Za dodatni izračun Ep, min smo se odločili, da bomo z zajetih signalov odčitali vrednosti spremembe napetosti pri polovičnem oscilacijskem času. Zopet smo zaradi manjšega števila podatkov vrednosti odčitali ročno.
Slika 4.4 prikazuje graf povprečne spremembe napetosti pri različnih energijah laserskega bliska za vzorce vode in agarja. Ponovno na rezultate aproksimiramo regresijsko premico (na sliki 4.4 je prikazana z vijolično črtkano črto), s katero dobimo enačbo y = 0,0006x - 0,1516. Če sedaj izračunamo Ep, min1 dobimo vrednost 252 mJ, za katero zagotovo vemo, da je prenizka, saj pri energiji 300 mJ ne zaznamo več pojava kavitacije. Na sliki 4.4 hitro opazimo, da vrednosti pri energiji 500 mJ precej odstopajo od linearnega trenda. Če jih odstranimo iz dobljenih podatkov in ponovno izračunamo regresijsko premico, dobimo enačbo y = 0,0006x - 0,1973, s katero dobimo novo minimalno energijo Ep, min2 = 329 mJ.
Zaradi izredno majhnega odstopanja med vrednostnima in zgolj šestih signalov pri določni energiji lahko sklepamo, da bi se vrednosti pri večjem številu ponovitev znižale in bi se trendna črta pomaknila znotraj intervala napake.
0
300 350 400 450 500 550 600 650 700 750
Tosc[μs]
Ep[mJ]
Agar
Rezultati in diskusija
43 Slika 4.4: Sprememba napetosti presevnostne sonde zaradi kavitacijskega oblaka za vodo in agar
Podatke za vodo smo izmerili, da preverimo, ali je bila titanova leča izdelana primerno. V primeru, da na sliki 4.4 skozi rezultate za vodo aproksimiramo regresijsko premico, dobimo enačbo y = 0,001x - 0,2322, kar nam da Ep, min, vode = 232 mJ. Dobljeni rezultat lahko primerjamo s sliko 4.5, kjer trendna črta seka minimalno energijo pri okoli 250 mJ. To potrjuje, da je titanova leča izdelana kvalitetno.
0 0,075 0,15 0,225 0,3 0,375 0,45 0,525 0,6
0 200 400 600 800
∆U [V]
Ep[mJ]
Agar Voda
Rezultati in diskusija
44
Slika 4.5: Prikaz minimalne energije za pojav kavitacije v vodi [6]
Sliki 4.2 in 4.3 lahko primerjamo še z rezultati, opravljenimi v vodi (slika 4.6). Pri obeh vzorcih se kavitacija začne pojavljati ob preletu tlačne motnje, ki se v obeh primerih zgodi pri okoli 5 μs. Prva glavna razlika med vzorcema je, da so v vodi oscilacijski časi bistveno daljši od oscilacijskih časov v vzorcih agarja. S slike 4.6 lahko odčitamo, da se prva oscilacija konča pri okoli 250 μs, pri čemer domnevamo, da je signal prikazan za visoko energijo laserskega bliska. V primerjavi z oscilacijskimi časi v vzorcih agarja, ki pri energiji 700 mJ v povprečju trajajo 19 μs, so oscilacijski časi v vodi za faktor 10 daljši. Naslednja velika razlika med zajetima signaloma se opazi v sami obliki signala, saj pri signalu v vodi enostavno razločimo čase, ob katerih se zgodijo oscilacije, česar pri signalih z vzorci agarja ni tako enostavno določiti, še zlasti v primeru, če bi želeli opazovati naslednje oscilacije.
Obe razliki pripisujemo dejstvu, da imajo vzorci agarja visok prožnostni modul 175 kPa, poleg pa imamo še višjo Ep, min, ki je od Ep, min vzorcev v vodi višja za približno 100 mJ.
