘度的液体能够减弱气泡破裂时的声波传播，使气泡音减小。
气体的性质和环境的压力也会影响气泡音的大小和频率。
应用领域气泡音的研究在多个领域具有实际应用价值。
以下是几个主要领域的应用案例：工业生产在工业生产中，气泡音的研究可以帮助优化流程和提高效率。
通过分析气泡音的产生和传播机理，设计合适的装置和控制系统，可以减少气泡噪音对生产环境和设备的影响，提高生产效率和产品质量。
医学领域在医学领域，气泡音的研究对于改善超声诊断技术、提高手术治疗效果具有重要意义。
液体内含气泡时的传声特性研究姚文苇【摘要】利用球贝塞尔函数及汉克儿函数,气液交界处的质点振动速度和应力的连续条件,研究了声波在气-液两相介质内的传播特性.基于波数与区域半径乘积小于1的条件下,求解了两相介质内声传播的参数,即等效弹性系数、等效密度、声速及衰减系数;并得到声速及衰减系数随气泡体积比的变化曲线.结果表明,气泡的存在使声速下降,衰减系数增大,气泡的半径大小对其有一定的影响;声波频率偏低时,气泡对声速影响较明显;频率较高时,声波的能量损失较大.所得的结论与文献中的结果的相似,其结果将为含气泡液体内声传播的应用提供重要的理论依据.【期刊名称】《科学技术与工程》【年(卷),期】2014(014)028【总页数】4页(P188-190,219)【关键词】等效波数;等效密度;声特性;气泡【作者】姚文苇【作者单位】陕西学前师范学院,西安710100【正文语种】中文【中图分类】TB525液体中附着在固体杂质、微尘或容器表面上及细缝中的气泡，或在液体中由于涡流或声波等物理作用，在液体和液-固界面形成微小泡核［1—3］。
液体中的气泡会改变声波在液体内传播时的压力分布，从而使其声学特性参数(如弹性系数和密度)有所变化。
国际上很多学者研究利用声衰减和声色散的性质对海洋远距离气象实时监控及预测;生物医学领域利用它对血流及生物组织超声成像。
高永慧等［3］、赵晓亮［4］分别研究了两相介质中声波透射、声波传播的特性参数及在高黏度介质(如硅树脂和糖浆)中声波的传播性质。
通常两相介质声波的传播易受气泡的位置状况和大小分布的影响，同时声源的位置及形状及容器的参数等因素也会产生一定的效应［5］，从而使得声波的传播呈现非线性特征，给定量研究增大了难度。
最近，王成会等［6］利用气泡液体内的振动方程，结合声波空化效应，研究了两相介质内的传播;王勇等［7］对声波动方程进行线性化处理，在满足的基础上，探讨气泡的含量和大小、声波的频率对介质内传声特性的影响;姚文苇［8］基于声压的贝塞尔函数研究了气泡对液体中声波传播速度的影响，李灿苹等［9］探讨了气泡对海水中声波传播速度的影响。
气泡的声学特性分析
首先，气泡对声波的散射是指气泡表面对入射声波的反射现象。
当声
波遇到气泡表面时，它会被部分反射回去。
散射的程度取决于气泡的大小、形状和界面条件。
通常情况下，当入射波长与气泡半径相比较小时，散射
现象更为明显。
其次，气泡对声波的吸收。
当声波通过气泡时，气泡也能吸收部分声能。
这是因为气泡表面的波浪运动会导致内部液体的运动，从而引起能量
损耗。
气泡对声波吸收的程度与气泡的大小和形状、液体的性质以及声波
的频率等因素相关。
气泡还具有谐振现象，即当声波频率与气泡固有频率相同时，气泡可
以谐振。
这种谐振现象也被称为共振现象。
当声波频率与气泡固有频率匹
配时，气泡内的液体会因气泡表面的波浪运动而振动加剧，从而增强声音
的传播效果。
共振现象的出现通常取决于气泡的大小和形状。
此外，气泡的声学特性还与周围介质的性质有关。
例如，当气泡处于
不同的液体中时，气泡的共振频率可能会发生变化。
液体的性质也会影响
气泡对声波的吸收和散射程度。
综上所述，气泡的声学特性包括散射、吸收和谐振现象等。
这些特性
受气泡的大小、形状、液体的性质以及声波的频率等因素的影响。
对气泡
的声学特性的研究有助于理解声波在液体中的传播规律，以及在声学工程
和医学诊断等领域中的应用。
