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: 6 из 12

2.5.3. Влияние газовой среды
Для сварки находят применение дуги с плавящимся и непла-вящимся электродами, горящие в среде или в струе защитных га­зов Ar, He, CO₂ и др. Эти газы влияют на состав плазмы столба и, следовательно, на ее параметры U_эф, Q_e, от которых зависят тем­пература плазмы столба, напряженность поля в нем и плотность тока. При малых скоростях и ламинарном течении струи газов вносимые ею изменения незначительны. Например, для сварки плавящимся электродом свойства столба при атмосферном давле­нии могут быть определены потоками паров электродов и мало зависят от состава защитной атмосферы. Тогда в расчет вводятся константы U_эф, Q_e для паров электродов. Опыты Г.И. Лескова по­казали, что обдувание Ме-дуги при I = 200 А струей аргона, угле­кислого газа или воздуха при малой скорости течения (около 1 м/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, у которого U_i = 15,7 В, a Q_e = 2,5 • 10^-20 м² , снижает напряженность поля Е в столбе и увеличивает плотность тока. Наоборот, гелий, водород (у которых соответственно Q_e = 5 • 10^-22 и Q_e = 130 • 10^-22 м² ) увеличивают напряженность поля Е и снижают плотность тока у. Следует учесть также, что гелий и водород име­ют высокую теплопроводность, способствующую росту напря­женности Е в столбе дуги.
2.6. Приэлектродные области дугового разряда
Возможность эффективного использования выделяющейся в дуговом разряде мощности для нагрева и плавления металлов (электродов) предопределила широкое использование ее в свароч­ной технике. Основная доля мощности сварочной дуги, идущая на нагрев и плавление электродов, выделяется в приэлектродных об­ластях - катодной и анодной, которые представляют собой пере­ходные зоны между твердыми (или жидкими) поверхностями электродов и плазмой дуги. Отличительными чертами переходной зоны являются сильная неравновесность плазмы и наличие боль­шого градиента потенциала. Основная роль процессов в приэлек­тродных областях - это перенос тока через границы, разделяющие плазму столба дуги и электроды (катод, анод). Поскольку процес­сы в катодной области существенно отличаются от процессов в анодной области, их нужно рассматривать раздельно.

Приведем основные положения теории эмиссии чистых метал­лов и реальных катодов, встречающихся на практике при дуговой сварке и электронно-лучевой обработке материалов.
2.6.1. Эмиссионные процессы на поверхности твердых тел
Известны следующие виды эмиссии электронов твердыми те­лами: термоэлектронная; автоэлектронная (или электростати­ческая); фотоэлектронная (или внешний фотоэффект); вторич­ная электронная, возникающая при бомбардировке твердого тела тяжелыми частицами (атомами, ионами) или потоком первичных электронов. Существует еще так называемая взрывная эмиссия. Она возникает при импульсном пробое вакуумного промежутка с сильно заостренным катодом, когда при резком возрастании тока кончик острия взрывается с последующим выбросом из него плаз­менного сгустка - катодного факела. В сварочных дугах превали­руют процессы термо- и автоэлектронной эмиссии.

Термоэлектронная эмиссия. При достаточно высокой темпе­ратуре все металлы испускают электроны, число которых быстро возрастает с повышением температуры. Механизм этого явления заключается в следующем.



Электроны проводимости свободно перемещаются по всему объему металла, но не могут выходить за его пределы. Этому пре­пятствует электрическое поле, действующее в узкой зоне, которую называют поверхностным потенциальным барьером или просто барьером.

Потенциал U вдоль линии АВ внутри металла (рис. 2.20) дол­жен быть выше потенциала окружающего пространства, где U = 0, на величину φ, которую называют внутренним потенциалом. В теории металлов его часто считают постоянным, в действительно­сти же он периодически возрастает вблизи ионов кристаллической решетки металла. Форма и высота барьера могут быть определены при вычислении работы, необходимой для удаления электрона из металла.

