水声学-海洋中的声传播理论1
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第四章 海洋中的声传播理论水声传播常用的方法:波动理论(简正波方法)——研究声信号的振幅和相位在声场中的变化;射线理论(射线声学)——研究声场中声强随射线束的变化,它是近似处理方法,且适用于高频,但它能有效、清晰地解决海洋中地声场问题。
4.1 波动方程和定解条件1、波动方程当介质声学特性是空间坐标的函数,则可得小振幅波的运动方程、连续性方程和状态方程:p t u -∇=∂∂ρ 0=⋅∇+∂∂u tρρρd c dp 2= 状态方程可写为:tc t p ∂∂=∂∂ρ2由状态方程和连续性方程可得:012=⋅∇+∂∂u tp c ρ 利用运动方程从上式中消去u可得0112222=∇⋅∇-∂∂-∇ρρp tp c p当介质密度是空间坐标的函数时,波动方程的形式和密度均匀介质中波动方程的形式不同。
引入新的从变量:ρϕp=,则可得0432********=⎥⎥⎦⎤⎢⎢⎣⎡⎪⎪⎭⎫ ⎝⎛∇-∇+∂∂-∇ρρρρϕϕt c 对于简谐波,222ω-=∂∂t ,则上式可写为:()0,,22=+∇ϕϕz y x K式中,2224321⎪⎪⎭⎫⎝⎛∇-∇+=ρρρρk K 。
ϕ不是声场势函数,K 也不是波数。
在海水中,与声速相比密度变化很小,可将其视为常数,则()z y x c k K ,,ω==,于是()0,,22=+∇ϕϕz y x k ()0,,22=+∇p z y x k p如果介质中有外力作用F,例如有声源情况,则有()ρϕϕFz y x K ⋅∇=+∇,,22在密度等于常数时,有()ρϕϕFz y x k ⋅∇=+∇,,22()F p z y x k p⋅∇=+∇,,22上述赫姆霍茨方程是变系数的偏微分方程——泛定方程。
2、定解条件满足物理问题的具体条件——定解条件。
物理量在介质边界上必须满足的条件。
(1)绝对软边界绝对软边界条件:声压为零界面方程表示为()t y x z ,,η=,()()0,,,,,==t y x z t y x p ηη——不平整海面 也称为第一类齐次边界条件如果已知边界面上的压力分布,则()()s t y x z p t y x p ==,,,,,ηη,称为第一类非齐次边界条件。
《水声学习题集参考答案》水声工程学院水声学课程组编哈尔滨工程大学目录绪论 (1)第1章声学基础 (2)第2章海洋声学特性 (2)第3章海洋中的声传播理论 (3)第4章典型传播条件下的声场 (6)第5章声波在目标上的反射和散射 (10)第6章海洋中的混响 (14)第7章水下噪声 (17)第8章声传播起伏 (20)第9章声纳方程的应用 (20)绪 论1 略2 略3 略4 略5 环境噪声和海洋混响都是主动声呐的干扰,在实际工作中如何确定哪种干扰是主要的?解:根据水文条件及声呐使用场合,画出回声信号级、混响掩蔽级和噪声掩蔽级随距离变化的曲线,如下图,然后由回声信号曲线与混响掩蔽级、噪声掩蔽级曲线的交点所对应的距离来确定混响是主要干扰,还是噪声为主要干扰,如下图,r R <r n ,所以混响是主要干扰。
声信号级噪声掩蔽级R6 工作中的主动声呐会受到哪些干扰?若工作频率为1000Hz ,且探测沉底目标,则该声呐将会受到哪些干扰源的干扰。
解:工作中的主动声呐受到的干扰是:海洋环境噪声、海洋混响和自噪声,若工作频率为1000Hz ,干扰来自:风成噪声、海底混响、螺旋桨引起的自噪声及水动力噪声。
7 已知混响是某主动声呐的主要干扰,现将该声呐的声源级增加10dB ,问声呐作用距离能提高多少?又,在其余条件不变的情况下,将该声呐发射功率增加一倍,问作用距离如何变化。
(海水吸收不计,声呐工作于开阔水域) 解:对于受混响干扰的主动声呐,提高声源级并不能增加作用距离,因为此时信混比并不改变。
在声呐发射声功率增加一倍,其余条件不变的情况下,作用距离变为原距离的42倍,即R R 412 。
第1章声学基础1什么条件下发生海底全反射,此时反射系数有什么特点,说明其物理意义。
解:发生全反射的条件是:掠时角小于等于全反射临界角,界面下方介质的声速大于界面上方介质的声速。
