CN103137118B - 声能吸收超材料 - Google Patents

Abstract

本发明提供了一种声能吸收超材料，包括至少一个带有弹性薄膜的封闭平面框架，该薄膜上附着有一个或多个硬片。所述硬片具有非对称的形状，且有一条直边附着于所述薄膜上，因此所述硬片构成了具有事先确定的质量的结构单元。此结构的振动包含有若干个频率可调的共振模式。该声能吸收超材料尽管是几何上开放的，但能够有效地吸收低频声波。

Description

声能吸收超材料

相关申请

本专利申请要求美国临时专利申请号61/629,869的优先权，该临时申请已由发明人转让给本申请人，并于2011年11月30日提交，其内容以引用方式并入本文。

技术领域

本发明涉及全新的能量吸收材料，特指吸收声能并提供屏蔽或声障碍。具体而言，本发明涉及一种用作声波吸收系统的暗声学超材料，尽管该系统是几何上开放的。

背景技术

低频声波的衰减一直都是一个颇具挑战性的任务，因为耗散系统的动力学特性通常由线性响应函数所描述，摩擦力和摩擦流均正比于响应变量随时间变化的速率。所以能量的耗散或吸收功率正比于响应变量时间变化率的平方，这也是均匀材料对低频声波微弱吸收性的原因。为了提高低频下的耗散，通常需要增大有关材料中的能量密度，比如通过共振的方式。

发明内容

本发明包括以下方面：

1）一种声能吸收超材料，包括：

封闭的平面框架；

固定于所述框架上的弹性薄膜；

附着于所述弹性薄膜上的至少一个硬片，该硬片具有非对称形状，且该硬片的一条直边附着于所述弹性薄膜上，该硬片构成了一个结构单元并具有事先确定的质量，

该结构单元的振动包含有若干个频率可调的振动模式。

2）上述第1）项所述的声能吸收超材料，其中所述硬片的振动模式提供了可调的频率，所述频率近似按照所述硬片的质量平方根的倒数变化。

3）上述第1）-2）项中任一项所述的声能吸收超材料，其中所述硬片的振动模式提供了可调的频率，所述频率可随着所述不对称硬片之间距离的改变而变化。

4）以上第1）-3）项中任一项所述的声能吸收超材料，还包含至少1个铝反射板，该铝反射板放置于所述薄膜之后，且该铝反射板与所述薄膜之间的距离为事先约定的近场距离。

5）以上第1）-4）项中任一项所述的声能吸收超材料，可包含2个硬片。

6）以上第1）-5）项中任一项所述的声能吸收超材料，其中由所述结构单元所确定的本征频率至少有2个，并且所述框架安排所确定的共振频率介于所述2个本征频率之间。

7）以上第1）-6）项中任一项所述的声能吸收超材料，其中所述结构单元所带有的所述硬片由于振动的原因具有可调的共振频率，可通过增大或减小相邻的所述硬片之间的距离来调节所述共振频率，因此允许挑选该共振频率作为所述结构单元之间的有损耗的内核。

