WWW.DISSERS.RU

БЕСПЛАТНАЯ ЭЛЕКТРОННАЯ БИБЛИОТЕКА

   Добро пожаловать!

Pages:     | 1 ||

«МОСКОВСКИЙ ГОСУДАРСТВЕННЫЙ УНИВЕРСИТЕТ ИМ. М.В. ЛОМОНОСОВА ---------------------------------------------------------------------------------------------------Физический факультет На правах рукописи УДК ...»

-- [ Страница 2 ] --

nl umax f ps. M = lin = umax cl (3.12) Таким образом, получаем, что фактор M пропорционален амплитуде акустической волны ps, то есть для ультразвука высокой интенсивности может быть значительно больше единицы. В желатине характерные параметры имеют следующие порядки значений: = 1 м-1, = 4, = 103 кг/м3, cl = 1.5103 м/с. Для использованных в эксперименте ультразвуковых волн с амплитудой ps = 107 Па и частотой f = 106 Гц получаем, что при заданной энергии импульса максимальная величина сдвига в условиях проявления нелинейности среды в M 10 раз больше, чем при линейном распространении. Эта оценка отлично подтверждается в эксперименте (см. рис. 18).

§ 3.4. Выводы Главы Эффективность процесса генерации сдвиговых волн может быть значительно повышена за счет использования явления нелинейного распространения акустической волны, то есть при использовании импульсов, волновой профиль которых содержит ударные фронты. Возможность увеличения амплитуды акустически возбуждаемых сдвигов может быть использована при ультразвуковой диагностике неблагоприятных изменений состояния внутренних мягких тканей человека, основанной на бесконтактном измерении величины сдвигового модуля среды. Безусловно, при использовании пилообразных сигналов в медицинской диагностике необходимо быть уверенными, что они не приводят к повреждению тканей, т.е. не возникают кавитация и перегрев среды. Такие условия достигаются при использовании редко повторяющихся коротких импульсов мегагерцевого диапазона. наблюдаются при работе некоторых Например, пилообразные профили диагностических ультразвуковых устройств в кардиологических приложениях [137].

Глава 4. АКУСТИЧЕСКОЕ ПОЛЕ СИЛЬНО ФОКУСИРУЮЩЕГО ИСТОЧНИКА ПРИ УЧЕТЕ ДИФРАКЦИИ НА ВОГНУТОЙ ИЗЛУЧАЮЩЕЙ ПОВЕРХНОСТИ В последнее время в медицинских приложениях ультразвука и неразрушающем контроле все чаще используются сильно фокусированные акустические пучки. В частности, ультразвуковые источники с большими углами фокусировки и размерами апертуры используются в терапии для озвучивания головного мозга человека. При больших углах фокусировки даже линейная теория описания акустического поля не имеет точного аналитического решения. В частности, это связано с тем, что задача сильно осложняется эффектом дифракции на искривленной поверхности излучателя или акустической линзы. В большинстве практических случаев для описания поля используют интеграл Рэлея, являющийся точным решением соответствующей дифракционной задачи в линейном приближении для случая плоской излучающей поверхности [138]. Такое представление эквивалентно принципу Гюйгенса-Френеля, рассматривающему поле протяженного источника как интерференцию сферических волн, создаваемых элементарными точечными источниками, расположенными на излучающей поверхности. Таким образом, интеграл Рэлея не учитывает вторичные волны, возникающие в результате многократных переотражений элементарных волн от искривленной поверхности излучателя. Для адекватного решения задачи с учетом дифракции на вогнутой поверхности можно использовать метод сращиваемых разложений, предложенный Кулувра [139]. Однако в своем первоначальном виде, описанном в оригинальной работе, он имеет ограничения как на величину максимального размера апертуры, так и на значение угла фокусировки излучателя. Однако теория, используемая в работе [139], не имеет явно выраженных ограничений на упомянутые выше параметры системы, то есть, по всей вероятности, описанные автором ограничения имеют численный характер. В представляемой работе предлагаются модификации метода сращиваемых разложений, позволяющие сильно расширить область его применения [40]. В свою очередь, это дает возможность лучше понять изменения в структуре акустического поля, связанные с многократным переотражением излучаемой волны самой поверхностью протяженного источника. Результаты проводимых в работе исследований демонстрируют существенное влияние вогнутости излучающей поверхности на акустическое поле фокусирующего источника не только в непосредственной близости от излучающей поверхности, но также на оси пучка и в области, куда после отражения от вогнутой поверхности попадают лучи, испущенные элементарными точечными источниками с края излучателя.

§ 4.1. Описание метода сращиваемых разложений Рассмотрим геометрию задачи, схематически представленную на рис. 21. Пусть осесимметричная сферическая чаша ГS, вмонтированная в бесконечный жесткий экран ГВ, колеблется по закону exp(-it). Обозначим буквами a, f и F Рис. 21. Геометрия задачи соответственно радиус апертуры, радиус кривизны и центр кривизны. Точку наблюдения M будем характеризовать сферическими координатами r и с началом координат О в точке пересечения плоскости экрана и оси симметрии источника. Будем считать, что в полупространстве справа от излучающей Тогда звуковое поле в линейном приближении поверхности находится однородная среда, в которой можно пренебречь акустическими потерями. описывается уравнением Гельмгольца p + k2p = 0, с учетом условия излучения Зоммерфельда на бесконечности и граничных условий p n = ik 0 c0u на излучающей поверхности, ГS, и p n = 0 на поверхности экрана, ГВ. Здесь, как и в главе 1, p – амплитуда акустического давления, k = /c0 – волновое число, - круговая частота, 0 – плотность среды и c0 – скорость звука в среде, в этой главе u – амплитуда нормальной компоненты скорости излучающей поверхности, предполагается, что нормаль направлена в сторону среды. Введем дополнительную полусферу ГL радиуса a с центром в точке O. Эта поверхность отделяет внутреннюю область, i, от внешней, e. Теперь обозначим акустическое поле внутри полученных доменов через pi и pe соответственно. Тогда исходная задача разбивается на две:

pi + k2pi = 0, pi n = ik 0 c0u, S (4.1а) (4.1б) (4.2а) (4.2б) pe + k2pe = 0, pe n = 0.

B Эти две задачи связаны между собой условиями непрерывности давления и нормальной скорости на разделяющей поверхности ГL:

pi L = pe, L (4.3а). (4.3б) pi n = L pe n L Следуя работе [139], представим общее решение уравнений (4.1) и (4.2) в виде разложений по сферическим функциям:

pi = [ n Pn (cos ) jn (kr ) + n Pn (cos ) y n (kr )] n =0 + ( ( pe = n Pn (cos ) hn1) (kr ) + n Pn (cos ) hn2) (kr ) n =0 + (r a ), (4.4) [ ] (r a ).

(4.5) где n, n, n и n – коэффициенты разложений, определяемые граничными условиями (4.1б), (4.2б), и условиями непрерывности (4.3), Pn – полиномы Лежандра, j n, y n - сферические функции Бесселя и Неймана порядка n ( ( соответственно, а hn1) = j n + i y n и hn2 ) = jn i y n - сферические функции Ханкеля первого и второго рода также порядка n. Принимая во внимание конечность величины акустического давления в начале координат (точке O) и условие излучения Зоммерфельда, получаем:

pi = n Pn (cos ) jn (kr ) n =0 + ( pe = n Pn (cos ) hn1) (kr ) n =0 + (r a ), (r a ).

(4.6) (4.7) Отметим, что правомочность использования во внутренней области i разложения (4.6) неочевидна, поскольку ограничивающая поверхность не является сферой и решение вида (4.6), вообще говоря, может не удовлетворить граничному условию. Обнадеживающим является тот факт, что в предельном случае нулевой кривизны рассматриваемый подход дает прекрасное совпадение с имеющимся точным аналитическим решением [139]. В более общем случае возможность использования решения в виде (4.6) требует специального теоретического исследования, что, само по себе, является непростой задачей [140]. Однако существует и прямой способ проверки: если при численном моделировании после нахождения коэффициентов n разложение (4.6) с высокой точностью восстанавливает граничное условие, то, согласно теореме существования и единственности для уравнения Гельмгольца, найденное разложение является искомым решением задачи. Забегая вперед, отметим, что в полученных решениях граничное условие действительно восстанавливалось с высокой точностью (см. рис. 24). Подставляя (4.7) в граничное условие (4.2б) и используя свойства полиномов Лежандра, получаем:

p n 1 + 1 + (1) n (2n + 1)! (1) (1) = n Pn (0 ) hn (kr ) = 2 n+1 h2 n+1 (kr ). (4.8) r n =0 r n =0 2 2 n (n!) B Отсюда следует, что все нечетные коэффициенты в (4.5) равны нулю. Таким образом, ( pe = n P2 n (cos ) h21) (kr ) n n =0 + (r a ).

