книги / Основы электронно-лучевой обработки материалов

В случае синусоидальных колебаний отклоняющее напряжение

* . - • / V w + F - <24S»

Общее сопротивление цепи при малых частотах колебаний опре­ деляется так же, как и при постоянном отклоняющем напряжении: Z0 ^ R, k 2 ^ 2nL/R. С увеличением частоты до 100 Гц X L *=&R y а при увеличении примерно до 400 Гц сопротивление можно опре­

делить как Z Q = Y R * + XL a k 2— по выражению (245). При f > 400 Гц доля активного сопротивления становится пренебре­

151

Максимальные отклонения по осям соответственно составят

2. Если ф = я/г, то эллипс превращается в линию, угол на­ клона которой зависит от соотношения Dmx и Dmy.

Очевидно, что из-за астигматизма отклонения амплитуда будет оказывать влияние на форму пятна нагрева и распределение тока по сечению пучка и, как следствие, на форму проплавления.

Влияние амплитуды отклонения электронного пучка на форму фокального пятна изучали путем прожигания тонких полос, изго­ товленных из алюминиевой фольги (6 = 0,05-ь0,1 мм), располо­ женных на расстоянии 20—25 мм друг над другом. Полосы 175 X X 50 мм крепили в специальном устройстве, позволяющем произ­ водить их натяг и регулировать положение по высоте. Нижняя полоса находилась от поверхности изделия на расстоянии 10 мм. Затем устанавливали амплитуду отклонения (0; 27; 51 и 63,5 мм)

ка форма фокального пятна представляет собой круг при нейтраль­ ном положении пучка. Увеличение амплитуды отклонения до 27 мм не вызывает больших искажений прожигаемой фигуры. Заметные изменения появляются при D = 51 мм. Дальнейшее увеличение амплитуды колебаний сильно влияет на форму отверстия для вто­ рого и третьего режимов: сфокусированный пучок имеет в сечении форму полумесяца, перефокусированный ■— каплеобразную форму. Направления искажений связаны с направлением отклонения. Изменения размеров фокального пятна в направлении, перпен­ дикулярном направлению отклонения, обнаружено не было.

Определение формы пятна нагрева для других электронно­ оптических систем (например, ЭП-60М и У-146М) показало, что при осевом положении пучка на номинальном режиме прожигае­ мая площадь ограничена астроидой для пушки ЭП-60М и окруж­ ностью — для пучка пушки У-146М. В случае отклонения пучка форма пятна имеет вид сильно вытянутого ромба (при ЭП-60М) и эллипса (при У-146М), причем направления большей диагонали ромба и большей оси эллипса совпадают с направлением откло­ нения. Таким образом, форма пятна в отклоненном положении

Совместный анализ рис. 86 и 87 и фотографии зон проплавле­ ния позволяют сделать вывод, что форма зоны проплавления при

152

любой величине отклонения электронного пучка определяется распределением тока пучка в этом положении.

Количественная оценка влияния величины отклонения пучка на размеры зон проплавления дана на рис. 88. Ширина шва при всех режимах фокусирования изменяется медленнее, чем глубина, и, кроме того, видно, что эти изменения практически линейны до значительных величин отклонений.

Полученные результаты необходимо учитывать при сварке колеблющимся пучком в различных технологических вариантах. Например, амплитуду продольных колебаний можно не ограничи­ вать по причине искажений формы проплавления, так как попереч­ ное сечение шва всегда будет иметь симметричный вид, а величина отклонения будет влиять только на глубину проплавления. При поперечных колебаниях искажения шва будут в поперечном се­ чении, поэтому необходимо ограничить амплитуду колебаний на том ее пределе, при котором будут допустимые для данной задачи искажения. Особенно необходимо вводить ограничения величины отклонения пучка при разработке следящих за положением пучка систем, чтобы не допустить непровара в корне шва при устойчивом и надежном слежении пучка за стыком.

153

Рис. 89. Результат скани­ рования источником в на­ правлении, перпендику­ лярном шву [§/]:

а) сверху — распределение

удельной мощности, снизу — граница области непосред­ ственного выделения энер­ гии. Штриховые линии со­ ответствуют движению источ­ ника без сканирования, сплошные — сканированию с амплитудой 6 мм; б) рас­

к источнику, при его скани­ ровании с амплитудой б мм

Рассмотренные выше расчеты зависимости температурных по­ лей от действия сканирующего электронного луча выполнены в ли­ нейной постановке, но при действии сканирующего электронного луча следует учитывать и нелинейность теплофизических свойств материалов и фазовый переход твердая—жидкая фаза [81]. Осо­ бенность решения такой задачи, являющейся одной из разновид­ ностей проблемы Стефана со свободной границей между твердой и жидкой фазами, заключается в том, что фазовый переход рассма­ тривают не при фиксированной температуре, а в интервале соли- дус—ликвидус. В граничных условиях был учтен лучистый тепло­ обмен с внешней средой. Для аппроксимации температурной зави­ симости теплофизических параметров металла всю область их

