Акустика. Общая теория сигналов акустической эмиссии
 Скачать 77 Kb.
|
|
BITTECX LIMITED Email: bittecx@gmail.com , Telegram: @bittecx, Skype: bittecx Acoustic Emission - Open AE Initiative https://www.linkedin.com/feed/update/urn:li:activity:6552181436881879041 ОБЩАЯ ТЕОРИЯ СИГНАЛОВ АКУСТИЧЕСКОЙ ЭМИССИИ Аннотация. Метод акустической эмиссии (АЭ) используется длительное время начиная с пионерских работ Кайзера, как в физике твердого тела для исследования свойств материалов, так и в технике неразрушающего контроля (Дунеган, Поллок и другие авторы). Но до настоящего времени в литературе отсутствует общая математическая теория явления АЭ, позволяющая количественно связать источники и наблюдаемую форму сигналов. Однако еще в 80-х годах в Харькове нами была разработана такая количественная теория АЭ, основные результаты которой, к сожалению, по разным причинам так и не были опубликованы. Часть материалов была опубликована в отчете о НИР выполненной в Харьковском университете по заказу ЦНИИТМАШ (отчет депонирован в ВИНИТИ, Москва). Настоящий документ содержит изложение основных положений и результатов этой теории. Теоретическое рассмотрение явления АЭ сводится к двум задачам. Первая: установление связи сигнала с источником, а также вычисление формы наблюдаемого сигнала по заданным параметрам источника АЭ. Вторая: так называемая обратная задача АЭ, т.е. определение координат источника (локация), а также вычисление по наблюдаемой форме сигнала параметров источника. Источники сигналов АЭ. Известно, что АЭ возникает при пластической деформации и разрушении твердых тел. Экспериментально установлено, что АЭ отсутствует при чисто упругой деформации, когда отсутствуют «дефекты», т.е. малые области зарождения и развития пластического скольжения или разрушения. Источники АЭ могут иметь различную физическую природу, собственно, как и известные механизмы пластической деформации и разрушения. Например, это могут быть дислокации, двойники, трещины и другие развивающиеся дефекты твердого тела. Детальное рассмотрение физических особенностей и внутренних механизмов таких дефектов относится к области физики твердого тела и составляет отдельную и независимую область исследований. Фундаментальным вкладом Кайзера является эмпирическое обнаружение того факта, что АЭ появляется только при возникновении пластической деформации, разрушения или других дефектных областей образца, где деформация является неупругой.. При чисто упругой деформации в отсутствие дефектных областей АЭ не наблюдается. Несмотря на физическое разнообразие источников АЭ, все они могут быть описаны в общей приближенной математической модели. Размер источников АЭ, как правило, много меньше размеров исследуемого образца или инженерной конструкции. Деформации и напряжения во всем образце или конструкции могут быть с достаточной точностью описаны с помощью линейных уравнений теории упругости, за исключением «дефектных областей», т.е. малых по сравнению с размерами образца или конструкции областей пластической деформации, разрушения или других видов дефектов. Эти малые области (дефекты), где линейная теория упругости неприменима поскольку существенна нелинейность и являются источниками АЭ. Таким образом, надежно установленным экспериментальным фактом является то, что источниками АЭ являются возникающие или развивающиеся дефекты, т.е. малые области где неприменима линейная теория упругости. Приближенная математическая модель такого поведения была давно разработана в теории упругости и называется теорией дислокаций Вольтерра-Сомилиана (ВС). Суть этой теории заключается в следующем. В результате математических исследований установлено, что самым общим видом сингулярного решения линейных уравнений теории упругости являются дислокации ВС, т.е. произвольные поверхности разрыва вектора перемещения. Скачек вектора перемещения при переходе через поверхность дислокации ВС называется вектором Бюргерса. Реальный физический дефект имеющий хотя и малые, но конечные размеры, аппроксимируется в этой теории дислокацией ВС, которая является приближенной математической идеализацией дефекта, бесконечно тонкой поверхностью разрыва вектора перемещения. Такая модель пригодна для приближенного описания упругого поля на расстояниях больших по сравнению с размерами дефекта. Аналогично, в электродинамике самым общим видом сингулярного решения уравнений поля является сингулярность с точечным зарядом (электрон). Понятно, что никакого точечного электрона электрическое поле которого имеет сингулярность в природе не существует. Линейные уравнения электродинамики пригодны для описания поля электрона только на расстояниях существенно больших размера электрона. В теории упругости модель дислокаций ВС, играет такую же роль абстрактного фундаментального сингулярного решения линейных уравнений теории упругости, как и классическая модель точечного электрона в электродинамике. Это самое общее приближенное