CN102901559A - 一种基于单面测量和局部声全息法的分离声场方法 - Google Patents

Abstract

本发明涉及噪声领域，具体涉及一种适用于大型声源的声场分离和重建的声场分离和重构方法。本发明包括如下步骤：获取测量面上声压和法向质点振速；对位于两个声源之间的测量面进行补零扩展；获取扩展测量面与两个声源表面即声源面之间的传递矩阵；建立测量面上声压和法向质点振速之间的传递关系；获取第一声源面和第二声源面上的声压和法向质点振速。本发明采用单测量面和局部近场声全息法进行声场分离和重构，具有方法简单、计算时间短、计算效率高的特点。可以广泛应用于大尺寸声源声场的近场声全息测量、材料反射系数的测量、散射声场的分离等。

Description

一种基于单面测量和局部声全息法的分离声场方法

技术领域

本发明涉及噪声领域，具体涉及一种适用于大型声源的声场分离和重建的声场分离和重构方法。 

背景技术

在实际测量时，通常会遇到测量面两侧都有声源，或是测量面的一侧存在反射或散射的情况。而实际工程中，为了更加准确的研究目标声源的声辐射特性或反射面的反射特性，需要将来自测量面两侧的辐射声分开。现有分离方法包括：（1）基于Fourier变换的单面声场分离技术(《物理学报》(2009年58卷12期))。该方法能够去除奇异性，可以采用单面测量进行声场分离，该方法的缺点是受到傅里叶变换算法的影响，测量面孔径至少是重构面大小的数倍大时才能得到准确分离结果，因此测量量较大，无法对大型声源进行分离，即便能够得到声场分离结果，仍需要继续对声源面进行声场重构；（2）基于双面振速测量的声场分离技术(《声学学报》(2010年35卷6期))。该方法首先测量两个平行等间距测量面上的法向质点振速，再采用傅里叶法分离入射和辐射声场，该方法能够获得更高的法向质点振速精度，但却仍然受到测量孔径大小的限制；（3）基于声压和速度测量的统计最优声场分离方法。Jacobsen等人在《J.Acoust.Soc.Am》(2007年121卷3期)的文章中提出基于声压和速度测量的统计最优声场分离方法,该方法采用p-u声强探头，在单测量面上对局部声压和质点振速信息进行测量，再采用建立的联合求解公式实现来自测量面两侧的辐射声场分离和声源面的重建，该方法解决了测量空间大小的限制，但其缺点是计算量大、效率低、计算时间长。 

发明内容

本发明的目的在于提供一种效率更高、时间更短、适用于大尺寸声源声场的分离声场方法。 

本发明的目的是这样实现的： 

基于单面测量和局部声全息法的分离声场方法，包括如下步骤： 

（1）获取测量面上声压和法向质点振速：由第一声源和第二声源构成的被测声场中，在位于两个声源之间的测量面上呈网格式分布有测量点，相邻网格点之间的距离小于半个波长，通过获取各网格点处的声压幅值和相位信息获得测量面上的声压，通过获取各网格点处的法向质点振速幅值和相位信息获得测量面上的法向质点振速； 

（2）对位于两个声源之间的测量面进行补零扩展，获取扩展测量面，对测量面上的声压和法向质点振速进行补零扩展，得到扩展测量面上的声压和法向质点振速； 

（3）获取扩展测量面与两个声源表面即声源面之间的传递矩阵； 

（4）建立测量面上声压和法向质点振速之间的传递关系； 

（5）获取第一声源面和第二声源面上的声压和法向质点振速。 

获取扩展测量面上的声压为： $p_E(M+1)=\left\{\begin{array}{cc}{p}_M\left(M\right)& (x,y)\∈M\\ 0& (x,y)\∉M\end{array}\right.,$ 扩展测量面上法向质点振速为： $v_E(M+)=\left\{\begin{array}{cc}{v}_M\left(M\right)& (x,y)\∈M\\ 0& (x,y)\∉M\end{array}\right.,$ 其中p_M(M)为测量面上的声压、v_M(M)为测量面上的法向质点振速，（x,y,z）为三维笛卡尔坐标，测量面与（x,y）坐标面平行，测量面的法向为z方向； 

