CC BY
66
Неровный В.М. ©
Профессор, д.т.н., кафедра «Технологии сварки и диагностики»,
Московский государственный технический университет им. Н.Э. Баумана
ТЕПЛОЭНЕРГЕТИЧЕСКИЕ ХАРАКТЕРИСТИКИ СВАРОЧНОЙ ДУГИ НИЗКОГО
ДАВЛЕНИЯ
Аннотация
Определены теплоэнергетические характеристики сварочного дугового разряда с полым катодом (ДРПК) низкого давления по поверхности нагреваемого тела. Радиальные распределения плотностей мощности и тока по пятну нагрева ДРПК на токах свыше 100 А достаточно точно можно представить в виде суммы двух совмещенных нормально-круговых распределенных источников.
Ключевые слова: дуговой разряд с полым катодом в вакууме, пятно нагрева, радиальное распределение, плотность мощности, плотность тока.
Keywords: arc discharge with a hollow cathode in a vacuum, spot heating, radial distribution, power density, current density.
Среди плазменно-дуговых источников энергии, используемых для высокотемпературной обработки химически активных металлов и сплавов, эффективным является дуговой разряд с полым катодом (ДРПК) низкого давления [1,2]. В последние годы ДРПК находит все большее применение для сварки ответственных изделий из титановых сплавов толщиной от 6 до 16 мм [2,3]. Обусловлено это тем, что при сварке титановых сплавов во многих случаях с техникоэкономических позиций целесообразно использовать в качестве источника энергии дуговой разряд с полым катодом (ДРПК), поскольку он сочетает в себе простоту реализации и все достоинства традиционных дуговых процессов с высокой эффективностью вакуумной защиты [3]. Вместе с тем, по сравнению с аргонодуговой сваркой по флюсу и сваркой погруженным вольфрамовым электродом (СПВЭ) [3,4] сварка ДРПК позволяет регулировать шириной и глубиной проплавления при меньшей погонной энергии и снизить в 200-300 раз затраты на аргон. В целом это способствует повышению коэффициента использования материала и сокращению производственного цикла изготовления сварных титановых конструкций.
Для эффективной реализации дуговых сварочных процессов в вакууме принципиальным является знание количественной зависимости теплоэнергетических характеристик ДРПК (выделяемая на аноде ДРПК мощность q, радиальное распределение плотностей мощности q2(r) и тока j(r), а также степень их сосредоточенности) от параметров его режима. К сожалению, относительно полных данных об этих значениях в литературе нет, особенно q2(r) и j(r) в зависимости от изменения параметров режима ДРПК в широком диапазоне тока от 100 до 350 А.
Известно [5], что для повышения энергетической эффективности процесса сварку плавлением следует вести в режиме глубокого проплавления с отношением глубины проплавления к его ширине больше единицы. Режим глубокого проплавления может быть реализован в том случае, когда плотность теплового потока в центре пятна нагрева источника энергии превысит критическую величину, соответствующую началу интенсивного испарения металла анода. При этом скорость движения фронта испарения должна быть как минимум равна или больше скорости распространения тепловой волны и перемещение фронта плавления идет преимущественно вглубь металла, главным образом, за счет статического давления паров металла и реакции их отдачи на дно сварочного кратера.
Практика показала, что достичь «критической» плотности теплового потока требуемой величины в пятне нагрева ДРПК в принципе возможно путем уменьшения диаметра полости
© Неровный В.М., 2014 г.
катода и формирования внешнего столба в виде цилиндрического шнура, обеспечивающего высокую направленность переноса энергии разряда с минимальным рассеиванием ее в радиальном направлении. В то же время представление радиального распределения теплового потока ДРПК в виде нормального закона не позволяет объяснить его сравнительно высокую проплавляющую способность, характеризующуюся отношением глубины к ширине проплавления от 1,5 до 2,2. Поэтому определение характера радиального распределения плотностей тока и мощности в пятне нагрева в зависимости от параметров режима ДРПК и явилось целью работы.