8）一种包含以上第1）-7）项中任一项所述的声能吸收超材料的声能吸收面板，其中相邻的所述框架间的距离与所述框架的大小具有事先确定的关系。

附图说明

图1A是一个单元吸收性能的图形描述。

图1B是图1A中的样品在172赫兹处振幅-位置的图形描述。

图1C是图1A中的样品在340赫兹处振幅-位置的图形描述。

图1D是图1A中的样品在710赫兹处振幅-位置的图形描述。

图1E是图1A-1D中样品单元的相片。

图2显示了杨氏模量的数值。

图3是一个样品的吸收-薄膜振幅的图形描述。

图4包含一系列的图，显示了计算得到的弹性势能能量密度的分布（左栏）、应变张量的迹（中栏）、以及xy平面内的位移w（右栏）。

图5A显示了测量得到的2层样品的吸收系数。

图5B是结构的相片。

图6A和6B显示了172赫兹（图6A）和813赫兹（图6B）下的吸收峰与质量平方根倒数和铁片距离倒数的关系。

图7显示了1层薄膜（图7A）和5层薄膜（图7B）的吸收。

图8是45°斜入射实验装置的相片。

图9显示了不同入射角时测得的吸收系数，其入射角为：0°(图9A)、15°(图9B)、30°(图9C)、45°(图9D)和60°(图9E)。

具体实施方式

概述

“超材料”一词是指通过共振方式与入射波耦合的材料。在开放系统中，共振的辐射耦合是另一种有效减小吸收的方式。尽管声学超材料的出现极大地拓宽了材料参数的可能空间，但迄今为止，还没有一种亚波长共振结构能够有效地吸收低频声波。与此对应的是，为了能够有效地吸收电磁波，多种电磁波超材料已被设计出来，“光学黑洞”也已经实现。

通过在弹性薄膜上镶嵌特定款式的硬质金属片而制成的声学超材料在170赫兹的低频处可吸收86%的入射声波，双层超材料在最低和稍高些的若干共振频率处可以吸收高达99%的入射声波。因此，这些超材料在这些频段对声波是“暗”的。共振模式的空间分布函数及共振频率的有限元数值模拟的结果和实验数据符合得非常好。尤其是，在共振模式中，测量得到的位移场剖面分布函数的斜率在金属片的边界附近是不连续的，意味着在这些细小的空间内蕴藏着显著增强的弹性曲率能量，而这些能量又与声波的辐射模式几乎没有耦合，这就导致了入射声波的强烈吸收。这类似于一个共振腔系统，只不过这里的共振腔是几何上开放的。

需要注意的是，本发明的薄膜型超材料与之前的反共振频率工作机制是不同的。反共振频率处于两个本征共振频率之间，此时结构与声波没有耦合（伴随着动态质量密度在此频率附近的发散行为），因而产生了强烈的反射。没有耦合，自然也就没有吸收。但即使在共振频率附近，测量得到的吸收系数仍然较低，这是由于与声波的辐射模式之间有较强的耦合作用，从而产生了较高的透射。与此相反，在暗声学超材料中高能量密度区域仅仅与辐射模式有微弱的耦合，从而导致了在开放式共振腔中的几乎完全吸收。

在这样的安排下，反共振模式并没有多大作用。反共振本质上是阻挡声波的，而不是吸收声波。

例子

图1A给出了图1E所示的一个结构单元的吸收性能的图形描述。在图1A中，111曲线表示测量得到的样品A的吸收系数。有3个吸收峰，分别位于172、340和813赫兹，用实线箭头标记于曲线111附近。172、340和710赫兹的虚线箭头标记出了有限元模拟预测的吸收峰位置。813赫兹的峰是实验观测到的曲线111上“D”点的频率位置。710赫兹的箭头显示了数值计算给出的频率位置。理想情况下，710赫兹和813赫兹这两个数值应该是相等的，此处的差异显示由于物理性质的原因，对样品A的理论计算并不能完全准确。

图1A的结构单元含有一块长度为31毫米、宽度为15毫米、厚度为0.2毫米的矩形弹性薄膜，其四周用硬质边框固定住。每块薄膜的表面都镶嵌有2片半圆形的金属铁片，其半径为6毫米，厚度为1毫米。为了有利于“拍动”模式的产生，铁片有意设计为非对称的半圆形，原理见后文。这就产生了一个相对较硬网格，可看作是一个封闭的平面框架，覆盖几十厘米到几十米的范围。此外，铁片可用非对称形状的其它的硬或半硬的材料（包括但不局限于各种常见金属，如铝、铅、钢等；以及各种塑料，如聚苯乙烯、聚氯乙烯、亚克力等）代替。这种构型的样品称之为样品A，在图1A中薄膜位于xy平面内，2块金属片布置于y轴的两侧，声波沿z方向入射。这种相对简单的结构单元有利于我们理解有关的物理机制，也方便了实验测量与理论模型的比较和分析。

样品A的3个剖面分布函数分别画在图1B、1C和1D中。该函数给出了图1A中B、C和D点处薄膜的法向位移w沿着结构单元中线（x轴）的剖面分布。其中的直线部分（7.5mm≤|x|≤13.5mm）即为铁片的位置，可认为是刚性的。图1B、1C和1D中的圆圈链131、132、133代表激光测振仪得到的实验数据。实线141、142、143表示有限元数值模拟的结果。样品A的相片显示在图1E中。

