ТЕОРИЯ сварочных процессов

Явления переноса, баланс нергии и температура в столбе дуги

Направленное движение ионов и электронов в плазме может быть вызвано двумя причинами: электрическим полем, создаю­щим ток, или же разницей в концентрации частиц между раз­личными участками плазмы. Кроме того, в неравномерно нагре­той плазме обмен частицами между областями с различной тем­пературой создает механизм плазменной теплопроводности, бла­годаря которому через плазму идет поток тепловой энергии. Пе­речисленные процессы объединяются общим названием—явление переноса. Они обеспечивают переход от неравновесного к равно­весному состоянию.

Как отмечалось выше, скорости и энергии частиц в плазме распределяются по закону Максвелла — Больцмана. Средняя квадратичная скорость частиц может быть определена из равен­ства

mv2/2 = (3/2)kT, откуда v=-J3kT/m=^J3RT/A, или и» 1,6- 102 V Т/А,

где А — атомная масса числа, а Т — температура газа, К.

Значения средних квадратичных скоростей различных частиц при Т «6000 К приведены ниже:

Частицы Н Не С О Аг Hg Электроны

v, м/с..................... 12■ 103 6-Ю3 4-Ю3 3-Ю3 2-Ю3 1-Ю3 5-Ю5

ЭЛЕКТРОПРОВОДНОСТЬ

Плотность тока j в плазме будет равна сумме электрических зарядов, пересекающих единичную площадку за 1 с.

Если дрейфовая скорость зарядов ve, то согласно уравнениям (2.2) и (2.4)

j= eneve={nee2/те)іЕ = уЕ, (2.39)

где X — электропроводность.

Здесь т характеризует среднее время пробега электронов по отношению к таким столкновениям, в результате которых тормо­зится электронный поток, поэтому

/іе= 1/т«+ 1/т«ю. (2.40)

Столкновения электронов между собой не учитываются, так как они не приводят к торможению электронного потока.

Представляют интерес два крайних случая электропровод­ности плазмы: а) полностью ионизированная плазма при х— 1, по=0; в) слабо ионизированная плазма при х<С1,

(при однозарядных ионах).

В полностью ионизированной плазме Qea= 0, т = тС1, пе =

= П,2 И

X = 0,9- 10 7T¥2/z, (2.41)

где 2 — заряд ионов.

Оказывается, что в этом случае у не зависит от концентра­ции электронов пе, так как с ростом пе уменьшается время про­бега т«; при одной и той же температуре у тем больше, чем мень­

ше 2 — заряд ионов; X растет пропорционально Т2/3, т. е. весьма быстро. Например, при Те= 15- 106 К водородная плазма имеет такую же электроводность, как обыкновенная медь при ком­натной температуре:

107 См/м.

Для слабо ионизированной плазмы торможение электронов происходит главным образом из-за столкновений с нейтральными атомами и молекулами. В этих случаях Qe, мало и согласно урав­нению (2.27)

Т —— Tea— 1 /(^0HQea) •

Электропроводность согласно уравнению (2.4)

у = {пе/по) (e2/me)- l/(vQea). (2.42)

Черта над произведением vQea означает, что берется среднее значение этого произведения с учетом распределения электронов по скоростям и зависимости Qea от ve - Из формулы (2.42) видно, что электропроводность слабо ионизированной плазмы попорци - ональна степени ионизации пе/п. й. Поэтому у должна быть мала из-за недостатка в носителях тока. Она в десятки тысяч раз меньше электропроводности меди.

АМБИПОЛЯРНАЯ[2] ДИФФУЗИЯ

Направленные потоки ионов и электронов в плазме могут возникать не только под действием электрического поля, но и при условиях, когда концентрация частиц в различных точках неодинакова. Силой, приводящей в движение частицы, здесь бу­дет разность давлений.

В слабо ионизированной плазме давление электронного и ион­ного компонентов мало по сравнению с давлением нейтрального газа, поэтому при диффузионном движении заряженных частиц, так же как и при прохождении тока, происходит не перемещение всей массы вещества, а только перемещение составляющих.