传递矩阵 $W_1={\mathrm{DB}}_{k_c}{F}^{-1}{G}_{1}F,$ $W_2={\mathrm{DB}}_{k_c}{F}^{-1}{G}_{2}F,$ $W_3={\mathrm{DB}}_{k_c}{F}^{-1}{G}_{3}F,$ 其中 $G_1=e^{j{k}_{z}d},$ $G_2=k_z{e}^{j{k}_{z}d}/\mathrm{\&rho;ck},$ $G_3={\mathrm{\&rho;cke}}^{{\mathrm{jk}}_{z}d}/k_z,$ $B_{k_c}=F^{-1}{L}_{k_c}F,$ $k_z=\left\{\begin{array}{cc}\sqrt{k^2-k_x^2-k_y^2}& k_x^2+k_y^2\&le;k^2\\ -j\sqrt{k_x^2+k_y^2-k^2}& k_x^2+k_y^2>k^2\end{array}\right.,$ D＝diag[D₁₁,…,D_NN]、 $D_{\mathrm{ii}}=\left\{\begin{array}{cc}1& (x,y)\&Element;M\\ 0& (x,y)\&NotElement;M\end{array}\right.,$ $L_{k_c}=\mathrm{diag}[L_{11},...,L_{\mathrm{NN}}],$ $L_{\mathrm{ii}}=\left\{\begin{array}{cc}1& \sqrt{{k_x}^2+{k_y}^2}<k_c\\ 0& \sqrt{{k_x}^2+{k_y}^2}>k_c\end{array}\right.,$ W₁为扩展测量面上法向质点振速与声源面上法向质点振速之间的传递矩阵、W₂为扩展测量面上法向质点振速与声源面上声压之间的传递矩阵、W₃为扩展测量面声压与声源面上法向质点振速之间的传递矩阵、G₁为扩展测量面上法向质点振速与声源面上法向质点振速的格林函数、G₂为扩展测量面上法向质点振速与声源面上声压的格林函数、G₃为扩展测量面上声压与声源面上法向质点振速的格林函数、 

为波数域内带限算子、F为二维空间傅里叶变换因子、F^-1为二维空间傅里叶变换因子的逆变换、 为低通滤波器、L_ii为矩阵 

中对角线上的值、k_c为截止波数、ρ为介质密度、c为介质中声速、k为波数、d为测量面与声源面间的距离、第一声源面和第二声源面分别与（x,y）坐标面平行，两个声源面的法向为z方向； 

测量面上声压和法向质点振速之间的传递关系为：p_M(M)＝p₁+p₂、v_M(M)＝v₁+v₂，其中p₁为第一声源在测量面上所辐射的声压、p₂为第二声源在测量面所辐射的声压、v₁为第一 声源在测量面上所辐射的法向质点振速、v₂为第二声源在测量面上所辐射的法向质点振速； 

第一声源面和第二声源面上的声压和法向质点振速为： 

$p_{10}=\frac{1}{2}({(\mathrm{\&alpha;I}+{W_1}^H{W}_1)}^{-1}{W_1}^H{p}_E(M+)+{(\mathrm{\&alpha;I}+{W_2}^H{W}_2)}^{-1}{W_2}^H{v}_E(M+)),$

$p_{20}=\frac{1}{2}({(\mathrm{\&alpha;I}+{W_1}^H{W}_1)}^{-1}{W_1}^H{p}_E(M+)-{(\mathrm{\&alpha;I}+{W_2}^H{W}_2)}^{-1}{W_2}^H{v}_E(M+)),$

$v_{10}=\frac{1}{2}({(\mathrm{\&alpha;I}+{W_3}^H{W}_3)}^{-1}{W_3}^H{p}_E(M+)+{(\mathrm{\&alpha;I}+{W_1}^H{W}_1)}^{-1}{W_1}^H{v}_E(M+)),$

