Теоретические основы сварки - Фролов В.В., Винокурoв В.А., Волченко В.Н.

Author: Фролов В.В. Винокурoв В.А. Волченко В.Н.

Tags: технология обработки без снятия стружки в целом: процессы, инструмент, оборудование и приспособления сварка металловедение учебное пособие

Year: 1970

Similar

Металловедение сварки и термическая обработка сварных соединений

Теория сварочных процессов

Теория сварочных процесов

Text

•фМГМВЯКЗМ
ТЕОРЕТИЧЕСКИЕ
ОСНОВЫ СВАРКИ
WELDWORLD.RU
6С6.5
ГЗЗ
УЛ К ,021.791
В. В. ФРОЛОВ, В. А. ВИНОКУРОВ.
В. Н. ВОЛЧЕНКО, В. л. ПАРАХИН,
И. А. АРУТЮНОВА
ТЗЗ Теоретические основы сварки.
Под род. В. В. Фролова. Учебное пособие
для студентов вузов, обучающихся по специаль-
ности «Оборудование и технология сварочного
производства».
М., «Высш, школа», 1970.
592 с. с илл.
Перед загл. авт.: В. В. Фролов, В. А. В и-
н о к у р о в, В. Н. В о л ч е и к о и [др.].
В учебном пособии изложены разделы, вхо-
дящие в общий курс «Теоретические основы свар-
ки» для студентов, обучающихся по специально-
сти 0504.
В книге приводя гея основные данные по ис-
точникам энергии, физической химии, металлур-
гическим и тепловым процессам при сварке, а так-
же вопросам кристаллизации при образовании
сварных соединений.
Весь расчетный материал представлен с ис-
пользованием Международной системы единиц.
3—12—6
312—70
6С6.5
Рецензенты:
кафедра «Оборудование и технология
сварочного производства»
Челябинского политехнического института;
докт. техн, наук И. И. Ф р у м и н.
ПРЕДИСЛОВИЕ
Курс «Теоретические основы сварки» созда-
вался одновременно с развитием сварочной техники и в
настоящее время продолжает непрерывно развиваться.
Авторы стремились, кроме основных положений, дать
новый материал, появляющийся в процессе быстрого раз-
вития сварочной техники. Поэтому круг вопросов, изло-
женных в учебном пособии, шире, чем в программе по
этому курсу.
Очевидно данное учебное пособие еще далеко не ис-
черпывает всех физических и химических проблем, кото-
рые вовлекаются в современную сварочную технику.
Так, в частности, почти не затрагиваются вопросы сварки
в твердом состоянии, пайки и сварки разнородных ма-
териалов как металлических сплавов, так и металлов с
неорганическими материалами (керамика, стекло, гра-
фит) и неорганических материалов между собой.
Однако в первом разделе книги сделана попытка сис-
тематизации и анализа процессов сварки, исходя из ха-
рактера и видов преобразования энергии, что является
общим физическим признаком как для сварки плавлени-
ем (без давления), так и для сварки с давлением. В учеб-
ном пособии такой подход использован впервые и авторы
надеются, что его целесообразность будет оправдана.
Авторы считали своей первоочередной задачей по-
мочь студентам разобраться в основных теоретических
вопросах сварки плавлением, а так как доминирующим
материалом для сварных конструкций являются стали,
го на сварку сталей и обращено главное внимание.
Настоящее учебное пособие рассчитано для подго-
товки инженеров-механиков по сварке и поэтому в него
введен раздел «Основы физической химии», отсутствую-
щий в учебном плане для инженеров-механиков как са-
мостоятельная дисциплина.
Учебное пособие содержит следующие разделы: I,
«Теория преобразования энергии при сварке»; II. Основы
3
физической химии»; Ill. «Теория металлургических про-
цессов при сварке»; IV. «Тепловые процессы при свар-
ке»; V. «Процессы кристаллизации и технологическая
прочность».
Раздел 1 написан канд. техн, наук В. Н. Волченко,
раздел II—докт. техн, паук В. В. Фроловым, им же
написаны главы X, XI, XII, XIII и XIV; глава XV напи-
сана канд. техн, наук В. Л. П а р ах и и ы м; раздел IV —
докт. техн, наук В. А. Винокуровым, раздел V —
канд. техн, наук И. А. Арутюново й.
Большую помощь в подготовке книги к изданию ока-
зали ценные замечания рецензентов, которым авторы
приносят благодарность.
Дополнительные замечания по содержанию книги бу-
дут приняты с благодарностью, так как послужат даль-
нейшему улучшению учебного пособия так необходимого
студентам сварочной специальности.
РАЗДЕЛ
ТЕОРИЯ ПРЕОБРАЗОВАНИЯ
ЭНЕРГИИ ПРИ СВАРКЕ
По физике источников энергии, применяемых для сварки
(главным образом по теории дуги), известно много работ совет-
ских (К. К. Хренов, Г. И. Тиходеев, Н. Н. Рыкалин, Б. Е. Патои,
В. В. Фролов, И. Г. Кесаев, А. И. Акулов, А. В. Петров, Г. И.
Лесков, Д. М. Рабкип, II. А. Ольшанский, В. И. Дятлов, М. X.
Шоршоров, Н. Д. Кулагин, А. В. Николаев, [19, 22, 25, 35—37]) и
зарубежных (А. Бауэр, Г. Меккер» Ф. Фипксльбург, Н. Ольсен,
Э. Эккер, Д. Сомервилл, [4, 15, 23, 31, 39, 40]) авторов, которые
были учтены при написании данного раздела. При написании
глав П, III, IV и V была использована общефизическая литера-
тура [2, 5, 8, 11, 12, 16—23, 34].
Представления о физике процессов, происходящих в свароч-
ных дугах, особенно о механизме катодных процессов, в сущест-
вующей научной литературе опираются на многочисленные гипо-
тезы, пока еще недостаточно подтвержденные экспериментами.
Поэтому в данном разделе кратко рассматриваются лишь основ-
ные гипотезы.
Под сварочными процессами в настоящее время понимают
достаточно широкую группу технологических процессов соедине-
ния, разъединения (резки) и локальной обработки материалов,
как правило, с использованием местного нагрева изделий. При-
мерами сварочных процессов могут служить: сварка, наплавка,
пайка, пайка-сварка, сварка-склейка, напыление, спекание, тер-
мическая резка и т. д.
Отличительной чертой сварочных процессов является то, что
они термические и обычно идут с введением в место обработки
термической или термомеханической энергии. Если вводится
только механическая энергия, то в значительной мере использует-
ся именно эффект ее преобразования в тепловую, термическую
форму. В главе II показано, как происходит преобразование
энергии в разных процессах па пути ее от источника через носи-
тель энергии (инструмент) к свариваемому изделию.
5
Поскольку формы вводимой энергии являются наиболее об-
щими и существенными признаками сварочных процессов, эти
признаки положены в основу их классификации, предлагаемой
в главе I. В остальных главах рассматриваются в основном
процессы собственно сварки, так как охватить все вопросы, от-
носящиеся к остальным технологическим разновидностям свароч-
ных процессов, затруднительно.
Глава I
ФИЗИЧЕСКИЕ ОСНОВЫ И КЛАССИФИКАЦИЯ
ПРОЦЕССОВ СВАРКИ
§ 1.1. Виды элементарных связей в твердых гелах
и монолитных соединениях
Монолитность сварных соединений. В технике ши-
роко используют различные виды разъемных и неразъемных
соединений. Неразъемные соединения в сбою очередь могут быть
монолитными (сплошными) и немонолитными (например, закле-
почные). Монолитные соединения получают сваркой, пайкой или
склеиванием.
Сварку и пайку в настоящее время используют для соедине-
ния металлов и неметаллов как между собой, так и в различных
сочетаниях.
Монолитность сварных соединений твердых тел обеспечива-
ется появлением атомно-молекулярных связей между элементар-
ными частицами соединяемых веществ.
Твердое тело представляет собой комплекс атомов, находя-
щихся во взаимодействии. Тип химической связи атомов и ха-
рактер их взаимного расположения определяют физико-химиче-
ские и прочностные свойства твердого тела. Поэтому, прежде
чем рассматривать природу сварного соединения, следует вспом-
нить некоторые сведения из физики твердого тела [10, 17].
Виды элементарных связей в твердых телах. Характер и ве-
личина энергии (прочность) элементарных связей зависит от
природы 'вещества и типа кристаллической решетки твердого
тела.
Согласно современным представлениям химическая связь
атомов возникает в результате движения электронов внешних
(валентных) оболочек атома в поле между ядрами. Каждый из
этих электронов, проникая, например, в поле двух ядер, принад-
лежит уже обоим атомам. Химические силы по своей природе
являются электромагнитными и действуют на расстоянии поряд-
ка 1СН см = 1 А.
В настоящее время считают, что между частицами твердого тела, кроме
электромагнитных, могут существовать еще три типа взаимодействия:
ядерные, или «сильные», действующие на расстояниях менее 10~13ч-
4-10“12 см (следовательно, на расстоянии 1 Л их можно нс учитывать);
7
«слабые», обусловливающие p-распад ('они слабее электромагнитных
в 10s раз);
гравитационные, которые в 10 е раз слабее электромагнитных [10].
В физике различают четыре типа элементарных связей: кова-
лентную, ионную, межмолекул ярпую (Ван-дер-Ваальса) и ме-
таллическую. В зависимости от преобладающих элементарных
связей кристаллы также различают соответственно по четырем
группам: атомные, ионные, молекулярные и металлические.
Наиболее типичными химическими связями являются первые
две связи: ковалентная и ионная.
Ковалентную химическую связь часто в литера-
туре называют валентной, атомной, обменной связью. Она может
образоваться взаимодействием или «спариванием» валентных
электронов. В случае одинаковых атомов, например в молекулах
водорода Н2, щелочных металлов в газообразном состоянии Lig,
К2, Кз2, галогенов Ск, Вгг, азота N2» — связь неполярная. При
взаимодействии разных атомов, например IIC1, — связь по-
лярная.
Сильная ковалентная связь с энергией порядка 105 джЬчоль
определяет высокую температуру плавления и прочность кри-
сталлов. Ковалентной связью обусловлены структуры так назы-
ваемых атомных кристаллов — алмаза, кремния, германия, серо-
го олова и др.
Число образуемых атомом ковалентных связей в первом при-
ближении может служить количественной мерой валентности.
Каждая ковалентная связь между атомами образуется при
спаривании их валентных электронов (с противоположными
спинами). Поскольку валентные возможности атомов ограниче-
ны, важнейшим свойством ковалентной связи является насыща-
емость химических сил сродства.
Для сварщиков важно иметь в виду, что прочные связи ковалентного типа
устанавливаются не только в атомных кристаллах» но и при соединении ме-
таллов с металлоидами, окислами металлов, а также полупроводниками или
интермета лл и да ми, обладающими полупроводниковыми свойствами. Интерме-
таллиды — соединения типичных металлов с металлами, имеющими слабые ме-
таллические свойства.
Когда соединяемые вещества обладают способностью к донорно-акцептор-
ному взаимодействию, устанавливается так называемая координационно-ко-
валентная связь. Примером служит соединение основных окислов, таких как
Са+2О~2, где ион кислорода является донором по от ношению к атому, обра-
зующему кислый окисел, такой как Si^O^"4.
При непосредственном соединении металлов с керамиками, имеющими
в составе кислые окислы, координационно-ковалентная связь легче образуется
тогда, когда на поверхности металла создан тонкий слои низших основных
окислов, обладающих донорными свойствами.
Ионная или гетерополярная связь типична для
молекул и кристаллов, образованных из разных ионов (анионов
и катионов). Образование положительного катиона—результат
8
ионизации атома. хМерой прочности связи электрона в атоме мо-
жет служить потенциал ионизации атома (см. гл. 2).
Типичный представитель ионных кристаллов — соль NaCl.
Образование отрицательных а пионов происходит в результа-
те присоединения электрона к атому. Мерой способности к тако-
му присоединению служит гак называемое сродство к элек-
трону.
Ионная связь также является сильной, с энергией около
1054-107 дж/моль. Особенностью ионной связи является отсут-
ствие насыщаемости и пространственной направленности.
Представления о чисто ковалентной и чисто ионной связях в значительной
степени идеализированы. Часто встречаются промежуточные случаи. Если при
ионной связи один атом целиком отдает электрон другому, а при ковалентной
связи каждый- электрон принадлежит поровну обоим связанным атомам, то в
промежуточных случаях возможны связи с любым «процентом ионности».
Кроме двух наиболее типичных химических связей — кова-
лентной и иопной, различают молекулярные связи за счет уни-
версальных сил Вап-дер-Ваальса и металлические связи.
Силы Вап-дер-Ваальса действуют между любыми
атомами и молекулами, но они очень малы (порядка 1Ф дж/молъ).
Поэтому молекулярные кристаллы, обусловленные этими сила-
ми (твердые инертные газы, молекулы кислорода, азота и др.),
отличаются весьма низкой температурой плавления (Не —1,8;
Аг — 40° К). Образование прочных структур обусловлено, глав-
ным образом, сильными типично химическими связями, напри-
мер, ковалентной, а силы Ван дср-Ваальса служат лишь неболь-
шой «добавкой». Силами Ван дер-Ваальса обусловлены обычно
адгезионные связи при склеивании, смачивании твердых тел
жидкостями и т. п.
М е т а л л и ч ес кие с в я з и образуют структуры путем вза-
имодействия положительных ионов решетки (атомных остатков)
и делокализованных, обобществленных электронов. Эти связи
являются гомеополярными. Они но существу не относятся к
химическим, и понятие металлической связи можно считать ка-
чественным, так как металлы обычно не имеют молекулярного
строения, а их атомы соединяются в кристаллические образова-
ния. Этот вид связи и обусловливает высокую прочность, пла-
стичность и электропроводность металлов. Энергия связи — око-
ло 10^ дж/моль. Прочная металлическая связь наблюдается при
образовании интерметаллидов и некоторых твердых растворов.
Одна из ее особенностей — отсутствие насыщения, определяемо’
го валентностью соответствующих атомов.
Металлическая связь по своей природе имеет значительное
сходство с ковалентой связью. В обоих случаях электронные
орбиты сливаются, но в металле происходит обобщение не от-
дельных, а всех валентных электронных орбит. При этом уста-
навливаются общие уровни энергии во всем объеме кристалла.
9
Число уровней будет одного порядка с числом атомов в данном
объеме металла. Уровни весьма близки между собой и образуют
энергетические полосы или зоны, которые иногда рассматривают,
как расщепление валентных уровней (орбит) отдельных атомов.
Поскольку в металле существует как бы «облако» обобщен-
ных электронов, металлическая связь допускает большее смеще-
ние атомов, чем другие типы связей. Этим обусловливается вы-
сокая пластичность металлических кристаллов по сравнению с
валентными или ионными кристаллами.
Все четыре типа связи в кристаллах (атомных, ионных, мо-
лекулярных и металлических) редко существуют в чистом виде.
Обычно встречаются сочетания различных связей одновременно,
причем, как уже отмечалось выше, молекулярные связи являют-
ся слабыми по сравнению с остальными тремя. Следует также
отмстить, что поверхности твердых тел в атмосферных условиях
обычно инертны, так как валентности их атомов насыщены
связью с атомами окружающей среды. Примером насыщения
гложет служить окисление веществ в газовой среде. На поверх-
ности могут также идти процессы типа физической адсорбции,
обусловленные силами Ван дер-Ваальса.
§ 1.2. Физико-химические особенности получения
сварных, паяных и клееных соединений
Механизм образования монолитных соединений
твердых тел. На первый взгляд кажется, что образование моно-
литного соединения двух одинаковых монокристаллов с идеаль-
но гладкими и чистыми поверхностями возможно при любой
температуре и без приложения внешней энергии. Для этого
достаточно сблизить их поверхности на расстояние, соизмеримое
с варметрами кристаллической решетки (порядка нескольких
ангстрем). Тогда между сопряженными атомами возникнут свя-
зи, граница раздела А (рис. 1.1) исчезнет и произойдет сварка.
Такой процесс кажется вероятным и не противоречит второму
началу термодинамики, так как свободная энергия системы при
этом должна уменьшиться на величину энергии двух исчезнув-
ших поверхностей раздела [26, 38].
В действительности, даже в идеальном случае, для соедине-
ния поверхностей требуется затрата энергии. Дело в том, что
любому устойчивому состоянию системы соответствует опреде-
ленный минимум энергии па атом. Каждый атом находится как
бы в потенциальной лунке и переход из одного устойчивого со-
стояния в другое возможен только путем преодоления энергети-
ческого барьера (рис. 1.2).
Внутри кристалла каждый атом удерживается симметрично
направленными силами связи. На свободной поверхности кри-
сталла или жидкости атом неуравновешен вследствие отсутствия
К)
связи с одной стороны (вакуум) или из-за ее ослабления. Это
вызывает повышение энергии поверхностного слоя кристалла.
Если для перемещения внутри тела атому необходима энергия
ге-'о, то для выхода в окружающую среду— U’u, причем wn>a-'„.
Поэтому для соединения двух монокристаллов в один требуется
извне деформационная или тепловая энергия.
Внешняя энергия деформации будет затрачиваться па пре-
одоление сил отталкивания, возникающих между сближаемыми
Рис. 1.1. Схема образования
соединения двух монокри-
сталлов с идеально чистыми
и гладкими поверхностями:
а—кристаллы до соединения;
б - - после соединения
Рис. 1.2. Энергетический
барьер потенциальной энер-
гии системы атомов у по-
верхности кристалла (а) и
па границе твердой и жид-
кой фаз в начальный период
их контакта (б)
поверхностными атомами. Когда расстояния между ними будут
равны межатомным расстояниям в решетке кристаллов, возни-
кают квантовые процессы взаимодействия электронных оболочек
агомов. После этого общая энергия системы начнет снижаться
до уровня, соответствующего энергии атомов в решетке целого
кристалла, и появится выигрыш энергии на величину, равную
избыточной энергии поверхностных атомов кристаллов до их
соединения — энергия активации.
Тепловая энергия, сообщенная поверхностным атомам
при повышении температуры, увеличивает вероятность раз-
вития квантовых процессов электронного взаимодействия в сое-
динении.
Двухстадийность процесса сварки. Опытный материал и тео-
ретический анализ показывают [38], что сварку и пайку можно
отнести к классу так называемых топохимических реакций, ко-
торые отличаются двухстадийностыо процесса образования проч-
ных связей между атомами соединяемых веществ (рис. 1.3).
(Двухстадийпость характерна только для микроучастков соеди-
няемых поверхностей.)
11
Рис. 1.3. Кинетика изменения
прочности соединения в зави-
симости от длительности сварки
(топохимические кривые) при
быстром (/) и медленном (2)
развитии сталии образования
физического контакта /1 и хи-
мического взаимодействия Б
На первой стадии /1 развивается физический контакт, т. е.
осуществляется сближение соединяемых веществ на расстояния,
требуемые для межатомного взаимодействия, а также происхо-
дит подготовка поверхностей к взаимодействию. На второй ста-
дии Б — стадии химического взаимодействия — закапчивается
процесс образования прочного соединения.
Практически получение монолитных соединений осложняется
двумя факторами:
свариваемые поверхности имеют микронсровности (даже при
тщательной обработке), измеряемые тысячами ангстрем. Поэто-
му при совмещении «поверхно-
стей контактирование возмож-
но лишь в отдельных точках;
свариваемые поверхности
имеют загрязнения, так как на
любой поверхности твердого
тела адсорбируются атомы
внешней среды.
Для качественного соедине-
ния материалов н е о бходи м о
обеспечить контакт по боль-
шей части стыкуемой поверх-
ности и активировать ее.
Энергия активации. Акти-
вация поверхности заключает-
ся в том, что поверхностным
атомам твердого тела сооб-
щается некоторая энергия, не-
обходимая:
для обрыва связей между
атомами тела и атомами внеш-
ней -среды, насыщающими их свободные связи;
для повышения энергии поверхностных атомов до уровня
энергетического барьера схватывания, т. с. для перевода их в
активное состояние.
Такая энергия активации может в общем случае сообщаться
в виде теплоты (термическая активация), упруго-пластической
деформации (механическая активация), электронного, ионного и
других видов облучения (радиационная активация).
Сварка в жидкой и твердой фазах. При сварке в жидкой
фазе (сварка плавлением и пайка) сближение атомов твердых
тел осуществляется за счет смачивания поверхностей тел жид-
ким материалом (припоем, расплавом), а активация поверхно-
сти твердого материала — путем сообщения ее частицам тепло-
вой энергии. Жидкий материал может растекаться по всей по-
верхности тела и обеспечивать соприкосновение и прилипание
(или адгезию) его молекул и поверхностного слоя твердых тел.
12
При затвердевании расплавленного материала слабые адге-
зионные связи заменяются .прочными химическими связями, со-
ответствующими -природе соединяемых материалов и их типу
кристаллической решетки. При сварке в жидкой фазе вводимая
энергия (обычно тепловая) должна обеспечивать расплавление
основного и присадочного материалов, оплавление стыка, нагрев
кромок и т. д. При этом происходит усиленная диффузия компо-
нентов в расплавленном и твердом материалах, их взаимное
растворение. Эти процессы, а также кристаллизация расплавлен-
ного металла сварочной ванны (или припоя) обеспечивают объ-
емное строение зоны сварки, чго обычно повышает прочность
сварного соединения.
Сварка в жидкой фазе производится без приложения осадоч-
ного давления путем спонтанного слияния объемов жидкого
металла. Она обычно не требует тщательной подготовки и зачи-
стки соединяемых поверхностей.
При сварке плавлением обе стадии процесса соединения —
физический адгезионный контакт и химическое взаимодействие,
сопровождаемое диффузией, — протекают достаточно быстро
(см. рис. 1.3, кривая /). Для однородных металлов это не опас-
но. Но в случае разнородных материалов с ограниченной взаим-
ной растворимостью практически трудно получить соединения
без хрупких интерметаллических прослоек в контакте.
При быстром образовании физического контакта твердого те-
ла с расплавом, например, при сварке путем расплавления
одного из соединяемых материалов, сначала на границе твердой
и жидкой фаз будет наблюдаться пик межфазной энергии а*г,
аналогичный йУп (см. рис. 1.2, б), так как переход атомной систе-
мы в -новое состояние происходит не мгновение, а за некоторый
конечный промежуток времени. Длительность ретардации пика
поверхности раздела, как называют этот период задержки, мо-
жет быть рассчитана приближенно как время жизни атома пе-
ред потенциальным барьером или определена опытным путем.
На основании этих данных можно определить допустимую дли-
тельность контакта твердой и жидкой фаз и оптимальную тем-
пературу сварки или пайки [38].
При сварке в твердом состоянии сближение атомов и актива-
ция (очистка) поверхностей достигаются за счет совместной уп-
руго-пластической деформации соединяемых материалов в кон-
такте, часто одновременно с дополнительным нагревом [37].
Длительность стадий образования физического контакта /1 и
химического взаимодействия Б здесь существенно больше, чем
при сварке плавленном, и зависит ог ряда факторов: физико-хи-
мических и механических свойств соединяемых материалов, со-
стояния их поверхности, состава внешней среды, характера при-
ложения давления и других средств активации (ультразвук,
трение и т. д.).
13
В последнее время предложены методы приближенного рас-
чета параметров режима сварки статическим давлением, которые
подтверждаются опытом. Длительность процесса образования
физического контакта, заключающегося в смятии микронеровно-
стей, рассчитывают по скорости ползучести. Длительность второй
стадии— химического взаимодействия — оценивают по уравне-
нию Больцмана как длительность периода активации.
Расчеты основаны на представлениях о схватывании материа-
лов в результате ползучести на контактных поверхностях и об-
разовании прочных химических связей в местах выхода и пере-
мещения вакансий, дислокаций и их скоплений. Выход дислока-
ций на контактную поверхность активирует ее путем разрыва
насыщенных связей, что приводит к образованию активных
центров [30].
Однако принято считать, что при соединении металлов в твер-
дом состоянии имеет значение не только схватывание, но и
спекание. Спекание — комплекс диффузионных процессов, про-
текающих во времени при повышенных температурах. Схватыва-
ние — бездиффузионное явление, — объединение кристалличе-
ских решеток, находящихся в контакте тел, в результате их сов-
местного пластического деформирования. Относительная роль
схватывания и спекания в разных методах соединения металлов
различна и определяется в основном температурой, временем и
давлением в контакте. Например, диффузионную сварку при
большом времени выдержки можно считать основанной на явле-
нии спекания. Во всех остальных случаях схватывание первич-
но, а диффузионные и рекристаллизационные процессы, если они
вообще происходят, — вторичны.
Пайка и склеивание, П а й к о й обычно называют процесс
соединения материалов без их расплавления, с помощью припоя
[24]. Процессы сварки и пайки часто бывает трудно разграни-
чить, например при сварке разнородных металлов, в сочетаниях
сталь и медь, вольфрам и молибден и других, когда расплавля-
ется только один наиболее легкоплавкий металл. Поэтому в
дальнейшем, при анализе источников энергии, целесообразно
объединять сварку и пайку одним термином — сварка. Пайку
можно выполнить с использованием тех же энергетических про-
цессов, что и сварку.
Образование непрерывной межатомной связи при пайке про-
исходит в процессе смачивания припоем поверхности соединяе-
мых деталей. Смачивание и связь твердого тела с жидкостью
может определяться электростатическими силами Ван дер-Ва-
альса и силами химического взаимодействия.
Подобно физической адсорбции первый тип контакта назы-
вают физическим (обратимым) смачиванием. Второй тип кон-
такта, подобно хемосорбции, называют химическим (необрати-
мым) смачиванием. Работа адгезии во втором случае в тысячи
И
раз больше, чем в первом и составляет около 5-102-^5Х
Х103 дж!моль [26].
Для осуществления химического смачивания при пайке необ-
ходим нагрев деталей и припоя, а также активация поверхностей.
Последняя достигается нагревом в вакууме, в специальных сре-
дах или обработкой поверхности флюсом [24].
Склеивание может происходить практически без введе-
ния энергии в место соединения благодаря силам адгезии (при-
липания) между жидким клеем и молекулами поверхностных
слоев твердого тела и химическим реакциям. Способность клея
соединять изделия объясняется также силами остаточного хи-
мического сродства между находящимися на поверхности моле-
кулами клея и склеиваемого материала. Эти силы примерно в
16—100 раз меньше основных сил химической связи в простых
молекулах. Они, например, порождают у жидкостей явление по-
верхностного натяжения, способность смачивать или не смачи-
вать поверхности различных материалов. В случае высокомоле-
кулярных соединений, где мономерная молекула, повторяясь в
полимере тысячи раз, образует макромолекулу, силы адгезии
возрастают пропорционально росту молекулярного веса. Эти си-
лы, имея электрическую природу, в значительной степени зави-
сят от химической структуры клея и склеиваемого матери ал а [27].
Такие полярные группы, как карбоксильные, спиртовые, ами-
но, эпоксидные и другие, значительно увеличивают адгезию клея
к полярным материалам. Для увеличения адгезионных сил при
склеивании некоторых неполярных материалов последние под-
вергают термической или химической обработке в целях получе-
ния на их поверхности некоторого количества полярных групп.
Наличие или отсутствие адгезии клея к склеиваемому материа-
лу легко определить по смачиваемости клеем этого материала.
Для улучшения адгезии во всех случаях склеиваемая поверх-
ность подвергается тщательной очистке и обезжириванию (иног-
да искусственно повышается степень се шероховатости).
Однако прочность клеевого соединения определяется не толь-
ко адгезией, но и когезией, т. е. силами взаимодействия между
молекулами самого клея. Силы когезии термопластических клеев
имеют ту же природу, что и силы адгезии. У клеев на основе
термореактивпых связующих когезионные силы внутри клеевого
шва после его отвердевания будут усиливаться также за счет
образования обычных химических связей.
Таким образом, прочность клеевых соединений определяется
химическими и межмолекулярными силами притяжения элемен-
тарных частиц клея и склеиваемого материала. В начальной
стадии процесса, когда силы взаимодействия, обусловленные
смачиванием и межмолекулярным взаимодействием частиц, в
основном слабые, прочность клеевого соединения мала. Далее
при возникновении химических связей прочность увеличивается.
15
Например, при контакте полиамидного клея со сталью возникают химиче-
ские соединения, где атом азота (полиамида) делит свои два электрона
с атомами железа (стали). Одновременно между атомами кетогруппы С=О
и атомом кислорода в окисле железа возникает дополнительная ионная связь.
Таким образом возникает так называемое хелатное соединение. Другие клеи
(на основе толунлендиизоцианитов) при взаимодействии с атомами кремния
(стекла) образуют ковалентные связи.
Существенным отличием склеивания от большинства процес-
сов сварки и пайки является то, что при затвердевании клея
вследствие охлаждения, полимеризации и других физико-хими-
ческих явлений взаимное растворение и диффузия соединяемых
материалов, как правило, полностью отсутствуют.
§ 1.3. Термодинамическое определение и баланс
энергии процесса сварки
Термодинамическое определение процесса сварки.
Анализ физико-химических особенностей получения сварных и
паяных соединений позволяет установить наличие в зоне сварки
двух основных физических явлений, связанных с необратимым
изменением состояния энергии и вещества (рис. 1.4):
Рис. 1.4. Схема термодинамических превращений энергии и ве-
щества при сварке:
Ж- Ф. — жидкая, Т. Ф. — твердая фазы
введения и преобразования энергии;
движения (превращения) вещества.
Вид, интенсивность и характер преобразования вводимой
энергии — вот главное, что определяет вид процесса сварки.
Причем введение энергии всегда является необходимым услови-
ем сварки, так как без этого невозможна активация соединяемых
поверхностей. Введение вещества необходимо только при неко-
торых видах сварки плавлением и пайки, причем энергия в этих
случаях может вводиться также с расплавленным материалом.
Характер движения (переноса) вещества в зоне сварки силь-
но меняется от процесса к процессу. Движение значительно при
сварке в жидкой фазе и пайке, особенно при наличии присадоч-
16
ного материала. При сварке давлением с нагревом материал в
зоне стыка испытывает незначительные превращения и сущест-
венным является только движение вещества через стык в резуль-
тате диффузии. Холодная сварка реализуется практически без
движения вещества, если не учитывать переползания дислокаций
и выхода их на поверхность [37].
Исходя из сказанного, можно дать следующее термодинами-
ческое определение процесса сварки [9].
Рис. 1.5. Схема получения монолитного соединения при сварке,
пайке и склеивании
Сварка — это процесс получения монолитного соединения
материалов за счет введения и термодинамического необратимо-
го преобразования энергии и вещества в месте соединения.
Склеивание, цементирование и другие соединительные процес-
сы, обеспечивающие монолитность соединения, в отличие от
сварки и пайки, как правило, не требуют введения энергии. Они
реализуются обычно за счет введения и преобразования вещест-
ва (клея, цемента и т. д.) — рис. 1.5.
Кроме самого общего, термодинамического, возможны и дру-
гие определения сварки. Например, сварка — как технологиче-
ский процесс создания сварных конструкций или — как метал-
лургический процесс и т. д. Однако именно энергия и пути ее
преобразования, являются доминирующими факторами, опреде-
ляющими характер процесса сварки как физико-химического яв-
ления.
Рассмотрение термодинамической структуры процессов свар-
ки (см. рис. 1.4.) позволяет классифицировать их по виду вве-
17
денной энергии на термические Т, термомеханические ТМ и ме-
ханические М процессы.
Пользуясь первым началом термодинамики (см. гл. VI), мож-
но подсчитать изменение внутренней энергии dU системы соеди-
няемых элементов, теоретически необходимое для образования
монолитного соединения при конкретных условиях: источнике
энергии, материале изделий, конструкции соединения и т. д.
Согласно первому началу [13] приращение энергии системы dq в диффе-
ренциальной форме будет выражаться:
dq^dU dA. (1J)
Поскольку внешняя работа dA при сварке мала, целесообразно анализи-
ровать изменение энтальпии системы dH.
dH будет теплосодержанием системы при термических процессах, а при
термомеханических и механических процессах — ее полным энергосодержанием.
Ъгда dq = dH (+ IT). (I-9)
Здесь в энергосодержание dH системы нс входят потери энергии И.
но включена энергия, содержащаяся во вводимом веществе.
В системе свариваемых элементов может происходить массоперенос. Са-
мое общее уравнение переноса по оси z для примера сварки плавлением с
присадочным материалом имеет вид:
d= dМст 4“ dMу н,
(1.П)
где z — вещество, введенное в систему;
Л1Ст — вещество, оставшееся в соединении;
Л1уи — унос вещества.
Вещество может здесь вводиться с расходуемым электродом или в каче-
стве присадки. При сварке давлением происходят в основном только дефор-
мация, диффузия (массоперенос но оси х) и структурные превращения веще-
ства. Анализ массопереноса и превращений вещества при сварочных процессах
весьма сложен и не входит в задачи данного курса.
Типовой баланс энергии процесса сварки. Для количествен-
Hoii оценки процессов передачи и термодинамического преобра-
зования энергии при разных видах сварки необходимо наметить
обобщенную схему баланса
Рис. 1.6. Обобщенная схема баланса
энергии сварочного процесса
энергии [9]. Такая схема
включает следующие основ-
ные ступени передачи энер-
гии (рис. 1.6): сеть питания;
источник энергии для свар-
ки или трансформатор энер-
гии ТЭ; носитель энер-
гии — инструмент, передаю-
щий энергию от трансфор-
матора к зоне сварки (резки
или напыления), и изде-
лие— зона сварки (стыксое-
диняемых изделий).
18
Здесь энергия w может быть -выражена в джоулях, по удоб-
нее использовать удельную энергию е дж/м2, определяемую в
расчете па единицу площади соединения (рис. 1.7).
Обозначение удельной энергии на различных стадиях ее пре-
образования в схеме баланса принято следующим:
с-уст — энергия, получаемая сварочной установкой от сети
питания; она может использоваться непосредственно на сваркл
Рис. 1.7. Схема выбора рабочей площади s для расчета удель-
ной энергии сварки стыковых (а), нахлесточных (б) и кресто-
образных (в) соединений
«св и вспомогательные операции «ВСПт необходимые для обеспече-
ния сварки, например на вакуумирование;
ь’вх — энергия на входе трансформатора энергии ТЭ;
Hi — потери энергии в трансформаторе;
Евых или Есв — энергия на выходе ТЭ, передаваемая источни-
ком инструменту, вводящему ее затем в зону сварки:
Евых — Евх Hi;
П2 — потери при передаче энергии к изделию;
ен — энергия, введенная в изделие:
Ец — Есв — П2;
Пз — потери энергии па теплопроводность в изделие;
Ест — энергия, аккумулированная 'В зоне стыка:
Ест — Ей — (Из 4“ П4);
1Ц — потери уноса (с испарившимся или выплавленным ма-
териалом).
19
Потери уноса характерны главным образом для резки, по
могут иметь место и при высокоинтенсивных процессах лучевой
сварки.
Отдельные элементы в схеме передачи энергии в зависимости
от вида процесса могут существенно изменяться и даже отсут-
ствовать совсем. Например, носителем энергии (инструментом) в
термических процессах является луч, дуга или пламя, а при кон-
тактной сварке—-сам нагретый металл в зоне контакта.
Каждая ступень передачи энергии от источника к изделию
может иметь свой коэффициент полезного действия. Из теории
распространения теплоты при сварке (см. гл. XVI) известны
эффективный и термический к. п. д. процесса, которые в обозна-
чениях данной схемы выражаются следующим образом:
Си Сет
-Пи —----; тц —---------
Сев Гц
Кроме того, по мере накопления данных по энергетическому анализу всех
процессов сварки в дальнейшем целесообразно bbccih термодинамический
к. п. д. процесса:
= ст
Ч1Л ~ -
“CR
Этот к. п. д, по форме аналогичен к. п. д. процесса проплавления (напри-
мер, при дуговой сварке листов), однако он имеет здесь более общий харак-
тер, так как показывает отношение минимальной удельной энергии вст, необ-
ходимой в зоне сварки для выполнения данного соединения, к требуемой энер-
гии источника на выходе трансформатора ТЭ. Удельная энергия ест дж!м*
соответствует в данном случае изменению энергосодержания dll зоны стыка,
отнесенному к площади получаемого за счет этой энергии соединения.
Представляет интерес также сравнение введенной энергии еи и энергии ер,
необходимой для разрушения полученного соединения. Отношение этих пока-
зателей будет приближенно характеризовать некоторый физический к. л. д.
пронссса соединения материалов:
еР
Т|ф —
£и
В связи с изложенным целесообразно сравнивать по вводимой энергии
все существующие процессы сварки. Этот критерий поможет выявить общие
физические закономерности, связывающие их между собой.
§ 1.4. Классификация процессов сварки
При классификации процессов сварки целесообраз-
но выделить три основных физических признака: наличие давле-
ния, форму вводимой энергии и вид инструмента — носителя
энергии. Остальные признаки можно условно отнести к техниче-
ским или технологическим (табл. 1.1). Признак классификации
по наличию давления применим только к сварке и пайке. По
виду вводимой в изделие энергии все сварочные процессы, вклю-
20
Сч

r[O0 X
Таблица 1.!
Признаки и ступени классификации процессов сварки
Н?.имен jпание признака Содержание признак! Сту юии классификации и п< ря юк расположения Гр ЛЮССОВ
Физические Наличие давления при сварке Класс
Форма энергии, вводимой при сварке Подкласс
Вид нагрева или механи- ческого воздействия (вид инструмента) Метод
Технические Устанавливаются для каждого метода отдель- но Группа Подгруппа Вид Разновидность
1 ехнологические То же Способ Прием
Технике-экономические Удельная энергия е, дж1мм2у необходим ая для соединения, или удельные затраты на сварку, руб/мм2 Устанавливается поря- док в расположении методов сварки от ме- ханических к термиче- ским процессам по уве- личению в, дж/мя2
чая сварку, пайку, резку и другие, могут быть разделены на
термические, термомеханичсскис, механические и особые [9].
Термические процессы идут без давления (сварка плавлени-
ем), остальные — обычно с давлением (сварка давлением).
Термины «класс», «метод», «вид», «способ» являются услов-
ными, но, войдя в классификацию, они позволяют в дальнейшем
вести четкую систему типизации процессов сварки. Термин «про-
цесс» используется как независимый от классификационных
групп.
Классификация методов сварки по физическим признакам
приведена в табл. 1.2. Физические признаки являются общими
для всех методов сварки. Технические признаки могут быть оп-
ределены только для отдельных методов сварки. Разделение
наиболе распространенных методов сварки по видам и способам
дано в табл. 1.3— 1.7. Схемы основных методов и видов сварки
показаны на рис. 1.8.
22
Таблица 1.2
Классификация методов сварки металлов по физическим признакам
Сварка без давления — плавлением Сварка с чавлсинем
Т'рмичсскнс процессы Терм- механически® процессы Механические процессы
Газовая
Термитная
Дуговая *
Электрошлаковая *
Индукционная
Контактная *
Г азопрессовая
Индукционная с давле-
нием
Дугопрессовая (дуго-
контактная)
Печная с давлением *
Холодная
Трением
Ультразвуковая
Взрывом
Вакуумным схватыва-
нием **
Электроннолучевая
Фотоннолученая (лазер-
ная)
Пл а зменно лучевая (мик-
роплазменная)
Термитная с давлением
Термокомпрессионная
Диффузионная *
* Рекомендуется дополнительная классификация л о техническим и технологиче-
ским признакам (табл* 1.3—1.7).
** Промышленного применения метод пока не нашел.
Энергетический анализ показывает, что все известные в на-
стоящее время процессы сварки металлов осуществляются вве-
дением только двух видов энергии — термической и механиче-
ской или их сочетания. Поэтому в группу особых процессов пока
могут быть включены только нейтронная сварка пластмасс и
(условно) склеивание, которое практически происходит без вве-
дения энергии. Сварка вакуумным схватыванием (нс в отдель-
ных точках, а по всему стыку) возможна только при наличии
сдавливания, поэтому опа также отнесена к механическим про-
цессам, хотя при сварке здесь энергия может даже выделяться,
а не вводиться извне.
Сложившийся годами термин «сварка давлением» не совсем
точен, так как давление в этих процессах ле является единст-
венным внешним воздействием. Давление необходимо всегда,
когда при сварке отсутствует ванна расплавленного металла, и
сближение атомов (их активация) достигается за счет упруго-
пластической деформации материала поверхностей. Поэтому
давление обусловливает обычно, при каком фазовом состоянии
материала осуществляется процесс соединения.
Следует отметить, что и при наличии давления может проис-
ходить расплавление металла, например, при термитной сварке с
давлением, контактной точечной и шовной сварке с образовани-