Характерной особенностью процесса является то, что по усло­вию квазинейтральности скорости диффузии электронов и ионов должны быть одинаковы. Поскольку электроны обладают боль­шой подвижностью, они опережают ионы, создавая благодаря этому опережению электрическое поле, которое сильно тормозит их и слегка ускоряет тяжелые ионы. В результате происходит выравнивание скоростей и весь процесс идет со скоростью, близкой к той, которая в отсутствие электрического поля соответ­ствовала бы диффузионному движению ионов.

Такой процесс совместного движения ионов и электронов через газ получил название амбиполярной диффузии.

ТЕПЛОПРОВОДНОСТЬ ПЛАЗМЫ

Теплопроводность плазмы также обусловлена движением час­тиц. Главную роль в переносе теплоты от более горячих участ­ков плазмы к холодным играют электроны (благодаря большей тепловой скорости). Если вдоль некоторого направления суще­ствует перепад температур, то электроны с большими энергиями идут в одну сторону, а с меньшими — в другую.

В результате появляется поток тепловой энергии qT в сторону более холодных слоев плазмы, пропорциональный относительной величине перепада температур, т. е. температурному градиенту:

qr=-kgraiT, (2.43)

где к — коэффициент теплопроводности., называемый далее для краткости — теплопроводность.

Для плазмы к = ка--ке, т. е. учитывается атомный ка и элект­ронный ке механизмы теплопередачи. Причем

ка={/2)knavak (2.44)

ке= (2/3)kneveAe( 1 +х). (2.45)

В центре столба дуги из-за большого ке и ие будет ке^>ка, а да границах столба значение ке мало, так как мало пе.

Подставляя в уравнение (2.44) значения &= 1,38 • 10~23 ДжХ X К-1 Л=1 /(nQ) [см. формулу 2.9], у =1,6- 102~/ Т/А [см.

уравнение (2.38)], получаем

каж (2.46)

Сварочная дуга в широких пределах представляет собой само­регулирующуюся систему. Уравнение Саха в этом плане может рассматриваться как условие саморегулирования столба по х, р, Г, т. е. по степени ионизации, давлению, температуре.

В дуге автоматически устанавливается также минимальная напряженность £. Согласно принципу Штейнбека, описывающе­му это явление, температура Т столба дуги и его токопроводя­щий радиус R при данном токе /ив данной среде должны быть такими, чтобы напряженность в столбе была минимальной:

дЕ/дТ = 0; <?£/<?/? = 0. (2.47)

Саморегулирование по радиусу подтверждается тем, что с ростом тока увеличивается сечение столба и напряженность па­дает.

БАЛАНС ЭНЕРГИИ В СТОЛБЕ ДУГИ

Пренебрегая очень небольшой долей энергии, получаемой ио­нами при их ускорении в продольном поле (ионный ток мал), можно считать, что вся энергия, отбираемая разрядом от внеш­него источника в столбе дуги, переходит непосредственно к электронам плазмы.

Эта энергия расходуется на возбуждение и ионизацию моле­кул газа, а также на повышение их кинетической энергии при упругих столкновениях. В конечном итоге баланс мощности для единицы длины столба дуги имеет вид

/£=Н7„+ГТ+ГК, (2.48)

где Wn — потери столба дуги излучением; И7Т и WK — соответ­ственно потери теплопроводностью и конвекцией.

Отношение Wn/ (FT+ WK) зависит от режима дуги, формы столба и рода атмосферы. Для слаботочных дуг, ограниченных стенками, Эленбаас и Геллер пренебрегли Wn a WK и рассчитали баланс энергии. Однако из опыта известно, что для дуг в парах металлов при /=100...1000 А до 90% энергии столба дуги теря­ется излучением. Спектр излучения таких дуг близок к спектру абсолютно черного тела, т. е. они представляют собой эффек­тивные излучатели. Для краткости будем ниже такие дуги назы­вать металлическими или Ме-дугами.

Считая дугу цилиндрической по форме с постоянной плот­ностью тока по сечению канала, К. К. Хренов (1949) принял баланс мощности столба в следующем виде («каналовая» модель дуги):

IE = Wn = 2nR^aT (2.49)

где аГ4 — удельное излучение по закону Стефана — Больцмана; /?Эф — радиус токоведущего канала дуги.

