Джерела нагрівання та

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

стійної Планка ( h ) на частоту світлової хвилі ( ν): hν.

Ve – швидкість електрона після емісії з поверхні катода;

значення інших величин були наведені вище.

Якщо припустити найпростіший ідеалізований випадок, коли швидкість електрона після емісії рівна нулю і, відповідно, рівна нулю його кіне-

тична енергія: meVe 2 = 0 , тоді умова фотоемісії спрощується до виразу:

2

hn ³ e0j

Тобто, для того, щоб зробити фотоемісію ймовірною, енергія фо-

тонів повинна бути не меншою за роботу виходу.

З останньої (в рамці) залежності знайдемо граничне значення частоти

( ν0 ) хвилі світла, яка може викликати фотоемісію: n0 ³ e0ϕ. h

Так склалось історично, що і в фізиці і в техніці для характеристики світла застосовують показник не частоти ν (як в радіотехніці), а довжини хвилі λ, хоча вони рівноправні, бо пов’язані простим співвідношенням:

51

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

де: ϕ – потенціал виходу електронів з матеріалу катода [В].

Отже, щоб викликати фотоемісію з поверхні залізного (сталевого) ка-

тоду (потенціал виходу ϕFe = 4, 36 В знадобиться світло з довжиною хвилі меншою за 2,844×10−7м. У звичних для вимірювання світлових променів одиницях це складає » 2844Å.

(Å - Ангстрем - позасистемна одиниця виміру особливо малих дов-

жин: 1Å = 10 −8см = 10−10м).

Аналітично густина струму фотоемісії визначається складним чином, в залежності від того менша чи більша довжина хвилі діючого на катод світла за деяку граничну величину. Тому тут ці залежності не наводяться. Обмежимось лише тим фактом, що розрахунки і досліди показують, що для можливості виникнення явища фотоемісії в металевих катодах, гранична довжина хвилі світла повинна бути в межах фіолетової та далекої уль-

трафіолетової областей спектру з довжиною хвиль {(30...1,0)×10–8 м}, що відповідає 3000…100Å.

Для довідки: видиме світло займає діапазон довжин хвиль

»8000…2000Å, фіолетовому кольору відповідає » 3000Å.

Фотоемісія в зварювальних дугах не відіграє скільки-небудь поміт-

ної ролі і в практичних розрахунках нею, зазвичай, нехтують.

Вторинна електронна емісія

Явище вторинної електронної емісії виникає тоді, коли поверхня катода бомбардується іонами стовпа дуги. Заряджені позитивно іони стовпа притягуються до негативно зарядженого катода і можуть досягати його по-

верхні. Іон, який досягає поверхні катода, нейтралізується - приєднує до себе один з електронів катоду і стає нейтральним атомом. Це явище, споріднене за своїм фізичним змістом з емісією електронів (катод позбувся електрона), називається вторинною електронною емісією.

52

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

Вторинна емісія можлива, якщо робота іонізації іона, який на-

ближається до поверхні катода, не менше ніж вдвічі перевищує роботу

Тобто: для можливості (ймовірності) виникнення вторинної елек-

тронної емісії з поверхні катода дугового розряду, потенціал іонізації

іонів, які бомбардують катод, повинен не менше ніж вдвічі перевищу-

вати потенціал виходу електронів.

Для залізного (сталевого) катода, який зазвичай є присутнім у зварювальній дузі, потенціал виходу складає ϕ = 4, 36 В. Це означає, що потен-

ціал іонізації іонів, які можуть викликати вторинну електронну емісію з такого катода повинен перевищувати 8,72 В. Це можливо при наявності в дузі іонів кисню (O+ ), азоту ( N + ), гелію ( He+ ), аргону ( Ar + ), атомарного водню ( H + ).

Коефіцієнти виходу електронів вторинної емісії визначаються важко, оскільки крім потенціалу іонізації, має значення кінетична енергія іона, з якою він наближається до поверхні катода. Але практикою встановлено,

що помітної ролі в зварювальних дугах електрони вторинної емісії не

відіграють.

Таким чином, ніякі з наведених класичних уявлень не дають вичерпної відповіді на питання про природу виявлених експериментально величин густини струму з поверхні катоду при зварюванні, особливо при зварюванні плавким електродом і, отже, питання чому дуга горить залишається відкритим.

53

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

Аналіз електростатичної гіпотези (теорії автоелектронної емісії Ленгмюра) С. Мак-Коуном

Аналіз С. Мак-Коуна є спробою теоретично обґрунтувати об’єктивно спостережуване явище: в граничному стані, коли, при збільшенні струму через дугу, термоемісійна здатність катоду починає вичерпуватись, струм з катода не тільки не зменшується, а навпаки: інколи починає збільшуватись. Причому, за межами термоемісійної здатності катода струм зростає лавиноподібно і некеровано. (Це явище у свій час сильно дошкуляло конструкторам і користувачам потужних електронних ламп).

