книги / Основы электронно-лучевой обработки материалов

эмиссия ЭЛЕКТРОНОВ ИЗ ЗОНЫ ВОЗДЕЙСТВИЯ ЭЛЕКТРОННОГО ЛУЧА И ЭФФЕКТИВНЫЙ КПД ЭЛЕКТРОННО-ЛУЧЕВОГО НАГРЕВА

Эмиссию электронов из зоны воздействия электронного луча необходимо изучать по двум причинам: эмиссия практически определяет эффективный КПД нагрева; кинетическая кривая эмиссии, как было показано выше, имеет экстремальные точки. Такое изменение кривой эмиссии можно использовать для контроля

иуправления процессов воздействия.

Вобщем энергетическом балансе процесса электронно-луче­ вого воздействия помимо тепловых потерь необходимо учитывать также потери на электронную эмиссию из зоны обработки (вторич­ ные электроны, неупругорассеянные, упругоотраженные [18]), световое и рентгеновское излучение. При температуре плавления

ивыше для металлов существенной становится термоэлектронная эмиссия. Анализ этих потерь [5, 14, 42, 45, 84, 143] показывает, что такие статьи баланса, как потери с истинно вторичными элек­ тронами и термоэлектронами, потери на лучеиспускание и рент­ геновское излучение, пренебрежимо малы ( <3%). Основная доля потерь приходится на упруго- и неупругоотраженные электроны (например, для вольфрама до 50%). В связи с этим считают, что для электронно-лучевого нагрева эффективный КПД т)и опреде­

ляется главным образом коэффициентом отражения г [5, 185, 188, 216].

Для определения г в литературе существует несколько под­ ходов. Некоторые авторы считают, что г является функцией только

71

экспериментальных данных, представленных на рис. 41, показы­ вает, что из характеристик процесса отражения (табл. 12) можно выделить константу б* = r6Z^3 — const = 1,1*1СГ4 см.

Уточненный анализ экспериментальных значений коэффици­ ента отражения г [12] показывает (табл. 13), что с достаточной для инженерных расчетов точностью величину г можно опреде­

= 15,5-10“аз г. Среднеарифметическая ошибка величины С не более 0,02, а квадратичная ошибка среднеарифметического <0,07.

Можно предположить, что С есть произведение массовой плот­

для диапазона 5—30 кВ значения рб лежат в пределах (5,2 *1СГ5 -г- -т- 1,9-10“®) г/см2. Соответственно из величины С получаем о = = 2,1- Ю“18~—5,6 *1СГ20 см2, что примерно на 1—■2 порядка меньше значений, получаемых другими способами. В то же время вели­ чина рб на 1—2 порядка меньше, чем определяемая по формуле Шонланда.

Поэтому можно предположить, что связь г с характеристиками твердого тела и параметрами электронного луча имеет вид

(64)

рd o Z l/3

72

Представленная на рис. 40 кривая характера изменения во времени тока, проходящего через деталь, по существу является кинетической кривой эмиссии из зоны обработки для одного им­ пульса луча. В зависимости от плотности энергии q% эта кривая растягивается или сжимается вдоль временной оси с сохранением экстремальных точек. Наличие сложной кривой прохождения тока через образец или тока на коллекторе позволяет с очень большой точностью производить дозировку введенной энергии

При работе с непрерывным движущимся пучком, например при сварке с кинжальным проплавлением, детали кривой эмиссии, характерной для одного импульса, «смазываются», и кривая в за­ висимости от достигнутой глубины проплавления имеет либо мак­ симум (имеется в виду коллекторный ток), соответствующий ин­ тервалу Дf2 на рис. 40, либо минимум (интервал At3). Тем не ме­ нее, и в случае непрерывного луча можно показать, что различ­ ным участкам кривой эмиссии соответствуют разные конфигура­ ции зон проплавления.

На рис. 42 представлена зависимость тока эмиссии из ванны, снятая с помощью полукольцевого датчика щелевого типа на уста­ новке ЭЛУ-9 при воздействии на нержавеющую сталь. Связь

74

геометрии зоны проплавления с характером кривой тока эмиссии

электронно-лучевого воздействия конфигурация образующегося канала близка к цилиндрической (рис. 44, a), то испускаемые дном канала под разными углами электроны по мере углубления канала задерживаются его стенками. При этом левая ветвь V-образной кривой для случая большой глубины канала всегда должна быть ниже правой. Действительно, в начальный момент воздействия на плоскую поверхность металла положение левой ветви определяется коэффициентом отражения г. К концу воздей­ ствия, когда канал достаточно глубок, его стенки улавливают не только термоэлектроны, но и отраженные, количество которых определяется величиной г. Поэтому правая часть V-образной кри­ вой (см. рис. 44) расположена выше левой.

