ТСП 11. I источники энергии для сварки глава физические основы и классификация сварочных процессов

• Название: I источники энергии для сварки глава физические основы и классификация сварочных процессов
• Анкор: ТСП 11.doc
• Дата: 16.12.2017
• Размер: 4.1 Mb.
• Имя файла: ТСП 11.doc
• Тип: Документы; #11651
• страница: 2 из 12

Глава 2. ФИЗИЧЕСКИЕ ПРОЦЕССЫ В ДУГОВОМ РАЗРЯДЕ
2.1. Электрический разряд в газах
2.1.1. Виды разряда
В обычном (нормальном) состоянии газы являются хорошими электрическими изоляторами - диэлектриками. Однако, приложив достаточно сильное электрическое поле, можно вызвать наруше­ние изолирующих свойств газа (пробой) и его ионизацию: в газе возникают заряженные частицы, и он становится проводником, благодаря чему появляется возможность пропускать через провод­ник электрический ток и воздействовать на него электромагнит­ными полями. Протекание тока через газ получило название элек­трического разряда в газах (или газового разряда). Различают самостоятельный и несамостоятельный газовые разряды, послед­ний прекращается при устранении внешнего источника ионизации. Явления, возникающие при протекании электрического тока через газ, зависят от рода и давления газа, от материала, из которого из­готовлены электроды, от геометрии электродов и соединяющего их канала, а также от величины протекающего тока.

Газовый разряд может быть неустойчивым (например, искро­вым) и устойчивым (стационарным). В дальнейшем будем рас­сматривать только самостоятельные и стационарные газовые раз­ряды. Их можно классифицировать по внешнему виду: темновой (таунсендовский), тлеющий, в том числе коронный, и дуговой раз­ряды. Например, если в длинной цилиндрической стеклянной трубке, заполненной газом при давлении около 100 Па, медленно повышать разность потенциалов между катодом и анодом, то приборы фиксируют наличие тока начиная с 10^-12А. Он появляется вследствие вызываемой космическими лучами ионизации в объеме газа на стенках трубки и на электродах. С помощью ограничи­вающего сопротивления можно получить все три формы разряда (рис. 2.1). Темновой разряд переходит в тлеющий, который от­личается уже заметным свечением, используемым в газосветных трубках. При этом катодное падение потенциала U_к ≥ 100 В; плотность тока j ≈ 10^-2 ... 10^-1 А/см² .

Практически повсюду, за исключением приэлектродных облас­тей, ионизованный газ электронейтрален, т. е. представляет собой слабоионизованную неравновесную плазму. Это так называемый положительный столб тлеющего разряда. Температура атомов или молекул газа в тлеющем разряде практически не повышается и равна 300...350 К.



Затем через аномальный тлеющий разряд происходит переход к дуговому разряду (существующему, как правило, на токах более 1 А, низком общем напряжении - менее 100 В) с катодным паде­нием потенциала U_к ≤ 20 В и большой плотностью тока на катоде: j_к ≈ 10² ...10⁵ А/см² . Дуговой разряд, или дуга, характеризуется высокой температурой газа в проводящем плазменном канале (при атмосферном давлении Т = 5000...50000 К) и высокими концен­трациями частиц в катодной области.
2.1.2. Возбуждение дуги и ее зоны
Возбуждение дуги возможно в следующих случаях:

1. 
   при переходе из устойчивого маломощного газового разряда в дуговой (см. рис. 2.1);
   
2. 
   в процессе создания высокоионизованного потока пара, пе­рекрывающего межэлектродное пространство (в большинстве слу­чаев с помощью третьего электрода);
   

3)при электрическом пробое газового или вакуумного проме­жутка между электродами, обеспечивающем переход из неустойчивого искрового разряда в устойчивый разряд (осуществляется подачей импульса высокой частоты и высокого напряжения);

4) при размыкании контактов или разрыве перемычки между электродами в цепи с током.