实验测量得到的样品A的吸收系数频谱如图1A所示，一共有3个共振吸收峰，分别位于172赫兹、340赫兹和813赫兹附近，也许最让人吃惊的莫过于172赫兹附近的第1个吸收峰，超过70%的入射声波的能量被样品吸收了。这是一个令人惊异的结果，因为薄膜的厚度只有200微米，而该频率处声波在空气中的波长约为2米。图1A显示这一现象直接起源于弹性薄膜共振时的振动模式。

图1A中位于172、340和710赫兹处的箭头指示了计算得到的吸收峰频率位置。橡胶薄膜的杨氏模量和柏松比分别是1.9×10⁶Pa和0.48。

实验中用到的薄膜是用型号为Silastic3133的硅橡胶（得自DowCorning或旭日成化工）制成的，其杨氏模量和泊松比是测量得到的。

图2显示了杨氏模量的数值。圆圈211、222、223表示杨氏模量在几个频率处的实验数据。虚线表示1.9×10⁶Pa，其为相关频率范围取值区间内的平均值。

测量时采用了ASTME-756夹层梁配置法：薄膜的弹性参数是根据无膜（只有两块钢板）和有膜（两块钢板中间夹着一层薄膜）时系统动力学性质的变化而得到的。通过这种方法，可得到薄膜的剪切模量在若干个频率处的数值。同时，测量发现薄膜的泊松比约为0.48。因此，根据弹性常数之间的关系式，

E=2μ(1+ν),(0.1)

我们可以得到在这几个频率处杨氏模量的数值，如图2中圆圈211、222、223所示。对于我们所采用的硅橡胶材料，其杨氏模量在相关频率范围内的取值区间是从1.2×10⁶Pa到2.6×10⁶Pa。为了简化模型，我们采用了一个与频率无关的杨氏模量，其值为E=1.9×10⁶Pa，如图2中虚线所示。

杨氏模量的虚部为Im(E)≡ωχ₀，其中χ₀=7.96×10²Pa·s是通过拟合实验吸收谱而得到。模拟计算时，发现了多个本征态，我们从中挑选出了具有左右对称性（即关于y轴对称）的本征态，因为非对称的本征态不能被正入射的平面声波所激发。这样挑选出来的吸收峰分别位于172赫兹、340赫兹和710赫兹附近，在图1A中用虚线箭头标出，它们与实验观测到的3个吸收峰的位置符合得很好。

图1B、1C和1D中，画出了在3个共振吸收峰附近，样品A的一个结构单元中z方向位移分量w沿着x轴的剖面分布函数。圆圈链131、132和133表示用激光测振仪得到的实验数据，实线141、142和143表示有限元数值模拟的结果，它们符合得非常好。其中最显著的特征是：尽管z方向位移w在铁片的边界上是连续的（金属铁片位于w的直线部分，其相应的曲率为零），但w沿着垂直于铁片边界方向上的一阶空间导数却有一个急剧的不连续性。对于最低频的吸收峰的共振模式，这一不连续性是由于2块半圆形铁片相对y轴作对称性的“拍动”所引起的，此时2块铁片就像鸟的“两翼”一样来回拍动。而对于712赫兹吸收峰的共振模式，这一不连续性则是由中央薄膜（位于结构单元中央的那部分薄膜）的大幅振动所引起的，此时2块铁片起着“锚”的作用。

拍动使得铁片的运动并不是沿着z方向（薄膜法线方向）的纯平动。参与拍动的铁片，其不同部分有不同的法向位移（相对于平衡位置而言）。从物理上说，铁片的拍动可看作是沿着z方向的纯平动和绕着平行于x轴的转动的叠加。

这些本征模式的特征提示了其共振频率如何去调节：对于“拍动”模式，其本征频率正比于铁片质量平方根的倒数；而对于中央薄膜振动模式，其本征频率会随着2块铁片之间距离的改变而变化，如图2所示。介于两者之间的第2个吸收峰的振动模式，仍然是一种“拍动”，只不过作为两翼的铁片，其两端的运动是反相的。铁片非对称的形状增强了拍动模式。

