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UNIVERSIDADE FEDERAL DE SÃO CARLOS
CENTRO DE CIÊNCIAS EXATAS E TECNOLOGIA
PROGRAMA DE PÓS-GRADUAÇÃO EM FÍSICA
DEPARTAMENTO DE FÍSICA
Construção e Caracterização do Campo Acústico de
Transdutores Ultra-sônico Piezoelétrico de
Polarização Variável.
Danilo Conti Moreira
Orientador: Professor Dr. José Antonio Eiras
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UNIVERSIDADE FEDERAL DE SÃO CARLOS
CENTRO DE CIÊNCIAS EXATAS E TECNOLOGIA
PROGRAMA DE PÓS-GRADUAÇÃO EM FÍSICA
DEPARTAMENTO DE FÍSICA
Construção e Caracterização do Campo Acústico de
Transdutores Ultra-sônico Piezoelétrico de
Polarização Variável.
Danilo Conti Moreira
Orientador: Professor Dr. José Antonio Eiras
Dissertação submetida ao programa de pós-
graduação em Física da Universidade Federal
de São Carlos como parte dos requisitos para a
obtenção do título de Mestre em Física.
São Carlos Outubro de 2008
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DEDICATÓRIA
Aos meus pais Celso e Maria do Rosário que me proporcionaram
as totais condições para eu chegar até aqui e pelo incentivo.
Ao meu amor Janaína pelo carinho, compreensão nas horas
difíceis e companheirismo.
Ao meu avô João que deixa saudades.
i
AGRADECIMENTO
Aos meus pais, sempre dedicados e zelosos para comigo.
Ao amor da minha vida e companheira, Janaína, por toda sua dedicação e apoio.
Aos meus Avós, Eugênia, Lídia e João.
Aos meus Familiares pela ajuda.
As minhas irmãs, Janaina e Natália, pelo apoio e ajuda.
Ao meu Sogro e minha Sogra, Ricardo e Sônia pelo apoio e incentivo.
Ao meu orientador, José Antonio Eiras pelo ensinamento, dedicação, incentivo, sugestões e
experiência ao longo do trabalho.
Ao técnico, Francisco José Picon pelo ensinamento e experiência na obtenção das cerâmicas e
no manuseio dos equipamentos.
A professora, Ducinei pelas sugestões e incentivo.
A técnica Natália pela sua dedicação e disciplina na organização do grupo.
Aos amigos Fábio e Ériton, pelas suas expertises nos computadores do laboratório, pela ajuda
e sugestões no trabalho.
Ao meu amigo, Wagner pela sua expertise em programação, apoio e sugestões na dissertação.
A Barbara pela ajuda na programação em Matlab.
Ao amigo Ubirajara, pela sua experiência de vida transmitida.
Aos colegas de laboratório Fernando, Delfin, Flávio, Michel, Nayana, Claudia, Evaristo,
Lauro, Victor, Alina, Pepe, Manuel, Érika e Ricardo.
Ao Hector, pela experiência transmitida engrandecendo minha dissertação.
A sala 1 Wagnin, Biolo e Sagaz pela descontração nas horas de descanso.
ii
EPÍGRAFE
Para que exista uma educação válida é
necessário que se desenvolva o pensamento
crítico e independente dos jovens, um
desenvolvimento que é colocado em contínuo
perigo pelo excesso de matérias. Tal excesso
conduz necessariamente à superficialidade e à
falta da verdadeira cultura.
Albert Einstein (1879-1955)
iii
RESUMO
O desenvolvimento deste trabalho foi motivado pela necessidade do mercado em
transdutores ultra-sônicos, capazes de gerar feixes ultra-sônicos com difração controlada, para
se trabalhar com freqüências tanto da ordem de kHz quanto na faixa dos MHz. Uma solução
encontrada para suprir essa carência foi a construção de transdutores do tipo “Bessel”, em que
a polarização do elemento piezoelétrico apresenta um perfil que segue uma função de Bessel.
Neste trabalho foram construídos e caracterizados transdutores ultra-sônicos do tipo
“Bessel” e convencional, para os modos de vibração de espessura e radial, visando estimar o
potencial dos transdutores para aplicações em diagnose (ensaios não destrutivos ou
ultrassonografia em medicina).
Construiu-se um transdutor utilizando discos cerâmicos ferroelétricos de PZT dopado
com nióbio, com polarização uniforme e outro com polarização variável. O perfil da
polarização não uniforme seguiu o perfil de uma função de Bessel (J
o
), em anéis concêntricos
pintados nas faces da cerâmica. Os transdutores construídos foram caracterizados pelas
técnicas eletromecânica e acústica, em regime de emissão, recepção e de emissão-recepção
(pulso eco). Para as caracterizações de campo acústico transdutores receptores (hidrofones)
foram construídos e adequados para obter boa linearidade nas freqüências de operação dos
transdutores.
A caracterização eletromecânica forneceu o espectro de impedância para os modos de
vibração e seus respectivos harmônicos dos transdutores emissores e receptores.
A caracterização do campo acústico dos transdutores, tanto para o modo de espessura
quanto radial, permitiu verificar que os transdutores Bessel permitem diminuir ou controlar a
difração do lóbulo central, quando comparados a um transdutor com polarização convencional
ou uniforme do elemento piezoelétrico
Relevante, todavia foi a verificação experimental de que transdutor convencional,
quando excitado no modo radial (no modo fundamental ou em um dos seus harmônicos),
comporta-se como um transdutor “Bessel natural”, assumindo naturalmente as características
condizentes a esse perfil de polarização. A excitação no modo radial pode proporcionar uma
freqüência de operação inferior (àquela do modo de espessura), aumentando a profundidade
de penetração e diminuindo a distância de Rayleigh do feixe ultra-sônico, com boa colimação
e boas resoluções.
iv
Os resultados decorrentes deste trabalho evidenciam claramente que transdutores
ultra-sônicos com polarização não uniforme, em particular os do tipo Bessel, apresentam
potencial para utilização em transdutores ultra-sônicos piezoelétricos com difração
controlada, que explorem tanto o modo de vibração radial quanto o de espessura do elemento
piezoelétrico.
v
ABSTRACT
This work was motivated on the great technological and commercial interest of
ultrasonic transducer, capable to generate diffraction controlled ultrasonic beams in the
frequency range of kHz up to MHz. As a solution, in this work we proposed the construction
of Bessel-like transducers, which have the polarization of the piezoelectric constituent
element with a Bessel function profile.
As a comparative result, conventional transducers were also built. The conventional
modes of vibration, thickness and radial, were characterized, aiming to estimate the potential
of these transducers for applications in diagnosis, such as: non-destructive tests or medical-
ultrasonography.
The transducers were based on a poled niobium doped PZT ferroelectric ceramics,
with disk shape. The polarization profile, of the concentric electroded rings, of the Bessel-like
transducer followed the Bessel function (Jo) profile. The characterizations were based on
electromechanical and acoustics techniques for the emission, reception and emission-
reception (pulse-echo) modes. To the acoustic characterizations (acoustic field) transducers
receivers (hydrophones) were also constructed and calibrated as a function of the frequency,
to present a linear response in the frequency range for each transducer.
The electromechanical characterization provided the impedance spectrum of the
vibration modes, and their respective harmonics, for the transmitters and receivers
transducers.
The characterization of the transducers acoustic field, for both modes, thickness and
radial, has shown that on the Bessel-like transducers the diffraction of the central beam can be
controlled and/or reduced, if compared with the conventional, or uniform poled transducer.
However, the experimental verification of radial mode pattern of the conventional
transducer (in the fundamental mode or in each of its harmonics), showed a natural Bessel-
like transducer behavior, with a typical Bessel polarization profile. Exploring the radial mode
can provide a lower frequency of operation (if compared with the thickness mode), allowing
one increase of the penetration depth, besides a decreasing on the ultrasound Rayleigh beam
distance, with good collimation and good resolutions.
In general the results of this present study shown that ultrasonic transducer with not
uniform polarization pattern, especially those of Bessel type, are promising materials for
applications in ultrasonic piezoelectric transducers, exploring as well the radial as the
thickness vibration modes.
vi
Lista de Figuras
Figura 2.1: Ilustração do efeito piezoelétrico direto e inverso. [11]...........................................6
Figura 2.2: Disco piezoelétrico “fino” que se expande na direção da espessura, excitado com
um campo elétrico paralelo a essa direção. ..............................................................................14
Figura 2.3: Circuito equivalente de uma cerâmica piezoelétrica perto da ressonância
fundamental. [13]......................................................................................................................17
Figura 2.4: Disco piezoelétrico fino que se expande na direção do raio, excitado com um
campo elétrico perpendicular a essa direção. ...........................................................................17
Figura 2.7: Projeção do campo de radiação de um transdutor convencional excitado no modo
de espessura [27]. .....................................................................................................................23
Figura 2.10: Geometria usada para o calculo da distribuição de pressões [14]........................29
Figura 2.11: Geometria do pistão plano circular. .....................................................................30
Figura 2.12: Pressão axial (no eixo z) para um transdutor convencional considerado pistão
plano circular, de raio 12.3 mm................................................................................................32
Figura 3.1: Esquema do processo de polarização aplicado a cada anel, com o campo variável
segundo a função de Bessel de primeira classe de ordem zero ( )(
0
rJ
α
), durante um tempo
constante [47]. ..........................................................................................................................48
Figura 3.2: Disco cerâmico com seus respectivos anéis e polarização relativa entre eles. ......48
Figura 3.3: Foto dos transdutores emissores-receptores. (a) transdutor convencional. (b)
transdutor Bessel. .....................................................................................................................49
Figura 3.4: Esquema de montagem do hidrofone.....................................................................50
Figura 3.5: Representação esquemática do sistema experimental para a caracterização
eletromecânica..........................................................................................................................51
vii
Figura 3.6: Representação esquemática do sistema experimental para a caracterização do
campo acústico. ........................................................................................................................53
Figura 3.7: Representação dos planos varridos nas medidas experimentais do campo de
radiação dos transdutores..........................................................................................................54
Figura 4.1: Admitância versus freqüência. (a) hidrofone 1. (b) hidrofone 2............................60
Figura 4.2: Caracterização eletromecânica do modo radial dos transdutores Bessel e
convencional. (a) curva de impedância versus freqüência. (b) curva de fase versus freqüência.
..................................................................................................................................................61
Figura 4.3: Caracterização eletromecânica modo radial dos transdutores convencional e tipo
P. (a) curva de impedância versus freqüência. (b) curva de fase versus freqüência. ...............62
Figura 4.4: Caracterização eletromecânica do modo de espessura dos transdutores Bessel e
convencional. (a) curva de impedância versus freqüência. (b) curva de fase versus freqüência.
..................................................................................................................................................64
Figura 4.5: Campo acústico no plano XY para o modo radial do transdutor convencional no 3º
harmônico. (a) Projeção em 3D. (b) curvas de contorno..........................................................65
Figura 4.6: Campo acústico no plano XY, para o modo radial do transdutor Bessel. (a)
Projeção em 3D. (b) curvas de contorno. .................................................................................65
Figura 4.7: Campo acústico no plano YZ (perpendicular à direção de propagação) em 3D e
2D (’). (a) e (a’) distância de 30mm; (b) e (b’) distância de 42mm da face do transdutor
convencional, respectivamente; (c) e (c’) distância de 30mm e (d) e (d’) distância de 42mm da
face do transdutor Bessel, respectivamente..............................................................................69
Figura 4.8: Mapeamento acústico ao longo do eixo X para o modo radial, dos transdutores
Bessel e convencional...............................................................................................................70
Figura 4.9: Perfil dos feixes acústicos emitidos pelos transdutores Bessel e convencional 3º
harmônico para o modo radial. Caracterização ao longo do eixo Y; (a) a 20mm da face do
transdutor; (b) a 100mm da face do transdutor; (c) a 150mm da face do transdutor; (d) a
260mm da face do transdutor. ..................................................................................................71
viii
Figura 4.10: Sinais, emitidos pelo transdutor convencional, no modo radial, excitado com um
“burst“ contendo três ciclos e recebidos pelo hidrofone a uma distância de 100mm da face do
transdutor..................................................................................................................................73
Figura 4.11: Transformada de Fourier. (a) sinal emitido pelo transdutor convencional excitado
com um “burst“ de três ciclos, (b) sinal recebido pelo hidrofone à 100mm de distância da face
do transdutor.............................................................................................................................73
Figura 4.12: Sinais, emitidos pelo transdutor convencional, no modo radial, excitado com um
“burst“ contendo dez ciclos e recebidos pelo hidrofone a uma distância de 100mm da face do
transdutor..................................................................................................................................74
Figura 4.13: Transformada de Fourier. (a) sinal emitido pelo transdutor convencional excitado
com um “burst“ de dez ciclos, (b) sinal recebido pelo hidrofone à 100mm de distância da face
do transdutor.............................................................................................................................74
Figura 4.14: Sinais, emitidos pelo transdutor Bessel, no modo radial, excitado com um “burst“
contendo três ciclos e recebidos pelo hidrofone a uma distância de 100mm da face do
transdutor..................................................................................................................................74
Figura 4.15: Transformada de Fourier. (a) sinal emitido pelo transdutor Bessel com um
“burst“ de três ciclos, (b) sinal recebido pelo hidrofone à 100mm de distância da face do
transdutor..................................................................................................................................75
Figura 4.16: Sinais, emitidos pelo transdutor Bessel, no modo radial, excitado com um “burst“
contendo dez ciclos e recebidos pelo hidrofone a uma distância de 100mm da face do
transdutor..................................................................................................................................75
Figura 4.17 Transformada de Fourier. (a) sinal emitido pelo transdutor Bessel excitado com
um “burst“ de dez ciclos, (b) sinal recebido pelo hidrofone à 100mm de distância da face do
transdutor..................................................................................................................................75
Figura 4.18: Caracterização do campo acústico para o modo radial, transdutor convencional
excitado com um “burst“ de três e dez ciclos. (a) ao longo do eixo X. (b) ao longo do eixo Y à
40mm da face do transdutor. ....................................................................................................78
ix
Figura 4.19: Pulsos de emissão e recepção do transdutor convencional para o modo radial
excitado no gerador com um ciclo a uma distância de 170mm do refletor..............................79
Figura 4.20: Transformada de Fourier, dos pulsos, do transdutor convencional para o modo
radial, excitado com um ciclo. (a) sinal de emissão. (b) sinal de recepção..............................79
Figura 4.21: Pulsos de emissão e recepção do transdutor convencional para o modo radial
excitado no gerador com três ciclo a uma distância de 170mm do refletor. ............................80
Figura 4.22: Transformada de Fourier, dos pulsos, do transdutor convencional para o modo
radial, excitado com três ciclos. (a) sinal de emissão. (b) sinal de recepção............................80
Figura 4.23: Pulsos de emissão e recepção do transdutor convencional para o modo radial
excitado no gerador com dez ciclo a uma distância de 170mm do refletor..............................80
Figura 4.24: Transformada de Fourier, dos pulsos, do transdutor convencional para o modo
radial, excitado com dez ciclos. (a) sinal de emissão. (b) sinal de recepção............................81
Figura 4.25: Pulsos de emissão e recepção do transdutor Bessel para o modo radial excitado
no gerador com um ciclo a uma distância de 170mm do refletor.............................................81
Figura 4.26: Transformada de Fourier, dos pulsos, do transdutor Bessel para o modo radial,
excitado com um ciclo. (a) sinal de emissão. (b) sinal de recepção.........................................81
Figura 4.27:Mapeamento do campo acústico no plano XY, para o modo radial do transdutor
convencional; (a) 3º harmônico; (b) 5º harmônico; (c) tipo P, modo fundamental..................84
Figura 4.28: Primeiras cinco componentes de vibração de um disco cerâmico, seguindo um
perfil da função de Bessel [39].................................................................................................86
Figura 4.29: Campo acústico ao longo do eixo X do campo acústico, para o modo radial
transdutor convencional excitado no modo fundamental, tipo P, no 3º e 5º harmônico. .........87
Figura 4.30: Feixes acústicos emitidos pelos transdutores convencional 3º harmônico 5º
harmônico e tipo P para o modo radial. Caracterização ao longo do eixo Y; (a) a 20mm da
face do transdutor; (b) a 100mm da face do transdutor; (c) a 150mm da face do transdutor; (d)
a 260mm da face do transdutor.................................................................................................89
x
Figura 4.31: Sinais, emitidos pelo transdutor convencional excitado no 5º harmônico, no
modo radial, com um “burst“ contendo três ciclos e recebidos pelo hidrofone a uma distância
de 100mm da face do transdutor...............................................................................................90
Figura 4.32: Transformada de Fourier. (a) sinal emitido pelo transdutor convencional excitado
no 5 harmônico com um “burst“ de três ciclos, (b) sinal recebido pelo hidrofone à 100mm de
distância da face do transdutor. ................................................................................................90
Figura 4.33: Sinais, emitidos pelo transdutor convencional excitado no 5º harmônico, no
modo radial, com um “burst“ contendo dez ciclos e recebidos pelo hidrofone a uma distância
de 100mm da face do transdutor...............................................................................................91
Figura 4.34: Transformada de Fourier. (a) sinal emitido pelo transdutor convencional excitado
no 5º harmônico com um “burst“ de dez ciclos, (b) sinal recebido pelo hidrofone à 100mm de
distância da face do transdutor .................................................................................................91
Figura 4.35: Campo acústico no plano XY para o modo de espessura transdutor convencional.
..................................................................................................................................................94
Figura 4.36: Campo acústico no plano XY para o modo de espessura transdutor Bessel........94
Figura 4.38: Campos acústicos ao longo do eixo X para o modo de espessura dos transdutores
Bessel e convencional...............................................................................................................96
Figura 4.39: Distribuição da intensidade relativa ao longo do eixo Y, para diferentes
distâncias da face dos transdutores Bessel e convencional para o modo de espessura. (a)
20mm da face do transdutor, (b) 100mm da face do transdutor, (c) 150mm da face do
transdutor, (d) 260mm da face do transdutor. ..........................................................................97
Figura 4.40: Pulsos de emissão e recepção do transdutor convencional para o modo de
espessura excitado com três ciclo a uma distância de 170mm do refletor. ..............................98
Figura 4.41: Transformada de Fourier, dos pulsos de emissão-recepção, do transdutor
convencional para o modo de espessura, excitado com três ciclos. (a) sinal de emissão. (b)
sinal de recepção.......................................................................................................................99
Figura 4.42: Pulsos de emissão e recepção do transdutor convencional para o modo de
espessura excitado com dez ciclos a uma distância de 170mm do refletor..............................99
xi
Figura 4.43: Transformada de Fourier, do pulso de emissão-recepção, do transdutor
convencional para o modo de espessura, excitado com dez ciclos. (a) sinal de emissão. (b)
sinal de recepção.......................................................................................................................99
Figura 4.44: Pulsos de emissão e recepção do transdutor Bessel para o modo de espessura
excitado com três ciclos a uma distância de 170mm do refletor............................................100
Figura 4.45: Transformada de Fourier, do pulso de emissão-recepção, do transdutor Bessel
para o modo de espessura, excitado com três ciclos. (a) sinal de emissão. (b) sinal de
recepção..................................................................................................................................100
Figura 4.46: Pulsos de emissão e recepção do transdutor Bessel para o modo de espessura
excitado com dez ciclos a uma distância de 170mm do refletor. ...........................................100
Figura 4.47: Transformada de Fourier, do pulso de emissão-recepção, do transdutor Bessel
para o modo de espessura, excitado com três ciclos. (a) sinal de emissão. (b) sinal de
recepção..................................................................................................................................101
xii
Lista de Tabelas
Tabela 3.1: Dimensões dos anéis concêntricos do transdutor Bessel.......................................49
Tabela 4.1: Características dos elementos piezoelétricos dos transdutores construídos. .........59
Tabela 4.2 : Freqüência e impedância para as ressonâncias do modo radial da Figura 4.2. ....61
Tabela 4.3: Freqüência e Impedância para as ressonâncias do modo radial da Figura 4.3. .....63
Tabela 4.4: Valores das intensidades das curvas de contorno, referentes às Figuras 4.5 e 4.6 66
Tabela 4.5: Valores de tensão de pico a pico (Vpp) dos sinais (emissão dos transdutores e
recepção pelos hidrofones) obtidos das Figuras 4.10 a 4.17. ...................................................76
Tabela 4.6: Valores de tensão de pico a pico (Vpp) dos espectros dos sinais (pulso eco dos
transdutores, convencional e Bessel) das Figuras de 4.19 à 4.26.............................................82
Tabela 4.7: Valores das intensidades das curvas de contorno, referentes às Figuras 4.27 (a),
(b) e (c) .....................................................................................................................................85
Tabela 4.8: Valores de tensão de pico a pico (Vpp) dos espectros dos sinais (emissão dos
transdutores e recepção dos hidrofones) das Figuras de 4.10 à 4.13 e de 4.31 à 4.34. ............92
Tabela 4.9: Valores das intensidades das curvas de contorno, referentes ás Figuras 4.35 e 4.36
..................................................................................................................................................95
Tabela 4.10: Valores de tensão de pico a pico (Vpp) dos espectros dos sinais (pulsos de
emissão-recepção dos transdutores, convencional e Bessel) das Figuras de 4.40 à 4.47.......101
Tabela 4.11: Características dos transdutores excitados no modo radial ...............................102
Tabela 4.12: Características dos transdutores excitados no modo de espessura ....................103
xiii
Sumário
Capítulo 1 – Introdução ..........................................................................................................1
1.1 Objetivo Geral ......................................................................................................................3
1.2 Objetivo Específico ..............................................................................................................3
Capítulo 2 – Fundamentos Teóricos ......................................................................................4
2.1 Introdução.............................................................................................................................4
2.2 Elementos piezoelétricos ......................................................................................................5
2.3 Piezoeletricidade...................................................................................................................5
2.4 Características Vibracionais de Cerâmicas Piezoelétricas ...................................................7
2.5 Equações Constitutivas da Piezoeletricidade .......................................................................8
2.6 Modos de Vibração de um Disco Piezoelétrico .................................................................11
2.6.1 Modo de Vibração em Espessura de um Disco Piezoelétrico .................................13
2.6.2 Modo de Vibração Radial de um Disco Piezoelétrico.............................................17
2.7 Transdutores Piezoelétricos................................................................................................20
2.7.1 Transdutor Receptor - Hidrofone ............................................................................20
2.7.2 Transdutores Emissores...........................................................................................22
2.7.2.1 Transdutor Ultra-Sônico Convencional................................................................23
2.7.2.2 Transdutores Bessel – Polarização Variável ........................................................24
2.8 Teoria da Difração..............................................................................................................26
2.8.1 Soluções da Equação de Onda.................................................................................30
2.8.1.1 Excitação Monocromática ................................................................................30
2.8.1.2 Excitação Pulsada.............................................................................................33
2.9 Campo Acústico de Radiação.............................................................................................36
2.9.1 Campo Acústico de um Transdutor Operando com Onda Contínua (Banda Estreita)
..........................................................................................................................................43
2.9.2 Campo Acústico de um Transdutor em Excitação Transiente (Banda Larga) ........43
Capítulo 3 – Materiais e Métodos ........................................................................................45
3.1 Introdução...........................................................................................................................45
xiv
3.2 Preparação das Cerâmicas ..................................................................................................45
3.3 Construção dos Transdutores..............................................................................................47
3.3.1 Transdutor Convencional ........................................................................................47
3.3.2 Transdutor Bessel ....................................................................................................47
3.3.3 Construção dos Hidrofones .....................................................................................49
3.4 Técnicas de Caracterização ................................................................................................51
3.4.1 Caracterização Eletromecânica................................................................................51
3.4.2 Caracterização Acústica do Campo de Radiação ....................................................51
3.4.2.1 Caracterização Acústica Modo Radial .................................................................55
3.4.2.2 Caracterização Acústica Modo de Espessura .......................................................56
3.4.2.3 Caracterização em Regime de Emissão-Recepção (Pulso Eco) ...........................57
Capítulo 4 – Resultados e Discussões...................................................................................58
4.1 Características Físicas das Cerâmicas Utilizadas...............................................................58
4.2 Caracterização Eletromecânica...........................................................................................59
4.2.1 Caracterização Eletromecânica dos Transdutores Receptores (Hidrofones)...........59
4.2.2 Caracterização Eletromecânica dos Transdutores Emissores-Receptores...............60
4.2.2.1 Caracterização Eletromecânica Modo Radial...................................................60
4.2.2.2 Caracterização Eletromecânica no Modo de Espessura ...................................63
4.3 Caracterização Acústica .....................................................................................................64
4.3.1 Caracterização Acústica Modo Radial ....................................................................64
4.3.1.1 Mapeamento do Plano XY para o Modo Radial...............................................65
4.3.1.2 Mapeamento do Plano YZ Para o Modo Radial...............................................67
4.3.1.3 Mapeamento ao Longo do Eixo X Para o Modo Radial...................................69
4.3.1.4 Mapeamento ao Longo do Eixo Y....................................................................70
4.3.1.5 Análise Espectral dos Pulsos de Excitação e Detecção....................................72
4.3.1.6 Respostas dos Transdutores em regime de Emissão-Recepção (Pulso Eco)....78
4.3.1.7 Caracterização Acústica do Transdutor Convencional em função dos
Harmônicos...................................................................................................................83
xv
4.3.1.7.1 Mapeamento no Plano XY ........................................................................83
4.3.1.7.2 Mapeamento ao Longo do Eixo X.............................................................87
4.3.1.7.3 Mapeamento ao Longo do Eixo Y.............................................................88
4.3.1.7.4 Análises dos Pulsos de Ondas ...................................................................89
4.3.2 Análise dos Campos Acústicos para Vibração no Modo Espessura .......................93
4.3.2.1 Mapeamento no Plano XY ...............................................................................93
4.3.2.2 Mapeamento ao Longo do Eixo X....................................................................95
4.3.2.3 Mapeamento ao Longo do Eixo Y....................................................................96
4.3.2.4 Respostas dos Transdutores (Pulso Eco) em Regime de Emissão-Recpeção ..97
4.3.3 Resumo das Características dos Transdutores Construídos ..................................102
Capítulo 5 – Conclusões ......................................................................................................104
Capítulo 6 – Bibliografia.....................................................................................................106
Apêndice A – Protocolo para Medidas do Campo de Radiação.............................................110
Apêndice B – Processamento de Sinais..................................................................................113
1
Capítulo 1 – Introdução
A aparição dos materiais com propriedades piezoelétricas foi apresentada pelos irmãos
Curie em 1880, abrindo um amplo caminho para o desenvolvimento de dispositivos que usam
este fenômeno como base de funcionamento. A característica que faz utilizar os materiais
piezoelétricos é sua capacidade para transformar sinais elétricos (energia elétrica) em
deformações estruturais (energia mecânica), ou vice-versa, possibilitando a geração de ondas
ultra-sônicas. O primeiro material que se utilizou para aplicações foi o quartzo com o qual se
construiu o primeiro sonar. Posteriormente se desenvolveram artificialmente vários cristais
piezoelétricos, tais como: o sulfato de lítio, o titanato de bário e titanato zirconato de chumbo
(PZT).
Este último, PZT, é um dos mais usados na construção de transdutores ultra-sônicos
devido ao seu alto fator de acoplamento eletro-mecânico e altas constantes piezoelétricas.
Pode-se utilizá-lo em transdutores ultra-sônicos (emissores ou emissores-receptores), onde as
aplicações são várias e podem ser encontradas tanto na indústria: diagnose (ensaios não
destrutivos), medidores de fluxo, transformadores elétricos, memórias, filtros, como na
medicina: formação de imagem, medição de fluxo sanguíneo, fisioterapia, etc. e transdutores
receptores em que se incluem os hidrofones, utilizados também para fazer o controle de
qualidade de transdutores emissores e mapeamento do campo acústico.
Existem muitos fatores que podem influenciar no comportamento de um transdutor,
entre eles a escolha do material, sua construção mecânica (encapsulamento) e condições
externas de cargas mecânicas e elétricas.
Atualmente, a evolução dos aparelhos de ultra-som também está diretamente
relacionada com o desenvolvimento de transdutores. No projeto de um transdutor se deseja
obter determinadas características de acordo com sua aplicação específica. Assim, por
exemplo, um transdutor destinado a diagnose (ensaios não destrutivos) precisa apresentar um
bom compromisso das resoluções laterais e axiais e da profundidade de penetração do campo.
