Добавил:
Upload Опубликованный материал нарушает ваши авторские права? Сообщите нам.
Вуз: Предмет: Файл:

Джерела нагрівання та

.pdf
Скачиваний:
45
Добавлен:
25.02.2016
Размер:
3.57 Mб
Скачать

В.М. Коперсак Теорія процесів зварювання-1. Джерела зварювального нагрівання та теплові процеси при зварюванні

миттєвого (за одиницю часу) теплового балансу енергії струму в дузі (теплота Джоуля-Ленца) і випромінювання з її бокової поверхні (закон Стефа-

на-Больцмана):

І

д

Е

ст

= sТ

4

× 2pr ,

(А)

 

 

 

 

ст

ст

 

де: Ід – струм в дузі;

 

 

rст

радіус стовпа дуги;

 

Ест – напруженість електричного поля в стовпі дуги;

Тст – температура стовпа дуги (абсолютна, К);

σ– коефіцієнт Стефана (для абсолютно чорного тіла).

Густину струму в дузі, як раніше було виведено, описує таке рівняння

(для нормального тиску):

i = C ×

x × E

ст

 

,

(Б)

 

 

 

 

ст

d2

× T

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

ст

 

 

 

де: C – постійний коефіцієнт (докладно описаний вище);

x– ступінь іонізації газу, в якому горить дуга;

δ– перетин взаємодії часток (Рамзауера).

Стиснена дуга згідно свого визначення обов’язково обмежена в перетині, отже, її діаметр, а значить і радіус її стовпа, є величина постійна:

rст = const .

При цьому струм в дузі Iд пов’язаний з густиною струму iст і пло-

щею перерізу стовпа p rст2 як і для будь-якого звичайного провідника, ста-

ндартною електротехнічною залежністю:

iст =

I д

, звідси: I д = p rст2 ×iст

 

 

p r 2

 

ст

Тепер з рівняння (А) виразимо напруженість електричного поля в стовпі дуги, а з рівняння (Б) температуру стовпа дуги, буде:

Е

ст

=

2s ×Тст4

; Т

ст

= C

2 х2

× Ест2

іст × rст

 

d4

× і2

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

ст

121

В.М. Коперсак Теорія процесів зварювання-1. Джерела зварювального нагрівання та теплові процеси при зварюванні

Об’єднаємо ці два вирази: Е

ст

=

2s

× C

8 х8 × Ест8

 

 

 

іст

× rст

 

d16

× іст8

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

Останнє рівняння

вирішуємо

відносно напруженості

електричного

 

 

 

 

 

 

 

d16 7

 

 

 

 

 

r1 7

× і

9 7

 

поля в стовпі дуги:

Е

ст

=

 

 

 

 

 

 

 

 

×

ст

ст

 

 

 

× C 8 7

 

 

 

х8 7

 

 

 

21 7

× s1 7

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

Квадратні дужки в рівнянні вище об’єднують всі постійні величини, їх можна замінити деяким коефіцієнтом, позначимо його С1:

d167

C1 = 217 × C87 × s17

Тоді, рівняння вольт-амперної характеристики стовпа стисненої дуги

 

 

 

 

= C ×

r1 7

× і9 7

 

буде:

 

Е

ст

ст

ст

 

 

 

 

 

 

 

1

х8 7

 

 

 

 

 

 

 

Стиснена дуга,

яку використовують зварники, існує в специфічних

умовах, коли катодом служить, як правило, вольфрамовий, або виконаний на його основі електрод, а гази дугового проміжку - інертні: аргон, гелій, або їх суміш. Це дає змогу уникнути розглядання вольт-амперної характеристики катодної області, бо величина катодного падіння напруги виявляється при цих умовах практично постійною величиною. Анодне падіння напруги для стисненої дуги теж величина постійна і має приблизно ті ж значення, що й для стисненої дуги. Тому виведена щойно вольт-амперна характеристика стовпа стисненої дуги може вважатись вольт-амперною характеристикою самої стисненої дуги і саме в такій якості буде використовуватись в подальшому викладі.