Таблица 1.3
Классификация видов дуговой сварки по техническим признакам
Г р у п п ы (по форме дуги) Дугой прямого действия Дугой косвенного действия
Подгруппы (по свойствам электрода) Плавящимся элект- родом Не плавящимся электродом Нс плавящимся электродом
В инертных газах В активных газах В смеси газов
В и д ы (по защи- те дуги) В вакууме Под флюсом —
С комбинирован- ной защитой Покрытым элект- родом 1 1 1 1
Р а з я о в и д н о- с т и (конкрет- ные примеры ви- дов) В аргоне В углекислом газе Голой легирован- ной проволокой. Порошковой про- волокой В аргоне вольфра- мовым электро- дом В камере с конт- ролируемой ат- мосферой В СО2 угольным электродом Плазменной струей Атомноводорол- ная Угольными элект- родами
Т а £ лица
Классификация способов дуговой сварки
II характеру механизация П о р 1ду 1 ока По COCTf ЯП ню дуги По числу луг По виду электро ха
Ручная Механизирован- ная Лвтома гическая Па постоянном токе На переменном токе Трехфазная Импульсная Свободной ду- гой - Сжатой (плаз- менной) ду- гой Од но дуго- вая Много ду- говая Штучным элек- тродом Проволокой Ленточным электродом
П р и м с ч а п и с. Здесь под автоматической понимается сварка с авто-
ма гичиским управлением всей совокупностью операций,
2'1
Таблица 15
Классификация способов контактной сварки
По ншу соединения
4
Но электропитанию
Точечная
Стыковая без оплавления (сопротив-
лением) и стыковая оплавлением
Шовная (роликовая)
Шовно-стыковая
Рельефная
Т-образная
Поверхностная (по метолу Игнать-
ева)
Переменным гоком
Постоянным током
Конденсаторная
Аккумулятор ная
С накоплением энергии
Таблица 1.6
Классификация способов диффузионной сварки
ГЬо защите
По виду на! рева
В вакууме
В инертных газах
В активных газах
В смеси газов ~
С индукционным нагревом
С электроннолучевым нагревом
С радиационным нагревом
В тлеюшем разряде
Табл и на L7
Классификация способов электрошлаковой сварки и печной сварки с давлением
Метол Способ
Электрошлаковая сварка Проволочным электродом Пластинчатым электродом Плавящимся мундштуком
Печная сварка с давлением., „ -ti Кузнечная Прокатная Волочением
ем литого ядра, стыковой сварке- оплавлением, сварке трением
и др.
Весьма желательно, чтобы порядок расположения процессов
в классификационных таблицах определялся какими-либо коли-
25
чествен-ными технико-экономическими признаками. Такими приз-
наками могут быть:
величины удельных энергий — сварочной ссв или введенной в
изделие ен дж!м2\
удельные затраты на сварку С (руб)м2).
Удельные показатели могут подсчитываться отдельно по
каждой группе соединений, свариваемых материалов и т. д. За-
траты следует относить к так называемой рабочей площади со-
единения 5, которая в случае сварки встык соответствует про-
дольному сечению шва без усиления. Для нахлесточных соедине-
ний площадь s соответствует сечению меньшего из соединяемых
элементов (см. рис. 1.7). Для дуговой! сварки в один проход ма-
териала толщиной б м при токе, напряжении и скорости сварки
соответственно i a, U м)сек удельная энергия будет
U1 q Л ,
— — —— дж/м2 (или кал/м2).
Расчеты величин удельных энергий есв и еи показывают, чго
удельная энергоемкость процесса сварки единицы площади
стыка имеет тенденцию уменьшаться при переходе от термиче-
ских к механическим процессам (см. рис. 1.11). Величина еи=
= ЕсвТ]и характеризует также количество переплавленного или
разогретого материала на единицу площади шва, а следователь-
но, величину активной зоны сварного соединения, в которой про-
изошли существенные изменения в состоянии материала, дефор-
мацию соединения и т. д. Этот показатель может быть исполь-
зован наряду с погонной энергией q/v.
Далее дается анализ типовых структурных схем передачи
энергии при разных сварочных процессах (табл. 1.8), позволяю-
щий обосновать предлагаемую выше классификацию. Например,
при дуговой сварке электрическая энергия ЭЛ из сети проходит
следующий путь:
трансформируется в сварочном трансформаторе или генера-
торе для получения нужных параметров тока и напряжения;
преобразуется в дуговом разряде в термическую Т, электро-
магнитную ЭМ, электрическую ЭЛ энергии плазмы;
термическая энергия плазмы ((/а + 2/гГп) и потенциальная
энергия электронов (ф) преобразуются на поверхности анода-из-
делия в термическую энергию расплавленного материала сва-
рочной ванны (здесь — анодное падение напряжения; k —
постоянная Больцмана; — температура плазмы столба дуги;
<1 — работа выхода электронов для анода);
изменяет внутреннюю энергию соединения, расходуясь на об-
26
разование новых атомных связей, новых структур материала, де-
формацию и нагрев изделия и т. д.
Следует отметить, что дуга, луч, газовое пламя являются
внешними носителями энергии, от которых энергия передает-
ся в изделие конвекционным или контактным путем. При тер-
митной сварке разогрев происходит за счет внутреннего
источника путем преобразования в теплоту химической энергии
термита.
Однако для всех термических процессов сварки, независимо от
вида носителя энергии (инструмента), в стык она вводится в ко-
нечном итоге всегда через расплавленный материал. Энергия
хаотически движущихся частиц расплавленного материала носит
в термодинамике название термической, чем и обосновано наиме-
нование этих процессов.
В термомеханических и механических процессах преоблада-
ют внутренние носители энергии, так как ее преобразование
в теплоту происходит главным образом вблизи контакта соеди-
няемых изделий — стыка.
Давление энергетического потока — луча или дуги — на сва-
рочную ванну безусловно также оказывает весьма большое влия-
ние на формирование соединения. Однако в энергетическом ба-
лансе влияние энергии сил давления невелико.
Теория термических процессов и их применение описаны в
главах II—V достаточно подробно. Исключение составляют хи-
мические процессы газовой и термитной сварки, индукционная и
элсктрошлаковая сварка, которые освещены в соответствующих
технологических курсах.
К термомеханическим процессам относятся процессы, идущие
с введением теплоты и механической энергии сил давления при
осадке. Теплота может выделяться при протекании электриче-
ского тока, газопламенном или индукционном нагреве, введении
в зону сварки горячего инструмента и т. п. Сварка может вес-
тись как с плавлением металла (частичным или по всему со-
единению), так и без плавления, в твердом состоянии. Эти про-
цессы подробно описаны в технологических курсах. Здесь отме-
тим только некоторые особенности контактной сварки.
Контактная сварка применяется только для металлов.
Основной источник энергии — теплота, выделяемая электриче-
ским током в зоне контакта соединяемых деталей, электрическое
сопротивление которой выше сопротивления основного металла.
Давление, сжимающее детали, формирует сварное соединение,
на что затрачивается всего несколько процентов от общей вво-
димой энергии.
В зависимости от особенностей соединения различают кон-
тактную сварку: стыковую, точечную и шовную (роликовую).
Стыковая и точечная сварка стержней может идти как сварка
27
Таблица 1 .&
Типовые пруктурные схемы преобразования энергии при сварке
(потери 'энергии не указаны)
Термические процессы
Терм механические процессы
Механические процессы
Особые процессы
Лучевые
Прессовые с нагревом
Дуговые
Дуговая сварка, Электро-
шлаковая
кварка
Сварка Сварка тре-
взрывом нием:
в — вращение
о —осадка
Нейтронная сварка
пластмасс
Газопрес- Диффузионная
совая в вакууме с
индукционным
нагревом
Ультра-
звуковая
сварка
Холодная
сварка
Э л е к т р о к о н т а к т н ы е
Z- -81
Продолжение таблицы!^
Термические процессы
Тери-.механические процессы
Механические процессы
Особые процессы
Тер мо хи м и чески?
Сварка термокомпрессионная
(теплопроводностью или горя-
чим инструментом)
Вакуумное схватывание
Газовая сварка Термитная
сварка
Источник энергии
Трансформация энергии
Преобразование энергии из одного
вида в другой
Передача энергии от теплоносителя
в материал
Условная граница ввода энергии
в место соединения
Примечание. Виды энергии: Т — термическая, X — химическая, П— поверхностная, М— механическая, ЭЛ •••
электрическая, К — кинетическая, Д—деформационная, ЭМ — электромагнитная, Я—ядериая, АС — изменение внут-
со реиней энерпш в соединении.
сопротивлением в твердой фазе. При стыковой сварке оплавле-
нием соединение также образуется в процессе пластической де-
формации, однако стыкуемые поверхности активируются оплав-
лением и находятся под защитой пленки расплавленного
металла до начала осадки. Точечная сварка листов обычно со-
провождается образованием расплавленного ядра металла. При
расплавлении ядра под действием электродинамических сил про-
исходит движение— перемешивание жидкого металла и граница
раздела соединяемых деталей исчезает, т. е. появляется непре-
рывная межатомная связь жидкой и твердой фаз. Поэтому факт
появления ядра можно рассматривать как известную гарантию
качественного соединения. Давление в этом процессе создает
электрический контакт и некоторую деформацию точки в момент
кристаллизации, а также удерживает жидкий металл от выте-
кания.
Механические процессы обычно идут без нагрева. Отметим
их основные особенности.
Холодная сварка (деформированием) основана на ис-
пользовании пластической деформации материалов в месте со-
единения при сдавливании или сдвиге. Пока она нашла широкое
применение только для достаточно пластичных материалов, та-
ких как алюминий, медь и др. Процесс сварки идет при комнат-
ной и даже отрицательной температуре; в месте соединения
теплота выделяется за счет энергии пластической деформации
металла. Необходима зачистка соединяемых элементов от жира
и удаление оксидных пленок в процессе деформации.
Холодная сварка — процесс практически бездиффузионный,
основанный только на явлении схватывания [30, 37].
Перспективна импульсная холодная сварка взрывом, выстре-
лом, элсктрогидравлическим эффектом, электромагнитным
тюлем.
Сварка трением используется обычно для стержневых
изделий. При сварке одна часть изделия остается неподвижной,
а другая вращается. При сведении обеих частей и приложении
осевого усилия Р вследствие сил трения происходит разогрев и
пластическая деформация металла. Расплавленный и нагретый
металл частично выдавливается из стыка. Сварку применяют
как для металлов, так и для пластмасс [12].
Ультразвуковая сварка может рассматриваться к а к
частный случай холодной сварки с наложением пульсирующего
усилия. При сварке материалов обычно толщиной сП мм вол-
новод, в котором возбуждены стоячие волны (продольные, пз-
гибные. крутильные или другого вида), вводит эти ультразвуко-
вые колебания (УЗК) частотой 18—80 кгц в зону контакта из-
делий. Для сварки металлов применяют обычно сдвиговые
ультразвуковые колебания, а для пластмасс — колебания, нор-
мальные поверхности изделий. Для возбуждения ультразвуко-
30
вых колебаний волновода используют высокочастотные генера-
торы и магнитострикционные преобразователи [27].
Сварка взрывом. При сварке взрывом энергия от дето-
нации взрывчатых веществ (ВВ, рис. 1.8) подается на располо-
женные с зазором А и иод некоторым углом а друг к другу сва-
риваемые поверхности изделий (И). Запал (3) расположен в
вершине угла. При соударении поверхностей между ними обра-
зуется кумулятивная струя Рк, очищающая детали от загрязне-
ний и окислов. Взаимные тангенциальные перемещения сварива-
емых поверхностей и образование «волн» в точках соударения
обеспечивают прочное соединение деталей [27].
Сварка вакуумным схватыванием может идти с
наименьшей затратой энергии и даже теоретически с выделением
энергии в месте соединения. Схватывание металлов возможно
при глубоком вакууме порядка 1СН°ч-10-14 мм рт. ст. при усло-
вии тщательной подгонки и соприкосновения деталей по значи-
тельной поверхности. Практически необходимо также небольшое
давление, так как идеальная подгонка трудно осуществима.
Окисные пленки и загрязнения в вакууме испаряются и в контакт
вступают чистые поверхности деталей.
§ 1.5. Оценка эффективности и требования
к источникам энергии для сварки
Оценка энергетической эффективности процессов
сварки. При выборе источника энергии для сварки конкретных
изделий следует учитывать техническую возможность примене-
ния данного источника, эффективность процесса (энергетическую
и экономическую), а также качество ненадежность получаемых
соединений.
Концентрация энергии термических источников может оце-
ниваться удельной мощностью в пятне нагрева. Наибольшую ин-
тенсивность энергии до 106-т-108 квт!см2 и выше при пятне на-
грева до 10-6 мм2 могут иметь фотонный и электронный лучи
(табл. 1.9).
Однако сварка возможна только до 1044- 10е вт}см\ так как
большие удельные мощности приводят к выплескам и испарению
материала, полезному лишь при резке и размерной обработке
изделий. Удельная мощность луча 72 и другие энергетические
показатели, такие как погонная энергия q/v, различные к. п. д.,
коэффициенты наплавки, расплавления и другие (см. гл. XVI),
пригодны для оценки только отдельных видов источников энер-
гии или методов сварки. Для оценки эффективности разных
классов сварочных процессов и разных методов сварки и пайки
целесообразно использовать величины удельной энергии есв и
дж)м2 (или дж/мм2), необходимой при сварке данного соеди-
нения.
31
Таблица 1.9
Энергетические характеристики некоторых термических источников энергии
для сварки и резки
Источники энергии Температура глгменм или туги. ° К Наименьшая пл шаль «at рева, см~ Наиболыис я плотность энергии в пятне <уя, 6 т/гл г2
Газовое пламя 3 000—3 500 1-10—2 50-103
Т опливно-плазменное 4000-5 0С0 1-10-2 50-Ю3
пламя
Дуга в парах:
щелочных металлов; 4 500—5 000 1-10-2 100-10^
железа 5 000—6 000
Дуга в газах:
водород, азот 5 000—8000 I-10-з 100-105
аргон, гелий 10 000—20 000
Микроплазма — 1 10-е 1-108
Электронный луч — 1-10-7 1-10*
Фотонный луч — 1-10-8 1-10Ю
Примечание, Понятие температуры в луче не характерно, так как
движение частиц в основном направленное, а не хаотичное.
Расчеты показали, что для многих видов соединений и мате-
риалов механические и термомеханические процессы сварки тре-
буют значительно меньше энергии,
Рис. 1.9. Средние значения ef D дж!мм2
при сварке стали 18-8 толщиной до 50 лен
разными методами:
АД — аргоно-дуговая; ДФ — дуговая под флю-
сом; // Д — I гл а з м синоду го на я; ЭЛ С — э л ект-
роннолучевая
чем сварка плавлением. На-
пример, при сварке встык
стальных стержней диа-
метром 20 мм дуговым
ванным способом необхо-
димо Всв 1800 дж[мм\
при контактной стыко-
вой сварке оплавлением
~400 дж!мм2, при сварке
трением — 130 дж!мм2г
Для сварки встык пла-
стин из алюминиевого
сплава толщиной 5 мм
требуется есв: при арго-
но-дуговой сварке
—300 дж/мм2\ при кон-
тактной сварке
— 200 дж{мм2\ при холод-
ной сварке —30 дж/мм2
(см. рис, 1.11).
Расчет значений есв
для разных методов свар-
ки плавлением нержаве-
ющей стали типа 18-8 по-
32
казал (рис. 1.9), что с увеличением толщины изделия удельная
сварочная энергия резко растет при использовании многопроход-
ной сварки. Например, аргоно-дуговая сварка 'вольфрамовым
электродом обеспечивает получение стыкового сварного соеди-
нения для листов толщиной 15 мм при общих затратах на все
проходы до 1000 дж/мм2. Электроннолучевой процесс благодаря
кинжальному проплавлению и однопроходной сварке позволяет
соединить встык листы толщиной от 10 до 50 мм -практически
при одной и той же удельной энергии порядка 20—50 дж/мм2.
Рис. 1.10. Порядок величин удельной энергии
и ео дж/мм2, необходимой для однопроходной сварки
стали различными методами
Сравнение критериев еи и в0 для однопроходной сварки стали
показывает, что еи с уменьшением интенсивности источника воз-
растает примерно от единиц (3—5 дж/мм2) для лазерной сварки
до сотен (200—400 дж/мм2) для газового пламени. В то же вре-
мя общие затраты энергии ео, в которых учитывается вакууми-
рование для электронного луча (площадь изделия — 500 мм2)
и к. п. д. лазера ~0,1 %; в сотни и тысячи раз выше для этих
источников, чем для свободной дуги в аргоне или для газового
пламени (рис. 1.10).
Анализ эффективности различных процессов сварки позво-
ляет построить диаграмму удельной энергии, необходимой для
сварки разными методами. На рис. 1.11 в логарифмическом мас-
штабе по оси ординат отложены примерные значения еи дж/мм2,
а по оси абсцисс указаны возможные процессы сварки встык
листов или стержней из стали (пример холодной сварки рассчи-
тан для алюминия).
Требования к источникам энергии для сварки. Данная выше
классификация показывает, что каждая группа сварочных про-
2—689
33
цессов может быть реализована с помощью определенного тех-
нологического инструмента, который можно условно считать со-
ставной частью источника энергии.
Для выполнения качественной сварки этот источник должен
отвечать требованиям технологической и конструктивной целе-
сообразности применения, экономичности преобразования энер-
гии, ограничения вредных побочных эффектов при сварке и т. п.
Рпс. 1.11. Условная диаграмма удельных энергий, необходимых для сварки
встык однородных соединений с применением разных процессов
Источники энергии термических процессов сварки плавлением
(луч, дута, пламя и др.) должны обеспечивать концентрацию
тепловой энергии и температуру в зоне сварки или пятне нагре-
ва заданных размеров, достаточные для плавления материала и
провара его на требуемую глубину, но без интенсивного испа-
рения.
Источники энергии термомсханических и механических про-
цессов сварки с давлением (контактная, термопрсссовая, холод-
ная и другие виды сварки) должны обеспечивать концентрацию
тепловой или механической энергии в зоне сварки, а также дав-
ление, достаточные для создания физического контакта, актива-
ции и химического взаимодействия атомов соединяемых по-
верхностей.
Должна также обеспечиваться физическая или физико-хими-
ческая защита зоны сварки от окружающего воздуха и другие
технологические условия, специфические для каждого метода
сварки.
Г л а в а II
ФИЗИКО-ХИМИЧЕСКИЕ ПРОЦЕССЫ В ПЛАЗМЕ
ДУГОВОГО РАЗРЯДА
§2.1. Проводимость твердых тел и жидкостей
Виды проводимости [11, 20]. Электрическим током
принято называть упорядоченное движение электрических заря-
дов. В зависимости от состояния и состава вещества его элект-
рическая проводимость может быть электронной—-в металлах;
ионной — в жидкостях (элек1 ролитах); электронно-ионной — в
газах; электроннодырочной — в полупроводниках.
Твердые тела обычно имеют кристаллическое строение, ха-
рактеризующееся так называемым дальним порядком в распо-
ложении частиц» а для данной массы вещества — наименьшей
внутренней энергией. Внутренняя энергия системы есть сумма
всей кинетической и потенциальной энергии частиц. Жидкости
и аморфные тела обладают лишь ближним порядком, а газы
имеют беспорядочное расположение частиц при максимальной
внутренней энергии системы. Состояние вещества зависит от
температуры Т и величины сил межмолекулярного взаимодей-
ствия. Энергия теплового движения, или так называемая энерге-
тическая температура частиц, равна kT*. При высоких темпе-
ратурах величина kT превосходит энергию взаимодействия
молекул и вещество может быть только газом. Напротив, в кри-
сталле частицы связаны сильно и энергия взаимодействия много
больше kT.
Здесь
/г = 11 600 эв’гРа^ = 1’38- 10- дж-град~х
постоянная Больцмана.
Уровни энергии, которыми может обладать электрон в кри-
сталле, определяются принципом запрета Паули, кото-
рый гласит, что в кристалле на одном из любых энергетических
уровней может находиться не более двух электронов (с проти-
воположными спинами).
Распределение электронов проводимости в твердом теле под-
чиняется статистике Ферми— Дирака (рис. 2.1). С повышением
* Энергия, приходящаяся на две степени свободы частиц вещества.
2*
35
температуры тепловую энергию воспринимают только внешние
валентные электроны, переходящие па еще более высокие энер-
гетические уровни, которые для
металлов являются ооычно
свободными. Уровень или
граница Ферми wf опреде-
ляется концентрацией элек-
тронов, т. е, зависит от 'рас-
стояния между атомами и
валентности металла. При
концентрации свободных
электронов в твердом теле
Рис. 2.1. Распределение электронов
по энергиям в металле согласно ста-
тистике Ферми—Дирака:
F(w) — число частиц с энергией
w f — граница Ферми
порядка пе — 1028— 1029 в 1 я?,
что имеется у металлов, Wf
составляет около 8—10 эв.
Когда энергия частиц
w=kT велика по сравнению
с и1/, распределение Ферми
приближается к максвеллов-
скому, отписывающему «классические» частицы в газе (рис. 2.2).
Классическое распределение имеет место, когда п мало или Т
велико.
Для твердых гол приближение электронного газа к максвелловскому рас-
пределению мало вероятно, так как энергетическая температура kT, даже при
7 —11 600е К, остается в пре-
делах 1 эв, т. с. /г Г на поря-
док меньше, чем Wf. Но при
11 600° К мы имеем уже не
твердое тело, а ионизирован-
ный газ — плазму. Таким
образом, при обычных тем-
пературах твердых тел и
соотвстсгвующих плотностях
электронный газ является
«вырож ценным», подчиняю-
щимся статистике Ферми.
Причем, даже при 0° К элек-
троны на уровне Ферми дви-
жутся со скоростями около
1010 м/сек (108 см/сек), что
в 1000 раз больше скорости
атомов при комнатной тем-
пературе. Напомним, что вы-
рожденным называют газ,
в котором два или большее
число квантовых состояний
(уровней) частицы имеют
одну и ту же энергию (см.
[20, § 269]).
Рис. 2.2. Распределение частиц газа по ско-
ростям согласно Максвеллу — Больцману:
F(\) —число частиц со скоростью v-i-Av; v, v $ и
v — среднеквадратичная, наиболее вероятная н
среднеарифметическая скорости
Как отмечалось выше, энергетические уровни электронов в
твердом теле объединяются в серии и образуют энергетические
3G
зоны. Число расщепленных уровней в каждой зоне равно числу
атомов, объединенных в кристалл.
Установлено наличие трех зон:
нижняя зона валентных связей;
запрещенная зона;
зона проводимости.
В зависимости от концентрации свободных носителей, которая
связана со способом взаимодействия атомов в решетке, измепя-

1
Зона
проводимости
I Зона
* nnnfmrhtMi
Зона
проводимости
Лиу<2эВ 1
Зона
проводимости
Диу>2э6
Валентная
Валентная/ 7/ Валентная г
7// зона </// 7//// зона ////
Рис. 2.3. Схема энергетических зон для
полупроводниках (в)
электронов в проводниках (а и и),
и изоляторах (а)
ется величина энергетического зазора между валентной зоной и
зоной проводимости. Соответственно меняется характер элект-
ропроводности кристаллов (рис. 2.3), которые в связи с этим
можно разделить на три класса: проводники (металлы), полу-
проводники и изоляторы (диэлектрики).
В металлах валентная зона занята пе полностью (рис. 2.3, а)
или занята полностью, но перекрывается со следующей свобод-
ной зоной (рис. 2.3, б).
В полупроводниках и диэлектриках валентная зона целиком
заполнена и зона проводимости свободна от электронов. Однако
у полупроводников расстояние между заполненной зоной и зоной
проводимости мало, Д^^2эв (рис. 2.3, в), а у диэлектриков —
велико, Aw^2 эв (рис. 2.3, г). Связь концентрации носителей с
шириной запрещенной зоны для кристаллов при 300° К представ-
лена в табл. 2.1 (см. также [10, § 3.3]).
Таблица 2.1.
Концентрация свободных электронов пе в зависимости от ширины
запрещенной зоны Дш
Л W, эв 10 3 2 1 0,5 0,1
пе, л~я 10-59 10 ! Ю8 1017 10=’ 10”
37
Следует отметить, что свободные электроны есть во всех
твердых телах как в проводниках, так и в изоляторах; разница
состоит в их количестве.
Скорость дрейфа. При наложении электрического поля
возникают силы, заставляющие электроны дрейфовать — дви-
гаться вдоль поля; на хаотическое тепловое движение наклады-
вается упорядоченное движение со скоростью дрейфа. Пользуясь
законами классической физики можно ее по порядку величин
оцепить [2, 20].
Полагаем, что движение электрона, как частицы с массой те
и зарядом е, под действием поля Е и ускоряющей силы еЕ про-
л
исходит в течение времени т= —, где v — средняя квадратичная
скорость электрона (тепловая, так как дрейфовой пренебрегаем
из-за сравнительной малости), а X — средняя длина свободного
, ч -г
пробега электрона (пробег). Движение с ускорением -------- за
время т разгонит электрон до скорости дрейфа:
еЕ X еЕ
ve —------— — т.
те v те
Плотность тока
j = neve.
Подставляя vct имеем
пе2к _
j =------Е.
Получаем закон Ома в форме
j =
где у — электрическая проводимость
пе2
у =-----------------------------т.
те
Величину
ve е Л ех
=------= —
Е тс v т€
(21)
(2-2)
(2-3)
(2.4)
(2.5)
называют подвижностью носителя тока (электрона), а уравне-
ние (2.5) известно как уравнение Лапжевсна. Тогда
j .
v — — = —— — neb.
v E E
(2-6)
Если единица измерения заряда е— кулон, концентрация
электронов п 1/м3 и подвижность Ь м?!в • сек, то удельная элект-
рическая проводимость у будет в сим- ж-1. Эти формулы приме-
38
няют для простейшей модели электрона. В действительности про-
бег электрона в твердом теле значительно больше межатомных
расстояний и составляет сотни (а при низких температурах даже
тысячи) ангстрем, что объяснимо только с учетом волновых
свойств электрона.
Такие расчеты применимы как для газов, гак и для любых
твердых тел, но в последнем случае должна учитываться так на-
зываемая эффективная масса электрона т *. Это объясняется
действием периодического поля решетки, изменяющего «свободу»
электрона.
Рис. 2.4. Вольтамперные характеристики металличе-
ского проводника (я) и полупроводникового транзи-
стора (б):
АВ — линейный участок
Проводники. Из формул (2.3) и (2.^) видно, что электриче-
ская проводимость у пропорциональна числу свободных электро-
нов п и пробегу %, которые могут меняться от вещества к веще-
ству. Пробег электрона ограничен тепловыми колебаниями ато-
мов и наличием у кристалла различного рода дефектов.
Колебания атомов в кристалле передаются вдоль кристалла. Они могут
быть представлены в виде упругих волн решетки, квантование которых позво-
ляет прийти к понятию о фононе как о «квазичастпцс».
Столкновение фононов высоких энергий с атомами решетки вызывает их
смещение. Смещение вблизи нормального узла решетки называют дефектами
по Френкелю, а появление пустых узлов и атомов в междоузлии — дефекта-
ми по Шоттки. Кроме того, возможны дефекты макроскопического типа, на-
пример дислокации.
Рост температуры металла ведет к увеличению тепловой
скорости v электрона. Увеличение амплитуды колебаний ионов
в узлах решетки в свою очередь уменьшает пробег л, электрона.
Поэтому у металлов с увеличением температуры и пластической
деформации проводимость уменьшается.
Число заряженных частиц в металле не зависит от величины
тока, поэтому проводимость (и сопротивление) металла при дан-
39
ной температуре постоянны. Закон Ома и падение потенциала
имеют линейную форму (рис. 2.4).
Пример 1. Если в металле Л=10 Л=10-ел«, a v=10c к/дек, то время пробе-
Z
га электрона т=—=10-15 сек, При £^~0,3 в/л=*0,3 н;к, учитывая, чго заряд
электрона е=1,6*10*’19 Д масса электрона л1==9,Ы0-Э! кг, 1 н=1 кг-м/сек2
по формуле (2.1) получим
еЕ
1,6.10~,9-0,3
9,1 ♦ I О-si
10—13=7 5-Ю—з м;сек.
Видим, что скорость дрейфа v е на несколько поря тков меньше \
7 = neve 102в-1,6* 10-,в-5-10-5 106 a/j/2.
У дельная электрическая проводимость
106
7 = J/B =----™^3-107 силам.
1 Jt 0,3
Для сравнения отметим, что у меди у^6-107 сим/м, а у лучшего изолято-
ра—серы у—ЫО-15 сим/м. Таким образом, отношение удельных проводи-
мостей металлов и изоляторов достигает двадцати порядков.
Полупроводники. В полупроводниках при повышении тем-
пературы электроны могут переходить из нижней зоны через
зазор в верхнюю зону проводимости. Таким образом, полупро-
водники, в отличие от металлов, при высоких температурах рез-
ко увеличивают проводимость, а при низких — приближаются к
изоляторам. Перенос зарядов может быть электронным и ды-
рочным.
Введение примесей в полупроводники может уменьшить зазор
до 0,05 эв. Например, это обеспечивается при добавках в кри-
сталлы четырехвалентных германия или кремния, пятивалентно-
го мышьяка или сурьмы, которые являются «донорами» свобод-
ных электронов. Здесь обеспечивается «негативная» п проводи-
мость. Наоборот, с добавкой «акцепторов»—трехвалентного
индия или галлия полупроводник получает дырочную, позитив-
ную р проводимость.
Знак носителей гока и их относительное количество в твердом
теле можно обнаружить с помощью эффекта Холла. Если вдоль
пластинки, помещенной поперек магнитных силовых линий В
(рис. 2.5), идет ток /, то на заряженную частицу е, движущуюся
со скоростью V, будет действовать сила Лоренца F в направле-
нии, перпендикулярном к полю и току. Иными словами, в этом
направлении возникает электрическое поле напряженностью Ех=
— vB, а между гранями пластины — разность потенциалов Ud =
~vBd. Ее знак и величина определяется знаком и количество.^
носителей заряда.
Типичная вольтамперная характеристика полупроводникового
транзистора (см. рис. 2.4, б) имеет два участка. На участке АВ
40
в воде, либо расплавы
Рис. 2.5. Отклонение но-
сителей тока в твердом
теле магнитным полем
(эффект Холла)
соблюдается закон Ома, но затем носителей тока не хватает. На
участке ВС сопротивление резко растет и характеристика стано-
вится нелинейной (подробнее см. [10]).
Жидкости-электролиты. Жидкости-электролиты представля-
ют собой растворы каких-либо веществ
солей, сульфидов, окислов и т. п.
Поны, находящиеся ранее в узлах
кристаллической решетки, в элект-
ролите -приобретают большую под-
вижность и могут служить носителя-
ми тока. Проводимость электролита
зависит от природы, концентрации
и коэффициента активности ионов.
Все эти параметры -сильно зависят
от температуры электролита. В рас-
творе ионы обычно менее активны
из-за сольватировапия -их молекула-
ми растворителя (см. табл. 2.2).
Проводимость электролитов под-
чиняется закону Ома в широких
пределах благодаря перераспреде-
лению скоростей и энергии ионов.
Однако iB связи -с тем, чго у поверх-
ностей электродов, находящихся в электролите, происходит раз-
рядка ионов, в этих зонах нарушается линейность -в падении
потенциала и создается повышенное напряжение — анодное и
катодное.
Таблица 2.2
Число ионов н/ и удельная проводимость 7в растворе и расплаве NaCl
(по данным В. В. Фролова [35])
Раствор NaCl (насыщенный) л,- =0.6.1022 1/сл<3 7 == 20 cuMjM
Расплав NaCl гри Гкл Л/ = 3-10’22 1/сл/З 7 = 360 ciiMjM
§ 2.2. Электрический разряд в газах
Проводимость газов. Молекулы газа нейтральны,
поэтому газ обычно является хорошим изолятором и может про-
водить электрический ток лишь при условии, что в него вводятся
извне или генерируются внутри заряженные частицы. Приложив,
например, достаточно сильное электрическое поле, можно выз-
вать нарушение изолирующих свойств газа и пропускать через
него значительные токи [19, 31, 36].
У большинства газов в проводящем состоянии носителями
зарядов являются электроны и положительные ионы, хотя в не-
41
которых случаях эту роль выполняют и отрицательные ионы.
Предположим, что в 1 м3 газа имеется пе и пг- электронов и
ионов (однозарядных, положительных), несущих заряды —е и
+е кулонов соответственно. Под действием поля напряженно-
стью Е в/см возникают силы еЕ и частицы движутся вдоль поля
со средними скоростями дрейфа vc и с,-. Перенос зарядов в на-
правлении Е соответствует плотности тока /:
j — tleeve 4- tlieVi.
В связи с тем что масса иона т,- на 3—4 порядка больше те,
подвижность иона обычно меньше и принимают
j » tleSVe. (2.7)
Виды разряда. Любой газовый разряд может быть самостоя-
тельным и несамостоятельным, прекращающимся при устранении
внешнего источника ионизации.
В дальнейшем будут рассматриваться только самостоятель-
ные и стационарные (устойчивые) разряды.
Явления, возникающие при прохождении электрического тока
через газ, зависят: от рода и давления газа; материала, из кото-
рого изготовлены электроды; геометрии электродов и соединяю-
щего их .канала; протекающего тока.
Газовый разряд может быть неустойчивым (например, искро-
вым) и устойчивым. Последний можно классифицировать по
трем видам: темный; тлеющий, в том числе коронный; дуговой
разряд. Например, если в длинной цилиндрической стеклянной
трубке, заполненной газом при давлении 1 мм рт. ст., медленно
повышать разность потенциалов между катодом и анодом, то
можно обнаружить ток, начиная с 1СН°—10-12 а. Он появляется
вследствие ионизации в газе, на стенках и электродах, вызывае-
мой космическими лучами. С помощью ограничивающего сопро-
тивления можно получить все три формы разряда (рис. 2.6).
Темный разряд переходит в тлеющий, который отличается уже
заметным свечением, используемым в газосветных трубках. При
этом катодное падение 100 в; j до 1—10 а! см7. Температура
газа в тлеющем разряде практически нс повышается. Затем, че-
рез аномальный тлеющий разряд происходит переход к мощному
дуговому разряду. Характерными его чертами являются: малая
величина (порядка 10 в вместо сотен для тлеющего), боль-
шие плотности тока, составляющие тысячи а! см7, высокая темпе-
ратура газа в проводящем канале, при 1 атм 7=5000-4-50 000° К,
высокие концентрации частиц в катодной области.
Возбуждение дуги и ее зоны. Возбуждение дугового разряда
возможно четырьмя основными способами:
1) при переходе из устойчивого маломощного разряда, напри-
мер, тлеющего (см. рис. 2.6);
2) созданием высокоионизированного потока пара, перекры-
42
вающсго межэлектродное пространство, в большинстве случаев с
помощью третьего электрода;
3) при переходе из неустойчивого искрового разряда путем
подачи импульса высокой частоты или высокого напряжения;
Рис. 2.6. Статическая вольтамперная характеристика
различных видов газового разряда
Импульс высокого на-
К
V
Рис. 2.7. Зоны дуго-
вого разряда
4) посредством контакта и последующего размыкания токо-
несущих электродов.
При сварке плавящимся электродом обычно используют дугу
размыкания, а при вольфрамовом электроде — высокочастотный
вспомогательный разряд от осциллятора,
пряжения получают обычно с по-
мощью конденсатора. Угольную ду-
гу возбуждают чаще всего, исполь-
зуя третий электрод.
В самостоятельном разряде, на-
чиная с токов выше 'нескольких мик-
роампер, наблюдается неравномер-
ное распределение электрического
поля в межэлектродном пространст-
ве, состоящем из трех зон (рис. 2.7):
катодной /, анодной 2 и столба раз-
ряда 3. На электродах часто наблю-
дают пятна — анодное А и катодное
К. Скачки потенциала UK и Ua обу-
словлены скоплениями пространст-
венного заряда (рис. 2.8) и повышенным сопротивлением этих
зон по сравнению со столбом. В длинной дуге можно отчетливо
различить три указанные выше области, причем основные свой-
ства столба мало зависят от процессов в катодной и анодной
зонах. В связи с этим в дальнейшем отдельно рассмотрены явле-
43
ния в столбе дуги и в пограничных' областях — катодной и анод-
ной. Для коротких дуг, где влияние процессов, ‘происходящих
у одного электрода, простирается до второго электрода, очевид-
но, подразделение дуги на отдельные части становится беспо-
Рис. 2.8. Схема переноса зарядов в дуге:
Чч» Ч<» Чм -напряжение дуги, катодное, анод-
ное, столба дуги
Рис. 2.9. Вольтамперные характе-
ристики сварочных дуг
лез-ным. В газовом промежутке между двумя электродами заря-
женные частицы могут возникнуть во всех трех зонах, но глав-
ным образом они появляются в результате 'процессов эмиссии
на катоде и объемной ионизации в столбе дуги. В связи с огра-
ниченностью эмиссии электронов столб дуги (как и любой про-
водник) вдали от катода сохраняет по отношению к тему поло-
жительный потенциал, -по-
этому часто его называют
положительным столбом. В
то же время не следует за-
бывать, что плазма столба
обычно квазинейтральна.
Вольтамперная характе-
ристика дуги. Для газо-
вого разряда сопротивле-
ние не является постоянным
R^ const, так как количест-
во заряженных частиц в нем
зависит от интенсивности
ионизации и, в частности, от
тока. Поэтому электричес-
кий ток в газах не подчи-
няется закону Ома и вольт-
а мп ерн а я х а р а кте р нети к а
разряда для газов является
обычной нелинейной.
В зависимости от плотности тока вольтамперная характерис-
тика дуги может становиться падающей, пологой и возрастаю-
щей (рис. 2.9). В первой области, при малых токах, примерно до
44
100 а, и свободной дуге, с увеличением тока интенсивно воз-
растает число заряженных частиц главным образом за счет ра-
зогрева и роста эмиссии катода, а следовательно, и соответст-
вующего ей роста объемной ионизации в столбе дуги. Сопротив-
ление столба дуги уменьшается и падает потребное для поддер-
жания разряда напряжение £/д; характеристика дуги является
падающей.
Во второй области, при дальнейшем росте тока и ограничен-
ном сечении электродов, столб дуги несколько сжимается, и
объем газа, участвующего в переносе зарядов, уменьшается. Эго
приводит к меньшей скорости роста числа заряженных частиц.
Напряжение дуги становится мало зависящим от тока, а харак-
теристика — пологой. Первые две области токов охватывают дуги
с так называемым отрицательным электрическим сопротивлени-
ем. Падающая и пологая характеристики типичны для дуги при
ручной дуговой (ДР) и газоэлектрической (ГЭ) сварке, а также
вообще для сварки при малых плотностях тока, в том числе и
дугой под флюсом (ДФ).
Сварка па высоких плотностях токаи плазменнодуговые про-
цессы отвечают третьей области режимов дуги. Они характери-
зуются сильным сжатием столба дуги, а вольтамперная кривая
здесь — возрастающая, что указывает на увеличение энергии,
расходуемой внутри дуги.
В сильноточных сжатых дугах ионизация газа в столбе может
достигать значений, близких к 100%, а термоэмиссионная способ-
ность катода исчерпана. В этом случае увеличение тока практи-
чески уже не может изменить числа заряженных частиц в дуге.
Ее сопротивление становится положительным и почти постоян-
ным: const. Высокоионизированная сжатая плазма по своим
свойствам близка к омическому, линейному сопротивлению, ти-
пичному для металлических проводников. Закон Ома вновь ста-
новится справедливым в его обычном виде
§ 2.3. Элементарные процессы в плазме дуги
Эффективное сечение взаимодействия [2, 5, 11].
После возбуждения разряда ионизация в газе может проис-
ходить в основном двумя путями: взаимным соударением частиц
и поглощением квантов энергии (фотоионизация).
Одновременно идут процессы деионизации, т. е. образования
нейтральных частиц при взаимодействии ионов и электронов.
Длину свободного пробега частицы Л, среднее время пробега
X v 1 1
т=— и число столкновении частиц за 1 сек v = — можно связать
V т
с характеристиками, определяющими самый процесс столкнове-
ния частиц, введя понятие об эффективном сечении столкновения
45
Q, которое для обычных газов часто называют газокинстичес-
ким:
Q = nd2 м2. (2,8)
Для того чтобы произошло столкновение, центры молекул
должны находиться на минимальном расстоянии, равном диа-
Рис. 2.10. Схема
определения эф-
фективного сечения
соударения частиц
метру d частицы. Принимая модель упругих
шаров (рис. 2.10), легко видеть геометриче-
ский смысл сечения Q — это площадь круга
радиусом, равным сумме радиусов сталкиваю-
щихся частиц. При учете движения обеих час-
тиц 1при'нимают
Длина пробега л будет зависеть как от Q,
так и от п — концентрации частиц в 1 лЛ Опре-
деляя относительную долю площади, занятой
слой газа единичной площади толщиной dx
частицы через
(рис. 2.11, а, б), получим вероятность соударения на длине dx,
nQ
равную ——.
Рис. 2.11. Прохождение
частицы через тонкий слой
газа:
а — вид сбоку; б — вид в плане: 1— полное число частиц
ndx; 2— площадь столкновения О: 8— единичная площадь:
4 — вся закрываемая площадь Qndx
С другой стороны, вероятность столкновения частиц при ма-
лом dx соответствует отношению толщины слоя dx к длине про-
бега ли равна у. Следовательно,
nQdx
4b
Откуда
1
(2.9)
И
nQ
(2.Ю)
Оказывается, для молекул газокинетическое сечение Q мало за-
висит от их энергии (при высоких температурах). В то же время,
чем больше размеры частиц, тем меньше их пробег. Кроме того,
согласно уравнению Клапейрона (см. 2.36) имеем
1 __kT_
nQ pQ '
(2-11)
Подставляя значение k= 1,38 • 10~23 дж-град-1 и р=1 атм=
= 1,01 • 10'5 н!м\ имеем
л= 1,36-10-28лс (2.12)
Пользуясь формулой 2.11 можно оцепить изменение пробега
частиц.
Например, в аргоне (при /?о=1 льи рт. ст. и 7о=273° К) пробег электрона
Лц^-4.4-10 2 см. При температуре плазмы 7^ = 12 000° К и давлении в плазме
ри «900 мм рт. ст. пробег
— ^0
= 4,4-10“2
12000
900-300
^2-10-з см.
Иногда эффективное сечение дастся нс для одной пары час-
тиц, а на 1 л3 газа. Тогда
S = nQ м2/м3, или лг-1.
(2.13)
Наличие сил кулоновского взаимодействия между электрона-
ми и ионами делает их соударения в плазме значительно более
сложными, чем соударения нейтральных частиц. Вместо броунов-
ского зигзагообразного движения молекул траектория заряжен-
ной частицы становится извилистой, соответствующей измене-
ниям (флуктуациям) электрического поля в плазме. Поэтому в
плазме, вообще говоря, должны учитываться все возможные се-
чения соударений: ион-атом — Qi„. (перезарядка); ион-ион —
Q,-,- (сечение Гвоздовера); электрон-атом — Qea (ссчспие Рам-
зауэра); электрон-ион — Q,i (прилипание или захват электрона)
и электрон-электрон Qee. Тогда для /г видов частиц
1
2^ ——• — -----
Однако практически в сварочных дугах достаточно учитывать
только Qca или Qe=Qca-l-Qcn гак как другие сечения сравнитель-
но малы.
Эффект Рамзауэра. Вероятность соударения Qea оценивается
так называемым сечением Рамзауэра» которое в отличие от газо-
кинетического Q А{ сильно зависит от энергии электронов
Рис. 2.12, Зависимость общего эффектив-
ного сечения соударения электронов и
атомов для различных газов от энергии
электронов (по Рамзауэру)
Рис. 2.13. Эффективные по-
перечные сечения электрон-
ных соударений для атомов
с различным числом внеш-
них электронов (Меккер)
При малых энергиях электронов в тяжелых благородных газах взаимо-
действие электронов с атомами сильно ослабляется в связи с эффектом Рам-
зауэра. Это объясняется волновым характером поведения электрона в процес-
се упругого взаимодействия. При определенном соотношении между длиной
волны де Бройля [20, § 179]
соответствующей медленно движущемуся электрону, н размерами атома соз-
даются условия для сравнительно беспрепятственного прохождения волны
через атом, что даст малое сечение О
еа
В условиях обычных сварочных дуг при 5000° К <7’ст<
<12 000° К величины полных сечений Рамзауэра для взаимодей-
ствий Qe— Qea4- Qsi. вычисленные Меккером [33], составляют от
(24-5) -10 16 си2 для инертных газов до 5* 10~’4 см'2 для щелоч-
ных металлов (рис. 2.13), т. е. обличаются почти б 200 раз.
Возникает вопрос, когда и какие именно значения пробега
или эффективного сечения следует применять в расчетах. Под-
робнее см. [11, § 24].
Из рис. 2.12 видно, что эффект Рамзауэра п минимум сечения
Se—nQe соответствует энергиям электрона порядка eU^ 1 эв.
В плазме столба сварочной дуги при Тст = 5000—10000° К, как
будет показано ниже, средняя энергия электронов, имеющих
максвелловское распределение скоростей, равна 2 kT и состав-
ляет как раз 1,0—2,0 эв. Поэтому для плазмы в инертных газах
следует брать
что отвечает минимуму соответствующей данному газу кривой
Рамзауэра.
В переходных областях дуги температуры электронов Те и
газа Гд отличны, термическое равновесие не соблюдается (Те^=
У=ГД) и электроны могут набирать энергию до (0,54-1,0) и,- или
wB, г. с. до 10—20 эв. Это по графику рис. 2.12 примерно соответ-
ствует газокинетическим сечениям молекул.
Средний газокинетический пробег иона в слабых полях /./ ма-
ло отличается от пробега молекул, т. е. для ионов (если диамет-
ры иона и молекулы считать равными)
Лг — Лдь
(2.16)
В сильных полях, где молекулы можно считать непо-
движными и вместо уравнения (2.16) имеем
— ] 2 Хм
(2.17)
Скорость электронов и в слабых полях много больше скоро-
сти молекул ve»vKr Кроме того, согласно кинетической теории
газов можно электрон считать точкой (dP<Cdv). Это значит, чго
электрон может подойти к центру молекулы на расстояние J/2,
поэтому площадь круга эффективного соударения Qea будет вчет-
веро меньше. Учитывая это, получим газокинетический пробег
электрона
/ч» — у2 • 4 • л
(2.18)
Например, в воздухе при 7’=300°К и р—1 атм для газов Лм = Ы0-3 см.
В_паазме при 7 — 6000° К Лм будет в 20 рае больше [см. формулу (2.12)],
а Те 20 • 5,6 * I О-5=10-3 см.
Такое значение Х£~10-3 см принимается часто при расчете в переходных
зонах дуги наряд у с X» ~ 10~5 см.
49