A resolução axial está relacionada com a banda de freqüência de operação do transdutor.
Quanto mais larga a banda de freqüência, menor o número de ciclos do pulso emitido
acarretando em um menor comprimento temporal do pulso. A resolução lateral está
relacionada com a diretividade do lóbulo principal, ou seja, com a distribuição da intensidade
das pressões geradas no meio. Quanto mais concentrada estiver essa distribuição no eixo
geométrico do transdutor maior será a diretividade e a sua resolução lateral, ou seja, a
2
distinção entre dois pontos próximos. A diretividade depende entre outros fatores, da razão
entre o raio do transdutor e o comprimento de onda correspondente à freqüência central do
pulso emitido, sendo maior quanto maior essa razão. Assim, no caso de um transdutor circular
deve-se escolher um raio e espessura que atendam às exigências acima.
Já no caso de transdutores destinados a recepção, como por exemplos, hidrofones,
deseja-se que tenha lóbulo aberto (baixa diretividade), captando o sinal com a mesma
intensidade de qualquer direção, além de apresentar uma larga banda de freqüência de
operação. Nesse caso, verifica-se que o hidrofone deve ter um pequeno diâmetro e
características vibracionais que proporcionem uma banda larga.
Para os transdutores convencionais tais características, profundidade de campo e a
resolução lateral se tornam muito difícil de serem tratadas ao mesmo tempo limitando a
aplicabilidade desses dispositivos. Para resolver este problema diversos trabalhos científicos e
tecnológicos vêm sendo apresentados nas últimas décadas [1] no que se diz respeito à
característica do campo de radiação ultra-sônica.
Uma alternativa foi a construção de transdutores capazes de emitir ondas com difração
limitada. Este tipo de onda nasceu no ramo da ótica [2, 3, 4] e foram introduzidas na acústica
por Hsu [5] em 1989 através de um transdutor do tipo Bessel. O transdutor de Hsu baseou-se
em um disco piezoelétrico com um perfil de polarização não uniforme. Esses autores
apresentaram uma série de trabalhos neste tema, nos quais encontraram novas ondas
localizadas [6-8] e iniciaram vários estudos sobre a aplicação das mesmas [9, 10].
O grande interesse pelos transdutores Bessel ou de polarização variável, se deve por
um motivo fundamental: os feixes que eles emitem apresentam menores efeitos de difração na
sua propagação no meio (feixes de difração limitada), conseguindo uma maior profundidade
do campo com boa colimação, boas resoluções laterais e axiais e uma
melhora das
características tanto do campo próximo como distante
, o que os tornam potencialmente muito
úteis nas aplicações de diagnose.
A carência no mercado de transdutores ultra-sônicos, para se trabalhar com
freqüências da ordem de KHz com características iguais as descritas acima, foi uma das
motivações para o desenvolvimento desse trabalho Uma solução para suprir essa carência
seria a construção de um transdutor Bessel, excitado no modo radial, que proporcionaria uma
queda na freqüência de operação, aumentando a profundidade de penetração e diminuindo a
distância de Rayleigh do feixe ultra-sônico, com boa colimação e boas resoluções laterais e
axiais.
3
Apesar de todos esses estudos já publicados dos transdutores Bessel, não existe
nenhum tipo de análise mais detalhada sobre o modo de vibração radial; todos esses trabalhos
utilizam a emissão de onda no modo de espessura.
Assim, transdutores Bessel foram construídos, usando discos cerâmico ferroelétricos
de PZT dopado com 1% nióbio. Utilizando uma técnica de polarização variável sobre os anéis
concentricos estampados nas faces da cerâmica se obteve o protótipo em questão.
Com os resultados obtidos neste trabalho, poderão ser construidos transdutores Bessel,
com a técnica de polarização não uniforme, controlando o comportamento do feixe acústico
emitido por eles estabelecendo compromisso entre os parâmetros que influenciam o mesmo.
1.1 Objetivo Geral
O objetivo geral do presente trabalho é o estudo de transdutores ultra-sônicos
piezoelétricos (TUP) para diagnose.
1.2 Objetivo Específico
Construção e caracterização de transdutores emissores-receptores, convencionais
(polarização uniforme) e Bessel (polarização variável) e transdutores receptores hidrofones
seguindo os seguintes procedimentos:
1-Preparação das amostras utilizadas para a construção dos transdutores;
2- Construção dos transdutores emissores-receptores, convencional e Bessel e transdutores
receptores, hidrofones;
3- Caracterização eletromecânica dos transdutores construídos;
4- Caracterização acústica dos transdutores construídos, em regime de emissão;
5- Análise dos transdutores, em regime de emissão-recepção.
4
Capítulo 2 – Fundamentos Teóricos
2.1 Introdução
Um ensaio de diagnose por ultra-som caracteriza-se como um método não destrutivo
que tem por objetivo a detecção de defeitos ou descontinuidades internas, presentes nos mais
variados tipos ou formas de meios. O transdutor é o mais importante componente de qualquer
sistema de ultra-som, cabe a ele converter o sinal elétrico em sinal mecânico e vice-versa, um
dos princípios a serem tratados neste trabalho.
Neste capítulo, apresentam-se vários conceitos físicos relacionados com as ondas
acústicas e os feixes de radiação emitidos, faz-se uma classificação básica de transdutores
emissores, convencionais e Bessel e transdutores receptores, hidrofones.
Descreve-se o fenômeno da piezoeletricidade, assim como as freqüências
fundamentais e os modos de vibração (planar e de espessura para um disco) em materiais tais
como as cerâmicas ferroelétricas PZT (Zirconato Titanato de Chumbo) que mais se utilizam
como elementos piezoelétricos em transdutores de ultra-som.
Os pulsos acústicos emitidos por um transdutor se modificam ao propagar por causa
do fenômeno da difração. Portanto, trata-se a teoria que descreve o campo de radiação de
transdutores convencionais considerando o modelo conhecido de pistão plano.
Para os transdutores Bessel, faz-se referência ao enfoque de Stepanishen [10] baseado
em expressar a distribuição de velocidade radial da superfície do transdutor em termos de um
conjunto de funções ortonormais, considerando o campo como uma soma de integrais de
convolução. Enfoque que pode aplicar-se, por exemplo, a fontes que vibram com um perfil
radial segundo a função de Bessel de ordem zero, como é o caso dos transdutores Bessel.
5
2.2 Elementos piezoelétricos
Existem vários meios possíveis de produzir ondas ultra-sônicas. Destes o mais comum
é o transdutor de cristal, onde a palavra “cristal” se refere a materiais naturais ou sintéticos
que apresentam piezoeletricidade e outros fenômenos análogos.
Tipos de Cristais: Os tipos mais populares de sistemas de conversão eletromecânica
são os piezoelétricos e magnetoestrictivos, existem também outros tipos como, por exemplo,
o mecânico, o eletromagnético, o eletrostático, etc. [1].
O material piezoelétrico do transdutor pode apresentar diferentes formas, sendo a mais
utilizada a forma circular ou cilíndrica. Já em transdutores multi-elementos, muito utilizado
na obtenção de imagens médicas, o material piezoelétrico apresenta a forma de barras
retangulares montadas de forma periódica sobre a mesma estrutura.
Os materiais piezoelétricos utilizados nos transdutores devem possuir várias
características entre elas: alto coeficiente de acoplamento eletromecânico (κ), para uma boa
conversão entre energia elétrica e mecânica; uma impedância acústica (Z) próxima do meio
em que a onda irá se propagar, para evitar reflexões de ondas na interfase meio-transdutor;
uma alta constante dielétrica (ε), para garantir um bom acoplamento elétrico com os circuitos
elétricos de excitação e recepção; e baixas perdas elétricas e mecânicas, para uma alta
sensibilidade.
2.3 Piezoeletricidade
Piezoeletricidade é uma propriedade que certos materiais apresentam que relaciona
uma polarização elétrica do material (geração de cargas de polaridade opostas) quando o
mesmo é sujeito a uma tensão mecânica, ou a deformação do material quando o mesmo é
sujeito a um campo elétrico (dependência linear). O primeiro caso é denominado efeito
piezoelétrico direto, e o segundo efeito piezoelétrico inverso, como podem ser visto na
ilustração da Figura 2.1.
6
EFEITO PIEZOELÉTRICO DIRETO EFEITO PIEZOELÉTRICO INVERSO.
Figura 2.1: Ilustração do efeito piezoelétrico direto e inverso. [11]
A natureza da piezoeletricidade está relacionada diretamente com a simetria do cristal,
e não pode existir em materiais centro-simétricos. Assim a geração de um deslocamento
elétrico produzido por uma deformação mecânica num material piezoelétrico resulta do
deslocamento de cargas microscópicas na rede do cristal. Estes deslocamentos podem ocorrer
como um movimento de íons ou como uma polarização de íons individuais por deformação
das distribuições orbitais eletrônicas e manifesta-se em todos os materiais [12]. A condição
necessária para que ocorra a piezoeletricidade é a ausência de centro de simetria, Portanto, os
materiais piezoelétricos são não centrosimétricos [13].
Como mencionamos, as propriedades piezoelétricas são inerentes em cristais cujas
estruturas não apresentam centro de simetria. Quando se tem uma distorção no cristal, produto
de uma pressão, resulta em uma redistribuição dos elementos carregados que formam a rede.
Assim o resultado da aplicação dessa pressão é a aparição de cargas na superfície do cristal.
Como efeito inverso: se o material é colocado num campo elétrico resultará em uma
deformação do cristal. Esta deformação depende do alinhamento dos eixos cristalográficos em
relação ao campo aplicado. Desta forma é possível “cortar” o cristal buscando a deformação
máxima do tipo espessura ou transversal.
Uma característica essencial da piezoeletricidade é a validade da inter-relação linear
entre o campo aplicado e a tensão mecânica ou o deslocamento [14]. Embora um grande
número de sólidos satisfaçam estes critérios, os transdutores piezoelétricos são fabricados a
partir de um número reduzido de materiais que exibem uma favorável combinação de
7
propriedades elétricas, mecânicas e piezoelétricas. Como exemplo, encontram-se materiais
cerâmicos como o titanato de bário, titanato-zirconato de chumbo e metaniobato de chumbo.
Cristais como o quartzo são inerentemente piezoelétricos, com propriedades
determinadas por sus características cristalográficas. Pelo contrário, cerâmicas ferroelétricas
são inicialmente isotrópicas e, subseqüentemente, após serem polarizadas mediante a
aplicação de um campo elétrico intenso, alinhando assim os dipolos, segundo a direção do
campo aplicado, o material é polarizado [15] apresentando propriedades piezoelétricas.
Assim um material ferroelétrico é um material que possui um momento de dipolo interno que
tende a se alinhar com a direção próxima à do campo elétrico aplicado e, portanto, todo
material ferroelétrico é piezoelétrico [16].
2.4 Características Vibracionais de Cerâmicas Piezoelétricas
As características vibracionais dependem do material piezoelétrico utilizado. Entre as
características vibracionais têm-se os modos de vibração e o coeficiente de acoplamento
eletromecânico. Essas características são muito importantes na construção dos transdutores
ultra-sônicos, pois são em função delas que os transdutores são projetados.
Coeficiente de acoplamento eletromecânico (κ): indica a eficiência com que num
dado modo de vibrar, a energia elétrica é transformada em energia mecânica. Se o κ de certo
modo de vibração é cerca de 50% ou mais, esse modo será fortemente excitado. Ele indica o
quanto da excitação elétrica é convertida em vibração [13]. Quanto mais afastada estiver às
freqüências de ressonância e anti-ressonância, de um determinado modo de vibração, maior
será o acoplamento eletromecânico κ.
Modos de vibração: Para cada modo de vibração estão associados, as freqüências de
ressonância e anti-ressonância. Quanto maior a relação d/l (diâmetro/espessura) do disco,
mais os modos de vibração do mesmo se aproximam dos modos do modelo unidimensional
(placa infinita), que podem ser considerados modos puros, como exemplo, a vibração de um
pistão. À medida que a relação d/l diminui a presença das bordas do disco se faz sentir,
provocando um acoplamento entre os modos puros, afastando-se do modo unidimensional.
Esse acoplamento pode dar origem a outros modos, como é o caso do modo de expansão de
comprimento que surge para relações d/l < 0,5. Num disco piezoelétrico com o diâmetro
maior que a espessura, os modos que apresentam os mais altos coeficientes piezoelétricos são
8
os primeiros modos (modos radiais), e também o modo extensional de espessura (ou modo de
espessura ou axial), que resulta da propagação de uma onda longitudinal na direção da
espessura.
2.5 Equações Constitutivas da Piezoeletricidade
Usam-se as equações constitutivas da piezoeletricidade como auxílio para o estudo dos
modos de vibração de um disco piezoelétrico. O que será tratado a seguir.
As relações lineares constitutivas mecânicas para sólidos elásticos e que não
apresentam piezoeletricidade, expressam a proporcionalidade entre a tensão mecânica T e a
deformação S. A generalização da Lei de Hooke é dada por [14]:
klijklij
ScT
=
(2.1)
onde os subscritos ijkl assumem os valores de 1 a 3. (considera-se a convenção da soma de
Einstein para índices repetidos). A tensão mecânica T (“stress”) e a deformação mecânica S
(“strain”) representam-se por tensores de segunda ordem e as constantes elásticas de rigidez
ijkl
c
são representadas por tensores de quarta ordem. Como os sub-índices podem tomar
valores de 1 a 3, representando as direções mutuamente ortogonais do espaço, o tensor
ijkl
c
tem 3
4
ou 81 componentes. De fato, pela definição, por considerações de equilíbrio, os
tensores de tensão e deslocamento são simétricos:
lkkljiij
SSTT
=
=
jilkjiklijlkijkl
cccc ===
o que significa que não mais de 36 componentes
ijkl
c
são independentes.
Esse mesmo material pode exibir propriedades elétricas, estabelecendo-se relação
entre um campo elétrico aplicado E e o deslocamento elétrico D:
mnmn
ED
ε
=
, (2.2)
onde D e E estão representados por tensores de primeira ordem (vetores). A matriz
nm
ε
representa a permissividade do material que relacionar D e E, representa um tensor de
segunda ordem. As equações (2.1) e (2.2) são chamadas relações constitutivas de um material
dielétrico.
Em um sólido piezoelétrico, uma mudança na tensão mecânica ou na deformação
implica em uma mudança correspondente na distribuição de carga no material dando lugar a
9
um acoplamento entre as propriedades elétricas e mecânicas do material e as magnitudes
físicas T, S, D e E se relacionam.
Para um material ferroelétrico a direção da polarização é representada usualmente
coincidindo com o eixo z (ou 3).
Com o intuito de facilitar os cálculos, pode-se representar os coeficientes, elásticos,
dielétricos, e piezoelétricos em forma matricial condensando os índices da notação tensorial.
Esse tipo de notação é nomeado, como notação de Einstein [17]:
6)21()12()()(5)31()13()()(4)32()23()()(
3)33()(2)22()(1)11()(
↔=↔=↔=↔=↔=↔=
↔
↔
↔
↔
↔
↔
yxxyzxxzzyyz
zzyyxx
As direções x, y, e z podem ser representadas por 1, 2 e 3 respectivamente, enquanto 4, 5 e 6
representam as direções de cisalhamento em torno desses eixos.
Por analogia com as equações (2.1) e (2.2), e se E e S forem tratadas como variáveis
independentes [14], equações constitutivas para um material piezoelétrico podem ser escritas
na forma tensorial, como sendo:
kkijkl
E
ijkl
ij
j
S
ijjkijki
EeScT
ESeD
−=
+=
ε
(2.3)
Nestas equações os sobrescritos E e S indicam que as medidas da constante elástica
ijkl
c
ou da permissividade dielétrica
ε
ij
são realizadas sob condições de campo elétrico
constante ou deformação constante, respectivamente.
O coeficiente
ijk
e
é a constante piezoelétrica, que relaciona as variáveis elétricas com
as mecânicas e vem representada nestas equações como um tensor de terceira ordem
É possível selecionar quaisquer duas quantidades T, S, D e E como variáveis
independentes e reescrever as equações (2.3) cada uma com diferentes condições de
acoplamento piezoelétrico. Assim podem ser obtidas as seguintes equações tensoriais [17].
Sistema de equações: Variáveis independentes:
E
eS
D
eEScT
S
E
ε
+=
−=
E, S Forma e (2.4)
EdTD
dETsS
T
E
ε
+=
+=
E, T Forma d (2.5)
DhSE
hDScT
S
D
β
+−=
−=
D, S Forma h (2.6)
DgTE
gDTsS
T
D
β
+−=
+=
D, T Forma g (2.7)
10
com e, g, d e h coeficientes piezoelétricos, representadas por tensores de terceira ordem
(relacionam tensores simétricos de segunda ordem com vetores).
As constantes piezoelétricas estão relacionadas através das constantes elásticas e
dielétricas [16, 17], através das seguintes equações:
D
mn
S
nmm
E
mn
S
nmm
D
mn
T
nmm
E
mn
T
nmm
cgeh
cdhe
shdg
segd
βαβαα
βαβαα
βαβαα
βαβαα
β
ε
β
ε
==
==
==
==
com
6...1,
3
..
1
,
=
=
βα
n
m
(2.8)
Devido à geometria cilíndricas dos discos cerâmicos utilizados na construção dos
transdutores, estes podem ser tratados como cristais com simetria cilíndrica (6mm), com a
polarização na direção 3, os eixos 1 e 2 referem-se aos eixos ortogonais, formando um plano
normal à direção 3. Neste caso os coeficientes elásticos, elétricos e piezoelétricos são
representados pelas seguintes matrizes:
66
44
44
331313
131112
131211
00000
00000
00000
000
000
000
c
c
c
ccc
ccc
ccc
(2.9)
000
00000
00000
333131
15
15
eee
e
e
33
11
11
00
00
00
ε
ε
ε
As equações constitutivas para cerâmicas piezoelétricas ficam:
(
)
3333
33
1
31
3
3
33
3
33
1
13
3
3
31
3
13
1
1211
1
2
2
ESeSeD
EeScScT
EeScSccT
S
EE
EEE
ε
++=
−+=
−++=
com
21
21
TT
SS
=
=
(2.10)
11
2.6 Modos de Vibração de um Disco Piezoelétrico
A importância dos estudos dos modos de vibração de um disco piezoelétrico, está no
fato de permitir caracterizar algumas propriedades eletromecânicas das cerâmicas e com isso
adequá-las a algumas aplicações.
Para qualquer direção de propagação de ondas acústicas existem três possíveis
direções de polarização, mutuamente perpendiculares, mas, em geral com diferentes
velocidades. Somente em certos casos, as ondas propagadas são: longitudinais puras ou
transversais puras.
Na maioria dos problemas, trata-se com ondas se propagando longitudinalmente ou
transversalmente. A propagação destas ondas em piezoelétricos é diferente, devido à interação
entre as propriedades mecânicas e elétricas do material. Assim a equação de movimento deve
considerar com as relações constitutivas (2.3) mencionadas anteriormente [12].
Seja ξ o deslocamento mecânico de uma partícula, a segunda lei de Newton tem a
seguinte forma:
T
t
.
2
2
∇=
∂
∂
ξ
ρ
, (2.11)
onde t é o tempo.
A tensão T e o campo elétrico E estão relacionados por (2.5):
eEScT
E
−=
(sobrescrito significa campo elétrico E: cte.)
que combinada com a equação (2.11) resulta em
).(
2
2
2
eEc
t
E
∇−∇=
∂
∂
ξ
ξ
ρ
. (2.12)
Considerando propagação unidimensional [18] segundo a direção x, a equação de
movimento (2.11) fica:
t
u
t
x
T
∂
∂
=
∂
∂
=
∂
∂
ρ
ξ
ρ
2
2
, pois
t
u
∂
∂
=
ξ
, (2.13)
onde u é a velocidade da partícula.
A equação (2.12) pode ser reescrita como sendo:
( )
eE
c
t
c
x
EE
.
1
2
2
2
2
∇=
∂
∂
−
∂
∂
ξρξ
. (2.14)
12
Assumindo que o material piezoelétrico está em forma de disco com os eletrodos
colocados nas faces opostas, pode-se analisá-los de duas maneiras; se os eletrodos são
colocados em curto circuito, o campo elétrico será zero e a equação (2.14) se reduz à equação
de onda homogênea [18]:
0
2
2
2
2
=
∂
∂
−
∂
∂
tcx
E
ξρξ
. (2.15)
Assumindo agora que os eletrodos estão a circuito aberto (não circula corrente), o
campo elétrico é diferente de zero e o valor do mesmo obtém-se a partir de:
S
eD
E
SS
εε
−=
, (2.16)
(O sobrescrito S significa deformação constante.)
com a deformação unidimensional
x
S
x
x
∂
∂
=
ξ
Finalmente, a equação (2.14) fica da seguinte forma:
2
22
2
2
2
2
x
c
e
x
D
c
e
t
c
x
SESEE
∂
∂
−
∂
∂
=
∂
∂
−
∂
∂
ξ
ε
ε
ξρξ
. (2.17)
Como não há cargas livres dentro do material piezoelétrico, e da equação de Maxwell
[19] que
00. =
∂
∂
⇒=∇
x
D
D
, pois D
x
=cte (D não varia com x, embora possa variar com o
tempo), temos:
t
D
i
D
∂
∂
=
.
Assim a equação (2.17) anterior se reduz também a uma equação de onda homogênea:
0
1
2
2
2
2
2
=
∂
∂
+
−
∂
∂
t
c
e
c
x
ES
E
ξ
ε
ρξ
(2.18)
que pode ser reescrita como sendo:
0
2
2
2
2
=
∂
∂
−
∂
∂
tcx
D
ξρξ
(2.19)
Desta forma, as equações (2.15) e (2.19) são equações de onda homogêneas
correspondentes, aos deslocamentos das partículas. No primeiro caso a velocidade de
propagaçãofica descrita da seguinte forma:
2/1
=
ρ
E
E
c
V
em condições de curto-circuito. (2.20)
No segundo caso a velocidade de propagação fica descrita da seguinte forma:
13
2/1
=
ρ
D
D
c
V
em condições de circuito aberto. (2.21)
A expressão que relaciona as constantes elásticas é [18]:
+=
ES
ED
c
e
cc
ε
2
1
, (2.22)
onde c
D
é a constante elástica.
O segundo termo somando dentro do parênteses é o quadrado do fator de acoplamento
eletromecânico. Utiliza-se esta magnitude para medir a “intensidade” do efeito piezoelétrico
em um material particular em função das constantes elásticas, dielétricas e piezoelétricas.
A partir das equações de onda (equação (2.15) ou (2.19)) e utilizando as condições de
contorno apropriadas (mecânicas e elétricas) para um deslocamento radial ou longitudinal,
pode-se determinar o desempenho do transdutor, ou seja:calcular a admitância (ou
impedância) elétrica, as freqüências de ressonância e anti-ressonância elétricas, relacionadas
com os modos de vibração e o coeficiente de acoplamento eletromecânico, entre outros
parâmetros.
Ambas as freqüências de ressonância e anti-ressonância podem ser associadas com o
conceito de impedância elétrica. Assim a freqüência de ressonância é definida como a
freqüência em que o módulo da admitância é máximo (IyI
máx
) sob condições de curto-circuito,
enquanto que a freqüência de anti-ressonância, é a freqüência em que o módulo da admitância
é mínimo (IyI
mín
) sob condições de circuito-aberto [20].
2.6.1 Modo de Vibração em Espessura de um Disco Piezoelétrico
Para estudar o modo de vibração de espessura, considera-se um disco fino de
espessura l com eletrodos nas faces de área A, perpendiculares à direção x
3
, como está
representado na Figura 2.2.
14
Figura 2.2: Disco piezoelétrico “fino” que se expande na direção da espessura, excitado com
um campo elétrico paralelo a essa direção.
No modo de vibração de espessura, a direção de vibração do disco é paralela à direção
da excitação elétrica, portanto, utiliza-se como condição de contorno elétrica: D=cte.
Quando o diâmetro d do disco é maior que sua espessura (
24
d l
≈
) [21], pode-se
considerá-lo como lateralmente fixo:
S
1
= S
2
= 0 para uma onda plana propagando-se na
direção de espessura, ou seja, a propagação elástica se realiza segundo x
3
em condições de
rigidez infinita nas direções x
1
e x
2
.
Aplicando as condições de vibração anteriormente descritas nas equações constitutivas
gerais, e considerando como variáveis independentes S e D se tem o seguinte sistema de
equações piezoelétricas (equação 2.6):
3
33
3333
3333
33
3
DShE
DhScT
S
D
β
+−=
−=
(2.23)
A equação de onda para este caso é:
2
3
3
2
33
2
3
2
x
c
t
D
∂
∂
=
∂
∂
ξξ
ρ
com
2/1
33
=
ρ
D
D
c
V
(2.24)
A solução para uma excitação harmônica é:
( )
tj
V
x
B
V
x
Asen
DD
ω
ωω
ξ
expcos
33
3
+
=
. (2.25)
As constantes A e B, são analisadas a partir das condições iniciais: T
3
=0 em x
3
=0 e
x
3
=l nas faces livres. Pela definição de deformação mecânica (equação 2.23):
3
3
3
33
33
3
x
D
c
h
S
D
∂
∂
==
ξ
(2.26)
V
+
_
15
Aplicando a primeira derivada na equação (2.25) e utilizando das condições de
contorno, encontra-se o valor de A e B.
( )
tjD
c
hV
A
D
D
ω
ω
−= exp
3
33
33
. (2.27)
( )
33
3
33
cos 1
exp
D
D
D
D
l
V h
V
B D j t
l
c
sen
V
ω
ω
ω
ω
−
= −
. (2.28)
Substituindo A e B na equação da solução (2.25) e usando a seguinte relação
trigonométrica
1 cos
sin 2
tg
α α
α
−
=
se tem a seguinte equação.
33 3 3
3 3
33
cos
2
D
D D D D
V h x x
l
D sen tg
c V V V
ω ω
ω
ξ
ω
= −
. (2.29)
Como a impedância elétrica
Z
é dada por:
3 3
0
3
l
E dx
V
Z
I j AD
ω
= =
∫
. (2.30)
A expressão do campo elétrico sai da equação constitutiva (2.23):
2
33 3 3
3 3 33 3
33
cos
2
S
D D D D
h x x
l
E D tg sen D
c V V V
ω ω
ω
β
= − + +
. (2.31)
Substituindo a equação 2.31 na (2.30) e fazendo a Integração se obtem a tensão:
2
33
3 33
33
2
2
D
S
D D
h
V l
V D l tg
c V
ω
β
ω
= −
. (2.32)
Logo:
2
33 33
33 33
2
1
2
S
D
D S D
l h
V l
Z tg
j A c l V
β
ω
ω β ω
= −
. (2.33)
Utilizando as relações entre constantes piezoelétricas, elásticas e dielétricas, o fator de
acoplamento do modo espessura se escreve como sendo [16]:
SD
t
c
h
k
33
33
2
33
2
β
=
(2.34)
Assim a expressão da impedância fica:
−=
D
D
t
S
V
t
V
t
tg
k
Aj
t
Z
2
2
1
2
33
ω
ω
ω
β
ou
−=
D
D
t
S
V
t
V
t
tg
k
Cj
Z
2
2
1
1
2
ω
ω
ω
. (2.35)
16
Com a análise realizada até aqui, é possível determinar as freqüências de ressonância e
anti-ressonância do modo de vibração de espessura para caracterizar as propriedades
eletromecânicas das cerâmicas piezoelétricas. As freqüências de ressonância e anti-
ressonância elétricas se obtém a partir da mínima e máxima impedância (em um intervalo
finito de freqüência), respectivamente.
Para
Z
mínima, a equação (2.35) fica:
2
t
2
1
2
r
D
t
r
D
l
g
V
k
l
V
ω
ω
=
.
onde
π
ω
2
.
r
r
elec
f =
.
Para
Z
máxima:
2
D
l
tg
V
ω
→ ∞
⇒
(2 1)
2 2
D
l
n
V
ω π
= +
⇒
2
elec
D
a
V
f
l
=
(2.36)
que coincide com a freqüência de ressonância mecânica, para a geometria considerada.