超声波气泡检测原理
超声波气泡检测原理是基于超声波在液体中传播的特性和气泡对超声波的散射作用。
当超声波通过液体中的气泡时，会发生反射、散射和吸收等现象，这些现象可以用来检测气泡的存在和特性。
超声波传播过程中的反射现象是指超声波遇到气泡表面时发生反射回来的现象。
反射信号的强弱与气泡表面的特性有关，如表面形状、大小和液体性质等。
超声波传播过程中的散射现象是指超声波遇到气泡内部的界面或气泡周围的流体界面时发生散射现象。
散射信号包含了气泡的特性信息，如气泡的直径、形状和位置等。
超声波传播过程中的吸收现象是指超声波在液体中传播时被液体吸收的现象。
气泡对超声波的吸收会导致信号衰减，衰减程度与气泡的大小和液体性质相关。
通过接收和分析超声波的反射、散射和吸收信号，可以对液体中的气泡进行检测和分析。
常用的方法包括超声波探头发射和接收信号的处理与分析，通过测量超声波的振幅、频率和相位等参数，可以获取气泡的大小、形状、数量和位置等信息。
总之，超声波气泡检测原理利用超声波在液体中传播时与气泡的相互作用，通过分析反射、散射和吸收信号，可以实现对气泡的探测和分析。
声空化发光特性及多气泡稳定性研究一方面，本文利用单气泡声致发光模型，即考虑气泡内两种气体（惰性气体和水蒸气）之间的热扩散及质量扩散、气泡壁处水蒸气的蒸发和凝结、气泡内气体与周围水的热交换、气泡内的化学反应和电离过程，以气泡动力学方程为边界条件利用数值方法求解气泡内气体的动力学方程组，得到气泡内的温度、压强和密度，再结合电子-中性原子和电子-离子的轫致辐射、电子对原子或分子的附着辐射、复合辐射及Na原子、Ar原子、O+2离子和OH基310nm的线谱辐射等发光机制，从而计算得到气泡发光时的光谱及光脉冲。
研究了不同的气泡动力学方程对发光特性的影响、线谱辐射在不同温度和压强下对气泡发光光谱的贡献以及气泡发光时其内的异常电离现象。
研究发现，气泡声致发光越强，气泡内温度和压强越高，发光光谱中线谱越不明显，而出现线谱意味着气泡内温度较低。
不同的气泡动力学方程对发光特性影响很大，但对光脉冲宽度影响较小，计算得到的Ar气泡和He气泡的光脉冲宽度与实验数据相比都太窄，改进气泡动力学方程或气体状态方程等尝试，都不能使计算结果得到明显改善。
根据Putterman实验的启示，我们假设高温高压下气体分子的电离能有大幅度下降，在这个假设下，计算发现大幅降低气体分子的电离能，可以使温度不高的发光气泡内电离度显著增加，同时计算得到的发光光谱及光脉冲都可以很好地与实验吻合，这似乎预示着气泡内存在异常电离现象，但使气泡内气体分子电离能大幅下降的物理机理目前还不清楚。
另一方面，多气泡空化既是非线性问题又是多体问题，理论上处理很困难，本文利用相对简化的气泡链模型，从形状不稳定性、扩散平衡不稳定性及位移不稳定性三方面研究了多气泡的不稳定性。
研究发现，气泡之间的相互作用力（即第二Bjerknes力）是空化多气泡形成各种稳定结构的原因，对于气泡链，当驱动声压频率f给定，不管气泡链在水中或是磷酸中，气泡间距d总是存在一个特殊的值（大概1mm左右）使气泡链最稳定，与实验观察到的气泡间距较吻合。
气泡的声学特性分析221 气泡的散射特性上世纪50年代后期，海洋学者开始意识到了气泡研究对于海洋探测的重要性，自从UriCk和HOOVer在1956年发现了气泡对于声波的散射后，气泡的散射问题就一直是水声研究领域的经典问题错误未找到引用源。
目标对声信号的散射能力根据不同性质、大小、形状的目标而不同，同时也与声波的入射方向有关[9]。
因此,对于水声探测来说，目标散射场特性的研究尤为重要。
沿X轴方向传播的平面声波入射到半径为R的软球边界上，观察点S(rc)处的声场。
如图2.1所示，X轴方向为零度方向。
图2.1平面声波在软球球面上的散射入射平面声波表达式为：P i(x,t)=p°e j(Z) = P O e j g rCO S e)(2-1)其中，，为波长，C为介质声速，「为角频率，C=二，为波数，(r,d)为点S的球坐标。