.а 2.3 СЛ о ю 128 Ч—г
м-м Мл ХО 4,6 об 1 i о
[— ffi ф сх. "Hl Na 3.7 59 1
s СЗ Ф X о Ич СО СЧ сч i 1О

X cl Аг 59 г- о о ю сч
©
о <D z сэ о со 58 о Об
СГБИЯ ДЛЯ f, 23. 55] X со 62 'XS'
имодей ’2,20, 11 Не 2,2 । сч 1,9 i-С
a S
нения их ! no данны el CS СЧ -1 Oil— 0t!I
фсктивные се Вычислены Ециница измерения о*^ к W-* Сч *►4 i01 o?,0I ’G?r
Диаметры част и и и эф Характеристика Газокинетический (кристаллографиче- ский) диаметр молекул d Газокинетическое сечение для моле- кул QM = V"2 nef2 - 1 Пробег молекул Ам== при р = U м = 1 атм и Т=3(Юв К Сечение Рамзауэра для электронов Qt, при 7'=5000ч-12 000° К
и Ли могут несколько отлнча!ься от опытных значений, найденных разными авторами,
50
Вычисленный по Рамзауэру пробег в плазме электрона /,е мо-
жет отличаться от газокинетического в десятки раз (габл. 2.3).
Упругие и неупругие соударения. Термическая ионизация
(11,31, 33, 35}.
Электрическое воле дуги Е в/м сообщает за 1 сек энергию
]Е вт/м3 электронам и ионам в 1 м3 столба. Электроны в связи с
подвижностью воспринимают наибольшую часть этой энергии и
за счет соударений передают ее атомам и ионам.
Возможны два рода соударений — упругие и неупругие:
]Е — ^упр + ^иеупр-
(2.19)
Электрон, который близко подходит к атому, отталкивается
электронным облаком, но нарушает, в свою очередь, расположе-
ние облака. Окончательный результат зависит от скорости элек-
трона (его энергии и направления движения). Медленный элек-
трон легко отражается, а атомное электронное облако претерпе-
вает лишь незначительное возмущение; это так называемое
упругое соударение. Классически его можно представить как
столкновение двух идеально упругих шаров, обменивающихся
кинетической энергией. Изменения потенциальной энергии атома
здесь пе происходит.
Результатом упругих соударений электрона с другими тяже-
лыми частицами будет увеличение кинетической энергии послед-
них, т. е. повышение температуры плазмы.
Энергия тепловых электронов в сварочной дуге имеет величину порядка
mv2 3
I эв, так как аууПр=—~ = ~kTt и если 7^5800° К, a 600 эв!град,
то /гГ=0,5 эв, а 3/2 kT — 0,75 эв. Обычно тепловую энергию оценивают вели-
чиной kT, а не 3/2 kT.
При неупругих соударениях частиц энергия передается в виде
энергии диссоциации шд, возбуждения или ионизации при-
чем за одно столкновение может быть передано сразу несколько
электроновольт (см. табл. 2.4). При этом электрон нейтрального
атома переходит с низкого уровня па более высокий, потенциаль-
ная энергия атома растет и атом возбуждается, либо ионизи-
руется.
Запасаясь в возбужденных атомах, энергия вновь уходит из
них в виде излучения — столб дуги светится.
Потенциал ионизации [11, 35, 36]. Ионизацию можно рассмат-
ривать как крайний случай возбуждения, когда электрону сооб-
щается энергия, большая чем самый высокий возбужденный уро-
вень атома.
Энергию, которая должна быть сообщена электрону для его
ионизации, часто выражают в -вольтах (точнее © электроноволь-
тах) и называют соответственно потенциалом ионизации — Ui. Ус-
51
ловил неупругого соударения электрона е при напряжении поля
U в можно записать так:
eV (или wB; Wi).
Величины потенциалов и,. а также энергии
табл. 2.4 и 2.5.
(2.20)
приведены в
Т а б л и ц а 2.4
Первые потенциалы ионизации и;, в
Cs К Na Са Fe н н2 О N Л г F Ne Не
3,9 4,3 5,11 6,08 7,83 13,53 15,4 13,56 14,5 15,7 18,6 21.5 24,5
Таблица 2 >
Энергия диссоциации эв
Нп О5 Го со
4.48 5,08 7,37 1,6 9,7
Неупругие соударения частиц между собой при высоких тем-
пературе и плотности газа приводят к так называемой термиче-
ской ионизации, которая возникает за счет кинетической энергии
частиц. Наиболее вероятна схема электронного удара:
атом ион
(2.21)
После неупругого соударения оба электрона будут обладать
малыми скоростями и вновь начнут ускоряться электрическим
полем.
Ионизация в холодной плазме осуществляется весьма неболь-
шим количеством высокоскоростных электронов, соответствую-
щих «хвосту» максвелловского распределения. Поэтому число
неупругих столкновений в сварочном столбе дуги обычно мало
по сравнению с упругими.
Энергия ионизации зависит от строения атома, т. е. от его
места в периодической системе элементов (рис.. 2.14). Она яв-
ляется периодической функцией атомного номера элемента Z и
снижается с уменьшением номера группы и увеличением номера
периода таблицы Менделеева. Наименьший потенциал ионизации
~3,9 в имеют пары Cs —самого тяжелого из щелочных метал-
лов (см. табл. 2.4). Единственный валентный электрон у щелоч-
ных металлов 1 группы слабо связан с ядром, поэтому и энер-
гия ионизации этих металлов небольшая. Наивысший потенциал
52
Ui = 24,5 в наблюдается у самого легкого из инертных газов, эле-
мента последней нулевой группы —гелия Не. Оболочка благо-
родных газов заполнена и является наиболее прочной.
Снижение щ для более тяжелых элементов в каждой группе
объясняется экранированием ядра электронами внутренних обо-
лочек. При этом связь наружных электронов с ядром умень-
шается.
Для опытного определения потенциалов ионизации применяют
различные приборы. По методу Франка и Герца щ газа, запол-
няющего трубку, определяют с помощью сетки, находящейся под
Рис. 2.14. Потенциалы ионизации элементов в зависимости от их порядко-
вого номера Z в таблице Менделеева
небольшим положительным зарядом между вольфрамовым като-
дом и анодом (рис. 2.15). Медленные электроны, полученные
после нсупругого столкновения с атомом, улавливаются сеткой.
Анодный ток 1а в момент ионизации резко снижается, а сеточный
/с— возрастает. Пики токов соответствуют напряжениям анода
Ua, обеспечивающим ионизацию атомов: первичную щ, вторич-
ную и2, и т. д. Имеется довольно резкое различие между по-
тенциалами Ui валентных электронов и электронов более глубо-
ких уровней. Например, для гелия «1=24,5 в, и2=54,2 в\ для
лития щ = 5,37 в, и2=75,3 в, 121,9 в. Двух- и трехкратная
ионизация атомов требует затрат энергии, достигающих сотен
эв, а полная ионизация — до тысяч эв. В обычных сварочных
дугах преобладает первичная ионизация.
53
На рис. 2.16 показан состав плазмы азота при 1 атм и темпе-
ратуре до 35 000° К- При 7'^ 12 000° К азот Л'2 почти полностью
диссоциирует. Выше 20 000|О К он практически полностью ионизи-
рован и только при 35 000° К дважды ионизирован.
Для газов в молекулярном состоянии Ut всегда выше, чем в
атомарном. Например, для Н 13,53 в; для Н2— 15.40 с; для
N Ui = 14,5 в; для N?— 15,8 в.
Рис. 2.15. Схема опыта Франка и Герца для определения потенциалов
ионизации
Фотоионизация [11, 35]. Атомы и молекулы могут возбуждать-
ся не только при соударениях между собой или с ионами и элек-
тронами, но и путем поглощения квантов излучения. Такие кван-
ты в дуге появляются при рекомбинации других сильно возбуж-
денных атомов.
Условие фотоионизации:
hv eUi эв, (2.22)
где ft — постоянная Планка; й=4,13- 10~15 эв • сек.
Имея в виду, что частота колебаний
1 /сек,
можно определить длину волны Л< электромагнитного излучения,
способного вызвать ионизацию атомов:
he 4,13-10-13-3-Ю10 12,4-10-5 12400 fi
Аг = ----= -------------------- —-----------СМ ~ ---------А.
etii etii ui щ
(2.23)
Чем больше потенциал ионизации элемента щ, тем меньше
требуемая А;. Для сварочной дуги, где щ лежит в пределах
Рис. 2.16. Число частип разных видов
для диссоциации и ионизации азота
в высокотемпературной дуге при атмо-
сферном давлении
4—25 в соответствующие длины волн находятся в ультрафиоле-
товой части спектра (рис. 2.17).
Например, для аргона
12400
Ui = 15,7е, Л< = - = /8оА,
1О,/
а для щелочных металлов щ = 4—6 в, Лг = 2000—3000 А.
Фотоионизация в плотной
плазме видимо незначительна
по сравнению с термической
ионизацией, причем выделить
их доли расчетным или опыт-
ным путем пока пе удает-
ся [11].
Деионизация [5,35]. В лю-
бой точке стационарного раз-
ряда концентрация заряжен-
ных частиц любого типа
определяется равенством ско-
ростей образования и потерь
частиц в этой точке. Ионизация
в плазме приводит к разделе-
нию зарядов, но электрическое
притяжение ограничивает сте-
пень возможного разделения и
плазма, как ниже будет пока-
зано, остается квазинейтраль-
ной. Наряду с ионизацией не-
ирерывно происходят ур авпо-
вешивающие ее процессы де-
ионизации. К НИМ относится
рекомбинация заряженных частиц в нейтральные, захват элект-
ронов (прилипание), дрейф проводимости и диффузионные про-
цессы, выравнивающие концентрацию (амбиполярная диффу-
зия). Электрическая и концентрационная диффузии, относящие-
ся к явлениям переноса, будут рассмотрены в § 2.5.
Рис. 2.17. Спектр электромагнитного излучения
00
частиц,
опреде-
Рекомбинация. Скорость рекомбинации нейтральных
ионов и электронов в 1 л/3 при их концентрации щпеп
ляется коэффициентом рекомбинации R по уравнению:
dni dti€ dn
-z=-л=л=-
причем коэффициент R тем больше, чем больше плотность час-
тиц. Он зависит также от типа частиц, времени их жизни и
размеров ионов, от наличия близко расположенных тел (ней-
тральных атомов воздуха или охлаждающих стенок).
Коэффициент рекомбинации электрон-ион Re в большинстве случаев на
несколько порядков меньше, чем коэффициент рекомбинации ион-ион /?/, так
как электроны даже при очень низкой энергии имеют намного большую ско-
рость, чем ионы. В плотной плазме рекомбинация может проходить при трой-
ных столкновениях, когда с ионом сталкиваются два электрона: один присо-
единяется к иону, другой уносит избыточную энергию. Свободные электроны
могут также попасть на один из энергетических уровней атома с выходом
излучения (рекомбинация с излучением).
Измеренные значения общего коэффициента, включающего
все процессы рекомбинации, находятся в диапазоне от 10~8 до
КН° см3! сек, причем Ri составляет до Ю-6 смг/сек, a Re — поряд-
ка 10-13 смг!сек [см. 5].
В отношении проводимости газового промежутка наиболь-
ший интерес представляют электроны как высокоподвижпые
частицы. Захват электронов атомами (прилипание) и ионами в
процессе рекомбинации можно в некоторых случаях рассмат-
ривать как процесс обратимый, а в других — как практически
необратимый процесс. Подробнее см. [35].
Например, процесс Na++e^tNa° можно -считать обратимым.
Если же при сварке в состав покрытия или флюса вводится пла-
виковый шпат CaFs, то в этом случае может происходить необ-
ратимый захват фтором электрона.
Захват электронов с образованием тяжелых отрицательных
ионов может осуществляться и другими атомами металлоидов,
которые обладают довольно большим сродством к электрону
(3—4 эв, в то время как у лития оно лишь 0,5 эв). В дуговом
разряде под флюсом из галлоидов могут происходить, например,
такие процессы:
F + F-1 + 3,94 эв; О + е-нкО 1 + 3,8эв; (2.24)
Cl + СН + 3,7 эв; Н + Н“4 + 0,76 эв.
Порядок энергии электронного сродства таков, что указанные
процессы могут считаться обратимыми. По быстрая рекомбина-
ция молекул из этих ионов с положительными ионами металлов
(Ri велико) приводит к более интенсивной деионизации разряд-
ного промежутка.
лю
Излучение плазмы. Явление рекомбинации электрона с ионом
заключается в том, что свободный электрон, пролетая в поле
попа, захватывается последним и переходит
вис. При этом освобождается энергия, рав-
ная сумме кинетической энергии свободно-
го электрона и его энергии связи. Так, на-
пример, если электрон с энергией we захва-
тывается протоном и в результате образует-
ся нормальный атом водорода, то полный
выигрыш энергии составит а’с+13,6 эв (рис.
2.18).
Заштрихованная область на диаграмме
энергий соответствует свободным электро-
нам. Кинетическая энергия их отсчитывает-
ся от пулевой линии вверх. Нормальное со-
стояние электрона, связанного в атоме во-
дорода, соответствует отрицательной энер-
гии 13,6 эв.
в связанное состоя-
Рис. 2.18. Схематиче-
ское изображение воз-
можных энергетичс'
ских переходов при ре-
комбинации электро-
на и протона (диа-
грамма энергий)
Напомним, что за нулевой уровень энергии
условно принимается состояние, при котором связь
между ядром и электроном разорвана и эти частины
разведены на очень большое расстояние с нулевой
кинетической энергией.
Освобождающаяся энергия может быть излучена в виде фотона с энер-
гией w^+13,6 эв. Возможен также ступенчатый переход, при котором атом
сначала оказывается в одном из допустимых возбужденных состояний, а за-
тем перескакивает на нормальный уровень. Это изображено на правой сторо-
не диаграммы.
Тормозному излучению соответствует изменение энергетического состояния
электрона в заштрихованной области: переход между точками а и Ь. Подроб-
нее см. [2, § 4.2].
Поскольку свободные электроны обладают непрерывным на
бором энергий, то фотоны, излучаемые в процессе рекомбинации.
zyw спектра лучи
Длина Волны1 пк
Рис. 2.19. Сплошной спектр излучения
столба дуги в сравнении с солнечным
спектром (Ролассон Е., Ван-Соммерн Е.)
образуют сплошной
спектр, на который па-
кладывается линейчатый
спектр возбужденных
атомов, образующихся
при ступенчатых перехо-
дах.
Для сварочных дуг,
имеющих Te~Ti^. 104° К,
излучение рекомбинации
преобладает над тормоз-
ным излучением электро-
нов и имеется прсиму-
ществснно сплошной
спектр с максимумом в
области видимого и ульт-
57
рафиолетового диапазона (0,3—1,0 л/к). Спектр сварочной дуги
в парах металлов приближается к спектру солнечного излучения
с небольшим сдвигом для дуги в сторону длинных волн
(рис. 2.19).
Сплошной спектр интегрально дает наибольшую часть излу-
чения дуги. Однако интенсивность отдельных линий линейчатого
спектра на фоне сплошного спектра гораздо выше. По частого
(длине волны) и интенсивности определенных спектральных ли-
ний, излучаемых в разных зонах дугового разряда, можно су-
дить о концентрации возбужденных атомов и, следовательно,
о температуре зоны. Из сравнения интенсивности спектральных
линий судят об электронной температуре плазмы и степени
приближения ее к термодинамическому равновесию. Важные
сведения о плотности электронов в плазме получают, измеряя
уширение спектральных линий вследствие Штарк-эффекта и т. п.
Подробнее см. [6], [19] и др.
§ 2.4. Элементы термодинамики плазмы
Электронная и ионная температуры. Для обычных
сварочных дуг, горящих в среде при давлении порядка 1 атм
столб дуги представляет собой плазму. Плазма — это газ, со-
стоящий из электронов, ионов, атомов и молекул. В полностью
ионизированной плазме нейтральные частицы отсутствуют.
Плазма дуги квазинейтральна (т. е. почти нейтральна), так
как в ней отрицательный заряд электронов почти точно нейтра-
лизует положительный заряд попов. Однако, поскольку электро-
ны гораздо подвижнее, чем положительные ионы, то поле за-
ставляет электроны быстро уходить к аноду и столб дуги, как
отмечено в § 2.2, имеет положительный потенциал относительно
катода.
Термодинамика—паука о свойствах и поведении тел, нахо-
дящихся в состоянии теплового равновесия [13]. Термическое
равновесие является полным, когда частота появления всех воз-
можных энергетических состояний удовлетворяет распределению
Ма ксв ел ла — Б ол ьц м а н а. В пл отн ой ср еде стол б а дуги стол кно -
вепия между частицами приводят к быстрому установлению ло-
кального равновесного состояния. Напротив, в разряженной
плазме, где столкновения частиц редки, могут длительное время
существовать состояния, далекие о г равновесия. Столкновения
частиц становятся редкими и при высоких температурах, в так
называемой горячей плазме, когда энергия теплового движения
/еТ—10—100 эв и более. Плазма, имеющая kT порядка ~1 эв
(11600°К), в физике считается холодной плазмой (подробнее
см. [31, 34]).
Основным понятием термодинамики является понятие темпе-
ратуры, которая характеризует величину и распределение энер-
58
гии между частицами вещества. В разряженной или в горячей
плазме электронная Те и ионная 1\ температуры не равны меж-
ду собой (рис. 2.20), но с увеличением плотности газа их величи-
на и распределение по сечению столба дуги становятся почти
одинаковыми (рис. 2.21). Ионная температура близка к темпе-
ратуре газа: Л~7Д. Подробнее см. [41, гл. 9].
Рассмотрим кратко границы применения
термодинамических характеристик в сва-
рочной плазме.
Термическое равновесие. Показателем
термического равновесия в системе являет-
ся равенство температур всех ее составляю-
щих. Покажем, например, что в дуге имеет-
ся локальное термическое равновесие, кото-
рое устанавливается достаточно быстро.
Рис. 2.20. Электронная температу-
ра Тс и температура газа
в столбе дуги при различных дав-
лениях
Рис. 2.21- Радиальное
распределение темпера-
тур Те и Ti{ в столбе
ДУГИ
Электроны при плотности тока j от электрического поля Е по-
лучают в 1 лг3 за 1 сек энергию (подробнее см. [2,33]):
w — jE — епеоеЕ = епеЬсЕ2 = е2пеЕ2 вт/м\ (2.25)
те
где Ьс= —подвижность электрона;
Е
еЕ'Х
v = —- [см. формулу (2.1)] ;
пг
тел — время пробега электрона.
Для определения полного числа условных столкновений, ис-
пытываемых электроном за 1 сек, надо сложить частоты v всех
59
/ 1 \ / 1 \
видов столкновении: с ионами I v . _ __ } с атомами / v =— 1
1 I \ 'Г J
. . ' Те» ' ' Т«л/
и электронами! vee =-----). (2.26). Однако для плотной плазмы
Тее
важно наличие тяжелых s-частиц (ионов, атомов), при столкно-
вении с которыми вектор скорости электронов претерпевает хао-
тическое, в среднем равномерное рассеяние. При этом становит-
ся возможным превращение кинетической энергии электронов в
энергию беспорядочного теплового движения других частиц.
Полная нерегулярность направлений скорости электронов дости-
гается уже после небольшого числа столкновений. Формула для
тРс- имеет вид:
. (2.27)
Положим пе=1018 сл/’3; vP=108 см!сек (см. § 2.1).
Сечение Рамзауэра для столкновений электронов с тяжелыми
частицами Qe= 11) 11 см2 (см. рис. 2.13), а
Se = rteQe = 1018’ 10-14 = 104 см~*.
Тогда для плазмы дуги в аргоне получим время пробега:
1
10М04
1012 сек.
Видим, что время установления равновесия мало.
При каждом столкновении электрон отдает свою избыточную
(по не полную) энергию, полученную от поля Е пропорциональ-
но отношению
2те
ms
Таким образом, для выравнивания температуры газа и элек-
тронов необходимо число =103—105 соударений (здесь 103
соответствует примерно отношению масс в водородной плазме,
где /п.^1840 /??с, а 105 относится к аргоновой или ртутной плаз-
ме). В то же время электроны непрерывно получают энергию от
поля. Поэтому устанавливается электронная температура Т(>,
которая превышает температуру газа Т.л па небольшую величину
АТ. Энергия /£, полученная электронами ог поля, должна быть
равна энергии, отдаваемой электронами частицам газа при
столкновениях вследствие разности температур:
Тео 3 2гПр
]Е = е2псЕ2 ~ = —k(Tc-T^-------€- HeVes. (2.28)
ni@ 2 nig
60
J чигывая, что частота соударений» секунду v = —, а при
максвелловском распределении скоростей электронов в плазме
1/ 3kT* г
среднеквадратичная скорость их v = |/ ------- (см. формулу
(2.46)], получим, разделив обе части па — kT •
л *
АТ___ Те — Тя_ ms (ЬевЕ)2
Т ~ ~Те ~~4т~' (3/2/г Г,.)2
(2.29)
Здесь ЪеЕ эв — энергия Aw, получаемая электроном от поля на
участке пробега ле, а —. kTe энергия wT теплового движения
„ _ Aw
электрона. Для термического равновесия неооходимо, чтобы —
wT
и относительная разность температур были значительно меньше
kT
единицы. Учитывая, что по формуле (2.11) А — —у— имеем
PQea
Дш еЕ}. 2 е Е
^7 =з/2 kt" Т’СГ'Т” ’
(2.30)
т. с. Лео определяется в основном отношением — •
Р
Из формул видно, что равновесие легче достигается при ма-
лой напряженности поля Еу повышенном давлении (малый про-
бег ?.р) и высокой температуре газа.
Пример 2. Приняв для W-дуги в аргоне р=1 zjtjw^IO5 Q еа --2,ЗХ
— л т л _
Х10-20 лЛ Г^ЫО3 в/м, V3-10-6 ЛН--kTe^2 эв. т. е.
те
23 (№0° К. получим
Токо70
2 1 G-10-и* 103
—~ = Vo- in_9V 777 °’05 (°коло 5%)«
wT 3 Да* 10 20 10*>
лт 105 /д.ю-б.^озуг ]0-1
~т- = — ’ ~-----------у-^— - — = ОДб-КГ1 =0,025,
\ 2 7
т. е. около 2,3%.
Вывод-, термическое равновесие есть.
Пример 3. 3 плазме вакуумной дуги при давлении р-10-4 «nf-Ю нм/2
(около 10’ 3 мм рт. ст.) имеем в парах железа:
^еа “50-10-20 м2 и £=102 в/м (см. § 4.3).
61
Расчет по формуле (2.30) дает
Да> 2 1,6-10~1Е> 102
wr “ 3 50-1О"20 '-кГ~2’0’
т. с. энергия, получаемая электронами от поля, здесь значительно больше, чем
их термическая энергия, что должно привести к росту электронной темпера-
„ - . kT
туры. Действительно, принимая------- = 104 п учитывая, что Х= -----,
тс ' pQ
при Г—5800е К; kT—OJj эе = 0,8-!0~19 дж, получим:
а) для р=1 атм^ 105 н/м2-,
0,8-10-19
Пробег мал по сравнению с длиной дуги:
б) для р=10 н/м2 пробег увеличится при Г=const в 104 раз и будет
=2* 10~2 лг=2 см.
Пробег соизмерим с длиной дуги.
Приняв условно Те 1,6-105° К, КТ ^15, получим по формуле (2.29)
\Т 104 (2-10-2-102)2
-----—--------- -----------— 20.
Т 4 (-72-15)2
Вывод: в вакуумной дуге термического равновесия нет и электронная
температура Те превышает температуру газа 7Д в десятки раз.
В дугах низкого давления, а также в переходных зонах дуги,
где Е велико, отношение Е/р велико, Дш растет и термическое
равновесие нарушается:
Квазинейтральность [31, 34].Всякое разделение зарядов приво-
дит к возникновению электрических полей. Согласно законам
электростатики, если па длине г см имеется объемный заряд
плотностью q, то он создает электрическое поле, которое по
уравнению Пуассона равно E-=4nqr (в системе СГСЭ). Пусть в
1 см3 имеется Дп «лишних» электронов сверх тех, которые точно
нейтрализуют заряд ионов. Тогда
q = еД/г, (2.31)
а
В = 4л • 300 • 4,8 • 10-10Azzr~2 • 10~cA«r в • см~' (2.32)
(1 ед. СГСЭ„ = 300 б, е=4,8-10~10 ед. СГСЭ).
Для воздуха /г—2,7*1019 молекул или ~5-1019 атомов в 1 см3
Пример 4. Представим, чго воздух перевели в состояние плазмы при
х=1%. Тогда п=5- 1017 см~3. Допустим, что на длине r= 1 см Ля=1%. Тогда
при Д/1с=5’1013 см~3 и возникает поле E=i2 • 10”6 AnFr=lО10 ejcM—108 e/м
и сила J?=£r/=108’5 - 1017- 1,6 -10-,9=72- 105 я/см3^720 Т/сдЛ
Полученные в расчетах силы в миллионы раз больше наблю-
даемых, поэтому ясно, что в плотной плазме, где пе=10164-
4-1018 см~3 (при р^1 атм) разделение зарядов может быть
лишь невообразимо ничтожным. Оно становится заметным толь-
ко при очень малых расстояниях. Для оценки квазинейтрально-
62
сти в физике плазмы установлено понятие временного и прост-
ранственного масштабов разделения зарядов. Пространственное
разделение измеряется дебаевским радиусом поляризации г&.
Энергия электрического поля
при смещении электрона на расе j он-
3
ние г возникает за счет тепловой энергии электрона —— рт =- Отсюда
Iе 2
можно найти гD- Для разделения зарядов должно выполняться неравенство
Есг
2
ЫГе
Ее
Учитывая, что E=4xqr-t
преобразоваиий получим
q=en\ &п~п (сместились все электроны), после
— см.
п
Согласно условию (2.33), если размеры области, занимаемой
ионизированным газом с заданной концентрацией п=пс и элек-
тронной температурой Те, значительно превосходят rD, то внутри
этой области можно считать а если есть многозарядные
ионы с зарядом 2-ь то
== пе.
(2.34)
Это и есть условие квазинейтральпости — основное условие,
при соблюдении которого скопление заряженных частиц может
называться плазмой.
Пример 5. Определим дебаевский радиус поляризации для сварочной вы-
сокоиолизировапной плазмы при атм, 7’е~10 000°К и ле==1018 си3:
о
см = 50 А.
3
< — kTe}
Для данного случая только в кубике газа со стороной меньше 50 А,
т. е. только при микромасштабах, можно определить разницу Дп концентра-
ции ионов и электронов.
Вывод: в обычной дуге плазма квазинейтральна.
Пример 6. Сварка в вакууме при д=10 «/л«2^10-3 лш рт. ст. Примем,
как в примере 3, Те~ 160 000° К, kT — 15 эб=25’10-19 дж.
Тогда — ------
kT
10
25-10-19
да 4-1 ОМ м-з = 4-1012 с.к-з,
1,6-105
4-1012
= 5-2 Ц10-8 -= 10-10-4 см = 10 мк.
Вывод: при сварке в вакууме размер дебаевского радиуса на три порядка
меньше размеров столба дуги, поэтому дугу можно все еще считать квази-
нейтральной.
63
Плазма как идеальный газ [2, 34]. Известно, что внутренняя
энергия идеальных газов не содержит потенциальной энергии
взаимодействия между частицами. Идеальный газ — это система
частиц, силами притяжения и размерами которых можно пре-
небречь. Вследствие высоких температур плотность частиц в
сварочной плазме, несмотря на сравнительно высокие давления
ру настолько мала, что практически часто можно считать спра-
ведливыми уравнения идеального газа, в том числе основной за-
кон газового состояния для 1 моля
pV = RT.
Его удобно записать в виде
р — nkT,
где
(2.35)
(2.36)
п = пе + пг + н0; k = R/N;
п =
7? —8,31 дж/моль • град — универсальная газовая постоянная;
jV=6,02- 1023 молекул)моль — число Авогадро.
Пример 7. При р=1 н)м2 из (2.36)
1
получим: л — 7,34 -1027 (i/сл*3). Если 7 — 300° К, то
7,34. 1027
П “ plkT = —з" }()2— 3 ~
это так называемое- число Лошмидга. В плазме туги на воздухе при р=1 ат и
и 7— 6000° К, несмотря на ионизацию, общее число частиц в I слР уменьшит»
р
ся почти в 20 раз и будет порядка п= —— « 10,R ся~3 (см. рис. 2.16).
kT
Отступления от модели идеального газа для плазмы связаны
с двумя явлениями, существующими только при больших плот-
ностях: электрическим взаимодействием и вырождением. Под-
робнее см. [33, 34].
Уравнение Сага [35]. Плазму, находящуюся в термическом
равновесии, т. е. имеющую практически одинаковую температу-
ру для всех частиц, называют часто термической плазмой. Для
нее, как указывалось выше, соблюдаются условия квазинейтраль-
ности и, за исключением предельных случаев высокого давления,
законы идеальных газов. Сварочные дуги при атмосферном дав-
лении по виду плазмы могут быть отнесены к термическим дугам.
Можно рассмотреть термическую ионизацию, как обратимую хи-
мическую реакцию газов:
Л+ + е Л° -ф- (работа ионизации). (2.37)
Ионный газ + электронный газ = нейтральный газ.
Из константы равновесия реакции (2.37) степень ионизации
х определяется уравнением Сага (1921 г.):
64
где
р == 2,4 • 10~4 • а2Т^ ехр
ещ
kT
(2.38)
о g^gt gi «• ,,
az =------— 2-------квантовый коэффициент;
go go
x, p, kTy ещ — соответственно степень ионизации газа, его дав-
ление (лш рт. ст.)у температура и энергия ионизации (эв).
Напомним, что степень ионизации — это отношение числа ионизованных
частиц (ионов или электронов) в плазме к числу первоначально взятых
Па 4- «I
па + пе ’
g — статистический (квантовый) вес, отвечающий числу воз-
можных состояний частицы с одинаковой энергией. Для электро
на ge=2, что соответствует двум направлениям спина. Для
ионов и нейтральных атомов значения gi и go вычисляются, ис-
ходя из строения атомов.
Величина а2, вычисленная К. К. Хреновым, для различных
элементов колеблется в пределах от 1 до 4 (табл. 2.6). Иногда
буквой а2 обозначают отношение gilgo- Тогда коэффициент в
формуле (2.38) меняется (будет 3,2).
Таблица 2.6
Значения а2 различных элементов периодической системы
Атомы с регулярным строением оболочки Атомы с нерегулярным строением оболочки
Группы периодической системы Элементы
1 II III IV V VI VII VIII Сг Мп Fe Си Nb La W Th
1 4 1 4/3 3/2 *8/3 3 4 8/7 7/3 12/5 3 1 1 8/5 4/3
Кривые зависимости степении ионизации от температуры,
вычисленные по уравнению Сага, имеют S-образный вид
(рис. 2.22). Чем меньше потенциал ионизации газа, тем быстрее,
т. е. при меньшей температуре, достигается высокая степень ио-
низации. Например, для калия (иг-=4,3 в) х^1 при 11 000° К; для
водорода (иг-=13,5 в) х~1 при 24000° К; для гелия (Wi = 24,5 в)
х~1 при Г ~ 50 000° К.
3-С89
65
Однако надо иметь в виду, что уравнение Сага дает результаты, близкие
к опытным только при малых степенях ионизации х<1. При Т~6000э К расчет
по уравнению (2.38) дает для Na х^0,21, для Аг х~ 0,23-10-4. Следовательно,
степень ионизации Аг по сравнению с Na меньше в 104 раз.
Эффективный потенциал ионизации. Так как дуговой разряд
существует обычно пе в однородном газе, а в смеси газов и
паров, находящихся при -высокой температуре, то необходимо
знание эффективного потенциала ионизации. Практика показы-
вает, что в смеси газов в большей степени ионизируется газ с
Рис. 2.22. S-образные кривые степени ионизации различных эле-
ментов в зависимости от температуры при атмосферном давлении
наименьшим Пользуясь уравнением Сага, В. В. Фролов [35]
рассчитал эффективный потенциал термической ионизации сме-
си zz0.
Под Uq смеси, обладающей степенью ионизации х0, следует
понимать потенциал ионизации некоторого однородного газа, в
котором (при температуре и общем давлении смеси) число за-
ряженных частиц равно их количеству в газовой смеси.
Допустим, что в каждом 1 см? разрядного промежутка со-
держится ri[ атомов газа 1 с потенциалом ионизации Ui и сте-
пенью ионизации %1, п% атомов газа 2 с показателями zz2, х%
и т. д. до г-го газа в смеси. Согласно общему для всех газов
уравнению (2.37), из каждой нейтральной частицы возникают
при ионизации две заряженные частицы (3. Ч.), следовательно,
общее их количество будет:
в смеси из £-газов:
З.Ч, = -р 2/?2^2 НН •
k
г=1
в условном однородном газе
k
/«1
(2.39)
(2.40)
66
Приравнивая их, получим
А
2 niXi
2 = 1
Хо = ---------
k
2=1
(2.41)
Значение х0 можно определить из уравнения Сага, пренебре-
гая для простоты (при малом х0) значением х2 в знаменателе.
Тогда, считая a2 = const; k=- j —, можно написать уравнение
(2.38) в форме
или
5800н<
При расчете по системе СИ в формуле (2.42) вместо 1,6 по-
лучим «0,2.
Подставляя х из уравнения (2.42) в уравнение (2.41) и счи-
тая, что для каждого компонента смеси будет свое значение
kT, обозначим
1,6-10-г-оГ'. Г * n, I 5800U.YI
х" = ——iSyTT'M—— )]•
Разделим каждый член в скобках на = « и, учитывая, что
Pi — Щ • kT, обозначим = — = у^ где — газовая концент-
п о
рация компонента в смеси.
Получим для каждого члена
В целом для смеси
х0 = 1,6- 10-2-йГ/.р-./2 2V*ехр ( - —00tfi ). (2.44)
1
Приравняем х0 из выражений (2.44) и (2.42), положив в по-
следнем х=Ло; пг- = и0 и предварительно сократив общие члены
Тогда
58ОО^о
5800п,-
Логарифмируя, получим
т * „ / 5800«,
“•=—йоб|пЗ'’<“иН——
(2.45)
Пример 8. Рассчитать Но в зависимости от концентрации газовой смеси
из паров К и Fe: wK=4,32 в, uFc—7,83 в.
Предположим, что 7=5800° К. Тогда
«О = - 1 - In (v^e-<‘32 + <е-7'83).
Результаты расчета показаны на рис. 2.23 и в табл. 2.7 135].
Таблица 2.7
Расчет эффективного потенциала ионизации смеси паров калия и железа
К, атом. % 0 1 2 5 10 20 50
Fe, атом. % . 100 99 98 95 90 80 50
Uq, в .......... 7,83 6,35 6,08 5,46 5,38 5,05 4,61
Расчеты показывают, что и0 смеси приближаются к потенци-
алу ионизации легкоионизируехмого компонента при концентра-
Рис. 2.23. Изменение эффектив-
ного потенциала ионизации в
системе паров К — Fe
ции последнего уже около
54-10%.
Следовательно, сравнитель-
но небольшие добавки иониза-
торов достаточны для обеспе-
чения стабильности горения ду-
ги для сварки под флюсом или
обмазанными электродами.
В реальных системах, когда в ду-
говом промежутке присутствуют па-
ры металлов и минералов из флюсов
и газы из атмосферы, основной труд-
ностью является определение концент-
раций vi компонентов. Эти концент-
рации будут зависеть от относитель-
ных масс компонентов, находящихся
в зоне сварки, упругостей их паров, а также от тех фаз, которые будут обра-
зовываться в смеси. Поэтому расчет ц0 является приближенным.
§ 2.5. Явления переноса, баланс энергии
и температура в столбе дуги
Направленное движение ионов и электронов в плаз-
ме может быть вызвано двумя причинами: электрическим полем,
создающим ток, или же разницей в концентрации частиц между
различными участками плазмы. Кроме того, в неравномерно на-
гретой 'плазме обмен частицами между областями с различной
температурой создает механизм плазменной теплопроводности,
68

