- \n
- Etude des \u00e9carts obtenus pour les \u00e9chos multibonds suivants. Il n\u2019est pas possible avec ATHENA2D de calculer les \u00e9chos multiples de l\u2019entaille au-del\u00e0 du premier \u00e9cho de coin car les trajets associ\u00e9s \u00e0 ces \u00e9chos comportent un rebond \u00e0 la surface de la pi\u00e8ce qui n\u2019est pas autoris\u00e9 dans la zone de calcul \u00e9l\u00e9ments finis d\u2019ATHENA2D. Faute de conna\u00eetre avec certitude les param\u00e8tres d\u2019att\u00e9nuation dans le cylindre, on a \u00e9tudi\u00e9 dans un premier temps le r\u00f4le de l\u2019att\u00e9nuation dont l\u2019effet augmente avec le nombre de rebonds. Enfin, nous avons discut\u00e9\u00a0 sur la possibilit\u00e9 d\u2019extrapoler les sources d\u2019erreurs mises en \u00e9vidence pour les \u00e9chos de coin aux \u00e9chos multibonds suivants.<\/li>\n<\/ul>\n
Echos de coin<\/h2>\n<\/p>\n
Les sources d\u2019\u00e9carts possibles entre la mesure et CIVA ont \u00e9t\u00e9 \u00e9valu\u00e9es en \u00e9tudiant les effets sur les \u00e9chos de coin :<\/p>\n<\/p>\n
- \n
- de la pr\u00e9sence d\u2019ondes de t\u00eate \u00e0 la surface du cylindre. En effet, ces ondes peuvent appara\u00eetre pour les angles d\u2019incidence proches de 16\u00b0. Elles contribuent au champ T r\u00e9fract\u00e9 dans la pi\u00e8ce. CIVA ne les prend pas en compte et cela peut entrainer des \u00e9carts entre le champ r\u00e9el \u00e9mis dans le cylindre et celui pr\u00e9dit par CIVA.<\/li>\n<\/ul>\n
- \n
- de la pr\u00e9sence d\u2019ondes rasantes \u00e0 la surface de l\u2019entaille. En effet, ces ondes peuvent appara\u00eetre pour les angles d\u2019incidence proches de 19\u00b0. Elles peuvent contribuer \u00e0 l\u2019\u00e9cho de coin renvoy\u00e9 par l\u2019entaille. CIVA ne les prend pas en compte et cela peut entrainer des \u00e9carts entre l\u2019\u00e9cho de coin observ\u00e9 exp\u00e9rimentalement et celui pr\u00e9dit par CIVA.<\/li>\n<\/ul>\n
- \n
- de la pr\u00e9sence d\u2019ondes rasantes au fond du cylindre. Lors des inspections aux incidences de 16\u00b0 \u00e0 19\u00b0, les angles d\u2019incidence au fond de la pi\u00e8ce varient de 45\u00b0 \u00e0 60\u00b0 environ. On est donc loin de l\u2019angle critique au fond de la pi\u00e8ce et on ne s\u2019attend pas \u00e0 la g\u00e9n\u00e9ration d\u2019ondes rasantes lors du rebond du faisceau sur le fond.<\/li>\n<\/ul>\n
- \n
- de l\u2019approximation du champ faite dans CIVA pour le calcul de son interaction avec l\u2019entaille. Elle consiste, lors du calcul de l\u2019\u00e9cho, \u00e0 d\u00e9crire de fa\u00e7on simplifi\u00e9e le champ global du capteur au niveau de l\u2019entaille par une forme temporelle, une direction d\u2019incidence, une amplitude, une phase et un temps de vol. Cette approximation est \u00e0 priori valide au niveau de l\u2019entaille qui est situ\u00e9e dans le champ lointain du capteur.<\/li>\n<\/ul>\n
\u00a0<\/p>\n<\/p>\n
Effet des ondes rasantes \u00e0 la surface de l’entaille<\/h2>\n<\/p>\n
Pour prendre en compte les ondes rasantes g\u00e9n\u00e9r\u00e9es \u00e0 la surface de l\u2019entaille, le mod\u00e8le ATHENA2D a \u00e9t\u00e9 utilis\u00e9. C\u2019est un mod\u00e8le de calcul \u00ab 2D \u00bb dont les r\u00e9sultats ont \u00e9t\u00e9 compar\u00e9s \u00e0 ceux de CIVA2D. Les calculs ATHENA2D et CIVA2D ont \u00e9t\u00e9 r\u00e9alis\u00e9s sans prendre en compte d\u2019att\u00e9nuation.<\/p>\n<\/p>\n
Forme des courbes \u00e9chodynamiques<\/h3>\n<\/p>\n
Les courbes \u00e9chodynamiques CIVA2D et ATHENA2D de l\u2019\u00e9cho de coin, calcul\u00e9es pour les 4 incidences, ont \u00e9t\u00e9 superpos\u00e9es sur la figure ci-dessous (la boite \u00e9l\u00e9ments finis utilis\u00e9e pour les calculs est repr\u00e9sent\u00e9e \u00e0 gauche de la figure dans le cas de l\u2019inspection \u00e0 l\u2019incidence de 16\u00b0, les boites utilis\u00e9es pour les autres inspections (17\u00b0, 18\u00b0 et 19\u00b0) sont semblables).\u00a0<\/p>\n<\/p>\n
![\"\"](\"https:\/\/www.extende.com\/wp-content\/uploads\/Figure-35.png\")
<\/p>\n<\/p>\nCes r\u00e9sultats montrent que :<\/p>\n<\/p>\n
- \n
- plus l\u2019incidence augmente (de 16\u00b0 \u00e0 19\u00b0), plus les formes des courbes \u00e9chodynamiques \u00a0CIVA2D et ATHENA2D\u00a0diff\u00e8rent. Cela est en accord avec le fait que les ondes rasantes g\u00e9n\u00e9r\u00e9es \u00e0 la surface de l\u2019entaille sont plus importantes, et donc modifient d\u2019autant plus la forme des \u00e9chodynamiques de l\u2019\u00e9cho de coin. En effet, l\u2019angle d\u2019incidence des ondes T \u00e0 la surface de l\u2019entaille se rapproche de l\u2019angle critique.<\/li>\n<\/ul>\n
