авторефераты диссертаций БЕСПЛАТНАЯ БИБЛИОТЕКА РОССИИ

КОНФЕРЕНЦИИ, КНИГИ, ПОСОБИЯ, НАУЧНЫЕ ИЗДАНИЯ

<< ГЛАВНАЯ
АГРОИНЖЕНЕРИЯ
АСТРОНОМИЯ
БЕЗОПАСНОСТЬ
БИОЛОГИЯ
ЗЕМЛЯ
ИНФОРМАТИКА
ИСКУССТВОВЕДЕНИЕ
ИСТОРИЯ
КУЛЬТУРОЛОГИЯ
МАШИНОСТРОЕНИЕ
МЕДИЦИНА
МЕТАЛЛУРГИЯ
МЕХАНИКА
ПЕДАГОГИКА
ПОЛИТИКА
ПРИБОРОСТРОЕНИЕ
ПРОДОВОЛЬСТВИЕ
ПСИХОЛОГИЯ
РАДИОТЕХНИКА
СЕЛЬСКОЕ ХОЗЯЙСТВО
СОЦИОЛОГИЯ
СТРОИТЕЛЬСТВО
ТЕХНИЧЕСКИЕ НАУКИ
ТРАНСПОРТ
ФАРМАЦЕВТИКА
ФИЗИКА
ФИЗИОЛОГИЯ
ФИЛОЛОГИЯ
ФИЛОСОФИЯ
ХИМИЯ
ЭКОНОМИКА
ЭЛЕКТРОТЕХНИКА
ЭНЕРГЕТИКА
ЮРИСПРУДЕНЦИЯ
ЯЗЫКОЗНАНИЕ
РАЗНОЕ
КОНТАКТЫ


Pages:   || 2 | 3 | 4 | 5 |   ...   | 9 |
-- [ Страница 1 ] --

XXV сессия Российского акустического общества, Сессия Научного совета по акустике РАН

Содержание

Акустика океана

УДК 534.2

И.Б. Есипов1), С.П. Тарасов2), И.И. Сизов3)

ПАРАМЕТРИЧЕСКАЯ АНТЕННА ДЛЯ ГИДРОФИЗИЧЕСКИХ ИССЛЕДОВАНИЙ НА ПРО-

ТЯЖЕННЫХ ТРАССАХ

РГУ нефти и газа/ Акустический институт, Москва e-mail: igor.esipov@mail.ru 1 Таганрогский технологический институт, Таганрог 2 Гидрофизический институт АНА, Сухум, Абхазия 3 Приводятся результаты предварительных испытаний мощной параметрической антенны на полигоне Сухум ского гидрофизического института. Антенна рассчитана на параметрическое излучение акустических сигна лов в полосе частот 0.3-3 кГц и обладает острой характеристикой направленности (2° в вертикальной плос кости, 8° - в горизонтальной во всем частотном диапазоне). Эти характеристики позволяют осуществлять селективное возбуждение мод черноморского волновода. Показано, что первая мода широкополосного акусти ческого сигнала в черноморском волноводе может быть сжата более, чем в 25 раз при распространении на дистанцию более 500 км. Обсуждается программа дистанционного мониторинга Черного моря на протяжен ных трассах, включая трассу Сухум (Абхазия) – Кацивели (Крым). Эта программа предусматривает исследо вание сезонных изменений частотной дисперсии черноморского волновода и мониторинг холодного промежу точного слоя в Черном море.

ВВЕДЕНИЕ Параметрическая антенна (ПА) формируется в среде при коллинеарном взаимодействии интенсивных звуковых волн, так называемой накачки. ПА достаточно известна, как инструмент для профилирования донных структур. Особенностью ПА является чрезвычайно узкая диаграмма направленности (обычно не сколько градусов углового разрешения) для низкочастотных сигналов [1]. Эффективная ширина диаграм мы остается постоянной в широком диапазоне частот. ПА отличается от обычных относительно неболь шими размерами (размер излучающей апертуры 0.7м2м в нашем с лучае), широкой частотной полосой излучаемого сигнала (300 Гц – 3000 Гц) и острой характеристикой направленности (2° 8°) во всем ча с тотном диапазоне. Практика применения ПА показывает, что они обеспечивают одномодовое возбужде ние подводного звукового канала [2,3]. Применение широкополосных сигналов нужно для развития ново го подхода акустической томографии морских акваторий с использованием процедуры частотной обра ботки сигналов, распространяющихся по одной трассе, вместо известной процедуры пространственной обработки сигналов, распространяющихся по разным трассам [4]. Л.М. Бреховских отмечал, что акустиче ские характеристики ПА делают ее “идеальным инструментом для акустики океана” [5]. Цель этой работы – обсудить возможности гидроакустической антенны, действующей на принципах нелинейной акустики для гидрофизических исследований на протяженных трассах.

ЧАСТОТНАЯ ДИСПЕРСИЯ ПАРАМЕТРИЧЕСКОГО СИГНАЛА В МОРСКОМ ВОЛНОВОДЕ Волноводное распространение звука подчиняется частотной дисперсии скорости распространения отдель ных мод сигнала. Величина частотной дисперсии зависит, среди прочего, от вертикального профиля ско рости звука. Частотная дисперсия приводит либо к растягиванию короткого импульса по мере его распро странения вдоль протяженной трассы, либо к концентрации энергии акустического сигнала в коротком интервале времени, когда частотная модуляция сигнала соответствует дисперсии звука в среде. В послед нем случае можно говорить о компрессии акустического сигнала во времени. Сигнал параметрической антенны использовался для наблюдения такого эффекта в недавних экспериментах [2,3].

Акустический сигнал формировался параметрической антенной в виде узкого луча. Глубина моря в рай оне эксперимента была в пределах 2.5–3 м. Средняя частота накачки параметрической антенны была кГц, при этом разностная частота или частота сигнала была в диапазоне 5–20 кГц. Выходная мощность усилителя антенны была 1 кВт на каждой частоте накачки. В качестве приемной антенны использовалась вертикальная цепочка гидрофонов с интервалом 0.25 м и эта цепочка перекрывала весь волновод. Исполь зовался импульсный сигнал, длительность импульса 2 мс, интервал между импульсами 300 мс. Сигналы принимались параллельно всеми гидрофонами вертикальной цепочки. Измерения выполнялись на трассе протяженностью от 1 до 5.6 км. Исследовались частотно-временные характеристики ЛЧМ импульсов в полосе 7-15 кГц и длительностью 2 мс, распространяющихся в мелководном волноводе.

Анализ зарегистрированных сигналов показал, что в этих условиях параметрическая антенна возбуждала первую моду волновода. Частота модуляции сигнала менялась от низких к высоким частотам, что соот ветствовало характеру волноводной дисперсии, когда групповая скорость возрастает с частотой. Экспери мент показал, что акустические импульсы, зарегистрированные на разных дистанциях, меняют свою форму по мере распространения в волноводе (Рис. 1). Длительность импульса уменьшилась более чем в XXV сессия Российского акустического общества, Сессия Научного совета по акустике РАН Содержание Акустика океана раза на дистанции 3 км. Для того чтобы достичь полного синхронизма прихода всех частотных компонент сигнала, необходимо применять специальный тип частотной модуляции в соответствии с волноводной a) b) c) Рис.1. Трансформация параметрического ЛЧМ сигнала при его распространении в мелком море. a) - дистанция 1 км, b) – 2.5 км, c) – 3.8 км. Сигнал сжимается с ростом дистанции. Небольшой предвестник соответствует второй гармонике сигнала. Уровень сигнала показан в относительных единицах, соответствующих a) 50 Па, b) 87 Па, c) 22 Па.

дисперсией. Длительность принятого сигнала определяется его частотной полосой ~(f )-1. С другой стороны, длительность излучения T, при условии полной компрессии сигнала на дистанции L, определяет ся частотной дисперсией c/f скорости распространения c и полосой сигнала f. Таким образом, в случае компрессии сигнала из-за волноводной дисперсии, интенсивность сигнала возрастает в T/1. Это при водит к увеличению в соотношении сигнал-шум при приеме сигнала.

МОЩНАЯ ПАРАМЕТРИЧЕСКАЯ АНТЕННА ДЛЯ ГИДРОФИЗИЧЕСКИХ ИССЛЕДОВАНИЙ НА ПРОТЯЖЕННЫХ ТРАССАХ Технические характеристики параметрической антенны Новый экспериментальный инструмент, действующий на принципах нелинейной акустики (параметриче ская антенна) для гидрофизических исследований на трассах, протяженностью более 500 км в частотном диапазоне от 300 до 3000 Гц был создан в результате выполнения проекта #3770 Международного научно технического центра. Этот новый экспериментальный инструмент предоставляет возможность проводить исследования на протяженных трассах в широкой полосе частот при одномодовом волноводном распро странении. Этот образец антенны расположен в Сухумском гидрофизическом институте. С его помощью предполагается организовать стационарную акустическую трассу для исследования гидрофизических ха рактеристик Черного моря.

Рис. 2. Направленное распределение параметрического сигнала в черноморском волноводе на дистанции км (от Кацивели (Крым) до Сухума (Кавказ)) Предварительные исследования и моделирование показывает, что параметрическая антенна может обес печить одномодовое возбуждение волновода в условиях Черного моря. Поэтому применение параметри ческой антенны в условиях Черного моря позволит продемонстрировать новые возможности в гидрофизи ческих исследованиях с использованием широкополосных одномодовых сигналов.

Технические характеристики антенны - Размеры – 2 м (высота)*0.7 м (ширина) - Частота накачки – 20 кГц;

- Полоса сигнала – 0.3-3 кГц - Электрическая мощность – 200 кВт - Длительность импульса – 100 мс;

XXV сессия Российского акустического общества, Сессия Научного совета по акустике РАН Содержание Акустика океана - Приведенный уровень сигнала –205 дБ/мкПа на 1 кГц.

- Направленность – 2° в вертикальной плоскости, 8° в горизонтальной во всем частотном диапазоне - 24 независимых канала усиления с числовым формированием сигнала.

Рис. 3. Общий вид параметрической антенны Рис. 4. Карта с трассами гидрофизического мониторинга Черного моря С помощью параметрической антенны можно продемонстрировать новые акустические технологии зон дирования морской среды на принципах нелинейной акустики. Эти технологии отличаются от известных благодаря возможности возбуждать одномодовый акустический сигнал в широкой полосе, по крайней ме ре 300 Гц – 3000 Гц, что необходимо для исследования такой гидрофизической характеристики, как вол новодная дисперсия. Современные обычные акустические системы существенно уступают параметриче ской антенне в этом отношении. Такое качество параметрических антенн открывает возможность для соз XXV сессия Российского акустического общества, Сессия Научного совета по акустике РАН Содержание Акустика океана дания эффективных акустических систем гидрофизического мониторинга на протяженных трассах (Рис. 4) с чувствительностью, превосходящей на порядок обычные акустические системы.

