专利名称：钳式多普勒超声波流速分布仪的制作方法
技术领域：
本发明涉及提供一种钳式多普勒超声波流速分布仪，以便通过应用超声波的多普勒效应对要测量的流体的流速分布进行非接触式测量。该流速分布仪从安放在一个管道外侧之上的超声波换能器发射射入到该管道内的流体上的超声波。
背景技术：
众所周知，这种钳式多普勒超声波流速分布仪通过测量流体中包含的悬浮微粒或是气泡的移动速度，基于这些悬浮微粒或气泡是以同该流体相同的速度运动的假设，来测量流速分布或测量流体的流量。
也就是说，如在说明多普勒超声波流速分布仪工作原理的图14中所示的，一个超声波换能器11被紧固到管道21的外表面上，同时，一个使其倾斜的声波传播楔形物31被放置在管道21和换能器之间。从超声波换能器11将具有基频f0的超声波脉冲以入射角θW发射到管道21。该入射超声波脉冲被流体22中的如悬浮微粒的反射物23以一个回波频率来反射，该回波频率由于多普勒效应依赖于反射物23的移动速度(该流体的流速)从基频偏移。此情况下的回波的多普勒偏移频率fd被表达式(1)表示为fd＝(2·Vf·sinθf·f0)/Cf(1)其中，Vf为流体22的流速，θf为管道21和流体22间边界平面处超声波的折射角，且Cf是流体22中的音速。
因此，流体22的流速V能通过下面的表达式(2)获得。流速Vf和多普勒偏移频率fd，各自为沿径向位置x的一个函数，被分别表达为Vf(x)和fd(x)Vf(x)＝(Cf·fd(x))/(2·sinθf·f0) (2)图15是解释图14中流速分布仪主要部分以及依赖管道21中上述位置x的流速分布的图形。
从上面的表达式(2)，该超声波脉冲的测量线ML上的流速Vf以一定间隔被测量以便获得一种流速分布。所得的这种分布在管道21的横截面积A上被以表达式(3)中所表示的来积分以便获得该流体22的流量Q＝∫Vf·dA (3)下面，图16是显示这种钳式多普勒超声波流速分布仪(显示超声波换能器11以及连接到换能器11的转换器18的内部结构的框图)整体结构的框图。该结构同例如JP-A-2000-97742的图1中显示的多普勒超声波流量计的结构基本相同。
在图16中，参考数字12表示的是对超声波脉冲发射及其回波接收进行计时控制的发射接收计时控制单元。发射接收计时控制单元12使发射脉冲产生单元13开始工作以便产生脉冲信号，该脉冲信号用来产生从超声波换能器11发射的超声波脉冲。超声波换能器11也接收回波。由所接收到的回波导致的信号被接收信号放大控制单元14放大。被放大的接收信号在A/D转换单元15处根据来自发射接收计时控制单元12的A/D采样时钟，进行模拟到数字的转换。被数字化的信号在流速分布运算单元16处根据上面的表达式(2)被运算，由此获得流速的分布。所获得的流速分布在流量运算单元17处根据表达式(3)被进一步运算，由此获得了流量。
根据上面所解释的原理，一定可以通过表达式(2)和表达式(1)的运算而无须依靠该超声波脉冲的发射频率f0来实际获得流体22的流速Vf和流量Q。然而本发明人已获得了这样的研究结果，即超声波发射频率f0的不同导致了所获得的流速Vf和流量Q的变化，特别是，当管道21是由薄金属材料构成时，这样的频率相关性变得非常明显，而当管道21由塑料构成时，这种频率相关性很小。
而且，在申请人已经申请的第2003-396755号日本专利申请中公开的一种超声波流速分布仪中，超声波换能器被紧固到一个楔形物上，同时该超声波换能器与管道倾斜，使得从该楔形物入射到管道上的超声波的入射角不小于管道内纵波的临界角且不大于管道内横波的临界角。这样设置以便当在管道内传播的超声波的横波的音速等于或大于楔形物(当使用金属管道时)中纵波的音速时，仅有横波在管道内传播。
根据这种流速分布仪，由于在波入射到该流体前，只有横波在管道中传播，因此从要测量的流体中的反射物反射的回波成了一个波。这样，该换能器没有接收到由于纵波的回波，减少了声音噪声。然而，上述流速Vf和流量Q的频率相关问题并未解决。