É interessante notar que quando a impedância tende a zero (Z
→
0), obtém-se a
expressão [18]
2
2 2
t
D D
l l
k tg
V V
ω ω
=
⇒
2
2 2
cot
2 2
r r
t
D D
f l f l
k
V V
π π
=
⇒
=
a
r
a
r
t
f
f
f
f
k
2
cot
2
2
ππ
que relaciona as freqüências de ressonância e anti-ressonância elétricas com o fator de
acoplamento eletromecânico k
2
t
:
O circuito equivalente da cerâmica piezoelétrica vibrando no modo espessura,
próximo a sua freqüência de ressonância [22], mostra-se na
Erro! Fonte de referência não
encontrada.
2.3. Nesse circuito, C
0
representa a parte elétrica do circuito equivalente; L, R e C
representam a massa, o amortecimento mecânico e a constante elástica respectivamente,
transformadas em magnitudes elétricas mediante o efeito piezoelétrico. Através deste efeito,
quando se produz uma onda elástica, pode-se observar a interação da ressonância mecânica
com o comportamento elétrico, pois o efeito piezoelétrico é uma forma de excitar ondas
elásticas para permitir observar o comportamento elétrico [22]. Os valores de L e C são tais
que, a freqüência de ressonância f
r
, as reatâncias (parte complexa da impedância):
Cf
XLfX
r
CrL
π
π
2
1
2 ==
e
CL
XX
≈
são opostas em sinais e iguais em magnitude; sendo a impedância total desta parte
mecânica, nestas condições, igual à resistência mecânica R, que é muito pequena dependendo
17
do material. Por isso a f
r
se denomina também de freqüência de mínima impedância ou de
máxima admitância. A freqüência resultante denomina-se freqüência de ressonância em serie.
Figura 2.3: Circuito equivalente de uma cerâmica piezoelétrica perto da ressonância fundamental. [13]
Para freqüências maiores que a freqüência de ressonância, a parte mecânica torna-se
indutiva (Xc
→
0), a impedância desse ramo em serie pode se tornar igual e oposta à
impedância de C
0
, atingindo um valor máximo de impedância, pois a corrente oposta flui
pelos dois ramos, correspondendo à freqüência de anti-ressonância f
a
denominada freqüência
de máxima impedância ou de mínima admitância. As freqüências envolvidas no efeito
piezoelétrico [21, 23] para esta geometria utilizada, podem aproximar-se por:
ressonância mínima impedância série
antiressonância máxima impedância paralelo
f f f
f f f
≈ ≈
≈ ≈
2.6.2 Modo de Vibração Radial de um Disco Piezoelétrico
Figura 2.4: Disco piezoelétrico fino que se expande na direção do raio, excitado com um campo
elétrico perpendicular a essa direção.
V
+
_
18
O modelo teórico para o modo radial foi apresentado por Meizler-O’Brian-Tristaen
[24]. Para facilitar o trabalho o mesmo faz uma série de aproximações como: Raio muito
maior que a espessura, as faces oscilam livremente e uma das fundamentais simplificações é a
simetria axial (Figura 2.4). Logo após essa série de aproximações é possível escrever as
equações constitutivas (2.38), (2.39) e (2.40), baseando-se na matriz abaixo (2.37), como
sendo:
11 12 13 31
12 11 13 31
13 13 33 33
44 15
44 15
66
15 11
15 11
31 31 33 33
0 0 0 0 0
0 0 0 0 0
0 0 0 0 0
0 0 0 0 0 0 0
0 0 0 0 0 0 0
0 0 0 0 0 0 0 0
0 0 0 0 0 0 0
0 0 0 0 0 0 0
0 0 0 0 0
rr
ZZ
Z
rZ
r
r
Z
c c c e
T
c c c e
T
c c c e
T
c eT
c eT
cT
eD
eD
e e eD
θθ
θ
θ
θ
ε
ε
ε
−
−
−
−
= −
zz
zz
z
rz
r
r
z
S
S
S
S
S
S
E
E
E
θθ
θ
θ
θ
×
, (2.37)
onde
z
p
r
p
r
p
rr
e
r
u
c
r
u
cT
ϕ
311211
++
∂
∂
=
, (2.38)
z
p
r
p
r
p
e
r
u
c
r
u
cT
ϕ
θθ
311112
++
∂
∂
=
, (2.39)
z
p
rr
p
z
r
u
r
u
eD
ϕε
3331
−
∂
∂
+=
, (2.40)
Depois de todas as simplificações as equações de movimento na direção radial podem
ser expressas como:
2 2
11 0
2 2 2
1
p
r r r r
c
r r r r t
ξ ξ ξ ξ
ρ
∂ ∂ ∂
+ − =
∂ ∂ ∂
. (2.41)
Supondo um comportamento harmônico do deslocamento
ξ
r
,
Pode-se reescrever a
equação (2.41) como sendo:
( )
2 2
2
2 2
1 1
0
r r
r
p
r r r r
v
ξ ς ω
ξ
∂ ∂
+ + − =
∂ ∂
com, (2.42)
( )
0
11
2
ρ
p
p
c
v =
onde v
p
pode ser entendida como a velocidade de propagação de ondas planas.
19
A equação (2.42) é uma equação de Bessel de primeira ordem cuja solução geral tem a
seguinte forma:
(
)
(
)
1 1
i t
r
AJ r BY r e
ω
ξ α α
= +
, (2.43)
onde
p
v
ω
α
=
é o vetor de onda, J
1
é a função de Bessel de primeiro tipo e primeira ordem e
Y
1
é a função de Bessel de segundo tipo e primeira ordem. No caso particular do disco a
constante
B
tem que se anular devido
Y
1
tender a infinito quando r tender a zero, logo é
possível reescrever a equação (2.43) como sendo:
(
)
1
i t
r
AJ r e
ω
ξ α
=
(2.44)
Considerando as condições de contorno T
rr
(a)=0 e levando em conta que
ti
b
b
e
b
V
z
dz
z
V
ω
ϕϕ
2
0
=
∂
∂
⇒
∂
∂
=
∫
−
(2.45)
Substituindo a equação (2.44) na (2.38) e aplicando as condições de contorno T
rr
(a)=0
se obtém
31
1 1
( ) ( )
2
p
p
r a
e V
dJ r AJ a
A
dr a b
α α
δ
=
−
+ =
(2.46 a)
A equação (2.46 a) oferece uma relação entre o vetor de onda α e a amplitude do
deslocamento radial A.
Para a condição de ressonância ser aceita, é necessário que a voltagem tende a zero na
borda do disco logo a equação (2.46 a) fica da seguinte forma.
1 1
( ) ( )
0
p
r a
dJ r AJ a
A
dr a
α α
δ
=
+ =
(2.46 b)
Isolando A se obtém a seguinte equação:
( )
( )
( )
−−
=
aKJ
a
aJ
bc
Ve
A
p
p
p
α
α
σ
0
1
11
031
1
1
2
(2.46)
onde
p
p
p
c
c
11
12
=
σ
pode ser interpretada como uma relação de Poisson planar para um material
que é isotrópico no plano perpendicular à direção z.
Para obter as condições de ressonância e anti-ressonância elétrica é necessário
conhecer a corrente elétrica, pois para as freqüências de ressonância a corrente tende ao
infinito e para a freqüência de anti-ressonância a corrente tende a zero. Como já é conhecida,
20
a corrente elétrica por definição pode ser calculada como sendo a variação da carga nos
eletrodos em função da variação temporal. Logo:
dt
dQ
I = . (2.47)
E a carga pode ser expressa por:
∫
=
a
rdrDQ
0
3
2
π
. (2.48)
Substituindo as equações (2.40), (2.46 b) e (2.48) na (2.47) se encontra um valor para
a corrente elétrica da seguinte forma [21, 24]:
(
)
( )
( )
( ) ( )
[ ]
−
−−
= 1
1
2
2
01
1
11
2
3133
2
rJrJ
rJ
c
e
b
Va
iI
pp
pp
αασ
α
επ
ω
(2.49)
Para que ocorram as condições de ressonância e anti-ressonância, respectivamente é
necessário que.
(
)
( )
p
rJ
rrJ
I
σ
α
α
α
−=⇒∞→ 1
1
0
(2.50)
(
)
( )
( )
2
1
0
21
pp
k
rJ
rrJ
oI −−=⇒→
σ
α
α
α
(2.51)
com:
( )
(
)
pp
p
p
c
e
k
3311
2
31
2
ε
= , (2.52)
onde o coeficiente
p
k é o fator de acoplamento piezoelétrico planar para um disco.
2.7 Transdutores Piezoelétricos
2.7.1 Transdutor Receptor - Hidrofone
O hidrofone como já foi mencionado é um transdutor eletro-mecânico de recepção
(sensor) que pode ser usado entre várias aplicações para avaliar as características de um
campo de radiação ultra-sônica de transdutores.
Para um monitoramento de um campo acústico com eficiência é necessário que o
hidrofone apresente as seguintes características: lóbulo aberto (baixa diretividade) captando o
21
sinal de qualquer direção com a mesma sensibilidade, apresentar uma larga banda de
freqüência de operação e uma resposta linear na faixa de freqüência de medida. Análogo a um
microfone, ele converte a variação de pressão que atinge seu elemento ativo em sinal de
tensão elétrica, efeito piezoelétrico direto [25]. Se a face de um transdutor apresenta uma
dimensão finita, e como a pressão dinâmica (flutuante) pode ser relacionada com a energia
propagada por uma onda mecânica, o sinal gerado pelo hidrofone pode ser relacionado com a
intensidade do campo acústico no local onde se encontra seu elemento ativo. Nos hidrofones
modernos mais comuns, a conversão de energia é realizada devido ao efeito piezoelétrico do
elemento ativo. O parâmetro que relaciona a conversão de energia mecânica em elétrica é
denominado sensibilidade, que é a principal característica na construção de um hidrofone.
Figura 2.5: Desenho de um transdutor receptor ultra-sônico PVDF.
Os hidrofones mais comuns, considerando sua disponibilidade comercial são do tipo
agulha e do tipo membrana. Comumente usa-se como elemento ativo o PVDF, que apresenta
uma baixa impedância acústica (Z ≈ 4 Ω), mas possui a sensibilidade limitada devido ao baixo
fator de acoplamento eletromecânico (κ<0.3) e altas perdas dielétricas. Mas, quando se
trabalha com altas potências de campos acústicos, os hidrofones de PVDF perdem a
sensibilidade com o tempo, não sendo, pois, os mais adequados para caracterização de
transdutores de potência.
22
2.7.2 Transdutores Emissores
O transdutor pode ser considerado o coração de todo sistema baseado em ultra-som. É
responsável pela conversão de energia elétrica em mecânica e vice-versa.
Um transdutor ultra-sônico piezoelétrico típico consiste de uma cerâmica
piezoelétrica, uma camada de adaptação (casador de impedâncias) entre a cerâmica e o meio a
ser analisado (“matching”), um material absorvente atrás da cerâmica chamado camada de
retaguarda (“backing”), para evitar que retornem as reflexões do pulso produzidas pela face
traseira da cerâmica e se superponham aos ecos e reflexões do material analisado [26]. Na
Figura 2.5 mostra-se um desenho esquemático de um transdutor ultra-sônico
Figura 2.6: Desenho de um transdutor ultra-sônico piezoelétrico para diagnose
.
No campo das aplicações do ultra-som é possível diferenciar, entre outros, dois tipos
de transdutores, os convencionais: aqueles que são obtidos polarizando uniformemente o
elemento piezoelétrico e aqueles que são obtidos variando a polarização (polarização não
uniforme) chamados de transdutores Bessel (quando a apolarização segue uma função de
Bessesl) ou polarização variável. Os feixes emitidos por cada um destes transdutores são
diferentes como veremos mais adiante.
Existem alguns parâmetros que são necessários o conhecimento para se estimar o
potencial dos transdutores de ultra-som. Esses parâmetros são; as resoluções axial e lateral, a
profundidade do campo, ou distância de Rayleigh, lóbulos laterais, penetração, diretividade e
efeito de difração ou espalhamento, o que será tratado posteriormente.
Camada de adaptação
de
impedância
Disco
piezoelétrico
BNC
Camada de retaguarda
(backing)
Fios elétricos
23
2.7.2.1 Transdutor Ultra-Sônico Convencional
Transdutores ultra-sônicos cerâmicos ”convencionais” são construídos utilizando
cerâmicas piezoelétricas com polarização uniforme. Os feixes de radiação emitidos por estes
transdutores, quando são excitados eletricamente, na sua propagação pelo meio se espalham
devido aos efeitos de difração. Pode se acrescentar que apresentam baixos lóbulos laterais
para pequena profundidade do campo [3].
A Figura 2.5: Projeção do campo de radiação de um transdutor convencional excitado
no modo de espessura [27].
2.7 é o resultado de uma simulação do perfil de um feixe emitido por um transdutor
convencional, em forma de disco, polarizado uniformemente, após uma excitação elétrica
contínua no modo de espessura [27].
Figura 2.5: Projeção do campo de radiação de um transdutor convencional excitado no modo
de espessura [27].
No eixo das ordenadas representa-se o diâmetro da fonte radiante. O eixo das abscissas
se refere à distância axial ou profundidade que atinge o campo.
Na Figura 2.7 representa-se o espalhamento que sofre o feixe acústico irradiado por
um transdutor de raio 12,3 mm e as zonas focais formadas na região do campo próximo, antes
dos 100 mm. Com o código de cores indicam-se valores proporcionais à energia distribuída
no espaço. Existe uma perda importante de homogeneidade do feixe para distancias entre 0 e
24
140 mm, associadas ao efeito de difração, que está relacionado com as alternâncias de
máximos e mínimos no campo próximo, fato esse causado pelas interferências das ondas
planas com as ondas de borda da cerâmica. Para este transdutor a distancia de Rayleigh se
encontra em torno de 200 mm atingindo o máximo de pressão, próximo dessa distância de
200 mm.
2.7.2.2 Transdutores Bessel – Polarização Variável
Transdutores Bessel podem ser construídos produzindo uma polarização não uniforme
sobre um material cerâmico ferroelétrico.
O método de polarização não uniforme, se dá com o intuito de obter cerâmicas com
perfil de polarização segundo a função de Bessel. Tal procedimento é realizado da seguinte
forma: Mergulha-se uma cerâmica já pintada com tinta prata, em forma de anéis concêntricos
em um flúido homogêneo, mantendo a temperatura do flúido constante de acordo com o
material em questão. Um tempo de aplicação do campo elétrico E
p
também é fixo o qual varia
de acordo com o material. Aplica-se um campo elétrico no anél mais externo de 30% de E
p
,
no anél intermediário se aplica um campo de 40% de E
p
mas no sentido contrário do anél
externo e por fim se aplica um campo de 100% de E
p
no anél central [27]. A este tipo de
alternância da polarização é denominamos polarização não uniforme
A Figura 2.5: Projeção do campo de radiação de um transdutor convencional excitado
no modo de espessura [27].
2.8 é o resultado de uma simulação do perfil de um feixe emitido por um transdutor
Bessel, em forma de disco, com polarização não uniforme, após uma excitação elétrica
contínua no modo de espessura [27].
Entre as diferenças que existem com o feixe que emite um transdutor convencional e
aquele de difração limitada, pode-se dizer que o primeiro focaliza o feixe em um ponto fixo, e
o segundo tende a colimar o feixe ao longo de uma linha, na sua direção de propagação [3].
Dentro das características relevantes que apresentam os transdutores Bessel se
encontram a homogeneidade e colimação do feixe emitido, atingindo uma maior profundidade
de campo com menores efeitos difrativos, adequada largura do lóbulo central garantindo uma
boa resolução lateral ao longo da profundidade do campo. Mas, no perfil do campo emitido,
25
apresenta lóbulos laterais com energias comparáveis às do lóbulo central como visto na Figura
2.8.
Figura 2.8: Projeção do campo de radiação de um transdutor Bessel excitado no modo de
espessura [27].
Na prática as ondas planas e as ondas de Bessel, produzidas por aberturas finitas, sofrem
efeitos de difração, perdem energia e o resultado é um campo não homogêneo.
Para uma comparação entre feixes, a Figura 2.9 mostra exemplos do caso ideal (feixes
não difratantes, aberturas infinitas) e do caso real (feixes de difração limitada, aberturas
finitas) [3].Tratam-se dos casos de ondas planas e feixes de Bessel J
0
.
O interesse do estudo dos transdutores Bessel é obter transdutores ultra-sônicos
capazes de emitir feixes de radiação acústica atingindo uma maior profundidade do campo
com poucos efeitos de difração inevitáveis na interação com o meio de propagação, uma
ótima resolução lateral e lóbulos laterais com pouca intensidade, potencializando o transdutor
para diversas aplicações.
26
Figura 2.9: Exemplos de feixes difratantes produzidos por uma abertura finita (soluções exatas da
equação de onda), simétricos ao redor do eixo de propagação: (a) ondas planas, (b) feixes de Bessel
J
0
e aproximações de feixes de difração limitados produzidos por aberturas finitas, similares às exatas
dentro do tamanho da abertura e profundidade de campos finitos e difratantes: (c) onda plana e (d)
feixes de Bessel
J
0
[3].
2.8 Teoria da Difração
Em um fluído elástico infinito se tem dois tipos de deformações: compressão e
cisalhamento. Essas deformações se traduzem em ondas longitudinais e ondas transversais.
No fluído que será tratado, propagam-se ondas longitudinais. As partículas do fluído
vibram na direção de propagação da onda (nos fluídos não viscosos não se propagam ondas de
27
cisalhamento). Significa que a onda acústica é caracterizada pelas variações de velocidades
das partículas que se deslocam em torno de uma posição de equilíbrio. Assim, a onda acústica
é formada por variações de pressões que se propagam através do fluído compressível [28].
Para pequenas perturbações de um fluido homogêneo e não viscoso, os processos acústicos
ocorrem gerando pequenas flutuações nas propriedades do meio.
Os campos acústicos da maior parte dos sistemas de imagens por ultra-som são
analisados com base na teoria clássica da Acústica Linear [28, 29].
A equação de estado de um fluído relaciona as forças aplicadas sobre um determinado
elemento de volume com suas respectivas deformações. As variações de pressão para uma
onda acústica são rápidas o suficiente para que não haja tempo suficiente para se trocar calor,
sendo as compressões nas ondas acústicas processos adiabáticos [28].
Para um fluído, a equação de estado adiabática é:
sp
β
=
(2.53)
0
PPp −= : é a diferença entre a pressão acústica total e pressão de equilíbrio.
:
β
coeficiente adiabático de compressibilidade ou módulo volumétrico adiabático.
:
0
0
ρ
ρ
ρ
−
=s
Define a condensação do fluído (s << 1)
:
ρ
densidade do fluído :
0
ρ
densidade de equilíbrio do fluído
No fluído também se cumpre a equação de continuidade linearizada (considerando a
condensação
s
muito pequena) e a equação de Euler (2a. Lei de Newton):
0).(
0
=∇+
∂
∂
V
t
ρ
ρ
(2.54)
t
V
p
∂
∂
=∇−
0
ρ
(2.55)
onde :
V
velocidade das partículas do fluido.
Aplicando o rotacional na equação (2.55) vê se que a velocidade é irrotacional:
φ
−∇=⇒=×∇ VV 0
,
onde :
φ
potencial de velocidades
Assim, substituindo a expressão da velocidade em (2.55):
t
p
∂
∂
=
φ
ρ
0
. (2.56)
28
Combinando a divergência de (2.55) com a derivada temporal de (2.54) e substituindo
(2.53) em (2.54), essas equações se resumem a uma equação diferencial com uma variável
independente, a equação de onda linear:
0
2
2
2
1
ρ
β
=
∂
∂
=∇ conde
t
p
c
p
(2.57)
:
c
velocidade de fase para ondas acústicas em fluidos.
A propagação da onda emitida por um transdutor em um fluído é descrita pela equação
de onda.
Para uma onda plana a solução de (2.57) vem dada por:
)( xktj
eAp
⋅−
=
ω
(2.58)
onde :
A
amplitude da onda,
:
ω
freqüência angular, :
i
k
número de onda.
A relação entre o número de onda e a freqüência angular vem dada por:
λ
π
ω
2
==
c
k
A maioria dos tratamentos teóricos descrito na literatura para calcular o perfil do feixe
de radiação emitido por um transdutor ultra-sônico, baseia-se no princípio de Huygens [28],
no qual a fonte radiante divide-se em elementos infinitesimais, cada um dos quais irradiando
ondas esféricas.
Os princípios básicos da formação de feixes vêm dados pela fórmula de difração de
Rayleigh-Sommerfeld [30] a qual prediz exatamente o campo de pressão ou potencial de
velocidade, produzido por uma abertura finita em qualquer ponto do espaço.
Com a formulação de Rayleigh-Sommerfeld, a pressão instantânea
),( trp
no ponto
r
em um campo de um radiador ultra-sônico é expressa como sendo:
t
tr
trp
∂
∂
=
),(
),(
φ
ρ
. (2.59)
O potencial de velocidade de uma fonte de radiação excitada uniformemente de área
A, circundada por um refletor infinito, vem dado por (ver Figura
2.60: Geometria usada para o
calculo da distribuição de pressões [14].
2.10).
∫
−
=
A
dA
r
c
r
t
tr
'
)
'
(V
2
1
),(
0
π
φ
. (2.60)
29
A equação (2.60) é conhecida como integral de difração de Rayleigh.
Figura 2.60: Geometria usada para o calculo da distribuição de pressões [14].
onde :)(V
0
t
velocidade instantânea normal da partícula na face da fonte (também é chamada
função de excitação).
'
r
:distância entre o elemento de área e um ponto no espaço.
r
: distância entre o ponto onde se deseja obter o potencial de velocidade no espaço e a
origem do sistema de coordenadas.
dA
: elemento de área infinitesimal,
c
: velocidade de propagação do som no meio.
Assumindo na equação anterior que a onda propaga-se em um meio linear, homogêneo
e não atenuante os campos acústicos podem ser calculados avaliando essa integral de difração.
Significa que o potencial de velocidade pode ser calculado através da discretização da
superfície em elementos de áreas infinitesimais,
dA
, e considerando que cada elemento
dA
emite uma onda semi-esférica. Com a adição das contribuições de cada elemento de área
obtém-se o potencial de velocidades e com ele a pressão do campo (equação 2.59).
A
r
′
r
O
dA
),( trP
30
2.8.1 Soluções da Equação de Onda
2.8.1.1 Excitação Monocromática
Para os transdutores que trabalham numa única freqüência se consideram que estão
sob uma excitação de onda contínua.
A excitação contínua tem sido tratada extensivamente na literatura. Campos acústicos
de pistões planos têm sido estudados com grande detalhe [14, 28, 31, 32] entre outros.
Zemanek [31] mostrou que os campos podem ser descritos em termos de duas regiões:
Fresnel, campo próximo, onde a distribuição de pressão acústica mostra um padrão de
interferência complexo e Fraunhoffer, campo distante, na qual a distribuição caracteriza-se
por uma função de “diretividade” simples.
A seguir apresenta-se de forma resumida a teoria para o campo irradiado por um
transdutor em forma de disco plano, vibrando em modo pistão e circundado por um refletor
acústico plano e rígido de extensão infinita assim como os métodos para predizer o potencial
de velocidade e o campo de pressão em um ponto do meio onde se propaga o feixe acústico.
O modelo do modo pistão utiliza-se quando o modo de vibração radial do transdutor
pode ser considerado desprezível frente à vibração do modo espessura, como neste caso com
esta geometria de disco. Com o sistema de coordenadas da Figura
2.71: Geometria do pistão
plano circular.
2.11, consideraremos um pistão de raio
a
e sua superfície que vibra com um
movimento harmônico simples normal à sua superfície [31].
31
Figura 2.71: Geometria do pistão plano circular.
A onda acústica gerada através do movimento do pistão considera-se ao longo do eixo
z. O ponto de observação é função de
r
: distancia radial desde o centro do transdutor e do
ângulo
θ
: ângulo entre o eixo do transdutor e o vetor radial.
A pressão no ponto de observação obtém-se dividindo a superfície do pistão em
elementos de área infinitesimais, cada um dos quais atua como uma fonte simples e
finalmente adicionando as contribuições de cada elemento de área. Como se trata de uma
excitação com onda contínua, o campo acústico do transdutor é obtido:
),(),(
θφρω
φ
ρθ
ri
t
rp
=
∂
∂
=
ψσσ
π
ρ
θ
π
ω
d
r
e
dU
kci
rp
krti
a
o
∫∫
−
=
2
0
'
)(
0
'
2
),( (2.61)
onde
c
k
ω
=
: número de onda
=
λ
π
2
λ
: comprimento de onda do som.
σ
: distancia entre o centro do transdutor e o elemento de área infinitesimal.
tft
π
ω
2
=
o
U
: amplitude da velocidade do transdutor.
'
r
: distancia desde o ponto de observação até um elemento de área sobre a superfície
do transdutor.
ρ
: densidade do meio.
c
: velocidade do som no meio.
Também da Figura Figura 2.71: Geometria do pistão plano circular.
2.11:
[
]
2
1
22'
cos2
ψθσσ
senrrr
−+=
(2.62)
Substituindo a equação (2.62) na equação (2.61) a expressão que resulta é bem
trabalhosa. Para esses casos mais trabalhosos a integral de Rayleigh resolve-se por métodos
numéricos. E para obter a solução analítica em casos simples realizam-se aproximações [28,
31].
Se por exemplo considerarmos uma região distante da fonte (campo distante - “
far
field
”):
32
σ
≥
>>
a
r
ψθσ
cos
'
senrr
−=⇒ e substituindo esta aproximação na equação (2.61),
o resultado da integração dá:
=
−
θ
θ
ρ
θ
ω
kasen
kasenJ
eU
r
akci
rp
krti
o
)(2
2
),(
1
)(
2
(2.63)
onde )(
1
xJ é a função de Bessel de primeiro tipo de ordem um.
Define-se o fator de diretividade como [28]:
=
θ
θ
θ
kasen
kasenJ
D
)(2
)(
1
. (2.64)
Este fator descreve a pressão do ultra-som a uma distancia radial fixa, como função do
ângulo entre o eixo normal ao transdutor e o ponto de observação.
Uma solução analítica exata da integral de Rayleigh (equação 2.61) só existe ao longo
do eixo
z
do transdutor (
z
r
=
), portanto a partir de (2.63), pode ser calculada a pressão axial
(no eixo
z
), fazendo 0
=
θ
.
Na Figura 2.12 representa-se a pressão no eixo z (axial), para um transdutor
considerado pistão plano circular. No eixo das ordenadas indicam-se valores de tensão elétrica
proporcionais à pressão acústica ao logo do eixo axial do transdutor convencional. A distancia
de Rayleigh para este transdutor é da ordem de 200 mm.
Figura 2.82: Pressão axial (no eixo
z
) para um transdutor convencional considerado pistão plano
circular, de raio 12.3 mm.
33
Observa-se na zona do campo próximo o perfil do feixe irradiado formado por
máximos e mínimos de interferência entre as ondas planas e de borda. Depois da distancia de
Rayleigh, a pressão do campo acústico diminui segundo
r
1
.
2.8.1.2 Excitação Pulsada
Os campos transitórios de fontes acústicas lineares pulsadas também têm recebido
atenção considerável [33, 34, 35]. Em modo pulsado o transdutor é excitado com um pulso de
curta duração temporal.
O cálculo dos campos baseia-se no enfoque da resposta ao impulso espacial, proposta
por Stepanishen nas referências [36, 37].
Nesse enfoque, a pressão “pulsada” é encontrada através da convolução entre a
aceleração da face do transdutor (a derivada temporal da velocidade) e a resposta impulsional
espacial. A função resposta impulsional espacial tem sido encontrada para numerosas
geometrias. As soluções encontradas na literatura tem sido às vezes complicadas já que
envolvem a avaliação da integral de superfície de Rayleigh, a qual refere-se ao princípio de
Huygens, onde o campo é a soma das ondas esféricas radiando desde todas as partes da
abertura [33].
Assim, o campo acústico pulsado de um transdutor plano pode ser interpretado em
termos de um processo de convolução.
