ТЕОРИЯ сварочных процессов

Элементарные процессы в плазме дуги

ЭФФЕКТИВНОЕ СЕЧЕНИЕ ВЗАИМОДЕЙСТВИЯ

После возбуждения разряда ионизация в газе может происхо­дить в основном двумя путями: взаимным соударением частиц и поглощением квантов энергии (фотоионизация).

Одновременно идут процессы деионизации, т. е. образование нейтральных частиц при взаимодействии ионов и электронов.

Длину свободного пробега частицы Л, среднее время пробега т = A/v и число столкновений частиц за 1 с v = 1/т можно свя­зать с характеристиками, определяющими самый процесс столк­новения частиц, введя понятие об эффективном сечении столк­
новения Q, которое для обычных газов часто называют газокине­тическим:

Q = лйг, (2.8)

где d — диаметр частицы.

Для того чтобы произошло столкновение, центры молекул должны находиться на минимальном расстоянии, равном диамет­ру d частицы. Принимая модель упругих шаров (рис. 2.9), легко видеть геометрический смысл сечения Q — это площадь круга радиусом, равным сумме радиусов сталкивающихся частиц. При учете движения обеих частиц принимают

Q = V2 nd

Длина пробега Л будет зависеть как от Q, так и от я — кон­центрации частиц в 1 м3. Определяя относительную долю площа­ди, занятой частицей, через слой газа единичной площади тол­щиной dx (рис. 2.10), получим вероятность соударения на длине dx, равную nQ/1.

С другой стороны, вероятность столкновения частиц при ма­лом dx соответствует отношению толщины слоя dx к длине про­бега Л и равна dx/X. Следовательно,

dx/A. = nQdxj 1,

откуда

Л= I/(nQ)

т = 1 /{vnQ).

Оказывается, для молекул газокинетическое сечение Q мало зависит от их энергии (при высоких температурах). В то же вре­мя чем больше размеры частиц, тем меньше их пробег. Кроме того, согласно уравнению Клапейрона

А=1 /(nQ) = kT/{pQ). (2.11)

Ь)

Подставляя значение 6= 1,38-10 23 Дж/К и р= 1,01X X Ю5 Па, получим

Л = 1,36- 10_28(7/Q). (2.12)

Иногда эффективное сечение дается не для одной пары час­тиц, а на 1 м3 газа. Тогда

S = nQ. (2.13)

Наличие сил кулоновского взаимодействия между электро­нами и ионами делает их соударения в плазме значительно более сложными, чем соударения нейтральных частиц. Вместо броунов­ского зигзагообразного движения молекул траектория заряжен­ной частицы становится извилистой, соответствующей измене­ниям (флуктуациям) электрического поля в плазме. Поэтому в плазме, вообще говоря, должны учитываться все возможные сечения соударений: ион — атом— Q, a (перезарядка); ион —

ион — Qu (сечение Гвоздовера); электрон — атом — Qea (сечение Рамзауэра); электрон — ион — Qei (прилипание или захват элек­трона) и электрон — электрон Qee. Тогда для k видов частиц

А. е = I /(EktikQek).

Однако практически в сварочных дугах достаточно учитывать только Qea или Qe = Qea + Qei, так как другие сечения сравни - тельно малы.

ЭФФЕКТ РАМЗАУЭРА

Вероятность соударения Qea оценивается так называемым сечением Рамзауэра, которое в отличие от газокинетического сильно зависит от энергии электронов (рис. 2.11).

При малых энергиях электронов в тяжелых благородных газах взаимодей­ствие электронов с атомами сильно ослабляется в связи с эффектом Рамзауэра. Это объясняется волновым характером поведения электрона в процессе его упру­гого взаимодействия. При определенном соотношении между длиной волны де Бройля

А Б=й/(тв), (2.14)

соответствующей медленно движущемуся электрону, и размерами атома созда­ются условия для сравительно беспрепятственного прохождения волны через атом, что дает малое сечение Qea.

В условиях обычных сварочных дуг при 5000 К < Тст < < 12 000 К значения полных сечений Рамзауэра для взаимодей­ствий Qe = Qea - f - Qeiy вычисленные Меккером, составляют от * (2...5) • 10~16 см2 для инертных газов до 5-10~14 м2 для щелочных металлов (рис. 2.12), т. е. отличаются почти в 200 раз.