因此，本发明的一个目的就是解决上述问题并提供一种具有较小频率相关性并通过充分设置超声波的发射频率以及超声波到管道的入射角而以高精度测量流速以及流量的钳式多普勒超声波流速分布仪。
发明内容
为了解决上述问题，本发明的第一方面是在钳式多普勒超声波流速分布仪中，其中，从安装在管道外边的超声波换能器发射的超声波被入射到了该管道内要测量的流体上以便通过应用以下的原理来测量要被测量的流体的流速分布，即超声波的频率，当被存在于该流体内的反射物反射时，由于多普勒效应会根据流速而发生改变；且声波传播楔形物被放置在该超声波换能器和该管道之间，所发射的超声波的频率被设置在一个频率上，该频率不同于使管道中各兰姆波模式中的波的折射角成为90度的频率，此频率由超声波从该楔形物入射到所述管道的入射角、该楔形物中的音速、该管道内横波和纵波的音速以及该管道的板厚计算得到。
本发明的第二方面是，在钳式多普勒超声波流速分布仪中，发射的超声波的频率被设置在两个频率之间的中心频率附近，在这两个频率的每个频率处，管道中兰姆波的两种连续模式的每个的波的折射角成为90度，这两个频率由超声波从楔形物入射到管道上的入射角、该楔形物中的音速、该管道中横波和纵波的音速、以及该管道的板厚计算得到。
本发明的第三方面是，在钳式多普勒超声波流速分布仪中，发射的超声波的频率被设置在一个比使管道中反对称兰姆波的第一阶模式中波的折射角成为90度的频率更低的频率，该频率由超声波从楔形物入射到管道上的入射角、该楔形物中的音速、该管道中横波和纵波的音速、以及该管道的板厚计算得出。
本发明的第四方面是，在钳式多普勒超声波流速分布仪中，从楔形物入射到管道上的超声波的入射角大于管道中反对称兰姆波的第一阶模式中波的折射角成为90度时的入射角，该入射角由从所发射的超声波的一个频率、该楔形物中的音速、该管道中横波和纵波的音速、以及该管道的板厚计算得出。
本发明的第五方面是，在钳式多普勒超声波流速分布仪中，发射的超声波的频率被设置在一个低于反对称兰姆波的第一阶模式中波的截止频率的频率处，该截止频率从该兰姆波的色散曲线(dispersioncurve)确定。
本发明的第六方面是，在第一到第五方面的任意一种中，兰姆波特征方程的一个渐进解被用作该兰姆波的相位速度用来确定被发射超声波的频率或入射角之一。
本发明的第七方面是，在第一到第六方面的任意一种中，一个用来校准从已测流量分布推导出的流量的实际流动校准常数由一个比例给出，该比例是用安装在一个包括以基准流量流动的流体的基准管道上的超声波换能器测得的流速分布中得出的流量值与同时由设置在该超声波换能器旁边的基准流量测量装置所测量的作为该基准管道中流动的流体的基准流量的流量值之比。
本发明的第八方面是，在第七方面中，所述实际流动校准常数被作为每个超声波换能器的校准常数特征。
本发明的第九方面是，在第一到第八方面的任意一种中，其中被测值基于由兰姆波导致的测量误差的计算结果来被矫正。
根据本发明，对超声波发射频率以及超声波射入到管道的入射角的充分设置使这样一种钳式多普勒超声波流速分布仪能够实现，即它能降低由兰姆波导致的测量值的频率相关性以便能使测量误差大约达到一个最小值。
而且，对超声波换能器实际流动的校准允许消除偏移误差，并且同此允许确保换能器之间的互换性，由此即使改变了与转换器的结合，也能维持很高的准确度。
图1是显示超声波以不大于管道中纵波临界角的入射角对角地入射到该管道上的传播图；图2是显示超声波以不小于管道中纵波临界角以及不大于该管道中横波临界角的的入射角对角地入射到该管道上的传播图；图3是显示兰姆波色散曲线的示例图；图4是显示根据本实施方式的超声波流速分布仪的一种设置安排的示意图；图5是显示用于每种兰姆波模式的发射频率和折射角间的关系图；图6是显示发射频率和流量测量误差间的关系图；图7是显示关于每种兰姆波模式各自测量的水的流速分布图；图8是显示发射频率和流量误差间关系的计算结果图；图9是显示管道板厚和流量测量误差之间的关系图；图10是显示频率与管道板厚的示例表，在其每个频率，对每种兰姆波模式的折射角达到90度，这些频率是作为兰姆波特征方程的渐进解计算出来的；图11是显示有实际流动的校准设备的一种设置示意图；图12是说明图11中显示的校准设备工作的示意图；图13是对本发明实施方式中有实际流动的校准过程的概念说明；图14是说明多普勒超声波流速分布仪的工作原理图；图15是说明图14中显示的流速分布仪主要部分及管道中流速分布的示意图；以及图16是显示该钳式多普勒超声波流速分布仪整体布置的框图。