благодаря которому через плазму идет поток тепловой энергии.
Перечисленные процессы объединяются общим названием — яв-
ления переноса. Они обеспечивают переход от неравновесного к
равновесному состоянию.
Как отмечалось выше, скорости и энергии частиц в плазме
распределяются по закону Максвелла — Больцмана. Средне-
квадратическая скорость частиц может быть определена из ра-
венства
3 _ п/З&Г 1/~ЗЁТ
~~~kT' откуда V = ;
ИЛИ
1,6-102
(2.46)
где А—атомный вес частиц, а Т — температура газа °К.
Из табл. 2.8 видно, что при 7^6000° К v для газовых моле-
кул составляет 103—104 м]сек (от ртути до водорода), а для
электронов v^—5,0* 105 м^сек (tne^9- 1б~31 кг).
Таблица 2.8
Среднеквадратичная скорость частиц различных элементов при Г—6000° К
Частицы н Не с о Аг Hg Электроны
V, Mjceic 12-103 6-103 4-103 3-103 .г ' 2-103 1-Юз 5-105
Электропроводность. Плотность тока / в плазме будет равна
сумме электрических зарядов, пересекающих единичную площад-
ку за 1 сек.
Если дрейфовая скорость зарядов vei то согласно уравнени-
ям (2.2) и (2.4)
пее2
] = епсие = ----- хЕ = уЕ.
те
Здесь т характеризует среднее время пробега электронов по
отношению к таким столкновениям, в результате которых тормо-
зится электронный поток, поэтому аналогично уравнению (2.27)
имеем для частоты столкновений v
(2.47),
Столкновения электронов между собой vee не учитываются, так
как они не приводят к торможению электронного потока.
69
Представляют интерес два крайних случая электропроводно-
сти плазмы: а) полностью ионизованная плазма при х=1, По=О;
б) слабо ионизованная плазма при (при одно
зарядных ионах).
В полностью ионизованной плазме Qea=0; т = т£г, n€=niz и в
системе СГС имеем
уЗ/2
у = 0,9-Ю7-^~, (2.48)
z
где z— заряд ионов (подробнее см. [2]).
Оказывается, что в этом случае: 1) у не зависит от концент-
рации электронов nei так как с ростом пе уменьшается время
пробега т«; 2) при одной и той же температуре у тем больше,
чем меньше z — средний заряд ионов; 3) у растет пропорцио-
нально 73'2, т. е. весьма быстро. Например, при 106°К
водородная плазма имеет такую же электропроводность, как
обыкновенная медь при комнатной температуре.
у » 6* 105 ом~* • САГ"1 = 6' 107 сим/м.
Для слабо ионизованной плазмы торможение электронов про-
исходит главным образом благодаря столкновениям с нейтраль-
ными атомами и молекулами. В этих условиях Qei мало и со-
гласно уравнению (2.27)
1
Т ——- Tea — ' ~- •
По V Qea
Электропроводность согласно уравнению (2.4)
пе ez 1
у =----------------------------
По те Ve Qea
(2.49}
Черта над произведением veQea означает, что берется среднее
значение этого произведения с учетом распределения электронов
по скоростям и зависимости Qea от vc. Из формулы (2.49) видно,,
это электропроводность слабо ионизованной плазмы пропорци-
ональна степени ионизации — . Поэтому у должна быть мала
«о
из-за недостатка в носителях тока. Опа в десятки тысяч раз
меньше электропроводности меди.
Амбиполярная* диффузия. Направленные потоки ионов и*
электронов в плазме могут возникать нс только под действием
электрического поля, но также при условиях, когда концентра-
ция частиц в различных точках неодинакова. Силой, приводящей-
в движение частицы, здесь будет являться разность давлений.
В слабо ионизованной плазме давление электронного и ион-
ного компонентов мало по сравнению с давлением нейтрального/
* От латинского ambios — оба.
70
газа. Поэтому при диффузионном движении заряженных частиц,
так же как и при прохождении тока, происходит не перемещение
всей массы вещества, а только перемешивание составляющих.
Если в газе присутствует очень небольшая примесь, неравномерно рас-
пределенная по объему (рис. 2.24), то слева от плоскости МЛ' концентрация
частиц примеси больше, чем справа. Поэтому при беспорядочном тепловом
движении большее количество частиц будет проходить слева направо, чем
обратно. Это означает, что имеется диффу-
зионный поток q примесных частиц в на-
правлении положительной оси X. Этот поток
должен быть пропорционален величине на-
клона кривой изменения концентрации, т. е.
градиенту концентрации п. Напомним, что
градиент любой величины, изменяющейся в
пространстве, измеряется ее увеличением на
единицу' длины в направлении наиболее
быстрого роста
q = —D-grad я.
(2.50)
где D — коэффициент диффузии.
Знак минус здесь стоит потому, что на
правление градиента считается от меньшего
давления к большему, а сила действует об-
pa I но.
Очевидно, чем больше средняя
скорость частиц v и длина их про-
бега X, тем быстрее они перемещают-
Рис. 2.24. Схематическое изоб-
ся. Расчет показывает, что коэффи-
циент диффузии
D — l/3vZ.
ражение неравномерного рас-
(2.51) пределения частиц примеси
(большие окружности) по объ-
Характерной особенностью про-
цесса является то, что по условию
квазинейтральности скорости диф-
ему, занимаемому основным
газом (маленькие окружности)
•фузии электронов и ионов должны быть одинаковы. Поскольку
электроны обладают большой подвижностью, то они опережают
ионы, создавая благодаря этому опережению электрическое поле,
которое сильно тормозит их и слегка ускоряет тяжелые ионы.
В результате происходит выравнивание скоростей и весь процесс
идет со скоростью, близкой к той, которая в отсутствие элект-
рического поля соответствовала бы диффузионному движению
ионов. Коэффициент диффузии для плазмы должен определяться
по формуле (2.51), в которую нужно подставлять значения v и X,
вычисленные для ионов.
Такой процесс совместного движения ионов и электронов че-
рез газ получил название амбиполярной диффузии.
Теплопроводность плазмы. Теплопроводность плазмы также
обусловлена движением частиц. Главную роль в переносе тепла
ст более горячих участков плазмы к холодным играют электроны
71
(благодаря большей тепловой скорости). Если вдоль некоторого
направления существует перепад температур, то электроны с
большими энергиями идут в одну сторону, а с меньшим —в
обратную.
В результате появляется поток тепловой энергии qT в сторо-
ну более холодных слоев плазмы, пропорциональный относи-
тельной величине перепада температур, т. е. температурному
градиенту:
Qt ~ — х • grad Т вт/м\ (2.52)
где х — коэффициент теплопроводности, называемый далее для
краткости — теплопроводность.
По Вальдману [33], для плазмы х=ха+хе, т. е. учитывается
атохмный ха и электронный хе механизмы теплопередачи. Причем
Хд = —- ktla Va X, (2.53)
2
Хе = — ktle Ve Ле (1 + X). (2.54)
о
В центре столба дуги из-за большого и ve будет хе^>ха, а па
границах столба значение хе мало, так как мало
Подставляя в уравнение (2.53) Л = 1,38-10~23 дж-град~\
[см. формулу (2.9)],
^ = —
nQ
[см. уравнение (2.46) ], получаем
Ха
ж 1 • 10“21
вт/м*град.
(2.55)
Саморегулирование столба дуги. Сварочная дуга в широких
пределах является саморегулирующейся системой. Уравнение
Сага в этом плане может рассматриваться, как условие само-
регулирования столба по х, р, Т\ Ui, т. е. по степени ионизации,
давлению, температуре.
В дуге автоматически устанавливается также минимальная
напряженность Е. Это явление известно, как принцип Штейн-
бека, требующий установления температуры Т столба дуги и его
токопроводящего радиуса R при данном токе / и данной среде
такими, чтобы напряженность в столбе была минимальной:
(2.56)
Саморегулирование по радиусу подтверждается тем, что с
ростом тока увеличивается сечение столба и напряженность
падает.
72
Если не допускать расширения столба дуги, сжимая его стенками (напри-
мер, в канале плазменной горелки) или охлаждая его поверхность, то само-
регулирование приводит к увеличению числа носителей тока и уменьшению
напряженности за счет роста температуры. Например, в дуге Гердиена, стаби-
лизированной водой, можно получить Т до 50 000° К- Тот же процесс повыше-
ния Т с ростом тока, как правило, наблюдается в любых сварочных дугах,
по в ограниченных пределах. (В настоящее время применимость принципа
Штейнбека для расчета процессов в дуге подвергается некоторыми авторами
сомнению.)
Баланс энергии в столбе дуги. Пренебрегая очень небольшой
долей энергии, получаемой ионами при их ускорении в продоль-
ном поле (ионный ток мал), можно считать что вся энергия,
отбираемая разрядом от внешнего источника, в столбе дуги пе-
реходит непосредственно к электронам плазмы.
Эта энергия расходуется на возбуждение и ионизацию моле’
кул газа и на повышение их кинетической энергии при упругих
столкновениях. В конечном итоге баланс мощности для единицы
длины столба дуги имеет вид:
IE = UZT+ IFK er/jw,
(2.57)
где
И7и— потери столба дуги излучением; WT и — соответст-
венно потери теплопроводностью и конвекцией. Для 1 л? плазмы
будет jE=ZW вт/м3. Отношение зависит от режима
дуги, формы столба и рода атмосферы. Для слаботочных дуг,
ограниченных стенками, Эленбаас и Геллер пренебрегли и
IFK и рассчитали баланс энергии. Однако из опыта известно,
что для дуг в парах металлов при /= 100—1000 а до 90% энергии
столба дуги теряется излучением (Г. М. Тиходеев и др.). Спектр
излучения таких дуг близок к спектру абсолютно черного тела,
т. е. Me-дуги являются эффективными излучателями. (Для крат-
кости будем ниже такие дуги называть «металлическими» /Не-
дугами.)
Считая дугу цилиндрической по форме, с постоянной плот-
ностью тока по сечению канала, К. К. Хренов (1949 г.) принял
баланс мощности столба в следующем виде («каналовая» мо-
дель дуги)
IE — 1ГИ = 2л/?эфоТ4 вт/м, (2.58)
где
о Г4 — удельное излучение по закону Стефана — Больцмана;
— радиус токоведущего канала дуги.
Пример 9. Сравним потери IVZT и 1ГИ столба «железной» дуги при
Т—5000° К, задавшись
QFe = 50-10-19 50-10-20 М29
Д7
----— 10? zpadiM*
Lx
73
Fc — *
J
с — 5,7 • Ю-s вт!л& град4.
Пользуясь формулами (2.58) и (2.55), получаем
1ГТ
1ГИ
сП
ю~21.0,2-1019. |/5000/54-107
..... .......—-------;--------к 0.0003.
5,7-10-8 (5000)1
Видим, что каналовая модель оправдана.
Температура дуги. Применяя далее уравнение (2.7) / =
=neevet определяя концентрацию электронов пе из уравнения
Сага (2.38), как пе=хп, а также используя принцип минимума
Штейнбека, К. К. Хренов получил для температуры в столбе
дуги
Тст « 80(W (2.59)
где и0 — эффективный потенциал ионизации в плазме [см. фор-
мулу (2.45)].
Опыт показал, что уравнение (2.59) справедливо для ручной
дуговой сварки плавящимся электродом, а для сварки под флю-
сом имеет вид
Т ПООио. (2.60)
По длине столба температура принимается постоянной.
Для дут, имеющих тугоплавкие катоды (уголь, вольфрам) и
горящих в газовой среде (Аг, Не), каналовая модель, как пра-
вило, мало подходит. Причиной этому является коническая или
колоколообразная форма столба дуги и непостоянство темпера-
туры по его длине; различная излучательная способность газов,
которая у гелия, например, весьма мала; наличие плазменных
струй и т. д.
Однако для приближенной оценки средней температуры в
центре столба W-дуг (вольфрамовых) можно принять
10(Ж,
(2.61)
что в аргоне дает Т= 16 000° К, а в гелии Г=25 000°К. Это близ-
ко к опытным данным (см. гл. V) и соответствует тому факту,
что основным плазмообразующим газом в W-дутах является
обычно защитный газ, а не пары металла.
И. Г. Лесковым [22] разработаны формулы с использованием
каналовой модели дуги для оценки напряженности Е и средней
плотности тока ] в столбе дуги с плавящимися электродами.
74
С некоторым округлением дробных степеней они имеют вид
Е = 2 • 108tA51/ — ® М (2.62)
1 ' а!
3 ,
I = 5,5 • 10~8u 1/-^- а/м\ (2.63)
е
Влияние газовой среды. Для сварки находят применение дуги
с плавящимся и пеплавящимся электродами, горящие в среде
или в струе защитных газов Ar, Не, СО2 и др. Эти газы влияют
на состав плазмы столба и, следовательно» на ее Qe, а2, от
которых зависят температуры столба, напряженность и плотность
тока в нем [см. формулы (2.59), (2.62), (2.63)]. При малых ско-
ростях и ламинарном течении струи газов вносимые ею измене-
ния незначительны. Например, для сварки плавящимся электро-
дом свойства столба при 1 атм могут определяться потоками
паров электродов и мало зависеть от состава защитной атмо-
сферы. Тогда в расчет вводятся константы uQ, Qe, а для паров
электродов. Опыты Лескова Г. И. показали, что обдувание Me-
дуги при / = 200 а струей аргона, углекислого газа или воздуха
при малой скорости течения (около 1 м/сек) практически не из-
менило ее характеристики. Однако в вакууме и в парах воды Е
меняется значительно от 2 в!см в первом случае до 80 в/см— во
втором.
Для сварки нсплавящимся электродом (W, С и др.) состав
плазмы столба определяется в основном защитными газами.
Например, аргон, имеющий высокий потенциал Ui=15,7 в, но
малое сечение Qe = 2,5- 10~1G см2, снижает напряженность поля Е
и увеличивает плотность тока. Наоборот, гелий и водород, име-
ющие соответственно Qe=5-10~1G и 130* 10-16 см2, увеличивают
Е и снижают /. Следует учесть также, что гелий и водород име-
ют высокую теплопроводность» способствующую росту напряжен-
ности Е в столбе дуги (см. гл. IV).
Анализ проводимости вещества, а также элементарных про-
цессов и термодинамики плазмы показал следующее.
В сварочных дугах имеются три характерные зоны — катод-
ная, анодная и столб дуги. Столб сварочных дуг при давлении
1 атм представляет собой плазму с локальным термическим рав-
новесием, квазинейтральностыо и свойствами идеального газа.
В столбе вакуумных сварочных дуг термическое равновесие мо-
жет пе соблюдаться Те> (7\ = 7\). С помощью физики элемен-
тарных процессов в плазме определяются потенциал инонизации
газов ui, эффективное сечение взаимодействия атомов с электро-
нами (по Рамзауэру) Qc и отношение квантовых весов а2, С ис-
75
пользованием термодинамических соотношений (1-е начало, фор-*
мула Сага) определяется эффективный потенциал ионизации
температура плазмы столба Г, напряженность поля Е и плот-
ность тока / в нем.
Приближенные формулы позволяют оценивать по порядку ве-
личин параметры столба сварочных дуг и влияние отдельных
факторов процесса.
Глава III
ПРИЭЛЕКТРОДНЫЕ ОБЛАСТИ ДУГОВОГО РАЗРЯДА
Приэлектродные области электрического разряда —
катодная и анодная — являются переходными зонами между
твердыми (или жидкими) поверхностями электродов и плазмой
разряда. В катодной области сварочных дуг, как пока предпо-
лагают, основными являются эмиссионные процессы. Есть и дру-
гие гипотезы появления электронов в катодной области, однако
эти гипотезы пока не подтверждены опытом [22, 19].
Ниже приводятся основные положения теории эмиссии чистых
металлов, а также реальных катодов, встречающихся на прак-
тике при дуговой сварке и электроннолучевой обработке.
§ 3.1. Эмиссионные процессы на поверхности
твердых тел
Известны следующие виды эмиссии электронов
твердыми телами: термоэлектронная — при высокой температу-
ре; автоэлектронная, или электростатическая; фотоэлектронная,
или внешний фотоэффект; вторичная, возникающая при бомбар-
дировке твердого тела тяжелыми частицами (атомами, ионами)
или потоком первичных электронов.
Существует еще так называемая экзоэлектронная эмиссия. Она возникает
на поверхностях, обработанных с введением энергии извне (при реза-
нии и Т. П-).
Ниже показано, что в сварочных дугах превалирует термо-
и автоэлектронная эмиссии.
Термоэлектронная эмиссия
Опыт показывает, что при достаточно высокой тем-
пературе все металлы испускают электроны, число которых бы-
стро возрастает с повышением температуры. Механизм этого
явления заключается в следующем.
Электроны проводимости, свободно перемещающиеся по все-
му объему металла, не могут, однако, выходить за его пределы.
Их выходу наружу препятствует электрическое поле, действую-
щее в узкой зоне, которую называют поверхностным потенци-
альным барьером.
77
Потенциал U вдоль линии АВ внутри металла, который, оче-
видно, должен быть выше на величину <р потенциала окружаю-
щего пространства, где <7=0, в теории металлов часто считают
постоянным (рис. 3.1, а, б). В действительности он периодически
возрастает (рис. 3.1, в) вблизи ионов кристаллической решетки
металла. Подробнее см. [11, § 12].
Форма и высота барьера может быть определена при вычис-
лении работы, необходимой для удаления электрона из металла.
Рис. 3.1. К определению
внутреннего потенциала ре-
шетки:
а — расположение ионов в одной
из атомных плоскостей металли-
ческого кристалла (схематиче-
ское) ; б — распределение потен-
циала вдоль линии АВ, парал-
лельной одной из атомных цепо-
чек, в предположении, что по-
тенциал внутри кристалла по-
стоянен; в — характер истинного
распределения потенциала вдоль
линии АВ
Принимают, что на удаленный электрон действует сила
1гп ~ 4x2
(3.1)
со стороны зарядов с, наведенных на металле их зеркальным изображением
(рис. 3.2). Л в ближней зоне х=х0 электронное облако вместе с поверхност-
ным слоем ионов решетки заменяется двойным электрическим слоем и сила
внутри слоя принимается постоянной
е2
------= const.
4х0
(3.2)
Работа совершаемая электроном против сил поля при движении
сквозь двойной слой и в области сил изображения w :т , будет называться
полной работой выхода электрона

После интегрирования
(3.3)
При низких температурах термоэлектронная эмиссия неиз-
меримо мала, отсюда следует, что для всех металлов
Это видно слева на рис. 3.3, где дана кривая F(w) распределен
ния электронов по энергиям при 7^0° К- Напомним, что —
энергия Ферми (см. § 2.1). Энергией, достаточной для эмиссии,
обладают только электроны, число которых изображается не-
Рис. 3.2. К вычислению высоты поверхностного барьера
большой площадью под кривой выше уровня (заштрихован-
ный участок). Таких электронов будет ничтожно мало при до-
статочно большом значении разности wa— Wt и нс очень высо-
кой температуре.
Величина
ф = wa — Wf эв, Р-4)
равная наименьшей энергии,
которую нужно сообщить элек-
тронам, имеющим максималь-
ные скорости при 7=0° К, для
того, чтобы они могли преодо-
леть поверхностный барьер,
называется эффективной рабо-
той выхода или просто рабо-
той выхода. Ф от температуры
зависит незначительно.
Заметим, что часто рабо-
той выхода называют вели-
чину
Ф
<р = — fl. (3.5)
Рис. 3.3. Сопоставление потен-
циального барьера с кривой рас-
пределения электронов по энер-
гиям. Масштаб «хвоста» распреде-
ления Ферми вытянут по верти-
кали
Значения <р являются периодической функцией атомного но-
мера элемента и примерно в 2 раза меньше потенциала иониза-
ции того же вещества (рис. 3.4, табл. 3.1).
79
В неметаллических и полупроводниковых кристаллах элек-
троны проводимости также связаны с решеткой и не могут вый-
ти наружу без затраты энергии. Высота барьера, как и для
₽не
10 20 00 л 00 50 60 70 80 80
Атомный номер
----^Потенциал ионизации —о Работа Оыхода электронод
Рис. 3.4. Значения потенциала ионизации и работы выхода различных
элементов в функции их атомного номера
Таблица 3.1
Эмиссионные постоянные некоторых чистых металлов
Металл W Fe чист Fe окисл Th Cs Li
Т, в — работа выхода 4,52 4,74 3,92 3,35 1,93 2,39
Л, а!см^*град^ ~70 -СО -70 Тпл настолько низка, что /тэ с твердой фазы неизмеримо мала
Т'пл К—температура плавления 3650 1812 1968
о До А — длина волны фотоэмиссии 2730 2620 — 6F00
80
металла, равна разности энергий покоящегося электрона вне кри-
сталла и электрона, находящегося на нижнем уровне зоны про-
водимости. Эта величина называется внешней работой выхода
(рис. 3.5, 3.6). Однако упрощенный способ вычисления высоты
барьера (см. рис. 3.2) к ним неприменим, так как уровень Ферми
Рис. 3.5. Энергетический
спектр решетки изолятора
или собственного полу-
проводника:
1 — уровень электрона вне
кристалла; 2 — пустая зона
разрешенных уровней (зона
проводимости); 3— зоны Aw
запрещенных уровней; 4 —
1-я (верхняя) заполненная
зона; 5 — 2-я заполненная
зона
Рис. 3.6. Энергетические спектры элект-
ронного (а) и дырочного (б) полупро-
водников, Q — сдвиг запрещенной зоны
за счет введения примесей. Дырки обо-
значены точками. Обозначения 1, 2, 3,
4 — см. на рис. 3.5
Wf в изоляторах и в примесных полупроводниках располагается
по-разному (подробнее см. Ill, § 12]).
Формула Ричардсона — Дешмена. Плотность термоэмиссион-
ного тока. Если число электронов, выходящих из эмиттера через
выбранный участок поверхности за единицу времени, равно
то плотность термоэмиссиопного тока
/тэ --- тэ.
(3-6)
Если wa — высота потенциального барьера металла и ось х
направлена перпендикулярно к его поверхности, то эмиттирован-
ными будут электроны, для которых
2
WVX
f 2wa
3 tn
81
Значит для вычисления NrQ нужно проинтегрировать в пределах
y2wfl
.____ д0 ио выражение для числа электронов, имеющих
1 т
скорость от vx до vx+dvx. Расчет на основании квантовых пред-
ставлений о распределении электронов -в металле согласно ста-
тистике Ферми — Дирака даст выражение, известное как фор-
мула Ричардсона — Дешмена
ф
]13 = А'Ге кТ а/см2, (3.8)
где постоянная
я 4nmk2e _
А —---------= 120 а/см2-град2.
/г3
В табл. 3.1 приведены эмиссионные постоянные некоторых
чистых металлов. Опытные значения /1 сильно отличаются от
теоретических.
Если принять при вычислении /тэ модель невырожденного электронного
газа, что имеет место, например, в полупроводниках, то в формуле (3.8)
вместо Т2 будет Т .
Однако для всех термоэлектронных катодов при любых практи-
чески доступных температурах. Поэтому /тэ (Г) определяется главным обра-
зом экспоненциальным множителем, а Т2 (или Т '2 в первоначальной формуле
Ричардсона) дают лишь небольшие поправки. Экспоненциальная форма кри-
вых /тз хорошо видна на рис. 3.7.
Эмигтированпые электроны имеют максвелловское распреде-
ление. Среднее значение их полной энергии w можно предста-
вить в виде суммы
w = wx + wy + ж,
где wx. wy. wz — энергия электронов для трех составляющих
движения (подробнее см. [11, § 14.6 и § III
приложения]).
При движении в потоке вдоль оси х
wy — w2 = —kT\ wx = kT,
поэтому
w = 2kT.
(3.9)
Формула (3.9) показывает, что начальные скорости термо-
электронов невелики. Например, для температуры катода
Г—3000° К, что соответствует температуре кипения железа, w =
= 2 к 7^ 0,50 эв.
Влияние ускоряющего поля. Эффект Шоттки. В практических
условиях на поверхности электрода-эмиттера всегда существует
поле, тормозящее или ускоряющее электроны. Если, например»
82
Рис. 3.7. Зависимость плотности тер-
моэмиссионпого тока от температуры:
VV •— вольфрамовый, С — угольный
катод
Рис. 3.8. Распределение потенциала в
плоском вакуумном диоде:
а — при небольших U и минимуме потенциа-
ла вблизи катода; б — при больших напряже-
ниях в режиме насыщения
Рис. 3.9. Изменение формы потенциального барье-
ра при наличии ускоряющего поля (справа); функ-
ция распределения F(WX) (слева)
анодное напряжение Г7а положительно, но не очень велико, то
вблизи катода накапливается отрицательный пространственный
заряд. Его поле тормозит электроны и часть их возвращается
обратно на катод.
Распределение потенциала приобретает вид, показанный на
рис. 3.8, а для вакуумного диода. Потенциальный барьер про-
должает подниматься вне металла еще на высоту AU сверх нор-
мальной высоты барьера — <рк> обусловленной свойства-
е
ми эмиттера.
При увеличении t/a анодный ток растет, величина At/ умень-
шается, поле на катоде делается ускоряющим (рис. 3.8, б).
Однако с увеличением t/a ток продолжает расти и дальше.
Это происходит в связи с уменьшением работы выхода. На
рис. 3.9 кривая а, приближающаяся асимптотически к уровню
АА, показывает изменение потенциальной энергии электрона в
отсутствии внешнего поля, т. е. обычный потенциальный барьер
металла. Линия b характеризует изменение энергии во внешнем
ускоряющем однородном поле. Когда накладываются оба поля
форма потенциального барьера изобразится кривой с, представ-
ляющей собой сумму кривых а и Ь.
На кривой с имеется широкий максимум — «потенциальный
холм», вершина которого лежит ниже линии АА. На том же ри-
сунке слева показано распределение энергии движения wx по
направлению, нормальному к поверхности, для электронов, попа-
дающих изнутри на границу металла.
В отсутствии внешнего электрического поля количество элек-
тронов, преодолевающих потенциальный барьер, выражается
частью площади кривой распределения, лежащей выше линии
АА, а в ускоряющем поле, когда высота барьера уменьшается,—
частью площади той же кривой, лежащей выше линии ВВ,
Изменение работы выхода электронов Aw под действием
внешнего поля называют эффектом Шоттки. Вычисление его вли-
яния показывает, что работа выхода при наличии ускоряющего
поля ФЕ будет равна
ф£ = ф — Aw = ф — е^Е^. (3.10)
Подставляя значение заряда электрона е3/2, получим умень-
шение работы выхода
Дф — 3,8-1W (3.11);
Тогда плотность тока автотермоэлектронной эмиссии
К1
84
или
/ат — /тэ*ехр
ГЗ,8-10"4£1/2
I kT
4,39^£
= /тзехр —;-----
(3.12Х
В условиях сварочной дуги электроны, эмиттированные като-
дом, встречают нейтральные атомы столба и ионизируют их на
пути своего пробега. При этом создается положительный про-
странственный заряд ионов, который увеличивает напряженность
ускоряющего поля перед катодом.
Пример 10. Если 17н^10—20 в, а ширину катодной зоны принять =
=Хе »10-3 см, то напряженность поля (считая £=const) при грубой опенке
будет
•-------2« 10^ в см .
Ю-з
Принимая температуру катода Тк=3000°К, что близко к ТКип железа, имеем
В действительности Е распределено у катода неравномерно
и, по Маккоуну, еще зависит от доли ионного тока и /т9 [19,
стр. 55], поэтому, вероят-
но, может достигать 106—
108 в/см, что дает увеличе-
ние до 103—104 (рис.
3.10). Неоднородность като-
да может также значитель-
но изменить
отношение
Следует отметить, что за
счет эффекта Шоттки при
£^1,4-108 в/см имеем Лф~
^4,5 в, что соответствует
значению ф для вольфрама.
В этом случае потенциаль-
ный барьер должен исчез-
нуть, что видно по кривой
Лф на рис. 3.10.
Рис. ЗЛО. Зависимость плотности
автотермоэлектронного тока /ат с
вольфрама от напряженности поля
у катода с учетом эффекта Шотгки:
Д<р — изменение работы выхода, / аэ— авто-
электронная эмиссия
Авто-, фото- и вторичная электронные эмиссии
Туннельные переходы. При низкой температуре, но в
сильных электрических полях Е порядка 5* 107—108 в/см наблю-
дается электронная эмиссия, быстро возрастающая с увеличени-
85
ем £, а также с появлением поверхностных дефектов, имеющих
заострения и шероховатости. Поскольку то при низких
температурах практически нет электронов с энергиями
wx>i0a— Дну. Следовательно, электроны проходят сквозь узкий
барьер непосредственно с уровня Ферми и ниже без затраты
энергии. Эти переходы носят название туннельных и объясняют-
ся волновыми свойствами электронов
mv
Плотность тока автоэлектронной или, как ее еще называют,
электростатической эмиссии /аэ может быть определена по фор-
муле Фаулера-Нордгейма
ЬфЗ/2
J^^yE^e Е а/см2,
(3.13)
где у и b — константы, зависящие от металла катода (см. [11,
§ 15.5]). Чем больше £, тем уже барьер и больше /аэ. Из рис. 3.10
видно, что основным для /аэ, так же как и для /тэ является экспо-
ненциальный множитель.
Фотоэмиссия. При поглощении излучения могут появиться
электроны настолько большой энергии, что некоторые из них
преодолевают барьер и оказываются эмиттированными. Это
внешний фотоэффект. Для металлов условие фотоэмиссии (закон
Эйнштейна) имеет вид
mu2
(3.14)
где v — скорость электрона после эмиссии.
Считая йг = Ф, можно определить граничную частоту vo и
длину волны Ао излучения, вызывающего фотоэмиссию,
Vo Ф
(3-15)
и аналогично формуле (2.23) имеем
12400
До
А,
(3.16)
где Ф в эв
Плотность тока фотоэмиссии.
/Фэ=аЛ7'2е кТ
(3.17)
где а — коэффициент отражения, значение которого для свароч-
ных дуг неизвестно.
В металлах уровень Ферми при Т=0°К совпадает с верхним
из заполненных электронных уровней, поэтому для них
Ффэ Фтэ =: Ф'
Граничная длина волны (фотоэлектрическая граница) Ло всех
металлов, кроме щелочных, лежит в ультрафиолетовой или фио-
летовой части спектра (см. табл. 3.1).
В обычных сварочных дугах фотоэмиссия мало поддается
количественному расчету и играет, видимо, незначительную роль
в балансе энергии. Попытки [22] объяснить эмиссию Мс-катодов
«запертым» излучением пока не доказаны.
Вторичная эмиссия. Ион, приближающийся к металлу, нейт-
рализуется, отдавая ему свой заряд. Нейтрализация положи-
тельного иона осуществляется присоединением к нему одного
из электронов металла, а нейтрализация отрицательного иона —
передачей металлу лишнего электрона.
Вторичная эмиссия считается возможной:
при потенциальном вырывании электрона медленными иона-
ми, когда
etti 2Ф; (3.18)
при кинетическом вырывании путем нагрева в месте уда-
ра молекулы или иона.
Для щелочных металлов обычно е^<2Ф, поэтому потенци-
альное вырывание невозможно, а для ионов Ar, Не, Н, <?иг->2Ф,
поэтому вырывание вероятно. Коэффициент -выхода электронов
эмиссии па один ион трудно определить. Он зависит от ряда
факторов, в том числе от энергии ионов и меняется в широких
пределах.
Влияние неоднородности катодов
Пленочные и оксидные катоды. Поверхности сва-
рочных электродов обычно покрыты твердыми и жидкими окис-
лами, пленками шлака и т. д.
Влияние этих неоднородностей на работу выхода ср и на плот-
ность тока / очень велико (табл. 3.2) [11, 16].
Таблица 3.2
Эмиссионные константы пленочных катодов
КаТОП Покрытие Ф , JO л икр Комбинированный Кстод
Ф .. 8в К< МО Л, (Ссм^-град2
W — Th 3,4 2,7 3
W — La 3,3 2.7 8
W — Ba 1,6 1,5
W — Cs 1,9 1,5 3
87
Некоторые покрытия, например, торий, лантан или барий на
вольфраме, заметно улучшают эмиссионные свойства (Ф —
= 1,5—2,7 эв). Другие, наоборот, адсорбируясь па поверхности
металлического катода, резко снижают эмиссию (например, кис-
лород).
Увеличение эмиссии объясняется созданием у поверхности
Рис. 3.11. Два возможных случая
изменения формы граничного по-
тенциального барьера при адсорб-
ции атомов, уменьшающих работу
выхода:
а — без образования «холма»; б — с об-
разованием «холма»
эмиттера дипольного слоя, об-
ращенного положительными
зарядами наружу, из атомов,
легко теряющих валентные
электроны. Наоборот, при ад-
сорбции атомов, имеющих
большое сродство к электрону,
например, атомов кислорода,
дипольный слой может быть
минусом наружу.
Положительный дипольный
слой создает дополнительное
поле в ближней зоне потенци-
ального барьера, которое
а) понижает его на Дш
(рис. 3.11, а) и
б) изменяет форму барье-
ра (рис. 3.11, б).
В случае б «холм» вызыва-
ет отражение части электронов
и резкое уменьшение констан-
ты А формулы Ричардсона.
Ширина максимума холма d
имеет атомные размеры и поэ-
тому возможны туннельные
электроны с энергиями между
Ас и Be.
В катодных стержнях для
аргонодуговой сварки применя-
ют торированный или лантани-
ров энный вольфрам. При свар-
ке примесные элементы (Th
или La) диффундируют изнутри на поверхность электрода, про-
ходя между микрокристаллами вольфрама, так что на поверх-
ности образуются отдельные «островки» пленки. Затем пленка
расползается по поверхности вольфрама, образуя одноатомный
слой. Излишек примесей может вызвать деполяризационный эф-
фект и увеличение ср.
Следует отметить, что окисные или примесные пленки могут
существенно влиять на эмиссию электрода только при темпера-
турах, меньших, чем температура кипения этих примесей. Далее
88
пленки испаряются и электрод работает, как чистый безпри-
месный металл.
Для электроннолучевых катодов используются покрытия с
окислами щелочноземельных элементов и применяются неметал-
лические материалы, например, ТЬОг лантанборид (LaBg) и др.
Они имеют самую низкую работу выхода (до 1,0—1,2 эв) и вы-
сокую эмиссионную способность при меньших температурах на-
грева, чем у чистого вольфрама.
Эмиссионная пятнистость. Поверхность всякого катода (тер-
мо-, авто- и фотоэлектронного) неоднородна в отношении эмис-
сионных свойств. На пей существуют участки с различной рабо-
той выхода электронов. Различие плотности тока в отдельных
участках катода, особенно при низких температурах, доходит до
такой степени, что практически весь эмиссионный ток течет
только через участки с наименьшей работой выхода. Это явле-
ние, заметное и у чистых металлов, но особенно резко выражен-
ное у пленочных катодов, называют эмиссионной пятнистостью.
Например, Ф различных граней кристалла вольфрама может
отключаться почти на 1 эв. А для W — Th катода, по-видимому,
из-за различной способности к адсорбции на разных гранях, ДФ
доходит до 2 эв.
Между отдельными пятнами эмиттера всегда существует кон-
тактная разность потенциалов, создающая вблизи поверхности
эмиттера электростатическое контактное «поле пятен». Оно про-
стирается на многие тысячи атомных диаметров от поверхности
катода, т. е. гораздо дальше поля сил изображения, спадающего
практически до нуля при расстоянии 10~8 м. Поле пятен накла-
дывается на -внешнее поле и изменяет вольтамперные характе-
ристики разряда.
Эмиссия диэлектрических слоев (эффект Молтера). Относи-
тельный коэффициент вторичной эмиссии овт с окисленной по-
верхности алюминия, обработанной парами цезия, т. е. с поверх-
ности металла, покрытой тонкой, плохо проводящей пленкой,
иногда достигает огромных значений (сгвт=100—1000). Это же
наблюдается при создании положительного заряда на пленке
любым другим способом, в том числе осаждением положитель-
ных ионов из газа, что весьма возможно для условий сварочной
дуги в парах металлов. При толщине пленки порядка 10~4 см
среднее значение напряженности поля достигает в ней
10б<-107 в[см, что может обеспечивать Шоттки-электроны и ав-
тоэлектронную эмиссию.
Ионная эмиссия и поверхностная ионизация. Небольшая эмис-
сия положительных ионов существует на аноде, изготовленном
из очень чистого и слабо испаряющегося металла. Она делается
значительно сильнее, если анод содержит легко испаряющиеся
примеси, особенно примеси щелочных металлов. Возможна так-
же эмиссия отрицательных ионов с металлов, покрытых элек-
89
тролигами— солями металлов или полупроводниками типа
оксидов.
Если накаленный эмиттер находится в парах какого-либо
металла, то атомы металла падают на поверхность эмиттера,