根据波动方程和软球应满足的边界条件，球面上的声压为零，即P i P S=O (^ R) (2-2)声场关于X轴对称，所以取满足以X轴对称的球坐标系的波动方程的解为Oel P s =Σ R m P m(CoS日)h m2>(kr)e jκt(2-3)m z0其中，R m为常数，h r mυ(x)为第二类m阶汉克尔(Hankel)函数，「：•为m阶勒让德(Legendre)多项式，代表声波的传播方向为由球心向外。
入射平面声波可以分解为球函数的和：OaP i(r,8,t) =p°e j°5∑ (―j)m(2m+1)P m(cos日)j m(kr) (2-4)m =0其中，j m(kr)为m阶球贝塞尔(BeSSe)函数。
将(2-2)，(2-3)和(2-4)式合并，解出a m ,则P S为：PS zg p O e jt m∕"(2ml)hS h m伽P m g)式(2-5)中，P S为声波散射场，R表示散射球的半径。
(2-5)27=1F lra fij*⅛K)kHzM DQ⅞3Q . f.Γ.W Ioa27fl图2.2软球半径一定时软球散射场的指向性由软球散射声场指向性图可知，在软球半径一致的条件下，随着发射信号的中心频率不断增加(50kHz,100kHz,200kHz,400kHz)，散射声场指向性图中零点变多；波瓣变窄；同时伴随越来越剧烈的起伏。
9012060210270图2.3频率一定时软球散射声场的指向性由图2.3能够看出在发射信号的中心频率相同的条件下， 随着软球半径的减小 ( 2mm,1.5mm,1mm,0.5mm)，指向性逐渐增强。
基于软球尺度和回波散射强度的关联性，可以根据不同中心频率的发射信号 的回波变化来推算出热液喷口物质的尺度分布情况。
2.2.2 气泡的谐振特性气泡层的浓度和深度与表层水的湍动混合强度、溶解在水中的空气的饱和程 度、波浪要素及空气强度有密切联系。
声波在水下传播通过气泡层，由于气泡的 散射作用和气泡的吸收作用会产生不同程度的衰减 [10]。
通常状况下，气泡可看作为一个充满气体的腔，是某些频率范围内声波的有 效吸收体和散射体。
声波在水下传播通过气泡层，由于气泡中气体的存在使其传 播介质出现不连续性，导致声波发生强烈的散射，声波强度大大减弱，这就是气 泡对声波的散射作用声波在通过气泡层的过程中， 气泡在声波的作用下作强迫振 动，同时作为次级声源向周围介质中辐射声能， 整个过程中伴随着声能量的衰减 [11]。
气泡在作强迫振动时受到压缩和伸张， 引起气泡的形变及内部气体的温度的 变化，气泡与海水介质进行热传导，将声能转化为热能扩散至海水介质中。
此外， 在流体的黏滞力作用下，作强迫振动的气泡表面在与介质之间产生摩擦作用，致 使部分声能转化为热能散发出去。
此为气泡对声波的吸收作用。
另外，因为不同 气体在水中的溶解度不同，所以气泡内所含气体成分与大气中的成分并不相同。
这也使气泡对于声波的散射影响不同 错误未找到引用源。
声波通过气泡群传播时的衰减 最大，对应于声呐系统中的回声声源级的强烈衰减 小气泡(■ L比于一个弹性元件 为：Z m =R j(m ∣s — D ；—)H L ACS o (ka)2 j ^CS o ka - P A S Ov V)- ■= EACSoka'∙ka j IIJ-3 P^ a 2∙2 /0,得到气泡的谐振频率为：(2-7)错误！未找到引用源。
a ，a 为气泡半径)在声波作用下本身近似地作均匀形变，类 错误未找到引用源。
通过分析可知气泡做强迫振动时的等效机械阻抗(2-6)令上式虚部为 1 2 二 a3 P A其中C为介质中的声速，k=2二f)c为波数，a为气泡半径，单位为cm，为声波圆频率，s°=4「：a2为气体表面积，气泡周围介质密度为匚，所以可知气泡的内在压力为：P A P o 2 / a，•为表面张力，P o为1个标准大气压，为气泡等压比热与等容比热的比值，对于空气来说气体的比热比为;-'-1.41 ,气泡的体积是V o=4二a「3。