具体实施例方式
在下面，将参考附图对本发明的优选实施方式进行解释。
首先，根据本发明人进行的研究，上述频率相关性由发生在管道中的色散现象(一种依赖频率的音速变化的现象)导致。可以认为，当该管道被假设是与该管道的板一样厚的板子时，该色散现象由将板子作为波导的板子中传播的波的标准模式所导致。这里，板子中的波的每种标准模式是具有特定频率和特定波长的满足边界条件的并且沿有限厚度而无限延伸的平板传播的声波。在板子中出现波的标准模式依赖于该板的材料和厚度。
板子中波的标准模式以一种SH波(一种水平极化横波)和兰姆波出现。这里，众所周知，兰姆波是一种纵波和SV波(一种垂直极化横波)彼此相互结合，并同时在平板的上表面发生模式转换的波。
在板子中的波的各种标准模式中，在该平板和流体间边界处没有引起纵波的SH波，不被认为在该流体中传播。因此，是兰姆波引起了所述的色散现象，并且认为该兰姆波的行为被认为是前述频率相关性的原因。
当一种超声波被对角地入射到一个板子上(管道)并在该板内传播时，图1和图2是分别示出一种兰姆波的色散模式的示意图。图1显示的情况是入射角θw给定为θw≤(该管道内纵波的临界角)。图2显示的情况是在该管道上的入射角θw给定为(该管道内纵波的临界角)≤θw≤(该管道内横波的临界角)。
根据本发明人进行的研究认为，当超声波被射入到楔形物到达该管道时，由于不同的相位速度(＝ω/K，ω角频率，K波数)，在管道中激发出的多个兰姆波，它们的频率保持在一个常数频率。由于入射角θw为如图1所示的θw≤(该管道内纵波的临界角)，因此除了L波(纵波)和SV波以外，还分别激发出了具有模式Am的反对称兰姆波和具有模式Sm的对称兰姆波(m表示的是对应于不同波长的连续模式级数，为m＝0，1，2，...)，它们分别具有将在后面解释的特征方程所决定的波长。部分所产生的反对称和对称兰姆波入射到了该流体上。而且，如图2中所示，除了SV波以外，由于入射角θw给定为(该管道内纵波的临界角)≤θw≤(该管道内横波的临界角)，具有模式Am和模式Sm的兰姆波以同样方式激发，其中的一部分入射到了该流体上。
这里，根据对比文件1(Cho-onpa Benran Henshu Iin-kai(UltrasonicsHandbook Editorial Committee)，Ed.，Cho-onpa Benran(UltrasonicsHandbook)，第63页到65页，Maruzen Co.，Ltd.(日文))，兰姆波的特征方程被表达式(4)-(7)表达为β12＝(-β2)2＝(ω/V1)2-k2(4)β32＝(-β4)2＝(ω/VS)2-k2(5)
在对称模式情况下tan(β1d/2)/tan(β3d/2)＝-(k2-β32)2/(4k2β1β3)(6)在反对称模式情况下tan(β3d/2)/tan(β1d/2)＝-(k2-β32)2/(4k2β1β3)(7)在表达式(4)-(7)中，β1到β4为声音传播系数，d为板厚，ω为角频率，V1是纵波的音速，VS是横波的音速，且k为波数。
由上面的特征方程，有关对称兰姆波和反对称兰姆波的各模式m(第m阶)，可计算出它们频率和它们波长间的关系。而且，可通过下面的表达式(8)和(9)获得作为波束实际传播速度的相位速度Vp以及群速度Vg(通常，Vg≠Vp，但无色散现象存在时，Vg＝Vp)。
VP＝ω/k(8)Vg＝ω/k(9)而且，从上面的相位速度以及斯涅耳定律，可计算出在管道处兰姆波每种模式的折射角θP。
