Комбіновані лазерно-дугові процеси обробки матеріалів та пристрої для їх реалізації

Для розрахунку температурного поля катода T^c(r, z) використовується стаціонарне рівняння теплопровідності з врахуванням джоулевого тепловиділення в тілі катода. При заданні крайових умов на поверхні катода передбачається, що катод запресований в мідну водоохолоджувану обойму. Це дозволяє використовувати тут умови ідеального теплового контакту. На поверхні катода поза зоною прив'язки дуги приймаються умови конвективно-радіаційного теплообміну з оточуючим газом. Для врахування лазерного нагрівання катода граничні умови в межах його вихідного отвору записуються з врахуванням теплового потоку q^l_c, що вводиться лазерним випромінюванням. В зоні катодної прив'язки дуги задаються самоузгоджені граничні умови, які визначаються розрахунковими розподілами теплового потоку , що вводиться дугою, і густини електричного струму j_c на катоді.

Розподіли величин і j_c по поверхні катода, яка межує з плазмою, обчислюються за допомогою таких співвідношень:

(6)

;

;

- локальні значення густин іонного струму на катод, струму “зворотних” електронів і струму термоемісії; V_c, - локальні значення катодного падіння потенціалу і роботи виходу катода з поправкою Шоткі, які визначаються на основі розв'язання одновимірного рівняння Пуассона в шарі просторового заряду; U - потенціал іонізації атомів плазмоутворюючого газу; k_B, A_R - постійні Больцмана і Річардсона; T, T_e, n_e - локальні значення температури важких частинок плазми, температури електронів і їх концентрації на зовнішній межі передшару; M - маса атома газу; e, m_e - заряд і маса електрона. Слід відзначити, що розподіл j_c по області катодної прив'язки розряду повинен задовольняти інтегральному виразу для повного струму дуги I.

Для находження розподілу концентрації електронів на зовнішній межі іонізаційного шару використовується припущення про наявність тут часткової локально-термодинамічної рівноваги (ЧЛТР). В цьому випадку склад плазми визначається за допомогою рівняння Саха, рівняння стану і умови квазінейтральності. Температури електронів і важких частинок, які входять до цих рівнянь, вважаються постійними по товщині прикатодного шару плазми, причому T приймається рівною локальному значенню температури поверхні катода, а розподіл T_e вздовж межі передшару знаходиться з рівняння балансу енергії

(7)

де _Te - постійна термодифузії. Знайдені розподіли T і T_e служать не тільки для замикання моделі катодних процесів, але й є граничними умовами поблизу катода для нерівноважної моделі лазерно-дугового розряду.

Розподіл густини теплового потоку, що вводиться лазерним випромінюванням, по довжині вихідного каналу катода можна записати таким чином:

(8)

Тут (x) - дельта-функція; Sⁱ - інтенсивність падаючого випромінювання в спряжених точках zⁱ для відбитих променів пучка у вихідному каналі катода; Гⁱ_щ - значення коефіцієнтів поглинання лазерного випромінювання матеріалом катода в цих точках.

За допомогою розробленої моделі проведено чисельне моделювання катодних процесів для трубчатого катода з активованого вольфраму (W + 1% Y₂O₃), який працює в атмосфері Ar, зі змінюваним нагріванням робочого кінця катода пучком випромінювання СО₂-лазера при таких параметрах: I = 100…300 А; R₁ = 1 мм; R₂ = 2 мм; R₃ = 3 мм; R₄ = 4,5 мм; Z₁ = - 2 мм; Z₃ = - 5 мм; кут б рівний 42,5^о; довжина вильоту катода рівна 20 мм; G₁ = 0,5 л/хв; G₂ = 1,5…3,5 л/хв; Q⁰ = 0…5 кВт; _b = 0,053; F = 14…22 мм (для вибраних значень R₁, Z₁ і _b нагрівання катода лазерним випромінюванням спостерігається при F > 17 мм). Вплив лазерного підігрівання катода на характер протікання катодних процесів при різних значеннях відстані F, а значить, і потужності Q^l_c лазерного випромінювання, яка поглинається катодом (визначається як інтеграл від q^l_c по внутрішній поверхні катода). Зростання Q^l_c, що відбувається при збільшенні F, викликає підвищення температури поверхні катода, особливо помітне всередині його вихідного каналу. Неоднорідність розподілів T^c, j_c та , яка спостерігається тут, пов'язана з неоднорідністю нагрівання внутрішньої поверхні катода лазерним випромінюванням, що підсилюється зі зростанням F.

Важливою особливістю катодних процесів для даного катода є зниження при збільшенні Q^l_c та незмінному струмові дуги. Середня густина теплового потоку змінюється при цьому від 38 Вт/мм² (F < 17 мм) до 13 Вт/мм² (F = 22 мм), а інтегральна потужність, яка вводиться дугою, зменшується таким чином, що повний енерговклад в катод збільшується зі зростанням F досить незначно. Що стосується густини струму на катоді, то, оскільки площа області прив'язки дуги зі зростанням Q^l_c дещо спадає, відповідно зростає, а сама область зміщується з торця катода на його внутрішню, більш нагріту поверхню. Заглиблення розряду в отвір катода, яке стає можливим завдяки зниженню V_c, яке відбувається тут, призводить до збільшення частини повного струму, що тече на катод в межах його вихідного каналу. Так, наприклад, при I = 300 A, Q^l_c = 325 Вт (F = 21 мм) ця частина струму складає 230 A, а густина струму в плазмі на зрізі вихідного отвору катода досягає значень порядку 10² A/мм², що значно більше, ніж на його поверхні. Отже, використовуючи регульоване лазерне нагрівання трубчатого термокатода, можна ефективно керувати розподілом густини струму, а значить, і концентрацією енергії в плазмі поблизу такого катода.