- \n
- pour toutes les incidences, les courbes \u00e9chodynamiques d\u2019ATHENA2D sont plus \u00e9troites que celles de CIVA2D. De plus, pour les incidences de 18\u00b0 et 19\u00b0 les amplitudes ATHENA2D et CIVA2D diff\u00e8rent sensiblement (de 1 et 2 dB).<\/li>\n<\/ul>\n
- \n
- les amplitudes d\u2019\u00e9chos de coin obtenus aux incidences de 16\u00b0, 17\u00b0 et 18\u00b0 sont proches, mais celle de l\u2019\u00e9cho de coin \u00e0 l\u2019incidence 19\u00b0 est 3.5dB plus faible.<\/li>\n<\/ul>\n
L\u2019effet de la pr\u00e9sence des ondes rasantes est illustr\u00e9 sur la figure ci-dessous o\u00f9 sont repr\u00e9sent\u00e9es la propagation des ondes dans la pi\u00e8ce et leur interaction avec l\u2019entaille dans les configurations suivantes :<\/p>\n<\/p>\n
- \n
- pi\u00e8ce plane inspect\u00e9e \u00e0 l\u2019incidence de 19\u00b0 (T45\u00b0 sur l\u2019entaille)<\/li>\n<\/ul>\n
- \n
- pi\u00e8ce cylindrique inspect\u00e9e aux incidences de :\n
- \n
- 16\u00b0 (T44\u00b0 sur l\u2019entaille)<\/li>\n
- 17\u00b0 (T41\u00b0 sur l\u2019entaille)<\/li>\n
- 18\u00b0 (T37\u00b0 sur l\u2019entaille)<\/li>\n
- 19\u00b0 (T33.5\u00b0 sur l\u2019entaille)<\/li>\n<\/ul>\n<\/li>\n<\/ul>\n
![\"\"](\"https:\/\/www.extende.com\/wp-content\/uploads\/Figure-36.png\")
<\/p>\n<\/p>\n\u00a0<\/p>\n<\/p>\n
Dans la pi\u00e8ce plane l\u2019onde T r\u00e9fl\u00e9chie par l\u2019entaille suit l\u2019axe T incident.<\/p>\n<\/p>\n
Dans la pi\u00e8ce cylindrique, l\u2019onde T r\u00e9fl\u00e9chie par l\u2019entaille suit assez bien l\u2019axe T incident lorsque l\u2019incidence est \u00e9gale \u00e0 16\u00b0. Puis, plus l\u2019incidence augmente, plus l\u2019onde T r\u00e9fl\u00e9chie par l\u2019entaille est d\u00e9vi\u00e9e \u00e0 droite de cet axe. A l\u2019incidence de 19\u00b0, le front d\u2019onde T r\u00e9fl\u00e9chi est tr\u00e8s d\u00e9vi\u00e9 et pr\u00e9sente un \u00ab trou \u00bb qui est attribu\u00e9 \u00e0 la pr\u00e9sence d\u2019ondes rasantes sur l\u2019entaille. Ce front r\u00e9fl\u00e9chi perturb\u00e9 est en accord avec la chute de l\u2019amplitude de l\u2019\u00e9cho de coin (-3.5dB).<\/p>\n<\/p>\n
\u00a0<\/p>\n<\/p>\n
Position du capteur au maximum d’amplitude de l’\u00e9cho de coin<\/h3>\n<\/p>\n
En raison de la contribution des ondes rasantes g\u00e9n\u00e9r\u00e9es sur la surface de l\u2019entaille et donc\u00a0sur l\u2019\u00e9cho de coin, la position du capteur \u00e0 laquelle on obtient l\u2019amplitude maximale ne correspond pas \u00e0 la position \u00e0 laquelle l\u2019axe des ondes T intercepte la base de l\u2019entaille.\u00a0<\/p>\n<\/p>\n
Dans le cas de l\u2019incidence de 16\u00b0, il n\u2019y a pas d\u2019ondes rasantes sur le d\u00e9faut et le maximum d\u2019amplitude de l\u2019\u00e9cho de coin est obtenu quand l\u2019axe des ondes T intercepte la base de l\u2019entaille (Figure ci-dessous en haut \u00e0 gauche, r\u00e9sultat ATHENA2D).<\/p>\n<\/p>\n
![\"\"](\"https:\/\/www.extende.com\/wp-content\/uploads\/Figure-37.png\")
<\/p>\n<\/p>\n\u00a0<\/p>\n<\/p>\n
Plus la contribution des ondes rasantes est importante (quand l\u2019incidence tend vers 19\u00b0), plus le maximum d\u2019amplitude de l\u2019\u00e9cho de coin apparait au-del\u00e0 de l\u2019entaille (Figure ci-dessus en haut \u00e0 droite, r\u00e9sultat ATHENA2D).<\/p>\n<\/p>\n
La visualisation du champ r\u00e9fl\u00e9chi par l\u2019entaille en fonction de sa position par rapport \u00e0 l\u2019axe d\u2019incidence des ondes T permet d\u2019illustrer ce d\u00e9calage.<\/p>\n<\/p>\n
- \n
- \u00e0 l\u2019incidence de 19\u00b0, le maximum d\u2019amplitude de l\u2019\u00e9cho de coin est obtenu quand l\u2019entaille est situ\u00e9e avant l\u2019axe T (ci-dessus en haut \u00e0 droite). Cela correspond \u00e0 la position n\u00b03 sur la figure ci-dessous. A cette position, les angles d\u2019incidence sur l\u2019entaille de la partie du faisceau qui l\u2019intercepte ne sont pas critiques. Le champ T r\u00e9fl\u00e9chi n\u2019est pas perturb\u00e9 par des ondes rasantes. Par contre, quand l\u2019entaille est sur ou en avant de l\u2019axe T (position n\u00b02 et n\u00b01 sur la figure ci-dessous) le front r\u00e9fl\u00e9chi est perturb\u00e9 et l\u2019amplitude de l\u2019\u00e9cho de coin renvoy\u00e9 par l\u2019entaille \u00e0 ces positions est moins forte.<\/li>\n<\/ul>\n
![\"\"](\"https:\/\/www.extende.com\/wp-content\/uploads\/Figure-38.png\")
<\/p>\n<\/p>\n\u00a0<\/p>\n<\/p>\n
- \n
- \u00e0 l\u2019incidence de 16\u00b0: le maximum d\u2019amplitude de l\u2019\u00e9cho de coin est obtenu quand l\u2019axe T intercepte le bas de l\u2019entaille (Figure ci-dessous).<\/li>\n<\/ul>\n
