123

ПЛАЗМЕННЫЕ ТЕХНОЛОГИИ

ФИЗИЧЕСКАЯ СУЩНОСТЬ СВАРИВАНИЯ

Сваривание это такой способ неразъемного соединение деталей, при котором сцепление возникает между частицами соединяемых поверхностей и в месте соединения отсутствуют поверхности раздела.

Это означает, что между частицами (атомами или молекулами), которые составляют соединенные тела, должны установиться соответственно межатомные или межмолекулярные связи, причем, таким образом, чтобы поверхности раздела исчезли (перестали быть объективно наблюдаемыми). Это означает, что между частицами (атомами или молекулами), которые составляют соединяемые тела, должны установится соответствующие межатомные или межмолекулярные связи , причем, таким образом, чтобы поверхности раздела исчезли (перестали быть объективно наблюдаемые).

Для возникновения сил межатомного (межмолекулярного) сцепления необходимо выполнить соответствующие условия:

а) поверхностные частицы должны быть сближены на расстояние, равными с расстояниями между частицами соединяемых тел (для металлов это параметр кристаллической решетки (а  b, см. рис. ниже));

б) поверхностные частицы (атомы, молекулы) должны быть активированы: им необходимо придать энергию, которая компенсирует поверхностное натяжение.

П ро поверхностное натяжение: соответственно до современных представлений о строительстве вещества какое-либо конденсированное тело (твердое или жидкое) есть система атомов или молекул, связанных между собой соответствующими силами (межатомными или межмолекулярными). Эти силы есть результат взаимодействия электронных оболочек частиц, которые составляют конденсированное тело. Для всех частиц, кроме поверхностных, силы взаимодействия с иными частицами взаимно уравновешены (1). Поверхностные частицы (2) не находятся в равновесии. Они вроде втягиваются в середину тела другими частицами через не симметрию связей (див. рис. А).

А: поверхностное натяжение В: неровности, шероховатость

Так формируются поверхности, которые отделяют одни тела от других. Поверхностные частицы могут вступать в взаимодействие с другими частицами вещества, которые контактируют с поверхностью, не теряя своих связей с решеткой частиц (адсорбция, смачивание, адгезия).

Металлам присуще кристаллическое строение: в узлах кристаллической решетки находятся ионы, а валентные электроны  "обобщены" – находятся в беспорядочном хаотичном тепловом движении между ионами, создавая так называемый "электронный газ".

Таким образом, каждый поверхностный ион оказывается, будто втянутым вглубь (находится в потенциальной яме), для возможности взаимодействия с другими частицами его нужно освободить из потенциальной ямы, активировать: предоставить энергию, которая компенсировала бы утраченные связи. Кроме того, поверхности соединенных деталей никогда не бывают идеально гладенькими и чистыми (см. рис. В) На самом деле, они всегда имеют некоторые неровности (макро-неровности, шероховатость, микро-неровности), а также посторонние примеси: адсорбированные атомы, продукты окисления, другие загрязнения. Для установления сил межатомных (межмолекулярных) взаимодействий эти неровности необходимо преодолеть, а посторонние примеси удалить.

Таким образом: для возникновения взаимодействия между частицами соединенных поверхностей необходимо преодолеть значительный энер-гетический барьер.

Для жидкостей соединения поверхностных атомов или молекул легко достигается за счет движения частиц и смачивания (отдельные капли жидкости легко объединяются в одну).

Для твердых тел соединения поверхностных атомов или молекул нуждается в значительных энергетических затратах и применении дополнительных веществ.

В современном научном понимании:

сваривание - это процесс получения неразъемного соединения путем введения и термодинамически невозвратного преобразования энергии и вещества в месте соединение таким образом,что между соединенными деталями поверхности раздела исчезают - образовывается монолит.

Трудности соединения твердых тел преодолеваются специальными приема-ми:

1. Активация поверхностных атомов путем создания прослойки жидкости между соединенными поверхностями. Это может бать:

а) дополнительная жидкость (используется при паянии, склеивании) – поверхность раздела при этом сохраняется, соединение не является сварным;

б) расплавление поверхностей и взаимодействие двух жидкостей с последующим затвердением зоны взаимодействия – поверхность раздела при этом исчезает (сваривание плавлением).

2. Активация поверхностных атомов без расплавления – нагреванием и сжатием – поверхность раздела при этом исчезает (сваривание давлением, сваривание трением).

Таким образом, две вещи необходимые для преодоления энергетического барьеру при образовании неразъемного сварного соединения:

1) нагревание поверхностей соединяемых деталей;

2) сдавливание, сжатие (называется специальным термином ( осадка), или соприкосновенье соединенных поверхностей.

Нагревание – компенсирует энергию поверхностного натяжения (освобождает частицы из потенциальной ямы), ослабляет связи между частицами, делает их более подвижными, придаёт материалу пластичности.

Осадка ( создает пластические деформации, вызывает течение материала вдоль соединенных поверхностей, разрушает и выдавливает наружу поверхностные оксиды и другие загрязнения.

Чем меньше нагреваем, тем больше необходима осадка и наоборот:

Нагревание ~ МАХ. Нагревание ~ О

осадка ~ О осадка ~ МАХ

В процессах формирования неразъемного соединения могут быть использованы в отдельных случаях также явления взаимной диффузии, но в любом случае нужно нагревание и осадка.

В связи с этим можно привести такие принципиальные схемы выполнения типичных способов сваривания:

розпрозплав. пов электр.ток холодная

сварка плавлением сварка давлением сварка

Некоторые материалы, исходя из этих положений, нельзя соединять свариванием даже теоретически.

Например, дерево, графит - это материалы, которые не имеют стадии плавления: они газифицируются раньше, чем плавятся. Таким образом, их поверхностные частицы не могут быть активированы к уровню, необходимому для возникновения сил межатомного (межмолекулярного) сцепления и разрушаются они раньше, чем сила осадки достигнет величины, которая нужна для межатомного (межмолекулярного) взаимодействия. Такие материалы соединяют склеиванием, паянием или другими способами.

Классифицировать виды и способы сваривания можно за разнообразными критериями, но исторически сложилась целесообразность выделения трех основных физических признаков классификации:

- способ активации поверхностных частиц (плавление или давление);

- вид энергии, которая вводится в зону соединения;

- вид инструмента - носителя энергии.

Другие признаки можно отнести к техническим, или технологическим (см. таблицу ниже).

Признак классификации по наличию сжатия присущая только сварке или пайке. По виду энергии, какая вводится в изделие, все сварочные (и родственные, включая пайку, резку, др.) процессы могут быть разделены на термические, термомеханические и прессово-механические способы. Термические процессы осуществляются без сжатия (сварка плавлением), другие, обычно, со сжатием (сварка давлением).

Энергетический анализ показывает, что практически все известные в наше время процессы сварки металлов осуществляются введением только двух видов энергии – термической или механической, или их совмещениями.

Наименование признаков	Содержание признака	Ступени классификации
Физические	Наявность давления при сварке	Класс
	Вид энергии, которая испо-льзуется при сварке	Подкласс
	Вид нагрева или механи-ческого действия (инстру-мента)	Метод
Технические	Устанавливаются для каж-дого метода отдельно	Группа Подгруппа Вид Разновидность
Технологические	Устанавливаются для каж-дого метода отдельно	Способ Приём
Технико – экономические	Удельная энергия, необхо-димая для соединения, уде-льные затраты, другое подо-бное	Размещение методов от ме-ханических до термических в зависимости от затрат

Термин «сварка давлением», который сложился исторически, не совсем точен, потому что сжатие – не единственное внешнее действие в этом случае. Нагревание тоже необходимо в большинстве случаях сварки давлением. С другой стороны, сжатие необходимо всегда, когда при сварке отсутствует ванна жидкого (расплавленного) металла, и сближение атомов (и их активация) достигается вследствие упруго-пластических деформаций материала поверхностей.

Надлежит определить, что и при наявности сжатия может произойти расплавление металла, например, при контактной точечной или шовной сварке с образованием литого ядра точки, при стыковой сварка оплавлением (сварке трением) и т.п.

Таким образом, всякая классификация достаточно условная и отображает скорее личные впечатления авторов, нежели объективные характеристики процессов, которые происходят, но, в то же время, даёт возможность обобщить известные явления и представить, хотя бы приблизительно, место каждого процесса среди других.

Ниже, для примера, приведена классификация методов сварки по физическим признакам.

Сварка плавлением (без сжатия)	Сварка давлением
Термические процессы	Термо-механические процессы	Прессово-механические процессы
Газовая Термитная Дуговая Электрошлаковая Индукционная Электронно-лучевая Фотонно-лучевая (лазерная) Плазменно-лучевая (микро-плазменная)	Контактная Газопрессовая Индукционная с сжатием Дугопрессовая (дугоконтактная) Печная со сжатием Термитная со сжатием Термокомпрессионное Диффузионная	Холодная Трением Ультрозвуковая Взрывом Вакуумным схватыванием

Требует дополнительной классификации по техническим и технологическим признакам.

Промышленного применения не имеет.

Н ормативными документами некоторых стран рекомендуется классифицировать способы сварки по виду энергии, которая используется для активации поверхностных атомов.

Обычно, такое разделение условно. Даже из приведенной диаграммы понятно, что существуют способы сварки, которые используют разные виды энергии и часто непонятно, который из них перевешивает. Например, если газовая сварка основана на непосредственном использовании энергии химических связей, то сварка взрывом использует химическую энергию непосредственно – для продуктирования механических сил, действие которых, в свою очередь, и приводит к образованию сварного соединения. То же самое относится и к лазерной сварке: соединение формирует энергия фотонов (излучения), а не непосредственно электрическая и т.д.

ИСТОЧНИКИ СВАРОЧНОГО НАГРЕВА

Для того, чтобы сварное соединение состоялось, частицы (ионы, атомы, молекулы) соединяемых поверхностей должны быть приближены на расстояние одного порядка с параметрами кристаллической решетки и, кроме того, активированы: для возможности взаимодействия они должны преодолеть силы поверхностного натяжения. Всё это требует значительных энергетических затрат. Причем, они должны быть осуществлены именно в месте соединения. Самый простой способ увеличения энергии поверхностных частиц – нагревание. Лишь в очень ограниченных случаях для формирования сварного соединения достаточно сжатия, но и при этом в месте сжатия при достижении состояния пластического течения самостоятельно выделяется значительное количество теплоты. Таким образом, нагревание свариваемых поверхностей практически всегда есть необходимым условием выполнением сварного соединения. Разные источники нагревания используется при выполнении разных способов и видов сварки. Это может быть: пламя горючего газа; световые, лазерные и электронные лучи; контактное электрическое сопротивление; расплавленный металл или расплавленный шлак; электрическая дуга, и её разновидности плазма, микроплазма; теплота химических реакций – термитных или взрыва и т.д. во всех случаях, не смотря на огромные отличия и в физических принципах получения энергии, и в способах доставки её в зону сварки, справедливы некоторые положения, которые в общем виде описывают взаимодействие источника нагрева и сварного изделия. Понятно, что когда имеем дело с переходом энергии от одного объекта к другому, наиболее общие законы функционирования таких процессов диктует термодинамика.

Н апомним, лишь то, что в большинстве случаях процесс сварки выполняется лишь с местным нагревом соединяемых поверхностей до некоторой температуры (Т_м), которая необходима для выполнения соединения и величина, которая зависит от свойств свариваемого материала и вида (способа) сварки. Необходимая для выполнения сварного соединения температура (Т_м) должна быть в таких пределах:

- при сварке плавлением: Т_пл  Т_м  Т_кип,

- при сварке давлением: Т_MIN  Т_м  Т_пл,

где: Т_пл – температура плавления металла, который сваривается;

Т_кип – температура кипения металла, который сваривается;

Т_MIN – наименьшая температура, при которой возможны пластические деформации и диффузия в металле, который сваривается.

На рисунке представлены эти температурные интервалы для низкоуглеродистой стали.

Простая логика здравого смысла подсказывает так же, что для эффективного использования тепла необходимо, чтобы свариваемый материал лишь в минимально необходимой мере (объёме) доводился до необходимой для сваривания температуры. (Чтобы соединить свариваемые детали, можно их и полностью нагреть до температуры плавления Т_пл, но это не рационально.)

Для сварочного нагрева используют превращение разных видов энергии (электрическую, механическую, химическую и т.п. или их комбинации) в тепловую, которая и используется для нагревания соединяемых поверхностей. Соответственно до законов термодинамики теплота при этом переходит от источника нагрева, где температура выше, свариваемого материала, где температура ниже, частично рассеиваясь в окружающей среде (энтропия). Эффективность использования энергии (теплоты) в каком либо тепловом процессе характеризует особый показатель – коэффициент полезного действия.

Максимальный (наиболее возможный теоретически) коэффициент полезного действия сварочного процесса, как и всякого теплового процесса, который сопровождается выполнением роботы, соответственно до положений термодинамики определяется по закону Карно:

где: Q₁ – теплота, которая передаётся от нагреваемого тела;

Q₂ – теплота, которая в процессе выполнения работы воспринимается холодным телом;

Т₁ – температура нагретого тела; Т₂ – температура холодного тела.

Очевидно, что для сварочного процесса:

- нагретым телом следует считать источник сварочного нагрева,

тогда: Q₁ = Е_ист;

- холодным телом следует считать сварной шоф (наплавленный металл),

тогда: Q₂ = Е_шв.

Соответственно, эти равенства будут справедливы и для температур источника нагрева и металла сварного шва:

Т₁ = Т_дж; Т₂ = Т_шв

С учетом этого, в соответствии с законом Карно, максимально возможный коэффициент полезного действия (КПД) процесса сварки будет определятся так:

или

Отсюда можно легко увидеть, что теоретически достигаемый наибольший КПД сварочного процесса отличается от единицы на величину отношения Т_шв/Т_дж, а это отношение тем меньше, чем температура свариваемого металла меньше, а температура источника сварочного нагрева больше.

Таким образом, можно сделать важный вывод:

Энергия источника сварочного нагрева используется тем полнее (эффективнее), чем выше его температура и чем меньше температура металла, который сваривается.

Таким образом, достижение приемлемой эффективности и использование теплоты (энергии) при сварке (увеличение КПД) требует концентрации источника сварочного нагрева, т.е. максимально возможного увеличения его температуры при минимально возможных размерах.

Максимально возможный по закону Карно КПД есть величина теоретическая, практически недосягаемая и экспериментально не определена.

При анализе сварочных процессов принято различать такие энергетические эффекты: теплоту, которую выделяет источник сварочного нагрева (Е_дж); теплоту, которая поступает в свариваемый металл (Е_св); теплоту, которая затрачивается только на проплавление свариваемого металла (Е_пр). В связи с этим в сварочной науке и технике исторически складываются такие понятия про коэффициенты полезного действия:

1. Эффективный коэффициент полезного действия источника сварочного нагрева – отношение энергии, которая от источника сварочного нагрева поступает в свариваемый металл (Е_св) к всей энергии, которая выделяется источником сварочного нагрева (Е_дж):

как правило, не превышает значений 80…90%.

Эффективный КПД характеризует долю энергии, затраченную на нагрев и плавление свариваемого металла, включая долю теплоты, которую он поглощает благодаря своей теплопроводности и теплоёмкости.

2. Термический коэффициент полезного действия источника сварочного нагрева – отношение энергии, которая затрачивается только на проплавление свариваемого металла (Е_пр), к той энергии какая от источника сварочного нагревания поступает в свариваемый металл (Е_св):

как правило, не превышает значений 40…50%.

Термический КПД характеризует долю энергии, затраченную только на проплавление свариваемого металла, относительно энергии, которая поступила в металл от источника сварочного нагрева. Т.е., за исключением затрат на теплопроводность, испарение, конвекцию и т.д.

3. Термодинамический коэффициент полезного действия процесса сварки – отношение энергии, которая затрачивается только на проплавление свариваемого металла (Е_пр), ко всей энергии, которая выделяется источником сварочного нагрева (Е_дж):

как правило, не превышает значений 20…30%.

Таким образом, термодинамический КПД характеризует долю энергии, затраченной на выполнение только сварного шва, относительно энергии, затраченной источником нагрева на сварочный процесс, в общем. Именно этот коэффициент показывает соотношение энергий: полученной для полезной работы (сварной шов выполнен) и затраченной источником питания на сварочный процесс. ( на самом деле энергетические затраты будут большими, потому, что не учтён КПД самого источника питания, которое необходимо для нормального функционирования или электрической дуги, или лазерного, или электронного луча, или другого источника нагрева.)

Не трудно видеть, что между приведенными коэффициентами справедливо соотношение: _ТД = _эф·_t.

В таблице приведены типовые значения коэффициентов полезного действия и удельные энергозатраты при сварке листов низкоуглеродистой стали толщиной 10 мм разными способами:

Способ сварки	Средняя ширина шва, см	Минмальная энергия, накопленная швом, Есв, кДж/см3	Граничные значения КПД		Минималь-ная энергия, выделенная источником, Еист, кДж/см3
			эффектив-ный эф	Термический t
Аргоно-дуговая	2	18,0	0,4…0,7	0,18…0,22	128,5
Плазменная	1,5	13,5	0,5…0,75	0,2…0,3	60,0
Электронно- лучевая	0,8	7,2	0,7…0,8	0,2…0,48	20,0
Лазерная	0,5	4,5	0,05…0,6	0,38…0,42	16,0

Учитывая то, что для сварки плавлением наиболее используемым источником тепла есть электрическая дуга, по сравнению с другими распространенными источники сварочного нагрева (контактное сопротивление и газовое пламя, электронный и лазерные лучи) изучаются позже, в данном семестре материал посвящен изучению именно сварочной дуге и плазменным технологиям.

