книги / Основы электронно-лучевой обработки материалов

Для частного случая, когда продольный градиент давления на внешней границе слоя равен нулю, уравнение (283) и уравнение непрерывности (282) записывают в виде

где v — кинематическая вязкость. Граничные условия

U = 0, v = — Vo (х)\у=о, U ->U0\y+„.

Для одномерного случая первое уравнение системы (284) при­ нимает вид

где А а — разность межфазных поверхностных энергий: р, — коэф­ фициент динамической вязкости; h — толщина наползающего слоя; L — длина, на которую распространяется наползающий слой.

Разность межфазных поверхностных энергий

где 0 — угол смачивания; аг — поверхностное натяжение на гра­ нице жидкой фазы; k — коэффициент шероховатости поверхности, по которой происходит наползание жидкости.

Для количественного определения величин U (/i), t/0, Да сле­ дует использовать результаты модельных опытов по определению закономерности кристаллизации свободной жидкой пленки в усло­ виях, когда имеет место эффект наползания жидкости на расту­ щие кристаллиты.

ПОЛУЧЕНИЕ ПЛЕНОК И ПОКРЫТИЙ С ПОМОЩЬЮ ИМПУЛЬСНОГО ЭЛЕКТРОННО-ЛУЧЕВОГО ВОЗДЕЙСТВИЯ

Нанесение пленок методом термического испарения в вакууме является одним из наиболее широко распространенных способов 133,88, 89 ]. Однако недостатки этого метода, такие, как ограничен­ ность скорости напыления, необходимость высокого вакуума для

181

уменьшения влияния остаточных газов, трудности с испарением многокомпонентных материалов привели к разработке ряда прин­ ципиально отличающихся методов; ионно-плазменного распыле­ ния, получения пленок из химических соединений с помощью электронного луча [2 2 ] и др.

Перечисленные недостатки метода термического испарения свя­ заны с использованием стационарного нагрева. Разработка ряда технологических приемов (метод многих источников, «взрывное» испарение) улучшает этот метод, но не исключает использования стационарного испарения.

Использование импульсных методов получения пленок с при­ менением таких концентрированных источников энергии, как им­

ным преимуществом импульсного нанесения пленок является крайне высокая скорость осаждения (до 1— 10 мкм/с) и возмож­ ность сохранения стехиометрии состава испаряемого материала.

Задача о нестационарном испарении в вакуум решена в рабо­

t > 0) и численным методом (на ЦВМ «Минск-22») решено одно­ мерное уравнение теплопроводности с нелинейным граничным условием, учитывающим испарение с поверхности в соответствии

жения) весь тепловой поток, приходящийся на поверхность, тра­ тится только на испарение; безразмерный тепловой поток, уноси­ мый паром, q0 = QJQ.

Скорость испарения по формуле Ленгмюра (г/см2*с)

где М — молекулярный вес испаряемого вещества; А я В — кон­ станты кривой давления пара [41 ].

Из условия Qv (TSoo) = Q, где Qv — LHcn m — теплота испаре­ ния; Q — тепловой поток, получают для TSoo трансцендентное уравнение

А

'оо

Единица измерения времени

(2 8 9)

t = 4a Q 2 { Т s — T Q ),

182

______

1,12*10-М

Из рис. 109 видно, что при т < 1 ( / < / * ) потери теплоты на испарение по сравнению с Q незначительны. Температура поверх-

ности

вается унос теплоты napoi^> Рост температуры поверхности замед­

где а = 7-5-8.

Характеристики ц^^^^ционарного процесса испарения не-

штофик wara&wajK» ^ е ^ тавлены в табл27, где приняты еледующие обозначения* длительность теплового импульса, в те-

чение которого при расчет Ts (0 можно не учитывать испарение

183

где р — плотность материала; 10/* — время окончания нестацио­ нарной стадии испарения; А х10 — толщина испаренного слоя в те­ чение нестационарного времени 10/*:

Приблизительно через 10/* после включения теплового по­ тока Q температура поверхности приближается к TSoo, а унос теплоты с паром — к Q (qv ^ 0,6-f-0,7), Процесс испарения ста* новится квазистационарным. Внутрь вещества начинает распро­ страняться волна разгрузки, скорость которой

Q

догонит тепловую волну, после чего роль теплопроводности будет сводиться лишь к установлению профиля температуры перед фрон­ том испарения.

Для тепловых импульсов, длительность которых превышает величину 10/* + /**, справедлива стационарная гидродинамиче­ ская теория испарения 13]. При q% = 105-М08 Вт/см2 гидродина­ мическая теория испарения приводит к результатам, мало отли­ чающимся от представлений свободного термического испарения.

Таблица 28

Параметры высокоскоростного процесса напыления [130]

185

такое же отношение nv/naJ которое полу­ чается при фактическом давлении и х =

=Ю А/с.