Мониторинг параметров ХПС Черноморский подводный волновод формируется верхним теплым слоем воды и холодным промежуточ ным слоем (ХПС). Поэтому мониторинг толщины волновода может дать весьма ценную информацию о запасе холода в Черном море. Прямые измерения вертикального распределения температуры и солености на трассе протяженностью в сотни километров параметров ХПС являются трудными и дорогостоящими.

Постоянный мониторинг динамики ХПС на протяженной трассе может быть осуществлен акустическими методами. Проблема определения параметров ХПС может быть решена с помощью одномодового возбу ждения акустических сигналов в широкой полосе частот.

Измерение скорости распространения звука вдоль протяженной трассы позволит изучить один из типично акустических эффектов подводного волновода – модовую дисперсию. Модовая дисперсия в подводном волновом канале означает, что моды одного и того же номера имеют различную групповую скорость рас пространения на различных частотах. Поэтому широкополосные сигналы меняют свою форму в процессе распространения и это изменение может быть экспериментально зафиксировано. Измерение групповой скорости позволит определить средний профиль скорости звука в подводном волноводе.

Рис. 5. Профили скорости звука в Черном море для различных месяцев.

Рис.6. Собственные функции первой и второй моды в частотном диапазоне от 200 Гц до 1200 Гц для сентябрь ского профиля скорости звука.

XXV сессия Российского акустического общества, Сессия Научного совета по акустике РАН Содержание Акустика океана Наиболее информативной для определения профиля скорости звука в подводном звуковом канале являет ся дисперсия мод нижних номеров с первой по третью. Это связано с тем фактом, что собственные функ ции этих мод концентрируются в подводном волноводе и их групповая скорость наиболее чувствительна к вертикальному профилю волновода. На Рис. 5 показаны профили скорости звука в черноморском волно воде для различных месяцев. На Рис.6 показаны собственные функции первой и второй моды в частотном диапазоне от 200 до 1200 Гц.

Можно видеть, что собственные функции волновода меняются в соответствии с особенностями профиля звука в волноводе. Поэтому исследование собственных функций волновода в широкой полосе частот с помощью сигналов параметрической антенны может восстановить профиль скорости звука и обеспечить мониторинг холодного промежуточного слоя в Черном море.

На Рис. 7 показана дисперсия групповой скорости для первой моды сигнала в диапазоне частот 200 Гц – 1200 Гц для сентябрьского пофиля скорости распространения звука (Рис. 5). Видно, что это типичная дис персия для подводного волновода, когда групповая скорость первой моды уменьшается с частотой или задержка с приходом сигнала увеличивается с частотой.

Результаты моделирования искажения формы сигнала при его распространении по трассе длиной от 1 км до 500 км показаны на Рис. 8. Короткий акустический импульс возбуждался в качестве первой моды вол новода в частотной полосе 200-1200 Гц для сентябрьского профиля скорости звука (Рис. 5). Как видно на Рис.8 сигнал остается еще коротким на дистанции 1 км (длительность импульса менее 5 мс), но на дистан ции 500 км длительность импульса становится уже около 80 мс с выраженной частотной модуляцией.

Рис.7.Частотная дисперсия на трассе 500 км (время задержки прихода как функция частоты) для частотного диапазона от 200 Гц до1200 Гц для сентябрьского профиля скорости распространения звука.

Изменения в нижней части профиля скорости звука (ниже оси волнового канала) незначительны в течение года и основные изменения Черноморского волновода связаны с прогревом или охлаждением верхнего слоя (Рис. 5). Эти изменения в канале приводят к существенным изменениям в дисперсии групповой ско рости соответствующей моды сигнала.

Можно предложить следующую схему акустического мониторинга динамики ХПС на протяженной трассе с использованием параметрической антенны. Параметрическая антенна, благодаря острой направленности излучаемого сигнала, обеспечивает эффективное возбуждение первой моды волновода в широкой полосе частот. Исследование распространения широкополосного одномодового сигнала в волноводе позволит получить детальную информацию о модовой дисперсии в волноводе.

XXV сессия Российского акустического общества, Сессия Научного совета по акустике РАН Содержание Акустика океана Рис. 8. Первая мода Черноморского волновода. Сигнал в полосе частот 200-1200 Гц на на дистанции 1 км верхний рисунок). Тот же самый сигнал на дистанции 500 км. По оси абсцисс – время распространения в сек.

Такая схема предполагает возбуждение в волноводе широкополосных сигналов. Эти сигналы должны ре гистрироваться вертикальной цепочкой приемников для возможности пространственной фильтрации мод.

Можно измерить время распространения отдельных мод низших номеров во всей частотной полосе сигна ла и определить групповую скорость, усредненную по всей трассе. На следующем шаге можно попытаться восстановить вертикальный профиль скорости распространения звука в волноводе по измеренным значе ниям групповой скорости разных мод. Так как соленость ХПС является весьма консервативной характе ристикой (она мало меняется по трассе), восстановленный профиль скорости звука будет соответствовать профилю температуры вдоль трассы. Надежность восстановления гидрофизических характеристик может быть повышена благодаря прямым измерениям температуры и солености в некоторых контрольных точ ках трассы.

Такой акустический метод позволит проводить измерения круглый год с высоким разрешением во време ни.

БЛАГОДАРНОСТИ Это исследование было выполнено при поддержке Международным научно-исследовательским центром (проект МНТЦ 3770) и Российским фондом фундаментальных исследований (проект РФФИ 11-02-90300).

Параметрическая антенна была разработана в Акустическом институте им Н.Н. Андреева совместно с Та ганрогским технологическим институтом при сотрудничестве с Nansen Environmental and Remote Sensing Center (NERSC) в г. Берген (Норвегия) и Foundation for Research and Technology - Hellas (FORTH), Institute of Applied & Computational Mathematics, г. Гераклион (Крит, Греция). Морские испытания антенны были выполнены в Сухумском гидрофизическом институте.

ЛИТЕРАТУРА 1. B. K. Novikov, O. V. Rudenko, V. I. Timoshenko, Nonlinear Underwater Acoustics, (AIR-Press, New York, 1987).

2. Igor B. Esipov, Sergey P. Tarasov, Vasily A. Voronin and Oleg E. Popov, “Parametric Array Signal Dispersion in Shallow Water”, Nonlinear Acoustics - Fundamentals and Applications, 18-th International Symposium on Nonline ar Acoustics, Stokholm, Sweden, 7-10 July 2008, p. 393- 3. I. B. Esipov, O. E. Popov, V. A. Voronin, and S. P. Tarasov,“Dispersion of the signal of a parametric array in shal low water,”Acoust. Phys. 55(1), 76–80 (2009).

4. I. Fuks, M. Charnotskii, and K. Naugolnykh, “A multi-frequency scintillation method for ocean flow measurement,” J. Acoust.Soc. Am. 109(6), 2730–2738 (2001).

5. L. M. Brekhovskikh. Ocean and Human Being Present and Future (Nauka, Moscow, 1987).

6. I. B. Esipov, S. V. Zimenkov, A. I. Kalachev, and V. E. Nazarov,“Sensing of an ocean eddy by directional parametric radiation,”Acoust. Phys. 39(1), 8990 (1993).

7. I. B. Esipov, A. I. Kalachev, A. D. Sokolov, A. M. Sutin, and G. A. Sharonov, “Long range propagation experiments with a powerful parametric source,” Acoust. Phys. 40(1), 6164 (1994).

XXV сессия Российского акустического общества, Сессия Научного совета по акустике РАН Содержание Акустика океана УДК 534. В.А.Григорьев1, Б.Г.Кацнельсон1, M.Badey ФЛУКТУАЦИИ ПАРАМЕТРОВ ЗВУКОВЫХ СИГНАЛОВ В МЕЛКОМ МОРЕ В ПРИСУТСТВИИ ИНТЕНСИВНЫХ ВНУТРЕННИХ ВОЛН (ТЕОРИЯ И ЭКСПЕРИМЕНТЫ SWARM’95 и SW06) Воронежский государственный университет Россия, 394006 Воронеж, Университетская пл., д. E-mail: grig@box.vsi.ru, katz@phys.vsu.ru;

http://www.phys.vsu.ru/acoustics/ University of Delaware, Robinson hall, Newark, DE, 19711 USA Е-mail: badiey@udel.edu В работе рассматривается широкий круг вопросов, связанных с флуктуациями характеристик звуковых сигналов, имеющих место при движении нелинейных (солитоно-образных) внутренних волн. Исследуются флуктуации интенсивности, времени прихода, фазового и амплитудного фронтов (в горизонтальной плоскости) звукового поля для разных волноводных мод. Рас сматриваются, как низкочастотные (частота менее 1 кГц), так и высокочастотные (частота 1-10 кГц) сигналы для раз ных случаев ориентации акустической трассы, что соответствует разным механизмам, ответственным за флуктуации поля – адиабатической изменчивости, горизонтальной рефракции и взаимодействию мод, а также разным методам описа ния – разложению поля по модам и лучевому приближению. Приводятся теоретические оценки, результаты численного мо делирования и данные наблюдений, полученных в экспериментах на Атлантическом шельфе США – Shallow Water Acoustic in Random Media 1995 (SWARM’95) и Shallow Water 2006 (SW06).

Введение. Солитоно-подобные интенсивные внутренние волны (ИВВ) наблюдаются во многих районах шельфовой зоны Мирового океана (рис.1). Их влияние на распространение звука в водной толще весьма велико, в связи с чем исследование механизмов воздействия ИВВ на пространственно-временные характеристики звука является одной из актуальных задач акустики мелкого моря.

В данной работе влияние ИВВ на акустическое поле рассматривается на примере данных, полу ченных в экспериментах SWARM’95 и SW06 на средне-Атлантическом шельфе США (рис.1). В этом рай оне ИВВ типичны и представляют собой преимущественно пакеты приливных солитонов (два пакета в сутки), распространяющиеся по направлению к берегу (табл.1).