图3是显示通过解上面特征方程而获得的兰姆波的色散曲线(ω-K色散曲线)的示例的示意图。该图被包括在前面对比文件1的第64页中。每一条实线代表了反对称兰姆波的每种模式Am的色散曲线并且每一条虚线代表了对称兰姆波的每种模式Sm的色散曲线。
图3中水平轴对应的是超声波的波数且垂直轴对应的是该超声波的发射频率。在一发射频率、一管道厚度、以及管道内的一音速激发出的兰姆波的模式是一种与正交于垂直轴的水平轴相交于一点的色散曲线的模式，该点具有对应发射频率的值。然而，实际激发的模式局限于那些由该楔形物中音速以及每种模式相位速度决定的临界角大于管道上入射角θw的情况。
有关兰姆波每种模式中频率和波长的精确解要通过解前述特征方程而获得。然而，当波数k和板厚d的积kd很大时，该计算可通过用渐进解代替精确解而得到很大简化。即，对于如表达式(10)中表达的零阶模式(m＝0)，相位速度VP渐进地接近瑞利波的相位速度VR。同时，对于更高阶模式(m＝1，2，...)，速度VP渐进地接近如方程(11)中所表达的对应模式的横波特征方程的每个解(横波的音速VS)VP(A0)＝VP(S0)＝VR(m＝0)(10)VP(Am)＝ω/{(ω/VS)2-(2mπ/d)2}1/2VP(Sm)＝ω/{(ω/VS)2-((2m+1)π/d)2}1/2(m＝1，2，...) (11)在方程(11)中，上标Am和Bm分别表示反对称兰姆波以及对称兰姆波的第m阶模式。
而且，因为有关瑞利波相位速度的方程中存在近似解，在应用上述表达式(10)时，实际上用该近似解替换其精确解以允许其计算简化。
在参考文件2中(katsuo Negishi等人，Cho-ohpa Gijutsu(UltrasonicsTechnology)，第173到174页，Tokyo Daigaku Shuppan-kai(PublicationAssociation ofUniversity of Tokyo)(日文))，其中说明了可通过将L和S设置成L＝{1-(VR/V1)2}1/2，S＝{1-(VR/VS)2}1/2来获得瑞利波的相位速度VR的精确解作为方程(12)的解。
而且，其中说明了可通过使泊松比为σ，用表达式(13)表达近似解为4LS-(1+S2)2＝0 (12)VR＝VS(0.87+1.12σ)/(1+σ) (13)下面，图4是显示根据本实施方式的超声波流速分布仪的一种设置的示意图。在如图4中所示的设置中包括了超声波换能器11、楔形物12和不锈钢管21，计算超声波的发射频率和兰姆波每个模式的折射角θp之间的关系。该计算通过表达式(14)和(15)实现，其关于以下情况使用表达式(10)和(11)所表示的相位速度的渐进解以及斯涅耳定律，其中入射到管道21上的入射角θw被设置不小于管道21中纵波的临界角且不大于其横波的临界角(等同于图2中显示的情况)。
θP(Am)＝sin-1(VP(Am)/CW·sinθW)θP(Sm)＝sin-1(VP(Sm)/CW·sinθW) (14)在表达式(14)中，CW为楔形物31中的音速。
图5为示出发射频率和用上面表达式计算的每种兰姆波模式折射角之间的关系的示意图。
而且，通过使用类似于上面的管道21，发射频率和流量测量值误差间的关系被测量。其结果在图6中显示。
图5和图6指示了测量误差在频率Fcritical附近变得最大，在此兰姆波一种模式(A2，S1)的某阶折射角θP(Am)和θP(Sm)达到90度。这里，上述频率fcritical可通过下面的表达式(15)获得。通过将表达式(14)中的θP(Am)和θP(Sm)设为θP(Am)＝θP(Sm)＝90度，将表达式(11)中的VP(Am)和VP(Sm)替换表达式(14)中的那些，就推导出表达式(15)，然后解当ω(＝2πf)时的表达式(14)fcritical(Am)＝m/{(1/VS)2-(sinθW/CW)2}1/2/d(m＝1，2，...)fcritical(Sm)＝(2m+1)/{(1/VS)2-(sinθW/CW)2}1/2/d/2(m＝1，2，...)(15)因此，通过将超声波的发射频率设置在不同于上面的频率fcritical的某一频率，可阻止流量测量值误差接近其最大值。
