ТЕОРИЯ сварочных процессов

Приэлектродные области дугового разряда

Приэлектродные области электрического разряда — катодная и анодная — представляют собой переходные зоны между твер­дыми (или жидкими) поверхностями электродов и плазмой раз­ряда. В катодной области сварочных дуг, как пока предполага­ют, в основном протекают эмиссионные процессы. Другие гипоте­зы появления электронов в катодной области пока не подтверж­дены опытом.

Ниже приводятся основные положения теории эмиссии чистых металлов и реальных катодов, встречающихся на практике при дуговой сварке и электронно-лучевой обработке.

Известны следующие виды эмиссии электронов твердыми те­лами: термоэлектронная; автоэлектронная

(или электростатическая); фотоэлектронная (или внешний фотоэффект); вторичная, возникаю­щая при бомбардировке твердого тела тяжелыми частицами (атомами, ионами) или потоком первичных электронов.

Существует еще так называемая экзоэлектронная эмиссия. Она возникает на поверхностях, обработанных с введением энергии извне (при резании и т. п.).

В сварочных Дугах превалируют процессы термо - и автоэлект - ронной эмиссии.

а)

д___ 0 0 © © 0____ g

© © © © © © © © © ©

6)

и-о

Ц

и=о

W

Рис. 2.20. К определению внутреннего потенциала решетки: а — расположение ионов в одной из атом­ных плоскостей металлического кристалла (схематическое); б — распределение по­тенциала вдоль линии АВ, параллельной одной из атомных цепочек, в предположе­нии, что потенциал внутри кристалла постоянен; в — характер истинного рас­пределения потенциала вдоль линнн АВ

Термоэлектронная эмиссия. При достаточно высокой темпе­ратуре все металлы испускают электроны, число которых быстро возрастает с повышением температуры. Механизм этого явления заключается в следующем.

• Электроны проводимости свободно перемещаются по всему объему металла, но не могут выходить за его пределы. Этому препятствует электрическое поле, действующее в узкой зоне, ко­торую называют поверхностным потенциальным барьером или просто барьером.

Потенциал U вдоль линии АВ внутри металла (рис. 2.20) должен быть выше потенциала окружающего пространства, где

U= О, на величину ср; в теории металлов часто этот внутренний потенциал считают постоянным. В действительности же он перио­дически возрастает вблизи ионов кристаллической решетки ме­талла.

Форма и высота барьера могут быть определены при вычисле­нии работы, необходимой для удаления электрона из металла.

При низких температурах термоэлектронная эмиссия неизме­римо мала, отсюда следует, что для всех металлов Это

видно на рис. 2.21 слева, где дана кривая F{w) распределения

электронов по энергиям при Тф ОК. Напомним, что Wf — энер­

гия Ферми. Энергией, достаточной для эмиссии, обладают только электроны, число которых изображается небольшой пло­щадью выше уровня wa (заштрихованный участок). Таких элект­ронов будет ничтожно мало при достаточно большом значении разности wa — Wf и не очень высокой температуре.

Величина

Ф = ша — Wf, (2.53)

равная наименьшей энергии, которую нужно сообщить электро­нам, имеющим максимальные скорости при Г = О К, для того чтобы они могли преодолеть поверхностный барьер, называется эффективной работой выхода или просто работой выхода. От температуры Ф зависит незначительно.

Заметим, что часто работой выхода называют величину

Ф=ф/е. (2.54)

Значения ф представляют собой периодическую функцию атомного номера элемента и примерно в 2 раза меньше потенци­ала ионизации того же вещества (рис. 2.22).

Значения эмиссионных постоянных для некоторых металлов приведены ниже:

Формула Ричардсона — Деш. нана. Плотность термоэмиссион­ного тока. Если число электронов, выходящих из эмиттера через выбранный участок поверхности за единицу времени, равно NT3, то плотность термоэмиссионного тока

/т, = еЛ„. (2.55)

Если wa — высота потенциального барьера металла и ось х направлена перпендикулярно его поверхности, то эмиттированны - ми будут электроны, для которых

mv2x/2^>wa, a vx^rJ2wa/m. (2.56)

г Не

Рнс. 2.22. Значения потенциалов ионизации / и работы выхода 2 различных элементов в функции их атомного номера

Значит, для вычисления Nr3 нужно проинтегрировать в пределах от -^2Wa/m до оо выражение для числа электронов, имеющих скорость от vx до vx--dux• Расчет на основании квантовых пред­ставлений о распределении электронов в металле согласно ста­тистике Ферми-Дирака дает выражение, известное как формула Ричардсона — Дешмана:

/тэ = Л 7'2е_ф/(*Г), (2.57)

где постоянная

А = 4лтк2е/к3 = 1,20 А/ (мм2 - КД.

