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: 4 из 12

Фотоионизация


Атомы и молекулы могут возбуждаться не только при соуда­рениях между собой или с ионами и электронами, но и путем по­глощения квантов излучения, которые появляются в столбе дуги при рекомбинации других сильно возбужденных атомов. Условие фотоионизации выражается формулой

(2.27)

где h = 4,13∙10^-15 эВ∙с - постоянная Планка; v = c/λ_i – частота колебаний; с - скорость света; λ_i - длина волны электромагнитного излучения, способного вызвать ионизацию атомов, м. Из условия (2.27) получаем выражение для λ_i

(2.28)

Чем больше потенциал ионизации элементаU_i, тем меньше требуемая длина волны λ_i. Для сварочной дуги значения eU_i со­ставляют 4...25 эВ и соответствующие длины волн находятся в ультрафиолетовой части спектра. Например, для аргона eU_i= 15,7 эВ, λ_i = 1,24-10^-6 /15,7 = 7,85∙10^-2 мкм, а для щелочных металлов eU_i= 4...6 эВ; λ_i= 0,2...0,3 мкм.

Фотоионизация в плотной плазме, видимо, незначительна по сравнению с термической ионизацией, причем выделить их доли расчетным и опытным путем пока не удается.
2.2.10. 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 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).

Скорость рекомбинации ионов и электронов в нейтральные частицы при их концентрациях n_i, n_е, п_а определяется коэффици­ентом рекомбинации R по уравнению

(2.29)

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

Проводимость газового разрядного промежутка определяют прежде всего электроны как высокоскоростные частицы. Захват электронов атомами (прилипание) и ионами в процессе рекомби­нации можно в некоторых случаях рассматривать как обратимый процесс, а в других - как практически необратимый процесс. На­пример, процесс Na⁺ + e ↔ Na⁰ можно считать обратимым. Если же при сварке в состав покрытия электрода или флюса вводят пла­виковый шпат CaF₂, 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 + е → F^-1 + 3,94 эВ; О + е → О^-1 + 3,8 эВ;

С1 + е → Сl^-1 + 3,7 эВ; Н + е → Н^-1 + 0,76 эВ.

Порядок значения сродства к электрону таков, что указанные процессы могут считаться обратимыми. Но быстрая рекомбинация образовавшихся отрицательных ионов и положительных ионов металлов в молекулы (R велико) приводит к более интенсивной деионизации разрядного промежутка.

11. 
    Излучение плазмы
    

Явление рекомбинации электрона и иона заключается в том, что свободный электрон, пролетая в поле иона, захватывается им и переходит в связанное состояние. При этом освобождается энергия, равная сумме кинетической энергии свободного электрона и его энергии связи. Например, если электрон с энергией е_е захватывается протоном и в результате образуется нормальный атом водорода, то полный выигрыш энергии составит ε_е + 13,6 эВ (рис. 2.12).

Заштрихованная область на диаграм­ме энергий соответствует свободным электронам. Их кинетическая энергия отсчитывается от линии нулевого уровня 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 нулевой ки­нетической энергией.

Освобождающаяся энергия может излучаться в виде фотона с энергией ε_е + 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 В). 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 Т_е ≈ Т_i ≤10⁴ К, излучение ре­комбинации преобладает над тормозным излучением электронов и имеется преимущественно сплошной спектр с максимумом длин волн излучения в видимой и ультрафиолетовой областях оптиче­ского диапазона 0,3... 1,0 мкм. Спектр сварочной дуги в парах ме­таллов приближается к спектру солнечного излучения с неболь­шим сдвигом в сторону длинных волн (рис. 2.13).

Сплошной спектр интегрально дает наибольшую часть излу­чения дуги. Однако интенсивность отдельных линий линейчатого спектра на фоне сплошного спектра значительно 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. Сравнивая интенсивности спектральных линий, делают заключение об электронной температуре плазмы и степени приближения ее к термодинамическому равновесию. Важные све­дения о плотности электронов в плазме получают, измеряя уширение спектральных линий.