описание поля на дальних расстояниях для малых физических дефектов. Упругое поле любого реального физического дефекта, который является малой областью существенно нелинейного поведения (пластической деформации или разрушения), всегда может быть на расстояниях существенно больших размера дефекта приближенно описано как сингулярное решение линейных уравнений. Поэтому абстрактное математическое приближенное описание поля как сингулярного решения линейных уравнений теории упругости пригодно для дефектов любой физической природы. Эта теоретическая модель давно и успешно используется, например, в сейсмологии для приближенного описания очага землетрясения и вычисления формы сейсмического сигнала вдали от источника — очага землетрясения. Математическая теория, основанная на модели дислокаций ВС, развивалась в дальнейшем Эшелби, Ошо и многими другими авторами. Хотя физическая природа источника для сигналов АЭ и в сейсмологии (очаг землетрясения) совершенно различна, но форма сигнала может быть приближенно описана в обеих случаях с помощью одинаковой математической модели, как сингулярное решение линейных уравнений теории упругости. Модель дефектов упругого тела как дислокаций ВС является самой общей приближенной теоретической моделью для источников АЭ при условии, что сигнал наблюдается вдали от источника. Таким образом имеется математическая аналогия между сейсмологией и теорией сигналов АЭ. Однако следует иметь в виду, что в теоретической сейсмологии, как правило, рассматривается только распространение упругих волн в полупространстве, тогда как в теории АЭ форма образца или конструкции может иметь произвольную форму. Волновое решение уравнений теории упругости для дислокаций ВС. В теории АЭ приходится изучать распространение упругих волн не только в полупространстве, каак в сейсмологии, но также и в ограниченных и неограниченных образцах и конструкциях произвольной формы, таких как стержни, пластины и оболочки. Для того, чтобы в самом общем виде вычислить форму сигнала АЭ, необходимо решить нестационарную краевую задачу для уравнений теории упругости при возбуждении волн возникающей или развивающейся в образце или конструкции дислокацией ВС. Общее решение такой задачи может быть получено следующим образом. (Математические детали сложны и будут опубликованы в другом месте. Здесь существенно использование методов функционального анализа: теории обобщенных функций, спектральной теории и исчисления дифференциальных операторов.) Здесь приводим только краткую сводку результатов. Для расчета формы сигнала АЭ в образце произвольной формы необходимо сначала вычислить динамическую функцию Грина нестационарных уравнений теории упругости для заданной формы тела и краевых условий. Функция Грина, в случае теории упругости, является тензором, который описывает динамическую реакцию упругого тела на точечное импульсное воздействие силы меняющейся во времени как дельта-функция. В случае ограниченного в пространстве тела эту функцию Грина можно вычислить в явном виде путем разложения в ряд по собственным функциям (собственным колебаниям тела). Собственные функции и собственные значения (формы и собственные частоты колебаний) должны быть получены из решения краевой задачи для дифференциального оператора теории упругости и соответствующих краевых условий. Во многих случаях хорошей симметрии эти собственные значения и функции могут быть точно выражены через элементарные или специальные функции. Для образцов более сложной формы не имеющих особой симметрии необходим расчет с помощью подходящих численных или приближенных аналитических методов. Существенно, что возможно упрощение вычислений с использованием имеющихся подходящих приближенных теорий распространения волн для имеющих важное значение в инженерном деле особых случаев, таких как, стержни, пластины и оболочки. Для ограниченного образца существенным также является учет затухания сигналов. Если не учитывать затухание, то колебания идеально упругого тела будут длиться бесконечно долго, что, очевидно, противоречит как эксперименту, так и простому здравому смыслу. Затухание колебаний может происходить вследствие двух причин: вязкой диссипации в объеме или излучения через границу тела в окружающую среду. Поэтому в теории сигналов АЭ, если необходимо учитывать вязкое затухание, то основное нестационарное дифференциальное уравнение теории упругости становиться псевдодифференциальным (сверточным), а соответствующая краевая задача становится несамосопряженной. Для несамосопряженного оператора, собственные функции не являются ортогональными, что вносит дополнительные сложности. Теорию таких несамосопряженных диссипативных операторов изучали впервые еще в 1965 г. математики Гохберг и Крейн в Одессе, а впоследствии большое количество других авторов. Однако поскольку вязкое затухание звука в твердых телах мало (на этом и основаны применения метода АЭ!), то можно ограничится