автореферат диссертации по машиностроению и машиноведению, 05.02.11, диссертация на тему:Физические основы акустического контроля намагниченных и анизотропных сред

На правах рукописи

СМОРОДИНСКИЙ ЯКОВ ГАВРИЛОВИЧ

ФИЗИЧЕСКИЕ ОСНОВЫ АКУСТИЧЕСКОГО КОНТРОЛЯ НАМАГНИЧЕННЫХ И АНИЗОТРОПНЫХ СРЕД

Специальность 05.02.11 Методы контроля и диагностика в машиностроении

АВТОРЕФЕРАТ диссертации на соискание ученой степени доктора технических наук

Санкт-Петербург - 2004

Работа выполнена в Институте физики металлов Уральского отделения РАН, г. Екатеринбург.

Научный консультант

член-корреспондент РАН, профессор Щербинин Виталий Евгеньевич

Официальные оппоненты

доктор технических наук, профессор Вопилкин Алексей Харитонович

доктор технических наук, профессор Дымкин Григорий Яковлевич

доктор технических наук, старший научный сотрудник Московенко Игорь Борисович

Ведущая организация : Сибирский государственный

университет путей сообщения, г. Новосибирск

Защита состоится 23 ноября 2004 г. в 14 час. на заседании диссертационного совета Д 212.244.01 при государственном образовательном учреждении высшего профессионального образования «Северо-Западный государственный заочный технический университет» по адресу: 191186, Санкт-Петербург, ул. Миллионная 5, ауд.200.

С диссертацией можно ознакомиться в библиотеке Северо-Западного государственного заочного технического университета.

Автореферат разослан 22 октября 2004 г.

Ученый секретарь диссертационного совета

Иванова И.В.

у

шм

ОБЩАЯ ХАРАКТЕРИСТИКА РАБОТЫ

Ультразвуковая дефектоскопия является одним из основных методов контроля дефектов типа нарушения сплошности в изделиях, заготовках, сварных швах. Она предоставляет возможность выявления внутренних дефектов самых различных размеров, по-разному расположенных в изделиях. Этот вид неразрушающего контроля можно применять к различным материалам, выявлять дефекты различного происхождения. Ультразвуковые методы дают возможность не только определить наличие и местоположение дефекта, но и оценить многие его характеристики. Ультразвуковые методы с успехом применяются для оценки структуры материалов.

В ультразвуковой дефектоскопии заключение о характеристиках дефектов делается по косвенным признакам. В результате взаимодействия с дефектом появляются дополнительные отражения волн, изменяется амплитуда, фаза волны и многие другие параметры. Поэтому нахождение связи между характеристиками дефекта и параметрами волны имеет первостепенное значение.

Для упругоизотропных и однородных материалов многие важные вопросы дефектоскопии решены. Известен ряд факторов, осложняющих ультразвуковой контроль. К таким факторам относятся, в частности, анизотропия или текстура упругих свойств, пространственная неоднородность, выраженная внутренняя структура. Такие материалы отличаются высоким уровнем структурных помех и большим затуханием ультразвуковых волн. Помимо того, упругая анизотропия материала сварного шва приводит к особенностям распространения волн, вызывающим затруднения в процессе контроля. Существующие жесткие требования к эксплуатационной надежности изделий указывают на необходимость разработки методов контроля, использующих ранее не учитывавшиеся закономерности распространения упругих волн.

Актуальность. Развитие методов акустического неразрушающего контроля требует детального рассмотрения процессов распространения отражения и преломления упругих волн в анизотропных и неоднородных средах. Практически важное значение имеют задачи определения фазовых скоростей волн, расчета направления потока энергии, структуры акустического поля. Повышение надежности и достоверности ультразвукового (УЗ) контроля, развитие новых методик должно опираться на глубокое понимание физических процессов, происходящих в анизотропных, текстурованных и неоднородных средах. К настоящему времени теория упругих волн в таких средах детально разработана, однако эта теория сложна; она должна быть переработана с учетом дальнейшего применения результатов в УЗ контроле. Использование специфики распространения упругих волн в намагниченных средах имеет перспективы для построения методик неразрушающего контроля структурного

состояния. В то же время р сложен.

а х весьма

Таким образом, задача настоящего исследования может быть сформулирована следующим образом. Будет построена последовательная теория упругих волн в анизотропных, неоднородных и намагниченных средах. Будет рассмотрено распространение волн, их преломление и отражение. На базе теории и основываясь на свойствах технических материалов будут сформулированы физические модели, для которых в работе получены точные или приближенные решения, вплоть до инженерных формул и численных расчетов. Основное внимание будет уделено сталям аустенитного класса.

На основе рассмотрения собственных упругих мод в трансверсально-изотропном гиротропном материале сформулированы принципы и основные уравнения для вычисления коэффициентов отражения и прохождения ультразвука на границе раздела. Дан анализ изменения поляризации и скоростей собственных волн в кристалле с учетом пространственной дисперсии. Детально рассмотрены процессы отражения и преломления в магнитнополяризованных средах. Сформулированы методы решения задач теории упругости для пространственно неоднородного анизотропного слоя.

В настоящее время ряд деталей и конструкций ответственного назначения изготовляется из нержавеющих сталей аустенитного класса. Процесс УЗ контроля изделий из этих сталей и аустенитных сварных швов, как известно, осложняется целым рядом обстоятельств. Среди них - грубозернистая столбчатая структура кристаллитов, неоднородность и анизотропия (текстура) упругих свойств, причем направление оси текстуры искривлено в материале сварного шва. Точное решение уравнений теории упругости и определение полей УЗ волн представляется невозможным, поэтому моделирование наиболее важных упругих свойств среды является реалистичным способом описания упругих волн в аустенитных материалах. Наиболее распространенной моделью, принятой для описания УЗ волн в аустенитных нержавеющих сталях, является модель трансверсально - изотропной среды. Модель трансверсально -изотропной (ТИ) среды учитывает столбчатую структуру кристаллитов аустенита, благодаря которой в материале существует выделенная ось, совпадающая с осью роста кристаллитов. В плоскости, перпендикулярной оси роста, упругие свойства изотропны или близки к изотропным.

Модель ТИ среды применительно к аустенитной стали использована в многочисленных работах - для модельных объектов из ТИ аустенита, моделей сварного шва, в том числе содержащих дефекты. Грубозернистая структура аустенита сварного шва приводит к повышенному рассеянию упругих волн и повышенному уровню структурных помех, осложняющих УЗ контроль. Наличие упругой анизотропии вызывает отклонение направления потока энергии от вектора фазовой скорости, а искривление оси ТИ структуры в сварном шве вызывает сильную рефракцию и искажение профиля пучка. Помимо отмеченных обстоятельств, ранее уже исследованных, материал аустенитного сварного шва неоднороден. Масштабы неоднородности могут изменяться в широких пределах - от медленного в зоне термического влияния

до весьма быстрого перехода от трансверсально-изотропного аустенитного материала шва до изотропного металла свариваемой детали.

В течение последних 10-15 лет достигнут большой прогресс в объяснении свойств магнитнополяризованных (гиротропных) сред на основе представлений о пространственной дисперсии. В акустике пространственная дисперсия сказывается в том, что тензор упругих напряжений зависит не только от тензора упругих деформаций, но и от их пространственных производных. Учет пространственной дисперсии приводит к существованию частотной зависимости скорости звука, а также явлений вращения плоскости поляризации поперечных упругих волн (акустической активности) и преобразования поляризации собственных мод. В области частот в единицы мегагерц, употребляемой в ультразвуковой дефектоскопии, влияние пространственной дисперсии на упругие свойства среды само по себе невелико. Однако оно может резко усиливаться в случае эффективного взаимодействия ультразвука с иными подсистемами, например магнитной. Магнитная поляризация среды может быть реализована наложением внешнего магнитного поля, или существовать за счет магнитных доменов, если материал рассматриваемой среды содержит ферро- или ферримагнитную фазу.

В металле стального сварного шва в рассматриваемом диапазоне частот не выше десятков мегагерц наиболее реальной причиной проявления эффектов пространственной дисперсии является магнитная поляризация среды. Термин гиротропия, означающий существование антисимметричных мнимых недиагональных компонент материальных тензоров, будет использоваться и для описания эффектов, вызванных этими компонентами.

Магнитная поляризация среды будет оказывать существенное влияние на распространение упругих волн, если осуществляется ее взаимодействие с упругой и магнитной подсистемами. Здесь мы не будем касаться вопроса о взаимодействии спиновых и ультразвуковых волн, которое требует значительно более высоких частот ультразвука, чем применяемые в ультразвуковой дефектоскопии. Будем считать, что взаимодействие в не намагниченных до насыщения образцах объясняется колебаниями стенок магнитных доменов под действием упругой волны. Колебания стенок создают переменное магнитное поле, возникают электрические токи, которые приводят к магнитомеханическим потерям. Наложение магнитного поля устраняет домены и потому уменьшает затухание. Одновременно с этим увеличивается скорость ультразвука. На частотах в единицы и десятки мегагерц типичные затухания от магнитного поля в никеле, железе, сталях составляют 0,5 - 5 дБ/см, относительное изменение скорости при этом составляет 0,05 - 2%. Вид зависимостей коэффициента затухания и скорости волн от напряженности магнитного поля и величина эффектов зависят от состава и структуры материала. Поскольку вклад магнитной поляризации в упругие модули невелик, то для его выявления целесообразно выбрать оптимальные условия наблюдения. Следует стремиться к тому, чтобы влияние магнитной поляризации приводило к появлению новых, отсутствовавших без магнитной

поляризации, эффектов. К ним могут относиться: преобразование собственных волн, поворот плоскости поляризации и появление эллиптичности поперечных волн. В настоящей работе будет сделан упор на выявление условий, необходимых для таких эффектов.

В данной работе материал шва представляется анизотропной однородной средой, образованной усреднением упругих свойств кристаллитов, имеющих одинаковую ось роста. Усреднение возможно, если площадь одного кристаллита много меньше площади ультразвукового пучка. В результате усреднения получается трансверсально-изотропная среда. Гиротропия, вызванная намагничиванием, накладывается на эту симметрию. В этой работе принято, что ось гиротропии совпадает с осью трансверсально-изотропной структуры. Влияние гиротропии на упругие свойства, как правило, будет описываться феноменологически введением в рассмотрение динамического тензора модулей упругости.

Цель диссертации - повышение достоверности и совершенствование акустических методов контроля качества намагниченных, неоднородных и анизотропных сред.

Для достижения цели были решены следующие научно-технические задачи:

1. Теория распространения упругих волн в твердых телах изложена применительно к акустическому неразрушающему контролю.

2. Изучены волны в трансверсально-изотропной среде.

3. Исследованы акустические поля в анизотропных средах. Выполнен анализ структуры ультразвуковых полей с целью выявления дефектов.

4. Разработаны методы обработки ультразвуковых сигналов на базе вейвлетного преобразования.

5. Изучено влияние намагничивания и гиротропии на распространение упругих волн в модели трансверсально-изотропной среды.

6. Рассчитаны поляризация и лучевая скорость упругих волн в аустенитной стали в модели трансверсально-изотропной среды.

7. Исследованы магнитоакустические эффекты в ферромагнитных металлах в квазистатической области частот.

8. Изложена теория отражения и преломления упругих волн на границах анизотропных и магнитнополяризованных сред.

9. Рассчитано отражение и преломление упругих волн на границе анизотропной неоднородной гиротропной среды.

10. Детально изучены упругие волны в неоднородной пластине аустенитной стали.

Методы исследований. Использованный в работе математический аппарат включает в себя теорию кристаллоакустики, теорию динамических магнитных явлений. Основу составляет использование аналитических методов расчета с

применением тензорного анализа. Значительную роль в получении результатов имеет моделирование свойств реальных сред. Численные расчеты выполнены на базе вычислительной техники с применением пакетов MathCad, Excel, Origin. Экспериментальные исследования выполнены на современном научном оборудовании для измерения ультразвуковых характеристик и исследования акустических полей.

Измерения структуры акустических полей выполнены на лазерном интерферометре Института неразрушающего контроля (г. Дрезден, Германия). Упругие волны в кристалле возбуждались пьезоэлектрическими преобразователями с резонансной частотой (=10 МГц. Пьезопластины были дисковой формы с диаметром 5мм для продольных и 6мм для поперечных волн. Пьезопреобразователь поперечных волн снабжен буфером из плавленого кварца. Зондирующий сигнал, длительностью Т=0,4мкс вырабатывал ультразвуковой дефектоскоп USIP-12 фирмы Krautkramer. С помощью дефектоскопа наблюдалась затухающая серия импульсов отражений ультразвуковых волн в образце. Пучок упругих волн, распространяясь в кристалле, достигал противоположной плоской грани и отражался от нее. Поле упругих смещений регистрировалось лазерным доплеровским

интерферометром OFV 3000S фирмы Polytec. Выходной сигнал интерферометра наблюдался на осциллоскопе LeCroy LC 334A и переводился им в цифровую форму. Анализ данных выполнялся с помощью программы LabView5.0. С помощью этого программного обеспечения задавался режим сканирования: поле сканирования (чаще всего 16 х 19 мм); шаг сканирования

0.125.или 0,25 мм. Кроме того, устанавливалось число циклов измерения, за которое усреднялись данные измерения в каждой точке поля сканирования. Число циклов устанавливалось в зависимости от отношения сигнал/шум, как правило, выбиралось 50 или 100 циклов усреднения. Информация о временной зависимости амплитуды принятого сигнала сохранялась и была доступна для дальнейшего анализа.

Измерения скорости и коэффициента поглощения упругих волн выполнены на частотах 10-56 МГц с помощью импульсной фазочувствительной установки, которая позволяет измерять амплитуду сигналов с разрешением ±0,2 дБ. Погрешность измерения абсолютного значения скорости упругих волн около ±3%.

Научная новизна.

1. Впервые построена теория распространения ультразвуковых волн в магнитнополяризованной трансверсально-изотропной среде.

2. Показано, что магнитная поляризация приводит к изменению скоростей и поляризации собственных волн.

3. Рассчитаны добавки к групповой скорости и потоку энергии упругих волн, возникающие из-за магнитной поляризации среды.

4. Получены формулы для инженерного расчета компонент групповой скорости трансверсально-изотропной среды, моделирующей сталь аустенитного класса.

5. Изучена структура акустического поля в кубических монокристаллах металлов методом лазерной ультразвуковой интерферометрии.

6. Даны рекомендации по построению методики ультразвукового контроля монокристаллов.

7. Предложен метод оценки чистоты монокристаллов металлов на основе измерения эллиптичности поперечного ультразвука.

8. Исследованы магнитоакустические эффекты в ферромагнитных металлах в квазистатической области частот.

9. Изучены упругие волны в неоднородной пластине аустенитной стали.

Практическая значимость. Показана возможность учета анизотропии материала для повышения точности и достоверности ультразвукового контроля изделий, материал которых может быть представлен в модели трансверсально-изотропной среды. Доказана принципиальная возможность построения методов акустического контроля, основанных на использовании магнитоакустических явлений. Сформулированы принципы построения аппаратуры, предназначенной для УЗ контроля анизотропных сред.

Проведены количественные оценки влияния магнитной поляризации на ультразвуковые характеристики стали аустенитного класса, содержащей ферритную фазу. Явления преобразования поляризации в намагниченной среде могут быть использованы при разработке методов акустического контроля фазового состава сталей.

Разработана методика анализа акустических полей в монокристаллах с целью выявления дефектов, выходящих на поверхность изделия. Эта методика может быть использована для контроля изделий из монокристаллов металлов и сплавов: лопаток турбин, криогенных токовводов, материалов и изделий электронной промышленности.

Результаты расчетов упругих волн в пластине аустенитной стали могут быть использованы при разработке методик ультразвукового контроля в химическом машиностроении и в атомной промышленности. Положения, выносимые на защиту.

1. Построение теории распространения упругих волн в намагниченной трансверсально-изотропной среде.

2. Разработка модели трансверсально-изотропной среды применительно к сталям аустенитного класса.

3. Результаты теоретического и экспериментального исследования потока энергии, лучевых скоростей и структуры акустических полей в анизотропных средах.

4. Расчеты преобразования типов волн, добавок к фазовым скоростям и к вектору лучевой скорости, возникающих за счет действия магнитной поляризации среды.

5. Результаты экспериментов, показавшие возможность применения магнитоакустических явлений в акустическом контроле.

6. Методика определения времени релаксации электронов в чистых металлах.

7. Результаты анализа прохождения упругих волн через пластину неоднородной трансверсально-изотропной среды.

8. Использование вейвлетного преобразования для анализа ультразвуковых полей и выявления дефектов в монокристаллах.

Реализация результатов работы - использованы при разработке программного обеспечения для ультразвуковых приборов и установок НПО «Интротест», Фраугоферовского института неразрушающих методов контроля, ПО «Октябрь».

Апробация работы. Основные результаты работы доложены на Всесоюзных конференциях по акустоэлектронике и квантовой акустике, XII -Саратов, 1983 г., XIV - Кишинев, 1989г.; III межотраслевой конференции "Неразрушающие методы контроля изделий из полимерных материалов", Туапсе, 1989г.; XII Всесоюзной конференции "Неразрушающие физические методы контроля" Свердловск, 1990г, VI Национальном конгрессе по механике, Варна, 1989г.; XI Всесоюзной акустической конференции, Москва, 1991г.; XIV научно-технической конференции по ультразвуковому контролю, СПетербург, 1992г.; XIII научно-технической конференции «Неразрушающие физические методы и средства контроля», С.Петербург, 1993г.; Германо- российском WTZ семинаре, Саарбрюккен, 1994г.; 6 Conference Europeenne sur Ies Controles Non Destructifs, Nice, France, 1994г.; VI Российской научно-технической конференции «Средства неразрушающего контроля» Саратов, 1995г.; XIV и XVI российских научно-технических конференцях «Неразрушающий контроль и диагностика», Москва 1996г., С.Петербург, 2002г.; I Всероссийском научно-техническом семинаре «Метрологическое обеспечение в области неразрушающего контроля» Москва, 1999г.; Международной конференция Ultrasonics International^ jointly with 1999 World Congress on Ultrasound, Копенгаген, 1999г.; Уральских региональных конференциях "Контроль технологий, изделий и окружающей среды физическими методами", XIX - Уфа, 2000 г.; XX - Екатеринбург, 2001 г., ХХП - Челябинск, 2004г., 6.Internationale Schienenfahrzeug-tagung,Dresden, 2004г.

Публикации. По теме диссертации опубликовано 44 печатные работы, в том числе 2 монографии, одна из которых переведена на английский язык и издана в Германии, одно учебно-методическое пособие, 25 статей (в том числе 25 в рецензируемых изданиях и в зарубежных журналах) и 16 публикаций в трудах отечественных и международных конференций.