Поряд з чисельним аналізом катодних процесів, проведено повне моделювання розряду в лазерно-дуговому плазмотроні з розглянутим катодом при таких параметрах: радіус каналу плазмоформуючого сопла R_C1 = 3 мм; його довжина L_C1 = 5,5 мм; G₂ = 2,5 л/хв; відстань від зрізу плазмотрона до поверхні анода D = 4…12 мм (значення решти параметрів відповідають вказаним вище). Розрахунки проводились на основі ЛТР-моделі комбінованого розряду в ламінарному потоці газу. При постановці граничних умов поблизу поверхні трубчатого катода використовувались розрахункові розподіли густини струму і температури плазми в прикатодній області. Результати моделювання процесів на катоді і в стовпі лазерно-дугового розряду були покладені в основу розробки конструкції і створення дослідного зразка інтегрованого плазмотрона для лазерно-плазмового порошкового наплавлення.

Експериментальні дослідження розробленого плазмотрона показали, що при струмах дуги 100…280 A і потужності лазерного випромінювання до 4 кВт плазмотрон працює стійко. Були виміряні вольт-амперні характеристики лазерно-дугового розряду з мідним водоохолоджуваним анодом при різних значеннях Q⁰. Як і слід було чекати за результатами моделювання, напруга на дузі зменшується під впливом лазерного пучка, причому основне її зниження відбувається в діапазоні Q⁰ = 0…2,5 кВт. Приведена на цьому рисунку розрахункова залежність повної напруги на розряді від потужності лазерного пучка демонструє цілком задовільну збіжність з експериментом.

Дослідження технологічних можливостей інтегрованого плазмотрона проводилось шляхом лазерно-плазмового наплавлення зразків з низьковуглецевої сталі. Як присадочні матеріали використовувались порошкові сплави Hastelloy C і Stellite 6 фракції 20…63 мкм. Ці дослідження показали, що коаксіальне об'єднання плазмової дуги та лазерного пучка в лазерно-дуговому плазмотроні дозволило (за рахунок підвищення ста-більності горіння дуги) в 2…3 рази збільшити швидкість наплавлення, порівняно з плазмовим наплавленням при потужності дуги рівній сумарній потужності двох джерел тепла. Крім того, при I = 150 A, Q⁰ = 2 кВт була досягнута продуктивність наплавлення 2,7 кг/год, яка у випадку використання лише лазерного пучка може бути забезпечена при його потужності не менше 10 кВт. Таким чином, практичне використання інтегрованих лазерно-дугових плазмотронів відкриває нові можливості підвищення швидкості і продуктивності порошкового наплавлення.

Четвертий розділ присвячено дослідженню процесів теплового та динамічного впливу плазми і лазерного пучка на поверхню металу при дуговому, лазерному, а також лазерно-дуговому зварюванні та термообробці металів в атмосфері інертних газів. Дія на метали таких концентрованих джерел тепла, як лазерний пучок, електрична дуга або їх комбінація, може супроводжуватись нагріванням поверхні до температур, порівнянних з температурою кипіння. Подібне нагрівання викликає помітне випаровування металу в оточуюче середовище, в результаті чого воно стає багатокомпонентним, що містить частинки зовнішнього газу і металічної пари. Важливим фактором, який впливає на процеси випаровування металу в даних умовах, є те, що зовнішнє по відношенню до металу середовище суттєво іонізоване.

Для опису дугової, лазерної та комбінованої плазми, що межує з поверхнею металу, який випаровується, запропоновано єдиний підхід (аналогічний використаному при дослідженні катодних процесів). В його рамках приповерхневий (кнудсенівський) шар плазми умовно ділиться на дві зони. Зовнішня межа цього шару, за якою починається гідродинамічна область плазми, знаходиться на відстані від поверхні, рівній кільком довжинам вільного пробігу частинок, котра при атмосферному тискові зов-нішнього газу значно менша розмірів зони контакту плазми з поверхнею металу і радіусу кривизни цієї поверхні. Тому шар Кнудсена можна вважати плоским і квазіодновимірним. Розрахунок характеристик плазми на межі даного шару з гідродинамічною областю проводиться шляхом введення певних припущень відносно виду функцій розподілу частинок на межах шару і використання балансних співвідношень для потоків важких частинок, потоків їх імпульсу та енергії.

На зовнішній межі кнудсенівсько-го шару передбачається виконання умов ЧЛТР (двотемпературне наближення) для багатокомпонентної плазми, яка характеризується параметрами: , T_e - концентрація і температура електронів; - концентрації атомів (Z = 0) та іонів (Z ? 1) газу (б = g) і металічної пари (б = m); T - температура важкої компоненти плазми; u - середньомасова швидкість частинок пари; j - нормальна до поверхні металу компонента густини електричного струму, яка може бути представлена у такому вигляді:

(9)

де ц⁰ - потенціал плазми відносно металу, а решта позначень відповідають прийнятим раніше. Передбачається також, що якщо між плазмою і металом протікає електричний струм (дугове або комбіноване зварювання), то метал є анодом дуги. У випадку лазерного зварювання або обробки матеріалів безструмовим потоком плазми цей струм дорівнює нулю.

З урахуванням того, що довжина вільного пробігу іонів стосовно кулонівських зіткнень у передшарі плазми значно менша відповідної довжини для зіткнень іонів з атомами та довжини вільного пробігу атомів стосовно до актів іонізації, для обчислення іонних струмів j_бZ, що течуть на поверхню металу, можна отримати вирази:

(10)

Тут слід відзначити, що швидкість іонів на зовнішній межі шару просторового заряду повинна задовольняти критерій утворення цього шару (критерій Бома). Тоді, підставляючи отримані вирази у формулу (9), можна знайти повне падіння потенціалу в кнудсенівськом шарі плазми.