在图5和图6中，设置频率被显示位于某两个频率间的中间点处，在这两个频率处，兰姆波模式A2和S1的折射角θP(A2)和θP(S2)分别接近90度。在这种方式中，在对应兰姆波两个连续模式A2和S1的折射角θP(A2)和θP(S1)的角度分别到达90度的频率之间的中间点处，存在着将测量误差降低到最小值附近的某个量值的频率。因此，通过将位于该中间点处的频率设定为其发射频率，就可能通过避免使误差成为最大值而将该测量误差降低到最小值附近的某个量值。
兰姆波的每种模式由于相位速度不同而造成的在管道中折射角θp的不同，以及由于群速率Vg的不同，在管道中具有不同的传播时间τ。这里，作为兰姆波各种模式渐进解的群速率Vg被显示在表达式(16)中。而且，在管道中的传播时间τ依据群速率Vg而变得不同，如表达式(17)中所示Vg(A0)＝Vg(S0)＝VRVg(Am)＝Vs2/Vp(Am)
Vg(Sm)＝Vs2/Vp(Sm)(16)τ(Am)＝d/cosθp(Am)/Vg(Am)τ(Sm)＝d/cosθp(Sm)/Vg(Sm)(17)因此，回波以一种形式被收到，其中，在遵从主要原理表达式的超声波的回波上(例如，横波的SV波以及纵波的L波)，重叠了其他兰姆波(干扰波)的回波，这些回波在各自时间上偏移。因此，所获得的流速分布具有从重叠在原始流速分布上的各种模式的兰姆波得到的流分布。这导致了流速分布测量误差，并且因此导致了流量的测量误差。
表达式(18)表示流体(水中)中兰姆波的传播时间T，其中D是管道的内直径。由于流体中的传播时间T以及管道中的传播时间τ，每种兰姆波模式会导致如在表达式(19)的每个中表达的径向的位置上的不同T＝D/cosθf/Vf(18)r(Am)/R＝2(τ(Am)-τ(Vs))/Tr(Sm)/R＝2(τ(Sm)-τ(Vs))/T(19)其中R是其内直径为D的管道的半径(＝D/2)，且r是沿其半径R到该管道中心的距离(r≤R)。
图7是显示水关于兰姆波模式A0到A2，S0和S1，以及作为横波的SV波(Vs)的每个测量到的流速分布的示意图。水平轴代表了在径向从该管道中心相对于该管道半径的位置并且垂直轴代表了流速的测量值。在此测量中，水的平均流速为2m/s。
从图7中已知，流速分布依每种模式A0到A2，S0和S1而不同，且对于同样的流速，导致了在径向的位置的不同，这又导致了测量误差。而且，图8是显示通过使用与获得图7中所示的流速分布的管道相同的模型计算出的流量误差计算的结果的图表。在图8中，误差在频率fcritical附近(大约为1.4MHz和1.9MHz)为最大，在此兰姆波的折射角各为90度。
而且，表达式(20)是为获得图7中所示的流速分布而用来计算湍流流速分布的。而且，表达式(21)是那些用来计算获得图8中所示的流量误差的。这里，在图8中，兰姆波所有模式中的误差被简单平均。
V(r)＝Vmax{1-(r-r(Am))/R}1/n，或V(r)＝Vmax{1-(r-r(Sm))/R}1/nn＝2.1logRe-1.9Re＝VavD/v(20)其中，Re为雷诺数，Vmax是最大流速，Vav是平均流速，且v是运动粘滞系数ΔQ(Am)/Q0＝{(2n+1)/n}{2r(Am)/R-(r(Am)/R)1+1/n}+(1-r(Am)/R)2+1/n-(r(Am)/R)2+1/n-1ΔQ(Sm)/Q0＝{(2n+1)/n}{2r(Sm)/R-(r(Sm)/R)1+1/n}+(1-r(Sm)/R)2+1/n-(r(Sm)/R)2+1/n-1ΔQ/Q0＝∑(ΔQ(Am)+ΔQ(Sm))/Q0/N(21)其中N是模式数。
此外，通过使用三种有着不同厚度的不锈钢制成的管道，测量该板厚和流量误差间的关系。在测量值中，作为发射频率的一个频率设置在两个频率之间的中间点附近。在这两个频率的每个处，例如前面说明的兰姆波的模式A1和S1的两个连续模式的每个中的兰姆波的折射角θP到达90度。其结果在图9中显示。在图9中，频率1.9MHz，频率1.6MHz和频率1.8MHz被分别设为对应板厚d1，d2和d3的发射频率。
