Диссертация (1173087), страница 16

Просмтор этого файла доступен только зарегистрированным пользователям. Но у нас супер быстрая регистрация: достаточно только электронной почты!

Текст из файла (страница 16)

Сопоставительную оценку среднихнапряженностей поля в области чехла ЕЧЕХ и во внешней зоне ЕВН проведемвоспользовавшиськусочно-линейнойэкстраполяциейраспределенийпотенциала  в этих областях, показанной на рисунке 2.16. При этомЕЧЕХ V   d  Е   d , ВН L  dd(2.10)104Рисунок 2.16  Кусочно-линейная экстраполяция распределенийпотенциалавмежэлектродномпромежуткесположительнокоронирующим игольчатым электродомЗначениепотенциаланаграницекороны(d)найдемиздифференциального уравнения взаимосвязи между потенциалом  инапряженностью поля Е в приближении (2.3):d   Edx  Vro dx(ro  x) 2(2.11)Интегрируя (3.11), находимV1иxro(2.12)(d)  V1+(2.13)droПодставляя (2.13) в (2.10) получаемЕЧЕХ Vro  d ,EВН  ЕЧЕХ roLd .В примере с V=15кВ и rO = 5  10-2 см для d = 0,125 см:Е (d ) V  ro15  0,05 24,5кВ/см ,2ro  d  0,05  0,1252105V (d ) 1ЕЧЕХ dro15 4,3кВ0,12510,05V15 85,7кВ/смro  d0,05  0,125ЕВН  ЕЧЕХ (2.14)ro0,05 85,7  4,9кВ/смLd1  0,125Движение положительных ионов во внешней зоне короны игольчатогоэлектрода,внаправленииобрабатываемойимиповерхностиноситдрейфовый характер со скоростью ДР  k   E ВН ,(2.15)где: к+  подвижность положительных ионов в воздухе.

Для значений к+ =2,1 см2/Вс [60] и ЕВН =4,9 кВ/см из (3.15) следуетυДР = 2,1  4,9  103 = 10,3 103 см/с = 103 м/с,(2.16)т.е. примерно 1/3 от скорости звука в воздухе при нормальныхусловиях: υ ЗВ = (331,36 + 0,54 t о C) м/с [58]. Применительно кстандартной атмосфере, образуемой частицами воздуха с усредненноймассойmС ρc1,225 48,094 1027 кг24n c 25,471 10(2.17)кинетическая энергия направленного дрейфового движения «стандартной»частицы со скоростью (2.16) и массой (2.17) (ионизация практически невлияет на величину mC).ε др =m C  2др2=48,0941027 1,032 104= 2,55110 22 Дж = 1,6 10 3 эВ2В примере с напряжением на электродах V = 15кВ и разрядным током I= 100мкА в коронном разряде выделяется мощностьР = I V =100 10-6 15 103 =1,5 Вт106Нетрудно видеть, что в случае вакуумного межэлектродного промежуткався эта мощность расходовалась бы на ускорение одноразрядных ионов докинетической энергииε вак  e  V  15кэВ  2,4 1015 Дж ,поскольку с учетом niIeIP eV  n i  ε вак и скорость каждого, имеемeиона при подлете к не коронирующему электроду определялась бы2m C   вак= eV , откударавенством2 вак =2e2  1,602 1019V = 15  103  316 103 м/с  3000 др26mC4,81 10Однакоприатмосферномдавлениипрактическивсяэнергия,приобретаемая ионами в поле разрядного промежутка, передается врезультате соударений молекулам воздуха.

Энергия дрейфового движенияионов оказывается много меньше энергии их теплового движения при ТС =288 К:εТ 33kTC   1,38  10 23  288  59,616  10 22 Дж  37,2  10 3 эВ  23,3  ε др22Подводимая к не коронирующему электроду мощность от дрейфовогодвижения положительных ионов составляет ничтожно малую величину, неоказывающую влияния на его температурный режим:PДР= n i+ ε ДР =ε ДРε вак n i+ ε вак=ε ДРε вакР 1,6 10315103 Р = 10 7 Р(2.18)Тем не менее, именно дрейфовая скорость является причинойпротекания тока во внешней зоне коронного разряда, согласованного с токомво внешней цепи электродного промежутка и особенностями поверхностныхпроцессов на не коронирующем электроде, связанных с нейтрализациейпоступающих на него положительных ионов свободными электронами из егообъема.

Образуя надтепловой добавок к εТ величина εДР все же способна кактивации поверхностных термофлуктуационных процессов, нарушающей107условия их реализации, сравнительно со случаем при I = 0. Изменениеусловий равновесия поверхностного слоя не коронирующего электрода сокружающей газовой средой, в зоне адсорбированных из нее молекулорганических и неорганических веществ, инициирует процесс очисткиповерхности от загрязнений, способствуя тем самым осуществлениюдиффузионного проникновения положительных ионов в металл.Доглубинпорядканаибольшейвысотымикронеровностей(шероховатости) профиля поверхности hmax, (см.