Trata-se brevemente aqui o caso específico de um pistão circular plano, quando todas
as partículas do meio, em contato com a superfície emissora, vibram em fase com a mesma
amplitude. A componente normal de sua velocidade pode ser expressa como um produto
separável do espaço e do tempo:
)()(
ˆ
),(
'
rOtVntrV =⋅
(2.65)
Aqui )(rO representa uma função da amplitude emissora. Para o emissor de superfície
circular plana de raio
a
:
>
<
=
arse
arse
rO
0
1
)(
(2.66)
Como o transdutor excitado admite a separação espaço-tempo no perfil de velocidade
da face frontal, neste caso o campo de radiação acústico pode ser avaliado utilizando os
conceitos básicos da teoria de Sistemas Lineares, significa que: conhecendo o sinal de
34
entrada, ou seja, a forma de excitação pode ser o perfil de velocidades em função da abertura
e a resposta impulsional do sistema ),( trh , pode ser obtida a saída, o potencial de velocidade,
a pressão ou outra propriedade acústica.
Portanto, considerando que a fonte apresenta uma forma de onda de velocidade
arbitrária )(
tV
e uma amplitude de distribuição uniforme normalizada à unidade, a integral de
Rayleigh (equação 2.60) é:
∫
−
=
A
dA
R
c
R
tV
tr
π
φ
2
)(
),(
, (2.67)
onde :
R
distancia desde o
dA
até o ponto do campo acústico especificado por r
Para situações transientes, o termo
)(
'
krti
o
eU
−
ω
(da equação 2.61) substitui-se por
)(
'
c
r
tv − .
Neste caso, a função da velocidade pode-ser escrita utilizando a função delta [35]:
∫
−−=−
ττδτ
d
c
R
tV
c
R
tV )()()(
, (2.68)
onde
:
τ
variável de tempo de integração
que substituindo (2.68) em (2.67):
∫∫
−−
=
S
dSd
R
c
R
tV
tr
τ
π
τδτ
φ
2
)()(
),(
. (2.69)
Mudando a ordem de integração de (2.69), obtém-se:
∫ ∫
−−
=
S
ddS
R
c
R
t
Vtr
τ
π
τδ
τφ
2
)(
)(),(
. (2.70)
Define-se a função:
∫
−
=
S
dS
R
c
R
t
trh
π
δ
2
)(
),(
. (2.71)
Assim, o potencial de velocidade pode ser expresso como a convolução da função
),( trh e a velocidade do pistão:
),()(),( trhtVtr ⊗=
φ
(2.72)
35
onde ),( trh é a resposta ao impulso ou resposta impulsional espacial e representa o potencial
de velocidade no ponto P que resulta de uma excitação de velocidade impulsiva da fonte
radiante.
A resposta impulsional relaciona o campo acústico com a geometria da fonte e dá
basicamente, a cada instante, a amplitude da contribuição de todos os pontos do transdutor
eqüidistantes ao ponto de observação.
A pressão acústica transiente (dependente do tempo) que resulta da velocidade da
excitação do pistão é dada por:
),(
)(
),( trh
t
tV
trp ⊗
∂
∂
=
ρ
(2.73)
Observa-se que a equação (2.73), representa uma integral unidimensional (pela própria
definição do produto de convolução), diferente da integral de Rayleigh ou da equação (2.71).
Soluções analíticas da função ),( trh tem sido derivadas para muitas geometrias utilizadas em
imagens médicas: pistão plano circular, retangular, radiadores esféricos focalizados, entre
outros [14]. E assim, uma vez que se conhece ),( trh , a integral de convolução (2.73) pode ser
avaliada como:
ττ
τ
ρ
drh
t
tV
trp
t
t
),(
)(
),(
2
1
∂
−∂
=
∫
, (2.74)
com os limites de integração
1
t
, tempo de percurso mínimo da onda, desde a fonte ao ponto
de observação e
2
t
, tempo de percurso máximo, desde a fonte ao ponto de observação.
A teoria apresentada até aqui está dirigida à obtenção dos campos acústicos de
transdutores convencionais planos circulares conhecendo a forma de
),( trh
[38].
Para o caso do transdutor Bessel, tem sido utilizado um modelo para calcular a pressão
em cada ponto do feixe de ultra-som emitido por ele, considerando o mesmo formado por um
arranjo de anéis, cada um comportando-se como um pistão plano, e logo somando as
contribuições de cada anel [39].
Assim, a resposta impulsional generalizada obtém-se de:
∑
∫∫
=
−
=
N
n
S
n
n
dS
R
c
R
t
Vtrh
1
2
)(
),(
π
δ
, (2.75)
onde:
36
n
: representa o número de anéis.
n
S : superfície de cada anel.
R
: distancia ao ponto de integração.
n
V : amplitude de velocidade em cada anel.
Ainda, para avaliar os campos de pressão transiente que resultam de uma velocidade
axi-simétrica dependente do tempo de uma fonte de radiação plana (disco, membrana, etc),
Stepanishen desenvolveu um enfoque generalizado para a resposta impulsional [40]. A idéia
básica deste enfoque é expressar a distribuição de velocidades como:
∑
=
n
nn
rVrV )()(),(
φττ
(2.76)
onde )(r
n
φ
é um conjunto completo de funções ortonormais.
Especificamente se: )()( rakJr
non
=
φ
para ( 10
≤
≤
r ),
)(xJ
o
função de Bessel de ordem zero,
então a distribuição de velocidade da fonte pode ser expressa como:
)()(),(
ττ
nno
VrkaJrV = (2.77)
Esse enfoque pode ser aplicado quando a distribuição de velocidades espacial é a
função de Bessel de ordem zero e de primeira classe, sendo considerada uma distribuição de
velocidade axi-simétrica.
Desta forma, “desacoplando” a dependência espacial e temporal da distribuição de
velocidades, a pressão em qualquer ponto do espaço pode expressar-se como uma soma de
integrais de convolução que envolvem respostas impulsionais generalizadas que dependem de
funções próprias e das velocidades dependentes do tempo.
O campo gerado por ondas de uma fonte confinada qualquer que seja sua natureza,
sobre os efeitos da difração, mas mesmo assim, procura-se uma solução, uma maneira de
interferir na geração das ondas de ultra-som, de modo a obter-se um campo acústico sem as
flutuações de amplitude do campo próximo e sem os lobos laterais dos campos próximo e
distante.
2.9 Campo Acústico de Radiação
37
Para que se estime o potencial de um transdutor é necessário uma análise bem
detalhada de alguns parâmetros que envolvem o campo acústico, os quais irão limitar o
desempenho de um transdutor [41]. Nesta seção será descrito o campo acústico de um
transdutor de ultra-som circular irradiando num fluido, sujeito a excitações harmônicas e
pulsadas. Apesar de a teoria ser apresentada para transdutores circulares, a mesma pode ser
estendida para geometrias arbitrarias.
A extensão dessas aproximações teóricas para o estudo do campo acústico em um
meio sólido é também possível, embora devido à presença de ondas adicionais de
cisalhamento, a análise é mais complicada.
Os parâmetros do feixe ultra-sônico de transdutores envolvem termos como
resoluções, axial e lateral, profundidade do campo ou distância de Rayleigh, lóbulos laterais,
profundidade de penetração, diretividade e efeito de difração ou espalhamento. Os mesmos
estão relacionados com o tamanho do emissor, freqüência central com que emite a radiação,
largura da banda de freqüência de operação, e abertura da fonte radiante. Estes parâmetros
podem ser controlados e manipulados a partir da construção do transdutor [3, 42]
estabelecendo-se um compromisso entre eles.
A resolução de um transdutor ultra-sônico pode ser definida como a mínima distância
entre dois pontos que são detectados como pontos independentes, que também estão
relacionadas com a freqüência de operação.
A freqüência de operação por sua vez, como foi visto na seção anterior, está
relacionada com o comprimento de onda
λ
e a velocidade de propagação do som no material
atravéz da seguinte equação fc
λ
=
.
Em todos os meios, a onda se propaga com um comprimento de onda
λ
, que depende
do material em questão, portanto, dois pontos cuja separação seja menor que esse valor de
λ
não poderão ser diferenciados.
Mas, como a freqüência é diretamente proporcional à atenuação, ou seja, à perda de
energia que sofre o feixe acústico ao atravessar o meio [43], deve-se estabelecer um
compromisso na escolha adequada destes parâmetros.
A resolução axial é a capacidade do sistema de diferenciar dois pontos situados no
eixo do feixe de ultra-som [43, 44]. Relaciona-se com a banda de freqüência de operação do
transdutor. Quanto mais larga essa banda, menor o número de ciclos temporais do pulso
emitido. A emissão de um número pequeno de pulsos, pulsos estreitos, correspondem a sinais
de baixa energia, causando pouco espalhamento e resultando em ecos de menor amplitude e
38
de curta duração. Alem disso quanto mais estreito temporalmente for o “burst” do pulso,
maior é o número de harmônicos (banda larga) presentes no feixe ultra-sônico transmitido. A
utilização de um número muito grande de pulsos, pulso largo temporalmente, corresponde a
uma maior energia transmitida, entretanto, resulta em perdas das resoluções, pois como as
reflexões ocorrem a diferentes profundidades, elas podem se somar, impossibilitando sua
distinção aumentando a banda de freqüência.
A resolução lateral é a capacidade do sistema de diferenciar dois pontos localizados
num plano perpendicular à direção de propagação do feixe. Está relacionada com a
diretividade do lóbulo principal do feixe, ou seja, com a distribuição da intensidade de
pressões geradas no meio. Quanto mais concentrada estiver essa distribuição no eixo
geométrico do transdutor maior será a diretividade e maior a resolução lateral [43].
O parâmetro chamado de profundidade do campo, ou distância de Rayleigh, divide em
duas regiões o campo acústico irradiado pelo transdutor, campo próximo e campo distante.
Na Figura 2.13 representam-se alguns dos conceitos mencionados até aqui, mediante
os parâmetros característicos dos feixes ultra-sônicos de transdutores convencionais excitados
no modo de espessura. Destaca-se o ângulo
θ
que representa o espalhamento ou difração que
sofre o feixe ultra-sônico irradiado pelo transdutor fora da distância de Rayleigh
(
)
r
z
e que
depende do raio
a
do transdutor e do comprimento de onda
λ
. O espalhamento se deve aos
efeitos de difração que sofre o feixe ultra-sônico, quando se propaga no meio acústico.
Mostra-se a dependência desse ângulo para diferentes raios do transdutor e implicitamente se
pode ver sua dependência com a freqüência, através do comprimento de onda
λ
.
A equação que relaciona a resolução lateral e o efeito de difração das dimenssões do
transdutor estão expostas da seguinte forma.
resolução lateral =
diâmetro
xdeprofundida
λ
=
a
λ
θ
61.0
sin
(2.78)
39
Figura 2.13: Parâmetros representativos de feixes ultra-sônicos de transdutores convencionais
excitados no modo de espessura [27].
Para os transdutores convencionais tanto o ângulo de difração do feixe como a banda
de freqüência de operação, são parâmetros que devem ser considerados para avaliar a difração
que sofre o feixe, que depende da freqüência central e do raio do transdutor. Dentro dos
limites da distancia de Rayleigh a largura de banda do feixe é da ordem do diâmetro do
transdutor. Para valores superiores da distancia, se observa que o campo diverge formando a
zona de “Fraunhofer”, campo distante, onde os raios seguem uma direção dada pela equação
(2.78).
Em qualquer sistema de ultra-som, busca-se conseguir um estreito feixe de onda para
se obter uma melhor resolução lateral, podendo assim, distinguir objetos próximos.
Também se mostra a dependência entre a resolução lateral e o diâmetro do transdutor,
quanto menor for esse diâmetro, maior será a resolução lateral. Mas para um transdutor com
raio pequeno o ângulo de espalhamento torna-se maior e a profundidade do campo (distancia
de Rayleigh) diminui, o que é um fator desejável já que, por exemplo, busca-se trabalhar no
campo distante para aplicações em diagnose (ensaios não destrutivos). Portanto, um
compromisso deve ser estabelecido entre esses parâmetros para otimizar o feixe de ultra-som,
para uma aplicação específica.
40
Na Figura 2.14 representa-se basicamente o perfil de intensidades dos campos de
radiação emitidos por transdutores planos circulares, vibrando na freqüência do seu modo
fundamental de espessura, assim como os parâmetros que caracterizam o mesmo. Na Figura
2.14 (a), o padrão do campo de radiação composto de alternâncias de máximos e mínimos é
produto da interferência entre as ondas planas emitidas pelo transdutor e as ondas de borda,
quando se dá o último máximo principal estaremos no final da zona de interferências, ou zona
de campo próximo. Além desse ponto começam a existir novas interferências, mas agora de
menor intensidade, devido às ondas de borda perderem intensidade, prevalecendo a
propagação das ondas planas. Essa região é conhecida como campo distante onde a
intensidade diminui quase que com o inverso da distância. Na Figura 2.14 (b) observam-se
zonas focais no campo próximo e a abertura do feixe acústico em razão do ângulo de
espalhamento.
(a)
(b)
Figura 2.14: (a) Perfil do campo de radiação emitido por um transdutor convencional em forma de
disco, (b) Projeção 2D do campo anterior.
Observa-se na Figura 2.14 que o campo de radiação de um transdutor convencional
excitado no modo de espessura, aparece dividido em duas zonas: campo próximo e campo
41
distante. A distância que separa as duas zonas é conhecida como distância de Rayleigh Z
r
, A
essa distância, a amplitude de pressão diminui à metade daquela na superfície do Transdutor.
E pode ser descrita através da seguinte equação.
2 2
4
r
d
Z
λ
λ
−
= d >> λ
2 2
4
r
d a
Z
λ λ
= = distância de Rayleigh [1] (2.79)
A relação existente entre o diâmetro (d), o tamanho da fonte geradora de ultra-som e o
comprimento de onda (λ) determina a extensão do campo de interferências e o número de
máximos e mínimos da pressão acústica. Ao aumentar o raio (a) do emissor aumenta a região
de Fresnel campo próximo. Denomina-se foco a um ponto no eixo do feixe principal onde
teremos um único máximo de pressão acústica. No caso de transdutores não focados, este
máximo está situado no limite da zona de Fresnel.
A profundidade de campo, ou distância de Rayleigh dos transdutores Bessel circulares,
é descrita, pela seguinte teoria. Existe uma classe de soluções da equação de Helmholtz (que é
a equação que governa o fenômeno da difração) [45].
A equação de onda no espaço livre vem dada por:
0),(
1
2
2
2
2
=
∂
∂
−∇ trE
tc
(2.80)
Na região livre
0
≥
z
, a solução exata para essa equação é da forma:
φφ
π
φφαωβ
deAetzyxE
yxitzi
∫
+−
=≥
2
0
))sin(cos()(
)(),0,,(
(2.81)
onde:
2
2
22
k
c
=
=+
ω
αβ
(2.82)
)(
φ
A : função arbitrária de )(
φ
k : número de onda.
k
≤
α
, parâmetro de escala, real e positivo.
β
: parâmetro real.
Quando β é real, a equação representa um tipo de campo que não se difrata no sentido
em que o perfil da intensidade temporal – média em z = 0 :
)0,,(),(
2
1
)0,,(
2
===≥ zyxItrEzyxI
(2.83)
se reproduz exatamente para todo z > 0 em qualquer plano normal ao eixo z.
42
O único campo não difratado que tem simetria axial é aquele para o qual
)(
φ
A
é
independente de )(
φ
, ou seja, um campo cuja amplitude é proporcional a:
π
φ
π
φφαωβ
2
),(
2
0
)cos()(
d
eetrE
ysenxitzi
∫
+−
=
(2.84)
Se
π
φ
2
1
)( =A
então:
[
]
)(),(
0
)(
αρ
ωβ
JetrE
tzi −
=
(2.85)
[
]
2
1
22
yx +=
ρ
e (2.86)
onde,
:
0
J função de Bessel de ordem zero.
ρ
: distância desde o centro do sistema de eixos do transdutor.
Logicamente quando 0
=
α
a solução é uma onda plana.
Para
c
ω
α
≤<0 a solução é um feixe não difratado cuja intensidade diminui à razão
inversa a
αρ
.
Mas para uma abertura finita, a partir de argumentos geométricos, Durnin [45]
mostrou que a profundidade do campo, ou distância de Rayleigh, do feixe de difração limitada
(o de Bessel) definida como a distância no qual o campo máximo diminui à metade daquele
na superfície do transdutor, é da forma:
1
2
max
−
=
α
k
az (2.87)
a
: raio do transdutor.
A profundidade do campo aumenta com o tamanho da abertura.
Para os feixes de Bessel, define-se a largura de banda [3], correspondente aos - 6 dB
(ou à metade do máximo valor da amplitude do feixe) como,
α
ρ
04,3
=
lat
, (2.88)
Assim, para incrementar a resolução lateral deve-se aumentar o parâmetro livre
α
,
fato que entra em contradição com a expressão para a profundidade do campo máximo já que,
para aumentar essa profundidade deve diminuir-se o parâmetro
α
.
43
Com respeito à freqüência, se esta aumenta, aumentará diretamente a profundidade do
campo, embora não aumente diretamente a resolução lateral do feixe de Bessel. O importante
aqui é salientar que, com os feixes de Bessel ou de difração limitada, pode ser obtida maior
profundidade do campo com a mesma resolução lateral que a dos convencionais.
A emissão do ultra-som por um transdutor convencional pode ser em regime contínuo
ou pulsado o que veremos na próxima seção. Os contornos da amplitude de pressão acústica
dependem não só da geometria do transdutor e da freqüência de excitação, mas também da
forma da função de excitação.
2.9.1 Campo Acústico de um Transdutor Operando com Onda Contínua (Banda
Estreita)
Quando um transdutor é excitado numa única freqüência, diz-se que está sob excitação
de onda contínua. Na maior parte dos casos, este tipo de excitação é aproximada por um sinal
harmônico com somente alguns ciclos. Este tipo de excitação é usado em varias aplicações,
como processamento de materiais em alta potência, limpadores ultra-sônicos, sonares e em
certas aplicações médicas de ultra-som. Em todas essas aplicações, é importante conhecer
com detalhes a distribuição da energia ultra-sônica no campo acústico.
2.9.2 Campo Acústico de um Transdutor em Excitação Transiente (Banda Larga)
Muitas aplicações de ultra-som envolvem excitação pulsada do transdutor
piezoelétrico. Entre elas se tem caracterização de materiais, diagnose (ensaios não destrutivos,
imagens médicas, análise de tecido humano e sistemas de posicionamento e medição). Nestes
casos um transdutor é excitado por meio da aplicação de um pulso elétrico. O pulso de
pressão resultante é de banda larga, compreendendo somente um ou dois ciclos no
comprimento de onda fundamental.
As características de um campo acústico transiente são funções diretas da natureza de
construção do transdutor, do circuito elétrico de recepção e excitação e da forma do
44
transdutor. São bem diferentes da situação de onda contínua (OC), onde as características do
campo acústico dependem somente da razão (raio do pistão)/(comprimento de onda).
Assim como em outros problemas de engenharia, a análise do meio transiente pode ser
convenientemente tratada por meio da aproximação de um sistema linear baseado na resposta
espacial impulsiva do transdutor. Esta descreve as variações espaciais do campo em termos do
potencial de velocidade produzido pelo movimento impulsivo da fase do transdutor. O
potencial de velocidade resultante em cada ponto do espaço é então obtido por meio de
convolução da função
),( trh
como visto na seção anterior [41].
45
Capítulo 3 – Materiais e Métodos
3.1 Introdução
Neste capítulo mostram-se os processos de construção dos transdutores emissores-
receptores, (convencional e de Bessel) e transdutores receptores, (hidrofones), como é o
método de polarização uniforme e não uniforme dos elementos piezoelétricos. Descrevem-se
as técnicas utilizadas para a caracterização eletromecânica, caracterização acústica do campo
de radiação (transmissão-recepção com hidrofone) e do pulso Eco (transmissão-recepção com
transdutor).
Com a caracterização eletromecânica se obtêm as freqüências de ressonância e anti-
ressonância dos modos de vibração e o coeficiente de acoplamento eletromecânico. Como já
foi discutido na seção 2.3, as freqüências de ressonância e anti-ressonância estão associadas
ao conceito de impedância com a ressonância se dando com o mínimo do módulo da
impedância e a anti-ressonância com o máximo do modulo da impedância. O coeficiente de
acoplamento eletromecânico indica a eficiência com que num dado modo de vibrar a energia
elétrica é transformada em energia mecânica.
Com a caracterização eletroacústica se obtêm alguns parâmetros do campo acústico,
que potencializam os transdutores para suas aplicações. Os parâmetros mais relevantes a
serem tratados são: resolução lateral, resolução axial, profundidade de campo ou distância de
Rayleigh, colimação do feixe ou efeito de difração, profundidade de penetração e abertura dos
lóbulos laterais.
3.2 Preparação das Cerâmicas
As amostras (discos cerâmicos) de titanato zirconato de chumbo dopado com 1% em
peso de nióbio (PZT 1%Nb) utilizadas para o desenvolvimento do trabalho foram preparadas
pelo técnico do grupo GCFerr, Francisco José Picon. Os métodos de preparações e
caracterizações das amostras podem ser encontrados com mais detalhes na referência [46].
46
Descreve-se brevemente o procedimento convencional que se segue para a preparação
das cerâmicas piezoelétricas:
Matéria prima: Constituiu-se de óxidos de alta pureza como PbO, TiO
2
, ZrO
2
e Nb
2
O
5
.
Mistura: Os componentes foram pesados em balança de precisão e misturados em
moinho de bolas.
Calcinação e Moagem: Os óxidos mencionados anteriormente misturados
estequiometricamente foram calcinados a 800
o
C durante 3 h. Após a calcinação foram
moídos no moinho de bolas por 2 h.
Compactação: As amostras foram conformadas no formato de discos de 25 mm de
diâmetro e 4 a 5 mm de espessura utilizando os métodos de prensagem uniaxial e isostática.
Sinterização: Foi realizada a 1240
o
C por 3,5 h em forno convencional.
Com os tarugos de cerâmicas já conformados, é necessário agora manipulá-las com o
intuito de atingirem as características necessárias para a montagem dos transdutores.
As cerâmicas foram preparadas seguindo o seguinte procedimento:
• Corte dos discos cerâmicos no equipamento ISOMET 1000 da BUEHLER, próximos
da espessura desejada;
• Os discos cerâmicos foram polidos com carbeto de silício 800, em uma politriz. Com
este procedimento se obtêm o paralelismo entre as faces e a dimensão desejada de espessura;
• Deposição e cura do eletrodo de prata, onde a cura da prata se deu em um forno, da
E.D.G. Equipamentos, EDGCON 3P, a uma temperatura de 600°C, a uma velocidade de
aquecimento de 5°c/min e por um período de 30 minutos;
• Polarização das cerâmicas no polarizador B.A., BERTAN ASSOCIATES, Inc., series
105, polarizadas com 3000 volt/milímetro durante um período de 30 minutos, a uma
temperatura de 80ºC;
• Para o elemento ativo do hidrofone se têm o corte das cerâmicas no diâmetro desejado
utilizando o aparelho de ultra-som, da SBT SONI CUT 380.
47
3.3 Construção dos Transdutores
3.3.1 Transdutor Convencional
As dimensões dos discos cerâmicos utilizados para a montagem do transdutor
convencional são: Espessura = 1,00 mm e Diâmetro = 24,60 mm:
Com os discos cerâmicos já nas características desejáveis para a construção do
transdutor convencional, fazem-se as conexões dos fios em cada face da cerâmica. O
acoplamento da cerâmica com o “backing”, foi através de uma graxa de vácuo, que garante
uma boa fixação do elemento piezoelétrico, com liberdade de vibração. A camada de
adaptação ao meio, “matching”, não foi utilizada, com o intuito de analisar o campo de
radiação sem a interferência do “matching”, já que o meio no qual foi realizado o
mapeamento do campo acústico era a água, otimizando assim os resultados obtidos.
Finalizando assim a montagem do transdutor convencional.
3.3.2 Transdutor Bessel
A construção dos transdutores Bessel foi realizada utilizando discos cerâmicos com as
mesmas características do transdutor convencional exceto na deposição dos eletrodos de prata
nas faces, que seguiu a forma de três anéis concêntricos.
O método de polarização destes discos segue um procedimento de polarização não
uniforme, com o intuito de obter cerâmicas com perfil de polarização segundo a função de
Bessel. Tal procedimento é realizado da seguinte forma: mantendo fixo o tempo de 30
minutos de aplicação do campo elétrico e a temperatura a 80 ºC. Aplicou-se um campo de E
p
=
0,9 KV/mm ao anel externo, um campo de E
p
= -1,2 KV/mm ao anel intermediário e um
campo de 3,0 KV/mm ao anel central [27]. O anel intermediário foi polarizado com um
campo invertido, o que explica o sinal de menos na descrição acima. A seqüência de
polarização de fora para dentro se deve ao fato das cerâmicas trincarem quando aplicamos um
campo de 3KV/mm direto no anel central. A este tipo de alternância da polarização é
denominamos polarização não uniforme. Este método está representado na Figura 3.1.
48
Figura 3.1: Esquema do processo de polarização aplicado a cada anel, com o campo variável segundo
a função de Bessel de primeira classe de ordem zero ( )(
0
rJ
α
), durante um tempo constante [47].
Os zeros da função de Bessel coincidem com o ponto médio entre os anéis de prata,
neste caso separados de 1 mm entre si, aproximadamente
Após o processo de polarização, depositam-se eletrodos de ouro sobre as faces
mediante a técnica de “sputtering”, colocando os anéis concêntricos em curto-circuito.
Com os anéis já em curto, solda-se um fio a cada face do disco cerâmico colocando-o
em um “backing” semelhante ao do transdutor convencional, também não se usou a camada
de adaptação ao meio, ”matching”. Finalizando assim a montagem do transdutor Bessel.
Na Figura 3.2 visualiza-se o desenho do disco cerâmico, utilizado na construção dos
dispositivos, com suas respectivas polarizações relativas, e os raios internos e externos dos
anéis.
Material polarizado
Material não polarizado
R
1
R
2
R
5
R
3
R
4
Figura 3.2: Disco cerâmico com seus respectivos anéis e polarização relativa entre eles.
Polarização relativa %
30
-40
0
100
0
49
Tabela 3.1: Dimensões dos anéis concêntricos do transdutor Bessel.
R1 R2 R3 R4 R5
2,9181 mm 3,9181 mm 7,3460 mm 8,3460 mm 12,3000 mm
Na Figura 3.3 são mostradas as fotos dos protótipos dos transdutores emissores-
receptores, construídos no trabalho.
Figura 3.3: Foto dos transdutores emissores-receptores. (a) transdutor convencional. (b) transdutor
Bessel.
3.3.3 Construção dos Hidrofones
Foram montados dois tipos de hidrofones com o elemento ativo de cerâmica
piezoelétrica de PZT + 1 % Nb, que apresentam um alto fator de acoplamento (κ ≈ 0.4 - 0.5),
larga faixa de constantes dielétricas (ε ≈ 100 - 2500) e baixas perdas, entretanto apresenta uma
alta impedância acústica (Z ≈ 20 – 30 Ω). Um hidrofone foi montado para operar na faixa de
freqüência acima de 0.5 MHz o qual foi utilizado para caracterização acústica do modo de
espessura e o outro para faixa de freqüências abaixo de 0.5 MHz que se usou para
caracterização acústica para o modo radial.
A Figura 3.4 representa o esquema de montagem do hidrofone.
50
Figura 3.4: Esquema de montagem do hidrofone.
1: Parafuso 3 X 0,5 mm.
2: Celeron roscado 7 X 1 mm.
3: Haste de latão.
4: Cerâmica.
5: Corpo externo do hidrofone.
6: Copo frontal do hidrofone.
As cerâmicas utilizadas na construção dos hidrofones foram preparadas seguindo as
normas descritas na secção 3.2 (preparação das cerâmicas). Os corpos frontais foram
usinados, depois a face do corpo frontal foi polida até chegar à espessura desejada, espessura
essa calculada para cada hidrofone seguindo como norma λ/25:
λ
1
= c/f e λ
1
= λ/25
onde, λ = comprimento de onda acústica no meio (m); c = velocidade de propagação do meio,
água ≈ 1540 m/s; f = freqüência (Hz).