根据图9，有可能减少每个测量值误差而不管管道的厚度。
而且，除上述方法外，作为另一种抑制频率相关性的方法，存在一种方法，其中，使发射频率低于使第一阶模式A1中的反对称兰姆波的折射角θP到达90度的频率。由于具有低于折射角θP到达90度处的频率的频率，所以不会产生A1模式。同时，只有SV波和兰姆波的零阶模式A0和S0能被产生，由此所述频率相关性能被很大程度地抑制。
图10是显示关于在每种兰姆波模式的折射角到达90度处的每个频率的计算结果实例的列表。对于各种管道板厚来获得这些频率以作为兰姆波特征方程的渐进解。当兰姆波模式m的阶数不断增加时，兰姆波折射角到达90度处的频率变高。因此可知比上述模式A1的折射角θP到达90度处的频率低的发射频率不会产生所有的具有一阶或更高模式的兰姆波。
而且，作为抑制频率相关性的另一种方法，可使入射到管道上的超声波的入射角比一阶模式A1的反对称兰姆波的临界角大。当兰姆波模式阶数变高时，兰姆波的相位速度变得更快且其临界角更小。因此，如果超声波，对于一阶模式A1的反对称兰姆波，以大于其临界角的入射角入射，那么就不会产生具有一阶或更高模式的兰姆波，以使得频率相关性被很大程度地抑制。
而且，也可以考虑使发射频率低于一阶模式A1的反对称兰姆波的截止频率的方法。该截止频率为相位速度变为无限大而其群速度为零处的频率(在图3示意图中kd＝0处的值，即在垂直轴上的一个截距)。在低于该截止频率的频率处，不考虑入射角θw，没有模式A1的兰姆波产生。当模式阶数变高时，截止频率变高。因此，在低于模式A1的兰姆波的截止频率的频率处，不会产生比模式A1更高的模式，不考虑入射角θw，这允许相当大地抑制频率相关性。
顺便一提，如前面在图6和图8中显示的，即使将设置频率取作使兰姆波的两个连续模式的折射角θP分别到达90度处的频率的大约中间频率的情况下，也会造成如图8中所示的偏移误差。该偏移误差可如在由本申请人作为更早申请提交的第2004-50998号日本专利申请中所述，通过对基准管道中的实际流动进行超声波换能器的校准来抵消。在第2004-50998号日本专利申请中说明的用实际流动进行的校准是以抑制θw和Cw中的变化为目的而提出的。
图11是显示具有上面第2004-50998号日本专利申请中提出的实际流动校准设备的一种设置的示意图。图12是说明该校准设备工作的示意图。这种有实际流动的校准设备中提供了基准管道21A、基准流量计41、流量控制阀42以及基准转换器51。该基准转换器51设置有前面叙述的图16中的块12到块17。
基准管道21A具有内表面，被处理成具有准确的横截面面积A。与此同时，该内表面在一端相当长的笔直管道上被平滑地实现以使得该管内流体的流动充分地成为了一种对称流。而且，基准管道21A的外表面也同样被平滑地实现以使得同其内表面平行。
这样，可通过调节流量控制阀42的开口来准确地建立或控制在基准管道21A中流动的流体的流量，同时由基准流量计41来监测流量。为准确控制流体的流量，可使用基准箱43代替基准流量计41来准确测量该流体，该流体从基准流量计41中流过并存储于基准箱43中，在每一单位时间内存储一定量。
超声波换能器11被安装在并紧固到基准管道21A上。与此同时，基准转换器51被连接到了超声波换能器11以便通过该超声波换能器11和该基准转换器51进行流速测量以及流量测量。在使该流体以已知(真实)的由基准流量计41和流量控制阀42准确设定的流量QS流动，来进行测量。在这时测量的流量QF和已知流量QS的基础上，超声波换能器11的实际流动校准常数α被计算成为α＝QS/QF。校准常数α被存储在使用换能器11的超声波流量计中作为换能器11的常数特征用于对测量的流量进行校准。