(4.9) Условия сшивки (4.3) с учетом (4.6) и (4.9) принимают вид:

( f1 (cos ) = n Pn (cos ) jn (ka ) n P2 n (cos ) h21) (ka ) = 0, n n =0 + n =0 + + + (4.10а) ( f 2 (cos ) = n Pn (cos ) jn (ka ) n P2 n (cos ) h21) (ka ) = 0, n n =0 n = (4.10б) где введены вспомогательные функции угла f1 (cos ) и f 2 (cos ). Каждая из них может быть формально разложена в ряд по полиномам Лежандра, то есть равенство этих функций нулю означает равенство нулю всех коэффициентов разложения. Поэтому условия (4.10) могут быть записаны в виде следующих соотношений:

/ f1 (cos )P2 n (cos )sin d = 0, f 2 (cos )P2 n (cos )sin d = 0, (4.11а) (4.11б) / где n – натуральное число. Как показано в работе [139] на основе использования свойств полиномов Лежандра, соотношения (4.11) дают связь между коэффициентами внешнего и внутреннего разложений и позволяют выразить величины n через n :

n = + 1 2 n j 2 n ( ka) + (4n + 1) 2 m +1 j 2 m +1 ( ka) I m,n, ( h21) (ka) m =0 n (4.12а) + 1 2 n j 2 n (ka) + (4n + 1) 2 m +1 j 2 m+1 (ka) I m,n, n = ( m=0 h21) (ka) n (4.12б) где I m,n = P2 m+1 ( x)P2 n ( x)dx = 0 (2m + 1) P2 m (0) P2 n (0). (4.12в) (2m + 1)(2m + 2) 2n(2n + 1) Подставляя (4.12а) в (4.12б) получаем, что все четные коэффициенты внутреннего разложения 2 n легко представляются в виде бесконечной комбинации нечетных 2 n +1 :

2 n = i (4n + 1)(ka ) 0 j2m+1 (ka)h2(1n) (ka) j2 m+1 (ka)h2(1n) (ka) 2m+1 I m,n. m= + (4.13а) Условия сшивки в виде (4.13а) задают лишь часть уравнений относительно неизвестных коэффициентов разложения n. Полная система уравнений получается, когда к системе (4.13а) добавляются уравнения, получающиеся из граничного условия (4.1б) с учетом представления (4.6) для бесконечного количества точек на излучающей поверхности ГS:

+ n Pn (cos ) j n (kr ) = ik 0 c0 u. n n= S (4.13б) Таким образом, формулы (4.13) определяют бесконечную систему линейных уравнений относительно неизвестных коэффициентов разложения n. Чтобы сделать систему уравнений (4.13) конечной, при расчетах приходится ограничивать количество членов в разложениях (4.6) и (4.9), удерживая только первые NB членов внутреннего разложения и NA – внешнего, надеясь на достаточно быструю сходимость соответствующих рядов. При этом NA уравнений относительно NB неизвестных (NB>NA) получаются из условий сшивки, а недостающие NP = NB - NA уравнений выписываются из граничного условия, дискретизованного в соответствующем количестве точек излучающей поверхности.

Такую систему уравнений можно записать в матричной форме:

A X = B, (4.14) где X – это вектор-столбец, содержащий коэффициенты внутреннего разложения:

X n = n 1, 1 n NB, (4.15) а B – вектор-столбец, первые NP элементов которого описывают распределение скорости по излучающей поверхности ГS, а остальные равны нулю:

i c u ( ), 1 m NP Bm = 0 0 0 m, NP m NB 0, (4.16) где угол m (см. угол на рис. 21) задает положение m-ой точки на сферической излучающей поверхности, и легко определяет сферические координаты точки rm и m (см. рис.21):

rm = f 1 + cos 2 0 2 cos 0 cos m, sin m = sin m 1 + cos 2 0 2 cos 0 cos m, 1 + cos 0 2 cos 0 cos m, cos m = (cos 0 cos m ) 0 m 0, (1 m NP ).

.

(4.17) Через 0 здесь и далее обозначен угол фокусировки излучателя, то есть полуугол схождения (см. рис. 21). следующим образом:

p n = m При этом нормальная производная на излучающей поверхности связана с производной по сферическим координатам p r cos( m + m ) + m 1 p r sin( m + m ).

m (4.18) Матрица A является полной, несимметричной и комплексной. Первые NP строк связаны с дискретизованными граничными условиями на излучающей поверхности. Здесь матричные элементы Am,n задаются в виде:

Am,n = Pn 1 (cos m ) j n 1 (krm ) cos( m + m ) + + Pn1 (cos m ) j n 1 (krm ) sin( m + m ) sin( m ) krm, 1 m NP, 1 n NB.

(4.19) Следующие NA строк задаются условиями сшивки (4.13):

( m Am + NP,n = j 2 p 1 (ka)h2((1) 1) (ka) j 2 p 1 ( ka) h21)m 1) (ka) I p 1,m 1, ( [ ] 1 m NA, 1 n NB, n = 2 p, Am + NP,n = i mp (4m 3)(ka) 2, 1 m NA, 1 n NB, n = 2 p 1, (4.20а) (4.20б) здесь mp - символ Кронекера. Если на излучающей поверхности задается не нормальная скорость, а давление p0, то вместо соотношения (4.18) следует писать:

Am,n = Pn 1 (cos m ) j n 1 ( krm ), Bm = p 0 ( m ), 1 m NP, 1 n NB.

(4.21) Требуемые функции Бесселя и Неймана могут быть рассчитаны с использованием рекуррентных соотношений (см. §4.2 и §4.3). Задача в итоге сведется к численному решению конечной системы линейных уравнений описанной ниже, что может быть сделано стандартными численными методами. Известно, что функции Бесселя и Неймана высоких порядков имеют следующие асимптотики [141]:

j n ( ) ~ [4 (n + 1 / 2 )] 1 / [e 2(n + 1 / 2)] n+1 / 2, [e 2(n + 1 / 2)](n+1 / 2 ).

функции Бесселя становятся (4.22а) (4.22б) y n ( ) ~ [ (n + 1 / 2 )] 1 / Как видно, по мере увеличения порядка n > e 2, особенно при больших (в рассматриваемой задаче ~ ka ), очень маленькими, а функции Неймана - очень большими. В связи с этим снижается точность решения системы линейных уравнений, поскольку базисные функции оказываются существенно разных порядков по амплитуде, а следовательно, некоторая доля членов ряда имеет вид произведения очень большой величины на очень маленькую и, как следствие, рассчитывается недостаточно точно. Чем выше порядок используемых функций, тем сильнее по амплитуде они отличаются от примерно равной единице амплитуды функций низких порядков. Поэтому слишком большое значение величины NB приводит к значительным ошибкам и делает невозможным численное моделирование. С другой стороны, метод предполагает использование сферических функций Бесселя и Неймана вплоть до очень высоких порядков, чтобы ошибка вычислений, связанная с обрывом рядов (4.6)-(4.9), была мала. Таким образом, существует некоторое оптимальное значение NB. получаются при NB (2-3)ka. Расчеты показали, что хорошие результаты Отсюда видно, что применимость метода затруднена для излучателей с большим волновым размером ka. Действительно, при этом увеличивается максимальный порядок используемых функций Бесселя и Неймана и, в соответствие с асимптотическими свойствами (4.22), значения функций достигают компьютерного нуля или бесконечности при номерах меньших требуемого значения (2-3)ka. Чтобы обойти указанную трудность, в разложениях (4.6) и (4.9) использовались специальным образом перенормированные функции Бесселя и Ханкеля, близкие по амплитуде к единице:

pi = n Pn (cos ) j n (kr ), n = 1 p e = n P2 n (cos ) h2(n) (kr ).

NB (4.23) NA (4.24) разложений снова n = Здесь для упрощения записи для коэффициентов употребляются обозначения n и n, хотя их значения отличаются от значений соответствующих коэффициентов в формулах (4.6) и (4.9). Новые базисные функции получаются в результате следующей нормировки исходных функций:

j n ( ) = j n ( ) exp( n ), y n ( ) = y n ( ) exp( n ), hn(1) ( ) = j n ( ) exp(2 n ) + iy n ( ) (4.25) (4.26) (4.27) Здесь нормировочные экспоненциальные показатели n не зависят от, а их величина заметно меньше компьютерной бесконечности. Расчет коэффициентов n и нормированных функций пояснен в §4.3.

Использование разложений (4.23) и (4.24) позволяет существенно расширить область задания значений радиуса апертуры (ka ~ 103), не выходя за рамки машинного нуля или машинной бесконечности, существующих для выбранной точности вычислений.

Рис. 22. Иллюстрация равномерного (а) и неравномерного (б) распределения точек, в которых задается амплитуда нормальной скорости излучающей поверхности Другое усовершенствование метода состояло в использовании неравномерного пространственного распределения точек, в которых задавалась нормальная скорость излучающей поверхности S. Как упоминалось выше, часть уравнений в решаемой системе определяется граничными условиями в NP точках поверхности S. Численное исследование показало, что характер распределения точек вдоль излучающей поверхности сильно влияет на точность восстановления граничных условий, а, следовательно, и на точность самого метода. Более точные результаты получились при использовании, вместо эквидистантного по углу распределения точек дискретизации (рис. 22а), предложенного Кулувра в работе [139], распределения с более крупными шагами дискретизации вдали от края излучателя и мелкими - вблизи края (рис. 22б). Такое неравномерное распределение позволяет лучше описать резкое изменение акустического поля вблизи края источника.

§ 4.2. Численный расчет сферических функций Бесселя, Неймана и Ханкеля Сферические функции Бесселя и Неймана и их производные могут быть рассчитаны по известным рекуррентным соотношениям [142]:

s n ( ) = 2n s n 1 ( ) s n 2 ( ), n +1 s n ( ), (4.28) s n ( ) = s n 1 ( ) (4.29) где s n ( ) - условное обозначение одного из видов сферических функций, – аргумент соответствующей функции. Рекуррентная процедура (4.27) использует известные выражения для функций 0-го и 1-го порядков:

j 0 ( ) = sin, cos (4.30а) j1 ( ) = j 0 ( ) = + sin 2, (4.30б) y 0 ( ) = cos, sin (4.30в) y1 ( ) = y 0 ( ) = cos 2.