![\"\"](\"https:\/\/www.extende.com\/wp-content\/uploads\/Figure-39.png\")
<\/p>\n<\/p>\n\u00a0<\/p>\n<\/p>\n
- \n
- \u00e0 l\u2019incidence de 18\u00b0, les ondes rasantes sont toujours pr\u00e9sentes mais uniquement quand l\u2019entaille est situ\u00e9e apr\u00e8s l\u2019axe T. Le front d\u2019onde T r\u00e9fl\u00e9chi est perturb\u00e9 pour cette position de l\u2019entaille mais il ne l\u2019est plus quand l\u2019axe T intercepte la base du d\u00e9faut (cf. figure ci-dessous).<\/li>\n<\/ul>\n
![\"\"](\"https:\/\/www.extende.com\/wp-content\/uploads\/Figure-40.png\")
<\/p>\n<\/p>\n\u00a0<\/p>\n<\/p>\n
Ces r\u00e9sultats de comparaison entre CIVA2D et ATHENA2D ont mis en \u00e9vidence la n\u00e9cessit\u00e9 de prendre en compte les ondes rasantes g\u00e9n\u00e9r\u00e9es sur la surface de l\u2019entaille quand l\u2019incidence est proche de 19\u00b0.<\/p>\n<\/p>\n
\u00a0<\/p>\n<\/p>\n
Extrapolation aux configurations \u00ab\u00a03D\u00a0\u00bb<\/h3>\n<\/p>\n
La n\u00e9cessit\u00e9 de prendre en compte les ondes rasantes sur l\u2019entaille a \u00e9t\u00e9 mise en \u00e9vidence par des calculs \u00ab 2D \u00bb. Elle\u00a0reste \u00e9galement\u00a0valable\u00a0pour les configurations 3D et explique\u00a0en partie les \u00e9carts observ\u00e9s entre la mesure et les pr\u00e9dictions de CIVA (calculs 3D) aux incidences proches de 19\u00b0. On a vu qu\u2019ATHENA2D pr\u00e9dit des courbes \u00e9chodynamiques plus \u00e9troites que CIVA2D. On peut donc penser que la prise en compte des ondes rasantes en 3D r\u00e9duirait la largeur des \u00e9chodynamiques et ainsi les rapprocherait des courbes exp\u00e9rimentales.<\/p>\n<\/p>\n
\u00a0<\/p>\n<\/p>\n
Effet des ondes de t\u00eate \u00e0 la surface du cylindre<\/h2>\n<\/p>\n
La non prise en compte des ondes rasantes sur l\u2019entaille ne peut pas expliquer les \u00e9carts observ\u00e9s entre la mesure et la simulation aux incidences de 16\u00b0 et 17\u00b0 \u00a0pour lesquelles les angles d\u2019incidences sur l\u2019entaille sont loin de l\u2019angle critique. Les \u00e9carts sont peut-\u00eatre dus \u00e0 l\u2019onde de t\u00eate g\u00e9n\u00e9r\u00e9e \u00e0 la surface du cylindre car l\u2019incidence de 16\u00b0 est proche de l\u2019incidence critique pour les ondes L (14.5\u00b0). Ce serait donc le champ T direct dans la pi\u00e8ce qui serait mal pr\u00e9dit par\u00a0CIVA qui ne prend\u00a0pas en compte l\u2019onde de t\u00eate.<\/p>\n<\/p>\n
Calculs \u00ab\u00a02D\u00a0\u00bb avec ATHENA 2D<\/h3>\n<\/p>\n
Afin de mettre en \u00e9vidence l\u2019onde de t\u00eate g\u00e9n\u00e9r\u00e9e \u00e0 la surface du cylindre avec ATHENA2D, une configuration \u00ab\u00a0bicouche\u00a0\u00bb a \u00e9t\u00e9 simul\u00e9e. Elle consiste \u00e0 cr\u00e9er une pi\u00e8ce cylindrique dont le mat\u00e9riau de la couche sup\u00e9rieure est de l\u2019eau, la seconde couche (d\u2019\u00e9paisseur identique au cylindre) est constitu\u00e9e d\u2019acier. Cela permet de prendre en compte la surface de la pi\u00e8ce dans la boite de calcul ATHENA2D et ainsi simuler l\u2019onde de t\u00eate g\u00e9n\u00e9r\u00e9e \u00e0 l\u2019interface eau\/acier.<\/p>\n<\/p>\n
![\"\"](\"https:\/\/www.extende.com\/wp-content\/uploads\/Figure-41.png\")
<\/p>\n<\/p>\n\u00a0<\/p>\n<\/p>\n
Le champ calcul\u00e9 dans la configuration bicouche est compar\u00e9 au champ T r\u00e9fract\u00e9 dans le cylindre monocouche. La figure ci-dessous montre les r\u00e9sultats obtenus ainsi que la superposition des courbes \u00e9chodynamiques extraites \u00e0 la profondeur indiqu\u00e9e sur la figure.\u00a0<\/p>\n<\/p>\n
![\"\"](\"https:\/\/www.extende.com\/wp-content\/uploads\/Figure-42.png\")
<\/p>\n<\/p>\n\u00a0<\/p>\n<\/p>\n
Cette superposition montre une diff\u00e9rence entre les 2 courbes \u00e9chodynamiques. Le champ obtenu dans le cylindre bicouche est plus \u00e9troit. Cette diff\u00e9rence est attribu\u00e9e \u00e0 la prise en compte (bicouche) ou la non prise en compte (monocouche) de l\u2019onde de t\u00eate sur le champ T rayonn\u00e9 sous la surface du cylindre. Le champ calcul\u00e9 par CIVA2D est proche de celui obtenu avec ATHENA2D dans la configuration monocouche (figure ci-dessous). Les calculs ont \u00e9t\u00e9 r\u00e9alis\u00e9s sans prendre en compte d\u2019att\u00e9nuation.\u00a0<\/p>\n<\/p>\n
![\"\"](\"https:\/\/www.extende.com\/wp-content\/uploads\/Figure-43.png\")
<\/p>\n<\/p>\n\u00a0<\/p>\n<\/p>\n
La figure ci-dessous pr\u00e9sente une illustration de la pr\u00e9sence de l\u2019onde de t\u00eate.<\/p>\n<\/p>\n