Структура и объем диссертации. Диссертационная работа состоит из введения, пяти глав, заключения и списка литературы. Диссертация изложена на 199 страницах, она содержит 47 рисунков и 2 таблицы.

СОДЕРЖАНИЕ РАБОТЫ

Во введении содержится постановка задач исследования, проведен анализ современного состояния развития акустических методов контроля анизотропных и неоднородных сред, сформулированы положения, выносимые на защиту, и дана характеристика диссертационной работы.

В первой главе изложены сведения из теории упругих волн в той части, которая необходима для понимания физической сущности процессов, происходящих в анизотропных безграничных средах. За исключением раздела 1.1.4, глава носит, в основном, обзорный характер. В качестве примера рассмотрено распространение волн в трансверсально-изотропной среде. Современная теория распространения упругих волн в неограниченной анизотропной среде изложена в варианте, подходящем для дальнейшего применения в акустическом неразрушающем контроле. Рассмотрены методы решения задачи Кристоффеля. На базе практически важной модели трансверсально-изотропной среды решена задача Кристоффеля и получены законы дисперсии собственных упругих волн. В этой же модели выведены простые аналитические формулы для расчета групповой скорости волн. Полученные оригинальные результаты проиллюстрированы численными расчетами для материалов с аустенитной структурой.

Вторая глава посвящена изучению акустических полей в упруго-анизотропных средах. Изучение ультразвуковых полей стало одним из перспективных направлений развития акустического контроля. Лазерное детектирование ультразвуковых полей - это современный метод исследования материалов, выявления и визуализации дефектов. Этим методом могут быть обнаружены как внутренние, так и поверхностные нарушения сплошности и неоднородности структуры. Лазерное детектирование успешно применяется для определения компонент поля упругих смещений. В этой главе рассматриваются методы детектирования акустических полей и методы обработки сигналов, разрабатываемые с целью повысить достоверность выявления дефектов в анизотропных средах, в частности, в монокристаллах. Сначала рассмотрены особенности выявления поверхностных дефектов методом лазерного детектирования, затем описано применение современных методов фильтрации акустических сигналов.

Экспериментальное исследование структуры акустических полей выполнено на лазерном ультразвуковом интерферометре фирмы Ро1у;ес. Акустические поля создавались пьезопреобразователями продольных и поперечных волн с резонансными частотами 5 и 10 МГц. Программное обеспечение, построенное на базе программного комплекса ЬаЪУ1еш5.0, позволяет наблюдать временную зависимость амплитуды в любой выбранной точке поля сканирования (развертка типа А). Кроме этого можно анализировать развертку типа В (В-скан), то есть совокупность временных зависимостей амплитуды, измеренных вдоль выбранного направления (либо вдоль, либо перпендикулярно направлению сканирования). Далее, распределение амплитуды сигнала интерферометра по полю сканирования, С-скан,

представляется диаграммой. Программа дает возможность выбирать временной промежуток, в пределах которого строится развертка типа С; это позволяет выделить импульсы интересующих волн.

Была детально исследована структура акустического поля в монокристаллах алюминия. Наиболее важные результаты получены для направления распространения вблизи оси [111] кристалла. Известно, что при распространении поперечной волны вдоль такого направления кубического кристалла должен наблюдаться эффект внутренней конической рефракции (ВКР). Для направления точно вдоль оси [111] распределение амплитуд показано на рис.1,а. Временной интервал наблюдения соответствует времени прихода импульса поперечных волн. Овальная линия на рисунке - это граница плоской грани образца. Видно, что излучение распределено внутри конического сектора. В пределах этого сектора видны два максимума амплитуды.

(а) (б) (в)

Рис.1. Распределение энергии поперечных волн в монокристалле алюминия; волновой вектор направлен вдоль оси [111] (а), волновой вектор отклонен от оси [111] на угол 1,5° (б), 5° (в)

Распределение излучения в кристалле, отклоненном на 1,5°, показано на рис.1,6. Здесь также видно, что значительная часть упругой энергии распределена по широкой области образца, по площади, намного превышающей площадь излучателя. Однако, на рис. 1,6 трудно связать какой-либо определенный радиус распределения энергии с радиусом конуса ВКР. Помимо распределенной части, на рис. 1,6 присутствуют еще два отчетливых максимума, один из которых очень близок к центру образца.

Наличие распределенной по дугам окружностей части энергии излучения свидетельствует, что в обоих случаях рис.1а,б наблюдается эффект внутренней конической рефракции, искаженный присутствием дополнительных максимумов. Дополнительные максимумы, вероятно, вызваны небольшими отклонениями от оси [111] центрального луча пучка, а также наличием боковых лучей пучка, которые в условиях нашего эксперимента отклонены от оси на значительные углы. Нужно учесть, что отношение Ml «0,1 (Л - длина ВОЛНЫ, а

- радиус излучателя). При такой величине отношения дифракционное расхождение вызывает отклонение до ~6° от центрального луча.

Увеличение угла отклонения от оси [111], очевидно, должно привести к исчезновению эффекта ВКР, а вместе с этим привести к радикальным изменениям распределения энергии. Для больших углов отклонения вырождение собственных квазипоперечных волн по скоростям снимается, пучок разделяется на два, соответственно двум модам. В предельном случае больших отклонений должны наблюдаться два максимума без следов растекания энергии между ними. В нашем случае измерения проводятся на относительно низкой частоте 10 МГц. Для угла отклонения 5° (рис.1,в) энергия излучения разделена между двумя максимумами, образованными двумя квазипоперечными модами. Энергия излучения, соответствующая удаленной от центра части пучка, распределена по дуге окружности.

Теоретически рассмотрен отклик лазерного интерферометра на продольные и поперечные ультразвуковые волны, падающие нормально отражающей поверхности. Рассматриваются отражающие поверхности с учетом шероховатости, но достаточно гладкие, так что максимальная разность высот существенно меньше длины волны Тогда переменная

компонента выходного сигнала ультразвукового интерферометра для продольных волн пропорциональна амплитуде упругой волны.

Иное положение получается в случае поперечных волн. Здесь вклад в фазу ф1 отражения лучей, падающих в разные точки i отражающей поверхности,

зависит от деталей структуры поверхности В этом

выражении - круговая несущая частота ультразвуковою импульса, а - угол между лучом лазера и локальным направлением касательной к отражающей

4я

поверхности. Поскольку амплитуда упругих волн

X

, то разность фаз для любых двух точек в пределах луча лазера 8,, — ф„) - ф,2 тоже мала , /5,j/«]. Однако эта разность фаз отлична от нуля. Это обстоятельство приводит к интерференции вкладов от лучей. Очень существенно, что импульс ультразвуковой волны содержит набор спектральных составляющих, отстоящих от несущей частоты на величину, пропорциональную частоте повторения импульсов F. В результате в выходном сигнале интерферометра оказывается составляющая, соответствующая разностной частоте спектральных составляющих

ультразвукового импульса. Существует еще один источник низкочастотных сигналов на выходе интерферометра - взаимодействие спектральных компонент сигнала сравнения и отраженного от образца. Спектральная j i(ф+fi.t)

компонента сигнала сравнения совместно с компонентой

отраженной от i - ой точки образца, приводит к возникновению компоненты с частотой амплитуда которой

пропорциональна А^0(1)Аг0СОз(ф1 — фг). Таким образом, переменная

компонента интенсивности поперечных волн содержит низкочастотную составляющую, которая зависит от произведения щ<&tg(X> С-скан, полученный лазерным интерферометром, отражает как распределение упругого поля, так и шероховатость отражающей поверхности.

о» 10» 1й> ш '01 ни 'п ю »ов ню I ш ию мое 5оо >(С

Рис. 2. Распределение упругой энергии в монокристалле алюминия ориентации [001] для продольных волн: (а) - первый импульс п=1,

(б) - второй импульс п=2

На рис.2, показана развертка типа С, то есть распределение упругой энергии по поверхности (001) монокристалла алюминия. Цифры по осям абсцисс и ординат - это координаты в миллиметрах в пределах поля сканирования. Возбуждение проводилось продольными волнами вдоль оси [001]. На рис.2а показано распределение, соответствующее импульсу, прошедшему одну длину образца,

В левой части диаграммы аксиальная симметрия поля нарушена внутренней частью дефекта Кроме того, виден подковообразный след дефекта на поверхности. Развертка типа С, соответствующая приходу второго п=2 (то есть прошедшего три длины образца) импульса, приведена на рис.2б Сравнение рис.2,а и 2,6 показывает, что четкость выявления дефекта в последнем случае более высока

В целом, в этой части главы рассмотрены вопросы практического использования анализа ультразвуковых полей, детектированных лазерным интерферометром с целью обнаружения и локализации дефектов в контролируемом образце. Предложены методы ультразвукового контроля монокристаллических материалов на базе анализа ультразвукового поля. Кроме того показано, что вейвлетное преобразование является эффективным инструментом исследования особенностей акустического поля. Приведены примеры практического применения вей влет-преобразования для анализа поля продольной ультразвуковой волны, детектированного при помощи лазерного интерферометра в различных точках на поверхности алюминиевого образца: в центре ультразвукового пучка, в его периферийной области, а также в точке выхода дефекта на поверхность образца. Показано, каким образом изменения в структуре сигналов отражаются на вейвлет-спектрах, которые представляют собой результаты вейвлет-преобразования, а также на скалограммах -функциях, показывающих распределение энергии анализируемых сигналов по временным масштабам, которые получены на основе вейвлет-спектров. Показано, что появление на скалограмме Н0В01 О локального максимума в области малых значений временного масштаба является признаком наличия дефекта на данном участке поверхности контролируемого образца, точное местоположение точки выхода дефекта на поверхность может быть определено по наибольшему значению амплитуды этого локального максимума.

В третьей главе рассмотрено влияние намагничивания и гиротропии на распространение упругих волн. Особенность предлагаемой теории состоит в том, что рассматриваемые среды обладают упругой анизотропией помимо гирофопии, наведенной намагниченностью. Специально рассмотрено распространение волн в намагниченных кубическом кристалле и трансверсально-изотропной среде. Рассмотрено преобразование собственных волн при намагничивании среды. Особое внимание уделено малоизученному вопросу о потоке энергии упругих волн в намагниченной среде. Теоретические результаты применены для предсказания магнитоакустических явлений в стали с аустенитно-ферритной структурой. Постановкой экспериментов доказана возможность использования магнитоакустических явлений в УЗ контроле.

Получим вид тензора модулей упругости трансверсально - изотропной гиротропной среды, полученной усреднением компонент модулей упругости кубического кристалла вокруг оси гиротропии. Исходя из вида тензора для магнитнополяризованного кубического кристалла, проведем усреднение по углу вокруг оси трансверсально-поляризованной среды. В результате получим, что у тензора модулей упругости трансверсально-изотропной среды, моделирующей упругие свойства аустенитного материала сварного шва, в приближении длинных волн будут следующие отличные от нуля компоненты

Сг222=0„„=С°,U,+Ac„„- K/4 ¡ 02211=01,22=0° 1,22+Ac°! 122+ К/4 Оззп=сцзз=Сзз22= о ц33+Асц33; 03333= с" цц+Асцц; (1)

02332=0}22)=С)232- 02323-0,313-0,331- Озцз~Оз131- О 2323+Ао2323 оI323 - 03123 ~03132~ 0i33,~-C23l3~-0233l= -032l3~-C323l=dCl3321 01221=02112= 02121=0,2,2=С°2323+АС2323+ К/4 / 0/121= 0,222=02,22= 0,Ц2~С2212=-02221- -0l21l=-02llt=:ACiii2 ! где c,jre - модули упругости исходного кубического кристалла, Ас,]ке - добавка, вызванная магнитной поляризацией, а

к= 0Ш,-сШ2- 202323, АК=К-К°. (2)

Решая уравнение Кристоффеля с тензором модулей (1), получим условие нетривиального решения в виде

*2 [(сВ2, + * / 4) sin2 0 + clmcos2 0] - ¿вд2 А2(Дс|Ш sin2 + Дс1122 cos2 0) A2Aclmsin0cos0 sin2 0 +Дс,,22 cos2в)k [clUi sin2 ^ + Лс2,23 cos 9]- peo2 k2(c2m + cl13j)sin0cos0 I k2(c212j + c,w)sin 9eos9 k2[c2í23 sin2 9 + ДС3333 cos2 9] - pa)2 k2

= 0(3)

Уравнение (3) есть уравнение третьей степени относительно «Л Определим добавки к скоростям поляризации собственных волн, вызванные магнитной поляризацией среды. Сначала были получены явные выражения компонент вектора акустической гирации 0 через добавки к модулям упругости, связанные с магнитной поляризацией:

2/

Qs = ~

0 = ~ ) = ; (4а)

0.г = - Дс,13,/я,/ие) = у Дст1т,т2; (46)

бз = ^-ЛАс,тт1те - Асаит,те) = -[Дспц^,2 + т]) + ДсШ2т32].

21 I

Здесь т, - направляющий косинус. Если квазипродольная упругая волна распространяется под углом 0 к акустической оси среды, то добавку к ее скорости из-за намагничивания можно рассчитать по формуле

/2_J/2 Ql Ql 1

v = vl

* i —"ni

Р2(К-К) Р

К** . 2 п .+—sin 0 + ' 4

+2-

Дс2 к2к2

1332 2 1

- + 2-

[Дс|Ш(*,2+*22) + ДсШ2*32]2

cvu--Kasm20-f,,n) k2Ac¡m(kf--K" sm2e + f?n)

(5)

где /,=(с:1П-с!121У-(с:ш+с!121) К'ш'всов'в-^-ш'в^ + 2с2°325

4

+(4с20323 - 4с,0т-^)8т^]. (6)

4

В этой и последующих формулах К,-, Уы - фазовая скорость /-й собственной волны при наличии и в отсутствие гиротропии, р - плотность среды Соответствующее дисперсионное уравнение для собственной квазипоперечной волны имеет вид

-^-+2 НЖ^КМ ;(7а)

Аналогично для двух других собственных волн

4 t¿/J> „О -3 f 0„- 2 л /*1/2\ к J.

к ( 1111 2323 81П O-Jl ) '

4

---. {1в)

2 4 kfl к\с:и[-с1т-±К\т>е-/Г)

Преобразование собственных волн, возникающее за счет магнитной поляризации среды, описывается еще и добавками к векторам поляризации мод. В рассматриваемом случае распространения волн в трансверсально-изотропной среде не вдоль акустической оси, эти добавки имеют следующий вид

рт -рт) = 2 Agim(ffl|2+w22) + Ácm2w] р(<») _2_AWi"»_р|03);(8а)

„О „О 3 „о . ¡. ,Ц1 „О „О 3 «и> . 2л rW2

1111 "" 2323 ""^ sm e + fi Сцп-Сгзв-^А Sln в~]\

=(2) _ й<м) - Ac№2mi w3 -(03) | т Ас,112(wf + w22) + Дс,W01).

Р Р--гш Р +¿-5-Р » i80;

рО) _ -(03) _ _2_АсиздОТдОТ,__<„„ _ Ас,332ОТ| т3 ,(02)^ ^

„О „О 3 „о • 2 л j-l/2 /"2

1111 2323 "Т J\ JX

Выражения (8а,б,в) записаны через векторы поляризации невозмущенных магнитной поляризацией собственных мод р01. Направление распространения волны определяется направляющими косинусами т1 и углом 9 между направлением распространения и осью трансверсально-изотропной среды.

Компоненты поляризации собственных квазипродольной (ОЬ) и квазипоперечной (ОЗУ) волн подчиняются условию

pql3-Pqsv2

(9)

Зависимость функций ^и от угла между направлением распространения волны и осью ТИ среды представлена на рис.3. Численные значения модулей упругости с0 ни =2,332, с ц22= 1,626 и с0 2323 = 1,225 в единицах 10 11 Н/м2 взяты для кубического кристалла аустенитной стали 316. Полученные выражения (8) дают возможность рассчитать компоненты поляризации ультразвуковых волн.

wj", 103 м/с >р, I03 м/с wp\ 1(Я м/с

6 6

4 —^¿=3 4 /\ 2 ■ у

2 х \ 2 Л J 1 ,1 , ,1 |\

о за 40 во тд о 20 40 60 яо 20 40 60 80 20 40 60 80

8, грая

Рис.3. Зависимость компонент Рис.4. Зависимость компонент групповой поляризации Fj, F2 от угла скорости собственных волн ТИ среды от угла между осью среды и между направлением распространения и осью направлением распространения симметрии среды

В работе получены формулы, позволяющие рассчитать компоненты вектора групповой скорости собственных волн. Зависимость компонент j групповой скорости w <[> ¡ г'-й волны от угла между w и осью Z для всех трех типов собственных волн приведена на рис.4. Эти зависимости рассчитаны для сплава Fe - 12Сг -18 Ni, имеющего аустенитную структуру.

Обратимся теперь к рассмотрению направления потока энергии в ТИ среде, намагниченной вдоль оси Z. Компоненты модулей упругости получают в магнитном поле добавки Acv , вызывая добавки Av (l> к Awfl> фазовой и групповой скоростям мод. Считая добавки малыми, | Асч |« с °ц , сц, с44, можно определить добавки к фазовой скорости собственных мод. Здесь мы имеем в виду наклонное направление распространения волны к оси ТИ среды. Добавка к фазовой скорости первой QSH моды в намагниченной среде рассчитывается так:

Av{l> = [A c2S4m22m23/pccv(п] + [(Ас16т22+Ас54т23 2/pv 0>¡J]. (10)

Подобный вид имеют добавки и к скоростям двух других мод:

Av<2} = (Ас1б тг +Ас54 т2з) 2/pav<2>, Av<3> =-Ac254m22m2)/2pava>. (11)

В формулах (10), (11)

„ fl Я i 2 1/2 о__" « 1 j/¡ 2 , 1/2

а = с и-с и - i К т 2-g , с ,,-с 44 --J- К т 2 + 8 ■

, (О

Добавки к компонентам групповой скорости Ам '"у в намагниченной среде находятся из выражений для законов дисперсии собственных волн, причем добавки к фазовым скоростям определены выше, а производные добавок по компонентам вектора рефракции находятся дифференцированием выражений (10),(11). Применимость формул (10) и (11) ограничивается условием ил« . Рассмотрим зависимость добавки к групповой скорости от направления вектора рефракции. Зависимость от угла # добавки к компонентам групповой скорости, нормированной на квадрат добавки к модулю Ьс ¡4 , АБ ® J = 1/Ас2;4 для первой моды приведена на рис.5.