Як можемо бачити з виведеної залежності, напруженість електричного поля в стовпі стисненої дуги практично майже лінійно пропорційна густи-

ні струму (степінь 9/7 » 1,28) і так само майже лінійно, але зворотно про-

порційна ступеню іонізації газу (степінь - 8/7 » 1,14), і зовсім мало зале-

122

В.М. Коперсак Теорія процесів зварювання-1. Джерела зварювального нагрівання та теплові процеси при зварюванні

жить від радіуса стовпа (степінь 1/7 » 0,14). На відміну від вільної дуги, вольт-амперна характеристика стисненої дуги виявляється зростаючою із збільшенням струму (при незмінному ступеню іонізації газів дугового проміжку).

Потрібно відзначити також, що у випадку стисненої дуги ступінь іонізації завдяки росту температури вже не така низька, як для вільної дуги і може складати десятки процентів.

Про температуру стовпа стисненої дуги

Використовуючи отримані залежності визначимо температуру стовпа стисненої дуги при деякому постійному складі газової фази дуги (потенціал іонізації постійний) і деякій заданій густині струму. Для цього скорис-

 

 

 

 

=

2s ×Т 4

 

 

 

таємося вже відомою залежністю:

Е

ст

 

 

 

ст

та щойно отриманим рів-

 

 

 

 

 

 

 

 

 

і

× r

 

 

 

 

 

 

 

 

ст

 

ст

 

 

 

нянням вольт-амперної характеристики стисненої дуги.

 

 

 

 

 

2s ×Т 4

 

 

 

 

 

d16 7

r1 7 × і

9 7

 

Об’єднавши їх, одержимо:

 

 

ст

=

 

 

 

×

ст

ст

 

 

 

 

 

 

х8 7

 

 

іст × rст

 

21 7 × C 8 7 × s1 7

Звідси можна знайти:

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

 

Тст4 × х8 7 =

d16 7 × rст1 7 × іст9 7 × іст × rст

= d16 7 × rст8 7 × іст16 7

 

 

 

 

 

 

21 7 C8 7s1 7 × 2s

 

 

 

28 7 × с8 7 × s8 7

 

 

Для спрощення зведемо в степінь 7/16 ліву і праву частини останньої рівності, одержимо:

Рівняння вольт-амперної характеристики стисненої дуги:

7 4

1 2

 

d

1 2

 

 

Тст

× х

=

 

 

 

 

× rст

× іст

.

 

 

 

 

 

 

 

2s × C

 

 

 

Увиведеному рівнянні фігурує ступінь іонізації ( x ), яка, в свою чергу

єфункцією температури ( x = f (Tст )). Тому воно може бути вирішене

тільки в системі рівнянь спільно з рівнянням, яке описує залежність ступе-

123

В.М. Коперсак Теорія процесів зварювання-1. Джерела зварювального нагрівання та теплові процеси при зварюванні

ню іонізації від температури. Це може бути рівняння Сага, або метод Дятлова, або інший спосіб, наприклад, прямі виміри складу газової фази (спектральний аналіз). Враховуючи труднощі таких розрахунків, В.І Дятловим свого часу були запропоновані спеціальні номограми для обчислення температури стисненої дуги, які можна знайти в спеціальній літературі.

Для нас, спостерігачів, або, скоріше, споживачів процесу розвитку зварювальних теорій важливіше інше: якщо вираз в квадратних дужках оголосити постійною величиною (це можливо у випадку незмінного скла-

 

 

 

d

 

ду газової фази і постійного зовнішнього тиску):

С2

=

 

 

 

 

і з виве-

 

 

 

 

 

 

2s × C

 

деного вище рівняння знайти температуру стовпа дуги, отримаємо таку за-

лежність:

Тст =

(С2 )4 7 rст2 7iст4 7

х

2 7

 

 

Враховуючи, що радіус стовпа стисненої дуги ( rст ) є величина за ви-

значенням постійна, виявляється, що температура стисненої дуги пропорційна густині струму в дузі ( iст ) та потенціалу іонізації газів дугового проміжку {це тому, що ступінь іонізації (х), в знаменнику зворотно пропорційна потенціалу іонізації (Ui )}. Величину потенціалу іонізації (ефектив-

ного потенціалу іонізації) задає склад газової фази дуги. А густина струму в дузі, при умові обмеженого перерізу, зростає синхронно зі збільшенням струму.