由此可见，气泡的谐振频率由气泡的半径以及气泡内部的压强决定。
对于水中的气泡，取=1.41 ,对于在水面附近的气泡来说，P A=10N∕cm2，水的密度^A=Ig Cm3,代入到式(2-7)可得：占326f0 - ----a其中，a的单位为Cm，f0的单位为kHz。
如果海水深度为d ,则气泡的谐振频率表示为：f0= 326 .. 1 0.03da其中f0的单位为kHz a的单位为cm，d的单位为m关系如图2.5所示将公式(2-7)带入到公式(2-6)中，得到气泡的机械阻抗为:Z m- Lcs o ka ka j I- f°2f' f2根据公式(2-10)不难求出气泡的散射功率W S为: (2-8) (2-9)根据式(2-7)，在水深为1m的条件下，谐振频率f°与气泡半径a(∙l∙m)的关系如图2.4所示; 在气泡半径一定为100 ^m的条件下, 谐振频率f°与水深d之间的223图2.4深度一定谐振频率和气泡半径的关系气泡的散射功率及截面图2.5气泡半径一定谐振频率和深度之间的关系(2-10) 50I(H 200 300 400≠⅛tUF∏.∣363Q2S2C15帕8C IoC*0 W2 2P APACS O (ka)2 . 2 2 2 22(r A cka) (ka)(‰ f 0 f )2PA s- 2 22~~22 ：A C (ka) (1 — f 。
f ) 4l 0na 2 (ka) ^(^fo^f 2)τ散射功率W S 与气泡截面二a 2和入射声波强度I o 的乘积成正比；并会随着入射 声频率的变化而变化，在入射声频率等于谐振频率时达到最大：4I 0πW SmaXR 2（2-12）斯皮策（SPitZer ）给出了理想情况下气泡散射截面-S 的表达式：4 二 a 2其中，a 为气泡半径，f 为入射声波频率，f 。
为共振频率，k=∙∙;C 为共振时波 数，其中C 为介质中的声速。
由上式可知，散射截面在 f=f 。
时最大，但是当入射 声频率逐渐偏离共振频率时，散射截面随频率偏移而减小 "!未找到引用似。
这与具有 电阻损耗的调谐电路的响应曲线一样。
图2.6为气泡半径分别为20,200,2000 ^m 的情况下，散射截面与频率的关系10io ια73图2.6散射截面与频率的关系图2.7为小气泡（a 乞’）在水中的散射截面随频率变化的关系［16］。
图中二T 为 总阻尼常数；J=1∙36 10'为散射引起的阻尼常数；横坐标为入射声波频率与共 振频率比值；纵坐标为气泡散射截面与几何截面比值。
图中的曲线为理想状态下 及实际状态下气泡散射截面与几何截面比值随频率变化的曲线。
W S 二2 2、P A S o R S (2-11)-S = (1-f 。
2 f 2)2+(ka)2(2-13)■' ；« I................!；F• i Λ Ii i1::[:E4 I 1 h ⅛I2 LW 1_ «1 >30(Uin) t2*2OO(Um) iJ τ2C<K}∣u图2.7水中气泡散射截面与几何截面之比与归一化频率ff o的关系曲线在入射声波频率小于共振频率的条件下，气泡散射与频率的四次方成正比且散射很小错误未找到引用源。
；在入射声波频率增长到与共振频率相等时，气泡的散射截面达到最大；入射声波频率接近等于10倍的共振频率时，气泡散射截面趋近于一个4倍于气泡几何截面的常数；当声波频率继续增大时，气泡散射截面逐渐减小为与其几何截面相等。
实际情况下的气泡在水中具有较大的阻尼，其散射截面大约为几何截面的200倍，散射截面小于理想状况下的值。
对于水下某一固定深度的气泡来说，气泡共振时其半径与共振频率存在固定的对应关系，且其散射截面有显著增大。
综上可得出结论：在发射声学频率与气泡共振频率相等的条件下气泡产生共振，因为其散射截面最大且目标强度最强，所以最容易被声呐探测到。