ненадолго адсорбируются ею и затем испаряются вновь. Часть из
них испаряется в виде ионов, поэтому такое явление получило
название поверхностной ионизации.
В сварочных дугах ионный ток обычно невелик, однако при
сварке легкоиспаряющихся материалов, например, латуни, из
которой интенсивно выгорает цинк, он может оказаться значи-
тельным.
Известна также угольная дуга Бека, в которой анод содержит окиси
и фториды церия. Плотность тока на аноде в этой дуге в несколько раз выше,
чем в обычных угольных дугах. Это приводит к очень быстрому испарению
анода, большому анодному падению и положительной крутизне вольтамперной
характеристики. Быстрое испарение приводит к выбрасыванию струи высоко-
температурного газа, имеющей начальную скорость порядка 10s—104 см/сек.
Максимальная температура этой дуги 9000—10 000° К, длина столба дуги —
10—30 мм, полное падение напряжения — 50—60 в при токе 200—250 а.
В дуге Бека ток можно увеличить во много раз по сравнению с обычным мак-
симальным значением, не вызывая «шипения» дуги, связанного со сжатием
столба у анода обычных угольных дуг, образованием анодного пятна и его
перемещением [33, § 6.4].
§ 3.2. Переходные области сварочных дуг
Проблемы переходных зон
Механизм эмиссии. Как уже отмечалось, переходные
области между электродами и столбом разряда — это участки
резких изменений и разрывов непрерывности в электрическом,
термическом и в других отношениях.
В электрическом отношении здесь имеет место переход от
металлического проводника, в котором ток переносится исклю-
чительно электронами, к газообразному, в котором имеется как
электронная, так и ионная проводимость.
С термической точки зрения при высоких давлениях газа
происходит переход от холодного электрода к весьма горячей
плазме. При низких давлениях, наоборот,— от сравнительно го-
рячего электрода к холодному газу.
В устойчивом дуговом разряде температура электродов часто
приближается к точке кипения электродного материала и его
пары могут добавляться к газовой среде. Поэтому вблизи элек-
тродов дуга будет гореть в смеси газов и паров, и давление
здесь может быть значительно выше, чем в столбе.
Ранее, в § 3.1, были разобраны основные механизмы эмисси-
онных катодных процессов. Однако оказалось, что пи один из
них в чистом виде не может быть применен для вычисления эмис-
сионного тока в дуге, особенно с плавящимся (холодным) като-
90
дом. Был выдвинут ряд гипотез (Ленгмюр, Маккоун, Фаулер и
Нордгейм, Слепян, Энгель и др.), но достаточного подтвержде-
ния теории опытом пока не получено. Основной трудностью тео-
рии является объяснение высоких плотностей тока па катоде,
которые по последним замерам составляют для Ме-дуг
106-М07 а-слг~2, вместо известных прежде ее пределов
104-104-ел*”2 [19].
Можно предполагать, что в большинстве случаев эмиссионный
ток электронов с поверхности сварочных катодов будет склады-
ваться: 1) из собственно термоэлектронов, для которых wx выше
уровня /1Д (см. рис. 3.9); 2) из Шоттки-электронов, энергия ко-
торых лежит между уровнями АА и ВВ; 3) из туннельных элек-
тронов с энергиями wx, лежащими ниже уровня ВВ; 4) из
вторичных электронов.
В W-дугах при высокой температуре катода Г>4500—5000° К
вероятен термоэлектронный ток, измененный при Е>106 в/см
эффектом Шоттки. Наличие полупроводниковых пленок на тари-
рованном или лантанированном вольфраме может сильно сни-
жать работу выхода и увеличивать эффект Шоттки при мень-
ших температурах катода.
В Me-дугах при большой напряженности поля £>107 в/см и
низкой 4л металла могут преобладать туннельные электроны.
Причем сильное поле вероятно также при наличии флюсовых
диэлектрических пленок на катоде и эффекта Молтера.
Измерения в переходных областях. Изучение явлений в ка-
тодной и анодной зонах, особенно в дугах высокого давления,
к которым относятся почти все сварочные дуги, за исключе-
нием вакуумной, затруднено. Получение сведений о плотностях
тока и /к на электродах, отношении je/ji у катода, величинах
17к и £7а, протяженностях зон d^ dA, температурах электродов и
давлении газа вблизи них осложняется высокой температурой и
малыми размерами зон.
Существует два основных метода замера £к и UA: сдвигание
электродов до соприкосновения и зондовый метод.
При сдвигании электродов разность потенциалов
между ними перед самым соприкосновением приблизительно рав-
на сумме t7K+l/a (см. рис. 2.8 и 4.20). Однако при тесном сбли-
жении столб дуги может смещаться в сторону, и длина со стано-
вится больше зазора между электродами. Напряжение 4 при
14-0,2 мм может вновь возрастать, поэтому при снятии
кривой Г7д=С/(/д) и экстраполировании ее на /л=0 надо это
учитывать. Кроме того, £7Н и С/а во многих случаях существенно
зависят от /д. Выделение (7К и (7а из суммы J7K+a также вызыва-
ет большие трудности.
При высоких температурах плазмы, характерных для свароч-
ных дуг, можно использовать зондовый метод. Зонды пе-
ремещаются с большой скоростью, например вращающиеся, так,
91
чтобы они не успели расплавиться. Потенциал зонда регистри-
руется с помощью электронного осциллографа. Одпако имеется
неопределенность в разности потенциалов между холодным зон-
дом и горячей плазмой, возможно взаимодействие ионного и
электронного процессов вблизи зонда и электродов. Поэтому
нельзя определить и U& с точностью, большей, чем до 1—2 в.
Затруднено также измерение протяженности переходных зон.
По теоретическим соображениям считают, что в атмосферных
дугах с холодным металлическим катодом зона т. с.
10-3 см и менее (см. § 2.3). В термоэлектронных дугах dK боль-
ше, что оценивается примерно по величине темного пространства
у катода.
Плотность тока / обычно оценивается либо по ширине кана-
ла вблизи электрода, либо по следам, оставляемым дугой на
электродах. В первом случае свечение обычно имеет меньшие
поперечные размеры, чем сам токопроводящий канал, не ясно
распределение тока по сечению. При замерах / по площади сле-
да не учитывается эмиссионная пятнистость и блуждание пятна
и т. д.
Пока не существует прямых методов замера отношения плот-
ностей je/ji электронного и ионного токов. Замер температуры
электродов по их излучению затруднен тем, что источником из-
лучения может быть частично не поверхность электрода, а све-
тящийся слой плазмы вблизи него. Бомбардировка поверхности
катода положительными ионами приводит к такому быстрому
распылению материала и размыванию границы «катод — газ»,
что такие понятия, как температура поверхности и работа выхо-
да <р, становятся неопределенными.
Катодная зона
В зависимости от материала катода сварочные ду-
ги можно разделить на два основных типа:
с неплавящимся катодом (например, W-дуги);
с плавящимся холодным катодом (Me-дуги).
Дуги с неплавящимся (тугоплавким) катодом. Если катод
сварочной дуги выполнен из материала с высокими точками
плавления и кипения (вольфрам — Тпл=3650° К, Гнип=5645—
6000° К; уголь 7*ВОЗГ =4470° К, см. табл. 3.3 и 3.4), то он может
быть нагрет до столь высокой температуры, при которой основ-
ная часть катодного тока обеспечивается за счет термоэлектрон-
ной эмиссии. Учитывая, что торированный W-катод является
пленочным катодом, а примеси из плазмы (если изделие, напри-
мер, алюминиевый сплав) могут за счет эффекта Молтера так-
же снизить работу выхода, допустимыми по порядку будут сле-
дующие величины, указанные в примере (цифры для простоты
расчета взяты округленно).
92
Пример 11. Электрод W — Th (или W — La): Ф=1,0 эв\ Тк«50004 К,
kT«0,5 эв;
Jt9 ^АТ2е~~^-
ф
UT
Л^-1; е =^2^0,14;
/та«1 -50002-0,14=4• 106 а/см*.
Если Ф=2 зв и Д= 10, то
кт =е 4^0,02;
е
jJ3 =* 10-25-106.0,02-=5-106 а-см2.
Таким образом, только тер-
моэлектроны иногда могут
обеспечить / до 5* 106 а/см2.
Катодное падение таких
термоэлектронных дуг может
быть значительно меньше щ
защитного газа: U^<Ui. Катод-
ная зона dK^2—3 Ю 3 см.
Рис. 3.12. Вид электрода
для W-дуги:
а — без катодного пятна; б —
с катодным пятном; h—*
вылет электрода
Рис. 3.13. Вольтамперные характеристики
и выделение тепла на аноде и катоде
для W-дуг:
с катодным пятном — крестики; без пятна —«
кружочки
W-дуги могут существовать в двух видах: с катодным
пятном и без катодного пятна (рис. 3.12).
При сравнительно небольших токах и сильном охлаждении
на катоде обычно есть пятно, столб дуги у катода сильно сжат,
a j достигает 105 а! см2. Здесь значительную роль играет авто-
электронная эмиссия пятна. Такие катоды называют иногда
термоэлектростатическими (Бауэр).
93
Теплофизические
Свойства сплавов Стали Сплавы магния
Ге Углеродис- тые НилкОлеги- ропантше Нержавею- щие Mg МА-5 МА-1
Плотность р г:см.з 7,87 7,86- 7,85 7,85— 7,82 7,65— 7,9 1,74 1,80 1,76
Теплоем- кое? ь с три 7=25° С кал/г-град 0,11 —0,12 0,24 — — —•
дж) кг-град 452 465— 470 460— 485 504 970 - —-
Теплопро- водность у при Т--0° С кал'смХ Х.сек- град 0,187 0,165-“ 0,115 0,106- 0,097 0,052— 0,029 0,376 0.02— 0,018 0,036
вт/м • г рад 78,5 69—48 44,5— 40,5 21.6— 12,2 157 8,4-7,5 15
Э.юктро- гроводность 1 при Г — = 20° С М{ОМ • мм2 10 —- - 25 17—19,6 8,2
сим 1м 10-106 — — 25-106 17-106— 19,6-106 8.2Х ХЮ6
П римсчани е. См. Н. II. Ч и р к и н. Теплофизические свойства
Если постепенно увеличивать ток, то дуга расширяется у
катода и / падает в 10—100 раз, примерно до 103 а] см7. Такая
дуга называется дугой без катодного пятна или собственно тер-
моэлектронной (ТЭ) дугой. Сравнение вольтамперных характе-
ристик обеих дуг (рис. 3.13) показывает, что с увеличением тока
обе дуги дают возрастающую ветвь с положительным сопротив-
лением. Причем ТЭ дуга горит при меньшем напряжении и мень-
шем UK, чем дуга с катодным пятном.
Дуги с холодным катодом. Этот термин применяется к като-
дам из металлов, для которых термоэмиссия при Гкип незначи-
тельна, например, ртуть (Гыш^630°С), медь (2870°К), железо
(3013°К). Особенностью таких катодов является чрезвычайно
большая плотность тока в ячейках катодного пятна, доходящая
по И. Г. Кесаеву [19] до 106—107 а/см2. Кроме того, обычно имеет
94
Табл и ц а 3.3
свойства сплавов
Сплавы мели Сплавы титана Сплавы алюминия
Си ЛТ-90 Л-62 ЬрОЦ-102 Ti ВТ-3 ВТ-6 Л1 лмг АМЦ Д16
8,93 Т — ' 4,5 4,46— 4,43 2,7 2,67 2,73 2,8
0,09 — ь — 0,13 0,21
380 - ““ — 527 880 1
0,946 0,3 0,2 0,13 0,036 0,017— 0,018 0,49 0,34 0,45 0,41
396 125 84 55 15,2 7,1- 7,55 206 143 188 170
58,8 25 14,1 8,5 2,28 1,58— 1,43 38,2 1,16 1,16
58,8Х Х10б 25-106 14,1-106 8,5-106 2.28Х ХЮб 1,58-106 1,43-106 38,2х XI06 . 1,16х ХЮ6 1.16Х Х106
материалов. М. Физматгиз, 1959.
место беспорядочное движение дуги по поверхности катода и
существование нескольких катодных пятен. Как правило, катод
интенсивно испаряется, что позволяет отнести эти дуги к «дугам
в парах».
До сих пор нет общепринятой теории, объясняющей механизмы холодных
катодов. Однако, если не учитывать гипотезу Ротштейна — термоэмиссии с
«парового катода», ясно, что термоэлектроны здесь мало вероятны. Наиболее
вероятен механизм комбинированной термоэлсктростатической эмиссии. Боль-
шая плотность тока на катоде /= 10е—107 а1см2, при отношении плотностей
ионного и электронного токов по расчетам Маккоуна на основании
уравнения Пуассона, ведет к значительному росту напряженности Е до
107—10е в/аи1 [19]. При этом электронный ток создается главным образом
за счет пространственного заряда и нейтрализации положительных ионов
столба дуги. Пленки окислов и примесей также могут создавать дополнитель-
ное поле Е=1064-107 в/см. Вероятно также увеличение давления в катодной
95
Свойства некоторых элементов
Таблица 3.4
Н ''именование величины Ве Mg А1 Ti V Fc Ni Си
Атомный номер Атомный вес Плотность, Ъ/СМ^ 4 9,0 1,85 12 21,3 1,73 13 27,0 2,70 22 47,9 4,50 23 50,9 6,11 26 55,8 7,87 28 58,7 8,90 29 63,5 8,94
°C Температура плавления,— к 1283 1556 650 923 660 933 1665 1938 1917 2190 1539 1812 1455 1728 1089 1362
Скрытая теплота плавления кал/г кдж/моль 3 1 из 1,7 89 9.0 95 10,7 78 15,0 83 17,6 ( 56,5 15,4 72 17,6 49,5 13,1
°C Температура кипения, — К 2471 2714 1103 1376 2348 2621 3169 3442 ,3392 3665 2887 3160 2837 3110 2877 3150
Скрытая теплота кипения кал /г кдж/моль ‘8700 325,3 1150 147,4 2709 314,0 2370 472,3 2430 514,6 1800 417,8 1730 424,1 1280 338,7
Теплоем- кость с при 25° С 1 кал/г*град кдж/кг<моль X X град 0,44 16,5 0,24 24,5 0,22 24,4 25,0 0,12 | 24,7 25,1 -0,11 26,1 0,09 24,5
Теплопро- водность у при У,° С кал/см* сек* град вт/м*град 20° 0,4’. 184 577° 0.22 90,8 20е 0,41 172.5 800s 0.23 97,5 S 20° 0,53 ’21,5 647J 0,14 184,5 20° 0,05 21,9 527° 0,05 21,9 20° 0,07 31 900° 0,09 39,6 20° 0,17 73,3 877° 0,07 29,7 20’ 0,10 67 937° 0,14 59,9 20’ 0,97 40) 1000° 0,76 318
Электро- провод- ность у при С м/ом>мм2 20° 15,2 797° 3,14 20° 25 640° 5,75 20J 38,2 677° 9,1 20° 2,28 1500е 0,61 20° 5,5 600° 1,8 20’ 10 1350° 0,78 20е 13,3 1000” 2,08 20° 58,8 980° 11,9
ср при 25° С кал/г* град *г/см& 0,81 0,42 0,59 0,57 0,72 0,85 6,95 0,87
переводные коэффициенты
в Международную систему
единиц
0,24
дж/молъ = —~—кал/г; дж/кг* моль*град ~ - кал/г*град;

Продолыение табл. 3,4
О о Наименование величины Zr Nb Мо А Я Га V/ Th La
Атомный номер Атомный вес Плотность, г/см^ 40 91,2 6,49 41 92,9 8,56 42 95.9 10,20 47 107.9 10,55 73 180,9 16,60 74 183,9 19,30 90 232.0 11,66 и ( 57 *8,9 1,18
Температура плавления, 1845 2118 2497 ' 2770 2617 2890 961 1:34 2S97 3270 3377 3650 1695 1968 920 1193
Скры тая теплота плавления кал! г кдж/моль 6( % ),5 ’,9 69 26,8 69 27,6 25,4 11,3 41,5 31,4 42 32,7 16,7 15,7 19,5 11,3
° Г Температура кипения, К 4325 4598 4842 5115 4827 5100 2163 2436 5292 5565 5372 5645 4227 4500 3370 3643
Скрытая теплота кипения кал/г кдж/моль 161 ( 610,' 1 1 i860 722,2 1650 662,8 640 285,1 ИЗО 780,8 поо 845,3 480 468,9 720 448,7
Теплоем- кость с п ри 25° С кал /г•град кдж/кг* мольх Хград 0,07 25.2 24,9 -0,06 23,8 25,5 24,5 -0,03 24,8 27,3 0,05 27,8
Теплопро- водность х при Г, С кал/см* сек* г рад ст/м • град 0 0,07 29,5 627 0,06 25.6 0 0,10 15,2 1627 0,16 69,5 0 0,31 130,6 1527 0,20 86,1 0 1,08 453 527 0.81 31,9 0 0,11 15.2 1527 0, 19 78,2 ° 0,32 134 2727 0,22 92,9 27 0,07 29,3 300 0.09 35,8 0 0,11 15, 4.527 0,18 78,2
Электро- провод- ность у п ри 1е, С м / ОМ М Л/2 20 2 ] ( 500 ),79 20 6,25 840 2,0 20 20 2000 1,67 0 62 500 21,1 0 7.15 400 3,5 20 20 400 6,68 0 5,26 1700 1,14 20 11,1 920 0,78
ср при 25= С кал/г* град* г/см? 0 ,43 0,55 0,60 0.6 0,54 0,62 0,32 0,3
Переводные коэффициенты t . 0,24 , . , . 1 кал ~ 4,19 дж
в Международную систему ст/м-град** — кал!см-сек-град;сим/м =- 10 м/ом-ммЪ Д( уолекул. ве(.
единиц
Примечания: 1. Константы
2. См, «Физико-химические свойства
плавления и кипения по разным данным могут отличаться тем больше,
чем
выше Г.
элементов». Справочник. Киев. «Наукова думка», 1965.
эоне. В этих условиях Шоттки* и туннельные электроны могут быть тоста точ-
ными для создания необходимого тока (см. пример 10).
Следует отметить, что понятие «температура» для золы холодною катода
не вполне оправдано, так как большинство частиц имеют направленную, а не
беспорядочную скорость движения [31].
Катодное падение. Me-дуг обычно больше, чем у вольфрамо-
вых, соизмеримо с потенциалом ионизации паров металла элек-
тродов и составляет 1/к—10—20 в; 10 s см (~ пробег иона).
Движение катодного пятна в магнитном поле. Внешнее попе-
речное поле должно вызывать перемещение столба дуги и пятна,
соответствующее силе Лоренца F и правилу Ампера (левой ру-
ки). Опыт показывает, что в дугах с холодным катодом, а в ряде
случаев и в термоэлектронных дугах, наблюдается (обычно при
низких давлениях) обратное или «попятное» движение катодного
пятна в магнитном поле, параллельном поверхности катода. При
изменении магнитной индукции, состава газов, их давления, ма-
териала катода и других параметров скорость движения катод-
ного пятна может меняться. В дугах высокого давления направ-
ление движения может переходить на обычное. Обратное, движе-
ние пятна дуги долгое время оставалось не объясненным. Его
удалось удовлетворительно объяснить И. Г. Кесаеву [19], кото-
рый установил связь любого (беспорядочного и направленного)
перемещения пятна с собственным магнитным полем дуги.
Магнитное поле и катоды Me-дуг. Количественными экспери-
ментами и .расчетами [19] установлено, что все металлические
дуги, относящиеся к классу так называемых холодных дуг, об-
ладают внутренней неустойчивостью. Это связано с непрерывной
перестройкой и распадом, «кризисами» испаряющегося катодно-
го пятна на металлах.
При малых, так называемых пороговых токах, катодное пят-
но существует в виде одиночной ячейки, которая при больших
токах имеет тенденцию к делению за время от 10 6 до 10~4 сек.
Систематический распад ячеек с частотой порядка 10е сек~л*а~А
и деление катодного пятна являются следствием неоднородности
собственного магнитного поля в районе пятна, расталкивания
частей пятна полем. Это приводит к хаотическому перемещению
пятна по -поверхности металла.
Анализ движения пятна показал, что взаимодействие его от-
дельных частей совершается при посредстве их магнитных полей
и подчиняется принципу максимума поля. Максимум поля дол-
жен всегда соответствовать максимуму концентрации частиц.
Поэтому в направлении наибольшего потока энергии к катоду
должно смещаться и само катодное пятно. Этим, по Кесаеву,
объясняется направленное в том числе и обратное движение
пятна в магнитном поле, его деление и хаотическое перемещение
по катоду. При больших токах и сложной структуре пятна оно в
целом также будет перемещаться в область максимума напря-
93
/ценности не только собственного Hi, но и дополнительного внеш-
него // магнитного поля (рис. 3.14).
Собственное магнитное поле, охватывая область высоких коп*
центраций зарядов наподобие грутляра 119]. уменьшает диффузи-
онные потери частиц. Благодаря
этому возможна высокая концентра-
ция частиц и энергии над микро-
участками, ячейками катода, что
приводит к высокой плотности тока,
испарению металла и извлечению
из него электронов.
Анодная зона
За исключением специ-
альных случаев (например, дуга Бе-
ка) анод не эмигрирует положитель-
ных ионов. Поэтому анодный ток
является чисто электронным (рис.
3.15) [31]
i = ie.
Вблизи анода оказывается избы-
ток отрицательного пристрапствен-
кого заряда и появляется анодное
падение потенциала 6а. Его величина
энергией, потребной для образования
анодной зоне. В большинстве случаев
। Компоненты тока । 1
Электроны
Эоложител^^.
ныс ионы ti
Рис. 3.14. Схема обрат-
ного движения ОД ячей-
ки катодного пятна О
в магнитном ноле напря-
женностью //; F —на-
правление силы Лоренца
и амперовского движения
дуги в поле магнита
N — S
определяется в основном
положительных ионов в
ил<ик и для Me-дуг 1)л
Рис. 3.15. Электронный и ионный компоненты сум-
марного тока i в разных частях дуги. На аноде
i~ie
составляет 2—3 в. Д. М. Рабкиным получены значения б/а =
=2,5±0,5 в, не зависящие от тока, материала анода и состава
атмосферы дуги.
Иногда различают два типа ионизации, производимой элек-
тронами в зоне анодного падения: ионизацию полем и термиче-
4*
99
скую ионизацию. По этой теории маломощная дуга с малой
плотностью тока и контрагированная (сжатая) мощная дуга
отличаются переходом соответственно от ионизации полем к тер-
мической ионизации.
По данным некоторых авторов [39, 40], кроме зоны анолпого падения (1д
протяженностью 1—2 мк. в W-дугах наблюдается так называемая е-зона,
Рис. 3.16. Распределение
температур Те и Т ъ напря-
жения U и напряженности
электрического поля £ у по-
верхности анода [39]
в которой на длине в ^0,1 А на пр я*
женность поля все еще в 50—100 раз выше,
чем в столбе дуги. Наличие е-слоя связано
с. охлаждающим влиянием стенки, в резуль-
тате чего в этой зоне но сравнению со стол-
бом дуги уменьшается электропроводность
(рис. 3.16).
В сильноточных дугах движение ионов
определяется в значительной мере катодной
струей (см. ниже), что приводит к умень-
шению количества ионов, образующихся в
приаподном слое. В результате этого анод-
ное падение в сильноточных W-дугах мень-
ше, чем в слаботочных. Однако е-слой и
здесь сохраняется, так как охлаждающее
действие анода приводит к росту Е до
103 в!см. При этом термическое равновесие,
конечно, не соблюдается и 7>>7\.
Анодная зона нс является обыч-
но источником заряженных частиц в
дуге, поэтому ее влияние не пара-
метры дуги несравненно меньшее,
чем влияние катода и катодной
зоны.
§ 3.3. Баланс энергии
и плазменные струи
в дуге
Баланс энергии дуги.
Как для катодной, так и для анод-
ной зоны дуги можно составить под-
робную схему баланса энергии. На-
пример, для участка анода имеем следующие основные состав-
ляющие баланса: а) приход — потенциальная и кинетическая
энергия электронов, конвективная и лучистая теплопередача от
столба плазмы; б) расход — плавление, излучение и теплоотвод
в материал анода. Однако механизм явлений в переходных об-
ластях дуги пока недостаточно ясен, поэтому производить точ-
ный расчет всех составляющих баланса энергии трудно. В катод-
ной зоне остается неизвестной доля ионного тока, коэффициент
аккомодации энергии ионов для данного катода, изменение рабо-
ты выхода электронов за счет эффекта Шоттки и т. п. [31, 19
идр.].-
100
II технологическом отношении энергетическая структура дуги
вполне определяется при гермодинамическом макроподходе. Ду-
га при этом рассматривается как квазиравновеспая система из
ipex источников тепла: катодного шк: анодного и столба ду-
I И сС'гт.
Гок во всех зонах разряда условно можно принять электрон-
ным. На результат термодинамического расчета такая услов-
ность совершенно не влияет [22]. Тогда имеем за 1 сек на 1 а
тока следующий баланс энергии (табл. 3.5).
Табл и ц а 3.5
3 ны Приход Расход
Ка годная Анодная Столб дуги Ua-\ <?a+2kT £ГСТ ~ ^ст^ст ^,к+<РкЧ-2/г7 ^а «'с г
Принимаем условно фк=фа = Ф> тогда для всей дуги
4" ^ст — 4" ^ст» (3.19)
что соответствует известной формуле
— а —р Ы^.
(3.20)
Термодинамический баланс на катоде целесообразно срав-
нить с точным балансом. Точный баланс для катода следовало
бы написать так: приход=расход «в катод» + расход «в столб»
или
]— Ц (^кг + ^^0 4~ (3.2 1 )
где 7=Л + 4>; а wv-L— кинетическая и потенциальная энергия
ионов, передаваемая одним ампером ионного тока на катод.
Учитывая, что — f (доля ионного тока), а — = 1—f
и, относя баланс (3.22) к 1 амперу общего гока, имеем
Uп — f (wKi + 4~ (1 — f)
(3.22)
Здесь первое слагаемое правой части есть иУк, а второе <р-г-
I-2A7' термодинамического баланса. Отсюда имеем
(1 -f)U„ = q + 2kTt
т. е. электроны уносят в столб потенциальную энергию, соответ-
ствующую высоте барьера ср, и кинетическую энергию 2kT, со-
огцстствующую температуре Г-плазмы столба.
101
Тогда доля ионного тока на катод определяется так
L7K —(ф + 2&Т)
t/к
(3.23)
Из формулы (3.23) видно, от чего зависит доля ионного тока
f и как ее можно изменить.
Например, увеличивая температуру Т в с гол бе или работу
выхода, мы тем самым уменьшаем f и увеличиваем долю элек-
тронного тока. Если t/K—Ю ef ср — 4 в, то f=0,4- Это соответст-
вует W-дуге в аргоне.
Теплота, выделяющаяся в катодной и анодной зонах и
затрачивается на нагрев, плавление и испарение соответствую-
щих электродов, а также на механические воздействия в прл-
электродпых зонах.
Из формул (см. табл. 3.5) видно, что на катоде ле вся выде-
ляемая энергия <7К переходит в теплоту. Часть ее ф4-2/гТ уно-
сится электронами в плазму. На аноде, наоборот, потенциальная
Ф и термическая 2kT энергии электронов прибавляются к энер-
гии, определяемой анодным падением.
Иногда теплоту, выделяющуюся на катоде и на аноде
оценивают как эффективное падение напряжения
йук = Uk = L/K ~ (ф + 2kT), (3.2 П
= £7а + (ф + 2*Т),
(3.25)
причем
(3.26)
По формулам (3.24), (3.25) можно решить и обратную за-
дачу — приближенно оценить тепловыделение на электродах без
калориметрирования. Для этого надо иметь значения катодного
и анодного падений, температуры столба дуги и работы выхода.
Пример 12. Металлическая Me-дуга. Из опыта: 1/к=8 в; б'а=3 в;
7^5800° К и /гТ~0,5 эв, ср=4 эв.
Имеем на 1 а тока:
Wk —8—(4+1)=3 в', Й2?а = 3+(4+1) =8 в.
Пример 13. Вольфрамовая W-дуга.
UK=9 в, 7^23 000° К, *7^2 эв, ф=4 эв, L\=3 в.
Тогда имеем на 1л тока
wK=9—(44-4) —1 в; ша=34-(44-4) = 11 в.
Пример 14. Для плавящегося стального электрода теплота плавления
в кал на 1 а за 1 ч будет
. (•'’•27)
102
где ftp — коэффициент расплавления электрода» составляющий для ручной
сварки 6—14, а для автоматической—12—24 г!а-ч\
ЛИ — теплосодержание расплавленного металла; для стали ЛЯ—550 кал] г.
Переводя калории в джоули, а часы — в секунды, получаем с/ил в вольтах
otp-W-/
anJi — —----------дж:а-сек = 0,64яс — Ur4 в
1ИЛ 3600-0,24 ’ > р пл
Подставляя аР = 10, имеем 6 в.
Из примеров видно, что обычно в анодной области дуги вы-
деление энергии значительно больше, чем в катодной (см» рис,
3.13). Это учитывается технологами при выборе полярности элек-
трода и изделия.
Тепловыделение >в столбе дуги зависит от его длины и от на-
пряженности поля. Напряженность поля зависит от теплофизи-
ческих свойств среды и от тока (см. гл. IV рис. 4.44). Наиболь-
шее значение £ наблюдается при сварке в среде водяного пара
(£ = 60—80 в!см), наименьшее — в вакуумной дуге (£=2—
— 4 в/см).
Почти все авторы гипотез, объясняющих элементарные процессы дуги,
в частности катодной зоны, в качестве критерия правильности гипотезы про-
изводили расчет баланса энергии. Несмотря на противоречивость гипотез, ба-
ланс всегда сходился с опытными данными. Это объясняется присутствием в
«точном» балансе неопределенных коэффициентов. Например, доля ионного
тока и коэффициент аккомодации ионов у разных авторов меняются от 0,1
дп 0,9.
Поэтому, при современном уровне знаний, уравнение баланса энергии ка-
тодной зоны не может, видимо, служить действенным критерием для отбора
этих гипотез [19, 31, 33 и др.].
Плазменные струи в дуге [31, 33, 39]. Плазменные струи могут
быть в дуге в виде потоков пара, газа или их смеси.
При малых токах (меньше 30 а) это движение вызывается
подъемными силами, связанными с меньшей плотностью горячей
плазмы по сравнению с окружающей атмосферой. Дуги, -в кото-
рых характер движения газа определяется свободной конвекци-
ей, относятся к слаботочным дугам. В этой связи интересно
отметить, что само название «дуга» произошло о г той формы,
которую принимает газовый разряд низкой интенсивности меж-
ду горизонтальными электродами под влиянием подъемных сил.
При увеличении тока возникает гидродинамическое течение
со скоростями, значительно превышающими скорости, связанные
с естественной конвекцией. Течение газа сильноточных дуг на-
правлено обычно ог стержневого катода к плоскому аноду и
называется катодной струей. Газовый поток входит -в зону W-ду-
ги в районе катода и уходит в радиальном направлении вблизи
анода (рис. 3.17).
Давление в дуге возникает под действием электромагнитных
сил (сил Лоренца). Радиальное сжатие (пинч-эффскт) обратно
пропорционально сечению, по которому идет ток. Следователь-
103
пс, при стержневом катоде и плоском аноде оно постепенно усы-
лает от катода к аноду. Наибольшее давление па оси столба при
токе / и его плотности /, измеренных в единицах СГСЭ, состав-
ляет [33]
Рта к = -Д- дин/см2, (3.28)
с-
а скорость струи
2 2/2
t'max = — , (3.29)
Др
где с- скорость света в пустоте;
Л —коэффициент, зависящий от размерности;
р — плотность плазмы.
Рис. 3.17. Гидродинамика
течения в сильноточной
дуге
Рис. 3.18. Фотография
дуги W — Мс в арго-
не (/= 150 а, /д = 6 лм/)
Вывод формулы (3.28) см. ниже, в § 4.1.
Для W-дуг типичной является колоколообразная форма
(рис. 3.18), расширяющаяся к аноду. Область перед катодом
здесь подобна электромагнитному насосу, который забирает газ
из среды и выбрасывает его к аноду.
Скорость газа в катодной струе W-дуги может иметь порядок
101 см/сек, что соответствует числам Маха от 0,1 до 0,2. Поэтому
гидродинамику этой струи можно исследовать с помощью тео-
рии течения несжимаемой жидкости. При сварке Me-дугой воз-
можны скорости струй до 106 см! сек [19, стр. 40].
Пример 15. Выше отмечалось, что свободная конвекция в сильноточных
дугах сравнительно мала. Полезно подтвердить это примером. Для W-дуг
Л т~ 15 000” К, плотность плазмы р=2-10-3 г/сл(3=2-1()-2 кг/лА Плотность
окружающего воздуха ро=1.8-10-3 г/с,н3=1,8 кг/л;3. Частицы плазмы под дей-
104
еншем подъемных сил получают ускорение а, зависящее от р и ускорения си-
лы тяжести g— 10 м/сек2.
а = —------— g & g lOOff 103 At/cex? — 103 саг/сек-. (3.30)
Р Р
На длине дуги /=0.5 ан этому ускорению соответствует скорость конвек-
а/2 Г 9/ — —
цин Так как /==- — ,то / _ I / — , а о = |'2й/=уТ0°~300 см/сек, что
J а
ян.|яе1Ся небольшой величиной по сравнению со скоростью катодной струи,
равной примерно 104 см/сек.
Плазменные струи обычно направлены перпендикулярно к
поверхности электродов и увеличиваются с ростом тока.
В Me-дугах встречные плазменные струи возникают как на
катоде, так и па аноде. Они иногда могут располагаться кон-
центрически: внутренняя -от электрода к пластине, а наруж-
ная— от пластины к электроду, причем анодные струи часто дви-
жутся быстрее, чем катодные. Скорость их движения равна при-
мерно I05 см/сек. Причиной сжатия дуги у-плоского анода может
быть охлаждение слоя газа в в-зонс (см. рис. 3.16).
Всякое сжатие дуги может послужить причиной возникновения плазмен-
ном струи из-за появления градиента давления. Это хорошо видно на рис. 3.19,
г те между угольными электродами показана в двух положениях (г? п б) ох-
лаждаемая водой медная пластинка S с отверстием. На катоде возникает
струя. На широком аноде сс нет. В отверстии возникают струи, направ-
ленные в обе стороны. При столкновении струй видно так называемую плаз-
менную тарелку [31, § 3.4].
В обычной дуге сужения, а следовательно, и струи возника-
ют только вблизи электродов, и в этом смысле о них можно
говорить, как о явлениях
связанных с электродами.
Однако инжектирование
струи горячего, хорошо
проводящего газа или па-
ра способствует возник-
новению «сердечника»
столба, характерного для
мощной дуги.
Такой сердечник воз-
никает также в связи
с отрицательным накло-
ном кривой «теплопро-
водность — температура»
(рис. 3.20 и рис. 2.16),
имеющимся после макси-
Рис. 3.19. Возникновение плазменных
струй в местах сужения дуги (Меккер)
мум а диссоци ации или
ионизации. Его иногда называют стержнем, или шнуром, диссо-
циации (ионизации).
105
Если плазменная струя сообщает «жесткость» дуге вблизи
катода, поддерживая ее направление, то в этом случае можно
говорить о дуге, стабилизированной катодной струей (потоком).
11а рис. 3.20 показано также изменение электрической прово-
димости у и пробега электрона в азоте, который используется
как плазмообразующий газ при плазменной резке.
Рассмотрение приэлектродных областей дуги показало, что
катодная область, являющаяся источником электронов, опреде-
ляет основные свойства дуги. Исходя из вида катодов, свароч-
ные дуги целесообразно разделить на две группы: а) металличе-
ские
Рис. 3.20. Зависимость
от температуры коэффициен-
та теплопроводности и, про-
бега электрона и элек-
тропроводности у для азота
СтерженЕ^
(ионизации)
близкой
диссоциации
может образоваться при тем-
пературах, соответствующих
участкам ВС и DE кривой
теплопроводности
Me-дуги в парах, с плавящимися, холодными катодами и
б) дуги в газах, с неплавящимися
термокатодами. В качестве примера
последних рассматриваются W-дуги
(вольфрамовые).
Обычные Me-дуги х ар актсризу-
ются: сравнительно низкой, менее
3000—4000° К, температурой катода
температуре кипения
металла электродов, и их интенсив-
ным испарением; высокой плот-
ностью тока в катодном пятне дуги
до /=104 ajсм2 (по данным И. Г. Ке-
саева /—106-4-107 а/см2); блуждани-
ем и неустойчивостью катодного пят-
на на жидком металле электрода;
катодным падением порядка
10—20 в. соизмеримым с Ut паров
металла; анодным падением t/a по-
рядка 2—3 в, мало зависящим от
металла электродов; температурой
столба дуги около 5000° К.
Наиболее вероятным механиз-
мом появления электронов в катод-
ной зоне Me-дуг можно считать при
автоэлектронную
значения плотно-
дальнейшей опыт-
/=Ю6—107 а/см2
эмиссию. Однако
сти тока требуют
ной проверки.
характеризуются: сравнительно высокой
Г1{^4000—5000° К; плотностью тока на
а/см2, отсутствием катодного пятна; малым
щ газовой среды; анодным падением С7а=3—4 в, темпера-
Обычные W-дуги
температурой катода
катоде /= 103—105
UK<i
турой столба дуги до 10 000—15 000° К и выше.
Основным механизмом эмиссии электронов в W-дугах мож-
но предполагать термоэмиссию и эффект Шоттки,
юс
При условии обеспечения внешней устойчивости за счет ха-
рактеристики источника важнейшим свойством дуги является ее
способность к саморегулированию в зависимости от внешних
условий (среда, давление, материал, теплота и другие свойства
Электродов). Вследствие саморегулирования могут меняться не
только параметры процесса ее горения (7, С/к, С7а, f, Т°ст, Ест
п т. д.), по и механизм эмиссии. Например, может образовывать-
ся пятно на электроде, меняться соотношение между ионным и
электронным током на катоде и т. и. Следует отметить, что кроме
рассмотренных выше Me- и W-дуг с Me-анодами, горящих на
постоянном токе прямой полярности при атмосферном давлении,
возможны многочисленные технологические варианты использо-
вания, например, в вакууме, при повышенном давлении, на пе-
ременном токе, в импульсном режиме со сжатым столбом дуги,
под флюсом и т. л. Это связано с некоторым осложнением явле-
ний в приэлектродных областях.
I лава IV
ТЕХНОЛОГИЧЕСКИЕ ОСОБЕННОСТИ И ПРИМЕНЕНИЕ
СВАРОЧНЫХ ДУГ
Технологические факторы, влияющие на процесс
дуговой сварки или резки, можно условно разделить на внешние
и внутренние. К внешним факторам в первую очередь можно
отнести: параметры источника питания и сварочной цепи (форму
статической характеристики, динамические свойства и др.); кон-