$v_{20}=\frac{1}{2}({(\mathrm{\&alpha;I}+{W_3}^H{W}_3)}^{-1}{W_3}^H{p}_E(M+)-{(\mathrm{\&alpha;I}+{W_1}^H{W}_1)}^{-1}{W_1}^H{v}_E(M+)),$

其中，p₁₀为第一声源面上的声压、p₂₀为第二声源面上的声压、v₁₀为第一声源面上的法向质点振速、v₂₀为第二声源面上的法向质点振速、α为正则化参数、I为单位对角矩阵、W₁ ^H为W₁的共轭转置矩阵、(αI+W₁ ^HW₁)^-1为矩阵(αI+W₁ ^HW₁)的逆矩阵。 

测量面为平面、柱面或球面。 

第一声源为主声源，第二声源为噪声源、反射源或散射源。 

网格点上的声压、法向质点振速的幅值和相位采用p-u声强探头在测量面上扫描采样、快照获得。 

本发明的有益效果在于： 

1、本发明采用单测量面和局部近场声全息法进行声场分离和重构，与传统方法相比，本发明具有方法简单、计算时间短的特点。 

2、本发明采用局部近场声全息法作为声场分离算法，在分离声场的同时能够对声源面上的声场信息进行重构，具有计算效率高的特点。 

3、本发明采用局部全息测量的方法，可以广泛应用于大尺寸声源声场的近场声全息测量、材料反射系数的测量、散射声场的分离等。 

附图说明

图1为测量面声场分离示意图； 

图2为第一声源和第二声源共同在第一测量面上产生的声压幅值分布图； 

图3为第一声源和第二声源共同在第一测量面上产生的法向质点振速幅值分布图； 

图4为第一声源面上的真实声压幅值分布图； 

图5为第二声源面上的真实法向质点振速幅值分布图； 

图6为采用本发明方法分离重构的第一声源面上的声压幅值分布图； 

图7为采用本发明方法分离重构的第一声源面上的法向质点振速幅值分布图； 

图8为采用统计最优方法分离重构的第一声源面上的声压幅值分布图； 

图9为采用统计最优方法分离重构的第一声源面上的法向质点振速幅值分布图。 

具体实施方式

本发明方法是测量测量面M上的声压和法向质点振速，采用局部近场声全息法来实现测量面上由两侧声源辐射声压和法向质点振速的分离，同时实现声源面上的声压和法向质点振速的重构。 

参见图1，本实施例中，测量面两侧均分布有声源，其中声源1为主声源，声源2为噪声源或反射、散射源，在由声源1和声源2构成的被测声场中，位于声源1与声源2之间有测量面M，声源1与测量面距离为d；在测量面上呈网格式分布有测量点，相邻网格点之间的距离小于半个波长。 

在由声源1和声源2构成的被测声场中，位于声源1和声源2之间有测量面M，测量面M经补零扩展后可以得到扩展测量面M+，测量面M上测得的声压和法向质点振速为p_M(M)和v_M(M)，测量面M+上测得的声压和法向质点振速为p_M(M+)和v_M(M+)，测量面M上的声压p_M(M)和法向质点振速v_M(M)经补零扩展后可以得到测量面M+上的声压p_E(M+)和法向质点振速v_E(M+)，即 

$p_E(M+)=\left\{\begin{array}{cc}{p}_M\left(M\right)& (x,y)\&Element;M\\ 0& (x,y)\&NotElement;M\end{array}\right.---\left(1\right)$

$v_E(M+)=\left\{\begin{array}{cc}{v}_M\left(M\right)& (x,y)\&Element;M\\ 0& (x,y)\&NotElement;M\end{array}\right.---\left(2\right)$

式中p_E(M+)=[p_E1,…，p_EN]^T，v_E(M+)=[v_E1,…，v_EN]^T，N为测量面M+上测量点数。式（1）和式（2）还可以表达为 

p_E(M+)＝D·p_M(M+)        （3） 

v_E(M+)＝D·v_M(M+)        （4） 

式中D＝diag[D₁₁,…,D_NN]，D定义为采样因子 

$D_{\mathrm{ii}}=\left\{\begin{array}{cc}1& (x,y)\&Element;M\\ 0& (x,y)\&NotElement;M\end{array}\right.---\left(5\right)$

