Каким параметрам оценивают устойчивость плазмы дуги горящей в смеси газов

Технические характеристики электродов

Плазменная сварка

Uд = U1 + U2 + U3 + U4 + U5

Подобным образом рассчитывается напряжение дуги косвенного действия, за исключением того, что анодная область не входит в сумму падений напряжений. На внутрисопловом участке столб представляет собой цилиндрический электропроводный канал, при том за срезом сопла по мере удаления от него электропроводный диаметр столба увеличивается и на изделии достигает величины, а температура и скорость течения плазменной струи уменьшаются.

На внутрисопловом участке столб представляет собой цилиндрический электропроводный канал, при том за срезом сопла по мере удаления от него электропроводный диаметр столба увеличивается и на изделии достигает величины, а температура и скорость течения плазменной струи уменьшаются. Обычно сумма катодного и анодного падений напряжения составляют малую долю общего напряжения плазменной дуги. В зависимости от тока и степени сжатия дуги в плазмотронах с вольфрамовым катодом величина и1 изменяется в пределах 5-8 В, а с циркониевым катодом в пределах 10-12 В. Величина U5 практически мало зависит от материала анода, плазмообразующей среды, тока и составляет 5-6 В. Таким образом, напряжение плазменной дуги определяется в основном напряженностью поля и длиной участков, составляющих столб дуги. Падения напряжений на участках и приблизительно одинаковы (при равной длине)

Температура плазменной дуги

Температура плазменной дуги. Найдем напряженность поля столба дуги:

Затем расчитываем плотность тока по формуле: формула плотности тока плазменной дуги.

Температура плазмы является исходным тепловым параметром плазмотронов. Она изменяется как по сечению столба дуги, так и вдоль ее оси. Картина распределения температуры в плазменной дуге может быть получена довольно сложным экспериментальным или расчетным путем. В большинстве случаев для инженерных расчетов достаточно определять среднюю по сечению электропроводного столба температуру плазмы так, как это было показано выше.

Энтальпия плазменной дуги

В статье приведены зависимости теплосодержания ряда газов от температуры при атмосферном давлении, из которых видно, что теплосодержание молекулярных газов при относительно низких температурах ((4-8) * 103 °К) за счет поглощения энергии, выделяющейся в процессе диссоциации молекул, достигает высоких значений и превышает почти на порядок теплосодержание одноатомных газов.

Следующий порог резкого повышения теплосодержания плазмы наступает при температуре ее около 12-103 °К за счет поглощения энергии, выделяющейся при ионизации атомов. Зависимость энтальпии плазмы от температурыИспользование высокоэнтальпийных молекулярных плазмообразующих газов в энергетическом отношении более выгодно, так как они при более низких температурах обладают той же тепловой эффективностью, что и одноатомные газы.

При этом уменьшаются потери тепла на излучение в стенки плазмотрона и в окружающую среду (эти потери пропорциональны четвертой степени температуры). Чем выше теплосодержание плазмообразующего (рабочего) газа, тем большую мощность требуется передать единице длины столба дуги, тем выше, следовательно, при данном токе напряженность поля столба Е. Таким образом, напряженность поля столба, а значит, и напряжение плазменной дуги в первую очередь определяются составом плазмообразующего (рабочего) газа.

Вольтамперные характеристики плазмотронов

Влияние состава рабочего газа на напряжение дуги наглядно иллюстрируется вольтамперными характеристиками плазмотронов. представляющими собой зависимость между напряжением и током дуги при прочих равных условиях (длине дуги, расходе газа, параметрах плазмотрона, внешних условиях). В области малых токов вольт-амперные характеристики плазмотронов падающие, а с увеличением величины тока переходят в независимые и возрастающие. При неизменном составе газа напряженность всех участков столба плазменной дуги увеличивается при увеличении степени его сжатия.