另一组样品B，其结构单元中每块弹性薄膜的长度增加到159毫米，宽度和厚度则保持不变。每块薄膜的表面镶嵌有8片相同的半圆形的金属铁片。这些铁片分为左右两组，每组4片。两组铁片对称地布置于y轴的两侧，相距32毫米。在每组内部，相邻铁片之间的周期为15毫米。样品B用来实现在多个频率几乎百分之百地吸收低频声波。

图3给出了样品B的吸收系数-薄膜位移之间的关系，显示了通过在薄膜后方的近场距离内放置一个或多个铝反射板来调节阻抗的影响。圆圈321-325表示当薄膜与铝板之间的距离从7毫米逐渐增加到42毫米（步长为7毫米）时，实验测量得到的172赫兹处的吸收系数。水平虚线341表示将铝板去掉，即铝板移到无限远处时的吸收系数。

图3给出了当入射声波的压强振幅为0.3Pa时，172赫兹的吸收系数随着薄膜最大法向位移振幅的测量值之间的函数关系。圆圈321-325中的每一个对应于薄膜-铝板距离从7毫米变化到42毫米的一种情况，步长为7毫米。可以看出，在薄膜后增加一层空气垫可以增强声波的吸收，对于42毫米的膜-板距离（此长度约为空气中波长的2%）吸收系数可达到86%。然而，若将铝板移到无限远的地方，最终反而会减小吸收系数，如图中虚线341所示。

通过考察在弹性固体薄板中传播的弯曲波所满足的双调和方程，可以找到强烈吸收的一个解释：

${\▿}^{4}w-(\mathrm{\ρh}/D){\mathrm{\ω}}^{2}w=0$

其中D=Eh³/12(1-ν²)是抗弯刚度，

h是薄膜厚度。

相应的单位面积内的弹性曲率能量密度为：

$\mathrm{\Ω}=\frac{1}{2}D[{\left(\frac{{\∂}^{2}w}{{\∂x}^2}\right)}^2+{\left(\frac{{\∂}^{2}w}{{\∂y}^2}\right)}^2+2v\frac{{\∂}^{2}w}{{\∂x}^2}\frac{{\∂}^{2}w}{{\∂y}^2}+2(1-v){\left(\frac{{\∂}^{2}w}{\∂x\∂y}\right)}^2]$

由于Ω是法向位移w的二阶空间导数的函数，若w的一阶空间导数在铁片边界区域不连续，那么很容易推断，面能量密度Ω在这些区域的数值会非常大（当薄膜的厚度趋向于零的时候，Ω会发散）。考虑到Ω的表达式中含有二阶空间导数的平方，它经面积分后得到的总弹性势能的数值就更加巨大了。在h趋向无穷小的过程中，薄膜系统的振动模式可以看成是壳模型的弱形式解：尽管在铁片的边界上双调和方程无法严格成立（因为二阶空间导数甚至都不存在），但除去这一测度为零的点集之外，弱形式解仍然使得相应的拉格朗日量取极小值。

图4画出了计算得到的弹性势能密度（左栏），应变张量的迹ε=ε_xx+ε_yy+ε_zz（中栏）和法向位移w（右栏）在xy平面内的分布情况。这种行为是铁片的运动并非沿z轴纯平动的结果。铁片参与了拍动，因此其不同部位相对于平衡位置产生了不同的位移。物理上讲，拍动可看成是沿z轴平动与绕平行x轴转动的叠加。从上往下的三行，分别对应于3个共振吸收峰—190赫兹、346赫兹和712赫兹。左栏和中栏里不同的颜色代表取以10为底常用对数之后的数值，右栏里颜色标度则是线性的。由于这些模式是关于y轴对称的，我们只画出了左边的部分。图中的虚线表示对称面。