Visok prožnostni modul povzroči, da kavitacijski mehurčki težje ekspandirajo in se zato tvori manjši kavitacijski oblak, kjer posamezni mehurčki prej kolabirajo.
Rezultati in diskusija
45 Slika 4.6: Oscilacijski čas v vodi [6]
Na take razlike med vzorci z vodo in agarjem lahko vpliva tudi sipanje svetlobe skozi vzorce.
Vzorci so sicer bili prozorni, vendar še vedno ne moremo povsem izločiti sipanja svetlobe kot povsem zanemarljiv faktor.
V nekaterih primerih smo uspeli s kavitacijo v vzorcih agarja narediti trajne poškodbe posameznih mehurčkov, ki so prikazane na sliki 4.7. Te poškodbe so vidne s prostim očesom in jih opazimo kot nehomogenosti v vzorcu, kot je to prikazano na sliki 4.7 a).
Slika 4.7: Poškodbe v vzorcu agarja zaradi kavitacije: a) prikaz poškodb v vzorcu, b) vidnost poškodbe materiala s schliernovo fotografijo
Rezultati in diskusija
46
Slika 4.7 b) prikazuje poškodbe s pomočjo schliernove fotografije. Kadar smo po prvem strelu v vzorcu naredili poškodbe materiala, smo lahko ob naslednjih bliskih v isto točko vedno opazovali rast poškodbe materiala. Poškodba je rastla do neke mere, nato pa se je ustavila. Vidnih poškodb materiala žal nismo uspeli ponovno reproducirati. Sklepamo, da so bili vzorci s poškodbami v vzorcu na mestih poškodb manj homogeni in so se v takih primerih lažje pojavile poškodbe materiala. Možno je, da bi z energijami, višjimi od 700 mJ, lahko povzročali konstantne poškodbe materiala, kar bi bilo smiselno še dodatno raziskati.
4.2 Oblika kavitacijskega oblaka
Pri izvajanju eksperimentov vpliva energije laserskih bliskov smo opazili, da se kavitacijski oblak pojavlja v okolici gorišča, zato smo izvedli večje število bliskov nižjih energij. Glede na zajete slike smo opravili analizo velikosti in lokacijo kavitacijskega oblaka.
Kavitacijskemu oblaku na posamezni schliernovi fotografiji smo določili očrtani pravokotnik, ki smo mu za vsak zaporedni laserski blisk določili višino, širino in težišče.
Slika 4.8 prikazuje povprečne vrednosti in intervale napak višine in širine očrtanega trikotnika za posamezni zaporedni laserski blisk. Pri prvih zaporednih laserskih bliskih je povprečna višina za faktor 3,5 večja od povprečne širine kavitacijskega oblaka. Nato z vsakim naslednjim laserskim bliskom v vzorec obe vrednosti padata. Razlika med njunimi vrednostmi se manjša in vrednosti se pri tretjem zaporednem strelu skoraj izenačita.
Slika 4.8: Povprečne velikosti očrtanega pravokotnika po vsakem strelu
Pri zajemanju schliernovih slik smo opazili, da se kavitacijski oblak z vsakim zaporednim laserskim bliskom v isto točko manjša ali pa se pojav kavitacije sploh ne zgodi. V primeru, da se na schliernovi fotografiji že pri prvem zaporednem laserskem blisku ni pojavil kavitacijski oblak, ga tudi pri naslednjih dveh zaporednih laserskih bliskih ni bilo. Tako smo na prvih zaporednih laserskih bliskih zajeli 91,66 % slik s kavitacijskim oblakom, na slikah
0
Rezultati in diskusija
47 z drugim zaporednim laserskim bliskom je število slik s kavitacijskim oblakom nižje in znaša 66,66 %. Pri tretjem zaporednem laserskem blisku smo imeli samo še 37,5 % slik s kavitacijskim oblakom. Slika 4.9 prikazuje upadanje površine kavitacijskega oblaka po vsakem zaporednem laserskem blisku. Po prvem zaporednem laserskem blisku površina kavitacijskega oblaka močno pade, saj se že na slikah drugega zaporednega laserskega bliska samo na petih slikah pojavi več kot en sam kavitacijski mehurček. Med površinama drugih in tretjih zaporednih laserskih bliskov potem ni več tako velike razlike, vendar je treba upoštevati, da imamo pri tretji ponovitvi dosti manj slik s kavitacijskimi mehurčki, od tega zgolj eno, ki ima več kot en kavitacijski mehurček.
