книги / Электронно-лучевая сварка

4.1.3. Механизм формирования высокочастотных колебаний вторичного сигнала в плазме

Для объяснения механизма появления высокочастотных колебаний во вторичном сигнале в плазме известны две гипотезы.

Первая связана с предположением о существовании взрывных вскипаний в канале проплавления [12–14]. Скорость ввода энергии в области взаимодействия электронного пучка с металлом в канале проплавления значительно превышает скорость ее отвода за счет теплопроводности. Возникают локальные перегревы металла выше температуры кипения с последующими взрывоподобными вскипаниями. Пары вскипевшего металла оказывают на пучок экранирующее воздействие, удельная мощность рассеянного на парах пучка резко уменьшается. После того как пары эвакуируются из полости канала проплавления, удельная мощность пучка сновастановится выше критической и процесс возобновляется.

Оценим порядок частот автоколебательных процессов, которые дает описанная гипотеза [12].

В первую очередь обычно рассматривается процесс перегрева металла. Главные составляющие баланса энергии следующие:

qэф = qисп + qпл + qпт ,

где qэф – вводимая пучком мощность; qисп – потери тепла на испарение; qпл – потери тепла на плавление; qпт – потери тепла на теплопроводность.

При перемещении пучка в процессе осцилляции на уже расплавленный участок слагаемое qпл работать не будет. Пар в канале проплавления близок к насыщенному [15, 16], потери на испарение считаются не более 5–10 %. При повышении удельной мощности источника q рано или поздно наступит ситуация, когда скорость ввода тепла будет много больше скорости отвода теплоты теплопроводностью. Максимальное энерговыделение при этом происходит на некоторой глубине под гра-

351

ницей жидкого металла – порядка глубины пробега электронов. За основу оценки берут характерное время энергонакопления τ0, т.е. время, необходимое для ввода энергии, достаточной для осуществления вскипания. В описываемой ситуации согласно теории гомогенного кипения, если время энергонакопления сопоставимо или меньше времени гомогенного зародышеобразования, вероятно возникновение перегрева с последующим взрывным вскипанием [17].

Время энергонакопления при пренебрежении потерями на теплопроводность можно получить из условия

τ0 = Lиспρ δ q ,

где Lисп – удельная теплота испарения; ρ – плотность.

Для нержавеющей стали при мощности сварки P = 3 кВт

идиаметре пучка d = 0,5 мм время энергонакопления составляет величину τ0 = 2 10–5 с. Причем это время будет падать с увеличением удельной мощности, что говорит о повышении вероятности возникновения взрывных вскипаний при приближении к острой фокусировке или при увеличении мощности сварки.

Процесс вскипания представляет собой фазовый переход

исопровождается расширением вещества от начальной плотности ~104 кг/м3 (жидкость) до значения 10–1 кг/м3 (газ). Таким образом, после вскипания вещества на пути электронного луча возникает слой пара, концентрация частиц в котором быстро падает от 1026 до 1020–10 22 м–3 .

Известно, что при прохождении пучка электронов через вещество ослабление интенсивности пучка, связанное с рассеянием и поглощением энергии вследствие упругих и неупругих соударений, подчиняется экспоненциальному закону. Так, для случая поглощенияв газовой среде [18] изменение плотности тока

j = j0 exp (−nσ x),

352

или

j = j0 exp (−αρ nx),

где n – концентрация атомов пара; σ – сечение взаимодействия; α – коэффициент поглощения.

Поскольку начальная плотность пара высока, следует ожидать экранировки (рассеяния, дефокусировки) электронного пучка вследствие взаимодействия с частицами пара. Взаимодействие при прохождении пучком пара в канале проплавления осуществляется в основном за счет упругих взаимодействий. Таким образом, можно полагать, что ослабление интенсивности электронного луча связано с рассеянием электронов за пределы области воздействия или на стенки канала. При глубине канала H = 1,5 см ослабление плотности потока энергии в е раз имеет место при значении концентрации n = 1025 м–3 . Непрерывное воздействие электронного пучка периодически прерывается при увеличении плотности пара больше некоторой критической. Временной баланс такого автоколебательного процесса представляет сумму времени на испарение τ0 и времени разлета паров τv.

Самый простой способ оценки τv можно получить через оценку прохождением звуковой волной канала проплавления. Для H = 1,5 см и скорости звука 700 м/c получаем τv = 2 10–5 с.

Частота «квазипериодического» процесса f = 1/τ ~25 кГц, что по порядку величины хорошо согласуется с экспериментальными данными (см. рис. 4.2). Похожие оценки частот описанного процесса, сопровождающего взрывные вскипания, были получены независимо [12–14, 19].

