МИКРО ПЛАЗМЕННАЯ СВАРКА

ИЗМЕРЕНИЕ ПАРАМЕТРОВ ДУГИ НИЗКОГО ДАВЛЕНИЯ

Для экспериментального определения радиального распределе­ния плотности тока в анодном пятне использовалась уточненная [22 методика разрезного анода. Дуга с постоянной скоростью перемещается с одной части анода на другую. При этом в каж­дой части анода регистрируется изменение тока 1(х). Чем точ­нее измеряется ток, тем достовернее вычисляется функция /(г). По мере перемещения анодного пятна ток в первой части анода уменьшается, а во второй — увеличивается. Скорость нараста­ния тока 1(х) зависит от радиального распределения плотности тока в анодном пятне. Измеренный таким образом ток 1(х) можно пересчитать в радиальное распределение І (г).

Измерение плотности тока производилось на сварочной уста­новке, схема которой изображена на рис. 7. В качестве плазмо­трона использовалась горелка А-1092К с V-образным прямона­кальным вольфрамовым катодом. Плазмотрон размещался в

Рис. 8.

Радиальное распределение плотности тока із дуге низкого давлення (диаметр канала сопла dc = 1,2 мм,

длина дуги от среза сопла до анода 1п = 5

вакуумной камере, которая непрерывно откачивалась форва­куумним и бустериьш насосами. В качестве плазмообразующе - ги газа использовался аргон, который через игольчатый натека - тель подавался в катодный узел горелки.

Результаты вычислений j(r) для различных режимов горе­ния дуги представлены на рис. 8 в виде отдельных точек. Там же сплошными кривыми изображена зависимость j(r)f постро­енная по выражению (1.8). При этом значении /0 выбиралось так, чтобы кривая j (г) проходила через экспериментальные точки, а коэффициент сосредоточенности вычислялся по фор­муле (1-6). Видно, что плотность тока, измеренная методом разрезного анода, достаточно хорошо ложится на расчетную кривую / (г).

Осциллограмма тока в цепи точечного вольфрамового зон­да, полученная в работе [21] при его перемещении вместе с анодом поперек столба дуги, горящей в импульсном режиме, служит прямым подтверждением того, что радиальное распре­деление плотности тока подчиняется нормальному закону Гаус­са. Огибающая кривая осциллограммы подобна кривой, изобра­женной на рис. 8. Нор-мальный закон распределения сохраия-

Рис. 9.

Зависимость коэффициента контрагирования от натекания газа для различных токов дуги

(1Л [1]= 6 мм; тн = 2 ■ 10^2 с; хп = 5 • 10" 2 с):

I— /д «= 50 А; 2 — 70 А: Ь — /д-=» Ю0 А;

4 —• /д => 120 А; 5 ~ /д=- 160 A; dc = 1,2 мм.

Рис. 10.

Зависимость коэффициента контрагирования (/) и плотности тока (2) от тока дуги для оптимальных расходов газа (dQ = 1,2 мм; I — 6 мм;

ется практически во всем исследованном диапазоне токов (10— 200 А) дуги и натекания газа. Поэтому изучение энергетиче­ских особенностей дуги низкого давления сводится к определе­нию зависимостей коэффициента а* от различных параметров

разряда, в том числе от давления в рабочей камере. По значе - пиЮ al вычислялись плотность тока /0, условный радиус R то­кового капала столба и средняя плотность тока ь дуге низкого давления.

Зависимость коэффициента сосредоточенности тока а - от

расхода плазмообразующего газа Qp для различных токов дуги изображена ьа рис. 9. Видно, что кривая a J =/(Qp) имеет мак­симум, который при увеличении тока смещается в сторону боль­ших расходов газа. Эти данные свидетельствуют о том, что для каждого тока дуги существует оптимальный расход газа, при котором дуга максимально сжимается (контрагирует). При рас­ходах газа, меньше оптимальных, в дуге (в прианодной ее об­ласти) зарождаются высокочастотные колебания, которые при дальнейшем уменьшении значения Qp усиливаются и ухудшают условия контра гирования дуги. По этим колебаниям можно

устанавливать оптимальный расход газа.

2

Зависимости ас, = / (/д) полученные при опти­

мальных натеканиях газа, по своему характеру различны (рис. 10).

График £о = /(/д) при токе ПОЛ имеет явно выраженный макси­мум, а плотное! ь тока /0 с его ростом стремится к насыщению. Это означает, что при увеличении тока до 110—120 А контра - гирование дуги увеличивается. Дальнейшее увеличение тока приводит к расширению дуги и увеличению пятна нагрева. Однако плотность тока в нем сохраняется достаточно высокой.

Зависимости осевой плотности тока и условного радиуса R токового канала столба от длины дуги для различных диамет-

5

и

J Рис. 11.

Зависимость плотности тока (/, S) и радиуса токового канала столба 2 (2, 4) от длины дуги при различных параметрах канала сопла

7 (ти 1=8 2 * с; тл “ s 10_2 с;

0 Qp = 1 см8/с):

I, 4 — dc «к 3 мы; 2. 2 — ас «=* 1,2 мм.