2. 
   Явления переноса в плазме
   

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.
2.3.1. Электропроводность
Важнейшим свойством плазмы является способность перено­сить заряженные частицы под действием электрического поля. При наложении электрического поля возникают силы, заставляю­щие электроны дрейфовать - двигаться вдоль силовых линий поля; на хаотическое тепловое движение электронов накладывается их упорядоченное движение со скоростью дрейфа. Пользуясь закона­ми классической физики, можно оценить ее порядок по сравнению со скоростью теплового движения.

Электрический ток создается направленным потоком электро­нов. В простейшем случае при неизменной силе тока имеет место равновесие между силой, с которой действует на электроны элек­трическое поле, и силой торможения, обусловленной столкнове­ниями между электронами и ионами. Сила торможения равна среднему значению импульса, теряемого электроном при столкно­вении с ионами.

Полагаем, что движение электрона как частицы с массой m_е и зарядом е под действием поля напряженностью ¯Е и ускоряющей силы е¯Е происходит в течение времени τ_е = Λ / v_e, где v_e - сред­няя квадратичная скорость электрона (скорость теплового движе­ния, так как скоростью дрейфа пренебрегаем вследствие ее срав­нительной малости), а Λ - средняя длина свободного пробега элек­трона. При движении с ускорением е¯ Е/m_eза время τ_е электрон разгоняется до скорости дрейфа

(2.30)

Плотность тока у в плазме равна сумме электрических зарядов, пересекающих единичную площадку за 1 с:

(2.31)

Подставляя в (2.31) значение v_e из (2.30), получаем выражение закона Ома для плазмы

(2.32)

Здесь σ - удельная электропроводность плазмы (См/м, Ом^-1 • м^-1 ):

(2.33)

Величину

(2.34)

называют подвижностью носителя тока (электрона), а уравнение (2.34) известно как уравнение Ланжевена. Входящая в уравнение (2.34) величина τ_е характеризует среднее время пробега электро­нов по отношению к столкновениям, в результате которых тормо­зится электронный поток, поэтому средняя частота столкновений электрона

(2.35)

Столкновения электронов между собой не учитываются, так как они не приводят к торможению электронного потока. При изуче­нии представляют интерес два крайних случая электропровод­ности плазмы: а) полностью ионизованная плазма при степени ионизации χ ≈ 1, п_а ≈ 0; б) слабо ионизованная плазма при χ ‹‹ 1, n_a≈ n_i≈ n_e(при однозарядных ионах).

Удельная электропроводность полностью ионизованной плаз­мы, состоящей из однозарядных ионов, определяется по Л. Спитцеру (Q_ea = 0, τ_е= τ_{еi ,} п_е = n_iz, z - заряд ионов):

(2.36)

Где Δ= 1,24 ∙ 10⁷(T_е³/n_е)^1/2 (кулоновский логарифм ln Δ = 4...11).

Оказывается, что в этом случае удельная электропроводность σ почти не зависит от концентрации электронов п_е, так как с ростом п_е уменьшается время пробега τ_еi. При одной и той же температу­ре σ тем больше, чем меньше заряд ионов z; σ растет пропор­ционально Т_е^3/2, т. е. весьма быстро. Например, при Т_е = 15 • 10⁶К водородная плазма имеет такую же удельную электропровод­ность, как обыкновенная медь при комнатной температуре:

σ ≈ 6 ∙ 10⁷См/м.

Для слабоионизованной плаз­мы торможение электронов про­исходит главным образом вслед­ствие столкновений с нейтраль­ными атомами и молекулами.