Эмиттированные электроны имеют максвелловское распреде­ление. Среднее значение их полной энергии w можно представить в виде суммы

w = wx-- Wy + wz, (2.58)

где Шх, wy, wz — энергия электронов для трех составляющих дви­

жения.

При движении в потоке вдоль оси х:

wy=wt = {l/2)kT; wx = kT, (2.59)

поэтому

Формула (2.60) показы­вает, что начальные ско­рости термоэлектронов неве­лики. Например, для темпе­ратуры катода Т — 3000 К, что соответствует температу­ре кипения железа, w — = 2kT «0,50 эВ.

Влияние ускоряющего поля. Эффект Шоттки. В практических условиях на поверхности электрода-эмит­тера всегда существует поле, тормозящее или ускоряющее электроны. Если, например, анодное напряжение Ua по­ложительно, но не очень ве­лико, то вблизи катода на­капливается отрицательный пространственный заряд. Его поле тормозит электро­ны и часть их возвращается обратно на катод.

Распределение потенциа­ла приобретает вид, пока­занный на рис. 2.23, а для вакуумного диода. Потен­циальный барьер продолжает подниматься вне металла еще на высоту ЛU сверх нормальной высоты барьера (wa)фе=ук, обус­ловленной физическими свойствами эмиттера.

При увеличении Ua анодный ток растет, значение Д(7 умень­шается, поле на катоде делается ускоряющим (рис. 2.23, б).

Однако с увеличением Ua ток продолжает расти и дальше. Это происходит в связи с уменьшением работы выхода. На рнс. 2.24 кривая а, асимптотически приближающаяся к уровню АА, показывает изменение потенциальной энергии электрона в отсутствие внешнего поля, т. е. обычный потенциальный барьер металла. Линия b характеризует изменение энергии во внешнем ускоряющем однородном поле. Когда накладываются оба поля, форма потенциального барьера изобразится кривой с, представ­ляющей собой сумму кривых а и Ь.

На кривой с имеется широкий максимум — «потенциальный холм», вершина которого лежит ниже линии АА. На том же ри­сунке слева показано распределение энергии движения wx по направлению, нормальному к поверхности, для электронов, попа­дающих изнутри на границу металла.

При отсутствии внешнего электрического поля количество электронов, преодолевающих потенциальный барьер, выражает­ся частью площади под кривой распределения, лежащей выше

линии АА, а в ускоряющем поле, когда высота барьера умень­шается, — частью площади под такой же кривой, лежащей выше линии ВВ.

Изменение работы выхода электронов Дод под действием внешнего поля называется эффектом Шоттки. Вычисление его влияния показывает, что работа выхода при наличии ускоряюще­го поля Фе будет равна

ФЕ =ф-Ии; = Ф-еу2Е (2.61)

Подставим значение заряда электрона е3/2 и получим умень­шение работы выхода

Д(р = 3,8-10_4£1/2. (2.62) Af”i

Т /О*

Іогда плотность тока ав - тотермоэлектронной эмиссии W8

или

/„ = /тэ ехр[ 3,8 • 10-AE['2/(kT) =

/тЭехр (4,39 -[~Е Т) (2.63)

.J* 1р 10* EjB/cm

В условиях СВарОЧНОЙ ду - рис. 2.25. Зависимость плотности авто-

ги электроны, эмиттирован - термоэлектронного тока /ат с вольфра-

ные катодом, встречают ней - ма от напряженности поля у катода

тральные атомы столба дуги с учет0“ эФФекта Шоттки (заштрихо-

„ ^ вана область реальных плотностей

ИОНИЗИруЮТ Их НИ пути тока в сварочных дугах):

своего пробега. При ЭТОМ Дф — изменение работы выхода, — ав-

создается положительный тоэлектронная эмиссия
пространственный заряд ионов, который увеличивает напряжен­ность ускоряющего поля перед катодом.

Пример 9. Если £/„ж 10...20 В, а ширину катодной зоны принять dKazAtaz « 10-J см, то напряженность поля (считая Е — const) при грубой оценке будет: 20/10 3 «2-Ю1 В/см.

Принимая температуру катода Т = 3000 К, что близко к Г„,„ железа, получим

4,3Ъ^Е/Т * 0,3; у„1уп = є0 3« 1,3.

В действительности Е распределено у катода неравномерно и, по Маккоуну, еще зависит от доли ионного тока и /та. И поэто­му, вероятно, может достигать 106...108 В/см, что дает увеличе­ние /ат//тэ до 103...104 (рис. 2.25). Неоднородность катода может также значительно изменить отношение /ат/утэ.