ЭЛЕКТРИЧЕСКАЯ СВАРОЧНАЯ ДУГА

Общие положения.

Э лектрическая дуга наиболее частый источник сварочного нагрева для сварки плавлением. Электрическая дуга – один из видов электрического разряда в газах. Разрядом называется всякое направленное движение заряженных частиц в газах. Для того, чтобы разряд состоялся необходимо создать разницу потенциалов между некоторыми электродами и обеспечить поступление электрической энергии к этим электродам. Электродами могут служить, какие либо материалы, но для того, чтобы разряд был устойчивым (продолжался длительное время) электроды должны быть проводниками. Положительный электрод называют анодом, отрицательный – катодом. Известно несколько типов электрических разрядов в газах, которые подразделяются в зависимости от величины тока, падения напряжения и других характеристик

U – падение напряжения на электродах, І – ток через газовій промежуток.

Виды разрядов:

І – темній; ІІ – переходной к тлеющему; ІІІ – нормальній тлеющий; ІV – аномальній тлеющий; V – переходной к дуговому; VІ – дуговой.

Электрическая дуга называется дугою через характерную форму, которая возникает от взаимодействия заряженных частиц дуги с магнитным полем самой дуги. При увеличении тока собственное магнитное поле может разорвать дуговой разряд

Дуговой разряд отличается от других видов электрических разрядов в газах следующими параметрами:

• высокой температурой Т  4000…50 000 к;

• высокой силой тока І  50…10 000 А

• низкой напряженностью электрического поля Е  10…60 В/см.

Зависимость величины падения напряжения между электродами от величины тока в электрическом круге дуги, как, например, изображена кривая на рисунке называется вольт-амперной характеристикой разряда (ВАХ).

Если такая характеристика построена при постоянном расстоянии между электродами, она называется статическая вольт-амперная характеристика. Состояние электрической сварочной дуги принято определять такими параметрами:

- величина тока (I);

- напряжение на дуге (U);

- длина дуги (L_д);

- плотность тока (i);

- статическая вольт-амперная характеристика (ВАХ), которая является важнейшим параметром дуги.

Различают дугу свободную, (такую, которая свободно расширяется) и сжатую.

Свободной, или такой, которая свободно расширяется, называют дугу, поперечный размер которой не ограничен в каждом своем сечении, в том числе и диаметром электродов.

Сжатой называют дугу, поперечный размер которой ограничен хотя бы в одном из своих сечений.

Свободная дуга есть в значительной мере саморегулируемая система, она представляет собой нелинейный проводник и не отвечает закону Ома.

Сжатая дуга по своим электрическим свойствам приближается к обычным проводникам и подчиняется закону Ома.

Распределение падения напряжения в дуге.

В межэлектродном пространстве наблюдается неравномерное распределение электрического поля (прыжки потенциала в приэлектродных областях) и соответственно, неравномерное падение напряжения по длине дуги

Соответственно к распределению напряжения различают и три области в дуговом разряде: катодную, анодную и столб дуги.

Столб дуги занимает практически всю длину дуги, за исключением очень малых по размерам приэлектродных областей. Приэлектродные области отличаются, прежде всего значительными величинами напряженности электрического поля: Е = U/L, которая может достигать миллиона вольт на сантиметр.

Катодной областью называют поверхность катода и прилегающей к ней пространству, длина которого соответствует пробегу электрона от поверхности катода до первого столкновения с нейтральным атомом столба дуги.

Анодною областью называют поверхность анода и прилегающую к ней пространство, длина которого соответствует пробегу электрона от последнего столкновения с атомом столба дуги до поверхности анода.

Столбом дуги называют пространство между приэлектродными областями, который заполнен электрически нейтральным ионизированным газом.

Соответственно с этим разделением различают:

- катодное падение напряжения (U_к);

- анодное падение напряжения (U_А);

- падение напряжения столба дуги (U_СТ).

Несмотря на малую длину катодной и анодной областей, падение напряжения столба дуги часто представляют как функцию полной длины дуги (L_Д) и напряженностью электрического поля в столбе дуги (Е_СТ).

U_СТ = Е_СТ· L_Д.

Тогда, общее падение напряжения на дуге подают как сумму трёх составляющих по областям дуги: U_Д = U_К + U_А + U_СТ.

Например, для ручной дуговой сварки стальным покрытым электродом (дуга горит на воздухе, насыщенном парами железа) характерны такие значения:

- катодное падение напряжения: U_К  14В;

- анодное падение напряжения: U_А  2,5В;

- напряженность электрического поля в столбе дуги: Е_СТ  25В/см.

При этом, напряженность электрического поля в катодной области будет равно Е_К = 14В/10^-5см = 1,4·10⁶В/см, а напряженность электрического поля в анодной области будет: Е_А = 2,5В/10^-4см = 2,5·10⁴В/см.

Разные физические процессы протекают в разных областях дуги, что и есть причиной такого разделение её на отдельные области. В общем, и упрощенном виде их можно описать таким образом:

Свободные электроны, которые есть в металлах при высокой температуре катода, покидают его под действием электрического поля. Электрическим полем катодной области электроны разгоняются и, сталкиваясь с атомами столба дуги, ионизируют их. При высокой температуре атомы столба могут ионизироваться и другими путями: столкновением, фотоионизациею.

Электроны, которые образуются при ионизации, будучи заряженными, отрицательно, передвигаются в столбе дуги под действием электрического поля (это явление называется специальным термином – дрейф) в направлении от катода () к аноду (+). Приблизившись к аноду, электроны, под действием местного электрического поля анодной области, попадают в него. Ионы, имея положительный заряд, движутся (дрейфуют) в противоположном направлении, бомбардируя катод.

В общем виде вольт-амперная характеристика дуги имеет форму (см. рис.)

Соответственно к разным углам наклона различают три участка вольт-амперной характеристики:

І – круто-падающая;

ІІ – полого-падающая;

ІІІ – возрастающая.

Пунктирная линия на участке ІІІ показывает, какой могла б быть вольт-амперная характеристика дуги при неограниченном диаметре электродов, между которыми горит дуга (т.е., если дуга неограничено могла увеличивать своё сечение).

Таким образом, в зависимости от величины тока вольт-амперная характеристика дуги может быть падающей, полого-падающей (или просто пологой) и возрастающей.

І. При малых токах (до 100А) с увеличением тока интенсивно растет число заряженных частиц: главным образом, через нагревание и увеличение эмиссии электронов из катода, а значит и соответственно увеличения объёмной ионизации в столбе дуги. Сопротивление столба дуги при этом уменьшается и падает напряжение, которое необходимо для поддержания разряда. Диаметр столба дуги с увеличением тока – увеличивается. Характеристика дуги, в этом случае падающая.

ІІ. При дальнейшем увеличении тока и ограниченном сечении электродов диаметр столба дуги становится сопоставимым с диаметром электродов и столб уже не может в целом свободно расширятся. Столб дуги как бы сжат и объём газа, который берет участие в переносе зарядов, уменьшается. Это приводит к меньшей скорости роста числа заряженных частиц. Напряжение дуги становится мало зависимым от тока. Характеристика дуги – пологая.

На первых двух участках электрическое сопротивление дуги отрицательно «-R». Дуга не подчиняется закону Ома. Первые два участка иногда называют в общем айертоновской часть ВАХ дуги по имени ученого, который впервые описал такую нетиповую для проводников вольт-амперную характеристику дуги.

Первый и второй участки характерны для электрической дуги с сравнительно небольшими значениями плотности тока.

ІІІ. Дальнейшее возрастание тока приводит до исчерпания термоэмиссионной способности катода. Количество заряженных частиц не увеличивается. Диаметр дуги ограничивается диаметром электродов и больше не может увеличиваться. Сопротивление дуги становится положительным (+R) и практически постоянным. Появляется высоко ионизированная сжатая плазма, которая по свойствам близка к металлическим проводникам. Третий участок иногда называют обобщенноомической частью ВАХ дуги, имея ввиду, что она, как и металлические проводники, подчиняется закону Ома. Характеристика дуги, в этом случае, возрастающая.

Виды дуг (сварочных).

При постоянных диаметрах электродов и расстоянии между ними электрические параметры дуги будут зависеть от материала электродов (эмиссия, испарение), состава газов дугового промежутка, температуры электродов и газа в дуге (в столбе дуги). Т.е. электрические параметры дуги зависят от физических и геометрических факторов. Смена размеров электродов (расстояние между ними) химического состава и физических характеристик газа, в котором горит дуга, влияет на электрические характеристики дуги.

В сварочной технике влияние геометрических факторов можно характеризовать такими формами дуг, которые представлены на рисунке.

Дуги классифицируют:

- по материалам электродов: железная (Fе), вольфрамовая (W), угольная (С), алюминиевая (Аl) и др.;

- по составу газов: на воздухе, в парах металлов, или в потоках защитных газов: воздушная, водяная, металлическая, азотная, водородная, аргоновая, гелиевая та др.;

- по технологии применения: плавящимся или неплавящимся электродом и т.п.

Энергетическая ёмкость разных областей дуги.

Для приведенных выше значений падений напряжений в областях дуги (дуга в парах железа) и характерных для ручной дуговой сварки значений тока (120А) получим такие значения мощностей, которые потребляются разными областями дуги:

- в катодной области 14В·120А  1,7 кВт (на длине  10^-5 см);

- в столбе дуги 25В/см·0,6см·120А  1,8 кВт ( на длине 0,6 см);

- в анодной области 2,5В·120А = 0,3 кВт (на длине  10^-4 см).

Таким образом, основными потребителями энергии в сварочной дуге это катодная область и столб дуги, очевидно, что в них происходят главные действия, которые характеризуют физические явления, результатом которых является дуговой разряд. Поэтому следует рассмотреть физические процессы в такой последовательности, в которой встречает их электрон, который покидает поверхность катода, проходит нелёгкий путь через столб дуги и потом разбивается об поверхность анода, оставляя за собой яркий след в виде электрической дуги.

ФИЗИЧЕСКИЕ ПРОЦЕССЫ В КАТОДНОЙ ОБЛАСТИ ДУГИ

Электроны покидают поверхность катода и движутся к аноду. Путь, который они проходят до первого столкновения с атомами газов столба дуги, ограничивает катодную область. Расчеты показывают, что расстояние свободного пробега от поверхности катода до первого столкновения с нейтральным атомом составляет  10^-5 см для дуги на воздухе и в парах железа, при условии нормального давления.

П оэтому, катодной областью принято называть пространство свободного пробега электрона от поверхности катода до первого столкновения с нейтральным атомом, а также саму поверхность катода.

Обозначения:

е_о – электроны,

А^о – нейтральные атомы,

А⁺  позитивные ионы,

S_K – длина (протяженность)

катодной области,

I_e – электронный ток,

I_i – ионный ток.

Про объёмный положительный заряд катодной области.

Общий электрический ток дуги (І_Д) в катодной области складывается из двух встречно направленных потоков заряженных частиц: электроны движутся от поверхности катода до столба дуги, а положительно заряженные ионы движутся от столба дуги до поверхности катода. Соответственно эти потоки суммируют ток: электронный (I_e) и ионный (I_i). Не смотря на противоположные направления, эти токи образованы разноименными зарядами и, фактически, переносят электричество в одну сторону. Из-за этого общий ток дуги в катодной области представляет сумму потоков ионного и электронного: I_Д = I_i + I_e.

Абсолютные значения этих токов зависят от многих факторов, самые непредвидимые из которых это размеры (поперечные сечения) областей, по которым протекает ток. Через это, рассматривая физику процессов, намного удобнее оперировать понятием плотность тока (і {A/м²]).

В теоретических основах электротехники плотность электрического тока определяется, как результат заряда частиц, которые переносят ток, на количество частиц и на скорость их движения , тогда:

- плотность тока электронов будет: i_e = e_on_e·V_e;

- плотность тока ионов будет: i_i = e_on_iV_i.

Тут: e_o - заряд электрона (абсолютная величина);

n_e – количество электронов в катодной области;

V_e – скорость движения электронов в катодной области;

n_i – количество ионов у катодной области;

V_i – скорость движения ионов в катодной области.

Объяснение: ион первой степени ионизации имеет такой же самый по величине заряд, что и электрон, только противоположного знака.

Если допустить равенство плотности токов электронного и ионного

(і_е = і_і). тога е_оn_e V_e = е_оn_і V_і, или: n_e V_e = n_і V_і (е_о  0);

Отсюда можно сложить пропорцию:

Таким образом, оказывается, что соотношение количества ионов и электронов в катодной области определяется отношением скоростей их движения под действием электрического поля. Средние скорости направленного, под действием электрического поля, движения частиц можно найти, зная кинетическую энергию такого движения. Кинетическая энергия движения частиц определяется так же, как и для каких либо других материальных объектов:

ионы: и электроны:

где: т_i – масса иона; т_е – масса электрона.

Заряженные частицы, проходя электрическое поле (разгоняясь им), накапливают энергию, которая определяется как результат величины заряда на разницу потенциалов: Е = е_оU_К,

где: U_К – падение напряжения в катодной области.

Поскольку все они разгоняются единым электрическим полем катодной области, а а заряды иона и электрона равны, то равными будут и величины их энергий: Е_i = E_e = е_оU_К.

Теперь можно найти скорость движения этих заряженных частиц в электрическом поле катодной области:

И поэтому, отношения количеств противоположно заряженных частиц в катодной области будет:

Для примера найдём эти отношения для дуги, которая горит в парах железа. Известно, что масса электрона равна т_е = 9,10939·10^-31 кг, массой иона железа будем считать массу его атома, которая мало отличается от иона (на один електрон (0,01%). Массу атома железа найдем, зная атомный вес железа (А_Fe = 55,84) и эквивалент атомной единицы массы (1а.е.м.  1,66057·10^-27 кг).

Теперь можно найти соотношение количеств ионов и электронов в цифрах:

Выполненные расчеты наглядно показывают важную вещь: в катодной области в 319 раз больше ионов нежели электронов. И чем больше массу будут иметь ионы, которые могут попадать в катодную область, тем большей будет численное превосходство ионов над электронами.

Преимущества положительно заряженных частиц (ионов) над отрицательно заряженными (электронами) в несколько сотен раз означает, что в катодной области создаётся объёмный положительный заряд значительной силы. Именно этот заряд создаёт в катодной области электрическое поле очень высокой напряженности (10⁶…10⁹ В/см). электрическое поле именно этого заряда вырывает электроны с поверхности катода и разгоняет их до энергий, достаточных для ионизации атомов столба дуги.

С точки зрения элементарной физики, существование объёмного положительного заряда в катодной области будет причиной того, что электроны, которые есть в столбе дуги, приближаясь к катодной области, отталкиваются назад. Ионы – наоборот – притягиваются к катодной области и скапливаются тут.

Таким образом, главный процесс, который происходит в катодной области – это снабжение электронами межэлектродного промежутка (эмиссия), что, собственно, и делает возможным существование дугового разряда.

Катодная эмиссия.

Явление покидания электроном поверхности твёрдого или жидкого тела и удаление его от этого тела на расстояние, при котором между ними не происходит взаимодействия, называется катодная эмиссия.

Без специальных условий никакой свободный электрон не может самостоятельно покинуть никакое тело потому, что как только это случится, сразу же между электроном и телом возникает разница потенциалов (электрон забирает с собой отрицательный заряд, тогда тело принимает положительный заряд), которая приведет к возвращению электрона в тело. Для того, чтобы не состоялось, нужно непрерывное снабжение электрических зарядов к катоду. В электрическом круге, в котором существует дуга, таким поставщиком служит источник питания (генератор, трансформатор или выпрямитель) который поставляет электричество из внешней сети. Все теоретические выкладки, которые касаются дуговых и катодных процессов, основываются на том допущении, что такое снабжение электричеством происходит непрерывно и в каком угодно большом количестве (неограниченно!).

Если, как мы договорились выше, снабжение электричеством к катоду осуществляется бесперебойно и неограниченно, тогда электроны могут покидать поверхность катода настолько быстро, весело и непринужденно, насколько это позволяет им сорт атомов, который составляют тело (их строение и связи между собой и электронами), состояние поверхности тела и его структура, а так же другое часто-густо не определены, или непонятные факторы. Через это легкость (или не легкость), с которой электроны покидают поверхность того или другого тела, считается свойством этой поверхности и для наиболее распространенных материалов определяются экспериментально.

Величина наименьшей энергии, которую необходимо придать електрону, чтобы он мог оставить поверхность тела и отдалиться на расстояние, при котором невозможно взаимодействие, называется работа выхода.

Величину этой наименьшей энергии находят для электронов, которые в соответствии с распределением Ферми-Дирака имеют наибольшие скорости движения (наибольшие величины кинетической энергии теплового движения) и относят её к температуре абсолютного нуля (Т = 0 К).

Работу выхода определяют, как правило, в электрон-вольтах. Электрон-вольты – это энергия, которую приобретает электрический заряд, разгоняясь электрическим полем некоторой разницы потенциалов.

Один электрон-вольт (еВ) – это энергия, которую приобретает заряд величиной в одну электростатическую единицу (эл.-ст.ед.) разгоняясь разницей потенциалов один вольт (1 эл.-ст.ед. заряда электрона).

Такой ход мысли даёт возможность понятие потенциал выхода: это такая разница потенциалов, пролетая какую электрон приобретает энергию, равную работе выхода. Таким образом, численно работа выхода в электрон-вольтах равна потенциалу выхода в вольтах.

Значение работы выхода (потенциал выхода) для некоторых материалов приведен в таблице.

