陈丹等：金属材料内部非金属夹杂超声检测的数值模拟 ·945· 1.3有限元计算方法有效性验证 角度向两侧传播，瑞利波在材料表面一定深度向两 分别从材料内部的声场分布和时域波形两方面验 侧传播。由于纵波速度近似为横波波速的2倍，因此 证有限元模型的有效性.对不含夹杂物的金属材料进 图中任意时刻横波的传播距离接近纵波传播距离的 行仿真计算，将得到的声场分布与动态光弹实验得到 12.图3(b)拍摄的是贴在玻璃界面上的方形压电 的声场分布进行对比，其结果如图3所示.图3()中， 晶片所构成的纵波换能器辐射的全脉冲声场.场中 为了与动态光弹实验结果相对应，施加的压力载荷的 为主的是波前为平面的体纵波，光亮最强.由于动态 脉宽为100s.但是，与水浸超声实验相对应，夹杂物 光弹实验采用等幅加载方式，产生的声波将分别以 仿真计算采用的压力载荷脉宽仍然为300s.在整个 加载区域的两侧端点为中心向外传播，因此边缘横 材料内部自下而上依次是体纵波、体横波和瑞利波. 波及边缘纵波较为明显，而对于二维平面模型采用 体纵波沿着加载方向的能量比较集中，表明体纵波主 瞬时的高斯分布载荷，使得声波能量集中于载荷中 要沿该方向传播，体横波在此方向上的能量较低，而在 心，边缘效应不明显.此外在玻璃表面同样存在明显 两侧能量较高，表明体横波以偏离纵波方向一定的 的瑞利波. al (b) 瑞利波 体横设 图3声场分布有限元法(a)及动态光弹法(b)u的 Fig.3 Ultrasonie field distribution of the finite element method (a)and the dynamic photoelastic method (b) 将仿真波形和实测波形进行对比，如图4所示 图4(a)是对厚度H=2.0mm的模型进行仿真计算得 CL= E 1-σ Vp(1+o)(1-2o) (3) 到的节点Y方向速度随时间的变化曲线.图4(b)是 得到45钢板中纵波的理论声速大小为5748ms,对 对相同厚度的钢板样品进行水浸超声实验得到的实测 应的界面波与底面回波之间的时间间隔为695s.式中 A扫波形.图4(a)和图(b)显示，二者的波形基本一 Ep和σ分别为材料的杨氏模量、密度和泊松比.仿 致，界面波与底面回波之间不存在附加波形，表明两侧 真、实测及理论计算结果在时间间隔上的一致性，验证 声吸收边界有效地抑制了边界声波的反射.图4(a) 了本文有限元模型的准确性。但是，由于仿真计算忽 中界面波与底面回波之间的时间间隔为680s,而实 略了实际材料内部晶界多重背散射引起的衰减和实验 验测试结果显示该时间间隔为686s.同时，由无限大 测试的背景噪声，因此仿真计算结果的信噪比要高于 介质中纵波声速的计算公式a 实测波形 25 150 (b 20 界而波 仿真波形 界面波 实测波形 15 100 10 50 底面问波 底面回波 680s 686ns 汤 100 -25 1002003004005006007008009001000 -150 01002003004005006007008009001000 时间/ns 时国ns 图4仿真(a)与实测(b)波形对比 Fig.4 Waveform contrast of simulation (a)and experimental test (b)陈 丹等: 金属材料内部非金属夹杂超声检测的数值模拟 1. 3 有限元计算方法有效性验证 分别从材料内部的声场分布和时域波形两方面验 证有限元模型的有效性． 对不含夹杂物的金属材料进 行仿真计算，将得到的声场分布与动态光弹实验得到 的声场分布进行对比，其结果如图3 所示． 图3( a) 中， 为了与动态光弹实验结果相对应，施加的压力载荷的 脉宽为 100 ns． 但是，与水浸超声实验相对应，夹杂物 仿真计算采用的压力载荷脉宽仍然为 300 ns． 在整个 材料内部自下而上依次是体纵波、体横波和瑞利波． 体纵波沿着加载方向的能量比较集中，表明体纵波主 要沿该方向传播，体横波在此方向上的能量较低，而在 两侧能量较高，表明体横波以偏离纵波方向一定的 角度向两侧传播，瑞利波在材料表面一定深度向两 侧传播． 由于纵波速度近似为横波波速的 2 倍，因此 图中任意时刻横波的传播距离接近纵波传播距离的 1 /2． 图 3( b) 拍摄的是贴在玻璃界面上的方形压电 晶片所构成的纵波换能器辐射的全脉冲声场． 场中 为主的是波前为平面的体纵波，光亮最强． 由于动态 光弹实验采用等幅加载方式，产生的声波将分别以 加载区域的两侧端点为中心向外传播，因此边缘横 波及边缘纵波较为明显，而对于二维平面模型采用 瞬时的高斯分布载荷，使得声波能量集中于载荷中 心，边缘效应不明显． 此外在玻璃表面同样存在明显 的瑞利波． 图 3 声场分布有限元法( a) 及动态光弹法( b) ［15］ Fig． 3 Ultrasonic field distribution of the finite element method ( a) and the dynamic photoelastic method ( b) ［15］ 将仿真波形和实测波形进行对比，如图 4 所示． 图 4( a) 是对厚度 H = 2. 0 mm 的模型进行仿真计算得 到的节点 Y 方向速度随时间的变化曲线． 图 4( b) 是 对相同厚度的钢板样品进行水浸超声实验得到的实测 A 扫波形． 图 4( a) 和图( b) 显示，二者的波形基本一 致，界面波与底面回波之间不存在附加波形，表明两侧 声吸收边界有效地抑制了边界声波的反射． 图 4( a) 中界面波与底面回波之间的时间间隔为 680 ns，而实 验测试结果显示该时间间隔为 686 ns． 同时，由无限大 介质中纵波声速的计算公式［16］ CL = E ρ · 1 － σ 槡 ( 1 + σ) ( 1 － 2σ) ( 3) 得到 45# 钢板中纵波的理论声速大小为 5748 m·s － 1，对 应的界面波与底面回波之间的时间间隔为695 ns． 式中 E、ρ 和 σ 分别为材料的杨氏模量、密度和泊松比． 仿 真、实测及理论计算结果在时间间隔上的一致性，验证 了本文有限元模型的准确性． 但是，由于仿真计算忽 略了实际材料内部晶界多重背散射引起的衰减和实验 测试的背景噪声，因此仿真计算结果的信噪比要高于 实测波形． 图 4 仿真( a) 与实测( b) 波形对比 Fig． 4 Waveform contrast of simulation ( a) and experimental test ( b) · 549 ·