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: 8 из 12

Пример 2.7. Для Ме-дуги из эксперимента получено: U_K = 8 В, U_a = 3 В при Т ≈ 5800 К. Для значений кТ ≈0,5 эВ, ф = 4 эВ определить тепловы­деление в приэлектродных областях.

Решение. В соответствии с формулами (2.81) и (2.82) на 1 А тока тепло­выделение составит: в катодной области W_K = 8 - (4 + 1) = 3 В; в анодной области W_a = 3 + (4 + 1) = 8 В.

Пример 2.8. Вольфрамовая, или W-дуга, характеризуется следующими параметрами: U_K = 9 В, Т ≈ 23 000 К, кТ = 2 эВ, φ = 4 эВ, U_a = 3 В. Найти тепловыделение в приэлектродных областях на 1 А тока.

Решение. Подставляя числовые значения в (2.81) и (2.82), получаем, что тепловыделение составит: в катодной области W_K = 9 - (4 + 4) = 1 В; в анодной области W_a = 3 + (4 + 4) = 11 В.

Пример 2.9. Для плавящегося стального электрода теплота плавления на 1 А за 1 ч будет равна

(2.83)

где α_р - коэффициент расплавления электрода, составляющий для руч­ной дуговой сварки 6... 14, а для автоматической 12...24 г/(А•ч); ΔН -теплосодержание расплавленного материала. Найти тепловыделение для ручной дуговой сварки в приэлектродных областях на 1 А тока.

Решение. Для сварки стали ΔН = 2300 Дж/г. Переводя час в секунды и подставляя числовые значения в (2.83), находим выражение для q_пл в вольтах: q_пл ≈0,64 α_р. Подставляя α_р = 10, получим q _пл ≈ 6,4 В.

Из этих примеров следует, что в анодной области дуги тепло­выделение энергии значительно больше, чем в катодной (как пока­зано на рис. 2.25). Это учитывается технологами при выборе по­лярности электрода и изделия.

Тепловыделение в столбе дуги зависит от длины дуги и от на­пряженности электрического поля Е. В свою очередь, Е зависит от теплофизических свойств среды и тока и имеет максимальное зна­чение при сварке в среде водяного пара (Е = 60...80 В/см), мини­мальное - в вакуумной дуге (Е = 2.. .4 В/см).
2.6.6. Потоки плазмы в дуге
Потоки плазмы в дуге увлекают за собой окружающий газ и поэтому всегда сопровождаются газовыми потоками. При малых токах (меньше 30 А) это движение вызывается подъемной силой, возникающей в результате того, что плотность горячей плазмы меньше плотности окружающей атмосферы. Дуги, в которых характер движения газа определяется свободной кон­векцией, относятся к слаботочным ду­гам. В связи с этим интересно отме­тить, что название «дуга» произошло от формы, которую принимает газовый разряд низкой интенсивности между горизонтальными электродами под влиянием подъемных сил.

При увеличении тока возникает струйное течение плазмы со скоростя­ми, которые значительно превышают скорости, обусловленные естественной конвекцией. Течение плазмы в таких сильноточных дугах на­правлено обычно от стержневого катода к плоскому аноду и назы­вается катодной струей. Газовый поток входит в зону W-дуги в районе катода и уходит в радиальном направлении вблизи анода (рис. 2.29).

Давление в дуге возникает под действием электромагнитных сил (сил Лоренца). Радиальное сжатие (пинч-эффект) обратно про­порционально сечению, по которому идет ток. Следовательно, при стержневом катоде и плоском аноде оно постепенно убывает от ка­тода к аноду. Наибольшее давление на оси столба при токе I и его плотности j составляет

(2.84)

а скорость катодной струи ,






где А - коэффициент, зависящий от размерности; р - плотность плазмы.

Для W-дуг типична форма колокола (рис. 2.30), расширяющаяся к аноду. Область перед катодом здесь можно представить как электромагнитный насос, который забирает газ из среды и вы­брасывает его к аноду. Скорость ионизованного газа в катодной струе W-дуги может иметь порядок 10² м/с, что соответствует от 0,1 до 0,2 М (М - число Маха). Поэтому катодную струю можно исследовать методами теоретического течения несжимаемой жид­кости. При сварке Ме-дугой возможны скорости плазменного потока до 10³ м/с. Потоки плазмы дуги обычно направлены перпен­дикулярно поверхности электродов, и их интенсивность увеличи­вается с ростом тока.