Материал Работа выхода (е.-в.) или потен- циал выхода (В):	Цезий	Калий	Кальций	Торий	Алюминий	Железо	Медь	Вольфрам
	Cs	K	Ca	Th	Al	Fe	Cu	W
для чистого элемента	1,81	2,22	2,80	3,30	4,25	4,36	4,40	4,54
для окисленной поверхности	-	0,46	1,7	-	6,0	3,92	2,2	9,22

Проблемы эмиссии электронов разными материалами при разных температурах и условиях, достаточно широко проработано в классической и релятивисткой физике применительно к устройствам и аппаратам, которые используют это явление для своего функционирования (электронные лампы, кинескопы, рентгеновские трубки, катоды электронно-лучевых устройств, др.).

Исследования явления электронной эмиссии показали, что разные причины могут вызывать явление покидание електроном тела катода.

Соответственно, теория различает такие виды эмиссии:

- термоэлектродная;

- автоэлектронная (электростатическая);

- фотоэлектронная (внешний фотоэффект);

- вторичная (при бомбардировке поверхности тяжелыми частицами: ионами, протонами и др.).

При сварке дуговыми способами наибольшие значения имеют явления термоэлектронной и автоэлектронной эмиссии.

Величину катодной эмиссии оценивают специальным параметром – плотность тока катодной эмиссии – j, [A/м², или А/см², или А/мм²]. Исследования показывают, что для сварочных дуг большинства способов сварки характерны значения плотности тока эмиссии электронов с катода в пределах j = 10⁶…10⁹ А/м², или, пользуясь традиционными не системными единицами измерения, j = 10²…10⁵ А/см² (1…1000 А/мм²).

Термоэлектронная эмиссия (гипотеза).

Свободным электронам, которые есть в твердом теле, не дает покинуть его электрическое поле – поверхностный потенциальный барьер. Как только какой-нибудь хотя бы один электрон, покинет тело, между ним и этим телом немедленно появится разница потенциалов, которая вернет электрон назад.

В тоже время, всегда находятся такие электроны, которые случайно в своём тепловом хаотичном движении наберут необходимую энергию и выйдут из тела. Но под действием поверхностного потенциального барьера они тут же возвращаются назад. Для того чтобы, электрон бесповоротно покинул тело необходимо некоторое внешнее электрическое поле, которое компенсирует поверхностный потенциальный барьер.

С ростом температуры тела количество электронов, которые имеют энергию достаточную для выхода с тела, увеличивается и, соответственно, увеличивается плотность тока электронной эмиссии. Теоретические выкладки, основанные на принципах статистической физики и квантовой механики (распределение электронов в теле катода по энергетическим уровням, величина кинетической энергии теплового движения электронов высших уровней, величина потенциального барьера поверхности, др.), дают возможность получить зависимость плотности тока термоэлектронной эмиссии от температуры и работы выхода, которая известна под названием уравнение Ричардсона-Дешмана:

где: Т – температура;

  потенциал выхода (е_о·  работа выхода);

е_о – заряд електрона (тут и далее абсолютная величина).

е_о  1,60217733·10^-19Кл

т_е – масса электрона, т_е  9,1093897·10^-31кг;

k – постоянная Больцмана, k  1,380658·10^-23Дж/К;

h – постоянная Планка, h  6,6260755·10^-34Дж·с.

Постоянные величины умышленно выделены квадратными скобками, потому что их можно собрать в один коэффициент: После подстановки и вычислений получим: А_о = 1,2013·10⁶ А/(мм²·К²). Приведенное выше значение постоянной А_о относится, как и табличные значения работы выхода, до температуры абсолютного нуля. Правда, с ростом температуры значение работы выхода изменяется в некоторой пропорции с температурой. Это изменение учитывают, присваивая коэффициенту в квадратных скобках уравнения Ричардсона-Дешмена не теоретическое, а полученное в экспериментах практическое значение. В таком виде этот коэффициент называется постоянной термоэлектронной эмиссией Ричардсона и обозначают буквой А.

Для большинства металлов, если их поверхность не загрязнена другими атомами или соединениями, значение постоянной Ричардсона А лежит в пределах: А  (4…7)·10⁵ А/(м²·К²), или 40…70 А/(м²·К²). Для оксидных и плёночных катодов – в пределах: А  (0,1…1,0)·10⁵ А/(м²·К²), или 1,0…10 А/(м²·К²).

В расчетах, ограниченных режимами катодов сварочной дуги, можно рекомендовать такие значения коэффициента Ричардсона:

- для тугоплавких металлов с температурой кипения Т_к > 4000 K (W, Mo, Ta, др.) А  7,0·10⁵ А/(м²·К²);

- для других металлов с температурой кипения Т_к < 4000 K (в том числе и для железа) А  6,0·10⁵ А/(м²·К²);

- для случаев, когда катод не представляет собой чистый металл (пленочный или оксидный катод), тогда, несмотря на достаточно слабую разработку этого вопроса в литературе, допустимо использовать среднее из известных исследованных значений: А  0,5·10⁵ А/(м²·К²), если, обычно, нет других указаний.

Теперь уравнение Ричардсона-Дешмена можно подать в удобном виде:

или

Вычислим, для примера, величину плотности тока чистой термоэлектронной эмиссии для железного (стального) катода:

а) при температуре плавления железа 1812К:

б) при температуре кипения железа 3030 К:

Такие же вычисления можно выполнить и для вольфрамового катода:

а) при температуре 1812 К: j_T = 0,54·10⁶ А/м² = 0,54 А/мм²;

б) при температуре плавления 3683 К: j_T = 5,82·10⁶ А/м² = 5,82 А/мм².

Примечание: вольфрамовый электрод используют как неплавящийся – выше температуры плавления его при этом не нагревают.

Как видно, рассчитанная по теоретически безупречным уравнениям термоэлектронной эмиссии, плотность тока на несколько порядков (для железного, или стального, катода в 100…100000 раз) меньше от необходимой в катоде для сварки. и только для вольфрамового катода, при максимально возможных технологически температурах, достигает нижнее границы необходимых значений. Таким образом, термоэлектронная эмиссия с катода не способна обеспечить необходимое количество носителей электричества в межэлектродном пространстве и не может быть причиной горения электрической дуги.

Но, напомним тут, что в катодной области действует объёмный положительный заряд ионов, который создаёт напряженность электрического поля вблизи поверхности катода больше 1·10⁶ В/см. электрическое поле такой напряженности существенно изменит условия эмиссии электронов с катода. А именно, работа выхода электронов уменьшается соответственно до величины напряженности поля в приэлектродной (прикатодной) области. Это явление носит название эффект Шоттки.

Про эффект Шоттки.

Работа выхода электрона с поверхности катода при наявности электрического поля в приповерхностной области уменьшается на величину, пропорционально напряженности электрического поля:

Величина уменьшения работы выхода теория описывает таким уравнением:

А_В = ·Е^1/2,

где: А_В – уменьшение работы выхода;

Е – напряженность электрического поля;

е_о – заряд электрона.

Тогда плотность тока термоэлектронной эмиссии с учетом влияния электрического поля (j_{T + E}) ,будет:

Тут разница: е_о  А_В – уменьшенная работа выхода.

Последнее выражение можно преобразовать таким образом:

Но множитель, а это ни что иное, как плотность тока термоэлектронной эмиссии без учета приэлектродного электрического поля, тогда общее выражение можно представить в таком виде:

Т.е., плотность тока термоэлектронной эмиссии, усиленной прикатодным электрическим полем, увеличивается относительно тока чистой термоэлектронной эмиссии на некоторый коэффициент: Этот коэффициент может быть упрощен, учитывая, что: тогда:

а уравнение электронной эмиссии, в соответствие с эффектом Шоттки, будет:

где: j_T – плотность тока чистой термоэлектронной эмиссии;

Е – напряженность электрического поля в прикатодной области;

Т – температура поверхности катода.

Р асчеты увеличения плотности тока термоэлектронной эмиссии в связи с наявностью прикатодного объёмного электрического заряда, выполненные по приведенным уравнениям для железного катода, показывают, что эффект Шоттки начинает заметно влиять на электронную эмиссию при значениях напряженности прикатодного электрического поля больших за 1·10¹⁴ В/м. Теория и практика свидетельствуют про небольшую вероятность таких величин в случае, когда эмиссия электронов произойдет из железного (стального) катода по термоэлектронному механизму, но обозначим на будущее (сделаем зарубку в памяти), что уже первое теоретическое приближение к практике катодных явлений поставило требование наявности в катодной области электрического поля сверх большой напряженности.

Для случаев применения в качестве катодов других материалов, на рисунке приведены исследовательские данные эмиссионной способности катодов при разных температурах (шкала – логарифмическая).

Плотность катодного тока реальных сварочных дуг находится выше пунктирной линии.

Таким образом, термоэлектронная эмиссия, даже с учетом эффекта усиления выхода электронов электрическим полем высокой напряженности, которая имеет место вблизи катода, не может обеспечить сварочную дугу необходимым количеством носителей электрического тока.

Таким образом, и усиление эмиссии за счет прикатодного электрического поля не дает рост плотности тока, необходимый для горения сварочной электрической дуги.

Автоэлектронная (электростатическая) эмиссия (гипотеза).

Необходимость теоретического обоснования высоких значений плотности тока электронной эмиссии, которые имеют место в действительности, и недостаточность положений классической и статистической физики для подобных теоретизирований, привели к необходимости расширения теоретической базы, которая применяется для объяснения катодных процессов. В начале ХХ столетия такое расширение было возможным за счет новой на то время науки – квантовая механика.

Гипотеза автоэлектронной (электростатической) эмиссии, предложенная Ленгмюром (1923 г.), основывается на главном принципе квантовой механики – явления дуализма (двойственности) свойств элементарных частиц. Принцип дуализма постулирует, что каждая отдельная элементарная частица проявляет корпускулярные свойства, т.е. ведет себя так как частица (как тело, которое имеет размер, массу и т.п.), а много частиц (поток) проявляют волновые свойства ( волна имеет частоту, длину и свойства каждой отдельной частицы в потоке нивелируются – перестают быть заметными) и взаимодействие такого потока с другими телами происходит по законам волн: отражение, поглощение, огибание.

Гипотеза Ленгмюра заключается в том, что электроны в достаточно большом количестве покидают поверхность катода (потоком) и , таким образом, в присутствии электрического поля высокой напряженности, которое имеет место в катодной области, поток электронов прояляет волновые свойства.

Главный постулат этих суждений такой:

Электрон-волна в составе потока может проникнуть с катода в столб дуги, не поднимаясь энергетически до потенциального уровня, необходимого для эмиссии, а обходя его.

Это называется туннельный переход. Он проходит без затрат энергии.

При этом величина потенциального барьера поверхности должна быть меньше длины волны потока электронов.

Длину волны потока электронов квантовая механика определяет так:

_е = h/(m_ev).

где: m_e – масса электрона; v – скорость потока электронов;

h – постоянная Планка, h  6,6260755·10^-34 Дж·с, или

h  4,135669·10^-15 еВ·с.

Практическое применение этих положений наталкивается на трудности определения скорости электронов и, что главное, трудности определения величины потенциального (энергетического) барьера поверхности в единицах длины ( для сравнения с длиной волны потока электронов).

Плотность тока (j_A-E) автоэлектронной эмиссии определяют уравнением Фаулера-Нордгейма, общее выражение которого чрезвычайно сложно и громоздко для того, чтобы быть приведенным тут. Воспользуемся упрощенной формой этого уравнения, которое для «металлических» дуг, которые горят в парах металлов, может быть приведено к виду:

где: Е – напряженность местного прикатодного электрического поля;

 - потенциал выхода электронов с поверхности катода.

Последнее уравнение, утверждают ученые, которые его применяют, включает коэффициенты, которые рассчитывают исходя из того, что потенциал выхода  измеряется в вольтах, а напряженность электрического поля в В/м, тогда ответ будет в А/м².

Вычислим возможные значение плотности тока автоэлектронной эмиссии для дуги с железным (стальным) катодом, которая горит в парах железа (_Fe = 4,74В; U_К = 14 В; S_K = 10^-7 м), при напряженности прикатодного электрического поля: Е₁ = 1,4·10⁸ В/м:

А/м²

Как видно, значение плотности тока эмиссии исчезающее мало. Но представим, что с каких то причин возникла местная концентрация электрического поля (увеличение напряженности). Определим, аналогично к предыдущему, плотность тока эмиссии при напряженности электрического поля: Е₂ = 1,0·10¹⁰ В/м: (j_А-Е)₂ = 7,04·10¹⁰ А/м².

Таким образом, при значении напряженности электрического поля, характерного для всей катодной области, автоэлектронная эмиссия не возможна, но выполненные расчеты иллюстрируют крайне нелинейную зависимость плотности тока автоэлектронной эмиссия от напряженности электрического поля: при увеличении напряженности в 10 раз плотность тока вырастает в 10²⁶ раз. Это означает, что при достижении местным электрическим полем некоторого определенного уровня напряженности автоэлектронная эмиссия возникает спонтанно, лавинообразно, мгновенно достигая огромных значений. Необходимы лишь неизвестные, пока что, механизмы концентрации электрического поля до необходимой величины напряженности.

Таким образом, и теория автоэлектронной эмиссии не удовлетворяет своими объяснениями практические реальности горения электрической дуги. Напомним здесь зарубку в памяти, сделанную в прошлом разделе, и обратим внимание на то, что уже второй раз теория требует наявности в катодной области дуги электрического поля очень большой напряженности (до 10¹⁰ В/м).

Фотоэмиссия (внешний фотоэффект, эффект Эйнштейна 1903г.). при поглощении катодом квантов света могут появиться электроны, которые имеют энергию намного большую чем величина работы выхода. Условие возникновения явления фотоэмиссии (закон Эйнштейна) такое: для возможности фотоэмиссии энергия кванта света должна превышать работу выхода, увеличенную на величину кинетической энергии электрона после эмиссии.

Энергия кванта сетовой волны фотона определяется, как результат постоянной Планка (h) на частоту световой волны (): h·.

И так, условие фотоэмиссии будет: h  е_о +

где: е_о· = А_В – работа выхода; т_е – масса электрона;

v – скорость электрона после эмиссии.

значение других величин приведены выше.

Если допустить наиприметивный идеализированный случай, когда скорость электрона после эмиссии равна нулю и, соответственно, равна нулю его кинетическая энергия: тогда условие фотоэмиссии упрощаются:

h  е_о.

Отсюда найдём граничные значение частоты (_о) волны света, которая может вызвать фотоэмиссию: _о 

Так складывается исторически, что и в физике и в технике для характеристики света применяют показатель не частоты  (как в радиотехнике), а длина волны , хотя они равноправные, потому что связаны простым соотношением: · = с, где: с – скорость света в вакууме,

с  299792458,0 м/с ( 1,079·10⁹ км/час).

Основываясь на этом, найдем граничную длину волны (_о) света, которая может вызвать фотоэмиссию: _о  можно сюда подставить значение постоянных величин, тогда будет: _о  1,2398·10^-6/ м,

где:  - потенциал выхода материала катода [B].

Отсюда, чтобы вызвать фотоэмиссию с поверхности железного (стального) катода понадобится свет с длиной волны меньшей за 2,844·10^-7 м, что в обычных условиях для измерения световых лучей единицах составляет  2844  (ангстрем). Ангстрем – несистемная единица измерения особенно малых длин: 1 - 10^-8 см = 10^-10м.

Аналитически плотность тока фотоэмиссии определяется сложным способом: в зависимости от того меньше, или больше граничной длины волны действующего на катод света. Поэтому тут эти зависимости не приводятся. Ограничимся лишь тем фактом, что расчеты и опыты показывают, что для возможности возникновения явления фотоэмиссии в металлических катодах, граничная длина волны света должна быть в пределах фиолетовой та далеко до ультрафиолетовой области спектра з длиной волн ((30…1,0)·10^-8 м), что отвечает 3000…100 .

Для справки: видимый свет занимает диапазон длин волн  8000…2000, а фиолетовому цвету отвечает 3000.

Фотоэмиссия в сварочных дугах не играет сколько-нибудь заметной роли и в практических расчетах ею принебрегают.

Вторичная электронная эмиссия.

Заряженные положительно ионы столба дуги притягиваются к отрицательно заряженному катоду и могут достигать его поверхности. Ион, который достигает поверхности катода, нейтрализуется. При этом один из электронов катода передаётся иону, и он становится нейтральным атомом. Это явление, родственно по своему физическому содержанию с эмиссией электронов (катод избавляется электрона), называется вторичной электронной эмиссиею.

Вторичная эмиссия возможна, если работа ионизации иона, который приближается к поверхности катода, не меньше чем в двое превышает работу выхода электрона с поверхности катода:

е_оU_і  2А_В,

где: е_о – заряд электрона; U_і – потенціал ионизации иона (е_о·U_і – работа ионизации иона); А_В – работа выхода электрона.

Учитывая, что: (А_В = 4,36 еВ,  = 4,36 В) такой процесс возможен в случае бомбардировки его поверхности ионами атомов с высоким потенциалом ионизации Uі  8,72 В. Это возможно для ионов кислорода (О⁺), азота (N⁺), Гелия (Не⁺), аргона (Аr⁺), атомарного водорода (Н⁺).

Коэффициенты выхода электронов вторичной эмиссии определяются трудно, поскольку кроме потенциала ионизации имеет значение кинетическая энергия иона, с которой он приближается к поверхности катода. Но практикой установлено, что заметной роли в сварочных дугах электроны вторичной эмиссии не играют.

Таким образом, никакие из приведенных классических представлений не дают исчерпывающего ответа на вопрос про природу выявленных экспериментально величин плотности тока с поверхности катода при сварке, особенно при сварке плавящимся электродом и, всё-таки, вопрос почему дуга горит остаётся открытым,

Анализ электростатической гипотезы (теории автоэлектронной эмиссии Ленгмюра) С. Мак-Коуном.

