噪声与振动控制教材1.docx

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噪声与振动控制教材1

第六章环境噪声及其控制

第一节环境噪声概述

一噪声的影响

随工业及交通运输发展，环境噪声水平越来越高，极大地影响着人们的正常生活。

环境噪声污染已经成为目前社会最为广泛的问题之一。

不想听到的声音都可以认为是噪声（noise）。

噪声会对人产生各种身心上的和社会上的影响。

噪声可能产生的危害有：

损害听力，干扰通话，引起烦躁，造成疲劳，降低工作效率。

或长期处于噪声的环境中，人可能会因为内耳感官损伤而引起永久性听力衰退，更为严重的造成永久性耳聋。

根据国际标准化组织的规定，暴露在强噪声下，若500Hz、1000Hz、和2000Hz三个频率的平均听力损失为25dB，则称为噪声性耳聋。

在这种情况下，正常交谈时，句子的可懂度下降13%，而句子加单音节词的混合可懂度下降38%。

换句话说，听力发生了障碍。

经过大量的统计研究表明，只有在80分贝以下的噪声环境中，才能保证长期工作不致于耳聋。

在90分贝条件下，只能保护80%的人不致耳聋；即使是85分贝，还会有10%的人可能产生噪声性耳聋。

一个人虽然没有达到噪声性耳聋的程度，但很可能已有了听力损伤。

人耳的听力损伤是从4000赫兹左右开始的，然后是其相邻的频率（2000Hz，6000Hz，1000Hz，8000Hz），但是一个人在4000赫兹和6000赫兹的听力损失40~60分贝时，往往也发现不了，因为并不影响日常语言的听力。

但对音乐欣赏是不利的，如长笛等的高频声就听不到了，而且对一些辅音，特别是含有高频的“嘶”、“吃”等音，往往容易忽略。

上述的听力变化是一个渐变的过程，衡量听力损失的量称为听力阈级，听力阈级是可以察觉到的纯音的声压级，它与频率有关，阈级越高，说明听力损失或部分耳聋性程度越大，由噪声引起的阈级提高，称噪声性阈迁移。

当噪声暴露停止后，经过休息听力能较快地恢复过来，称为暂时性阈移。

但如果暴露在强噪声中时间较长，噪声虽然终止，经休息后仍有部分阈移不能恢复，则这部分的阈移称为永久性阈移。

噪声不仅对听力会产生影响，还会对睡眠产生不良的影响。

研究结果表明，连续噪声可以很快使熟睡转为轻睡，使人多梦，熟睡的时间缩短，突然的噪声可使人惊醒。

一般来说，40分贝的连续噪声可使10%的人睡眠产生影响，70分贝可影响50%，而突发噪声在40分贝时可使10%的人惊醒，到70分贝时，可使70%的人惊醒。

同时噪声还影响人的生理心理等各方面。

工作在高噪声环境下，可以使人的循环系统的发病率提高，目前，不少人认为20世纪工业产生的噪声和交通噪声的提高，是造成心脏病的重要因素之一。

此外，强噪声会刺激内耳腔的前庭，使人眩晕、恶心、呕吐等，同时，由于噪声容易使人疲劳，因此往往会影响精力集中和工作效率，尤其是对一些不是重复性的劳动，影响更为明显。

二噪声的产生

我们可以听到各种各样的声音，尽管声音的形式各异，但他们的共同特点是所有声音都来源于物体的振动。

凡是发声的振动物体，称为声源（soundsource）。

声源不一定是固体的，液体和气体同样也会由于振动而发出声音。

声是在弹性介质中以一定的速度传播的压力波。

声源产生的振动必须通过介质才能传播出去形成声音。

空气是最常见的声传播的介质，当空中的某一点有一个振动源振动时，其将迫使周围的空气随之一起振动。

我们知道空气是有弹性和质量的，其为连续体，可以进行如下的简化，假设空气是由一连串的微小的集中质量块和一系列的弹簧组成的弹性系统，如图7.1所示，其中A、B、C等表示质量块，各质量块之间有弹簧相连。

图6.1声波的在介质中的传播模型

当质点A向B运动时，压缩了相邻的B这部分的空气质量，由于媒质的弹性，B媒质在被压缩时产生了反弹力，这个力作用于质点A，并使其向原来的平衡位置运动，而又因为质点A具有惯性力使质点A经过平衡位置向另一侧运动，同样另一侧的质点又会反作用于质点A，又使质点A向反方向运动，只要振源一直在振动，A点将在平衡位置附近来回运动。