Режим взрывного разрушения металла на передней стенке канала проплавления определяет импульсный характер эмиссии электронов из области воздействия электронного пучка, что связано с интенсивным испусканием электронного тока при переходе металла из конденсированного состояния в плотную пароплазменную фазу. Оценка плотности тока термоэлектронной

353

эмиссии по уравнению Ричардсона показывает, что при температурах в канале проплавления порядка температуры кипения при заданном давлении перегрев уже на 100 К приводит к увеличению термоэлектронного тока в 2 раза. Это свидетельствует о высоких возможных значениях тока эмиссии в плазму в процессе электронно-лучевой сварки мощным концентрированным электронным пучком. Однако фактическая величина тока несамостоятельного разряда в плазме при электронно-лучевой сварке определяется условиями токопрохождения в плазме и существенно зависит от распределения потенциала в плазме и параметров внешней цепи.

В работе [20] утверждается возможность установления автоколебательного процесса, связанного с периодической ионной самофокусировкой и расфокусировкой. Зависимость равновесного радиуса электронного пучка от концентрации ионов в канале проникновения имеет экстремум. Это вызывает колебательный характер взаимодействия электронного пучка с металлом. С увеличением концентрации энергии пучка электронов выше критической величины концентрация атомов резко возрастает. Металл испаряется с поверхности сварочной ванны, создавая условия для развития заметной ионной самофокусировки электронного пучка. Диаметр пучка уменьшается, концентрация энергии возрастает, что приводит к дальнейшему увеличению температуры поверхности и интенсивности испарения. Концентрация паров возрастает выше определенного значения, начинается интенсивное рассеяние пучка, и его диаметр снова возрастает. Последующее снижение температуры и концентрации паров снова приводит к преобладанию самофокусировки и т.д. В работе [14] для оценки частоты данного процесса предлагается использовать время нейтрализации электронного пучка:

τi = (n0σ iu )−1 ,

где n0 – плотность атомов нейтрального газа; σ i – эффективное сечение ионизации газа электронами пучка; u – скорость элек-

354

тронов пучка. Для случая электронно-лучевой сварки τi < 10–4 c. Характерная частота оказывается близкой к ионной Ленгмюровской частоте и в рассматриваемых условиях больше 102 кГц. Таким образом, указанный процесс не может быть самостоятельной причиной исследуемых высокочастотных колебаний. Кроме того, в работах [21–22] само предположение о значительном «самосжатии» пучка в канале проплавления под действием ионной фокусировки ставится под сомнение.

В экспериментах с изменяемым положением электрода обнаружилась сильная корреляция частоты и амплитуды высокочастотных гармоник с величиной расстояния от зоны сварки до области отбора тока. На рис. 4.8 мы видим спектры колебаний вторичного тока для 3 различных положений электрода, осуществляющего отбор тока, при неизменных технологических параметрах. Расстояние от электрода до пучка (координата r) составляло 15 мм. Положение электрода менялось по высоте (координата z) относительно свариваемого изделия. Мы видим, что частота высокочастотных колебаний измеряемого тока растет при снижении расстояния. При высоте 25 мм в спектре заметны гармоники на частотах около 55 и 110 кГц. При увеличении высоты до 50 мм частота основной гармоники сдвигается к 35 кГц. Для высоты z = 70 мм наблюдается частота основной гармоники 27 кГц и кратные ей значения. Линия f = 35 кГц относится к колебаниям, создаваемым инверторным источником питания электронно-лучевой установки.

Зависимость частоты 1-й гармоники от величины, обратной расстоянию до коллектора 1 R =1 r2 + z2 при изменении

высоты расположения коллектора, приведена на рис. 4.9, a. Аналогичная зависимость наблюдается при изменении положения датчика в направлении оси r при постоянном расстоянии до образца z = 32 мм (рис. 4.9, б). Таким образом, частота высокочастотных колебаний тока в цепи коллектора электронов обратно пропорциональна расстоянию от коллектора до зоны сварки.

355

Рис. 4.8. Спектры коллектируемого тока для разных расстояний до коллектора: а – z = 25 мм; б – z = 50 мм; в – z = 70 мм при r = 15 мм

356

Рис. 4.9. Зависимость частоты колебаний от обратного расстояния до коллектора׃ а – изменение расстояния от образца по высоте; б – изменение расстояния от оси пучка до коллектора по горизонтали, z = 32 мм

Теоретическое предсказание колебаний в плазменном столбе над сварочной ванной обсуждалось в работах [2, 4]. В этих работах (см. также подразд. 2.3.3.6) предложена модель свободного разлета плазмы при ЭЛС. В пространстве прохождения пучка над зоной сварки существует цилиндрический столб плазмы, из кото-

357

рого электроны и ионы плазмы разлетаются в радиальном направлении к заземленным стенкам металлической вакуумной камеры. Плазменный столб заряжен положительно (с потенциалом порядка 1,6 В). Радиальное распределение плазменного потенциала и плотности заряженных частиц зависит от отношения тепловой энергии электронов к начальной энергии ионов:

Ee/i = kbTe (Mv02 2) ,

здесь kb – это константа Больцмана; Те – температура электро-

нов; M – масса ионов. Обычно Ee/i больше 1. В работе [4] численное решение зависимости распределения отношения потен-

циала U к электронной температуре еU/kTe от координаты r осциллирует около аппроксимирующего решения. Причиной является то, что быстрые и легкие электроны колеблются около более тяжелых и ионы медленны в своем совместном движении (из-за Кулоновских сил притяжения между ними) к стенкам камеры. Перенос энергии электронов к ионам путем коллективного взаимодействия увеличивает энергию ионов, и радиальное распределение энергии ионов тоже осциллирует.

При размещении положительного электрода (коллектора) в плазменном облаке над сварочной ванной электроны, находящиеся близко от коллектора, вытягиваются от созданного электрического поля, и плазменный потенциал становится близким к коллекторному потенциалу для сохранения плазменной квазиэлектронейтральности. Увеличение потенциала плазмы приводит к росту эмиссии электронов из горячих пятен на передней стенке кратера в жидкой сварочной ванне, компенсируя потери электронов в области коллектора.

При небольших потенциалах коллектора ток в коллекторной цепи тоже небольшой из-за токового ограничения потенциальным барьером (двойным слоем) перед коллектором. При увеличении положительного потенциала на коллекторе плазменный потенциал в области коллектора, как было сказано, тоже растет вместе с током, отбираемым из плазменного облака. Общее огра-

358

ничение тока через плазму означает увеличение потенциала плазмы и, как уже сказано, увеличение тока эмиссии и рост тока, протекающего через плазму. При значительном возрастании потенциала коллектора практически все плазменные электроны могут достичь коллектор. Разряд становится нестабильным. Ситуация напоминает возникновение потенциально-релаксационной или ионно-звуковой неустойчивости [23, 24]. Критическую плотность тока j, при которой возникает аномальное электрическое сопротивление плазмы [25–26], связанное с ионно-звуковой неустойчивостью, можно оценить из критического значения электронной дрейфовой скорости, определяемой из уравнения

Vd = j nee .

Расчетная критическая плотность тока для возникновения ионно-звуковой неустойчивости и связанного с ними аномального сопротивления плазмы составляет ~5 А/м2, что означает 3,25 мА для коллектора площадью 6,5 см2 иne ≈ 1016 м–3 [2].

Фазовая скорость Vs плоской ионно-звуковой волны, распространяющейся вдоль оси z, можно записать как [14]

VS =	γ e kbTe + γ i kbTi	,	(4.1)
	M

где kb – постоянная Больцмана; γ e – коэффициент, для электронов обычно принимается равным 1, для ионов γ i = 3. Частота обоих типов флуктуаций изменяется почти обратно пропорционально длине L:

f ~ 1 L n .

(4.2)

Можно принять, что длина волны основной гармоники равна расстоянию до коллектора L (или 2L, если имеют место процессы, аналогичные стоячим волнам). В этом случае длина волны n-й гармоники определяется как L/n (или 2L/n для стоячих волн).

359

Температура электронов над зоной электронно-лучевой сварки составляет величину порядка 4000 К [2, 4]. В случае описываемых экспериментов коллектор электронов с напряжением ~50 В создает в плазме в тонком слое вблизи катода (свариваемого изделия) дополнительное электрическое поле. Это электрическое поле ускоряет электроны, и в дальнейшем их энергия

врезультате соударений с атомами и ионами переходит в тепловую энергию. Пусть в результате описанного явления температура электронов возрастет до 11 000 К. Температуру ионов примем порядка температуры нейтральных атомов ~2400 К. Тогда из данных спектров тока в плазме (см. рис. 4.8), используя уравнение (4.1), можно получить фазовую скорость, соответствующую наблюдаемой нестабильности волны, равную 1650 м/с.

На рис. 4.10 мы можем видеть спектр колебаний тока

вплазме при расстоянии до коллектора z = 180 мм. Расчетные

частоты гармоник в этом случае f ≈ (4,6; 9,2; 13,8; 18; 23; 27,6; 32,2; 36,8; 41,4; 46; 50,6; …) кГц. При анализе спектров вторич-

ного тока при больших расстояниях до коллектора (R > 100 мм) возникает трудность, связанная с тем, что низкие гармоники попадают в область колебательных процессов в канале проплавления и образуют при этом сложные, результирующие с колебаниями термоэлектронного тока колебания (см. рис. 4.5).

Рис. 4.10. Спектрколлектированноготокаприрасстоянии междусварочнойваннойиэлектродомколлектора

z = 180 мм, потенциалколлектораU = +48 В

360