Esta freqüência f não é a mesma para ambos os hidrofones, pois está relacionada com
as dimensões das cerâmicas ora para o modo radial ora para o modo de espessura.
Todas as hastes (3) foram cortadas com 20,00mm de comprimento e polidas as faces,
com intuito de atingirem o paralelismo com as cerâmicas e os parafusos.
As dimensões do elemento ativo, dos hidrofones foram calculadas assumindo o fato de
que a resposta da curva elétrica (impedância ou admitância) tivesse um perfil linear de modo a
apresentar baixa diretividade e lóbulo aberto, na faixa de freqüência de operação. Após a
confecção das peças foram montados os hidrofones seguindo o seguinte padrão:
O parafuso (1) foi isolado com celeron (2) do corpo externo do hidrofone; A Haste (3)
foi isolada com espaguete térmico; A carcaça do hidrofone conectada à malha de blindagem
serve como terra.
51
3.4 Técnicas de Caracterização
3.4.1 Caracterização Eletromecânica
A caracterização eletromecânica das cerâmicas foi realizada num impedancímetro, HP,
4194 A.
Na Figura 3.5, mostra-se o sistema experimental para a caracterização eletromecânica.
Com o analisador de impedância (HP 4194-A), em temperatura ambiente, levantaram-se as
curvas elétricas de impedância ou admitância em função da freqüência dos transdutores
construídos. A partir dessas curvas determinaram-se as freqüências de ressonância e anti-
ressonância dos modos naturais de vibração seus respectivos harmônicos e o coeficiente de
acoplamento eletromecânico [23].
Figura 3.5: Representação esquemática do sistema experimental para a caracterização eletromecânica.
3.4.2 Caracterização Acústica do Campo de Radiação
O sistema experimental usado para mapear as características do campo ultra-sônico
irradiado pelos transdutores está representado na Figura 3.6. O mesmo consta de:
Tanque de vidro, de dimensões 800x600x500 mm, com água destilada (O processo de
destilação da água serve para evitar a cavitação, formação de bolhas de ar na água que podem
Analisador de Impedância (HP 4194-A) Fio de conexão entre o Analisador e PC
Porta amostras
52
interferir no mapeamento do campo ultra-sônico irradiado pelos transdutores, em casos de alta
potência dos transdutores e maior durabilidade da qualidade da água).
Para a excitação dos transdutores, usaram-se os seguintes equipamentos.
Gerador de funções H.P. modelo 33120.
Modulador de pulsos E.M.G., modelo 11591.
Amplificador de potência E.I.N., modelo 2100L.
Para a recepção dos sinais realizada com o hidrofone, utilizaram-se os seguintes
equipamentos.
Amplificador H.P., modelo 641.
Osciloscópio, Agilent, modelo 54622A.
Uma mesa XYZ, automatizada.
O sistema de monitoramento do campo acústico possui duas interfaces de
comunicação do computador com o tanque acústico; com os motores de passo para a
movimentação dos eixos XYZ, através da porta paralela e a interface com o osciloscópio via
porta GPIB.
Portanto, com todo esse arranjo experimental descrito acima pode-se fazer a
caracterização acústica dos transdutores montados neste trabalho (Figura 3.6). O transdutor e
o hidrofone foram inseridos no tanque acústico. O transdutor foi excitado com o gerador de
funções com o sinal modulado e amplificado. O sinal recebido pelo hidrofone foi amplificado
e enviado para o osciloscópio. Através da porta GPIB o sinal detectado pelo osciloscópio foi
enviado ao computador que aciona os motores de passo via porta paralela, sincronizando
assim a aquisição do sinal com os movimentos dos eixos (uma descrição detalhada do
procedimento pode ser vista no apêndice A). Após este procedimento se compilaram os dados
com o auxílio do programa Matlab 6.5 que pode ser visto no apêndice B
53
Figura 3.6: Representação esquemática do sistema experimental para a caracterização do campo
acústico.
O mapeamento do campo acústico seguiu um intervalo de medida, sugundo as normas
definidas pela IEC 61102, com intuito de evitar que as reflexões causadas pelas paredes do
tanque acústico inteferissem nas caracterizções do campo. Segundo as normas IEC-61102 o
tanque acústico onde foram realisadas as medições do campo acústico possui dimensões
grandes o suficientes para permitir a excursão do hidrofone na região de interesse do feixe. A
distância entre suas paredes deve ser significativamente maior (30 % a 100 %) que a maior
distância entre o transdutor e o hidrofone.
O sistema de mapeamento do campo acústico (SIMACA) permite a realização de
mapeamentos ao longo dos eixos X, Y e Z, nos planos XY, XZ e YZ e, conseqüentemente no
volume XYZ, como pode ser visto na Figura 3.7. Os passos de movimento ao longo de cada
um dos eixos são programáveis, bem como a velocidade de deslocamento entre passos e a
distância entre passos, (apêndice A).
54
Figura 3.7: Representação dos planos varridos nas medidas experimentais do campo de
radiação dos transdutores.
Para a caracterização das propriedades acústicas, à temperatura ambiente, dos
transdutores construídos, fizeram-se análises das curvas do campo de radiação, com o sistema
transmissão com transdutor-recepção com os hidrofones (construídos neste trabalho), com os
valores de voltagem pico a pico, onde, esses valores de tensão são proporcionais aos de
pressão acústica irradiados pelos transdutores.
A representação em forma de gráficos dos mapeamentos foi feita com o programa
SINCRONISMO.M, desenvolvido para ser executado através do Matlab. Os resultados dos
mapeamentos nos planos XY e YZ podem ser apresentados em projeções 3D, 2D ou em
curvas de contorno de -3dB, -6dB e de –9dB, em relação à intensidade máxima de campo
medida. Os mapeamentos ao longo dos eixos X e Y são apresentados como amplitude de
tensão pico a pico versus distância. Todas as intensidades apresentadas nas figuras de
mapeamento são relativas, pois o hidrofone usado não era calibrado.
O alinhamento entre os transdutores emissores e o receptor foi feito manualmente, e
consistiu em determinar o eixo X, através da máxima amplitude de sinal do transdutor em três
distâncias diferentes. Primeiro, posicionou-se o hidrofone bem próximo à face do atuador.
Depois se observou o pulso acústico resultante na tela do osciloscópio. Na seqüência,
deslocou-se o hidrofone através do posicionamento do SIMACA ao longo dos eixos Y e Z,
procurando localizar a posição que resulta numa amplitude máxima.
O hidrofone foi então afastado mais 100mm na direção X, e verificou-se se o ponto de
máximo possuía as mesmas coordenadas Y e Z determinadas anteriormente. Caso houvesse
coincidência, afastava-se o hidrofone até 200mm da face do transdutor e a verificação era
55
repetida. Se a 100mm ou a 200mm o ponto de máximo não coincidia com o primeiro,
próximo da face, significava que os transdutores não estavam alinhados. Neste caso,
deslocava-se o emissor alguns graus para cima ou para baixo ou de da direita para a esquerda
de acordo com a correção desejada, e se repetia todo o procedimento.
Com os transdutores alinhados, executavam-se os mapeamentos, utilizando-se como
referência, o eixo acústico determinado (eixo X). Foram fixados padrões de medidas dos
planos varridos com o intuito de manter a mesma relação entre os transdutores.
3.4.2.1 Caracterização Acústica Modo Radial
Para a caracterização Acústica no modo radial foram feitas varreduras, utilizando o
sistema de mapeamento do campo acústico (SIMACA), ao longo dos eixos X e Y, e nos
planos XY (em 3D, e em curvas de contorno de -3dB, -6dB e 12dB) e YZ (em 3De 2D)
Figura 3.7.
Os mapeamentos no plano XY (paralelos à direção de propagação do campo acústico),
foram feitas em áreas retangulares, de 240mm na direção X (a 20mm da face do transdutor)
por 120mm na direção Y (centralizado com o eixo acústico). Na direção X foi utilizado um
passo de 2mm e na direção Y passo de 1mm. O mapeamento desse plano foi feito com o
intuito de apresentar o perfil em 3D do campo acústico gerado pelos transdutores emissores e
as curvas de contorno de -3dB, -6dB e 12dB, mostrando as diferenças das resoluções laterais
(diretividade) dos transdutores emissores e a penetração do campo.
Os mapeamentos no plano YZ (perpendicular à direção de propagação do campo
acústico) foram feitos em áreas quadradas de 60mm na direção Y e 60mm na direção Z,
centralizadas com o eixo acústico, a 30mm e 42mm da face do transdutor. Foram utilizados
passos de 1mm em ambas as coordenadas Y e Z. Neste plano foi possível comparar a
intensidade entre o lóbulo central e o lateral.
Os mapeamentos no eixo X, eixo acústico, foram feitos ao longo de uma distância de
20mm à 260mm da face dos transdutores, com um passo de 1mm. O mapeamento nesse eixo
foi feito com o intuito de comparar o parâmetro chamado de profundidade de campo ou
distância de Rayleigh, mostrando o efeito da zona morta, campo próximo dos transdutores.
Os mapeamentos no eixo Y foram realizados para uma distância de 120mm na direção
Y, ao longo do raio, sendo 60mm à esquerda do centro e 60mm à direita do centro do disco da
56
cerâmica, em quatro distâncias ao longo do eixo acústico, eixo X: a 20mm, a 100mm, a
150mm e a 260mm da face do transdutor. O passo utilizado foi de 1mm. Esse mapeamento
visa estabelecer diferenças entre os efeitos de difração do lóbulo central e a amplitude dos
lóbulos laterais dos transdutores emissores.
3.4.2.2 Caracterização Acústica Modo de Espessura
As freqüências de operação de ambos os transdutores, para o modo de espessura,
foram fixadas realizando o seguinte procedimento. Com a análise da Figura 4.4 (b), de
caracterização eletromecânica se observaram as freqüências de ressonância e anti-ressonância.
Sabendo esses parâmetros, sintonizou-se o gerador de funções para essa faixa de freqüência.
Alterando para mais ou para menos, a freqüência até o sinal no osciloscópio atingir seu
máximo valor. Assim foram estabelecidas as freqüências de operação de ambos os
transdutores para o modo de espessura.
Para a caracterização acústica do modo de espessura, foram feitas varreduras,
utilizando o sistema de mapeamento do campo acústico (SIMACA), ao longo dos eixos X e
Y, e nos planos XY (em 3D, e em curvas de contorno de -3dB, -6dB e 12dB), (Figura 3.6).
Os mapeamentos do plano XY foi feito em áreas retangulares, de 240mm na direção X
(a 20mm da face do transdutor) por 60mm na direção Y (centralizado com o eixo acústico).
Na direção X foi utilizado passo de 2mm e na direção Y passo de 1mm.
Os mapeamentos ao longo do eixo X, eixo acústico, por uma distância de 20mm à
260mm da face dos transdutores, com passo de 1mm.
Os mapeamentos de 60mm na direção Y, ao longo do raio, sendo 30mm à esquerda do
centro e 30mm à direita do centro do disco da cerâmica, em quatro distâncias ao longo do
eixo acústico, eixo X: a 20mm, a 100mm, a 150mm e a 260mm da face do transdutor. O passo
utilizado foi de 1mm.
57
3.4.2.3 Caracterização em Regime de Emissão-Recepção (Pulso Eco)
Para a realização do experimento de emissão-recepção (pulso eco), substituiu-se o
hidrofone do tanque acústico, por um refletor metálico de espessura próxima à 25mm. A
forma de excitação do transdutor é a mesma da usada para o mapeamento do campo acústico.
O transdutor é excitado com o gerador de funções com o sinal modulado e amplificado (seção
3.4.2), porém a recepção é feita agora pelo mesmo transdutor, que gerou o sinal o qual foi
conectado diretamente no osciloscópio.
O alinhamento do transdutor com o anteparo foi feito manualmente. Para garantir o
paralelismo da face do transdutor, com a face do anteparo, posicionou-se o transdutor no
tanque acústico, de forma que ambas as faces ficassem em contato. Afastava-se o transdutor
na distância pré-estabelecida de 170mm de distância. A essa distância observava-se a
amplitude do sinal no osciloscópio. Foram feitos alguns deslocamentos de ângulo tanto para a
direita e esquerda (eixo Y) quanto para cima e para baixo (eixo Z), observando na tela do
osciloscópio até encontrar o máximo da amplitude, a esse valor ficou estabelecido o ponto de
análise.
O anteparo foi colocado a uma distância de 170mm, para que o experimento fosse
realizado em campo distante, excluindo assim a possibilidade do ensaio ser realizado em um
dos mínimos do campo próximo, o que poderia mascarar o resultado.
58
Capítulo 4 – Resultados e Discussões
4.1 Características Físicas das Cerâmicas Utilizadas
Apresentam-se neste capítulo, os resultados mais significativos obtidos ao longo do
trabalho, bem como as discussões realizadas baseadas nas análises dos resultados em relação
à teoria e metodologia descrita nos Capítulo 2 e 3 respectivamente.
Analisando as caracterizações eletromecânicas dos transdutores construídos,
transdutores Bessel, convencional e dois hidrofones, é possível visualizar as curvas de
impedância elétrica em função da freqüência e seus modos de vibração e o coeficiente de
acoplamento piezoelétrico.
Através da caracterização acústica, mostra-se o mapeamento do campo acústico dos
transdutores Bessel e convencional, e para efeito de comparação, o campo irradiado por outro
transdutor convencional (que se nomeia tipo P), com diferentes características geométricas em
relação ao primeiro, onde se evidencia as alterações das características do campo acústico já
discutido anteriormente.
Finalmente se discutem as vantagens e desvantagens de cada transdutor e as possíveis
aplicações.
As características geométricas das cerâmicas utilizadas para a construção dos
transdutores, neste trabalho, estão expostas na Tabela 4.1. Foram utilizados discos cerâmicos
de PZT dopado com 1 % de Nióbio como elemento ativo.
Após a montagem dos transdutores emissores-receptores e receptores, foram feitas as
seguintes caracterizações: eletromecânica; acústica, transmissão-recepção com hidrofone e
pulso eco, transmissão-recepção com o transdutor.
59
Tabela 4.1: Características dos elementos piezoelétricos dos transdutores construídos.
Transdutores
Raio
Interno dos
eletrodos
(mm)
Raio
Externo dos
eletrodos
(mm)
Espessura (mm) Polarização (V/mm)
Hidrofone 1 0 2,00 0,40 3000
Hidrofone 2 0 1,00 0,15 3000
Transdutor Convencional 0 12,30 1,00 3000
Transdutor tipo P 0 6,10 0,35 3000
0 2,92 3000
2,92 3,92 0
3,92 7,35 -1200
7,35 8,35 0
Transdutor Bessel
8,35 12,30
1,00
900
4.2 Caracterização Eletromecânica
Para a caracterização das propriedades eletromecânicas à temperatura ambiente dos
transdutores construídos, fazem-se análises das curvas de impedância em função da
freqüência. Observam-se pontos de mínima impedância, que correspondem às freqüências de
ressonância elétrica, e pontos de máxima impedância, que correspondem às freqüências de
anti-ressonância elétrica, para seus modos de vibração (radial e espessura), seus harmônicos e
suas respectivas fases. Com essa primeira análise das freqüências de ressonância e anti-
ressonância elétrica, é possível identificar qual é a freqüência de operação dos transdutores
construídos para o mapeamento do campo acústico, e calcular o coeficiente de acoplamento
eletromecânico.
4.2.1
Caracterização Eletromecânica dos Transdutores Receptores (Hidrofones)
Na Figura 4.1 mostra-se a curva da admitância versus freqüência para os dois
hidrofones. Como foi discutido anteriormente, para um bom funcionamento de um hidrofone,
60
o mesmo deve apresentar baixa diretividade, captando o sinal de qualquer direção com a
mesma sensibilidade e uma resposta linear na faixa de freqüência de operação. Essa última
característica pode ser visualizada através da análise da Figura 4.1 Na Figura 4.1 (a) se pode
ver que para freqüências abaixo de 500 KHz a resposta é bem próxima do linear. Da mesma
forma para a Figura 4.1 (b), pode-se ver que para uma faixa de freqüências de operação entre
1,60 MHz e 2,5 MHz, a resposta também é próxima do linear. Dessa forma é correto afirmar
que os hidrofones se adequam às condições necessárias para um bom mapeamento do campo
acústico para freqüências de operação dentro dos limites citados acima: abaixo de 500 KHz e
entre 1,60 MHz e 2,5 MHz.
-500.0k 0.0 500.0k 1.0M 1.5M 2.0M 2.5M 3.0M 3.5M 4.0M 4.5M
0.0000
0.0005
0.0010
0.0015
0.0020
0.0025
0.0030
0.0035
0.0040
Admitância (s)
Freqüência (MHz)
0.0 500.0k 1.0M 1.5M 2.0M 2.5M 3.0M 3.5M 4.0M 4.5M
0.0000
0.0005
0.0010
0.0015
0.0020
0.0025
Admitância (s)
Freqüência (MHz)
Figura 4.1: Admitância versus freqüência. (a) hidrofone 1. (b) hidrofone 2.
4.2.2 Caracterização Eletromecânica dos Transdutores Emissores-Receptores
4.2.2.1 Caracterização Eletromecânica Modo Radial
A Figura 4.2 apresenta uma comparação da caracterização eletromecânica para o
modo radial, do transdutor convencional e um Bessel. Na Figura 4.2 (a) mostra-se a curva de
impedância elétrica versus freqüência e na Figura 4.2 (b) a curva de fase versus a freqüência.
Analisando a Figura 4.2 (a), aparece o modo de vibração radial do transdutor
convencional (polarizado uniformemente) e seus respectivos harmônicos, como esperado para
essa geometria e de acordo com a literatura.
(a)
(b)
61
(a) (b)
Para o transdutor Bessel aparece um único pico de impedância intensificado no
referente modo de vibração. Este fato se deve à não uniformidade da polarização dos anéis
concêntricos, que resulta em um comportamento individual da vibração radial de cada anel.
Quando os anéis são colocados em curto circuito a vibração individual de cada anel dá lugar à
um único pico de ressonância [27, 47]. Dessa forma se vê que o transdutor Bessel suprime
freqüências radiais observadas no transdutor convencional polarizado uniformemente.
-100k 0 100k 200k 300k 400k 500k 600k 700k 800k
0
200
400
600
800
1000
1200
Convencional
Bessel
Impedância (
Ω
)
Freqüência (KHz)
I
II
III
V
IV
0.0 200.0k 400.0k 600.0k 800.0k
-100
-50
0
Convencional
Bessel
Fase (deg)
Freqüência (KHz)
Figura 4.2: Caracterização eletromecânica do modo radial dos transdutores Bessel e convencional. (a)
curva de impedância versus freqüência. (b) curva de fase versus freqüência.
Na Tabela 4.2 se colocam os valores referentes às freqüências de ressonância e suas
respectivas impedâncias para o modo radial, dos transdutores Bessel e convencional retirados
da Figura 4.2.
Tabela 4.2 : Freqüência e impedância para as ressonâncias do modo radial da Figura 4.2.
F=Freqüência Z= Impedância
(I)
(II)
(III)
(IV)
(V)
F
r
= 75,10 KHz
Z
r
= 201,83 Ω
F
1
= 200,78 KHz
Z
1
= 129,70 Ω
F
3
= 318,88 KHz
Z
3
= 105,65 Ω
F
5
= 433,17 KHz
Z
5
= 81,59 Ω
F
r
= 325,35 KHz
Z
r
= 61,3 Ω
Analisando os pontos (III) e (V) da Tabela 4.2, onde ambos os transdutores
apresentam freqüências de vibração próximas, conclui-se que o transdutor Bessel, tem um
acoplamento eletromecânico maior que o convencional, em função das freqüências de
62
ressonância e anti-ressonância serem mais afastadas, equação (2.52), para o modo
correspondente e um valor de impedância menor.
Na Figura 4.3 mostra-se a caracterização eletromecânica para o modo radial, do
transdutor convencional e do tipo P. Na Figura 4.3 (a) mostra-se a curva de impedância
elétrica versus freqüência e na Figura 4.3 (b) a curva de fase versus a freqüência.
Com a análise da Figura 4.3 (a) é possível visualizar que ambos os transdutores
trabalham com uma freqüência de ressonância bem próxima, sendo o convencional no 3°
harmônico e o tipo P no modo fundamental, o que os tornam interessante para critério de
comparação do campo acústico, pois, como se viu na seção 2.7.1, a abertura do feixe depende
do diâmetro do transdutor. Na Figura 4.3 (b) se comparam a fase em função da freqüência de
ambos os transdutores o que facilita na visualização dos harmônicos do transdutor
convencional e no fundamental do tipo P. Observando ainda Figura 4.3 (b), nota-se na
caracterização do transdutor tipo P, a presença de um único pico de ressonância, mas
diferentemente do transdutor Bessel, isso é devido às dimensões da cerâmica, fazendo com
que seus harmônicos ocorressem em freqüências superiores às que foram representadas.
-100k 0 100k 200k 300k 400k 500k 600k 700k 800k
0
500
1000
1500
2000
2500
3000
3500
4000
Convencional
Tipo P
Impedância (
Ω
)
Freqüência (KHz)
II
III
V
IV
I
0,0 200,0k 400,0k 600,0k 800,0k
-100
-50
0
Convencional
Tipo P
Fase (deg)
Freqüência (KHz)
Figura 4.3: Caracterização eletromecânica modo radial dos transdutores convencional e tipo P. (a)
curva de impedância versus freqüência. (b) curva de fase versus freqüência.
Na Tabela 4.3 se colocam os valores referentes às freqüências de ressonância e suas
respectivas impedâncias para o modo radial, dos transdutores, convencional e tipo P, extraídos
da Figura 4.3.
Analisando os pontos (III) e (V) da Tabela 4.3, se conclui que o transdutor tipo P,
apresenta o modo fundamental próximo do 3° harmônico do convencional, mas com uma
(a) (b)
63
impedância muito superior, este fato também é devido ao valor da massa da cerâmica que é
muito inferior à massa da cerâmica do transdutor convencional.
Tabela 4.3: Freqüência e Impedância para as ressonâncias do modo radial da Figura 4.3.
F=Freqüência Z= Impedância
(I)
(II)
(III)
(IV)
(V)
F
r
= 75,10 KHz
Z
r
= 201,83 Ω
F
1
= 200,78 KHz
Z
1
= 129,70 Ω
F
3
= 318,88 KHz
Z
3
= 105,65 Ω
F
5
= 433,17 KHz
Z
5
= 81,59 Ω
F
r
= 396,13 KHz
Z
r
= 1,01 KΩ
4.2.2.2 Caracterização Eletromecânica no Modo de Espessura
A Figura 4.4 apresenta a caracterização eletromecânica para o modo de espessura, do
transdutor convencional e um Bessel. Na Figura 4.4 (a) mostra-se a curva de impedância
elétrica versus freqüência e na Figura 4.4 (b) a curva de fase versus a freqüência.
Observando a Figura 4.4 (a), percebe-se uma proximidade entre as freqüências de
ressonância para ambos os transdutores, Bessel e convencional. Porém o transdutor Bessel
apresenta uma menor variação da freqüência de ressonância em relação à anti-ressonância,
comparado ao transdutor convencional, o que indica em um menor fator de acoplamento
eletromecânico do transdutor Bessel, já que o acoplamento piezoelétrico depende da razão
entre as freqüências de ressonância e anti-ressonância seção (2.6.1). A Figura 4.4 (b) mostra a
fase em função da freqüência.
64
(a) (b)
1.0M 1.5M 2.0M 2.5M 3.0M 3.5M 4.0M
0
20
40
60
80
100
120
140
160
180
Convencional
Bessel
Impedância (
Ω
)
Freqüência (MHZ)
1.0M 1.5M 2.0M 2.5M 3.0M 3.5M 4.0M
-100
-80
-60
-40
-20
0
20
40
60
Convencional
Bessel
Fase (deg)
Freqüência (MHz)
Figura 4.4: Caracterização eletromecânica do modo de espessura dos transdutores Bessel e
convencional. (a) curva de impedância versus freqüência. (b) curva de fase versus freqüência.
4.3 Caracterização Acústica
O sistema de mapeamento do campo acústico (SIMACA) permite a realização de
mapeamentos ao longo dos eixos X, Y e Z, nos planos XY, XZ e YZ e, conseqüentemente no
volume XYZ, como descrito na seção 3.4.2. Com esse tipo de análise, foi possível analisar os
parâmetros que caracterizam o campo de radiação e com isso, estimar o potencial dos
transdutores para as aplicações.
4.3.1 Caracterização Acústica Modo Radial
Como o intuito do mapeamento do campo acústico no modo radial, é comparar as
características obtidas dos transdutores, Bessel com o convencional, foram fixadas
freqüências de operação próximas de ambos os transdutores. Logo o transdutor Bessel operará
em seu modo fundamental de vibração enquanto o transdutor convencional operará no seu 3º
harmônico, estabelecendo assim, freqüências de aproximadamente 325KHz para os
transdutores operarem.
65
(b)
(b)
4.3.1.1 Mapeamento do Plano XY para o Modo Radial
Os mapeamentos do plano XY para o modo radial foram feitos em áreas retangulares
como as descritas na seção 3.4.2, podendo assim, obter uma visão espacial do campo acústico.
Nas Figuras 4.5 e 4.6 são mostrados o campo acústico, no plano XY, irradiados pelos
transdutores, convencional e Bessel no 3º harmônico, respectivamente, para o modo radial.
São apresentadas as projeções em 3D Figuras 4.5 (a) e 4.6 (a) e em curvas de contorno de -
3dB, -6dB e -12dB, em relação a intensidade máxima de amplitude (Figuras 4.5 (b) e 4.6 (b)).
0
50
100
150
200
250
300
-100
-50
0
50
100
-40
-20
0
Eixo X (mm)
campo acustico 3D
Eixo Y (mm)
Amplitude (dB)
-22
-20
-18
-16
-14
-12
-10
-8
-6
-4
-2
0
-60 -40 -20 0 20 40 60
0
50
100
150
200
250
Eixo Y (mm)
Eixo X (mm)
contorno do campo
-12
-11
-10
-9
-8
-7
-6
-5
-4
-3
Figura 4.5: Campo acústico no plano XY para o modo radial do transdutor convencional no 3º
harmônico. (a) Projeção em 3D. (b) curvas de contorno.
0
50
100
150
200
250
300
-100
-50
0
50
100
-40
-20
0
Eixo X (mm)
campo acustico 3D
Eixo Y (mm)
Amplitude (dB)
-25
-20
-15
-10
-5
0
-60 -40 -20 0 20 40 60
0
50
100
150
200
250
Eixo Y (mm)
Eixo X (mm)
contorno do campo
-12
-11
-10
-9
-8
-7
-6
-5
-4
-3
Figura 4.6: Campo acústico no plano XY, para o modo radial do transdutor Bessel. (a) Projeção em
3D. (b) curvas de contorno.
(a)
(a)
(-3dB
)
(-3dB
)
(-6dB
)
(-6dB
)
(-12dB
)
(-12dB
)
66
Na Tabela 4.4 mostram-se os valores das intensidades das curvas de contorno,
referentes à profundidade de penetração, largura do lóbulo central e à difração do lóbulo
central dos transdutores Bessel e convencional, excitados no modo radial.
Tabela 4.4: Valores das intensidades das curvas de contorno, referentes às Figuras 4.5 e 4.6
Transdutor Convencional - modo radial excitado no 3º harmônico
Intensidade (dB)
Largura do lóbulo
Central (mm)
Profundidade de
Penetração (mm)
Difração do lóbulo
Central (graus)
-3 14 145
0
-6 22 250
0
-12 40 >250
2
Transdutor Bessel - modo radial
Intensidade (dB)
Largura do lóbulo
Central (mm)
Profundidade de
Penetração (mm)
Difração do lóbulo
Central (graus)
-3 4 60
0
-6 10 92
1
-12 22 220
3
Comparando os mapeamentos em 3D apresentados pelas Figuras 4.5 (b) e 4.6 (b),
curvas de contorno de -3dB, -6dB e -12dB, em relação à máxima intensidade de campo
medida dos transdutores e com a ajuda da Tabela 4.4, é possível se fazer uma primeira análise
das características do campo acústico. Observa-se uma boa colimação de ambos os
transdutores, convencional e Bessel, e baixos efeitos de difração para as intensidades em
questão. É importante destacar que os zeros da difração do lóbulo central na Tabela 4.4, estão
situados na faixa de baixas intensidades, o que contribui no pequeno efeito de difração, já que
a penetração do campo para essas intensidades não é muito grande. Para a profundidade de
penetração do campo o transdutor convencional apresenta maior penetração comparado com o
Bessel. Das resoluções laterais, o transdutor Bessel, mostra o lóbulo central mais estreito
comparado com o convencional; porém, o transdutor convencional apresenta lóbulos laterais
de menor intensidade e menor profundidade de penetração, comparado com o transdutor
Bessel.