理论预测Ω在边界区域会有很大的数值，这从图4可以很清楚地看出来，在该图中我们画出了用COMSOLMultiphysics计算得到的弹性势能密度U（左栏，不同的颜色代表取常用对数之后的数值）和法向位移w（右栏）在xy平面（即薄膜的中截面）内的分布情况，从上到下依次对应于190、346和712赫兹处的共振模式。可以看出，在铁片边界区域的能量密度比其他区域大3-4个数量级。在矩形薄膜被固定住的上下边界附近，能量密度也很高。数值模拟还发现，弹性能量密度在以上这些边界区域内的积分，分别占到薄膜总弹性能量的98%（第1个吸收峰）、87%（第2个吸收峰）和82%（第3个吸收峰）。由于局域能量耗散正比于能量密度与耗散系数的乘积，高能量密度所带来的乘法效应会使得整个系统的总体吸收本领得到显著的增强。这一事实从图4中栏所示的3个吸收峰频率附近的应变函数也可以看出来。在边界区域的应变约为10^-3-10^-4，比薄膜其他部分的应变至少大1-2个数量级。

在传统的开放体系中，高的能量密度极有可能通过反射波和/或透射波的方式被辐射出去，而不是被吸收掉。我们想指出的是，对于暗声学超材料，蕴藏着大量弹性能量的细小体积可以看成是开放的共振腔：铁片和薄膜之间的相对运动对薄膜的平均法向位移几乎没有贡献；平行于薄膜表面方向上的空间限制（能量局限在铁片边界区域）和垂直于薄膜表面方向上的空间限制同时存在。空气中声波的色散关系为其中||（⊥）表示平行（垂直）于薄膜表面方向上的波矢分量。而铁片和薄膜之间的相对运动一定发生在比样品横向维度要小的尺度上，考虑到d<<λ，所以铁片和薄膜之间的相对运动只能与垂直方向上的衰逝波相耦合，因为此时只有整个系统的平均法向位移（铁片和薄膜一起做活塞式运动）才会使得主要的k_||分量很接近零，因而产生垂直方向上的声波辐射。然而，高能量密度区域（尤其是拍动模式）所占的横向面积很小，对整个系统的平均法向位移几乎没有贡献，这样就形成了一个开放的共振腔。

根据弹性波的坡印亭定理，薄膜中耗散的能量可用以下公式计算

Q=2ω²(χ_o/E)∫UdV(2)

吸收系数定义为Q/(PS)，其中P=p²/(ρc)表示入射声波的坡印亭矢量，S是薄膜的面积，p表示压强振幅。根据这些物理参数，我们计算了样品A的吸收频谱，发现在3个共振峰处的吸收系数分别是60%、29%和43%。它们之间的相对大小关系与实验数据相吻合，尽管绝对数值比实验数据低10-20%。这一差异可以归咎于实际样品不可能具有完美的对称性，因而即使正入射的平面波依然可以激发一些非对称的振动模式。考虑到这些非对称振动模式的频谱宽度，它们最终会导致测量得到的吸收系数（相较理论计算结果）有一个非零的背景吸收。

需要注意的是，此处的薄膜型超材料与之前的基于反共振工作机制的方法是不同的。反共振频率处于两个本征共振频率之间，此时系统与声波没有耦合（伴随着动态质量密度在此频率附近的发散行为），因而产生了强烈的反射。没有耦合，自然也就没有吸收。但即使在共振频率附近，测量得到的吸收系数仍然较低，这是由于与声波的辐射模式之间有较强的耦合作用，从而产生了较高的透射。与此相反，在暗声学超材料中高能量密度区域仅仅与辐射模式有微弱的耦合，从而导致了在开放式共振腔中的几乎完全吸收。

图5A中的吸收频谱是测量2层样品B而得到的，该结构的相片显示在图5B中。在测量时，为了调节系统的声学阻抗，在第2层样品之后28毫米处放置了1块铝板。2层样品之间的距离也是28毫米。图中可以看到有多个吸收峰存在，频率分别位于164、376、511、645、827和960赫兹附近。尤其是，164和645赫兹附近的吸收系数达到99%。我们用COMSOL计算了1层样品B的吸收频谱，也发现了多个吸收峰，它们分别位于170、321、546、771、872和969赫兹附近，其位置在图5A中用箭头标出。可以看到，尽管没有可调参数，理论和实验仍然符合得较好。