В якості другої межі для отримання балансних співвідношень вибирається зовнішня межа шару просторового заряду, що є в даних умовах шаром без зіткнень. Такий вибір обумовлений тим, що тут вже визначені концентрації та швидкість іонів (10), а функції розподілу атомів газу і металу можна вважати незмінними в межах даного шару. В цьому випадку, використовуючи явний вигляд функцій розподілу важких частинок на вказаних межах, легко отримати потрібні балансні співвідношення:

(11)

(12)

 (13)

Тут T_s, n_ms - локальне значення температури поверхні металу і відповідна концентрація атомів насиченої пари; Ц(x) - інтеграл ймовірності. Співвідношення (11)-(13) являють собою систему п'яти рівнянь відносно невідомих , n_gs, в_m0, в_g0 і T. Концентрації іонів , які входять в ці рівняння, визначаються з умови квазінейтральності плазми, закону Дальтона та рівнянь Саха, а температура електронів T_e, безрозмірна швидкість пари г_m і температура поверхні T_s є зовнішніми параметрами.

Доти, доки парціальний тиск іонізованої пари менший від зовнішнього тиску p⁰, атоми металу, які покидають його поверхню, можуть дифундувати в оточуючу плазму (дифузійний режим випаровування), а тиск на поверхню залишається практично рівним зовнішньому. В цьому випадку для визначення T_e, г_m та j за межами кнудсенівского шару (в гідродинамічній області) використовується двотемпературна модель багатокомпонентної плазми стовпа електричної дуги, оптичного або комбінованого розряду з урахуванням взаємної дифузії частинок зовнішнього газу і металічної пари. Коли тиск пари, збільшуючись по мірі підвищення T_s, стає більшим p⁰, починається розлітання пари (конвективний режим випаровування), при цьому тиск на поверхню розплаву може набагато перевищувати зовнішній тиск, а винесення потоком пари енергії сублімації атомів з поверхні металу може грати важливу роль в її енергетичному балансі. У випадку конвективного режиму випаровування система (11)-(13) зводиться до трьох рівнянь (відносно , в_m0, T), для замикання яких використовується модель однокомпонентної (металічної) іонізаційно-рівноважної плазми.

Знайдені за допомогою балансних співвідношень характеристики плазми на межі шару Кнудсена складають основу для розрахунку потоку тепла і тиску плазми на поверхню металу, що випаровується. Зокрема, на рис. 11 представлені результати розрахунків густини теплового потоку Q_P, який вводиться в метал безструмовою (наприклад, лазерною) плазмою при дифузійному режимі випаровування (г_m ? 0). Величина Q_P зростає зі зростанням електронної температури плазми, причому в діапазоні T_e 8000 K збільшення температури поверхні супроводжується істотним зростанням теплового потоку, тоді як при великих T_e вплив T_s на величину Q_P послаблюється. Отримані для безструмової плазми значення Q_P свідчать про те, що при лазерній обробці металів з утворенням плазмового факела густини потужності, які вводяться лазерним пучком (Q_L 10⁶ Вт/см²) і приповерхневою плазмою, можуть бути порівнянні.

Якщо між плазмою і металом протікає електричний струм, як, наприклад, у випадку лазерно-дугового зварювання, густина теплового потоку Q_P виявляється вищою, ніж для безструмової плазми, збільшуючись зі зростанням j. Отже, пропускання струму через лазерну плазму шляхом збудження електричної дуги в зоні лазерної дії на виріб дозволяє більш ефективно передавати металу запас енергії лазерної плазми.

Тиск на межі кнудсенівского шару залишається постійним (p = p⁰) доти, доки температура поверхні металу така, що відповідне значення парціального тиску пари менше або дорівнює p⁰, і починає зростати разом з подальшим збільшенням T_s. Зростання p супроводжується розлітанням пари і збільшенням тиску на поверхню ванни розплаву, яке визначає режим проплавлення металу в процесі дії лазерного пучка, електричної дуги або їх комбінації. Роль граничної температури поверхні, при якій починається розлітання пари у зовнішнє середовище атмосферного тиску, за відсутності іонізації грає температура кипіння металу T_B. Температура поверхні металу, вище якої тиск на поверхню починає перевищувати атмосферний, при наявності іонізації виявляється істотно меншою T_B і зменшується зі зростанням T_e. Таким чином, при лазерному зварюванні металів випромінюванням невеликої потужності (яке не призводить до утворення лазерної плазми) використання зовнішнього іонізатора (електричної дуги) дозволяє істотно знизити температуру поверхні, при якій відбувається перехід від теплопровіднісного режиму проплавлення металу до більш ефективного режиму глибокого проплавлення.

Для замикання описаної моделі теплової та динамічної дії на метали електродугової плазми, лазерного пучка або їх комбінації необхідно визначити розподіл температури поверхні T_s металу, який обробляється, в зоні дії даного джерела тепла. З цією метою можна використовувати рівняння теплопровідності в об'ємі металу разом з рівнянням, що визначає форму вільної поверхні ванни розплаву, при самоузгодженому заданні в якості граничних умов відповідних розподілів густини теплового потоку і тиску на вказану поверхню.