Исследования проводили в вакуумной камере в диапазоне давлений 1 • 10-1 - 8^10-2 Па на сварочной горелке с прямоканальным полым катодом. Катоды были выполнены из иттрированного вольфрама марки ВИ-3 с диаметром полости dK = 0,3-0,4 см, длиной 3,0-3,5 см и толщиной стенки 0,08-0,1 см. Эффективную мощность (q) ДРПК и радиальное распределение плотностей мощности q2(r) и тока j(r) по пятну нагрева определяли по известной методике «секционированного анода» [6]. Оснащение измерительного устройства
дополнительным механизмом, обеспечивающим возвратно-поступательное перемещение анодных секций вдоль плоскости их разделения с амплитудой 4 см и частотой колебаний 1-3 Гц, позволило значительно расширить пределы измерения указанных выше параметров. Так, разрушение выполненных из меди анодных секций (в виде подплавления их тепловоспринимающих поверхностей) начиналось при мощности ДРПК свыше 12 кВт и плотности мощности в центре пятна нагрева (q 2 m), превышающей 80 кВт/см2. В результате удалось впервые измерить тепловые характеристики ДРПК на режимах, которые преимущественно используются при сварке, например пластин из титановых сплавов толщиной 4-16 мм: ток разряда I =100-350 А, длина дугового промежутка l = 0,6-2,5 см, подача
плазмообразующего газа (аргона) через полость катода G=0,7-2,0 мг/с.
Результаты эксперимента. На рис. 1 представлены типичные распределения q2 (r) и j(r) на аноде ДРПК при различных значениях разрядного тока. Характерной особенностью является наличие ярко выраженной центральной зоны размером 1,5—2,0 диаметра катода, с довольно высокими значениями плотности теплового потока, порядка 30-65 кВт/см2, и резким переходом к периферийной зоне. При этом за счет развитой периферийной зоны диаметр пятна нагрева, как правило, больше 1,5 см и с увеличением длины дугового промежутка в исследуемом диапазоне повышается, достигая значений 1,6-2,2 см. Однако следует отметить, что с увеличением длины дугового промежутка диаметр центральной зоны остается практи -чески неизменным. С увеличением разрядного тока от 100 до 350 А примерно в 7-11 раз возрастает значение теплового потока в центре пятна нагрева q 2m. На токах 300-350 А величина q2m ДРПК достигает значений 60-70 кВт/см2, что почти на порядок превышает значения q2m для дуг высокого давления, существующих в атмосфере аргона [3].
Рис. 1. Радиальное распределение j(r) и q2(r'), в пятне нагрева ДРПК ( G = 1 мг/с, l = 1,6 см, йк = 0,3
см): 1 - I = 350 А; 2 - I = 200 А, 3 - I = 100 A
Попытка аппроксимировать распределение q2(r) и j(r) ДРПК общеизвестным законом нормального распределения (кривой Гаусса [6]), привела к весьма грубому приближению. Как показал вычислительный эксперимент, такой характер радиального распределения q2(r) и j(r) ДРПК с достаточной точностью можно представить как результат действия двух совмещенных нормально-круговых источников, условно названных "центральный" и "периферийный" (рис. 2):
f (r) = fm
^•expl -кпr2)+Bexp( -кцr2
где fr) - функция радиального распределения q2(r) или j(r); А и В - коэффициенты, определяющие относительный вклад источником по q2m, или по jm, (А+В) = 1; кц и кп -
коэффициенты сосредоточенности центрального и периферийного источников соответственно.
Рис. 2. Аппроксимация радиального распределения плотности мощности на аноде ДРПК (G =1,2 мг/с, l = 1,6 см, йк = 0,3 см): 1 - экспериментальная кривая q2(r); 2 - аппроксимация центральной части пятна нагрева ДРПК; 3 - аппроксимация периферийной зоны пятна нагрева.
При этом диаметр пятна нагрева периферийного источника принимаем экспериментально измеренному пятну нагрева ДРПК. Центральный источник по мощности составляет 10-25 % от q ДРПК и с кц = 25-70 см-2. Коэффициент сосредоточенности периферийного нормально-кругового источника кп = 1,5-6 см-2.
С увеличением разрядного тока от 120 до 350 А эффективная мощность и доля этой мощности q^ выделенная в центральной части пятна нагрева, заметно возрастают:
q^ = 2p • B J exp(-кц r j • rdr,
где R - радиус экспериментально измеренного пятна нагрева ДРПК.
