Неровный В.М. Теория сварочных процессов (841334), страница 14
Текст из файла (страница 14)
Используя формулы (2.62) и (2.42), получаем Л.2ЗТ~Д 10 2'(1~у„,)ТТ~ 4 1О' Р„п„Т о„Т 10 и 0,2 1О'~ /5000/54 1О 5,7 1О ~ (5000) что подтверждает приемлемость каналовой модели. 2.5.2. Температура дуги Применяя далее уравнение (2.31) и определяя концентрацию электронов как и„= )(и с помощью уравнений Саха (2.50), (2.51), а также используя принцип минимума мощности Штеенбека, К.К. Хренов получил выражение для температуры в столбе дуги: т„= 8оо (1,ф, (2.63) где (1,ф — эффективный потенциал ионизации в плазме. Для получения недостающего соотношения М.
Штеенбек предложил использовать принцип минимума мощности. При заданных 1 и Я в трубке должны установиться (в рамках каналовой модели) такие температура плазмы То и эффективный радиус канала го, чтобы мощность Р и Е = Р71 оказались минимальными. Известно, что для дуг в парах металлов при 1 = 100...1000 А до 90 % энергии столба дуги теряется излучением. Спектр излучения таких дуг близок к спектру абсолютно черного тела, т. е. они представляют собой эффективные излучатели. Для краткости будем далее такие дуги называть металлическими или Ме-дугами.
Считая дугу цилиндрической по форме с постоянной плотностью тока по сечению канала, К.К. Хренов (1949) принял баланс мощности столба дуги в следующем виде (каналовая модель дуги): 1Е=Р» =2поавт, (2.62) Опыт показал, что уравнение (2.63) справедливо для ручной дуговой сварки штучными электродами с покрытием, а для сварки под флюсом выражение для температуры в столбе дуги имеет вид т„= 11оо и,ф.
(2.64) По длине столба температура принимается постоянной, Дпя %-дуг (вольфрамовых), горящих в газовой среде (Аг, Не), при приближенной оценке среднюю температуру в центре столба можно принять равнои (2.65) т, = )ооо и,ф, что в аргоне дает Т = 16 000 К, а в ~елин Т = 25 000 К. Это хорошо согласуется с экспериментальными данными и соответствуе~ тому факту, что основной плазмообразующнй газ в хх'-дугах — обычно защитный газ, а не пары металла. 2.5.3.
Влияние газовой среды Для сварки находят применение дуги с плавящимся и неплавящимся электродами, горящие в среде или в струе защитных газов Аг, Не, С02 и др. Эти газы влияют на состав плазмы столба и, следовательно, на ее параметры (1»ф, Д„, от которых зависят температура плазмы столба, напряженность поля в нем и плотность тока.
При малых скоростях и ламинарном течении струи газов вносимые ею изменения незначительны. Например, для сварки плавящимся электродом свойства столба при атмосферном давлении могут быть определены потоками паров электродов и мало зависят от состава защитной атмосферы. Тогда в расчет вводятся константы (1»ф, Я, для паров электродов. Опыты Г.И.
Лескова показали, что обдувание Ме-дуги при 1 = 200 А струей аргона, углекислого газа или воздуха при малой скорости течения (около 1 м/с) практически не изменило ее характеристики. Однако в вакууме и в парах воды Е меняется значительно (от 2 В7см в первом случае до 80 В!см — во втором). Для сварки неплавяшимся электродом (хх', С и др.) состав плазмы столба определяется в основном защитными газами. На- -20 2 пример аргон, у которо~о Ц = 15,7 В, а Д = 2,5 1О м, снижает напряженность поля Е в столбе и увеличивает плотность тока. На— 22 оборот, гелий, водород (у которых соответственно Дс = 5 10 и 76 77 -22 2 Д, = 130 10 м ) увелич ~ттвают напряженность поля Е и снижают плотность тока 7'.
Следует ют высокую теплопрово Учесть также, что гелий и водород имеженности Е в столбе дупт дцость, способствующую росту напря- 2.6. Приэлектрод д"ые области дугового разряда Возможность эффект, вного использования выделяющейся в дуговом разряде мощное „ ( е дов) предопре ти для нагрева и плавления металлов о ехнике Основна ила шиРокое использование ее в свароч- нагрев и плавление эле а ев и плавление эл мотю'ости сварочнои дуги, идущав на ас ях — като ной и а вдов, выделаетса в приэлектродных обд"ой, которые представляют собой пере- электродов и плазмой Рдымн (или жидкими) повеРхностЯми „то ся ил „" Отличительными чеРтами пеРеходной ие боль- шого градиента потенциа г адиен. а потен Равновесность плазмы и наличие ольиведем основные и, лов и реальных катодов, утожения теории эмиссии чистых метала ке и электронно-л тречающихся на практике при дуговой ~ой обработке материалов.
2.6.1. Эмиссионные пр "оцессы иа поверхности твердых тел Известны следующие в лам ту щер иууэ уекщроуун Иды эмиссии элек Ро нов твердыми еческая); фотоэлектронн ' овтоэлектронная (или электростатиэ ект онн вози (или внешний фотоэффект); вторичи частшта „, тоЩав при бомбаРдиРовке твеРдого тела п и и и уце так называемая взрывная эмиссия. Она возникает при импул сильно заостренным ка сном пРобое вакУУмного пРомежУтка с кончик острия взрывает я ом, когда при Резком возРастании тока менного сгустка — катодно," с последующим выбРосом из него плазютп оцессыте мо-и го факела. В сваРочных дУгах превали'Гермоэлектронная э оэлектронной эмиссии.