Анализ С. Мак-Коуна это проба теоретически обосновать объективно наблюдаемое явление: в граничном состоянии, когда при увеличенном токе через дугу термоэмиссионная способность катода начинает исчерпываться, ток с катода не только не уменьшается, а наоборот начинает увеличиваться. Причем, за границей термоэмиссионной способности катода ток растет лавиноподобно и неуправляемо. (Это явление в своё время сильно мешало конструкторам и пользователям мощных электронных ламп.).

Анализ С. Мак-Коуна исходит из того, что вблизи катода объективно существует электрическое поле объёмного электрического заряда огромной силы (ионов примерно в 320 раз больше, чем электронов).

С векторного анализа известно, что всякое электрическое поле объёмного заряда описывается уравнением Пуассона:

div(E) = 4.

где: div – дивергенция (расхождение векторного поля), которая определяется так:

Е – напряженность электрического поля;

 - плотность зарядов, которые создают поле.

Для катодной области, в которой есть заряженные частицы двух сортов (положительные и отрицательные) ионы (+) и электроны (), плотность зарядов, которые создают поле определяется как разница плотности зарядов каждого сорта:

 = _i  _е.

С другой стороны, плотность тока направленного движения заряженных частиц определяется как результат числа частиц на их заряд и на скорость движения, соответственно:

Ионного тока: j_i = электронного тока j_e =

где: n – количество заряженных частиц, е_о – заряд электрона;

v – скорость движения заряженных частиц

индексы означают: і – ионы; е – электроны;

Но результат количества на величину заряда есть не что иное, как плотность соответственно объемного заряда, а скорость движения могут быть найдены из уравнений энергетического баланса кинетической энергии движения частиц и потенциальной энергии, приобретенной вследствие передвижения (разгона) в электрическом поле:

для ионов: ьдля электронов:

тут: U – разница потенциалов вначале и в конце свободного пробега частиц. После выполнения подстановок, уравнение Пуассона для электрического поля катодной области примет вид:

где: U_К – потенциал граничной с катодной областью площади столба дуги, равный катодному падению напряжения.

Считая электрическое поле катодной области плоским, т.е.:

и принимают: : При этих условиях, после перемножения левой и правой частей уравнения на Е =  уравнение Пуассона для катодной области интегрируется:

Постоянную интегрирования С находят из граничных условий: изменение потенциала по длине катодной области есть катодное падение напряжения, а напряженность прикатодного электрического поля в пересечении, которое граничит с столбом дуги равна нулю, т.е., при: x = S_K (S_K – длина (протяженность катодной области, U = U_K и Е = 0, тогда:

Теперь, после подстановки постоянной интегрирования, уравнение напряженности прикатодного электрического поля примет вид:

или, после преобразований:

в один условный коэффициент

Последняя зависимость позволяет сделать важный вывод о процессе в катодной области: если зафиксировать соотношение плотности ионного и электронного тока: тогда: Е² = (const)j_e (все постоянные величины сведены «const»).

Т.е., при неизменном соотношении плотности ионного тока и плотности электронного тока напряженность электрического поля вблизи катода пропорциональна плотности электрического тока:

Е ~ f(j_e).

Но это и есть именно то электрическое поле, которое вырывает электроны с поверхности катода и разгоняет их. Таким образом, выходит что, чем лучше эмиссия электронов с поверхности катода в некотором месте (чем больше плотность тока эмиссии),тем больше складывается в этом месте напряженность электрического поля, а это, в свою очередь, приводит к увеличению катодной эмиссии. И, таким образом, процесс нарастает лавинообразно, напоминая цепную реакцию.

Плотность электронного тока может увеличиваться на микро-неровностях катода, или в местах, где есть оксиды, или другие адсорбированные поверхностью катода атомы, которые уменьшают работу выхода. Там напряженность электрического поля может уве-личиваться в 10²…10⁵ раз, до величины приблизительно 10¹⁰…10¹² В/м.

Концентрация электрического поля (локальное увеличение напряженности) вызывает лавиноподобную эмиссию электронов – Шоттки и автоэлектронную. Увеличение же плотности тока эмиссии электронов, в свою очередь, способствует увеличению напряженности электрического поля. Круг сомкнулся и теоретически увеличение эмиссии электронов принуждает быть неограниченным, как при цепных реакциях. Такие явления при благоприятных условиях иногда наблюдаются в природе (шаровая молния). Но в сварочной реальности процесс вынужден иметь какую-то физическую (материальную) границу.

Анализ выводов электростатической гипотезы Ленгмюра И.Слепяном.

Анализ электростатической гипотезы катодной эмиссии И. Слепяна основывается на двух важных предисловиях:

1 . Количество электронов, которое покидает тело катода не может быть большим нежели количество ионов, которые покидают столб дуги в направлении катода, иначе нарушится закон сохранения: что-то из них будет всё время преобладать горение дуги или терять заряд, а такое на самом деле не наблюдается.

2. Процесс рекомбинации ионов протикает не на поверхности катода, а возле него (над ним). Правда, ион, который приближается к поверхности катода, несёт с собой потенциальную яму для электрона (см. рис.).

Уровень потенциальной энергии электрона на орбите нейтрального атома ниже, нежели «свободного» электрона в теле катода. Таким образом, переход электрона с тела катода на орбиту в ион, с превращением его в нейтральный атом (деионизация, или рекомбинация), сопровождается уменьшением свободной энергии и, с точки зрения термодинамики, должен происходить самостоятельно. Правда, для этого электрону необходимо сначала преодолеть энергию потенциального барьера поверхности (работа выхода). На основании этих логических выводов И. Слепян (1926 г.), применяя новейшие на то время принципы квантовой механики, разработал теорию о туннельном переходе электронов через поверхностный энергетический барьер. Согласно с теорией Слепяна, поток электронов (как было показано выше – лавиноподобный) проявляет при преодолении потенциального барьера поверхности свои волновые свойства. Электроны-волны не поднимаются до энергетического уровня роботы выхода (путь 1), а огибают барьер поверхности (путь 2). Такой процесс происходит тунельно – без затрат энергии и безвременно: аналогично, как переход электрона с орбиты на орбиту в атоме. Поток электронов-волн захватывает с собой энергию работы выхода и встречая на своём пути облако ионов, которые притягиваются из столба дуги к катоду, деионизируя их. Происходит рекомбинация ионов – слияние иона с электроном и образованием нейтрального атома. При этом обязательным условием есть равенство плотности электронного тока плотности ионного тока j_e = j_i. Именно тут пролегает физическая граница лавиноподобному нарастанию эмиссии электронов: плотность тока электронного (с поверхности катода) не может превысить плотность тока ионного (который направлен из столба дуги).

При рекомбинации ионов выделяется энергия (работа ионизации), кроме того, энергетический запас электронов позволяет им, после рекомбинации, занять в атомах высокие уровни электронных орбит, переводя их в возбужденное состояние. Возбужденные атомы избавляются «лишней» энергии излучая высокоэнергетические кванты электромагнитной энергии (свет). Всё это вызывает значительное увеличение температуры в месте встречи потока электронов-волн с ионами объёмного положительного заряда катодной области. Над поверхностью катода появляется яркое пятно, видимое даже в свете столба дуги. Иногда для её обозначения применяют специальный термин «катодное пятно». Катодное пятно хаотически движется («рыскает») над поверхностью катода, спонтанно перемещаясь по месту концентрации электрического поля. Скорость такого перемещения может достигать 700…1000 м/с. При высокой температуре в катодном пятне часть атомов снова ионизируется, полученные при этом электроны продолжают свой путь в столб дуги. Через это явление катодное пятно называется теперь другим специальным термином ионизационный простор. Под действием неоднородности электрического поля в катодной области (на расстоянии нескольких миллиметров перепад напряженности электрического поля может быть на три…четыре порядка) и под действием собственного магнитного поля катодное пятно может дробиться на несколько отдельных, представляя своеобразную складскую структуру.

Плёночные и оксидные, горячие и холодные катоды.

Поверхности катодов (как плавящихся и неплавящихся) сварочных дуг никогда не бывают чистыми, свободными от посторонних частиц. наявность многообразных компонентов в зоне выполнения сварного шва приводит к тому, что все поверхности, в том числе и катода, оказываются покрыты разными примесями: твёрдыми или жидкими окислами, плёнками шлака, адсорбированными атомами газовой фазы др. все они сильно влияют на величину работы выхода, значение коэффициентов эмиссии Ричардсона, а от этого – на плотность электронного тока с поверхности катода.

При этом не наблюдается прямая связь между свойствами наявных на поверхности катода веществ и их влиянием на катодную эмиссию. Наявность оксида алюминия на поверхности алюминиевого катода почти полностью приостанавливает эмиссию электронов с его поверхности, а наявность оксида железа на поверхности железного катода наоборот – улучшает эмиссию электронов с его поверхности и т.д. (таких примеров можно приводить очень много).

Лучше всего такие явления исследованы для неплавящего вольфрамового катода. Такие элементы, как торий (Th), лантан (La), барий (Ва), цезий (Сs) и другие, с низкими значениями работы выхода (  2,0…3,5 В) – увеличивают эмиссию электронов с поверхности вольфрамового катода. Особенно сильно это явление проявляется тогда, когда атомы примеси образуют на поверхности катода очень тонкий слой (иногда такой слой бывает толщиной всего в один атом – «моноатомный слой»). В этом случае, на поверхности атомы материала катода создают с атомами примесями двойной электролизированный слой, и результирующая работа выхода может быть даже меньшей, нежели та, какую имеет материал примеси в чистом виде.

Ниже, в таблице сравниваются значения термоэлектронных констант катода с чистого вольфрама и с вольфрама, покрытого моноатомным слоем примесей. Как видим, уменьшение величины работы выхода достаточно существенно, не только сравнительно с самим вольфрамом, а и сравнительно с её значением для самих элементов-примесей. Гипотезы относительно физической сущности процессов создания и функционирования (даже при температурах, выше температуры кипения некоторых элементов-примесей) двойного электролизированного слоя на поверхности катода выходят за рамки данного пособия, поэтому ограничимся лишь прикладными установками этого явления.

Для пользователей сварочных дуг эффект уменьшения работы выхода посторонними примесями может быть полезным, например, при аргоно-дуговой сварке неплавящимся электродом, когда в качестве катода применяют электрод из вольфрама. Иногда не бывает технически чистый вольфрам, но в большинстве случаях применяют вольфрам, обогащенный активными элементами с низкой работой выхода: торием ( он называется торированный (W + Th) bkb лантаном лантанированный (W + La).

При горении дуги с использованием такого катода атомы примесей (Th или La) диффундируют на его поверхность, где создают так называемые «островки» эмиссии. островки эмиссии очень быстро сливаются в общее пятно, которое покрывает рабочую поверхность катода, образуя слой толщиной иногда в один атом. Такие катоды в практике сварочных работ принято называть плёночными катодами.

Исследования показывают, что в благоприятных условиях , при достаточно высокой температуре, катод такого типа может обеспечить термоэлектронную эмиссию (усиленная эффектом Шоттки) достаточно высоких значений плотности тока j_T+E  2·10⁸ А/м² (200 А/мм²).

Значения потенциала выхода некоторых элементов и потенциала выхода их моноатомного слоя на вольфраме.

Показатель Материал	Потенциал выхода с поверхности чистого элемента	Потенциал выхода с моноатомного слоя элемента на поверхности вольфрама	Постоянная тер- моэлектронной эмиссии Ричардсона А, [A/(м2·К2)]
Цезий Cs	1,81	1,36	0,32·105
Барий Ba	2,49	1,56	0,15·105
Лантан La	3,30	2,30	0,26·105
Торий Th	3,31	2,36	0,30·105
Цирконий Zr	3,90	3,14	0,50·105
Вольфрам W	4,54	-	7,0·105
Кислород O	-	6,28	-

При одинаковой температуре разница в плотности тока с поверхности чистого вольфрама и вольфрама покрытого моноатомным слоем элемента-примеси может достигать 300…400 раз.

Плёночный катод поставляет электроны в дугу за счёт термоэлектронной эмиссии, а она, в свою очередь, увеличивается с ростом температуры. Поэтому плёночный катод для своей эффективной роботы должен быть нагретым до высокой температуры. Из-за этого за катодами такого типа закрепилось еще одно название – «горячий катод.

Суммируя сказанное, можно дать такое определение: катод, который обеспечивает дугу электронами преимущественно за счет термоэлектронной эмиссии, называется «горячим» катодом.

Горячий катод может быть плёночным катодом в случае, если в его составе есть примеси, способные образовать на поверхности плёнку электроионизированного слоя атомов, которые уменьшают работу выхода.

При таких условиях дуга горит стабильно, катодная эмиссия происходит со всей разогретой поверхности катода, катодного пятна в дуге нет, но в этом случае не удаётся достичь значения тока в дуге больших чем 400…450 А из-за исчерпания термоэмиссионной способности катода.

При уменьшении температуры катода, его термоэлектронная способность, соответственно с классическими представлениями (см., например, уравнение Ричардсона-Дашмена), должна уменьшаться. И так в действительности получается, особенно в условиях, когда одновременно с уменьшением эмиссионной способностью катода ничто не помешает уменьшению тока в дуге.

Но совсем другие явления имеют место, когда источник питания электрической дуги имеет достаточный запас мощности, чтобы препятствовать уменьшению тока вместе с уменьшением эмиссионной способности катода.

Н а рисунке приведено пример уменьшения темпе-ратуры катода за счёт уме-ньшения его вылета h. Уменьшение вылета увели-чивает тепловыделение ( в месте крепления и , и таким образом, уменьшает температуру электрода. Если такую процедуру проводить постепенно (уменьшая вылет от h₁ до h₃), то правда, что термоэлектронная эмиссия постепенно уменьшается и от h₁ до h₂ уменьшается и ток в дуге. Но вместе с тем уменьшается и площадь поверхности катода, которая эмитирует электроны.

Схема образования катодного пятна (ионизационного пространства) при уменьшении температуры вольфрамового торированного (W+Th) электрода (Т₃<T₂<T₁).

Соответственно, увеличивается плотность тока и увеличивается напряженность электрического поля в приповерхностной области. Пропорционально с этим увеличивается эффект автоэлектронной эмиссии (от h₂ до h₃). Увеличение плотности электронного тока в связи с этими явлениями приводит, в свою очередь, к увеличению напряженности прикатодного электрического поля (выше это приводилось). И наступает момент, когда электроны начинают лавиной покидать катод, направляясь на свободные места электронных оболочек ионов катодной области. Над поверхностью катода всплывает катодное пятно, образуется ионизационное пространство, при этом ток резко увеличивается. Обычно, всё это возможно лишь тогда, когда источник электрического питания дуги способен обеспечить достаточное значение напряжения и тока.

Появление катодного пятна как раз и свидетельствует о начале лавиноподобной эмиссии электронов с поверхности катода (Маккоун-Слепян). Дуга перестаёт быть стабильной, катодное пятно начинает хаотично перемещаться («рыскает») по поверхности катода, выискивая концентраторы напряженности электрического поля, какими могут быть микронеровности, загрязнения оксидами, примесями, адсорбированными посторонними атомами и т.п. Из-за важной роли концентраторов напряженности электрического поля, в этом случае, и высокой вероятности того, что таким концентратором окажется оксид, такие катоды принято называть оксидными.

Несмотря на видимую нестабильность дуги в этом случае, практически невозможно исчерпать эмиссионную способность катода и можно достигать очень высоких значений плотности тока эмиссии ( до 1·10⁹ А/м² или 1000 А/мм²) и, соответственно, больших значений тока в дуге – реально до 10000 А (пока дуга не разорвётся собственным магнитным полем). Такой же эффект можно наблюдать и в других случаях, когда температура катода достаточно невысока, а напряженность прикатодного электрического поля с каких-либо причин достигает значительных величин. Особенно это касается плавящихся катодов. Температура эмитируемой поверхности плавящегося катода никак не может быть большей температуры кипения материала и, в тоже время, эта поверхность наполнена разнообразными концентраторами напряженности электрического поля (загрязнения, примеси, которые уменьшают работу выхода, неровности). Для катодов такого типа характерны невысокие значение температуры самой поверхности, которая эмитирует электроны, поэтому за ними закрепилась рабочее название «холодный катод».

Таким образом, катод, который обеспечивает дугу электронами преимущественно за счет автоэлектронной лавиноподобной эмиссией, называется «холодным»катодом.

Холодный катод может быть оксидным катодом, если главную роль в создании концентраторов электрического поля играют наявные на его поверхности оксиды. Это явление особенно касается случаев, когда катодом служит расплавленное железо (или сталь – низкоуглеродистая и низколегированная).

Дуга с горячим катодом характерна для случаев сварки в среде инертных газов неплавящимися электродами из тугоплавких материалов с искусственно пониженной работой выхода. Например, вольфрам с примесями тория или вольфрам с примесями лантана в защитной среде аргона или гелия, и их смеси.

Дуга с холодным катодом характерна для сварки плавящимися электродами практически для всех условий сварки плавлением, когда катодом служат материалы с невысокой температурой кипения (железо и его сплавы: Т_кип  3000 К, алюминий и его сплавы: Т_кип  2300 К, медь и её сплавы: Т_кип  2800 К и т.д.). при таких условиях термоэлектронная эмиссия, даже усиленная эффектом Шоттки, не может быть значительной и преимущественным значением для обеспечения дуги электронами имеет автоэлектронная эмиссия на концентраторах электрического поля (лавиноподобная, с туннельным переходом электронов). В таких дугах всегда есть катодное пятно (ионизационное пространство), которое как бы хаотично движется по поверхности катода, а реально выискивает на этой поверхности места с увеличенной напряженностью электрического поля, которые способны обеспечить большие значения плотности тока автоэлектронной эмиссии. это явление последнее время начали обозначать специальным термином – «принцип максимума напряженности электрического поля в катодной области», это означает, что дуга горит в том месте поверхности катода, где напряженность электрического поля в данный момент времени наибольшая. Поскольку концентраторами напряженности электрического поля на поверхности катода в каждый момент времени могут быть разные по своей природе и физической сущности причины, то складывается впечатление, что катодное пятно хаотично «рыскает» по поверхности катода. Такие дуги, в связи с этим, нестабильны, но это неудобство компенсируется тем, что они могут обеспечить значительно большие значения тока (в 10…20 раз), нежели дуги с неплавящимися катодами.