根据这个第2004-50998号日本专利申请，在该管道和该流体间的边界平面处的折射角θf以及前述表达式(2)中流体中的音速Cf根据表达式(22)体现的斯涅耳定律被入射到该管道上的入射角θw以及该楔形物中的音速Cw所替换。这样，表达式(2)变成了表达式(23)Cf/sinθf＝CP/sinθp＝CW/sinθw(22)Vf(x)＝(CW·fd(x))/(2·sinθW·f0) (23)在第2004-50998号日本专利申请的说明中，为了以高准确度获得由表达式(23)给出的流体的流速Vf(x)，要用实际流动的校准来改正θw和Cw。
与此相比，在本发明中，不仅θw和Cw，而且偏移误差也一起被实际流动的校准改正。
同样在本发明中，用实际流动的校准是通过与使用基准流量计41或基准箱43高准确度测得的流量相比而执行的。由于将通过使用基准流量计41测得的流量设为QS，QS与基于由超声波换能器11测得的流速分布Qf的比例被设为了实际流动校准常数α。此时，QS被表达式(24)表达成QS＝α·Qf＝∫{α(CW·fd(x))/(2·sinθw·g0)}·dA(24)即，在图13中，作为一种对本发明实施方式中用实际流动校准的概念说明，使用超声波换能器11和转换器18测量的流量Qf与实际流动校准常数α相乘。这使得流量的测量值获得与由基准流量计41测得的流量的测量值一样高的准确度。因此，在没有分别测量和矫正θw、Cw和偏移误差情况下，通过仅使用一个校准常数α，能同时对它们进行矫正。
由于将校准常数α作为了每个超声波换能器11的常数特征并显示在其铭牌上，所测得的流量将被所使用的换能器11上显示的特征校准常数α相乘。即使当换能器11和转换器18的结合有变化时，这也允许获得高准确度的流量，由此，确保了换能器间的互换性。
而且，作为矫正所述偏移误差的另一种方式，图8中显示的误差计算值可同或不同实际流动的校准一起使用。而且，当使用的管道具有不同于基准管道21A的材料和板厚时，校准可以通过使用计算结果来做出，该计算结果是关于在使用基准管道21A的情况中偏移误差与偏移误差之间的差值而进行的。
本发明也能被应用到前面所解释的在第2003-396755号日本专利申请中公开的超声波流速分布仪上。在这种超声波流速分布仪中，如已经解释的，其超声波换能器被紧固在了楔形物上，同时该换能器与管道相倾斜，以使得从该楔形物入射到管道上的超声波入射角既不小于在该管道中纵波的临界角也不大于管道内横波的临界角。这样设置以便当在管道内传播的超声波的横波的音速等于或大于楔形物内纵波的音速时，管道内只有横波在传播。同样在这种情况中，由兰姆波导致的所测量的流速和流量中的频率相关性有可能被减小。
尽管参考本发明的优选实施方式，已经对本发明做了具体显示以及说明，不过本领域内的技术人员将理解在不背离本发明的精神以及范围的情况下，可对其形式和细节做出前述和其他的变化。
权利要求
1.一种钳式多普勒超声波流速分布仪，其中从安装在管道外边的超声波换能器发射的超声波被入射到所述管道内要测量的流体上以便通过应用以下原理测量要测量的流体的流速分布，所应用的原理是由存在于所述流体内的反射物所反射的超声波的频率，由于多普勒效应根据流速而被改变，所述超声波流速分布仪具有位于所述超声波换能器和所述管道之间的声波传播楔形物，其中的改进在于所述被发射的超声波的频率被设置为不同于使所述管道内兰姆波每个模式中的波的折射角成为90度的频率的一个频率，该频率由所述超声波从所述楔形物入射到所述管道上的入射角、所述楔形物内的音速、所述管道内横波和纵波的音速、以及所述管道的板厚来计算。
2.一种钳式多普勒超声波流速分布仪，其中从安装在管道外边的超声波换能器上发射的超声波被入射到所述管道内要测量的流体上以便通过应用以下原理测量要测量的流体的流速分布，所应用的原理是由存在于所述流体内的反射物所反射超声波的频率，由于多普勒效应根据流速而被改变，所述超声波流速分布仪具有位于所述的超声波换能器和该管道之间的声波传播楔形物，其中的改进是被发射的超声波的频率被设置为分别使所述管道内兰姆波的两个连续模式的每一个中的波的折射角各成为90度的两个频率之间的中心频率附近，所述两个频率由所述超声波从所述楔形物入射到所述管道上的入射角、所述楔形物内的音速、所述管道内横波和纵波的音速、以及所述管道的板厚来计算。
