книги / Основы электронно-лучевой обработки материалов

Рис. 58. Схема капельного переноса расплавленного металла при элек­ тронно-лучевой сварке [106]

Рис. 59. Пилообразные волны на по­ верхности слон жидкостиу движу­ щейся под действием касательного напряжения [71]

жения и кинематической вязкости; индекс 0 соответствует установившемуся течению.

В линейном приближении волны на поверхности слоя зату­ хают. Однако для достаточно длинных волн при больших числах Рейнольдса (Re) и числа Вебера (We) затухание пренебрежимо мало, поэтому возможно получение разрывных решений уравнения (155) с треугольной формой волны (рис. 59). В приближении малой нелинейности уравнение (155) может быть представлено в следу­

скорость распространения волны р = 2/3. При этом условие дис­

тию волн, и поверхностное натяжение (влияние силы тяжести несу­ щественно) изменяют треугольную форму волны на каплеобразную.

Киносъемка со скоростью 1000 кадров в секунду в момент

со скоростью у, расплавит и переместит в область кристаллизации объем металла

где г и Н — радиус и высота цилиндрического канала.

Объем Vyесли исходить из механизма периодического переноса,

где а0— критическая толщина жидкой пленки; / — частота пере­ носа.

i l l

V

Рис* 6L Схема распределения температуры в сварочной ванне [118]

Рис. 60. Зависимость частоты переноса жидкого металла от скорости сварки

На рис. 60 представлена зависимость частоты переноса алю­ миния и меди от скорости сварки.

Сравнение выражения (154), полученного с учетом периоди­ ческой экранировки луча жидким металлом, и зависимости (159) показывают их формальное совпадение. Характерные размеры а0 и d, как это видно из рис. 60, практически совпадают. Для услов-

металла с передней стенки канала на заднюю следует, что движу­ щей силой является давление пара в канале. Но имеется также и другая точка зрения, согласно которой основной причиной переноса жидкого металла является термокапиллярный эффект, возникающий вследствие разницы температур на передней и зад­ ней стенках канала [118].

На рис. 61 показана расчетная схема и распределение тем­ пературы в канале, где максимальная температура на передней стенке определена из условий эксперимента [118]. Наличие тем­ пературного градиента на поверхности ванны жидкого металла вызывает появление термокапиллярного напряжения, направлен­ ного тангенциально к поверхности. Связано это с тем, что в зоне с повышенной температурой поверхностное напряжение меньше, чем в зоне с более низкой температурой, поэтому термокапилляр­ ное напряжение вызывает течение в направлении от зоны с мень­ шим поверхностным натяжением к зоне с большим поверхностным натяжением. Таким образом, жидкий металл должен перемещаться в“сторону" убывания температуры. Кривизна поверхности канала в'сочетании с неоднородностью температуры является дополни­ тельной "причиной движения жидкого металла.

112

Q = 0,83 см2/с.

Сравним полученную производительность с производительно­ стью переноса давлением отдачи пара в канале. Примем давление пара в канале р— (1,3-*-13) • 10_3 кгс/см2 (минимальные значения). Тогда скорость перетекания жидкого металла (при р я» 10 г/см3)

турбулентным [142]. Циркуляция скорости в вихре при турбу­ лентном режиме течения

металла в канале проплавления наиболее существенной силой сле­ дует признать давление пара [59, 105].

При оценке влияния процессов испарения (на передней стенке)

и конденсации (на задней стенке) на интенсивность переноса металла для функции распределения частиц по скорости с инте­ гралом столкновений в релаксационном виде при одномерном ста­ ционарном разлете пара может быть использовано кинетическое уравнение [34]

114

где f — локальная максвеллова функция распределения; п9Ту U — локальная плотность, температура и скорость пара соответствен­ но; /71 — масса атома пара; k —■постоянная Больцмана; х — время релаксации.

Граничные условия для уравнения (168):

х ехр {— — =■К»* — U f + ° l + tg]} •

Решение уравнения (168) при граничных условиях (170) по­ казывает, что в зону кристаллизации на стенку может возвращать­ ся не более 18% испаряющихся атомов. Экспериментально уста­

проплавления при различных пространственных положениях обра­ батываемой детали.

При расположении детали в нижнем положении направление силы тяжести и электронного луча совпадают; при перемещении луча вниз по вертикали сила тяжести перпендикулярна оси элект­ ронного луча и противоположна направлению переноса жидкого металла; при потолочном расположении — сила тяжести направ­ лена против действия луча; при перемещении луча вверх по вертикали сила тяжести перпендикулярна электронному лучу, направления переноса жидкого металла и силы тяжести совпа­ дают [134].

Экспериментально установлено, что глубина проплавления во всех пространственных положениях практически не изменяется. Формирование усилия шва при сварке в потолочном положении в некоторых случаях становится неустойчивым. Неустойчивость наблюдается и при сварке на вертикальной стенке, если направ­ ления переноса жидкого металла и действия силы тяжести совпа­ дают [134].