![\"\"](\"https:\/\/www.extende.com\/wp-content\/uploads\/Figure-44.png\")
<\/p>\n<\/p>\n\u00a0<\/h3>\n<\/p>\n
Extrapolation aux configurations \u00ab\u00a03D\u00a0\u00bb<\/h3>\n<\/p>\n
La n\u00e9cessit\u00e9 de prendre en compte les ondes de t\u00eate g\u00e9n\u00e9r\u00e9es \u00e0 la surface du cylindre a \u00e9t\u00e9 mise en \u00e9vidence \u00e0 partir de calculs \u00ab 2D \u00bb. Elles restent valables pour les configurations 3D et expliquent en partie les \u00e9carts observ\u00e9s entre la mesure et les pr\u00e9dictions de CIVA (calculs 3D) aux incidences proches de 16\u00b0.<\/p>\n<\/p>\n
Les calculs r\u00e9alis\u00e9s avec CIVA en \u00ab 3D \u00bb ont montr\u00e9 que, pour l\u2019entaille, la courbe \u00e9chodynamique exp\u00e9rimentale de l\u2019\u00e9cho de coin T est plus \u00e9troite que celle simul\u00e9e avec CIVA avec des angles d\u2019incidence de 16\u00b0 et 17\u00b0. Or le r\u00e9sultat pr\u00e9c\u00e9dent, obtenu en \u00ab 2D \u00bb, a montr\u00e9 que la courbe \u00e9chodynamique du champ T dans le cylindre est plus \u00e9troite quand les ondes de t\u00eate sont prises en compte. On peut donc s\u2019attendre \u00e0 ce qu\u2019en \u00ab 3D \u00bb, prendre en compte des ondes de t\u00eate dans CIVA lors du calcul des \u00e9chos de coin l\u2019entaille conduit \u00e0 des courbes \u00e9chodynamiques plus \u00e9troites et donc plus proches de la mesure.<\/p>\n<\/p>\n
\u00a0<\/p>\n<\/p>\n
Effet des ondes rasantes au fond du cylindre<\/h2>\n<\/p>\n
Les calculs ATHENA2D d\u2019\u00e9chos de coin aux incidences de 16\u00b0, 17\u00b0, 18\u00b0 et 19\u00b0 avec une boite \u00e9l\u00e9ments finis englobant une grande partie du fond en avant de l\u2019entaille ont \u00e9t\u00e9 relanc\u00e9s avec une boite beaucoup plus petite autour du d\u00e9faut (boite repr\u00e9sent\u00e9e sur la figure ci-dessous \u00e0 gauche). La contribution aux \u00e9chos de coin d\u2019\u00e9ventuelles ondes rasantes g\u00e9n\u00e9r\u00e9es au niveau du fond du cylindre n\u2019est alors pas prise en compte. Cependant, on retrouve avec cette petite boite des r\u00e9sultats tr\u00e8s proches de ceux obtenus avec la grande boite (les \u00e9chodynamiques obtenues avec les 2 boites sont superpos\u00e9es sur la figure ci-dessous). Cela confirme qu\u2019il n\u2019y a pas d\u2019ondes rasantes g\u00e9n\u00e9r\u00e9es au fond du cylindre qui contribuent aux \u00e9chos de coin. Ce r\u00e9sultat \u00e9tait pr\u00e9visible puisque les angles d\u2019incidence au fond de la pi\u00e8ce sont tr\u00e8s \u00e9loign\u00e9s de l\u2019angle critique pour les 4 incidences \u00e9tudi\u00e9es.<\/p>\n<\/p>\n
![\"\"](\"https:\/\/www.extende.com\/wp-content\/uploads\/Figure-45.png\")
<\/p>\n<\/p>\n\u00a0<\/p>\n<\/p>\n
Effet de l’approximation du champ pour le calcul d’\u00e9cho<\/h2>\n<\/p>\n
Pour s\u2019affranchir de l\u2019approximation du champ lors du calcul des \u00e9chos, le capteur mono\u00e9l\u00e9ment a \u00e9t\u00e9 remplac\u00e9 par un capteur multi\u00e9l\u00e9ments annulaire sectoris\u00e9 compos\u00e9 de 200 \u00e9l\u00e9ments. Les \u00e9chos de coin de l\u2019entaille ont \u00e9t\u00e9 calcul\u00e9s avec ce capteur en utilisant le mod\u00e8le KIRCHHOFF+GTD et en activant la variable d\u2019ex\u00e9cution \u00ab MULTI VOIES \u00bb. Cela permet une description plus pr\u00e9cise du champ utilis\u00e9 pour le calcul de l\u2019interaction avec l\u2019entaille car le calcul d\u2019\u00e9cho est r\u00e9alis\u00e9 en sommant les \u00e9chos \u00e9l\u00e9mentaires calcul\u00e9s pour chaque couple d\u2019\u00e9l\u00e9ment \u00e9metteur-r\u00e9cepteur. Ainsi, le calcul d\u2019\u00e9cho n\u2019utilise pas le champ global du capteur au niveau de l\u2019entaille mais autant de champs \u00e9l\u00e9mentaires qu\u2019il y a de couples \u00e9l\u00e9ments composant le surface \u00e9mettrice.<\/p>\n<\/p>\n
Pour des raisons de temps de calcul tr\u00e8s \u00e9lev\u00e9s avec la variable d\u2019ex\u00e9cution \u00ab MULTI VOIES \u00bb, les simulations ont \u00e9t\u00e9 r\u00e9alis\u00e9es uniquement pour l\u2019\u00e9cho de coin de l\u2019entaille \u00e0 l\u2019incidence de 16\u00b0. Les param\u00e8tres de l\u2019att\u00e9nuation utilis\u00e9s sont ceux de la cale plane (coefficient de 0.045dB\/mm). Les r\u00e9sultats obtenus avec les capteurs multi\u00e9l\u00e9ments et la variable d\u2019ex\u00e9cution \u00ab MULTI VOIES \u00bb sont appel\u00e9s CIVA11.1_MV.<\/p>\n<\/p>\n