ров канала сопла плазмотрона представлены на рис. 11. Бидно, что вблиз-и сопла столб дуги заметно расширяется и осевая плотность тока резко падает, причем эти изменения тем суще­ственнее, чем ближе к соплу плазмотрона. На расстоянии, при­близительно равном 15 мм от сопла, дуга приобретает практи­чески цилиндрическую форму и дальнейшее ее удлинение мало влияет на плотность тока и радиус столба. На короткой длине дуги можно реализовать довольно большую плотность тока (около 50 А/мм2 и более) в пятне нагрева. Из графика легко видеть, что с колебаниями длины дуги изменяется плотность тока. Поэтому для обеспечения стабильных параметров швов при сварке короткой дугой необходимо строго поддерживать ее длину. При сварке дугой, длина которой более 15 мм, измене­ния плотности тока с колебаниями длины дуги становятся не­значительными. Поэтому длинная дуга низкого давления имеет преимущества, например при сварке изделий со сложным про­филем швов. Из формул и экспериментальных данных следует, что плотность тока в дуге низкого давления существенно зави­сит от диаметра канала сопла плазмотрона.

Рис. 12.

Зависимость коэффициента контрагирования {/, 3) и раануса столба цуги (2) от длительности импульса тока (/д=110 А;

/д = 6 мм; do =а 1,2 мм; Qp = 2 см3/с):

1. 2 — тп 5 - ИГ-2 с; 3 — тп = 2 * КГ-2 с.

Рис. 13.

Радиальное распределение температуры электронов в дуге низкого давления (/^ = 100 А; = 6 мм; dc = 1,2 мм;

іи — 2,5 > 10—2 с; тп = 5 • 10“~2 с):

/ — Ср => Ь92 сы3/с; 2 — Ср = 2.4 см*/с;

Я — Ct, 2,9 caiVc*

Зависимость коэффициента сосредоточенности тока и услов­ного радиуса дуги от временных параметров импульсного режи­ма горения дуги изображена на рис. 12. Видно, что с увеличе­нием длительности импульса ти тока контрагирование умень­шается и диаметр дуги растет. Так, при изменении ти от 0,02 до 0,12 с коэффициент а* уменьшается в 2 раза, а кривая f (ти)

асимптотически стремится к значению aj;=0t75 мм~2 — коэф­фициенту контрагирования дуги постоянного тока (штриховая линия), причем чьм меньше пауза между импульсами, тем бы­стрее кривая age= f(TH) достигнет этого предела [21].

Кривая a0—f(ти) подобна кривой UA=f(тн) [23], изобра­жающей зависимость падения напряжения на дуге от длитель­ности импульса тока (см. рис. 19). Это подтверждает то, что коэффициент контрагироваиия импульсной дуги низкого дав­ления, как эти следует - из теоретических расчетов, зависит от напряженности поля, причем большему полю соответствует луч­шее контрагирование. Как следует из изложенного, плотность тока в импульсной дуге низкого давления при оптимальных условиях в 1,5—2 раза выше, чем в дуге непрерывного действия. Поэтому дуга низкого давления в импульсном режиме, несомненно, предстаьляеі' практический интерес, и ей впоследствии будет уделено достаточно внимания.

Для выяснения характера радиального распределения тем­пературы электронов были выполнены зондовые измерения. Типичные кривые Ге{г) для различных натеканий газа изобра­жены на рис. 13. Видно, что в центральной зоне столба кривые Те (г) могут быть аппроксимированы выражением (1.4). Изме­ренные значения температуры Те(г) на периферии несколько больше, чем вычисленные по формуле (1.4). Это может быть следствием того, что на периферии столба зондовые характе­ристики имели малый линейный участок, что снижало точность зондовых измерений Те{г). Поэтому приведенные значения Те (Г) для периферии являются приближенными.

Зависимость типа (1.4) для дуги низкого давления легко получить из уравнения баланса энергии (1.3). Естественно, что в дуге низкого давления энергией излучения можно пренебречь. Основным механизмом потерь энергии, по-видимому, остается теплопроводность.

Из всех компонент теплопроводности для обычной плазмы низкого давления наибольший вклад дает электронная тепло­проводность. Однако в плазме, находящейся в продольном маг­нитном поле, или в сильноточной плазме низкого давления, когда движение электронов в радиальном направлении сдержи­вается собственным магнитным полем, роль электронов в теп­лопроводности плазмы уменьшается. В замагниченной плазме движение электронов в радиальном направлении практически прекращается и столб дуги теряет тепло вследствие теплопро­водности тяжелых частиц, в основном атомов. С учетом изло­женного рассмотрим случай, когда теплопроводность плазмы X ** Ла> т - е- когда коэффициент атомной теплопроводности %а пропорционален температуре атомов в степени 1/2. При этом предполагается следующая схема передачи энергии. Электроны приобретают энергию от электрического поля и при соударе­ниях передают ее атомам. Последние, нагреваясь, уносят энер­гию из столба дуги на стенки камеры.

Решением уравнения баланса энергии (1.3) для заданных граничных условий и принятого распределения плотности тока

(1.8) , а также малых значений параметра alr2<^ 1 является выра­жение

(1.18)

где

ь = ioE

(0) Ха (Т0) ’

Для реальных параметров аргоновой дуги низкого давления (/0 = 28,7- 106 А/м2, £ = 33 В/м, Та (0) = 3700 К и X* (3700) = — 0,35 Вт/м • град) вычисляем b = 1,83 • 105 м~2 = 0,183 мм””2.

Экспериментальное значение коэффициента Ьи найденное по кри­вой 1 рис. 13, составляет 0,18 мм~2.

На основании выражения (1.18) легко установить соотноше­ние между коэффициентом сосредоюченности тска а и коэффи­циентом температурного распределения Ъ, Заменяя /0 через all^n, находим

а 4пТа (0) Ха (Т0)

(1.19)

Для приведенных выше значений параметров и тока дуги 7Д = 90 А имеем allb2 ~ 5,48.

Таким образом, расчетные значения коэффициентов a2 и ъу

а также их отношения хорошо согласуются с данными экспери­ментов и являются прямым подтверждением изложенного меха­низма контрагирования дуги низкого давления.