(4.30г) Процедура (4.28) является устойчивой для функций Неймана любого порядка и функций Бесселя порядка n. Функции Бесселя порядков n находятся с помощью обратных рекуррентных соотношений [143]:

j n ( ) = 2n + j n+1 ( ) j n + 2 ( ).

(4.31) Для запуска процедуры (4.31) с некоторого номера N необходимо иметь значения функций j N + 2 ( ) и j N +1 ( ), которые заранее неизвестны. Однако рекуррентный алгоритм (4.31) довольно быстро выходит на ветвь, соответствующую функциям Бесселя, т.е. конкретные значения стартовых функций s N + 2 ( ) и s N +1 ( ) не важны. Например, их можно выбрать равными 0 и 1 соответственно, а сам номер N выбрать существенно, на несколько сотен, превышающим наибольшее из требуемых значений номера n. Рекуррентная процедура (4.31) при этом определяет функции Бесселя с точностью до ~ некоторого неизвестного множителя: j n ( ) = j n ( ). С уменьшением номера n значения функций ~ jn чрезвычайно быстро нарастают (см. асимптотику (4.22а)) и, вообще говоря, могут приблизиться к величине некоторых компьютерной значениях бесконечности. номера Поэтому целесообразно при n = nm (m=1,2,…M) проводить их ~ перенормировку. Для этого для функций jn с номерами n m n < n m+1 вводится ~ j n ( ) = m j n ( ).

свой коэффициент m = µ1 µ 2...µ m, т.е. функции переопределяются как Множитель µ m, удерживаемый в памяти компьютера, выбирается таким, чтобы значение nm-ой функции было равно единице: ~ j nm ( ) = 1. Значение коэффициента определяется из требования, чтобы прямая и обратная рекуррентные процедуры давали одно и то же значение функции Бесселя порядка n. Окончательно, истинные значения функций Бесселя высоких порядков рассчитываются обратной перенормировкой ~ найденных функций jn с номерами n m n < n m1 :

~ ~ j n ( ) = j n ( ) m = j n ( ) (µ1 µ 2...µ m ).

(4.32) После этого находятся производные функций по рекуррентным соотношениям (4.29). Таким образом, сферические функции Бесселя и Неймана и их производные всех необходимых порядков оказываются известными.

§ 4.3. Перенормировка сферических функций В рассматриваемой задаче удобно проводить нормировку используемых сферических функций Бесселя и Ханкеля, исходя из функций Бесселя аргумента = ka, то есть, например, на границе внутренней области r a. В этом случае в требуемом диапазоне значений аргумента новые функции будут и не слишком малы, и не слишком велики. Для введения нормирующих множителей n : n = 0 при n < ka и n = ln[ j n (ka )] при n ka, можно использовать основываться асимптотику на (4.22), однако оказалось целесообразнее из рекуррентных соотношениях, вытекающих соответствующих соотношений для сферических функций Бесселя (см. § 4.2). При этом для расчета n = ln[ j n (ka )] функции j n (ka) не вычисляются явно, а используются логарифмы введенных в § 4.2 вспомогательных коэффициентов ~, µ1,...µ m и функций j n (ka) :

n = ln ( ) + ln (µ 1 ) + ln (µ 2 ) +... + ln (µ m ) ln ( j n ( ka ) ).

~ (4.33) Описанная процедура позволяет избежать использования больших чисел, т.е. обойти проблему машинной бесконечности. Чтобы рассчитать значения нормированных сферических функций Бесселя произвольного аргумента порядка n, используются видоизмененные прямые рекуррентные соотношения:

jn ( ) = 2n jn1 ( ) exp( n n1 ) jn2 ( ) exp( n n2 ). (4.34) Нормированные функции Бесселя порядков n находятся с помощью процедуры обратного рекуррентного счета, описанной в § 4.2, но запоминаются ~ ~ не функции j, а функции j и логарифмы = ln( ) коэффициентов, где n n n m m nm n < nm+1. Затем проводится необходимая перенормировка ~ ~ j n ( ) = jn ( )exp( n n ).

(4.35) Производные нормированных функций Бесселя рассчитываются по рекуррентной формуле:

j n ( ) = jn1 ( ) exp( n n1 ) (n + 1) j n ( ).

(4.36) Нормированные функции Ханкеля и их производные определяются из соотношений:

hn(1) ( ) = j n ( ) exp(2 n ) + iy n ( ), hn(1) ( ) = j n ( ) exp(2 n ) + iy n ( ).

(4.37) (4.38) и их Расчет нормированных yn функций Неймана по y n ( ) = y n ( ) exp( n ) производных осуществляется следующим видоизмененным рекуррентным соотношениям:

y n ( ) = 2n y n1 ( ) exp( n1 n ) y n2 ( ) exp( n2 n ), (n + 1) y n ( ) (4.39) (4.40) y n ( ) = y n1 ( ) exp( n1 n ).

§ 4.4. Результаты расчетов В качестве примера расчета поля фокусированного излучателя большой апертуры на рис. 23 представлена зависимость амплитуды акустического давления от расстояния вдоль оси пучка для излучателя апертуры ka = 1000, при угле фокусировки 0 = 60° (см. рис. 21) и равномерном распределении скорости вдоль излучающей поверхности:

u = u0, для всех 0.

(4.41) |P| 500 400 300 200 100 0 6 4 2 0 0 0.05 0.1 0. 0. 1. z/f Рис. 23. Нормированная амплитуда акустического давления |P|=|p|/0c0u0 вдоль оси пучка (ka = 1000, 0 = 60°, распределение скорости вдоль излучающей поверхности - равномерное). Сплошная линия соответствует результатам, полученным методом сращиваемых разложений, пунктирная линия построена по расчетам на основе интеграла Рэлея Сплошная линия на рис. 23 соответствует вычислениям, проведенным с помощью модифицированного метода сращиваемых разложений, а пунктирная – расчетам, выполненным на основе интеграла Рэлея [32]:

i 0 r p(r ) = re u (r ' ) r r dS '. S r r' rr ik r r ' (4.42) r r Здесь r - радиус-вектор точки наблюдения, r ' - радиус-вектор элемента dS’ излучающей поверхности S. Хорошо заметны значительные отличия между этими двумя теоретическими кривыми в области вблизи излучающей поверхности, которые можно объяснить дифракцией на поверхности источника или многократными переотражениями элементарных волн искривленной поверхностью излучателя. Как уже отмечалось, критерием проверки правильности решения является точность восстановления граничных условий, поскольку использованный вид разложений по сферическим гармоникам (4.6) - (4.9), при любом количестве членов ряда и при любых значениях коэффициентов разложения n и n, является частным решением уравнения Гельмгольца. На рис. 24 представлены результаты, демонстрирующие высокую точность U 0.03 0. 1. 0. 0.01 0 80 85 0.9995 91. 93. 95. 0 0 45 90, град.

Рис. 24. Восстановление граничного условия и условия сшивки для нормальной компоненты колебательной скорости для случая ka=200, 0 = 80°. ( pi p e ) U= k 0 c0 u0 - скачок безразмерной скорости на сшивающей n поверхности при 090°, U= p n k 0 c0 u безразмерная скорость излучающей поверхности при 90° < 180°. При точном решении задачи должно быть |U|=0 при 090°, и |U|=1 при 90° < 180° восстановления граничного условия (4.1б) и условия сшивки (4.10б) для нормальной компоненты колебательной скорости. В рассматриваемом случае граничное условие (4.1б) имело вид (4.41), радиус апертуры излучателя составлял ka = 200, а угол фокусировки 0 = 80°. Распределение скорости приведено в виде её зависимости от угла сферической системы координат (рис. 21), при этом на интервале [0°, 90°] кривая воспроизводит условие (4.10б), а на интервале (90°, 180°] – условие (4.1б). Отметим, что в приведенном случае нормальная компонента скорости излучающей поверхности восстанавливается с точностью не хуже 0.03%, а непрерывность нормальной производной давления вдоль поверхности сшивки выполняется с точностью не хуже 3% относительно величины скорости на излучателе, при этом наибольшая погрешность в выполнении условия сшивки возникает на краю излучателя.

u/u 1 0,95 0,9 0,85 0 20 40, град.