рисунок 2.17) существенноевлияние на формирование покрытия способны оказать обусловленные имимикронеоднородности электрических и тепловых полей, в отношениикоторых вершины микровыступов играют роль концентраторов. Влияниемикронеоднородностей рельефа на возможность его локальных нагревов,обусловленных нарушением баланса между подводимой и отводимойэнергией за время t применительно к элементу неоднородности в видевыступа шероховатости высотой hmax и площадью основания s можнооценить.

Если S – площадь всего токового пятна на электроде, а РДР подводимая к нему дрейфовая мощность, то в приближении однородности токапо поверхности пятна мощность, подводимая к рассматриваемому элементумикрорельефа рдр , равняетсяр ДР  Р ДР sS , а подвод энергии за время t будет wДР = рДР  t.Доля этой энергии, равная 0 <  < 1, за счет нарушения энергетическогобаланса преобразуется в тепло q, идущее на разогрев выступа:sq = χ  wДР = χ   PДР  tSПри удельной теплоемкости материала электрода Со, его плотности  имассе выступа порядка m = shmax теплоемкость выступа Сh равняется Сh =Соm, а его нагрев  за время t оценивается выражениемΔΤ =PДР  tq=χChCo  ρ  h max  S108Например, для h max =1мкм, S = 10мм2 и t = 1  3,6  103 с,где 1 – количество часов обработки.ΔΤ = 3,6  1014  χ  1 Р ДРСо  ρ .(2.19)В качестве материальных характеристик электрода воспользуемсяданными по железу, полагая  = 7,88  103 кг/м3 и Со = 447,3 Дж/кгК, длякоторых из формулы (2.19) следуетΔΤ = 1,02108  χ  1  Р ДР .Если при V = 15 кВ, ток I = 2  100 мкА, где 2 – количество сотен мкА,то, принимая во внимание (2.18), получимР ДР = Р ДР (Ι =  2 100мкА) = 107   2  Р(Ι = 100мкА) = 1,5 107   2 Вт87и тогда ΔΤ = 1,0210  χ  1 1,5 10   2 = 15 χ  1   2В частности, при 1 = 3 и 2 = 4 имеем  = 180о К и  = 90о К при = 0,5.Выступ шероховатости высотой hmax в своей вершинной области схарактеристическим радиусом закругления rh может действовать и какусилитель поля относительно среднего значения ЕВН в формуле (2.14).Перепадпотенциалавокружающемвыступепространстваснапряженностью поля ЕВН, считая от линии выступов на рисунке 2.17 сусловием  = 0 до линии впадин, составляет величину h = ЕВН  hmax.Рисунок 2.17 – Фрагмент профилограммы шероховатости109При этом поле у вершины выступа, также характеризуемой значением = 0, усиливается, по аналогии с (2.4), до оценочного значенияEh =hrh= E BH h maxrhВедя отсчет текущей толщины покрытия от линии (поверхности) впадинна рисунке 2.17 можно предположить, что на глубинах, не превышающихhmax, покрытие, образуемое ионной обработкой поверхности, будет носитьсмешанный адгезионно  диффузионный характер, поскольку адгезионнаясоставляющая, следуя рельефу шероховатости, будет присутствовать на всехэтих глубинах.

Наиболее проблематичным для предварительных оценокявляетсясовокупныйвышеупомянутыхучетвлиянияфакторов,наструктуруобусловленныхпокрытиявсехшероховатостьюобрабатываемой поверхности и особенно значимый для покрытий толщиной hmax.2.3 Особенности диффузионного процесса при формированиидискретного диффузионного покрытияВ этой связи воспользуемся оценкой эффективной характеристикипроцесса образования покрытия, порождаемой представлением его в видедиффузионного проникновения ионов на глубину Н за время обработки t.Эффективной характеристикой такого представления служит коэффициентдиффузии ДЭФ, связанный с величинами Н и t равенством [62, 63].Д ЭФН24t(2.20)Для Н = 1 мкм= 10-4 см и t = 1 3,6103 c из формулы (2.20) следуетД ЭФ7  1013см2/с.1и ДЭФ ≈ 2,3  10-13 см2/с при 1= 3.110Формирование покрытия обусловлено неоднородностью электрическихи тепловых полей.

Таким образом, происходит локальный нагрев,обусловленный нарушением энергетического баланса, за определенноевремя, идущее на разогрев пятна площадки основания и процесс образованияпокрытия, осуществляется диффузионно по границам поверхностных зерен.Механизм проявления этих особенностей вызывает затруднения,поскольку:– «самые сложные процессы, трудно поддающиеся исследованию,протекаютнаповерхностиметаллаприеговзаимодействиисионизированной газовой фазой» [64];– «отсутствие научных представлений о взаимодействии газовой среды,активизированнойтлеющимкороннымразрядом,снасыщаемойповерхностью металла затрудняет понимание механизма формированиядиффузионного слоя и управления его качеством» [64];– «вопрос – механизме пограничной диффузии – один из наименееясных» [65];– «измерить коэффициент диффузии при температурах ниже 0,6 Тпл (Тпл–температураплавления)обычнонеудается,т.к.нехватаетчувствительности» [65].В силу отмеченных обстоятельств обсуждение конкретных механизмовформирования диффузионного покрытия несколько преждевременным иограничимсяформальнымподходомкрассмотрениюследствийпредполагаемого влияния.

