УП ФОИЭС (841336), страница 12
Текст из файла (страница 12)
Подобные условия часто встречаются при практическом использовании различного видасварочной дуги. Даже если дуга горит в свободной атмосфере или обдувается потоком газа, такая модель дает представление о состоянии в токопроводящем канале,поскольку температура на оси разряда не очень чувствительна к внешним условиям.Так, при атмосферном давлении дуговой разряд при 20 ≤ I ≤ 100 А температура аргоновой плазмы не превышает 11000…12000 К. Потери на излучение при этом в большинстве случаев заметно уступают теплопроводностному выносу энергии из столба,поэтому ими можно пренебречь.Баланс энергии плазмы описывается уравнением теплопроводности с энерговыделением за счет джоулева тепла (уравнение Эленбааса-Геллера):1 d ⎛ dT ⎞⎜ rλ⎟ .r dr ⎝ dr ⎠σE 2 = ⋅(2.54)Закон Ома для равновесной плазмыj = σ(T)E.(2.55)Граничные условия к уравнениям (2.54), (2.55): при r = R, T = Tc, где Tc – температура стенки; при r = 0 dT/dr = 0 вследствие симметрии.
Температура токопроводящей плазмы гораздо выше температуры стенки, так что, по существу, можно положить Tc = 0. Разрядный ток равенRI = 2πE ∫ σ (r )rdr .(2.56)0Сложность решения уравнения баланса энергии (2.54) заключается в нелинейной зависимости свойств плазмы σ(T) и λ(T) от температуры. Далеко не всегда функции σ(T) и λ(T) могут быть представлены зависимостью, допускающей аналитическоерешение уравнений (2.54) (2.55). Нелинейность уравнения (2.54) по λ(T) устраняетсяизвестным в теплофизике приемом введения вместо температуры плазмы Т тепловой функции (теплового потенциала)TS = ∫ λ (T )dT .(2.57)0После замены температуры на функцию S уравнение (2.54) записывается следующим образом:1 d ⎛ dS ⎞⎜r⎟.r dr ⎝ dr ⎠σ (S ) E 2 = − ⋅(2.58)Для выбранного газа тепловая функция S однозначно связана с температурой плазмы соотношением (2.57).Каналовая модель.
Предположим, что Т и σ дуги постоянны в поперечном сечении внутри токопроводящего канала эффективного радиуса r0 и при r ≤ r0 (T = T0, σ0 ≤ r ≤ r0 и не= σ0). Тогда дуга представлена двумя областями: проводящей припроводящей при r0 ≤ r ≤ R, где σ = 0. Каналовая модель сводится к приближенной замене истинного распределения σ(r) ступенчатым, показанным на рис.
2.19 штриховойлинией.В этом приближении выражение (2.56) для тока дуги приобретает вид52I = σк⋅E⋅π⋅r02 ,(2.59)а уравнение в непроводящей области легко интегрируется.В проводящей области по условиям задачи тепловой потенциал S1 = S0 постоянен. Используя граничные условия S1(r0) = S0 = S2(r0) и S2(R) = 0, решение уравнения(2.58) в непроводящей зоне можно привести к видуS 2 (r ) = S 0ln(r / R),ln(r0 / R)(2.60)откуда тепловой поток q на стенку трубкиq = −2πr ⋅2π ⋅ S 0dS,=dr ln(r0 / R )Р = q = EI =I2,π ⋅ r 2σ к(2.61)где Р – выделение мощности в на единицу длины столба.Рис. 2.19.
Схематические распределения температуры Т иудельной электропроводимости σпо радиусу столба дугиУравнения (2.57), (2.58), (2.61 ) содержат три неизвестные величины: температура на оси дуги Т(0), эффективный радиус r0 и Е; ток I и радис каналаR являются задаваемыми параметрами. Для получения недостающего соотношения Штеенбек предложил использовать принцип минимума мощности. При заданных I и R в трубке должны установиться в рамках каналовоймодели такие температура плазмы Т0и радиус канала r0, чтобы мощность Р иЕ = Р/I оказались минимальными. Известно, что для дуг в парах металловпри I =100…1000 А до 90% энергиистолба дуги теряется излучением.Спектризлучения таких дуг близок к спектру абсолютно черного тела, т.
е. они представляютсобой эффективные излучатели. Для краткости будем ниже такие дуги называть металлическими или Ме-дугами.Считая дугу цилиндрической по форме с постоянной плотностью тока по сечению канала, К.К.Хренов (1949 г.) принял баланс мощности столба в следующем виде(«каналовая» модель дуги):(2.62)IE = Рп = 2πr0σиТ4где σиТ4 — удельное излучение по закону Стефана — Больцмана.Пример. Сравним потериPп и PTстолба «железной» дуги приТ = 5000 К, задавшись QFe = 50·10-10 м2; ΔT/Δx = 107 К/м; AFe = 54;σи = 5,7·10-8 Вт/(м2·К) Пользуясь формулами (2.64) и (2.46) получимPT/Pпλ a ΔT / Δx 10 −21 (1 / QFe ) T / A ⋅ 10 7 10 −21 ⋅ 0,2 ⋅ 1019 ⋅ 5000 / 54 ⋅ 10 7===≈ 0,005 .5,7 ⋅ 10 −8 ⋅ (5000) 4σ иT 4σ иТ 453что подтверждает приемлемость каналовой модели.2.5.2.