АВТОЭЛЕКТРОННАЯ, ФОТОЭЛЕКТРОННАЯ

И ВТОРИЧНАЯ ЭЛЕКТРОННАЯ ЭМИССИЯ

Туннельные переходы, При низкой температуре в силовых электрических полях напряженностью Е около 5-Ю7...10е В/см наблюдается электронная эмиссия, быстро возрастающая с уве­личением Е, а также с появлением поверхностных дефектов, имеющих заострения и шероховатости. Так как Wa>W„ то при низких температурах практически нет электронов с энергиями Wx>Wa — AW. Следовательно, электроны проходят сквозь узкий барьер непосредственно с уровня Ферми и ниже без затраты энергии. Эти переходы носят название туннельных и объясняют­ся волновыми свойствами электронов. Длина волны Ае равна

Ae — h/(mv). (2.64)

Плотность тока автоэлектронной или, как ее еще называют, электростатической эмиссии уаэ может быть определена по форму­ле Фаулера — Нордгейма

U, = yE2e~bm/2/E, (2.65)

где у и b — константы, зависящие от металла катода. Чем боль­ше Е, тем уже барьер и больше /аэ.

Фотоэмиссия. При поглощении эмиттером светового излуче­ния могут появиться электроны настолько большой энергии, что

некоторые из них преодолевают барьер и оказываются эмитти-

рованными. Это явление известно под названием внешнего фото­эффекта. Для металлов условие возникновения фотоэмиссии (за­кон Энштейна) имеет вид

Нх^Фmv2/2, (2.66)

где v — скорость электрона после эмиссии.

Считая Нх = Ф, можно определить граничную частоту Vo и длину волны До излучения, вызывающего фотоэмиссию:

о = Ф/Ь; Ао=с/хъ — сН/Ф

и аналогично формуле (2.23) получим

Л0« 12 400/Ф, (2.67)

где значение Ф выражено в электрон-вольтах.

Плотность тока фотоэмиссии

]'фэ=аАТ2е-ф/(кТ), (2.68)

где а — коэффициент отражения, значение которого для свароч­ных дуг может изменяться от 0 до 1.

В металлах уровень Ферми при Т = 0 К совпадает с верхним

из заполненных электронных уровней, поэтому для них

Ффэ ~ Фтэ — Ф-

Граничная длина волны (фотоэлектрическая граница) Ло всех металлов, кроме щелочных, лежит в ультрафиолетовой или фио­летовой части спектра.

В обычных сварочных дугах фотоэмиссия мало поддается количественному расчету и играет, видимо, незначительную роль в балансе энергии.

Вторичная эмиссия. Ион, приближающийся к металлу, нейт­рализуется. Нейтрализация положительного иона осуществляет­ся присоединением к нему одного из электронов металла, а отри­цательного — передачей металлу лишнего электрона.

Вторичная эмиссия считается возможной: при потенциальном выравнивании электрона медленными ио­нами, когда

еи,^2Ф;

при кинетическом выравнивании путем нагрева в месте уда­ра молекулы или иона.

Для щелочных металлов обычно 2Ф, поэтому для них

потенциальное выравнивание невозможно, а для ионов Аг, Не, Н, еи,>2Ф, поэтому для них выравнивание вероятно. Коэффици­ент выхода электронов эмиссии на один ион трудно определить. Он зависит от ряда факторов, в том числе от энергии ионов, и меняется в широких пределах.

ПЛЕНОЧНЫЕ И ОКСИДНЫЕ КАТОДЫ

Поверхности сварочных электродов обычно покрыты тверды­ми и жидкими оксидами, пленками шлака и т. д., которые сильно влияют на работу выхода <р и величину А:

TOC o "1-5" h z Катод........................................................... W—Th W-La W—Ва W—Cs

^покр, В...................................................................... 3,4 3,3 2,5 1,9

4W В................................................. 2,7 2,7 1,6 1,5

А, А/ (см2-К)............................................................ 3,0 3,0 1,5 3,0

Некоторые покрытия, например торий, лантан, барий на воль­фраме, заметно улучшают эмиссионные свойства (ф— 1,5...2,7 В).

Другие, наоборот, адсорбируясь на поверхности металлического катода, резко снижают эмиссию (например, кислород).

Увеличение эмиссии объясняется созданием у поверхности эмиттера дипольного слоя, обращенного положительным заряда­ми наружу.

В катодных стержнях для аргонно-дуговой сварки применяют торированный или лантанированный вольфрам. При сварке при­месные элементы (Th или La) диффундируют изнутри на поверх­ность электрода, проходя между микрокристаллами вольфрама, так что на поверхности образуются отдельные „островки" пленки. Затем пленка расползается по поверхности вольфрама, образуя одноатомный слой. Излишек примесей может вызвать деполяри - зационный эффект и увеличение <р.

