Черновик. С помощью узконаправленных датчиков рентгеновского излучения выделить сигнал от определенной области поверхности канала можно сварочной ванны
 Скачать 62.51 Kb.
|
|
рентгеновское излучение. Тормозное излучение J прямо пропорционально пе и √T, а величины ne и T связаны известным соотношением: для плазмы с локальным термическим равновесием, при этом величины и T, рассчитываются или измеряются.пе На рисунке 2.15,6 представлены, измеренные экспериментально,характеристики распределения интенсивности рентгеновского излучения по глубине канала проплавления в различные промежутки времени в течение периода колебаний глубины проплавления. Измерения проведены ПО функциональной схеме, приведенной на рисунке 2.27. Выравнивание интенсивности рентгеновского излучения по глубине канала проплавления осуществлялось в соответствии с выражением (2.10) и функциональной схемой на рисунке 2.25. В процессе измерений изменялась фаза развертки и, таким образом, выделялись фрагменты распределения интенсивности рентгеновского излучения по глубине канала проплавления в течение периода колебаний глубины проплавления. При постоянной энергии луча концентрация п. и величина излучения J плазмы определяются концентрацией N и давлением Р паров расплавленного металла. В корневой части канала проплавлення величины N и Р максимальны. в его середине - в несколько раз меньше ввиду увеличения объема канала, а вблизи поверхности свариваемых деталей - меньше на 1 + 2 порядка, поэтому вблизи поверхности концентрация электронов п. падает до п. < 10 см3, а интенсивность рентгеновского излучения минимальна (кривая Ju, рисунок 2.15,6). Во время первого временного участка ti пары металла выходят из канала проплавления, экранировка луча уменьшается, луч опускается в корневую часть канала (точка 2 зависимости Н= f(t), рисунок 2.15,в), нагревая металл до плавления и ионизируя оставшиеся пары, а рентгеновское излучение также минимально и распределено по всему объему канала проплавления (кривая рисунок 2.15,6). Во время второго временного участка t: происходит интенсивное плавление металла, а глубина проплавлення становится максимальной. В конце второго временного участка t2 луч также находится в корне канала проплавления (точка 3 зависимости Н перегревается, начинается = f(t), рисунок 2.15,в), металл его испарение и вкорне канала образуется высококонцентрированная плазма с Т. = = 5-104-5.105 Кип. = 1015 - 102% сма При этом энергия луча передается к металлу через плазму с минимальными потерями, а в корне канала образуется ядро плазмы с Т. (0,5-0,9) Tamas, ne - (0,5-0,9) nomas и J3 = (0,5 - 0,9) max и максимальной величиной рентгеновского излучения Jmax(кривая Jt3, рисунок 2.7,б) На третьем временном участке из за счет перегрева металла происходит активное парообразование, глубина проплавления уменьшается. Пары двигаются к выходу из канала и ионизируются, концентрация в. в объеме канала резко уменьшается, величина интенсивности рентгеновского излучения из всего канала проплавления также резко уменьшается и в конце третьего временного участка ti происходит полная экранировка луча, продолжающаяся весь четвертый временной участок ... При этом энергия луча концентрируется вблизи поверхности изделия (точка 4 зависимости H = f(t), рисунок 2.15.в). рассеивается и частично расходуется на образование приповерхностной плазмы, которая генерирует рентгеновское излучение (кривая J., рисунок 2.15,6), причем Ju > Ја за счет того, что №4 > Ni n P4 > Pi. Далее процесс повторяется. объеме канала проплавления рентгеновское излучение Bo всем объеме нестабильно в пространстве и во времени, но в корневой части канала в конце второго временного участка 12 оно максимально и наиболее стабильно, причем пространственное положение ядра плазмы максимально совмещено с корневой частью канала и характеризует глубину проплавления. Ядро плазмы образуется в середине второго временного участка t2, а к середине третьего временного участка з оно исчезает, причем его размеры максимальны при наибольшей глубине проплавления и зависят от режима сварки, типа и толщины свариваемых материалов. Ядро плазмы колеблется вблизи корневой части канала проплавления. В соответствии с колебаниями ядра максимум величины интенсивности рентгеновского излучения (Jo = f(Н), рисунок 2.15,б) также перемещается вдоль канала в тех же пределах, но величина максимальной интенсивности Jmax уменьшается по мере удаления от корня канала. В связи с указанным, пространственное положение плоскостей интенсивности с равными величинами рентгеновского излучения нестабильно при отсутствии временной селекции. С введением временной селекции, когда рентгеновское излучение принимают во время рабочего участка , (рисунок 2.15.