Slika 4.9: Povprečna površina kavitacijskih mehurčkov po posameznem strelu
Sliki 4.8 in 4.9 prikazujeta, da se z vsako ponovitvijo v isto točko velikost kavitacijskega oblaka zmanjša. Do upada pride, ker smo pri izvedenih eksperimentih uporabljali energijo bliska blizu mejne vrednosti za tvorbo kavitacijskih mehurčkov. Haller in Wilkens sta v svojem delu [44] že pokazala, da se z vsako ponovitvijo bliska zviša prag kavitacije Ep,min, kar se kaže kot nižja verjetnost pojava kavitacije. Slika 4.10 prikazuje njihove rezultate. Če izračunamo delež posnetkov, pri katerih smo zaznali kavitacijske mehurčke, in to vzamemo kot verjetnost za pojav kavitacije (91,66 %, 66,66 % in 37,5 %), ter pridobljene rezultate primerjamo z rezultati Hallerja in Wilkensa, kjer uporabimo verjetnost pri drugi ponoviti, ki je na sliki 4.10 prikazana z rdečo črtkano črto, vidimo, da so rezultati zelo podobni, pri čemer so naši izračunani rezultati označeni z rdečimi križci.
0
Rezultati in diskusija
48
Slika 4.10: Verjetnost pojava kavitacijskega oblaka pri zaporednih izpostavitvi enkratnega cikla [44].
Slika 4.11 prikazuje lego težišč, povprečje in intervale napak za posamezni zaporedni laserski blisk. Pri prvem zaporednem blisku se točka s povprečnim težiščem pojavi pod goriščem tlačnega vala. Pri drugem in tretjem blisku pa se točka s povprečnim težiščem pojavi nad goriščem. Presenetljivo je predvsem, da se med drugim in tretjim zaporednim bliskom samo povprečje težišč zelo malo premakne, razlika med njima v x smeri znaša 65 μm in v y smeri 140 μm. Iz slike 4.11 razberemo, da so težišča za drugi in tretji blisk veliko bolj zgoščena v območju od 0,5 do 1 mm pod gladino vzorca. Ob podrobnejšem pregledu ugotovimo, da imamo v drugem in tretjem blisku na 58,33 % slikah pojavitev težišča v tem območju, od tega se na 85 % pojavi zgolj en kavitacijski mehurček. V primeru, da obravnavamo oba strela posamezno, je pri drugem strelu v območju 53 % težišč, kjer jih ima 75 % zgolj en kavitacijski mehurček. Pri tretjem strelu se procenti še nekoliko zvišajo in imamo 66,66 % težišč, ki so v območju, od tega imajo vse slike zgolj en kavitacijski mehurček. S povečavanjem števila slik z zgolj enim kavitacijskim mehurčkom lahko omogočimo mikrodestrukcijo tkiva.
Rezultati in diskusija
49 Slika 4.11: Prikaz težišč očrtanega pravokotnika za vse tri zaporedne strele
-2,5
Rezultati in diskusija
50
Če medsebojno primerjamo vse tri zaporedne bliske, opazimo, da je raztros v vertikalni smeri pri vseh treh večji, kar tudi potrjuje graf na sliki 4.12. Pri tem raztros kavitacijskega oblaka v vertikali po vsakem blisku postopoma pada, v horizontalni smeri pa ostaja precej nespremenjen.