Следует отметить, что оксидные илн примесные пленки могут существенно влиять на эмиссию электрона только при температу­рах, меньших, чем температура их кипения, так как при более высоких температурах они просто испаряются.

Для электронно-лучевых катодов иногда используют покры­тия с оксидами щелочноземельных элементов и применяют неметаллические материалы, например Th02, лантанборид LaB6 и др. Они имеют самую низкую работу выхода (до 1,0...1,2 эВ) и высокую эмиссионную способность при меньших температурах нагрева, чем для катодов из чистого вольфрама.

Эмиссионная пятнистость. Эмиссионные свойства поверх­ности всякого катода (термо-, авто - и фотоэлектронного) неоди­наковы. На ней существуют участки с различной работой выхода электронов. Различие плотности тока в отдельных участках катода, особенно при низких температурах, доходит до такой степени, что практически весь эмиссионный ток течет только через участки с наименьшей работой выхода. Это явление, за­метное и у чистых металлов, но особенно резко выраженное у пленочных катодов, называют эмиссионной пятнистостью.

Например, Ф различных граней кристалла вольфрама может различаться почти на 1 эВ, а для W — Th катода, по-видимому, из-за различной способности к адсорбции на разных гранях, АФ доходит до 2 эВ.

Эмиссия диэлектрических слоев. Обнаружено, что относитель­ный коэффициент вторичной эмиссии авт с окисленной поверх­ности алюминия, обработанной парами цезия, т. е. с поверхности металла, покрытой тонкой, плохо проводящей пленкой, иногда достигает огромных значений (а„т= 100... 1000). Это же наблю­дается при создании положительного заряда на пленке любым другим способом, в том числе осаждением положительных ионов газа, что весьма возможно для условий сварочной дуги в парах металлов.

При толщине пленки порядка 1 мкм среднее значение напря­женности поля достигает в ней 106...107 В/см, что может обес­печивать появление Шоттки-электронов и возникновение электро­статической эмиссии.

Ионная эмиссия и поверхностная ионизация. С анода, изго­товленного из очень чистого и слабо испаряющегося металла, происходит небольшая эмиссия положительных ионов. Она зна­чительно усиливается, если анод содержит легко испаряющиеся примеси, особенно примеси щелочных металлов. Возможна также эмиссия отрицательных ионов с металлов, покрытых электро­проводными слоями металлов или полупроводниками типа оксидов.

Если накаленный эмиттер находится в парах какого-либо металла, то атомы падают на поверхность эмиттера, ненадолго адсорбируются ею и затем испаряются вновь. Часть из них испа­ряется в виде ионов. Такое явление получило название поверх­ностной ионизации.

В сварочных дугах ионный ток обычно невелик, однако при сварке легко испаряющихся материалов, например латуни, из которой интенсивно выгорает цинк, он может оказаться значи­тельным.

ПЕРЕХОДНЫЕ (ПРИЭЛЕКТРОДНЫЕ) ОБЛАСТИ СВАРОЧНЫХ ДУГ

Механизм эмиссии. Как уже отмечалось, переходные области между электродами и столбом разряда — это участки резких изменений электрических, термических и других свойств по длине дугового разряда.

Здесь существует переход от металлического проводника, в котором ток переносится исключительно электронами, к газо­образному, в котором имеется как электронная, так и ионная проводимость.

В дуговом разряде при высоких давлениях газа также су­ществует переход от холодного электрода к весьма горячей плазме. При низких давлениях, наоборот, — от сравнительно горячего электрода к холодному газу.

В устойчивом дуговом разряде температура электродов часто приближается к точке кипения электродного материала и его пары могут добавляться к газовой среде. Поэтому вблизи элект­родов дуга будет гореть в смеси газов и паров и давление здесь может быть значительно выше, чем в столбе.

Можно предполагать, что в большинстве случаев эмиссион­ный ток электронов с поверхности сварочных катодов будет складываться из собственно термоэлектронов, для которых Wx выше уровня АА (см. рис. 2.34), нз Шоттки-электронов, энергия которых лежит между уровнями АА и ВВ, из туннельных элект­ронов с энергиями Wx, лежащими ниже уровня ВВ, и из вторич­ных электронов.

В W-дугах при высокой температуре катода (Г> 4500...5000 К) вероятен термоэлектронный ток, измененный при Е>-105 В/мм эффектом Шоттки. Наличие полупроводниковых пленок на тори - рованном или лантанированном вольфраме может сильно сни­жать работу выхода и увеличивать эффект Шоттки при меньших температурах катода.