Рис. 90. Распределение температуры в зоне формирования шва при сварке пластин из алюминиевого сплава с равномерным распределением мощности источника в круге радиусом 3 мм, перемещающегося вдоль шва по оси Y со скоростью 4 мм!с [5/]:

а — без сканирования; б — со сканированием в перпендикулярном направлении {по

оси X) с амплитудой 6 мм

154

Глаеа 5

Ф О Р М И Р О В А Н И Е О Т В Е Р С Т И Я ( Р Е З А ) П Р И Э Л Е К Т Р О Н Н О - Л У Ч Е В О Й О Б Р А Б О Т К Е

МОДЕЛЬ о б р а з о в а н и я о т в е р с т и я з а с ч е т

ПОВЕРХНОСТНОГО ИСПАРЕНИЯ

В раде случаев ври размерной электронно-лучевой обработке материалов возможно образование отверстия за счет чисто поверх­ ностного испарения. Это может иметь место при воздействии на особо чистые либо легкосублимирующие материалы при низких ускоряющих напряжениях, когда глубина проникновения элек­ тронов мала, и электронный луч представляет собой поверхност­ ный источник нагрева. Задача формирования отверстия за счет поверхностного испарения представляет интерес также в том от­ ношении, что позволяет определить скорости обработки при макси­ мальных энергетических затратах.

При решении этой задачи [184] допускаем, что вся подводимая энергия тратится на испарение. При этом считаем, что на поверх­ ность энергия поступает быстрее, чем распространяется теплота в материале, и распределение температуры впереди границы испа­ рения ввиду постоянства мощности источника носит стационар­ ный характер. Мощность q распределена однородно по поверх­ ности площадью S я поступает перпендикулярно к ней. При этом

образуется цилиндрическое отверстие (рис. 91). За время А/ поглощается энергия qAt, и глубина отверстия увеличивается на величину Ah. Объем испарившегося материала равен S АН.

где Е (0 — общая энергия, рассеиваемая источником.

156

ч

dt c

У////////////У/УУ, (jt a)

Puc. 91. Стадии формирования отверстия при поверхностном испарении:

На рис. 92 представлены максимальнее скорости испарения некоторых материалов в зависимости от Удельной мощности в со­ ответствии с выражением (248). Указанные скорости аналогичны тем, которые соответствуют испарению мат^рр^дд при воздействии лучом лазера.

Рассмотрим задачу испарения с учетом теплопроводности в твер­

дую фазу при воздействии электронного луца на полубесконечное тело:

У2Г = (1 /а) dT/dt.

Граничные условия на поверхности испарения

где п — нормаль к поверхности; Г* — температура поверхности испарения.

Для нагреваемой поверхности, когда можно пренебречь испа­ рением,

Впринципе необходимо также учитывать граничные условия

идля поверхности раздела твердое тело—-жидкость. Однако для

многих материалов величина отношения ^ ПЛ/ЬНСП (где ЬПЛ— теп­ лота плавления) мала, и поэтому теплотой плавления можно пре­ небречь (табл. 25).

Представим отношение потерь теплоту вследствие теплопро­ водности к затратам теплоты на испарениь в виде

Здесь дТ!дп имеем порядок величины Т*Ц.

157

Характерную длину I примем как отношение a/v. Отношение

потерь теплоты вследствие теплопроводности к затратам на испа­ рение получим (см. табл. 25)

Пользуясь обозначениями (250) и учитывая, что I = а/о,

задачу об испарении в безразмерном виде можно представить как

Граничные условия на поверхности фазового перехода при­ нимают вид

( # - 0 - ( 4 г + 0 - *

(253)

0 = 1.

Задачу (252) с условиями (253) будем решать, пользуясь теорией возмущений, представляя решение в виде ряда по параметру е.

158

Подставляя выражения (254) и (252) (253) и пренебрегая чле­ нами порядка е, в нулевом приближении получим выражение

вижной системе координат, связанной с поверхностью испарения, и решая уравнение (255), например методом преобразований Лап­

С учетом соотношений (255) и (257) получаем выражение для скорости увеличения глубины отверстия в первом приближении:

при больших т, т. е. т > 1 (при малых т оно недостаточно полно описывает процесс испарения).

Таким образом, получено соотношение для скорости увеличе­ ния отверстия в первом приближении при больших моментах вре­ мени, т. е. «внешнее» разложение задачи [20].

Получим теперь «внутреннее» разложение, справедливое при малых моментах времени.

До того момента, когда температура поверхности I — 0 до­ стигнет значения Т = 71*, вся теплота распространяется в мате­ риале посредством теплопроводности (задержка испарения).

159

Решение задачи теплопроводности в этих условиях имеет

откуда может быть найдено время нагрева поверхности до темпе­

Введем новые обозначения в соответствии с теорией возмуще­ ний, изменяя масштаб пространственной переменной и отсчиты­

160