ратуре все металлы испус„ , и и Иссия. При достаточно высокой темпеУс"ают электроны, число которых быстро заключается в следуюп температуры. Механизм этого явления Рнс. 2.20. К определению внутреннего потенциала кристаллической решетки металла: а — расположение ионов в одной из атомных плоскостей металлического кристалла (схематическое); б — распределение потенциала вдоль линии АВ, параллельной одной из атомных цепочек, в предположении, что потенциал внутри металлического кристалла постоянен; в — истинное распределение потенциала вдоль линии АВ О+ О+ Е О+ О А.------------------ В О+ Е О+ О+ О+ О+ О+ Е О+ О+ а ~=о б и=о Рас 2 21 Сопоставление потенциального барьера с кривой распределения электронов по энергиям.
Масштаб «хвоста» распределения Ферми вытянут по вер- тикали Р(е) Электроны проводимости свободно перемещаются по всему объему металла, но не могут выходить за его пределы. Этому препятствует электрическое поле, действующее в узкой зоне, которую называют поверхностным потенциальным барьером или просто барьером. Потенциал (7 вдоль линии АВ внутри металла (рис.
2.20) должен быть выше потенциала окружающего пространства, где (7 = О, на величину тр, которую называют внутренним потенциалом. В теории металлов его часто считают постоянным, в действительности же он периодически возрастает вблизи ионов кристаллической решетки металла.
Форма и высота барьера могут быть определены при вычислении работы, необходимой для удаления электрона из металла. При низких температурах термоэлектронная эмиссия мала, отсюда следует, что для всех металлов в„х ер. Это показано на рис.
2.21, где слева приведена кривая г"(е) распределения электро- 78 79 нов по энергиям при Ти 0 К. Напомним, что вк — энергия Ферми. Энергией, достаточной для эмиссии, обладают только электроны, число которых изображается небольшой площадью выше уровня г. (заштрихованный участок). Таких электронов будет ничтожно мапо прн достаточно большом значении разности в„— вк и не очень высокой температуре. Величина (2.66) Ф=ва-вр, равная наименьшей энергии, которую нужно сообщить электронам, имеющим максимальные скорости при Т = 0 К, для того чтобы они могли преодолеть поверхностный барьер, называется эффективной работой выхода или просто работой выхода.
Она выражается в джоулях (Дж) и от температуры зависит незначительно. Заметим, что часто работой выхода называют величину 1р, выражаемую в вольтах (В): 1р = Ф!е. (2.67) Значения 10 представляют собой периодическую функцию атомных номеров элементов и примерно в 2 раза меньше значений потенциала ионизации того же элемента (рис. 2.22). Щелочные Н49 Периоды Нг; г 3 4 5 !г 10 0 1О 20 30 40 50 60 70 80 90 Атомный номер Рис. 2.22. Значения потенциала иониэации (!) и работы выхода (2) раз- личных элементов в зависимости от их атомного номера металлы вследствие низких сил межатомной связи имеют минимальную работу выхода среди элементов каждого периода таблицы Менделеева.
Если число электронов, выходящих из эмиттера через выбранный участок поверхности за единицу времени, равно )у~, то плотность термоэмиссионного тока !' = е7ятэ. (2.68) Если е — высота потенциального барьера металла и ось х направлена перпендикулярно поверхности металла, то эмитированными будут электроны, для которых то 2 (28, — >в„а о„>. — '. Значит, для вычисления )3!тэ нужно проинтегрировать в пределах от )28 !т до рс выражение для числа электронов, имеющих скорость от пх до ох + сЬх.
Расчет на основании квантовых пред- ставлений о распределении электронов в металле согласно ста- тистике Ферми — Дирака дает для плотности термоэмнссионного тока выражение, известное как формула Ричардсона — Дэшмана: ! =АОТ ехр~- —, 2 е1Р ), йт!' (2.69) где Ао -— 4птк е! Ь =120,4 А~(см К ) — универсальная постоян- 2 3 2 2 ная для всех металлов; е<р — работа выхода электронов, Дж. В общем случае следует учесть, что часть электронов, подходящих к поверхности, может отражаться от нее. Тогда с учетом так называемого квантово-механического коэффициента отражения г' в формуле (2.69) следует использовать константу А =А0(1 — г').
Например, для вольфрама А = 75 А/(см К ), для тантала А = 2 2 = 60 А/(см К ). 2 2 Эмитированные электроны имеют максвелловское распределение по энергиям. Среднее значение нх полной энергии в = 2кТ, поэтому начальные скорости термоэлектронов невелики. Например, для температуры катода Т = 3000 К, соответствующей температуре кипения железа, в = 2кТ = 0,50эВ. 80 8! 4 — 2418 /, А/смз вр,в /тэ 1О 1О 10 1О 1Оз Е, В/см Л(ед) =~е Е . (2.70) 28 = Ь/(шп). (2.73) ута = АТ ехр— (2.71) (2.74) или /'„= /' ехр(4,39 /Ек /Т). (2.72) 82 83 Рис.
![](https://s.studizba.com/z.php?f=/templates/si/i/noavatar.png&w=100&h=100&t=1"){kind=avatar}