Запропонована спрощена модель теплопровіднісного режиму проплавлення металу при комбінованому зварюванні випромінюванням ІАГ-лазера (Q⁰ < 1 кВт) і дугою з неплавким електродом (I = 60…100 A) в атмосфері аргону. В основу моделі покладено той факт, що при лазерно-дуговій дії на виріб додаткове тепловкладення за рахунок такого концентрованого джерела тепла, як лазерний пучок, призводить до виникнення на поверхні зварювальної ванни зони інтенсивного випаровування металу, яка відсутня у випадку зварювання аргоновою дугою вказаного струму. В результаті дуга на аноді починає горіти в парі металу, що має більш низький потенціал іонізації, ніж аргон, при цьому струм дуги прагне стягнутися в зону лазерного випаровування металу. Виходячи з цього, для розрахунку розподілу температури у зразку при лазерно-дуговому зварюванні запропоновано використовувати відому формулу, що описує квазістаціонарне температурне поле в плоскому шарі від двох співвісних рухомих джерел тепла (обидва джерела вважаються нормально круговими та поверхневими), обираючи в ній радіус дугового джерела рівним обчисленому середньому значенню радіуса зони кипіння металу, що встановилась. Результати розрахунків, проведених на основі описаної моделі, для комбінованого зварювання нержавіючої сталі 10Х18Н10Т товщиною 4 мм добре узгоджуються з експериментальними даними.

Для швидкісного лазерно-мікроплазмового зварювання тонколистових алюмінієвих сплавів розроблено спосіб і пристрій, які ґрунтуються на спільному використанні лазерного пучка малої потужності та мікроплазмової дуги зворотної полярності. Запропонований спосіб дозволяє виконувати очистку поверхні алюмінію від окисної плівки в процесі зварювання, чого не можна досягти при лазерному зварюванні, стабілізувати рух дуги при великих, порівняно з мікроплазмовою, швидкостях зварювання, а також істотно підвищити ефективність використання енергії лазерного випромінювання та електричної дуги. Експерименти по комбінованому зварюванню алюмінієвого сплаву АМг-2 завтовшки 0,35 мм показали, що при струмі дуги 22 А і потужності пучка 250 Вт вдається досягти швидкості зварювання 9 м/хв з якісною очисткою поверхні та повним проплавленням зразка, при цьому ширина швів складає 1,0…1,2 мм. Слід відзначити, що використання тільки лазерного пучка або тільки мікроплазмової дуги не дозволяє виконувати зварювання даного металу навіть на швидкості 3 м/хв.

З метою вивчення технологічних можливостей комбінованого лазерно-мікроплазмового зварювання різних металів малих товщин розроблена конструкція і створено дослідний зразок інтегрованого плазмотрона для зварювання сталей, титанових і алюмінієвих сплавів. Плазмотрон призначений для роботи з пучком ІАГ-лазера потужністю до 2 кВт, має два штирьових вольфрамових електроди і дозволяє виконувати комбіноване зварювання з використанням дуги як прямої полярності (сталь, титан), так і змінної полярності (алюмінієві сплави) при струмах дуги до 50 А. Попередні експерименти показали високу ефективність застосування розробленого плазмотрона для зварювання різних металів, в першу чергу алюмінієвих сплавів.

В п'ятому розділі дисертації досліджені особливості взаємодії лазерного випромінювання і потоку дугової плазми з дисперсними матеріалами. При дослідженні нагрівання керамічних частинок випромінюванням СО₂-лазера враховувалось, що, на відміну від металів, які поглинають лазерне випромінювання в тонкому приповерхневому шарі, керамічні матеріали, що є діелектриками, достатньо прозорі в інфрачервоному діапазоні і при характерних розмірах частинок порядку довжини хвилі лазерного випромінювання поглинають його енергію в усьому об'ємі частинки. Допускалось також, що нерівномірність нагрівання частинок, обумовлена інтерференційною структурою електромагнітного поля, індукованого в частинці лазерним випромінюванням, може призводити до неоднорідності розподілу оптичних властивостей матеріалу частинки, які залежать від температури.

Для знаходження розподілу потужності випромінювання D_p(r), яка поглинається радіально-неоднорідною сферичною частинкою радіусу a, використовувався метод пошарової апроксимації, в рамках якого частинка умовно ділиться на N однорідних сферичних шарів з діелектричною проникністю , постійною в межах кожного шару (a_s-1 < r ? a_s, де a_s і a_s-1 - зовнішній і внутрішній радіуси s-го шару, s = 1, 2,…, N). За допомогою розв'язання задачі дифракції плоскої хвилі на радіально-неоднорідній кулі були отримані такі вирази для розрахунку густини потужності, що поглинається при a_s-1 < r ? a_s:

(14)

Тут S^inc, k - інтенсивність і хвильовий вектор лазерного випромінювання; j_m(x), n_m(x) - сферичні функції Бесселя і Неймана m-го порядку; а величини знаходяться за допомогою рекурентних співвідношень.

Були розраховані радіальні розподіли потужності, яка поглинається в однорідних частинках Al₂O₃, SiO₂ і TiO₂. У випадку Al₂O₃ і TiO₂ величина D_p спадає від поверхні частинки до її центру, причому зі збільшенням a, особливо для частинок з сильно поглинаючого матеріалу (TiO₂), нерівномірність нагрівання посилюється. Для частинок SiO₂ максимум поглинання, розташований всередині частинки, зменшується зі зростанням її радіуса (рис. 13), в результаті чого нагрівання частинок SiO₂ при збільшенні a відбувається більш рівномірно.

Розв'язання задачі дифракції дозволяє також знайти повні перерізи розсіювання Q^sc та поглинання Q^d електромагнітної хвилі частинками, які розглядаються. Розрахункові залежності величини Q^d/(Q^d + Q^sc), що характеризує відношення потужності, яка поглинається частинкою, до повної потужності, яка забирається частинкою у падаючої хвилі, від радіуса частинок показують, що ефективність нагрівання частинок з матеріалів із малим поглинанням (Al₂O₃, SiO₂) підвищується зі збільшенням a, тоді як для сильно поглинаючих частинок (TiO₂) - знижується.