Par rapport aux r\u00e9sultats obtenus sans la variable d\u2019ex\u00e9cution, les amplitudes des \u00e9chos de coin en ondes T sont plus fortes de 1.5dB avec CIVA11.1_MV et les formes des \u00e9chodynamiques sont tr\u00e8s proches (voir figure ci-dessous). Par ailleurs, l\u2019amplitude calcul\u00e9e avec CIVA11.1_MV de l\u2019\u00e9cho direct du TG dans la pi\u00e8ce plane \u00e0 l\u2019incidence de 19\u00b0 (\u00e9cho de r\u00e9f\u00e9rence) est aussi plus forte de 2dB. Ainsi, l\u2019amplitude relative de l\u2019\u00e9cho de coin par rapport \u00e0 la r\u00e9f\u00e9rence est quasiment la m\u00eame avec CIVA11.1_MV et avec CIVA.<\/p>\n<\/p>\n
![\"\"](\"https:\/\/www.extende.com\/wp-content\/uploads\/Figure-46.png\")
<\/p>\n<\/p>\nPour conclure : l\u2019approximation faite sur le champ pour le calcul de l\u2019interaction avec le d\u00e9faut n\u2019explique pas les diff\u00e9rences observ\u00e9es entre CIVA et la mesure.<\/p>\n<\/p>\n
Echos multibonds au-del\u00e0 de l’\u00e9cho de coin<\/h2>\n<\/p>\n
Suivant l\u2019angle d\u2019incidence utilis\u00e9 pour l\u2019inspection du cylindre, les \u00e9carts observ\u00e9s entre la mesure et CIVA pour les \u00e9chos de coin ont \u00e9t\u00e9 attribu\u00e9s aux ondes de t\u00eate pr\u00e9sentes sur la surface du cylindre ou aux ondes rasantes pr\u00e9sentes sur la surface de l\u2019entaille. En amplitude, ces \u00e9carts ne d\u00e9passent pas 2 dB quand le coefficient d\u2019att\u00e9nuation est de 0.045dB\/mm. Ils sont de l\u2019ordre de 3 \u00e0 4 dB avec le coefficient de 0.005dB\/mm.<\/p>\n<\/p>\n
Pour les \u00e9chos multibonds au-del\u00e0 du premier \u00e9cho de coin, les \u00e9carts observ\u00e9s d\u00e9pendent de la valeur du coefficient d\u2019att\u00e9nuation. CIVA sous-estime les amplitudes et l\u2019\u00e9cart avec la mesure augmente avec le nombre de rebonds. Ainsi, il est difficile d\u2019analyser les diff\u00e9rences obtenues car les pr\u00e9dictions de CIVA d\u00e9pendent tr\u00e8s fortement de la valeur du coefficient d\u2019att\u00e9nuation. Or, et cette valeur n\u2019a pas pu \u00eatre d\u00e9termin\u00e9e avec certitude pour la pi\u00e8ce cylindrique. Ces \u00e9carts peuvent donc \u00eatre dus \u00e0 des param\u00e8tres d\u2019att\u00e9nuation faux, mais ils peuvent \u00eatre dus \u00e9galement :<\/p>\n<\/p>\n
- \n
- A l\u2019instar des \u00e9chos de coin, \u00e0 des erreurs li\u00e9es \u00e0 la non prise en compte des ondes rasantes. Ces erreurs pourraient \u00e9ventuellement se cumuler avec le nombre de rebonds.<\/li>\n
- \u00e0 d\u2019autres ph\u00e9nom\u00e8nes non observ\u00e9s pour les \u00e9chos de coin et mal pris en compte par CIVA qui apparaitraient quand le nombre de rebonds augmente.<\/li>\n<\/ul>\n
\u00a0<\/p>\n<\/p>\n
Att\u00e9nuation<\/h2>\n<\/p>\n
Les pr\u00e9dictions de CIVA pour les \u00e9chos multibonds de l\u2019entaille dans le cylindre ne sont pas en accord avec la mesure lorsque les calculs sont r\u00e9alis\u00e9s avec le coefficient d\u2019att\u00e9nuation d\u00e9termin\u00e9 dans la cale plane, soit 0.045dB\/mm. En supposant que les \u00e9carts sont dus \u00e0 une mauvaise estimation de ce coefficient, nous avons simul\u00e9 les inspections de l\u2019entaille \u00e0 l\u2019incidence de 16\u00b0 et 19\u00b0 en faisant varier les coefficients d\u2019att\u00e9nuation afin d\u2019essayer de trouver celui qui permettrait de pr\u00e9dire des amplitudes en accord avec la mesure pour toutes les incidences.<\/p>\n<\/p>\n
Les comparaisons des amplitudes des \u00e9chos mesur\u00e9es et simul\u00e9es avec diff\u00e9rentes valeurs du param\u00e8tre d\u2019att\u00e9nuation (0.005 dB\/mm, 0.015 dB\/mm et 0.025 dB\/mm) sont pr\u00e9sent\u00e9es ci-dessous.<\/p>\n<\/p>\n
![\"\"](\"https:\/\/www.extende.com\/wp-content\/uploads\/Figure-47.png\")
<\/p>\n<\/p>\n![\"\"](\"https:\/\/www.extende.com\/wp-content\/uploads\/Figure-48.png\")
<\/p>\n<\/p>\n\u00a0<\/p>\n<\/p>\n
Ces r\u00e9sultats montrent que le coefficient de 0.025dB\/mm semble \u00eatre le plus coh\u00e9rent en vue d\u2019une mod\u00e9lisation de l\u2019amplitude seule. Avec ce coefficient\u00a0:<\/p>\n<\/p>\n
- \n
- \u00e0 l\u2019incidence de 16\u00b0, le bon accord des amplitudes simul\u00e9es et l\u2019exp\u00e9rience peut \u00eatre d\u00fb au fait qu\u2019il y a moins d\u2019effet des ondes de t\u00eate li\u00e9es sur l\u2019entaille situ\u00e9e en fond. N\u00e9anmoins, la r\u00e9partition spatiale du champ est sans doute mal mod\u00e9lis\u00e9e au niveau du fond ce qui impacte les courbes \u00e9chodynamiques.<\/li>\n<\/ul>\n
- \n
- \u00e0 l\u2019incidence de 19\u00b0, la pente est assez bien pr\u00e9dite, on observe un \u00e9cart en amplitude variant faiblement avec le nombre de rebonds. La pr\u00e9sence des ondes de t\u00eate se propageant sur le d\u00e9faut peuvent expliquer ces \u00e9carts. Cependant, les ondes rasantes ne sont g\u00e9n\u00e9r\u00e9es qu\u2019une seule fois (lors de l\u2019interaction faisceau\/entaille) et par cons\u00e9quent l\u2019erreur ne se cumule pas quand le nombre de rebonds augmente.<\/li>\n<\/ul>\n