Возникает вопрос: когда и какие именно значения пробега или эффективного сечения следует применять в расчетах?

Из рис. 2.11 видно, что эффект Рамзауэра и минимум сечения Se = nQe соответствуют энергиям электрона порядка ей « 1 эВ.

В плазме столба сварочной дуги при Т„ = 5000... 10 ООО К, как будет показано ниже, средняя энергия электронов, имеющих максвелловское распределение скоростей, равна 2kT и составляет как раз 1,0...2,0 эВ. Поэтому для плазмы в инертных газах сле­дует брать

Ае = 1/Se, (2.15)

что отвечает минимуму соответствующей данному газу кривой Рамзауэра.

В переходных областях дуги температуры электронов Те и газа Тл отличны, термическое равновесие не соблюдается (Те ф Ф ТЛ) и электроны могут набирать энергию до (0,5... 1,0) и, или

ив, т. е. до 10...20 эВ. На рис. 2.11 это примерно соответствует

газокинетическим сечениям молекул.

Средний газокинетический пробег иона в слабых полях Л, мало отличается от пробега молекул, т. е. для ионов (если диа­метры иона и молекулы считать равными)

Л, «Л.. (2.16)

В сильных полях, где и, > vH, молекулы можно считать непод­вижными, тогда

A,= V1>A7 (2.17)

Скорость электронов и в слабых полях много больше скорос­ти молекул Ve vM. Кроме того, согласно кинетической теории газов электрон можно считать точкой (de <С du). Это значит, что электрон может подойти к центру молекулы на расстояние d/2, поэтому площадь круга эффективного соударения Qea будет вчет­веро меньше. Учитывая это, получим газокинетический пробег электрона:

Ле = л/2 -4ЛМ « 5,6ЛМ. (2.18)

Например, в воздухе при Т = 300 К и атмосферном давлении для газов = 1-10-7 м. В плазме при Т = 6000 К Лм будет в 20 раз больше [см. фор­мулу (2.12)], а 20-5,6-ИГ7 = 10“5 м.

Такое значение А[1] (~ 10-5 м) часто принимают при расчете в переходных зонах дуги наряду с Л,« 10~7 м.

Вычисленный по Рамзауэру пробег электрона в плазме Ае может отличаться от газокинетического в десятки раз.

УПРУГИЕ И НЕУПРУГИЕ СОУДАРЕНИЯ.

термическая ионизация

Электрическое поле дуги напряженностью £ сообщает за 1 с энергию /£ электронам и ионам в 1 м3 столба. Электроны в связи с подвижностью воспринимают наибольшую часть этой энергии и в результате соударений передают ее атомам и ионам.

Возможны два рода соударений — упругие и неупругие:

/£=шупр + ш„е упр. (2.19)

Электрон, который близко подходит к атому, отталкивается электронным облаком, но нарушает, в свою очередь, располо­жение облака. Окончательный результат зависит от скорости электрона (его энергии и направления движения). Медленный электрон легко отражается, а атомное электронное облако пре­терпевает лишь незначительное возмущение; это так называемое упругое соударение. Классически его можно представить как столкновение двух идеально упругих шаров, обменивающихся кинетической энергией. Изменения потенциальной энергии атома здесь не происходит.

Результатом упругих соударений электрона с тяжелыми частицами будет увеличение кинетической энергии последних, т. е. повышение температуры плазмы.

Энергия тепловых электронов в сварочной дуге составляет порядка 1 эВ, так как ЮуПр = mv2/2 = (3/2)6Т, и если Т « 5800 К, a k яг 1/11 600 эВ/К, то кТ = 0,5 эВ, а (3/2) kT — 0,75 эВ. Обычно тепловую энергию оценивают значе­нием kT, а не (3/2) kT.

Значения энергии диссоциации шд молекул различных газов при­ведены ниже:

Газ................................ Н2 О2 N2 F2 СОг

шд, эВ. . . 4,48 5,08 7,37 1,6 9,7

Запасаясь в возбужденных атомах, энергия вновь уходит из них в виде излучения — столб дуги светится.

ПОТЕНЦИАЛ ИОНИЗАЦИИ

Ионизацию можно рассматривать как крайний случай воз­буждения, когда электрону сообщается энергия большая, чем самый высокий возбужденный уровень атома.