В Ме-дугах возникают встречные плазменные потоки струи как на катоде, так и на аноде. Они иногда могут располагаться соосно: внутренняя - от катода к аноду, а наружная - от анода к ка­тоду, причем анодные струи (от анода к катоду) часто движутся быстрее, чем катодные. Скорость их движения может достигать 5 • 10³ м/с. Причиной сжатия дуги у плоского анода может быть охлаждение слоя газа в анодной области.

Всякое сжатие дуги может послужить причиной возникнове­ния потока плазмы в результате появления градиента давления. Это хорошо видно на рис. 2.31, где между угольными электродами показана в двух положениях (а, б) охлаждаемая водой медная пластинка Sс отверстием. На катоде возникает поток плазмы. На широком аноде его нет. В от­верстии возникают плазменные струи, направленные в обе сто­роны.

В обычной дуге места суже­ния, а следовательно, и плазмен­ные струи возникают только вблизи электродов, и в этом смысле о них можно говорить, как о явлениях, связанных с электродами. Однако инжекти­рование струи горячего, хорошо проводящего газа или пара способствуют возникновению «сердеч­ника» столба, характерного для мощной дуги. Такой «сердечник» возникает также в связи с отрицательным наклоном кривой зави­симости теплопроводность - температура после максимума диссо­циации или ионизации. Его иногда называют стержнем или шну­ром диссоциации (ионизации). Если плазменная струя сообщает «жесткость» дуге вблизи катода, то в этом случае можно говорить о дуге, стабилизированной катодной струей (потоком плазмы).
2.7. Магнитогидродинамика сварочной дуги
Так как всякое перемещение заряженных частиц сопровож­дается появлением магнитного поля, то существуют оно, безус­ловно, и в сварочной дуге. На проводник длиной l с током I, нахо­дящийся в магнитном поле, действует пондеромоторная сила Ам­пера F, направление которой можно определить для тока от плюса к минусу по правилу левой руки:

(2.85)

где В = μ_aН - магнитная индукция, Тл (В • с/м² ); μ_a = μμ₀ - абсо­лютная магнитная проницаемость вещества; μ - относительная магнитная проницаемость вещества; μ₀ = 12,57•10^-7 В •с/ (А•м)

(или 12,57•10^-7 Гн/м) - магнитная постоянная; Н - напряженность магнитного поля, А/м. При μ ≈ 1 для неферромагнитной среды (для вакуума)

(2.86)

В газовом разряде вектор силы Лоренца F¯, действующей на частицу зарядом е, движущуюся в магнитном поле со скоростью v¯, будет определяться векторным произведением

(2.87)

или на единицу объема

(2.88)

Сила Лоренца F¯ перпендикулярна плоскости, проходящей через векторы В¯ и v¯. Она не производит работы, но меняет на­правление скорости частицы. Если заряженная частица движется в однородном магнитном поле со скоростью, перпендикулярной век­тору магнитной индукции В¯, то сила Лоренца F¯ создает центро­стремительное ускорение v²/r и частица будет двигаться под действием центростремительной силы mv²/r = evB, где m - масса заря­женной частицы.

Движение заряженной частицы будет происходить по спирали или винтовой траектории, радиус которой называется ларморовским радиусом r. Формула для вычисления r, см, при энергии час­тицы ε, эВ, и магнитной индукции В, Тл, имеет вид:

для электрона

(2.89)

для иона с атомной массой А

(2.90)

При А = 1 (для протона) ларморовский радиус r_i ≈ 42 r_е.
2.7.1. Собственное магнитное поле дуги




Так как в столбе дуги могут быть два вида тока – электронный и ионный, то сила Лоренца F¯ будет направлена по-разному для каждого сорта частиц при одинаковом направлении их скоростей.

Но дрейфовые скорости электронов (v_e) и ионов (v_i) имеют противоположные на­правления и сила F¯ для любой частицы оказывается направленной к центру дуги (рис. 2.32). При цилиндрической симмет­рии имеется только азимутальная состав­ляющая напряженности магнитного поля H_φ. Взаимодействие собственного азиму­тального магнитного поля с аксиальной составляющей плотности тока приводит к сжатию электромагнитной силой столба цилиндрической дуги, что способствует повышению давления в столбе дуги. Дей­ствию данных сил препятствует газоста­тическая сила, вызванная появлением градиента термического давления плазмы столба дуги. Собственный магнитный поток столба дуги B¯_соб, силовые линии которого охва­тывают столб (их направление может быть определено по правилу буравчика) и стабилизируют дугу вследствие пинч-эффекта. Рас­смотрим его подробнее.