Аналіз С. Мак-Коуна виходить з того, що поблизу катода об’єктивно існує електричне поле об’ємного електричного заряду значної сили (іонів принаймні у 320 разів більше, ніж електронів). Суть проведеного С. МакКоуном аналізу полягає в наступному.

З векторного аналізу відомо, що всяке електричне поле об’ємного заряду описується рівнянням Пуассона: div (E )= 4πρ: розходження вектор-

ного поля напруженості пропорційне густині зарядів, які створюють поле, де: E – напруженість електричного поля;

ρ – густина зарядів (кількість зарядів в одиниці об’єму), які ство-

рюють поле;

div – дивергенція (розходження векторного поля), яка визначається як сума частинних похідних вектора напруженості по координатним осям:

Для катодної області, в якій є заряджені частки двох сортів: позитивні іони (+) та негативні електрони (–), густина зарядів, які створюють поле визначається як різниця густини зарядів кожного сорту:

54

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

ρ= ρi − ρe

Зіншого боку, густина струму направленого руху заряджених часток

визначається як добуток числа часток n на їх заряд e0 і на швидкість ру-

ху v .

Відповідно, густина струму кожного сорту часток буде:

де: n – кількість заряджених часток, e0 - заряд електрона; v – швидкість руху заряджених часток;

індекси означають: і − іони, е – електрони;

Але добуток кількості часток на величину заряду є не що інше, як густина відповідного об’ємного заряду, а швидкості руху можуть бути знайдені з рівнянь енергетичного балансу кінетичної енергії руху часток та потенціальної енергії, набутої внаслідок пересування (розгону) в електрич-

тут: U – різниця потенціалів на початку і в кінці вільного пробігу часток. Після виконання підстановок рівняння Пуассона для електричного поля катодної області прийме вигляд:

де: U К – потенціал граничної з катодною областю площини стовпа дуги - він рівний катодному падінню напруги.

З практики відомо, що прикатодне електричне поле дуже вузьке (про-

тяжність катодної області SК »1×10−7 м) і в той же час катодна пляма мо-

55

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

же сягати діаметру в кілька міліметрів, тобто: більше ніж 1×10−3 м. Таке співвідношення між цими величинами дає можливість вважати електричне поле катодної області плоским і однорідним в площині.

А це означає рівність нулю перших похідних напруженості електричного поля катодної області по координатним осям y і z :

Для такого випадку рівняння Пуассона значно спрощується:

divE = ∂ E

∂x

При цих умовах, після помноження лівої і правої частин рівняння на величину напруженості електричного поля, яка ніколи не може бути рівна ну-

лю, якщо дуга горить: E = - ∂U ¹ 0 , рівняння Пуассона для катодної обла-

¶x

сті інтегрується в такий вираз:

Постійну інтегрування C знаходять з граничних умов, які витікають з фізики процесу:

1.Зміна потенціалу на повній довжині катодної області Sк є катодне падіння напруги;

2.Напруженість прикатодного електричного поля в перетині, який межує зі стовпом дуги рівна нулю.

Отже, при умові: x = Sк { Sк – довжина (протяжність) катодної облас-

ті} буде: U =U К і напруженість електричного поля: E = 0 .

56

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

Якщо цю постійну інтегрування підставити тепер в рівняння напруженості прикатодного електричного поля, воно прийме вигляд:

Остання залежність дозволяє зробити важливий висновок про процеси в катодній області: якщо зафіксувати співвідношення густини іонного та електронного струму, як деяку постійну величину, тобто, вважати:

j i = const , тоді виявиться, що напруженість електричного поля в прика- je

тодному просторі пропорційна густині струму електронів у ній (через деякий коефіцієнт пропорційності, в який зібрані всі постійні для даних умов

Виконаний аналіз дозволяє зробити важливий висновок:

при незмінному співвідношенні густини іонного струму та густи-

ни електронного струму напруженість електричного поля поблизу ка-

тода пропорційна густині електронного струму: E = f (je )

Але це і є напруженість того самого електричного поля, яке вириває електрони з поверхні катода і розганяє їх. Отже, виходить що, чим краще відбувається емісія електронів з поверхні катода в деякому місці (чим бі-

57

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

льша густина струму емісії), тим більша складається в цьому місці напруженість електричного поля, а це, в свою чергу приводить до збільшення катодної емісії. Збільшення ж катодної емісії призводить до наступного збільшення напруженості електричного поля… і т.д. І, таким чином, процес емісії електронів наростає некеровано й лавиноподібно, нагадуючи ланцюгову реакцію.

Густина електронного струму може збільшуватися на мікронерівностях катода, або в місцях, де є оксиди, чи інші адсорбовані поверхнею катода атоми, які зменшують поверхневу роботу виходу. Тут напруженість електричного поля може збільшуватись в 102…10 5 разів, до величини приблизно 1010…10 12 В/м.