Це означає, що температура стисненої дуги може необмежено зроста-

ти, відповідно до збільшення струму - поки вистачить енергії джерела живлення живити дугу електрикою. Практичні досягнення на цьому шляху вражаючі: у виробничих умовах максимальна температура стисненої дуги може сягати 18000 К, а в дослідних умовах в лабораторіях до 52000 К.

124

В.М. Коперсак Теорія процесів зварювання-1. Джерела зварювального нагрівання та теплові процеси при зварюванні

ЗАГАЛЬНА ВОЛЬТ-АМПЕРНА ХАРАКТЕРИСТИКА ЗВАРЮВАЛЬНИХ «МЕТАЛЕВИХ» ДУГ

Підсумовуючи виконаний аналіз перенесення струму в дузі при різних умовах і формах її існування можна зробити такі короткі висновки. Загальна вольт-амперна характеристика (ВАХ) дуги має схематичний вигляд, на-

ведений нижче на рисунку {побудовано в координатах струм дуги ( Iд )

напруженість електричного поля стовпа дуги ( E ), Iд = f (E )}.

На кривій, яка характеризує ВАХ дуги при незмінних зовнішніх умовах (постійні тиск, склад газової фази, дов-

жина дуги Lд = const ), можна виділити три ділянки:

І ) Спадаюча вольт-амперна характеристика має місце у випадку вільної (такої, що

вільно розширяється) дуги: радіус стовпа дуги rст збільшується з ростом струму в дузі Iд , температура стовпа постійна Tст = const , ступінь іоніза-

ції газу x – досить незначна ( 5...10 %). Спадаючу ВАХ мають і стовп дуги і катодна область.

ІІ ) Полого-спадаюча та жорстка вольт-амперна характеристика має місце для слабо-стисненої дуги. Радіус стовпа дуги rст уже не може збі-

льшуватись (через будь-які причини: чи він обмежений діаметром електродів, чи через високу тепловіддачу захисного газу, який обдуває дугу, чи ін.). Обмеженість радіусу стовпа при збільшенні величини струму призводить до збільшення густини струму, тому починає помітно збільшуватися температура стовпа Тст і ступінь іонізації x ; стовп дуги має ще спадаючу вольт-амперну характеристику, а катодна область – уже зростаючу, тому що емісійна здатність катода починає вичерпуватись.

125

В.М. Коперсак Теорія процесів зварювання-1. Джерела зварювального нагрівання та теплові процеси при зварюванні

ІІІ ) Зростаюча вольт-амперна характеристика має місце у випадку стисненої дуги з високою густиною струму і, відповідно, високим ступенем іонізації газів дугового проміжку ( x 1,0 ). Температура стовпа дуги стає максимально можливою для даних умов. Вольт-амперні характеристики стовпа дуги і катодної області – зростаючі, емісійна здатність катода

– вичерпана.

При досить великих значеннях струму процеси в дузі перестають залежати від полярності напруги джерела живлення, типу матеріалів електродів, хімічного складу газів, у яких горить дуга. Високий ступінь іонізації газів дугового проміжку означає велику кількість носіїв електричного струму в дузі – електронів, яка може бути сумірна з кількістю «вільних» електронів у металах. Дуга проявляє себе, як звичайний провідник електрики на рівні металів (підкоряється Закону Ома).

Розрахунки і досліди показують, що питомий опір дуги, яка горить в середовищі аргону з вольфрамовим катодом при температурі »15000К

складає величину порядку: r » 1,5´10–8 Ом×м.

Для порівняння: залізо: r » 1,1´107 Ом×м,

мідь: r » 1,72´108 Ом×м.

Таким чином, за своїми електропровідними характеристиками стис-

нена високотемпературна дуга наближається до міді - одного з найкращих електропровідників.

БАЛАНС ЕНЕРГІЇ В ОБЛАСТЯХ ЗВАРЮВАЛЬНОЇ ДУГИ

Зварювальна дуга горить між двома електродами, один з них служить катодом, інший анодом. В зварювальному процесі один з електродів є, зазвичай, зварюваним металом, інший – плавким або неплавким електродом. Біля кожного з цих електродів складаються свої, відмінні один від одного, енергетичні потоки, які в тій чи іншій мірі розігрівають і розплавляють

126

В.М. Коперсак Теорія процесів зварювання-1. Джерела зварювального нагрівання та теплові процеси при зварюванні

кожен з них. Відповідно, це впливає як на продуктивність проплавлення зварюваного металу, так і на показники нагрівання та плавлення електрода. Одним з доступних способів скласти уявлення про енергетичні потоки стовпа дуги, анодної та катодної областей є визначення балансу енергії.