Температура дугиПрименяя далее уравнение (2.31) j = neeve, определяя концентрацию электроновne из уравнения Саха (2.50), (2.51), как ne = χn, а также используя принцип минимумаШтеенбека, К.К.Хренов получил для температуры в столбе дугиTст ≈ 800Uэф(2.63)где Uэф — эффективный потенциал ионизации в плазме.Опыт показал, что уравнение (2.63) справедливо для ручной дуговой сваркиплавящимся электродом, а для сварки под флюсом имеет вид(2.64)Tст ≈ 1100UэфПо длине столба температура принимается постоянной.Для W-дуг (вольфрамовых), горящих в газовой среде (Аr, Не), при приближеннойоценке средней температуры в центре столба можно принятьTст ≈ 1000Uэф ,(2.65)что в аргоне дает Т = 16000 К, а в гелии Т = 25000 К.
Это близко к опытным данным исоответствует тому факту, что основной плазмообразующий газ в W-дугах — этообычно защитный газ, а не пары металла.2.5.3. Влияние газовой средыДля сварки находят применение дуги с плавящимся и неплавящимся электродами, горящие в среде или в струе защитных газов Аr, Не, СО2 и др. Эти газы влияютна состав плазмы столба и, следовательно, на ее параметры Uэф, Qе от которых зависят температура плазмы столба, напряженность и плотность тока в нем.
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 Uо, Qе дляпаров электродов. Опыты Г.И.Лескова показали, что обдувание Ме-дуги при I =200 Аструей аргона, углекислого газа или воздуха при малой скорости течения (около 1м/с) практически не изменило ее характеристики. Однако в вакууме и в парах воды Еменяется значительно (от 2 В/см в первом случае до 80 В/см во втором).Для сварки неплавящимся электродом (W, С и др.) состав плазмы столба определяется в основном защитными газами.
Например, аргон, для которого Ui = 15,7 В, aQe = 2,5·10-20 м2, снижает напряженность поля Е в столбе и увеличивает плотностьтока. Наоборот, гелий, водород (соответственно Qe = 5·10-22 и Qe = 130·10-22 м2) увеличивают Е и снижают j. Следует учесть также, что гелий и водород имеют высокуютеплопроводность, способствующую росту напряженности Е в столбе дуги.2.6. Приэлектродные области дугового разрядаВозможность эффективного использования выделяющейся в дуговом разрядемощности для нагрева и плавления металлов (электродов) предопределила широкое54использование ее в сварочной технике.
Основная доля этой мощности, нагревающаяи плавящая электроды, передается им из приэлектродных областей.Приэлектродные области дугового разряда — катодная и анодная — представляют собой переходные зоны между твердыми (или жидкими) поверхностями электродов и плазмой разряда. Отличительные черты переходной зоны (приэлектродногослоя) - сильная неравновесность плазмы и наличие большого градиента потенциала.Основная роль приэлектродных процессов – перенос тока через границы, разделяющую плазму столба и электроды (катод, анод). Поскольку процессы в катодной ианодной областях существенно различны, они требуют самостоятельного рассмотрения.Приведем основные положения теории эмиссии чистых металлов и реальныхкатодов, встречающихся на практике при дуговой сварке и электронно-лучевой обработке материалов.2.6.1.
Эмиссионные процессы на поверхности твердых телИзвестны следующие виды эмиссии электронов твердыми телами: термоэлектронная; автоэлектронная (или электростатическая); фотоэлектронная (иливнешний фотоэффект); вторичная электронная, возникающая при бомбардировкетвердого тела тяжелыми частицами (атомами, ионами) или потоком первичных электронов.Существует еще так называемая взрывная эмиссия. Она возникает при импульсном пробое вакуумного промежутка с сильно заостренным катодом, когда прирезком возрастании тока кончик острия взрывается с последующим выбросом из негоплазменного сгустка – катодного факела. В сварочных дугах превалируют процессытермо- и автоэлектронной эмиссии.Термоэлектронная эмиссия.
При достаточно высокой температуре все металлы испускают электроны, число которых быстро возрастает с повышением температуры. Механизм этого явления заключается в следующем.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 барьеромили просто барьером.Потенциал U вдоль линии АВ внутри металла (рис. 2.20) должен быть выше потенциала окружающего пространства, где U=0, на величину φ; в теории металловчасто этот внутренний потенциал считают постоянным. В действительности же онпериодически 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 неизмеримо мала, отсюдаследует, что для всех металлов εа >> εf. Это видно на рис.
![](https://s.studizba.com/z.php?f=/templates/si/i/noavatar.png&w=100&h=100&t=1"){kind=avatar}
