Page 97 - 无损检测2021年第二期

冯 搏, 等:

高速漏磁检测方法的发展

为钢管中的磁 向位置。
式中: H bar 为钢棒中磁场强度; H p i p e
为 0 阶和 1 阶第一类变形贝塞尔 对于方波激励, 可通过傅里叶变换将激励信号
场强度; K 0 和 K 1
为 0 阶和 1 阶第二类变形贝塞尔函
函数; I 0 和I 1 分解为多个谐波信号的叠加, 分别计算出磁场响应,
数; = α + j ω μ σ , ω 为激励信号角频率, 为磁导 再通过 傅 里 叶 逆 变 换 得 到 磁 场 的 时 域 响 应。 在
2
μ
β
为 图 3 ( a ) 所示的激励下, 由式( 1 ) 和( 2 ) 可以计算出钢
率, σ 为电导率; α 为积分变量; R 为钢棒半径; R i
为磁化线圈半径; 棒和钢管内的磁场响应, 分别如图 3 ( b ),( c ) 所示。
钢管内半径; R o 为钢管外半径; r 0
I为激励电流幅值; D 为参数; z为轴向位置; r为径 由图 3 可知, 钢棒与钢管外表面的磁场都是先达到
一个较高的值, 再回到稳定状态, 而内表面磁场则是
缓慢增大, 经过一定时间后达到稳态。根据材料属
性的不同, 这一过程大约需要几十至几百毫秒。杨
理践等 [ 16 ] 也对此进行了研究, 通过有限元分析法对
饱和磁场的建立过程进行了仿真, 发现了钢管内壁
磁场的变化明显滞后于激励磁场的变化, 并分析了
磁化强度和钢管材料对磁化滞后时间的影响。由此
可知, 在高速漏磁检测中, 受磁化滞后效应影响, 试件
图 2 钢棒和钢管磁场计算模型 内部缺陷的信号幅值将减小, 使缺陷变得难以检测。

图 3 钢棒和钢管中磁场的时域响应
2.2 高速漏磁检测中的动生涡流效应 圈轴向中心位置, 钢管中仍有涡流。这是由于涡流
漏磁检测时, 磁化器与被测试件之间发生相对 在端部产生后, 会发生扩散, 扩散规律遵守控制方程
运动, 相对运动问题可分别从磁化器和试件 2 个参 式( 5 ), 趋于在管体中均匀分布, 最终各点的局部涡
考系展开分析。当试件静止不动, 磁化器在靠近试 流密度趋于 0 。式( 5 ) 中, 扩散系数 1 / σ 决定涡流
μ
件到离开的过程中, 相当于给试件施加了一个类似 耗散的速率, 由于钢材具有较大的磁导率, 在高速检
图3 ( a ) 所示的激励 , 磁化滞后效应使得试件的内部 测时, 钢管在较短时间内从线圈端部运动到中间, 涡

缺陷难以被检测到。目前, 高速漏磁检测的研究更 流扩散过程还未结束, 因此在中间区域的管壁内也
多在磁化器参考系中进行, 即磁化器静止不动。试 存在部分涡流。
件在磁化器产生的磁场中运动时, 产生动生涡流 ∂J 1 2

J= σv×B ( 3 ) ∂t = μ σ J ( 5 )
式中: J 为电流密度; v 为试件运动速度, B 为空间
磁感应强度。
对于钢管, 利用柱坐标将式( 3 ) 写为
( 4 )
J θ = σv z ×B r
通过有限元分析法可以得到钢管运动时的涡流
分布( 见图 4 )。在钢管进入和离开线圈的区域, 由
于径向 磁 场 方 向 相 反, 涡 流 方 向 亦 相 反。 根 据 式
( 4 ), 在线圈轴向中心位置, 由于磁场几乎没有法向
图 4 钢管中动生涡流的分布
分量, 因此不会产生涡流。但从图 4 可以看出, 在线
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2021 年 第 43 卷 第 2 期
无损检测