Для розрахунку просторово-часового розподілу температури T_p(r, t) в частинці, що нагрівається лазерним випромінюванням, використовувалось нестаціонарне рівняння теплопровідності з розподіленим джерелом тепла:

(15)

Тут с_p - густина; ч_p - коефіцієнт теплопровідності; - ефективна теплоємність матеріалу частинки, яка обчислюється з урахуванням прихованої теплоти плавлення і пароутворення, а розподіл D_p(r, t) розраховувався за формулами (14). В припущенні, що частинка знаходиться в потоці холодного газу з температурою T_ext, крайові умови до рівняння (15) задавались у вигляді:

(16)

де T₀ - початкова температура частинки; T_s - температура її поверхні; в - ступінь чорноти матеріалу частинки; у₀ - постійна Стефана-Больцмана; б - коефіцієнт тепловіддачі, який визначається з критеріальної залежності. При проведенні розрахунків розглядались випадки, коли оптичні властивості матеріалів (Al₂O₃, SiO₂) змінювались з температурою та коли вони були постійними. В першому випадку припускалось, що дійсна частина комплексної діелектричної проникності матеріалу не залежить від температури, а уявна частина, обернено пропорційна довжині вільного пробігу фононів, е''(T_p) = Ac_p(T_p)/ч_p(T_p), де постійна A визначається по відомому значенню е'' при T_p = T₀ = 293 К.

Як показали розрахунки при S^inc = 10⁶ Вт/см², a = 30 мкм, неоднорідний розподіл джерел тепла в частинках призводить до того, що навіть при е = const температура поверхні частинки Al₂O₃ зростає швидше, ніж температура її центра, тоді як у випадку SiO₂ спостерігається зворотна картина. У відповідності з цим частинка SiO₂ нагрівається таким чином, що при r = 1,5 мкм реалізуються умови вибухоподібного випаровування її матеріалу і радіус частинки стрибкоподібно зменшується до вказаного значення. Потужність випромінювання, яка поглинається рештою матеріалу виявляється настільки малою, що частинка починає холонути.

При врахуванні температурної залежності оптичних властивостей матеріалів неоднорідність нагрівання частинок Al₂O₃ посилюється, а частинок SiO₂ дещо послаблюється. Це пов'язано з перерозподілом еЅ, а отже, і D_p по об'єму частинок. Врахування залежності дисипативних властивостей матеріалів від температури призводить також до збільшення розрахункової швидкості нагрівання частинок Al₂O₃, порівняно з наближенням однорідних частинок, і до її зниження у випадку SiO₂. Причиною цього є відповідні зміни перерізів поглинання Q^d лазерного випромінювання даними частинками в процесі їх нагрівання.

Стосовно до умов плазмового напилення покриттів розроблена математична модель процесів нагрівання і руху дрібнодисперсних частинок у турбулентному плазмовому струмені, який генерується дуговим плазмотроном непрямої дії (з гладким каналом). Моделювання такого струменя в залежності від розмірів каналу сопла-анода плазмотрона, режиму його роботи та роду плазмоутворюючого газу проводиться на основі системи рівнянь для опису розряду в дозвуковому турбулентному потоці газу, запропонованої в третьому розділі. Розрахунок температурного поля напилюваної частинки (яка вважається сферичною) при русі у слабозапиленому струмені з відомими розподілами температури та швидкості плазми здійснюється з використанням рівняння теплопровідності (15) без урахування внутрішнього джерела тепла (D_p = 0). Це рівняння розв'язується при крайових умовах (16), де під T_ext слід розуміти температуру плазми в точці знаходження частинки. Розрахунок траєкторії і швидкості частинки в залежності від початкового діаметру, матеріалу частинки та умов її вводу в струмінь зводиться до розв'язання рівняння руху частинки під дією сили аеродинамічного опору. Значення коефіцієнтів теплообміну і лобового опору частинки обчислюються на основі критеріальних залежностей для обтікання сфери.

Для комп'ютерної реалізації розробленої моделі створено програмне забезпечення CASPSP, яке являє собою пакет прикладних програм, що дозволяють проводити розрахунок характеристик турбулентних плазмових струменів, а також моделювати процеси нагрівання і руху напилюваних частинок. Дане програмне забезпечення призначене для вибору оптимальних параметрів режиму напилення, має зручний інтерфейс для роботи в операційних системах Windows 9x/NT/2000 і може бути корисне при розробці різноманітних технологій плазмового напилення.

З метою оцінки адекватності описаної математичної моделі та програмного забезпечення для її комп'ютерної реалізації було проведено експериментальне дослідження і відповідне комп'ютерне моделювання процесів плазмового напилення частинок Ni та Al₂O₃. Показана цілком задовільна відповідність розрахункових даних з експериментальними.

Висновки

Дисертаційна робота присвячена розробці основ теорії комбінованих лазерно-дугових і лазерно-плазмових процесів зварювання і обробки матеріалів, принципів побудови та методів розрахунку пристроїв для їх практичної реалізації. Сукупність наукових положень і технічних розробок, представлених в дисертації, складає вирішення важливої науково-прикладної проблеми створення високоефективних способів лазерно-плазмової обробки матеріалів і вносить значний вклад в розвиток електротермічних плазмових та лазерних технологій. Основні результати і висновки роботи полягають в наступному:

Проведені теоретичні дослідження фізичних явищ, які відбуваються при взаємодії сфокусованого лазерного пучка з плазмою електричної дуги, об'єднаних в комбінованому процесі. Встановлено, що в системі пучок випромінювання СО₂-лазера - електрична дуга можливе виникнення особливого типу газового розряду - комбінованого лазерно-дугового розряду, властивості якого відрізняються як від властивостей звичайної дуги, так і від властивостей оптичного розряду, що підтримується лазерним випромінюванням. Необхідною умовою реалізації лазерно-дугового розряду є порівнянність енергії, яка вкладається в дугову плазму лазерним пучком, з енергією, яка виділяється в ній за рахунок протікання електричного струму.