Баланс енергії в областях зварювальної дуги складається, як і будьякий інший баланс, ґрунтуючись на прибутках та видатках. При цьому вважається, що кожна область дуги завжди знаходиться в стані миттєвої енергетичної рівноваги з іншими областями дуги та з навколишнім середовищем. Тобто, кожної миті горіння дуги видатки повинні дорівнювати прибуткам.

Баланс енергії для кожної області дуги складається миттєвий за одиницю часу, через це, хоча в балансах іноді оперують поняттям енергії, насправді це потужності (енергії за одиницю часу). Крім того, з огляду на те, що в різних областях дуги електричний струм переносять різні частки у неоднакових пропорціях (наприклад, в анодній області це чисто електронний струм, а у катодній – змішаний, іонно-електронний), при складанні енергетичного балансу областей дуги прийнято вирізняти окремо іонний струм та електронний струм.

Позначимо: I зв – загальний (зварювальний) струм в дузі.

Носіями електричного струму в дузі можуть бути або електрони, або іони. Отже, ніякого іншого струму, крім електронного та іонного ні в стовпі дуги, ні в будь-якій з областей дуги не може бути, тому їх сума приймається рівною одиниці (100%).

Якщо позначити: f – доля електронного струму в загальному струмі дуги, тоді (1 f ) – доля іонного струму в загальному струмі дуги, що в су-

мі якраз і буде означати повний струм в дузі: f + (1 f )=1

127

В.М. Коперсак Теорія процесів зварювання-1. Джерела зварювального нагрівання та теплові процеси при зварюванні

Баланс енергії в стовпі дуги

ПРИБУТКИ

 

ВИДАТКИ

Енергія джерела зварювального

Іонізація нейтральних атомів:

нагрівання (тепло Джоуля-Ленца,

яке виділяється на опорі плазми

 

(1f )I зв Ui

де: Ui

потенціал іонізації газів дугово-

стовпа дуги від струму, який по

ній протікає):

I зв U ст

го проміжку

де: Uст – падіння напруги в стов-

Теплові втрати на випромінювання: R ст

Теплові втрати на конвекцію: R конв

пі дуги.

 

Кінетична енергія електронів, які

Теплові втрати на дифузію заряджених

пройшли катодну область:

часток у навколишнє середовище: R диф

 

f I зв U к

Теплові втрати на ендотермічні хімічні

де: Uк – падіння напруги в катод-

ній області.

 

реакції:

R хім

 

 

 

Складаємо рівняння миттєвого балансу енергії, прирівнюючи прибутки (у лівій частині) до видатків (у правій частині):

I зв Uст + f I зв Uк = (1f )I зв Ui + Rст + Rконв + Rдиф + Rхім

Якщо тепер припустити, що кінетична енергія електронів, які пройшли катодну область ( f I зв U к ) приблизно вся витрачається на первинну іо-

нізацію нейтральних

атомів стовпа дуги ( (1 - f )I зв Ui ), тобто:

f × I зв ×U к » (1 -

f )× I зв ×Uі і записати суму втрат потужності стовпа на рі-

зні напрямки як:

R = Rст + Rконв + Rдиф + Rхім , отримаємо рівняння ба-

лансу в спрощеній формі:

I зв Uст = R

Якщо вважати теплові втрати стовпа дуги на конвекцію, дифузію та ендотермічні хімічні реакції несуттєвими порівняно з втратами на випромінювання, тоді виявиться, що: R = Rст і рівняння миттєвого балансу

енергії (точніше, потужності) стовпа дуги буде: I зв Uст = Rст

Отримане тут кінцеве, найпростіше рівняння відповідає каналовій моделі стовпа дуги К.К. Хрєнова, тобто: всі теплові втрати стовпа дуги є втрати на випромінювання.