А^'.Ю-^ед. СИ А1)",10-|9ед. СИ

30 20 10 0 -10 -20

1 30 1

.7-2 / 10 20 . ;=э /

А- 10 10 1:

- 0,1; 1 / *

•/¡0,1 | 0,1 -1

-10

[ | -20 - 1 11

О 20 40 60 80

20 40 0, град

Рис.5. Изменение компонент групповой скорости волны БН в намагниченной ТИ среде

Параметр ^ показывает соотношение между добавками £ = Асщ /Аси . При приближении к оси Ъ ( 0-^0 ) величина д о б а в^к^р^е з к о возрастает по абсолютной величине. Такое поведение связано с тем, что при 0=0 квадратичная по малым Асу добавка (10) должна перейти в линейную. В формулах (10), (11) это выражается в резком уменьшении величины а при #-»0. Как легко видеть, величина добавок к фазовой и групповой скоростям при определяется величиной Асц и не зависит от При &-¥к/2 влияние добавки Лсц явно преобладает, поэтому в этом предельном случае величина параметра £ оказывается очень существенной. Если Ас;4 »Асц , то изменение компоненты "2" групповой скорости любой моды Ам>®2 мало. К о в

(10) можно пренебречь Ас¡4 по сравнению с р и этом зависимости четны по Подобные заключения можно сделать для всех трех собственных волн. Вырождение волн С^вУ и вН по скоростям в

г»0

ненамагниченном материале при 0я 70 приводит к резким аномалиям добавок к групповым скоростям вблизи точки вырождения.

Вращение плоскости поляризации, эллиптичность, преобразование волн и другие магнитоакустические явления имеют перспективы для применения в неразрушающем контроле структуры и фазового состава ферромагнитных материалов. Наши эксперименты выполнены на частотах { упругих волн от 14 до 50 МГц на образцах монокристаллического никеля. Измерения выполнены при комнатной температуре в магнитных полях Я до 6 кЭ. Направление магнитного поля перпендикулярно направлению распространению ультразвука. Использовались два монокристалла никеля, подготовленные для ультразвуковых измерений. Оба образца имели две плоские параллельные друг другу грани с расстоянием Z между ними. Первый образец ориентирован таким образом, что нормаль к граням совпадала с кристаллографическим направлением [001], a Z=l 1.99 мм. Образцы имеют приблизительно цилиндрическую форму с диаметром 16 -4- 18 мм.

Особое внимание уделялось определению поляризации сдвиговых волн, прошедших образец в магнитном поле. Предварительно было установлено, что поляризация ультразвука, прошедшего ненамагниченный образец никеля, остается линейной и сохраняется направление смещений, как у излучающего преобразователя. Измерения угла поворота плоскости поляризации в магнитном поле и эллиптичности были выполнены по известной методике. Согласно этой методике, измерения полевой зависимости амплитуды А{Н) и фазы д(Н) принятого сигнала производятся дважды, причем чувствительные направления излучателя и приемника развернуты в первом случае на угол 8 = 445е ,а в втором на 0 = -45" . Для восстановления эллипса поляризации существенно отношение £= А[(Н) /Аамплитуд двух измерений в одном и том же магнитном поле. По измеренному временному интервалу Л^(Н) сдвига радиоимпульса в магнитном поле легко определить сдвиг фазы (1=1,2) . Угол поворота плоскости поляризации определяется следующим образом

Для определения эллиптичности то есть отношения меньшей оси эллипса поляризации к большей, имеем

1

Ф =—агсг?

(12)

2£с<ю(Д51 - Д82)

s-tg —акат

2£.(А5| - А82)

,

(13)

Результаты измерения представлены ниже.

В обсуждении экспериментальных результатов основное внимание уделим интерференции собственных волн и поляризационным магнитоакустическим эффектам. Во внешнем постоянном магнитном поле, перпендикулярном направлению распространения, сдвиговая волна распадается на компоненты, соответствующие двум собственным сдвиговым волнам линейной поляризации. Одна из них имеет поляризацию, параллельную внешнему полю; снабдим относящиеся к ней величины индексом " / /". Вторая поляризована перпендикулярно внешнему полю, и все относящиеся к этой волне величины пометим индексом Результат интерференции этих волн приводит к повороту плоскости поляризации на угол ф и эллиптичности 8 упругих смещений, достигших приемного пьезопреобразователя. Пусть внешнее магнитное поле наводит в магнетике ось симметрии, ориентированную под углом к первоначальной плоскости поляризации излучателя. Тогда угол поворота и эллиптичность определяются по формулам

В этих формулах введены разности действительных и мнимых

составляющих волновых чисел собственных волн а

Разность действительных компонент приводит к

магнитоакустическому двулучепреломлению из-за разности фазовых скоростей собственных волн. Разность мнимых компонент возникает за счет

различного поглощения волн в магнитном поле и вызывает дихроизм. Магнитоакустические эффекты, возникающие при распространении сдвиговых

волн перпендикулярно внешнему магнитному полю, представляют собой акустический аналог эффекта Коттона-Мутона с учетом магнитного дихроизма.

Исходя из результатов измерений, в исследованных условиях угол поворота ф невелик. Это значит, что сравнительно мало влияние магнитного дихроизма. Действительно, в металле наиболее существенную часть потерь в квазистатической области дают потери на вихревые токи. Этот вклад присутствует у собственных волн обеих поляризаций. В наших экспериментах установлена достаточно высокая эллиптичность ультразвука Е, достигающая 0,5 (рис.6).

Таким образом, в намагниченном ферромагнитном кристалле в квазистатической области частот существуют магнитоакустические поляризационные явления. Они возникают за счет добавок к действительным и мнимым компонентам волнового вектора и присутствуют в условиях эффекта внутренней конической рефракции упругих волн. В кристалле никеля в рассматриваемых условиях преобладающим оказалось магнитоакустическое двулучепреломление, приводящее к заметной эллиптичности поперечного ультразвука.

В монокристаллах металлов особой чистоты при низких температурах может существовать явление доплер-сдвинутого акустического циклотронного резонанса (ДСАЦР), которое состоит резонансном взаимодействии групп электронов проводимости с ультразвуковой волной и проявляется . в существовании резких пиков поглощения поперечного ультразвука в магнитном поле. Явление ДСАЦР помимо резонанса в поглощении сопровождается еще и появлением эллиптичности поперечного ультразвука. При этом поляризация ультразвука из линейной становится эллиптической после прохождения волны через образец. Теоретически и экспериментально установлено, что зависимость отношения полуосей эллипса Б ОТ напряженности магнитного поля имеет следующий вид: при увеличении напряженности сначала она отрицательна, затем проходит через нуль, достигает максимума, после чего существенно уменьшается. В работе установлено, что время релаксации из измерений эллиптичности ультразвука может быть определено по простой формуле

где п - номер резонанса, как правило, п = 1; Но- поле резонанса, где е=0; Н„ -значение напряженности поля, где эллиптичность имеет максимум, -циклотронная масса. Этот метод может применяться, если ультразвук распространяется вдоль кристаллографической оси не ниже третьего порядка. Процесс контроля будет включать цикл охлаждения объекта контроля, измерение и согревание. Поэтому производительность контроля будет низкой. Существуют ограничения в размерах проверяемых объектов. Поэтому можно заключить, что организация неразрушающего контроля особо чистых образцов металлов целесообразна в случаях работы проверяемых объектов в дорогостоящих и не допускающих отказов устройствах.

Основным результатом главы 3 является разработка теории распространения упругих волн в намагниченной трансверсально-изотропной среде. Получены выражения для добавок в законы дисперсии, рассчитано преобразование собственных волн. Существенную новизну имеет расчет вектора групповой скорости волн. Выполнены эксперименты по измерению магнитоакустических явлений - вращению плоскости поляризации и эллиптичности ультразвука в квазистатической области частот. Установлено, что эти явления могут быть использованы в ультразвуковом неразрушающем контроле. Развит и теоретически обоснован метод количественного экспериментального определения времени релаксации электронов по эллиптичности ультразвука. Этот метод может быть использован для неразрушающей оценки чистоты и совершенства структуры высокочистых монокристаллов металлов.

В четвертой главе изложены результаты теории отражения и преломления упругих волн с учетом упругой анизотропии и магнитной поляризации среды. Отмечена взаимосвязь формы поверхности рефракции и наличия критических углов в анизотропной среде. На примере аустенитной стали рассмотрено направление потока энергии, приведен расчет фронтов волн и лучей. Изложено современное состояние вопроса о граничных условиях для магнитнополяризованной среды.

Для учета пространственной дисперсии в акустике следует предположить, что тензор упругих напряжений в данной точке среды зависит не только от тензора упругих деформаций в той же точке, но и от значений в соседних точках, или от пространственных производных

+ гДе ¿(рИл ~ тензор акустической гирации. Обычные

граничные условия для сред 1 и 2 сг¿''й = ст^'й строго обоснованы лишь в отсутствие пространственной дисперсии. Обычные материальные уравнения в акустике имеют вид - единичный вектор нормали к

поверхности, направленный из среды 1 в 2. Анализ теоретических положений и литературных данных приводит к заключению к необходимости обобщения этих выражений для учета гиротропии. Если среда гиротропна и неоднородна, то материальные уравнения принимают вид

причем для компонент тензоров И выполняются следующие

соотношения, следующие из принципа симметрии

кинетических коэффициентов. С учетом (17) уравнение теории упругости примет вид

В четвертой главе изложены сложные теоретические вопросы формулировки граничных условий, отражения и преломления волн на границах сред с учетом упругой анизотропии и магнитной поляризации сред. Специальное внимание уделено вопросу о критических углах для волн разной поляризации в упруго анизотропных средах. Детально изучены явления отражения и преломления на границе аустенитной стали в модели трансверсально-изотропной среды. Эта часть работы, базирующаяся как на оригинальных результатах, так и на обобщении известных опубликованных результатов, имеет практическое значение для разработки методик УЗ контроля аустенитной стали.

В пятой главе рассмотрено отражение и преломление волн в неоднородной упругоанизотропной среде. Разработка новых методик ультразвукового контроля имеет особо важное значение для анизотропных, текстурованных или неоднородных материалов. Для повышения надежности и достоверности контроля нужно учесть особенности упругих свойств материала, наиболее существенные для свойств УЗ волн и выявления дефектов. Определение этих существенных особенностей упругих свойств сред составляет основную задачу моделирования для УЗ контроля. Реалистичная модель аустенитного сварного шва должна учитывать пространственную неоднородность среды. Сложность решения задач теории упругости состоит в усложнении вида уравнения эластодинамики в неоднородной среде. В общем виде, при произвольном характере неоднородности, решение уравнений теории упругости не получено. Из литературы известно, что применительно к распространению ультразвука в сварных швах из аустенитной стали построено численное решение задачи о распространении пучка упругих волн в шве с учетом поворота оси кристаллитов, а также рассмотрены явления на границе шва при разных значениях угла падения.

В пятой главе рассмотрен случай среды, неоднородность которой зависит от одной координаты, перпендикулярной плоскости границы. Решения задачи теории упругости получены здесь для системы плоскопараллельных слоев, а также для непрерывно-слоистой среды с несколькими специальными видами неоднородности. Слоистая среда является лишь грубым приближением к реальной структуре материала сварного шва. Задача об отражении поперечных волн слоем с включениями цилиндрической формы может быть решена методами теории рассеяния. Введение тензора обобщенного импеданса для неоднородной среды позволяет определить пути решения задач теории упругости для анизотропных и гиротропных сред.

Рассмотрим прохождение продольных упругих волн через слой трансверсально-изотропного материала. Пусть из жидкой среды на

слой толщиной (I падает плоская волна, потенциал скорости которой <рр

<рр=ехрр(т„х+т,#-(01)], (19)

где Ти—к^тв)', Тц= к/созв/ - проекции волнового вектора в 1 среде на оси координат, ри - плотность сред 1 и 2, V/ И - скорости продольных волн в них. Для определенности считаем, что от координаты Z зависят как

модули упругости, так и плотность слоя р=р(г). Данная схема расчетов применима и для слоя, находящегося между твердыми полупространствами, если ограничиться рассмотрением продольных волн и пренебречь преобразованием мод.

В уравнении теории упругостии, =3ст„ /&, напряжения связаны с деформациями законом Гука а,к=с,/ец . Составляющие вектора смещений в выбранных координатах не зависят от у, так что С/г = 0. Зависимость вектора смещений имеет вид ехр(/г/,х). Поэтому будем искать упругае смещения в виде

У1(х|г) = К1(г)ехр{ггмдг),

!/,(*,*) = К3(2)ех рОг,,*). 1 }

Подставляя (20) в уравнение теории упругости (18), где опущены слагаемые, описывающие гиротропию, получим систему обыкновенных дифференциальных уравнений второго порядка относительно 1]\ и £/?

ауа+ву1+су=0, (21)

где

«■« „ [/хэ'-г,2«,,

ч»г„(% + с„) с„

;С =

Штрихи означают производную по г. Отраженная и преломленная волны являются решениями уравнения Гельмгольца. Потенциалы скоростей этих волн ищем в виде

<?, = Л, ехр[(<г„х - т0г))\<р, = А, ехр[(/г2|х + т„г)]\ (22)

где Т21Д23 - проекции к2 на оси х и г , г 222+1?23 Согласно закону Снеллиуса тц^тц. Из граничных условий, состоящих из равенства нормальных скоростей частиц на границах и отсутствия на поверхностях граней касательных напряжений, определяются амплитуды А/ и А2: при г=0 -иоиз=У„1, пригЫ -¡сои¡=¥¿2

а, з=0 о,}=0

он ~р/ оц~р2.

д

к,. = ^<рр+fo.pi = (<рр+<р,)>

У"2=ЬЧ>" Р1=ШРг9'

Совместное решение уравнений теории упругости и граничных условий дает возможность определить амплитудные коэффициенты а ¡и л2, а также условия для нахождения частного решения (21)

(23 а)

[СК'+ //?],_„= О, (236)

где

Е =

0 =

'0/ГцСц

ГО '>23 <4

I О

Н--

О /Г„ ;

~ Г|1Г23С|3

О /Г.

Найдем все линейно независимые решения (21), удовлетворяющие (23). Таких решений будет два. В качестве начальных условий получим

--(У'-**

(24)

где <?,,- символ Кронекера. Решение уравнений (21) с начальными условиями (24) может быть выполнено численно. Краевому условию (236) будет удовлетворять линейная комбинация Р = С,К,+СгК2 решений (21); С/ и С2 -произвольные постоянные. Подбором коэффициентов С/ и С2 удовлетворим условию (23а). Для этого подставим V в (23а) и решим полученную систему линейных уравнений СДЯР,'+ Л7,)|,.о=0 относительно С1 . В случае изотропного неоднородного слоя нужно положить С //Л+2ц, С/^Х, Сц=Шц, С44=\1, где I, ц - коэффициенты Ламе.

Свойства упругих волн в изотропных неоднородных средах достаточно хорошо изучены. Однако для аустенитного материала мы имеем дело с сочетанием двух важных факторов - упругой анизотропии и неоднородности. Рассмотрим коэффициент прохождения продольных волн через пластину ТИ аустенита, помещенную в жидкость. Ось ТИ среды перпендикулярна плоскости пластины, и параметры пластины изменяются вдоль той же оси. Таким образом, рассматриваемая модель включает такие явления, как интерференция волн в пластине, преобразование типов волн, различие в направлениях фазовой и групповой скоростей, наличие критических углов, рефракция волн. В данной части работы рассмотрена, в частности, реалистичная модель, описывающая переходную зону между трансверсально - изотропным и изотропным аустенитом, включающая в рассмотрение изменение и упругих модулей, и плотности среды. Изучено влияние абсолютного изменения модулей в широких пределах, и скорости изменения. Особое внимание уделено большим углам падения, где прохождение возможно только в анизотропной среде. Специально рассмотрен случай малой толщины, когда возможно количественное сравнение однородной и неоднородной пластин.

Сформулируем результаты относительно упругих волн в ТИ среде, моделирующей аустенитную сталь. Пусть в анизотропной и неоднородной среде распространяется упругая волна

где А - амплитуда, р - единичный вектор поляризации, (¡- волновой вектор, (И^ж/ - круговая частота. Движение элемента объема упругой среды должно удовлетворять уравнению теории упругости д2и

"и = У^^У^х ^^Удх )• Первое слагаемое в правой части (26) учитывает

где

неоднородность среды. Уравнение (26) нужно дополнить граничными условиями, связывающими упругие смещения и и напряжения ст на границе между средами 1 и 2. На границе упругие смещения и нормальные компоненты напряжений непрерывны,

и*" = й(2);

атп=атп.

(27)

Если в среде существуют границы раздела, то следует учитывать преобразование типов волн при отражении и преломлении ультразвука. Напряжения могут быть найдены как производные свободной энергии Е по компонентам тензора деформаций

8Е [1, ('=;'

ди„

1/2, I* ]

(28)

В трансверсально - изотропном твердом теле разложение для свободной энергии с учетом членов не выше второго порядка по деформациям имеет вид

£ = +и»),+4с»("|!2 -«пи22) + сззиз2з + 2с,з(и1| +и22К+4с!!(и1г, + и£)]. (29)

Если изменение модулей упругости мало на расстоянии, равном длине волны, то уравнение (26) можно переписать в виде

За,

)

(30)

где р - плотность среды. В (30) волновой вектор десть функция координат. Если второе слагаемое в скобках много меньше первого для всех возможных собственных волн, то неоднородная среда будет в упругом отношении близка к однородной. Это утверждение справедливо, если неоднородность среды не приводит к изменению характера собственных упругих волн. Изменение структуры собственных волн возможно, если плоскость, нормальная к границе раздела, имеет точки касания с какой-либо из поверхностей рефракции кристалла аустенита. Поверхности рефракции аустенитной стали для квазипродольной С^Ь и поперечной вН волн выпуклые. Более сложный вид имеет поверхность Л^и квазипоперечной волны ОЗУ. Из литературы известно, что наличие у этой поверхности двух общих точек касания с секущей плоскостью определяется выполнением хотя бы одного из трех неравенств. Условия, определяющие тип касания, для кристалла аустенита имеют вид

Каждое из неравенств (31) определяет тип особенностей кривой пересечения поверхности Ядру с плоскостью падения, а именно: 1) касательные к поверхности рефракции параллельны оси 2) параллельны оси 3) параллельны прямой вида Подстановка принятых выше

численных значений модулей кристалла аустенитной стали показывает, что все

(32)

три неравенства удовлетворяются. Отсюда, поверхности рефракции аустенита могут иметь особенности всех трех типов.

Решение уравнения теории упругости ищем для пластины, помещенной между двумя жидкими средами 1 и 2. Компоненты упругих смещений имеют вид

из^^ад«'1'''*'-""1.