При этом в качестве рабочей воспользуемсягипотезой возникновения излома в линейной зависимости логарифмакоэффициента диффузии Д от величины, обратной температуре Т,дополнительного к инициируемому возрастающим влиянием пограничнойсоставляющей диффузионного процесса при Т ≤ 0,6 ÷ 0,7 Тпл [65], нопроявляющего себя при значительно меньших температурах в связи соткрытием дополнительных «путей ускоренной диффузии» [62].111ОписываемаязакономАррениусатемпературнаязависимостькоэффициента диффузии Д имеет вид [62] Q Д  Д о  exp  , kT (2.21)где: До и Q – соответственно предэкспоненциальный множитель и энтальпияактивации диффузии, зависящие от диффундирующего элемента и материалаобрабатываемой поверхности; k = 1,3810-23Дж/оК = 8,61710-5 эВ/оК –постоянная Больцмана.Воспользуемсянормированнымпрактическимибезразмернымудобствамивеличинамивотпереходакачествекусловныхобозначений примемД о  0,01см 2 / с , Q  1эВ, Т  293о К,(2.22)полагаяД о  1  Д о , Q   2  Q,T   3  T,(2.23)где: 1, 2 и 3  безразмерные сомножители.

При этомQkT 39,612 ,а после перехода от основания е к основанию 10, формула (2.21) принимаетвид Д  10 2  1  exp  - 39,612 2   1  10 n см 2 / с3 (2.24)где:n  2  17,2032(2.25)3В функциональных координатах (lgД; 1/3) и при условии неизменностивеличин 1, 2 во всем температурном диапазоне имеет место линейнаязависимость lgД от 1/3:lg Д  lg1  2  17,203   2 1,3(2.26)112Область с 3 ≥ 1 разделим на два диапазона – нижний с 3 ∈ [1; 3 ] иверхний с 3 = 3 .

Значения 1 и 2, относимые к нижнему 3 – диапазону,помечены штрихами, полагая 1\\lg217,203при 123 1;  3 ;3lg Д  1lgλ  2  17,203   при  3   32 13(2.27)Для верхнего 3 - диапазона примем условия независимости величин 1 и2 от 3, а для нижнего диапазона допустим возможность изменений 1\ и 2\при изменении 3, но с сохранением линейности у функциональнойзависимости lgД от 1/3.Если значениям аргумента этой функции, равным 1/ 3 и 1, сопоставленызначения функции, обозначенные соответственно lg Д и lgД1, то уравнениепрямой, проходящей через две точки с координатами (1/ 3 ; lg Д ) и (1; lgД1),в общем случае имеет видlg Д lgД 131 lg Д113lg Д1  lg Д 1131 3(2.28)В (2.27) сохранение линейности для нижнего 3 – диапазонаобеспечивается использованием зависимостейp\1  1 1013qи 2\ = (а3 + в) 2(2.29)с постоянными коэффициентами р, q, а, в приводящих к выражениюlg Д  (lg1  q  17,203 a   2  2)  (p  17,203 в   2 ) 13(2.30)с граничными значениямиlg Д1  lg1  (p  q)  2  17,203 (a  в)   2при 3  1(2.31)113и*lg Д  lg1  (p *1 q)  2  17,203 (a   3  в) *32**при  3   33(2.32)Нетрудно убедиться, что (2.31) и (2.32) могут быть получены и изусловия равенства между (2.28) и (2.30).Дополняя (2.29) равенствамир + q = lgα,а+в=βa  3  в  ,p 1qlg,3(2.33)получаем следующие определения граничных значений 1\ и 2\ :1\ = α  1,2\ = β  2– при 3 = 1,1\ =   1,2\ =   2 – при 3 = 3(2.34)Следствиями (2.33) являются соотношения:  lg  lg q  lg   p  3 ,3 1p  3  lg ,3 1 а  (2.35)   в а   3 3 1,3  1Выражения (2.31) и (2.32) с учетом (2.33) принимают вид:lg Д1  lg1  lg  2  17,203    2 ,*lg Д  lg1  lg  2  17,203    2 1(2.36)*3Условие непрерывности для зависимости lgД (1/3) на общей границенижнего и верхнего 3 – диапазонов, где 3 = 3 и lgД = lg Д , будетсоблюдено при удовлетворении равенстваlg1  lg  2  17,203    2 1*3 lg1  2  17,203  2 1*3114определяющего, для заданного значения 3 , взаимосвязи между величинами  и  в (2.34):lg3(2.37)  1lg  17,203  2 ( 1),17,203  2*3Взаимосвязи между величинами α и β в (2.34), аналогичные (2.37),следуют из (2.36) при условии задания значения lgД1:lg  (lg Д1  lg1  2)  17,203    2 ,  lg   (lg Д1  lg 1  2)17,203  2(2.38)График кусочно-линейной зависимости lgД (1/3), экстраполированный вобласть температур Т > Тпл, качественно приведен на рисунке 2.18 длядиапазона значений 1/ 3 ∈ (0; 1].

Характеристики

Список файлов диссертации