Page 35 - 《应用声学》2021年第6期

第 40 卷 第 6 期 殷丽君等： 浅海近程混响的振荡现象 831

下的声线经若干次界面反射后直接由海底散射返 途有关。为进一步验证及分析近程混响强度特性，
回接收点；(b) 出射角向上的声线经若干次界面反 本节数值仿真所用参数如下：无指向性单频声源频
射后直接由海底散射返回接收点；(c) 出射角向下 率260 Hz，接收水听器无指向性，收发深度32 m，海
的声线经若干次界面反射后由海底散射返回接收 深88 m，水体声速1530 m/s，密度1000 kg/m 。参照
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点的过程中被海面反射一次；(d) 出射角向上的声 混响实验海区海底沉积层测量结果，利用半无限大
线经若干次界面反射后由海底散射返回接收点的 第二类海底 [6] 仿真计算混响强度，海底为半无限大
过程中被海面反射一次。 第二类海底 [6] ，其声速 1753 m/s，密度1970 kg/m ，
3
๒᭧ 粗糙界面谱指数γ 2 = 3.3，谱强度w 2 = 0.001 m 0.7 。
ஆԧՌᎶ 0.1 s、0.5 s、1 s 脉宽对应的混响强度衰减规律
๒अங࠱ӝ۫
仿真结果如图 7 所示，其中起始时刻从发射脉冲结
๒अ 束时算起，由图可以看出，混响强度振荡周期随时间
推移保持不变，此外，脉宽的改变对近程大掠射角散
图 5 单站海底混响形成示意图
射形成的混响强度衰减规律几乎没有影响。这是因
Fig. 5 Scenario of bottom reverberation in the
为近程混响强度由近垂向大掠射角海底散射声场
monostatic case
主导，也就是说，来自图5海底散射区域内环部分的
(a) (b) (c) (d) 散射能量主导近程混响强度的振荡规律，虽然脉宽
๒᭧ NO.1 NO.2 NO.3 NO.4
越长，某一散射路径能够在海底形成的散射区域面
积越大，但由于外环部分对应的小掠射角散射对近
๒अ
程混响强度的影响是可以忽略的。所以，混响强度
๒᭧ NO.5 NO.6 NO.7 NO.8
第一个峰值的出现是由于直达海底散射路径 (图 6
中路径 1) 的近垂向大掠射角散射声场到达接收水
๒अ
听器，在路径 1 对应的海底散射区域由圆开始拓展
为圆环的时刻，散射掠射角开始减小，混响强度迅速
Ā
Ā
Ā
Ā
图 6 单站混响散射路径 衰减，随后的混响强度衰减规律以相同的原理周期
Fig. 6 Scattering paths in the monostatic case 性出现。
假设时刻 t 共有 M 条散射路径对混响有贡献， -30
将海底散射区域宽度为 ∆r 的圆环进行离散，则时 0.1 s
刻t路径m (m = 1, 2, · · · , M)在粗糙海底界面上对 -40 0.5 s
1.0 s
应一组散射环 r m ，忽略水体吸收的影响，海底平均 -50
混响强度表示为各路径海底散射能量的非相干叠 ຉ־ूए/dB
加形式： -60

M 2
∑ p 0
I (t) = 2π σ m ∆r, (8) -70
R 3
m m
-80
其中，p 0 为声源声压，σ m 和 R m 分别为路径 m 对应 0 0.1 0.2 0.3 0.4
的海底散射截面和声源与散射微元间水平距离。 ௑ᫎ/s
图 7 仿真不同脉宽声源所得混响强度结果
3 混响强度特性仿真分析 Fig. 7 Reverberation level calculated using the
model with different pulse lengths
环境参数与2015年实验相同，考虑散射路径垂
向入射到粗糙海底的情况，相邻路径之间时延约为 图 8 给出了声源脉宽为 0.1 s 时，采用 2015 年
0.04 s，这与实测混响振荡周期一致，因此假设混响 海洋环境参数的数值模拟结果与 2015 年实测混响
强度的振荡现象与到达接收点散射声场的声线多 数据的对比图，模型预报结果与实测数据吻合较