Система координат выбрана таким образом, что ось X (ось X}) нормальна плоскости пластины, волновой вектор лежит в координатной плоскости (х/Охз). Вследствие такого выбора системы координат зависимость от координаты Х2 в (32) отсутствует. Компоненты волнового вектора в первой и второй средах определяются так:

д„= 0,81110, 0„ =^СО80,

где первый индекс i у компоненты обозначает, к какой среде относится .¡-я компонента волнового числа. Из изотропии жидкости и ТИ среды в плоскости, перпендикулярной оси следует трансляционная инвариантность

относительно сдвигов, параллельных оси Отсюда не зависит от Поэтому, падающая из жидкости продольная волна не возбуждает в ТИ среде волну типа 8Ы. Если уравнение эластодинамики в неоднородной среде (26) умножить на 8и,/д1, то после преобразования получим

11 2Ы

(диЛ 9ы» ди,

{Ц-}

д_ ' дх,

'•¡и

дик ди, дх, 3/

В этом уравнении величина, стоящая в квадратных скобках в левой части пропорциональна плотности упругой энергии, а величина в квадратных скобках в правой части - плотности потока энергии. Проинтегрированная по времени плотность потока энергии через замкнутую поверхность должна обращаться в нуль. Выберем такую поверхность в виде прямоугольной призмы, основания которой находятся по обе стороны пластины. Непосредственное вычисление с учетом вида (32) упругих смещений приводит к соотношению

............(33)

т РгЬ

где - угол падения волны на пластину, - угол, под которым волна выходит из пластины в среду 2, р|, V/ — плотность и скорость продольных волн в среде 1; Р2, Чг - то же в среде 2. В (33) введены коэффициенты прохождения W и отражения V по амплитуде. Соотношение (33) справедливо в отсутствие полного внутреннего отражения.

В реальней среде, обладающей поглощением, компоненты тензора модулей упругости комплексные. Условия, налагаемые на тензор, не допускают произвольных значений мнимых частей компонент модулей. Для получения оценок используем критерий Сильвестра, следующий из положительности

потенциальной энергии деформаций. Критерий обеспечивает положительность квадратичной формы

Е = сл„илит/2>0.

Выполнение критерия в непоглощающей ТИ среде требует, чтобы

см-с,2>0, с„(с„ +с,,)-2с1з >0. (34)

В поглощающей среде должно быть 1т Е(а*,и,))>(). В трансверсально -изотропной среде это условие дает вместо (34)

с44 <0,1тси <0,1т(Сц ±с,2)<0,

(1шс3,)[1т(с„ + с,2)]-2(1тс„)2 >0. Коэффициенты отражения и прохождения в поглощающей среде связывает соотношение

1 -Щг -¡К|2 = гр^т\т\Е{о\и)<1х. (36)

СОБ^, „

Интегрирование проводится по толщине пластины к. Из (36) следует, что в поглощающей среде В дальнейшем, при проведении численных

расчетов, полагаем среды непоглощающими, так что обычное соотношение может быть использовано для расчета коэффициента отражения, по известному коэффициенту прохождения.

Решение уравнения (26) значительно сложнее, чем обычного уравнения эластодинамики в однородной среде. Поэтому возникает идея заменить неоднородную среду слоистой - совокупностью тонких слоев, причем в пределах каждого среду можно считать однородной. Слоистая среда должна быть выбрана таким образом, что слои в каждой точке локально перпендикулярны вектору градиента скорости волны. Эту замену сред применим к нашей модельной системе: пластине ТИ аустенита, помещенной в жидкость. Ось ТИ среды нормальна плоскости пластины. Скорость упругих волн изменяется вдоль той же оси, из-за неоднородности модулей или плотности. Схема хода лучей в неоднородной пластине показана на рис.7.

Рис.7. Схема хода лучей в неоднородной пластине

Алгоритм численного расчета коэффициента прохождения через пластину ТИ среды состоит в следующем. Записываются выражения для амплитуд В/, В] с учетом граничных условий при 1=0 и 1=к, к - толщина пластины. Вычисляется коэффициент прохождения по энергии Т

(37)

Трансверсально - изотропная пластина заменяется набором слоев, в пределах каждого ТИ среда считается однородной. На границе соседних слоев происходит отражение, преломление и трансформация типов волн. Решение уравнений теории упругости ищем в виде плоских волн Характеристическое уравнение имеет вид

-<7цСПХрю

Формула (39) определяет области значений параметров, при которых возможно решение (38) в виде однородных плоских волн, а именно, при Ъ2£4ас. В принятых допущениях, вне этих областей коэффициент прохождения принимается равным нулю.

После расчета амплитуды волны, прошедшей п-й слой, записываются граничные условия на границе п-го и п+1 -го слоев. Затем процесс нахождения амплитуд повторяется, пока не будет найдено решение для всех N слоев, на которые разбита пластина.

Принятым выше значениям модулей кубического кристалла аустенитной стали соответствуют следующие значения модулей ТИ среды

с„=2,768; с/2=1,543;с/3=1,626;о/=2,332;^<=1,225;с:Лг=0,383) (40)

все величины в (40) приведены в единицах 10" Н/м2. В неоднородной пластине модули упругости изменяются от трансверсально - изотропных до значений модулей однородной изотропной стали. Принята следующая модельная зависимость изменения модулей по координате г

су(г) ~ су(9) +

Ас,

я

я (,*-й/2>

г+агс,\к—>

(41)

В формуле (41) Дс,у определяет абсолютную величину изменения, а к -"быстроту", с которой модули изменяются по координате I- В расчетах принято, что модули различные в ТИ и изотропной средах,

изменяются по закону (41), модули 013=031=023=032, С33, 044=033 остаются постоянными. В большинстве расчетов принято, что плотность ТИ среды р=7,8 г/см3, за исключением раздела, где рассматривается пластина с изменяющейся по толщине плотностью.

Максимальное значение производной модуля упругости по координате ' дг

Замена неоднородной ТИ среды набором однородных пластин безусловно оправдана, если пластин будет так много, что второе слагаемое в скобках в (30)

дс,:1

будет пренебрежимо мало по сравнению с первым, то есть

&

. с

учетом (30) получаем условие для минимального допустимого числа слоев N ¿тв0к\Ьс1]к1\

N = -

I ДСиц I,

2

(43)

где - модуль максимального изменения среди всех компонент

тензора, дающих вклад в скорость данной собственной волны. В последующих расчетах принято N=200; это обеспечивает точность вычисления коэффициента прохождения не хуже 1%. Далее будут изложены результаты численных расчетов коэффициента прохождения упругих волн через пластину ТИ аустенита. Будет изучено влияние различных факторов на коэффициент прохождения. Сначала приводятся данные расчетов для серии пластин, отличающихся значением коэффициента к в формуле (41), то есть "скоростью" изменения модулей. Затем будет исследовано влияние изменения неоднородности плотности и толщины пластины.

Влияние коэффициента неоднородности. Зависимость коэффициента

прохождения Т от угла падения 0 для пластины толщиной 2,7 мм приведена на

рис.8. Здесь и в последующем частота ультразвука принята равной 1 МГц.

Пластина погружена в жидкую среду - воду со скоростью волн

плотностью 1 г/см3. На рис. 8а расчеты приведены для двух значений П-4

коэффициента ¿=10" и к= 1. Из результатов расчетов следует, что величина первого критического угла составляет около

Для однородной пластины в^ = агсвт^/у^ (8 = я/2)], где V/ - скорость звука в воде. Обозначим через Т(0) значение коэффициента прохождения при нормальном падении 0=0. Максимум на рис 8а и р зовем первым, а около 11,5° - вторым. Наличие острых максимумов и минимумов на угловой зависимости обусловлено выполнением условий четвертьволновой и полуволновой пластин. Примем за значения коэффициента прохождения в первом максимуме Т/Ш[Ш а значение угла падения, при котором он достигается за . Для второго максимума примем обозначения соответственно.

Зависимости Т(0), Т1„1ах, Т2„ш от коэффициента неоднородности к представлены на рис.9 Видно, что в слабо неоднородном (к<1) и сильно неоднородном (^Ю3) пределах влияние степени неоднородности незначительно. Наиболее существенные изменения происходят в интервале 10<Л:< 103. Для понимания этих зависимостей следует рассмотреть подробнее распределение модулей в пластине. Согласно (41), изменение модуля с„ на толщине пластины равно

= (44)

ю

09 08 07 06 05 04 03 02 01 00

> щ » • |» • I

10' 10' 102 10' 10° ю' 102 103 101 105 10" 1(/

Рис.9. Зависимость коэффициентов прохождения при нормальном падении Т(0) и в максимумах Г;Ш1Ш Т2тт от коэффициента неоднородное!и

В пределе сильной неоднородности изменение модулей близко к Ас(/. В противоположном случае к«\ это измене н^^Фи зическая картина распространения волн принципиально различна в этих двух случаях. При ¿«1 влияние неоднородности невелико, во всяком случае для углов падения, меньших первого кришческого. Коэффициент прохождения близок к значениям для однородной ТИ пластины, а влияние неоднородности должно сказываться на ходе лучей через явление рефракции. В противоположном случае толщина слоя, где происходит большая часть изменения модулей,

значительно меньше длины волны ультразвука. В этом случае прохождение через пластину с непрерывно меняющимися модулями подобно прохождению через пластину, составленную из двух однородных слоев с различными значениями модулей.

Влияние неоднородности плотности пластины

Неоднородность плотности, в принципе, возможна в переходной области о г изотропного металла свариваемой детали к наплавленному трансверсально -изотропному аустениту сварного шва. Зависимость коэффициента прохождения сквозь неоднородную пластину от угла падения показана на рис.10. Закон изменения плотности подобен показанному в (41), причем роль максимального изменения играет отношение минимальной ртт к максимальной ртга плотностей: 8=(рш,/рт1И). Коэффициент неоднородности к на рис.10 равен 100. Толщина пластины й=0,272 см.

0 4 В 12 16

Угол падения, ■ рад.

Рис.10. Влияние неоднородности плотности ТИ среды на угловую зависимость коэффициента прохождения Близкая к однородной по плотности пластина с 5=0,99 имеет зависимость с максимумом около 0=4°, соответствующим условию полуволновой пластины для волны (2Ь и двумя острыми максимумами вблизи 0] и 10,5° и 02 13,7°, отвечающим условию четвертьволновой пластины для волн типа QSV. Но мере увеличения неоднородности плотности оба максимума смещаются в область меньших углов падения. Максимум, соответствующий QL волне, смещается при этом в область больших углов и поглощает один из острых максимумов. Влияние толщины пластины

Вид интерференционной картины волн в пластине, очевидно, радикальным образом зависит от ее толщины, см. рис.11. В зависимости от толщины пластины наблюдается серия максимумов коэффициента прохождения. Интерференционная картина волн в пластине, в том числе выполнение условий четверть- и полуволновых пластин, определяется набегом

фазы <р= ябА, где д,=й/у - волновое число, зависящее от координаты z. В

однородной пластине увеличение частоты волны эквивалентно пропорциональному уменьшению толщины пластины.

Интерференционная картина в однородной пластине рассчитывается по известным формулам. Коэффициент отражения по амплитуде V

У =

'z,I+Z.1+2^Z(Z.c/^r?>, где 2/, 2а - упругие импедансы воды и аусгенита,

2, = р,6/со5<р„ <р, - набег фазы для выбранного типа собственных волн, соответствующий данному углу падения.

(45)

Ь=0 198 а —И-1гЧИсм

У|ОЛПЩ!СИИЯ (рал

Рис. 11. Прохождение волн через ТИ пластины разной толщины Согласно (45), коэффициент отражения V - комплексная величина, У=У'+У". По известному значению У можно вычислить коэффициент прохождения по амплитуде IV

Г =

У'сояр -%(\ + У')$т<р

(46)

соб2 <р+ ^ьт1 у ' сое2 (о

Модуль коэффициента прохождения по мощности определяется по формуле

+ (47)

1 '(соя Р+£ьт>)2 4 '

Для полуволновой пластины V=0, Ж=1. Поскольку импедансы воды и стали сильно различны, то при нормальном падении модуль коэффициента прохождения четвертьволновой пластины не достигает единицы.

Упругая анизотропия пластины оказывает самое существенное влияние на интерференционную картину в пластине, поскольку она определяет типы и фазовые скорости собственных волн. На рис.12 показаны зависимости для однородной ТИ пластины, а на рис.13 - для однородной изотропной пластины. Сравнение кривых с одинаковой толщиной h=0,258 см иллюстрирует влияние ТИ анизотропии. Видно, что зависимости на рис.12 и 13 для h=0,258 см различны как по величине изменений, так и по положению и структуре максимумов.

Влияние абсолютной величины изменения модулей

Как отмечалось выше, распределение модулей по юлщине пластины сильно отличается в зависимости от значений коэффициента неоднородности к. Поэтому и влияние абсолютной величины изменения модулей Аси различно при разных к. На рис.14 показаны угловые зависимости коэффициента прохождения Т для трех значений ¿=10"4; 100; 105, соответствующих практически однородной, умеренно неоднородной и сильно неоднородной пластинам. Параметр показывает абсолютную величину изменения. Кривые

на рис.14 относятся к изотропной, однородной ТИ пластине (Д=1) и пластинам с разными значениями Л. Толщина пластины на рис.14 составляет 0,27 см. Детальная структура максимумов и минимумов зависит как от параметра Л, так и от к. Особенно следует отметить область ненулевых значений коэффициента передачи при 22°<0<27°. В этой области углов падения, превышающих первый критический угол 6ц, в пластине после преломления на границе возбуждаются только волны типа QSV; максимум при 9~23° на рис. 14а обусловлен резонансными условиями именно для этих волн. При увеличении к этот максимум исчезает, см. рис.14б,в.

Уюл пмениа, град

Угол падениа,град

Угол падениа, (^ад

Рис Л 4. Влияние максимальной величины изменения модулей на угловую зависимость коэффициента прохождения при трех значениях коэффициента неоднородности; а- А^Ю"4; б - £=100; в—А=105

Прохождение через ТИ пластину: отличие от изотропной пластины

Согласно расчетам, результаты которых представлены на рис.14, радикальное отличие изотропной от ТИ пластины аустенита зафиксировано в области углов, значительно превышающих первый критический. В ТИ пластине существует область значений углов падения бяю^б^втах, где коэффициент прохождения однородных волн отличен от нуля.

Наличие этого интервала объясняется сложной формой поверхностей рефракции аустенита. В качестве примера на рис. 15 показано сечение поверхностей рефракции и схема образования двух отраженных волн типа и одной волны 8Ы при падении одной 8Ы волны на границу ТИ среды. Физическую картину явлений преломления волн и трансформации из продольной в жидкости в волны рЬ и в аустенитной стали можно

пояснить следующим образом. Существо состоит в немонотонной зависимости скорости волны от угла между осью ТИ среды и направлением волнового вектора. Убедиться в немонотонности можно и на основе анализа формул для фазовой скорости собственных волн. Вследствие этого зависимость величины втв/у^ис, определяющая угол преломления волны также немонотонна.

Максимум этой зависимости приходится на угол в^щп УГОЛ падения 6т(„ соответствует углу преломления, равному

области углов одному углу падения соответствует два решения

уравнения закона Снеллиуса, два значения угла преломления и две волны. Для каждой из этих волн устанавливается своя интерференционная картина в пластине. По мере увеличения угла падения угол преломления одной из этих (ЗвУ волн как и обычно увеличивается, а второй аномально уменьшается. В точке эти две волны сливаются в одну, а при решение в виде

однородных плоских волн отсутствует.

<Зву-1

Рис. 15. Поверхности рефракции аустенита и образование двух волн типа

Проведенный анализ показывает, что достигнут реальный прогресс в моделировании упругих свойств аустенитной стали сварного шва. Доказана

приемлемость модельной ТИ среды для этой цели. Разработаны алгоритмы и составлены программы расчетов упругих полей, с учетом упругой анизотропии и неоднородности среды. Определенные перспективы и значительное упрощение расчетов обещает использование аналитических формул для фазовых и групповых скоростей волн. Трассировка лучей, использующая решение уравнения закона отражения и преломления в элементарных объемах среды и простые аналитические выражения для скоростей, могла бы в ближайшее время обеспечить построение практической методики УЗ контроля. Неоднородность упругих модулей и плотности ТИ среды относительно просто учесть для сильно неоднородной среды. В этом случае среда может быть условно разделена на два участка, в пределах каждого параметры среды можно считать постоянными.

Таким образом, в пятой главе приведены методы решения уравнений теории упругости в неоднородной среде. Рассмотрены, в основном, слоистые среды, параметры которых изменяются вдоль одной координаты. Изложены методы решения уравнений как для сред с непрерывным изменением параметров, так и для дискретно-слоистых сред. Основным практически важным результатом главы можно считать детальное рассмотрение упругих волн в пластине аустенитной стали в модели трансверсально-изотропной среды. Рассчитан коэффициент прохождения волн через пластину и показано, что существуют радикальные отличия для случаев изотропной и трансверсально-изотропной пластины. Отличие выражается в дополнительном интервале прозрачности ТИ пластины в области углов падения, которая для изотропной пластины относится к интервалу углов, больших второго критического. Учтено влияние неоднородности модулей упругости на коэффициент прохождения.

ОСНОВНЫЕ ВЫВОДЫ И РЕЗУЛЬТАТЫ ДИССЕРТАЦИОННОЙ РАБОТЫ

Представляются важными следующие выводы, которые можно сделать на основе проведенной работы.

1. Модель трансверсально-изотропной среды способна адекватно описать характеристики упругих волн в материале сварного шва из аустенитной и аустенитно-ферритной стали.

2. Магнитная поляризация оказывает заметное влияние на распространение ультразвука, если в материале присутствует ферро- или ферримагнитная фаза. Влияние магнитной поляризации может проявляться в изменениях поляризации собственных волн, в интерференции мод, следовательно, в явлениях вращения плоскости поляризации и эллиптичности.

3. Магнитная поляризация приводит к некоторому отклонению вектора лучевой скорости и потока энергии. Это отклонение особенно существенно в условиях эффекта внутренней конической рефракции.

4. Для выявления эффектов, вызванных гиротропией и магнитной поляризацией, следует выбирать направление распространения и поляризацию

волны, а также направление магнитного поля таким образом, чтобы ожидаемое явление без магнитной поляризации отсутствовало.

5. Получен тензор модулей упругости намагниченной трансверсально-изотропной среды и решена задача Кристоффеля для упругих волн в такой среде.

6. Показано, что явления вращения плоскости поляризации и эллиптичности поперечных волн в ферромагнитном металле в квазистатической области частот могут быть использованы в неразрушающем УЗ контроле структуры и фазового состава.