ФИЗИЧЕСКИЕ ПРОЦЕССЫ В СТОЛБЕ ДУГИ

Столб дуги начинается там, принято считать, где свободный электрон на границе катодной области встречает на своём пути первый нейтральный атом.

Если результатом столкновения электрона с атомом есть ион и ещё один электрон (происходит ионизация), то дуговой разряд становится возможным. Освобожденные электроны движутся к аноду, поглощаются им, таким образом, через дугу проходит электрический ток.

В связи с этим наиболее главный процесс, который протекает в столбе деги и наиболее сильно влияет на её свойства есть ионизация.

Ионизацией называют процесс отрыва от нейтрального атома электронов и удаление их на расстояние, при котором электрон выходит за границы силового поля созданного при этом иона.

Степень ионизации атома зависит от количества отделенных от него электронов и может быть первой, второй, третьей и т.д.

I: AA⁺ + e_o; II: A⁺A⁺⁺ + e_o; III: A⁺⁺A⁺⁺⁺ + e_o.

Энергия, которую необходимо затратить на процесс ионизации, т.е. на отрыв электрона и удалить его, называется работой ионизации (А_i). Величина работы ионизации разная для разных атомов и зависит от строения самого атома, структуры его внешне электронной оболочки, количества валентных электронов, силы взаимодействия электронов с ядром атома и другими электронными оболочками, др. Ниже для примера приведены некоторые энергетические показатели процесса ионизации атома железа.

Энергетические показатели процесса ионизации атома железа.

Степень ионизации	Первая FeFe++eo	Вторая Fe+Fe+++eo	Третья Fe++Fe++++eo
Потенциал ионизации Ui, B	7,83	16,18	30,64
Работа ионизации Ui, е.-в.
Работа ионизации Ui, Дж	1,25·10-18	3,07·10-18	4,91·10-18
Работа ионизации одного моля атомов железа, кДж	755,0	1851,0	2956,0

Поскольку фигурантом ионизации является электрон, то работу ионизации, так же как и работу выхода, для удобства часто выражают во внесистемных единицах – электрон-вольтах: 1еВ  1,602177·10^-19 Дж.

Один электрон-вольт, как оговаривалось выше, это энергия, какую приобретает электрон, разгоняясь разницей потенциалов 1 В. Поэтому для характеристики процесса ионизации ученые для удобства ввели специальную единицу измерений – потенциал ионизации (U_i) – это есть разница потенциалов, которую условно должен проходить электрон, чтобы приобрести энергию, необходимую для отрыва от атома.

Численно потенциал ионизации в вольтах равняется работе ионизации в электрон-вольтах: U_i, [B] = A_i, [eB].

Для работы с системными единицами (Дж) необходимо умножить потенциал ионизации атома (в вольтах) на заряд электрона:

е_о  1,602177·10^-19 Кл (Кулон, 1Кл = 1А·1с): A_i = е_оU_i.

Для условий практически всех видов дуговой сварки характерна только первая степень ионизации атомов, которые могут быть в газовой фазе дуги, поэтому такими рамками ограничено рассмотрение процесса ионизации во всём дальнейшем изложении.

Величина потенциала ионизации первой степени некоторых атомов:

Элемент	Cs	K	Ca	Fe	C	O	H	N	Ar	He
Ui, В	3,88	4,3	6,08	7,83	11,22	13,3	13,5	14,5	15,7	24,5

Величина потенциала ионизации есть периодическая функция номера элемента в «Периодической системе элементов Д. И. Менделеева», потому что определяется в наибольшей мере внешней (валентной) электронной оболочкой, строение которой периодически повторяется с ростом атомного номера элемента.

Виды ионизации.

Ионизация атома может быть вызвана разными причинами. Принято различать такие основные виды ионизации (основываясь на том, как атом приобретает необходимые для него энергии):

- столкновение (соударением);

- фотоионизация;

- термическая (тепловая) ионизация.

Ионизация столкновением. К классу явлений, какие группируют под общим названием ионизация столкновением (соударением), относят все случаи, когда ионизация нейтрального атома осуществляется в результате удара (столкновения) его с частицей другого сорта: не с атомом, не с ионом, не с молекулой, а с электроном, нейтроном, протоном, высокоэнергетическим квантом (  лучи, R – лучи) и т.п. В условиях сварочной дугитакое явление может наблюдаться при столкновении «быстрого (б)» электрона ( который разогнан электрическим полем до скорости движения значительно больших, нежели скорость хаотического теплового движения) с нейтральным атомом столба дуги, если энергия удара достаточная, то результатом столкновения будет ион и два «медленных (м)» электрона:

А + (е_о)_бА⁺ + 2(е_о)_м.

Для того, чтобы ионизация столкновения стала возможной, кинетическая энергия электрона должна быть больше нежели работа ионизации атома, с каким он столкнулся: отсюда:

где: m_e – масса электрона (m_e  9,10939·10^-31 кг);

V – скорость движения электрона в момент столкновения с атомом;

е_о – заряд электрона (абсолютная величина);

U_i – потенциал ионизации.

Для примера вычислим, какою должна быть скорость электрона, чтобы он мог ионизировать, например атом железа:

V = = 1659520 м/c = 5974272 км/час.

Исследования и расчеты показывают, что «быстрые» электроны с такими и большими мощными энергетическими характеристиками реально имеют место в сварочных дугах уже при нормальных значениях катодного падения напряжения  14 В. Но, учитывая, что в большинстве случаев горения сварочных дуг, электроны не разгоняются катодным падением напряжения, а попадают в ионизационное пространство (катодное пятно) тунельно, огибая потенциальный барьер поверхности катода, ионизация столкновением (соударением) не сыграет сколько-нибудь существенной роли в общем балансе ионов.

Фотоионизация.

Явление, которое называют фотоионизацией, происходит, когда световые волны при взаимодействии с атомами вещества проявляют свою корпускулярную природу. Образно говоря, с точки зрения каждого отдельного атома, несмотря на его малый размер, облучение световыми волнами представляет собой поток отдельных частиц (корпускул) – квантов света – фотонов. При столкновении нейтрального атома с квантами света – фотонами – возможный отрыв от него электрона внешней электронной оболочки сообразованием иона и свободного электрона. для того, чтобы фотоионизация стала возможной, энергия фотона (h), который сталкивается с атомом, должна превышать работу ионизации этого атома (А_i): h  А_i, или h  е_оU_і,

где: А_i = е_оU_і – работа ионизации;

 - частота электромагнитной волны света;

h – постоянная Планка, h  6,6260755·10^-34 Дж·с.

отсюда можно определить граничную (_о) частоту световой волны, которая могла б вызвать ионизацию: _о 

Напомним, что для электромагнитных волн справедливо соотношение:  = с, где: длина волны; с – скорость света в вакууме (с =299792458 м/с).

Тогда, граничная длина световой волны, которая могла б вызвать ионизацию, определиться так: _о = или иначе: _о =

Расчеты показывают, что, например, для атома азота, потенциал ионизации которого U_і = 14,5 В, граничная частота световой волны, которая может вызвать его ионизацию, составляет: _о = 3,53·10¹⁵ Гц, что отвечает длине волны: _о = 850  = 8,5·10^-8 м ( - ангстрем – единица измерений особенно малых длин, 1 = 10^-8 см = 10^-10 м).

Граничные длины световых волн, которые могут вызвать ионизацию атомов, которые можно встретить в газовой фазе дуги, приведены ниже:

Элемент	Cs	K	Ca	Fe	C	O	H	N	Ar	He
Uі, В	3,88	4,3	6,08	7,83	11,22	13,3	13,5	14,5	15,7	24,5
, 	3195	2883	2039	1583	1105	932	918	855	790	506

Для справки: длина волны последнего из видимых – фиолетового цвета составляет  3000 . Таким образом, световые лучи, которые могут вызвать ионизацию, лежат в границах дальше от фиолетовой области.

Таких высокоэнергетичных фотонов в сварочной дуге немного и, как показывает практика, явление фотоионизации мало влияет на общее содержание ионов в столбе электрической дуги.

Термическая ионизация.

Опыт изучения явления электрической дуги показал, что процесс термической ионизации является главным поставщиком ионов в столбе электрической дуги, поскольку газы дугового промежутка обычно бывают нагретыми до высоких ( 4000 К) температур. Другие виды ионизации не играют значительной роли: «быстрые» электроны можно встретить, в основном, только на границе столба дуги с катодной областью, а квантов света, достаточного для ионизации уровня энергии, наблюдается очень незначительное количество.

Сущность процесса термической ионизации лежит в том, что при нагревании до высоких температур увеличивается хаотическая скорость движения частиц, которые составляют газовую фазу – это преимущественно атомы. Соответственно возрастает число столкновений атомов и увеличивается энергия каждого такого столкновения. Таким образом, с ростом температуры появляется всё больше и больше столкновений, энергия которых может быть достаточной для ионизации хотя бы одного из атомов, которые столкнулись.

Для того, чтобы термическая ионизация стала возможной, необходимо, чтобы энергия столкновения атомов между собой была большей работы ионизации хотя бы одного из них:

W  A_i, или: W  e_oU_i.

Известно (физики утверждают), что средняя кинетическая энергия частиц в хаотическом тепловом движении определяется из зависимости: W_Т= kT,

где: Т – температура газа (по абсолютной шкале (Кельвина));

k –постоянная Больцмана (её значение было приведено выше), тогда, для возможности термической ионизации, должны придерживаться соотношения: kT  e_oU_i, откуда: Т 

где: е_о – заряд электрона (тут и далее употребляется только его абсолютная величина),  е_о   1,60217733·10^-19 Кл.

вычисления показывают, что, например, для ионизации азота температура должна быть: Т  113000 К. Но это температура полной (100%) ионизации, чего, обычно, на практике никогда не бывает.

Дело в том, что распределение кинетических энергий частиц, которые пребывают в хаотическом тепловом движении, подчиняется закону Гаусса. Это означает, что и при какой-либо температуре, даже значительно меньшей от температуры Т, при которой средняя кинетическая энергия движения частиц достигает величины работы ионизации ( = A_i), найдётся некоторое количество атомов с кинетическими энергиями достаточными для ионизации.

Таким образом, важная вешь лежит в том, что не все атомы в столбе дуги ионизируются, а лишь некоторая часть из них.

Понятие про степень ионизации.

При температурах, меньших температуры полной ионизации, не все, а только некоторая часть атомов пребывает в ионизированном состоянии. Очевидно, что чем меньше температура, тем меньшая часть атомов ионизируется.

Для характеристики этого процесса применяется специальный показатель степень ионизации газа (х) (не путать со степенью ионизации атома!).

Степенью ионизации газа (х) называют отношение количества атомов, которые ионизировались до начального количества атомов.

х = где: n – число атомов, которые ионизировались; n_о – начальное число атомов.

Важной характеристикой процесса термической ионизации есть зависимость степени ионизации от температуры, существует несколько общепризнанных методик определения степени ионизации газа в зависимости от его параметров (температуры, давления др.). ниже рассмотрим наиболее употребляемые из них.

Уравнение Саха.

Анализ степени ионизации для слабо ионизированной плазмы выполнил в 1921 году английский астрофизик Саха (настоящее имя Мег Над Шах – в английской транскрипции Saha).

В соответствии с анализом Саха, процесс ионизации рассматривается как обратная термохимическая реакция:

,

где: а – нейтральный атом, i – ион, е_о – электрон, А_i – работа ионизации.

Для такой реакции, как и для какой-либо другой, может быть записана константа равновесия (закон действующих масс): K=

где: N – количество частиц участников реакции каждого сорта:

i – ионов, е – электронов, а – нейтральных атомов.

Но, как обозначалось выше, концентрации частиц определяются законами вероятности (Гаусс), поэтому необходимо применение закономерностей статистической физики.

В соответствии к закону действующих масс в его изложении для процессов статической физики константа равнодействия такой реакции записывается в виде: тогда будет:

где: k – постоянная Больцмана; Т – температура (абсолютная);

  статистические суммы частиц каждого сорта:

i – ионов, е – электронов, а – нейтральных атомов, которые определяются так:  = g_n,

где: _п – статистическая сумма степеней свободы поступательного дви-жения частиц;

g – полный статистический вес внутренних степеней свободы частиц.

Статистический вес – комплексный показатель, который для каждого сорта частиц вычисляется по сложной методике, исходя из вероятного становления какой-либо степени свободы движения частицы.

Если пренебречь внутренними колебательными степенями свободы движения частиц (а это можно сделать, потому что рассматриваются частицы, для которых внутренние колебательные степени свободы или не вероятны (электрон), или маловероятны (атом, ион)), тогда квантовая механика статистической суммы степеней свободы поступательного движения частиц (_п) определяется так:

где: m – масса соответствующей частицы, Т – температура, V – объём газа, k – постоянная Больцмана, h – постоянная Планка.

Если подставить вычисленные таким образом статистические суммы каждого сорта частиц в выражение закона действующих масс, получим уравнение Саха, в его классическом виде:

которое для практического пользования, обычно, не пригодно. Необходимо упрощение и конкретизация.

Правая часть упрощается при таких условиях:

а) массы атома и его же иона (первой степени ионизации), который лишен лишь одного электрона, практически равны: m_a = m_i;

б) статистический вес внутренних степеней свободы электрона: g = 2.

Левая часть конкретизируется:

а) количество частиц каждого сорта есть результат концентрации этой частицы в смеси на общий объём газа:

N_i = n_iV, N_e = n_eV, N_a = n_aV, тогда:

Но соотношение концентраций, которое тут появилось, есть не что другое, как константа равнодействия (концентрационная) химической реакции: т.е.: тогда, после подстановок и преобразований, упрощений выражение уравнения Саха будет иметь вид:

Теперь, когда правая часть уравнения Саха достигла совершенства, попробуем, следуя за Сахом, преобразовать левую часть так, чтобы это было полезно для практических целей.

Найдем константу равновесия (концентрационную К_с) процесса ионизации, представленного как химическая реакция. Для этого сначала определим концентрации частиц каждого сорта в смеси. Статистическая физика определяет концентрации компонентов (n) через абсолютные парциальные давления (p) в зависимости от температуры (Т): n = , тогда, соответственно, для ионов (i), электронов (е) и нейтральных атомов (а):

таким образом, константа равновесия будет:

Введём теперь в наши суждения давление газа (абсолютное), который ионизируется (Р  0), разделим на величину Р² числитель и знаменатель правой части последнего равенства и разгруппируем сомножители так, как это выгодно нам: теперь в выражении для константы равновесия фигурируют отношение абсолютных давлений которые показывают, соответственно, относительное парциальное давление каждого компонента.

Относительные парциальные давления каждого из компонентов могут быть легко найдены, если известны концентрации каждого сорта частиц, а концентрации найдем, представив априори известными, начальное количество частиц (n_o), степень ионизации (х) и помня данное выше определение степени ионизации: х = n/n_o. Теперь можно найти:

- количество ионов в смеси: n_i = xn_o;

- количество свободных электронов: n_e = xn_o;

- количество нейтральных атомов, которые остаются (не прошли процесс ионизации): n_a = n_o – n_i = n_o – xn_o = n_o(1 – x).

Общее количество частиц в смеси определяется, как сумма всех:

n = n_i + n_e + n_a = xn_o + xn_o + (n_o – xn_o) = n_o(1 + x).

В соответствии с законом Дальтона, парциальное давление каждого компонента газовой смеси пропорционально молярной доле этого компонента и общей, внешнему (абсолютному) давлению смеси: р_к = _кР.

Таким образом, относительное парциальное давление каждого компонента является равным его молярной части: р_к/Р = _к .

А молярную часть каждого из компонентов найдём как отношение количества частиц каждого сорта к общему количеству частиц в смеси.

Тогда, соответственно, относительное парциальное давление в смеси будет:

- ионов:

- электронов:

- нейтральных атомов:

И, соответственно, константа равновесия (концентрационная) будет:

Полученное выражение для константы равновесия теперь можно объединить с упрощенным выражением уравнения Саха (см. выше):

После преобразований получим удобное, для практических применений выражение уравнение Саха для анализа состояния ионизированных термодинамически уравновешенных (или близких к таким) газовых систем:

Напомним еще раз, что:

х – степень ионизации газа; Р – давление газа (абсолютное [Па]);

Т – температура (абсолютная [К]), при которой происходит ионизация;

А_i – работа ионизации газа (А_i = е_оU_i, где: е_о – заряд электрона, U_i – потен-циал ионизации);

m_e – масса электрона; k – постоянная Больцмана; h – постоянная Планка;

g_i, g_a – статистический вес внутренних степеней свободы иона и атома: называется квантовый коэффициент и вычисляется для химических элементов по сложной методике, в зависимости от строения электронных оболочек. Такие вычисления были выполнены в свое время выдающимся ученым академиком К.К. Хреновым и некоторые из них приведены ниже в таблице:

Для атомов с регулярным строением оболочки

Группыпериодической системы

I

II

III

IV

V

VI

VII

VIII

Квантовый коэффициент, а2

1

4

1

4/3

3/2

8/3

3

4

Для атомов с не регулярным строением оболочки

Элементы

Cr

Mn

Fe

Cu

Nb

La

W

Th

Квантовый коэффициент, а2

8/7

7/3

12/5

3

1

1

8/5

4/3

Легко видеть, что в квадратных скобках уравнения Саха собраны постоянные величины, независимые от природы газа, который ионизируется, поэтому они могут быть заменены некоторым коэффициентом (В), значение и размерность которого будут зависеть только от системы единиц, в какой ведутся вычисления. Соответственно к этим рассуждениям уравнение Саха может быть записано в сокращенном виде так:

Значение коэффициента В может быть вычислено. Например, в международной системе единиц СИ его значение будет: В  3,3334·10^-2. Учитывая, что сварочные процессы происходят практически всегда при внешнем нормальном атмосферном давлении (Р  101325 Па) и то, что работа ионизации A_i = e_oU_i, а отношение е_о/k  11604, тогда подставляя все эти цифры в уравнение Саха можно получить удобное для практических вычислений выражение:

Для случая, когда степень ионизации газа небольшая (710)%, можно считать знаменатель: 1 – х²  1, тогда для приблизительных расчетов, ограниченных низкими значениями степени ионизации (для свободной дуги), уравнение Саха может быть дополнительно упрощено:

откуда:

Тогда обозначивши постоянную В₁ = , получим:

.