Рис.1. Районы наблюдения ИВВ, описанные в научной литературе [1]. Стрелкой показан район проведения экспериментов SWARM’95 и SW06 (37°–41° СШ, 71°–75° ЗД) Табл.1. Характеристики ИВВ в районе проведения экспериментов SWARM’95 и SW06 [2] Ширина пакета, Длина фронта, Расстояние между Период колебаний км км солитонами в пакете, км термоклина, мин 1–10 10–30 0.2–1 8– Расстояние между Амплитуда солитонов, Скорость движения, Время наблюдений пакетами, км м м/с май–ноябрь 15–40 5–25 0.5– Анизотропия пространственной структуры ИВВ в горизонтальной плоскости приводит к тому, что в зависимости от взаимной ориентации акустической трассы и направления движения ИВВ играют роль различные механизмы влияния ИВВ на звуковое поле. Для низкочастотного (НЧ) звука (1 кГц) данные особенности схематически показаны на рис.2. Здесь источник S расположен в начале координат на гори зонтальной плоскости, фронты ИВВ (пунктир) параллельны оси Х, радиус-вектор, определяющий направ ление акустической трассы, может находиться в одном из обозначенных секторов. В секторе HR имеет место заметная горизонтальная рефракция звука на ИВВ, сектор AD – область адиабатических вариаций XXV сессия Российского акустического общества, Сессия Научного совета по акустике РАН Содержание Акустика океана акустического поля, вызванных неоднородностями ИВВ, и сектор MC соответствует области, где домини рует взаимодействие мод на ИВВ. Конкретные значения углов перечисленных секторов зависят от ситуа ции. Для типичных условий шельфа сектор HR составляет 5°–10°, сектор MC ~50°.

Уточним, что на рис.2 распространение НЧ звука рассматривается в рамках теории «вертикальные моды и горизонтальные лучи». Наличие горизонтальной рефракции в сек торе HR означает нарушение прямолинейности распространения горизон тальных лучей. В секторах MC и AD горизонтальной рефракции практи чески нет.

Для высокочастотного (ВЧ) звука (1–10 кГц) в мелком море удоб но перейти к лучевому описанию не только в горизонтальной, но и в вер тикальной плоскости. В этом случае стирается грань между секторами MC и AD, – они объединяются в один сектор, где просто нет горизонталь ной рефракции.

В данной работе рассматриваются экспериментальные ситуации, соответствующие секторам MC и HR для НЧ звука и секторам MC+AD для ВЧ звука. Различные механизмы воздействия ИВВ на звуковое поле в Рис.2. Схема механизмов этих секторах приводят к появлению различных акустических эффектов.

флуктуаций для НЧ звука [3] Перечислим наиболее значимые, на наш взгляд, эффекты, которые экспе риментально наблюдались авторами.

Сектор МС:

• независимость частоты максимальных флуктуаций интенсивности от частоты звука [4]–[6];

• независимость ширины корреляционной функции флуктуаций интенсивности от частоты звука [4], [7];

• зависимость частоты максимальных флуктуаций интенсивности от угла наклона трассы к фронту ИВВ [8]–[10];

• специфическое возмущение времен прихода модовых импульсов [4], [7];

Сектор HR:

• акустический аналог зеркала Ллойда: отражение звука от переднего фронта приближающегося пакета ИВВ [11] и, как следствие, интерференция в горизонтальной плоскости прямого и отраженного полей [12];

• фокусировка и дефокусировка звукового поля между соседними фронтами солитонов [13].

Данные эффекты обнаруживаются в результате совместного анализа океанографических и акусти ческих данных. В роли последних выступают пространственно-временные флуктуации параметров звуко вых сигналов, вызванные движущимися ИВВ. Ниже основное внимание будет уделено анализу флуктуа ций интенсивности, времени прихода, фазового и амплитудного фронтов. Будут рассмотрены особенности этих флуктуаций в разных секторах при различных частотах звука, экспериментально проиллюстрирова ны перечисленные выше эффекты, показана возможность выделения информации о характеристиках ИВВ из акустического поля.

Теория флуктуаций интенсивности в отсутствие горизонтальной рефракции на ИВВ.

В теоретической работе [6] в рамках лучевого подхода было показано, что движение одиночного внутреннего солитона (ВС) в направлении акустической трассы приводит к квазипериодическим флуктуа циям интенсивности принимаемых ВЧ импульсов с частотой F * = vt D = v (D sin ), где v – скорость ВС, – угол наклон фронта ВС к трассе, D – цикл критических лучей. Под критическими лучами понимает ся узкая группа лучей примерно равного цикла, связывающих источник S и приемник R (рис.3), которые для типичного профиля скорости звука c (z ) принадлежат к придонному типу лучей и 1) несут значительную долю энергии сигнала, 2) испытывают максимальное влияние со стороны движущегося ВС. Рассмотрим механизм возник новения флуктуаций, обусловленных возмущением только критических лучей. Когда ВС проходит области точек по ворота (А), то критические лучи испытывают дополни Рис.3. Действие ВС на критические лучи тельную рефракцию (в вертикальной плоскости) относи тельно невозмущенного положения, и в результате смеще ния лучей относительно точки приема R происходит уменьшение интенсивности звука. Когда ВС прохо дит области (В), то критические лучи восстанавливают невозмущенное положение, и интенсивность воз растает. Вкладом во флуктуации некритических лучей (с циклом отличным от D ) можно пренебречь по причине их меньшего возмущения и меньшей энергоемкости. Оценки типичных значений, по крайней ме ре, для Атлантического шельфа США таковы: D 800–900 м, F * 3–5 ц/ч.

XXV сессия Российского акустического общества, Сессия Научного совета по акустике РАН Содержание Акустика океана При переходе от лучевого описания к модовому (соответственно от ВЧ к НЧ) доминирующая час тота флуктуаций интенсивности записывается в виде F * = v ( m(m+1) sin ), где цикл луча D заменен на пространственный период биений m(m+1) = 2 (qm qm+1 ) соседних мод с номерами m и m+1 ( qm, qm+1 – постоянные распространения). Поскольку D = const (не зависит от частоты звука f, определяется только параметрами канала), а m(m+1) ( f ) есть функция частоты и номера моды, то это значит, что максимальные флуктуации будут наблюдаться на тех частотах и модах, для которых m(m+1) ( f ) D. Заметим, что при модовом описании возникновение флуктуаций объясняется взаимодействием мод в области ВС, где нару шается слоистость среды. Конкретные теоретические выражения для спектра флуктуаций, полученные на основе теории взаимодействия мод, приведены в работах [4], [5].

Эксперимент: флуктуации интенсивности ВЧ звука. На рис.4 показана схема ВЧ эксперимента SW06. Knorr – импульсный источник на глубине 30 м (у нижней границы термоклина), период следования импульсов ~15 с, длительность ~0.1 c, полоса 2–10 кГц. SHRU1-3 – придонные приемные гидрофоны.

Глубина моря плавно менялась от 82 м (SHRU3) до 107 м (SHRU2). Длины трасс Knorr–SHRU1-3 равня лись: 4.0, 11.9, 4.8 км. Трассы 1,3 практически параллельны, между трассами 1-2 угол 14.7°. Динамика ИВВ на трассах восстанавливалась по показаниям термисторных цепочек (белые кружки на рис.4). Было замечено, что в течение полного времени наблюдений 14:30–18:50 (здесь и далее время GMT) структура ИВВ постепенно эволюционировала от одиночного ВС до пакета из двух-трех ВС. Общий размер ИВВ вдоль трасс при этом оставался значительно меньше длин трасс и меньше цикла критического луча D.

Рис.5. Флуктуации энергии E (T ) на SHRU1,3. Черные участки – при наличии Рис.4. Схема ВЧ эксперимента SW06 ИВВ на трассе 1 (или 3) серые – в отсутствие Рис.6. Спектр флуктуаций G (, T ). Начало отсчета (14:54) и пунктир (16:46) соответствуют времени прохода головного ВС через SHRU1 и Knorr Положение головного ВС в разные моменты времени показано на рис.4 пунктиром.

Обработка акустических данных состояла из двух этапов. На первом этапе на всех SHRU1-3 были получены относительные флуктуации энергии E (T ) = [E (T ) E ] E принимаемых импульсов в полосе 2– кГц, где E – средняя энергия. Интересно отметить, что флуктуации примерно одинакового уровня су ществуют как при наличии (черные участки), так и в отсутствии (серые участки) ИВВ на трассе (рис.5). На втором этапе проводился анализ E (T ) методом оконного преобразования Фурье:

XXV сессия Российского акустического общества, Сессия Научного совета по акустике РАН Содержание Акустика океана T + T G (, T ) = E (T )exp(iT )dT, T T где – частота флуктуаций, T – длительность окна (1 час).

Фурье-анализ показывает (рис.6), что при движении ИВВ по трассам 1,2 на SHRU1,2 наблюдают ся выделенные частоты колебаний: F1 3–5 ц/ч, F2 4 ц/ч. При этом на SHRU3 выделенных частот нет.

Когда ИВВ уходят с трасс 1,2 – выделенные частоты на SHRU1,2 пропадают. На SHRU3, наоборот, долж на появиться выделенная частота флуктуаций. Однако она появляется несколько позже, что вероятно свя зано с влиянием «хвоста» ИВВ на источнике, который расположен вблизи термоклина. Детальный анализ спектров на SHRU1,2 в окрестности 16:00 (когда наблюдается относительная стабилизация флуктуаций) дает F1* F2* = 0.89±0.01 [10]. С другой стороны, зная углы 1 = 77° и 2 = 62° (рис.4), получаем то же от ношение другим способом sin 2 sin 1 = 0.91±0.02. Это подтверждает вывод теории F * ~ 1 sin.

Эксперимент: флуктуации интенсивности НЧ звука. На рис.7 приведена схема НЧ экспери мента SWARM’95. Air-gan – импульсный источник на глубине 12 м (в термоклине), период следования (a) (b) (c) Рис.9. (a) – схема эксперимента SW06;

(b),(c) – примеры расчета рефракции горизонтальных лучей на ИВВ Рис. Схема НЧ эксперимента Рис.8. Ff-диаграммы. Пунктиром показаны линии F = v t mn ( f ) SWARM’ импульсов 1 мин, длительность ~0.1 c, полоса 30–200 Гц. NRL VLA – вертикальная приемная антенна ( гидрофона). Угол наклона ИВВ к трассе составлял ~ 40°, что соответствует сектору взаимодействия мод MC (рис.2). Других точных данных о параметрах ИВВ у авторов не было. Поэтому расчеты выполнялись в предположении одиночного ВС размером 500 м (по трассе), амплитудой 10 м. Скорость ВС выбиралась из условия согласования с экспериментом и оказалась равной v t = 1.1 м/с (вдоль трассы), что равно скорости перпендикулярно фронту v = v t sin ~0.7 м/с.