Из табл. 28 следует, что импульсное

Однако в результате того, что свободная энергия зачаточного очага AFV зависит от nv логарифмически, небольшие измене­ ния nv не могут существенно изменить его критический радиус г*. Ясно, что повышение nv на несколько порядков открывает в этом смысле интересные перспективы.

Чем больше разница в упругости пара компонентов сплава, тем выше температура испарения, необходимая для выравнивания скоростей испарения компонентов. При импульсном испарении, характеризующемся высокими градиентами температур, испаре­ ние сплавов должно происходить с более точным сохранением их состава.

Процесс импульсного электронно-лучевого воздействия при

подогрева) подложки для никеля, титана и алюминия 1—3 мкм/с. При этом на поверхности пленок не зарегистрированы капли и брызги испаряемого материала, что наблюдается при действии луча лазера, импульсной плазме и взрыве фольги. Можно предполо­ жить, что это связано с особенностями испарения со дна узкого глубокого канала. Парожидкостная смесь, двигающаяся в объеме канала навстречу падающему потоку энергии, дополнительно по­ догревается, приобретает большую кинетическую энергию, что и приводит затем к интенсивному распылению струи (предположи­ тельно размер частиц < 1 мкм).

186

Глава б

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

ВЛИЯНИЕ УДЕЛЬНОЙ МОЩНОСТИ ЭЛЕКТРОННОГО ЛУЧА НА ГЕОМЕТРИЮ ЗОНЫ ПРОПЛАВЛЕНИЯ

В связи с тем, что энергетический баланс процесса электронно­ лучевой сварки близок к аналогичному балансу при дуговой сварке, связь параметров электронного луча с характеристиками зоны проплавления можно дать в виде уравнения для секундного объема плавления металла [153]:

теплосодержание жидкого металла при температуре плавления, кал/г.

Из уравнения (290) следует, что чем выше погонная энергия Q — 0,24IUIv, тем больше площадь проплавления. Это действи­ тельно справедливо для процесса дуговой сварки, который в боль­ шинстве случаев осуществляется при q2 < q2. Для электронно­ лучевой сварки экспериментально установлено, что обобщенный параметр — погонная энергия Q не является определяющим при количественной оценке процесса. При постоянной погонной энер­ гии можно получить глубину проплавления и 15 и 2 мм [206]. Этот факт следует считать естественным, так как образование кинжального проплавления при электронно-лучевой сварке опре­ деляется не только количеством введенной энергии, но и ее плот­ ностью.

Для использования в инженерных расчетах в уравнениях (290) должна быть учтена удельная мощность электронного луча q2. С этой целью произведены эксперименты по электронно-лучевой сварке с постоянной погонной энергией, но разной степенью фоку­ сировки (разной удельной мощностью) [64]. Сварку выполняли с помощью электронно-лучевой установки ЭЛУ-9Б с электронной пушкой ЭП-60/10М по схеме, представленной на рис. 111 на образ­ цах из нержавеющей стали размером 500 X 80 X 20 мм при ре­ жимах, представленных в табл. 29.

В первой серии опытов образцами служили две пластины тол­ щиной 10 мм каждая (пакет толщиной 20 мм), сварку выполняли встык с зазором. Во второй серии в качестве образцов использо­ вали пластины толщиной 20 мм,

18 8

Рис. I I L Две схемы сварки ст ре­ менной степенью фокусировки электронного луча:

т р о д ; 3 — ан од ; 4 —- ф о к у с и р у ю щ а я си ст ем а ; 5 — о б р а з е ц

В процессе сварки через каждые 60 мм длины шва изменяли фокусировку электронного луча на 4 мА в диапазоне токов фоку­ сировки от 76 до 100 мА. Таким образом, концентрация мощности при постоянной погонной энергии в процессе наложения сварного шва постепенно увеличивалась, а после достижения максимума уменьшалась. Рабочее расстояние сохранялось постоянным h = = 90 мм (см. рис. 32, а).

Таблица 29

Режимы проплавления с переменной удельной мощ ностью электронного луча

На рис. 112 показаны в увеличенном масштабе очертания зон проплавления, снятые для последующего планиметрирования. Анализ макрошлифов и очертаний зон проплавления показывает, что при постоянном значении погонной энергии можно в широком диапазоне изменять геометрию проплавления с ломощью только одного параметра режима сварки — степени фокусировки элек­ тронного луча. При этом очертание зоны проплавления изменяется от полукруглого до кинжального, а при больших отрицательных значениях степени фокусировки может переходить в «клыкообраз­ ное». Максимуму глубины проплавления соответствует минималь­ ная ширина шва. Зависимость глубины проплавления Н от сте­ пени фокусировки электронного луча А/ф приведена на рис. 113. Под степенью фокусировки А/ф понимают алгебраическую раз­ ность токов магнитной линзы при сварке и фокусировке на малом

189

Рис. 113. Зависимость глубины проплавле- нияот степени фокусировки для режимов сварки А, Б, By Г