Значение электромагнитного сжимающего давления, так назы­ваемого пинч-эффекта, можно определить, проинтегрировав эле­ментарные силы, действующие на отдельные площадки кольцево­го слоя проводника (плазмы) единичной длины (рис. 2.33).






Распределение избыточного электро­магнитного давления имеет параболи­ческую форму с максимумом в центре (рис. 2.34). При r = О

(2.91)

Так как при равномерном распределении j по сечению столба дуги



то

(2.92)

Для проводника переменного сечения, например, для сужения столба дуги около стержневого электрода (рис. 2.35), раз­ность давлений вызовет осевую силу ΔF, действующую от меньшего сечения S₁ к большему S₂ . Для ее оценки определим сначала осевую силу в проводнике посто­янного сечения.

Электромагнитное давление р, выра­жаемое формулой (2.91) для жидкого или газообразного проводника, может быть в произвольной точке принято постоянным независимо от направления. Поэтому в осевом направлении элементарная сила df = p•2πrdr,а силу ΔF по всей площади сечения определим по формуле

(2.93)

Отсюда

ΔF = 5•10 ^-8 I², (2.94)

т. е. осевая сила ΔF не зависит от сечения проводника, а зависит только от квадрата тока.

Пример 2.10. Найти осевую силу ΔF, если сечения S₁ и S₂ отличаются по площади в 4 раза.

Решение. Поскольку осевая сила зависит от тока, то разность давлений при токе, например 200 А, создаст силу



Этой силы достаточно, например, для удержания на торце электрода стальной капли диаметром около 4 мм.

В теории магнитного поля доказывается, что полю напряжен­ностью Н, соответствует условное магнитное давление

(2.95)

Следует учесть, что действие пинч-эффекта должно уравнове­шиваться изнутри термическим давлением плазмы (идеального газа), т. е. р_м =р_т, причем р_т = пкТ, где п = п_е + п_i + п_а.

Давление р_т распределено в соответствии с изменением тем­пературы и концентрации частиц по радиусу столба дуги, поэтому эффект сжатия столба дуги будет определяться теплофизическими свойствами вещества в столбе дуги. Однако из равенства электро­магнитного (см. (2.91)) и термического давлений p_max = p_T следует, что температура газа в столбе дуги под влиянием пинч-эффекта будет повышаться пропорционально квадрату тока:

2.7.2. Магнитное поле сварочного контура. Магнитное дутье
Электрическая цепь электрод - дуга - изделие вместе с подво­дящими проводниками образует сварочный контур, магнитное поле которого может отклонять дугу в ту или иную сторону. Это явление называется магнитным дутьем. Разность плотностей маг­нитных силовых линий, сконцентрированных внутри и вне сва­рочного контура, образованного электродом и токопроводящей частью пластины, будет «выжимать» дугу наружу (рис. 2.36).



Меняя место подвода тока, а также изменяя угол наклона элек­трода к поверхности изделия, можно управлять отклонением дуги (рис. 2.37).

В установившемся положении отклоняющая сила собственного магнитного поля (пропорциональная квадрату тока) будет уравно­вешиваться противодействующими силами, вызванными «жестко­стью» столба дуги.

Для объяснения «магнитного распора» в сварочном контуре лучше всего воспользоваться понятием магнитного давления, ко­торое согласно формуле (2.95) тем больше, чем больше напряжен­ность Н. Движение «эластичного» проводника (дуги) будет происходить всегда только в сторону уменьшения плотности магнитных силовых линий H.

Наличие значительных ферромагнитных масс вблизи дуги мо­жет вызвать ее отклонения, относимые также к магнитному дутью. Можно считать, что в ферромагнитной массе благодаря ее высо­кой магнитной проницаемости (напри­мер, относительная магнитная прони­цаемость μ для железа примерно в 10⁴ раз выше, чем для воздуха) магнит­ные силовые линии контура «стремят­ся» сконцентрироваться. Вследствие этого магнитное давление со стороны ферромагнитной массы снижается и дуга отклоняется (рис. 2.38), причем часто в сторону сварного шва или от кромки в сторону основной массы изделия. При рассмотрении магнитного дутья следует учи­тывать, что металл в сварочной ванне и вблизи нее нагрет выше точки Кюри и практически теряет магнитные свойства.