7. Экспериментально и теоретически доказано существование аномалий в структуре акустических полей поперечных волн в монокристаллах в условиях эффекта внутренней конической рефракции.

8. На основе детального изучения прохождения упругих волн через пластину неоднородного материала, моделируемого трансверсально-изотропной средой показано, что действие анизотропии приводит к появлению дополнительной области акустической прозрачности.

9. Развита методика определения времени релаксации электронов в монокристаллах высокочистых металлов с использованием магнитоакустических явлений.

Основные положения диссертации опубликованы в следующих работах

1. Волкова Н.Н., Ринкевич А.Б., Смородинский Я.Г., Фридман Г.Г. Упругие волны в намагниченной трансверсально - изотропной среде // Дефектоскопия. 1993. N4. С.3-10.

2. Rinkevich A.B., Smorodinsky Ya.G. Simple model calculation of elastic wave propagation in the austenitic steel // Nondestructive Testing and Evaluation. 1988. V.14.P.393-402.

3. Ринкевич А.Б., Смородинский Я.Г., Волкова Н.Н., Загребин Б.Н. Групповая скорость ультразвука в трансверсально - изотропной среде // Дефектоскопия. 1994. N2. С.58-63.

4. Смородинский Я.Г. Лучевая скорость в аустените в модели трансверсально-изотропной среды // Дефектоскопия. 1999. N 4, С.3-8.

5. Rinkevich A., Smorodinsky Ya., Vlasov K.B., Kroning M, Spies M. The Internal Conical Refraction of Ultrasound in Cubic Crystals, Fraunhofer Institut Zerstorungfreie Prafverfahren. Saarbrücken, 1999. P.56.

6. Ринкевич А.Б., Смородинский Я.Г., Власов К.Б., Кренинг М, Шпис М. Внутренняя коническая рефракция ультразвука в кубических кристаллах, Екатеринбург: Изд. УрО РАН, 2000.72с.

7. Ринкевич А.Б.,Смородинский Я.Г. Физические основы акустического контроля, Екатеринбург, Изд. "Таймер", 2001.112с.

8. Смородинский Я.Г. Упругие волны и магнитоакустические явления в намагниченной трансверсально-изотропной среде, Екатеринбург, Изд. УрО РАН,2004г.112 с,

9. Бебенин Н.Г., Смородинский Я.Г. Поглощение звука в диэлектриках со спиральной магнитной структурой // Физика твердого тела. 1986. Т. 28. № 4. С.1115-1118.

10.Власов К.Б., Розенберг Е.А., Тимощук В.И., Смородинский Я.Г. Наблюдение температурного гистерезиса намагниченности монокристалла гематита вблизи перехода Морина. // Физика твердого тела. Т.28. № 11. 1986. С.3287-3292.

11 .Власов К.Б., Ринкевич А., Смородинский Я.Г., Гвентер А.Е. Дисперсионные соотношения при магнитоакустических явлениях в металлах // Физика металлов и металловедение. 1989. Т. 67. № 3. С.471-482.

12.Ринкевич А.Б., Смородинский Я.Г., Насыров Р.Ш. Измерение характеристик рассеяния электронов проводимости в металлах с помощью ультразвука // Высокочистые вещества. 1989. Т. 2. № 3. С.42-45.

13.Кобелев А.В., Смородинский Я.Г. Эффекты связи мод в угловой зависимости полей ФМР в двуслойной магнитосвязанной пленке с перпендикулярной анизотропией // Физика твердого тела. 1989. Т. 31. № 10. С.6-12.

14.Ринкевич А.Б., Смородинский Я.Г. Дисперсия скорости ультразвука при допплер-сдвинутом акустическом циклотронном резонансе в молибдене // Физика металлов и металловедение. 1990. Т.69. № 3. С.48-54.

15.Ринкевич А.Б., Смородинский Я.Г. Точность измерения характеристик электронов проводимости в металлах с помощью ультразвука // Высокочистые вещества. 1990. Т. 3. № 6. С. 192-196.

16.Ринкевич А.Б., Смородинский Я.Г., Физические основы неразрушающего контроля изделий из чистых металлов // Дефектоскопия. 1994. № 1. С.79-84.

17.Rinkevich A., Smorodinsky Ya. Electron Absorption of Ultrasound in Plastically Deformed Tungsten // J. Phys.: Condensed Matter. 1994. V.6. № 3. P. 693-698.

18.Ринкевич А.Б., Смородинский Я.Г. Методы расчета в магнитной ультразвуковой структуроскопии // Дефектоскопия. 1995. № 9. С.33-36.

19.Смородинский Я.Г. Моделирование свойств реакторных материалов // Дефектоскопия. 1995. № 9. С.6-7

20.Смородинский Я.Г. Расчет поляризации упругих волн в трансверсально-изотропном аустените /(Дефектоскопия. 1999. № 4. С.9-12.

21.Ринкевич А.Б., Смородинский Я.Г., Щербинин В.Е., Хюбшен Г., Шпис М. Магнитоакустические эффекты в никеле в квазистатической области частот. // ФММ. 2000.Т.89. №2. С.59-64.

22.Ринкевич А.Б., Смородинский Я.Г., Бурханов A.M., Кривоносова А.С., Келер Б. Анализ ультразвуковых полей и выявление дефектов в монокристаллах алюминия методом лазерного детектирования // Дефектоскопия. 2000. №11. С.64-74

23.Ринкевич А.Б., Смородинский Я.Г. Упругие волны в неоднородной пластине аустенита в модели трансверсально-изотропной среды // Дефектоскопия. 2001.№7.С.40-64.

24.Ринкевич А.Б., Перов Д.В., Смородинский Я.Г., Келер Б. Применение вейвлетов для анализа ультразвуковых полей, детектированных лазерным интерферометром. Обнаружение и локализация дефекта в монокристалле алюминия //Дефектоскопия. 2001. № 12. С.67-80.

25.Кривоносова А.С., Ринкевич А.Б., Смородинский Я.Г. Акустические поля в монокристаллах алюминия, детектированные лазерным интерферометром. — Акустический журнал, 2001, т.47, №1, С.76-84.

26.Ринкевич А.Б., Смородинский Я.Г. Анализ параметров и технических характеристик современных ультразвуковых дефектоскопов общего назначения //Дефектоскопия. 2002. № 9. С.3-27.

27.Перов Д.В., Ринкевич А.Б., Смородинский Я.Г. Вейвлетная фильтрация сигналов ультразвукового дефектоскопа. //Дефектоскопия. 2002. №12. С. 3-20.

28.Rinkevich A., Smorodinsky Ya. Ultrasonic Energy Distribution in Aluminum Single Crystals //Nondestructive Testing and Evaluation. 2002. V. №. P. 159-170.

29.Ринкевич А.Б., Смородинский Я.Г. Отражение, преломление и распространение упругих волн в магнитно-поляризованном аустените сварного шва//Депонировано ВИНИТИ №1088-В-92. М. 1992.

30.Ринкевич А.Б., Смородинский Я.Г., Борисов А.Б., Зверев В.В. Изучение распространения упругого поля в слоисто-неоднородных средах и установление взаимосвязи изменения параметров поля и степени неоднородности среды // Отчет о НИР ИФМ УрО РАН, г.Екатеринбург, 1991, хУд 51/92.

31.Ринкевич А.Б., Смородинский Я.Г. Распространение упругого поля и поток энергии в трансверсально-изотропном аустените // Отчет о НИР ИФМ УрО РАН, г.Екатеринбург, 1993.

32.Власов К.Б., Ринкевич А.Б., Смородинский Я.Г. Магнитоакустический резонанс в вольфраме и молибдене // Материалы XII Всесоюзной конф. по акустоэлектронике и квантовой акустике, Саратов, 1983.

33.Власов К.Б., Ринкевич А.Б., Смородинский Я.Г. Измерение времени релаксации электронов по эллиптичности ультразвука // Материалы XIV Всесоюзной конф. по акустоэлектронике и квантовой акустике, Кишинев, 1989.

34.Ринкевич А.Б., Смородинский Я.Г. Поглощение и скорость ультразвука в деформированном вольфраме // Материалы XI Всесоюзной акустической конференции, Москва, 1991.

35.Смородинский Я.Г., Ринкевич А.Б., Волкова Н.Н. Влияние намагниченности на параметры распространения ультразвука в сварном шве // Материалы XIV научно-технической конференции по ультразвуковому контролю, С.-Петербург, 1992, С.50.

36.Смородинский Я.Г., Ринкевич А.Б. Угловая зависимость групповой скорости ультразвука в аустенитном сварном шве // XIII научно-техническая конференция "Неразрушающие физические методы и средства контроля", С.-Петербург, 1993, С. 16.

37.Ринкевич А.Б., Смородинский Я.Г. Методы расчета в магнитной ультразвуковой структуроскопии // Материалы германо-российского WTZ семинара, Саарбрюккен, 1994.

38.Ринкевич А.Б., Смородинский Я.Г., Загребин Б.Н. Поляризация волн при наклонном падении на границу аустенитного материала // Материалы VI Российской научно-технической конференции "Средства неразрушающего контроля", Саратов, изд. СГУ, 1995, С.51-52

39.Rinkevich A., Smorodinsky Ya. Internal Conical Refraction of Ultrasound in Aluminum // Ultrasonics International'99 jointly with 1999 World Congress on Ultrasound, Copenhagen, 1999, Book ofAbstracts.

40.Перов Д.В., Ринкевич А.Б., Смородинский Я.Г., Использование вейвлет-преобразования для анализа сигналов в методах ультразвуковой дефектоскопии, основанных на использовании лазерного детектирования // XX Уральская региональная конференция "Контроль технологий, изделий и окружающей среды физическими методами", Екатеринбург, 2001, Тезисы докладов, С.66-67.

41.Перов Д.В., Ринкевич А.Б., Смородинский Я.Г., Применение алгоритма быстрого вейвлет-преобразования в задачах фильтрации сигналов ультразвукового дефектоскопа // Материалы XVI российской научно-технической конференции "Неразрушающий контроль и диагностика", С-Петербург, 2002.

42.Kushnarev A.,Smorodinskiy Ya.,Rockstroh В. Schienen- und Raderherstellung im NTMK// 6.1nternationale Schienenfahgzeugtagung, 2003, Dresden, Sonderdruck

43.Смородинский Я.Г. Вопросы акустического неразрушающего контроля анизотропных и неоднородных сред // ХХ11 Уральская конференция «Контроль технологий, изделий и окружающей среды физическими методами», Челябинск, 2004, тезисы докладов, С.67.

44.Смородинский Я.Г. Вопросы акустического контроля анизотропных и неоднородных сред // ХУ111 Петербургская конференция «Ультразвуковая дефектоскопия металлоконструкции», С.-Петербург, 2004, Тезисы докладов, С. 12.

Смородинский Яков Гаврилович

ФИЗИЧЕСКИЕ ОСНОВЫ АКУСТИЧЕСКОГО КОНТРОЛЯ НАМАГНИЧЕННЫХ И АНИЗОТРОПНЫХ СРЕД

Автореферат

Лицензия ЛР № 020308 от 14.02.1997. Санитарно-эпидемиологическое заключение №78.01.07.953.П.005641.11.03 от 21.11.2003

Подписано в печать 20.10.04 Формат 60x841/16

Б.Кн.-журн. Пл.2 Б .л. 1.25 РТПРИОСЗТУ

Тираж 100 экз. Заказ 980

Северо-Западный государственный заочный технический университет РИО СЗТУ, член Издательско-полиграфической ассоциации вузов Санкт-Петербурга 191186, Санк-Петербург, ул. Миллионная,5

£20672

РНБ Русский фонд

2005-4 22544

Введение

1. Теория упругих волн в твердых телах применительно к 26 акустическому неразрушающему контролю

1.1. Упругие волны в анизотропной среде

1.1.1. Постановка задачи Кристоффеля

1.1.2. Волны в кубическом кристалле

1.1.3. Модули упругости кристалла аустенитной стали

1.1.4. Волны в трансверсально-изотропной среде

1.1.5. Волны малой амплитуды в вязкоупругой среде

Ультразвуковая дефектоскопия является одним из основных методов контроля дефектов типа нарушения сплошности в изделиях, заготовках, сварных швах. Она предоставляет возможность выявления внутренних дефектов самых различных размеров, по-разному расположенных в изделиях. Этот вид неразрушающего контроля можно применять к различным материалам, выявлять дефекты различного происхождения. Ультразвуковые методы дают возможность не только определить наличие и местоположение дефекта, но и оценить многие его характеристики. Кроме того, ультразвуковые методы с успехом применяются для оценки структуры материалов.

Идея применения ультразвуковых волн для контроля качества материалов принадлежит профессору В.Я.Соколову. Им были осуществлены эксперименты, доказавшие возможность нахождения дефектов с помощью упругих волн, а также разработаны методы ультразвуковой дефектоскопии, не утратившие своего значения до настоящего времени. Дальнейшее развитие ультразвуковая дефектоскопия получила в трудах Г. и Й. Крауткремеров [1], Д.С.Шрайбера [2]. Современное состояние ультразвуковых методов контроля базируется на работах И.Н.Ермолова, А.К.Гурвича, Н.П.Алешина, В.Г.Щербинского [3 - 7].

В ультразвуковой дефектоскопии заключение о характеристиках дефектов делается по косвенным признакам. В результате взаимодействия с дефектом появляются дополнительные отражения волн, изменяется амплитуда, фаза волны и многие другие параметры. Поэтому нахождение связи между характеристиками дефекта и параметрами волны имеет первостепенное значение. Для упругоизотропных и однородных материалов многие важные вопросы дефектоскопии решены, и результаты теории изложены в монографиях (например [5, 8 -11]).

Известен ряд факторов, осложняющих ультразвуковой контроль. К таким факторам относятся, в частности, анизотропия или текстура уиругих свойств, пространственная неоднородность, выраженная внутренняя структура. Такие материалы отличаются высоким уровнем структурных помех и большим затуханием ультразвуковых волн. Помимо того, упругая анизотропия материала сварного шва приводит к особенностям распространения волн, вызывающим затруднения в процессе контроля. Существуют методы, позволяющие повысить надежность ультразвукового контроля сварных соединений, их обзор приведен в [12]. Среди этих методов можно отметить следующие: учет аналитической зависимости между амплитудами полезных сигналов и структурных помех, оптимальный выбор частоты контроля, подбор типа преобразователей. Эти, а также другие известные способы повышения надежности контроля, могут быть достаточно эффективны и позволяют решить ряд задач неразрушающего контроля изделий со сварными швами. Тем не менее, существующие жесткие требования к эксплуатационной надежности изделий указывают на необходимость разработки методов контроля, использующих ранее не учитывавшиеся закономерности распространения упругих волн.

Развитие методов акустического неразрушающего контроля требует детального рассмотрения процессов распространения отражения и преломления упругих волн в анизотропных и неоднородных средах. Практически важное значение имеют задачи определения фазовых скоростей волн, расчета направления потока энергии, структуры акустического поля. Повышение надежности и достоверности ультразвукового (УЗ) контроля, развитие новых методик должно опираться на глубокое понимание физических процессов, происходящих в анизотропных, текстурованных и неоднородных средах. К настоящему времени теория упругих волн в таких средах детально разработана [13 - 15]. Однако эта теория сложна; она должна быть переработана с учетом дальнейшего применения результатов в УЗ контроле. Использование специфики распространения упругих волн в намагниченных средах имеет перспективы для построения методик неразрушающего контроля структурного состояния. В то же время расчет волновых процессов в таких средах весьма сложен.

Таким образом, задача настоящего исследования может быть сформулирована следующим образом. Будет построена последовательная теория упругих волн в анизотропных, неоднородных и намагниченных средах. Будет рассмотрено распространение волн, их преломление и отражение. На базе теории и основываясь на свойствах технических материалов будут сффшулированы физические модели, для которых в работе получены точные или приближенные решения, вплоть до инженерных формул и численных расчетов. Основное внимание будет уделено сталям аустенитного класса. На основе рассмотрения собственных упругих мод в трансверсально-изотропном гиротропном материале сформулированы принципы и основные уравнения для вычисления коэффициентов отражения и прохождения ультразвука на границе раздела. Дан анализ изменения поляризации и скоростей собственных волн в кристалле с учетом пространственной дисперсии. Детально рассмотрены процессы отражения и преломления в магнитнополяризованных средах. Сформулированы методы решения задач теории упругости для пространственно неоднородного анизотропного слоя.

В настоящее время ряд деталей и конструкций ответственного назначения изготовляется из нержавеющих сталей аустенитного класса. Процесс УЗ контроля изделий из этих сталей и аустенитных сварных швов, как известно, осложняется целым рядом обстоятельств [5,12]. Среди них - грубозернистая столбчатая структура кристаллитов, неоднородность и анизотропия (текстура) упругих свойств, причем направление оси текстуры искривлено в материале сварного шва. Точное решение уравнений теории упругости и определение таким образом полей УЗ волн представляется невозможным, поэтому моделирование наиболее важных упругих свойств среды является реалистичным способом описания упругих волн в аустенитных материалах. Наиболее распространенной моделью, принятой для описания УЗ волн в аустенитных нержавеющих сталях, является модель трансверсально — изотропной среды. В применении к аустенитной стали эта модель в современном виде предложена в [16]. Модель трансверсально - изотропной (ТИ) среды учитывает столбчатую структуру кристаллитов аустенита, благодаря которой в магериале существует выделенная ось, совпадающая с осью роста кристаллитов. В плоскости, перпендикулярной оси роста, упругие свойства изотропны или близки к изотропным. В отечественной литературе такая среда называется также поперечно - изотропной [13].

Модель ТИ среды применительно к аустенитной стали использована в многочисленных работах - для модельных объектов из ТИ аустенита, моделей сварного шва [17,18], в том числе содержащих дефекты [19 - 21]. На основании экспериментального и модельного изучения сделаны практические рекомендации для УЗ контроля по выбору поляризации, угла ввода и частоты ультразвуковых волн [12,17,22].

Грубозернистая структура аустенита сварного шва приводит к повышенному рассеянию упругих волн и повышенному уровню структурных помех, осложняющих УЗ контроль. Наличие упругой анизотропии вызывает отклонение направления потока энергии от вектора фазовой скорости, а искривление оси ТИ структуры в сварном шве вызывает сильную рефракцию и искажение профиля пучка. Помимо отмеченных обстоятельств, уже исследованных в цитированной литературе, материал аустенитного сварного шва неоднороден. Масштабы неоднородности могут изменяться в широких пределах - от медленного в зоне термического влияния до весьма быстрого перехода от трансверсально-изотропного аустенита шва до изотропного металла свариваемой детали.