в), пространственно-временное положение ядра рентгеновского излучения становится стабильным при стабильных параметрах (режимах) сварки, особенно при малом времени рабочего участка Ip - 0. В этом случае дестабилизирующими факторами являются неточность совмещения рентгеновского датчика РД2 (рисунок 2.14) с ядром плазмы по максимуму интенсивности рентгеновского излучения или нестабильность параметров сварки. Точность совмещения датчика РД2 с ядром 3 плазмы определяется чувствительностью рентгеновского датчика, так как при минимальном расстоянии между осями датчиков РД1 и РД2 и 1 - 0 ядро плазмы занимает определенное положение в пространстве. При нестабильных параметрах сварки ядро плазмы перемещается на расстояние, составляющее более 20% от глубины проплавления, нестабильность глубины проплавления составляет 20%. т.е. В описанном способе нестабильность глубины проплавления снижается до 3%. Временная селекция дает дополнительное снижение нестабильности. В процессе ЭЛС датчики занимают постоянное заданное положение и. вырабатывая корректирующую информацию от принимаемого рентгеновского излучения, через обратную связь стабилизируют пространственное положение ядра плазмы, уменьшая таким образом нестабильность глубины проплавления. Контроль глубины проплавления рентгеновскому излучению, регистрируемому одним рентгеновским датчиком по Ha рисунке 2.16,а представлена, полученная экспериментально, зависимость, характеризующая распределение рентгеновского излучения по глубине канала проплавления при заданной глубине проплавления (см. также рисунок 2.24). На основании достаточного количества экспериментов установлено, что если ось ординат J(2) рассматриваемой характеристики переместить по глубине канала проплавления в положение, соответствующее максимуму интенсивности рентгеновского излучения, а ось абсцисс поднять на уровень интенсивности рентгеновского излучения, соответствующий среднему значению интенсивности в канале проплавления (рисунок 2.16,б), то в области канала проплавления, близкой глубине проплавления, экспериментальную K зависимость можно аппроксимировать выражением: J(z)=Jmaxe-0,42² (2.24) где z отклонение глубины проплавления от заданной в процентах от этой глубины (рисунок 2.16,6). Рентгеновское излучение регистрируется датчиком, ось коллиматора которого расположена под углом ф к направлению пучка электронов и, следовательно, к оси z канала проплавления (рисунок 2.16,в, 2.18). В связи с этим перемещение пятна нагрева по оси ч проектируется на ось перпендикулярную оси коллиматора в соответствии с соотношением: z' = zsino. Очевидно, что изменение интенсивности рентгеновского излучения. регистрируемого датчиком, перемещаемым в направлении, параллельном оси z или изменение интенсивности вследствие перемещения пятна нагрева том же направлении связано с наличием составляющей перемещения в направлении оси z' (рисунок 2.18). При этом, ввиду распределения рентгеновского излучения, близкого к сферическому, J(2) = J(2'). На датчик попадает часть рентгеновского излучения д(2) в пределах, ограниченных шириной коллиматора Д, величина которой по оси z составляет A/sino и определяется выражением: (2.25) - плотность распределения рентгеновского излучения по Z; Ez - смещение пятна нагрева относительно заданной глубины оси проплавления. На рисунке 2.19 представлены графики зависимости (2.25) при глубине проплавления 30 мм и различной ширине коллиматора Д. где Е20 - постоянная составляющая смещения пятна нагрева относительно заданной глубины проплавления; Ezm - амплитуда переменной составляющей смещения пятна нагрева относительно заданной глубины проплавления; а = ot; =частота переменной составляющей; t - время. Представление (2.26) отражает тот факт, что в положение пятна нагрева введено поисковое движение с частотой о и амплитудой 8 m. Это может быть реализовано, например, введением переменной составляющей B TOK электронного сварочного луча или в ток фокуса при ЭЛС с