На рис.8 приведены расчетная и экспериментальная Ff-диаграммы – амплитудный спектр флук туаций как функция частоты флуктуаций F и частоты звука f (на придонном гидрофоне за 1 час). Как видно, наблюдается частота максимальных флуктуаций F 5 ц/ч, не зависящая от частоты звука. На мо дельной Ff-диаграмме также видно, что флуктуации сосредоточены на линиях F = v t mn ( f ), где mn ( f ) = 2 q m q n – пространственный период биений мод m и n. При этом максимальные флуктуации наблюдаются на модах m, m+1 и на частотах f, для которых m(m+1) ( f ) = v t F 800 м. Физически это означает, что соседние моды максимально взаимодействуют друг с другом, что вполне естественно. Про исходит это на тех частотах звука, при которых пространственная картина биений мод (представляющая собой квазилуч цикла D ) достаточно энергоемка и наиболее чувствительна к колебаниям термоклина.

Другими словами, когда квазилуч соответствует критическим лучам из ВЧ теории флуктуаций звука.

Флуктуации параметров сигналов в условиях горизонтальной рефракции на ИВВ.

В понятиях теории «вертикальные моды и горизонтальные лучи» в условиях, когда фронт ИВВ примерно параллелен трассе, можно говорить о горизонтальной рефракции горизонтальных лучей. При этом выделяются четыре отличных друг от друга ситуации: 1) ИВВ далеко от трассы (равносильно отсут XXV сессия Российского акустического общества, Сессия Научного совета по акустике РАН Содержание Акустика океана ствию ИВВ, когда флуктуации звука на приемнике носят фоновый характер);

2) ИВВ на подходе к трассе (наблюдается эффект отражения звука от переднего фронта головного ВС и интерференция прямого и от раженного полей, рис.9а,b);

3) ИВВ пересекают трассу (наблюдаются сильные флуктуации интенсивности из-за образования зон теней, возникновения фокусировки и дефокусировки поля в горизонтальном волно воде, сформированном гребнями ВС, рис.9с);

4) остаточные явления ИВВ на трассе в виде шлейфа нере гулярных колебаний среды, идущих за пакетом крупных ВС (флуктуации звука носят нестационарный характер, постепенно приближаясь к фоновым флуктуациям).

Рассмотрим эксперимент SW06, в котором наблюдалось отражение звука от переднего фронта ИВВ (рис.9а). NRL300 – придонный источник импульсных ЛЧМ сигналов: длительность 2.048 с, полоса 300±30 Гц, период следования 4.096 с. Shark – L-образная приемная антенна, состоящая из горизонтальной антенны (ГА) и вертикальной антенны (ВА). ВА – 16 гидрофонов, удалена на R = 20.2 км от NRL300. ГА – 32 гидрофона, длина 465 м, ориентирована к акустической трассе (к оси у) под углом = 25.8°.

Рис.10. Амплитуда принимаемого сигнала на ВА (a),(b) и на ГА (c). Цифры 2,3,4,5 – номера мод На рис.10а изображена амплитуда прямого принимаемого на ВА сигнала (после согласованной фильтрации) в случае, когда отраженного сигнала нет (ИВВ далеко). В более поздний момент времени на рис.10b видно появление отраженного сигнала 4 моды в области, соответствующей времени прихода моды прямого сигнала. Интерференция этих сигналов хорошо видна на ГА в виде бегущих слева направо по линии 5 моды пятен A, B, C (рис.10с). Справедливы следующие выражения для расстояния между ин терференционными пятнами на ГА: = ( sin ) и для скорости их движения по ГА: u = 4vd (R ), где – длина волны, – угол между прямым и отраженным лучами, d – расстояние от переднего фронта ИВВ до середины трассы [12]. Из эксперимента следует: 100 м, u 3 м/с. Полагая = 5 м для частоты Рис.11. Расчет флуктуаций на основе 3D модели среды.

Более темный цвет соответствует большей амплитуде принимаемого сигнала 300 Гц, получаем = 6°–7° и vd 760 м2/с. При малых углах наклона фронта к трассе = + 0.5R c, где добавка к – есть угол скольжения отраженных лучей к фронту, c – фазовая скорость, – градиент фазовой скорости на склоне ВС. В нашем случае 4.5°, отсюда добавка ~2°, 0.005 с-1.

XXV сессия Российского акустического общества, Сессия Научного совета по акустике РАН Содержание Акустика океана Динамика ИВВ в эксперименте восстанавливалась по показаниям трех термисторных цепочек, расположенных в точках NRL300, T, Shark. По этим данным строилась 3D модель скорости звука в волно воде, и рассчитывались лучевые траектории (рис.9b,c), флуктуации времени прихода, фазового и ампли тудного фронтов (в горизонтальной плоскости) для разных мод (рис.11). Под фазовым фронтом понимает ся линия, перпендикулярная к лучу, приходящему в центр ГА. Под амплитудным фронтом понимается линия, соединяющая в равный момент времени максимум огибающей сигналов, приходящих на крайние точки ГА. Заметим, что в расчетах ГА бралась перпендикулярной трассе и длиной 200 м (видимый размер реальной ГА). В отсутствие ИВВ угол наклона фазового и амплитудного фронтов к ГА равен 0°.

Проанализируем результаты рис.11. До 21:35 ситуация эквивалентна отсутствию ИВВ. Флуктуа ции времени прихода при этом не превышают 10 мс. (Подробнее о флуктуациях времени прихода см. в [14]). В промежутке 21:35–21:40 имеем прямой и отраженный сигналы, которые сближаются по мере при ближения ИВВ к трассе. Интересно отметить, что 1) угол наклона фазового и амплитудного фронтов не совпадают как для прямого, так и для отраженного сигналов;

2) углы наклона фазового фронта сходятся к значению 4°–5°, что соответствует углу наклона фронта ИВВ к трассе ( 4.5°). После 21:40 наблюдается зона тени, соответствующая переходу головного ВС через приемник. Полученный в расчетах в это время (21:35–22:00) слабый сигнал представляет собой боковую волну.

ЛИТЕРАТУРА 1. An Atlas of Oceanic Internal Solitary Waves by Global Ocean Associates. http://www.internalwaveatlas.com/ 2. New York (Mid-Atlantic) Bight // http://www.internalwaveatlas.com/ Кацнельсон Б.Г. Распространение и рассеяние низкочастотного звука на морском шельфе: Автореферат 3.

дисс. докт. физ.-мат. наук. Воронеж, 2011.

4. Katsnelson B.G., Grigorev V., Badiey M., Lynch J.F. Temporal sound field fluctuations in the presence of internal solitary waves in shallow water // JASA Express Letters. – The Journal of the Acoustical Society of America. July 2009. V. 126(1). P. EL41-EL48.

Badiey M., Григорьев В.А., Кацнельсон Б.Г., Lynch J. Временные флуктуации звукового поля, обусловленные 5.

взаимодействием мод в мелком море в присутствие внутренних волн // Доклады XI научной школы семинара акад. Л.М. Бреховских «Акустика океана», совмещенной с XVII сессией Российского Акустиче ского Общества. – М.: ГЕОС, 2006. С. 27-30.

Григорьев В.А., Кацнельсон Б.Г. Флуктуации интенсивности высокочастотных акустических импульсов, 6.

вызванные движением интенсивных внутренних волн в мелком море // Акустический журнал. 2009.

Т. 55(1). С. 47-55.

Григорьев В.А., Кацнельсон Б.Г., Badiey M., Lynch J. Акустические эффекты, обусловленные взаимодейст 7.

вием мод при распространении звука в мелком море в присутствие внутренних солитонов // Сборник тру дов XIX сессии Российского акустического общества. Т. 2. (Доклады XIX сессии РАО и IV Нижегородской акустической научной сессии). – М.: ГЕОС, 2007. С. 183-186.

8. Katsnelson B., Grigorev V., Lynch J.F. Intensity fluctuations of mid-frequency sound signals passing through mov ing nonlinear internal waves // JASA Express Letters. – The Journal of the Acoustical Society of America. Septem ber 2008. V. 124(3). Pt. 2. P. EL78-EL84.

Кацнельсон Б.Г., Григорьев В.А., Lynch J.F. Флуктуации интенсивности высокочастотных сигналов, пересе 9.

кающих движущийся солитон в мелком море // Сборник трудов XX сессии Российского акустического об щества. Т. 2. – М.: ГЕОС, 2008. С. 218-221.

Григорьев В.А., Кацнельсон Б.Г., Lynch J.F. Угловая зависимость интенсивности высокочастотных сигна 10.

лов, пересекающих фронт движущихся интенсивных внутренних волн // Доклады XII научной школы семинара им. акад. Л.М. Бреховских «Акустика океана», совмещенной с XXI сессией Российского Акусти ческого Общества. – М.: ГЕОС, 2009. С. 63-66.

11. Badiey M., Katsnelson B., Lin Y.-T., Lynch J. Acoustic multipath arrivals in the horizontal plane due to approaching nonlinear internal waves // J. Acoust. Soc. Am., 2011. V. 129(4). EL141-EL147.

Григорьев В.А., Кацнельсон Б.Г., Badiey M. Пространственно-временная структура звукового поля в присут 12.

ствии движущихся внутренних волн (по результатам эксперимента SW06) // Доклады XIII научной школы семинара им. акад. Л.М. Бреховских «Акустика океана», совмещенной с XXIII сессией Российского Аку стического Общества. – М.: ГЕОС, 2011. С. 201-204.

13. Luo J., Badiey M., Kriadi E., Katsnelson B., Tshoidze A., Lynch J., Moum J. Observation of sound focusing ad de focusing due to propagating nonlinear internal waves // J. Acoust. Soc. Am, 2008. V. 124(3). EL66-EL72.

Григорьев В.А., Кацнельсон Б.Г., Badiey M. Флуктуации времен прихода НЧ сигналов в мелком море и воз 14.

можности акустического позиционирования // Сборник трудов XXII сессии Российского акустического об щества и Сессии Научного совета РАН по акустике. Т. 2. – М.: ГЕОС, 2010. С. 180-183.