Пример 8. Сравним потери Wr и В7П столба «железной» дуги при 5000 К, задавшись QFe = 50 V 'О-20 м2, ЛТ/Л* = 107 К/М, АРе = 54, б = 5,7-1(Г8 Вт/(м2 ХК4). Пользуясь формулами (2 49) и (2 46), получим

Гт _ hATJSx _ 10~2'(1/Qf.)V77^10; _ КГ2' -0.2- 10'9-У5000/54-107 _

W„ 074 ~ oT' ~ 5,7-10-8- (5000)4 W

0,0003,

что подтверждает приемлемость каналовой модели

ТЕМПЕРАТУРА ДУГИ

Применяя далее уравнение (2.7) i=tieeve, определяя кон­центрацию электронов пе из уравнения Саха (2.38), как пе — = хп, а также используя принцип Штейнбека, К. К. Хренов полу­чил для температуры в столбе дуги

Т„ « 8ООы0, (2.50)

где m — эффективный потенциал ионизации в плазме.

Опыт показал, что уравнение (2.50) справедливо для ручной дуговой сварки плавящимся электродом, а для сварки под флю­сом имеет вид

Г«1100ио. (2.51)

По длине столба температура принимается постоянной.

Для дуг, горящих в газовой среде (Аг, Не), на тугоплавких катодах (уголь, вольфрам) каналовая модель, как правило, мало подходит. Это обусловлено конической и колоколообразной фор­мой столба дуги и непостоянством температуры по его длине; различной излучательной способностью газов, которая у гелия, например, весьма мала; наличием плазменных струй и т. д.

Однако для приближенной оценки средней температуры в центре столба W-дуг (вольфрамовых) можно принять

Г«1000мо, (2.52)

что в аргоне дает Т— 16 000 К, а в гелии Т= 25 000 К. Это близ­ко к опытным данным и соответствует тому факту, что основной плазмообразующий газ в W-дугах — это обычно защитный газ, а не пары металла.

ВЛИЯНИЕ ГАЗОВОЙ СРЕДЫ

Для сварки находят применение дуги с плавящимся и непла - вящимся электродами, горящие в среде или в струе защитных газов Аг, Не, СОг и др. Эти газы влияют на состав плазмы стол­ба и, следовательно, на ее параметры «о, Qe, я2, от которых за­висят температура столба, напряженность и плотность тока в нем. При малых скоростях и ламинарном течении струи газов вносимые ею изменения незначительны. Например, для сварки плавящимся электродом свойства столба при атмосферном дав­

лении могут быть определены потоками паров электродов и мало зависеть от состава защитной атмосферы. Тогда в расчет вво­дятся константы к0, Qe, а2 для паров электродов. Опыты Г. И. Лес­кова показали, что обдувание Me-дуги при /=200 А струей арго­на, углекислого газа или воздуха при малой скорости течения (около 1м/с) практически не изменило ее характеристики. Одна­ко в вакууме и в парах воды Е меняется значительно (от 2 В/см в первом случае до 80 В/см во втором).

Для сварки неплавящимся электродом (W, С и др.) состав плазмы столба определяется в основном защитными газами. На­пример, аргон, для которого и = 15,7 В, a Qe — 2,5 • 10“20 м2, сни­жает напряженность поля Е и увеличивает плотность тока. Нао­борот, гелий, водород (соответственно Qe — 5- 10~22 и 130Х X 10~22 м2) увеличивают Е и снижают /. Следует учесть также, что гелий и водород имеют высокую теплопроводность, способству­ющую росту напряженности Е в столбе дуги.

Анализ проводимости вещества, а также элементарных про­цессов и термодинамики плазмы показал следующее.

В сварочных дугах имеются три характерные зоны — катод­ная, анодная и столб дуги. Столб сварочных дуг при атмосфер­ном давлении представляет собой плазму с локальным термичес­ким равновесием, квазинейтральностью и свойствами идеального газа. В столбе вакуумных сварочных дуг термическое равновесие может не наблюдаться, т. е. Те^>(Т,= Тл). С помощью физики элементарных процессов в плазме определяют потенциал иониза­ции газов «„ эффективное сечение взаимодействия атомов с элек­тронами (по Рамзауэру) Qe и отношение квантовых весов а2. С использованием термодинамических соотношений (первое на­чало термодинамики, уравнение Саха) определяют эффективный потенциал ионизации и0, температуру плазмы столба Т, напря­женность поля Е и плотность тока j в нем.

Приближенные формулы позволяют оценивать значения пара­метров столба сварочной дуги и влияние отдельных факторов процесса.