同样，其它的点B、C、D等由于受到A点的激励也将按与A点相同的方式运动，形成压力波，进而使声以波动的形式在媒质中传播而形成声波（soundwave），当压力波传到人耳，迫使鼓膜振动，这时就感觉到了声音，声音的大小可以用声压（soundpressure）来描述，声压是指当空气中有声波扰动时，空气压强与静压强之间的逾量。

从这里可以看出，声要在介质中传播对介质有两个最基本的要求：

即介质要有弹性和质量。

同时，应注意到声在媒质中的传播只是声源的振动方式在媒质中的传播，而媒质本身并没有向前运动，只是在平衡位置附近的来回振动。

三处理声学问题的基本方法

在声学中可以有三种处理问题的方法，它们是波动声学、几何声学和能量声学。

波动声学法可以说是进行声学各学科研究的最基本的和最重要的方法，其使用分子的或微粒的模型来描述波传播。

一般的偏好是微粒模型，一个微粒是一个流体体积，它大到足以容纳几百万个分子，小到足以使密度、压力和温度为常数。

射线声学法通常使用在大距离户外和水下的环境中，用以描述大距离上波的传播，例如大气中用射线族来描述声波的传播和不均匀性，但必须对温度梯度和风等的影响加以考虑。

在大距离上，最好用射线示踪法，因为它们近似并简化了确切的波动法。

能量声学，即所谓的统计能量分析（SEA），是用能量传递描述声波的传播，来处理声学问题的方法，它以统计量为参数，快速和有效地解答复杂结构的声振问题，该方法在的工业噪声和振动问题的分析方面，正在迅速的普及。

本文由于篇幅的限制，将仅从波动声学入手介绍环境噪声中涉及到的一些内容。

第二节声的性质和度量

本节从基本的声学规律入手，简要地介绍了几个基本的声学定律，并介绍了几种典型声源的基本性质及基本的度量方法。

一基本声学定律

声波在非粘性的流体，如空气中，是简单的纵向波，并通过流体压缩与膨胀建立起相互邻近的压缩区和稀疏区，即微粒沿波传播的方向在平衡点附近来回振荡，因此微粒速度与声速在同一方向，流体压缩和膨胀时产生的压强变化是振荡运动的恢复力的来源。

主要有四个变量与声的传播波有关，它们是压强P、质点的运动速度U、介质密度ρ和温度T。

压强、密度和温度为标量，而速度为矢量（即符号上的箭头表示的矢量）。

对于声在流体中的传播做以下几个假设：

（1）气体是理想的气体。

（2）系统为线性系统。

（3）流体各项均匀

（4）流体为非粘性等

则，声在媒质中传播遵循如下的几个基本关系：

（1）连续性或质量守恒，

（2）动量守恒，（3）状态热力学方程。

（一）质量守恒

质量守恒方程（连续性）提供了密度和微粒速度之间的关系，即表示流体运动和压缩之间的关系。

如图6.2，研究在X方向通过一个固定体积单元dv的微粒质量流，因为质量必须守恒，体积单元内的质量随时间的变化率必须等于流入体积单元的净质量。

对仅在X方向的流动有：

1单元的质量是ρAdxA

2流进单元体积的质量为（ρμA）X（ρμA）X（ρμA）X+dx

3流出单元体积的质量为（ρμA）X+dx

因为质量守恒：

dx

图6.2质量守恒示意图

（6.1）

进行简化后有：

（6.2）

式（7.1）（7.2）为一维的质量守恒方程，可以推广到三维，即为：

（6.3）

其中：

▽—散度算子。

（二）动量守恒

动量守恒提供了压力、密度和微粒速度之间的关系。

它可以通过对空间一个固定体积单元dv的观察，由动量守恒定律得到或通过对这个单元直接运用牛顿第二定律得到，下面以一维系统为例介绍一维的动量守恒方程。

如图6.3所示，在存在声波的媒质中取小体积单元ΔV，由于受声波的作用，在ΔV两边作用的声压分别为P和P+ΔP，设ΔV的截面积为S，则体积单元ΔV受到的总作用力为：

