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: 7 из 12

Термоэмиссионные катоды. Благодаря уникальным свойствам вольфрам широко применяется в качестве материала термоэмисси­онных дуговых катодов. Он обладает наиболее высокими значения­ми температур плавления и кипения, плотности тока термоэмиссии при температуре плавления, самой низкой скоростью испарения (табл. 2.1). Кроме того, вольфрам имеет большую теплоту плавле­ния, высокие механические свойства и теплопроводность, что осо­бенно существенно для работы катодов в нестационарных режимах.

Для сварки применяют марки вольфрама ВЧ (чистый, беспри­месный) и ВРН (с повышенным содержанием примесей). В дугах с чистым вольфрамовым катодом при нагреве его до Т= 3800.. .4500 К и выше плотность термоэлектронного тока с учетом эффекта Шоттки достигает (1.. .7) • 10³ А/см².

Для увеличения ресурса работы за счет снижения рабочей тем­пературы электродов в вольфрам вводят добавки (присадки), по­вышающие эмиссионную способность катода. В качестве активи­рующих добавок могут быть использованы оксиды тория ТhO₂U_i, лантана La₂Оз, иттрия Y₂O₃, гафния НfO₂, циркония ZrO₂ и др. Увеличение плотности тока эмиссии объясняется созданием у по­верхности эмиттера дипольного слоя, обращенного положитель­ным зарядами наружу.

Работа выхода электронов еφ для вольфрамовых катодов с массовым содержанием оксидов 1... 1,5 % составляет:

Оксид.............................................. Th0₂ La₂0₃ Y₂0₃ Hf0₂ Zr0₂

еφ,эВ.............................................. 3,0 2,96 3,30 3,44 3,97

В катодных стержнях для аргонодуговой сварки применяют торированный, лантанированный и иттрированный вольфрам. При сварке примесные элементы (Th, Y, La) диффундируют изнутри на поверхность электрода, проходя между микрокристаллами вольф­рама, так что на поверхности образуются отдельные «островки» оксидной пленки. Затем пленка расползается по поверхности вольфрама, образуя одноатомный слой. Излишек примесей может вызвать деполяризационный эффект и увеличение работы выхода электронов еφ. Следует отметить, что оксидные или примесные пленки могут существенно влиять на эмиссию электронов только при температурах, меньших температур кипения пленок, так как при более высоких температурах они просто испаряются. Термо­эмиссионные дуговые катоды на основе вольфрама применяются при работе в инертных газах, азоте, водороде и их смесях.

Термохимические катоды. Для работы в атмосфере N2, Ог, СО2, воздухе и восстановительных средах используются катоды на основе металлов, которые при взаимодействии с плазмообразующими газами дают пленки соединений, обладающие высокими эмиссионными свойствами и термической устойчивостью - оксид­ные, нитридные, карбидные пленки. В качестве материала термо­химических катодов на практике применяют Zr и Hf. Оксиды, нит­риды, карбиды этих металлов обладают наибольшей термической устойчивостью (табл. 2.2).



Для катодов, используемых при электронно-лучевой сварке, кроме вольфрама и тантала иногда применяют покрытия с оксидами щелочно-земельных элементов, а также неметаллические материа­лы, например гексаборид лантана LаВ₆ и др. У гексаборида лантана в температурном интервале 1600... 1700 К работа выхода электронов составляет ≈ 2,6 эВ, а плотность тока эмиссии ≈ 1.. .2 А/см .

Эмиссионная пятнистость. Эмиссионные свойства поверх­ности катода с термо-, автоэлектронной эмиссией не одинаковы для разных частей поверхности. На ней существуют участки с раз­личной работой выхода электронов. Разнообразие значений плот­ности тока в отдельных участках катода, особенно при низких температурах, приводит к тому, что практически весь эмиссион­ный ток течет только через участки с наименьшей работой выхода электронов. Это явление, заметное и у катодов из чистых метал­лов, но особенно резко выраженное у оксидных катодов, называют эмиссионной пятнистостью. Например, работа выхода электронов еφ на гранях кристалла вольфрама может различаться почти на 1 эВ, а для катода W-ThO₂, по-видимому, вследствие разной спо­собности к адсорбции на отдельных гранях различие значений еφ может доходить до 2 эВ.