XXV сессия Российского акустического общества, Сессия Научного совета по акустике РАН Содержание Акустика океана УДК 534. А.Л. Вировлянский, А.Ю. Казарова, Л.Я. Любавин РАСПЛЫВАНИЕ ВОЛНОВОГО ПУЧКА В ПОДВОДНОМ ЗВУКОВОМ КАНАЛЕ СО СЛУЧАЙНЫМИ НЕОДНОРОДНОСТЯМИ ПОКАЗАТЕЛЯ ПРЕЛОМЛЕНИЯ Институт прикладной физики Российской академии наук Россия, 603950 Нижний Новгород, ул. Ульянова, д. Тел.: (831) 416-4784;

Факс: (831) 436- E-mail: viro@hydro.appl.sci-nnov.ru Целью работы является анализ тех принципиальных ограничений на формирование узкого волнового пучка в глубоком море на дистанциях порядка сотен километров, которые возникают из-за рассеяния звука на случай ных неоднородностях показателя преломления. Рассмотрен волновой пучок, распространяющийся вдоль тра ектории некоторого опорного луча. Его расплывание в плоскослоистом (невозмущенном) волноводе обусловле но так называемой волноводной дисперсией. Оно легко описывается как в модовом, так и лучевом представле ниях поля. Нами получена аналитическая оценка дополнительного уширения пучка из-за рассеяния на флуктуа циях показателя преломления, вызванных случайными внутренними волнами. Результат получен в приближе нии геометрической оптики. Для анализа искажений лучевых траекторий в присутствии случайных неодно родностей использован гамильтонов формализм, выраженный в канонических переменных действие-угол. В рамках этого формализма приближенное решение задачи удается найти с помощью относительно простой теории возмущений. Эффективность полученной оценки ширины пучка подтверждена результатами прямого численного расчета поля в отдельных реализациях случайно-неоднородного подводного волновода. Расчет вы полнен методом параболического уравнения.

Использование вертикальной излучающей антенны в подводном звуковом канале (ПЗК) дает большие возможности по формированию звуковых полей со свойствами, нужными для решения различ ных практических задач. В статьях [1,2] предложена процедура формирования начального поля на аперту ре антенны для излучения узкого волнового пучка, распространяющегося вдоль заданного опорного луча.

Путем перенастройки антенны на другие опорные лучи можно осуществлять сканирование формируемым звуковым пучком. При этом излучающая антенна играет роль подводного акустического прожектора.

Процедура выбора оптимального начального поля на антенне разработана в предположении, что ПЗК является либо плоскослоистым, либо имеет неоднородности показателя преломления с поперечными размерами, многократно превышающими ширину пучка. Однако в реальных ПЗК всегда имеются некон тролируемые случайные неоднородности показателя преломления, которые неизбежно приведут к допол нительному уширению пучка. Целью данной работы является анализ такого уширения, которое возникает на стокилометровых трассах в глубоком море в присутствии неоднородностей, индуцированных полем случайных внутренних волн.

Предполагается, что пучок создается с помощью антенны, представляющей собой вертикальную нить, и поле обладает цилиндрической симметрией. Таким образом, задача является двумерной, и речь идет о формировании пучка, слабо расплывающегося в вертикальной плоскости. Такой пучок в волноводе может распространяться лишь вдоль траектории некоторого луча, который мы называем опорным. Ком плексная амплитуда поля выражается функцией u (r, z ), где z – глубина, а r – расстояние от антенны (она расположена вдоль линии r = 0 ) в горизонтальной плоскости. Ось z направлена вертикально вверх, и свободная поверхность воды находится на уровне z = 0. Распространение поля описывается уравнением Гельмгольца с соответствующими граничными условиями [3].

Траектория опорного луча z = Z (r ) определяется функцией Z (r ), представляющей собой реше ние лучевого уравнения. Полная излучаемая мощность ограничена условием нормировки dz u0 ( z ) = 1, где u0 ( z ) – начальное поле на апертуре антенны. Эффективную ширину пучка в точке r обозначим (r ).

dz ( z Z (r ) ) r Определим ее соотношением 2 (r= u (r, z ). Среднюю ширину пучка в интервале дис ) 1L L танций от 0 до L обозначим. Она задана выражением = dr 2 (r ). Величина a = (0) определя ет эффективную начальную ширину пучка. Для излучения пучка нужна антенна с апертурой, в несколько раз, превышающей a. Формирование оптимального начального поля сводится к решению вариационной задачи о минимизации при двух ограничениях. Одно из них выражено условием нормировки поля, а второе задается соотношением dz ( z z0 )2 u0 ( z ) =a 2, фиксирующим начальную (эффективную) ширину пучка.

XXV сессия Российского акустического общества, Сессия Научного совета по акустике РАН Содержание Акустика океана Данная вариационная задача решена в статьях [1,2]. В безаберрационном приближении, базирую щемся на малости ширины пучка по сравнению с поперечным масштабом изменения поля скорости звука в среде, удается аналитическое решение. Оказывается, минимальной средней шириной обладает гауссов пучок с начальным полем ( z z0 )2 ik ( z z0 )2 exp + ikp0 ( z z0 ) = (1) u0 ( z ) 2 a 4a 2R со специальным образом подобранным значением параметра фокусировки R. В этой формуле p0 = tan 0, где 0 – начальный угол скольжения опорного луча.

Обратимся к вопросу о дополнительном уширении пучка из-за рассеяния на флуктуациях скорости звука. Предполагается, что статистика внутренних волн, вызывающих эти флуктуации, задается хорошо известным эмпирическим спектром Гарретта-Манка. Горизонтальные масштабы таких вариаций поля внутренних волн на 2-3 порядка превышают вертикальные. Поэтому при описании звукового поля можно пренебречь горизонтальной рефракцией волн и ограничиться рассмотрением двумерной задачи. Поле ско рости звука зададим в виде c(r= c ( z ) + c(r, z ), где c ( z ) – невозмущенный профиль скорости звука, а, z) c(r, z ) – малое возмущение, вызванное внутренними волнами.

Для оценки влияния случайных неоднородностей на ширину пучка воспользуемся приближением геометрической оптики. В нашей двумерной модели среды звуковое поле задается однопараметрическим семейством лучевых траекторий, и зависимость глубины текущей точки луча z от дистанции r выража ется функцией z (r, ), где - параметр, нумерующий траектории. В случае точечного источника в каче стве можно использовать угол выхода луча из источника. В случае рассматриваемого здесь распреде ленного источника выбор параметра представляет собой более сложную задачу. Однако нам не нужно заниматься ее решением, так как далее явное определение параметра не понадобится.

Для получения грубой аналитической оценки ширины пучка при вычислении интенсивности поля | u (r, z ) |2 воспользуемся некогерентным суммированием лучей. В малоугловом приближении вклад от дельного луча, попадающего в точку наблюдения, с точностью до множителя, не зависящего от r и, равен z /. Поэтому при некогерентном суммировании лучей можно воспользоваться формулой = d ( z z (r, )), где - нормирующий множитель, а символ обозначает область значений u (r, z ) параметра. Отсюда, 2 (r ) d ( z (r, ) Z (r ))2, а условие нормировки принимает вид d = 1.

= Функцию z (r, ) представим в виде суммы двух слагаемых = zu (r, ) + z (r, ), где zu (r, ) z (r, ) невозмущенная траектория, а z (r, ) - возмущение, вызванное случайными внутренними волнами. Ус редняя полученное выражение по ансамблю неоднородностей, и полагая, что случайная функция z (r, ) имеет нулевое среднее, находим 2 (r ) = u (r ) + 2 (r ), = d ( zu (r, ) Z (r ))2 – лучевая оценка где u (r ) s невозмущенной ширины пучка, (r ) = d ( z (r, ) ) – оценка дополнительного уширения вследствие s a рассеяния на флуктуациях скорости звука. Исследование u (r ) было проведено в безаберрационном при ближении в работах [1,2]. Нашей задачей является оценка s.

Ограничимся случаем относительно коротких дистанций, на которых лучевые траектории остаются близкими к траектории невозмущенного опорного луча Z (r ). В этих условиях, с учетом нормировки, для грубых оценок мы можем взять d ( z ( r, )2 = ( Z ( r ) )2, где Z (r ) – отклонение опорного луча в a присутствии внутренних волн от невозмущенной траектории.

( Z (r ) ) Для оценки воспользуемся приближенной стохастической лучевой теорией, описанной в работе [3]. Анализ статистики лучей в случайно-неоднородном волноводе кардинально упрощается при использовании гамильтонова формализма, выраженного в терминах канонических переменных действие – угол ( I, ). Пространственная частота осцилляций лучевой траектории является функцией переменной действия I, производная которой ( I ) d ( I ) / dI является важной характеристикой фокусирующих свойств волновода и устойчивости лучевых траекторий [3].

XXV сессия Российского акустического общества, Сессия Научного совета по акустике РАН Содержание Акустика океана Рассмотрим лучевую траекторию с начальными значениями переменных действие и угол равными I и 0, соответственно. С дистанцией значения данных переменных меняются по закону I (r= I 0 + I (r ) и ) (r ) = ( I 0 )r + (r ), где ( I 0 ) – пространственная частота осцилляций траектории в отсутствие не 0 + однородностей, а I (r ) и (r ) – случайные функции с нулевым средним, моделирующие искажения траектории, вызванные случайными неоднородностями. В [3] показано, что случайная функция I (r ) с хорошей точностью моделируется винеровским случайным процессом, представляющим простейшую мо дель диффузии. При этом дисперсия флуктуаций I (r ) определяется формулой ( I ) = Br, где B - ко эффициент диффузии, а возмущение угловой переменной (r ) пропорционально интегралу от винеров 1/ B ( ) ского процесса, и его дисперсия выражается соотношением = ( I 0 ) r 3/ 2.

На коротких дистанциях искажение формы лучевой траектории определяется в первую очередь слу чайным возмущением угловой переменной. Отклонение опорного луча невозмущенной траектории Z (r ) выражается приближенной формулой Z (r ) = p(r ) (r ), где p(r ) – так называемый обобщенный (I0 ) импульс опорного луча, а I 0 - начальное значение переменной действия этого луча. В малоугловом при ближении p = tan, где - угол скольжения луча (его не следует путать с угловой переменной ).

Максимальное значение, которое мы обозначим a, угол принимает в местах пересечения лучом оси волновода. Величина s (r ) = (r ) ) ( Z является осциллирующей функций расстояния r, а ее огибаю щая выражается простой формулой 2 = r 3/ 2, (2) s B ( I 0 ) где = tg a.

3 (I0 ) Эта неожиданно простая аналитическая оценка является основным результатом данной работы. Она применима лишь на относительно коротких трассах, на которых среднеквадратичное значение флуктуи 2 1/ рующей компоненты, rms = ( ), остается малым по сравнению с.

Для проверки и иллюстрации получен ного результата рассмотрим численный при мер. Расчеты пучков методом параболическо го уравнения проводились в модели волново да с невозмущенным профилем скорости зву ( ) ка c ( z ) = c0 1 + ( e2( za z )/ b + 2( z za ) / b 1) с параметрами c0 = 1.48 км/с, za = 0.7 км, = 0.00238 и b = 0.485 км. При моделирова нии случайных неоднородностей, индуциро ванных случайными внутренними волнами, использован метод, предложенный в [4]. От метим, что спектр зависимости возмущения от горизонтальной координаты r сосредото чен в интервале пространственных частот от 2 / 100 км до 2 / 4 км, а средне Рис. 1. Вверху: пучок в невозмущенном волноводе. Внизу: квадратичная амплитуда c вблизи поверх пучок с тем же начальным полем, но распространяющийся ности равна 0.5 м/с и спадает с глубиной по в возмущенном волноводе. закону exp( z / lz ), где lz = 0.66 км.