В этих случаях Q_ei мало, тогда τ_е = Δ/v = τ_еa = 1/(n_av¯Q_ea). Най­дем удельную электропровод­ность согласно уравнению (2.33):

(2.37)

Черта над произведением ¯vQ_ea¯ означает, что берется сред­нее значение этого произведения с учетом распределения электро­нов по скоростям и зависимости Q_ea от v_e. Из формулы (2.37) видно, что удельная электропроводность слабо ионизованной плазмы пропорциональна степени ионизации n_e /n_a. Поэтому σ должна быть мала вследствие недостатка в носителях тока. Она в десятки тысяч раз меньше электропроводности меди. Удельная электропровод­ность слабоионизованной плазмы с ростом температуры газа быст­ро нарастает на участке, соответствующем росту концентрации электронов (рис. 2.14).
2.3.2. Амбиполярная диффузия
Направленные потоки ионов и электронов в плазме могут воз­никать не только под действием электрического поля, но и в усло­виях, когда концентрация частиц в различных точках неодинакова. В этих случаях силой, приводящей в движение частицы, будет разность давлений.

В слабо ионизованной плазме давление электронной и ионной составляющих 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 электрическое поле, которое сильно тормозит их и слегка ускоряет тяжелые частицы -ионы. 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.
2.3.3. Теплопроводность плазмы
Теплопроводность плазмы также обусловлена движением час­тиц. Главную роль в переносе теплоты от горячих участков плаз­мы к холодным играют электроны (благодаря их большей скоро­сти теплового движения). 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 q_T в сторону более холодных слоев плазмы, прямо пропорциональный относи­тельному перепаду температур, т. е. температурному градиенту:

(2.38)

Здесь λ - коэффициент теплопроводности, называемый далее для краткости теплопроводностью.

Для плазмы имеет место соотношение λ = λ _а+ λ _е, т. е. учиты­ваются атомный (λ _а) и электронный (λ _е)механизмы теплопере­дачи, причем
(2.39) (2.40)

В центре столба дуги из-за больших значений Λ_е и v_e справед­ливо неравенство χ_е » χ_а, а на границах столба значение χ_е мало вследствие малости п_е.

Подставляя в уравнение (2.39)

k = 1,38∙10^-23 Дж∙К^-1 , выраже­ния для Λ (см. (2.16)) и скорости теплового движения



(2.41)

(А - атомная масса, а T- темпе­ратура газа, К), получаем

(2.42)
Для инертных газов Ar, Ne теплопроводность в интервале температур 7000... 12 000 К изменяется плавно, увеличиваясь с ростом температуры (рис. 2.15). Для легко ионизируемых щелоч­ных металлов (цезия и калия) коэффициент теплопроводности имеет характерный максимум, который, по-видимому, обусловлен механизмом ионизации.
2.4. Элементы термодинамики плазмы
2.4.1. Термическое равновесие
Термическое равновесие в дуговом промежутке будет полным, если частота появления всех возможных энергетических состоя­ний удовлетворяет распределению Максвелла - Больцмана. В плотной среде столба дуги столкновения между частицами приво­дят к быстрому установлению локального равновесного состояния. Напротив, в разреженной плазме, где столкновения частиц проис­ходят редко, могут длительное время существовать неравновесные состояния.

Понятие термодинамической равновесности предполагает, что состояние вещества полностью определяется его химическим со­ставом и какими-либо двумя термодинамическими параметрами. Одним из них всегда служит температура Т, общая в данном слу­чае для электронов и тяжелых частиц. Другим может быть плот­ность или давление. Обычно это именно давление, ибо даже в ус­ловиях, когда плазма участвует в каких-то движениях, движения эти происходят медленно по сравнению со скоростью звука и дав­ление, следовательно, быстро выравнивается в пространстве.

Плотность плазмы при этом в каждом месте «автоматически подстраивается» к температуре. Наибольший интерес представля­ют дуговые разряды, существующие при атмосферном давлении, в частности сварочные дуги.