При низких температурах термоэлектронная эмиссия мала, от­сюда следует, что для всех металлов ε_a » ε_F. Это показано на рис. 2.21, где слева приведена кривая F(ε) распределения электронов по энергиям при Т # 0 К. Напомним, что ε_F - энергия Ферми. Энергией, достаточной для эмиссии, обладают только электроны, число которых изображается небольшой площадью выше уровня ε_a (заштрихованный участок). Таких электронов будет ничтожно мало при достаточно большом значении разности ε_a - ε_F и не очень высокой температуре.


Величина

(2.66)

равная наименьшей энергии, которую нужно сообщить электро­нам, имеющим максимальные скорости при Т = 0 К, для того что­бы они могли преодолеть поверхностный барьер, называется эф­фективной работой выхода или просто работой выхода. Она вы­ражается в джоулях (Дж) и от температуры зависит незначительно. Заметим, что часто работой выхода называют величину φ, выражаемую в вольтах (В):

(2.67)

Значения φ представляют собой периодическую функцию атомных номеров элементов и примерно в 2 раза меньше значений потенциала ионизации того же элемента (рис. 2.22).



Щелочные металлы вследствие низких сил межатомной связи имеют мини­мальную работу выхода среди элементов каждого периода табли­цы Менделеева.

Если число электронов, выходящих из эмиттера через выбран­ный участок поверхности за единицу времени, равно N_тэ, то плот­ность термоэмиссионного тока

(2.68)

Если ε_a - высота потенциального барьера металла и ось х на­правлена перпендикулярно поверхности металла, то эмитирован­ными будут электроны, для которых



Значит, для вычисления N_тэ нужно проинтегрировать в преде­лах от

√2 ε_a/m до ∞ выражение для числа электронов, имеющих скорость от v_x до v_x + dv_x. Расчет на основании квантовых пред­ставлений о распределении электронов в металле согласно ста­тистике Ферми - Дирака дает для плотности термоэмиссионного тока выражение, известное как формула Ричардсона - Дэшмана:

(2.69)

где A₀ =4π mk² e/h³ =120,4 А/(см² • К² ) - универсальная постоян­ная для всех металлов; еφ - работа выхода электронов, Дж.

В общем случае следует учесть, что часть электронов, подхо­дящих к поверхности, может отражаться от нее. Тогда с учетом так называемого квантово-механического коэффициента отражения r' в формуле (2.69) следует использовать константу А = А₀ (1-r').

Например, для вольфрама А ≈ 75 А/(см² • К²), для тантала А ≈ 60А/(см² • К²).

Эмитированные электроны имеют максвелловское распреде­ление по энергиям. Среднее значение их полной энергии ε_ср = 2кТ, поэтому начальные скорости термоэлектронов невелики. Напри­мер, для температуры катода Т = 3000 К, соответствующей темпе­ратуре кипения железа, ε_ср = 2кТ ≈ 0,50эВ.


Формула Ричардсона - Дэшмана получена в предположении отсутствия электрического поля на эмитирующей поверхности. В случае дугового разряда у поверхности катода за счет пространст­венного заряда создается сильное электрическое поле напряжен­ностью Е_к, которое приводит к снижению высоты потенциального барьера и снижению работы выхода (за счет эффекта Шоттки) на

(2.70)

Влияние ускоряющего поля (эффект Шоттки) становится существенным при напряженности электрического поля Е_к=10⁴ ... 10⁶ В/см (рис. 2.23), и выражение для плотности тока термоавтоэмиссии (вы­ражение Ричардсона - Шоттки) будет иметь вид

(2.71)

или

(2.72)

В условиях сварочной дуги электроны, эмитированные като­дом, встречают нейтральные атомы столба дуги и ионизируют их на пути своего пробега. При этом создается положительный про­странственный заряд ионов, который увеличивает напряженность ускоряющего поля перед катодом.

Пример 2.6. Найти отношение плотностей тока термоавтоэлектронной эмиссии и термоэлектронной эмиссии, если U_к =10...20 В (ширину ка­тодной зоны принять d_x ≈ Λ_е ≈ 10^-3 см).