Slika 4.12: Prikaz standardnih deviacij pozicij težišč.
Rezultati nam pokažejo, da velikost in raztros v vertikalni smeri kavitacijskega oblaka postopoma padata, pri čemer pada velikost kavitacijskega oblaka v primerjavi z raztrosom izredno hitro. S padanjem velikosti kavitacijskega oblaka se povečuje število slik, ki imajo zgolj en sam kavitacijski mehurček. Povprečje težišč se z zmanjševanjem velikosti kavitacijskega oblaka pomika nad gorišče tlačne motnje, kjer se nato ne premika dosti.
Optimalno za destrukcijo tkiva bi bilo, da se pred prvim strelom nastavi Ep, min, ki bi se po vsakem posameznem strelu zviševala in bi tako v vzorcu tkiva imeli pri vseh strelih en sam kavitacijski mehurček, ki bi se formiral v gorišču tlačne motnje. Menimo, da bi se z izboljšavo hladnega vlečenja titanove pločevine izboljšala oblika tlačne motnje, ki bi posledično izboljšala točnost pojava kavitacijskega mehurčka.
0
51
5 Zaključki
V magistrskem delu smo raziskali lasersko vzbujene optoakustične pojave z uporabo titanove leče. Uspešno smo opravili karakterizacijo pojavov v tkivnih fantomih, narejenih iz agarja. Pri tem smo prišli do sledečih spoznanj:
1) Ugotovili smo, da se pri dovolj visokih energijah laserskih bliskov pojavijo kavitacijski mehurčki, ki imajo podobno dinamiko tako v vzorcih iz agarja kot v vodi.
2) Pokazali smo, da so oscilacijski časi kavitacijskih mehurčkov pri vzorcih iz agarja veliko krajši v primerjavi z oscilacijskimi časi kavitacijskih mehurčkov v vodi (20 μs za agar in 250 μs za vodo).
3) Izmerili smo, da znaša minimalna energija bliska za nastanek kavitacijskih mehurčkov v agarju 350 mJ, kar je za 28 % višja vrednost v primerjavi v primerjavi s pojavom v vodi.
4) Rezultati kažejo, da je tako kot pri vzorcih vode tudi v agarju rast kavitacijskih mehurčkov linearno povezana z rastjo energije bliska.
5) Ugotovili smo, da se pri nižjih energijah in zaporednih strelih v isto točko količina kavitacijskega oblaka zmanjšuje ter da se težišče kavitacijskega oblaka po prvem zaporednem strelu hitro spremeni in nato ustali. Standardna deviacija težišča znaša 0,62 mm v vertikalni smeri in 0,23 mm v prečni smeri.
Predlogi za nadaljnje delo
Možnosti za nadaljnje delo je veliko. Lahko se usmerimo v izdelavo kompleksnejših tkivnih fantomov, pripravimo lahko OA lečo z boljšim optoakustičnim izkoristkom, ki ne deluje na principu ablacije materiala in se v laboratoriju že razvija. Še dodatna možnost nadaljnjega raziskovanja je karakterizacija titanove OA leče, pri dveh zaporednih bliskih, ki imata med seboj izredno majhno časovno zakasnitev.
Zaključki
52
53
Literatura
[1] A. G. Bell, „LXVIII. Upon the production of sound by radiant energy“, Lond. Edinb.
Dublin Philos. Mag. J. Sci., let. 11, št. 71, str. 510–528, jan. 1881, doi:
10.1080/14786448108627053.
[2] X. Wang, Y. Pang, G. Ku, X. Xie, G. Stoica, in L. V. Wang, „Noninvasive laser-induced photoacoustic tomography for structural and functional in vivo imaging of the brain“, Nat. Biotechnol., let. 21, št. 7, str. 803–806, jul. 2003, doi: 10.1038/nbt839.
[3] T. Lee, H. W. Baac, Q. Li, in L. J. Guo, „Efficient Photoacoustic Conversion in Optical Nanomaterials and Composites“, Adv. Opt. Mater., let. 6, št. 24, str. 1800491, dec.