Моделировался пучок, распространяющийся вдоль опорного луча, выходящего с глубины 0.7 км под начальным углом скольжения 0 = 4. Расчеты пучков в различных реализациях случайно-неоднородного волновода выполнялись на несущей частоте 500 Гц. Начальное поле пучка было задано формулой (1) с XXV сессия Российского акустического общества, Сессия Научного совета по акустике РАН Содержание Акустика океана параметрами a = 0.08 км и R = 25 км. В невозмущенном волноводе пучок с такими параметрами имеет наименьшую среднюю ширину среди всех пучков, распространяющихся вдоль того же опорного луча на трассе длиной 200 км.


В верхней части рис. 1 показан пучок, распространяющийся в невозмущенном волноводе. В цен тре белым показан центральный луч. В нижней части рисунка показан пучок с таким же начальным полем, но распространяющийся в возмущенном волноводе.

На рис. 2 предсказание фор мулы (2) сопоставляется с результа тами численного моделирования для пучка, приведенного на рис. 1. В ниж ней части рисунка сплошной жирной линией показана зависимость от дис танции ширины пучка (r ) в невоз мущенном волноводе. Жирная пунк тирная линия представляет собой плавную огибающую, проходящую через локальные максимумы осцилли рующей кривой (r ). Тонкая сплош ная линия задает ширину пучка в при сутствии случайных неоднородностей (r ) = u (r ) + 2 (r ) 1/ 2. Угловые 2 s скобки означают усреднение по ан самблю из 50 кривых (r ), рассчи танных путем численного решения Рис. 2. Сплошная жирная линия: ширина пучка, в невозмущенном параболического уравнения в различ волноводе. Жирная пунктирная линия: ее огибающая. Тонкая ных реализациях возмущенного вол сплошная линия: средняя ширина пучка в случайно-неоднородном новода. Наконец, тонкая пунктирная волноводе. Тонкая пунктирная линия: предсказание средней шири линия представляет собой теоретиче ны пучка в случайно-неоднородном волноводе по формуле (2).

скую оценку средней ширины пучка в возмущенном волноводе. Как видим, наша грубая оценка с удовлетворительной точностью описывает уширение пучка.

Работа выполнена при поддержке программы ОФН РАН «Фундаментальные основы акустической диагностики искусственных и природных сред», гранта РФФИ 10-02-00228, гранта государственной под держки ведущих научных школ НШ-333.2012.2 и Проекта ФЦП "Научные и научно-педагогические кадры инновационной России" (Контракт № 02.740.11.0565).

ЛИТЕРАТУРА А.Л. Вировлянский, Д.В. Нефедова. Волновой пучок с минимальной расходимостью в плавно неоднород 1.

ной среде// Известия вузов. Радиофизика. – 2009. – Т. 52(1). – С.46-54.

А.Л. Вировлянский, Д.В. Нефедова. Формирование узкого волнового пучка в подводном звуковом канале с 2.

помощью вертикальной антенны // Акустический журнал. – 2010. – Т. 56(1). – С. 63-69.

D. Makarov et all. Ray and Wave Chaos in Ocean Acoustics. World Scientific, New Jersey, 2010.

3.

4. J.A. Colosi, M.G. Brown. Efficient numerical simulation of stochastic internal-wave-induced sound-speed pertur bation field// J. Acoust. Soc. Am. – 1998. – V.103. – p.2232–2235.

XXV сессия Российского акустического общества, Сессия Научного совета по акустике РАН Содержание Акустика океана УДК 534. А.Л. Вировлянский, А.Ю. Казарова, Л.Я. Любавин ФОКУСИРОВКА ЗВУКОВЫХ ИМПУЛЬСОВ МЕТОДОМ ОБРАЩЕНИЯ ВРЕМЕНИ В НЕСТАЦИОНАРНОМ ФЛУКТУИРУЮЩЕМ ПОДВОДНОМ ВОЛНОВОДЕ Институт прикладной физики Российской академии наук Россия, 603950 Нижний Новгород, ул. Ульянова, д. Тел.: (831) 416-4784;

Факс: (831) 436- E-mail: viro@hydro.appl.sci-nnov.ru Задачей нашего исследования является оценка тех предельных дистанций, на которых фокусировка звуковых импульсов в глубоком море методом обращения времени еще является эффективной. Рассмотрена простей шая ситуация, когда для излучения и приема используются точечные источники и приемники. Методом пара болического уравнения рассчитано звуковое поле в реалистичной модели волновода с флуктуациями скорости звука, вызванными случайными внутренними волнами. Предполагается, что статистика последних определя ется эмпирическим спектром Гарретта-Манка. Моделируется распространение сигналов в прямом и обрат ном (с обращением знака времени) направлениях. Принципиально важно, что в моделировании учитывается нестационарность флуктуаций скорости звука. Поэтому в прямом и обратном направлениях сигнал проходит через несколько различающиеся неоднородности. В нашей модели волновода именно это обстоятельство ог раничивает область применимости метода на длинных трассах. Кроме прямых численных расчетов волнового поля, для оценки качества фокусировки в приближении геометрической оптики получены простые аналитиче ские оценки. Показано, что в условиях типичных для глубоководных подводных звуковых каналов на умеренных и низких широтах метод обращения времени может эффективно работать на дистанциях до 300-400 км.

Известный метод фокусировки волнового поля в окрестность заданной точки среды основан на переизлучении в обратном направлении сигнала, принятого из этой точки, с изменением знака времени [1]. Однако в большинстве работ по этой тематике изучается применение метода в подводных звуковых каналах (ПЗК) на относительно коротких дистанциях, меньше или порядка 10 километров. В нашей не давней работе [2] показано, что в приближении замороженных неоднородностей эффективность метода практически не снижается с ростом длины трассы. Однако на стокилометровых трассах сигнал, распро страняясь в прямом и обратном направлениях, из-за нестационарности возмущения может пересекать раз личающиеся случайные неоднородности. В результате эффект фокусировки с увеличением длины трассы постепенно разрушается. Целью данной работы является анализ влияния нестационарности флуктуаций показателя преломления на качество фокусировки и оценка дистанций, на которых метод обращения вре мени еще применим.

Рассматривается двумерное поле скорости звука c, заданное соотношением c( r, z, t ) c ( z ) + c( r, z, t ), = (1) где r - дистанция, z - глубина, t - время, c ( z ) - не возмущенный профиль скорости звука, а c( r, z, t ) слабое возмущение, вызванное случайными внутрен ними волнами. Полагаем, что статистика последних задается эмпирическим спектром Гарретта-Манка [3].

В качестве c ( z ) возьмем профиль скорости звука ти пичный для низких и умеренных широт. Этот про филь показан в левой части рис. 1. В правой части изображены вертикальные сечения поля c( r, z ) на трех разных дистанциях.

Вначале рассмотрим ситуацию, когда возму Рис. 1. Невозмущенный профиль скорости звука c ( z ) (слева) и зависимости возмущения c от щение c можно считать замороженным, то есть не зависящим от времени t. Фокусировка поля в задан глубины z на трех разных дистанциях (справа).

ной точке ( r, z ) методом обращения времени выполняется в два этапа. Вначале из данной точки следует излучить пробный импульс w(t ) = d w()e it.

(2) После этого приемно-излучающим элементом, расположенным в точке (0, z0 ), будет зарегистрирован сиг нал, который в приближении замороженных неоднородностей равен XXV сессия Российского акустического общества, Сессия Научного совета по акустике РАН Содержание Акустика океана u p (t ) = d G (0, z0, r, z, ) w()e it, (3) где G ( r0, z0, r, z, ) - функция Грина уравнения Гельмгольца, то есть поле точечного монохроматического источника, помещенного в точке ( r0, z0 ). По теореме взаимности G ( r0, z0, r, z, ) G ( r, z, r0, z0, ).

= (4) Следующий шаг заключается в переизлучении сигнала u p (t ) с изменением знака времени. Приемно излучающий элемент должен излучить звуковой импульс w1 (t ) u p (T t ), где T - некоторое время за = держки. Пользуясь теоремой взаимности, возбуждаемое в среде звуковое поле представим в форме i ( T t ) d G (0, z0, r, z, )G (0, z0, r, z, ) w ()e u( r, z, t ) =, (5) где символ означает комплексное сопряжение. Для простоты далее будет считать, что T = 0. Макси мального значения амплитуда сигнала на дистанции наблюдения r достигает при z = z (то есть в вы бранной точке фокусировки) в момент времени t = 0.

На длинных трассах необходим учет нестационарности возмущения. Мы можем формально счи тать, что в прямом и обратном направлениях звук распространяется через замороженные, но различаю щиеся между собой неоднородности. При расчете сигнала, распространяющегося из точки фокусировки к приемно-излучающему элементу, используется реализация замороженных неоднородностей c1 ( r, z ) = c( r, z, r / c0 ). При моделировании распространения в обратном направлении используется реализация замороженных неоднородностей c2 ( r, z ) = c( r, z, r / c0 ). При малых r, то есть вблизи прием но-излучающего элемента, возмущения c1 и c2 примерно совпадают. По мере удаления от данного элемента различия между этими случайными функциями накапливаются. При этом (5) с T = 0 переходит в d G1 (0, z0, r, z, )G2 (0, z0, r, z, ) w ()e it, u( r, z, t ) = (6) где G1 и G2 - функции Грина, рассчитанные для реализаций возмущения c1 ( r, z ) и c2 ( r, z ), соответст венно.

Для расчета функций Грина можно воспользоваться методом параболического уравнения. Все численные расчеты выполнены для ситуации, когда приемно-излучающий элемент расположен на глубине ( ) z0 = 0.7 км, то есть на оси ПЗК. При моделировании использовался сигнал w(t ) exp 2T 2 i0t с эф = t фективной длительностью T0 = 0.033 с на несущих частотах f 0 = 0 /(2 ), равных 250, 400, 600 и 800 Гц.

Символом u( r, z, t ) далее будем обозначать комплекс ную амплитуду звукового поля, заданного формулой (6) при c1 = c2. На рис. 2 сопоставлены звуковые импульсы u( r, z, t ) и u( r, z, t ) с центральной частотой f 0 = 400 Гц в не скольких точках фокусировки на горизонте z = 1.5 км. Ампли туды импульсов выражены в относительных единицах. Расчет выполнен для конкретной реализации случайного возмущения.