струкцию и материал сварного соединения (его подготовку
и т. тт.).
Основные внутренние факторы — это магнитное поле в луге,
наличие и характер переноса металла, величина и форма изме-
нения тока, вид и состав защитной среды, тип электродов (Ме-
дуга, W-дуга) и др.
Ниже кратко рассмотрены важнейшие из перечисленных вну-
тренних факторов: магнитное ноле, перенос металла, примене-
ние переменного и импульсного тока. Остальные внутренние и
внешние факторы освещаются в технологических курсах.
§ 4.L Магнитогидродинамика сварочной дуги
Поскольку всякое перемещение заряженных частиц
связано с появлением магнитных полей, то существуют они, без-
условно, и в сварочной дуге.
На проводник длиной / с током /, находящийся в магнитном
поле, действует пондеромоторная сила Лоренца F, направление
ко юрой можно определить для тока от плюса к минусу по пра-
вилу Ампера (левой руки)
F = ВЦ,
где магнитная индукция B = \dl. При р~1 для нсферромагпит-
ной среды
F = НИ, (1J)
где Н - напряженность магнитного поля.
Поскольку во многих книгах расчеты электродинамических сил прово щтся
в системах СГСЭ или СГСМ, напомним, что для тока
За = СГСЭ/ 3.10 СГСЭ
или la ОД СГСМ у ; для напряженности магнитною поля Н
I а/м =4.тЛ0-3 э;
108
для силы
1 я=10ь кГ~100 Г.
Применительно к газовому разряду вектор элементарной си-
лы F, действующей па каждую частицу зарядом q, движущуюся
со скоростью v, будет в системе СГСЭ определяться векторным
произведением [2, § 2.5, § 7.4]
или на единицу объема
С
(4.3)
где с скорость света.
Сила F перпендикулярна к плоскости векторов Н и v. Она нс
производит работы, но меняет направление скорости частицы.
При этом в однородном магнитном поле Я — const создается по-
стоянное центростремительное ускорение — и сила
г
mv2 1
(4-4)
Сила заставляет заряженную частицу двигаться по так на-
зываемому ларморовскому радиусу г, который при энергии части-
цы Z0 эв равен:
3,4yw
для электрона Гс = ~ц~~ ’ (4*э)
для иола с атомным весом Л
(4.6)
При А = 1 для протона
Гг 42ге.
Собственное магнитное поле дуги и контура сварки
Магнитное поле столба дуги. Поскольку в столбе
дуги могут быть два тока — электронный и ионный, то сила F
будет направлена по-разному для каждой частицы при одина-
ковом направлении их скоростей. По дрейфовые скорости элек-
тронов ve и ионов противоположны, и сила F для любой ча-
стицы оказывается направленной к центру дуги (рис. 4.1). Соб-
ственный магнитный поток столба дуги Фст, силовые линии
которого концентрически охватывают столб и могут быть опре-
109
делены по «правилу буравчика», стабилизирует дугу вследст-
вие пинч-эффекта.
П и н ч - э ф ф е к т. Величину электромагнитного сжимающего
давления, так называемого пинч-эффекта (от английского гла-
гола to pinch — сжать), можно опреде-
лить, проинтегрировав элементарные си-
лы, действующие на отдельные площад-
ки кольцевого слоя проводника (плазмы)
единичной длины (рис. 4.2, я).
Рис. 4.1. Действие
электромагнитных сил
на элементарные заря-
женные частицы плаз-
Пример 16. В элементарной площадке ds =
*=г-дв-дг кольцевого слоя радиусом г, шириной
дг идет гок di. Известно, что напряженность маг-
нитного поля внутри цилиндрического проводника
наружным радиусом R (рис. 4.3)
где i — ток проводника (в абсолютных единицах
системы СГСМ).
Снаружи проводника
2/
— - (1-7и)
г
мы — ион и электрон
тогда элементарный ток
Допустим, плотность тока / =
di =
г-сЯ-дг.
Радиальная сила, действующая ьа этот элемент в соответствии с форму-
лой (4.1), будет
д? — di • Н -1,
Рис. 4.2. К расчету давлений в столбе дуги:
а — сжимающие силы пинч-эффекта, б — противодействую-
щее термическое давление плазмы р —nkT
а электромагнитное давление
др -
r-dfi-1
110
Подставляя в последнее выражение значение dFt получаем
di-H /-г-дОч)г 2/г П 2/2
др =------------- =------------.-----•-----=--------
г«о0 л А2 /<2 r-дЬ лА4
Интегрируя от г до А, получаем электромагнитное давление, действующее
на кольцевой слой радиусом г со стороны внешней части проводника:
(А2~Г2).
(4.8)
Распределение электромагнитного давления имеет параболи-
ческую форму с максимумом в центре (рис. 4.4) [36].
Рис. 4.3. Распределение напряженно-
сти Н магнитного поля внутри и сна-
ружи проводника с током
Рис. 4.4. Распределение
электромагнитного дав-
ления по сечению про-
водника
Если ток i в амперах, то
Ашах — Ч • 10“5 Г/см2.
Для проводника переменного сечения, например, для суже-
ния столба дуги около стержневого электрода, разность давле-
ний вызовет осевую силу AF, действующую от меньшего сечения
S] к большему S2 (рис. 4.5). Для ее оценки определим сначала
осевую силу в проводнике постоянного сечения.
Электромагнитное давление р, выражаемое формулой (4.8)
для жидкого или газообразного проводника, может быть в дан-
ной точке принято постоянным независимо от направления. По-
этому в осевом направлении элементарная сила df==p^2nr *дг.
111
а по всей площади сечения
п R
F— \df — \р-2пг-дг =
о о
2л/2 г /2
—г?" \ (^2 — f2)rX dr = — дин.
nR1' 2
Если ток в амперах, то
F = 5- 10~6/2F (4.10)
Продольная сила F не зависит от сечения проводника, а за-
висит только от тока, причем в квадрате.
Пример 17. Если сечения 52 и Sj отличаются по площади, например, в че-
тыре раза (по диаметру в два раза), то разность давлений при токе 200 о
создаст силу
= 5-10-6/2 In =5-10-6.200-2 in 4 =
si
= 5- 10-С.4-104.1,5 = 39.10-2 = 0,3 Г,
Рис. 4.5. Осевая сила пинч-
эффекта в проводнике пере-
менного сечения
Эта сила достаточна, например, для удержания стальной кап-
ли диаметром около 4 лш. Поэтому вызываемые аксиальными
силами плазменные струи в местах
сужения столба дуги у катода или
анода оказывают большое влияние
на перенос металла и пара в дуге.
В теории магнитного поля доказы-
вается, что полю напряженностью
//» соответствует условное магнит-
ное давление —см. [2, § 7]
Рыл — - • .(4.11)
Ьл
Следует учесть, что «давление
пинча» должно уравновешиваться
изнутри термическим давлением (идеального газа) плазмы (см.
рис. 4.2, б)
Рэм == рт, (4.12)
причем рт — nkTf
где
П=Пе + П{ + /1а (см. гл. III).
Давление рт распределено в соответствии с изменением тем-
пературы и концентрации частиц по радиусу столба дуги. Поэто-
му эффект сжатия столба дуги будет определяться его тепло-
физическими свойствами. С другой стороны, из равенства давле-
ний следует, что если рЭм=Рт, температура газа в столбе под
влиянием пинч-эффекта будет повышаться пропорционально
квадрату тока.
Магнитное поле сварочного контура. Магнитное дутье. Сва-
рочная цепь электрод — дуга — изделие вместе с подводящими
проводниками образует сварочный контур, в котором собствен-
112
нос магнитное поле тока дуги и близлежащих участков может
отклонять дугу в ту или иную сторону [14, 36].
Боковой распор магнитных линий, сконцентрированных внут-
ри угла, образованного электродом и токоподводящей частью
Рис, 4.6. Влияние токоподвода на отклонение дуги (магнитное дутье).
Точками и крестиками обозначены магнитные силовые линии
пластины, будет «выжимать» дугу наружу (рис. 4.6). Меняя
место токоподвода, можно регулировать отклонение дуги. Откло-
нение дуги можно регулировать также изменением угла накло-
на электрода к поверхности изделия (рис. 4.7).
В установившемся положении отклоняющая сила собствен-
ного магнитного поля (пропорциональная квадрату тока) будет
Рис. 4.7. Влияние угла наклона электрода на отклонение
дуги
уравновешиваться противодействующими силами, вызванными
«жесткостью» с гол ба дуги.
Для объяснения «магнитного распора» в контуре, по нашему
мнению, лучше всего воспользоваться понятием условного маг-
нитного давления, которое согласно формуле (4.11) тем больше,
чем больше напряженность Н, т. с. число силовых линий магнит-
ного поля на 1 см2.
Движение эластичного проводника-дуги будет происходить
всегда только в сторону уменьшения плотности магнитных сило-
вых линий Н,
Действие ферромагнитных масс. Наличие значительных фер-
ромагнитных масс вблизи дуги может вызвать ее отклонения,
относимые также к магнитному дутыо. Можно считать, что в
ферромагнитную массу благодаря ее высокой магнитной прони-
цаемости 10 000—100 000) «стремятся попасть» магнитные
силовые линии контура. Вследствие этого магнитное давление со
стороны ферромагнитной массы снижается и дуга отклоняется.
Поэтому дуга может часто отклоняться в сторону заваренного
шва или от кромки в сторону основной массы изделия (рис. 4.8).
Рис. 4.8. Влияние ферромагнитных масс на отклонение дуги
При рассмотрении магнитного дуться следует учитывать, что
металл в ванне и вблизи нее нагрет выше точки Кюри и является
практически немагнитным.
Все сказанное выше о магнитном дутье относится в основном
к дуге постоянного тока. При сварке дугой переменного тока в
металле изделия создается система замкнутых вихревых токов.
Вихревые токи создают собственную переменную магнитодвижу-
щую силу, сдвинутую почти на 180° по фазе по отношению к сва-
рочному току. Результирующий магнитный поток контура оказы-
вается значительно меньшим, чем при постоянном токе.
При сварке под флюсом магнитное дутье обычно мало. Одна-
ко при сварке продольных швов труб из-за значительной ферро-
магнитной массы и замкнутого контура грубы возникает попе-
речное магнитное поле, сдувающее дугу вдоль трубы. Изменяя
токоиодвод или наклон электрода, можно ликвидировать отрица-
тельное влияние дутья.
Внешнее магнитное поле и дуга
Внешнее магнитное поле по отношению к оси стол-
ба дуги может быть либо продольным, либо поперечным. Все
промежуточные случаи могут быть сведены к этим двум.
Продольное поле. В этом случае направления магнитного и
электрического полей совладают. Поэтому на дрейфовое движе-
ние заряженных частиц магнитное поле влиять не будет. Однако
114
Электроны и ионы обладают еще тепловой скоростью хаотическо-
го движения и скоростью амбиполярной диффузии.
Магнитное поле напряженностью Н искривляет путь частицы
и заставляет двигаться ее по ларморовскому радиусу г с так на-
зываемой циклотронной или ларморовской угловой частотой [34]
qH
ъ = —. (4.13)
тс
Для электрона (о= 1,7-107 сек"1 при Н=\ э. Он вращается по
часовой стрелке, создавая с вектором II магнитного поля право-
винтовую систему. Положительный ион вращается в обратном
направлении с частотой согласно уравнению (4.4).
Рис. 4.9. Действие продольного магнитного поля
на дугу (t/j; устройство направляющего соленой та
(0
При движении по окружности частицы имеют путь I между
двумя соударениями в среднем такой же, как и при отсутствии
магнитного поля. Но свободный пробег л измеряется по прямой,
т. с. по хорде, стягивающей дугу окружности радиусом г. Зна-
чит, пробег 1 уменьшается, что равносильно увеличению давле-
ния газа Др [36]. Значение Др/р пропорционально квадрату
напряженности поля Я2, но для обычных сварочных режимов
невелико.
В обычных сварочных дугах при р=1 атм наибольшее влия-
ние продольное магнитное поле оказывает на диффузионную
составляющую скорости ионов и электронов. Скорость диффузии
их направлена по радиусу от центра дуги к периферии, где тем-
пература и концентрация наибольшие (рис. 4.9). В связи с
1см, что скорости диффузии в квазинейтральном столбе дуги
равны ve~viy а масса импульсы, передаваемые ней-
тральным частицам от ионов, будут в тысячи раз больше, чем от
электронов. Поэтому' плазма столба дуги придет во вращателъ-
пле движение, соответствующее движению в магнитном поле
ионов. Столб дуги будет вращаться против часовой стрелки, -если
смотреть по направлению поля. Угловая скорость вращения мак-
115
центре столоа дуги в связи
симальпа в тех участках столба, где скорости диффузии наи-
большие. Действие электрического поля, которым мы пренебре-
гаем в рассуждениях, вводит осевую составляющую. Поэтому
заряженные частицы двигаются по спиральным линиям.
Продольное поле Фпрод получают с помощью соленоида
(рис. 4.9, б) и используют для придания дуге большей жесткос-
ти и устойчивости. ФПрод несколько повышает температуру в
Н2
с магнитным давлением лэм =>
которое согласно формуле М.12)
уравновешено давлением рт.
Поперечное поле. В этом случае
целесообразно рассматривать дугу
как гибкий проводник с током. По-
перечное магнитное поле, наклады-
ваясь на собственное поле дуги в
контуре, может вызвать ее отклоне-
ние в ту или другую сторону (рис.
4.10). В топ части сварочного конту-
ра, где силовые линии Ф<;Об и Фпои
совпадают» создается избыточное
магнитное давление и дуга откло-
Рис. ‘110. Поперечное няе1ся в сторону более слабого
магнитное ноле и чу га ПОЛЯ.
Воздействуя поперечным магнит-
ным полем па дугу и ванну расплавленного металла, при авто-
матической сварке под флюсом можно, например, изменить
формирование шва (рис. 4.11). На металл ванны действуют
объемные силы F, пропорциональные согласно уравнению (4.3)
векторному произведению плотности тока / и напряженности
магнитного ноля Н

Под действием этих сип металл стремится подтечь под дугу
(рис. 4.11, б), чему также способствует отклонение дуги, и про-
плавление уменьшается. Переключив поле, можно увеличить
провар шва (подробнее см. [28]).
Если использовать управление поперечным переменным маг-
нитным полем, то дуга постоянного тока будет колебаться в обе
стороны от положения равновесия с частотой поля. Этот техно-
логический прием получил название «метелка» и используется»
например, для заварки трубных досок.
Вращающаяся дуга. Эффект перемещения дуги в попереч-
ном магнитном поле используется для се вращения по конусной
пли по цилиндрической поверхности.
Вращающаяся (конусная) дута применима для сварки коль-
цевых швов малого диаметра (рис. 4.12). По оси груб распола-
116
гается нсплавящийся электрод. С помощью соленоида создается
магнитное поле вдоль оси электрода. При горении дуги «элек-
трод— кромка» столб ее оказывается направленным поперек
поля II, что и вызывает вращение, дуги [28]. Скорость вращения
Рис. 4.11. Дуга под флюсом. Зона сварки:
а — без магнит вогг) ноля; б — с поперечным полем //
п пропорциональна напряженности поля и току дуги, Практичес-
ки п составляет обычно несколько тысяч об/лшн. Сварка изде-
лия происходит за несколько секунд, что соответствует 100—1000
оборотам дуги. Использование вращающейся дуги весьма упро-
щает аппаратуру.
Рис. 4.12. Схема свар-
ки вратиатошсйся (ко-
нусной) дугой
Н
Рис. 4.13. Стыковая сварка
труб вращающейся (бегу-
щей) дугой
Применяются также пе стержневой, а фигурный неплавя-
щийся электрод, соответствующий по форме линии кромок де-
тали. Сдвиг электрода относительно кромок изделия должен
обеспечить взаимодействие столба дуги с поперечным магнитным
полем. Фигурным медным электродом удается сваривать детали
произвольной формы, что весьма перспективно при массовом
производстве таких изделий, как конденсаторы, герметизирован-
ные изделия автоматики и т. д.
117
Бегущая дуга. Способ сварки кольцевых швов труб заклю-
чается в том, что на концы труб надеваются две катушки, вклю-
ченные встречно (рис. 4.13). Благодаря этому в зазоре между
трубами создается радиальное магнитное поле Н. Если между
торцами труб зажечь дугу, то на нее будет действовать танген-
циальная сила. Движение бегущей дуги вначале ограничивается
той скоростью, с которой может перемещаться по поверхности
холодной трубы катодное пятно. По мере разогрева торцов ско-
рость движения исв возрастает, достигая весьма больших значе-
ний. Процесс сварки завершается осадкой.
Воздействие магпитогидродинамическнх явлений на ванну
расплавленного металла можно использовать не только для ре-
гулирования глубины провара (см. рис. 4.11), но и для поддер-
жания ванны в зазоре стыка. Для этого необходимо создать в
металле вертикальные объемные силы, что вполне осуществимо.
Поперечное поле позволит также управлять формированием шва
в разных пространственных положениях.
При многодуговой сварке в одну ванну и трехфазной сварке,
даже при отсутствии внешнего поля, магнитогидродинамические
эффекты могут существенно расширить технологические возмож-
ности процесса. Магнитное воздействие на ванну эффективно
также при электрошлаковой и других методах сварки.
§ 4.2. Перенос металла в дуге
Виды переноса металла. В зависимости от условий
сварки — силы, плотности и формы кривой тока, вида защиты,
полярности дуги, динамических свойств источника тока и т. д.—
можно назвать пять основных видов переноса электродного ме-
талла в дуге с плавящимся электродом (табл. 4.1, [18]).
Характер переноса металла оказывает значительное влияние
па устойчивость процесса, разбрызгивание металла, формирова-
ние шва и интенсивность металлургических процессов в дуге и
ванне. В большинстве случаев, особенно при автоматизирован-
ных процессах сварки, желателен струйный перенос, обеспечи-
вающий лучшее формирование и качество шва.
Перенос наблюдают обычно с помощью скоростной киносъем-
ки или съемки в рентгеновых лучах, синхронно с осциллографи-
ровапием.
Поскольку перепое металла зависит от многих технологичес-
ких факторов, мы опишем кратко его основные особенности (под-
робнее см. [18, гл. 1, 5]).
Силы в дуге. Главными силами, действующими на расплав-
ленный металл в дуге, являются: силы тяжести; силы поверхност-
ного натяжения; электродинамические силы в жидком проводни-
ке; реактивные силы; электростатические силы; плазменные по-
токи и др.
118
Таблиц а 4.1
Основные виды переноса металла при дуговой сварке
Вид пгреноса * Типовые гргмеры
С короткими капельный замыканиями крупно- Ручная сварка при /^10 а/мм2
С короткими ПСЛЫ1ЫЙ замыканиями мелкока- Полуавтоматическая сварка в СО2
Без корот ких пельный замыканий мелкока- Сварка пот флюсом 21ри J>10 а/им2
Струйный Сварка в инертных »азах тонкой про- волокой при />10 а-мм?
Парами металла При всех видах сварки плавящимся электродом — как дополнение к другим видам переноса
* Возможны и другие особенности переноса, связанные с отталкиванием капли
вверх, смещением в сторону и г. д.
Силы тяжести способствуют переносу металла в ниж-
нем положении и препятствуют в потолочном. Они оказывают
наибольшее влияние при сварке на малых токах, когда электро-
динамические силы еще сравнительно невелики.
Силы поверхностного натяжения придают кап-
лям жидкости (при отсутствии тяготения) сферическую форму,
удерживают капли «па потолке», всасывают капли металла в
жидкую сварочную ванну.
Силы поверхностного натяжения создают внутри капли жид-
кости радиуса /? избыточное дазление
2а
Дрпи = — н/м-, или
(4.14)
где а— коэффициент поверхностного натяжения, который равен
отношению силы AF, действующей на границу поверхностной
пленки жидкости, к длине этой границы А/ (см. табл. 4.2):
(4.15)
* 1 н/ж2=10 дин!см2\ I «Ди—103 дин)см.
119
Т а б ли ц а 4.2
Значения коэффициента поверхностного натяжения а для различных
металлов
Материал Mg 7л\ Al Си Ге Ti Мо W Счаль 18-8 с содержанием N 2, Сварочный шлак
С. 02 0,23
и.. Н М . , . ~ 1 0,65 0,77 о,so 1,15 1,22 1,51 2,25 2,68 1,10 2,50 0,3-0,1
Чем меньше <х, тем мельче капли жидкости и вероятнее переход
к малокапельному и струйному переносу металла.
Соприкосновение жидкого металла с газами и шлаками мо-
жет изменить его поверхностное натяжение. Например, кислород
снижает поверхностное натяжение стали, поэтому при сварке в
инертных газах добавляют до 5 % кислорода. Поверхностное
натяжение снижается также при повышении температуры капель
металла. По данным II. К. Походни и А. М. Суптеля, при
сварке на обратной полярности анодное пятно стабильно на тор-
це жидкой капли и с увеличением тока его плотность остается
постоянной, а размер пятна растет. Поэтому перегрев капли и
се кипение наступают при меныних токах, чем па прямой поляр-
ности, когда катодное пятно беспорядочно перемещается. При
увеличении плотности тока, например, при />20 а/мм2 может
наблюдаться так называемый электроканиллярный эффект, со-
провождающийся понижением а и способствующий струйному пе-
реносу металла.
Электрод и п а м и ч е с к и с с и л ы п и н ч - э ф ф е к т а
сильно влияют на перенос металла, особенно при больших, токах,
когда ими могут вызываться также и плазменные потоки о г
мест сужения столба (см. гл. Ш, § 3.3 и гл. IV, §4.1). Поэтому,
например, в слаботочных дугах, где эти силы малы, преоблада-
ет крупнокапельный перенос, а в сильноточных — струйный. По-
явлению струйного переноса способствует также перегрев ка-
пель, который достаточно велик при сварке, особенно на обрат-
ной полярности.
Струйный перенос особенно характерен для газоэлектричес-
кой сварки. Он сопровождается образование^м конуса жидкого
металла на копие электрода. При этом средний размер капель
монотонно уменьшается с увеличением тока примерно по гипер-
болической кривой. При некоторого значении тока, называемом
критическим (ЛФ), которое при сварке на обратной полярности
ниже, чем на прямой, капельный перенос металла переходит
практически в струйный (рис. 4.14). Охват дугой конца электро-
да (рис. 4.14, б, в) способствует-струйному переносу с анода.
120
С увеличением диаметра электрода da ток /1(р растет пример-
но линейно, а плотность тока j al мм2 падает (рис. 4.15, по дан-
ным А. В. Петрова).
Рис. 4.14. Схемы перехода крупнопанельного
переноса металла в струйный (В. II. Дятлов):
d3j de— Диаметры электрода и столба дуги
При сварке в СО? на прямой полярности переход от крупно-
капельного к мелкокапельному переносу металла может сопро-
вождаться резким скачком, как это показано В. 14. Дятловым
(рис. 4.16). Струйный перенос затруднен тем, что столб дуги нс
охватывает каплю dr<c4> (рис. 4.14, а) па стержне-катоде.
С переходом от капельного к струйному переносу обычно в
несколько раз увеличивается количество металла, переносимого
парами.
Рис. 1.15. Зависимость /кр и j от диа-
метра электрода (обратная поляр-
ность, сталь 18-8, сварка в аргоне)
Рис. 4.16. Зависимость диаметра ка-
пель or тока / при сварке в СОэ
проволокой Св-08 диаметром 1 леи
на прямой полярности
121
Реактивные силы и кинетическая энергия
частиц плаз м ы. Реактивное давление паров обычно про-
тиводействует начальному отрыву капли. Если реактивные силы
имеют взрывной характер, то они могут сильно затруднить пе-
реход к струйному переносу.
При сварке на обратной полярности .реактивное движение
паров также меньше, чем на прямой (так как 6/а<£ь), и струй-
ный перенос металла возникает при меньших силах тока.
В. И. Дятловым определена, например, сила реактивного дав-
ления паров, действующих на каплю металла при сварке в среде
СО2 проволокой Св-08. Оказалось, что так же, как и сила дав-
ления паров на ванну, она пропорциональна квадрату сварочного
тока
F = kl2 н. (4.16)
где коэффициент k^(\—5) • 1СГ7 н/а2— для прямой полярности
и обычно /г<3* 10_8 н/а2— для обратной полярности (подробнее
см. [28]).
Электростатические силы возникают вследствие
большого градиента потенциала (напряженности поля) в пере-
ходных областях дуги, особенно у катода, где Е может достигать
105—107 в/см. Поскольку в столбе дуги £гт<с£к (в тысячи раз),
то создается разность давлений и течение газа от катода (или
анода) в столб дуги становится подобным «электрическому вет-
ру» с заряженного острия. Разность давлений может быть оцене-
на по формуле, аналогичной формуле (4.11) для магнитного
давления [36]:
Др = ркат Рет == “ (£нат £ci )Л£ЛС рт. СТ. (4.17)
ОЛ
Давление Др достигает нескольких миллиметров ртутного-,стол-
ба. Например, электрическое поле высокой напряженности может
деформировать металл ванны, вытягивая его в виде конуса от
катода к аноду при обратной полярности (см. [36]).
При сварке в среде многоатомных газов (азот, углекислый
газ) практически получить струйный перенос металла очень
трудно. Это можно объяснить стягиванием пятна на поверхности
капли (рис. 4.14, а) и увеличением степени сжатия сварочной
дуги за счет охлаждения ее при образовании стержня диссоциа-
ции (см. рис. 3.20), который в этих газах появляется при срав-
нительно низких температурах.
Плазменные потоки также могут сильно влиять на
перенос металла в дуге. В некоторых случаях, например в
Me-дугах, мощный катодный поток от электрода к изделию вызы-
вает отраженный анодный поток, который, как отмечалось выше,
может концентрически охватывать катодную струю. Такой анод-
ный поток затрудняет перенос металла, вызывая сдвиг капли
122
металла в сторону или даже подъем се над уровнем торца элек-
трода. Эго особенно заметно, если катодный поток дуги пе охва-
тывает конец электрода (см. рис. 4.14, а), а стягивается в пятне
на его конце, как, например, при сварке в СО2.
Импульсное управление переносом металла в дуге. Для по-
лучения мелкокапельного или струй-
ного переноса металла обычно требу-
ются большие гоки (/>/кр), особенно
при сварке на прямой полярности.
Электродинамические силы пропорцио-
нальны квадрату тока (см. формулу
4.8), поэтому, подавая периодически
кратковременные импульсы увеличен-
ного тока (рис. 4.17), можно обес-
печить мелкокапельный перенос метал-
ла порциями той же частоты. При этом
в несколько раз уменьшается нижний
допустимый предел сварочного тока /.
Принудительный направленный пере-
нос металла упрощает технику наложе-
ния швов, что особенно применимо для
полуавтоматической сварки в верти-
кальном и потолочном положениях,
переносом металла позволяет влиять
Рис. 4.17. Осциллограм-
мы тока и напряжения
дуги при импульсном
улравлелит’ переносом
электродного металла
Импульсное управление
также и на металлургию
процесса, регулируя выгорание отдельных элементов.
§ 4.3. Дуга переменного тока
Особенности дуги переменного тока. По сравнению
с дугой постоянного тока опа имеет следующие главные особен-
ности.
Каждый полупсриод, т. е. 0,01 сек при f=50 гц, электрический
ток в дуге меняет свое направление, а напряжение — полярность.
Катод и анод меняются местами и каждый полупериод дуга воз-
буждается вновь. Кривые тока и напряжение дуги нссииусои-
дальны (см. ниже рис. 4.26, где верхняя кривая для напряжений
сети или напряжений холостого хода и дуги (7Д).
Повторное возбуждение дуги облегчается за счет остаточной
термоэлектронной эмиссии электродов или остаточной ионизации
дугового промежутка. Если ионизация недостаточна, то в каж-
дом полупериоде имеется пик зажигания Дуга повторно
возбуждается, если соблюдается соотношение Uinsinip^Lz3.
Фазу ф, при которой возбуждается дуга, можно найти из со-
отношения
123
Поскольку амплитуда t7m напряжения источников питания
ограничена соображения.ми безопасности, то уменьшить ф мож-
но только за счет снижения пика зажигания U3.
Дуга переменного тока может гореть пе весь полупериод, а
только часть его. Время перерыва в горении дуги обычно тем
больше, чем меньше время существования остаточной термо-
Рис. 4.18. Асимметрия токов и напряжений в дуге
W — Л1 (вентильный эффект):
а — схематизированная осциллограмма; б — расположение
электродов при смене полярности
эмиссии с электродов, чем быстрее происходит распад плазмы
столба, чем длиннее дуга и хуже динамические свойства источ-
ника питания.
Вентильный эффект. В связи с разными условиями существо-
вания дуги на электродах (различие в работах выхода <pj и <г2,
разные температуры Гпл и 7кип, разные формы электродов и
разный теплоотвод от них) возможна асимметрия токов и на-
пряжений в разные полупериоды горения дуги — так называе-
мый вентильный эффект (рис. 4.18, а и б).
Например, при аргоно-дуговой сварке алюминия вольфрамо-
вым электродом относительная асимметрия токов At = z\y—Лд
может достигать 50% от значения и более. В этом случае
стационарная термоэлектронная эмиссия с W-катода и его оста-
124
1очная эмиссия значительно больше, чем с «холодного» Л1-като-
щ по трем основным причинам:
I) т ,п - (4000° К) » Т £ ~ (950° К);
2) катодное падение U значительно больше, чем \
3) теплоотвод в массивное алюминиевое изделие больше, чем
в W-стсржеиь.
Вентильный эффект обычно ухудшает стабильность процесса,
формирование шва, чистоту поверхности, прочностные свойства
соединения. Кроме того, постоянная составляющая вредно ска-
зывается на работе сварочных трансформаторов и уменьшает
катодное распыление на алюминиевом изделии. Для уменьшения
постоянной составляющей включают конденсаторы, аккумулято-
ры или другие устройства, компенсирующие вентильный эффект.
В -настоящее время имеются попытки использования вентильного
эффекта для управления проплавлением металла при дуговой
снарке.
§ 4.4. Сварочные дуги с плавящимся электродом
Виды сварочных дуг. Распределение энергии в сва-
рочных дугах, их энергетическая структура определяются ря-
дом факторов, главнейшими из которых являются следующие
Два:
1) состав плазмы, размеры и условия стабилизации столба
Дуги;
2) материал, размеры и форма электродов (особенно катода).
КрОхме того, большое влияние оказывает режим сварки: плот-
ность тока, его величина, полярность, наличие импульсов (их
амплитуда и частота), динамические характеристики источника
питания и т. п.
Все эти факторы взаимосвязаны, т. е. являются зависимы-
ми параметрами. Однако, как указывалось выше, условно по
типу катода сварочные дуги можно разделить на два основных
вида:
в парах металлов — металлические (Ме-дуги);
в газах — это главным образом 'вольфрамовые (W-дуги). Ос-
новные технологические применения Мс-дуг— сварка и резка
плавящимся электродом, а W-дуг — сварка неплавящимся элек-
тродом, плазменная сварка, резка и напыление.
Me-дуги используют при сварке голыми, покрытыми и поро-
шковыми электродами и проволоками; при сварке под флюсом
и в защитных средах (СО2, Н?О, Аг), а также при сварке в
вакууме.
Защитные среды для металлических дуг в большинстве слу-
чаев являются активными, так как необходимо иметь широкие
возможности регулирования металлургических процессов при
сварке (см. разделы II и III).
W-дуги реализуются обычно в среде защитных инертных га-
зов, таких как аргон, гелий и т. п.
Существуют, безусловно, отклонения от указанного пазяеле-
пия, например, W-дуга в вакууме или в инертном газе с испаря-
ющимся анодом или катодом (см. рис. 4.40, Не), однако, они
являются сравнительно редкими. Используются также графито-
вые (угольные) и медные охлаждаемые неплавящисся электро-
ды, но сравнительно редко. Все процессы сварки Me-дугой, пред-
ставляющие большой интерес в металлургическом отношены \
Рис. 4.20. Зависимость U-A—
—а+Ыд и схема определе-
ния UK а
Рис. 4.19. Схема возможных переход-
ных зон в катодной области свароч-
ной дуги:
/ — / — граница металлического катода;
1 — металл электрода; 2 — переходное со-
противление металл — шлак; 3 — пленка
жидкого шлака; 4 — область положитель-
ного пространственного заряда; 5 — область
отрицательного свечения (переходная зо-
на); 6 —столб дуги (плазма); II—II — гра-
ница столба
рассмотрены подрооно в разделах II—III и здесь описываются
кратко.
Ручная дуговая сварка. Ручная сварка Me-дугой ведется
обычно электродами диаметром 2—6 м/t, на токах 100—300 п,
при плотностях тока по сечению электрода 700—2000 а/си2
(<20 а/мм2), на постоянном и переменных токах, в любых про-
странственных положениях. Широко применяются электроды с
качественными обмазками (покрытиями), поэтому поверхность
катода предлагается рассматривать (А. Г. Мазель). как слож-
ную систему из расплавленного металла и шлаковых пленок
(рис. 4.19). Перенос металла в дуге крупнопанельный, обычно с
короткими замыканиями. К. п. д. дуги составляет около 75%
(см. рис. 4.27).
Анализ энергетической структуры таких дуг показывает
(табл. 4.3, данные А. Г. Мазеля), что мощность в столбе дуги
составляет примерно от 7 до 30% общей мощности дуги.
Остальная мощность выделяется в приэлектродиых областях.
Калинина £/к+а определялась из опытов экстраполированием
прямой уравнения Айртон [формул)- см. (3.20)] [/д=а+Ид
(рис. 4.20).
Важным фактором при ручной сварке является устойчивость
дуги.
Табл и ц а 4.3
Энергетическая структура некоторых Ме-дуг
Покрытие и . в л L к 4- а £‘ Ч ср, Е, Bi м.ч ‘^ст, в 1'с' о- » /« 6>йзр,
AtpiMOp .... 17,0 12,0 1 ,09 5.0 5.0 29.4 15,7
Без покрытия . Н ывнкивый 21,2 16.3 1,45 3,6 5.3 24. К 8,4
шпаг 34,2 31,4 2,36 1.0 2,4 7.0 5,3
На устойчивость дуги оказывают влияние внутренние
условия -в самой дуге (состав и свойства плазмы) и внешние
условия — статические и динамические свойства источника пита-
ния и свойства электрической цепи, определяющие в большой
мерс переходные процессы в дуге.
Не рассматривая переходные процессы, остановимся на влия-
нии ионизирующих элементов -в сформировавшейся дуге. Наи-
оолсе известна оценка устойчивости дуги по ее разрывной длине
[ 56]. Чем больше разрывная длина дуги, тем выше се устойчи-
вость (см. /ра3р в табл. 4.3).
Многие авторы указывают, что введение в дугу элементов с
низким потенциалом tit повышает ее устойчивость. Такие эле-
менты облегчают возбуждение дуги, горение ее на переменном
токе, а также уменьшаю! блуждание и разбрызгивание на по-
стоянном гоке.
Снизалось, что пары легкоиопизирусмых элементов попадают
в сюлб дуги и повышают степень ионизации х в нем.
Действительно, па первый взгляд, расчет по формуле Сага
для элементов с малым щ должен дать высокие значения х.
Однако это получается только при Т= const (.рис. 4.21). Если
провести тот же расчет, но с учетом изменения температуры
столба дуги ио формуле К. К. Хренова Тст=800 щ или с по-
правкой О. П. Семеновой Гст=600(пг--Н,5), то результат об-
ратный: либо х убывает (рис. 4.22, а) с уменьшением потенциа-
ла ионизации газов, либо остается примерно постоянной
(рис. 4.22, б). Более того, 'введение плавикового шпага умень-
шает градиент напряжения в столбе дуги до 1,0 в! мм (см.
табл. 4.3), что говорит об улучшении электропроводности стол-
ба дуги по сравнению со столбом, имеющим ионизатор (мрамор
И др.").
127
Объяснение действия элементов ионизаторов, по мнению
Л. Г. Мазеля, можно связать с воздействием их на работу вы-
хода катода, поскольку значение ф тесно связано с потенциалом
Рис. 4.21. Расчет степени ионизации л* в дуге
при (5000° К ио формуле Сага:
I VIИ — группы элементов в системе Менделеева
Рис. 4.22. Изменение степени ионизации х с учетом изменения температуры
в дуге:
G — при/ст’USOO Uj ; б — при 7’сг *=600 (0^.+1,5); /—17// группы элементов (расчеты
Л. Г. Мазеля)
ионизации (см. рис. 3.4). Пары веществ ионизаторов попадают
в зону катода, понижают его работу выхода, что снижает катод-
ное падение, повышает электропроводность катодной области и
устойчивость дуги в целом. Анодное падение мало изменяется и
составляет в Ale-дугах, как уже отмечалось, 2,5±0,5 в.
128
Рис. 4.23. Зависимость градиента на-
пряжения Е в/мм в столбе дуги
от суммы катодного и анодного паде-
ний напряжения UK±& (по данным
табл. 4.3)
значительно повысить токи /Св
Уменьшение повышает градиент напряжепияавляющем
(рис. 4.23). Это, например, облегчает сварку на автоматах^вязаио
гуляторами напряжения дуги. -чч-
Введенис элементов ионизаторов уменьшает мощность, выде-
ляемую в приэлектродных областях, и увеличивает долю энер-
гии, затрачиваемой в столбе дуги. Производительность расплав-
ления при этом обычно сни-
жается.
Сварка под флюсом и
электрошлаковая сварка.
Дуга под флюсом (см.
рис. 4.11) отличается от сво-
бодной (открытой) свароч-
ной дуги в первую очередь
тем, что газовый разряд
происходит в изолирован-
ном расплавленным шла-
ком пространстве. Нали-
чие газового пузыря обус-
ловливает повышенное дав-
ление в нем, например, около
300 мм вод, ст. при токе по-
рядка 500 а.
Флюсовая защита по
сравнению со сваркой от-
крытой дугой позволяет
(до 1000 а и более), мощность дуги и плотность тока на электро-
дах /св — до 200 а)мм2 (2* 104 а! см2) и выше*.
Наличие высокой плотности тока, избыточного давления, не-
которого шунтирования дуги флюсом и присутствие во флюсе
ионизирующих компонентов обеспечивает высокую устойчивость
процесса сварки. Практически отсутствует разбрызгивание ме-
талла, шов хорошо формируется.
Высокая плотность тока обусловливает возрастающую
вольтамперпую характеристику дуги, что позволяет применять
источники питания с жесткой или пологой внешней характерис-
тикой (рис. 4.24). Широко применяется постоянная скорость по-
дачи электрода в дугу, обеспечивающая саморегулирование
процесса.
Перенос металла в дуге под флюсом по сравнению с ручной
цуговой сваркой (рис. 4.25, с) обычно мелкокапельный без ко-
ротких замыканий и пиков тока i и напряжения U (рис. 4.25, б).
Размер капель тем мельче, чем больше ток. Существенную роль
* Следует иметь в виду, что технологи-сварщики определяют обычно сред-
нюю плотность тока, в то время как физиков интересует наибольшая плот-
ность тока в ячейках катодного пягна, которая достигает 106—107 а! см? (см.
гл. III, [19].
5—689
129
имеет перенос электродного металла паром. Капли обычно по-
ристые (удельный вес порядка 2—5 alow? вместо 7,8 г! см* для
стали). Количество мелких капель достигает 60—70% их общего
Рис. 4.24. Внешние характеристики:
а—источника питания U ист; б— дуги под флюсом
Рис. 4.25. Осциллограммы тока и напряжения
в дуге (схематически):
а — при ручной сварке с короткими замыканиями;
б —1 при сварке под флюсом без коротких замыканий
количества. Температура дуги 5000—7000° К. При сварке на пе-
ременном токе она колеблется в зависимости от изменения угла
синусоиды (рис. 4.26).
130
Высокая устойчивость процесса позволяет -в подавляющем
большинстве случаев применять переменный ток, что связано
с большей простотой и экономичностью оборудования. Различ-
ный теплоотвод с электрода и изделия обусловливает некоторую
симметрию тока в дуге под флюсом. Однако вентильный эффект
сравнительно мал и, как правило, специальных устройств для
его устранения не требуется.
Рис. 4.26. Температура дуги под флюсом
(И. В. Кирдо)
Процесс сварки под флюсом отличается высоким к. п. д.
(рис. 4.27), л£гко автоматизируется и поэтому широко применя-
ется в промышленности.
Электрошлак свая сварка (ЭШС) является разви-
тием процесса дуговой сварки под флюсом. Однако при ЭШС ду-
ги, как таковой, нет. Она имеется лишь при первоначальном воз-
буждении процесса. Джоулево тепло выделяется в шлаковой и
металлической ваннах за счет прохождения тока:
q — /2/? вт\
где R — сопротивление шлаковой и металлической ванн.
Флюсы для ЭШС отличаются низкими стабилизирующими
свойствами и высокой электропроводностью в расплавленном
состоянии. Например, флюс АНФ-1 имеет до 9.2% CaF2 (плави-
кового шпата). При развитии начального дугового разряда шлак
шунтирует дугу полностью и дуговой процесс переходит в шла-
б* 131
ковый, бездуговой. Температура плавления шлака обычно выше,
чем температура плавления металла, ЭШС обычно ведется на
переменном токе п^и низком (40—50 в). Баланс энергии
показан на рис. 4.28.
Рассеивание в округа-
срЩ~20Ъ Пт:ри И0 110гре1
Н- электрода 20 °/0
Полноя тепловая
мощность доги
~wn
Эффективная тепло-
ход мощность -
= 60%
' “ ।
$ Росссивание 8
ж^.№,л-
го металла ~ 25%
Поглощение ---------П г
злытродо~30%^^ у *
< Поглощение основ- Эффективная тепловая
\ него металла мощность дуги ~ 75/о
Перенос с каплями
расплавленного
металла -28%
Плавление
флюса ~ 18 7о
~W7O
Разбрызгивание -Г/о
Поглощение
основного металла
Эффективная тепловая
мощность дуги~89°/0
Рис. 4.27. Примерная диаграмма баланса энергии:
а — угольная дуга: /=ИООО а, [7—40 в (И. Д. Кулагин);
б —открытая Мс-дуга: /—200 а, [7—26 в (И. II. Рыка-
лин); в — Me-дуга под флюсом: 7—1000 a, U—36 в, о—
—24 м/ч (И. В. Кир до)
Металлические дуги в защитных газах и вакууме. Me -дуга
в защитных газах используется в основном для сварки
малоуглеродистой стали. Применяют газы: СО2, смесь СО2+Аг,
Аг + 5%02. пары Н2О, а для сварки алюминиевых сплавов
и нержавеющих сталей Аг, He4-/Vr (подробнее см. раз-
дел III).
132
Применяется главным образом постоянный ток обратной по-
лярности и источники питания с жесткой или пологопадающей
цистной характеристикой. Наибольшее применение в виду своей
Вкономичпости получил процесс полуавтоматической сварки тон-
кой проволокой в среде углекислого газа. Оснащение этих уста-
новок импульсными приставками для управляемого переноса
(см. § 4.2) существенно расширяет область их применения.
Мс-дуга в вакууме горит обычно в парах металла элек-
грода главным образом при обратной полярности. Давление сре-
ды— от 10-2 мм рт. ст. и ниже.
Безусловно дуга в вакууме отличается
по своим свойствам от дуги при атмосфер-
ном давлении. Плазму столба дуги уже
нельзя рассматривать как термически
равновесную, так как электронная темпе-
Рис. 4.29. Распределение потенциала
в вакуумной дуге;
область анодного падения потенциала
cl
«10-'3 с.ч; область катодного падения потен-
циала d
А 10
Рис. 4.28. Примерный тепловой
баланс, электрошлаковой сварки
стали толщиной около 100 мм:
а — плавление проволоки / и основного
металла 2: 23 I 60= 83%: и — потери на
излучение 3, в том числе на кромки 4:
1,5+1,5=3%: в — перегрев Ме-ванны 5 и
нагрев ползунов шлаком 6: 9+5»» 14%;
.—из суммы Х( 1+6) = 100% расхо-
дуется на нагрев ползунов Ме-ванноЙ
7 : 5x2 10% и на теплоотвод в изделие
5 — 50%
(см. пример 3). Термическая ионизация в столбе дуги снижается,
и се роль компенсируется нсупругими столкновениями. По дан-
иым В. М. Ямпольского, в вакуумной дуге увеличивается катод-
ное падение (рис. 4.29) до 18—20 в и уменьшается протяжен-
ность катодной зоны с 10~3 до 10~6 см. Напряженность в столбе
дуги по сравнению с атмосферными дугами падает с 2—4 до
0,2—0,4 в!мм, т. е. примерно в 10 раз. (В воздухе Е=
«Н ,5 4-2,0 в!мм\ в среде СО2 — 34-4 в!мм\ в среде- Н2О —
133
6^8 e/лш.) Столб вакуумных дуг обычно длиннее, что позво-
ляет применять более узкую разделку кромок стыка. Анодное
падение меняется мало.
Полученный В. М. Ямпольским баланс энергии в дуге
(рис. 4.30) показывает, что часть энергии на анод приносится
непосредственно электронами с катода. За счет интенсивного
Но котоде
151 кол)сек
На аноде за счет
электроход из плаз-
мы столба дуги
460 кал [сек
На аноде за счет
потока электро -
нод с катода
132 кол [сек
В столбе дуги
163 кал/сек
Выделение энергии
На
нагреб Вылета
электрода прохо-
дящим током
53 кал [сек
70,4%,
15Л
П,?в/в
Суммарные потери
столба дрги и при-
катодной области
163 кал [сек
Плабление и сум-
марные потери
электрода
745 кал[сек
43,Ч
Потребление энергии
im
Нагреб и продление
металла катода
152 кал [сек

Общее Выделение энергии
1060кал [сек — 100°1о
Общее потребление энергии
100°/ — 1060 кал/сек
Рис. 4.30. Баланс энергии вакуумной дуги «сталь—сталь»:
—20 ж/ч; I—170 д; £7=26 е; d — 2,0 л.«; Ц*=20 лл; £=0,2 в/мм-,
Ср^40 г/а ’ ч
выделения тепла на электроде-аноде коэффициент наплавки
растет до 35—40 г1а*ч. Это почти в 2 раза больше, чем при свар-
ке под флюсом. Стоимость сварки в вакууме оказывается в ряде
случаев ниже, чем сварки в контролируемой атмосфере, а каче-
ство шва достаточно высокое. Применение вакуумной дуги воз--
можно будет весьма целесообразным в космосе.
134
§ 4.5. Сварочные дуги с неплавящимся электродом
В качестве неплавящихся электродов для свароч-
ных процессов применяют главным образом вольфрамовые, зна-
чительно реже — угольные (графитовые) и охлаждаемые медные
1 пектроды. Наибольшее распространение получила сварка воль-
фрамовым (W) электродом: в среде аргона, гелия и в их смеси.
Сварка W-электродом .[4, 15, 23]. Вольфрам, нагреваясь в
дуге до температур, близких к температурам кипения, становит-
ся весьма восприимчивым к действию активных газов. Поэтому
н целях экономии электродов и для обеспечения стабильности
процесса обычно в этих случаях используют инертные газы.
Аргоно-дуговую сварку W-электродом широко
применяют для ответственных конструкций из нержавеющих ста-
лей, алюминиевых и других сплавов. Сварка обычно ведется на
прямой полярности (исключая сварку алюминия) * от источника
с крутопадающей характеристикой.
Как уже отмечалось в § 3.2, W-дуги могут быть с катодным
пятном и без катодного пятна или так называемые нормальные
дуги (см. рис. 3.12). Несмотря на отличие в механизме катодно-
го процесса (значительная доля электростатической эмиссии в
дугах с катодным пятном) статические характеристики и тепло-
вые балансы обеих дуг весьма сходны (см. рис. 3.13). Нормаль-
ная дуга всегда может быть получена на полукруглом катоде
из чистого вольфрама.
При нагреве электрода дуга с катодным пятном может сама
перейти в нормальную термоэмиссионную дугу.
Получению пятна на катоде способствуют введение добавки
тория или лантана к вольфраму (обычно до 1—2%), лучший
теплоотвод (меньший вылет) электрода и более острая за точка
его рабочего конца. Поверхность торироваппого или лантанирэ-
ванного вольфрама, имеющего по сравнению с чистым W пони-
женную температуру, практически не оплавляется в широком
(100—400 а) диапазоне токов. Ее коническая вершина сохраня-
ется и обеспечивает сжатие дуги у катода.
Дуга с пятном имеет несколько повышенное, примерно на
10%, напряжение (катодное и общее) и большую на 10—20%
температуру столба дуги (рис. 4.31). Температура катода в дуге
с пятном ниже температуры поверхности электрода нормальной
W-дуги, где катодное пятно занимает всю сферическую поверх-
ность электродного стержня.
Как видно из рис. 3.13, для токов более 100 а (при d9=3 мм)
вольтамперные характеристики W-дуги становятся возрастаю-
щими. Причем для обоих '.видов дуг наблюдается гистерезис в
значениях напряжения на дуге: при увеличении тока напряже-
ние выше, при уменьшении — ниже (рис. 4.32). Гистерезис явля-
ется результатом относительно медленного изменения формы
135
оплавленного конца от действия тока. Зависимость ид от тока 7
для нормальной дуги может быть выражена эмпирической фор-
мулой
С/д=9,5+0,8/ (см. [15]).
Для дуги с катодным пятном напряжение будет выше
11,6 + 0,97.
22*10гсК
400 а
Рис. 4.31. Изотермы W-дуги в аргоне:
а — для нормальной дуги; б — для дуги с катодным пятном (Ольсен)
Представляет интерес зависимость напряжения W-дуги от
длины дуги, В отличие от большинства дуг с плавящимся элек-
тродом, где зависимость V — I является линейной, здесь при
/д<5 мм наблюдаются значительные отклонения от линейности
(рис. 4.33). Причиной нелинейности кривой U — I. видимо, явля-
ется зависимость анодного падения от длины дуги. Как показали
зондовые измерения Финкельбурга и других [23], с увеличением
длины /д анодное падение растет, а катодное остается примерно
постоянным 77д = const. Найденные расчетом (7СТ и Г++а как
результат вычитания из общего £7Д показаны на рис. 4.34 [15].
При /д< 14-0,5 мм вместо уменьшения ид может наблюдаться
его увеличение, что скорее всего связано с отклонением столба
дуги от оси анод — катод и его удлинением (рис. 4.35).
Таким образом, экстраполяция U—1 кривых до нулевых
длин и определение по этим данным градиента напряжения для
коротких W-дуг являются непригодными. Такая экстраполяция-
136
возможна только для сравнительно длинных дуг, где U — I кри-
ная становится примерно линейной (/я>4—5 мм).
Следует отметить, что напряженность Е в плазме по длине
ймпжёение
—U-н
MTh-W
Рис- 4-32. Вольтамперные характеристики нормальной W-дуги в аргоне (с)
и W-дуги с катодным пятном (б) (анод Си)
Рис. 4.33. U — /-характеристики
W-дуги при разных токах:
н д. — нормальная дуга; д. к. п. — ду-
га с катодным пятном
Рис. 4.34. Сравнение общего (за-
меренного) падения напряжения
на дуге с расчетным падением на-
пряжения в столбе W-дуги без ка-
тодного пятна
Анод — охлаждаемая медь
столба W-дуги не остается постоянной, а изменяется от макси-
мума вблизи катодной области (1,54-2,0 в/мм) до минимума в
плазме у границы зоны охлаждаемого анода (0,2ч-0,4 в/мм)
137
(рис. 4.36), Такое уменьшение градиента потенциала можно
связать с расширением столба дуги к аноду.
W - д у г а в гелии. По теплофизическим свойствам гелий су-
щественно отличается от аргона. Он имеет высокий потенциал
ионизации (24,5 вместо 15,7 эв) и в 10—15 раз большую тепло-
проводность при температурах плазмы (см. рис. 4—46). Кроме
того, он легче аргона примерно в 10 раз» Достаточная для дуга
Рис. 4.36. Распределение напряжен-
ности Е поля по длине дуги
(/д—5 мм)
ионизация аргона при
~1017 ионов1см3 наступает при-
мерно при 16 000° К (рис. 4.37), в
то время как для гелия — при
25 000° К (рис. 4.38). Все эти осо-
бенности существенно влияют на
свойства W-дуги в гелии. Напри-
мер, добавление к аргону гелия
превращает постепенно конус-
ную дугу в сферическую (рис.
4.39, а). Пипч-эффект в гелиевой
плазме практически не имеет мес-
та до весьма больших плотностей
тока, так как значительная теп-
лопроводность гелия даст низкий
температурный градиент по ра-
диусу столба и весьма высокое
внутреннее давление р=пкТ (см.
рис. 4.2),
138
Рис. 4.37. Состав плазмы аргона при разных Рис. 4.38. Состав гелиевой плазмы
температурах
Высокий средний градиент напряжения в плазме гелия, дости-
гающий £^2 в)мм, против £ = 0,8—1,2 в/мм в аргоне, обуслов-
ливает высокое напряжение на дуге (рис. 4.39, б).
Вольтамперные характеристики W-дуги в гелии и других
инертных газах (неоне, криптоне, ксеноне), описанные К. Джек-
Рис. 4.39. Изменение формы плазмы W-дуги (а) и напряженности
(б) в зависимости от состава смеси аргон-гелий (ток 100 а)
соном [15], представлены на рис. 4.40. Скачок характеристики для
гелия при 150 а связан, видимо, в данном случае с переходом от
дуги в парах анода (титанового) к дуге в ионизированном
гелии.
Баланс энергии W-дуги. W-дуги являются уникаль-
ными среди электрических разрядов благодаря тому, что они
могут гореть при напряжениях, меньших, чем потенциал иониза-
ции проводящего газа. Низкое напряжение ни в косм случае пе
обусловлено наличием в столбе металлических паров от электро-
дов. Эта дуга при £д^9—11 в может гореть, например, в пото-
ке аргона, имеющем потенциал ионизации 15,7 в и минимальный
140
Рис. 4.40. Вольтамперные характеристики
W-дуги в среде Не, Ne, Аг, Кг, Хе (анод ти-
тановый)
Рис. 4.41. Мощность, рассеиваемая на Си аноде W-дуги для катодов
диаметром 1 мм (а); ~1,5 мм (б) и ~2,3 мм (в) при разных дли-
нах дуги
потенциал возбуждения 11,5 в. В столбе дуги спектроскопически
пе обнаруживается каких-либо металлических паров. Как уже
отмечалось (ГЛ. II, § 2.3), в этом случае благодаря высокой
температуре происходит интенсивная термоиопизация. *
Выше на рис. 3.13 было видно, что при малых мощностях
значительная доля энергии духи (до 40%) может выделяться
на катоде и лишь 20—30% —ни аноде. Это связано с тем, что
катод вначале холодный и на эмиссию требуется большая затра-
та мощности источника. С увеличением гока доля катодного теп-
ла уменьшается обычно до 25% и даже до 8—12%, а анодного
достигает 80—85% общей мощности дуги. Структура тепла, вы-
деляемого на аноде, для W-дуги в аргоне с медным охлаждаемым
анодом при d0—1,0; 1,5 и 2,3 мм и токах до 200 а представлена
по калориметрическим измерениям Морриса на рис. 4.41 [23].
Расход W-электрода при сварке может значительно увели-
читься при слишком большом токе или подключении его на об-
ратную полярность, а также при недостаточной защите его
инертным газом или -возбуждении дуги касание^м. Допускаемые
плотности тока для W-элсктродов выше на постоянном токе
прямой полярности (20—30 а/мм2), примерно в 2 раза ниже —
на переменном токе и еще ниже (в 3—8 раз) —при сварке на
обратной полярности.
Для электродов в гелии допустимая плотность тока меньше,
так как температура гелиевой плазмы выше, чем плазмы аргона
и теплопередача на катод больше. С увеличением диаметра
W-электродов допустимая плотность тока уменьшается пример-
но в обратной пропорции.
Следует отметить, что характер разрушения неплавяшегося электрода
в катодном и анодном режимах его работы различен. В режиме анода разру-
шение происходит в основном вследствие плавления, в катодный период —
в основном за счет катодного распыления. В работах Д. М. Рабкина
и О. Н. Ивановой (ИЭС им. Е. О. Патона) показано, что W-электрод с акти-
вирующими присадками тория, лантана и особенно иттрия меньше подвергает-
ся распылению. Уменьшение распыления связано с меньшей долей ионного тока
на активированный катод по сравнению с катодом из чистого W (благодаря
лучшей эмиссии), а также за счет уменьшения энергии, передаваемой ионами
катоду благодаря уменьшению работы выхода в случае активированного
катода.
§ 4.6. Плазменнодуговые процессы
Виды и особенности плазменных дуг. Плазменно-
дуговым принято называть сжатый дуговой разряд с интенсив-
ным плазмообразованисм. В зависимости от вида положительно-
го электрода — анода плазменная дуга может быть прямого и
косвенного действия. В первом случае анодом служит изделие
(рис. 4.42, а) и столб плазмы совпадает со столбом дуги, кото-
рую в этих случаях часто называют «проникающей дугой», а
также дугой прямого действия. Если анодом служит сопло, ко-
М2
трое конструктивно может совпадать с каналом плазменной
головки, то получаемый источник теплоты является независимым
(or изделия) со струей плазмы, выделенной из столба дуги в
виде факела (рис. 4.42, б). Такая дуга иногда называется дугой
косвенного действия или просто плазменной струей.
Плазменная дуга благодаря обжатию ее в канале сопла га-
зовым потоком на длине I в отличие от обычной дуги характе-
рно. 4.42. Принципиальные схемы дуговых плазменных
горелок прямого (а) и косвенного (6) действия:
1 — вольфрамовый или медный электрод—ка год; 2 — канал
сопла; 3 — охлаждение; 4— сжатая дуговая плазма; 5 — столб
дуги (струи); £ —источник тока; U — изделие
ризуется высокими температурами столба (рис. 4.43) (до 15—
25 тыс.°К и более) и высокими скоростями потока плазмы.
Это значительно расширяет ее технологические возможности при
резке, сварке и напылении материалов.
Для получения дуговой плазменной струи используются спе-
циальные плазменные головки или так называемые плазмотроны,
в которых обычно имеется неплавящийся вольфрамовый или
медный катод, изолированный ог канала и сопла головки, а ано-
дом может являться сопло или изделие.
В начале процесса для образования достаточного количест-
ва заряженных частиц дежурная слаботочная дуга возбуждается
непосредственно между катодом и медным охлаждаемым соп-
лом, например, с помощью осциллятора.
Плазменная струя образуется в канале головки и стабилизи-
руется стенками канала и холодным газом с температурой по-
рядка 1000° К, отделяющим столб дуги от этих стенок. Сравни-
тельно малый диаметр и достаточная длина канала обеспечивают
требуемую для стабилизации плазменного столба скорость га-
зового потока. В наличии стабилизующего канала и заключает-
Ш
ся основное отличие плазмотрона от обычной горелки для свар-
ки в защитных газах.
В качестве плазмообразующих материалов обычно применя-
ются газы: аргон, азот, гелий, водород, воздух и их смеси/При-
меняется также вода (в плазмотронах с водяной стабилизацией),
что обеспечивает температуру плазмы до 50000° К (дуга Гер дие-
на). Начинает применяться аммиак и другие газы.
/г Аг ь
W'r-l
Рис. 4.43. Распределение температур в обычной (/)
и плазменной (//) дугах
Газовые среды. Газовая среда в головке для плазменной об-
работки материалов должны выполнять следующие функции:
защищать от окисления и охлаждать вольфрамовый электрод
и сопло;
обеспечивать получение стабилизированной плазменной струи
с необходимой температурой и скоростью;
обеспечивать наилучшую теплопередачу к изделию;
обеспечивать транспортировку материала при напылении.
Иногда газы разделяют на плазмообразующие и защитные
или транспортирующие. При раздельной подаче плазмообразу-
ющий газ подается *в зону катода, а защитные или транспорти-
рующие газы — в зону столба или факела плазмы.
Газ может поступать в головку как вдоль оси катода, так и
по касательной (вихревая стабилизация).
Для защиты катода и сопла от разрушения и перегрева наи-
лучшим газом является аргон, так как он химически инертен и
имеет малую теплопроводность (см. рис. 4.46). Однако аргон
мало эффективен для преобразования электрической энергии в
тепловую. Во-первых, напряженность поля дугового столба в
аргоне меньше, чем в водороде, азоте, гелии (рис. 4.44):
^8 ejcM. в! см, £п2» 100 в/см (при /=10 я). Следова-
тельно, при одинаковом токе в аргоновой дуге выделяется из
144
I см ее длины меньше энергии IE, чем в других. Во-вторых,
нггальпия или объемное теплосодержание аргоновой плазмы
(при температуре этой плазмы) также значительно меньше
(рис. 4.45), чем плазмы, азота или водорода (для N2—16;
Аг-—3, Н2—12 квт!мг при 7=10000° К). Одпако температура
плазмы существенно зависит от
свойств плазмообразующего газа:
Для Аг и Нс Гплазмы = 15 000-
25000° К, что в 3—4 раза выше,
Чем ДЛЯ N2 И Н2 (Тттлазмы-5000 —
7000° К). Подходящим газом для
стабилизации дуги может яв-
ляться азот (или воздух, содер-
жащий до 78% азота), так как он
имеет теплосодержание (энталь-
пию) при 7=10000° К в пять раз
больше, чем аргон и значительно
дешевле его.
Однако в воздухе и азоте
вольфрамовый электрод разру-
шается интенсивнее, в то время
как в среде аргона и гелия
вольфрам достаточно стоек.
Г елий и водород при Т
10 000° К обладают большой теп-
лопроводностью (рис. 4.46), всего
в два раза меньшей, чем у меди.
Рис. 4.44. Напряженность поля в
столбе дуги при разных атмосфе-
рах в зависимости от тока прн
1 атм (Сютс [31])
Рис. 4.45. Зависимость энтальпии различных
газов от температуры при диссоциации и иони-
зации
145
Они являются паилучшими преобразователями энергии дуги^в
тепло. Однако в случае применения их в чистом виде происходит
быстрый нагрев и разрушение сопла. Поэтому указанные газы
Рис. 4.46. Теплопроводность водорода, гелия, аргона и азота
в зависимости от температуры
применяют в смеси с аргоном. Например, добавки к аргону- водо-
рода в пропорции по объему 2 : 1 позволяют повысить тепловую
мощность струи почти в два раза
Рис. 4.47. Вольтамперные характерней!*
ки плазменной дуги в разных газах
по сравнению со смесью
аргон —азот в той же про-
порции [7]. Напряжение
плазменной водородной
дуги — 100—120 в, что в
2—3 раза выше, чем дуги
в аргоне (рис. 4.47).
Имеется отличие в про-
цессе образования плаз-
мы двух- и одноатомного
газов. Ионизация двух-
атомного газа происходит
после диссоциации его
молекул, например, водо-
род диссоциирует на 90%
при 4700° К, а азот — при
9000° К (см. рис. 4.45).
Причем их теплосодержа-
146
ннс при указанных температурах примерно соответствует тепло-
содержанию аргона при 14000е К, а гелия — при 20 000° К. Та-
ким образом, крутой подъем кривой AH=f(T) в области диссо-
циации позволяет плазме содержать большие количества тепла
при сравнительно низких температурах.
Следует отмстить, что приводимое часто в литературе сравнение удельно-
ю массового тсплосодержания плазмы разного состава не позволяет делать
количественных выводов. Сравнение нужно проводить по мольному или объ-
емному теплосодержанию, так как расход плазмообразующих газов измеряет-
ся. как правило, в единицах объема. Следует также учитывать изменение
молекулярного веса при диссоциации двухатомных газов и ионизации
(рис. 4.48).
Рис. 4.48. Изменение кажущегося (среднего) мо-
лекулярного веса водорода при увеличении тем-
пературы
При охлаждении, когда газ проходит вновь через область
температур диссоциации, большое количество тепла может вы-
деляться на изделии и повышать эффективность процесса тепло-
передачи. Следовательно, теплопередача газа зависит и от его
температуры и от теплосодержания, причем с увеличением тем-
пературы достигается некоторое состояние «насыщения», при ко-
тором скорость возрастания теплопередачи значительно умень-
шается. Это объясняется тем, что с ростом температуры в эи-
(альпии газа наряду с энергией поступательного движения все
большее значение приобретает энергия колебательного и вра-
щательного движения частиц (рис. 4.49), которая легко теряется
па излучение *.
Конвективная теплопередача, имеющая наибольшее значение
при плазменной обработке материалов, определяется в основном
* См. сб. статен «Ионные и плазменные дуговые ракетные двигатели».
М., Госатомиздат, 1961.
147
энергией поступательного движения частиц газа, поэтому высо-
котемпературные формы энтальпии здесь менее эффективны. Из
диаграммы видно, что водородная плазма как преобразователь
энергии дуги в тепло является наилучшей.
Применение плазменной дуги. Плазменная дуга применяется
для резки, сварки и напыления.
Плазменная резка,
резки при плазменной резке
В отличие от кислородной газовой
происходит нс выгорание металла
в кислороде, а его выплавление и
«выдувание» струей плазмы. Ка-
чество газовой и плазменной рез-
ки примерно одинаково и при вы-
боре метода определяющим яв-
ляется фактор экономичности.
В настоящее время считается ра-
циональной плазменная резка ме-
талла толщиной до 40 мм [6, 7].
Рис. 4.50. Схема плазмепно-
лучевого процесса резки
Рис. 4.49. Структура теп-
лосодержания различных
газов при 1 атм.
Виды энтальпии: 1 — тепло-
вая; 2 — диссоциации; 3 —
ионизации 1-го уровня; 4 —
ионизации 2-го уровня; 5 —
испарения; 6 — электронного
газа. Для воздуха нижняя
стрелка соответствует почти
попной диссоциации азота и
кислорода, верхняя стрел-
ка — почти полной иониза-
ции кислорода и началу
ионизации азота
Проникающей плазменной дугой можно резать без каких-ли-
бо дополнительных флюсов практически любые материалы, в том
числе чугун и нержавеющую сталь, вольфрам и молибден, медь
и алюминий. Плазменной струей — факелом можно резать не-
металлы.
Прецизионная плазменнолучевая резка и
сварка. Большой интерес представляет применение так на-
148
мявасмой микроплазмы, например для прецизионной резки и
сварки высокотемпературной тонкой струей — лучом плазмы.
При резке плазма вытекает из сопла со сверхзвуковой скоростью
(3—4 маха). Это достигается малым объемом и высоким давле-
нном в камере (до 50 япи), а также .расширяющейся формой
сопла (рис. 4.50).
Микроплазма отличается весьма высокой концентрацией энер-
гии и малым пятном нагрева, чго соответствует лучевым источ-
никам энергии (см. гл. I, § 1.5).
Глава V
ФИЗИКА ЛУЧЕВЫХ ИСТОЧНИКОВ ЭНЕРГИИ
СВАРОЧНЫХ ПРОЦЕССОВ
§5.1. Электроннолучевые источники
Первое практическое применение электроннолуче-
вой сварки (ЭЛС) в лабораторных условиях было осуществлено
в 1950 г. К* Штейгсрвальдом (ФРГ). Толчком к развитию ЭЛС
в последующие годы явилась необходимость высококачествен-
ного соединения топливных элементов ядерпых реакторов, изго-
товляемых из тугоплавких и химически высокоактивных мате-
риалов.
Наряду с ЭЛС широкое применение получила электроннолу-
чевая размерная обработка материалов, электроннолучевая
плавка и зонная очистка тугоплавких металлов и сплавов (под-
робнее см. [25]).
Физические основы электроннолучевой
обработки материалов
Передача энергии электронов твердому телу. Элек-
троннолучевая обработка материалов основывается на явлении
превращения в тепловую энергию кинетической энергии электро-
нов при их торможении в поверхностных слоях твердого тела.
Скорость электронов без учета релятивистской поправки со-
ставляет
ve ж 6 • 104У U см/сек. (5.1)
Мощность, передаваемая пучком электронов телу
W = Пи/t/, (5.2)
где /, U — ток пучка, лш, и ускоряющее напряжение, кв\
т|и — эффективный к. п. д. процесса.
Пучок электронов, эмиттированных катодом сварочной пуш-
ки (рис. 5.1), ускоряется в вакуумной камере с давлением
К)--1—5 мм рт. ст. Разность потенциалов между катодом и
анодом составляет обычно десятки и сотни киловольт.
При торможении в веществе (плотностью р) электроны могут
проникать в него па некоторую глубину, называемую пробегом
электрона. Величина пробега X электронов с энергией 10—500 кэв
150
может быть вычислена по формуле, предложенной Б. Шенлан-
дом
f/2
Л== 2,Ы0-12- см. (5.3)
_____ Р
6
2
Рис. 5.2. Изменение потерь энер-
гии первичного электрона вдоль
его пробега в металле
Рис. 5.1. Схема электроннолучевой
сварочной установки:
7 — вакуумная камера; 2— электронная
пушка; 3 — манипулятор; 4 — изделие; 5 —
привод; 6 — трансформатор накала; ,7 —
высоковольтное питание; 8 — фокусирую-
щий колпачок; 9 — потенциометр электро-
статической фокусировки
Результаты расчета см. в табл. 5.1.
Проникающий в вещество электрон теряет свою энергию не
сразу, а испытывает многократное рассеяние при соударениях с
решеткой. Потеря энергии dw на единицу длины пробега макси-
мальна на некотором расстоянии от поверхности металла, со-
ставляющем 0,8—0,9 величины пробега % (рис. 5.2) (см. [27], но
данным С. Ю. Лукьянова).
Таблица 5.1
Пробег в металле электронов разных энергий
Металл р. г/езг® Напряжение 7/, кв
10 i 50 100
Алюминий 2,70 0,76 19,4 77,5
Вольфрам 19,30 0,1 2,7 :о,9
Сталь 7,70 0,27 6,8 27,1
151
Таким образом, в отличие от дуговых и плазменных свароч-
ных источников энергии, производящих нагрев поверхности,
электронный нагрев осуществляется в самом веществе. Этим
объясняется, например, возможность сварки алюминия и его
сплавов электронным лучом. Присутствие поверхностных туго-
плавких пленок окислов, толщина которых достигает 30 А, за-
Рис. 5.3. Схема затрат энергии при
электроннолучевой сварке:
ФК — фокусирующие катушки
Рис. 5.4. Зависимость некоторых со-
ставляющих баланса энергии от тем-
пературы Т° К в зоне обработки
электронным лучом для стальной пла-
стины толщиной 1 мм, на площадке
0,01 мм2
труднясг обычно сварку этих металлов. При импульсной ЭЛС
тепло выделяется под поверхностным слоем окислов, вследствие
чего внутренние участки металла быстро расплавляются и пере-
греваются до испарения. Процесс действует подобно взрыву:
окисные пленки металла разрушаются и не препятствуют сплав-
лению кромок.
Тепловой баланс ЭЛС. Энергия или мощность электронного
луча, выходящего из электромагнитной системы, Жям соглас-
но типовому балансу (см. рис. 1.6) расходуется следующим об-
разом (рис. 5.3)
= IFCB
= W + wa,
(5.4)
152
где Ifoc— потери энергии, связанные с оптической системой.
If ос складывается из потерь на аноде U7i и потерь за счет ион-
ной составляющей W,
№ос = Wi + If 2.
117и— энергия, подведенная к изделию, причем
U/и — IfЛцр №ун — 1]и‘ И7св>
U7np — энергия, затраченная на проплавление материала
М7Пр = TQnpW^CB,
т|пр — к. п. д. процесса проплавления;
lFyH — потери энергии, связанные с изделием (потери уноса).
Рис. 5.5. Баланс энергии при электроннолучевой
сварке молибдена
Потери уноса существенно зависят от температуры (рис. 5.4)
и учитывают энергию 1Г3 на испарение материала, причем
= №' + rf + W7',
где 1F3 и — скрытая теплота испарения и плавления;
ТГ з —теплота нагрева до Т° К; .
1^4 и IF5—на -вторичную и термоэлектронную эмиссию
электронов;
и Wq— на электромагнитное излучение и теплопровод'
ность в материале изделия.
Следовательно,
Ц7ун = Ц73 + Г4 + 1^54- IF6+ Wq.
Примерная оценка затрат энергии для ЭЛС молибдена при
/ = 60 ма и vCB=60 м/ч показывает (рис. 5.5), что к. п. д. процес*
са проплавления т)Пр свыше 60%. Эффективный к. п. д. ЭЛС т)и
составляет 75—90%. При температуре поверхности изделия около
2000° К большая часть мощности U7yH отводится в изделие: Wq —
— 1 кал!сек. Если же в зоне нагрева 7>3000—4000° К, то потери
IF3 на испарение растут столь интенсивно (см. рис. 5.4), что
сварка становится практически невозможной. Это определяет
153
границы возможных применений электронного луча разной ин-
тенсивности (рис. 5.6).
ЭЛС характеризуется весьма малыми размерами пятна на-
грева (до 10-s мм2) по сравнению с такими источниками, как
дуга и пламя (р^1 лш2) (см. табл. 1.9 и рис. 5.6).
При выборе режимов ЭЛС разнородных материалов полезной
является оценка удельной мощности луча, необходимой только
на расплавление сварочной ванны с учетом теплопроводности
Диаметр лучи, мм
Рис. 5.6. Границы применений электронного луча
различной плотности энергии и мощности
материала, но без учета потерь уноса. Необходимые весьма
приближенные расчеты могут быть сделаны для случая создания
сварочной ванны на листе толщиной, равной г/Пл— диаметру
зоны плавления (см. табл. 5.2, где для dnn=2 мм и принято ус-
ловно do=10dn.4).