При сварке плавящимся электродом обычно используют дугу размыкания, а при сварке неплавящимся вольфрамовым электро­дом - высокочастотный вспомогательный разряд от осциллятора. Импульс высокого напряжения получают обычно с помощью кон­денсатора. При сварке угольным (графитовым) электродом дугу возбуждают, используя чаще всего третий электрод.

В газовых промежутках (при атмосферном давлении) с резко неоднородным электрическим полем напряжение возбуждения са­мостоятельного дугового разряда не совпадает с напряжением про­боя, которому соответствует перекрытие газового промежутка плазменным каналом с падающей вольт-амперной характеристикой. В этих условиях сопротивление плазменного канала, перекрываю­щего межэлектродный промежуток разряда, становится меньше, чем сопротивление внешней цепи, включая внутреннее сопротивле­ние источника напряжения. Поэтому правильно считать, что при достаточной мощности источника напряжения искровой пробой завершается образованием плазменного канала дуги.

В самостоятельном дуговом разряде начиная с токов выше нескольких ампер наблюдается неравномерное распределение потенциала и температуры между электродами (рис. 2.2, 2.3).



Скачки потенциала в катодной и анодной областях обусловле­ны скоплениями пространственного заряда и повышенным сопро­тивлением этих областей по сравнению со столбом дуги.

Неравномерным оказывается и распределение температуры по длине столба дуги. Высокие значения температуры в столбе дуги (плазменном канале) снижаются до существенно меньших значе­ний на поверхности электродов. Все это приводит к тому, что условия в приэлектродных областях заметно отличаются от условий в плаз­менном канале (шнуре), и, следова­тельно, при изучении процессов в дуге следует выделить три зоны: катодную 1, анодную 2 и столб дуги 3 (рис. 2.4).

В газовом промежутке между двумя электродами заряженные частицы мо­гут возникнуть во всех трех зонах, но главным образом они появляются в ре­зультате процессов эмиссии на катоде и объемной ионизации в столбе дуги. В связи с ограниченностью эмиссии элек­тронов столб дуги (как и любой про­водник) вдали от катода сохраняет по отношению к нему положительный потенциал, поэтому часто его называют положительным столбом. В то же время не следует за­бывать, что плазма столба обычно квазинейтральна.
2.1.3. Вольт-амперная характеристика дуги
Для газового разряда сопротивление не является постоянным (R ≠const), так как число заряженных частиц в нем зависит от ин­тенсивности ионизации и, в частности, от силы тока. Поэтому электрический ток в газах, как правило, не подчиняется закону Ома и вольт-амперная характеристика газового разряда обычно является нелинейной.

В зависимости от плотности тока вольт-амперная харак­теристика дуги может быть падающей, пологой и возрастающей (рис. 2.5). В области I при малых токах (примерно до 100 А) с увеличением тока дуги I_д интенсивно возрастает число заряжен­ных частиц главным образом вследствие разогрева и роста эмиссии катода, а, следовательно, и соответствующего ей роста объемной ионизации в столбе дуги. Сопротивление столба дуги уменьшается и падает нужное для поддержания разряда напряжение U_д; вольт-амперная характеристика дуги является падающей.



В области II при дальнейшем росте тока и ограниченном сече­нии электродов столб дуги несколько сжимается и объем газа, уча­ствующего в переносе зарядов, уменьшается. Это приводит к меньшей скорости роста числа заряженных частиц. Напряжение дуги в этой области слабо зависит от тока, а вольт-амперная харак­теристика является пологой. Первые две области на рис. 2.5 опи­сывают сварочные дуги с так называемым отрицательным элек­трическим сопротивлением.

Падающая и пологая вольт-амперные характеристики свароч­ных дуг типичны для ручной дуговой сварки штучными электро­дами с покрытием (РД) и газоэлектрической (ГЭ) сварки, а также вообще для сварки при малых плотностях тока, в том числе и ду­гой под флюсом (ДФ).

Сварка при высоких плотностях тока и плазменно-дуговые процессы соответствуют области III на рис 2.5. Они характе­ризуются сильным сжатием столба дуги и возрастающей вольт-амперной характеристикой, что указывает на увеличение энергии, расходуемой внутри дуги.