Как видим, на дистанции r = 100 км влияние нестационарности еще пренебрежимо мало. При r = 300 км оно становится замет ным, а на расстоянии r = 700 км уже сильно снижает эффект фокусировки. Похожим образом выглядят результаты расчета для других частот f 0, других реализаций случайных неоднород Рис. 2. Сфокусированные звуковые ностей и других глубин точки фокусировки.

импульсы в точке наблюдения на глу В качестве безразмерного параметра, количественно ха бине z = 1.5 км. Сплошная линия: им рактеризующего ослабление эффекта фокусировки из-за неста пульс u( r, z, t в приближении заморо ционарности возмущения, примем женных неоднородностей. Пунктир:


u( r, z,0) импульс u( r, z, t ) в нестационарной ( r, z ) = (7).

u( r, z,0) среде.

Для получения представления о типичных значениях нами была выполнена серия численных расчетов сфокусированных звуковых полей (6) на четырех выше XXV сессия Российского акустического общества, Сессия Научного совета по акустике РАН Содержание Акустика океана приведенных центральных частотах. В этих расчетах глубина точки фокусировки варьировалась внутри двух интервалов: = 1.5 ± 0.1 км и = 0.7 ± 0.1 км. Все расчеты были повторены для пяти различных реа z z лизаций возмущения c.

В верхней части рис. 3 показаны зависимости от дистанции параметра для четырех несущих частот. Каждая точка на графике получена усреднением отношения (7), рассчитанного для 10 глубин внутри указанного выше интервала с центром в точке z = 1.5 км. Усреднение по глубинам дополнено ус реднением по пяти случайным реализациям возмущения. Аналогичные результаты для z = 0.7 км пред ставлены в нижней части рис. 3. Полученные результаты показывают, что параметр существенно зави сит от несущей частоты. С ростом частоты возрастает разрушающее фокусировку влияние нестационар ности возмущения.

Для получения аналитической оценки, вы ражающей зависимость от расстояния r и час тоты f 0 воспользуемся приближением геометри ческой оптики. В этом приближении функция Грина уравнения Гельмгольца в среде с заморо женными неоднородностями представлена в виде G (0, z0, r, z, ) = A eit, (8) где индекс нумерует лучи, попадающие в точку наблюдения ( r, z ), A ( r, z ) - амплитуда сигнала, приходящего в эту точку по -му лучу, а t ( r, z ) время прихода луча. Подставляя (8) в (6), получа ем u( r, z, t ) = ( )( ) (9) A(1) A(2) w t t (1) ( r, z ) + t (2) ( r, z ),, Рис. 3. Вверху. Зависимость параметра от расстоя- где верхние индексы (1) и ( 2 ) указывают, что со ния r для точки наблюдения, расположенной на глу ответствующая величина относится к лучу, рас бинах близких к z = 1.5 км. Внизу. То же самое, но пространяющемуся в волноводе с возмущением для точки фокусировки на глубине 0.7 км.

c1 ( r, z ) и c2 ( r, z ), соответственно.

На рассматриваемых нами стокилометровых трассах во флуктуирующем океане общее количество лучей, попадающих в точку ( r, z ), велико, а их фазы практически независимы. В ситуации, когда разницей между c1 и c2 можно пренебречь, то есть u( r, z, t ) = u( r, z, t ), величина u имеет пиковое значение при t = 0 и z = z : в этой точке и в этот момент времени слагаемые с = суммируются в фазе. Оставляя в сумме только их (другие слагаемые "гасят" друг друга), получаем u( r, z,0) = A.

(10) Обратимся к ситуации, когда различием c1 и c2 пренебрегать нельзя. Для оценки флуктуаций времен прихода лучей можно пренебречь искажением лучевой траектории в присутствии возмущения и считать, что изменение времени прихода луча связано лишь с тем, что при c 0 луч пересекает уже не много другие неоднородности. При этом 1r t ( r, z ) t(2) ( r, z ) t(1) ( r, z ) = [ c2 ( r, z ( r )) c1 ( r, z ( r )) ], 2 dr (11) c0 где z ( r ) - та невозмущенная лучевая траектория, которая в присутствии возмущения деформируется в траекторию -го луча.

Для оценки среднеквадратичного значения t для точки наблюдения на глубине 1.5 км, мы по ступили следующим образом. Поскольку звуковое поле на указанной глубине формируется лучами с уг лами выхода из источника 6, мы рассчитали 80 невозмущенных лучевых траекторий с начальными углами скольжения, удовлетворяющими условию 6 12. По формуле 1r t = )) c1 ( r, z ( r ))] 2 dr [ c2 ( r, z ( r (12) c0 XXV сессия Российского акустического общества, Сессия Научного совета по акустике РАН Содержание Акустика океана для каждой траектории рассчитано случайное возмущение времени прихода луча. Такие расчеты выпол нены для пяти различных пространственно-временных реализаций случайного поля внутренних волн. Для каждой из дистанций r найдена среднеквадратичная величина t, которую мы обозначаем. Усредне ние по всем траекториям дополнялось усреднением по реализациям. Результат показан в верхней части рис. 4 сплошной жирной линией. Аналогичное вычисление было выполнено для лучей с углами выхода из источника в интервале 6. Такие лучи дают основной вклад в сигнал, регистрируемый на оси ПЗК, то есть на глубине 0.7 км. Этот результат показан в нижней части рис. 4.

Как видим, в обоих случаях среднеквадратичная величина t не превышает 1 мс, что намного меньше характерной длительности излучаемого импульса T0 = 33 мс. Пользуясь тем, что T0, приближенно заменим (9) на A ( A )(2) exp ( i0 t ). (13) = (1) u( r, z,0) Для грубой оценки пренебрежем различиями между A(1) и A(2). С учетом сказанного после подстановки (10) и (13) в (7) получаем = exp ( i0 t ), (14) где угловые скобки в правой части означают ус реднение как по лучам, попадающим в точку фо кусировки, так и по реализациям случайного возмущения. Из (14) следует, что при 0 имеет место приближенное равенство Рис. 4. Среднеквадратичная оценка флуктуаций времен =1 0 2. (15) прихода лучей, формирующих поле на глубине 1.5 км Согласно этой формуле в качестве грубой оценки (вверху) и 0.7 км (внизу), в присутствии случайного можно принять возмущения. Жирная линия: лучевая оценка, выполнен ная с помощью формулы (16). Тонкие линии: оценки по 2 (1 ).

= (16) формуле (7). В верхней части рис. 4 построены зависимости от дистанции оценок, полученных подстановкой в (16) значений для точки фокусировки на глубине z = 1.5 км, приведенных в верхней части рис. 3. Это сделано для того, чтобы сопоставить с результатами прямого расчета с помощью лучевой формулы (12), показанными сплошной жирной линией. В нижней части рис. 4 аналогичные графики построены для случая, когда точка наблюдения находится на глубине z = 0.7 км. На обоих рисунках видно, что до тех пор, пока выполняется условие 0 1, то есть на достаточно коротких трассах, величина примерно совпадает с и слабо зависит от частоты f 0. Этот факт подтверждает применимость оценки (15), полу ченной на основе простых лучевых соображений.

Моделирование показывает, что величина растет с дистанцией примерно по линейному закону.

Поэтому предельная длина трассы, на которой оценка (16) еще применима, обратно пропорциональна час тоте.

Работа выполнена при поддержке программы ОФН РАН «Фундаментальные основы акустической диагностики искусственных и природных сред», грантов РФФИ 10-02-00228 и 10-02-01019, гранта госу дарственной поддержки ведущих научных школ НШ-333.2012.2 и Проекта ФЦП "Научные и научно педагогические кадры инновационной России" (Контракт № 02.740.11.0565).

ЛИТЕРАТУРА 1. J.-P. Fouque et al. Wave Propagation and Time Reversal in Randomly Layered Media. Springer Science, Berlin. – 2007.

2. А.Л. Вировлянский, А.Ю. Казарова, Л.Я. Любавин. Фокусировка акустических полей в случайно-неоднородном волново де методом обращения времени // Известия вузов. Радиофизика. – 2011. – Т. 54(5). – С.368–380.

3. Распространение звука во флуктуирующем океане. Под ред. С. Флатте. М.: Мир. – 1982.

XXV сессия Российского акустического общества, Сессия Научного совета по акустике РАН Содержание Акустика океана УДК 591. В.Ф. Баранов ИССЛЕДОВАНИЕ ИНФОРМАТИВНЫХ СВОЙСТВ ЗВУКОВ ГРОЗЫ В ПОДВОДНОМ ЗВУ КОВОМ КАНАЛЕ ФГУП «Акустический институт им. акад. Н.Н. Андреева»

Россия, 117036 Москва, ул. Шверника, д. Тел.: (495) 126-9063;

Факс: (495) 126-8411;

E-mail: bvp@akin.ru В процессе гидроакустического мониторинга необходимо не только вести непрерывное наблюдение за протеканием про цессов жизнедеятельности биологических объектов, но и осуществлять контроль несанкционированной антропогенной деятельности: излучение мощных гидролокационных сигналов, работа рыбопоискового гидролокатора, проведение взрыв ных работ, бурение и др. При этом необходимо учитывать наличие альтернативных сигналов. Так альтернативными под водным взрывам являются звуки грозовых разрядов. В статье рассмотрены некоторые свойства таких сигналов и прове дено сопоставление со свойствами подводных взрывов. В результате были сформулированы признаки, позволяющие отли чать сигналы подводных взрывов от звуков грозы. В ходе выполнения работы были разработаны алгоритмы и программы, выполняющие распознавание сигналов гидролокатора, подводных взрывов и звуков грозы. С использованием натурных запи сей рассмотренных видов сигнала показана высокая эффективность разработанных алгоритмов и программ.

Повышение эффективности использования биологических ресурсов океана существенным обра зом зависит от применения технических средств, позволяющих осуществлять непрерывное наблюдение (мониторинг) за протеканием процессов жизнедеятельности и контролем несанкционированной антропо генной деятельности в районах обитания и скопления биологических объектов, имеющих промысловое значение. Основными сигналами, связанными с несанкционированной деятельностью человека, являются мощные гидролокационные посылки, сигналы рыбопоискового гидролокатора, взрыва, эхолота и др. При распознавании указанных сигналов могут возникать ошибки из-за появления альтернативных сигналов.