учетом малого затухания с помощью метода возмущений для диссипативных операторов, который также рассматривали Гохберг и Крейн. О конкретном примере такого расчета для стержневого образца будем говорить далее. В другом случае, когда тело в котором рассматривается распространение волн, является неограниченным, происходит кроме собственных колебаний также излучение волн на бесконечность. Тогда для вычисления динамической функции Грина необходимо кроме дискретного учитывать также и непрерывный спектр краевой задачи, другими словами, нужно учитывать кроме собственных колебаний также и излучение волн. Простым примером такого случая является стержневой образец зажатый в захваты разрывной машины, как в опытах Кайзера. В этом случае возбуждаются не только колебания образца на собственных частотах, но возникает также затухание сигнала АЭ за счет излучение волн через захваты разрывной машины. Возвратимся к расчету формы и спектра самого сигнала АЭ в образце или конструкции произвольной формы. Математическая техника которую нужно здесь использовать следующая (детали вычислений опускаются). Известно, что для дифференциальных операторов, в частности для дифференциального оператора теории упругости, существует исчисление. Это исчисление позволяет обращаться с дифференциальными операторами примерно так же, как с числами в обычной арифметике. Можно определить любую функцию от дифференциального оператора и, в частности, вычислять обратный оператор. Есть формула, которая позволяет явно представить обратный оператор контурным интегралом (формула Данфорда-Тейлора). Установлено, что такое исчисление для дифференциальных операторов, подобных операторам теории упругости, является так называемой алгеброй Хопфа (это просто обобщение обычной арифметики на случай дифференциальных операторов!) Для конечномерных операторов (матриц) такое исчисление рассматривал еще харьковский математик Лаппо-Данилевский в 20-30 гг., а в дальнейшем Данфорд, Шварц, а также многие другие авторы. В целом, вся эта теория операторов является обширной и хорошо изученной областью математики. Исчисление операторов порождается двойственностью. В случае линейных дифференциальных операторов, таких как в теории упругости, это двойственность между внешним дифференциалом и краем многообразия, выражаемая теоремой Стокса. Необходимо также использовать известное дифференциальное соотношение взаимности для уравнений теории упругости, которое является просто обобщением формулы Лейбница на дифференциальные формы и оператор теории упругости. Преобразуя соотношение взаимности с помощью теоремы Стокса (интегрирование по частям) и учитывая краевые условия, определяем сопряженный оператор. Если явно проделать указанные вычисления, то нетрудно увидеть, что при отсутствии диссипации (вязкости) оператор теории упругости самосопряжен и собственные функции ортогональны. Далее, подставляя определение функции Грина получаем явное интегральное выражение для обратного оператора. В нестационарном случае также необходимо выполнить прямое и обратное преобразование Лапласа, поэтому возникает еще и временная свертка. Явное выражение для обратного оператора нестационарной задачи теории упругости, получается в виде интегрального оператора временной свертки, использующего динамическую тензорную функцию Грина соответствующую заданной геометрии тела и краевым условиям. Полученное решение пригодно как для случая собственных колебаний ограниченного тела, так и в неограниченном случае непрерывного спектра, когда нужно учитывать излучение волн. В случае наличия диссипации оператор становится несамосопряженным, но изложенный метод продолжает работать. Необходимо только использовать в случае ограниченного тела разложение функции Грина по биортогональной системе функций, поскольку собственные функции становятся неортогональными. Проще, однако, учесть малое затухание методом возмущений или явным расчетом потерь на излучение. (На этом здесь останавливаться не будем.) Упрощенный пример такого расчета приведен далее для стержневого образца. Решение для произвольного источника в виде дислокации ВС получается если учесть, что вся поверхность тела состоит из двух кусков: собственно внешней поверхности и внутренней поверхности дислокации ВС. Краевые условия на части поверхности соответствующей дислокации ВС сводятся просто к условиям для скачка вектора перемещения (вектор Бюргерса). Получающееся самое общее решение имеет вид интеграла по поверхности дислокации ВС и временной свертки вектора Бюргерса (понимаемого как обобщенная функция) и производных (градиента) тензорной функции Грина для соответствующей формы тела и краевых условий. Это решение может быть использовано как для явного расчета формы сигнала АЭ, так и для решения обратной задачи: определения параметров источника по наблюдаемому сигналу. Если известны параметры источника, т. е. форма поверхности дислокации ВС, а также зависимость от времени