Решение. Напряженность поля (считаем Е_к = const) при грубой оценке бу­дет равна 20/10^-3 ≈ 2 • 10⁴ В/см. Принимая температуру катода Т= 3000 К, что близко к Т_кип железа, получаем



В действительности Е_к распределено у катода неравномерно и, по Маккоуну, еще зависит от доли ионного тока j_та /j_тэ. Поэтому, вероятно, Е_к может достигать 10⁶ ...10⁸ В/см, что дает увеличение j_та /j_тэ до 10³ ...10⁴ (см. рис. 2.23). Шероховатость поверхности катода может также значи­тельно изменить отношение j_та/j_тэ.

Автоэлектронная эмиссия. На холодных катодах при очень сильных электрических полях напряженностью Е_к в диапазоне 5 • 10⁷ ...10⁸ В/см наблюдается электронная эмиссия, быстро воз­растающая с увеличением Е_к, а также с появлением поверхност­ных дефектов, имеющих заострения и шероховатости. В этих ус­ловиях электроны проходят сквозь узкий барьер непосредственно с уровня Ферми и ниже без затраты энергии. Эти переходы носят название туннельных и объясняются волновыми свойствами элек­тронов. Длина волны де Бройля для электрона λ _Б равна

(2.73)
Связь между плотностью тока автоэлектронной эмиссии j_тэ, А/см² и напряженностью электрического поля Е_к, В/см, может быть определена по формуле Фаулера - Нордгейма

(2.74)

где φ - работа выхода электронов, В.

Фотоэлектронная эмиссия. При поглощении эмиттером све­тового излучения могут появиться электроны настолько большой энергии, что некоторые из них преодолевают барьер и оказывают­ся эмитированными. Это явление известно под названием внешне­го фотоэффекта.

Вторичная электронная эмиссия. Приближающийся к метал­лу ион нейтрализуется. Нейтрализация положительного иона осу­ществляется присоединением к нему одного из электронов метал­ла, а отрицательного - передачей металлу лишнего электрона.

Вторичная электронная эмиссия считается возможной в сле­дующих случаях: при «потенциальном» вырывании электрона медленными ионами, когда eU_i ≥ 2Ф; при «кинетическом» выры­вании путем нагрева в месте удара молекулы или иона. Для ще­лочных металлов обычно eU_i < 2Ф, поэтому для них «потенци­альное» вырывание невозможно, а для ионов Ar, He, H (eUj > 2Ф) - возможно. Коэффициент выхода электронов эмиссии на один ион трудно определить. Он зависит от ряда факторов, в том числе от энергии ионов и изменяется в широких пределах.

В обычных сварочных дугах вторичной эмиссией электронов за счет бомбардировки ионами, возбужденными атомами, а также фотоэлектронной эмиссией можно пренебречь, поскольку они иг­рают, видимо, незначительную роль в балансе энергии.
2.6.2. Катодная область
Классификация дуг по катодным процессам. В зависимости от внешних условий и параметров режима дуги она может сущест­вовать преимущественно в парах материала катода либо в газовой среде. К дугам в парах материала катода относятся: так называе­мая вакуумная дуга, когда она не только в катодной области, но и во всем пространстве горит в парах материала катода; дуга с пла­вящимся электродом, которая устойчиво существует как при низ­ком давлении (≤ 10 Па), так и при атмосферном и более высоком давлениях. К дугам в газовой среде относятся дуги с неплавящимися или слабо испаряющимися, но ин­тенсивно охлаждаемыми электродами. Возможны случаи, когда дуга в катод­ной области существует в газовой сре­де, а в анодной области - преимущест­венно в парах материала анода.

По характеру процессов, протекаю­щих в катодной области, сварочные дуги условно можно разделить на три типа.

1. Дуги с неплавящимся тугоплав­ким катодом, существующие в инерт­ных газах атмосферного давления при относительно небольших токах. Они характеризуются сильно сжатым стол­ бом дуги у катода с неподвижным в пространстве явно выраженным катодным пятном, в котором jдостигает 10⁵ А/см² (рис. 2.24). В этих дугах значительную роль играет термоавто-электронная эмиссия пятна.