Концентрація електричного поля (локальне збільшення напруженості) викликає лавиноподібну емісію електронів – Шотткі та автоелектронну. Збільшення ж густини струму емісії електронів, в свою чергу, сприяє збільшенню напруженості електричного поля. Коло замикається і теоретично збільшення емісії електронів мусить бути необмеженим, як при ланцюгових реакціях. В усякому разі, емісія, очевидно, буде зростати доти, поки вистачить потужності джерела живлення дуги електрикою. Проте, не тільки це є фізичною границею величини струму з катода дуги, але ще й співвідношення густини струму іонів і густини струму електронів у катодній області.

Аналіз електростатичної гіпотези Ленгмюра Й. Слєпяном

Аналіз електростатичної гіпотези катодної емісії Й. Слєпяна ґрунтується на двох важливих передумовах:

1. Кількість електронів, яка покидає тіло катода не може бути більша ніж кількість іонів, яка покидає стовп дуги в напрямку катода, інакше порушиться закон збереження: щось із них буде весь час горіння дуги набу-

58

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

вати, або втрачати заряд, а таке насправді не спостерігається.

2. Процес рекомбінації іонів протікає не на поверхні катоду, а біля неї (над нею). Справді, іон, який наближається до поверхні катода, несе з собою потенціальну яму для електрона (див рис.).

Рівень потенціальної енергії електрона на орбіті нейтрального атома нижчий, ніж «вільного» електрона в тілі катода. Отже, перехід електрона з тіла катода на орбіту в іон, з перетворенням його в нейтральний атом (деіонізація, або рекомбінація), супроводжується зменшенням вільної енергії і, з точки зору термодинаміки, повинен відбуватися самочинно. Правда, для цього електрону потрібно спочатку подолати енергію потенціального бар’єру поверхні (робота виходу).

На основі цих логічних висновків Й. Слєпян (1926 р.), застосовуючи новітні на той час принципи квантової механіки, розробив теорію про тунельний перехід електронів через поверхневий енергетичний бар’єр. Згідно з

теорією Й. Слєпяна, потік електронів (як було показано вище – лавиноподібний) проявляє при подоланні потенціального бар’єру поверхні свої хвильові властивості. Електрони-хвилі не підіймаються до енергетичного рівня роботи виходу (шлях 1), а оминають бар’єр поверхні (шлях 2).

Такий процес відбувається тунельно – без витрат енергії та поза часом: аналогічно, як перехід електрона з орбіти на орбіту в атомі. Потік еле- ктронів-хвиль захоплює з собою енергію роботи виходу і зустрічаючи на своєму шляху хмару іонів, які притягаються зі стовпа дуги до катоду, деіонізує їх. Відбувається рекомбінація іонів – злиття іона з електроном з утворенням нейтрального атома. При цьому обов’язковою умовою є рівність густини електронного струму густині іонного струму je = ji . Саме тут

59

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

пролягає фізична межа лавиноподібному наростанню емісії електронів: густина струму електронного (з поверхні катода) не може перевищити густину струму іонного (який прямує зі стовпа дуги).

При рекомбінації іонів виділяється енергія (робота іонізації), крім того, енергетичний запас електронів дозволяє їм, після рекомбінації, займати в атомах вищі рівні електронних орбіт, переводячи їх в збуджений стан. Збуджені атоми позбавляються «зайвої» енергії випромінюючи високоенергетичні кванти електромагнітної енергії (світло, подібне до роботи лазера). Все це викликає значне збільшення температури в місці зустрічі потоку електронів-хвиль з іонами об’ємного позитивного заряду катодної області. Над поверхнею катода з’являється яскрава пляма, видима навіть у світлі стовпа дуги. Іноді для її позначення застосовують спеціальний термін «катодна пляма».

Катодна пляма хаотично рухається, «рискає», над поверхнею катода, спонтанно пересуваючись на місця концентрації електричного поля. Швидкість такого пересування може досягати 700…1000 м/с. При високій температурі в катодній плямі частина атомів знов іонізується, одержані при цьому електрони продовжують свій шлях в стовп дуги. Через це явище катодна пляма називається тепер іноді іншим спеціальним терміном: іонізаційний простір. Під дією неоднорідності електричного поля в катодній області (на відстані кілька міліметрів перепад напруженості електричного поля може бути на три… чотири порядки) та під дією власного магнітного поля катодна пляма може дробитись на кілька окремих, являючи своєрідну комірчасту структуру (Г.І. Лєсков).

Плівкові й оксидні, гарячі та холодні катоди

Поверхні катодів (як плавких так і неплавких) зварювальних дуг ніколи не бувають чистими, вільними від сторонніх часток. Наявність багатьох різноманітних компонентів у зоні виконання зварного шва приводить до

60