2018, doi: 10.1002/adom.201800491.
[4] M. Zimbone idr., „Black TiOx photocatalyst obtained by laser irradiation in water“, Catal. Commun., let. 84, str. 11–15, sep. 2016, doi: 10.1016/j.catcom.2016.05.024.
[5] X. Chen, L. Liu, P. Y. Yu, in S. S. Mao, „Increasing Solar Absorption for Photocatalysis with Black Hydrogenated Titanium Dioxide Nanocrystals“, Science, let.
331, št. 6018, str. 746–750, feb. 2011, doi: 10.1126/science.1200448.
[6] B. T. Muc, D. Vella, N. Lukač, M. Kos, in M. Jezeršek, „Generation of a focused pressure wave and localized cavitation clouds using a metal-semiconductor Ti/black-TiOx optoacoustic lens“, Results Phys., let. 20, str. 103721, jan. 2021, doi:
10.1016/j.rinp.2020.103721.
[7] G. Cacciato, M. Zimbone, F. Ruffino, V. Privitera, in M. G. Grimaldi, „Morphology study of nanoporous black TiO x synthesized by laser-based method: Morphology study of nanoporous black TiO x “, Phys. Status Solidi B, let. 254, št. 7, str. 1600835, jul. 2017, doi: 10.1002/pssb.201600835.
[8] D. Spucches, M. Zimbone, G. Cacciato, F. Ruffino, V. Privitera, in M. G. Grimaldi,
„Optical and morphological evolution of black TiOx synthesized in water by Nd:YAG laser“, Phys Status Solidi C, št. 9, str. 6, 2017.
[9] H. W. Baac idr., „Carbon-Nanotube Optoacoustic Lens for Focused Ultrasound Generation and High-Precision Targeted Therapy“, Sci. Rep., let. 2, št. 1, str. 989, dec.
2012, doi: 10.1038/srep00989.
[10] A. I. Farrer idr., „Characterization and evaluation of tissue-mimicking gelatin phantoms for use with MRgFUS“, J. Ther. Ultrasound, let. 3, št. 1, Art. št. 1, dec. 2015, doi: 10.1186/s40349-015-0030-y.
Literatura
54
[11] M. Z. Vardaki in N. Kourkoumelis, „Tissue Phantoms for Biomedical Applications in Raman Spectroscopy: A Review“, Biomed. Eng. Comput. Biol., let. 11, str.
1179597220948100, jan. 2020, doi: 10.1177/1179597220948100.
[12] M. Geerligs, L. van Breemen, G. Peters, P. Ackermans, F. Baaijens, in C. Oomens, „In vitro indentation to determine the mechanical properties of epidermis“, J. Biomech., let. 44, št. 6, str. 1176–1181, apr. 2011, doi: 10.1016/j.jbiomech.2011.01.015.
[13] M. Geerligs, C. Oomens, P. Ackermans, F. Baaijens, in G. Peters, „Linear shear response of the upper skin layers“, Biorheology, let. 48, str. 229–45, jan. 2011, doi:
10.3233/BIR-2011-0590.
[14] C. Pailler-Mattei, S. Bec, in H. Zahouani, „In vivo measurements of the elastic mechanical properties of human skin by indentation tests“, Med. Eng. Phys., let. 30, št.
5, str. 599–606, jun. 2008, doi: 10.1016/j.medengphy.2007.06.011.
[15] F. M. Hendriks, D. Brokken, C. W. J. Oomens, D. L. Bader, in F. P. T. Baaijens, „The relative contributions of different skin layers to the mechanical behavior of human skin in vivo using suction experiments“, Med. Eng. Phys., let. 28, št. 3, str. 259–266, apr.
2006, doi: 10.1016/j.medengphy.2005.07.001.