128

В.М. Коперсак Теорія процесів зварювання-1. Джерела зварювального нагрівання та теплові процеси при зварюванні

Баланс енергії на катоді

 

ПРИБУТКИ

 

 

 

ВИДАТКИ

Кінетична енергія іонів, які бомбар-

 

 

дують катод:

(1f )I зв U к

 

 

Емісія електронів з поверхні катода:

де: Uк

катодне падіння напруги.

 

 

f I зв ϕ

Енергія деіонізації іонів, які потрап-

де: ϕ − потенціал виходу електронів з

ляють на катод:

(1 f )I зв Ui

 

 

поверхні катода.

Частина енергії теплового випромі-

Робота виходу електронів, які витра-

нювання дуги, яка досягає поверхні

чаються на деіонізацію: (1f )I зв ϕ

катода:

к R ст ,

 

 

 

Нагрівання катода: Q к

де: к

частка повного теплового

 

Енергія, яка випромінюється з поверх-

випромінювання стовпа дуги ( R

ст

),

ні катода:

R к

 

 

 

 

 

 

яка припадає на долю катода.

 

 

 

 

По аналогії з попереднім, прирівнюючи прибутки до видатків, складаємо рівняння миттєвого балансу енергії на катоді:

(1 f )I зв U к + (1 f )I зв Uі + к R ст = f I зв ϕ + (1 f )I зв ϕ + Qк + Rк

Для спрощення виразу будемо вважати рівними між собою частку повного теплового випромінювання стовпа дуги, яка припадає на долю катода, і енергію, яка випромінюється з поверхні катода в сторону стовпа:

к R ст R к

Тепер, користуючись спрощенням, знайдемо з попереднього рівняння потужність, яка виділяється на катоді: Q к = I зв(Uк − ϕ)

Отримана залежність дає підставу зробити важливий висновок про теплові процеси на катоді: теплота, яка виділяється на катоді тим більша, чим кращою є емісія електронів з його поверхні (тобто, чим менша робота виходу ϕ).

Дослідні дані показують (оціночно) величину потужності, яка виділя-

ється на катоді, в межах: Qк (2...10)I зв , причому:

для плавких катодів Qк (7...10)I зв ;

для неплавких катодів Qк (2...4)I зв

129

а R ст Rа

В.М. Коперсак Теорія процесів зварювання-1. Джерела зварювального нагрівання та теплові процеси при зварюванні

Баланс енергії на аноді

 

 

ПРИБУТКИ

ВИДАТКИ

Кінетична енергія електронів, які досягли анода: I зв U а

 

де: U а анодне падіння напруги.

Нагрівання анода:

Потенціальна енергія електронів, які досягли анода: I зв ϕ

Qа

де: ϕ − робота виходу електронів з поверхні катода.

Енергія, яка ви-

Теплове випромінювання стовпа дуги, яке потрапляє на

промінюється з

анод:

 

а R ст

поверхні анода:

де:

а

частка повного теплового випромінювання стов-

R а

 

 

 

па дуги ( R ст ), яка припадає на долю анода.

 

 

 

 

 

Подібно до попередніх суджень складемо рівняння миттєвого балансу енергії на аноді, як рівність прибутків видаткам:

I зв U а + I зв ϕ + а R ст = Qа + Rа

Для спрощення будемо вважати рівними між собою частку повного теплового випромінювання стовпа дуги, яка припадає на долю анода, і енергію, яка випромінюється з поверхні анода:

Користуючись щойно зробленим спрощенням, знайдемо потужність,

яка виділяється на аноді: Q а = I зв (U а + ϕ)

Отримана залежність показує цікаву і важливу для користувачів зварювальної дуги закономірність: виділення теплоти (потужність) на аноді тим більше, чим більшою є робота виходу (ϕ) електронів з поверхні катода.

Дослідні дані показують (оціночно) величину потужності, яка виділяється на аноді, в межах: Q а 7 I зв

Живлення дуги змінним струмом вирівнює тепловиділення на електродах, тому що анод катод при цьому весь час міняються місцями. Дуга горить переривчасто, тому загальне виділення теплоти на електродах буде дещо меншим, ніж для дуги постійного струму:

Q к Q а (4...5)I зв

130

Тут вы можете оставить комментарий к выбранному абзацу или сообщить об ошибке.

Оставленные комментарии видны всем.