3.一种钳式多普勒超声波流速分布仪，其中从安装在管道外边的超声波换能器上发射的超声波被入射到所述管道内要测量的流体上以便通过应用以下原理测量要测量的流体的流速分布，所应用的原理是由存在于所述流体内的反射物所反射超声波的频率，由于多普勒效应根据流速而被改变，所述超声波流速分布仪具有位于所述的超声波换能器和该管道之间的声波传播楔形物，其中的改进是被发射的超声波的频率被设置为低于使所述管道内反对称兰姆波的第一阶模式中波的折射角成为90度的频率的一个频率，该频率由所述超声波从所述楔形物入射到所述管道上的入射角、所述楔形物内的音速、所述管道内横波和纵波的音速、以及所述管道的板厚来计算。
4.一种钳式多普勒超声波流速分布仪，其中从安装在管道外边的超声波换能器上发射的超声波被入射到所述管道内要测量的流体上以便通过应用以下原理测量要测量的流体的流速分布，所应用的原理是被存在于所述流体内的反射物所反射超声波的一个频率，由于多普勒效应根据流速而被改变，所述超声波流速分布仪具有位于所述的超声波换能器和该管道之间的声波传播楔形物，其中的改进是所述超声波从所述楔形物入射到所述管道上的入射角大于使所述管道内反对称兰姆波的第一阶模式中波的折射角成为90度处的入射角，所述频率从所述发射的超声波的频率、所述楔形物中的音速、所述管道内横波和纵波的音速、以及所述管道的板厚中计算出来。
5.一种钳式多普勒超声波流速分布仪，其中从安装在管道外边的超声波换能器上发射的超声波被入射到所述管道内要测量的流体上以便通过应用以下原理测量要测量的流体的流速分布，所应用的原理是被存在于所述流体内的反射物所反射超声波的一个频率，由于多普勒效应根据流速而被改变，所述超声波流速分布仪具有位于所述的超声波换能器和该管道之间的声波传播楔形物，其中的改进是被发射的超声波的频率被设置为低于反对称兰姆波的第一阶模式中波的截止频率的一个频率，所述截止频率从所述兰姆波的色散曲线中确定。
6.根据权利要求1-5中任何一个所述的多普勒超声波流速分布仪，其中兰姆波特征方程的一个渐进解被用作了所述兰姆波相位速度，用来确定所述发射超声波的频率或所述发射超声波的入射角之一。
7.根据权利要求1-6中任何一个所述的多普勒超声波流速分布仪，其中用来校准从已测流量分布推导出的流量的实际流动校准常数由一个比例给出，该比例是用安装在一个包括以基准流量流动的流体的基准管道上的超声波换能器测得的流速分布中得出的流量值与同时由设置在该超声波换能器旁边的基准流量测量装置所测量的作为该基准管道中流动的流体的基准流量的流量值之比。
8.根据权利要求7所述的多普勒超声波流速分布仪，其中所述实际流动校准常数被作为每个超声波换能器的校准常数特征。
9.根据权利要求1-8中任何一个所述的多普勒超声波流速分布仪，其中被测值在由兰姆波导致的测量误差的计算结果的基础上被矫正。
全文摘要
本发明涉及一种钳式多普勒超声波流速分布仪，其中从安放在管道外边的超声波换能器上发出的超声波被入射到所述管道内要测量的流体上以便测量要测量流体的流速分布，所应用的原理是超声波的某一频率被存在于所述流体内的反射物所反射，由于多普勒效应，该频率根据流速而被改变，这种超声波流速分布仪使声波传播楔形物位于所述的超声波换能器和该管道之间。被发射的超声波的频率被设置为不同于使所述管道内兰姆波各模式中的波的折射角成为90度的频率的某一频率。所述频率从由所述楔形物入射到所述管道上的超声波的入射角、所述楔形物内的音速、所述管道内横波和纵波的音速、以及所述管道的板厚中计算出来。这样，在所提供的超声波流速分布仪中，所述超声波的传播频率和入射到所述管道上的角度被充分地选择，从而允许以高精度来测量流体的流速或流量。
文档编号G01F1/66GK1725019SQ20051008043
公开日2006年1月25日 申请日期2005年7月1日 优先权日2004年7月20日
发明者木代雅巳, 山本俊广, 矢尾博信, 大室善则, 平山纪友 申请人:富士电机系统株式会社