Материал аустенитного сварного шва имеет зернистую столбчатую структуру. Ее особенности зависят от способа разделки кромок свариваемых объектов и технологии сварки. В целом, зародившиеся при остывании зерна твердой фазы металла растут в направлении градиента температуры. Установлено, что преимущественная ось быстрого роста совпадает с кристаллографической осью типа <100> [12,23,24]. Для V-образной разделки кромок зерна, возникая на свариваемых деталях, растут вначале по направлению нормали к поверхности детали. Затем направление вектора градиента температуры изменяется, соответственно и оси кристаллитов плавно поворачиваются к направлению нормали к плоскостям свариваемых деталей. Таким образом, оси роста кристаллитов локально параллельны друг другу, они соответствуют оси [100] кубического кристалла аустенита. В плоскости, перпендикулярной оси роста, оси кристаллитов ориентированы произвольно. Если длина волны ультразвука больше типичного поперечного размера кристаллита и в сечение пучка попадают одновременно много кристаллитов, то анизотропия упругих свойств в плоскости, перпендикулярной оси роста, сглаживается. Это дает основания для введения модельной ТИ среды. Возможность применения этой модели для описания упругих волн в аустенитной нержавеющей стали тщательно анализировалась [5,22,25,26]. Обзор работ, выполненных до 1981 г., содержится в [27]. После важных работ [12,16,17] появились новые существенные результаты по развитию ТИ модели. Их краткий обзор приведен ниже.

Основываясь на работах [17,28,29], напомним основные положения ТИ модели для аустенитной нержавеющей стали и ограничения ее применения. Модель заменяет реальную среду, состоящую из совокупности кристаллитов, на однородную модельную. Тензор модулей упругости этой модельной среды получается усреднением компонент тензора кристалла аустенита в плоскости, перпендикулярной выделенной оси (оси роста). Исходный тензор модулей упругости кубического кристалла аустенитной стали имеет три независимые компоненты с,0,, с°2 и с^. Для получения тензора модулей упругости кристалла, повернутого на некоторый угол относительно выбранной системы координат, ось z которой совпадает с осью роста, используют соотношение преобразования тензора четвертого ранга. Затем полученные выражения усредняют по полярному углу в плоскости, перпендикулярной оси роста. Детали этой процедуры описаны в [28]. В результате можно получить следующий вид ненулевых компонент тензора модулей упругости с1} модельной ТИ среды

16,29]

С11 ~ С22 ~ С11 ^

- о ^ С12 ~ C2l ~ С12 + ^

С13 - C3l — С23 "" С32 — С12'

23

1)

С44 ~ С55 ~ С44 '

44

55 где

Л С11 12 44

2)

Структура тензора модулей упругости модельной ТИ среды совпадает со структурой тензора гексагонального кристалла [13]. Однако, гексагональный кристалл имеет пять независимых компонент тензора, в то время как ТИ среда данного специального вида только три. Поэтому, некоторые выражения для фазовых и групповых скоростей упрощаются. Численные значения компонент тензора модулей упругости как кубического кристалла аустенита, так и трансверсально - изотропного аустенита приведены в отечественной [5,12] и зарубежной [16-18,25] литературе.

В цитированной литературе (см., например, [25]) отмечается, что для некоторых технологий сварки полного усреднения упругих свойств в плоскости, перпендикулярной оси роста, в действительности не происходит. Более точно упругие свойства моделируются ортотропной симметрией. Однако, в данной работе мы ограничимся ТИ приближением. В работе [29] выполнена оценка погрешностей в значениях модулей, которые возникают при замене реальной среды на трансверсально - изотропную. В результате усреднения модули, зависящие от координаты в реальной среде, заменяются на постоянные, соответствующие ТИ среде. При этом усреднение проводится по первым членам разложения реальных модулей по координате, а остальные члены разложения игнорируются. Второй источник ошибки - коррекции, которые должны быть добавлены к усредненным модулям. Для рассматриваемых аустенитных сталей усредненные модули ТИ среды соответствуют истинным с ошибкой, оцениваемой в единицы процентов.

Угловая зависимость скоростей упругих волн - одно из важных подтверждений применимости ТИ модели. В ТИ среде существуют три объемные собственные волны: квазипродольная QL, квазипоперечная с вертикальной поляризацией QSV и поперечная SH с поляризацией в плоскости изотропии. Фазовые скорости этих волн v являются функциями угла 0 между волновым вектором q и осью ТИ среды. Для волн QL и QSV, важных для дальнейшего, эта зависимость имеет вид

VQI ,QSV

2 р

3)

8 = [(<£ - с,",)COS20 + (AT0 /4)sin2 в] + (c° + c^)2 sin2 20. Знак "+" в (3) соответствует волне QL, а "-" - волне QSV. На рис.1 показаны рассчитанные зависимости фазовых скоростей собственных волн в ТИ среде для # численных значений модулей упругости из [31]. В качестве примера в расчетах использованы следующие численные значения модулей с° = 2,332-Ю11 Н/м2, Cl°2 = 1,626-Ю11 Н/м2, =1,225-Ю11 Н/м2

Рис.1. Зависимость фазовых скоростей SH, QSV и QL волн от угла между направлением распространения и осью ТИ среды

Согласно [30], эти значения модулей имеет сплав Fe-12Cr-18Ni, имеющий аустенитную структуру. Сопоставление зависимостей (3) с данными измерений [5,12,24] подтверждает возможность использования ТИ модели. Применение ТИ модели дает возможность количественно рассчитать степень отклонения вектора групповой скорости волны от вектора фазовой. Практически такое отклонение означает, что УЗ пучок отклоняется от направления, предписанного законом Снеллиуса. Неучет этого обстоятельства приведет к ошибке в трассировке хода лучей, в частности, к неправильному измерению координат дефекта. Величина угла отклонения групповой скорости от фазовой в аустенитной стали велика. Она может достигать 20° для волны QL и 45° для д QSV [16,31]. В [16] были рассчитаны поверхности обратных фазовых и групповых скоростей, а в [29,31] - предложены простые аналитические формулы для расчета компонент вектора групповой скорости в модели ТИ среды.

Известно, что материал сварного шва нержавеющей стали бывает многофазным. Помимо основной компоненты, в нем может содержаться ферромагнитная фаза - феррит. Ее количество может достигать 5 - 10%, а в отдельных случаях до 40% [12]. Считается, что повышенное содержание ферритной фазы ухудшает механические свойства шва. В работах [28,31,32] обсуждается возможность разработки методики контроля структуры ТИ материала по влиянию намагниченности на свойства упругих волн. Рассчитаны добавки к фазовым и групповым скоростям. Показано, что намагничивание среды приводит к дополнительному отклонению вектора потока энергии. В намагниченной ТИ среде изменяется поляризация собственных волн. В частности, вместо поперечной SH получается квазипоперечная волна.

Существенные отличия от изотропной среды имеет форма упругого поля пучка. В [33] выполнен расчет поперечного сечения пучка QL и QSV волн, возникающих при наклонном падении продольной волны на границу ТИ среды. В зависимости от угла падения профиль пучка может быть как аксиально -симметричным, так и вытянутым. В ряде случаев возникает повышенный уровень боковых лепестков волнового ноля. Экспериментальная проверка расчетов в [33] методом лазерной интерферометрии подтвердила расчетные данные. Специальный метод расчета УЗ пучков в ТИ среде развит в [34]. Для решения обратной задачи теории рассеяния применена декомпозиция волнового поля на составляющие плоские волны. На основе принципа Гюйгенса для ТИ среды получены выражения для расчета поля в пространстве [35,36]. Приведена методика расчета структуры поперечного сечения акустического поля в дальней зоне на основе пространственно-временного представления функций Грина.

50mm

Рис.2. Модель сварного шва

Для понимания физической сущности процессов, происходящих при распространении ультразвуковых волн в сварном шве из аустенитной стали, и для понимания смысла практических рекомендаций по организации УЗ контроля, особенно важны работы, выполненные Дж. Огилви [16,17,37]. В [17] развит метод трассировки лучей для оценки формы и траектории пучка в ТИ среде. Отмечено влияние анизотропии на угол расхождения пучка. Для модели сварного шва с V-образной разделкой кромок проведен расчет хода лучей. Использованная в расчетах модель показана на рис.2. а) t Ы

Рис.3. Трассировка лучей QL (a), QSV (б), и SH (в) волн в модели сварного шва

Рис.4. Трассировка лучей для дефекта типа несплавления в модели ТИ сварного шва; а - QL волна, б -QSV - волна, в - SH волна

Трассировка лучей, полученная в работе [19], приведена на рис.3. Показано, что для QSV-волны в центральной части шва образуется область, куда волна не может попасть, несмотря на сканирование УЗ преобразователем, из-за эффекта рефракции. Волна типа QL испытывает влияние рефракции в меньшей степени, но профиль пучка этой волны все же сильно искажается. Наиболее приемлемым типом волн признана волна SH. Ее широкое использование сдерживает трудность возбуждения: продольная УЗ волна, падающая из контактной жидкости, не возбуждает SH волну. В работе [19] рассмотрено поле упругих волн при отражении от искусственных дефектов, расположенных в сварном шве. Выбраны модели плоскостных дефектов, имитирующих несплавление, плоские трещины в корне и в середине шва. Рассчитана структура отраженных полей для швов, выполненных по различным технологиям сварки и с разной подготовкой кромок. Для дефекта типа нес^шавления трассировка лучей из [19] показана на рис.4. Статья [37] представляет развитие предложенного ранее метода трассировки лучей на неоднородные среды. Весь объем среды разбивается на слои, в пределах каждого упругие модули можно считать постоянными. Плоскость слоя должна быть локально перпендикулярна направлению наиболее быстрого изменения скорости УЗ волн. Сделана оценка дискретности сетки слоев. Минимальная толщина слоя Ыг равна

Sh= 1 , V° ч , (4) sm0o [dv/dz)max где 0О - угол падения волны на слой, v0 - скорость в слое, а (dv/dz)m3x-максимальное значение модуля производной скорости волны по координате.

На основании проведенных расчетов и выполненных экспериментов в работах [5,12,14,16,19,37,38] предлагаются рекомендации по повышению надежности УЗ контроля. С учетом рефракции ультразвука следует выбирать тип волны, с которой проводится контроль. Предпочтение по причинам, отмеченным выше, отдается волне SH с горизонтальной поперечной поляризацией. Однако, известны трудности возбуждения волны этого типа. Достаточно приемлемой признается продольная волна, наклонно введенная в ТИ среду в определенном интервале углов. Этот интервал определяется углами раздела кромок свариваемых деталей и углом расхождения пучка в ТИ среде. Особую важность приобретает правильный выбор угла разориентации излучающего и приемного преобразователей в схеме "Дуэт". Трассировка пучка по схеме контроля "Тандем" должна учитывать трансформацию типов волн (см. рис.5, взятый из [19]) и зависимость скорости в ТИ среде от угла падения. waves

Рис.5. Схема трассировки лучей в методе "тандем" с учетом преобразования типа волны

Рис.6. Расположение преобразователей при расчете потерь УЗ сигнала

Задача определения амплитуды волн, прошедших границу раздела и распространяющихся в ТИ среде, включает в себя две составляющие. Первая заключается в нахождении коэффициентов прохождения волн, с учетом зависимости от угла падения [38]. Вторая должна представлять потери УЗ сигнала в неоднородной ТИ среде. Можно полагать, что на частотах, реально используемых в УЗ дефектоскопии, собственно коэффициент поглощения мал. Среди факторов, оказывающих наибольшее влияние на амплитуду, следует назвать, конечно, рассеяние, а также рефракцию, искажение формы пучка, отклонение направления потока энергии от направления распространения. Расчеты потерь амплитуды в конфигурации расположения УЗ преобразователей, показанной на рис.6, выполнены в [39]. e^grad б) ckgnd

Рис.7. Зависимость ослабления сигнала квазипродольной волны (а) и расстояния между приемником и краем шва (б) от угла ввода t

Зависимость затухания от угла ввода aL показана на рис.7а для квазипродольной волны частотой 2,5 МГц, шва толщиной 30 мм и с размерами зерен аустенита сварного шва 0,2 х 10 мм. На рис.7б показана зависимость оптимального смещения приемника от шва Lr как функция угла ввода с учетом (кривая 1) отмеченных выше искажений УЗ пучка и без учета (кривая 2).

Использование модели трансверсально-изотропной среды остается до настоящего времени основным инструментом теоретического моделирования процессов распространения ультразвуковых волн в аустенитной стали. В последние годы акцент делается на численный расчет упругих полей в среде, содержащей дефекты [40].

В течение последних 10-15 лет достигнут большой прогресс в объяснении свойств магнитнополяризованных (гиротропных) сред на основе представлений о пространственной дисперсии. В акустике пространственная дисперсия сказывается в том, что тензор упругих напряжений зависит не только от тензора упругих деформаций, но и от их пространственных производных [41]. Учет пространственной дисперсии приводит к существованию частотной зависимости скорости звука, а также явлений вращения плоскости поляризации поперечных упругих волн (акустической активности) и преобразования поляризации собственных мод. В области частот в единицы мегагерц, употребляемой в ультразвуковой дефектоскопии, влияние пространственной дисперсии на упругие свойства среды само по себе не велико. Однако оно может резко усиливаться в случае эффективного взаимодействия ультразвука с иными подсистемами, например магнитной. Магнитная поляризация среды может быть реализована наложением внешнего магнитного поля, или существовать за счет магнитных доменов, если материал рассматриваемой среды содержит ферро- или ферримагнитную фазу.

В металле стального сварного шва в рассматриваемом диапазоне частот не выше десятков мегагерц наиболее реальной причиной проявления эффектов пространственной дисперсии является магнитная поляризация среды. Термин гиротропия, означающий существование антисимметричных мнимых недиагональных компонент материальных тензоров, будет использоваться для описания эффектов, вызванных этими компонентами.

Магнитная поляризация среды будет оказывать существенное влияние на распространение упругих волн, если осуществляется ее взаимодеиствие с упругой и магнитной подсистемами. Здесь мы не будем касаться вопроса о взаимодействии спиновых и ультразвуковых волн, которое требует значительно более высоких частот ультразвука, чем применяемые в ультразвуковой дефектоскопии. Будем считать, что взаимодействие в не намагниченных до насыщения образцах объясняется колебаниями стенок магнитных доменов под действием упругой волны. Колебания стенок создают переменное магнитное поле, возникают электрические токи, которые приводят к магнитомеханическим потерям. Наложение магнитного поля устраняет домены и потому уменьшает затухание. Одновременно с этим увеличивается скорость ультразвука [42]. На частотах в единицы и десятки мегагерц типичные затухания от магнитного поля в никеле, железе, сталях составляют 0,5 - 5 дБ/см, относительное изменение скорости при этом составляет 0,05 - 2%. Вид зависимостей коэффициента затухания и скорости волн от напряженности магнитного поля и величина эффектов зависят от состава и структуры материала. Поскольку вклад магнитной поляризации в упругие модули невелик, то для его выявления целесообразно выбрать оптимальные условия наблюдения. Следует стремиться к тому, чтобы влияние магнитной поляризации приводило к появлению новых, отсутствовавших без магнитной поляризации, эффектов. К ним могут относиться: преобразование собственных волн, поворот плоскости поляризации и появление эллиптичности поперечных волн. В настоящей работе будет сделан упор на выявление условий, необходимых для таких эффектов.

Распространение ультразвука в пространственно неоднородной среде логично описывать с помощью теории рассеяния звука. Анализ результатов для поликристаллических и текстурованных сред этими методами содержится в [43]. Однако в таком подходе трудно учесть магнитную поляризацию ввиду того, что рассеянная волна распространяется под иным углом к магнитному нолю, чем падающая, в результате чего понижается симметрия задачи.

Материал шва представляется анизотропной однородной средой, образованной усреднением упругих свойств кристаллитов, имеющих одинаковую ось роста. Усреднение возможно, если площадь одного кристаллита много меньше площади ультразвукового пучка. В результате усреднения получается трансверсально-изотропная среда. Гиротропия, вызванная намагничиванием, накладывается на эту симметрию. В этой работе принято, что ось гиротропии совпадает с осью трансверсально-изотропной структуры. Влияние гиротропии на упругие свойства, как правило, будет описываться феноменологически введением в рассмотрение динамического тензора модулей упругости [44].

Цель диссертационной работы состоит в разработке научно-обоснованных технических решений на основе теоретического исследования акустических волн и полей, моделирования свойств намагниченных, неоднородных и анизотропных сред. Цель состоит также в выявлении специфики отражения и преломления упругих волн в таких средах для установления более достоверных информативных параметров акустического контроля, в использовании магнитоакустических явлений в неразрушающем УЗ контроле.

Для достижения цели решались следующие научно-технические задачи:

1. Теория распространения упругих волн в твердых телах изложена применительно к акустическому неразрушающему контролю.

2. Изучены волны в трансверсально-изотропной среде.

3. Исследованы акустические поля в анизотропных средах. Выполнен анализ структуры ультразвуковых полей с целью выявления дефектов

4. Разработаны методы обработки ультразвуковых сигналов на базе вейвлетного преобразования

5. Изучено влияние намагничивания и гиротропии на распространение упругих волн в модели трансверсально-изотропной среды

6. Рассчитаны поляризация и лучевая скорость упругих волн в аустенитной стали в модели трансверсально-изотропной среды

7. Исследованы магнитоакустические эффекты в ферромагнитных металлах в квазистатической области частот

8. Изложена теория отражения и преломления упругих волн на границах анизотропных и магнитнополяризованных сред

9. Рассчитано отражение и преломление упругих волн на границе анизотропной неоднородной гиротропной среды.

10. Детально изучены упругие волны в неоднородной пластине аустенитной стали

Методы исследования. Использованный в работе математический аппарат включает в себя теорию кристаллоакустики, теорию динамических магнитных явлений. Основу составляет использование аналитических методов расчета с применением тензорного анализа. Значительную роль в получении результатов имеет моделирование свойств реальных сред. Численные расчеты выполнены на базе вычислительной техники с применением пакетов MathCad, Excel, Origin. Экспериментальные исследования выполнены на современном научном оборудовании для измерения ультразвуковых характеристик и исследования акустических полей.

Достоверность и обоснованность обеспечивается применением аналитических математических методов, обоснованного выбора моделей, правильным применением численных методов. Достоверность ряда результатов подтверждена сравнением расчетных данных с экспериментальными, а также результатами, полученными другими авторами.

На защиту выносятся:

1. Построение теории распространения упругих волн в намагниченной трансверсально-изотропной среде.

2. Разработка модели трансверсально-изотропной среды применительно к сталям аустенитного класса.

3. Результаты теоретического и экспериментального исследования потока » энергии, лучевых скоростей и структуры акустических полей в анизотропных средах.