（6.4）

在该力的作用下使得体积单元ΔV产生一个加速度，当系统为线形系统时可得如下的关系式：

S

PP+ΔP

dx

图6.3介质体积单元ΔV受力示意图

（6.5）

式中：

ρ为媒质的密度，为加速度。

又由于：

所以有：

（6.6）

写成积分形式为：

（6.7）

其中：

X表示振动速度沿X方向的分量。

上述的一维动量守恒方程，可以推广到三维：

（6.8）

由于上述方程是由线性系统推得的，因此此方程只适用于小幅值（小于140分贝）的声场中。

（三）状态热力学方程

状态热力学方程将流体的压力、密度和温度联系起来。

对于理想的气体有：

（6.9）

其中：

P为绝对压力，ρ是气体的密度，R为气体常数，TK为绝对温度。

声波在空气中传播通常在微粒之间并不产生热能的任何显著的变化，气体的熵是常数，此外，气体的导热性非常小，因此可假设声波的传播过程近似于绝热过程。

此项假设对于音频范围内的线性声波（小幅值）成立。

任何热能的损失将引起声波随时间和随距离的衰减。

因此理想气体的状态绝热方程为：

（6.10）

式中：

r为比热比。

对于非理想气体，状态绝热方程可以从实验确定的压力波动和密度波动之间的等熵关系式的泰勒级数展开得到。

如果假设那些波动是微小的，则在他们之间可以建立起关系式为：

（6.11）

其中：

Ｂ为绝热容积模量，有：

式中的偏微分是对绝热过程计算的，它确立了气体在其平均密度附近的绝热压缩过程和膨胀过程。

（四）波动方程

将质量守恒方程、动量守恒方程和状态方程联立起来，可综合得到声学中更为重要的关系式波动方程。

（6.2）式表示的质量守恒方程是非线性的，可以进一步简化得到如下的关系式：

其中ρ0静态大气密度，ρˊ围绕振荡的微小量，ρ=ρ0+ρˊ

上述关系式的时间导数为：

（6.12）

动量守恒方程的散度为：

（6.13）

则有

（6.14）

进而有波动方程：

（6.15）

式中的c是常数，为波的传播速度，是声速。

它是：

假定声的传播介质为理想气体，可得出有关声速的一些有用的计算关系。

从方程:

（6.16）

因此：

（6.17）

则声速为：

（6.18）

同样使用状态方程可得：

（6.19）

式中：

C0为大气条件下的声速。

二平面声波的传播

一般常用声压来描述声波的幅度。

在均匀的理想流体的媒质中小振幅声波的波动方程为

此式表明了空间一点的声压p和时间t之间的关系，体现了不同地点不同时刻的声压的变化规律。

声波在空气中传播时，振动声源处于三维空间中，振动将向四面八方传播，所以要用空间坐标（X、Y、Z）来表示，如图6.4。

如在声场中沿X、Y、Z方向声压幅值是均匀不变的，沿YZ方向在任一垂直于X的截面上质点振动的相位恒相同，只有沿X方向声压的相位随时间地点的变化而变化，即在平面波的条件下，此时三维波动方程可简化为一维的波动方程：

（6.20）

图6.4沿X传播的平面声波

由此方程可见，此声波的传播与Y、Z方向无关，即在YOZ平面上任一点的声压在任一时刻都相同（幅值、相位）。

在声学中称由幅值、相位相同的点共同组成的面为波阵面。

所以平面波的波阵面为垂直于X轴的一系列的平面。

设声源只作单一频率的简谐振动，则位移是时间的正弦或余弦函数，那么媒质中各质点也随着作同一频率的简谐振动。

设X=0原点处的声压为

（6.21）

为振动圆频率，f为频率，则解（7.20）式可得声波沿X方向的传播规律：

（6.22）

上面的解也可以采用如下的方法获得：

当具有幅值为P0的平面声波沿X方向传播时，声场中任一点A的声压幅值也应当是P0，同样A点处的声波频率也是f，但A点处的相位却比O点落后了。

A点的声波是由O点传递来的，若传播所需时间为t’，那么在t时刻A点的声压是（t-t’）时刻的0点的声压，即有：

（6.23）

而媒质中声波的传播速度为C，则：

代入则有：

（6.24）

比较（7.23）和（7.24）