Рис. 25. Результаты восстановления граничного условия для случая ka=150, 0 = 60° и равномерного распределения амплитуды нормальной скорости излучающей поверхности при равномерном (тонкая линия) и неравномерном (толстая линия) распределении точек вдоль поверхности Использование неравномерного распределения точек дискретизации граничного условия на поверхности излучателя, как оказалось, позволяет во многих случаях повысить точность вычислений примерно в 10 раз при прочих равных условиях. В качестве иллюстрации на рис. 25 показаны результаты восстановления граничного условия (4.1б) для случая ka = 150, 0 = 60 и равномерного распределения скорости на излучающей поверхности (4.13). Оказалось также, что, помимо повышения точности, модифицирование метода приводит к существенному увеличению области допустимых для расчета значений угла фокусировки, вплоть до 90°. На рис. 26 показаны результаты вычислений акустического поля на оси излучателя радиуса апертуры ka = 200 с углом фокусировки 0 = 88°. Для этого случая не удается провести расчеты немодифицированным подходом [139]. Толстая линия получена с помощью модифицированного метода сращиваемых разложений, а тонкая – на основе интеграла Рэлея. Дополнительно, в увеличенном масштабе, показаны соответствующие распределения на оси вблизи источника и за фокусом. С точки зрения практических приложений представляет интерес расчет поправок, даваемых рассматриваемой здесь теорией по сравнению с |P| 150 100 50 0 3 2 1 0 0 0.1 0. 40 20 0 1 1.2 1. 0. 1. z/f Рис. 26. Амплитуда акустического давления |P|=|p|/0c0u0 вдоль оси излучателя радиуса апертуры ka = 200 с углом фокусировки 0 = 88°. Толстая линия получена с помощью модифицированного метода сращиваемых разложений, а тонкая – на основе интеграла Рэлея предсказаниями интеграла Рэлея (4.14). Эти поправки и есть то перерассеянное поле, которое возникает из-за дифракции на вогнутой поверхности. На рис. 27 приведены примеры двумерного пространственного распределения амплитуды указанного перерассеянного поля в плоскости, проходящей через ось симметрии источника. Величина амплитуды поля рассчитывалась как p = p1 p2, где p1 и p2 – комплексные амплитуды акустического давления, полученные методом сращиваемых разложений и методом интеграла Рэлея, соответственно. Представлены случаи для ka = 200 и достаточно больших углов фокусировки: 0 = 80° (а) и 88° (б). Для наглядности введена неравномерная шкала градации серого цвета, чтобы лучше была видна структура поля дифракции в дофокальной области. Видно, что перерассеянное поле особенно заметно вблизи оси излучателя, особенно начиная с некоторого расстояния за геометрическим фокусом. Как было замечено в работе [139], концентрация дополнительного поля на оси за точкой фокуса имеет геометрическое объяснение: переотраженные от вогнутой поверхности лучи не могут пересечь ось ближе, чем на расстоянии z min f = 1 cos 0 cos 2 0. На указанном расстоянии ось пересекают лучи, испущенные точками края Рис. 27. Двумерные распределения амплитуды перерассеянного акустического поля в плоскости, проходящей через ось симметрии излучателя радиуса апертуры ka = 200 с большим углом фокусировки: а) 0 = 80°;

б) 0 = 88°. Градацией серого цвета изображен нормированный модуль |P|=|p1-p2|/0c0u0 комплексной разности амплитуды акустического давления p1, рассчитанной методом сращиваемых разложений, и амплитуды p2, вычисленной на основе интеграла Рэлея излучателя после зеркального отражения от диаметрально противоположных точек (штрих-пунктирная линия на рис. 28);

все остальные переотраженные лучи пересекают акустическую ось при z > zmin.

0.5 1. 0.5 0 1. Рис. 28. Схематическое пояснение геометрической структуры перерассеянного поля Вне оси симметрии перерассеянное поле имеет вполне определенную структуру (см. рис. 27). Видна овальная область между фокусом и излучателем, где перерассеянное поле очень мало (за исключением, может быть, точек вблизи оси). В этой области интеграл Рэлея позволяет довольно точно предсказывать акустическое поле. Существование указанной области также следует из геометрических соображений. Если рассмотреть положение всех возможных лучей, испущенных точками излучателя и отраженных от вогнутой поверхности, то нетрудно заметить, что после зеркального отражения дальше всего от поверхности отклоняются лучи, испущенные краем излучателя. Отметим, что край является к тому же и самым интенсивным источником, порождая так называемую краевую волну. На рис. 28 пунктирной линией показаны лучи, идущие от края к вогнутой поверхности (соответствующее акустическое поле учтено в интеграле Рэлея), а тонкими сплошными прямыми изображен ход этих лучей после отражения (эти лучи уже не учитываются интегралом Рэлея). Огибающая всех лучей, испущенных краем и однократно отраженных от поверхности, образует характерную дугу, изображенную на рис. 28 жирной линией. Анализ показывает, что эта огибающая задается как кривая R() в следующем параметрическом виде:

R= f tg cos + sin, tg cos + sin (4.43) 2 3 tg sin tg cos 2 cos 2 = arctg, 3 1 2 cos 2 cos tg sin (4.44) где = (3 ± 0 ) 2, а угол меняется в пределах -0 < < +0. Поверхность вращения, образуемая указанной огибающей, как раз и формирует границу овальной области «тени», где поправки к интегралу Рэлея невелики. Вне области тени локализованы как однократно, так и многократно отраженные лучи. На первый взгляд из рис. 27 следует, что амплитуда перерассеянного поля там невелика по сравнению со значениями на оси симметрии. Однако вне оси мала амплитуда и основного поля, т.е. относительный уровень перерассеянного поля оказывается велик. Так, вблизи излучающей поверхности многократно переотраженные лучи могут давать поправки, сравнимые с амплитудой поля. В случае слабо и умеренно фокусированных излучателей область тени (для перерассеянного поля) раскрывается и занимает почти все полупространство перед излучателем (рис. 28б). подтверждается экспериментально [144].

При этом интеграл Рэлея Этот факт почти всюду вполне адекватно описывает акустическое поле.

Использованное выше построение картины акустических лучей описывает структуру дополнительного поля лишь качественно. Например, не объясняется наличие перерассеянного поля вблизи оси внутри области тени, наличие интерференционных полос и т.д. Ценность использованного в работе метода сращиваемых разложений заключается в том, что он позволяет с высокой точностью рассчитать полную дифракционную задачу.

§ 4.5. Выводы Главы Разработанная модификация метода сращиваемых разложений для описания акустического поля источников в линейном приближении позволяет проводить исследования пространственной структуры поля сильно фокусированных излучателей (вплоть до углов схождения в 180) и излучателей большой апертуры, вплоть до размера порядка ka = 1000. Проведенные исследования структуры акустического поля, перерассеянного поверхностью осесимметричных фокусированных источников звука, показывают наличие области тени, где перерассеянное поле практически отсутствует. Граница этой области определяется огибающей к однократно отраженным от поверхности лучам, испущенным с края излучателя. Особенно сильное влияние перерассеянного излучающей поверхностью акустической поля сказывается на оси симметрии источника за его фокусом. Такого рода особенности должны быть учтены, например, при использовании сильно фокусированных излучателей в терапии для локального воздействия на ткани головного мозга человека.

ЗАКЛЮЧЕНИЕ В настоящей диссертационной работе экспериментально и теоретически исследована роль эффекта на нелинейного эффективность поглощения их фокусированных на среду ультразвуковых распространения. волн воздействия В частности, изучены звукоиндуцированный нагрев и генерация сдвиговых волн под действием радиационного давления. Кроме того, проведен теоретический анализ структуры ультразвукового поля в условиях сильной фокусировки вогнутыми излучателями с большим волновым размером. Основные результаты можно сформулировать следующим образом: 1. Экспериментально современных нагрева. показано, что в условиях, характерных для ультразвуковых терапевтических устройств, акустическая нелинейность среды приводит к сильному увеличению звукоиндуцированного Указанный эффект обусловлен образованием крутых участков в профиле волны и связанному с этим дополнительному поглощению. 2. При нагревании среды фокусированным импульсно-периодическим ультразвуковым пучком с заданной средней мощностью эффективность тепловыделения можно увеличить путем увеличения скважности. Такой способ позволяет добиться повышения локального тепловыделения в фокусе без дополнительного нагрева остальных участков среды. перегрев биоткани вне области планируемого воздействия. 3. Показано, что в воде полная мощность фокусированного пучка с параметрами, типичными для терапевтического ультразвука, не зависит от расстояния между источником и датчиком вплоть до границы фокальной области, несмотря на изрезанную дифракционную структуру акустического поля. В фокальной области полная мощность уменьшается из-за проявления эффекта акустической нелинейности. Экспериментальные данные находятся в хорошем согласии с результатами теоретических расчетов на основе уравнения Хохлова-Заболотской-Кузнецова. 4. Предложен метод повышения эффективности генерации сдвиговых волн в гелеообразной среде в фокальной области ультразвукового пучка.

Тем самым, при использовании фокусированного ультразвука в терапии можно устранить Метод основан на применении нелинейных ультразвуковых волн с пилообразным профилем вместо традиционно используемых квазисинусоидальных волн. 5. В экспериментах по генерации сдвиговых волн в желатине показано, что благодаря акустической нелинейности среды величина сдвигового смещения может быть увеличена на порядок при переходе к более коротким ультразвуковым импульсам той же энергии, но большей амплитуды. 6. Развит новый теоретический подход, позволяющий с высокой точностью предсказывать разложений волновые для поля, создаваемые сильно фокусированными и использовании вогнутыми излучателями. Подход основан на применении метода сращиваемых решения уравнения Гельмгольца перенормировки сферических функций Бесселя. 7. Численно исследовано акустическое поле сильно фокусирующих (с углом схождения вплоть до 180°) и широкоапертурных (с волновым размером вплоть до ka = 1000) вогнутых источников. Показано, что традиционно используемое приближение интеграла Рэлея дает заметную ошибку на оси симметрии источника и в области пространства, куда попадают волны, переотраженные от излучающей поверхности. Получено аналитическое выражение границы этой области - каустики, образуемой лучами, соответствующими однократному отражению краевой волны от поверхности источника.