[16] M. Geerligs, G. W. M. Peters, P. A. J. Ackermans, C. W. J. Oomens, in F. P. T.
Baaijens, „Linear viscoelastic behavior of subcutaneous adipose tissue“, Biorheology, let. 45, št. 6, str. 677–688, jan. 2008, doi: 10.3233/BIR-2008-0517.
[17] O. A. Shergold, N. A. Fleck, in D. Radford, „The uniaxial stress versus strain response of pig skin and silicone rubber at low and high strain rates“, Int. J. Impact Eng., let. 32, št. 9, str. 1384–1402, sep. 2006, doi: 10.1016/j.ijimpeng.2004.11.010.
[18] C. Y. Tan, B. Statham, R. Marks, in P. A. Payne, „Skin thickness measurement by pulsed ultrasound: its reproducibility, validation and variability“, Br. J. Dermatol., let.
106, št. 6, str. 657–667, jun. 1982, doi: 10.1111/j.1365-2133.1982.tb14702.x.
[19] S. Diridollou idr., „An in vivo method for measuring the mechanical properties of the skin using ultrasound“, Ultrasound Med. Biol., let. 24, št. 2, str. 215–224, feb. 1998, doi: 10.1016/s0301-5629(97)00237-8.
[20] E. Salomatina, B. Jiang, J. Novak, in A. N. Yaroslavsky, „Optical properties of normal and cancerous human skin in the visible and near-infrared spectral range“, J. Biomed.
Opt., let. 11, št. 6, str. 064026, dec. 2006, doi: 10.1117/1.2398928.
[21] A. N. Bashkatov, E. A. Genina, V. I. Kochubey, in V. V. Tuchin, „Optical properties of human skin, subcutaneous and mucous tissues in the wavelength range from 400 to 2000 nm“, J. Phys. Appl. Phys., let. 38, št. 15, str. 2543–2555, avg. 2005, doi: excised human skin“, Ultrasound Med. Biol., let. 21, št. 9, str. 1177–1190, 1995, doi:
10.1016/0301-5629(95)00049-6.
[25] „Appendix A: Typical Acoustic Properties of Tissues“, v Basics of Biomedical Ultrasound for Engineers, John Wiley & Sons, Ltd, 2010, str. 313–314. doi:
10.1002/9780470561478.app1.
Literatura
55 [26] L. Aranda-Lara, E. Torres-García, in R. Oros-Pantoja, „Biological Tissue Modeling with Agar Gel Phantom for Radiation Dosimetry of 99mTc“, Open J. Radiol., let. 2014, feb. 2014, doi: 10.4236/ojrad.2014.41006.
[27] J. Laloš, P. Gregorčič, in M. Jezeršek, „Observation of laser-induced elastic waves in agar skin phantoms using a high-speed camera and a laser-beam-deflection probe“, Biomed. Opt. Express, let. 9, št. 4, str. 1893, apr. 2018, doi: 10.1364/BOE.9.001893.
[28] T. Drakos idr., „Ultrasonic attenuation of an agar, silicon dioxide, and evaporated milk gel phantom“, jan. 2001, Pridobljeno: 15. november 2021. [Na spletu]. Dostopno na:
https://www.jmuonline.org/preprintarticle.asp?id=317113
[29] P. Movahed, W. Kreider, A. D. Maxwell, B. Dunmire, in J. B. Freund, „Ultrasound-Induced Bubble Clusters in Tissue-Mimicking Agar Phantoms“, Ultrasound Med.
Biol., let. 43, št. 10, str. 2318–2328, okt. 2017, doi:
10.1016/j.ultrasmedbio.2017.06.013.
[30] A. I. Chen idr., „Multilayered tissue mimicking skin and vessel phantoms with tunable mechanical, optical, and acoustic properties“, Med. Phys., let. 43, št. 6Part1, str. 3117–
3131, jun. 2016, doi: 10.1118/1.4951729.