4. Расчеты преобразования типов волн, добавок к фазовым скоростям и к вектору лучевой скорости, возникающих за счет действия магнитной поляризации среды.

5. Результаты экспериментов, показавшие возможность применения магнитоакустических явлений в акустическом контроле.

6. Методика определения времени релаксации электронов в чистых металлах.

7. Результаты анализа прохождения упругих волн через пластину неоднородной трансверсально-изотропной среды.

8. Использование вейвлетного преобразования для анализа ультразвуковых полей и выявления дефектов в монокристаллах.

Научная новизна работы. В работе впервые получены следующие результаты:

1. Получен тензор модулей упругости намагниченной трансверсально-изотропной среды и решена задача Кристоффеля для упругих волн в такой среде.

2. Рассчитаны добавки к фазовым скоростям за счет магнитной поляризации трансверсально-изотропной среды.

3. Рассчитано направление потока энергии, а также лучевая скорость и компоненты поляризации собственных волн в намагниченной трансверсально-изотропной среде.

4. Измерены эффекты вращения плоскости поляризации и эллиптичности поперечных волн в ферромагнитном металле в квазистатической области частот.

5. Рассчитан коэффициент прохождения упругих волн через пластину неоднородного материала, моделируемого трансверсально-изотропной средой. Получены зависимости коэффициента прохождения от толщины пластины и степени неоднородности.

6. Изучена структура акустических полей поперечных волн в монокристаллах в условиях эффекта внутренней конической рефракции.

Практическая значимость и реализация результатов. Показана возможность учета анизотропии материала для повышения точности и достоверности ультразвукового контроля изделий, материал которых может быть представлен в модели трансверсально-изотропной среды. Доказана принципиальная возможность построения методов акустического контроля, основанных на использовании магнитоакустических явлений. Сформулированы принципы построения аппаратуры, предназначенной для УЗ контроля анизотропных сред.

Проведены количественные оценки влияния магнитной поляризации на ультразвуковые характеристики стали аустенитного класса, содержащей ферритную фазу. Явления преобразования поляризации в намагниченной среде могут быть использованы при разработке методов акустического контроля фазового состава сталей.

Разработана методика анализа акустических полей в монокристаллах с целью выявления дефектов, выходящих на поверхность изделия. Эта методика может быть использована для контроля изделий из монокристаллов металлов и сплавов: лопаток турбин, криогенных токовводов, материалов и изделий электронной промышленности.

Результаты расчетов упругих волн в пластине аустенитной стали могут быть использованы при разработке методик ультразвукового контроля в химическом машиностроении и в атомной промышленности.

Личный вклад автора. Основная часть результатов, полученных в работах, выполненных в соавторстве, включая постановку задач исследования, построение моделей, методик аналитических расчетов и выполнение численных расчетов получена автором самостоятельно. Выбор направления работ и методов исследования, обсуждение результатов осуществлялось совместно с доктором физико-математических наук А.Б.Ринкевичем. Автору принадлежит анализ и обобщение материала, на базе которых обоснованы научные положения и сформулированы выводы диссертации. Часть численных расчетов и экспериментов выполнена совместно с сотрудниками лабораторий акустических методов и электрических явлений ИФМ УрО РАН.

Апробация результатов работы. Основные результаты работы доложены на Всесоюзных конференциях по акустоэлектронике и квантовой акустике, XII - Саратов, 1983г., XIV - Кишинев, 1989г.; III межотраслевой конференции "Неразрушающие методы контроля изделий из полимерных материалов", Туапсе, 1989г.; XII Всесоюзной конференции "Неразрушающие физические методы контроля" Свердловск, 1990г, VI Национальном конгрессе по механике, Варна, 1989г.; XI Всесоюзной акустической конференции, Москва, 1991г.; XIV научно-технической конференции по ультразвуковому контролю, С.Петербург, 1992г.; XI11 научно-технической конференции «Неразрушающие физические методы и средства контроля», С.Петербург, 1993г.; Германо- российском WTZ семинаре, Саарбрюккен, 1994г.; 6 Conference Europeenne sur les Controles Non Destructifs, Nice, France, 1994г.; VI Российской научно-технической конференции «Средства неразрушающего контроля» Саратов, 1995г.; XIV и XVI российских научно-технических конференцях «Неразрушающий контроль и диагностика», Москва 1996г., С.Петербург, 2002г.; I Всероссийском научно-техническом семинаре «Метрологическое обеспечение в области неразрушающего контроля» Москва, 1999г.; Международной конференция Ultrasonics International'99 jointly with 1999 World Congress on Ultrasound, Копенгаген, 1999г.; Уральских региональных конференциях "Контроль технологий, изделий и окружающей среды физическими методами", XIX - Уфа, 2000 г.; XX - Екатеринбург, 2001г.

Публикации. По теме диссертации опубликовано 45 печатных работ, в том числе 2 монографии, одна из которых переведена на английский язык и издана в Германии, 1 учебно-методическое пособие, 28 статей (в том числе 25 в рецензируемых изданиях и в зарубежных журналах) и 14 публикаций в трудах отечественных и международных конференций. Основные результаты диссертации опубликованы в работах [28,29,31,32,45-85].

Структура и объем работы. Диссертационная работа состоит из введения, пяти глав, заключения и списка литературы. Диссертация изложена на 199 страницах, она содержит 47 рисунков и 2 таблицы.

ЗАКЛЮЧЕНИЕ

В диссертации рассмотрен круг вопросов, связанных с распространением упругих волн в намагниченных средах, и явления на границах сред. Теоретический анализ проведен на основе введения динамического тензора модулей упругости. Подробно рассмотрены волны в трансверсально-изотропной среде. Даны рекомендации по созданию и развитию методик УЗ контроля изделий из упругоанизотропных, текстурованных материалов, монокристаллов и намагниченных сред.

Определены типы собственных волн в намагниченной (гиротропной) среде, вычислены добавки, возникающие из-за гиротропии. Рассмотрены явления преобразования поляризации мод, эллиптичности и вращения плоскости поляризации ультразвука, магнитное акустическое двулучепреломление. Рассчитан поток энергии ультразвука в магнитнополяризованной среде.

Вычислен тензор модулей упругости намагниченной трансверсально-изотропной среды, моделирующей структуру аустенит-феррит сварного шва. Определены собственные волны в намагниченной трансверсально-изотропной среде.

Подробно рассмотрены явления на границе магнитнополяризованной среды, в частности, отражение ультразвука от такой среды. Приведена методика расчета амплитуд волн при трансформации на границе, проанализированы явления поворота плоскости поляризации при отражении и преломлении ультразвука.

При распространении ультразвука в неоднородной среде возможно несколько вариантов пространственного распределения модулей (или плотности), позволяющих получить аналитическое решение уравнений теории упругости. Приведена также методика решения волнового уравнения на основе введения обобщенных упругих импедансов. Эта методика допускает учет изменения структуры модулей для намагниченной среды.

Для использования результатов для развития новых методик ультразвукового контроля и исследования материалов важными представляются следующие выводы, которые можно сделать на основе проведенной работы.

1. Модель трансверсально-изотропной среды способна адекватно описать характеристики упругих волн в материале сварного шва из аустенитной и аустенитно-ферритной стали.

2. Магнитная поляризация оказывает заметное влияние на распространение ультразвука, если в материале присутствует ферро- или ферримагнитная фаза. Влияние магнитной поляризации может проявляться в изменениях поляризации собственных волн, в интерференции мод, следовательно, в явлениях вращения плоскости поляризации и эллиптичности.

3. Магнитная поляризация приводит к некоторому отклонению вектора лучевой скорости и потока энергии. Это отклонение особенно существенно в условиях эффекта внутренней конической рефракции.

4. Для выявления эффектов, вызванных гиротропией и магнитной поляризацией, следует выбирать направление распространения и поляризацию волны, а также направление магнитного поля таким образом, чтобы ожидаемое явление без магнитной поляризации отсутствовало.

5. Получен тензор модулей упругости намагниченной трансверсально-изотропной среды и решена задача Кристоффеля для упругих волн в такой среде.

6. Показано, что явления вращения плоскости поляризации и эллиптичности поперечных волн в ферромагнитном металле в квазистатической области частот могут быть использованы в неразрушающем УЗ контроле структуры и фазового состава.

7. Экспериментально и теоретически доказано существование аномалий в структуре акустических полей поперечных волн в монокристаллах в условиях эффекта внутренней конической рефракции.

8. На основе детального изучения прохождения упругих волн через пластину неоднородного материала, моделируемого трансверсально-изотропной средой показано, что действие анизотропии приводит к появлению дополнительной области акустической прозрачности.

9. Развита методика определения времени релаксации электронов в монокристаллах высокочистых металлов с использованием магнитоакустических явлений.

Использование результатов работы даст возможность повысить точность и достоверность ультразвукового контроля монокристаллов и изделий, материал которых анизотропен. Модель трансверсально-изотропной среды — это один из самых простых и удобных способов учета анизотропии материала в методиках УЗ контроля. Построение методов акустического контроля, основанных на использовании магнитоакустических явлений - вращения плоскости поляризации и эллиптичности - даст новые возможности контроля структуры и магнитоупругих свойств. Явления преобразования поляризации в намагниченной среде могут быть использованы при разработке методов акустического контроля фазового состава сталей. Разработка метода контроля чистоты монокристаллов по эллиптичности ультразвука обеспечивает качественную работу изделий из этого перспективного класса функциональных материалов при криогенных температурах.

Методика анализа акустических полей в монокристаллах позволяет повысить достоверность выявления дефектов, выходящих на поверхность изделия и увеличить производительность контроля.

1. Krautkramer J., Krautkramer Н. Ultrasonic Testing of Materials. 2-d edition. Springer Verlag Berlin - Heidelberg - New York, 1977. P.668

2. Шрайбер Д.С. Ультразвуковая дефектоскопия. M.: Металлургия, 1965. 392с.

3. Гурвич А.К., Ермолов И.Н. Ультразвуковой контроль сварных швов. Киев : Техника, 1972. 460с.

4. Ермолов И.Н. Теория и практика ультразвукового контроля. М.: Машиностроение, 1981.240с.

5. Методы акустического контроля металлов, под ред. Н.П.Алешина. М.: Машиностроение, 1989.456с.

6. Ультразвуковые преобразователи для неразрушающего контроля, под ред. И.Н.Ермолова. М.: Машиностроение, 1986. 280с.

7. Щербинский В.Г., Алешин Н.П. Ультразвуковой контроль сварных соединений. М.: Стройиздат, 1989. 320с.

8. Неразрушающий контроль. В 5 кн. Кн.2. Акустические методы контроля: Практ. пособие / И.Н.Ермолов, Н.П.Алешин, А.И.Потапов; под ред. В.В.Сухорукова. М.: Высшая школа, 1991. 283с.

9. Ермолов И.Н., Вопилкин А.Х., Бадалян В.Г. Расчеты в ультразвуковой дефектоскопии (краткий справочник). М.: Изд. ООО НПЦ НК "ЭХО+", 2000.108с.

10. Дымкин Г.Я., Цомук С.Р. Физические основы ультразвуковой -дефектоскопии. Учебное пособие. Санкт-Петербург: Петербургский государственный университет путей сообщения, 1997. 102с.

11. Щербинский В.Г., Алешин Н.П. Ультразвуковой контроль сварных соединений. 3-е изд. перераб. и доп. М.: Изд-во МГТУ им. Н.Э.Баумана, 2000. 496с.

12. Алешин Н.П., Вадковский Н.Н., Волкова Н.Н. Ультразвуковой контроль аустенитных сварных швов: анализ способов ирекомендации повышения надежности // Дефектоскопия. 1988. № 2. С. 43-58.

13. Федоров Ф.И. Теория упругих волн в кристаллах. М.: Наука, 1965.386с.

14. Петрашень Г.И. Распространение волн в анизотропных упругих средах. JL: Наука, 1980. 280с.

15. Бреховских JI.M., Годин О.А. Акустика слоистых сред. М.: Наука, 1989.416с.

16. Ogilvy J.A. A model for elastic wave propagation in anisotropic media with application to ultrasonic inspection through austenitic steel // Brit. J. of NDT. 1985. V.27. N1. P.13-21

17. Ogilvy J.A. Ultrasonic beam profiles and beam propagation in an austenitic weld using a theoretical ray tracing model // Ultrasonics. 1986. V.24. N11. P.337-347

18. Harker H.H., Ogilvy J.A. Coherent wave propagation in inhomogeneous materials: a comparison of theoretical models // Ultrasonics. 1991. V.29. N5. P.235-243

19. Ogilvy J.A. Ultrasonic reflection properties of planar defects within austenitic welds//Ultrasonics. 1988. V.26. N11. P.318-327

20. Hanneman R., Marklein R., Langenberg K.J. Numerical Modeling of Elastic Waves Propagation in Inhomogeneous Anisotropic Media // 7th European Conference on Non-Destructive Testing. Copenhagen. 1998. P.2406-2413

21. Eriksson A.S., Mattsson J., Niklasson J. Modeling of Ultrasonic Crack Detection in Austenitic Welds // 7th European Conference on NonDestructive Testing. Copenhagen. 1998. P.2479-2481

22. Baikie B.L., Wagg A.E. Ultrasonic inspection of austenitic welds // J. Brit. Nucl. Energy Soc. 1976. V.15. N1. P.3-8

23. Hudgell R.J., Seed H. Ultrasonic Longitudinal wave Examination of Austenitic Welds// Brit. J. of NDT. 1980. V.22. N4. P.78-85

24. Kapranos P.A., Al-Helaly M.M.H., Whittaker V.N. Ultrasonic Velocity Measurements in 316 Austenitic Weldments // Brit. J. of NDT. 1981. V.23. N4. P.288-292

25. Silk M.G., Lidington H., Hammond G.F. A Time Domain Approach to Crack Location and Sizing in Austenitic Welds // Brit. J. of NDT. 1980. V.22. N2. P.55-61

26. Wustenberg H., Neumann E. Improved probe techniques in the ultrasonic inspection of coarse grained materials // Proc. United States Nuclear Regulatory Commission 6th Water Reactor Safety Research Information Meeting, Maryland, USA, November, 1978

27. Whittaker J.S., Jessop T.J. Ultrasonic Detection and Measurement of Defects in Stainless Steel A Literature Survey // Brit. J. of NDT. 1981. V.23.N6. P.293-303

28. Волкова H.H., Ринкевич А.Б., Смородинский Я.Г., Фридман Г.Г. Упругие волны в намагниченной трансверсально изотропной среде // Дефектоскопия. 1993. N4. С.3-10

29. Rinkevich А.В., Smorodinsky Ya.G. Simple model calculation of elastic wave propagation in the austenitic steel // Nondestructive Testing and Evaluation. 1988. V.14. P.393-402

30. Ledbetter H.M. Predicted single-crystal elastic costants of stainless steel 316 // Brit. J. of NDT. 1981. V.23. N6. P.286-287

31. Ринкевич А.Б., Смородинский Я.Г., Волкова H.H., Загребин Б.Н. Групповая скорость ультразвука в трансверсально изотропной среде //Дефектоскопия. 1994. N2. С.58-63

32. Смородинский Я.Г. Лучевая скорость в аустените в модели трансверсально-изотропной среды // Дефектоскопия. 1999. N 4, С.3-8

33. Roberts R.A., Kupperman D.S. Ultrasonic beam distortion in transversely isotropic media // Rev. Progr. Quant. Nondestructive Eval. 1988. V7a. P.49-56

34. Spies M. Elastic wave propagation in general transversely isotropic media. I. Green's functions and elastodynamic holography // J. Acoust. Soc. Am. 1994. V.96. N2, pt.l. P.l 144-1157

35. Payton R.G. Elastic Wave Propagation in Transversely Isotropic Media, Martinus Nijhoff, The Hague, 1983

36. Spies M. Space-time far-field representation of Green's function for cross-plane shear waves in general transversely isotropic media // J. Acoust. Soc. Am. 1997. V.102. N2, pt.l. P.733-740

37. Ogilvy J.A. A layered media model for ray propagation in anisotropic inhomogeneous materials // Appl. Math. Modelling. 1990. V.14. N5. P.237-247

38. Волков A.C., Ермолов И.Н., Басацкая JI.B., Вятсков И.А., Гребенник B.C. Прохождение ультразвуковых волн через границу сплавления аустенитного шва//Дефектоскопия. 1984. N2.C.73-77

39. Gornaja S.P., Aljoshin N.P. Attenuation of Ultrasonic Waves in Austenitic Steel Welds // Nondestructive Testing and Evaluation. 1987. V.13. P.149-168

40. Halkjaer S., Sorensen M.P., Kristensen W.D. The propagation of ultrasound in an austenitic weld// Ultrasonics. 2000. V.38. N1-8. P.256-261

41. Андронов А.А. О естественном вращении плоскости поляризации звука//Изв. вузов. Радиофизика. 1960.Т.З.С.645-649

42. Труэлл Р., Эльбаум Ч., Чик Б. Ультразвуковые методы в физике твердого тела. М.: «Мир». 1972. 307с.

43. Пападакис Э. Затухание ультразвука. Обусловленное рассеянием в поликристаллических средах // В кн. Физическая акустика под ред. У.Мазона. М: «Мир». 1970. т. IVB. 440с.

44. Власов К.Б. Динамические постоянные магнитнополяризованных магнетоупругих (магнитострикционных) и электрически поляризованных (электрострикционных) сред // Изв. АН СССР Сер. Физическая. 1958. Т. XXII, № 10. С.1159-1167.

45. Rinkevich A., Smorodinsky Ya., Vlasov K.B., Kroning M, Spies M. The Internal Conical Refraction of Ultrasound in Cubic Crystals, Fraunhofer Institut Zerstorungfreie Priifverfahren. Saarbrucken, 1999. P.56

46. Ринкевич А.Б., Смородинский Я.Г., Власов К.Б., КренингМ., Шпис М. Внутренняя коническая рефракция ультразвука в кубических кристаллах, Екатеринбург: Изд. УрО РАН, 2000. 72с.

47. Ринкевич А.Б.,Смородинский Я.Г. Физические основы акустического контроля, Екатеринбург, Изд. "Таймер", 2001. 112с.

48. Смородинский Я.Г. Упругие волны и магнитоакустические явления в намагниченной трансверсально-изотропной среде, Екатеринбург, Изд. УрО РАН, 2003г. с.