Степень сжатия столба дуги растет (до определенного предела) при уменьшении диаметра формирующего сопла и увеличении расхода рабочего газа. Как показывают исследования, основная масса газа проходит по периферийным областям столба и по мере увеличения расхода все интенсивнее охлаждает и сжимает столб. вольт-амперная характеристика плазменной дугиЧем интенсивнее обжата дуга, тем при меньшем значении тока ее вольт-амперная характеристика переходит в возрастающую. Таким образом, напряжение плазменной дуги зависит от конструктивных размеров плазмотрона (dсопла, lсопла ) от тока дуги, состава и расхода рабочего газа и, наконец, от величины расстояния от торца плазмотрона до обрабатываемого изделия.

Для определения области рабочих напряжений плазмотрона данного вида строят семейство вольт-амперных характеристик, каждая из которых снимается при неизменных составе и расходе газа Q, длине l5 и неизменных конструктивных размерах плазмотрона. Иногда также строят внешние характеристики плазменной дуги: Ud=f(Q) и Ud=f(l5 ) при Iд= const. Эти характеристики возрастающие. Их можно аппроксимировать в линейные и использовать при создании систем автоматического регулирования процесса сварки по напряжению дуги.

Продажа электродов в Кривом Роге

Предприятие ООО Ганза предлагает сварочные электроды собственного производства для сварки углеродистых, низколегированных и высоколегированных сталей, а также электроды для получения специальных слоев на рабочих поверхностях изделий и стальную сварочную проволоку для сварки и наплавки. Предприятие ООО Ганза производит следующие следующие виды сварочных электродов в Кривом Роге ::

Источник

2.2. Элементарные процессы в плазме дугового разряда

2.2.1. Основные параметры плазмы

Как известно, плазма состоит из заряженных и нейтральных частиц. Положительно заряженными частицами плазмы являются положительные ионы (газовая плазма) и дырки (плазма твердого тела), а отрицательно заряженными частицами — электроны и отрицательные ионы.

Состав нейтральной компоненты плазмы может быть достаточно сложным: помимо атомов и молекул в нормальном состоянии в плазме в гораздо большем количестве могут присутствовать атомы и молекулы в различных возбужденных состояниях. Но поскольку плазма — это ионизованный газ, для ее описания используются те же понятия, что и для обычного газа. Введем основные параметры плазмы, исходя из простых молекулярно-кинетических представлений.

Максимум функции f e (v) (рис.2.6) определяет наиболее вероятную скорость

Средняя тепловая скорость электронов

Аналогично для средней квадратичной скорости получаем:

В случае максвелловской функции

распределения (2.1) температура Т е

xapaктеризует среднюю кинетическую энергию теплового движения электрона ε

Рис. 2.6. Функция распределения электронов в плазме по скоростям согласно Максвеллу-Больцману

( 1,602 10 − 19 Кл ) ( 1 эВ )

пределения частиц отличается от максвелловской, понимая под температурой Т а величину, определенную соотношением (2.5).

2.2.2. Квазинейтральность. Плазменная частота и дебаевский радиус экранирования. Коллективные свойства плазмы

Данное выше определение плазмы является неточным. Дело в том, что не всякий ионизованный газ представляет собой плазму. Удовлетворительным опреде-

лением плазмы является следующее. Плазма – это квазинейтральный газ заряженных и нейтральных частиц, который проявляет коллективные свойства.

Понятия «квазинейтральный» и «коллективные свойства» требуют разъяснения. Характерной особенностью плазмы является ее макроскопическая нейтральность, поддерживающаяся вследствие взаимной компенсации пространственного заряда положительных ионов и электронов. Однако такая компенсация имеет место лишь в среднем – в достаточно больших объемах и за достаточно большие интервалы времени. Поэтому говорят, что плазма – квазинейтральная среда. Размеры областей и промежутки времени, в пределах которых может нарушаться компенсация объемного заряда, называют пространственным и временным масштабами разделе-