Приложение 1. ИЗМЕРЕНИЕ ЭЛЕКТРИЧЕСКОГО ИМПЕДАНСА ПЬЕЗОКЕРАМИЧЕСКОГО ПРЕОБРАЗОВАТЕЛЯ При изучении воздействия мощных акустических волн для начала нужно убедиться, что используемая в работе акустическая система способна излучать волны большой мощности. Одними из основных ограничивающих факторов в процессе преобразования электрической энергии в энергию волнового поля, в данном случае, ультразвукового, является несогласованность акустических и электрических импедансов частей системы. Так акустический импеданс пьезокерамики или кварца (материала излучателя) во много раз превышает импеданс среды нагрузки, то есть среды, в которую излучается волна. Кроме того, для эффективного преобразования электрической энергии некоторого источника, согласование например, генератора напряжения, необходимо как хорошее элемента электрического импеданса излучателя электрической цепи и внутреннего сопротивления используемого генератора напряжения. Следует отметить, что акустический и электрический импедансы пьезоэлементов оказываются связанными между собой. Наличие информации о величине электрического импеданса излучателя позволяет определить значение частоты, на которой согласование генератора и излучающей системы происходит наилучшим образом. При этом наибольшая часть электрической энергии переходит в акустический вид. Наилучшее согласование происходит, если действительная часть электрического импеданса излучающей системы оказывается равной внутреннему сопротивлению генератора (как правило, Rвнутр.= 50 Ом), а мнимая часть импеданса равна нулю, хотя в реальных системах такой случай практически не реализуется. Теоретическое рассмотрение пьезоэлектрического преобразователя, поперечные размеры которого много больше длины волны, может быть проведено методом представления в виде шестиполюсника [145], что схематически отображено на рис. 29. возбуждения акустических волн это Для установившегося процесса дает возможность представить пьезоизлучатель как элемент, электрический импеданс которого выражается следующим образом:

~ а) б) I, U p1, v1 1 c 1 ccc l 2 c p1, v Рис. 29. Геометрия задачи (а) и схематическое представление пьезоэлектрического излучателя как шестиполюсника (б), I и U – электрический ток и напряжение на излучателе, pi и vi – акустическое давление и нормальная компонента колебательной скорости на поверхности пьезоэлектрического материала k2 1 1 T Z0 = iC 0 kl zc. z1 z 2 (z + z ) 1 + 2 sin kl + i 1 2 cos kl zc zc i (z1 + z 2 ) sin kl + 2(1 cos kl ) (П.1.1) Здесь предполагаются гармонические колебания вида e-it и используются следующие обозначения:

- циклическая частота, kT2 коэффициент электромеханической связи, C0 - электрическая емкость пьезокерамического преобразователя на низких частотах, k=k’(1+i) - комплексное волновое число в материале излучателя, где k’ – действительное волновое число, а характеризует потери с материале пьезоэлемента, l - толщина пьезопластины, z1 = 1c1 и z 2 = 2 c2 - акустические импедансы двух сред нагрузки (например, воздух или вода), примыкающих к излучателю слева и справа соответственно, z c = c cc - акустический импеданс пьезоматериала, где i и ci – плотность и скорость звука в соответствующей среде. Однако на практике не всегда бывают известны все параметры пьезопреобразователя, поэтому часто используется прямой метод измерения электрического импеданса излучающей системы Z = |Z|ei в соответствии со схемой, приведенной на рис. 30. Пьезоэлектрический излучатель, акустически нагруженный с одной стороны на воздух, а с другой на воду, акустическую среду, используемую в экспериментах в основной части представляемой Рис. 30. Схема измерения электрического импеданса пьезопреобразователя: 1 – генератор, 2 – резистор, 3 – пьезопреобразователь работы, соединялся последовательно с эталонным резистором R = 50 Ом и возбуждался цифровым генератором HP 33120A. Измерялись напряжения U1 и U2 с учетом разности фаз между сигналами (см. Рис. 30).

Для этого использовался цифровой осциллограф Tektronix TDS 520A, который позволял с высокой точностью проводить измерения как амплитуды сигналов U10 и U20, так и временного сдвига между ними. Пусть U 1 = U 10 e it e i1 и U 2 = U 20 e it e i 2 - электрическое напряжение на выходе генератора и на пьезопреобразователе соответственно, где U10 и U20 – действительные амплитуды сигналов, 1 и 2 - их действительные фазы. Тогда действительную (ReZ) и мнимую (ImZ) части импеданса можно представить в следующем виде:

Re Z = Z cos, Im Z = Z sin, (П.1.2) где Z =R tg = U 20 sin U 10 sin( 2 1 ) sin( 2 1 ), U 20 cos( 2 1 ) U (П.1.3) (П.1.4) где 2 1 = t, где t - экспериментально измеряемый временной сдвиг. Для используемого в работе, описанной в Главах 2 и 3, пьезокерамического преобразователя диаметром 10 см и радиусом кривизны 20 см измеренные действительная и мнимая части импеданса представлены на рис. 31 как функции частоты. На частоте f = 2 = 1.092 МГц излучающая ReZ, Ом 40 30 20 10 0 1 1.05 1.1 1. а) ImZ, Ом 20 10 0 -10 1 1.05 1.1 1. б) f, MГц 1. f, МГц 1. - Рис. 31. Частотные зависимости действительной (а) и мнимой (б) частей электрического импеданса фокусирующего пьезокерамического излучателя диаметром апертуры 10 см и радиусом кривизны 20 см пьезопластина имеет антирезонанс, при этом мнимая часть импеданса обращается в ноль, а действительная имеет максимум. На этом частоте Z = ReZ = 34 Ом, то есть оказывается достаточно близким по величине к внутреннему сопротивлению генератора Rвнутр.= 50 Ом. Таким образом, можно считать, что для данного излучателя на частоте антирезонанса преобразование электрической энергия в энергию акустического поля будет происходить наиболее эффективно.

Приложение 2. ИЗМЕРЕНИЕ КОЭФФИЦИЕНТА ПОГЛОЩЕНИЯ ЖЕЛАТИНА Чтобы иметь представление о том, насколько близко используемый в работе фантом биологической ткани имитирует мягкую биоткань, а также, чтобы иметь возможность сравнивать экспериментальные результаты исследования акустического нагрева среды с результатами численного моделирования такого процесса, необходима информация о значениях основных акустических параметров среды. Поскольку в данной работе использовался концентрированный желатин, характерные значения плотности, скорости звука и коэффициента поглощения которого не являются доступными табличными данными, соответствующие параметры были измерены автором экспериментально. Схема измерений представлена на рис. 32. Между двумя плоскими излучателями 1 и 2 круглого сечения зажимался образец из желатина 3 так, чтобы две его противолежащие грани, обеспечивая наилучший контакт с поверхностями излучателей, оказывались параллельными друг другу. Преобразователь 1 работал в режиме излучения достаточно коротких импульсов длительностью порядка 30 циклов, преобразователь 2 – в режиме приема. Для совмещения акустических осей пучков была разработана L Рис. 32. Геометрия системы для измерения акустического коэффициента поглощения и скорости звука в желатине поддерживающая конструкция 4, позволяющая при этом с хорошей точностью устанавливать частотах: параллельность излучающих поверхностей. В работе использовались 4 плоских источника с широкой полосой излучения на разных f, МГц f, МГц (-6дБ) Диаметр, мм 2.25 1.43 25. 5.0 2.8 25. 7.5 4.36 10.0 4.64 25. Измерение частотной зависимости коэффициента поглощения велось в несколько этапов, на каждом из которых использовались пары преобразователей с близкими центральными частотами излучения, чтобы на приемнике амплитуда прошедшего через исследуемую среду сигнала была максимальна, а следовательно была минимальна погрешность измерений. Измерения коэффициента поглощения желатина проводились в частотном интервале от 3 до 12 МГц. Для определения величины коэффициента поглощения и скорости звука измерялись амплитуда UL и время задержки L акустического импульса, однократно прошедшего через исследуемую среду толщины L = L1 3.5 см или L = L2 8.5 см.

Для того, чтобы учесть изменение амплитуды прошедшего импульса с увеличением расстояния между источником и приемником, связанные с дифракционной расходимостью пучка, проводились аналогичные калибровочные измерения зависимости амплитуды импульса от расстояния в воде, то есть в среде, характеризующейся очень малым коэффициентом поглощения и практически тем же значением скорости звука. В этом случае можно считать, что изменение амплитуды связано только с дифракцией акустического пучка. Тогда величина коэффициента поглощения может быть выражена следующим образом:

U L 2 U L1 1 = ln (L1 L2 ) U L2 U L жел., вода (П2.1) 0., см - 20% 0. 13% 0. 0 0 4 8 12 f, МГц Рис. 33. Частотные зависимости коэффициента поглощения в желатине двух концентраций 13% и 20% по массе. Точками представлены экспериментальные результаты. Сплошные линии – кривые, наилучшим образом аппроксимирующие зависимости степным законом Результаты измерения частотной зависимости коэффициента поглощения в желатине для двух концентраций представлены на рис. 33. На рисунке отображены экспериментально полученные точки и сплошные линии, аппроксимирующие эти данные степенной зависимостью от частоты. Для двух представленных типов фантомов с учетом обозначений, введенных в §2.4 (см. формулу (2.2)) коэффициент поглощения на частоте f0 = 1.0 МГц оказался равным 0 = 0.0069 см-1 и 0 = 0.011 см-1 для концентраций 13% и 20% соответственно, а показатель степени = 1.6 для всех фантомов. Скорость распространения ультразвуковых волн измерялась исходя из времени задержки:

c жел. = L L, (П2.2) В пределах точности измерений во всех образцах в исследуемом интервале частот скорость звука можно считать частотно независимой и равной cжел. = 1540 м/c.