Влияние давления среды на катодные процессы. Практикой установлено, что область давлений, при которых термоэмиссион­ные стержневые катоды работоспособны, ограничена снизу усло­вием р ≥ 100 Па. Так, по данным A.M. Дороднова и Н.П. Козлова на стержневом вольфрамовом катоде диаметром 3 мм и длиной l_к = 25 мм уже при давлении аргона менее 40 кПа в диапазоне то­ков 50...500 А происходит общее расширение плазмы и образова­ние шарообразной катодной области. При р ≤ 12,5 кПа шаровая катодная область охватывает весь сферический торец катода и распространяется на его цилиндрическую поверхность. При уменьшении давления с 12,5 до 2,5 кПа плотность тока термоэмис­сии j снижается с 2 • 10³ до 0,6 • 10³ А/см, а температура катода -с 2800 до 2500 К. Соответственно падает и поток мощности, при­носимый ионами на поверхность катода (поскольку U_K слабо зави­сит от давления). Результат этого - существование некоторого гра­ничного значения давления, ниже которого полный тепловой поток на поверхность катода оказывается недостаточным для ее нагрева до температур, обеспечивающих заданную плотность тока термо­эмиссии. Очевидно, что для каждого конкретного случая граничное давление имеет вполне определенное значение. Оно зависит, в част­ности, от геометрии и условий охлажде­ния катода, от тока дуги, свойств плазмы и материала катода.

При дальнейшем понижении давле­ния наблюдается переход в режим ваку­умной дуги, когда недостаток ионов из плазмы окружающего газа восполняется ионами материала катода за счет его ин­тенсивного испарения из катодного пят­на. Эрозия при этом резко (на несколько порядков) возрастает. В области низких давлений газа (р ≤ 1 Па) эффективными устройствами, обладающими малой эро­зией и соответственно большим ресур­сом работы, являются полые термоэмис­сионные катоды. Полый катод пред­ставляет собой обычно полый цилиндр с внутренним отверстием радиусом R и протоком плазмообразующего (рабоче­го) газа (рис. 2.28). Благодаря этому внутри полости всегда имеют­ся условия для обеспечения необходимой концентрации рабочего вещества при сколь угодно малом внешнем давлении среды. Кон­такт дуги с катодом осуществляется по внутренней поверхности полого термоэмиссионного катода.

2.6.3. Анодная область
В сварочных дуговых процессах явления в анодной области Дуги играют исключительно важную роль, поскольку от них во многом зависят доля передаваемой аноду энергии дуги и соответственно характер нагрева и плавления основного металла. За ис­ключением специальных случаев, например сварка угольной ду­гой, анод не эмитирует положительных ионов. Поэтому анодный ток - чисто электронный и j =j_e.

Одним из важнейших интегральных параметров, характери­зующих функционирование анодной области дуги, принято счи­тать анодное падение потенциала U_а, которое может быть как по­ложительным, так и отрицательным. Его значение определяется в основном энергией, потребляемой для образования положитель­ных ионов в анодной области, и в большинстве случаев оно мень­ше катодного падения потенциала U_K. Для Ме-дуг U_a составляет 2...3 В. Д.М. Рабкиным получены значения U_a = 2,5 ± 0,5 В, не зависящие от тока, материала анода и состава атмосферы дуги.

По данным многочисленных наблюдений различают два ос­новных режима горения дуги на аноде: а) с контрагированным (сжатым) анодным пятном и б) с диффузной (распределенной по большой поверхности) зоной контакта дуги с анодом. Форма зоны контакта плазмы с поверхностью анода обусловлена действием ряда факторов, таких как ток дуги, давление, род плазмообразующего газа, скорость движения плазмы и т. д. Так, при низком давлении (р ≤ 10⁴ Па) переход от распределенной дуги к контрагированной наблюдается с увеличением тока, когда превышается неко­торое его значение, называемое критическим. В то же время при атмосферном давлении и выше переход от распределенной дуги к контрагированной наблюдается при уменьшении тока ниже неко­торого порогового значения.