曲线显示了实验测量得到的2层样品B的吸收系数。在第2层样品之后28毫米处放置了1块铝板。2层样品之间的距离也是28毫米。根据图5A,吸收峰的频率位于164、376、511、645、827和960赫兹附近。箭头标出了有限元数值模拟的结果，可以看到二者符合得很好。

图6A和6B显示了172赫兹（图6A）和813赫兹（图6B）共振吸收峰的变化趋势。从图6A中可以看出，172赫兹吸收峰的频率位置按照每个铁片质量平方根倒数的规律变化。在图6B中，813赫兹吸收峰的频率位置按照铁片之间距离倒数的规律变化。圆圈代表实验测量数据，三角形表示模拟计算的结果。

本征模式频率

为了与之前的反射型薄膜超材料（在反共振频率处对入射声波几乎完全反射）相区别，在这里我们简略地描述一下反射型声学超材料的物理机制及其吸声本领。

图7A和7B显示了1层（图7A）和5层（图7B）样品的吸收系数，振幅透射系数和振幅透射系数，其中图7A和7B中位于上方的虚线为振幅反射系数曲线，点划线为振幅透射系数曲线，实线为吸收振幅系数曲线。

声波的强烈反射发生在两个相邻的（本征）共振频率之间。也就是说，在共振频率附近，共振模式的激发导致透射峰的产生。而在反共振频率附近，两个相邻的共振模式的反相叠加则导致薄膜系统与入射声波几乎没有耦合作用，同时伴随着系统的动态质量密度在此频率附近的发散行为。由于系统在反共振频率与入射声波完全不耦合，吸收系数自然很低，如图7A中450赫兹附近的吸收曲线所示（取对数坐标后，在此频率附近可以看到一个陡峭的透射谷）。但是，我们注意到即使在共振频率附近，该反射型超材料的吸收系数仍然较低，在较高频的913赫兹处勉强达到45%，与我们的暗声学超材料相差甚远。这是由于薄膜的活塞式运动使得薄膜与声波的辐射模式之间有较强的耦合作用，从而产生了较高的透射系数（251赫兹时为88%，913赫兹时为63%）。

即使对于5层结构的这种反射型超材料，其平均吸收系数也只有22%，最大吸收系数也不超过45%，如图7B所示。而且，需要强调的是，在测量时，我们还特地在5层样品的两侧各放置一块带孔洞的软板，有意地增强它的吸收。然而，即使采取了以上有利措施，该系统的吸声表现依然与暗声学超材料相去甚远。

利用铁片边界区域内极高的弹性能量密度，以及其在横向空间维度上的限制，能够非常有效地吸收亚波长低频声波。由于薄膜系统此前已被用来高效地反射低频声波，这两种性质结合在一起来使得我们能够有效地操纵低频声波。这一发现具有广泛的应用前景：降低飞机和轮船机舱的噪声，调节演奏厅的声学品质，高速公路和铁路沿线环境噪声的降低等等，都是很好的例子。

实验装置

图1A、图3、图5A中的吸收系数是用改良的声阻抗管装置测量得到的，它由Brüel&公司的两个4206型阻抗管组成，样品夹在当中。前管的一端有一个扬声器（信号发生器）。前管中设有2个探头，用来感知入射声波和反射声波，由此可获得反射振幅和相位。第3个探头装在后管中（其后放置有吸声海绵），用来感知透射波，从而获得透射振幅和相位。吸声海绵的长度达25厘米，足以确保经过第3个探头之后的透射声波被完全吸收掉。从3个探头来的信号可以确定反射波和透射波的振幅和相位。吸收系数根据公式A=1-R²-T²得到，其中R和T分别表示反射振幅和透射振幅。通过测量已知耗散的材料，吸收系数的测量结果证实是准确可靠的。