В Me-дугах при большой напряженности поля (£>10° В/мм) и низкой температуре плавления металла могут преобладать туннельные электроны, причем сильное поле вероятно также при наличии флюсовых диэлектрических пленок на катоде.

Измерения в переходных областях. Изучение явлений в катод­ной и анодной зонах, особенно в дугах высокого давления, к которым относятся почти все сварочные дуги, за исключением вакуумной, затруднено. Получение сведений о плотностях тс«а )а и jK на электродах, отношениях je/ji катода, значениях Ок и Ua, напряженностях зон dK, da, температурах электронов и давлениях газа вблизи них осложняется высокой температурой и малыми размерами зон.

Существует два основных метода замера f/K и £а: сдвигание электродов до соприкосновения и зондовый метод.

При сдвигании электродов разность потенциалов между ними перед самым соприкосновением приблизительно равна сум­ме ик--11а. Однако при тесном сближении столб дуги может смещаться в сторону и длина ее становится больше зазора меж­ду электродами. Напряжение С/д при /д<!0,1 ...0,2 мм может вновь возрастать, поэтому при снятии кривой Ua=U(la) и экстрапо­лировании ее на /д= 0 надо это учитывать. Кроме того, и Ua во многих случаях существенно зависят от /д. Выделение UK и Ua из суммы £/к + а также вызывает большие трудности.

При высоких температурах плазмы, характерных для свароч­ных дуг, можно использовать зондовый метод. Зонды, например вращающиеся, перемещают с большой скоростью, чтобы они не успели расплавиться. Потенциал зонда регистрируют с помощью электронного осциллографа. Точно измерить разность потенциа­лов между холодным зондом и горячей плазмой достаточно сложно, поэтому нельзя определить UK и Uа с точностью, боль­шей, чем 1...2 В.

Затруднено также измерение протяженности переходных зон. По теоретическим соображениям считают, что в атмосферных дугах с холодным металлическим катодом зона т. е.

10~3 мм и менее. В термоэлектронных дугах ofK больше, что оце­нивается примерно по величине темнового пространства у катода.

Плотность тока / обычно оценивают либо по ширине канала вблизи электрода, либо по следам, оставленным дугой на элект­родах. В первом случае зона свечения обычно имеет меньшие поперечные размеры, чем сам токопроводящий канал, но не ясно, как распределен ток по сечению. При замерах / по площади следа не учитываются эмиссионная пятнистость и блуждание пят­на и т. д.

Пока не существует прямых методов замера отношения плот­ности je/ji электронного и ионного токов. Замер температуры электродов по их излучению затруднен тем, что источником излучения может быть не поверхность электрода, а светящийся

тока могут быть такими, как в приведенном ниже примере (цифры для простоты расчета взяты округленно).

Пример !0. Электрод W — Th (или W-La); Ф == 1,0 эВ, Т =5000 К, kT ж 0,5 эВ. Поскольку

/„ = Л7"2с-ф/,‘г>

а А ж 1; е

1 -50002-0,14 = 3,5- 106 А/см2

ид, ь

20

е= -®Л*П_е-4 0 02;

;13 =10- 50002 • 0,02 = 5 • 106 А/см2.

Таким образом, только термоэлектроны иногда могут обеспе­чить / до 5-106 А/см2.

Катодное падение таких термоэлектронных дуг может быть значительно меньше Ui защитного газа: UK<Ui. Катодная

область й(кда (2...3) Хе = 10~2 мм.

W-дуги могут существовать в двух видах: с катодным пятном и без катодного пятна (рис. 2.26).

При сравнительно небольших токах и сильном охлаждении на катоде обычно есть пятно, столб дуги у катода сильно сжат, a j достигает 104 А/мм2. Здесь значительную роль играет авто - электронная эмиссия пятна. Такие катоды называют иногда термоэлектростатическими.

Если постепенно увеличивать ток, то дуга расширяется у катода и j падает в 10...100 раз — примерно до 10 А/мм2. Такая дуга называется дугой без катодного пятна или собственно термоэлектронной дугой. Сравнение вольт-амперных характеристик обеих дуг (рис. 2.27) показывает, что с увеличени­ем тока обе дуги дают возрастающую ветвь с положительным сопротивлением. Причем термоэлектрическая дуга горит при меньшем напряжении и меньшем (/к, чем дуга с катодным пят­ном.

Дуга с холодным катодом. Термин «дуга с холодным като­дом» применяется к катодам из металлов, для которых термо­эмиссия при Ткип незначительна, например ртуть (ГК1Шда630 К), медь (2870 К), железо (3013 К). Особенность таких катодов— чрезвычайно большая плотность тока в ячейках катодного пятна, доходящая до 106... 107 А/см2. Кроме іого, обычно имеет место беспорядочное движение дуги по поверхности катода и сущест­вование нескольких катодных пятен. Как правило, катод интен­сивно испаряется, что позволяет отнести эти дуги к дугам в парах.