Так, q увеличивается от 1,5-2,0 до 9-10 кВт, а qц изменяется всего от 5 до 20 % по отношению к q. При этом рост qц идет в основном за счет увеличения в 8-12 раз q2m. Согласно классификации источников энергии по воздействию на обрабатываемый материал по тепловым характеристикам ДРПК на токах свыше 200 А можно вполне отнести к классу высококонцентрированных источников, поскольку q2m достигает значений q^3 (критической плотности потока, при которой поверхность полубесконечного тела большинства металлов нагревается до температуры кипения [5]). Благодаря этому, при дуговой сварке в вакууме титановых сплавов за один проход стыковых соединений без разделки кромок на весу удается получать качественное соединение толщиной до 1,2 см [7,8].
В сильноточном ДРПК на сварочных режимах увеличение подачи плазмообразующего газа через полость катода при неизменных значениях I и длины дугового промежутка (/) однозначно приводит к незначительному увеличению диаметра пятна нагрева и уменьшению как кц, так q и q4. Например для диаметра полости катода d„ = 0,3 см подача аргона в пределах
R
G = 0,7-0,9 мг/с является оптимальной с точки зрения, как стабильного существования ДРПК, так и получения источника энергии с максимальной интенсивностью теплового воздействия.
Влияние длины дугового промежутка при неизменных остальных параметрах ДРПК на радиальные распределения ^(r) и j(r) неоднозначно. Так, с увеличением длины дугового промежутка от 0,5 до 2,5 см jm уменьшается, а q2m имеет максимум при длине дугового промежутка порядка 1,2-1,6 см (рис.3). При этом эффективная мощность q и мощность, выделяемая в центральной части пятна нагрева q^ также имеют максимум. Подробное описание этого физического явления представлено в работе [9].
Рис. 3. Зависимость локальных теплоэнергетических параметров в центре пятна нагрева ДРПК от длины дугового промежутка ( йк = 0,3 см, G = 1,2 мг/с, I = 210 A)
Увеличение диаметра выходного отверстия полого катода ведет к одновременному снижению плотностей тока и мощности в центральной части пятна нагрева ДРПК.
Таким образом, ДРПК на токах от 120 до 350 А обладает максимальной интенсивностью теплового воздействия на анод в диапазоне длин дугового промежутка l = 1,2-1,6 см. При этом длина дугового промежутка с максимальной интенсивностью теплового воздействия ДРПК зависит только от диаметра выходного отверстия катода. Эти особенности сильноточного ДРПК в вакууме, естественно, необходимо учитывать при сварке в вакууме.
Литература
1. Неровный В.М., Ямпольский В.М. Сварочные дуговые процессы в вакууме.- М.: Машиностроение, 2002.- 264 с.
2. Перерва В.А., Карпович Е.В. Особенности сварки шаробаллонов в вакууме полым катодом. Сб. трудов. «Космическая техника. Ракетное вооружение».- Днепропетровск: КБ “Южное”, Вып.2, 2010. - С. 136-150.
3. Металлургия и технология сварки титана и его сплавов /С.М.Гуревич, В.Н.Замков, В.Е.Блащук и др. - Киев: Наукова думка, 1986.-240 с.
4. Технология производства титановых самолетных конструкций /А.Г. Братухин, Б.А. Колачев, В.В. Садков и др.- М.: Машиностроение, 1995, 448 с.
5. Лазерная и электронно-лучевая обработка материалов: Справочник / В.Н. Рыкалин, А.А. Углов, И..В. Зуев, А.И. Кокора.- М.: Машиностроение, 1985.- 496 с.
6. Неровный В.М., Федичев В.П., Подъяпольский Г.В. Измерение радиальных распределений теплоэнергетических параметров на аноде сильноточного дугового разряда низкого давления //Инженерно-физический журнал.-1988.-Т.54.- № 2.- С.256-261.
7. Nerovnyi V.M., Khakhalev A.D. Hollow cathode arc discharge as an effective energy source for welding processes in vacuum// Journal of Physics D: Applied Physics. V.41, №3.- 2008.-035201 P. 2452-2459. doi: 10.1088/0022-3727/41/3/035201, http://iopscience.iop.org/0022-3727/41/3/035201/.
8. Неровный В.М. Повышение эффективности дуговой сварки в вакууме титановых сплавов// Сварка и диагностика. 2012. -№5.- С. 18-22.
9. Неровный В.М. Токо- и энергоперенос в дуговом разряде, применяемом для сварочных процессов в вакууме//Сварочное производство.- 1997.- № 11.- С. 8-12.