ЛИТЕРАТУРА 1. М.Р. Бэйли, В.А. Хохлова, О.А. Сапожников, С.Г. Каргл, и Л.А. Крам. Физические механизмы воздействия терапевтического ультразвука на биологическую ткань. - Акуст. журн., т. 49, № 4, с. 437-464 (2003). 2. G. ter Haar. Intervention and therapy. – Ultrasound in Med. & Biol., v. 26, Supplement 1, pp. S51-S54 (2000). 3. Л.Р. Гаврилов. О физическом механизме разрушения биологических тканей с помощью фокусированного ультразвука. - Акуст. журн., т. 20, № 1, с. 27-32 (1974). 4.

В.А. Буров, П.И. Дариалашвили, О.Д. Румянцева.

Активно-пассивная термоакустическая томография. - Акуст. журн., т. 48, № 4, с. 474-484 (2002). 5. В.А. Красильников, В.В. Крылов. Введение в физическую акустику. – М.: «Наука» (1984). 6. Ультразвук. Маленькая энциклопедия. Гл. ред. И.П. Голямина. - «Советская энциклопедия», Москва, с. 25 (1979). 7. Л. Бергман. Ультразвук. Под. ред. В.С. Григорьева и Л.Д. Розенберга. – М.: ИЛ 1957, 726с. 8. O.V. Rudenko, A.P. Sarvazyan, S.Y. Emelianov. Acoustic radiation force and streaming induced by focused nonlinear ultrasound in a dissipative medium. - J. Acoust. Soc. Am., v. 99, № 5, pp. 2791-2798 (1996). 9. L. Gao, K.J. Parker, S.K. Alam, and R.M. Lerner. Sonoelasticity imaging: Theory and experimental verification. - J. Acoust. Soc. Am., v. 97, № 6, pp. 3875-3886, (1995). 10. M. Bilgen and M.F. Insana. Deformation models and correlation analysis in elastography. - J. Acoust. Soc. Am., v. 99, № 5, pp. 3212-3224 (1996). 11. A.P. Sarvazyan, O.V. Rudenko, S.D. Swanson, J.B. Fowlkes, and S.Y. Emelianov. Shear wave elasticity imaging: a new ultrasonic technology of medical diagnostics. – Ultrasound in Med. & Biol., v. 24, № 9, pp. 1419-1435, (1998).

12. K.R. Nightingale, M.L. Palmeri, R.W. Nightingale, and G.E. Trahey. On the feasibility of remote palpation using acoustic radiation force. - J. Acoust. Soc. Am., v. 110, № 1, pp. 625-634 (2001). 13. В.И. Филиппенко, В.В. Третьяк. - Воен.-Мед. журнал, т. 8, с. 30 (1989). 14. Е.И. Сидоренко, В.В. Филатов, Я. М. Алимова. – Вестник офтальмологии, т. 115, № 2, с. 31 (1999). 15. А.К. Буров, Г.Д. Андриевская. - Доклады академии наук СССР, т. 106, №3, с. 445 (1956). 16. Л.Д. Розенберг. Физические основы ультразвуковой технологии. – М.: «Наука» (1970). 17. F. Chavrier, J.Y. Chapelon, A. Gelet, and D. Cathignol. Modeling of highintensity focused ultrasound-induced lesions in the presence of cavitation bubbles. - J. Acoust. Soc. Am., v. 108, № 1, pp. 432-440 (2000). 18. A.L. Malcolm and G.R. ter Haar. Ablation of tissue volumes using high intensity focused ultrasound. - Ultrasound Med. Biology, v. 22, № 5, pp. 659-669 (1996). 19. N.A. Watkin, G.R. ter Haar, and I. Rivens. The intensity dependence of the site of maximal energy deposition in focused ultrasound surgery. - Ultrasound Med. & Biol., v. 22, № 4, pp. 483-491 (1996). 20. M.A. Averkiou, D.R. Roundhill, and J.E. Powers. A new imaging technique based on the nonlinear properties of tissue. – in Proc. IEEE Ultrason. Symp., v. 2, pp. 3035 (1997). 21. B. Ward, A.C. Baker, and V.F. Humphrey. Nonlinear propagation applied to the improvement of resolution in diagnostic medical ultrasound. - J. Acoust. Soc. Am., v. 101, № 1, pp. 143-154 (1997). 22 P.N. Burns, D.H. Simpson and M.A. Averkiou. Nonlinear imaging. - Ultrasound in Med. & Biol., Vol. 26, Supplement 1, pp. S19–S22 (2000). 23. M.A. Averkiou. Tissue harmonic imaging. – in Proc. IEEE Ultrason. Symp., v. 2, pp. 1563-1572 (2000).

24. M.A. Averkiou. Nonlinear imaging techniques in diagnostic ultrasound. Nonlinear acoustics at the beginning of the 21st century, v. 1, pp. 363-370 (2002). 25. F.L. Lizzi, E.J. Feleppa, S. Kaisar Alam, and C.X. Deng. Ultrasonic spectrum analysis for tissue evaluation. - Pattern Recognition Letters, v. 24, pp. 637–658 (2003). 26. Ю.Н. Маков. О тепловых полях и тепловых дозах при ультразвуковой хирургии: модель гауссова сфокусированного пучка. - Акуст. журн., т. 47, № 3, с. 393-400 (2001). 27. I.H. Rivens, R.L. Clarke, and G.R. ter Haar. v. 43, № 6, pp. 1023-1031 (1996). 28. R.J. McGough, M.L. Kessler, E.S. Ebbini, and C.A. Cain. Treatment planning for hyperthermia with ultrasound phased arrays. - IEEE Trans. ultrasonics, ferroelec. and freq.cont., v. 43, № 6, pp. 1074-1084 (1996). 29. J. Sun and K. Hynynen. Focusing of therapeutic ultrasound through a human skull: A numerical study, - J. Acoust. Soc. Am., v. 104, № 3, pt. 1, pp. 1705-1715 (1998). 30. А.В. Гладилин, А.А. Догадов. Фокусирующие излучатели ультразвука с электрически управляемой пространственно-временной структурой создаваемых полей. - Акуст. журн., т. 46, № 4, с. 560-562 (2000). 31. J.W.S. Rayleigh. The theory of sound. - Dover, New York, v. II, p. 47 (1945). 32. H.T. O’Neil. Theory of focusing radiators. - J. Acoust. Soc. Am., v. 21, № 5, pp. 516-526 (1949). 33. Design of focused ultrasound surgery transducers. - IEEE Trans. ultrasonics, ferroelec. and freq.cont., Ю.А.

Пищальников, О.А. Сапожников, Т.В. Синило.

Повышение эффективности генерации сдвиговых волн в желатине при нелинейном поглощении фокусированного ультразвукового пучка. – Акуст. жур., т. 48, № 2, с. 253-259 (2002).

34. О.А. Сапожников, Т.В. Синило. Акустическое поле вогнутой излучающей поверхности при учете дифракции на ней. – Акуст. жур., т. 48, № 6, с. 813821 (2002). 35. О.А. Сапожников, Т.В. Синило. Повышение эффективности нагрева жидкости мощным ультразвуковым пучком за счет формирования ударных участков в профиле волны. - Известия Академии наук. Серия физическая, т. 62, № 12, с. 2371-2374 (1998). 36. О.А. Сапожников, Т.В. Синило. Повышение эффективности нагрева жидкости мощным ультразвуковым пучком за счет формирования ударных участков в профиле волны. - Труды VI Всеросс. школы-сем. “Волн. явл. в неоднор. средах”, Красновидово, с. 24-26 (1998). 37. Yu.A. Pishchalnikov, O.A. Sapozhnikov, and T.V. Sinilo. Excitation of shear waves in gelatin by a focused sawtooth wave. – Proc. of 15th Intern. Symp. on Nonlin. Acoust., ed. by W. Lauterborn and T. Kurz, Amer. Inst. of Physics, pp. 203-206 (2000). 38. Yu.A. Pishchalnikov, O.A. Sapozhnikov, and T.V. Sinilo. Experimental demonstration of enhancement of heat deposition in a focused ultrasound beam with shocks. – Proc. of 15th Intern. Symp. on Nonlin. Acoust., ed. by W. Lauterborn and T. Kurz, Amer. Inst. of Physics, pp. 483-486 (2000). 39. А.Е. Пономарев, Ю.А. Пищальников, О.А. Сапожников, Т.В. Синило. Экспериментальное исследование зависимости полной мощности фокусированного акустического пучка от расстояния в условиях проявления нелинейных эффектов. - Труды VI Всеросс. школы-сем. “Волн. явл. в неоднор. средах”, Красновидово, т. 1, с. 37-39 (2000). 40. О.А. Сапожников, Т.В. Синило. Численное исследование поля вогнутого излучателя методом сращиваемых разложений. - Сборник трудов X сессии РАО, т. 1, с. 179-182 (2000). 41. V.A. Khokhlova, A.E. Ponomarev, O.A. Sapozhnikov, T.V. Sinilo. Spatial dependence of the total power of an ultrasound beam in the presence of acoustic nonlinearity and diffraction. – Proc. of the Intern. Conf. “Progress in nonlinear science”, v. 2, p. 545-549 (2001). 42. O.A. Sapozhnikov, T.V. Sinilo. Numerical investigation of the concave transducer’s field by means of matched expansions method. – Proc. of 17th Intern. Congr. on Acoust., v. 5, pp. 154-157 (2001). 43. А.Е. Пономарев, О.А. Сапожников, Т.В. Синило, В.А. Хохлова. Исследование зависимости полной мощности ультразвукового пучка от расстояния в условиях проявления эффектов акустической нелинейности и дифракции. Сборник трудов XI сессии РАО, т. 1, с. 218-221 (2001). 44. M.R. Bailey, L.N. Couret, O.A. Sapozhnikov, V.A. Khokhlova, G. ter Haar, S. Vaezy, X. Shi, R. Martin, and L.A. Crum. Use of overpressure to assess the role of bubbles in focused ultrasound lesion shape in vitro. - Ultrasound in Med. & Biol., v. 27, № 5, pp. 695-708 (2001). 45. R. Glynn Holt and R.A. Roy. Measurements of bubble-enhanced heating from focused, MHz-frequency ultrasound in a tissue-mimicking material. - Ultrasound in Med. & Biol., v. 27, № 10, pp. 1399–1412 (2001). 46. R.L. Clarke and G.R. ter Haar. v. 23, № 2, pp. 299-306 (1997). 47. P.P. Lele. Thresholds and mechanisms of ultrasonic damage to “organized” animal tissues. – In: D.G. Hazzard and M.L. Lit zeds. Symposium on biological effects and characterizations of ultrasound sources. DHEW Publ. FDA 78-8048, pp. 224-239 (1977). 48. C.R. Hill, I. Rivens, M.G. Vaughan, and G.R. ter Haar. Lesion development in focused ultrasound surgery: a general model. - Ultrasound in Med. & Biol., v. 20, pp. 259-269 (1994). 49. C. Le Floch, M. Fink. Ultrasonic mapping of temperature in hypertermia: the thermal lens effect. - Proc. of IEEE Symp. on Ultrasonics, v. 2, pp. 1301-1304 (1997).