Катодное падение напряжения для Me-дуг обычно больше, чем для вольфрамовых, соизмеримо с потенциалом ионизации паров металла электородов и составлет Е/к = 10...20 В; d*~ да 10~6 мм, что соизмеримо с пробегом иона.

Магнитное поле и катоды Ме-дуг. Количественными экспе­риментами и расчетами устаневлено, что все металлические дуги, относящиеся к классу так называемых холодных дуг, об­ладают внутренней неустойчивостью. Это связано с непрерывной перестройкой и распадом, «кризисами» испаряющегося катодного пятна на металлах.

При малых так называемых пороговых токах катодное пятно существует в виде одиночной ячейки, которая при больших токах имеет тенденцию к делению за время от 10 до 10-4 с. Систематический распад ячеек с частотой порядка 106 с-1-А-1 и
деление катодного пятна являются следствием неоднородности собственного магнитного поля в районе пятна, расталкивания частей пятна полем. Это приводит к хаотическому перемещению пятна по поверхности металла.

Анализ движения пятна показал, что взаимодействие его отдельных частей происходит под влиянием их собственных магнитных полей и подчиняется принципу максимума напряжен­ности поля. Максимум напряженности поля должен всегда соот­ветствовать максимуму концентрации частиц, поэтому в направ­лении наибольшего потока энергии к катоду должно смещаться и само катодное пятно. Этим объясняется направленное (в том числе и обратное) движение пятна в магнитном поле, его деление и хаотическое перемещение по катоду. При больших токах и сложной структуре пятна оно в целом также будет перемещаться в область максимума напряженности не только собственного Ні, но и дополнительного внешнего Н магнитного поля.

Собственное магнитное поле, охватывая область высоких концентраций зарядов наподобие футляра, уменьшает диффузи­онные потери частиц. Благодаря этому возможна высокая кон­центрация частиц и энергии над микроучастками (ячейками) катода, что приводит к высокой плотности тока, испарению металла и эмиссии электронов.

Анодная область. За исключением специальных случаев (например, угольная дуга), аиод не эмиттирует положительных ионов. Поэтому анодный ток — чисто электронный (рис. 2.28) и

(2.69)

Вблизи аиода сказывается избыток отрицательного простран­ственного заряда и появляется анодное падение потенциала Uz. Его значение определяется в основном энергией, потребляе­мой для образования положительных ионов в анодной области. В большинстве случаев Ua<zUK и для Me-дуг Ua составляет

2.. .3 В. Д. М. Рабкиным получены значения Ua= 2,5 ±0,5 В, не зависящие от тока, материала анода и состава атмосферы дуги.

Иногда различают два типа ионизации, осуществляемой электронами в зоне анодного падения: ионизацию полем и тер-

Катод Столб дуги

і Компоненты тока •ы

7 ГГ ГГ

мическую ионизацию. В соответствии с этим маломощная дуга с малой плотностью тока и контрагированная (сжатая) мощная дуга отличаются друг от друга переходом соответственно от ионизации полем к термической ионизации.

БАЛАНС ЭНЕРГИИ В ПРИЭЛЕКТРОДНЫХ ОБЛАСТЯХ

Баланс энергии дуги. Как для катодной, так и для анодной областей дуги можно составить подробную схему баланса энер­гии. Например, для участка анода основные составляющие ба­ланса следующие: в) приход—потенциальная и кинетическая энергия электронов, конвективная и лучистая теплопередача от столба плазмы; б) расход— плавление, излучение и теплоотвод в материал анода. Однако механизм явлений в переходных областях дуги пока недостаточно ясен, поэтому проводить точный расчет всех составляющих баланса энергии трудно. В катодной области остается неизвестной доля ионного тока, коэффициент аккомодации энергии ионов для данного катода, изменение рабо­ты выхода электронов вследствие эффекта Шоттки и т. п.

В технологическом отношении энергетическая структура дуги вполне определяется при термодинамическом макроподходе. Дугу при этом рассматривают как квазиравновесную систему из трех источников теплоты: катодного WK; анодного и столба дуги WCT.

Ток во всех зонах разряда условно можно принять элек­тронным. На результат термодинамического расчета такая условность совершенно не влияет. Баланс энергии за 1 с на 1 А тока приведен в табл. 2.1.