Показано, що, діючи сфокусованим пучком випромінювання СО₂-лазера на плазму стовпа електричної дуги, яка горить в потоці газу, можна ефективно керувати її характеристиками, змінюючи потужність і ступінь фокусування пучка, який вводиться. Теоретично обґрунтовано, що в системі, яка розглядається, можливе формування плазмової лінзи, фокусуючі властивості якої залежать від струму дуги, складу та витрати плазмоутворюючого газу. Це дозволяє, варіюючи вказані умови горіння дуги, керувати фокусуванням лазерного пучка в плазмі розряду.

Доведено, що лазерно-дуговий розряд (як джерело тепла для обробки матеріалів), який має широкі можливості керування концентрацією теплової та електромагнітної енергії, може бути покладений в основу створення нового класу плазмових пристроїв - інтегрованих лазерно-дугових плазмотронів для реалізації комбінованих процесів зварювання, різання, наплавлення, напилення, термообробки поверхні та ін.. Запропоновані різні схеми побудови лазерно-дугових плазмотронів прямої та непрямої дії.

Розроблені математичні модели комбінованого розряду в лазерно-дугових плазмотронах осесиметричної конструкції, що працюють в ламінарному або турбулентному режимі протікання плазмоутворюючого газу. Запропонована спеціальна конструкція трубчатого термоемісійного катода, робочий кінець якого може підігріватися лазерним випромінюванням, що пропускається через катод. Сформульована модель катодних процесів для трубчатого термокатода і проведено чисельне моделювання комбінованого розряду в плазмотроні з таким катодом. Встановлено, що тугоплавкий трубчатий катод з регульованим лазерним підігріванням має широкі можливості керування розмірами і положенням області катодної прив'язки розряду, розподілом густини струму на катоді та в прикатодній плазмі, катодним падінням потенціалу та ін.

Створений інтегрований плазмотрон з трубчатим термокатодом для лазерно-плазмового порошкового наплавлення з розподіленою подачею порошку. Експериментальні дослідження плазмотрона показали, що він працює стійко, з високою стабільністю параметрів плазми. Крім того, він досить надійний і довговічний, оскільки стабілізація струмового каналу і зменшення напруженості поля в дузі під дією лазерного випромінювання знижують небезпеку подвійного дугоутворення, а попереднє лазерне розігрівання катода помітно зменшує пускову ерозію, підвищуючи тим самим ресурс роботи катода. Практичне використання розробленого плазмотрона дозволяє істотно підвищити швидкість і стабільність процесу порівняно зі звичайним способом плазмово-порошкового наплавлення, значно знизити собівартість і збільшити продуктивність наплавлення порівняно з лазерним.

Розвинута теорія взаємодії газорозрядної плазми і лазерного випромінювання з поверхнею металу, що випаровується. Дана теорія дозволяє з єдиних позицій описувати процеси дугового, лазерного і комбінованого впливу на метали при самоузгодженому врахуванні фізичних явищ, які протікають в приповерхневій плазмі, на поверхні та в об'ємі металу. Досліджені характеристики теплового і динамічного впливу складових комбінованого джерела тепла на поверхню металу при лазерно-дуговому зварюванні і термообробці. Встановлено, що використання зовнішнього іонізатора (електричної дуги) при лазерному зварюванні без утворення плазмового факела дозволяє істотно знизити температуру поверхні ванни розплаву, при якій починається перехід від теплопровіднісного режиму проплавлення до більш ефективного режиму глибокого проплавлення. Це є однією з основних причин більш високої ефективності лазерно-дугового і лазерно-плазмового зварювання порівняно з лазерним.

Запропоновано спосіб швидкісного лазерно-мікроплазмового зварювання алюмінієвих сплавів малих товщин, який полягає в спільному використанні лазерного пучка малої потужності та мікроплазмової дуги зворотної полярності. Експериментальні дослідження даного способу показали, що він дозволяє стабілізувати рух плями дуги по поверхні металу при великих швидкостях зварювання, істотно підвищити ефективність використання енергії як лазерного пучка, так і мікроплазмової дуги, а також виконувати очистку поверхні алюмінію від окисної плівки в ході процесу.

Розроблена конструкція і створений дослідний зразок інтегрованого плазмотрона для лазерно-мікроплазмового зварювання сталей, титанових і алюмінієвих сплавів малих товщин з використанням пучка випромінювання ІАГ-лазера і мікроплазмової дуги постійного струму прямої полярності або змінного струму в режимі різнополярних імпульсів. Попередні дослідження технологічних можливостей розробленого плазмотрона показали високу ефективність його застосування для комбінованого зварювання, особливо алюмінієвих сплавів.

Запропонована модель теплопровіднісного режиму проплавления металу при лазерно-дуговому зварюванні ІАГ-лазером і аргоновою дугою з неплавким електродом. Встановлно, що основним механізмом впливу лазерного пучка на поведінку дуги в цих умовах є утворення зони лазерного випаровування металу, яке призводить до контрагування анодної області дуги і її стабілізації в межах вказаної зони. Обидва ці ефекти дозволяють істотно підвищити швидкість лазерно-дугового зварювання порівняно з аргонодуговим, що виконується при ефективній потужності дуги, рівній сумі ефективних потужностей лазерної і дугової складових комбінованого джерела тепла, які застосовуються окремо.