При диффузной зоне контакта дуги с анодом (диффузной при­вязке) плотность тока на аноде либо сравнима, либо меньше плот­ности тока в столбе дуги. В этом режиме не требуется увеличения тока в анодной области дуги, даже, наоборот, иногда может воз­никнуть необходимость в уменьшении электронного тока. В дан­ном случае анод под действием потока электронов может прини­мать отрицательный заряд и начинает тормозить избыточные элек­троны из столба дуги. Поэтому в режиме с диффузной привязкой U_a принимает значения от отрицательного до положительного, обеспечивающие вытягивание необходимого потока электронов из плазмы.

При контрагированной дуге плотность тока на аноде заметно выше, чем в плазме столба дуги. В этом случае происходит как бы ионизационное усиление тока в анодном слое, что возможно при дополнительном вкладе энергии в поток электронов. Поскольку электроны получают энергию от электрического поля, можно счи­тать, что ионизационное усиление тока происходит при положи­тельном анодном падении потенциала U_a. Так, для дуги с неплавящимся катодом в среде аргона при переходе в контрагирован-ную форму дуги U_a возрастает до 7 В. Для контрагированных дуг в молекулярных газах (азоте и воздухе) U_a может достигать 12 В. Создание условий для перехода от распределенной дуги к контра­гированной может рассматриваться в качестве одного из способов повышения удельных тепловых потоков на поверхность анода, т. е. повышения проплавляющей способности при дуговой сварке.
2.6.4. Измерения в приэлектродных областях
Изучение явлений в катодной и анодной областях, особенно в дугах высокого давления, к которым относятся почти все сварочные дуги, за исключением вакуумной, связано с определенными трудно­стями. Получение сведений о плотностях тока j_а и j_к на электродах, об отношениях j_e / j_i на катоде, о значениях U_K и U_a, о напряженно­сти электрического поля зон d_K, d_a, о температурах электронов и давлениях газа вблизи них осложняется тем, что исследуемые об­ласти характеризуются высокой температурой и малыми размерами. Существует два основных метода измерения U_K и U_a:сближение электродов до соприкосновения и зондовый метод.

При сближении электродов разность потенциалов между ними перед непосредственным соприкосновением приблизительно рав­на сумме U_K + U_a. Однако при тесном сближении электродов столб дуги может смещаться в сторону и длина дуги l_д становится боль­ше зазора между электродами. Напряжение U_a при l_д ≤ 0,2 мм может вновь возрастать или понижаться, поэтому при снятии по­казаний приборов для построения кривой U_д = U(l_д) и экстраполировании ее на l_д = 0 надо это учитывать. Кроме того, U_Kи U_aво многих случаях существенно зависят от l_д. Выделение значений U_Kи U_aиз показаний приборов, регистрирующих сумму анодного и катодного падения потенциала U_K+a, также вызывает большие трудности.

При высоких температурах плазмы, характерных для свароч­ных дут, можно использовать зондовый метод измерения U_Kи U_a. Зонды, например вращающиеся, перемещают с большой скоростью, чтобы они не успели расплавиться. Потенциал зонда регист­рируют с помощью электронного осциллографа. Точно измерить разность потенциалов между холодным зондом и горячей плазмой достаточно сложно, поэтому нельзя определить U_K и U_a с точно­стью до 1 В.

Затруднено также измерение протяженности переходных зон. По теоретическим соображениям считают, что в атмосферных дугах с холодным металлическим катодом зона d_K ≈ Λ_е, т. е. 10^-3 мм и ме­нее. В термоэлектронных дугах значение d_K больше и его оце­нивают примерно по расстоянию темнового пространства у катода.

Плотность тока j обычно определяют либо по ширине канала вблизи электрода, либо по следам, оставленным дугой на электро­дах. В первом случае зона свечения обычно имеет меньшие попе­речные размеры, чем сам токопроводящий канал, но не ясно, как распределен ток по сечению. Во втором случае при замерах у по площади следа не учитываются эмиссионная пятнистость и блуждание пятна и т. д.