由理想流体媒质中小振幅声波的波动方程，可以得到不依赖于时间变量的稳态声场Helmholtz方程： 

${\&dtri;}^{2}p(x,y,z)+k^{2}p(x,y,z)=0---\left(6\right)$

式中：p(x,y,z)为空间点(x,y,z)的复声压，测量面与（x,y）坐标面平行，k＝ω/c＝2π/λ为波数，c为声速，ω为声波的角频率，λ为波长。对于z＞0的空间为自由声场的情况，即所有声源均位于z＝0平面一侧，由格林公式可以得到式（6）的解，即测量面M+上声压p_M(M+)和法向质点振速v_M(M+)与声源面S上的声压p_S和法向质点振速v_S的关系为 

$p_M(M+)=\left\{\begin{array}{c}{F}^{-1}{G}_{1}F{p}_S\\ F^{-1}{G}_3{\mathrm{Fv}}_S\end{array}\right.---\left(7\right)$

$v_M(M+)=\left\{\begin{array}{c}{F}^{-1}{G}_{1}F{v}_S\\ F^{-1}{G}_2{\mathrm{Fp}}_S\end{array}\right.---\left(8\right)$

式中v_S=[v_S1,…，v_SN]^T，p_S=[p_S1,…，p_SN]^T，F为二维空间傅里叶变换因子，F^-1为二维空间傅里叶变换因子的逆变换， $G_1=e^{j{k}_{z}d},$ $G_2=k_z{e}^{j{k}_{z}d}/\mathrm{\&rho;ck},$ $G_3={\mathrm{\&rho;cke}}^{{\mathrm{jk}}_{z}d}/k_z,$ G₁为测量面M+上法向质点振速与声源面上法向质点振速的格林函数、G₂为测量面M+上法向质点振速与声源面上声压的格林函数、G₃为测量面M+上声压与声源面上法向质点振速的格林函数，d为测量面与声源面的距离，式中k_z为 

$k_z=\left\{\begin{array}{cc}\sqrt{k^2-k_x^2-k_y^2}& k_x^2+k_y^2\&le;k^2\\ -j\sqrt{k_x^2+k_y^2-k^2}& k_x^2+k_y^2>k^2\end{array}\right.---\left(9\right)$

由于测量面上声压或法向质点振速数据具有波数域带限性质，可以由波数域内带限算子 

对测量面上的声压和法向质点振速进行带限处理，以消除截止波数k_c以外的高波数成分 

$p_M(M+)=B_{k_c}\&CenterDot;p_M(M+)---\left(10\right)$

$v_M(M+)=B_{k_c}\&CenterDot;v_M(M+)---\left(11\right)$

式中带限算子 $B_{k_c}=F^{-1}{L}_{k_c}F,$

为低通滤波器， $L_{k_c}=\mathrm{diag}[L_{11},...,L_{\mathrm{NN}}].$ L_ii可以表示为 

$L_{\mathrm{ii}}=\left\{\begin{array}{cc}1& \sqrt{{k_x}^2+{k_y}^2}<k_c\\ 0& \sqrt{{k_x}^2+{k_y}^2}>k_c\end{array}\right.---\left(12\right)$

截止波数k_c的选择可以定义为 

$k_c=\left\{\begin{array}{cc}{k}_0& k_0\&le;\min (k_{x\max },k_{y\max })\\ \min (k_{x\max },k_{y\max })& k_0>\min (k_{x\max },k_{y\max })\end{array}\right.---\left(13\right)$

式中k_xmax＝π/Δx,k_ymax＝π/Δy,Δx和Δy分别为x方向和y方向的采样间隔。 

$k_0=\sqrt{k^2+{\left(\frac{\ln \left(10\right)\mathrm{SNR}}{20d}\right)}^2}---\left(14\right)$