фокусировкой, при которой формируется не максимальная глубина проплавления. При подстановке (2.26) в (2.25) последнее может быть представлено рядом Фурье в тригонометрической форме: Выражения (2.27 - 2.29) представляют собой математическую модель рентгеновского датчика глубины проплавления. Ниже представлены графики зависимостей коэффициентов Фурье от глубины проплавления. Анализ приведенных соотношений И графиков, построенных B соответствии с ними свидетельствует о том, что при наличии в положении пятна нагрева поискового движения по глубине канала проплавления спектральный состав рентгеновского излучения дополняется составляющими с частотами, кратными частоте поискового движения И амплитудами, находящимися в определенной зависимости от положения пятна нагрева относительно заданной глубины проплавления. ак, если положение пятна нагрева совпадает с осью рентгеновского датчика, то постоянная составляющая а и амплитуды косинусоидальных составляющих а2, а4,... с частотами, кратными двойной частоте поискового ДВИЖЕНИЯ (четные гармоники) максимальны (рисунок 2.20). Косинусоидальные составляющие с частотами, кратными частоте поискового движения равны нулю. В то же время амплитуды синусоидальных составляющих с частотами (2n+1), где n = 0, 1, ... пропорциональны в некоторых пределах смещению пятна нагрева относительно заданной глубины проплавления. Они равны нулю при отсутствии смещения (когда &z = 0) и меняют знак при изменении направления смещения пятна нагрева относительно заданного положения (рисунок 2.21). Изменение знака свидетельствует об изменении фазы колебаний данной составляющей на 180º. Проведенные исследования предполагают очевидный простой способ получения информации о глубине проплавления, заключающийся в частотной селекции сигнала датчика рентгеновского излучения, т.е. выделении, например, составляющей с частотой о и использования ее для управления параметрами ЭЛС (током луча или его фокусом). В следующей главе будут рассмотрены схемотехнические решения, реализующие этот способ. Анализ полученных зависимостей приводит к выводу о том, что для управления глубиной проплавления целесообразно использовать составляющую с частотой, равной частоте поискового движения, т.к. ее амплитуда ь (наибольшая по сравнению с амплитудами b3 и bs) и фаза однозначно определяют положение пятна нагрева в канале проплавления. Составляющая с двойной частотой поискового движения а может использоваться, например, для определения амплитуды поискового движения при которой обеспечивается наибольшая чувствительность способа. Так, из (2.28) можно определить зависимость а2 от Ezm при Ex = 0: График зависимости (2.30) представлен на рисунке 2.22. Видно, что максимальная чувствительность может быть достигнута при амплитуде поискового движения, составляющей 2-3% от глубины проплавления. Влияние амплитуды поискового движения на зависимость амплитуды б от положения о пятна нагрева относительно заданной глубины проплавлення представлено на рисунке 2.23. Зависимости рассчитаны в соответствии с выражением: Из графиков видно, что с увеличением амплитуды поискового движения определенного значения (6mm = 2) увелич ается коэффициент ДО преобразования и область линейности характеристики (кривые 1 - 3). Дальнейшее увеличение амплитуды ведет к уменьшению коэффициента преобразования bi/s. (кривая 4), что подтверждается экстремальной зависимостью амплитуды а: от амплитуды Е поискового движения (рисунок 2.22). Представляет интерес зависимость рассмотренных характеристик от ширины коллиматора. На рисунке 2.24 представлено семейство характеристик b (Со) при различных Д и Е. рассчитанных по формуле: Рисунок 2.24 - Графики зависимости амплитуды b1 от смещения пятна нагрева относительно заданной глубины проплавления при различных амплитудах €zm поискового движения и различной ширине Д коллиматора рентгеновского датчика. Из графиков видно, что в широком диапазоне амплитуд поискового движения (0,1 - 3% от глубины проплавления) коэффициент преобразования максимален при ширине коллиматора, составляющей 2 + 3,5% от глубины проплавления (кривые 4, 5). Так при глубине проплавления 30 мм приведенные проценты соответствуют амплитуде поискового движения - 0,03 - 0,9 мм и ширине коллиматора - 0,6-1 мм. Это подтверждается и характеристиками, полученными решением (2.31) при подстановке Его = 