Проведені дослідження процесів взаємодії лазерного випромінювання і дугової плазми з дрібнодисперсними матеріалами. Показано, що при розрахункові динаміки лазерного нагрівання керамічних частинок, розміри яких порівнянні з довжиною хвилі лазерного випромінювання, необхідно враховувати інтерференційну структуру електромагнітного поля в об'ємі частинок і пов'язану з цією структурою просторову неоднорідність розподілу потужності випромінювання, яке поглинається частинкою. Комбінуючи плазмовий і лазерний способи нагрівання дрібнодисперсних керамічних матеріалів, можна добитись потрібного, наприклад, однорідного розподілу температури по об'єму частинок. Завдяки цьому використання комбінованого лазерно-плазмового напилення відкриває широкі можливості нанесення нових керамічних покриттів, зокрема покриттів з SiO₂.

Створено програмне забезпечення для комп'ютерного моделювання процесу плазмового напилення, яке дозволяє швидко і з достатньо хорошою точністю проводити кількісну оцінку теплових і газодинамічних характеристик турбулентних плазмових струменів, які використовуються при плазмовому нанесенні покриттів, а також моделювати процеси нагрівання і руху частинок матеріалу, що напилюється, в залежності від технологічних параметрів режиму напилення. Дане програмне забезпечення може бути корисне інженерам-технологам при розробці різних технологій плазмового напилення та використане як навчальний посібник для підготовки студентів і аспірантів відповідних спеціальностей.

Основні публікації за темою дисертації

1. Seyffarth P., Krivtsun I.V. Laser-arc processes and their applications in welding and material treatment // Welding and Allied Processes. - London: Taylor & Francis, 2002. Vol. 1. - 200 p.

2. Laser-arc discharge: Theory and applications / V.S. Gvozdetsky, I.V. Krivtsun, M.I. Chizhenko, L.M. Yarinich // Welding and Surfacing Rev. - Harwood Academic Publ., 1995. - Vol. 3. - 148 p.

3. К расчету коэффициентов поглощения и отражения оптического пучка при лазерной обработке металлов / В.С. Гвоздецкий, Г.М. Корчинский, И.В. Кривцун, А.Г. Загородний, И.П. Якименко // Автоматическая сварка. - 1987. - № 1. - С. 70-71.

4. Гвоздецкий В.С., Кривцун И.В., Чиженко М.И. Расчет теплофизических свойств и коэффициентов переноса термической плазмы при сварке в Ar-He смеси // Сб. научн. тр. ИЭС им. Е.О. Патона “Применение математических методов в сварке”. - Киев: Наукова думка, 1988. - С. 21-28.

5. Особенности поглощения энергии в слое диэлектрика, находящегося на металлической поверхности, при его термической обработке электромагнитным излучением / В.С. Гвоздецкий, Г.М. Корчинский, И.В. Кривцун, А.Г. Загородний, И.П. Якименко // Автоматическая сварка. - 1988. - № 11. - С. 15-19.

6. Технологический лазер на иттриево-алюминиевом гранате мощностью 400 Вт / Х.С. Багдасаров, В.В. Дьяченко, Е.А. Федоров, В.С. Гвоздецкий, И.В. Кривцун, А.А. Свиргун // Автоматическая сварка. - 1990. - № 2. - С. 73-75.

7. Спектры спонтанного излучения полупространства неоднородной плазмы / В.С. Гвоздецкий, А.Г. Загородний, Г.М. Корчинский, И.В. Кривцун, И.П. Якименко // Физика плазмы. - 1990. - 16, № 5. - С. 604-611.

8. Расчетная оценка влияния лазерного излучения на характеристики плазмы столба дуги в канале сопла / В.С. Гвоздецкий, И.В. Кривцун, А.А. Свиргун, М.И. Чиженко // Автоматическая сварка. - 1990. - № 8. - С. 8-14.

9. Моделирование процессов переноса в многокомпонентной плазме столба сварочной дуги / В.С. Гвоздецкий, В.Ф. Демченко, И.В. Кривцун, В.И. Махненко, А.В. Романенко, М.И. Чиженко // Сб. научн. тр. ИЭС им. Е.О. Патона “Проблемы сварки и специальной электрометаллургии”. - Киев: Наукова думка, 1990. - С. 221-229.

10. Технологический лазер на кристаллах ИАГ мощностью 1 кВт / Х.С. Багдасаров, В.В. Дьяченко, Е.А. Федоров, В.С. Гвоздецкий, И.В. Кривцун, А.А. Свиргун // Автоматическая сварка. - 1991. - № 4. - С. 67-69.

11. Бушма А.И., Кривцун И.В. Особенности нагрева мелкодисперсных керамических частиц лазерным излучением // Физика и химия обработки материалов. - 1992. - № 2. - С. 40-48.

12. Кривцун И.В., Парнета И.М. Особенности токопереноса в анодной области дугового разряда // Автоматическая сварка. - 1993. - № 3. - С. 28-30.

13. Кривцун И.В., Чиженко М.И. Основы расчета лазерно-дуговых плазмотронов // Автоматическая сварка. - 1997. - № 1. - С. 16-23.

14. Сом А.И., Кривцун И.В. Лазер + плазма: поиск новых возможностей в наплавке // Автоматическая сварка. - 2000. - № 12. - С. 36-41.

15. Компьютерное моделирование процесса плазменного напыления / Ю.С. Борисов, И.В. Кривцун, А.Ф. Мужиченко, Е.Е. Люгшайдер, У. Эритт // Автоматическая сварка. - 2000. - № 12. - С. 42-51.

16. Кривцун И.В. Модель испарения металла при дуговой, лазерной и лазерно-дуговой сварке // Автоматическая сварка. - 2001. - № 3. - С. 3-10.

