在铁磁材料的无损检测领域,巴克豪森噪声(MBN)是工程师们相当熟悉的一种信号。然而,当材料被磁化,其内部磁畴发生不可逆运动时,除了会产生电磁性的MBN信号,还会伴生一种独特的物理现象——磁声发射(Magnetomechanical Acoustic Emission, MAE)。这是一种以弹性波形式存在的脉冲,其性质类似于传统的机械声发射,为我们提供了一个全新的、从声学维度洞察材料微观状态的窗口。
从本质上讲,磁声发射(MAE)是铁磁材料在磁化过程中,内部磁畴剧烈重排所激发的微弱“声响”。要捕捉到这种声学指纹,我们通常采用如图1所示的基础检测系统。将一个高灵敏度的压电晶体传感器(PZT)紧密贴合在被交变磁场磁化的材料表面。当MAE弹性波从材料内部传播至表面时,会引起压电晶体的振动,进而产生一系列可被测量的电压脉冲信号。这些原始信号经过放大、滤波等一系列处理后,便可得到清晰的MAE信号(例如,以有效电压RMS值来表征)。
图1 MAE信号的接收原理示意图
将此信号接入示波器,我们可以观察到与巴克豪森噪声(MBN)在时间上高度相关的脉冲波形。在一个完整的磁化周期内,MAE和MBN信号都会呈现出两个显著的脉冲包络,其峰值位置与材料磁滞回线的矫顽力点附近相对应,如图2所示。
图2 单个磁化周期内典型的MAE与MBN脉冲包络
MAE现象的产生,必须满足两个环环相扣的条件:其一,是磁化过程中磁畴的“巴克豪森跳跃”这一不可逆运动;其二,是这种跳跃必须伴随着磁畴的体积应变。而这种体积应变的根源,正是材料的磁致伸缩效应。
磁致伸缩,是指铁磁材料在磁化时,其几何尺寸会发生微小伸长或缩短的现象。我们通常用磁致伸缩系数λ(即磁化方向上单位长度的伸长量)来量化这一效应。例如,钢铁材料的λ > 0,属于正磁致伸缩材料;而镍等材料的λ < 0,则为负磁致伸缩材料。磁致伸缩系数λ并非定值,它会随外加磁场的变化而变化,并在磁饱和状态下达到饱和磁致伸缩系数λs。对于晶体材料而言,磁致伸缩还表现出各向异性,通常在易磁化轴方向上最为显著。
那么,磁致伸缩是如何与磁畴运动耦合,最终产生MAE的呢?关键在于不同类型的畴壁运动所带来的体积应变差异。
图3 MAE产生机制与磁致伸缩应变的关系
90°畴壁的运动:如图3所示,当两个由90°畴壁隔开的磁畴发生巴克豪森跳跃时,磁化方向会从一个易磁化轴猛然转向另一个呈90°夹角的易磁化轴。这个过程导致了磁畴的体积发生压缩或膨胀,即产生了体积应变Δε。这种突发的形变会以弹性波的形式将能量释放出来,这便是我们探测到的MAE信号。同样,磁畴的不可逆转动磁化过程也会因体积应变而激发MAE。
180°畴壁的运动:与此形成鲜明对比的是180°畴壁。当这种畴壁移动时,磁畴的磁化方向只是发生180°的反转。从磁致伸缩的角度看,跳跃前后的体积状态是等效的,并未产生净的体积应变(Δε = 0)。因此,180°畴壁的不可逆跳跃虽然是磁化的重要方式,却不产生MAE信号。
由此我们得出一个至关重要的结论:MAE信号的“指纹”直接指向了90°畴壁的不可逆跳跃和磁畴的不可逆转动,而MBN信号则主要记录了180°畴壁的活动。这为我们区分和研究不同的磁化机制,进而进行深入的材料表征与失效分析提供了独特的物理依据。
为了更深入地理解MAE,我们可以对其能量进行量化。假设在磁化过程中,一个体积为ΔV的磁畴发生了持续时间为τ的不可逆跳跃,并产生了Δε*的体积应变,那么这次跳跃所产生的MAE脉冲能量ΔE可以近似表示为:
$$ /Delta E = C/Delta /epsilon^{*}/Delta V/tau $$
其中,C是一个与材料物理特性(如弹性模量、声速等)相关的系数。这个公式直观地告诉我们,材料的磁致伸缩系数λ越大,所能引发的体积应变Δε*也就越大,最终产生的MAE信号也就越强。
如果我们将视野扩展到整个磁化过程,考虑在单位磁场变化间隔内巴克豪森跳跃的数密度为n(H),并且每次跳跃释放的平均能量为ΔĒ,那么在一个磁化周期T0内,我们测量到的MAE总能量的平均值V则可以通过积分得到:
$$ V = /frac{C}{T_0}/int H/Delta /overline{E} n(H)/mathrm{d}H $$
这个模型清晰地表明,MAE信号是材料内部应力、微观结构、织构等多重因素综合作用的结果。要精确解析MAE信号并将其与特定的材料性能(如残余应力、疲劳损伤、相变等)建立可靠关联,需要对测试参数进行精密控制,并结合深厚的材料物理知识进行综合分析。
获取一张信噪比高、结果可靠的MAE图谱,对样品制备、设备参数配置都有极高要求。这正是专业检测实验室的核心价值所在。
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