Рассмотрим влияние силы тяжести на формирование проплав­ ления [134].

Для элемента поверхности канала (неподвижного или переме­ щающегося равномерно-поступательно), находящегося в равно­ весии под действием силы тяжести, поверхностного натяжения и

115

Рис. 62. Форма ndeePx~ поста канала [134]

Рис. 63. Зависимости глУ~ бины проплавления ё Раз‘ личных пространственных положениях от погсшнои

где b — pgr^/o — безразмерный ко]>шлекс (для рассматриваемого

случая, b < 1).

Выражая форму поверхности ка^ала функцией Гаусса, можно принять величину гк равной радиУсУ сечения канала на рас­ стоянии Ше от свободной поверхйости ванны.

Экспериментально установлено, что гк = (1^2) гэфф (гэфф — радиус окружности, на которой цлотность тока электронного луча падает в е раз по сравнению с0 значением на оси). Попереч­

объем вытесняется выше свободной поверхности ванны) штрихо­ вая линия — случаю гв/гк = 10, к<?гДа ванна имеет значительно большой объем, чем канал.

Из выражения (172) максимальйое Давление пара на оси ка­

к

116

Рис. 64. Схема горизонтальной электронно­ лучевой сварки по Н. А. Ольшанскому:

/ — электронный луч; 2 — расплав; 3 — под­

кладка для принудительного удержания жидкого металла от вытекания; h — размер полости; v —

направление движения луча

натяжения, более чем на порядок превышает гидростатическое давление. Поэтому максимально достижимая глубина проплавле­ ния не зависит от силы тяжести, т. е. от пространственного поло­ жения свариваемой детали (рис. 63).

Гидростатическое давление начинает влиять на характер про­ плавления при увеличении диаметра луча и, следовательно, диаметра канала, когда величина b = pgrк/а достигает единицы (например, для стали при гк & 5 мм).

Максимальная глубина проплавления, начиная с которой об­ разуются капли при сварке в потолочном положении, обратно пропорциональна ширине проплавления 2гв. В частности, для нержавеющей стали, если давление пара в периферийной области сварочной ванны (г/гк > 2) пренебрежимо мало,

0,5 мм удается достичь устойчивого формирования проплавления глубиной до 20 мм при сварке нержавеющей стали в наиболее неблагоприятных условиях — в потолочном положении и на вер­ тикальной стенке снизу вверх.

Влияние гидростатического давления на глубину проплавления использовано Н. А. Ольшанским при разработке метода одно­ проходной электронно-лучевой сварки со сверхглубоким пропла­ влением (100 мм и более) на низких ускоряющих напряжениях (до 60 кВ). Условия реализации метода: 1) поворот луча и свароч­ ной ванны на 90° от обычного нижнего положения (рис. 64); 2) увеличение диаметра луча до 5—6 мм и соответственно использо­ вание больших мощностей; 3) принудительное удержание металла от вытекания; 4) создание и поддержание в процессе проплавления полости определенных размеров по высоте между лучом и зеркалом ванны.

При сварке горизонтальным лучом проплавляющая способ­ ность увеличивается почти прямо пропорционально мощности. Например, при одной и той же скорости сварки и ускоряющем напряжении при q = 25 кВт в стали получена глубина проплав­ ления 110 мм, а при ^ = 50 кВ т— 210 мм.

117

Puc. 65, Зависимость максимальной температуры нестационарного (а) и стацио­

ответствует источнику тепла, аппроксимированного распределением Гаусса

двумя причинами: при аппроксимации источника распределением Гаусса рассматривается задача для бесконечной среды; при аппро­ ксимации электронно-лучевого источника тепла использованы параметры одномерных распределений HI и HI, что оправдано при диаметрах луча порядка пробега г0, но при D /r0 < 1 не вы­ полняется.

Замена полубесконечной среды бесконечной^ данном случае приводит к тому что перенос энергии отраженными электронами заменяется теплоотводом через поверхность. Приближенность этой операции проявляется в том, что при D > г0 доля теплоты, отведенной через поверхность (z = 0) превышает долю энергии, унесенной отраженными электронами, и максимальная темпера­ тура становится ниже расчетной.

Наиболее заметные расхождения наблюдаются'при малых диа­ метрах электронного луча D <g/r0, когда отклонение распределе­ ния тепловых источников от^распределения Гаусса наиболее значительно. Сходимость' с результатами расчета улучшается (табл. 22), если в качестве параметров функции Гаусса, аппрок­ симирующей тепловой источник, используют параметры простран­ ственного распределения источников Н$) На (см. табл. 9).

119

Температура в точке наибольшего энерговыделения является максимальной лишь в начальный момент. Стечением времени мак­

на поверхность или остаться на некотором расстоянии от нее, что существенно при анализе процессов обработки.

На рис. 66 представлено стационарное распределение темпера­ тур вдоль оси луча (г = 0) для полубесконечного алюминиевого образца. В то время как в модели Арчарда (кривая 4) температур-

Таблица 22

120