Энергию, которая должна быть сообщена электрону для его ионизации, часто выражают в вольтах (точнее в электрон-воль­тах) и называют соответственно потенциалом ионизации — U,. Условия неупругого соударения электрона е при напряжении поля U можно записать так:

eU > шд (или ш„; w,). (2.20)

Значения первых потенциалов ионизации Ut некоторых ато­мов приведены ниже.

Cs К Na Са Fe Н О N Ar F Ne Не

Атом ....

U,, эВ. . . 3,9 4,3 5,11 6,08 7,83 13,53 13,56 14,5 15,7 18,6 21,5 24,5

Неупругие соударения частиц между собой при высоких тем­пературе и плотности газа приводят к так называемой терми­ческой ионизации, которая возникает за счет кинети­ческой энергии частиц. Наиболее вероятна схема электронного удара:

ебыстр т - А® -)- 2е и едя • (2.21)

атом ион

После неупругого соударения оба электрона будут обладать малыми скоростями и вновь начнут ускоряться электрическим полем.

Ионизация холодной плазмы осуществляется весьма неболь­шим числом высокоскоростных электронов, соответствующих «хвосту» максвелловского распределения. Поэтому неупругих столкновений в сварочном столбе дуги обычно значительно мень­ше, чем упругих.

Энергия ионизации зависит от строения атома, т. е. от его места в периодической системе элементов (рис. 2.13). Она представляет собой периодическую функцию атомного номера элемента Z и снижается с уменьшением номера группы и уве­личением номера периода таблицы Менделеева. Наименьший потенциал ионизации U, — 3,9 эВ имеют пары Cs (см. выше). Единственный валентный электрон у щелочных металлов I груп-

Рис 2 13 Потенциалы ионизации элементов в зависимости от их поряд­кового номера z в таблице Менделеева

пы слабо связан с ядром, поэтому и энергия ионизации этих металлов невелика. Наивысший потенциал Ut — 24,5 эВ наблю­дается у самого легкого из инертных газов — гелия Не. Оболочка благородных газов заполнена и поэтому наиболее прочна.

Фотоионизация. Атомы и молекулы могут возбуждаться не только при соударениях между собой или с ионами и электрона­ми, но и путем поглощения квантов излучения. Такие кванты в дуге появляются при рекомбинации других сильно возбужден­ных атомов.

Условие фотоионизации

hv > eU„ (2.22)

где h = 4,13-10-15 эВ-c — постоянная Планка.

Имея в виду, что частота колебаний

v = с/А,

где с — скорость света, можно определить длину волны Л, элек­тромагнитного излучения, м, способного вызвать ионизацию ато­мов:

Л, = hc/(eUi) — 4,13-10—15 • 3 - 0ia/(eUl) = 12,4 • 10-7/(et/I). (2.23)

Чем больше потенциал ионизации элемента Ut, тем меньше требуемая Л,. Для сварочной дуги, где U, лежит в пределах 4... 25 эВ, соответствующие длины волн находятся в ультрафиолето­вой части спектра.

Например, для аргона

U, = 15,7 эВ; Л, = 1240/15,7 = 78,5 нм,

а для щелочных металлов U, — 4...6 эВ; А, = 200,0...300,0 нм.

Фотоионизация в плотной плазме, видимо, незначительна по сравнению с термической ионизацией, причем выделить их доли расчетным и опытным путем пока не удается.

Деионизация. В любой точке стационарного разряда концент­рация заряженных частиц любого типа определяется равенством скоростей образования и потерь частиц в этой точке. Иониза­ция в плазме приводит к разделению зарядов, но электрическое притяжение ограничивает степень возможного разделения и плазма, как будет показано ниже, остается квазинейтральной. Наряду с ионизацией непрерывно происходят уравновешивающие ее процессы деионизации. К ним относятся рекомбинация заря­женных частиц в нейтральные, захват электронов (прилипание), дрейф проводимости и диффузионные процессы, выравнивающие концентрацию (амбиполярная диффузия).