Il est important de noter que la forme des courbes \u00e9chodynamiques n\u2019est pas d\u00e9pendante du coefficient d\u2019att\u00e9nuation. Cela est illustr\u00e9 par la superposition des \u00e9chodynamiques simul\u00e9es avec 3 coefficients diff\u00e9rents pour les 4 premiers \u00e9chos multibonds. Les 3 courbes \u00e9chodynamiques de chaque \u00e9cho prises isol\u00e9ment se superposent parfaitement quand elles sont normalis\u00e9es en amplitude (figures ci-dessous \u00e0 droite pour l\u2019incidence 16\u00b0 (haut) et pour l\u2019incidence 19\u00b0 (bas)). Ainsi, les \u00e9chodynamiques qui sont mal pr\u00e9dites par CIVA avec le coefficient d\u2019att\u00e9nuation de 0.045dB\/mm ne seront pas mieux simul\u00e9es si les calculs sont r\u00e9alis\u00e9s avec un autre coefficient d\u2019att\u00e9nuation. La valeur du coefficient d\u2019att\u00e9nuation n\u2019a d\u2019effet que sur l\u2019\u00e9volution des amplitudes des \u00e9chos avec le nombre de rebonds (figures ci-dessous \u00e0 gauche).<\/p>\n<\/p>\n
![\"\"](\"https:\/\/www.extende.com\/wp-content\/uploads\/Figure-49.png\")
<\/p>\n<\/p>\n![\"\"](\"https:\/\/www.extende.com\/wp-content\/uploads\/Figure-50.png\")
<\/p>\n<\/p>\n\u00a0<\/p>\n<\/p>\n
Finalement, les simulations r\u00e9alis\u00e9es avec diff\u00e9rents coefficients d\u2019att\u00e9nuation montrent que le coefficient d\u2019att\u00e9nuation de 0.025 dB\/mm permet de pr\u00e9dire correctement l\u2019\u00e9volution des amplitudes des \u00e9chos multiples de l\u2019entaille quand le nombre de rebonds augmente (pour des incidences comprises entre 16\u00b0 et 19\u00b0). On peut faire l\u2019hypoth\u00e8se que l\u2019\u00e9cart (constant avec le nombre de rebonds) entre les amplitudes mesur\u00e9es et simul\u00e9es \u00e0 19\u00b0 ainsi que les diff\u00e9rences sur les formes des courbes \u00e9chodynamiques pour toutes les incidences sont dus \u00e0 la pr\u00e9sence d\u2019ondes de t\u00eate et d\u2019ondes rasantes g\u00e9n\u00e9r\u00e9es en surface ou sur l\u2019entaille.<\/p>\n<\/p>\n
\u00a0<\/p>\n<\/p>\n
Effet des ondes rasantes \u00e0 la surface de l’entaille<\/h2>\n<\/p>\n
Nous avons vu que les ondes rasantes g\u00e9n\u00e9r\u00e9es \u00e0 la surface de l\u2019entaille sont plus importantes et modifient la forme des courbes\u00a0\u00e9chodynamiques de l\u2019\u00e9cho de coin quand on passe d\u2019une incidence de 16\u00b0 \u00e0 19\u00b0 car on se rapproche de l\u2019angle critique.<\/p>\n<\/p>\n
Cela est valable pour tous les \u00e9chos multibonds : des ondes rasantes peuvent \u00eatre g\u00e9n\u00e9r\u00e9es sur l\u2019entaille pour chacun des bonds. Cependant, elles n\u2019apparaissent qu\u2019une fois, lors de l\u2019interaction des ondes T avec l\u2019entaille, et leur effet ne se cumulent pas quand le nombre de rebonds augmente.<\/p>\n<\/p>\n
\u00a0<\/p>\n<\/p>\n
Effet des ondes de t\u00eate lors des rebonds successifs des ondes T \u00e0 la surface et au fond du cylindre<\/h2>\n<\/p>\n
Si on consid\u00e8re un rayon incident formant un angle i par rapport \u00e0 la surface du cylindre, lors des rebonds successifs de ce rayon sur le fond (ou la surface) de la pi\u00e8ce, l\u2019angle de ce rayon avec la normale au fond (ou la surface) est le m\u00eame pour tous les rebonds.<\/p>\n<\/p>\n
![\"\"](\"https:\/\/www.extende.com\/wp-content\/uploads\/Figure-51.png\")
<\/p>\n<\/p>\nCes angles \u00e9tant conserv\u00e9s lors des rebonds successifs, on peut extrapoler aux \u00e9chos multibonds les effets des ondes rasantes observ\u00e9s pour l\u2019\u00e9cho de coin. On peut donc s\u2019attendre lors de la g\u00e9n\u00e9ration de ces \u00e9chos multibonds \u00e0\u00a0:<\/p>\n<\/p>\n
- \n
- des effets de l\u2019onde de t\u00eate lors des rebonds successifs des ondes T sur la surface du cylindre pour les incidences proches de 16\u00b0. Comme CIVA ne les prend pas en compte, il est possible que des erreurs li\u00e9es au champ mal pr\u00e9dit par CIVA apr\u00e8s chaque rebond se cumulent quand le nombre de rebonds augmente. Cependant, il n\u2019est pas possible de confirmer cette hypoth\u00e8se en mettant en \u00e9vidence ces ondes.<\/li>\n<\/ul>\n
- \n