и распределение по поверхности вектора Бюргерса, то полученная формула дает возможность вычислить в самом общем случае форму сигнала для произвольного источника АЭ. Таким образом, в общем виде решается первая (прямая) задача теории сигналов АЭ о вычислении по заданным параметрам источника формы сигнала для тела произвольной формы, ограниченного или неограниченного. Изложенного достаточно для восстановления всех вычислений. Но для тех кто не желает погружаться глубоко в математическую теорию, дадим простое наглядное объяснение. Распространение сигнала АЭ в образце или инженерной конструкции можно рассматривать в виде модели черного ящика. На входе — источник сигнала АЭ, на выходе — наблюдаемый на экране осциллографа сигнал. Сам черный ящик — это обратный интегральный оператор нестационарной теории упругости, временная свертка, ядро которой определяется динамической тензорной функцией Грина, зависящей от геометрии тела и краевых условий. Источником сигнала АЭ является распределение вектора Бюргерса по поверхности дислокации ВС, моделирующей реальный физический дефект. Еще раз обратим внимание на то, что не нужно путать реальные дефекты, например, физические дислокации с дислокацией ВС. Дислокация ВС является всего лишь приближенной математической моделью, абстрактным фундаментальным сингулярным решением линейных уравнений теории упругости. Частные случаи упрощенного вычисления формы сигналов АЭ. Существуют важные для инженерного дела частные случаи простой геометрии, когда теория позволяет в явном виде рассчитать форму сигнала АЭ точно или приближенно с использованием некоторых разумных упрощающих допущений. Аннигиляция прямолинейных дислокаций в неограниченной среде. Задача о расчете формы сигналов АЭ для прямолинейных дислокаций в неограниченной среде имеет скорее теоретический интерес, поскольку позволяет выписать точное решение. Точное решение этой задачи опубликовано нами в журнале Физика Твердого Тела еще в 80 гг. Расчет для винтовых дислокаций выполняется путем простого прямого вычисления интеграла свертки, который точно вычисляется в элементарных функциях. Для краевых дислокаций использован метод Каньяра -де Хоопа, который также позволяет получить точное решение (весьма громоздкое!). Также решена задача о возбуждении объемных и рэлеевских волн дислокацией выходящей на поверхность, а также задача о выходящей на поверхность дислокационной полу петле. Такая задача имеет важное значение, поскольку позволяет приближенно рассчитать волновые поля при вдавливании алмазного индентора в массивный образец (полупространство). Такая геометрия часто используется экспериментально. Расчет излучения дислокационной петли (дислокационного диполя). Также достаточно просто решается задача о поле излучения дислокационной петли на больших расстояниях от петли. Любой источник АЭ в неограниченной среде на больших расстояниях выглядит как дислокационная петля (диполь). Стержневой образец. Это наиболее важная форма образца для физических и прочностных исследований. Начиная с пионерских работ Кайзера, пластическая деформация стержневого образца в разрывной машине используется как стандартная экспериментальная модель для исследования АЭ. Опять опуская выкладки приведем полученные нами результаты. Простейшая приближенная стержневая теория дает результат с приемлемой для инженерных применений точностью. Сигнал АЭ в стержне растягиваемом в захватах разрывной машины вычисляется как суперпозиция собственных продольных колебаний стержня возбуждаемых полосой скачкообразной пластической деформации в образце. Спектр сигнала, как и следовало ожидать, имеет пики на собственных частотах продольных колебаний стержня. Для явного учета затухания сигнала необходимо учитывать излучение в захваты разрывной машины. Затухание собственных колебаний и сигнала АЭ в этом случае происходит, в основном, за счет излучения в захваты разрывной машины. Полученный приближенный результат уточняется при использовании более сложной теории продольно-радиальной волн в стержнях Миндлина — Херрмана. Пластины и оболочки. Для пластин и оболочек распространение акустических волн имеет сложный характер. Однако учитывая наличие хорошо известных приближенных теорий распространения волн в таких структурах решение также имеет вид интеграла свертки, который во многих случаях простой симметрии прямо вычисляется. На деталях вычислений (довольно громоздких) здесь останавливаться не будем. АЭ в пьезоэлектриках. Нами рассмотрена также задача о выходе прямолинейной винтовой дислокации на поверхность пьезоэлектрического кристалла. Результаты опубликованы в Письмах ЖЭТФ. Оказывается, что выход винтовой дислокации сопровождается возбуждением поверхностных волн Гуляева-Блюстейна. Форма волнового импульса рассчитана с помощью метода Каньяра-де Хоопа. Обратная задача теории сигналов АЭ. Вторая или обратная задача теории сигналов АЭ заключается в определении параметров