2. Дуги с неплавящимся тугоплавким катодом без явно выра­женного катодного пятна. Если постепенно увеличивать ток, то дуга расширяется у катода и j падает в 10-100 раз - примерно до 10³ А/см² . Температура катода увеличивается, и катодное пятно исчезает. Следует отметить, что в дугах с тугоплавким катодом доминирующим механизмом эмиссии электронов с поверхности катода является термоэлектронная эмиссия, поэтому такие катоды называются термоэмиссионными или горячими. Катодное падение потенциала U_K термоэмиссионных катодов, как правило, меньше U_i защитного газа. Размер катодной области составляет d_K ≈ (2...3) Δ_е =10^-2 мм. Сравнение вольт-амперных характеристик обеих дуг (рис. 2.25) показывает, что с увеличением тока (свыше 200 А) обе дуги дают возрас­тающую ветвь с положитель­ным сопротивлением. Причем дуга без катодного пятна ус­тойчиво существует при меньшем напряжении и мень­шем U_K, чем дуга с катодным пятном.

3. Дуги с так называемым холодным катодом (обычно из не тугоплавких метал­лов - Ме-дуги) с незначитель­ной термоэмиссией при Т_кип (например, у ртути ≈ 630 К, у меди ≈ 2870 К, у железа ≈ 3013 К). Им свойственна со­вокупность достаточно боль­шого числа разрозненных не­стационарных катодных пятен, совершающих быстрое хаоти­ческое движение по поверхно­сти катода. Температура и плотность тока (достигающая 10⁶... 10⁷ А/см²) в нестационарных катодных пятнах намного вы­ше, чем в стационарных катодных пятнах дуг с неплавящимся ту­гоплавким катодом. В то же время остальная часть катода относи­тельно холодная. Такое поведение катодных пятен характерно для вакуумных дуг и на определенных режимах - для сварочных дуг с плавящимся электродом при атмосферном давлении. Как правило, катод интенсивно испаряется, что позволяет отнести эти дуги к дугам в парах металла.

Катодное падение потенциала U_K для Ме-дуг обычно больше, чем для дуг с неплавящимся катодом; оно соизмеримо с потенциа­лом ионизации паров металла электродов и составляет 10...20 В; размер катодной области d_K ≈ 10^-6 мм соизмерим с пробегом иона.

Структура катодной области. В катодной области существует скачок потенциала, называемый катодным падением потенциала U_K, и происходит генерация и перенос заряженных частиц между катодом и столбом дуги. Роль катодного падения потенциала сво­дится к следующему:

• 
  ускорение ионов, движущихся к катоду;
  
• 
  обеспечение достаточно высокой эмиссии электронов благо­даря повышенной температуре поверхности, бомбардируемой ио­нами;
  

-создание у поверхности катода сильного электрического поля, снижающего работу выхода электронов и таким образом об­-
легчающего эмиссию;

- ускорение эмитирован­ных катодом электронов до уровней энергии, необходи­мых для обеспечения интен­сивной генерации заряженных частиц в катодной области. Благодаря этому процессу до­ля ионного тока в катодной области значительно больше, чем в столбе дуги.

Обычно принимается мо­дель (рис. 2.26) катодной об­ласти, состоящей из двух сло­ев. Слой I, прилегающий к поверхности катода, меньше длины свободного пробега ионов и электронов. В этом слое вследствие относительно боль­шой (по сравнению с плазмой в столбе дуги) доли ионного тока и малой подвижности ионов возникает избыточный положительный пространст-венный заряд, приводящий к появлению скачка потен­циала у катода. Доля ионного тока в слое I постоянна. Слой II на­ходится между слоем I и столбом дуги и называется ионизацион­ным. В нем, как и в столбе дуги, выполняется условие квазинейт­ральности и происходит генерация заряженных частиц благодаря энергии, приобретенной электронами в слое I. Из слоя II в слой I движутся не только ионы, но и электроны. В результате тормозя­щего действия электрического поля до поверхности катода дохо­дит лишь небольшая часть так называемых «обратных» электро­нов, обладающих энергией, достаточной для преодоления потен­циального барьера. Сумма токов эмиссии, ионов и «обратных» электронов равняется полному току разряда. Напряженность элек­трического поля снижается, достигая в предельном случае значе­ния градиента потенциала в столбе дуги. Упрощенная схема взаи­мосвязи катодных процессов показана на рис. 2.27.