Если же в процессе воздействия канал начинает принимать коническую форму (рис. 44, б), то по мере его углубления эмиттированные со дна электроны также будут задерживаться стен­ ками. Однако в связи с увеличением угла конуса по мере углубле­ ния наступает ситуация, когда электроны со дна канала могут вылетать, практически не взаимодействуя со стенками. Дальней­ шее углубление конического канала все же приводит к улавлива­ нию эмиттированных электронов, но с меньшей эффективностью, чем в случае V-образной кривой. Поэтому правая ветвь лежит либо несколько выше, либо на уровне левой, а высота амплитуды центрального пика не превышает уровней левой и правой ветвей (рис. 44, в).

Из приведенных рассуждений следует, что эффективность нагрева в случае конического канала ниже, чем в случае цилин-

75

дрического. Характер прохождения тока через образец по типу V- или W-образных кривых связан с геометрией образующегося канала.

Угловое распределение отраженных электронов мало отлича­ ется от изотропного по закону косинусов (рис. 45) [12]. В связи с этим можно воспользоваться законами движения молекуляр­ ных потоков в цилиндрических и конических отверстиях (трубах) и оценить связь величины отраженного тока с геометрией канала.

Рассчитаны коэффициенты вероятности прохождения молеку­ лярным потоком трубы (коэффициенты Клаузинга) в зависимости от соотношения ее геометрических размеров H/r0f где Я — глу­ бина канала; г0 — радиус его сечения (табл. 14 и 15) [41 ].

Таблице* 14

мого в единицу времени с единицы поверхности дна цилиндри­ ческой трубы.

Для оценки величины отраженного тока, выходящего из кана­

где W — вероятность выхода отраженных электронов из канала (коэффициент Клаузинга); г — коэффициент отражения; /п—■ ток луча.

76

Если полагать, что эффективный КПД электронно-лучевого нагрева определяется в основном потерями с отраженными элект­ ронами, то с учетом (62) и (66)

Результаты экспериментальной проверки справедливости вы­ ражения (67) представлены в табл. 16.

Таблица 16

Сравнение расчетных по формуле (87) и экспериментальных [45] значений % для различной глубины цилиндрического канала в нержавеющ ей стали

Как видно из табл. 18, при угле конусности более 30° из ка­ нала уходят практически все отраженные электроны, что суще­ ственно снижает эффективность нагрева.

Использование коэффициентов вероятности W, рассчитанных для коротких и длинных цилиндрических, конических и щеле­ вых труб, позволяет, регистрируя в процессе электронно-луче­ вого воздействия ток эмиссии из зоны обработки, контролировать геометрическую форму канала при сварке и фрезеровании мате­ риалов в импульсных режимах.

78

Таблица 18

Влияние конусности канала на интенсивность эмиссии отраженных электронов

ВЗАИМОДЕЙСТВИЕ ЭЛЕКТРОННОГО ЛУЧА С ПЛАЗМОЙ В ЗОНЕ ОБРАБОТКИ

Проникновение электронного луча на большую глубину в вещество (например, при образовании глубоких проплавлений) облегча­ ется образованием плазмы в канале, потери энергии электронов в которой незначительны.

Распределение энергии электронов по глубине их проникно­ вения определяется выражением

энергия ионизации и возбуждения в соответствующие состояния; па — концентрация атомов.

При высокой энергии электронов (UQ> 4 • 103 эВ) на образо­ вание каждой пары ионов (на один акт ионизации) электронным ударом расходуется энергия, в среднем равная 2ULl (удвоенная энергия однократной ионизации). Поэтому вместо выражения (68) приближенно

79

Интегрирование выражения (69) в пределах от U0 до U с уче­

вают (рис. 46), что проникновение электронов через ионизирован­ ный газ в канале проплавления возможно даже при плотности атомов пара по оси канала порядка 1021 см-8.

Закономерность потерь мощности в единице объема (Вт/см3) при прохождении электронов через плазму может быть выражена

Из выражений (73), (74) видно, что потери энергии электрон­ ного потока при его прохождении через плазму максимальны на глубине, равной полной длине пробега быстрых первичных электронов. Поэтому температура плазмы в нижней части плазмен­ ного канала на границе с твердым телом будет выше, чем в верхней части. Это приводит к увеличению термодинамического давления и выбросу вещества из зоны обработки [19].

При взаимодействии моноэнергетического пучка малой плот­ ности с плазмой он теряет значительную часть энергии направлен­

N2mU2*** (Ni/Ns) N m U l

80