67
Contudo dessa primeira análise, pode-se destacar que o transdutor convencional
excitado no 3º harmônico, obteve um baixo efeito de difração com uma boa penetração de
campo e baixos lóbulos laterais. Analisando a teoria de vibração para o modo radial de um
disco piezoelétrico, seção 2.6.2, [24], constata-se que a solução da equação de onda sobre o
deslocamento, é uma equação que apresenta a mesma forma de uma função de Bessel de
primeira ordem. Portanto é possível afirmar que o transdutor convencional excitado no 3º
harmônico é um transdutor Bessel natural.
4.3.1.2 Mapeamento do Plano YZ Para o Modo Radial
Os mapeamentos no plano YZ foram feitos em áreas quadradas, (conforme descrito na
seção 3.4.2), podendo assim, analisar as alternâncias dos máximos e mínimos, a colimação do
feixe e as aberturas dos lóbulos laterais bem como suas intensidades, parâmetros esses,
tratados na seção 2.8.1.
Na Figura 4.7, compara-se o campo acústico no plano YZ (perpendicular à direção de
propagação) em 3D e 2D. (a) e (a’) distância de 30mm; (b) e (b’) distância de 42mm da face
do transdutor convencional respectivamente; (c) e (c’) distância de 30mm e (d) e (d’)
distância de 42mm da face do transdutor Bessel respectivamente. As figuras com apostrofe
representam as projeções em 2D enquanto as sem representam as projeções em 3D.
Analisando as Figuras 4.7 é possível visualizar uma grande diferença do perfil do
feixe ultra-sônico de ambos os transdutores. Pelas Figuras 4.7 (c), (c’), (d) e (d’), observa-se
que o transdutor Bessel apresenta o lóbulo central mais colimado e estreito, entretanto, os
lóbulos laterais apresentam maior intensidade. Já no transdutor convencional, Figuras 4.7 (a),
(a’), (b) e (b’), os lóbulos laterais são menos intensos, mas, o lóbulo central apresenta uma
largura maior comparado com o transdutor Bessel.
A Figura 4.7 (a) apresenta um resultado interessante. Analisando o lóbulo central, é
possível observar um vale no sinal. Isto se deve ao fato do mapeamento do plano YZ do
transdutor convencional, ter sido feito à uma distância de 30mm, caindo assim, na chamada
zona morta ou campo próximo. O vale no sinal pode ser explicado pelas alternâncias de
máximos e mínimos, que ocorrem no campo próximo, devido ao fato do efeito de borda ser
sentido com maior intensidade na região próxima ao transdutor. Na caracterização do campo
acústico ao longo do eixo X será possível analisar este fato com mais clareza.
68
(c’)
(a’)
.
-30
-20
-10
0
10
20
30
-30
-20
-10
0
10
20
30
-20
-15
-10
-5
0
Eixo Y (mm)
campo acustico 3D
Eixo Z (mm)
Amplitude (dB)
-18
-16
-14
-12
-10
-8
-6
-4
-2
0
-30 -20 -10 0 10 20 30
-30
-20
-10
0
10
20
30
campo acustico 3D
Eixo Y (mm)
Eixo Z (mm)
-18
-16
-14
-12
-10
-8
-6
-4
-2
0
-30
-20
-10
0
10
20
30
-30
-20
-10
0
10
20
30
-20
-15
-10
-5
0
Eixo Y (mm)
campo acustico 3D
Eixo Z (mm)
Amplitude (dB)
-16
-14
-12
-10
-8
-6
-4
-2
0
-30 -20 -10 0 10 20 30
-30
-20
-10
0
10
20
30
campo acustico 3D
Eixo Y (mm)
Eixo Z (mm)
-16
-14
-12
-10
-8
-6
-4
-2
0
-30
-20
-10
0
10
20
30
-30
-20
-10
0
10
20
30
-20
-10
0
Eixo Y (mm)
campo acustico 3D
Eixo Z (mm)
Amplitude (dB)
-18
-16
-14
-12
-10
-8
-6
-4
-2
0
-30-20-100102030
-30
-20
-10
0
10
20
30
campo acustico 3D
Eixo Y (mm)
Eixo Z (mm)
-18
-16
-14
-12
-10
-8
-6
-4
-2
0
(a)
(b)
(c)
(b’)
69
(d)
(d’)
-30
-20
-10
0
10
20
30
-30
-20
-10
0
10
20
30
-20
-15
-10
-5
0
Eixo Y (mm)
campo acustico 3D
Eixo Z (mm)
Amplitude (dB)
-16
-14
-12
-10
-8
-6
-4
-2
0
-30 -20 -10 0 10 20 30
-30
-20
-10
0
10
20
30
campo acustico 3D
Eixo Y (mm)
Eixo Z (mm)
-16
-14
-12
-10
-8
-6
-4
-2
0
Figura 4.7: Campo acústico no plano YZ (perpendicular à direção de propagação) em 3D e 2D (’). (a)
e (a’) distância de 30mm; (b) e (b’) distância de 42mm da face do transdutor convencional,
respectivamente; (c) e (c’) distância de 30mm e (d) e (d’) distância de 42mm da face do transdutor
Bessel, respectivamente.
4.3.1.3 Mapeamento ao Longo do Eixo X Para o Modo Radial
Com o mapeamento do eixo X é possível analisar a profundidade do campo ou a
distância de Rayleigh, a qual foi tratada na seção 2.8.1.
Na Figura 4.8 são mostrados os mapeamentos acústicos ao longo do eixo X para o
modo radial dos transdutores Bessel e convencional. No eixo das ordenadas estão dispostos os
valores de amplitude do sinal em forma de tensão de pico a pico e nos eixos das abscissas em
relação à distância do eixo X.
Fazendo a comparação da distância de Rayleigh dos transdutores, Bessel e
convencional, através da Figura 4.8, é possível observar uma diminuição da zona morta ou
campo próximo no transdutor Bessel, comparado com o transdutor convencional, com uma
transição entre as regiões de campo próximo e de campo distante mais suave no transdutor
Bessel. Isto se deve ao resultado da menor contribuição das ondas de borda na composição do
campo.
A distância de Rayleigh teórica da Figura 4.8, foi calculada através da equação 2.79
resultando em um valor de aproximadamente 32 mm, o que distância dos valores
experimentais de ambos os transdutores, para menos no transdutor convencional e para mais
no transdutor Bessel. A distância de Rayleigh do transdutor convencional é da ordem de 60
mm, enquanto que para o transdutor Bessel da ordem de 20mm. Entretanto, utilizando a teoria
de Durin [4] é possível calcular a distância de Rayleigh através das equações 2.87 e 2.88. Para
70
o cálculo de α na equação 2.88 se utiliza a curva de contorno -6db para se obter o valor de ρ.
Os valores das distâncias de Rayleigh utilizando a teoria de Durin [4], foram os seguintes,
57,7 mm para o transdutor convencional e 23,8 mm para o transdutor Bessel, que são bem
próximos dos valores experimentais, comprovando assim, que ambos os transdutores são
Bessel sendo o convencional, excitado no 3º harmônico no modo radial, é um transdutor
“Bessel natural”.
0 50 100 150 200 250 300
0
0.05
0.1
0.15
0.2
0.25
0.3
0.35
0.4
0.45
0.5
Eixo X (mm)
Amplitude (Vpp)
Bessel
Convencional
Distância de Rayleigh teórica Tr. Convencional
Distância de Rayleigh teórica Tr. Bessel
Figura 4.8: Mapeamento acústico ao longo do eixo X para o modo radial, dos transdutores Bessel e
convencional.
4.3.1.4 Mapeamento ao Longo do Eixo Y
Com o mapeamento realizado ao longo do eixo Y foi possível analisar a difração do
feixe central bem como sua intensidade nessa direção.
Na Figura 4.9 é feita a comparação dos feixes acústicos emitidos pelos transdutores
Bessel e convencional para o modo radial, ao longo do eixo Y; (a) a 20mm da face do
transdutor; (b) a 100mm da face do transdutor; (c) a 150mm da face do transdutor; (d) a
260mm da face do transdutor.
Como o mapeamento ao longo do eixo Y visa estabelecer diferenças entre os efeitos
de difração do lóbulo central e a amplitude dos lóbulos laterais dos transdutores emissores-
receptores é possível observar através das Figuras 4.9 de (a) até (d), que o transdutor Bessel
71
(a) (b)
(c)
(d)
apresenta uma menor largura do lóbulo central (boa resolução lateral), porém com baixa
intensidade e com lóbulos laterais de intensidades próximas à do lóbulo central. Isso ocorre
mesmo a distâncias grandes, próximas a 100mm da face do transdutor, zona de campo
distante.
Para se fazer o cálculo do efeito de difração, foi traçada uma circunferência imaginária
em relação à base da curva amplitude versus distância. Portanto, utilizando o mapeamento
realizado à 20mm, 100mm, 150mm e 260mm da face dos transdutores, foi possível construir
quatro circunferências de raios diferentes, e através do aumento desses raios, calcular o
ângulo de espalhamento do feixe acústico.
Os efeitos de difração dos feixes ultra-sônicos de ambos os transdutores são bem
próximos. Considerando as distâncias ao longo do eixo central, as Figuras 4.9 (a), (b), (c) e
(d) mostram que, o ângulo de abertura calculado do feixe central é de 5° graus para o
transdutor convencional e 4,3 º graus para o transdutor Bessel.
-60 -40 -20 0 20 40 60
0
0.05
0.1
0.15
0.2
0.25
0.3
0.35
0.4
0.45
Eixo Y (mm)
Amplitude (Vpp)
Convencional
Bessel
-60 -40 -20 0 20 40 60
0
0.05
0.1
0.15
0.2
0.25
0.3
0.35
0.4
0.45
Eixo Y (mm)
Amplitude (Vpp)
Convencional
Bessel
-60 -40 -20 0 20 40 60
0
0.05
0.1
0.15
0.2
0.25
0.3
0.35
0.4
0.45
Eixo Y (mm)
Amplitude (Vpp)
Convencional
Bessel
-60 -40 -20 0 20 40 60
0
0.05
0.1
0.15
0.2
0.25
0.3
0.35
0.4
0.45
Eixo Y (mm)
Amplitude (Vpp)
Convencional
Bessel
Figura 4.9: Perfil dos feixes acústicos emitidos pelos transdutores Bessel e convencional 3º harmônico
para o modo radial. Caracterização ao longo do eixo Y; (a) a 20mm da face do transdutor; (b) a
100mm da face do transdutor; (c) a 150mm da face do transdutor; (d) a 260mm da face do transdutor.
72
Pela análise ao longo do eixo Y é possível constatar, que ambos os transdutores
apresentam o mesmo efeito de difração (de aproximadamente 5º graus) ao longo do campo
irradiado, entretanto, o transdutor convencional excitado no 3º harmônico apresenta uma
maior largura do lóbulo central e, por conseguinte, menor resolução lateral, como foi visto na
seção 2.9.
4.3.1.5 Análise Espectral dos Pulsos de Excitação e Detecção
Para verificar se os espectros dos sinais recebidos pelos hidrofones estavam
condizentes com os emitidos pelos transdutores, para o modo radial (≈325 KHz), e em qual
banda de freqüência o transdutor opera melhor, banda larga ou estreita, se utilizou da análise
de pulsos pelo método matemático da transformada de Fourier, onde os sinais temporais são
decompostos nas suas componentes em freqüência e suas respectivas amplitudes.
O aparato experimental usado nessa técnica, excitação dos transdutores e recepção
pelos hidrofones, foi parecida com a usada para a caracterização do campo acústico. A única
diferença está no número de ciclos do pulso de excitação (“burst”). As variações testadas
foram entre três ciclos, banda larga, e dez ciclos, banda estreita em freqüência.
Para a análise dos espectros dos sinais foi fixada uma única distância (100mm) do
hidrofone à face dos transdutores, alinhados no eixo central. Como essa medida foi realizada
logo em seguida da caracterização do campo acústico, o alinhamento do transdutor com o
hidrofone já estava feito, seção 4.3, não sendo necessário um novo alinhamento.
As Figuras 4.10, 4.12, 4.14 e 4.16, mostram os espectros dos sinais emitidos: pelo
transdutor convencional; com um “burst” de três e dez ciclos (Figuras 4.10 e 4.12,
respectivamente) e pelo transdutor Bessel; com um “burst“ de três e dez ciclos (Figuras 4.14 e
4.16, respectivamente).
Nas Figuras 4.11, 4.13, 4.15 e 4.17 são mostradas as análises de Fourier realizadas nos
espectros de sinais das Figuras 4.10, 4.12, 4.14 e 4.16, respectivamente.
Pelas análises das Figuras de 4.10 a 4.17 é possível notar que não existe diferença
quanto às formas dos espectros dos sinais e sim, só alteração de amplitude e uma pequena
alteração das freqüências de emissão com o transdutor em relação às de recepção com o
hidrofone.
73
Para facilitar a análise dos espectros, mostra-se na Tabela 4.5, os valores de tensão de
pico a pico (Vpp) dos espectros dos sinais (emissão dos transdutores e recepção dos
hidrofones), dos transdutores Bessel e convencional, excitados com um “burst“ de três ou dez
ciclos, e suas respectivas transformadas de Fourier (Figuras 4.10 a 4.17).
Pela comparação dos valores de tensão expostos na Tabela 4.5, constata-se que o
transdutor convencional, opera com uma amplitude de sinal maior que o transdutor Bessel,
para a mesma banda de freqüência, transmitindo assim uma maior quantidade de energia para
o meio.
-0.0002 0.0000 0.0002
-0.3
0.0
0.3
0.06 0.07 0.08 0.09 0.10 0.11 0.12
-0.2
-0.1
0.0
0.1
0.2
Amplitude
Tempo (
µ
s)
-0.00001 0.00000 0.00001 0.00002
-0.6
-0.3
0.0
0.3
0.6
Amplitude
Tempo (
µ
s)
Amplitude (Vpp)
Tempo (ms)
Figura 4.10: Sinais, emitidos pelo transdutor convencional, no modo radial, excitado com um “burst“
contendo três ciclos e recebidos pelo hidrofone a uma distância de 100mm da face do transdutor.
0,0 500,0k 1,0M 1,5M 2,0M 2,5M
0,000
0,005
0,010
0,015
0,020
0,025
Frequency (Hz)
Amplitude (Vpp)
F=332,00KHz
0,0 500,0k 1,0M 1,5M 2,0M 2,5M
0,000
0,002
0,004
0,006
0,008
0,010
Frequency (Hz)
Amplitude (Vpp)
F=336,00KHz
Figura 4.11: Transformada de Fourier. (a) sinal emitido pelo transdutor convencional excitado com um
“burst“ de três ciclos, (b) sinal recebido pelo hidrofone à 100mm de distância da face do transdutor
(a) (b)
74
-0.0002 -0.0001 0.0000 0.0001 0.0002 0.0003
-0.4
-0.2
0.0
0.2
0.4
0.06 0.07 0.08 0.09 0.10 0.11 0.12
-0.2
0.0
0.2
Amplitude
Tempo (
µ
s)
-0.02 -0.01 0.00 0.01 0.02 0.03 0.04
-0.4
-0.2
0.0
0.2
0.4
Amplitude
Tempo (
µ
s)
Amplitude (Vpp)
Tempo (ms)
Figura 4.12: Sinais, emitidos pelo transdutor convencional, no modo radial, excitado com um “burst“
contendo dez ciclos e recebidos pelo hidrofone a uma distância de 100mm da face do transdutor.
0,0 500,0k 1,0M 1,5M 2,0M 2,5M
0,00
0,01
0,02
0,03
0,04
0,05
0,06
Frequency (Hz)
Amplitude (Vpp)
F=332,00KHz
0,0 500,0k 1,0M 1,5M 2,0M 2,5M
0,000
0,005
0,010
0,015
0,020
0,025
Frequency (Hz)
Amplitude (Vpp)
F=336,00KHz
Figura 4.13: Transformada de Fourier. (a) sinal emitido pelo transdutor convencional excitado com um
“burst“ de dez ciclos, (b) sinal recebido pelo hidrofone à 100mm de distância da face do transdutor
-0.2 -0.1 0.0 0.1 0.2 0.3
-0.3
-0.2
-0.1
0.0
0.1
0.2
0.3
0.06 0.07 0.08 0.09 0.10
-0.050
-0.025
0.000
0.025
0.050
Amplitude (Vpp)
Tempo (
µ
s)
-0.01 0.00 0.01 0.02
-0.3
-0.2
-0.1
0.0
0.1
0.2
0.3
Amplitude (Vpp)
Tempo (
µ
s)
Amplitude (Vpp)
Tempo (
µ
s)
Figura 4.14: Sinais, emitidos pelo transdutor Bessel, no modo radial, excitado com um “burst“
contendo três ciclos e recebidos pelo hidrofone a uma distância de 100mm da face do transdutor.
(a) (b)
75
0,0 500,0k 1,0M 1,5M 2,0M 2,5M
0,000
0,002
0,004
0,006
0,008
0,010
0,012
0,014
Frequency (Hz)
Amplitude (Vpp)
0,0 500,0k 1,0M 1,5M 2,0M 2,5M
0,000
0,001
0,002
0,003
0,004
Frequency (Hz)
Amplitude (Vpp)
F= 332,00 KHz
Figura 4.15: Transformada de Fourier. (a) sinal emitido pelo transdutor Bessel com um “burst“ de três
ciclos, (b) sinal recebido pelo hidrofone à 100mm de distância da face do transdutor
-0.2 -0.1 0.0 0.1 0.2 0.3
-0.3
-0.2
-0.1
0.0
0.1
0.2
0.3
0.06 0.07 0.08 0.09 0.10
-0.04
-0.03
-0.02
-0.01
0.00
0.01
0.02
0.03
Amplitude (Vpp)
Tempo (
µ
s)
-0.01 0.00 0.01 0.02 0.03 0.04
-0.3
-0.2
-0.1
0.0
0.1
0.2
0.3
Amplitude (Vpp)
Tempo (
µ
s)
Amplitude (Vpp)
Tempo (
µ
s)
Figura 4.16: Sinais, emitidos pelo transdutor Bessel, no modo radial, excitado com um “burst“
contendo dez ciclos e recebidos pelo hidrofone a uma distância de 100mm da face do transdutor.
0,0 500,0k 1,0M 1,5M 2,0M 2,5M
0,000
0,005
0,010
0,015
0,020
0,025
0,030
Frequency (Hz)
Amplitude (Vpp)
0,0 500,0k 1,0M 1,5M 2,0M 2,5M
0,000
0,001
0,002
0,003
0,004
0,005
0,006
0,007
Frequency (Hz)
Amplitude (Vpp)
Figura 4.17 Transformada de Fourier. (a) sinal emitido pelo transdutor Bessel excitado com um
“burst“ de dez ciclos, (b) sinal recebido pelo hidrofone à 100mm de distância da face do transdutor
(a)
(b)
(a) (b)
76
Tabela 4.5: Valores de tensão de pico a pico (Vpp) dos sinais (emissão dos transdutores e
recepção pelos hidrofones) obtidos das Figuras 4.10 a 4.17.
Transdutor Convencional excitado com um “burst“ de três ciclos com freqüência de 325KHz
Tipo de Análise Emissão do Transdutor (Vpp) Recepção do Hidrofone (Vpp)
Sinal de Excitação 0,432 0,125
Transformada de Fourier 0,017 Freqüência de 332,00KHz 0,007 Freqüência de 336,00KHz
Transdutor Convencional com um “burst“ de Dez Ciclos com freqüência de 325KHz
Tipo de Análise Emissão do Transdutor (Vpp) Recepção do Hidrofone (Vpp)
Sinal de Excitação 0,432 0,132
Transformada de Fourier 0,054 Freqüência de 332,00KHz 0,02 Freqüência de 336,00KHz
Transdutor Bessel com um “burst“ de Três Ciclos com freqüência de 325KHz
Tipo de Análise Emissão do Transdutor (Vpp) Recepção do Hidrofone (Vpp)
Sinal de Excitação 0,241 0,025
Transformada de Fourier 0,010 Freqüência de 339,00KHz 0,003 Freqüência de 332,00KHz
Transdutor Bessel com um “burst“ de Dez Ciclos com freqüência de 325KHz
Tipo de Análise Emissão do Transdutor (Vpp) Recepção do Hidrofone (Vpp)
Sinal de Excitação 0,244 0,022
Transformada de Fourier 0,030 Freqüência de 332,00KHz 0,005 Freqüência de 316,00KHz
As Figuras 4.11 (a) e (b) e 4.13 (a) e (b) mostram que os harmônicos do sinal emitido
pelo transdutor, têm maior amplitude comparado com o transdutor Bessel, Figuras 4.15 (a) e
(b) e 4.17 (a) e (b). O fato do transdutor convencional apresentar maior amplitude nos
harmônicos, é devido às freqüências de ressonância do elemento piezoelétrico, onde os
harmônicos das freqüência de ressonância, do modo radial, para o transdutor convencional,
apresentam maior amplitude comparado com o Bessel. O transdutor Bessel, apresenta um
único pico de ressonância para o modo radial, sendo os outros harmônicos de baixa
amplitude.
Em todas as transformadas de Fourier das Figuras 4.11 à 4.17 foi possível visualizar
nos sinais recebidos pelo hidrofone, um pico de amplitude próximo de 1,6 MHz maior, que o
sinal emitido pelo transdutor. Este aumento do pico de amplitude do sinal é devido à
superposição de um dos harmônicos do modo radial do transdutor atuador-receptor com um
dos harmônicos do hidrofone. Uma prova para essa explicação, é comparar a amplitude do
sinal recebido pelo hidrofone do transdutor Bessel com o do convencional, onde se observa
77
para o transdutor Bessel um pico na faixa de 1,6 MHz de menor amplitude, já que seus
harmônicos são de baixa amplitude.
Como no mapeamento anterior do campo acústico dos transdutores, Bessel e
convencional, não houve alteração da banda de freqüência, foi necessária uma nova
caracterização do campo acústico ao longo dos eixos X e Y, alterando a banda de freqüência,
de banda larga (três ciclos) para estreita (dez ciclos), com o intuito de comparar possíveis
alterações de comportamento (visto na Tabela 4.5).
Para não estender muito o trabalho foi feita a caracterização ao longo dos eixos X e Y
somente para o transdutor convencional, já que apresenta até agora os melhores resultados.
Para essa caracterização alteramos no gerador de funções da HP o número de ciclos no
“burst“ de três para dez. Foram feitas varreduras nos eixos X e Y.
No eixo Y foi varrida uma distância de 120mm, de -60 mm à esquerda a 60mm à
direita do eixo central do transdutor, com o hidrofone a uma distância de 40mm da face do
transdutor.
No eixo X foram feitas as varreduras de 20mm até 260mm da face do transdutor para
um “burst“ de três ciclos e de 40mm até 260mm para um “burst” de dez ciclos.
A Figura 4.18 compara a caracterização do campo acústico ao longo do eixo X, para o
modo radial, de um transdutor convencional, excitado com um “burst“ de três e dez ciclos. Na
Figura 4.18 (b) o mapeamento é feito ao longo do eixo Y com o hidrofone à 40mm da face do
transdutor.
Como pode ser visto pela Figura 4.18 (a), na excitação do transdutor convencional,
com um “burst“ contendo dez ciclos, o mapeamento do campo só foi possível a partir 40mm
da face do transdutor, devido ao aumento da largura do pulso (maior número de ciclos). Dessa
forma a região do campo próximo é praticamente inutilizada.
Pela análise da Figura 4.18 (b), é possível ver um aumento da intensidade dos sinais
do transdutor excitado com dez ciclos comparado com o excitado com três ciclos. Mas esse
aumento, não se dá somente no lóbulo central. Nos lóbulos laterais, existe um aumento maior
comparado com o aumento de intensidade do lóbulo central, perdendo assim, em resolução
lateral.
78
(a)
(b)
0 6050 100 150 200 250 300
0.15
0.2
0.25
0.3
0.35
0.4
0.45
0.5
0.55
0.6
0.65
Eixo X (mm)
Amplitude (Vpp)
Convencional 10 ciclos
Convencional 3 ciclos
Distância de Rayleigh Teórica
-60 -40 -20 0 20 40 60
0
0.1
0.2
0.3
0.4
0.5
0.6
0.7
Eixo Y (mm)
Amplitude (Vpp)
Transdutor Convencional 10 ciclos
Transdutor Convencional 3 ciclos
Figura 4.18: Caracterização do campo acústico para o modo radial, transdutor convencional excitado
com um “burst“ de três e dez ciclos. (a) ao longo do eixo X. (b) ao longo do eixo Y à 40mm da face do
transdutor.
4.3.1.6 Respostas dos Transdutores em regime de Emissão-Recepção (Pulso Eco)
Como um dos enfoques do trabalho é estimar o potencial do transdutor para aplicações
tecnológicas em ensaios de diagnose. Fundamentalmente se faz necessário uma caracterização
em regime de emissão-recepção ou pulso eco, com o intuito de verificar se o transdutor é
capaz de excitar e receber o sinal.
Para a caracterização dos sinais de emissão-recepção com o transdutor foi utilizado o
aparato descrito na seção 3.4.2.3.
Nas Figuras 4.19, 4.21, 4.23 e 4.25 são mostrados os pulsos de emissão e recepção do
transdutor convencional, excitado com um, três ou dez ciclos e do transdutor Bessel, excitado
com um ciclo, respectivamente. A excitação do transdutor Bessel, com três ou dez ciclos não
foi possível, devido ao baixo casamento de impedância entre o transdutor e os equipamentos
de geração de sinais.
Nas Figuras 4.20, 4.22, 4.24 e 4.26 são mostradas as transformadas de Fourier, dos
pulsos de emissão e recepção; do transdutor convencional, excitado com um, três e dez ciclos
e do transdutor Bessel, excitado com um ciclo, respectivamente.
Na Tabela 4.6 são mostrados os valores de tensão de pico a pico (Vp) do pulso eco
(emissão e recepção dos transdutores) dos transdutores Bessel e convencional, excitados com
um “burst“ de um, três e dez ciclos e suas respectivas transformadas de Fourier.
79
Pela comparação dos valores de tensão dos transdutores, se constata que o transdutor
convencional excitado com um “burst“ de um ciclo, opera com uma amplitude de sinal
próxima à do transdutor Bessel, porém, para valores de ciclos superiores, o transdutor Bessel
não obteve sucesso para o tipo de teste em questão, sendo assim, não indicado para se operar
em banda mais estreita.
-0.0001 0.0000 0.0001 0.0002 0.0003 0.0004 0.0005
-0.8
-0.6
-0.4
-0.2
0.0
0.2
0.4
0.6
0.8
-0.01 0.00 0.01 0.02 0.03
-0.8
-0.6
-0.4
-0.2
0.0
0.2
0.4
0.6
0.8
Amplitude (vpp)
Tempo (
µ
s)
0.215 0.220 0.225
-0.2
0.0
0.2
Amplitude (vpp)
Tempo (
µ
s)
Amplitude (vpp)
Tempo (ms)
Figura 4.19: Pulsos de emissão e recepção do transdutor convencional para o modo radial excitado no
gerador com um ciclo a uma distância de 170mm do refletor.
0,0 500,0k 1,0M 1,5M 2,0M 2,5M
0,00
0,01
0,02
0,03
0,04
0,05
Frequency (Hz)
Amplitude (Vpp)
F= 320,00 KHz
0,0 500,0k 1,0M 1,5M 2,0M 2,5M
0,0000
0,0005
0,0010
0,0015
0,0020
0,0025
Frequency (Hz)
Amplitude (Vpp)
F=300,00KHz
Figura 4.20: Transformada de Fourier, dos pulsos, do transdutor convencional para o modo radial,
excitado com um ciclo. (a) sinal de emissão. (b) sinal de recepção.