- un effet des ondes rasantes \u00e0 la surface de l\u2019entaille pour les incidences proches de 19\u00b0. Ces ondes rasantes ne sont g\u00e9n\u00e9r\u00e9es qu\u2019une seule fois lors de l\u2019interaction faisceau\/entaille. Comme CIVA ne les prend pas en compte cela entra\u00eene une erreur dans la pr\u00e9diction de chaque \u00e9cho multibonds. Cette erreur ne se cumule pas quand le nombre de rebonds augmente. L\u00e0 encore nous n\u2019avons pas la possibilit\u00e9 de confirmer cette hypoth\u00e8se en mettant en \u00e9vidence ces ondes.<\/li>\n<\/ul>\n
- \n
- pas d\u2019effet des ondes rasantes au fond du cylindre<\/li>\n<\/ul>\n
\u00a0<\/p>\n<\/p>\n
Ces extrapolations prennent en compte les angles associ\u00e9s au rayon central du capteur lors des rebonds successifs et peuvent \u00eatre nuanc\u00e9es par le fait :<\/p>\n<\/p>\n
- \n
- que le champ T ne suit pas exactement le rayon central du capteur lors des rebonds successifs du faisceau sur le fond et sur la surface du cylindre comme illustr\u00e9 sur les figures ci-dessous. A l\u2019incidence de 19\u00b0, pour les premiers rebonds, le champ est bien le long de l\u2019axe. En revanche \u00e0 l\u2019incidence de 16\u00b0, le faisceau s\u2019\u00e9carte de l\u2019axe apr\u00e8s la r\u00e9fraction sur la surface du cylindre. Cet \u00e9cart est d\u00fb \u00e0 la chute brutale de la valeur du coefficient de transmission.<\/li>\n<\/ul>\n
- \n
- que le faisceau est rapidement tr\u00e8s divergent quand le nombre de rebonds augmente.<\/li>\n<\/ul>\n
Ainsi, lors des rebonds successifs, les angles d\u2019incidence sur le fond et la surface de la pi\u00e8ce ne correspondent pas uniquement \u00e0 ceux du rayon central. De nombreux angles sont \u00e0 prendre en compte et il est difficile de pr\u00e9dire o\u00f9 les ondes rasantes peuvent \u00eatre g\u00e9n\u00e9r\u00e9es. Les champs ne contredisent pas a priori les hypoth\u00e8ses sur les ondes de t\u00eate en surface mais la divergence complexifie la situation apr\u00e8s n rebonds.<\/p>\n<\/p>\n
![\"\"](\"https:\/\/www.extende.com\/wp-content\/uploads\/Figure-52.png\")
<\/p>\n<\/p>\n![\"\"](\"https:\/\/www.extende.com\/wp-content\/uploads\/Figure-53.png\")
<\/p>\n<\/p>\n\u00a0<\/p>\n<\/p>\n
\u00a0<\/p>\n<\/p>\n
Continuer vers Interpr\u00e9tation des r\u00e9sultats de comparaison sur un TG<\/a><\/p>\n<\/p>\n
- que le faisceau est rapidement tr\u00e8s divergent quand le nombre de rebonds augmente.<\/li>\n<\/ul>\n
- que le champ T ne suit pas exactement le rayon central du capteur lors des rebonds successifs du faisceau sur le fond et sur la surface du cylindre comme illustr\u00e9 sur les figures ci-dessous. A l\u2019incidence de 19\u00b0, pour les premiers rebonds, le champ est bien le long de l\u2019axe. En revanche \u00e0 l\u2019incidence de 16\u00b0, le faisceau s\u2019\u00e9carte de l\u2019axe apr\u00e8s la r\u00e9fraction sur la surface du cylindre. Cet \u00e9cart est d\u00fb \u00e0 la chute brutale de la valeur du coefficient de transmission.<\/li>\n<\/ul>\n
- pas d\u2019effet des ondes rasantes au fond du cylindre<\/li>\n<\/ul>\n
- un effet des ondes rasantes \u00e0 la surface de l\u2019entaille pour les incidences proches de 19\u00b0. Ces ondes rasantes ne sont g\u00e9n\u00e9r\u00e9es qu\u2019une seule fois lors de l\u2019interaction faisceau\/entaille. Comme CIVA ne les prend pas en compte cela entra\u00eene une erreur dans la pr\u00e9diction de chaque \u00e9cho multibonds. Cette erreur ne se cumule pas quand le nombre de rebonds augmente. L\u00e0 encore nous n\u2019avons pas la possibilit\u00e9 de confirmer cette hypoth\u00e8se en mettant en \u00e9vidence ces ondes.<\/li>\n<\/ul>\n
- des effets de l\u2019onde de t\u00eate lors des rebonds successifs des ondes T sur la surface du cylindre pour les incidences proches de 16\u00b0. Comme CIVA ne les prend pas en compte, il est possible que des erreurs li\u00e9es au champ mal pr\u00e9dit par CIVA apr\u00e8s chaque rebond se cumulent quand le nombre de rebonds augmente. Cependant, il n\u2019est pas possible de confirmer cette hypoth\u00e8se en mettant en \u00e9vidence ces ondes.<\/li>\n<\/ul>\n
- \u00e0 l\u2019incidence de 19\u00b0, la pente est assez bien pr\u00e9dite, on observe un \u00e9cart en amplitude variant faiblement avec le nombre de rebonds. La pr\u00e9sence des ondes de t\u00eate se propageant sur le d\u00e9faut peuvent expliquer ces \u00e9carts. Cependant, les ondes rasantes ne sont g\u00e9n\u00e9r\u00e9es qu\u2019une seule fois (lors de l\u2019interaction faisceau\/entaille) et par cons\u00e9quent l\u2019erreur ne se cumule pas quand le nombre de rebonds augmente.<\/li>\n<\/ul>\n
- \u00e0 l\u2019incidence de 16\u00b0, le bon accord des amplitudes simul\u00e9es et l\u2019exp\u00e9rience peut \u00eatre d\u00fb au fait qu\u2019il y a moins d\u2019effet des ondes de t\u00eate li\u00e9es sur l\u2019entaille situ\u00e9e en fond. N\u00e9anmoins, la r\u00e9partition spatiale du champ est sans doute mal mod\u00e9lis\u00e9e au niveau du fond ce qui impacte les courbes \u00e9chodynamiques.<\/li>\n<\/ul>\n