式中SNR为信噪比。把式（10）和式（11）分别带入到式（3）和式（4）中，可以得到 

$p_E(M+)=D\&CenterDot;B_{k_c}\&CenterDot;p_M(M+){\mathrm{DF}}^{-1}{L}_{k_c}F{p}_M(M+)---\left(15\right)$

$v_E(M+)=D\&CenterDot;B_{k_c}\&CenterDot;v_M(M+){\mathrm{DF}}^{-1}{L}_{k_c}F{v}_M(M+)---\left(16\right)$

将式（7）和式（8）分别带入式（15）和式（16），得到测量面M+上补零后的声压和法向质点振速与声源表面S上的声压和法向振速的传递关系 

$p_E(M+)=D\&CenterDot;B_{k_c}\&CenterDot;p_M(M+)=\left\{\begin{array}{c}{\mathrm{DB}}_{k_c}{F}^{-1}{G}_{1}F{p}_S\\ {\mathrm{DB}}_{k_c}{F}^{-1}{G}_3{\mathrm{Fv}}_S\end{array}\right.=\left\{\begin{array}{c}{W}_1{p}_S\\ W_3{v}_S\end{array}\right.---\left(17\right)$

$v_E(M+)=D\&CenterDot;B_{k_c}\&CenterDot;v_M(M+)=\left\{\begin{array}{c}{\mathrm{DB}}_{k_c}{F}^{-1}{G}_{1}F{v}_S\\ {\mathrm{DB}}_{k_c}{F}^{-1}{G}_3{\mathrm{Fp}}_S\end{array}\right.=\left\{\begin{array}{c}{W}_1{v}_S\\ W_3{p}_S\end{array}\right.---\left(18\right)$

式中 $W_1={\mathrm{DB}}_{k_c}{F}^{-1}{G}_{1}F,$ $W_2={\mathrm{DB}}_{k_c}{F}^{-1}{G}_{2}F,$ $W_3={\mathrm{DB}}_{k_c}{F}^{-1}{G}_{3}F,$ W₁为测量面M+上法向质点振速与声源面上法向质点振速之间的传递矩阵、W₂为测量面M+上法向质点振速与声源面上声压之间的传递矩阵、W₃为测量面M+上声压与声源面上法向质点振速之间的传递矩阵。 

根据上式建立的传递关系，对式（17）和式（18）进行求逆，得到 

p_S＝(αI+W₁ ^HW₁)^-1W₁ ^Hp_E(M+)    （19） 

v_S＝(αI+W₃ ^HW₃)^-1W₃ ^Hp_E(M+)    （20） 

p_S＝(αI+W₂ ^HW₂)^-1W₂ ^Hv_E(M+)    （21） 

v_S＝(αI+W₁ ^HW₁)^-1W₁ ^Hv_E(M+)    （22） 

其中I为单位对角矩阵，(αI+W₁ ^HW₁)^-1为矩阵(αI+W₁ ^HW₁)的逆矩阵，W₁ ^H中的上角标H为共轭转置，α为正则化参数。 

如果分析声场中测量面的两侧都有声源，则测量面上的声压和质点振速为两侧声源辐射声压和法向质点振速的组合。参见图1，测量面M上的声压和法向质点振速为： 

p_M(M)＝p₁(M)+p₂(M)      （23） 

v_M(M)＝v₁(M)-v₂(M)      （24） 

式中p₁(M)为声源1在测量面M上所辐射的声压、p₂(M)为声源2在测量面M上所辐射的声压、v₁(M)为声源1在测量面M上所辐射的法向质点振速、v₂(M)为声源2在测量面M上所辐射的法向质点振速。对式（23）和式（24）进行补零扩展得到 

p_E(M+)＝p_1E(M+)+p_2E(M+)    （25） 

v_E(M+)＝v_1E(M+)-v_2E(M+)    （26） 

式中p_1E(M+)为p₁(M)的补零扩展值、p_2E(M+)为p₂(M)的补零扩展值、v_1E(M+)为v₁(M)的补零扩展值、v_2E(M+)为v₂(M)的补零扩展值。 