Принимаем условно фк=фа = ф, тогда для всей дуги

Ua=UK + Ua + UCT=WK+Wli + W„> (2.70)

что соответствует известной формуле

UA=a + bld. (2.71)

Термодинамический баланс на катоде целесообразно сравнить с точным балансом. Точный баланс для катода следовало бы написать так: приход = расход в катод-}-расход в столб или

где / = W, u, W„i — кинетическая и потенциальная энергии

ионов, передаваемые одним ампером ионного тока на катод.

Учитывая, что /,//=/ (доля ионного тока), a и относя баланс к 1 А общего тока, получим

= /( Гкі+№„,) + ( 1-/)£/*. (2.73)

Здесь первое слагаемое правой части есть wK, а второе (ф + 2kT) термодинамического баланса. Отсюда

(1-/)!/„=? +2*7*. (2.74)

т. е. электроны уносят в столб потенциальную энергию, соответ­ствующую высоте барьера ср, и кинетическую энергию 2kT, соответствующую температуре Т плазмы столба.

Тогда доля ионного тока на катод

f=[UK-(v + 2kT)]/U„ (2.75)

Из формулы (2.75) видно, от чего зависит доля ионного тока / и как ее можно изменить.

Например, увеличивая температуру Т в столбе или работу выхода, тем самым уменьшаем / и увеличиваем долю электронно­го тока. Если UK — 10 В, ф = 4 В, то / = 0,4. Это соответствует W-дуге в аргоне.

Теплота, выделяющаяся в катодной и анодной wa облас­тях, затрачивается на нагрев, плавление и испарение соответ­ствующих электродов, а также на механические воздействия в приэлектродных областях.

Из формул (см. табл. 2.1) видно, что на катоде не вся выде­ляемая энергия UK переходит в теплоту. Часть ее ф + 2 kT уносит­ся электронами в плазму. На аноде, наоборот, потенциальная ср и термическая 2kT энергии электронов прибавляются к энергии, определяемой анодным падением.

Иногда теплоту, выделяющуюся на катоде WK и на аноде Wa, оценивают как эффективное падение напряжения:

WK=Ul=UK-(V + 2kT); (2.76)

Wa=Ul=Ua + (<p + 2kT). (2.77)

Тогда

^ + а=^. + .. (2.78)

По формулам (2.76), (2.77) можно решить и обратную зада­чу — приближенно оценить тепловыделение на электродах без калориметрирования. Для этого необходимы значения катодного и анодного падений, температуры столба дуги и работы выхода.

Пример II. Для Me-дуги из опыта = 8 В; Ua = З В; Т х 5800 К:

эВ; <р = 4 эВ.

На 1 А тока

Ц7ч = 8-(4+1) = 3 В; Ц7, = 3+(4 + ]) = 8 в.

Пример 12. Вольфрамовая W-дуга U, = 9 В; Г» 23 ООО К; kTx2 эВ; Ф=4 эВ; £Уа = 3 В.

1^ = 9 —(4 + 4)= 1 В; Га = 3 + (4 + 4)= 11 В.

Пример 13. Для плавящегося стального электрода теплота плавления на 1 А за 1 ч будет

<?„л = арЛ#.

где Ор — коэффициент расплавления электрода, составляющий для ручной сварки 6...14, а для автоматической 12...24 г/(А-ч); ДИ — теплосодержание расплавлен­ного материала; для сварки стали ДН ж 2,300 Дж/ч

Чпл = 0,64ар= В.

Подставляя Ор = 10, получим <?пл = (Упл = 6,4 В.

Из этих примеров видно, что обычно в анодной области дуги выделение энергии значительно больше, чем в катодной (см. рис. 2.27). Это учитывается технологами при выборе полярности электрода и изделия.

Тепловыделение в столбе дуги зависит от его длины и от напря­женности поля Е. Напряженность поля зависит от теплофизиче­ских свойств среды и тока. Значение напряженности максимально при сварке в среде водяного пара (Е = 6,0...8,0 В/мм), минималь­но — в вакуумной дуге (Е = 0,2...0,4 В/мм).

ПЛАЗМЕННЫЕ СТРУИ В ДУГЕ

Плазменные струи могут существовать в дуге в виде потоков пара, газа или их смеси.

При малых токах (меньше 30 А) это движение вызывается подъемными силами, возникающими из-за того, что плотность го­рячей плазмы меньше плотности окружающей атмосферы. Дуги, в которых характер движения газа определяется свободной кон­векцией, относятся к слаботочным дугам. В этой связи интересно отметить, что само название «дуга» произошло от той формы, кото­рую принимает газовый разряд низкой интенсивности между гори­зонтальными электродами под влиянием подъемных сил.