С последним уравнением можно выполнить все те же самые цифровые манипуляции, что и в предварительном случае, тогда для нормального атмосферного давления и для температуры процесса, измеренной по абсолютной шкале (Кельвин), степень ионизации слабоионизированной плазмы дуги допустимо вычислять из зависимости:

Следует предупредить, что британский физик Мег Над Шах (Саха) был астрофизиком и свою теорию построил для слабоионизированной сильно разряженной (Р  10^-5 Па) межзвездной плазмы, которая к тому же существует при очень низких температурах (Т  (2030) К, (-240-250 С)). В связи с этим в теории Саха не учитываются электростатические взаимодействия между заряженными частицами, внутренние степени свободы частиц, и некоторые другие факторы, которые в электрической дуге, при нормальном давлении и высокой температуре, при количественно и качественно совсем других значениях величины свободного пробега частиц, частоты столкновений, направленности движения заряженных частиц под действием внешнего электрического поля, могут играть значительную роль.

Поэтому прикладные расчеты по формулам Саха иногда имеют достаточно значительные расхождения с практическими результатами.

Метод Дятлова.

Другой метод приближенных расчетов степени ионизации разогретой плазмы предложил в своё время известный украинский ученый в области теории процессов сварки В.И. Дятлов (1961).

Процесс ионизации, как и в предыдущем случае, подаётся химической реакцией, но в методе Дятлова эта реакция объявляется изобарно-изотермической, т.е. такой, которая протекает при постоянном давлении и постоянной температуре:

где: а – атом, i – ион, е_о – электрон.

Газ, для такой «реакции», как и для всякой иной в подобных условиях, можно записать константу равновесия для условий постоянного давления:

тут фигурируют парциальные давления:

р_а – нейтральных атомов, р_i – ионов, р_е – электронов.

Раньше было показано, что парциальные давления компонентов газовой смеси пропорциональны молярным долям (молярной концентрации) соответствующих компонентов и давлению газовой смеси (закон Дальтона). Там же (см. выше) были для данного случая вычислены соответствующие концентрации. Применим это известное теперь:

где: х – степень ионизации газа; Р – давление газа (внешнее давление).

Эти значение парциальных давлений подставим в выражение константы равновесия, получим:

Сварочная дуга существует, как правило, при нормальном внешнем давлении, давление в дуге принимается равным внешнему, а последнее можно условиться принять равным единице, выражая парциальные давления в долях этой единицы: Р_внешн – 1, соответственно: р_i + р_е + р_а = 1.

Тогда выражение константы равновесия (К_р) процесса ионизации, представленного как химическая реакция, для условий постоянного давления немного упрощаются:

С другой стороны, константу равновесия какой-либо обратной химической реакции, которая происходит в условиях постоянного давления и постоянной температуре (изобарно-изотермический процесс), можно найти из уравнения изотермы химической реакции Вант-Гоффа: ln K_p = 

где: Т – температура, при которой происходит реакция;

R – универсальная газовая постоянная, R = 8,31451 Дж/(моль·К);

G_T – смена изобарного потенциала химической реакции при заданной температуре Т: G_T = Н_Т - Т·S_T, Н_Т – тепловой эффект (смена энтальпии) химической реакции (в данном случае процесса ионизации), вычисляется так: Н_Т = где: - энтальпия ионизации при стандартных термодинамических условиях (Р = 101325 Па, Т = 298,16 К), С_р – смена теплоемкости в результате ионизации, S_T – энтропия ионизации, вычисляется так: S_T = - энтропия ионизации при стандартных термодинамических условиях.

Если для приближенных расчетов считать теплоёмкости реагентов независимыми от изменения температуры, С_р = const, тогда возможно воспользоваться для вычисления изобарного потенциала формулой Улиха:

В данной формуле изменение термодинамических функций ( ) в результате реакции вычисляется, для стандартных термодинамических условий, как сумма конечных (по уравнению реакции) значений соответствующих функций минус сумма начальных их значений,

Температурную зависимость учитывает специальный множитель:

Теперь примем, что термодинамическими характеристиками атом мало отличается от иона, образованного из этого же атома отниманием от него лишь одного валентного электрона, т.е. будем считать, что значение термодинамических функций ионов практически совпадают в этом случае со значениями термодинамических функций атомов:

а последние, в свою очередь, не трудно вычислить:

а) прирост энтальпии электронов в процессе ионизации может быть достигнутый только за счет работы ионизации. Если на отрыв одного электрона от атома используется работа ионизации А_i = e_oU_i (где, напомним, е_о – заряд электрона, U_i – потенциал ионизации), то на ионизацию одного моля газа истратится энергии во столько раз больше, сколько атомов газа есть в одном моле. Но это количество давно и точно известно – это есть число Авогадро: N_o = 6,022·10²³ моль^-1 для стандартных термодинамических условий. Таким образом, смена энтальпии будет:

б) прирост энтропии для процесса ионизации в стандартных термодинамических условиях есть, как это выявилось раньше, энтропия свободных электронов S_e так названного «электронного газа», а это табличная величина:

в) смена теплоёмкости в результате ионизации выявляется при этих предположениях теплоёмкости свободных электронов, «электронного газа». Выше было объявлено газ, который ионизируется, идеальным, тогда свойства идеального газа присущи и одному из компонентов этой системы – свободным электронам. Как известно, теплоёмкость идеального газа в процессах, какие происходят при постоянном давлении, составляет 5/2R, таким образом:

R – универсальная газовая постоянная, R = 8,31452 Дж/(моль·К).

Из-за таких предисловий конечное уравнение для вычислений степени ионизации газа по методу В. И. Дятлова, при стандартном внешнем атмосферном давлении Р_атм = 101325 Па, принимает вид:

Все компоненты этого уравнения были достаточно рассмотрены выше.

Уравнение Дятлова можно сделать удобнее для практических применений подставивши все табличные и постоянные величины:

где: х – степень ионизации; U_i – потенциал ионизации; Т – температура; М_о – зависимое от температуры добавление, которое после раскрытия интегралов (см. выше) вычисляются так:

Ионизация смеси газов.

Все преподанные выше теоретические выводы относятся к процессу ионизации чистого вещества в газоподобном состоянии с известным, или наперёд заданным потенциалом ионизации U_i. Смесь двух, или нескольких газов ионизируется иначе, нежели каждое из этих веществ отдельно, потому что свободные электроны («электронный газ»), который образуется в результате ионизации, будет общим для всех составляющих газовой смеси. Степень ионизации смеси ( ) можно подать как средневзвешенную величину степени ионизации каждого отдельного компонента:

где: х_i – степень ионизации каждого компонента;

С_i – концентрация каждого компонента;

i – компоненты, которые могут ионизироваться.

В смеси есть ещё свободные электроны («электронный газ»), но они ионизироваться не могут, поэтому С_i  1.

Например, для смеси паров железа и калия:

Концентрации участников процесса C_Fe, C_K надлежит рассчитывать отдельно, в зависимости от степени ионизации каждого компонента, потому, что степень ионизации определяет количество электронов в смеси газов. Необходимо складывать систему взаимосвязанных уравнений и, таким образом, задача становится сложной для практической реализации.

Кроме того, прямые измерения (спектральный анализ свечения столба дуги) показали, что реальные значения степени ионизации смеси газоподобных компонентов не отвечают простому правилу адитивности, приведенному выше. Теория поясняет это тем, что электроны, которые, как продукт ионизации, всегда присутствуют в такой смеси, не ионизируются, но своим присутствием как бы разбавляют газовый раствор из смеси других компонентов и, таким образом, затрудняют взаимодействие между ними. Появление излишка электронов приводит к сдвигу равновесия реакций ионизации влево. Причем, этот сдвиг тем больший, чем больше потенциал ионизации компонента. Т.е., чем больший потенциал ионизации компонента смеси, тем меньше желает расстаться он с электроном и наоборот: чем меньший потенциал ионизации компонента смеси, тем легче отдаёт он свои электроны в процессе ионизации.

Теоретическое обоснование этого феномена выполнила русская исследовательница ионизированной плазмы, О.П. Семёнова (1946 г.), которая для характеристики ионизации смеси газов предложила специальный показатель эффективный потенциал ионизации (U_эф), который рассчитывается из зависимости:

где: N₁, N₂,  N_n – концентрации компонентов;

(U_i)₁, (U_i)₂,  (U_i)_n – потенциалы ионизации компонентов;

N = N₁, N₂,  N_n – общая концентрация компонентов смеси, которые могут ионизироваться.

Эффективным потенциалом ионизации смеси газов называется потенциал ионизации такого идеального газа, степень ионизации которого при заданной температуре и давлении равна степени ионизации реальной смеси газов при тех же условиях.

Предложение О.П. Семеновой изысканное по форме уравнение выявилось недостаточно совместимым с результатами практических измерений. Из-за этого для расчетов характеристик сварочной дуги, особенно для случаев невысоких степеней ионизации (710% - свободная дуга). В.В. Фролов решил развернуть задачу: зная (или правильно, задавая) степень ионизации смеси газов, он нашел потенциал ионизации и присвоил его некоторому идеальному газу. Потом, пользуясь упрощенной формой уравнения Саха для малых степеней ионизации и пренебрегая приращениями парциальных давлений р_i компонентов за счет их ионных и электронных составляющих, В.В. Фролов нашел суммы степеней ионизации I – тых компонентов, отнесенных к соответствующим концентрациям, что дало ему возможность предложить простую и эффективную зависимость, известную ныне как формула Фролова:

где: U_эф – эффективный потенциал ионизации смеси газов;

Т – температура;

Р_к – относительное парциальное давление к-того компонента.;

U_i – потенциал ионизации к-того компонента;

n – количество компонентов в смеси;

k – постоянная Больцмана;

е_о – заряд электрона (тут, как и всегда в такого рода расчетах, используется его абсолютная величина).

Например, для смеси паров железа и калия (Fe + K) при Т = 5800 К вычисления по формуле Фролова дают такие значения эффективного потенциала ионизации (выполнить самостоятельно):

Концентрация (молярная)	[K]	0	0,01	0,02	0,03	0,04	0,07	0,1	0,2	1,0
	[Fe]	1,0	0,99	0,98	0,97	0,95	0,93	0,8	0,5	0
Эффективный по-тенциал ионизации	Uэф, В	7,83								4,3

Ниже приведена координатная сетка для построения графика по результатам расчетов.

U_эф

7,0

6,0

5,0

4,0

2 4 6 8 10 12 14 16 %[K]

Ви можете видеть (если правильно построить график), что эффективный потенциал ионизации быстро уменьшается при добавлении в смесь достаточно малых концентраций легко ионизированного компонента. Отсюда можно сделать важный вывод: ионизация смеси нескольких газов происходит за счет массовой ионизации атомов компонента с наименьшим потенциалом ионизации.

Таким образом, свойства дуги в значительной мере определяет именно тот компонент, который легче всего ионизируется.

Перенос тока в столбе сварочной дуги.

Эффективность ионизации, а, также, и стабильность горения дуги, определяется компонентом с наиболее низким потенциалом ионизации. Именно этот компонент, за счет большей степени ионизации, поставляет в дугу главные носители электричества – электроны. Приведенные выше теоретические положения дают возможность считать столб дуги слабо ионизированным газом (х = 35%), нагретым до высокой температуры (50006000 К) с одинаковым количеством положительных и отрицательных частиц, т.е., электрически нейтральный (столб дуги не имеет никакого электрического заряда).

Особенное состояние разогретого газа, который содержит в себе заряженные частицы разных знаков в равном количестве и, в связи с этим, не имеет электрического заряда, называется термическая квазинейтральная плазма.

Причиной направленного движения заряженных частиц (электронов к аноду и ионов к катоду) есть электрическое поле, которое создается падением напряжения в столбе дуги. Это электрическое поле характеризует специальный показатель – напряженность поля столба дуги:

где: U_СТ – падение напряжения в столбе дуги;

L_СТ – длина столба дуги (за длину столба принимается, как правило, расстояние между электродами).

Например, для дуги в парах железа Е_СТ  25 В,см (2500 В/м).

Про дрейф заряженных частиц в дуге.

В ысокая температура плазмы дуги причиняет быстрое хаотическое движение частиц в ней (атомов, ионов и электронов). Те из них, которые имеют электрический заряд, постепенно смещаются в направ-лении действия электрического по-ля: отрицацательные к положите-льному электроду, а положитель-ные к отрицательному.

Постепенное перемещение заряженных частиц в направлении вектора напряженности электрического поля называется дрейфом.

Скорость дрейфа пропорциональна напряженности электрического поля:

W = bE_СТ,

где: Е_СТ – напряженность электрического поля в столбе дуги;

b – коэффициент пропорциональности, который носит название подвижность, измеряется в [см²/В·с].

Подвижность заряженной частицы зависит от величины ее заряда, величины свободного пробега, массы и скорости теплового движения частиц.

Показатель подвижности определяется из классической кинетической теории газов по формуле П. Ланжевена:

где: z_o – заряд частицы (в случае сварочной дуги и ионы, и электроны имеют одинаковый заряд, только противоположный по знаку – это заряд электрона: z_o = е_о);

 - длина свободного пробега – расстояние, которое проходит частица в своём хаотическом тепловом движении от одного столкновения до другого;

 скорость теплового движения частиц (средне - квадратичная);

т – масса частицы.

Средняя квадратичная скорость определяется из средней кинетической энергии теплового движения частиц:

отсюда:

тут: k – постоянная Больцмана, Т – температура газа (абсолютная [К]).

С высокой степенью достоверности можно считать, что свободный пробег иона такой же, как и нейтрального атома: _i = _а.

Свободный пробег электрона кинетическая теория газов определяет зависимым от величины свободного пробега атома: _е =4 _а (эффект Рамзауэра).

В столбе дуги в равной мере действительные носители электричества двух типов: электроны и ионы (столб – электронейтральный). И хотя они движутся (дрейфуют) в противоположные стороны, перенос тока осуществляется в одну сторону, благодаря разноименности зарядов. Определим, какая доля каждого из этих носителей электричества в общем балансе электропроводности столба дуги. об этом можно судить сложив соотношения подвижности электронов и ионов в столбе дуги:

После сокращений и преобразований получим такой конечный результат:

Например, для дуги в парах железа, атомный вес которого А_Fe = 55,85, при известных значениях атомной единицы массы (1а.е.м.  1,66056·10^-27 кг) и электрона (т_е  9,106·10^-31 кг), соотношение подвижностей электрона и иона в столбе дуги составляет: b_e/b_i  1830.

Это очень важное соотношение: очевидно, что и ток, который переносят электроны, будет в  1830 раз больше тока, который переносят ионы. Отсюда вытекает важный вывод: главными носителями электрического тока в столбе дуги есть электроны.

Ионным током, поскольку он на несколько порядков меньше электронного, можно пренебречь. Поэтому, в дальнейшем анализе процессов в столбе дуги будет фигурировать только электронный ток.

Плотность тока в столбе дуги.

Плотность электрического тока в дуге (i, [А/м²]) можно определить подобно к тому, как классическая электротехника определяет плотность тока в каком либо проводнике, зависимостью:

i = e_o n_e W_e,

где: e_o – заряд электрона;

n_e – количество электронов, которые берут участие в переносе тока;

W_e – скорость передвижения (дрейфа) электронов:

W_e = b_eE_СТ,

где: E_СТ – напряженность электрического поля в столбе дуги,

b_e – подвижность электронов, которая определяется по формуле Ланжевена:

где: _е – длина свободного пробега электронов;

т_е – масса электрона,

 средняя квадратичная скорость теплового движения, она определяется (см. выше) из средней кинетической энергии: .

Длина свободного пробега электронов _е есть величина, которая в этом случае труднее всего определяется. Используем наиболее общую зависимость:

где: n – количество частиц (на единицу объёма);

Q_e – пересечение взаимодействия электронов с частицами Рамзауэра.

Комплекс сложных явлений, который сопровождает взаимодействие электронов с частицами (атомами, молекулами), называют эффектом Рамзауэра-Таундсена.

Дело в том, что эффективное сечение взаимодействия электронов с атомами в значительной мере зависит от энергии электронов, благодаря проявлению волновых свойств последних. Среди частиц, которые есть в составе дуговой плазмы, электроны имеют наименьший размер, наибольшую подвижность и наиболее мощные энергетические характеристики (благодаря взаимодействию с электрическим полем столба). Они и проявляют в наибольшей мере свои волновые свойства. Выше уже было показана зависимость длины волны электрона от его энергетических характеристик. Напомним его еще раз: _е = h/(m_ev) где m_e – масса электрона; v – скорость движения электрона; h – постоянная Планка. Скорость движения электрона, которая определяется его запасом кинетической энергии (не забываем, что электрон кроме участия в тепловом движении еще и разгоняется электрическим полем столба дуги), может быть такой, что длина его волны является суммарной с размером атомов и ионов. В этом случае не может быть и разговора даже про отдаленную подобность взаимодействия с упругими столкновениями, как в газокинетике. Электроны-волны проникают сквозь атомы по совсем другим, волновым законам (дифракция, рефракция), нежели взаимодействуют между собой частицы корпускулярной природы.