设p₁₀为声源面S₁上的声压、p₂₀为声源面S₂上的声压、v₁₀为声源面S₁上的法向质点振速、v₂₀为声源面S₂上的法向质点振速。由式（19）、（20）、（21）和（22）可知 

p₁₀＝(αI+W₁ ^HW₁)^-1W₁ ^Hp_1E(M+)     （27） 

p₂₀＝(αI+W₁ ^HW₁)^-1W₁ ^Hp_2E(M+)     （28） 

p₁₀＝(αI+W₂ ^HW₂)^-1W₂ ^Hv_1E(M+)     （29） 

p₂₀＝(αI+W₂ ^HW₂)^-1W₂ ^Hv_2E(M+)     （30） 

将式（27）和式（28）相加，再代入式（25）可得 

p₁₀+p₂₀＝(αI+W₁ ^HW₁)^-1W₁ ^H(p_1E(M+)+p_2E(M+))    （31） 

       ＝(αI+W₁ ^HW₁)^-1W₁ ^Hp_E(M+) 

将式（29）和式（30）相减，再代入式（26）可得 

p₁₀-p₂₀＝(αI+W₂ ^HW₂)^-1W₂ ^H(v_1E(M+)-v_2E(M+))    （32） 

       ＝(αI+W₂ ^HW₂)^-1W₂ ^Hv_E(M+) 

将式（31）和式（32）相加，可以得到声源面S₁上的声压和法向质点振速为 

$p_{10}=\frac{1}{2}({(\mathrm{\&alpha;I}+{W_1}^H{W}_1)}^{-1}{W_1}^H{p}_E(M+)+{(\mathrm{\&alpha;I}+{W_2}^H{W}_2)}^{-1}{W_2}^H{v}_E(M+))---\left(33\right)$

$v_{10}=\frac{1}{2}({(\mathrm{\&alpha;I}+{W_3}^H{W}_3)}^{-1}{W_3}^H{p}_E(M+)+{(\mathrm{\&alpha;I}+{W_1}^H{W}_1)}^{-1}{W_1}^H{v}_E(M+))---\left(34\right)$

同样，可以得到声源面S₂上的声压和法向质点振速为 

$p_{20}=\frac{1}{2}({(\mathrm{\&alpha;I}+{W_1}^H{W}_1)}^{-1}{W_1}^H{p}_E(M+)-{(\mathrm{\&alpha;I}+{W_2}^H{W}_2)}^{-1}{W_2}^H{v}_E(M+))---\left(35\right)$

$v_{20}=\frac{1}{2}({(\mathrm{\&alpha;I}+{W_3}^H{W}_3)}^{-1}{W_3}^H{p}_E(M+)-{(\mathrm{\&alpha;I}+{W_1}^H{W}_1)}^{-1}{W_1}^H{v}_E(M+))---\left(36\right)$

通过上述方法，实现了测量面上声压和法向质点振速的分离，进而可以直接获得声源表面上的声压和质点振速。 

以点声源为例进行验证： 

在测量面两侧各分布有一个点声源，分别采用本发明的声场分离方法和采用单面测量的统计最优法的声场分离方法实现分离声场，并与其解析解比较。 

测量面与声源面的位置关系参见图1.测量面为1.2m×1.2m的平面，测量面上测量点数为12×12个，测量面位于z＝0的平面，声源面S₁和声源面S₂的大小均为1.2m×1.2m。声源1位于(-0.2,-0.2,0.1)处，声源2位于(0.2,0.2,-0.1)处。对测量面M进行补零扩展，扩展后测量面M+的尺寸为2.4m×2.4m，测量点数为24×24个。此处声源1为主声源，声源2为噪声源，需要将测量面上声源1辐射的声压和质点振速分离出来，并对声源面S₁上的声压和法向质点振速进行重构。 

图2和图3为声源1和声源2共同在测量面M上产生的声压和法向质点振速幅值分布，图4和图5为声源面S₁上的真实声压和法向质点振速幅值分布，图6和图7为采用本发明方法分离重构出来的声源面S₁上的声压和法向质点振速幅值分布，图8和图9为采用单面测量统计最优法分离重构出来的声源面S₁上的声压和法向质点振速幅值分布。 