В сильноточных сжатых дугах степень ионизации газа в столбе дуги может достигать значений, близких к 100 %, а термоэмисси­онная способность катода оказывается исчерпанной. В этом случае увеличение тока практически уже не может изменить числа заря­женных частиц в дуге. Ее сопротивление становится положитель­ным и почти постоянным (R ≈ const). Высокоионизованная сжатая плазма по электропроводности близка к металлическому провод­нику и для нее справедлив закон Ома.
2.2. Элементарные процессы в плазме дуги
2.2.1. Основные параметры плазмы
Как известно, плазма состоит из заряженных и нейтральных частиц. Положительно заряженными частицами плазмы являются положительные ионы (газовая плазма) и дырки (плазма твердого тела), а отрицательно заряженными частицами - электроны и от­рицательные ионы.

Состав нейтрального компонента плазмы может быть доста­точно сложным: помимо атомов и молекул, находящихся в нор­мальном состоянии, в плазме в гораздо большем количестве могут присутствовать атомы и молекулы в различных возбужденных со­стояниях. Но поскольку плазма - это ионизованный газ, для ее описания используются те же понятия, что и для обычного газа.

Введем основные параметры плазмы, исходя из простых молекулярно-кинетических представлений. Прежде всего необходимо знать концентрацию (плотность) частиц разного сорта n_α м^-3 (ин­декс α означает сорт частиц). Далее все величины, относящиеся к электронам плазмы, будем обозначать с индексом е, к ионам - с ин­дексом i, а к нейтральным частицам - с индексом α. Если в плазме присутствуют ионы нескольких сортов, следует задавать отдельно концентрацию ионов каждого сорта. Состав плазмы удобно также характеризовать безразмерным параметром - отношением концен­трации электронов к сумме концентраций нейтральных частиц и

электронов, или степенью ионизации По степени ионизации плазму обычно подразделяют на слабо ионизованную (χ << 10^-3 ) и полностью ионизованную (χ → 1), т. е. плазму, состоящую только из заряженных частиц.

Частицы, образующие плаз­му, находятся в состоянии хао­тического теплового движения. Для характеристики этого дви­жения вводят понятие темпера­туры плазмы в целом Т или от­дельных ее компонентов - час­тиц сорта α - Т_α. Температура плазмы вводится в предположе­нии, что плазма в целом нахо­дится в состоянии термодинами­ческого равновесия, а функции распределения частиц всех сор­тов по скоростям v являются максвелловскими с одной и той же температурой T; в этом случае плазма называется изотермической. Гораздо чаще в плазме имеет­ся частичное термодинамическое равновесие, когда отдельные ее компоненты имеют максвелловские распределения по ско­ростям с различными температурами. Такая плазма является не­изотермической.

В частности, распределение электронов по модулям скоростей описывается выражением:

(2.1)


где k = 1,38 • 10^-23 Дж/К - постоянная Больцмана; Т_е - температура электронов, К; v - скорость хаотического теплового движения электронов, м/с.

График функции f_e(v) приведен на рис. 2.6. Аналогичный вид имеют функции распределения по скоростям и для других час­тиц. Максимум функции f_e(v) определяет наиболее вероятную скорость


Средняя тепловая скорость электронов

(2.3)

Для средней квадратичной скорости получаем

(2.4)

В случае максвелловской функции распределения (2.1) темпе­ратура Т_е характеризует среднюю кинетическую энергию теплово­го движения электрона ε ־:

(2.5)

Поскольку температура и средняя кинетическая энергия тепло­вого движения частиц столь тесно взаимосвязаны, в физике плаз­мы принято выражать температуру в единицах энергии, например в электронвольтах. Температура Т_эВ, выраженная в электронвольтах, связана с соответствующей температурой Т, выраженной в кельвинах, соотношением

Рассчитаем, какая температура Т (в кельвинах) соответствует температуре Т_эВ = 1 эВ:



Отметим, что средняя кинетическая энергия частицы ε ־ равна

3/2 Т_эВ, а не Т_эВ.