источника по наблюдаемому сигналу. Аналогичная задача давно и успешно рассматривается в сейсмологии. В теории обратной задачи АЭ следует ясно понимать основополагающий факт: такая задача относится к классу так называемых некорректных задач математической физики. Определение корректности задачи математической физики впервые рассматривалась Адамаром. Решение этой обратной задачи АЭ все же существует, при условии что используется понятие корректности по Тихонову. Для простейшего случая стержневого образца выполнен полный анализ обратной задачи теории АЭ. Получены формулы связывающий длительность работы источника АЭ с формой и спектром сигналов, позволяющие определить параметры источника по наблюдаемому сигналу. Краткое изложение можно найти в сообщении опубликованном нами в Письмах ЖТФ. В настоящее время имеется обширная литература по теории и практике решения такого рода обратных задач, например, в сейсмологии. Границы применимости теории. Рассматриваемая теория сигналов АЭ применима только на больших расстояниях от источника, когда размеры дефекта — источника АЭ существенно меньше размеров образца или конструкции, а также расстояния от дефекта до измерительного датчика. Это аналогично классической электродинамике, где решения для точечного источника — электрона применимы только на больших по сравнению с радиусом электрона расстояниях (при малых энергиях). Это характерно для наиболее важного в инженерном деле случая, когда изучается начальная стадия развития пластической деформации и зарождения микротрещин. Что касается конечной стадии разрушения, когда размеры области пластической деформации или трещины могут быть сопоставимы с размерами тела, то излагаемая теория здесь неприменима, так как такой процесс имеет существенно нелинейный характер и его описание не может быть сведено к решению линейных уравнений теории упругости. Но с другой стороны, такой случай когда дефект становится макроскопическим и сравнимым с размерами образца уже не относится собственно к неразрушающему контролю, для которого характерно именно изучение микроскопических, невидимых глазом дефектов. Экспериментальная проверка теории. Нами полная экспериментальная проверка излагаемой теории не производилась. Представляется важным провести такую проверку для простейших стандартных форм образцов. Отдельные измерения, например, для полупространства выполнялись в работах Ошо и других авторов. Прежде всего необходимо экспериментально изучить соответствие рассматриваемой теории и формы, а также спектра сигналов АЭ для простейшего случая стержневого образца. Несмотря на фундаментальный характер результатов Кайзера, насколько нам известно, никем не проводился детальный математический анализ и вычисление формы сигнала АЭ. Также возможна простая проверка теории для полупространства в виде массивного поликристаллического или монокристаллического образца, сигналы АЭ в котором возбуждаются вдавливанием алмазного индентора. Такая схема эксперимента является стандартной при исследовании динамики дислокационных полу петель, выходящих на поверхность. С другой стороны, форма возбуждаемого сигнала АЭ в этом случае легко рассчитывается с помощью излагаемой теории. Более сложным, но вполне возможным представляется также проверка теории для пластин и оболочек. В качестве тестового источника АЭ можно также применять алмазный индентор или ломающийся графитовый стержень, предложенный Дунеганом. Применение в инженерном деле. Предлагаемое здесь решение обратной задачи теории сигналов АЭ позволяет разработать оборудование нового поколения, так сказать «акустико-эмиссионный микроскоп», которое не только определяет координаты дефекта — источника АЭ, но также вычисляет его параметры, в частности, энергетические характеристики и опасность для контролируемой конструкции. Такое оборудование также существенно уточнит точность локации источника АЭ. Нейронные сети. Только упомянем кратко новейшие направления развития техники анализа сигналов АЭ. В настоящее время все большее распространение получает использование оборудования с оптоволоконными датчиками сигнала АЭ, которые не искажают форму сигнала как это делают пьезодатчики. Такое оборудование наиболее пригодно для наблюдения формы сигнала и его анализа с помощью рассматриваемой теории сигналов АЭ. Также, в настоящее время начинается широкое использование для анализа сигналов АЭ современной электронной техники FPGA или ASIC, работающей на основе алгоритмов Искусственного Интеллекта и нейронных сетей, аналогично тому, как это делается при распознавании речи. Имеется огромная литература по этому вопросу. Можно надеяться, что изложенное здесь позволяет создать качественно новое оборудование на основе оптоволоконных датчиков и использования изложенной теории в технике нейронных сетей. Вопрос использования этой теории сигналов АЭ в технике нейронных сетей имеет первостепенное значение и сейчас нами интенсивно исследуется. |