Оценим вначале из простых физических соображений временной масштаб разделения зарядов. Представим себе, что какой-либо электрон плазмы отклонился от своего первоначального равновесного положения в плазме. При этом возникает возвращающая сила, по порядку величины равная средней силе взаимодействия частиц,

зультате электрон начнет колебаться около равновесного положения с частотой

Источник

Каким параметрам оценивают устойчивость плазмы дуги горящей в смеси газов

1. Классическая каналовая модель.Уже в тридцатых годах прошлого столетия на основе теоретических и экспериментальных работ сформировалось представление, что в столбе дуг высокого давления с достаточно хорошим приближением реализуется состояние термической плазмы. Под этим термином подразумевается, что все основные процессы в такой плазме являются однозначными функциями температуры, одинаковой для всех плазменных частиц. На основе этого Эленбаасом и Хеллером была предложена теория столба дуги, которая послужила основой для последующих теорий. Проведем элементарный вывод основного уравнения этой теории, описывающего баланс энергии в плазме разряда.

Предварительно оговорим исходные условия. Анализируем однородный по длине цилиндрический столб дуги в продольном электрическом поле, напряженность которого Е. Считаем, что дуга горит в неподвижном газе, находящемся при постоянном давлении в охлаждаемой трубке радиуса R_t. Рассматриваем режимы, при которых излучательные потери энергии из столба малы, а потери энергии из столба определяются в основном процессами теплопроводности в столбе дуги.

В силу допущенной однородности столба по длине и его цилиндрической симметрии все параметры вещества в столбе являются функциями только текущего радиуса столба r. В частности, градиент температуры в этом случае представляет собой производную от температуры по радиусу, то есть в столбе реализуются лишь радиальные потоки тепла.

Чтобы записать дифференциальное уравнение, описывающее связь между параметрами столба, проанализируем энергобаланс тонкого цилиндрического слоя столба радиуса r и толщины Δr. Для упрощения записи выкладок рассмотрим энергобаланс цилиндрического слоя в расчете на единицу его длины. Очевидно, что энергобаланс слоя складывается из следующих частей: входящего теплового потока Q₊ через внутреннюю стенку слоя радиуса r; тепловой энергии Q_E, генерируемой в слое протеканием тока, и выходящего теплового потока Q_— через наружную стенку слоя радиуса r+Δr. В итоге баланс запишется в виде:
Q₊ + Q_E=Q_—. (2)
Раскроем выражения, входящие в энергобаланс.
Входящий тепловой поток представим в виде:

Q₊ = 2πrJ(r). (3)
Мощность тепловой энергии Q_E, генерируемой в цилиндрическом слое за счет протекания тока, запишем как:

Величину Q_— выразим следующим образом:

Подставляя выражения (3-5) в уравнение энергобаланса (2), прийдем после элементарны преобразований полученного выражения к дифференциальному уравнению, которое, обычно, записывается в виде:

1.2 Каналовая модель дуги (1932 г.). Принцип минимума Штеенбека.

При постоянной силе тока дуги I и заданной температуре стенок трубки T_t это выражение связывает между собой три переменные величины T, R и E.

Чтобы получить еще одно независимое выражение, связывающее эти величины, проинтегрируем уравнение (6) в бестоковой зоне каналовой дуги, учитывая, что в этой зоне σ=0. Интегрирование показывает, что величина rJ(r) постоянна в этой зоне, что само по себе очевидно, кроме того, она равна:

Это следует из того, что электрическая мощность, выделяемая в канале, равна IE, поэтому тепловой поток на границе R равен IT/2π.
Замена в (8) величины потока J его явным выражением -λdT/dr приведет к нелинейному дифференциальному уравнению, но эту трудность удается обойти, путем введения функцию:

Эта функция обладает тем свойством, что производная от нее, как легко видеть, равна тепловому потоку J, взятому с обратным знаком:

Таким образом, мы имеем два уравнения (7) и (12), которые при заданной силе тока I и заданных условиях окружающей среды (T=T_t при r=R_t) связывают три переменные T, r и E. Исключая из этих выражений одну из переменных, например, переменную T, получим бесконечную последовательность режимов горения дуги выражаемую функциональной зависимостью E (r).