Когда энергетические характеристики электронов определяет не столько хаотическое тепловое движение, сколько электрическое поле столба дуги (или приэлектродных областей), термодинамическое равновесие не поддерживается, температура «электронного газа» перестает быть равной температуре окружающих частиц. электроны могут набирать энергию до половины или целого потенциала ионизации газа ((0,51,0) U_i), что отвечает энергиям порядка 1020 еВ. Таким образом, в условиях действия электрических полей эффективное сечение взаимодействия электронов с частицами может быть соизмеримым с сечением атомов и даже молекул.

Если выражаться проще, то это, с точки зрения постороннего наблюдателя, электроны как бы вырастают в размерах до величины атомов или молекул. С другой стороны, выше было показано, что когда длина волны электрона совпадает с размером атома, тогда электрон может огибать атом, не взаимодействуя. С точки зрения тог же условного постороннего наблюдателя это означает, что электроны как бы исчезают с поля зрения. Среда становится для таких электронов прозрачной.

Плазма дуги чаще всего представляет собой смесь атомов и молекул разных веществ. И по случаю складывается так, что для некоторых из них электроны имеют сечение взаимодействия соизмеримое с их ними, а для других – исчезающее малым. Вычисленный по Рамзауэру пробег электрона в плазме, может отличаться от газокинетического в десятки раз, как в меньшую, так и в большую сторону. Это создаёт значительные, часто не преодолимые, трудности при построении теоретических моделей переноса тока в столбе дуги. нахождение действительного значения сечения Рамзауэра представляет собой сложную задачу, решение которой элементарными методами не возможно, но принципиально эту величину можно считать известной. Для значительной части комбинации состава газовой фазы необходимы данные, приведенные в специальной литературе.

Например, при взаимодействии электронов с атомами аргона сечение взаимодействия Рамзауэра составляет (Q_e)_Ar  2·10^-20 м², с атомами гелия (Q_e)_Не  7·10^-20 м², при взаимодействии с атомами азота, кислорода, углерода Q_e  3·10^-19 м², а водорода (Q_e)_Н  1,1·10^-18 м².

Теперь зависимости для подвижности частиц, скорости их него движения и длины свободного пробега сведём в формулу для плотности тока, после преобразований получим:

В сейчас полученном выражении есть две неприятные не определенности: количество носителей тока – электронов (n_е) и общее количество частиц п (напомним, что все это на единицу объёма). Избавится этих не определенностей не трудно, если вспомнить, что названные частицы есть участниками процесса ионизации, который постоянно происходит в столбе дуги пока она существует, и их связывает между собой простое соотношение, которое характеризует степень ионизации: степень ионизации, как было показано выше, может быть найдена, основываясь на физических свойствах и параметрах состояния плазмы столба дуги, поэтому будем считать ее заведомо известной (для заданных условий) величиной. Тогда можем выразить количество электронов как: n_e = xn и подставить это в выражение. После сокращений получим:

В зависимости в квадратных скобках специально собраны все постоянные величины. Их можно заменить некоторым коэффициентом С и тогда плотность тока опишет уравнение:

где: х – степень ионизации газа в столбе дуги;

Е_СТ – напряженность электрического поля в столбе дуги;

Т – температура газа в столбе дуги (абсолютная [К]);

Q_e – сечение Рамзауэра взаимодействия частиц с электронами;

С – специальный коэффициент: С =

Полученная зависимость лает возможность наглядно наблюдать параметры, которые формируют величину плотности тока в дуге. Предварительно предостережем, что когда дуговой процесс стабильный и состав газовой фазы постоянен, тогда сечение Рамзауэра (Q_e) в некоторых заданных условиях можно считать постоянной величиной. Таким образом, на этом этапе обозначим три основных причины, которые регулируют плотность тока в столбе дуги: степень ионизации (она определяется потенциалом ионизации газов дугового промежутка), напряженность электрического поля и температура столба дуги.

О каналовой модели дуги К.К. Хренова.

В расчетах столб дуги принимают электронейтральным , цилиндрическим по форме, однородным, с постоянными (по сечению) температурой и плотностью тока, длина столба принимается равной длине дуги (расстоянию между электродами), падение напряжения в столбе дуги пропорционально длине столба: U_CT = E_CTL_CT.

Такая абстракция столба дуги предложена была в свое время академиком К.К. Хреновым, поэтому называют ее, каналовой моделью дуги К.К. Хренова.

ВОЛЬТ-АМПЕРНАЯ ХАРАКТЕРИЫСТИКА СВОБОДНОЙ ДУГИ

Дуговой разряд – стойкая система. При неограниченном питании энергией дуговой процесс поддерживает свое стабильное существование в широком интервале режимов. Всякое нарушение равновесия (при наличии электрического питания) приводит к такой смене параметров дуги, чтобы дуговой процесс оставался (не прерывался). Границы, в которых возможны дуговые процессы и в каких возможен такой характер смены параметров дуги, в ответ на нарушение равновесие определяют вольт-амперные характеристики.

Вольт-амперной характеристикой называется зависимость падения напряжения в проводнике, или напряженности электрического поля в нем, от величины тока:

U_д = f(I_д); E_д = f(I_д).

Существует два типа вольт-амперных характеристик: статические – построенные при условии, что время существование процесса неограниченно долго (t_сущ) и динамические – построенные при условии, что время реагирования системы на возбуждение бесконечно мало (t_возб0).

В данном материале рассматриваются только статические характеристики, причем общей вольт-амперной характеристике дуги придается свойство адитивности: она рассчитывается, как сумма вольт-амперных характеристик отдельных областей дуги – столба дуги, катодной области и анодной области:

U_д(I_д) = U_ст(I_д) + U_к(I_д) + U_а(I_д).

Вольт-амперная характеристика столба дуги.

Вывод вольт-амперной характеристики столба дуги предполагает ряд условностей (допущений), которые исторически сложились среди инженеров и ученых, исследователей процессов дуговой сварки и которые часто-густо даже не озвучиваются, считаясь такими, которые понимаются самим собою.

Но мы попробуем привести их тут во всей возможной полноте:

1. Рассматриваем устойчивый (установившийся) дуговой процесс. Энергия поставляется в дугу в неограниченном количестве и как угодно долго длительное время, никакие внешние факторы (в т.ч. и диаметр электродов) не влияют на диаметр дуги – она может свободно неограниченно расширятся (свободная).

2. Во всех областях дуги строго поддерживается термодинамическое равновесие, при этом газы столба дуги представляют собой квазинейтральную плазму (подчиняется закону Саха).

3. Столб описывается каналовой моделью К.К, Хренова: т.е., столб дуги принимают электронейтральным, цилиндрическим по форме, однородным, с постоянной по сечению температурой и плотностью тока, длина столба дуги принимается равной длине дуги (расстоянию между электродами), падение напряжения в столбе дуги пропорционально его длине: U_ст = E_ст L_д.

4. Перенос тока в столбе дуги осуществляется только электронами, плотность тока описывается уравнением, выведенным раньше:

где: х – степень ионизации;

Е_ст – напряженность электрического поля в столбе дуги;

Т – температура плазмы столба дуги;

Q_e – сечение взаимодействия частиц (Рамзауэра).

5. Столб дуги представляет собой цилиндр, внешняя поверхность которого четко отделяет плазму дуги с температурой (Т) от окружающей среды (при этом Т_с = 0).

6. Все тепловые затраты столба дуги (R_ст) есть затраты только на излучение электромагнитных волн (световых и близких к ним) из внешней цилиндрической оболочки дуги. Разогретая плазма столба дуги объявляется абсолютно черным телом, и ее излучение подчиняется закону Стефана-Больцмана: R_ст = Т⁴F_cтt_д,

где: F_cт – площадь боковой цилиндрической поверхности столба;

Т – температура столба дуги; t_д – полное время горения дуги;

 - коэффициент Стефана,  = 5,67051·10^-8 Дж/(м²·К⁴·с).

Оговорив такие допущения, можно приступить к аналитическому выводу вольт-амперной характеристики столба дуги.

Таким образом, при всех постоянных параметрах температура столба дуги остается стабильной: она не увеличивается и не уменьшается в процессе горения дуги, если ничего не менять. Это значит, что столб дуги находится в постоянном энергетическом равновесии с окружающей средой, т.е., сколько тепла выделяется в столбе дуги, столько его и поглощается окружающими его телами. Этот тезис легко выражается математически – уравнением теплового баланса: R_ст = Q_ст.

Соответственно с допущением № 6 вся энергия, которая теряется столбом дуги (R_ст) идет на излучение (закон Стефана-Больцмана).

Выделение энергии в столбе дуги (Q_ст) может быть определено, как и для какого либо другого электрического проводника (в котором ток переносят электроны), по закону Джоуля-Ленца: Q_ст = I_д U_ст t_д,

где: I_д – ток в столбе дуги; t_д – полное время горения дуги;

U_ст – падение напряжения в столбе дуги.

Тогда, если R_ст = Q_ст, то: Т⁴F_cтt_д = I_д U_ст t_д

(полное время горения дуги t_д можно сократить).

Теперь вспомним допущение № 3 и будем считать дугу цилиндром с известным радиусом (r_ст) и назовем его радиус столба дуги. Это дает возможность площадь боковой поверхности столба, которая излучает теп-лоту (F_ст), найти как площадь цилиндрической поверхности с радиусом r_ст:

F_ст = 2 r_ст L_д.

Таким образом, уравнение теплового баланса столба дуги будет:

Т⁴ 2 r_ст L_д = I_д U_ст.

Левую и правую части последнего равенства можно разделить на длину дуги L_д  0, тогда получим:

Т⁴ 2 r_ст = I_д U_ст , (U_ст / L_д = E_ст),

отсюда можно найти радиус столба дуги:

С другой стороны, ток дуги, как и какого либо проводника, определяется результатом плотности тока на площадь сечения проводника:

I_д = i_ст·

тогда, учитывая допущение № 4 и только что полученную зависимость для радиуса столба дуги r_ст , получим:

Последнюю зависимость решим относительно напряженности электрического поля E_ст:

Для свободной дуги характерна невысокая степень ионизации (х), которая может быть выражена из уравнения Саха упрощенной формы:

Все составные части данного уравнения подробно описывались выше.

Это выражение подставим в только что полученное уравнение для напряженности электрического поля, тогда будет:

Теперь выполним необходимые алгебраические преобразования и возьмем кубический корень с левой и правой частей:

Отсюда, обозначив постоянные и табличные величины: после преобразований получим уравнение вольт-амперной характеристики дуги:

Левая и правая части этого уравнения могут быть умножены на длину дуги (L_д  0). В этом случае уравнение примет вид:

В таком виде эта зависимость называется уравнением вольт-амперной характеристики свободной дуги Погодина-Алексеева-Брауна, напомним, что здесь:

E_ст – напряженность электрического поля в столбе дуги [В/м];

U_ст – падение напряжения в столбе дуги [В];

Р – давление, при котором горит дуга [Па];

Т – температура столба дуги (абсолютная [К]);

U_i – потенциал ионизации газа, в котором горит дуга [В];

I_д – ток в дуге [А]; L_д – длина дуги [м];

k – постоянная Больцмана; е_о – заряд электрона;

а–квантовый коэффициент; Q_e–cечение взаимодействия частиц Рамзауэра;

G – cпециальный коэффициент:

где:

Кроме уже обозначенных выше k и е_о здесь еще фигурируют:

 - коэффициент Стефана для абсолютно черного тела;

h – постоянная Планка; т_е – масса электрона.

значение коэффициентов выше уже были определены (в системе единиц CI): C  2,89·10^-12; B₁  0,183, тогда коэффициент G будет: G  0,0766.

Принцип минимума Штейнбека.

Т ермодинамические принципы диктуют, чтобы энергетическая емкость системы при самоустановившихся процессах была минимальной. Для постоянного, устойчивого дугового, это означает, что тепловые затраты столба дуги должны быть минимально возможны для данных условий. Исследования показывают, что зависимость напряженности электрического поля свободной дуги от температуры столба имеет ясно выраженный минимум (см. рис.).

Правда, если проанализировать уравнение вольт-амперной характеристики свободной дуги Погодина-Алексеева- Брауна для заданного состава газовой фазы и неизменных величинах тока в дуге I_д и давления Р, то выявится, что электрическое поле будет зависеть только от температуры столба дуги Т. Это явление формулируется как принцип минимума Штейнбека:

Для постоянного, устоявшегося дугового процесса при неограниченном питании его электрической энергией, для дуги, которая не ограничена диаметром в каждом своем сечении (свободная, или такая, которая свободно расширяется), физические процессы направляются таким образом, чтобы напряженность электрического поля столба дуги была минимально возможной для данных условий: Е_стmin.

Это утверждение может проиллюстрировать такой ход суждений:

1. при спонтанном увеличении температуры столба дуги от Т_Е увеличивается степень ионизации, подвижность электронов, плотность тока, напряженность электрического поля, одновременно увеличится и сечение дуги, последствием этого будет увеличение затрат энергии на излучение с боковой цилиндрической поверхности столба, которое приведет к уменьшению температуры в точке Т_Е.

2. при спонтанном уменьшении температуры столба от Т_Е уменьшается степень ионизации, плотность тока, ухудшается электрическая проводимость (увеличивается сопротивление) газов дугового промежутка, что увеличивает напряженность электрического поля, одновременно уменьшается диаметр дуги, следствием этого будет уменьшение затрат энергии на излучение, которое приведет к увеличению температуры в точке Т_Е.

Аналогичным образом и спонтанные изменения напряженности электрического поля, при других постоянных параметрах, компенсируются физическими процессами в дуге таким образом, что для заданных условий сохраняется минимально возможно напряженность электрического поля и присущая ей температура столба дуги.

Таким образом, при условие отсутствия ограничений на диаметр и при неограниченном питании электричеством, дуга в широких пределах есть саморегулирующая система. В дуге автоматически поддерживается минимально возможная напряженность поля. Т.е., при постоянных значениях физических параметров среды, в которой горит дуга и ток в дуге (I_д), в столбе дуги устанавливаются такие значения температуры (Т) и радиуса (r_ст), при которых напряженность поля в столбе будет минимальна.

Температура столба дуги.

Зная уравнение вольт-амперной характеристики дуги и пользуясь принципом Штейнбека, температура столба дуги (Т), которая свободно расширяется, можно рассчитывать аналитически как минимум (точка экстремума) функции Е_ст = f(T) (вольт-амперной характеристики), т.е.:

1. взять производную функции;

2. прировнять ее к нулю;

3. найти действительные корни уравнения.

Для упрощения сначала прологарифмируем уравнение вольт-амперной характеристики дуги, группируя его члены так, как это выгодно для дальнейших преобразований:

тогда дифференцируем (dE_ст/dT) в соответствии с таблицей производных, принимая постоянные величины, по которым не будет проводиться дифференцирование:

Отсюда, после преобразований получим:

Равенство производной нулю, возможно в трех случаях:

1. Е_ст = 0 – дуга не горит, ничего не происходит.

2. Т - 100%-ионизированная плазма – в нашем случае отсутствует.

3.  возможный случай, который возражений не вызывает, очевидно, что как раз он и отвечает обычной электрической сварочной дуге.

Но тогда, отсюда может быть найдена температура столба дуги, которая отвечает минимуму напряженности электрического поля столба, а выше будет доказано, что этот минимум поддерживается в свободной дуге автоматически (дуга это саморегулирующаяся система). Таким образом, это и будет единственно возможная для данных условий температура дуги:

Важный вывод:

Температура столба свободной дуги есть величина постоянная для данных условий, и зависит только от потенциала ионизации газа столба дуги (для смеси газов – от эффективного потенциала ионизации).

Если в приведенную зависимость подставить известные уже значения постоянных величин, температура столба свободной дуги будет:

где: U_i – потенциал ионизации газа, в котором горит дуга (для смеси газов это будет эффективный потенциал ионизации).

Это хорошо согласуется с эмпирическими зависимостями, полученные опытным путем (они иногда называются формулами К.К. Хренова):

• для ручной дуговой сварки покрытым электродом: Т = 805 U_i;

• для сварки в среде защитных газов: Т = 1000 U_i*;

• для механизированной сварки под флюсом: Т = 1100 U_i*.

*Примечание: при сварке в среде защитных газов и при механизированной сварке под флюсом дуга не может считаться совсем свободной (такой, что свободно расширяется), но скорее есть переходная к сжатой, потому что часто бывает, ограничена диаметром одного из электродов.

Упрощенная форма записи вольт-амперной характеристики дуги.

Использование принципа минимума Штейнбека позволяет упростить уравнение вольт-амперной характеристики столба дуги. правда, если для дуги, которая свободно расширяется справедливый принцип Штейнбека, тогда справедливо и следующее:

а) напряженность поля в столбе минимальна: Е_ст = Е_min;

б) имеет место точка экстремума

в) температура столба дуги известна: Т  800 U_i.