Так альтернативными по отношению к подводным взрывам являются звуки грозовых разрядов различных видов. Начало изучению звуков грозы, в воде было положено в работах [1],[2]. Авторы указанных работ в своё время любезно предоставили для последующих исследований натурные записи звуков грозы, осуще ствленные в Центральной Атлантике в районе с глубиной места около 5000 м. Мощное грозовое облако было весьма локализовано в пространстве. Его ближайшие к исследовательскому судну края располага лись на расстоянии 510 км. В месте расположения судна, с которого осуществлялась регистрация, был штиль и не было дождя, что создавало благоприятные условия для подводной регистрации грома и всей звуковой панорамы, сопровождающей грозу. Зависимость скорости звука от глубины c(z) была типичной для района измерений. Ось канала располагалась на глубине 1500 1700 м/с, скорость звука на оси канала 1500 м/с, вблизи поверхности 1528 м/с. Прием сигналов осуществлялся на глубине 400 м одиночным гидрофоном. Расчеты показали, что звуки грозы приходили на гидрофон водным путем.

Визуальный анализ во временной области длительного (22 мин. 16с) фрагмента записи звуков гро зы, а также спектральный анализ и прослушивание отдельных фрагментов, подтвердили наличие четырех основных видов звуков: раскаты, рокот, низкочастотный гул с заметным присутствием рокота и громовые удары, возникающие обычно, когда разряд молнии происходит между землей (или поверхностью воды) и заряженным облаком. Из перечисленных звуков в качестве альтернативных подводным взрывам являются раскаты и громовые удары как наиболее энергетически выраженные и представляющие собой, так же как Рис.1. Осциллограмма раската грома Рис. 2.Передняя часть раската в увеличенном временном масштабе и подводные взрывы последовательности коротких импульсов. Типичная осциллограмма раската приве дена на рис.1. Рис.2 демонстрирует тонкую структуру начала раската.

Осциллограммы громового удара приведены на рис.3 и 4. В примере, приведенном на рис.3, пред ставлены осциллограммы трех громовых ударов, отстоящих друг от друга на 10-15 с. Рис.4 иллюстрирует структуру громового удара в более подробном временном масштабе. Видно, что громовой удар, так же как и раскат грома представляет собой последовательность коротких импульсов, тесно примыкающих друг к другу и образующих три моды (три импульса по огибающей). Анализ экспериментального материала пока XXV сессия Российского акустического общества, Сессия Научного совета по акустике РАН Содержание Акустика океана зал, что число таких импульсов может варьироваться от двух до шести. Импульсы отстоят друг от друга приблизительно на 100 мс, а их длительности могут изменяться от 40 до 70 мс. В соответствии с этим дли тельность громового удара варьируется от 140 до 640 мс.

Рис.3. Осциллограмма трех громовых ударов Рис.4. Осциллограмма отдельного громового удара в увеличенном временном масштабе На рис.5 приведена типичная осциллограмма подводного взрыва в условиях глубоководного гидроакусти ческого канала центральной Атлантики. Несмотря на сложную структуру сигнала, обусловленную реф ракцией, начальную часть сигнала можно считать соответствующей безграничной среде. Первый корот кий импульс является ударной волной, второй первой пульсацией газового пузыря. Третий импульс, с Рис.5. Осциллограмма подводного взрыва на Рис. 6. Накопленный спектр подводного взрыва, расстоянии 38 км от источника изображенного на рис. амплитудой существенно меньшей, чем второй, является второй пульсацией газового пузыря. Таким обра зом, наиболее энергетически выраженными являются первый и второй импульсы. Именно они подверга ются преобразованию при распространении по гидроакустическому каналу, сохраняя при этом исходный временной интервал между собой и образуя почти эквидистантную последовательность на выходе канала.

Энергетический спектр такого сигнала будет промодулирован синусоидой с периодом f=1/T, где Т интервал времени между фронтом ударной волны и первой пульсацией газового пузыря. Это явление де монстрирует рис. 6. Обнаружение модуляции осуществляется применением кепстрального преобразова ния спектра и сравнения максимума в кепстре с некоторым порогом, отсекающим флуктуирующую часть кепстра. Учитывая изложенное целесообразно оценить в какой степени сигналы раската и громовые удары могут составлять конкуренцию сигналу подводного взрыва. Для этого следует установить наличие в ука занных сигналах последовательностей импульсов с четким периодом следования, а в дальнейшем с помо щью соответствующих программ получить количественные оценки распознавания. С этой целью рассмот рим начальные фрагменты осциллограмм раската и громового удара, приведенных на рисунках 7 и 8, при высоком разрешении представления осциллограмм..

Сопоставление указанных осциллограмм показывает, что интервалы между импульсами громово го удара намного более стабильны, чем у раската. Несмотря на то, что такое оценивание носит качествен ный характер, программа распознавания отнесла сигнал громового удара к категории подводных взрывов, Рис.7. Осциллограмма громового удара Рис.8. Осциллограмма раската XXV сессия Российского акустического общества, Сессия Научного совета по акустике РАН Содержание Акустика океана Рис. 9. Осциллограмма громовых ударов Рис.10. Протокол работы программы распо на фоне импульсной и шумовой помехи знавания при обработке процесса, осцил лограмма которого изображена на рис. подтвердив вывод о достаточной стабильности интервалов между импульсами, в то время как сигнал рас ката был отнесен к категории шумовых импульсов. Для осуществления правильной классификации гро мового удара, т.е. его отличия от подводного взрыва, программа распознавания импульсных сигналов была модифицирована для учета многоимпульсного характера удара грома, что и исправило ситуацию.

Эффективность работы модифицированной программы проверялась путем оценивания результатов распо знавания звуков грозы и подводных взрывов, зарегистрированных в натурных экспериментах в различных экспедициях Акустического института [2],[3]. На рис.9 приведена обзорная осциллограмма (длительно стью 110 с) звуков грозы, относящаяся к развитой фазе грозового процесса и отображающая последова тельность громовых ударов, подобных изображенным на рис.3, а также импульсов шума. Здесь же ото бражен импульс подводного взрыва (момент времени 1мин 13,263 с). Отмечен также импульс в момент времени 57,672 с, относящийся к громовому удару. Отмеченные моменты времени совпадают с таковыми в протоколе работы программы распознавания, приведенном на рис. 10. Формат времени, как и на поле рис. 8 содержит минуты и секунды с двумя знаками после точки. Результаты работы программы, содер жащиеся в протоколе, характеризуют ее эффективность как достаточно высокую.

Рис. 11. Осциллограмма заключительной фазы грозы Рис. 12. Протокол работы программы распознавания процесса, осциллограмма которого приведена на рис. 10.

На рис. 11 изображена осциллограмма заключительной фазы грозового процесса длительностью более 5 минут. Особенностью этой осциллограммы является возросший уровень импульсных помех, обу словленных рывками кабеля и, соответственно, звукоприемника из-за усиления порывов ветра и увеличе ния балльности моря в связи с приходом эпицентра грозы в район расположения судна. Утолщенная вер тикальная линия на поле графика отмечает момент времени, соответствующий началу раската грома.

Цифры в прямоугольнике на поле графика означают время в минутах и секундах, относящиеся к моменту, отмеченному вертикальной линией. Указанное время полностью совпадает со временем начала раската грома, определенным программой распознавания импульсных сигналов при обработке процесса, осцилло грамма которого изображена на рис. 11. Результаты обработки содержатся в протоколе работы програм мы, приведенном на рис. Сопоставление результатов работы программы распознавания, содержащихся в протоколах, и синхронно связанных по времени с особенностями, наблюдаемыми на осциллограммах, позволяет счи тать, что выбранная система признаков и соответствующая программная реализация обеспечивают доста точно высокую степень эффективности распознавания. Это позволяет рекомендовать рассмотренную сис тему признаков при разработке комплексов обнаружения и классификации в задачах гидроакустического мониторинга экономических зон.

Автор выражает благодарность Р. А. Вадову за консультации и предоставление записей сигналов подводных взрывов.

ЛИТЕРАТУРА 1. Дубровский Н.А. Импульсные подводные звуки, вызванные молнией. //Сб. Океаническая акустика.-- М.,"Наука", -- с.211-225, 1993.

2. Дубровский Н.А., Фролов В.М. Звуки грозы в океане. //Сб. Акустика океана.--М., Геос, с.131- 37,1998.

3. Вадов Р.А. Бистатическая реверберация и зашумление четверок //Сб. трудов XVIII сессии РАО – М., Геос, с.199-203, 2006.

XXV сессия Российского акустического общества, Сессия Научного совета по акустике РАН Содержание Акустика океана УДК 551. Е.Л. Бородина, Б.М. Салин, М.Б. Салин АЛГОРИТМЫ БЫСТРОГО РАСЧЕТА ЧАСТОТНО-УГЛОВЫХ ХАРАКТЕРИСТИК РЕВЕРБЕРАЦИИ НА ОСНОВАНИИ 3D СПЕКТРОВ ПОВЕРХНОСТНОГО ВОЛНЕНИЯ Федеральное государственное бюджетное учреждение науки Институт прикладной физики РАН Россия, 603950 Нижний Новгород, ул. Ульянова, д. Тел.: (831) 4164746;

Факс: (831) E-mails: bel@hydro.appl.sci-nnov.ru, salin@hydro.appl.sci-nnov.ru, mikesalin@hydro.appl.sci-nnov.ru На основе ранее разработанной модели рассеяния звука поверхностными возмущениями, характеризуемыми трехмерным спектром волнения, предлагается и тестируется довольно быстрый алгоритм расчета спектральной плотности мощно сти поверхностной реверберации, учитывающий условия распространения и характеристики направленности приемной системы. Для дистанций до 1000 м, глубины акватории ~ 20 м и реально измеренных 3D спектров волнения в диапазоне доплеровских частот ± 5 Гц сделан расчет частотно-угловых спектров реверберации для акустического сигнала подсвет ки 1.5 кГц. Полученные при расчете угловые и частотные характеристики реверберации сопоставляются с результатами акустических измерений, выполненных с применением линейных горизонтальных приемных антенн.

Параметры рассеянных на взволнованной поверхности сигналов при заданном поле подсветки полностью определяются набором статистических характеристик волнения [1, 2], поэтому при возможности измерить все параметры волнения, влияющие на рассеяние, появляется реальная возможность рассчитать и саму реверберацию. В данной работе предлагается и оценивается схема расчета параметров реверберации, воз никающей при распространении тонального звука на мелководных стационарных трассах.



Pages:   || 2 | 3 | 4 | 5 |   ...   | 9 |
 





 
© 2013 www.libed.ru - «Бесплатная библиотека научно-практических конференций»

Материалы этого сайта размещены для ознакомления, все права принадлежат их авторам.
Если Вы не согласны с тем, что Ваш материал размещён на этом сайте, пожалуйста, напишите нам, мы в течении 1-2 рабочих дней удалим его.