Чтобы из указанной последовательности режимов можно было выбрать тот, который фактически реализуется, используется допущение, известное как минимальный принцип Штеенбека. Согласно этому допущению при заданной силе тока и фиксированных условиях окружающей среды реализуется тот режим, при котором напряженность электрического поля минимальна. Другими словами при этом режиме производная

Принцип Штеенбека был не раз проверен при исследовании дуговых разрядов. При этом были получены результаты, удивительно хорошо согласующиеся с экспериментом [4]. Однако вопрос обоснования этого принципа не перестает волновать исследователей до настоящего времени.

Отметим в заключение раздела основные особенности классической каналовой модели дуги, следующие из приведенного краткого ее описания.

Во-первых, в этой модели токовый канал рассматривается как цилиндрический однородный бесструктурный оммический нагреватель c погонной мощностью EI, имеющий температуру T.

Во-вторых, основную роль в ней играют процессы теплопроводности в газообразной фазе бестоковой зоны столба дуги.

В-третьих, из каналовой модели вытекают два соотношения, связывающие три неизвестные величины, характеризующие канал дуги: T, E, R, которые следует определить. Чтобы однозначно определить эти величины, требуется третье соотношение, связывающее эти величины. Однако непосредственно такое соотношение из классической модели не вытекает.

Поэтому для получения недостающего соотношения Штеенбеком был сформулирован принцип минимума, который непонятно как связан с каналовой моделью, но применение которого, тем не менее, приводит к хорошему согласию модельных вольтамперных характеристик канала дуг с экспериментальными.

В заключение хочу напомнить, что электрическая дуга является преобразователем электрической энергии в световую (излучательную) и тепловую. Для технических применений важно знать энергетические параметры дуги и, в первую очередь, величину поглощаемой ею электрической мощности. Поэтому одной из задач, которые следовало для этого решить, была, в частности, задача научиться рассчитывать вольт-амперную характеристику проводящего канала дуги. Техническая потребность в этом и привела к разработке классической модели каналовой дуги.
На этом я хочу закончить рассмотрение классической каналовой модели и перейти к следующему разделу.

2. Модернизированная каналовая модель, учитывающая поляризацию плазмы.

2.1 Энергобаланс однородного гипотетического канала дуги с учетом поляризации.

Плазма представляет собой ионизованный квазинейтральный газ. Квазинейтральность означает, что число положительных и отрицательных зарядов в плазме одинаково. Дальнодействующее кулоновское взаимодействие заряженных частиц приводит к целому ряду качественных особенностей плазмы, отличающему ее от обычного газа, в котором нет заряженных частиц. Это дает основание считать плазму особым, «четвертым» состоянием вещества. Таким образом, вещество, согласно сказанному, может находиться в твердой, жидкой, газообразной и плазменной фазе. Причем переход вещества из одной фазы в другую происходит с ростом температуры.

Наличие в плазме свободных электрических зарядов приводит к так называемым плазменным поляризационным эффектам, которые, в частности, проявляются в том, что такие энергетические параметры вещества как энергия ионизации частиц и кулоновская энергия заряженных частиц оказываются в плазменной фазе заниженными по сравнению с аналогичными параметрами частиц, находящихся в газообразной фазе. Поэтому при физическом контакте плазменной и газообразной фазы между ними существует энергетический барьер, который, с одной стороны, благоприятствует перемещению частиц из газовой фазы в плазменную, а, с другой стороны, требует затраты энергии на преодоление этого барьера, при перемещении частицы обратно из плазменной фазы в газовую.