[31] D. W. Rickey, P. A. Picot, D. A. Christopher, in A. Fenster, „A wall-less vessel phantom for Doppler ultrasound studies“, Ultrasound Med. Biol., let. 21, št. 9, str.
1163–1176, jan. 1995, doi: 10.1016/0301-5629(95)00044-5.
[32] E. L. Madsen, M. A. Hobson, H. Shi, T. Varghese, in G. R. Frank, „Tissue-mimicking agar/gelatin materials for use in heterogeneous elastography phantoms“, Phys. Med.
Biol., let. 50, št. 23, str. 5597–5618, dec. 2005, doi: 10.1088/0031-9155/50/23/013.
[33] E.-A. Brujan in A. Vogel, „Stress wave emission and cavitation bubble dynamics by nanosecond optical breakdown in a tissue phantom“, J. Fluid Mech., let. 558, str. 281, jul. 2006, doi: 10.1017/S0022112006000115.
[34] K. Zell, J. I. Sperl, M. W. Vogel, R. Niessner, in C. Haisch, „Acoustical properties of selected tissue phantom materials for ultrasound imaging“, Phys. Med. Biol., let. 52, št.
20, str. N475-484, okt. 2007, doi: 10.1088/0031-9155/52/20/N02.
[35] „ThorLabs-Prodajni portal, dostopno na: https://www.thorlabs.com/, [ogled 2.2.2022]“.
[36] Fotona, „Fotona,97370_starwalker_v4_fotona_july_17_app.pdf, dostopno na:
https://www.fotona.com/en/products/2717/starwalker-r-maqx/, [ogled 2.2.2022]“.
[37] M. Zimbone, G. Cacciato, M. Boutinguiza, V. Privitera, in M. G. Grimaldi, „Laser irradiation in water for the novel, scalable synthesis of black TiO x photocatalyst for environmental remediation“, Beilstein J. Nanotechnol., let. 8, str. 196–202, jan. 2017, doi: 10.3762/bjnano.8.21.
[38] G. S. Settles, Schlieren and Shadowgraph Techniques. Berlin, Heidelberg: Springer Berlin Heidelberg, 2001. doi: 10.1007/978-3-642-56640-0.
[39] R. Petkovsek, P. Gregorcic, in J. Mozina, „A beam-deflection probe as a method for optodynamic measurements of cavitation bubble oscillations“, Meas. Sci. Technol., let.
18, št. 9, str. 2972–2978, avg. 2007, doi: 10.1088/0957-0233/18/9/030.
[40] ThorLabs-Prodajni portal, „PDA36A-Manual.pdf, dostopno na:
https://www.thorlabs.com/, [ogled 2.2.2022]“.
[41] Stanford Research Systems, „SR560c.pdf, dostopno na:
https://www.thinksrs.com/products/sr560.htm, [ogled 2.2.2022]“.
[42] A. D. Maxwell, T.-Y. Wang, L. Yuan, A. P. Duryea, Z. Xu, in C. A. Cain, „A Tissue Phantom for Visualization and Measurement of Ultrasound-Induced Cavitation Damage“, Ultrasound Med. Biol., let. 36, št. 12, str. 2132–2143, dec. 2010, doi:
10.1016/j.ultrasmedbio.2010.08.023.
Literatura
56
[43] C. K. Holland in R. E. Apfel, „Thresholds for transient cavitation produced by pulsed ultrasound in a controlled nuclei environment“, J. Acoust. Soc. Am., let. 88, št. 5, str.
2059–2069, nov. 1990, doi: 10.1121/1.400102.
[44] J. Haller in V. Wilkens, „Determination of Acoustic Cavitation Probabilities and Thresholds Using a Single Focusing Transducer to Induce and Detect Acoustic Cavitation Events: II. Systematic Investigation in an Agar Material“, Ultrasound Med.
Biol., let. 44, št. 2, str. 397–415, feb. 2018, doi: 10.1016/j.ultrasmedbio.2017.10.007.