0,5 (введено постоянное смещение пятна нагрева от заданной глубины проплавления) и варьировании амплитудой поискового движения Ezm, и шириной коллиматора Д (рисунки 2.25, 2.26). Из графиков видно, что максимальное значение составляющей рентгеновского излучения в при смещении пятна нагрева на 0,5% от глубины проплавления достигается в одном случае при &zm = 2,5% и 4 ≈ 3% от глубины проплавления (рисунок 2.25, кривая б), в другом - при Ezm ²2% и ∆=3%. Результаты аналитических исследований приводят к возможности реализации устройств стабилизации глубины проплавления, что подтверждает возможность практического применения математической рентгеновского датчика глубины проплавления. 3 ПРИНЦИПЫ ПОСТРОЕНИЯ И ТЕХНИЧЕСКАЯ РЕАЛИЗАЦИЯ УСТРОЙСТВ СТАБИЛИЗАЦИИ ГЛУБИНЫ ПРОПЛАВЛЕНИЯ СВАРНОГО ШВА ПРИ ЭЛС СО СТОРОНЫ ВВОДА ЭЛЕКТРОННОГО ЛУЧА 3.1 Датчик рентгеновского излучения Несмотря на разнообразие физических принципов регистрации частиц различными типами детекторов, на выходе любого детектора с электрическим съемом информации возникает электрический сигнал определенного значения и длительности, несущий всю доступную информацию. Для формального анализа процесса формирования и передачи выходного сигнала детектор может быть представлен в виде эквивалентной схемы генератора тока (рисунок 3.2). Ток детектора і через ключ К, замыкаемый на время длительности импульса ti, поступает во внешнюю цепь нагрузки детектора, состоящую из из сопротивления нагрузки R, и емкости нагрузки С, подключенной параллельно RH, причем где Ся - емкость детектора; Свх - емкость входа электронного устройства, подключаемого к детектору; см - емкость монтажа, включая емкость соединительных проводов (или кабеля) между детектором и электронным устройством. Сопротивление и емкость нагрузки образуют интегрирующую RC-цепь на выходе детектора, от постоянной времени т. = R.С, которой существенно зависит точность измерения энергии частицы и момента регистрации. В качестве датчика рентгеновского излучения в устройстве применен сцинтиляционный счетчик, представляющий собой сочетание люминесцентного кристалла и фотоэлектронного умножителя (ФЭУ). Кванты рентгеновского излучения, попадая на кристалл, вызывают в нем свечение – сцинтилляции. Фотоны сцинтилляций, достигающие фотокатода ФЭУ, преобразуются в фотоэлектроны, которые ускоряются электростатическим полем и, попадая на первый динод умножителя, выбивают из него вторичные электроны. Каждый фотоэлектрон выбивает несколько вторичных электронов. Путем повторения процесса "выбивания" электронов на последующих 10 - 15 динодах получают на выходе ФЭУ импульс напряжения, амплитудой порядка десятков милливольт, пропорциональной энергии регистрируемого кванта. Применение сцинтилляционного датчика обусловлено, в первую очередь, высоким временным разрешением сцинтилляционных детекторов, а также, практически, неограниченным сроком службы. Процесс преобразования энергии частицы в импульс входного тока носит в сцинтилляционном детекторе многоступенчатый характер. В сцинтилляторе энергия частицы преобразуется в световую вспышку сцинтилляцию. Высвечивание сцинтиллятора происходит не мгНОВЕННО, И в первом приближении скорость высвечивания фотонов может быть описана формулой: где No - полное число фотонов в стинцилляционной вспышке; t - время высвечивания сцинтиллятора. где Е - энергия, потерянная частицей в сцинтилляторе. Таким образом, преобразование энергии частицы в световой поток происходит с конечной скоростью, характеризуемой временем высвечивания сцинтиллятора т. Естественно, временное разрешение сцинтилляционного детектора зависит от этого параметра. На фотокатоде ФЭУ световой поток сцинтиллятора преобразуется в поток вторичных электронов. Фотоэффект на катоде ФЭУ - процесс, практически безинерционный, и поэтому на временное разрешение детектора влияния не оказывает. в промежутке между катодом и анодом ФЭУ на динодной системе происходит вторичное умножение электронов. Поток электронов. последовательно проходя через все диноды ФЭУ, усиливается и, попадая на анод, образует импульс тока на выходе детектора. Это наиболее длительная стадия процесса, существенным образом сказывающаяся разрешении Детектора. на временном Таким образом, сигнал выходе сцинтилляционного детектора на появляется с задержкой t, относительно момента регистрации частицы, и время |