从图2-图9可以看出，声源1和声源2共同在测量面M上产生的声压和法向质点振速与声源1单独在测量面M上产生的声压和法向质点振速之间差异较大，由图2的声压和法向质点振速无法获得声源1在测量面M上辐射信息，更无法进行声源面的声场重构。采用本发明方法实施分离后，可以准确得到声源面S₁上的声压和法向质点振速幅值，得到的结果与其理论值非常吻合，测量面点数由12×12个补零扩展为24×24个，计算时间约为40秒，而采用单面测量统计最优法实施分离重构后，计算结果与真实值存在一定差异，同时该方法对于12×12个的测量点数需要进行144×144个的矩阵计算，因此计算时间达到4分钟。 

为了突出本方法特点，增大测量点数为20×20个，求取两种方法的计算时间。计算可得，采用本发明方法时测量面点数由20×20个补零扩展为40×40个，计算时间约为78秒，而采用单面测量统计最优法计算时需要进行400×400个的矩阵计算，因此计算时间达到11分钟，计算时间为本算法的10倍，显然采用本方明方法能用更短时间获得声场信息分离重构结果。 

Claims (5)

1.一种基于单面测量和局部声全息法的分离声场方法，其特征在于，包括如下步骤：

（1）获取测量面上声压和法向质点振速：由第一声源和第二声源构成的被测声场中，在位于两个声源之间的测量面上呈网格式分布有测量点，相邻网格点之间的距离小于半个波长，通过获取各网格点处的声压幅值和相位信息获得测量面上的声压，通过获取各网格点处的法向质点振速幅值和相位信息获得测量面上的法向质点振速；

（2）对位于两个声源之间的测量面进行补零扩展，获取扩展测量面，对测量面上的声压和法向质点振速进行补零扩展，得到扩展测量面上的声压和法向质点振速；

（3）获取扩展测量面与两个声源表面即声源面之间的传递矩阵；

（4）建立测量面上声压和法向质点振速之间的传递关系；

（5）获取第一声源面和第二声源面上的声压和法向质点振速。

2.根据权利要求1所述的一种基于单面测量和局部声全息法的分离声场方法，其特征在于，

所述获取扩展测量面上的声压为： $p_E(M+1)=\left\{\begin{array}{cc}{p}_M\left(M\right)& (x,y)\&Element;M\\ 0& (x,y)\&NotElement;M\end{array}\right.,$ 扩展测量面上法向质点振速为： $v_E(M+)=\left\{\begin{array}{cc}{v}_M\left(M\right)& (x,y)\&Element;M\\ 0& (x,y)\&NotElement;M\end{array}\right.,$ 其中p_M(M)为测量面上的声压、v_M(M)为测量面上的法向质点振速，（x,y,z）为三维笛卡尔坐标，测量面与（x,y）坐标面平行，测量面的法向为z方向；

所述传递矩阵 $W_1={\mathrm{DB}}_{k_c}{F}^{-1}{G}_{1}F,$ $W_2={\mathrm{DB}}_{k_c}{F}^{-1}{G}_{2}F,$ $W_3={\mathrm{DB}}_{k_c}{F}^{-1}{G}_{3}F,$ 其中 $G_1=e^{j{k}_{z}d},$ $G_2=k_z{e}^{j{k}_{z}d}/\mathrm{\&rho;ck},$ $G_3={\mathrm{\&rho;cke}}^{{\mathrm{jk}}_{z}d}/k_z,$ $B_{k_c}=F^{-1}{L}_{k_c}F,$ $k_z=\left\{\begin{array}{cc}\sqrt{k^2-k_x^2-k_y^2}& k_x^2+k_y^2\&le;k^2\\ -j\sqrt{k_x^2+k_y^2-k^2}& k_x^2+k_y^2>k^2\end{array}\right.,$ D＝diag[D₁₁,…,D_NN]、 $D_{\mathrm{ii}}=\left\{\begin{array}{cc}1& (x,y)\&Element;M\\ 0& (x,y)\&NotElement;M\end{array}\right.,$ $L_{k_c}=\mathrm{diag}[L_{11},...,L_{\mathrm{NN}}],$ $L_{\mathrm{ii}}=\left\{\begin{array}{cc}1& \sqrt{{k_x}^2+{k_y}^2}<k_c\\ 0& \sqrt{{k_x}^2+{k_y}^2}>k_c\end{array}\right.,$ W₁为扩展测量面上法向质点振速与声源面上法向质点振速之间的传递矩阵、W₂为扩展测量面上法向质点振速与声源面上声压之间的传递矩阵、W₃为扩展测量面声压与声源面上法向质点振速之间的传递矩阵、G₁为扩展测量面上法向质点振速与声源面上法向质点振速的格林函数、G₂为扩展测量面上法向质点振速与声源面上声压的格林函数、G₃为扩展测量面上声压与声源面上法向质点振速的格林函数、