Электрическая дуга состоит из плазменного канала, по которому протекает ток, и окружающей его оболочки (так называемой «шубы») из нейтрального газа. Здесь налицо контакт двух фаз, на границе которых существует энергетический барьер. Анализ экспериментальных данных, частично проведенный на опубликованных ранее страницах сайта, приводит к выводу, который можно сформулировать следующим образом. Электрическая мощность P=EI, поглощаемая каналом в расчете на единицу его длины, расходуется, во-первых, на излучательные потери энергии W, а, во-вторых, на неизлучательные Õ, обуславливаемые необходимостью удалять частицы, поступающие в канал из оболочки, для сохранения стационарности последнего.

Это уравнение энергобаланса, записанное для зоны проводимости каналовой модели с учетом поляризации плазмы, является третьим уравнением, связывающим между собой величины T, E и R каналовой модели. Подробно это уравнение раскроем и проанализируем чуть позже, а сначала обсудим общие вопросы, связанные с этим уравнением.

Установление третьего уравнения позволяет отказаться от принципа минимума Штеенбека, который, вообще говоря, никак не следует из классической каналовой модели. В свое время это вызвало многочисленные дискуссии [4], которые здесь рассматривать не будем, а обсудим принцип с новых позиций, учитывающих поляризацию плазмы канала.

На перемещение частицы через энергетический барьер из плазменной в нейтральную фазу требуется сообщить частице энергию не меньше, чем величина этого энергетического барьера. Если предположить, что на каждую удаляемую частицу расходуется энергия практически не превышающая минимального значения, то это означает, что для поддержания плазменного канала в стационарном состоянии тратится минимально необходимая мощность Õ. Согласно сказанному выше, эта величина близка к величине EI, если излучательные потери W малы, что обычно выполняется в дугах атмосферного давления. Это, в свою очередь, означает, что при фиксированном значении тока I величина напряженности поля E в плазменном канале минимальна.

Таким образом, предположение о том, что на удаление частицы из канала расходуется минимальная энергия, приводит к принципу минимума на основе учета поляризационных свойств плазмы. Поэтому можно сказать, что принцип минимума Штеенбека неявным скрытым образом учитывает наличие на границе зоны проводимости энергетического барьера, о существовании которого не было известно более семидесяти лет, хотя первая робкая попытка с моей стороны обратить на это внимание на страницах журнала «Теплофизика высоких температур», закончившаяся отказом, была предпринята еще в 1976 г..

С другой стороны, обратное предположение, сделанное на основе принципа минимума Штеенбека, согласно которому дуга горит при минимальной напряженности электрического поля, приводит к выводу, что на поддержание дуги расходуется минимальная электрическая мощность, а, следовательно, тратится минимальная мощность для удалении частиц из канала через энергетический барьер.

Таким образом, видно, что из одного допущения вытекает другое и наоборот. Это не позволяет однако строго доказать ни одно из них, но позволяет понять, как принцип минимума Штеенбека связан с каналовой моделью.

2.2 Аналитическое выражение для температуры однородного канала.

Найдем аналитическое выражение для модельной температуры канала дуги через ее внешние параметры. С этой целью раскроем уравнение энергобаланса для центральной зоны модели каналовой дуги (14). Чтобы избежать работы с громоздкими выражениями, выкладки проведем для каналовых дуг, горящих в атмосфере газов, состоящих только из одного химического элемента (аргон, азот, кислород и т.д.). Рассмотрение ограничиваем режимами, при которых плазма канала состоит из атомов, однократно заряженных ионов и электронов с концентрациями, равными, соответственно, n_o, n₁ и n_e, причем в силу квазинейтральности плазмы n_e=n₁. Напомним, что, по определению, температура T в центральной зоне модели постоянна. Выкладки проводим для канала единичной длины.
С учетом сказанного величину мощности P, подводимую к каналу, представим, используя выражение (7), в следующем виде:

Величина излучаемой каналом дуг мощности W для широкого диапазона режимов достаточно незначительна, поэтому при анализе энергобаланса дуг не слишком высокого давления ею пренебрегают. Мы этого делать не будем, но, так как аналитическое выражения для этих потерь не известно, то учтем эти потери формально. Учет потерь выполним с помощью введения множителя δ согласно соотношения:

Перепишем уравнение энергобаланса (14) с учетом формул (15-16) в виде, удобном для проведения дальнейших преобразований:

Выражение для мощности поляризационных потерь (МПП), которое на этой странице обозначено буквой Õ вместо использовавшейся на других страницах буквы Q, сразу запишем в окончательном виде, вытекающем из общей формулы (2) на странице «История исследования. » при раскрытии ее с помощью выражений (9-15) на той же странице:

Символы K₁ и α в этой формуле обозначают комбинации физических параметров, причем численные значения всех комбинаций на данной странице сайта даны в системе МКСА:

Записанное выражение учитывает то обстоятельство, что порции энергии, затрачиваемые на удаление за пределы канала атомов, ионов и электронов, различаются между собой множителем порядка двойки. В более раннем варианте работы [2] этим различием пренебрегалось.
Напомню смысл некоторых приведенных здесь символов. Символом ψ обозначено отношение величины скорости электронов в плазме к скорости тяжелых частиц (атомов и ионов). Символом η обозначена степень ионизации плазмы, записанная в приведенном виде с учетом ее малости в электрических дугах. Величина τ показывает (с точностью до множителя 2/3), какую долю составляет величина снижения энергии ионизации атомов в плазме χ_o от величины поступательной энергии kT частиц плазмы. Величина τ возрастает с температурой плазмы до определенного предела, а затем начинает уменьшаться при условии, что давление в плазмы постоянно. Это можно, например, увидеть из «графика зависимости» χ_o(T) для аргоновой плазмы, приведенном на странице «История исследования» этого сайта.

Выразим удельную электропроводность σ плазмы, входящую в энергобаланс (15), через другие параметры плазмы канала. Согласно общеизвестной формуле ее связь с другими параметрами плазмы описывается выражением:

Запишем рабочее выражение для σ. С этой целью выразим концентрацию электронов в плазменном канале через концентрацию атомов и температуру плазмы с помощью уравнения Саха [6]:

Для записи зависимости температуры канала в удобном виде используем вместо величины концентрации атомов в канале n_o величину давления p, при котором горит дуга. Давление связано с концентрацией законом Дальтона; с учетом малой степени ионизации плазмы в дугах, а также полной диссоциации молекул в канале в случае молекулярного плазмообразующего газа можно приближенно записать:

Подставив выражения (18) и (25) в (17), учтя (26) и извлекши квадратный корень из обеих частей записанного выражения, сгруппируем множители, в него входящие, следующим образом. В одной части до знака равенства оставим множители, в которые явным образом входит температура T, а в другой части разместим все остальные множители. Для удобства работы полученное выражение разобъем на два отдельных. Для этого каждую его часть приравняем одному и тому же выражению B(T). В результате получим искомую зависимость, связывающую T c I, R, p и параметрами вещества, в следующем виде:

Через F в (29) обозначена комбинация:

Для полноты картины запишем в явном виде выражение для величины F_o, используя зависимости (20) и (23):

Обсудим приемы работы с полученной зависимостью (27-31). Из рассмотрения выражения (28) следует, что величина B(T) зависит только от температуры, но реально это не совсем точно, поскольку энергия ионизации атомов в плазме равна не E_o, а величине E_o-χ_o, которая уже зависит и от давления плазмы p. Однако, вклад этой поправки незначителен и ею можно пренебречь.
Величина H (29) зависит косвенно от температуры и давления, в связи с этим выражение (27) перезапишем в ином виде, учитывающем это обстоятельство, а именно:

Источник

• ← Каким параметрам оценивается естественная освещенность
• Каким параметром звуковых колебаний определяется громкость звука →