Часто пользуются понятием температуры плазмы и в тех слу­чаях, когда функция распределения частиц (сорта α) отличается от максвелловской, понимая под температурой Т_α величину, опреде­ляемую соотношением (2.5).

Плазму газового разряда часто называют низкотемпературной. Ее температура обычно не превышает 10⁴ ...10⁵ К, а концентрация заряженных частиц n_е ≈ n_i ≈ 10⁸ ... 10¹⁵ см^-3 , причем такая плазма практически всегда слабоионизована, так как концентрация нейтральных частиц n_α ≈ 10¹² ...10¹⁷ см ^-3 . В плазме сильноточного дугового разряда Т ≈ 10⁴ ...10⁵ К, а концентрация заряженных частиц n_е ≈ n_i ≈ 10¹⁸ ... 10²⁰ см^-3 при практически полной ионизации.
2.2.2. Квазинейтральность. Плазменная частота и дебаевский радиус экранирования. Коллективные свойства плазмы
Данное выше определение плазмы является неточным. Дело в том, что не всякий ионизованный газ представляет собой плазму. Удовлетворительным определением плазмы является следующее: плазма - это квазинейтральный газ, состоящий из заряженных и нейтральных частиц, который проявляет коллективные свойства. Понятия «квазинейтральный» и «коллективные свойства» требуют разъяснения.

Характерной особенностью плазмы является ее макроскопиче­ская нейтральность, поддерживаемая взаимной компенсацией объ­емных зарядов положительных ионов и электронов. Однако такая компенсация имеет место лишь в среднем - в достаточно больших объемах и за достаточно большие промежутки времени. Поэтому говорят, что плазма - квазинейтральная среда. Размер области пространства и промежуток времени, в пределах которых может нарушаться компенсация объемного заряда, называют соответст­венно пространственным и временным масштабами разделения зарядов.

Условие квазинейтральности обусловливает связь между кон­центрациями электронов и ионов. В случае когда в плазме имеют­ся однократно ионизованные ионы только одного сорта, это усло­вие записывается в виде n_е = n_i, так как заряд электрона равен за­ряду положительного иона со знаком минус, т. е. е= - е_i.

Оценим сначала из простых физических соображений времен­ной масштаб разделения зарядов. Представим себе, что какой-либо электрон плазмы отклонился от своего первоначального Положения равновесия. При этом возникает возвращающая сила, равная средней кулоновской силе взаимодействия частиц, т. е.

- среднее расстояние между части­цами. В результате электрон начнет колебаться около положения равновесия с частотой



где величина ω_Le называется ленгмюровской или плазменной час­тотой и является чрезвычайно важной характеристикой плазмы. Естественно, можно принять за временной масштаб разделения зарядов величину, обратную плазменной частоте, т. е.

(2.7)

поскольку за промежутки времени t » τ частицы совершат много колебаний около положения равновесия и плазма в целом будет вести себя как квазинейтральная система.

Рассмотрим теперь пространственный масштаб разделения зарядов. Из простых физических соображений ясно, что он должен быть равен расстоянию, на которое может сместиться возмущение плотности заряженных частиц вследствие их теплового движения за время, равное периоду плазменных колебаний. Определенный таким образом пространственный масштаб разделения зарядов для плазмы носит название электронного дебаевского радиуса экра­нирования r_De и играет в физике плазмы фундаментальную роль. Он выражается в метрах и вычисляется по формуле

(2.8)
где ε₀ = 8,85 • 10^-12 Кл/(В • м) - электрическая постоянная, Т_е и n_е -

соответственно температура, К, и концентрация, м³ , электронов.

Итак, для квазинейтральности плазмы необходимо, чтобы ее характерные размеры L значительно превосходили дебаевский ра­диус экранирования:

(2.9)

Только при условии (2.9) систему заряженных частиц можно считать плазмой, т. е. материальной средой с новыми качествен­ными свойствами. В противном случае получается простая совокупность отдельных заряженных частиц, к исследованию которой применима электродинамика вакуума.