- \u00e0 l\u2019incidence de 18\u00b0, les ondes rasantes sont toujours pr\u00e9sentes mais uniquement quand l\u2019entaille est situ\u00e9e apr\u00e8s l\u2019axe T. Le front d\u2019onde T r\u00e9fl\u00e9chi est perturb\u00e9 pour cette position de l\u2019entaille mais il ne l\u2019est plus quand l\u2019axe T intercepte la base du d\u00e9faut (cf. figure ci-dessous).<\/li>\n<\/ul>\n
- \u00e0 l\u2019incidence de 16\u00b0: le maximum d\u2019amplitude de l\u2019\u00e9cho de coin est obtenu quand l\u2019axe T intercepte le bas de l\u2019entaille (Figure ci-dessous).<\/li>\n<\/ul>\n
- \u00e0 l\u2019incidence de 19\u00b0, le maximum d\u2019amplitude de l\u2019\u00e9cho de coin est obtenu quand l\u2019entaille est situ\u00e9e avant l\u2019axe T (ci-dessus en haut \u00e0 droite). Cela correspond \u00e0 la position n\u00b03 sur la figure ci-dessous. A cette position, les angles d\u2019incidence sur l\u2019entaille de la partie du faisceau qui l\u2019intercepte ne sont pas critiques. Le champ T r\u00e9fl\u00e9chi n\u2019est pas perturb\u00e9 par des ondes rasantes. Par contre, quand l\u2019entaille est sur ou en avant de l\u2019axe T (position n\u00b02 et n\u00b01 sur la figure ci-dessous) le front r\u00e9fl\u00e9chi est perturb\u00e9 et l\u2019amplitude de l\u2019\u00e9cho de coin renvoy\u00e9 par l\u2019entaille \u00e0 ces positions est moins forte.<\/li>\n<\/ul>\n
- pi\u00e8ce cylindrique inspect\u00e9e aux incidences de :\n
- pi\u00e8ce plane inspect\u00e9e \u00e0 l\u2019incidence de 19\u00b0 (T45\u00b0 sur l\u2019entaille)<\/li>\n<\/ul>\n
- les amplitudes d\u2019\u00e9chos de coin obtenus aux incidences de 16\u00b0, 17\u00b0 et 18\u00b0 sont proches, mais celle de l\u2019\u00e9cho de coin \u00e0 l\u2019incidence 19\u00b0 est 3.5dB plus faible.<\/li>\n<\/ul>\n
- pour toutes les incidences, les courbes \u00e9chodynamiques d\u2019ATHENA2D sont plus \u00e9troites que celles de CIVA2D. De plus, pour les incidences de 18\u00b0 et 19\u00b0 les amplitudes ATHENA2D et CIVA2D diff\u00e8rent sensiblement (de 1 et 2 dB).<\/li>\n<\/ul>\n
- plus l\u2019incidence augmente (de 16\u00b0 \u00e0 19\u00b0), plus les formes des courbes \u00e9chodynamiques \u00a0CIVA2D et ATHENA2D\u00a0diff\u00e8rent. Cela est en accord avec le fait que les ondes rasantes g\u00e9n\u00e9r\u00e9es \u00e0 la surface de l\u2019entaille sont plus importantes, et donc modifient d\u2019autant plus la forme des \u00e9chodynamiques de l\u2019\u00e9cho de coin. En effet, l\u2019angle d\u2019incidence des ondes T \u00e0 la surface de l\u2019entaille se rapproche de l\u2019angle critique.<\/li>\n<\/ul>\n
- de l\u2019approximation du champ faite dans CIVA pour le calcul de son interaction avec l\u2019entaille. Elle consiste, lors du calcul de l\u2019\u00e9cho, \u00e0 d\u00e9crire de fa\u00e7on simplifi\u00e9e le champ global du capteur au niveau de l\u2019entaille par une forme temporelle, une direction d\u2019incidence, une amplitude, une phase et un temps de vol. Cette approximation est \u00e0 priori valide au niveau de l\u2019entaille qui est situ\u00e9e dans le champ lointain du capteur.<\/li>\n<\/ul>\n
- de la pr\u00e9sence d\u2019ondes rasantes au fond du cylindre. Lors des inspections aux incidences de 16\u00b0 \u00e0 19\u00b0, les angles d\u2019incidence au fond de la pi\u00e8ce varient de 45\u00b0 \u00e0 60\u00b0 environ. On est donc loin de l\u2019angle critique au fond de la pi\u00e8ce et on ne s\u2019attend pas \u00e0 la g\u00e9n\u00e9ration d\u2019ondes rasantes lors du rebond du faisceau sur le fond.<\/li>\n<\/ul>\n
- de la pr\u00e9sence d\u2019ondes rasantes \u00e0 la surface de l\u2019entaille. En effet, ces ondes peuvent appara\u00eetre pour les angles d\u2019incidence proches de 19\u00b0. Elles peuvent contribuer \u00e0 l\u2019\u00e9cho de coin renvoy\u00e9 par l\u2019entaille. CIVA ne les prend pas en compte et cela peut entrainer des \u00e9carts entre l\u2019\u00e9cho de coin observ\u00e9 exp\u00e9rimentalement et celui pr\u00e9dit par CIVA.<\/li>\n<\/ul>\n
- de la pr\u00e9sence d\u2019ondes de t\u00eate \u00e0 la surface du cylindre. En effet, ces ondes peuvent appara\u00eetre pour les angles d\u2019incidence proches de 16\u00b0. Elles contribuent au champ T r\u00e9fract\u00e9 dans la pi\u00e8ce. CIVA ne les prend pas en compte et cela peut entrainer des \u00e9carts entre le champ r\u00e9el \u00e9mis dans le cylindre et celui pr\u00e9dit par CIVA.<\/li>\n<\/ul>\n