Пока не существует прямых методов определения отношения плотностей электронного и ионного токов j_e/j. Измерение тем­пературы электродов по их излучению затруднено тем, что источ­ником излучения может быть не поверхность электрода, а светя­щийся слой плазмы вблизи него. Бомбардировка поверхности катода положительными ионами приводит к такому быстрому распылению материала и размыванию границы катод - газ, что такие понятия, как температура поверхности и работа выхода электронов, становятся неопределенными.
2.6.5. Баланс энергии в приэлектродных областях
Баланс энергии дуги. Как для катодной, так и для анодной областей дуги можно составить подробную схему баланса энергии. Например, для участка анода основные составляющие баланса энергии следующие: приход - потенциальная и кинетическая энер­гия электронов, конвективная и лучистая теплопередача от столба плазмы; расход - плавление, излучение и теплоотвод в материал анода. Однако механизм явлений в переходных областях дуги пока недостаточно ясен, поэтому проводить точный расчет всех состав­ляющих баланса энергии трудно. В катодной области остается не­известной доля ионного тока, коэффициент аккомодации энергии ионов для данного катода, изменение работы выхода электронов вследствие эффекта Шоттки и т. п.

В технологическом отношении энергетическая структура дуги вполне определяется при термодинамическом макроподходе. Дугу при этом рассматривают как квазиравновесную систему, состоя­щую из трех источников теплоты: катодного W_K; анодного W_a и столба дуги W_ct.

Ток во всех зонах дуги условно можно принять электронным. На результат термодинамического расчета такая условность со­вершенно не влияет. Баланс энергии за 1 с в расчете на 1 А тока приведен в табл. 2.3.



Принимаем условно φ_к = φ_а = φ, тогда для всей дуги

(2.75)

что соответствует известной формуле

(2.76)

Термодинамический баланс энергии на катоде целесообразно сравнить с точным балансом энергии, который для катода следо­вало бы написать так: приход = расход в катод + расход в столб, т. е.

(2.77)

где I = I_j + I_е - общий ток; W_Ki, W_ni - кинетическая и потенциаль­ная энергии ионов, передаваемые на катод ионным током силой 1 А. Обозначив долю ионного тока f = I_i /I, а долю электронного тока I_е /I = 1 - f и разделив обе части уравнения (2.77) на I, полу­чим баланс энергии на 1 А общего тока

(2.78)

В соответствии с табл. 2.3 для термодинамического баланса энергии в катодной области первое слагаемое в правой части (2.78) есть W_K, а второе равно φ + 2кТ. Отсюда

(2.79)

т. е. электроны уносят в столб дуги потенциальную энергию, соот­ветствующую высоте барьера φ, и кинетическую энергию 2кТ, где Т - температура плазмы столба дуги. Тогда доля ионного тока на катоде

(2.80)

Отсюда следует, что, например, увеличивая температуру Т в стол­бе дуги или работу выхода, можно уменьшить долю ионного тока и увеличить долю электронного тока. Если U_K= 10 В, φ = 4 В, то f= 0,4. Это соответствует условиям W-дуги в аргоне.

Теплота, выделяющаяся в катодной (W_K) и анодной (W_a) облас­тях, затрачивается на нагрев, плавление и испарение соответ­ствующих электродов, а также на механические воздействия в приэлектродных областях.

Из формул, приведенных в табл. 2.3, следует, что на катоде не вся выделяемая энергия U_K переходит в теплоту. Часть ее, равная φ + 2кТ, уносится электронами в плазму дуги. На аноде, наоборот, потенциальная (φ) и термическая (2кТ) энергии электронов прибав­ляются к энергии, определяемой анодным падением потенциала.

Иногда теплоту W_K (и W_a) оценивают как эффективное катод­ное (анодное) падение потенциала:

(2.81)

(2.82)

Тогда суммарное эффективное падение потенциала на катоде и аноде U^э _k+a=U_k+a.

По формулам (2.81), (2.82) можно решить и обратную задачу -приближенно оценить тепловыделение на электродах без измере­ния теплового потока на катод и анод. Для этого необходимы зна­чения катодного и анодного падений потенциала, температуры столба дуги и работы выхода электронов.