Все сказанное выше о магнитном дутье относится в основном к дуге постоянного тока. При сварке дугой переменного тока в ме­талле изделия создается система замкнутых вихревых токов. Вих­ревые токи создают собственную переменную магнитодвижущую силу, сдвинутую почти на 180° по фазе по отношению к сва­рочному току. Результирующий магнитный поток сварочного кон­тура оказывается значительно меньшим, чем при сварке дугой по­стоянного тока.

При сварке под флюсом магнитное дутье обычно мало. Однако при сварке продольных швов труб вследствие значительной фер­ромагнитной массы и замкнутого контура трубы возникает попе­речное магнитное поле, «сдувающее» дугу вдоль трубы. Изменяя токоподвод или наклон электрода, можно устранить отрица­тельное влияние магнитного дутья.
2.7.3. Внешнее магнитное поле и дуга
Внешнее магнитное поле по отношению к оси столба дуги мо­жет быть продольным либо поперечным. Все промежуточные слу­чаи могут быть сведены к этим двум.

Продольное внешнее магнитное поле. Направление продоль­ного внешнего магнитного поля совпадает с направлением элек­трического поля, поэтому на дрейфовое движение заряженных частиц магнитное поле влиять не будет. Однако электроны и ионы обладают еще скоростью хаотического теплового движения и ско­ростью амбиполярной диффузии.

Магнитное поле с магнитной индукцией В¯ искривляет траек­торию заряженной частицы и заставляет ее двигаться с угловой скоростью так называемой циклотронной, или ларморовской, час­тотой, равной, например для электрона:

(2.96)

по спирали с ларморовским радиусом г (см. (2.89), (2.90)).

Для электрона ω = 1,7 • 10¹¹ с^-1 при В = 1 Тл. Он вращается по часовой стрелке, если смотреть по направлению поля, и его ско­рость образует с вектором В¯ правовинтовую систему. Положи­тельный ион массой m_i вращается в обратном направлении с час­тотой, выражаемой формулой (2.96), в которой нужно m_е заме­нить на m_i.

При движении по окружности путь l частиц между двумя со­ударениями в среднем такой же, как и при отсутствии магнитного поля. Но длина свободного пробега Λ измеряется по прямой, т. е. по хорде, стягивающей дугу окружности радиусом r. Значит, про­бег Λ уменьшается, что равносильно увеличению давления газа Δр. Отношение Δр/р пропорционально квадрату магнитной индук­ции поля В² , но для обычных сварочных режимов оно невелико.

В обычных сварочных дугах при атмосферном давлении наи­большее влияние продольное внешнее магнитное поле оказывает на скорости диффузии ионов и электронов, которые направлены по радиусу от центра дуги к периферии, туда, где меньше их тем­пература и концентрация (рис. 2.39, а). В связи с тем, что скорости диффузии электронов и ионов в квазинейтральном столбе дуги равны (v_e ≈ v_i), а масса электрона m_е значительно меньше массы иона m_i, импульсы, передаваемые нейтральным частицам от ио­нов, будут в тысячи раз больше, чем от электронов. Поэтому плаз­ма столба дуги придет во вращательное движение, соответствую­щее движению ионов в магнитном поле. Столб дуги будет вра­щаться против часовой стрелки, если смотреть по направлению поля В.




Угловая скорость вращения столба дуги будет максимальной в тех его участках, где наибольшие скорости диффузии. Действие электрического поля, которым пренебрегаем в рассуждениях, при­водит к появлению осевой составляющей вектора скорости, и за­ряженные частицы начинают двигаться по спирали.

Продольное магнитное поле получают с помощью соленоида (рис. 2.39, б) и используют для придания дуге большей жесткости и устойчивости. Воздействие продольного внешнего магнитного поля несколько повышает температуру в центре столба дуги в свя­зи с тем, что появляется магнитное давление, которое, как указано в разд. 2.7.1, уравновешивается термическим давлени­ем р_Т = пкТ.