(a)
(b)
80
-0.0001 0.0000 0.0001 0.0002 0.0003 0.0004 0.0005
-0.8
-0.6
-0.4
-0.2
0.0
0.2
0.4
0.6
0.8
0.2100.2150.2200.2250.2300.2350.240
-0.2
0.0
0.2
Amplitude (vpp)
Tempo (
µ
s)
-0.01 0.00 0.01 0.02 0.03 0.04
-0.8
-0.6
-0.4
-0.2
0.0
0.2
0.4
0.6
0.8
Amplitude (vpp)
Tempo (
µ
s)
Amplitude (Vpp)
Tempo (s)
Figura 4.21: Pulsos de emissão e recepção do transdutor convencional para o modo radial excitado no
gerador com três ciclo a uma distância de 170mm do refletor.
0,0 500,0k 1,0M 1,5M 2,0M 2,5M
0,00
0,02
0,04
0,06
0,08
0,10
0,12
0,14
Frequency (Hz)
Amplitude (Vpp)
F= 320,00 (KHz)
0,0 800,0k 1,6M 2,4M
0,000
0,001
0,002
0,003
0,004
Frequency (Hz)
Amplitude (Vpp)
F= 318,00 KHz
Figura 4.22: Transformada de Fourier, dos pulsos, do transdutor convencional para o modo radial,
excitado com três ciclos. (a) sinal de emissão. (b) sinal de recepção.
-0.1 0.0 0.1 0.2 0.3 0.4 0.5
-1.0
-0.8
-0.6
-0.4
-0.2
0.0
0.2
0.4
0.6
0.8
1.0
0.00 0.02 0.04 0.06 0.08
-1.0
-0.8
-0.6
-0.4
-0.2
0.0
0.2
0.4
0.6
0.8
1.0
Amplitude (Vpp)
Tempo (
µ
s)
0.21 0.22 0.23 0.24 0.25 0.26
-0.2
0.0
0.2
Amplitude (Vpp)
Tempo (
µ
s)
Amplitude (Vpp)
Tempo (
µ
s)
Figura 4.23: Pulsos de emissão e recepção do transdutor convencional para o modo radial excitado no
gerador com dez ciclo a uma distância de 170mm do refletor.
(a) (b)
81
(a)
(a) (b)
0,0 500,0k 1,0M 1,5M 2,0M 2,5M
0,00
0,02
0,04
0,06
0,08
0,10
0,12
0,14
0,16
0,18
Frequency (Hz)
Amplitude (Vpp)
F=332,00 KHz
0,0 800,0k 1,6M 2,4M
0,000
0,001
0,002
0,003
0,004
0,005
Frequency (Hz)
Amplitude (Vpp)
F=332,00KHz
Figura 4.24: Transformada de Fourier, dos pulsos, do transdutor convencional para o modo radial,
excitado com dez ciclos. (a) sinal de emissão. (b) sinal de recepção.
-0.1 0.0 0.1 0.2 0.3 0.4 0.5
-1.0
-0.8
-0.6
-0.4
-0.2
0.0
0.2
0.4
0.6
0.8
1.0
-0.010.00 0.01 0.02 0.03 0.04 0.05 0.06
-1.0
-0.8
-0.6
-0.4
-0.2
0.0
0.2
0.4
0.6
0.8
1.0
Amplitude (Vpp)
Tempo (
µ
s)
0.22 0.23
-0.015
-0.010
-0.005
0.000
0.005
0.010
0.015
Amplitude (Vpp)
Tempo (
µ
s)
Amplitude (Vpp)
Tempo (
µ
s)
Figura 4.25: Pulsos de emissão e recepção do transdutor Bessel para o modo radial excitado no
gerador com um ciclo a uma distância de 170mm do refletor.
0,0 500,0k 1,0M 1,5M 2,0M 2,5M
0,00
0,02
0,04
0,06
0,08
0,10
0,12
0,14
Frequency (Hz)
Amplitude (Vpp)
F=328,00KHz
0,0 500,0k 1,0M 1,5M 2,0M 2,5M
0,0000
0,0005
0,0010
0,0015
0,0020
0,0025
Frequency (Hz)
Amplitude (Vpp)
F=328,00 KHz
Figura 4.26: Transformada de Fourier, dos pulsos, do transdutor Bessel para o modo radial, excitado
com um ciclo. (a) sinal de emissão. (b) sinal de recepção.
As análises das Figuras 4.20, 4.22 e 4.24, fazem referencia aos tipos de excitação dos
transdutores banda larga ou banda estreita. É possível constatar que quanto mais estreita for a
(b)
82
banda de excitação de um transdutor, maior é a amplitude de excitação dos seus harmônicos,
ou seja, o elemento piezoelétrico vibra no modo fundamental e os seus respectivos
harmônicos. Para a excitação em banda larga o elemento piezoelétrico vibra em várias
freqüências, sendo essas, não necessariamente harmônicas.
Para as análises de Fourier das Figuras 4.20, 4.22, 4.24 e 4.26, mais uma vez apareceu o pico
em torno de 1,6 MHz, o motivo pelo qual, já foi discutido anteriormente.
Tabela 4.6: Valores de tensão de pico a pico (Vpp) dos espectros dos sinais (pulso eco dos
transdutores, convencional e Bessel) das Figuras de 4.19 à 4.26.
Transdutor Convencional com um “burst“ de um ciclo - Freqüência de 325KHz
Tipo de Análise Emissão (Vpp) Recepção (Vpp)
Pulso Eco 0,763 0,119
Transformada de Fourier 0,048 Freqüência 320,00KHz 0,001 Freqüência 300,00KHz
Transdutor Convencional com um “burst“ de Três Ciclos, Freqüência de 325KHz
Tipo de Análise Emissão (Vpp) Recepção (Vpp)
Pulso Eco 0,765 0,063
Transformada de Fourier 0,122 Freqüência 320,00KHz 0,002 Freqüência 318,00KHz
Transdutor Convencional com um “burst“ de Dez Ciclos, Freqüência de 325KHz
Tipo de Análise Emissão (Vpp) Recepção (Vpp)
Pulso Eco 0,781 0,056
Transformada de Fourier 0,175 Freqüência 332,00KHz 0,004 Freqüência 332,00KHz
Transdutor Bessel com um “burst“ de Um Ciclo, Freqüência de 325KHz
Tipo de Análise Emissão (Vpp) Recepção (Vpp)
Pulso Eco 0,775 0,130
Transformada de Fourier 0,128, Freqüência 328,00KHz 0,002, Freqüência 328,00KHz
Pelas análises feitas até o momento, comparando o perfil do campo acústico do
transdutor Bessel com o do transdutor convencional, pode-se concluir que o transdutor
convencional, operando em um dos seus harmônicos, é um transdutor Bessel natural. O que
explica as características (baixo efeito de difração, boa colimação e boa diretividade)
apresentadas, no mapeamento do campo acústico. O transdutor convencional obteve boas
resoluções laterais e axiais, pouco efeito de difração e boa profundidade de penetração com
83
boa colimação, mostrando assim, grande potencial para aplicações tecnológicas em diagnose,
(ensaios não destrutivos).
Com o intuito de comprovar o fato de um transdutor convencional, operando em um
dos seus harmônicos, ser um transdutor Bessel natural, serão realizadas a partir de agora,
algumas caracterizações do transdutor convencional, operando no seu 3º e 5º harmônico e de
um outro transdutor convencional, tipo P operando no seu modo fundamental, mas com a
mesma freqüência do 3º harmônico próxima de 325,00KHz.
4.3.1.7 Caracterização Acústica do Transdutor Convencional em função dos Harmônicos
É sabido através das curvas de impedância versus freqüência, Figura 4.2, que o modo
de vibração das cerâmicas se dá em várias freqüências, onde o primeiro modo de vibração de
maior amplitude se nomeia, modo fundamental, por exemplo do modo radial, e os
subseqüentes são nomeados de harmônicos como: primeiro, terceiro, quinto e assim
sucessivamente, até o surgimento do modo de vibração referente ao modo de espessura, e seus
respectivos harmônicos.
O interesse pelas análises agora, é comparar o transdutor convencional, trabalhando no
terceiro e quinto harmônico e um segundo transdutor convencional, tipo P, trabalhando no
modo fundamental. Esse tipo de comparação está sendo usado para verificar o efeito de
difração e perdas nas resoluções que são dependentes do raio, já que para o transdutor, tipo P,
operar com a freqüência próxima da freqüência de operação do transdutor convencional,
excitado no 3º harmônico, é preciso um transdutor com diâmetro da ordem de 6,1 mm.
4.3.1.7.1 Mapeamento no Plano XY
Os mapeamentos no plano XY foram feitos em áreas retangulares, como descrito na
seção 3.4.2.1.
Na Figura 4.27 mostra-se o mapeamento do campo acústico no plano XY para o modo
radial do transdutor convencional excitado no 3º, 5º harmônico e no fundamental, tipo P. São
84
apresentadas as projeções em 3D, Figuras 4.27 (a), (b) e (c) e nas Figuras 4.27 (a’), (b’) e (c’)
as curvas de contorno de -3dB, -6dB e -12dB, em relação a intensidade máxima de amplitude.
Comparando os mapeamentos em 3D apresentados pelas Figuras 4.27 (a), (b) e (c) é
possível se fazer uma primeira análise das características do campo acústico, onde se
observam, o efeito da difração e de penetração do campo dependente do diâmetro do
transdutor.
0
50
100
150
200
250
300
-100
-50
0
50
100
-40
-20
0
Eixo X (mm)
campo acustico 3D
Eixo Y (mm)
Amplitude (dB)
-22
-20
-18
-16
-14
-12
-10
-8
-6
-4
-2
0
-60 -40 -20 0 20 40 60
0
50
100
150
200
250
Eixo Y (mm)
Eixo X (mm)
contorno do campo
-12
-11
-10
-9
-8
-7
-6
-5
-4
-3
0
50
100
150
200
250
300
-100
-50
0
50
100
-40
-20
0
Eixo X (mm)
campo acustico 3D
Eixo Y (mm)
Amplitude (dB)
-30
-25
-20
-15
-10
-5
0
-60 -40 -20 0 20 40 60
50
100
150
200
250
Eixo Y (mm)
Eixo X (mm)
contorno do campo
-12
-11
-10
-9
-8
-7
-6
-5
-4
-3
0
50
100
150
200
250
300
-100
-50
0
50
100
-40
-20
0
Eixo X (mm)
campo acustico 3D
Eixo Y (mm)
Amplitude (dB)
-25
-20
-15
-10
-5
0
-60 -40 -20 0 20 40 60
0
50
100
150
200
250
Eixo Y (mm)
Eixo X (mm)
contorno do campo
-12
-11
-10
-9
-8
-7
-6
-5
-4
-3
Figura 4.27:Mapeamento do campo acústico no plano XY, para o modo radial do transdutor
convencional; (a) 3º harmônico; (b) 5º harmônico; (c) tipo P, modo fundamental.
(a)
(b)
(c)
(a’)
(b’)
(c’)
(-3dB)
(-6dB)
(-12dB)
(-3dB)
(-6dB)
(-12dB)
(-12dB)
(-6dB)
(-3dB)
85
Na Tabela 4.7 são mostrados os valores das intensidades das curvas de contorno, em
relação à profundidade de penetração do campo e em função da largura do lóbulo central.
Em relação às curvas de contorno de -3dB, -6dB e -12dB normalizadas à máxima
intensidade de campo medida dos transdutores, Figuras 4.27 (a’), (b’) e (c’), é possível avaliar
com o auxílio da Tabela 4.7, que o transdutor Tipo P, excitação no modo fundamental,
comparado com o transdutor convencional excitado no 3º ou 5º harmônico, possui lóbulo
central mais estreito, entretanto, apresenta pouca profundidade de campo e maior efeito de
difração. Essas características foram tratadas na seção 2.7.1, onde o ângulo do espalhamento θ
é proporcional a
0,61
s ne
a
λ
, como o comprimento de onda de ambos os transdutores é da
mesma ordem e o transdutor tipo P apresenta um raio menor, isso implica em um argumento
do seno maior, proporcionando um ângulo maior e, por conseguinte um maior efeito de
difração [3, 43].
Tabela 4.7: Valores das intensidades das curvas de contorno, referentes às Figuras 4.27 (a), (b) e
(c)
Transdutor Convencional Excitado no Fundamental, Tipo P
Intensidade (dB)
Largura do lóbulo
Central (mm)
Profundidade de
Penetração (mm)
Difração do lóbulo
Central (graus)
-3 6 27 0
-6 10 40 3
-12 18 100 3,5
Transdutor Convencional Excitado no 3º Harmônico
Intensidade (dB)
Largura do lóbulo
Central (mm)
Profundidade de
Penetração (mm)
Difração do lóbulo
Central (graus)
-3 14 145 0
-6 22 250 0
-12 40 > 250 2
Transdutor Convencional Excitado no 5º Harmônico
Intensidade (dB)
Largura do lóbulo
Central (mm)
Profundidade de
Penetração (mm)
Difração do lóbulo
Central (graus)
-3 12 107 0
-6 18 175 0
-12 34 > 250 0
86
Fazendo agora a comparação somente do transdutor convencional, excitado no 3º ou
5º harmônico, “Bessel natural”, é possível ver pela Tabela 4.7, que o transdutor convencional
excitado no 5º harmônico perde um pouco em penetração de campo, em contrapartida ganha
em resolução lateral, estreitamento do lóbulo central, quando comparado com o transdutor
convencional excitado, no 3º harmônico.
Outro fato que influencia a diferença do perfil do campo acústico, dos transdutores
excitados, no 3º ou 5º harmônico, é a explicação baseada na função de Bessel,
Na Figura 4.28 são mostradas as cinco primeiras componentes de vibração de um
disco cerâmico que seguem o perfil da função de Bessel. Considerando que a função de
Bessel seja anulada na borda do disco.
Pela Figura 4.28, pode-se fazer a seguinte comparação; a componente a1 se refere ao
deslocamento mecânico do transdutor Tipo P; a componente a3 ao transdutor excitado no 3º
harmônico e a componente a4 ao transdutor excitado no 5º harmônico. Uma explicação para o
maior efeito de difração do transdutor tipo P (é devido à razão existente do comprimento de
onda em função do raio do transdutor, ver equação 2.79) e a melhor resolução lateral do
transdutor excitado no 5º harmônico (ver equação 2.79).
Figura 4.28: Primeiras cinco componentes de vibração de um disco cerâmico, seguindo um perfil da
função de Bessel [39].
87
4.3.1.7.2 Mapeamento ao Longo do Eixo X
Os mapeamentos ao longo do eixo X, eixo acústico, foram realizados como descrito na
seção 3.4.2.1.
Na Figura 4.29 são mostrados os mapeamentos acústicos ao longo do eixo X para o
modo radial, transdutor convencional excitado no modo fundamental, tipo P, no 3º harmônico
ou no 5º harmônico. No eixo das ordenadas estão dispostos os valores de amplitude do sinal
em forma de tensão de pico a pico e nos eixos das abscissas em relação à distância do eixo X.
O transdutor excitado no modo fundamental, tipo P, apresenta valores de amplitude do
sinal muito baixos, comparado com o transdutor excitado no 3º ou 5º harmônicos. Esse fato é
devido às interferências das ondas de bordas do transdutor, tipo P, que se fazem sentir muito
mais, em função do seu diâmetro ser bem menor, quando comparado com o transdutor
convencional, excitado no 3º ou 5º harmônico e à alta impedância do transdutor, tipo P, que
dificulta o casamento com os equipamentos, comparado com os transdutores excitados nos 3 º
e 5º harmônicos.
0 50 100 150 200 250 300
0
0.1
0.2
0.3
0.4
0.5
Eixo X (mm)
Amplitude (Vpp)
5º Harmônico
Tipo P
3º Harmônico
Distância de Rayleigh Teórica 3º Harmônico
Distância de Rayleigh Teórica 5º Harmônico
Distância de Rayleigh Teórica Tipo P
Figura 4.29: Campo acústico ao longo do eixo X do campo acústico, para o modo radial transdutor
convencional excitado no modo fundamental, tipo P, no 3º e 5º harmônico.
Fazendo a comparação da distância de Rayleigh dos transdutores convencional,
excitado no 3º ou 5º harmônico, através da Figura 4.29, é possível observar uma diminuição
88
da distância de Rayleigh e uma suavização na passagem do campo próximo para o campo
distante no transdutor convencional excitado no 5º harmônico em relação ao transdutor
convencional excitado no 3º harmônico. As distâncias de Rayleigh dos transdutores excitados
no 3º ou 5º harmônicos são 60 mm e 55 mm, respectivamente, que são bem próximas dos
valores teóricos 57,2 mm e 46,7 mm, respectivamente. A explicação para essa menor
profundidade de campo, do transdutor excitado no 5º harmônico em relação ao 3º, pode ser
dada pela análise da Figura 4.27 (a) e (b). Pode-se ver um aumento da freqüência do
transdutor excitado no 5º harmônico em relação ao o excitado no 3º harmônico e à diminuição
do raio ρ do feixe acústico (equação 2.88), resultando em uma menor profundidade de campo
Z
r
(equação 2.87). A explicação para a suavização da passagem do campo próximo para o
campo distante, do transdutor excitado no 5º harmônico em relação ao o excitado no 3º
harmônico, é que no transdutor excitado no 5º harmônico, se faz sentir um menor efeito de
borda.
4.3.1.7.3 Mapeamento ao Longo do Eixo Y
Foram feitos mapeamentos ao longo do eixo Y como descritos na seção 3.4.2.1.
Na Figura 4.30 é feita a comparação dos feixes acústicos emitidos pelos transdutores
convencional, excitado no modo fundamental, tipo P, e excitado no 3º ou 5º harmônico, para
o modo radial, ao longo do eixo Y; (a) a 20mm da face do transdutor; (b) a 100mm da face do
transdutor; (c) a 150mm da face do transdutor; (d) a 260mm da face do transdutor.
Pela análise das Figuras 4.30 (a) até (d), é possível ver que o perfil do feixe ultra-
sônico do transdutor excitado no 3º ou 5º harmônicos são bem próximos. Existem poucas
diferenças na amplitude dos sinais e nos efeitos de difração.
Com o mapeamento ao longo do eixo Y, também não foi possível analisar o perfil do
transdutor convencional, excitado no modo fundamental, tipo P, devido aos seus baixos
valores de amplitude de tensão de pico a pico.
89
-60 -40 -20 0 20 40 60
0
0.1
0.2
0.3
0.4
0.5
Eixo Y (mm)
Amplitude (Vpp)
Tipo P
3º harmônico
5º harmônico
-60 -40 -20 0 20 40 60
0
0.1
0.2
0.3
0.4
0.5
Eixo Y (mm)
Amplitude (Vpp)
Tipo P
5º harmônico
3º harmônico
-60 -40 -20 0 20 40 60
0
0.1
0.2
0.3
0.4
0.5
Eixo Y (mm)
Amplitude (Vpp)
Tipo P
5º harmônico
3º harmônico
-60 -40 -20 0 20 40 60
0
0.1
0.2
0.3
0.4
0.5
Eixo Y (mm)
Amplitude (Vpp)
Tipo P
5º harmônico
3º harmônico
Figura 4.30: Feixes acústicos emitidos pelos transdutores convencional 3º harmônico 5º harmônico e
tipo P para o modo radial. Caracterização ao longo do eixo Y; (a) a 20mm da face do transdutor; (b) a
100mm da face do transdutor; (c) a 150mm da face do transdutor; (d) a 260mm da face do transdutor.
4.3.1.7.4 Análises dos Pulsos de Ondas
Para comparar os espectros dos sinais do transdutor convencional excitado no 3º ou 5º
harmônico utilizou-se a análise por transformada de Fourier. O aparato experimental usado
nas análises dos pulsos foi o mesmo da seção 4.3.1.5. As alternâncias se dão em três ciclos,
banda larga, ou dez ciclos (banda estreita em freqüência). Para a análise dos espectros dos
sinais foi fixada uma única distância do hidrofone, à 100mm da face dos transdutores,
alinhado no eixo central.
As Figuras 4.31 e 4.33, mostram os espectros dos sinais, emitidos pelo transdutor
convencional, excitado no 5º harmônico, para o modo radial, com um “burst“ de três ou dez
ciclos e recebidos pelo hidrofone a uma distância de 100mm da face do transdutor. Nas
(a) (b)
(c) (d)
90
Figuras 4.32 e 4.34 são mostradas as análises de Fourier realizadas nos espectros de sinais das
Figuras 4.31 e 4.33, respectivamente.
Na Tabela 4.8 mostra-se os valores de tensão de pico a pico (Vpp) dos espectros dos
sinais (emissão dos transdutores e recepção dos hidrofones) das Figuras de 4.10 à 4.13 e de
4.31 à 4.34.
Pela comparação dos valores de tensão dos transdutores expostos, na Tabela 4.8,
constata-se que o transdutor convencional excitado no 3º e 5º harmônicos, não apresentam
diferenças quanto às formas dos espectros dos sinais (mesmo padrão de onda) e sim, só uma
pequena alteração da amplitude e das freqüências de emissão, devido à excitação ter sido em
outro harmônico.
-0.2 -0.1 0.0 0.1 0.2 0.3
-0.4
-0.2
0.0
0.2
0.4
0.06 0.07 0.08 0.09 0.10
-0.2
0.0
0.2
Amplitude (Vpp)
Tempo (
µ
s)
-0.005 0.000 0.005 0.010
-0.4
-0.2
0.0
0.2
0.4
Amplitude (Vpp)
Tempo (
µ
s)
Amplitude (Vpp)
Tempo (
µ
s)
Figura 4.31: Sinais, emitidos pelo transdutor convencional excitado no 5º harmônico, no modo radial,
com um “burst“ contendo três ciclos e recebidos pelo hidrofone a uma distância de 100mm da face do
transdutor.
0,0 500,0k 1,0M 1,5M 2,0M 2,5M
0,000
0,005
0,010
0,015
0,020
0,025
Frequency (Hz)
Amplitude (Vpp)
F= 440,00 KHz
0,0 500,0k 1,0M 1,5M 2,0M 2,5M
0,0000
0,0025
0,0050
0,0075
0,0100
Frequency (Hz)
Amplitude (Vpp)
F = 390,00 KHz
Figura 4.32: Transformada de Fourier. (a) sinal emitido pelo transdutor convencional excitado no 5
harmônico com um “burst“ de três ciclos, (b) sinal recebido pelo hidrofone à 100mm de distância da
face do transdutor.
(a)
(b)
91
(a) (b)
-0.2 -0.1 0.0 0.1 0.2 0.3
-0.4
-0.2
0.0
0.2
0.4
0.06 0.07 0.08 0.09 0.10
-0.4
-0.2
0.0
0.2
0.4
Amplitude (Vpp)
Tempo (
µ
s)
0.00 0.01 0.02
-0.4
-0.2
0.0
0.2
0.4
Amplitude (Vpp)
Tempo (
µ
s)
Amplitude (Vpp)
Tempo (
µ
s)
Figura 4.33: Sinais, emitidos pelo transdutor convencional excitado no 5º harmônico, no modo radial,
com um “burst“ contendo dez ciclos e recebidos pelo hidrofone a uma distância de 100mm da face do
transdutor.
0,0 500,0k 1,0M 1,5M 2,0M 2,5M
0,000
0,005
0,010
0,015
0,020
0,025
0,030
0,035
0,040
0,045
Frequency (Hz)
Amplitude (Vpp)
F= 430,00KHz
0,0 500,0k 1,0M 1,5M 2,0M 2,5M
0,000
0,005
0,010
0,015
0,020
0,025
Frequency (Hz)
Amplitude (Vpp)
F= 437,00 KHz
Figura 4.34: Transformada de Fourier. (a) sinal emitido pelo transdutor convencional excitado no
5º
harmônico com um “burst“ de dez ciclos, (b) sinal recebido pelo hidrofone à 100mm de distância da
face do transdutor
Devido ao fato da emissão do transdutor convencional ter sido no 5º harmônico, é
possível observar, através das Figuras 4.32 e 4.34, uma diminuição nos valores de amplitude
dos harmônicos comparados com o transdutor convencional excitado no 3º harmônico,
Figuras 4.12 e 4.14. Outro fato importante é a diminuição do pico de amplitude na faixa de
1,6 MHz, que é resultado da menor influência, da superposição dos harmônicos do transdutor
convencional, com o hidrofone.
92
Tabela 4.8: Valores de tensão de pico a pico (Vpp) dos espectros dos sinais (emissão dos
transdutores e recepção dos hidrofones) das Figuras de 4.10 à 4.13 e de 4.31 à 4.34.
Transdutor Convencional 3º harmônico com um “burst“ de Três Ciclos
Tipo de Análise Emissão (Vpp) Recepção (Vpp)
Sinal de Excitação 0,432 0,125
Transformada de Fourier 0,017 Freqüência de 332,00KHz 0,007 Freqüência de 336,00KHz
Transdutor Convencional 3º harmônico com um “burst“ de Dez Ciclos
Tipo de Análise Emissão (Vpp) Recepção (Vpp)
Sinal de Excitação 0,432 0,132
Transformada de Fourier 0,054 Freqüência de 332,00KHz 0,02 Freqüência de 336,00KHz
Transdutor Convencional 5º harmônico com um “burst“ de Três Ciclos
Tipo de Análise Emissão (Vpp) Recepção (Vpp)
Sinal de Excitação 0,425 0,157
Transformada de Fourier 0,012 Freqüência de 440,00KHz 0,008 Freqüência de 440,00KHz
Transdutor Convencional 5º harmônico com um “burst“ de Dez Ciclos
Tipo de Análise Emissão (Vpp) Recepção (Vpp)
Sinal de Excitação 0,425 0,200
Transformada de Fourier 0,041 Freqüência de 430,00KHz 0,020 Freqüência de 437,00KHz
Com as análises realizadas para o modo radial, foi possível mostrar e discutir as
principais características dos transdutores construídos nesse trabalho.
O transdutor Bessel apresentou resultados satisfatórios. O principal problema
encontrado pelas análises, foram as altas amplitudes do lóbulo lateral, podendo assim,
prejudicar alguns tipos de ensaios tecnológicos.
Para o transdutor Tipo P, os resultados obtidos foram os esperados, baixa penetração
de campo e alto efeito de difração, comparado com o transdutor excitado nos seus
harmônicos.
Pelos resultados mostrados até aqui, o transdutor convencional excitado nos seus
harmônicos apresentou características que o potencializam para aplicações tecnológicas. Foi
mostrado que o transdutor convencional, excitados no 3º ou 5º harmônico é um transdutor
“Bessel natural”. As principais características que levaram a tal conclusão foram, boa
diretividade, baixos lóbulos laterais, lóbulo central com boa colimação, alta profundidade de
campo e baixos efeitos de difração.
93
4.3.2 Análise dos Campos Acústicos para Vibração no Modo Espessura
A caracterização dos campos acústicos para o modo de espessura, foi realizada com o
intuito de comprovar se os dados experimentais estavam condizentes com a teoria, já que
diversos trabalho sobre esse modo de vibração se encontram na literatura, tanto para
caracterização do transdutor convencional quanto para o transdutor Bessel.
As características mais relevantes que o transdutor convencional excitado no modo de
espessura deve apresentar são; maior largura do lóbulo lateral, grande efeito de difração após
o campo próximo e baixas resoluções laterais e axiais, algo comparado à vibração de um
pistão plano.
O transdutor Bessel excitado no modo de espessura, pela literatura deve apresentar as
seguintes características, boas resoluções laterais e axiais, baixo efeito de difração e boa
diretividade.
O intuito do mapeamento do campo acústico, no modo de espessura é comparar as
características obtidas dos transdutores, Bessel e do convencional com os da literatura,
assegurando-nos quanto ao funcionamento dos transdutores para o modo radial.
4.3.2.1 Mapeamento no Plano XY
Os mapeamentos no plano XY foram feitos em áreas retangulares, como os descritos
na seção 3.4.2.2.