49. Бебенин Н.Г., Смородинский Я.Г. Поглощение звука в диэлектриках со спиральной магнитной структурой // Физика твердого тела. 1986. Т. 28. № 4. С.1115-1118

50. Власов К.Б., Розенберг Е.А., Тимощук В.И., Смородинский Я.Г. Наблюдение температурного гистерезиса намагниченности монокристалла гематита вблизи перехода Морина // Физика твердого тела. Т.28. № 11. 1986. С.3287-3292

51. Власов К.Б., Ринкевич А., Смородинский Я.Г., Гвентер А.Е. Дисперсионные соотношения при магнитоакустических явлениях в металлах // Физика металлов и металловедение. 1989. Т. 67. № 3. С.471-482

52. Ринкевич А.Б., Смородинский Я.Г., Насыров Р.Ш. Измерение характеристик рассеяния электронов проводимости в металлах с помощью ультразвука // Высокочистые вещества. 1989. Т. 2. № 3. С.42-45

53. Кобелев А.В., Смородинский Я.Г. Эффекты связи мод в угловой зависимости полей ФМР в двуслойной магнитосвязанной пленке с пендикулярной анизотропией // Физика твердого тела. 1989. Т. 31. № 10. С.6-12

54. Ринкевич А.Б., Смородинский Я.Г. Дисперсия скорости ультразвука при допплер-сдвинутом акустическом циклотронном резонансе в молибдене // Физика металлов и металловедение. 1990. Т.69. № 3. С.48-54

55. Ринкевич А.Б., Смородинский Я.Г. Точность измерения характеристик электронов проводимости в металлах с помощью ультразвука // Высокочистые вещества. 1990. Т. 3. № 6. С. 192-196

56. Дымкин Г. Я., Смородинский Я.Г. В Национальном аттестационном комитете по неразрушающему контролю // Дефектоскопия. 1992. № 3. С.24-40

57. Ринкевич А.Б., Смородинский Я.Г., Физические основы неразрушающего контроля изделий из чистых металлов // Дефектоскопия. 1994. № 1. С.79-84

58. Rinkevich A., Smorodinsky Ya. Electron Absorption of Ultrasound in Plastically Deformed Tungsten // J. Phys.: Condens. Matter. 1994. V.6. № 3. P. 693-698

59. Гурвич A.K., Алешин Н.П., Дымкин Г.Я., Смородинский Я.Г., Фирстов В.Г. Сертификация специалистов по неразрушающему контролю в России. Система, организация // Дефектоскопия. 1994. № 12. С.2-8

60. Ринкевич А.Б., Смородинский Я.Г. Методы расчета в магнитной ультразвуковой структуроскопии//Дефектоскопия. 1995. № 9. С.33-36

61. Смородинский Я.Г. Моделирование свойств реакторных материалов // Дефектоскопия. 1995. № 9. С.6-7

62. Гурвич А.К., Алешин Н.П., Дымкин Г.Я., Смородинский Я.Г., Фирстов

63. B.Г. Сертификация специалистов по неразрушающему контролю в России. НАК НК 8 лег // Дефектоскопия. 1997. №11. С.54-75

64. Смородинский Я.Г. Расчет поляризации упругих волн в трансверсально-изотропном аустените // Дефектоскопия. 1999. № 4.1. C.9-12

65. Ринкевич А.Б., Смородинский Я.Г., Щербинин В.Е., Хюбшен Г., Шпис М. Магнитоакустические эффекты в никеле в квазистатической области частот // ФММ. 2000. Т.89. №2. С.59-64

66. Ринкевич А.Б., Смородинский Я.Г., Бурханов A.M., Кривоносова А.С., Келер Б. Анализ ультразвуковых полей и выявление дефектов в монокристаллах алюминия методом лазерного детектирования // Дефектоскопия. 2000. №11. С.64-74

67. Ринкевич А.Б., Смородинский Я.Г. Упругие волны в неоднородной пластине аустенита в модели трансверсально-изотропной среды // Дефектоскопия. 2001. № 7. С.40-64

68. Ринкевич А.Б., Перов Д.В., Смородинский Я.Г., Келер Б. Применение вейвлетов для анализа ультразвуковых полей, детектированных лазерным интерферометром. Обнаружение и локализация дефекта в монокристалле алюминия // Дефектоскопия. 2001. № 12. С.67-80

69. Кривоносова А.С., Ринкевич А.Б., Смородинский Я.Г. Акустические поля в монокристаллах алюминия, детектированные лазерным интерферометром. Акустический журнал, 2001, т.47, №1, с.76-84.

70. Ринкевич А.Б., Смородинский Я.Г. Анализ параметров и технических характеристик современных ультразвуковых дефектоскопов общего назначения // Дефектоскопия. 2002. № 9. С.3-27

71. Перов Д.В., Ринкевич А.Б., Смородинский Я.Г. Вейвлетная фильтрация сигналов ультразвукового дефектоскопа // Дефектоскопия. 2002. № 12. С. 3-20

72. Rinkevich A., Smorodinsky Ya. Ultrasonic Energy Distribution in Aluminum Single Crystals // Nondestructive Testing and Evaluation. 2002. V. №. P. 159-170

73. Ринкевич А.Б., Смородинский Я.Г. Изучение упругих свойств и типов собственных волн металла со сварным швом с учетом пространственной дисперсии // Отчет о НИР ИФМ УрО РАН, г.Екатеринбург, 1991, х/д 42/91

74. Ринкевич А.Б., Смородинский Я.Г. Отражение, преломление и распространение упругих волн в магнитно-поляризованном аустените сварного шва//Депонировано ВИНИТИ№1088-В-92. М. 1992.

75. Ринкевич А.Б., Смородинский Я.Г. Распространение упругого поля и поток энергии в трансверсально-изотропном аустените // Отчет о НИР ИФМ УрО РАН, г.Екатеринбург, 1993.

76. Власов К.Б., Ринкевич А.Б., Смородинский Я.Г. Магнитоакустический резонанс в вольфраме и молибдене // Материалы XII Всесоюзной конф. по акустоэлектронике и квантовой акустике, Саратов, 1983

77. Власов К.Б., Ринкевич А.Б., Смородинский Я.Г. Измерение времени релаксации электронов по эллиптичности ультразвука // Материалы XIV Всесоюзной конф. по акустоэлектронике и квантовой акустике, Кишинев, 1989

78. Ринкевич А.Б., Смородинский Я.Г. Поглощение и скорость ультразвука в деформированном вольфраме // Материалы XI Всесоюзной акустической конференции, Москва, 1991

79. Смородинский Я.Г., Ринкевич А.Б., Волкова Н.Н. Влияние намагниченности на параметры распространения ультразвука в сварном шве // Материалы XIV научно-технической конференции по ультразвуковому контролю, С.-Петербург, 1992, с.50

80. Смородинский Я.Г., Ринкевич А.Б. Угловая зависимость групповой скорости ультразвука в аустенитном сварном шве // XIII научно-техническая конференция "Неразрушающие физические методы и средства контроля", С.-Петербург, 1993, с. 16

81. Ринкевич А.Б., Смородинский Я.Г. Методы расчета в магнитной ультразвуковой структуроскопии // Материалы германо-российского WTZ семинара, Саарбрюккен, 1994

82. Dimkin G., Aleshin N., Gurvich A., Smorodinsky Ya., Firstov V. La sertification des operateura CND in Russie: systeme, organisation // 6 Conference Europeenne sur les Controles Non Destructifs, Nice, France, 1994, V.l, p.1275-1281

83. Ринкевич А.Б., Смородинский Я.Г., Загребин Б.Н. Поляризация волн при наклонном падении на границу аустенитного материала // Материалы VI Российской научно-технической конференции "Средства неразрушающего контроля", Саратов, изд. СГУ, 1995, с.51-52

84. Rinkevich A., Smorodinsky Ya. Internal Conical Refraction of Ultrasound in Aluminum // Ultrasonics International'99 jointly with 1999 World Congress on Ultrasound, Copenhagen, 1999, Book of Abstracts

85. Сиротин Ю.И., Шаскольская МП. Основы кристаллофизики. М.: «Наука». 1975.680 с.

86. Лямов В.Н. Поляризационные эффекты и анизотропия взаимодействия акустических волн в кристаллах. М.: Изд.МГУ. 1983.224 с.

87. Monchalin I.-P., Heon R. Laser Ultrasonic Generation and Optical Detection with a Confocal Fabry -Perot Interferometer, Materials Evaluation, 1986, v.44, N 10, p.1231-1237

88. Laser Ultrasonics, eds. C.B.Scruby and L.E.Drain, Adam Hilger, Bristol, 1990

89. Dewhurst R.J., Shan Q. Through-Transmission Ultrasonic Imaging of SubSurface Defects Using Non-contact Laser Techniques // Optics and Laser in Engineering, 1992, v.16, no. 2-3, pp.163-178

90. Bayon A., Rasolofosaon P.N.J. Three-component recording of ultrasonic transient vibration by optical heterodyn interferometre // J. Acoust. Soc. Am., 1996, v.99, no.2, pp.954-961

91. Хаткевич А.Г. Распространение и коническая рефракция пучков ультразвукового излучения, Кристаллография, 1986 ,т.31, вып. 4, с. 629-634

92. Анисимкин В.И. Морозов А.И. Ультразвуковая внутренняя коническая рефракция в германии, ФТТ, 1975, т.17, вып.10, с.3006-3009

93. Monchalin J.-P. et al, Measurements of In-Plane and Out-of-PIane Ultrasonic Displacements by Optical Heterodyne Interferometry, J. Nondestruct. Eval., 1989, v.8, N 2, p.121-133

94. Nakano H., Matsuda Y., Nagai S. Ultrasound detection by using a confocal Fabry-Perot interferometer with phase-modulated light, Ultrasonics, 1999, v.37, N 3, p.257-259

95. Artman R.A. Ultrasonic Internal Conical Refraction in Potassium Chloride, J. Acoust. Soc. Amer. 1966, v.33, N 3, p.493-498

96. Виноградова М.Б., Руденко O.B., Сухоруков А.П. Теория волн, М.: Наука, 1979, 383с.

97. Перов Д.В., Ринкевич А.Б. Применение вейвлетов для анализа ультразвуковых полей, детектированных лазерным интерферометром. Основные принципы вейвлетного анализа. Дефектоскопия, 2001, №12. С.55-66

98. Астафьева Н.М. Вейвлет-анализ: основы теории и примеры применения. Успехи физ. наук, 1996, т. 166, №11, с.1145-1170.

99. Анфиногентов В.Г., Короновский А.А., Храмов А.Е. Вейвлетный анализ и его использование для анализа динамики нелинейных динамических систем различной природы. Изв. акад. наук. Сер. физ., 2000, т.64, №12, с.2383-2390.

100. Власов К.Б., Филиппов Б.Н. Динамические модули упругости, вращение плоскости поляризации упругих волн и связанные продольно-поперечные волны в магнитнополяризованных металлах // ЖЭТФ.1963.Т. 44. Вып. 3. С. 922-933.

101. Власов К.Б., Ринкевич А.Б. Допплер-сдвинутый акустический циклотронный резонанс в вольфраме и молибдене // ФММ.1982. Т.54.Вып.4.С.668-677.

102. Власов К.Б., Ринкевич А.Б. Внутренняя коническая рефракция ультразвука в вольфраме и молибдене в магнитном поле. XI Всесоюзная акустическая конференция. М. 1991.B.C. 11-14.

103. Ogilvi I.A. The influence of austenitic welds geometry and manufacture of ultrasonic inspection of weld joints // Brit. J. of NDT. 1987. V. 29. № 3. P. 147-156.

104. Альшиц В.И. , Сарычев А.В., Шувалов A.JI. Классификация вырождений и анализ их устойчивости в теории упругих волн в кристаллах // ЖЭТФ. 1985. Т. 89. № 3(9). С. 922-937.

105. Simon G. Die Dampfung elastischer Wellen hoher Frequenz in Kubischen ferromagnetischen Einkristallen // Ann. der Physik, 1958. Bd.l, Hf.l. P.23-35

106. Luthi B. Magnetoacoustic birefrigence in magnetite and nickel // Appl. Phys. Lett., 1966. V.8. №5. P. 107-109

107. Huberman B.A. et al. The propagation and attenuation of acoustic waves in ferromagnetic metals // J. Phys. Chem. Solids, 1970. V.31. №8. P.1719-1727

108. Fedders P.A., Wu I, Miller J.B., Bolef D.I. Has Acoustic Ferromagnetic Resonance in Metals been Observed? // Phys. Rev. Lett., 1974. V.32. №25. P.1443-1445

109. Григорьев С.Б., Кудряшова JI.К. Магнитоупругое затухание в никеле на высоких ультразвуковых частотах // ФТТ, 1972. Т.14. №7. С.1997-1999

110. Григорьев С.Б., Кудряшова Л.К. Магнитоупругие аномалии в монокристалле никеля на ультразвуковых частотах // Акуст. журн., 1983. Т.29. №6. С.835-837

111. Бурханов А.М. и др. Эллиптичность и вращение плоскости поляризации ультразвука в никелевом ферритев геометрии эксперимента, соответствующей эффекту Коттона-Мутона // Акуст. журн., 1988. Т.34. №6. С.991-997

112. Власов К.Б., Бурханов A.M., Гудков В.В. Магнитное двулучепреломление и магнитный дихроизм ультразвука в ферромагнетиках//ЖЭТФ, 1986. Т.91. №3(9). С.975-983

113. Waterman Р.С. Orientation dependence of Elastic Waves in Single Crystals // Phys. Rev., 1959. V.113. №5. P.1240-1253

114. Ринкевич А.Б. Определение параметров ультразвуковой волны в магнитополяризованной среде // Метрология, 1982. №8. С.36-40

115. De Klerk J., Musgrave M.J.P. Internal Conical Refraction of Transverse Elastic Waves in a Cubic Crystals // Proc. Phys. Soc., 1955. V.68, part 2. N422B. P.81-88

116. Хаткевич А.Г., Курилкина C.H. Распространение пучков ультразвукового излучения в акустически гиротропных кристаллах // ФТТ, 1988. Т.30.№5. С.1359-1363

117. Власов К.Б., Ринкевич А.Б. Внутренняя коническая рефракция упругих волн в магнитно поляризованной среде. Акуст. журн., 1995. Т.41. №1. С.67-71

118. Металлы высокой чистоты, под ред. Ч.В.Копецкого, М.: Наука, 1976, 262с.

119. XII Всесоюзное совещание "Получение, структура, физические свойства и применение высокочистых и монокристаллических тугоплавких и редких металлов", Суздаль, 1987, 100с.

120. Канер Э.А., Песчанский В.Г., Привороцкий И.А. К теории магнитоакустического резонанса в металлах // ЖЭТФ. 1961. Т.40. Вып.1. С.214-226

121. Канер Э.А. Теория акустического циклотронного резонанса в металлах//ЖЭТФ. 1962. Т.43. Вып. 1(7). С.216-226

122. Ландау Л.Д., Лифшиц Е.М. Теория упругости. М.: «Наука» 1987. 248с.

123. Musgrave M.J. Crystal Acoustic Introduction to the Study of Elastic Waves and Vibrations in Crystals. San Fransisco. 1970. 288p.

124. Терстон P. Распространение волн в жидкостях и твердых телах. Физическая акустика. Под ред. У. Мэзона. Т. 1. М.: «Мир». 1966.С. 13139.

125. Бреховских Л.М. Волны в слоистых средах. М.: «Наука». 1973.

126. Thomson W.T. The Equivalent Circuit for the Transmission of Plane Elastic Waves through a Plate at Oblique Incidence // J.Appl.Phys. 1950. V. 21. №12. P.l215-1217.

127. Лехницкий С.Г. Теория упругости анизотропного тела. М.:"Наука". 1977.416с.

128. Солохин Н.В., Сумбатян М.А., Рапопорт Д. А., Кутюрин Ю.Г., Сычава В.Я. Ультразвуковой контроль необходимое условие качества изделий ответственного назначения из композиционных материалов // Изд. Общества «Знание». Ростов-на-Дону. 1990. 29 с.

129. Белый В.Н., Хило П.А. Граничные условия в акустике кристаллов с пространственной дисперсией // Дан БССР.1981.Т.ХХУ. № 9. С.791-793.

130. Silk М.С. The Propagation of Ultrasound in Anisotropic Weldments // Mater.Eval. 1981 .V. 39. №5. P.462-467.

131. Folds D.L., Loggins C.D. Transmission and reflection of ultrasonic waves in layered media // J.Acoustic Soc.Amer. 1977.V. 62. №5. P.1102-1109.

132. Справочник по специальным функциям. Под ред. М. Абрамовича, И. Стиган. М.: "Наука"Л979. 832 с.

133. Барковский Л.М., Борзов Г.Н., Лавриненко А.В. Френелевские тензоры отражения и пропускания акустически анизотропных стратифицированных сред // Акуст. Журн. 1987. Т. XXXIII. Вып.5. С.798-804.

134. Скобельцын С.А., Толоконников Л.А. Похождение звуковых волн через трансверсально-изотропный неоднородный плоский слой // Акуст. Журн. 1990. Т.36. № 4. С.740-744.

135. Lachtakia A., Varadan V.V., Varadan V.K. Reflection characteristics of an elastic slab containing a perriodic array of elastic cylinders: SH wave analysis//JLAcoustic Soc. Amer. 1986. V. 80. №1. P.311-326.

136. Беленький В.П. Об учете потерь в трансверсально изотропной среде //Акуст. журн. 1991. Т.37. N3. С.572-574

137. Приходько В.Ю., Тютекин В.В. Расчет коэффициента отражения звуковых волн от твердых слоисто неоднородных сред // Акуст. журн. 1986. Т.32. N2. С.212-218

138. Ринкевич А.Б., Смирнов А.Н. Распространение упругих волн в неоднородной трансверсально-изотропной пластине // Дефектоскопия. 2000. N8. С.73-82

139. ЗАКРЫТОЕ АКЦИОНЕРНОЕ ОБЩЕСТВО НАУЧНО-ПРОИЗВОДСТВЕННОЕ ОБЪЕДИНЕНИЕ

140. ПРИБОРЫ НЕРАЗРУШАЮЩЕГО КОНТРОЛЯ, СИСТЕМЫ УПРАВЛЕНИЯ, АВТОМАТИКИ И ТЕЛЕМЕХАНИКИ

141. Динисламов начальник лаборатории ультразвукового1. Риф Рафаэлович контроля

142. Применение указанных опций позволяет улучшить эффективность и качество ультразвукового контроля.

143. Динисламов Риф Рафаэлович (J Уваров Валерий Петрович

144. ГОШ 66700 03255 КПП 667001001 Код по ОКВЭД 73 10,70 31 12 Код по окпо 00212377

145. РЖДАЮ : итель директора ЦНИИМ ^^^ Лангборт В.И.2004 г.1. АКТоб использовании результатов научных исследований Смородинского Я.Г.

146. Зав. Отделом Храмцов В. К.1. HTMK

147. Начальник технического управления1. А.А.Киричков