Рекомбинация. Скорость рекомбинации ионов, электронов н нейтральных частиц при их концентрации л,, пе, п определяется коэффициентом рекомбинации R по уравнению

drh/dt = drie/dt = dn/dt — — Rn3, (2.24)

причем коэффициент R тем больше, чем больше плотность час­тиц. Он зависит также от типа частиц, времени их жизни и раз­меров ионов, от наличия близко расположенных тел (нейтраль­ных атомов воздуха или охлаждающих стенок).

Проводимость газового промежутка определяют прежде всего электроны как высокоподвижные частицы. Захват электронов атомами (прилипание) и ионами в процессе рекомбинации мож­но в некоторых случаях рассматривать как процесс обратимый, а в других — как практически необратимый процесс.

Например, процесс Na+ + e^Na° можно считать обрати­мым. Если же при сварке в состав покрытия или флюса вводят плавиковый шпат СаИг, то в этом случае может происходить необратимый захват электрона фтором.

Захват электронов с образованием тяжелых отрицательных ионов может осуществляться и другими атомами металлоидов, которые обладают довольно большим сродством к электрону (3...4 эВ). В дуговом разряде под флюсом из галогенов могут происходить, например, такие процессы:

F + e-^F-' +3,94 эВ; О + е->СГЧ 3,8 эВ;

СІ + е-э-СГ' + 3,7 эВ; Н + е Н“' + 0,76 эВ.

Порядок энергии электронного сродства таков, что указан­ные процессы могут считаться обратимыми. Но быстрая реком­бинация молекул из этих ионов с положительными ионами метал­лов (Ri велико) приводит к более интенсивной деионизации раз­рядного промежутка.

ИЗЛУЧЕНИЕ ПЛАЗМЫ

Явление рекомбинации электрона с ионом заключается в том, что свободный электрон, пролетая в поле иона, захватывается последним и переходит в связанное состояние. При этом осво­бождается энергия, равная сумме кинетической энергии свобод-

Рис 2.15. Сплошной спектр излучения столба дуги в сравнении с солнечным спектром (Е. Ролласон, Е. Ван-Сом­мер н)

ного электрона и его энергии связи. Например, если электрон с энергией We захватывается протоном и в результате образуется нормальный атом водорода, то полный выигрыш энергии соста­вит w, -+- 13,6 эВ (рис. 2.14).

Заштрихованная область на диаграмме энергий соответствует свободным электронам. Кинетическая энергия их отсчитывается от нулевой линии вверх. Нормальное состояние электрона, свя­занного в атоме водорода, соответствует отрицательной энергии 13,6 эВ.

Напомним, что за нулевой уровень энергии условно принимается состояние, при котором связь между ядром и электроном разорвана и эти частицы разве­дены на очень большое расстояние с пулевой кинетической энергией.

Освобождающаяся энергия может быть излучена в виде фотона с энергией We + 13,6 эВ. Возможен также ступенчатый переход, при котором атом сначала оказывается в одном из доступных возбужденных состояний, а затем перескаки­вает на нормальный уровень. Это изображено на правой стороне диаграммы.

Тормозному излучению соответствует изменение энергетического состояния электрона в заштрихованной области (переход между точками а и Ь).

Так как свободные электроны обладают непрерывным набо­ром энергий, то фотоны, излучаемые в процессе рекомбинации, образуют сплошной спектр, на который накладывается линей­чатый спектр возбужденных атомов, образующихся при ступен­чатых переходах.

Для сварочных дуг, имеющих Те« Ті ^ 104 К, излучение рекомбинации преобладает над тормозным излучением электро­нов и имеется преимущественно сплошной спектр с максимумом в области видимого и ультрафиолетового диапазонов (0,3... 1,0 мкм). Спектр сварочной дуги в парах металлов приближает­ся к спектру солнечного излучения с небольшим сдвигом от последнего в сторону длинных волн (рис. 2.15).

Сплошной спектр интегрально дает наибольшую часть излуче­ния дуги. Однако интенсивность отдельных линий линейчатого спектра на фоне сплошного спектра гораздо выше. По частоте (длине волны) и интенсивности определенных спектральных ли­ний, излучаемых в разных зонах дугового разряда, можно судить о концентрации возбужденных атомов и, следовательно, о темпе­ратуре зоны. Сравнивания интенсивности спектральных линий, су­дят об электронной температуре плазмы и степени приближения ее к термодинамическому равновесию. Важные сведения о плот­ности электронов в плазме получают, измеряя уширение спект­ральных линий.