Nas Figuras 4.35 e 4.36 são mostrados os campos acústicos, no plano XY, irradiados
pelos transdutores, convencional e Bessel, respectivamente, para o modo de espessura. São
apresentadas as projeções em 3D Figuras 4.35 (a) e 4.36 (a) e em curvas de contorno de -3dB,
-6dB e -12dB, em relação a intensidade máxima de amplitude Figuras 4.35 (b) e 4.36 (b).
Na Tabela 4.9 mostram-se os valores das intensidades das curvas de contorno,
referentes à profundidade de penetração e à largura do lóbulo central dos transdutores Bessel
e convencional, excitados no modo de espessura.
Comparando os mapeamentos em 3D apresentados pelas Figuras 4.35 (a) e 4.36 (a), é
possível se fazer uma primeira análise das características do campo acústico, onde se observa,
94
uma grande diferença da largura do lóbulo central dos transdutores. O transdutor Bessel
apresenta um feixe bem mais estreito que o transdutor convencional
Em relação às curvas de contorno de -3dB, -6dB e -12dB normalizadas às máximas
intensidades de campo medidas, Figuras 4.35 (b) e 4.36 (b), é possível afirmar, com a ajuda
da Tabela 4.9. que o transdutor convencional apresenta uma profundidade média de
penetração maior, porém, com uma largura do lóbulo central maior comparado com o
transdutor Bessel (menor resolução lateral).
0
50
100
150
200
250
300
-30
-20
-10
0
10
20
30
-30
-20
-10
0
Eixo X (mm)
campo acustico 3D
Eixo Y (mm)
Amplitude (dB)
-25
-20
-15
-10
-5
0
-30 -20 -10 0 10 20 30
0
50
100
150
200
250
Eixo Y (mm)
Eixo X (mm)
contorno do campo
-12
-11
-10
-9
-8
-7
-6
-5
-4
-3
Figura 4.35: Campo acústico no plano XY para o modo de espessura transdutor convencional.
0
50
100
150
200
250
300
-30
-20
-10
0
10
20
30
-20
-10
0
Eixo X (mm)
campo acustico 3D
Eixo Y (mm)
Amplitude (dB)
-16
-14
-12
-10
-8
-6
-4
-2
0
-30 -20 -10 0 10 20 30
0
50
100
150
200
250
Eixo Y (mm)
Eixo X (mm)
contorno do campo
-12
-11
-10
-9
-8
-7
-6
-5
-4
-3
Figura 4.36: Campo acústico no plano XY para o modo de espessura transdutor Bessel.
(a)
(a)
(b)
(b)
(-3dB)
(-3dB)
(-6dB)
(-12dB)
(-6dB)
(-12dB)
95
Tabela 4.9: Valores das intensidades das curvas de contorno, referentes ás Figuras 4.35 e 4.36
Transdutor Convencional modo de espessura
Intensidade (dB)
Largura do lóbulo
Central (mm)
Profundidade de
Penetração (mm)
Difração do lóbulo
Central (graus)
-3 7 240 0
-6 16 >250 0
-12 24 >250 0
Transdutor Bessel modo de espessura
Intensidade (dB)
Largura do lóbulo
Central (mm)
Profundidade de
Penetração (mm)
Difração do lóbulo
Central (graus)
-3 2 100 0
-6 5 170 0
-12 8 > 250 0
4.3.2.2 Mapeamento ao Longo do Eixo X
Foram feitos mapeamentos ao longo do eixo X, como os descritos na seção 3.4.2.2.
Na Figura 4.37 são mostrados os campos acústicos ao longo do eixo X para o modo de
espessura, para os transdutores Bessel e convencional. No eixo das ordenadas estão dispostos
os valores de amplitude do sinal em forma de tensão de pico a pico e nos eixos das abscissas
em relação à distância do eixo X.
Fazendo a comparação da distância de Rayleigh dos transdutores Bessel e
convencional, através da Figura 4.37, é possível observar uma diminuição da zona morta ou
campo próximo no transdutor Bessel, quando comparado com o transdutor convencional. E
uma transição entre as regiões de campo próximo e de campo distante mais suave no
transdutor Bessel, isto se deve à menor contribuição das ondas de borda na composição do
campo.
A distância de Rayleigh teórica da Figura 4.38, foi calculada através da equação 2.79
resultando em um valor de aproximadamente 168 mm, a qual é bem próxima do valor
experimental para o transdutor convencional 160 mm. Já para o transdutor Bessel a distância
de Rayleigh é calculada através das equações 2.87 e 2.88 a qual é da ordem de 77 mm, que é
bem próxima do valor experimental da Figura 4.38, que é da ordem de 80 mm.
96
0 50 100 150 200 250 300
0.02
0.04
0.06
0.08
0.1
0.12
0.14
0.16
0.18
0.2
Eixo X (mm)
Amplitude (Vpp)
Convencional
Bessel
Distância de Rayleigh Teórica Convencional
Distância de Rayleigh Teórica Bessel
Figura 4.37: Campos acústicos ao longo do eixo X para o modo de espessura dos transdutores Bessel e
convencional.
4.3.2.3 Mapeamento ao Longo do Eixo Y
Foram feitos mapeamentos ao longo do eixo Y, como os descritos na seção 3.4.2.2.
Na Figura 4.38 é feita a comparação dos feixes acústicos emitidos pelos transdutores
Bessel e convencional para o modo de espessura, ao longo do eixo Y com o hidrofone a: (a) a
20mm da face do transdutor; (b) a 100mm da face do transdutor; (c) a 150mm da face do
transdutor; (d) a 260mm da face do transdutor.
Com o mapeamento ao longo do eixo Y, foi possível estabelecer as diferenças
existentes entre o perfil do campo acústico dos transdutores Bessel e convencional, excitados
nos modos de espessura. A colimação do feixe ultra-sônico do transdutor Bessel fica bem
visível nas Figuras 4.38 de (a) até (d). Outra característica importante é o fato da amplitude do
sinal, do transdutor Bessel, ser equivalente à amplitude do sinal para o transdutor
convencional, nos primeiros 100mm, só a partir desse valor é que a amplitude começa a
decair mais rapidamente.
97
-30 -20 -10 0 10 20 30
0
0.02
0.04
0.06
0.08
0.1
0.12
0.14
0.16
0.18
Eixo Y (mm)
Amplitude (Vpp)
Bessel
Convencional
-30 -20 -10 0 10 20 30
0
0.02
0.04
0.06
0.08
0.1
0.12
0.14
0.16
0.18
Eixo Y (mm)
Amplitude (Vpp)
Bessel
Convencional
-30 -20 -10 0 10 20 30
0
0.02
0.04
0.06
0.08
0.1
0.12
0.14
0.16
0.18
Eixo Y (mm)
Amplitude (Vpp)
Bessel
Convencional
-30 -20 -10 0 10 20 30
0
0.02
0.04
0.06
0.08
0.1
0.12
0.14
0.16
0.18
Eixo Y (mm)
Amplitude (Vpp)
Bessel
Convencional
Figura 4.38: Distribuição da intensidade relativa ao longo do eixo Y, para diferentes distâncias da face
dos transdutores Bessel e convencional para o modo de espessura. (a) 20mm da face do transdutor, (b)
100mm da face do transdutor, (c) 150mm da face do transdutor, (d) 260mm da face do transdutor.
4.3.2.4 Respostas dos Transdutores (Pulso Eco) em Regime de Emissão-Recpeção
A técnica do pulso eco é útil também para esse modo de vibração, para averiguar se os
transdutores podem ser utilizados como emissores-receptores.
Para a realização do experimento, em regime de emissão-recepção, pulso eco, seguiu o
método descrito na seção 3.4.2.3.
Nas Figuras 4.40, 4.42, 4.44 e 4.46 são mostrados os pulsos de emissão e recepção
pelo transdutor convencional, excitado com um, três ou dez ciclos e para o transdutor Bessel,
excitado com um ciclo, respectivamente, para o modo de espessura.
(d)
(b)
(c)
(a)
98
Nas Figuras 4.41, 4.43, 4.45 e 4.47 são mostradas as transformadas de Fourier, dos
pulsos de emissão e de recepção dos transdutores, convencional e Bessel, excitados com três e
dez ciclos, respectivamente.
Na Tabela 4.10 são mostrados os valores de tensão de pico a pico (Vpp) do pulso eco
(emissão e recepção dos transdutores) dos transdutores Bessel e convencional, com um
“burst“ de, três ou dez ciclos e suas respectivas transformadas de Fourier.
Pela comparação dos espectros dos pulsos de emissão e recepção, Figuras 4.40, 4.42,
4.44 e 4.46 constata-se que os sinais de emissão do transdutor Bessel apresentam maior
número harmônicas o que resulta no aumento da largura do espectro.
Pela Tabela 4.10 tanto o transdutor convencional quanto o Bessel, excitados com um
“burst“ de três ou dez ciclos obtiveram valores de emissão e recepção altos, entretanto suas
transformadas de Fourier mostraram que só uma pequena parcela desse valor, corresponde à
freqüência em questão, boa parte desse sinal de emissão-recepção, está relacionada com a
forma que o transdutor foi excitado, pois o cabo de energia do transdutor acabou se
transformando em uma antena gerando esses sinais de mais alta energia. É possível ver
também, que ambos os transdutores trabalham com valores de tensão mais altos quando
operam em banda estreita, entretanto existe a perda de resoluções axiais.
-0,1 0,0 0,1 0,2 0,3 0,4 0,5
-6
-4
-2
0
2
4
6
-0.002 0.000 0.002 0.004
-6
-5
-4
-3
-2
-1
0
1
2
3
4
5
Amplitude (Vpp)
Tempo (
µ
s)
0.218 0.220 0.222 0.224
-3
-2
-1
0
1
2
3
Amplitude (Vpp)
Tempo (
µ
s)
Amplitude (Vpp)
Tempo (
µ
s)
Figura 4.39: Pulsos de emissão e recepção do transdutor convencional para o modo de espessura
excitado com três ciclo a uma distância de 170mm do refletor.
99
(a) (b)
(a) (b)
0,0 500,0k 1,0M 1,5M 2,0M 2,5M
0,00
0,02
0,04
0,06
0,08
0,10
0,12
0,14
0,16
0,18
0,20
Frequency (Hz)
Amplitude (Vpp)
F=1,850 MHz
0,0 500,0k 1,0M 1,5M 2,0M 2,5M
0,00
0,01
0,02
0,03
0,04
0,05
0,06
0,07
Frequency (Hz)
Amplitude (Vpp)
F=1,80 MHz
Figura 4.40:
Transformada de Fourier, dos pulsos de emissão-recepção, do transdutor convencional
para o modo de espessura, excitado com três ciclos. (a) sinal de emissão. (b) sinal de recepção.
0,0 0,2 0,4
-3
0
3
0.000 0.005 0.010
-6
-3
0
3
Amplitude (Vpp)
Tempo (
µ
s)
0.220 0.225 0.230
-3
0
3
Amplitude (Vpp)
Tempo (
µ
s)
Amplitude (Vpp)
Tempo (
µ
s)
Figura 4.41: Pulsos de emissão e recepção do transdutor convencional para o modo de espessura
excitado com dez ciclos a uma distância de 170mm do refletor.
0,0 500,0k 1,0M 1,5M 2,0M 2,5M
0,00
0,02
0,04
0,06
0,08
0,10
0,12
0,14
0,16
Frequency (Hz)
Amplitude (Vpp)
F=1,850 MHz
0,0 500,0k 1,0M 1,5M 2,0M 2,5M
0,00
0,02
0,04
0,06
0,08
0,10
0,12
Frequency (Hz)
Amplitude (Vpp)
F=1,810 MHz
Figura 4.42:
Transformada de Fourier, do pulso de emissão-recepção, do transdutor convencional
para o modo de espessura, excitado com dez ciclos. (a) sinal de emissão. (b) sinal de recepção.
100
(a) (b)
-0,1 0,0 0,1 0,2 0,3 0,4 0,5
-0,8
-0,6
-0,4
-0,2
0,0
0,2
0,4
0,6
0,8
0.00 0.01 0.02
-0.8
-0.6
-0.4
-0.2
0.0
0.2
0.4
0.6
0.8
Amplitude (Vpp)
Tempo (
µ
s)
0.220 0.225
-0.4
-0.2
0.0
0.2
0.4
Amplitude (Vpp)
Tempo (
µ
s)
Amplitude (Vpp)
Tempo (
µ
s)
Figura 4.43: Pulsos de emissão e recepção do transdutor Bessel para o modo de espessura excitado
com três ciclos a uma distância de 170mm do refletor.
0,0 500,0k 1,0M 1,5M 2,0M 2,5M
0,000
0,005
0,010
0,015
0,020
0,025
0,030
0,035
Frequency (Hz)
Amplitude (Vpp)
F= 1,70 MHz
0,0 500,0k 1,0M 1,5M 2,0M 2,5M
0,000
0,002
0,004
0,006
0,008
0,010
Frequency (Hz)
Amplitude (Vpp)
F= 1,880 MHz
Figura 4.44:
Transformada de Fourier, do pulso de emissão-recepção, do transdutor Bessel para o
modo de espessura, excitado com três ciclos. (a) sinal de emissão. (b) sinal de recepção.
-0,1 0,0 0,1 0,2 0,3 0,4 0,5
-0,8
-0,6
-0,4
-0,2
0,0
0,2
0,4
0,6
0,8
0.00 0.01 0.02
-0.8
-0.6
-0.4
-0.2
0.0
0.2
0.4
0.6
0.8
Amplitude (Vpp)
Tempo (
µ
s)
0.2200 0.2225 0.2250 0.2275 0.2300
-0.6
-0.4
-0.2
0.0
0.2
0.4
0.6
Amplitude (Vpp)
Tempo (
µ
s)
Amplitude (Vpp)
Tempo (
µ
s)
Figura 4.45: Pulsos de emissão e recepção do transdutor Bessel para o modo de espessura excitado
com dez ciclos a uma distância de 170mm do refletor.
101
(a)
(b)
0,0 500,0k 1,0M 1,5M 2,0M 2,5M
0,000
0,002
0,004
0,006
0,008
0,010
0,012
0,014
0,016
0,018
0,020
Frequency (Hz)
Amplitude (Vpp)
F=1,80 MHz
0,0 500,0k 1,0M 1,5M 2,0M 2,5M
0,0000
0,0025
0,0050
0,0075
0,0100
0,0125
0,0150
0,0175
0,0200
Frequency (Hz)
Amplitude (Vpp)
F=1,860 MHz
Figura 4.46: Transformada de Fourier, do pulso de emissão-recepção, do transdutor Bessel para o
modo de espessura, excitado com três ciclos. (a) sinal de emissão. (b) sinal de recepção.
Tabela 4.10: Valores de tensão de pico a pico (Vpp) dos espectros dos sinais (pulsos de emissão-
recepção dos transdutores, convencional e Bessel) das Figuras de 4.40 à 4.47.
Transdutor Convencional com um “burst“ de Três Ciclos
Tipo de Análise Emissão (Vpp) Recepção (Vpp)
Pulso Eco 4,400 2,065
Transformada de Fourier 0,050 Freqüência de1,85MHz 0,036 Freqüência de1,81MHz
Transdutor Convencional com um “burst“ de dez Ciclos
Tipo de Análise Emissão (Vpp) Recepção (Vpp)
Pulso Eco 3,753 3,003
Transformada de Fourier 0,110 Freqüência de1,85MHz 0,080 Freqüência de1,81MHz
Transdutor Bessel com um “burst“ de Três Ciclos
Tipo de Análise Emissão (Vpp) Recepção (Vpp)
Pulso Eco 0,688 0,313
Transformada de Fourier 0,013 Freqüência de1,70MHz 0,006 Freqüência de1,88MHz
Transdutor Bessel com um “burst“ de dez Ciclos
Tipo de Análise Emissão (Vpp) Recepção (Vpp)
Pulso Eco 0,713 0,525
Transformada de Fourier 0,016 Freqüência de1,80MHz 0,015 Freqüência de1,86MHz
Para o modo de espessura não ocorreu nenhum contratempo, ambos os transdutores
obtiveram perfis condizente com o proposto pela literatura. O transdutor Bessel excitado no
modo de espessura obteve boas resoluções axial e lateral, boa colimação (boa diretividade),
baixos efeitos de difração e profundidade de campo com o esperado pela literatura. O
transdutor convencional excitado no modo de espessura obteve baixa resolução lateral, maior
102
efeito de difração em relação ao transdutor Bessel e profundidade de campo condizente com a
literatura. Podendo assim, através dessa análise, dar maior credibilidade aos resultados
obtidos pelo modo radial, que é o de maior interesse já que foi encontrado um resultado até
então não descrito na literatura.
4.3.3 Resumo das Características dos Transdutores Construídos
Na Tabela 4.11 estão dispostas as principais características dos transdutores
construídos neste trabalho, excitados no modo radial. Com esse resumo é possível estabelecer
o potencial de cada transdutor, para possíveis aplicações.
Tabela 4.11: Características dos transdutores excitados no modo radial
Parâmetros
Transdutor
Bessel
Transdutor
Convencional
Tipo P
Transdutor
Convencional
Excitado no 3º
Harmônico
Transdutor
Convencional
Excitado no 5º
Harmônico
Distância de Rayleigh (mm) 20 ----------------- 60 55
-3db 0 0 0 0
-6dB 1 3 0 0
Difração (graus)
-12dB 3 3,5 2 0
-3db 4 6 14 12
-6dB 10 10 22 18
Largura do Lóbulo
Central (mm)
-12dB 22 18 40 34
-3db 60 24 145 107
-6dB 92 40 250 175
Profundidade de
Penetração (mm)
-12dB 220 100 >250 >250
Freqüência de Operação 325 390 330 440
Raio(mm) 12,3 3,05 12,3 12,3
Na Tabela 4.12 estão dispostas as principais características dos transdutores construídos nesse
trabalho, excitados no modo de espessura.
103
Tabela 4.12: Características dos transdutores excitados no modo de espessura
Parâmetros Transdutor Bessel Transdutor Convencional
Distância de Rayleigh (mm) 80 160
-3db 0 0
-6dB 0 0
Difração (graus)
-12dB 0 0
-3db 2 7
-6dB 5 16
Largura do Lóbulo
Central (mm)
-12dB 8 24
-3db 100 240
-6dB 170 >250
Profundidade de
Penetração (mm)
-12dB >250 >250
Freqüência de Operação (MHz) 1,79 1,89
Raio(mm) 12,3 12,3
104
Capítulo 5 – Conclusões
Este trabalho foi dedicado à construção e caracterização de transdutores ultra-sônicos
Bessel e convencional, para os modos de vibração de espessura e radial, visando estimar o
potencial do transdutor para aplicações em diagnoses (ensaios não destrutivos).
Para isso se propôs a construção de um transdutor com polarização uniforme e outro
com polarização variável. O perfil da polarização não uniforme seguiu o padrão de uma
função de Bessel, em anéis concêntricos nas faces da cerâmica.
Nos transdutores construídos foram aplicadas as técnicas de caracterização
eletromecânica, Acústica, análise dos pulsos em regime de emissão e recepção com o
hidrofone e análise dos pulsos em regime de emissão-recepção com o transdutor (pulso eco).
Pela caracterização eletromecânica, foram visualizados os modos de vibração e seus
respectivos harmônicos, dos transdutores emissores e receptores.
Os transdutores receptores (hidrofones) adequaram-se às condições necessárias para
um bom mapeamento do campo acústico para freqüências de operação dentro dos limites
citados abaixo de 500 KHz e entre 1,60 MHz e 2,5 MHz, obtendo nesse intervalo de
freqüências boa linearidade do sinal eletromecânico.
Dos transdutores emissores o transdutor Bessel para o modo radial apresenta uma
particularidade, aparece um único pico de impedância intensificado em torno de 325 KHz.
Este fato se deve à não uniformidade da polarização dos anéis concêntricos, o que resulta em
um comportamento individual da vibração radial de cada anel. Quando os anéis são colocados
em curto circuito, a vibração individual de cada anel, da lugar à um único pico de intensidade.
Dessa forma se vê que o transdutor Bessel suprime freqüências radiais características de um
transdutor convencional polarizado uniformemente.
Com os transdutores receptores, com resposta linear nas faixas de freqüência de
operação, dos transdutores emissores, excitados no modo radial e no modo de espessura foi
possível realizar a caracterização acústica.
Da caracterização acústica se comparou as respostas obtidas pelos transdutores
construídos para o modo radial e modo de espessura. Foram realizados mapeamentos nos
planos XY e YZ e ao longo dos eixos X e Y.
Os mapeamentos dos campos acústicos para o modo de espessura, obtiveram
resultados satisfatórios sendo esses condizentes com a literatura. O transdutor Bessel obteve
105
boa colimação ao longo do campo, baixos efeitos de difração e boas resoluções laterais e
axiais comparados com o transdutor convencional excitado no modo de espessura.
Os mapeamentos dos feixes ultra-sônicos para o modo radial apresentaram os
seguintes resultados. O transdutor Bessel, não atingiu as metas esperadas, devido ao alto valor
dos lóbulos laterais, comparados com o lóbulo central. O que para diagnose (ensaios não
destrutivos) é muito prejudicial, pois pode levar o operador do transdutor à um equívoco.
O transdutor convencional no modo radial excitado no 3º ou 5º harmônico obteve um
inesperado resultado. Pode-se observar que um transdutor convencional, excitado no modo
radial, operando no 3º ou 5º harmônico, é um transdutor “Bessel natural”, assumindo
características condizentes a esse perfil. As características apresentadas são as seguintes, boa
colimação do feixe, boa diretividade, boas resoluções axiais, baixos lóbulos laterais, pouco
espalhamento e alta profundidade de penetração do campo, a única característica que não
obteve um bom resultado foi a resolução lateral, devido à largura do lóbulo lateral não ser tão
estreito em comparação ao transdutor Bessel. Todas essas características tiveram como
critério de comparação o transdutor Bessel construído nesse trabalho, pois não foi encontrado
na literatura, referências à este tipo de mapeamento do campo acústico, para o modo radial.
Os resultados decorrentes deste trabalho evidenciam claramente que transdutores
ultra-sônicos com polarização não uniforme, em particular os do tipo Bessel, apresentam
potencial para utilização em transdutores ultra-sônicos piezoelétricos com difração
controlada, que explorem tanto o modo de vibração radial quanto o de espessura do elemento
piezoelétrico.
106
Capítulo 6 – Bibliografia
[1] KINO, G.S., Acoustic Waves: devices, imaging and analog signal processing. New
Jersey: Prentice-Hall, Englewood Cliffs, corrected edition 2000.
[2] BRITTINGHAM, J.N., Focus wave modes in homogeneous Maxwells equations:
transverse electric mode. Journal of Applied Physics, v. 54, n.3, p. 1179-1189, 1983.
[3] LU, J.; ZOU, H.; GREENLEAF, J.F., Biomedical ultrasound beam forming. Ultrasound
in Medicine and Biology, v. 20, n.5, p. 403-428, July 1994.
[4] DURNIN, J., Exact solutions for non-diffracting beams. The scalar theory. Journal of the
Optical Society of America, v. 4, p. 651-654, 1987.
[5] HSU, D. K.; MARGETAN, F.J.; Thompson, D.O., Bessel beam ultrasonic transducer:
fabrication method and experimental results. Applied Physics Letter, v. 55, n. 20, p.
2066-2068, Nov. 1989.
[6] JIAN-YU LU; GREENLEAF, J.F., Theory and acoustic axperiments of nondiffracting X
waves, IEEE Ultrasonic Symposium Proceedings, vol.2, pp.1155-1159, (1991).
[7] JIAN-YU LU; GREENLEAF, J.F., Experimental verification of non-diffracting x wave,
IEEE Transactions on Ultrasonic. Ferroelectrics, and Frequency Control, vol 39, pp
446-452. (1992).
[8] JIAN-YU LU; GREENLEAF, J.F., Diffraction-limited beams and their applications for
ultrasonic imaging and tissue characterization, New Developments in Ultrasonic
Transducers and Transducer Systems, Proceedings of SPIE, vol.1733, pp.92- 119,
(1992).
[9] JIAN-YU LU; GREENLEAF, J.F., Aplication of Bessel beam for doppler velocity
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110
Apêndice A – Protocolo para Medidas do Campo de Radiação.
Aparato experimental:
• Tanque de vidro com as seguintes dimensões 80 X 60 X 50 cm;
• 3 Motores passo;
• Controlador de motor de passo;
• Computador;
• Gerador de funções HP modelo 33120;
• Modulador de pulsos EMG, modelo 11591;
• Amplificador de potência EIN, modelo 2100L;
• Transdutor;
• Hidrofone;
• Amplificador HP, modelo 641;
• Osciloscópio, Agilent, modelo 54622A.
Desenho experimental dos planos varridos para aquisição das medidas.
111
Eixos de mapeamento dos campos acústicos:
Antes de executar o programa de posicionamento, (SIMACA) verificar se o Aplicativo
do programa de posicionamento e o do programa HP – VEE, que faz a leitura do osciloscópio,
estão no mesmo diretório, pois, isto garante o sincronismo do mapeamento.
Após abrir o programa de posicionamento (SIMACA), deve-se acionar o botão iniciar
para se ter acesso ao programa e o botão ligar para ativar os motores de passo.
Para um bom mapeamento, deve-se alinhar o hidrofone perante a face do transdutor,
onde o mesmo contém dois graus de liberdade. Após o alinhamento, centralizar o Hidrofone
perante o pico de maior energia em relação aos eixos Y e Z e zerar os eixos nos botões eixo y
=0 e eixo z =0. Para zerar o eixo X é necessário que a face do hidrofone fique em contato com
a face do Transdutor, zerando assim, o Eixo X acionando o botão eixo x =0.
Na janela referente à velocidade, procura-se não alterar, pois, a mesma já está
otimizada para que os motores trabalhem da melhor forma possível.
Através do ícone controle de varredura, são definidos pelo usuário os deslocamentos
nos três eixos, e o passo dos mesmos. Colocam-se os valores que se deseja fazer o
mapeamento acionando o botão, calcular pontos, em seguida, aciona-se o botão iniciar no
ícone varredura, dessa forma os motores posicionará os eixos no ponto X=20, Y=-60 e Z=0,
sendo esse, o marco inicial. Estando os eixos acionados na posição inicial, não se moverão
enquanto não encontrar no diretório o ícone referente ao ponto rad121xytr2b1, nome esse
dado para os pontos serem salvos, a partir daí, na janela de status, do controle de varredura,
aparecerá OK no referido ponto seguindo assim até o último ponto. Usando como exemplo a
tela do programa de posicionamento mostrada abaixo. A varredura estaria sendo feita no
112
plano XY, fixando assim o Eixo Z em um único valor. É usado como padrão, os eixos se
moverem do menor valor para o maior.
O eixo Y moveria de -60 à 60 mm com um passo de 1 mm;
O eixo X moveria de 20 à 260 mm com um passo de 2 mm.
A ordem em que se realizam os movimentos está definida como sendo:
Primeiro o eixo Y é movimentado por toda sua extensão de -60 à 60 mm, chegando ao
extremo superior o motor do eixo X é acionado movimentando em 2 mm para +, após esse
procedimento o eixo Y é acionado novamente, agora movendo do valor maior para o menor,
em um processo de ida e volta (zigue-zague), até atingir o ultimo valor de X.
O sistema de sincronismo é feito a partir do osciloscópio, onde o mesmo grava o sinal
adquirido através do HP-VEE, num arquivo nome, que por obrigatoriedade, tem que ser o
mesmo nome da janela arquivo, do controle de posicionamento.
113
Apêndice B – Processamento de Sinais
Para se construir os gráficos referentes ao mapeamento do campo acústico é necessário
processar os sinais que foram gravados no diretório como no exemplo do apêndice A.
Com os dados no diretório os dados são compilados através de um programa em
Matlab, SINCRONISMO.M, onde o mesmo lê o sinal do osciloscópio e o separa em duas
janelas, janela de emissão e janela de recepção. Após esse procedimento o programa expõe os
dados em forma de tabela. O ponto referente ao pico de maior intensidade da janela de
emissão na coluna 1 e o ponto referente ao pico de maior intensidade da janela de recepção na
coluna 2.
O programa que gráfica os pontos, GRAFICADB.M, aciona a tabela guardada pelo
SINCRONISMO.M e a tabela guardada pelo (SIMACA). Com essas duas tabelas o programa
GRAFICADB.M gráficas os pontos em até três dimensões.
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