Page 91 - disertation_SLIEPKO_ROMAN

91
K 1  K 1 
 
 
ˆ

ˆ
R   1       nh m      n  j h  m , ˆ m 1   nh ,
ˆ   jh

K n  0 K n  0
L
ˆ
    cos

f ˆ    h  k nh R nh nh,
2 n L

де h – крок дискретизації,  – тривалість часу реєстрації сигналу, j – ціле
K

 
число, L  m – натуральне число,  – точка усічення корелограми і k nh є
m
h
кореляційним вікном. У даному випадку було вибрано вікно Хемінга:

 0.54 0.46cos  ,    ,
k       m m

 0,    m .


Результати обчислень для одного з сигналів представлені на рис. 3а, 3б. З

рис. 3а випливає, що групова структура структури зберігається і в залежностях

кореляційної функції від зсуву. Їх характерною рисою також є незаникаючий

хвіст, що свідчить про наявність у вібрації детермінованої складової.

Залежність оцінки спектральної густини від частоти (рис. 3.3б) показує, що

основна частина вібрацій зосереджена у високочастотний області, при цьому

високочастотні коливання є вузько-смуговими. На фоні гострих потужних піків

в інтервалі [1,4 кГц; 1,6 кГц], значення спектральної густини в низькочастотній

області ледве помітні. Тому для більш вірогідного аналізу низькочастотних

вібрацій розділимо сигнал на дві частотні складові, використавши смугові

фільтри з передавальними функціями

 1, f   0; 1кГц  ,


H 1    
 0, f   0; 1кГц  ,

і

 1, f   1кГц ; 2.5кГц  ,


H 2    
 0, f   1кГц ; 2.5кГц  .