17. Моделирование тепловых процессов при ремонте трубопроводов в условиях космоса / Ю.Л. Васенин, А.А. Загребельный, А.Т. Зельниченко, И.В. Кривцун, В.Ф. Шулым // Автоматическая сварка. - 2001. - № 4. - С. 19-24.

18. Кривцун И.В. Особенности работы трубчатого термокатода, подогреваемого лазерным излучением // Автоматическая сварка. - 2001. - № 10. - С. 56-62.

19. Коваленко В.С., Крівцун І.В. Комбіновані лазерно-дугові процеси обробки матеріалів. Ч. I. Ефекти комбінованої обробки і способи її реалізацїї // Наукові вісті НТУУ “КПІ”. - 2001. - № 5. - С. 33-44.

20. Кривцун И.В. Особенности проплавления металла при лазерно-дуговой сварке с использованием ИАГ-лазера // Автоматическая сварка. - 2001. - № 12. - С. 33-36.

21. Коваленко В.С., Крівцун І.В. Комбіновані лазерно-дугові процеси обробки матеріалів. Ч. II. Технологічні можливості комбінованого джерела тепла і взаємовплив його складових // Наукові вісті НТУУ “КПІ”. - 2001. - № 6. - С. 47-66.

22. Гибридная лазерно-микроплазменная сварка металлов малых толщин / Б.Е. Патон, В.С. Гвоздецкий, И.В. Кривцун, А.А. Загребельный, В.Ф. Шулым, В.Л. Джеппа // Автоматическая сварка. - 2002. - № 3. - С. 5-9.

23. Пат. 5700989 США, МКИ B23K 26/00, 10/00. Combined laser and plasma arc welding torch / I.S. Dykhno, I.V. Krivtsun, G.N. Ignatchenko. - Опубл. 23.12.97.

24. Спектры спонтанного излучения полупространства неоднородной плазмы / В.С. Гвоздецкий, А.Г. Загородний, Г.М. Корчинский, И.В. Кривцун, И.П. Якименко // Препринт ИТФ-88-110Р. - Киев: ИТФ, 1988. - 36 с.

25. Лазерно-дуговой разряд в канале / В.С. Гвоздецкий, И.В. Кривцун, А.А. Свиргун, М.И. Чиженко // Препринт ИЭС-89-6. - Киев: ИЭС им. Е.О. Патона, 1989. - 30 с.

26. Гвоздецкий В.С., Кривцун И.В., Чиженко М.И. Численное исследование характеристик разряда в канале лазерно-дугового плазмотрона // Препринт ИЭС-91-2. - Киев: ИЭС им. Е.О. Патона, 1991. - 42 с.

27. Radiation of electromagnetic waves by inhomogeneous plasmas / G.M. Korchinsky, I.V. Krivtsun, I.P. Yakimenko, A.G. Zagorodny // Proceedings of the XIX Int. Conf. on Phenomena in Ionized Gases, Yugoslavia, Belgrade, 1989. - P. 824-825.

28. Гвоздецкий В.С., Кривцун И.В., Чиженко М.И. Взаимодействие лазерного пучка с плазмой электрической дуги // Материалы VIII Всесоюзной конференции по физике низкотемпературной плазмы, Минск, 1991. - Ч. III. - С. 31-32.

29. Кривцун И.В., Парнета И.М. О механизме контракции тока в анодной области дугового разряда // Тезисы докладов Международной конференции “Физика дуги и источники питания”. - Киев: ИЭС им. Е.О. Патона, 1992. - С. 20-22.

30. Гвоздецкий В.С., Кривцун И.В., Чиженко М.И. Расчет характеристик лазерно-дугового разряда в потоке аргона // Тезисы докладов Международной конференции “Физика дуги и источники питания”. - Киев: ИЭС им. Е.О. Патона, 1992. - С. 24-25.

31. Исследование нагрева и движения частиц в потоке Ar-He плазмы при различных давлениях / Ю.С. Борисов, А.И. Бушма, И.В. Кривцун, А.В. Чернышов, М.И. Чиженко // Тезисы докладов XII научно-технической конференции “ Теория и практика газотермического нанесения покрытий”, Дмитров, 1992. - Т. 1. - С. 7-10.

32. Bushma A.I., Krivtsun I.V. Modelling of laser heating of the fine ceramic particles // Proceedings of the IV Europ. Conf. on Laser Treatment of Materials, Germany, Gцttingen, 1992. - P. 719-723.

33. Computer-aided simulation and experimental study of dusted plasma jets emitting into limited space / Yu. Borisov, A. Chernyshov, M. Chizhenko, I. Krivtsun, V. Shimanovich, I. Kratko // Proceedings of the VII National Thermal Spray Conf., USA, Boston, 1994. - P. 361-366.

34. Borisov Yu.S., Krivtsun I.V., Muzhichenko A.F. Software package for computer-aided simulation of plasma spraying process // Abstracts of the 5^th Int. Thermal Plasma Processes Conf., Russia, St. Petersburg, 1998. - P. 91.

35. Krivtsun I.V. Modeling of the laser-arc plasma torch // Abstracts of the 5^th Int. Thermal Plasma Processes Conf., Russia, St. Petersburg, 1998. - P. 132.

36. Krivtsun I.V., Som A.I. Modeling of the laser-arc plasma torch // Progress in Plasma Processing of Materials: Proceedings of the 5^th Int. Thermal Plasma Processes Conf., Russia, St. Petersburg, 1998. - New York: Begell House Inc., 1999. - 958 p.

37. Comparison of computer modeling and measurements in plasma spraying of Ni and Al₂O₃ / Yu. Borisov, I. Krivtsun, A. Muzhichenko, E.E. Lugscheider, U. Eritt // Proceedings of the XIII International Conference on Surface Modification Technologies. - Singapore, 1999. - P. 183-188.

Размещено на Allbest.ru