图1A中样品A的一个结构单元中z方向位移分量沿着x轴的剖面分布函数是用激光测振仪（型号为GraphtecAT500-05）得到的实验数据。

理论和模拟

图1A，2和3中的数值模拟结果是采用基于有限元方法的软件包“COMSOLMULTIPHYSICS”计算得到的。在数值模拟中，矩形薄膜的边界是固定的。薄膜的初始应力为用来拟合实验数据。硅橡胶的质量密度、杨氏模量和泊松比分别是980kg/m³、1.9×10⁶Pa和0.48。铁片的质量密度、杨氏模量和泊松比分别是7870kg/m³、2×10¹¹Pa和0.30。空气的参数采用标准值如下：质量密度为ρ=1.29kg/m³，气压是1个标准大气压，声波速度是c=340m/s。模拟时，空气域的入射端和出射端均设置了辐射边界条件。

斜入射时的吸收

暗声学超材料，尤其是样品B，具有多个本征共振模式。在正入射时，只有具备左-右对称性的模式能够被入射波所激发。样品的缺陷会引起非对称模式的激发，从而导致数值模拟无法得到的较高的吸收背景。因此，样品B在斜入射时的吸收表现是有趣而值得研究的。

图8是45°斜入射时所用实验装置的一张相片。这一装置可调整用于不同入射角时的吸收测量，如图9A-9E所示。图9显示了在如下不同入射角时测量得到的吸收系数：0°(图9A)、15°(图9B)、30°(图9C)、45°(图9D)和60°(图9E)。

我们测量了样品B在4个不同入射角-15°、30°、45°和60°-时的吸收系数。实验装置显示在图8中。测量结果显示在图9A-9E中。可以看到，入射角从0度一直到增大60度，吸收频谱都是定性相似的。而在60度入射角时，频率在650-950赫兹和1000-1200赫兹范围内的声波吸收甚至还显著增强了。这是由于声波斜入射时能够激发许多并不具有左右对称性的本征振动模式，而这些模式在正入射时由于对称性不匹配是不能够被激发的。

因此暗声学超材料对斜入射的声波具有有限宽频和几乎百分之百的吸收性。

如前文所说，薄膜的许多共振模式并不与正入射的平面波相耦合，因为正入射的平面波具有左-右对称性。为了研究对称性破缺时的情况，我们在斜入射的条件下对样品B进行了测量。测量得到的吸收频谱直至60度入射角都是定性相似的。而在60度入射角时，频率在650-950赫兹和1000-1200赫兹范围内的声波吸收甚至还显著增强了。因此暗声学超材料的整体吸声表现在一个相当宽泛的入射角范围内不但没有降低，反而在某些频段有所加强。

结论

可以理解的是，在本发明精神前提下，在所附权利要求限定的保护范围内，本领域的技术人员可对本文所描述的用于解释本主题特性的有关细节、材料、步骤和安排方面作出许多其他的改变。

Claims (7)

1.一种声能吸收超材料，包括：

封闭的平面框架；

固定于所述框架上的弹性薄膜；

附着于所述弹性薄膜上的至少一个硬片，该硬片具有非对称形状，且该硬片的一条直边附着于所述弹性薄膜上，该硬片构成了一个结构单元并具有事先确定的质量，

该结构单元的振动包含有若干个频率可调的振动模式；和

至少1个铝反射板，该铝反射板放置于所述薄膜之后，且该铝反射板与所述薄膜之间的距离为事先约定的近场距离。

2.权利要求1中所述的声能吸收超材料，其中所述硬片的振动模式提供了可调的频率，所述频率近似按照所述硬片的质量平方根的倒数变化。

3.权利要求1中所述的声能吸收超材料，其中所述硬片的振动模式提供了可调的频率，所述频率可随着所述硬片之间距离的改变而变化。

4.权利要求1-3中任意一项所述的声能吸收超材料，包含2个硬片。

5.权利要求1-3中任意一项所述的声能吸收超材料，其中由所述结构单元所确定的本征频率至少有2个，并且所述框架安排所确定的共振频率介于2个所述本征频率之间。

6.权利要求1-3中任意一项所述的声能吸收超材料，其中所述结构单元所带有的所述硬片由于振动的原因具有可调的共振频率，可通过增大或减小相邻的所述硬片之间的距离来调节所述共振频率，因此允许挑选该共振频率作为所述结构单元之间的有损耗的内核。

7.一种包含有权利要求1中所述的声能吸收超材料的声能吸收面板，其中相邻的所述框架间的距离与所述框架的大小具有事先确定的关系。