发生全反射时,反射系数是复数,其模等于1,虚部和实部的比值给出相位跳变角的正切,即全反射时,会产生相位跳变。
第2章 海洋的声学特性§2.1 海洋声学参数及传播损失本讲主要内容⏹ 声速经验公式(了解) ⏹ 海洋中声速的变化(重点) ⏹ 传播衰减概述(重点)⏹ 纯水和海水的超吸收(重点) ⏹ 非均匀液体中的声衰减(了解) 一、海水中的声速 1、声速(Sound Speed):海洋中重要的声学参数,也是海洋中声传播的最基本物理参数。
流体介质中,声波为弹性纵波,声速为:式中,密度 和绝热压缩系数都是温度T 、盐度S 和静压力P 的函数,因此,声速也是Temperature 、Salinity 、Pressure 的函数。
2、声速经验公式❑ 海洋中的声速c (m/s )随温度T (℃)、盐度S (‰)、压力P (kg/cm 2)的增大而增大。
❑ 经验公式是许多海上测量实验总结得到的。
※注:❑ 单位❑ 海水中盐度变化不大,典型值35‰; ❑ 经常用深度替代静压力,每下降10m 水深近似增加1个大气压的压力。
3、乌德公式4、声速测量❑ 声速剖面仪SVP ——Sound Velocity Profile❑ 温盐深测量仪CTD —Conductivity, Temperature, Depth ❑ 抛弃式温度测量仪XBT ——eXpendable BathyThermograph5、海洋中的声速变化❑ 海洋中声速的垂直分层性质❑ 声速梯度1)温度变化1度,声速变化约4m/s2)盐度变化1‰ ,声速变化约1m/ssc ρβ1=s β()P S T T c 175.03514.1037.021.414502+-+-+=()()z c z y x c =,,P P S S T T c g a g a g a dz dcg ++==ρ3)压力变化1个大气压,声速变化约0.2m/s6、海中声速的基本结构典型深海声速剖面温度垂直分布的“三层结构”:❑表面层(表面等温层或混合层):海洋表面受到阳光照射,水温较高,但又受到风雨搅拌作用。
第四章 海洋中的声传播理论水声传播常用的方法:波动理论(简正波方法)——研究声信号的振幅和相位在声场中的变化;射线理论(射线声学)——研究声场中声强随射线束的变化,它是近似处理方法,且适用于高频,但它能有效、清晰地解决海洋中地声场问题。
4.1 波动方程和定解条件1、波动方程当介质声学特性是空间坐标的函数,则可得小振幅波的运动方程、连续性方程和状态方程:p t u -∇=∂∂ρ 0=⋅∇+∂∂u tρρρd c dp 2= 状态方程可写为:tc t p ∂∂=∂∂ρ2由状态方程和连续性方程可得:012=⋅∇+∂∂u tp c ρ 利用运动方程从上式中消去u可得0112222=∇⋅∇-∂∂-∇ρρp tp c p当介质密度是空间坐标的函数时,波动方程的形式和密度均匀介质中波动方程的形式不同。
引入新的从变量:ρϕp=,则可得0432********=⎥⎥⎦⎤⎢⎢⎣⎡⎪⎪⎭⎫ ⎝⎛∇-∇+∂∂-∇ρρρρϕϕt c 对于简谐波,222ω-=∂∂t ,则上式可写为:()0,,22=+∇ϕϕz y x K式中,2224321⎪⎪⎭⎫⎝⎛∇-∇+=ρρρρk K 。
ϕ不是声场势函数,K 也不是波数。
在海水中,与声速相比密度变化很小,可将其视为常数,则()z y x c k K ,,ω==,于是()0,,22=+∇ϕϕz y x k ()0,,22=+∇p z y x k p如果介质中有外力作用F,例如有声源情况,则有()ρϕϕFz y x K ⋅∇=+∇,,22在密度等于常数时,有()ρϕϕFz y x k ⋅∇=+∇,,22()F p z y x k p⋅∇=+∇,,22上述赫姆霍茨方程是变系数的偏微分方程——泛定方程。
2、定解条件满足物理问题的具体条件——定解条件。
物理量在介质边界上必须满足的条件。
(1)绝对软边界绝对软边界条件:声压为零界面方程表示为()t y x z ,,η=,()()0,,,,,==t y x z t y x p ηη——不平整海面 也称为第一类齐次边界条件如果已知边界面上的压力分布,则()()s t y x z p t y x p ==,,,,,ηη,称为第一类非齐次边界条件。