При увеличении тока возникает гидродинамическое течение со скоростями, значительно превышающими скорости, обусловлен­ные естественной конвекцией. Течение газа сильноточных дуг на­правлено обычно от стержневого катода к плоскому аноду и назы­вается катодной струей. Газовый поток входит в зону W-дуги в районе катода и уходит в радиальном направлении вблизи анода (рис. 2.29).

Давление в дуге возникает под действием электромагнитных сил (сил Лоренца). Радиальное сжатие (пинч-эффект) обратно пропорционально сечению, по которому идет ток. Следовательно, при стержневом катоде и плоском аноде оно постепенно убывает от катода к аноду. Наибольшее давление на оси столба при токе / и его плотности / составляет

А», = Ч/с (2.79)

а скорость струи

= 2Р/(Ар),

где с — скорость света в вакууме; А — коэффициент, зависящий от размерности; р — плотность плазмы.

Для W-дуг типична колоколообразная форма (рис. 2.30), расширяющаяся к аноду. Область перед катодом здесь подобна электромагнитному насосу, который забирает газ из среды и вы­брасывает его к аноду.

Скорость газа в катодной струе W-дуги может иметь порядок

102 м/с, что соответствует от 0,1 до 0,2 М (М— число Маха). Поэтому гидродинамику этой струи можно исследовать методами теоретического течения несжимаемой жидкости. При сварке Ме - дугой возможны скорости струй до 104 м/с.

Плазменные струи обычно направлены перпендикулярно по­верхности электродов и их интенсивность увеличивается с ростом тока.

В Me-дугах возникают встречные плазменные струи как на ка­тоде, так и на аноде. Они иногда могут располагаться концентри­чески; внутренняя — от электрода к пластине, а наружная — от пластины к электроду, причем анодные струи часто движутся быстрее, чем катодные. Скорость их движения равна примерно

103 м/с. Причиной сжатия дуги у плоского анода может быть охлаждение слоя газа в прианодной зоне.

Всякое сжатие дуги может послужить причиной возникновения плазменной струи из-за появления градиента давления. Это хоро­шо видно на рис. 2.31, где между угольными электродами показана в двух положениях (а, б) охлаждаемая водой медная пластинка S с отверстием. На катоде возникает струя. На широком аноде ее нет. В отверстии возникают струи, направленные в обе стороны.

В обычной дуге сужения, а следовательно, и струи возникают только вблизи электродов, и в этом смысле о них можно говорить, как о явлениях, связанных с элек­тродами. Однако инжекти­рование струи горячего, хо­рошо проводящего газа или пара способствует возник­новению «сердечника» стол­ба, характерного для мощ­ной дуги.

Такой сердечник возни­кает также в связи с отри­цательным наклоном кривой «теплопроводность — темпе­ратура», имеющимся после максимума диссоциации или ионизации. Его иногда называют стержнем или шнуром диссоциации (ионизации).

Если плазменная струя сообщает «жесткость» дуге вблизи катода, то в этом случае можно говорить о дуге, стабилизирован­ной катодной струей (потоком).

Рассмотрение приэлектродных областей дуги показало, что катодная область, служащая источником электронов, определяет основные свойства дуги. Исходя из вида катодов, сварочные дуги целесообразно разделить на две группы: а) металлические (Ме - дуги) в парах с плавящимися, холодными катодами и б) дуги в газах, с неплавящимися термокатодами. В качестве примера по­следних рассматриваются W-дуги (вольфрамовые).

Обычные Me-дуги отличаются сравнительно низкой (менее

3000.. .4000 К) температурой катода Тк, близкой к температуре кипения металла электродов, и их интенсивным испарением; вы­сокой плотностью тока в катодном пятне дуги (/ ^ 102 А/мм2); блужданием и неустойчивостью катодного пятна на жидком ме­талле электрода; катодным падением напряжения U„ соизмери­мым с Ui паров металла (около 10...20 В); анодным падением напряжения 11л, мало зависящим от металла электродов (около

2.. .3 В); температурой столба дуги около 5000 К.

Наиболее вероятным механизмом появления электронов в ка­тодной зоне Me-дуг при /= 104...105 А/мм2 можно считать авто - электронную эмиссию. Однако значения плотности тока требуют дальнейшей опытной проверки.

Обычные W-дуги отличаются сравнительно высокой темпера­турой катода Тк ^ 4000...5000 К; плотностью тока на катоде / ^ 101... 103 А/мм2, отсутствием катодного пятна; малым (/к < U, газовой среды; анодным падением напряжения U3, не превыша­ющим 3...4 В, температурой столба дуги, доходящей до 10 000.. 15 000 К и выше.

Основным механизмом эмиссии электронов в W-дугах можно считать термоэлектронную эмиссию и эффект Шоттки.