Temperature rise recorded during lesion formation by high-intensity focused ultrasound. - Ultrasound in Med. & Biol., 50. I.M. Hallaj, R.O. Cleveland, and K. Hynynen. Simulation of the thermo-acoustic lens effect during focused ultrasound surgery. - J. Acoust. Soc. Am., v. 109, № 5, pt. 1, pp. 2245-2253 (2001). 51. F. Duck. Physical properties of tissues. – London: Academic Press (1990). 52. L. Chen, I. Rivens, G.R. ter Haar, et. al. Histological changes in rat liver tumours treated with high intensity focused ultrasound. - Ultrasound in Med. & Biol., v. 19, №. 1, pp. 64-74 (1993). 53. S. Hilgenfeldt, D. Lohse, and M. Zomack. Sound scattering and localized heat deposition of pulse-driven microbubbles. - J. Acoust. Soc. Am., v. 107, № 6, pp. 3530-3539 (2000). 54. P. Meaney, M. Cahill, G. ter Haar. The intensity dependence of focused ultrasound leasion position. – SPIE, v. 3249, pp. 246-256 (1998). 55. N. Bush, I. Rivens, G.R. ter Haar, and J.C. Bamber. v. 19, pp. 789-801 (1993). 56. X. Fan and K. Hynynen. 482 (1996). 57. F. Wu, W.-Z. Chen, J. Bai, J.-Z. Zou, Z.-L. Wang, H. Zhu and Z.-B. Wang. Pathological changes in human malignant carcinoma treated with high-intensity focused ultrasound. - Ultrasound in Med. & Biol., v. 27, №. 8, pp. 1099–1106 (2001). 58. Л.Р. Гаврилов, Дж.У. Хэнд. Двумерные фазированные ультразвуковые решетки для применения в хирургии: перемещение одиночного фокуса. Акуст. журн., т. 46, № 4, с. 456-466 (2000). 59. Л.Р. Гаврилов, Дж.У. Хэнд. Двумерные фазированные ультразвуковые решетки для применения в хирургии: сканирование несколькими фокусами. Акуст. журн., т. 46, № 5, с. 632-639 (2000). Ultrasound surgery using multiple sonications – Acoustic properties of lesions generated with an ultrasound therapy system. - Ultrasound in Med. & Biol., treatment time considerations. - Ultrasound in Med. & Biol., v. 22, №. 4, pp. 471– 60. Е.А. Филоненко, Л.Р. Гаврилов, В.А. Хохлова, Дж.У. Хэнд. Акустический нагрев биологической ткани с помощью двумерной фазированной решетки со случайным и регулярным расположением элементов. - Акуст. журн., т. 50, № 1 (2004 в печати). 61. D.R. Daum and K. Hynynen. A 256-element ultrasonic phased array system for the treatment of large volumes of deep seated tissue. - IEEE Trans. ultrasonics, ferroelec. and freq.cont., v. 46, № 5, pp. 1254-1268 (1999). 62. Win-Li Lin, Chihng-Tsung Liauh, Jia-Yush Yen, Yung-Yaw Chen, and Ming-Jium Shien.

Treatable domain and optimal frequency for brain tumours during ultrasound hyperthermia. – Int. J. Radiation Oncology Biol. Phys., v. 46, № 1, pp. 239-247 (2000). 63. L.R. Gavrilov and J.W. Hand. A theoretical assessment of the relative performance of spherical phased arrays for ultrasound surgery. - IEEE Trans. ultrasonics, ferroelec. and freq.cont., v. 47, № 1, pp. 125-139 (2000). 64. S.A. Goss, L.A. Frizzell, J.T. Kouzmanoff, J.M. Barich, and J.M. Yang. Sparse Random Ultrasound Phased Array for focal surgery. - IEEE Trans. ultrasonics, ferroelec. and freq.cont., v. 42, № 6, pp. 1111-1121 (1996). 65. G.T. Clement and K. Hynynen. A non-invasive method for focusing ultrasound through the human skull. - Phys. Med. Biol., v. 47, pp. 1219–1236 (2002). 66. E.S. Ebbini and C.A. Cain. Multiple-focus ultrasound phased-array pattern IEEE Trans.

synthesis: optimal driving-signal distributions for hyperthermia. ultrasonics, ferroelec. and freq.cont., v. 36, № 5, pp. 540-548 (1989).

67. W. F. Walker, L. A. Negron, T. J. Modzhelewski, M. J. McAlister, F. J.

Fernandez, C. A. Toth. Imaging the stiffness of the vitreous body with acoustic radiation force. - Proc. of the 1999 IEEE Int. Ultrason. Symp., pp. 1635-1639 (1999). 68. R.J. Stafford, F. Kallel, R.E. Price, D.M. Cromeens, T.A. Krouskop, J.D. Hazle and J. Ophir.

Elastographic imaging of thermal lesions in soft tissue: a preliminary study in vitro. - Ultrasound in Med. & Biol., v. 24, № 9, pp. 14491458 (1998). 69. A.F. Kolen. Elasticity imaging for monitoring thermal ablation theraphy in liver. Thesis for deg. Doct. Of Philos. In Phys., Sutton, May (2003). 70. F. Kallel, R.J. Stafford, R.E. Price, R. Righetti, J. Ophir, J.D. Hazle. The feasibility of elastographic visualization of HIFU-induced thermal lesions in soft tissues. Image-guided high-intensity focused ultrasound. - Ultrasound in Med. and Biol., v. 25, № 3, pp. 641-647 (1999). 71. R. Righetti, F. Kallel, R.J. Stafford, R.E. Price, T.A. Krouskop, J.D. Hazle, J. Ophir. Elastographic characterization of HIFU-induced lesions in canine livers.

- Ultrasound in Med. & Biol., v. 25, pp.1099-1113 (1999). 72. X. Shi, R.W. Martin, D. Rouseff, S. Vaesy, L.A. Crum. Detection of High-intensity focused ultrasound liver lesions using dynamic elastometry. – Ultrason. Imag., v. 21, pp. 107-126 (1999). 73. J. Ophir, I. Cespedes, H. Ponnekanti, I. Yazdi, X. Li. Elastography: a quantitative method for imaging the elasticity for biological tissues. - J. Ultrasonic Imaging, v. 13, pp. 111-134 (1991). 74. M. Bilgen, M.F. Insana. Deformation models and correlation analysis in elastography. - J. Acoust. Soc. Am., v. 99, № 5, pp. 3212-3224 (1996). 75 S.Y. Emelianov, J.M. Rubin, M.A. Lubinski, A.R. Skovoroda, and M. O’Donnell. Elasticity imaging of the liver: Is hemangioma hard or soft? - Proceedings of the 1998 IEEE Ultrason. Symp., v. 2, pp. 1749-1752 (1998). 76. S.K. Alam, J. Ophir. Reduction of signal decorrelation from mechanical compression of tissues by temporal stretching: Applications to elastography. Ultrasound in Med. and Biol., v. 23, № 1, pp. 95-105 (1997). 77. M. O'Donnell, A. R. Skovoroda, B. M. Shapo, S. Y. Emelianov. Ultrason., Ferroelec., Freq. contr., v. 41, № 3, pp. 314-325 (1994). Internal displacement and strain imaging using ultrasonic speckle tracking. - IEEE Trans.