Эти зависимости подставим в уравнение вольт-амперной характеристики столба дуги: но так, как это выгодно для дальнейших преобразований:

Выполнив некоторые преобразования, получим пригодное для дальнейших упрощений уравнение:

Теперь обозначим, как постоянный коэффициент: тогда упрощенное уравнение вольт-амперной характеристики столба свободной дуги можно записать так:

Дальше, при неизменном составе газов дугового промежутка постоянными оказываются еще и другие величины, (а = const и Q_e = const), а принимая давление в дуге равное внешнему (последнее, как правило, при сварке это нормальное атмосферное), можно считать постоянным и его, тогда можно обозначить еще одну, расширенную постоянную:

И наиболее простое уравнение вольт-амперной характеристики столба свободной дуги примет вид:

Значение постоянной G₂ зависит от свойств газов дугового промежутка; U_i – это, как правило, эффективный потенциал ионизации смеси газов, в которых горит дуга; I_д – ток в дуге.

Про радиус столба дуги.

Если все затраты энергии столба дуги считать затратами на излучение (как было условлено раньше), тогда справедливо (см. выше) такое уравнение мгновенного теплового баланса столба дуги:

I_дU_ст = 2r_стТ⁴,

тут: левая часть – мощность тока в столбе дуги, правая – мощность(т.е., все величины – за единицу времени) излучения боковой поверхности столба радиусом r_ст.

Pазделим левую и правую части этого уравнения на длину дуги (L_д  0), получим: I_дЕ_ст = 2r_стТ⁴,

Отсюда определим радиус столба дуги: r_ст =

Для определения радиуса используем полученные выше зависимости для напряженности электрического поля столба дуги (упрощенную ВАХ) и для температуры столба (Т = 800U_i):

r_ст =

отсюда, обозначивши G₃ = получим такую зависимость для радиуса столба свободной дуги:

r_ст = G₃U

последнее равенство наглядно демонстрирует, что при постоянных условиях (постоянный состав газовой фазы и давление) радиус столба свободной дуги зависит только от тока в дуге и потенциала ионизации газа, в котором она горит.

Но, следует особенно отметить, что постоянный состав газовой фазы означает также неизменный потенциал ионизации (или эффективный потенциал ионизации): U_i =const. Тогда, радиус столба свободной дуги определяется только величиной тока и оказывается пропорциональный ему: r_ст = f( ).

Т ут на рисунке приведены результаты исследований вли-яния величины тока в дуге на основные ее параметры. Мож-но увидеть, что в диапазоне реальных, наиболее употреб-ляемых, режимов сварки (I_д  200800 А) напряженность электрического поля в столбе дуги Е_ст и плотность тока i_ст изменяется мало. Наиболее сильно зависит от величины тока радиус столба дуги r_ст.

ВОЛЬТ-АМПЕРНАЯ ХАРАКТЕРИСТИКА КАТОДНОЙ ОБЛАСТИ

При рассмотрении физических явлений в катодной области раньше было получено уравнение напряженности электрического поля в катодной области:

где: j – плотность тока (i – ионного, е – электронного);

т – масса (i – ионов, е – электронов);

U_K – катодное падение напряжения;

Е_о – заряд электрона (абсолютная величина е_о).

Из этих допущений, которые были приведены выше при выводе вольт- амперной характеристики столба дуги, при условии, что длина катодной области равна длине свободного пробега электрона (S_K = _e), а ток переносится встречными потоками электронов и ионов, решая приведенное выше уравнение для напряженности электрического поля относительно падения напряжения в катодной области (U_K), окажется справедливым такое уравнение вольт-амперной характеристики катодной области:

кроме обозначенного тут:

Q_e – пересечение взаимодействия Рамзауэра для ионов;

f – часть электронного тока в общем токе катодной области;

U_i – потенциал ионизации газов дугового промежутка;

I_д – ток в дуге;

В₂ – коэффициент, который собирает все постоянные и табличные величины.

ОБЩАЯ ВОЛЬТ-АМПЕРНАЯ ХАРАКТЕРИСТИКА СВОБОДНОЙ ДУГИ

Рассматривая общую вольт-амперную характеристику свободной дуги, надлежит учитывать и вольт-амперную характеристику анодной области. Этот вопрос значительно упрощается, потому что для анодной области преимущественное большинство так называемых «металлических» дуг характерно практически постоянное, независимо от внешних условий, значение анодного падения напряжения: U_a = 1,53,5 B, которое определяется свойствами электронов на длине свободного пробега от столба дуги до поверхности анода и величиной потенциальной энергии электронов (работа выхода). Для преимущественного большинства случаев обычных условий сварки величина анодного падения напряжения принимается постоянной: U_a = 2,5 B.

Тогда, общая вольт-амперная характеристика свободной дуги, представлена в виде суммы падения напряжения в столбе дуги, катодного и анодного падений напряжений: U_д = U_ст + U_к + U_a, будет иметь вид:

Приведенную зависимость иногда называют уравнением Хренова-Айэртона для вольт-амперной характеристики свободной дуги. Понятно, что в таком виде приведенное уравнение для практического применения достаточно громоздко и фактически непригодно. Как показывает анализ, алгебраические упрощения тут практически невозможны и проблемы не решают. Тем более, что это уравнение содержит ряд величин, действительное назначение которых достаточно трудно определить, или задать, исходя из реалистических рассуждений. Поэтому на практике еще и достаточно часто используют совсем упрощенную эмпирическую (основанную на опытных данных) формулу для вольт-амперной характеристики свободной дуги, предложенной в свое время (1910 г.) Г. Айэртоном:

где: L_д – длина дуги; I_д – ток в дуге; a,b,c.d – коэффициенты, которые включают в себя все постоянные для данных условий величины. Они определяются для каждой пары электродов и состава газов дугового промежутка экспериментально и приводятся в справочниках.

Для случая неизменного тока в дуге (I_д = const) формула Айэртона еще больше упрощается : U_д =а + bL_д.

СЖАТАЯ ДУГА

Принципы и способы получения сжатой дуги.

Раньше было установлено, что радиус столба свободной дуги r_ст прежде всего функция величины тока в дуге: (при неизменном химическом составе газовой фазы потенциал ионизации остается постоянным), причем, с ростом тока увеличивается радиус столба дуги.

Найдем скорость прироста радиуса столба, взяв производную:

тогда запишем последнее уравнение в конечных разницах:

Назовем r_ст – темп прироста радиуса столба и найдем его:

Последняя зависимость показывает, что темп прироста радиуса столба (r_ст) пропорционально приросту тока, но обратно пропорционально абсолютному значению тока. Это означает, что при малых значениях тока радиус чувствительный к изменению тока, а при больших токах – мало чувствителен. Приведенный здесь график иллюстрирует эту зависимость.

Легко видеть, что темп изменения радиуса столба дуги (r_ст) зависит от абсолютного значения тока (см. рис.).

П ри небольших значениях тока темп прироста радиуса столба дуги достаточно обычный, но при увеличении тока он становится все меньшим и меньшим. Предельно, когда ток достаточно большой I_д, тогда темп прироста радиуса столба дуги совсем незначительный (может быть объявлен бесконечно малым): r_ст0, но, если прироста радиуса нет: U_i r_ст0, тогда сам радиус столба можно считать постоянным: r_ст = const и ток дуги определяется, как и для обычного проводника, плотностью тока (i_ст): I_д =  i_ст

Дуга, которая имеет такие свойства, называется сжатой. Т.е., если радиус дуги постоянная величина хотя бы в одном сечении – дуга называется сжатой.

Г раница природного перехода от свободной дуги к сжатой дуге, при увеличении тока (I_кр), зависит преимущественно от величины потенциала ионизации газа, в котором горит дуга U_i. При не высоких значениях потенциала ионизации U_i необходимо, соответственно, большой ток для перехода дуги в сжатую форму. Часто это значение тока бывает недосягаемым в практических условиях.

Ограничение радиуса столба дуги может быть выполнено искусственно, другими путями: ограничением площади сечения одного из электродов, между которыми горит дуга, или через увеличение теплоотдачи с боковой поверхности столба дуги. Обдувая дугу потоком холодного газа можно перевести ее в сжатую форму при значительно меньших значениях тока.

В реальных условиях на темп прироста радиуса столба дуги r_ст могут влиять такие условия:

• радиус электродов, между которыми горит дуга;

• потенциал ионизации газа, в котором горит дуга;

• теплоотдача с боковой поверхности столба дуги.

Соответственно к этим условиям, существуют разные способы искусственного получения сжатой дуги:

• ограничение (или существенное уменьшение) диаметра хотя бы одного из электродов, между которыми горит дуга;

• физическое ограничение сечения столба дуги отверстием малого диаметра;

• принудительное обдувание боковой поверхности дуги газом с высокой теплопроводностью и высоким потенциалом ионизации (Ar, He);

• применением внешнего продольного магнитного поля (в технике не используется).

На практике наибольшее распространение получили такие типовые технологические схемы получения сжатой дуги:

а) сжатая дуга прямого действия;

б) сжатая дуга не прямого (косвенного) действия.

На рисунке обозначены:

1. Неплавящийся (вольфрамовый электрод).

2. Корпус горелки (водоохлаждаемый).

3. Охлаждающая вода.

4. Вспомогательная (дежурная) дуга.

5. Рабочая дуга (плазма).

6. Изделие, которое сваривается.

7. Е – источник электрического питания дуги.

В обоих случаях защитная среда – инертный газ (аргон, гелий или их смеси): катодом служит вольфрамовый (неплавящийся) электрод, а перевод дуги в сжатую форму обеспечивается обдуванием боковой поверхности столба большим количеством защитного газа.

Но есть разница, где в случае (а) дуга поддерживается между вольфрамовым электродом и изделием, которое сваривается, а в случае (б) дуга горит между вольфрамовым электродом и корпусом горелки (медь), при этом разогретая плазма дугового промежутка выдувается потоком газа наружу и используется для сварочного нагрева.

Вольт –амперная характеристика сжатой дуги.

Вольт – амперная характеристика сжатой дуги так же как и вольт–амперная характеристика свободной дуги выводится из уравнения теплового баланса разогретого плазменного столба дуги с окружающей средой.

Раньше, считая все тепловые затраты столба дуги потерями на излучение (каналовая модель К.К. Хренова – см. выше), была получена зависимость для мгновенного (за единицу времени) теплового баланса энергии тока в дуге (теплота Джоуля-Ленца) и излучения с ее боковой поверхности (закон Стефана-Бльцмана):

(А)

где: I_д – ток в дуге; Т_ст – температура в столбе дуги;

Е_ст – напряженность электрического поля в столбе дуги;

r_ст – радиус столба дуги;  - коэффициент Стефана.

Плотность тока в дуге, как раньше было выведено, описывает такое уравнение (для нормального давления): (Б)

где: С – постоянный коэффициент – см. выше;

х – степень ионизации газа, в котором горит дуга;

Q_e – пересечение взаимодействия частиц (Рамзауэра).

Сжатая дуга обязательно ограничена в своем сечении, таким образом, радиус ее столба – величина постоянная: r_ст = const, но при этом условии ток в дуге связан с плотностью тока, как и для какого либо обычного проводника зависимостью: I_д =  r²_стi_ст.

Теперь с уравнением (А) определим напряженность электрического поля в столбе дуги, а с уравнением (Б) температуру столба дуги:

Объединим эти два выражения:

Последнее уравнение решим относительно напряженности электрического поля в столбе дуги Е_ст:

Тут квадратные скобки объединяют все постоянные величины, их можно заменить некоторым коэффициентом, обозначим его С₁:

Тогда, уравнение вольт-амперной характеристики столба сжатой дуги будет:

Сжатая дуга, которую используют сварщики, существует в специфических условиях, когда катодом служит, как правило, вольфрамовый, или выполненный на его основе электрод, а газы дугового промежутка – инертные: аргон, гелий, или их смесь. Это дает возможность уйти от рассмотрение вольт-амперной характеристики катодной области, потому что величина катодного падения напряжения оказывается при этих условиях практически постоянной величиною. Анодное падение напряжения для сжатой дуги тоже величина постоянная и имеет приблизительно те же значения, что и для сжатой дуги. Поэтому выведенная только что вольт-амперная характеристика столба сжатой дуги может считаться вольт-амперной характеристикой самой сжатой дуги, и поэтому в таком качестве будет использоваться в дальнейшем изложении.

Как можно увидеть из выведенной зависимости, напряженность электрического поля в столбе сжатой дуги практически почти линейно пропорционально плотности тока (степень 9/71,28) и так же почти линейно, но обратно пропорционально степени ионизации газа (степень – 8\7  1,14), и совсем мало зависит от радиуса столба (степень 1/7  0,14). В отличии от свободной дуги, вольт-амперная характеристика сжатой дуги оказывается возрастающей с увеличением тока (при неизменной степени ионизации газов дугового промежутка).

Необходимо отметить также, что в случае сжатой дуги степень ионизации благодаря росту температуры уже не такая низкая, как для свободной дуги и может составлять десятки процентов.

О температуре столба сжатой дуги.

Используя полученные зависимости, определим температуру столба сжатой дуги при некотором постоянном составе газовой фазы дуги (потенциал ионизации постоянен) и некоторой заданной плотности тока.

Для этого воспользуемся уже известной зависимостью: и только что полученным уравнением вольт-амперной характеристики сжатой дуги. объединивши их, получим: отсюда можно найти:

Для упрощения возведем в степень 7/16 левую и правую части последнего равенства:

В этом уравнении фигурирует степень ионизации (х), которая, в свою очередь, есть функция температуры [x = f(T_cт)] и поэтому оно может быть решено только в системе вместе с уравнением, которое описывает зависимость степени ионизации от температуры. Это может быть уравнение Саха или метод Дятлова или другое, например, прямые измерения газовой фазы (спектральный анализ). Учитывая трудности таких расчетов, В.И. Дятловым в свое время были предложены специальные номограммы для вычисления температуры сжатой дуги, которые можно найти в специальной литературе.

Для нас, наблюдателей, или скорее потребителей процесса развития сварочных теорий важно другое: если выражение в квадратных скобках огласить постоянной величиною (это возможно в случае неизменного состава газовой фазы и постоянного внешнего давления) и с приведенного выше уравнения найти температуру столба, получим такую зависимость:

Учитывая, что радиус столба сжатой дуги (r_ст) есть величина постоянная (как правило, ограниченный размером сопла горелки), оказывается, что температура сжатой дуги пропорциональна плотности тока в дуге (i_ст) и потенциалу ионизации газов дугового промежутка (степень ионизации (х), в знаменателе обратно пропорционально потенциалу ионизации (U_i)). Таким образом, температура сжатой дуги может неограниченно возрастать, соответственно с увеличением тока – пока хватит энергии источника питания. В практическом применениях сжатой дуги достигнута температура – 18000 К, в исследовательских лабораториях – 52000 К.

ОБЩАЯ ВОЛЬТ-АМПЕРНАЯ ХАРАКТЕРИСТИКА

СВАРОЧНЫХ «МЕТАЛЛИЧЕСКИХ» ДУГ

Суммируя выполненный анализ переноса тока в дуге при разных условиях и формах ее существования, можно сделать такие короткие выводы.

Общая вольт-амперная характеристика дуги имеет схематический вид, приведенный здесь на рисунке (построенного в координатах ток дуги (I_д) напряженность электрического поля столба дуги (Е)).

На кривой, которая характеризует ВАХ дуги при постоянных условиях (давление, состав газовой фазы), можно выделить три участка:

1. П адающая вольт-амперная ха-рактеристика имеет место в случае свободной (которая свободно расширяется) дуги: радиус столба дуги r_ст увеличивается с ростом тока в дуге I_д, температура столба постоянна Т_ст = const, степень ионизации газа х – очень мала. Падающую ВАХ имеют и столб дуги и катодная область.

2. Полого-падающая и жосткая вольт-амперная характеристика имеет место для слабо-сжатой дуги. радиус столба дуги r_ст из-за каких либо причин уже не может увеличиваться (ограниченный диаметром электродов или теплопроводностью обдувающего газа др.): начинает заметно увеличиваться температура столба Т_ст и степень ионизации х, при этом столб дуги имеет еще падающую вольт-амперную характеристику, а катодная область  возрастаю-щую –эмиссионная способность катода начинает исчерпываться.

3. Вазрастающая вольт-амперная характеристика имеет место в случае сжатой дуги с высокой плотностью тока и, соответственно, высокой степенью ионизации газов дугового промежутка х1. температура столба дуги становится максимально возможной для данных условий. Вольт-амперные характеристики столба дуги и катодной области – возрастающие, эмиссионная способность катода исчерпана.

При достаточно больших значениях тока процессы в дуге процессы в дуге перестают зависеть от полярности напряжения источника питания, типа материалов электродов, химического состава газов, в которых горит дуга. Высокая степень ионизации газов дугового промежутка обозначает большое количество носителей электрического тока в дуге – электронов, которая может быть соизмерима с количеством «свободных» электронов в металлах. Дуга проявляет себя как обычный проводник электричества на уровне металлов (подчиняется закону Ома).

Расчеты и исследования показывают, что удельное сопротивление дуги, которая горит в среде аргона с вольфрамовым катодом при температуре 15000 К составляет величину:   1,5·10^-8 Ом·м. Для сравнения:

медь:   1,72·10^-8 Ом·м, железо:   1,1·10^-7 Ом·м.

БАЛАНС ЭНЕРГИИ В ОБЛАСТЯХ СВАРОЧНОЙ ДУГИ

Баланс энергии в областях сварочной дуги складывается, как какой либо другой баланс, основываясь на приходах и расходах. При этом считается, что каждая область дуги всегда находится в состоянии мгновенного энергетического равновесия с другими областями и с окружающей средой. Т.е., приходы должны равняться расходам.

Баланс энергии для каждой области дуги складывается мгновенный – за единицу времени, из-за этого, хотя в балансах фигурирует энергии, на самом деле это мощности.

Обозначения: f – часть электронного тока в общем токе дуги, (1f)  часть ионного тока, I_св – ток в дуге (сварочный ток).