为波数域内带限算子、F为二维空间傅里叶变换因子、F^-1为二维空间傅里叶变换因子的逆变换、

为低通滤波器、L_ii为矩阵

中对角线上的值、k_c为截止波数、ρ为介质密度、c为介质中声速、k为波数、d为测量面与声源面间的距离、第一声源面和第二声源面分别与（x,y）坐标面平行，两个声源面的法向为z方向；

所述测量面上声压和法向质点振速之间的传递关系为：p_M(M)＝p₁+p₂、v_M(M)＝v₁+v₂，其中p₁为第一声源在测量面上所辐射的声压、p₂为第二声源在测量面所辐射的声压、v₁为第一声源在测量面上所辐射的法向质点振速、v₂为第二声源在测量面上所辐射的法向质点振速；

所述第一声源面和第二声源面上的声压和法向质点振速为：

$p_{10}=\frac{1}{2}({(\mathrm{\&alpha;I}+{W_1}^H{W}_1)}^{-1}{W_1}^H{p}_E(M+)+{(\mathrm{\&alpha;I}+{W_2}^H{W}_2)}^{-1}{W_2}^H{v}_E(M+)),$

$p_{20}=\frac{1}{2}({(\mathrm{\&alpha;I}+{W_1}^H{W}_1)}^{-1}{W_1}^H{p}_E(M+)-{(\mathrm{\&alpha;I}+{W_2}^H{W}_2)}^{-1}{W_2}^H{v}_E(M+)),$

$v_{10}=\frac{1}{2}({(\mathrm{\&alpha;I}+{W_3}^H{W}_3)}^{-1}{W_3}^H{p}_E(M+)+{(\mathrm{\&alpha;I}+{W_1}^H{W}_1)}^{-1}{W_1}^H{v}_E(M+)),$

$v_{20}=\frac{1}{2}({(\mathrm{\&alpha;I}+{W_3}^H{W}_3)}^{-1}{W_3}^H{p}_E(M+)-{(\mathrm{\&alpha;I}+{W_1}^H{W}_1)}^{-1}{W_1}^H{v}_E(M+)),$

其中，p₁₀为第一声源面上的声压、p₂₀为第二声源面上的声压、v₁₀为第一声源面上的法向质点振速、v₂₀为第二声源面上的法向质点振速、α为正则化参数、I为单位对角矩阵、W₁ ^H为W₁的共轭转置矩阵、(αI+W₁ ^HW₁)^-1为矩阵(αI+W₁ ^HW₁)的逆矩阵。

3.根据权利要去1或2所述的一种基于单面测量和局部声全息法的分离声场方法，其特征在于：所述测量面为平面、柱面或球面。

4.根据权利要去1或2所述的一种基于单面测量和局部声全息法的分离声场方法，其特征在于：所述第一声源为主声源，第二声源为噪声源、反射源或散射源。

5.根据权利要去1或2所述的一种基于单面测量和局部声全息法的分离声场方法，其特征在于：所述网格点上的声压、法向质点振速的幅值和相位采用p-u声强探头在测量面上扫描采样、快照获得。

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