В случае равновесной плазмы нет необходимости вникать в сложную кинетику ионизации газа и гибели электронов; темпера­тура и давление однозначно определяют степень ионизации и электрические или электромагнитные характеристики плазмы. И сам процесс ионизации отличен от того, что происходит в слабоионизованной неравновесной плазме, в которой молекулы иони­зуются электронами, непосредственно ускоренными внешним по­лем до потенциала ионизации. В случае равновесной плазмы дей­ствие поля как бы «обезличивается», тюле является поставщиком энергии для электронного газа в целом. Термическая ионизация происходит совершенно независимо от того, каким путем в газ по­ступает энергия.

Рассмотрим кратко границы применения термодинамических характеристик в плазме сварочной дуги. Покажем, например, что в дуге существует локальное термическое равновесие, которое уста­навливается достаточно быстро. Электроны при плотности тока j от электрического поля Е получают в 1 м³ за 1 с энергию

(2.43)

где b_e = v_e/E - подвижность электрона; v_e = еЕr/m - дрейфовая скорость электрона (см. (2.30)). Для определения полного числа условных столкновений, испытываемых электроном за 1 с, надо сложить частоты vвсех видов столкновений: с ионами (v_ei = 1/τ_еi), с атомами (v_еа = 1/τ_еa) и электронами (v_ee = 1/τ_еe):

(2.44)

Однако для плотной плазмы важно наличие тяжелых частиц (ионов, атомов), при столкновении с которыми вектор скорости электронов претерпевает хаотическое (в среднем равномерное) рассеяние. При этом становится возможным превращение кинети­ческой энергии электронов в энергию беспорядочного теплового движения других частиц. Полная нерегулярность направлений скорости электронов достигается уже после небольшого числа столкновений. Формула для времени пробега τ_еa имеет вид


Положим n_е = 10²⁴м^-3 и v_е = 10⁸м/с. Сечение Рамзауэра для столкновении электронов с тяжелыми частицами Q_e = 10^-20м² (см. рис. 2.9), a S_e = n_eQ_e= 10²⁴∙10^-20 = 10⁴ м^-1.

Тогда для плазмы дуги в аргоне получим время пробега

τ_еa=1/(10⁸∙ 10⁴) ≈ 10^-12с, (2.46)

т. е. время установления равновесия мало.

При каждом столкновении электрон отдает свою избыточную (но не полную) энергию, полученную от поля напряженностью Е, прямо пропорционально отношению 2m_e/m_a. Таким образом, для выравнивания температуры газа и электронов необходимо число m_a/(2m_e) = 10³ ...10⁵ соударений (здесь 10³ примерно соответству­ет отношению масс в водородной плазме, где m_a≈ 1840 m_е, а 10⁵ относится к аргоновой или ртутной плазме). В то же время элек­троны непрерывно получают энергию от поля. Поэтому устанав­ливается электронная температура Т_е, которая превышает темпе­ратуру дуги T_д на величину ΔT. Энергия jE, полученная электро­нами от поля (см. (2.43)), должна быть равна энергии, отдаваемой электронами частицам газа при столкновениях в 1³ см за 1 с вслед­ствие разности температур ΔT ≈ Т_е-T_д, т. е.

(2.47)

С учетом того, что частота соударений в секунду v = 1/ τ (τ = Δ/v), а при максвелловском распределении электронов по скоростям в плазме их средняя квадратичная скорость v = √3kT_e/m_e(см. разд. 2.1), получим, разделив обе части (2.47) на 3/4kT_e :




(2.48)

Здесь Т - температура равновесной (термической) плазмы; Λ_ееЕ -энергия Δε, получаемая электроном от поля на участке пробега Λ _е, а (3/2)кТ_е - энергия ε теплового движения электрона. Для термиче­ского равновесия необходимо, чтобы Δ ε_е/ε и относительная раз­ность температур ΔT/T были значительно меньше единицы. Учи­тывая формулу (2.18), получаем

(2.49)

т. е. Δε определяется в основном отношением Е/р. Из формул (2.48) и (2.49) следует, что термическое равновесие легче достига­ется при малой напряженности поля Е, повышенном давлении р(малый пробег Λ_е) и высокой температуре газа дуги T_д.