78. A. R. Skovoroda, S. Y. Emelianov, M. O'Donnell. Tissue elasticity reconstruction based on ultrasonic displacement measurement and strain images. - IEEE Trans. Ultrason., Ferroelec., Freq. contr., v. 42, № 4, pp. 747-765 (1995). 79. I. Cespedes, M. Insana, and J. Ophir. Theoretical Bounds on Strain Estimation in Elastography. - IEEE Trans. Ultrason., Ferroelec., Freq. contr., v. 42, № 5, pp.969-971 (1995). 80. T. Varghese, J. Ophir. An analysis of elastographic contrast-to-noise ratio. Ultrasound in Med. and Biol., v. 24, pp.915-924 (1998). 81. M. Bilgen, M.F. Insana. (1997). 82. H. Ponnekanti, J. Ophir, Y. Huang, I. Cespedes. in Med. and Biol., v. 21, pp.533-543 (1995). 83. K. J. Parker, S. R. Huang, R. A. Musulin, R. M. Lerner. Tissue response to mechanical vibrations for sonoelasticity imaging. - Ultrasound in Med. and Biol., v. 16, № 3, pp. 241-246 (1990). 84. S. Catheline, F. Wu, and M. Fink. pp. 2941-2950 (1999). 85. L. Gao, K. J. Parker, Alam, R. M. Lerner. Sonoelasticity imaging: theory and experimental verifications. - J. Acoust. Soc. Am., v. 96, № 6, pp. 3875-3885 (1995). 86. Z. Wu, L.S. Taylor, D.J. Rubens, and K.J. Parker. Shear wave focusing for threedimensional sonoelastography. - J. Acoust. Soc. Am., v. 111, № 1, pt. 1, pp. 439446 (2002). 87. M. Tanter, J. Bercoff, L. Sandrin, M. Fink. Shear Modulus Imaging using 2D transient elastography. - IEEE Trans. Ultrason., Ferroelec., Freq. contr., v. 49, № 4, pp. 426-435 (2002).

Error analysis in acoustic elastography. II. Strain estimation and SNR analysis. - J. Acoust. Soc. Am., v. 101, № 2, pp. 1147- Fundamental mechanical limitations on the visualization of elasticity contrast in elastography. - Ultrasound A solution of diffraction biases in sonoelasticity: The acoustic impulse technique. - J. Acoust. Soc. Am., v. 105, № 5, 88. L. Sandrin, M. Tanter, J-L.Gennisson, S. Catheline, M. Fink. Shear elasticity probe for soft tissues with 1D transient elastography. - IEEE Trans. Ultrason., Ferroelec., Freq. contr., v. 49, № 4, pp. 436-446 (2002). 89. V. Dutt, R. R. Kinnick, J. F. Greenleaf. Acoustic shear wave displacement measurement using ultrasound. - Proc. IEEE Symp. on Ultrason.., pp.1185-1188 (1996). 90.

В.Г.

Андреев, В.Н. Дмитриев, А.П. Сарвазян.

Ю.А. Пищальников, Наблюдение О.В. Руденко, волны, О.А. Сапожников, сдвиговой возбужденной с помощью фокусированного ультразвука в резиноподобной среде. - Акуст. журн., т. 43, № 2, с. 149 – 155 (1997). 91. О.В. Руденко. Мощный фокусированный ультразвук: нелинейные эффекты, возбуждение сдвиговых волн и медицинская диагностика. - Вест. Моск. Унив. Серия 3. Физика. Астрономия, № 6, с. 18-32 (1996). 92. K. Nightingale, R. Nightingale, M. Palmeri, G. Trahey. Acoustic remote palpation: initial in vivo results. - in Proc. IEEE Ultrason. Symp., v. 2 (2000). 93. K. Nightingale, R. Nightingale,M. Palmeri, G. Trahey. Finite element analysis of radiation force induced tissue motion with experimental validation. – Proc. of the 1999 IEEE Int. Ultrason. Symp., pp. 1319-1323 (1999). 94. В.Г. Андреев, А.В. Ведерников. Генерация и детектирование сдвиговых волн в резиноподобной среде с помощью сфокусированного ультразвука. – Вест. Моск. Унив. Серия 3. Физика. Астрономия, № 1, с. 34-37 (2001). 95. V.G. Andreev, A.V.Vedernikov, S.Y.Emelianov. Elastic moduli measurement in the phantoms of biological tissue with conventional US imaging and therapeutic instruments. – Proc. of Int. Conf. “Progress in Nonlinear Science”, v. 2, pp. 510515 (2001). 96. W. F. Walker, F. J. Fernandez, L. A. Negron. A method of imaging viscoelastic parameters with acoustic radiation force. Phys. Med. Biol., v. 45, pp. 1437-1447 (2000).

97. Л.Д. Розенберг. Фокусирующие излучатели ультразвука. – В кн. Физика и техника мощного ультразвука. М.: Наука, с. 149-206 (1967). 98. И.А. Вартанян, Л.Р. Гаврилов, А.С. Розенблюм, Е.М. Цирюльников. Сенсорное восприятие. – Л.:Наука, с. 189 (1985). 99. Д. Катиньоль, О.А. Сапожников. № 6, с. 816-824 (1999). 100. D.R. Daum, N.B. Smith, R. King and K. Hynynen. In vivo demonstration of noninvasive thermal surgery of the liver and kidney using an ultrasonic phased array. - Ultrasound in Med. & Biol., v. 25, № 7, pp. 1087-1098 (1999). 101. C.J. Diederich and K. Hynynen. Ultrasound technology for hyperthermia. Ultrasound in Med. & Biol., v. 25, № 6, pp. 871-887 (1999). 102. F. J. Pompei and Shi-Chang Wooh. (2002). 103. И.Н. Ермолов и др. Ультразвуковые преобразователи для неразрушающего контроля. – М.: Машиностроение, с. 280 (1986). 104. А.А. Догадов, И.И. Конопацкая, А.В. Гладилин. Устройство для воздействия ультразвуком на внутренние участки органов человека. – Патент RU 2139745 C1. 105. L.G. Copley. Integral equation method for radiation from vibrating bodies. - J. Acoust. Soc. Am., v. 41, № 1, pp.807-816 (1967). 106. G. Chertock. Sound radiation from vibrating surface. - J. Acoust. Soc. Am., v. 36, № 2, pp. 1305-1313 (1964). 107. A.J. Rudgers. The Green’s functions for an acoustic source of arbitrary shape. J. Acoust. Soc. Am. Suppl, v. 77, № 1, S61 (1985). 108. A.J. Rudgers. Application of a Neumann-series method to two problems in acoustic radiation theory that are formulated in terms of Green’s functions. - J. Acoust. Soc. Am., v. 79, № 5, pp. 1211-1222 (1986).

О применимости интеграла Рэлея к расчету поля вогнутого фокусирующего излучателя. - Акуст. журн., т. 45, Phased array element shapes for suppressing grating lobes, - J. Acoust. Soc. Am., v. 111, № 5, pt. 1, pp. 2040- 109. Cobb W.N. Frequency domain method for the prediction of the ultrasonic field patterns of pulsed, focused radiators. - J. Acoust. Soc. Am., v. 75, № 1, pp. 72-79 (1984). 110. D. Guyomar, J. Power. Transient fields radiated by curved surfaces – Application to focusing. - J. Acoust. Soc. Am., v. 76. № 5. pp. 1564-1572 (1984). 111. H. Djelouah, J.C. Baboux, M. Perdrix. The transient field of a planar ultrasonic transducer coupled to a lens: Experiments and simulations. - J. Acoust. Soc. Am., v. 87, № 1, pp. 76-80 (1990). 112. D. Gridin. The radiating near field of circular normal transducer of arbitrary apodization on an elastic half-space. - J. Acoust. Soc. Am., v. 106, № 3, v. 1, pp. 1237-1246 (1999). 113. В.В. Крылов. Основы теории излучения и распространения звука. МГУ, с. 20-25 (1989). 114. Д. Катиньоль, О.А. Сапожников. О применимости интеграла Рэлея к расчету поля вогнутого фокусирующего излучателя. - Акуст. журн., т. 45, № 6, с. 818-826 (1999). 115. H. Ogi, M. Hirao, and T. Honda. Ultrasonic diffraction from a transducer with arbitrary geometry and strength distribution. - J. Acoust. Soc. Am., v. 98, № 2, pt. 1, pp. 1191-1198 (1995). 116. J.S. Tan, L.A. Frizzel, N. Sanghvi, S. Wu, R. Seip, and J.T. Kouzmanoff. Ultrasound phased arrays for prostate treatment. - J. Acoust. Soc. Am., v. 109, № 6, pp. 3055-3064 (2001). 117. X. Fan, E.G. Moros, and W.L. Straube. Acoustic field for a single planar continuous-wave source using an equivalent phased array method. - J. Acoust. Soc. Am., v. 102, № 5, v. 1, pp. 2734-2741 (1997). 118. X. Fan, K. Hynynen. pp. 591–608 (1996). A study of various parameters of spherically curved phased arrays for noninvasive ultrasound surgery. - Phys. Med. Biol., v. 41, 119. T.P. Lerch and L.W. Schmerr. Ultrasonic beam models: An edge element approach. - J. Acoust. Soc. Am., v. 104, № 3, pt. 1, pp. 1256-1265 (1998). 120. B.G. Lucas and T.G. Muir. The field of a focusing source. - J. Acoust. Soc. Am., v. 72, № 4, pp. 1289 (1982). 121. B.G. Lucas, J.N. Tjtta, and T.G. Muir. Field of parametric focusing source. - J. Acoust. Soc. Am., v. 73, № 6, pp. 1966-1971 (1983). 122. M.D. Cahill and A.C. Baker. Numerical simulation of the acoustic field of a phased-array medical ultrasound scanner. - J. Acoust. Soc. Am., v. 104, № 3, pt.1, pp. 1274-1283 (1998). 123.

R.J. Dickinson.

Pages:     | 1 ||



© 2011 www.dissers.ru - «Бесплатная электронная библиотека»

Материалы этого сайта размещены для ознакомления, все права принадлежат их авторам.
Если Вы не согласны с тем, что Ваш материал размещён на этом сайте, пожалуйста, напишите нам, мы в течении 1-2 рабочих дней удалим его.