Тогда удельная мощность луча
Г 3,47 ХГпл
--------— вт/см\
, , Йпл
dwi log -у-
(5.5)^
где % — теплопроводность материала, в?! см* град',
УТ пл в основном определяет величину ванны расплавленного
металла, которая может быть получена при одном и том же
режиме, но с разными материалами.
Давление электронного луча на ванну металла. Полное дав-
ление робщ на ванну при ЭЛС складывается из давления, вызы-
ваемого: электронной бомбардировкой pi, «давлением отдачи»
154
Таблица 5.2
Удельная мощность луча, необходимая для нагрева материалов разной
теплопроводности %, и сила давления
Металл Т °C 1 ПЛ’ х Тпя. вт;С-Ч IV7, Ет;см’й F, н
Вольфрам 3377 5000 865 1-I0-2
Алюминий 659 2790 488 —
Нержавеющие стали . . 1425 500 91 7-10~2
Титан 1672 315 55 •
Примечание. Сила давления определена при U= 10 кв, Z— 150 ма.
испаряемого материала р2 и вторичных и тепловых электронов р3,
тепловым и рентгеновским излучением р^
Робщ = Pi + р2 + Рз + р* (5.6)
Рис. 5.7. Зависимость давления электронного луча
на ванну металла от тока
Обычно давление отдачи Р2»Р1+Рз + Р4, причем /7общ при ЭЛС
значительно сильнее (в 5—10 раз), чем при аргоно-дуговой свар-
ке в сходных условиях.
Давление электронного луча на ванну металла при ЭЛС за-
висит от размеров сварочной ванны, поэтому для вольфрама
оно в 10 раз меньше, чем для стали 18-8 и находится в отноше-
нии, примерно обратном величине УТ^ (см. табл. 5.2).
С увеличением тока давление увеличивается. Для алюминия
более низкое давление объясняется его высокой теплопроводнос-
тью, а для тантала, видимо, его малой летучестью (рис. 5.7).
Проплавление материала. Формы проплавления и шва при
ЭЛС резко отличаются от формы шва при дуговой сварке. Если
155
при дуговой однопроходной сварке отношение глубины шва h к
его ширине d близко к единице, то для ЭЛС hjd достигает 10—
15 и более.
Форма шва зависит от фокусировки луча, величины УТ и
толщины металла. При малой и средней толщине металла име-
ется так называемый рюмочный провар, при толщине более
10—20 мм может быть получен кинжальный провар. Провар в
основном зависит от давления электронного луча.
Зависимость отношения hid отХГпл является почти линей-
ной. Для металлов с малым УТпл таких как сталь 18-8, титан,
железо, кинжальный провар легко осуществим, в то время как
для меди, вольфрама, молибдена, имеющихХГПЛ в пять — десять
раз большие, это трудно достижимо.
Конструкция и применение установок для ЭЛС
Существующие установки для ЭЛС по назначению
можно разбить на две группы: универсальные и специализиро-
ванные. Применяют также низковольтные ( — до 20 кв) и высо-
ковольтные электроннолучевые пушки.
Вакуумную камеру обычно изготавливают из малоуглеродис-
той или нержавеющей стали с толщиной стенок, которая должна
обеспечивать защиту от рентгеновского излучения, появляюще-
гося при взаимодействии луча с изделием. Объемы камер зави-
сят от величины и количества изделий и достигают 10 л/3 и бо-
лее. Вакуумная система должна обеспечивать в установке ваку-
ум порядка 10-4—10-5 мм рт. ст. и поддерживать его в процессе
сварки.
ЭЛС нашла достаточно широкое применение при соединении
новых конструкционных материалов, особенно тугоплавких и
химически активных (Mo, Cr, W, Ti, Zr), в радиоэлектронике,
для соединения неметаллов (графит, керамика + металл) и т. п.
Для ЭЛС нержавеющих сталей, бронзы, алюминия и других
металлов в процессе плавления не требуется высокий вакуум,
поэтому в зоне сварки можно ограничиться давлением
Таблица 5.3
Режимы электроннолучевой сварки
Металл Толщина металла, мм О, кв /, va vCI1, Ширин.) ш»а, лл
Вольфрам 1,0 20 ГО 50 1.5
Медь > . . 1,0 20 120 (0
Сталь 18-8 1,5 20 60 60 1,5
'Го же 35 20 500 20 7,0
156
10 1~ 10_2 лш рт. ст., а высокий вакуум создать только в области
прожектора электроннолучевой пушки.
Возможен вывод электронного луча в атмосферу инертных
газов или воздуха. Однако в связи с рассеянием электронов и
образованием плазмы, даже при зазоре между пушкой и издели-
ем 15—25 мм требуется [/—180—200 кв, что усложняет защиту
персонала от рентгеновского излучения.
Некоторые режимы ЭЛС приведены в табл. 5.3 [25].
§ 5.2. Фотоннолучевые источники
В 1960—1961 гг. появились первые лабораторные
макеты оптических квантовых генераторов (ОКТ), а в настоя-
щее время квантовые генераторы, или так называемые лазеры ♦,
широко внедряются в локацию, связь и обработку материалов.
Сварка и пробивка отверстий фотонным лучом ОКГ находит при-
менение в приборостроении [27].
Физические основы работы ОКГ
В соответствии с квантовой теорией энергия элемен-
тарных излучателей может изменяться только скачками, кратны-
ми некоторому значению, постоянному для данной частоты излу-
чения. Минимальная порция энергии называется квантом
энергии
w = h-v. (5.7)
В любой микросистеме, включающей в себя молекулы, атомы,
ионы и электроны, их движение и ориентация соответствуют
дискретному ряду энергий — энергетическим состояниям или
уровням. Следовательно, внутренняя энергия системы квантова-
на. Электромагнитные колебания, взаимодействуя с микросисте-
мой, изменяют ее внутреннюю энергию. При этом частицы совер-
шают переход с одного энергетического уровня на другой.
Энергия поля излучения также квантована, так что обмен
энергией между полем и системой может происходить только
дискретно. Если энергия системы (рис. 5.8) в верхнем энерге-
тическом состоянии равна w2, а в нижнем то частота v2-i
электромагнитных колебаний, связанных с переходом системы
между состояниями 2 и 1 вверх (/—2)—поглощение или вниз
(2—1)—излучение, определяется условием Бора (подробнее
см. [21]):
Дау == w2 — Wi = Z1V2-1. (5.8)
* Слово «лазер» происходит от первых букв английских слов: light
amplification by the stimulated emission of radiotion — усиление света по-
средством индуцирования эмиссии излучением.
157
Длина волны излучения
he
Однако не все переходы являются возможными. Разрешенные
переходы между энергетическими уровнями определяются так
называемыми правилами отбора. Если, па пример, система нахо-
дится в верхнем состоянии (рис. 5. 8, б), то имеется вероятность,
что через некоторый промежу-
Рис. 5.8. Схема двухуровневой
энергетической системы
ток времени она перейдет в
нижнее состояние и произой-
дет излучение энергии. Эта ве-
роятность имеет две составля-
ющие: постоянную и перемен-
ную. Постоянная составляю-
щая вероятности перехода не
зависит от внешних факторов.
Она аналогична вероятности
распада радиоактивного вещества и характеризует так называе-
мое спонтанное излучение.
Число возбужденных атомов, возвращающихся в исходное
состояние в данный момент времени пропорционально числу
атомов и, находящихся в возбужденном состоянии в тот же
, dn <
момент времени г, следовательно,._п а решение этого диф-
dt
ферепциального уравнения, как известно дает экспоненту
/ t \
п — по exp I — I,
' т '
где По — начальное количество атомов.
Постоянная времени т есть время жизни атома в возбужден-
ном состоянии. По порядку величины оно равно 10~8 сек, по если
переход в основное состояние по правилу отбора запрещен
(обычно это значит, что переход в возбужденное состояние осу-
ществляется обходным путем), то время жизни будет больше
10~4 сек. Это и есть так называемые метастабилытые атомы.
Переменная составляющая вероятности перехода линейно
зависит от плотности энергии внешнего поля на частоте перехода.
Такое поле повышает вероятность перехода, вызывая так называ-
емое вынужденное или индуцированное (эйнштейновское) излу-
чение. Индуцированное излучение есть результат взаимодействия
фотона с возбужденным атомом, которое приводит к испусканию
атомом второго фотона. Таким образом происходит умножение
фотонов. Основным отличием индуцированного излучения от
спонтанного является высокая степень его когерентности (фазо-
вого совпадения).
Для перевода активных частиц из равновесного в возбужден-
158
Основное состояние 1
Рис. 5.9. Схема энср! етичсских уровней ионов
хрома в рубине
лое состояние служат источники возбуждения, которыми обычно
являются генераторы «накачки». Они могут воздействовать на
активное вещество четырьмя основными способными:
световым полем;
потоком электронов;
потоком радиоактивных частиц;
химическим возбуждением.
Наиболее применимы системы возбуждения световым полем,
состоящие обычно из источника света — газоразрядной лампы
«накачки» спирального
или карандашного ти-
на и рефлектора. Ис-
точииком питания
обычно является кон-
денсатор большой мощ-
ности, заряжаемый от
выпрямителя.
Мех а пи з м воз б у ж-
дения и излучения по-
казан на примере трех-
уровневого лазера, где
используется синтети-
ческий рубин с при-
месью хрома.
При освещении кри-
сталла рубина белым
или зеленым светом ионы хрома возбуждаются и переходят на
высший уровень 2, поглощая энергию зеленой части спектра
(рис. 5.9). Рубин имеет две полосы поглощения в зеленой и синей
частях спектра
Лзел = 5600 А; Леин = 4800 А.
Уровень 2 нестабилен и частицы быстро совершают безызлу-
чательный переход на промежуточный (мстастабильный) уровень
3, где может находиться значительное число частиц. При воздей-
ствии на кристалл слабого излучения соответствующей частоты
или при переходе хотя бы одной из частиц на низший уровень
все частицы с промежуточного уровня совершают лавинообраз-
ный индуцированный переход (/\2 = 6943 А — красный цвет) на
основной уровень 1 синфазно. Это и создает когерентное излуче-
ние, монохроматичное, так как уровень 3 узкий. Спонтанное из-
лучение Л1 — невелико.
Узкопаправлешюсть и резонансное усиление энергии дости-
гается с помощью объемного резонатора, имеющего два строго
параллельных зеркала, например, торцы кристалла, между ко-
торыми тысячекратно отражаются световые лучи. В ОКГ одно
из зеркал делается полупрозрачным, и через него происходит вы-
159
ход излучения, а в усилителе (ОКУ) оба зеркала полупрозрач-
ны: через первое поступает входной сигнал, через второе — вы-
ход излучения (рис. 5.10). Резонатор обеспечивает самовозбуж-
дение и высокую мощность излучения, благодаря удлинению
пути лучей и участию большого числа возбужденных частиц.
Рис. 5.10. Принципиальная
блок-схема действия оптиче-
ского квантового генератора:
/ — источник питания; 2 — источ-
ник возбуждения; 3 — электро-
магнитное поле; 4 — активное
вещество; 5 — полупрозрачное
зеркало, образующее открытый
резонатор
Рис. 5.11. Тепловой баланс лазера:
WHa ач] ,,отеРи в лампе накачки; w Г1С — по-
тери в оптической системе; — потери на
ун
унос материала и отражение лучей; — по-
лезная энергия на проплавление материала
Энергия, излучаемая в современных лазерах, составляет ве-
личины от единиц до сотен джоулей при потребляемой энергии
в сотни и тысячи раз большей (рис. 5.11). Это вызвано главным
образом низким к. и. д. (0,01—2%) лампы накачки и кристалла
рубина. Баланс энергии лазера при сварке ясен из рис. 5.11.
Конструкция и применение ОКГ
Активные среды. По виду активного вещества излу-
чателя лазеры можно разделить на твердые и газовые. Твердые
излучатели бывают кристаллические, полупроводниковые и
аморфные (стеклянные) (32].
Кристаллы обычно изготавливают в виде полированных
стержней с квадратным, шестиугольным или круглым сечением.
Торцевые поверхности покрываются отражающими покрытия-
ми — серебром или диэлектриком. Первым активным веществом
ОКГ был монокристалл рубина. Искусственный рубин представ-
ляет собой окись алюминия, в которой часть атомов алюминия
замещена атомами хрома. Количеством хрома определяется цвет
рубина, так бледно-розовый рубин содержит 0,05% хрома, крас-
ный — 0,5%.
160
Стеклянная активная среда может быть изготовлена любой
формы и иметь большие размеры, чем кристаллы. Используют
бариево-хромовос стекло с примесью неодимия (Л—10 600 А),
еюкло, активированное иттербием (Л= 10 150А) и др.
Недостатком твердых лазеров является быстрый нагрев кри-
сталла, что позволяет использовать их только в импульсном
режиме при интенсивном охлаждении.
Оптические системы ОКГ. Во всех случаях, когда нужно из-
менит сходимость луча после его первоначального формирова-
ния, используют собирающие и рас-
сеивающие линзы, телескопические
системы или зеркальную оптику.
Для изменения направления луча
под различными углами используют
плоские зеркала. Если излучение
ОКГ лежит в инфракрасной области
с длиной волны более 1,3—1,5 то
линзовые системы должны изготав-
ливаться из специальных оптичес-
ких материалов.
ОКГ на полупроводнике. Метод
возбуждения ОКГ с использованием
полупроводников основан па созда-
нии фотонной эмиссии в результате
инжекции электронов через полу-
проводниковый переход. Основное
достоинство этого метода состоит
Рис. 5.12. Полупроводнико-
вый диод, применяемый в
ОКГ|
f — выходное излучение; 2 —
полированная поверхность; 3 —
контактная поверхность
в прямом преобразовании
электрической энергии в свет, что позволяет ожидать высокого
к. п. д. Кроме того, излучением генератора на полупроводнике
легко управлять и оно может быть промодулировано в широком
диапазоне частот путем управления током, протекающим через
полупроводник.
В энергетическом спектре полупроводника уровни электронов
при нормальных условиях лежат в пределах валентной зоны
(см. гл. II). При прохождении тока часть электронов переходит
в свободную зону, что приводит к появлению в валентной зоне
«дырок». Энергия, требуемая для образования пары электрон —
дырка, равна ширине запрещенной зоны. При рекомбинации
электрона с дыркой, т. е. при переходе электрона из свободной
зоны в заполненную, выделяется энергия в виде кванта светово-
го излучения (фотона) или кванта звукового излучения (фонона).
При большом количестве рекомбинаций возможно возникно-
вение индуцированного излучения.
Для получения когерентного излучения необходимо, чтобы
полупроводниковый переход был плоским, а материал полупро-
водника чрезвычайно однородным. Объем диода, охлаждаемого
жидким азотом, пока не превышает 1 мм2 (рис. 5.12).
(>—689
161
Например для арсенида галлия максимум излучения лежит
в области 8400 А, ширина линии составляет около 125 А, плот-
ность тока 104—106 а)см2. К. п. д. ОКГ на полупроводнике дохо-
дит до 80— 90%, но при небольших выходных мощностях.
В качестве активного вещества применяют также газовые
смеси, такие как гелий-неоновая, нсоно-кислородпая, аргоно-
кислородная, а также все инертные газы, азот, бром, окись угле-
рода, углекислый газ, пары цезия и др. Диапазон длин волн из-
лучения газовых ОКГ примерно от 0,5 до сотен микрон. Однако
из-за громоздкости газовые лазеры применения для сварки пока
не нашли.
Применение ОКГ. Воздействие луча ОКГ на материалы со-
стоит в том, что энергия фотонов передается свободным электро-
нам, которые отдают ее решетке, что приводит к повышению
температуры в облучаемой точке. Луч лазера может быть сфоку-
сирован простейшим оптическим устройством на требуемом уча-
стке микросхемы с получением плотности энергии до 100 дж/мч?
за время 10 3—10-6 сек.
В результате резкого повышения местной температуры проис-
ходит испарение материала и выбрасывание его в виде паров, что
приводит в свою очередь к дополнительному разрушению мате-
риала.
Глубина отверстия при пробивке определяется не столько
величиной энергии в одном импульсе, сколько количеством им-
пульсов и частотой их. Например, для отверстия в металле тол-
щиной 3 мм требуется 8 импульсов но 2,2 дж или один импульс
энергией не менее 50 дж. Отношение глубины проплавления к
ширине h/d до 25 : 1.
Для сварки требуется меньшая плотность энергии в пучке и
большие врсхмена импульсов. В существующих промышленных
ОКГ на рубине длительность импульсов составляет 0,5—5 мсек*
число их 3—4 в минуту, а энергия в импульсе от 0,01 до 2,0 дж
при потреблении около 500 дж. Есть и более мощные лазеры.
Работы по их применению для обработки материалов ведутся
весьма интенсивно. Начинают также находить применение свето-
вые источники, использующие сфокусированные лучи широкого
спектра волн.
Р Л 3 Д Е Л
II
ОСНОВЫ ФИЗИЧЕСКОЙ
химии
Г л а в а VI
ЭЛЕМЕНТЫ ХИМИЧЕСКОЙ ТЕРМОДИНАМИКИ
Быстропротекающие процессы образования сварно-
го шва, состоящие из расплавления кромок основного металла,
присадочного металла и кристаллизации образовавшейся сва-
рочной ванны, являются необратимыми процессами.
Они оставляют в системе неисчезающий результат — сварной
шов, а в окружающей среде создается нагрев за счет неизбеж-
ных потерь тепла источником энергии при сварке.
В системе, за которую можно условно принять зону сварки
на изделии, могут возникать новые вещества — продукты хими-
ческих реакций между металлом и средой, так как при своих до-
статочно высоких температурах плавления, промышленные ме-
таллы проявляют очень большую химическую активность.
В любом процессе сварки металлов плавлением, независимо
от принятой технологии, происходит изменение свойств металла
шва в результате своеобразного процесса кристаллизации на
готовой стенке полурасплавлелных зерен основного металла и
изменения химического состава металла шва.
Химические реакции в зоне сварки, изменяющие состав ме-
талла шва, при электро дуговой или газовой сварке, протекают в
условиях высоких и быстромсняющихся температур, а при свар-
ке в вакууме в результате встречи с частицами, имеющими вы-
сокие уровни энергий.
Для получения заданного состава металла сварного шва в
процессе сварки необходимо вести металлургическую обработку
сварочной ванны, образующейся из расплавленного основного и
присадочного или электродного металла и существующей в жид-
ком состоянии очень непродолжительное время, или создавать се
в атмосфере инертных газов (Аг, Не), или в вакууме.
При сварке в инертных газах и в вакууме состав сложных
сплавов может также изменяться за счет процессов различного
испарения компонентов сплава и взаимодействия с примесями,
<** 163
имеющимися в основном и присадочном металле. Однако в этом
случае изменение состава металла шва против расчетного обыч-
но незначительно.
Изучение сложных металлургических процессов при сварке
требует знаний из области физической химии, хотя бы в мини-
мально необходимом объеме, для понимания существа процес-
сов, происходящих в зоне сварки.
Физическая химия рассматривает процессы изменения соста-
ва и свойств материальных систем в зависимости от физических
условий, при которых они совершаются.
Физическая химия в настоящее время представляет собой
обширную область человеческих знаний о строении веществ, их
изменениях и взаимодействии между собой. Для решения этих
сложных вопросов привлекается квантовая механика, химическая
термодинамика и статистика и, естественно, весьма сложный
математический аппарат.
В данном курсе будет рассмотрен лишь небольшой круг во-
просов из области физической химии, необходимый для понима-
ния, а -следовательно, и для регулирования сложных физико-
химических процессов, протекающих в зоне сварки. Более под-
робное изложение ряда вопросов можно найти в рекомендуемых
специальных руководствах, если это будет вызвано интересом к
данным проблемам или необходимостью при решении каких-ли-
бо специфических вопросов.
Ряд вопросов, известных из курсов физики и химии, уже дол-
жны быть усвоены читателями.
§ 6.1. Основные понятия и величины
Все изменения в материальных системах происходят
за -.счет взаимодействия между собой отдельных элементарных
частиц, обладающих вполне конкретными массами, что приводит
к определенным отношениям масс веществ, участвующих в том
или ином химическом или физико-химическом процессе.
Единицей массы, принятой в физико-химических расчетах,
является киломоль (кмоль) —число килограммов вещества, чис-
ленно равное атомному или молекулярному весу вещества, выра-
женному в углеродных единицах.
Ввиду того, что киломоль представляет собой слишком боль-
шую величину массы, в физико-химических расчетах чаще фигу-
рирует в тысячу раз меньшая величина грамм-моль (г-моль) или
просто моль.
Моль вещества содержит число Авогадро отдельных элемен-
тарных частиц, которыми могут быть атомы, молекулы, ионы, п
даже электроны, и таким образом масса моля будет в число Ав.о-
гадро раз больше массы элементарной частицы.
164
Число Авогадро, впервые определенное /К. Перренон в
1910 г.. имеет наиболее вероятное значение:
пли
7V = 6,02-10-6 кмоль-1,
N = 6,02-1023 люль-Ч
В газообразном состоянии при одинаковых температурах и
давлениях моли любых веществ занимают одинаковые объемы
(следствие закона Авогадро). Так, при нормальных физических
условиях (давление 1,013* 105 н/м? или 1 физическая атмосфера»
равная давлению 760 мм рг. ст., и температура 273,16°С или
ОПС). объемы молей:
v = 22,4 м3/кмоль,
или v — 22,4 дм3/моль.
Уравнение состояния газа Клапейрона, рассчитанное по пред-
ложению Д. И. Менделеева на моль газа, будет содержать в
себе R — газовую постоянную, одинаковую для всех газов, неза-
висимо от их атомной или молекулярной массы:
pv — RT.
(6.1)
_ _ 22,4 лi3/кмолъ -1,013 • 105 н/м2
Для киломоля R = —-------------------------— =
273,16
= 8,31 • 103 дж/кмоль-град = 8,31 кдж/кмоль-град.
Для моля
22,4 дм/моль-1,013-105 н/м*
~ ^73,16
= 8,31 дж/моль-град.
Для произвольной хМассы газа уравнение состояния примет
вид:
pV = nRT = ^RT,
м
।де V — объем газа;
п — число молей газообразного вещества; n =
m— масса газа;
М — молекулярная масса.
Для газовых смесей уравнение состояния примет вид:
PoVo = ^n-iRT; T,piV0 = HfiiRT, (6.2)
I те — общее давление газовой смеси, равное сумме пар-
циальных давлений pi: po=Xpi\
Vc — объем газовой смеси.
Парциальные давления будут определяться отношениями чис-
ы молей данного компонента к общему числу молей газовой
165
смеси или молярными долями Nf.
п<

(6.3>
Таким образом, парциальное давление компонента газовой
смеси может быть найдено из уравнения:
щ
Pi = ро~— = РоА'г- (6.4)
L/Zj
Для газовых расчетов, связанных с поведением элементарных
частиц (кинетическая теория газов), удобнее применять систе-
му СГС, в которой газовая постоянная для моля:
22 400 см3/моль • 1,013 • 10е
дин/см2 —
273,16°
— 8,31 • 107 эрг/моль-град,
а постоянная Больцмана:
7?
k — — = 1,38-10*16 эрг/град\
N
в Международной системе единиц (СИ)
k == 1,38 • 10~23 дж/град.
Взаимодействие элементарных частиц часто связано с пере-
ходом электронов и образованием ионов. Связь между массой
вещества и электрическим зарядом устанавливает число Фара-
дея, равное заряду электрона, умноженному на число Лвогадро:
w 4,8 -10-10 СГСЕ заряда • 6,02 • 1023 молъ~*
— 96 500 к/моль.
(6.5)
В этом случае рассматривается моль одновалентного элемен-
та, отдающего или принимающего только один электрон, а в об-
щем случае следует рассматривать число Фарадея как заряд
одного грамм-эквивалента или килограмм-эквивалента:
F — 96 500 к/г - экв\
в (СИ) F — 9,65-107 к/кг* экв.
Единицами энергии в Международной системе единиц явля-
ются джоуль (дж) и его кратные величины (кдж\ Мдж). Однако
в существующей литературе в качестве единиц энергии можно
чаще встретить калории, электронвольты и эрги *.
* 1 эрг=10“7 дж—10“10 кдж\ 1 кал—4,18 дж=4,18- 10~э кдж\ 1 ккал=-
=4.18-103 дж=^4,18 кдж.
166
Задачи
t. Определить объем 440 г углекислого газа при температуре 1000° К
41 швлении 1 атм, принимая округленно 1 аг.м~1-105 н/м2.
2. Определить массу аргона в баллоне емкостью 20 л при Г=27° С=300° К
<1рн давлении в баллоне р=15,0 Мн/м2.
3. Природный газ имеет состав: 94% СН4; 3% С2Н6; 3% Х2.
Определить парциальное давление продуктов сгорания этого газа в возду-
же (при его избытке а=1,2), если продукты сгорания имеют общее давле-
ние I • 10е н!м2.
Диссоциацией продуктов пренебречь. Состав воздуха считать:
21% О2 и 79% Х’2.
4. Определить расход энергии при получении 1 кг А1 электролизом, если
напряжение на зажимах электролизера поддерживалось 5 в.
§ 6.2. Характеристики термодинамических систем
Термодинамика представляет собой науку, изучаю-
щею переходы энергии из одной формы в другую, переходы энер-
гии из одной системы в другую, эперговыделение при различных
процессах, протекающих в системах, а также возможность само-
произвольного течения процессов в данных условиях.
Неразрывная связь между материей и энергией проявляется
в гом, что изменение энергии в любой системе обусловлено соот-
ветствующими изменениями в самой материальной системе или
количественными, или качественными. Изучая изменение энер-
гии, можно одновременно изучать и изменения, происходящие в
рассматриваемой материальной системе.
Этими вопросами и занимается химическая термодинамика.
Химическая термодинамика является самостоятельной частью
эбщей науки об изменениях и переходах энергии; в ее основании
лежат, главным образом, два закона: первый закон гермодинами-
ки, представляющий собой закон -сохранения материи и энергии,
сформулированный М. В. Ломоносовым в 1756 г., и второй закон
термодинамики, позволяющий судить о возможности самопро-
извольного течения процессов в данных физических условиях.
Не довольствуясь общими феноменологическими уравнения-
ми термодинамики, химическая термодинамика дополняет их
квантово-механическим учением о строении вещества, привлека-
ет статистический метод исследования, значительно расширяя
ним возможности термодинамического метода исследования
сложных материальных систем.
Под термодинамической системой понимают ком-
плекс физических тел, находящихся во взаимодействии между
собою, мысленно обособленный от окружающей среды.
Системы могут быть гомогенными и гетерогенными.
Гомогенные термодинамические сметем ы не
разделяются на отдельные части, отличающиеся своими свойст-
вами друг от друга, и поэтому не имеют физических границ раз-
167
дела между ними (газовые смеси, растворы жидкие или твер-
дые).
Гетерогенные термодинамические системы
имеют физические границы раздела между отдельными своими
частями (фазами), отличающимися друг от друга или химиче-
ским составом, или физическими свойствами, обусловленными
строением (жидкость и пар, находящиеся в равновесии и т. д.).
Таким образом, фазой называется часть гетерогенной систе-
мы, ограниченная физической поверхностью раздела, т. е. грани-
цей резкого качественного изменения свойств.
Граничные слои конденсированных фаз (твердых и жидких
веществ) обладают особыми свойствами и при тонком дроблении
вещества, а следовательно, при развитии его поверхности, их свой-
ства будут доминировать над обычными объемными свойствами
вещества и могут переводить его в метастабпльные состояния
(коллоидные системы).
Поэтому для точного определения фазы необходимо указать,
что вещество должно присутствовать в таких количествах, чтобы
свойства поверхности нс определяли его состояния.
Термодинамические системы могут быть или изолированными г
т. е. не имеющими возможности обмениваться веществом и энер-
гией с окружающей средой, или замкнутыми, т. с. такими систе-
мами, в которых возможен обмен энергией с окружающей сре-
дой, но не возможен обмен веществом.
Совокупность всех свойств термодинамической системы опре-
деляет ее состояние.
Любая физическая величина, влияющая па состояние системы
(объем, давление, температура, внутренняя энергия, энтальпия
или энтропия), носит название т е р м о д и н а м и ч е с к о г о п а-
р а метра состояния или просто параметра состо-
яния.
Изменение хотя бы только одного параметра состояния вызы-
вает изменение всей системы, называемое терм один а м и че-
с к и м процессе м.
Последовательное изменение параметров состояния системы,
в конечном итоге приводящее ее вновь в исходное состояние, на-
зывается круговым процессом, или циклом.
Изменение параметров состояния не зависит от процесса, а-
определяется только начальным и конечным состоянием системы.
Термодинамические процессы, в том числе и круговые, нуж-
но разделять на обратимые и необратимые.
Обратимым процессом называется такой процесс, который
будучи проведен в прямом и обратном направлении не оставляет
никаких изменений в окружающей среде.
Обратимый процесс можно рассматривать как сумму беско-
нечно близких равновесий и бесконечно малое изменение внеш-
них условий может изменить направление процесса.
168
Поэтому истинно обратимый процесс может совершаться
только с бесконечно малой скоростью с тем, чтобы соблюдалось
условие равновесия или обратимости. Процесс, совершающийся
с конечной скоростью, особенно при небольших температурах яв-
ляется процессом необратимым.
Обратимый термодинамический процесс можно отождествить
с термодинамическим равновесием, т. е. с таким состоянием си-
стемы, при котором взаимно компенсированные процессы не при-
водят к изменению параметров
системы.
Работа всякого обратимого
процесса является максималь-
но достижимой, если в системе
нот никаких механических по-
терь (трение и т. д.) и проведе-
ние такого процесса в окружа-
ющей среде действительно не
оставляет никаких измене-
ний.
Рассмотрим в качестве при-
мера процесс расширения и
сжатия идеального газа в ци-
линдре с поршнем, который
можно провести обратимо и
необратимо.
Допустим, что никаких по-
Рис. 6.1. Схема обратимого и необра-
тимого процессов расширения и сжа-
- тия
терь на трение в цилиндре нет.
Процесс обратимого расширения газа при условии постоян-
ной температуры (7=const) мы можем представить гиперболой
/—2 в системе координат р, V, так как произведение объема на
давление в этом случае остается постоянным (рис. 6.1)
pc = RT — const.
При расширении газ произведет некоторую работу, величина
которой А определится площадью под кривой:
2
А = pdv.
1
При проведении обратного процесса — процесса сжатия газа
мы затратим точно такое же количество работы, так как процесс
будет проходить по той же самой кривой, но только в обратном
направлении.
Если процесс расширения совершается с большой скоростью,
го давление на кромке уходящего поршня будет меньше давле-
ния на крышке цилиндра, так как диффузия газа не будет успе-
вать полностью выравнивать давление во всем объеме газа, а
169
следовательно, при движении поршня давление на его кромке
упадет на величину Др' и полученная работа будет меньше, так
как соотношение объемов и давлений будет описываться кривой
Г—2', как это показано на рис. 6.1. Полученная при расшире-
нии работа А'<А.
При остановке поршня в положении 2 давление в цилиндре
выравнивается до давления р%.
При сжатии давление газа на кромке поршня, входящего
внутрь цилиндра, будет больше, чем давление па крышке цилинд-
ра, на величину Др" и поэтому работа сжатия А" будет больше
работы обратимого процесса сжатия. Кривая изменения произ-
ведения давлений до объема 2"—Г' пройдет выше кривой 2—К
При остановке поршня давление газа, естественно, выравни-
вается до давления рь
Таким образом, при необратимом процессе расширение —
сжатие газа мы недополучили некоторое количество работы рас-
ширения
Л — А'~ ДЛ'
и затратили большую, чем при обратимом процессе, работу
сжатия
A" — A — ^Af/.
В результате эти потери работы или энергии будут изменять
температуру окружающей среды.
Суммарная величина потерь показана на рис. 6.1 более плот-
но заштрихованной площадью.
В термодинамике различают также однородные и неоднород-
ные системы, подразумевая под этим равномерное или неравно-
мерное распределение свойств (плотности, концентрации,
температуры, давления) по объему фазы.
Неоднородные системы не являются равновесными и в них
всегда возникают самопроизвольные процессы диффузии и теп-
лопередачи, т. е. принципиально необратимые процессы. Такие
системы рассматривает термодинамика необратимых систем,
используя уравнения математической физики [4].
§ 6.3. Первый закон термодинамики
Первый закон термодинамики выражает собой закон
сохранения энергии для замкнутых или для изолированных
систем.
В общем случае замкнутой системы обмен энергией с окружа-
ющей средой возможен и энергия, полученная системой Q, будет
распределяться па увеличение запаса внутренней энергии ЛИ
(энергия состояния) и работу Л, которую система может совер-
шить:
р = ди-ф-Л. (6.6>
170
Этим самым исключается возможность получения какого-ли-
бо еще дополнительного количества работы или построения веч-
ного двигателя — perpetuum mobile 1-го рода невозможен.
Нельзя построить машину, производящую работу без погло-
щения энергии извне.
Внутренняя энергия системы U, приращение которой АС/
считается положительным при Q > Л, т. е. при аккумуляции систе-
мой некоторого количества внешней энергии, представляет собой
весьма сложную термодинамическую функцию.
В понятие внутренней энергии входит весь запас энергии всех
веществ, составляющих данную систему, включая энергию ядер
атомов, энергию электронных слоев или уровней, энергию связей
в молекулах веществ, энергию газообразного, жидкого или твер-
дого состояния в зависимости от температурных условий, т. с. все
кроме кинетической пли потенциальной энергии системы в це-
лом, которые создаются в результате ее перемещения в простран-
стве или ее положения в силовом поле.
Особенностью внутренней энергии системы является неадди-
тивность суммирования внутренних энергий веществ в нее входя-
щих, так как энергии химических реакций, которые могут про-
изойти в системе, также влияют на общий запас внутренней
энергии системы.
Например, внутренняя энергия моля газообразного водоро-
да, входящего в систему, содержащую кроме него азот, будет
иной по сравнению с энергией внесенной этим же молем водоро-
ia в систему, содержащую кроме пего хлор или кислород, ввиду
того, что энергии вновь создающихся химических связей будут
различны в молекулах аммиака, воды или хлористого водорода.
И тем не менее внутренняя энергия данной системы является
однозначной функцией ее состояния, определяемого сочетанием
термодинамических параметров.
Изменения внутренней энергии системы, возникающие при
изменении ее состояния, могут быть точно измерены или опреде-
лены термодинамическим расчетом.
Работа Л, а следовательно, и количество энергии Q получен-
ное из окружающей среды, нс являются однозначными функция-
ми изменения состояния, так как зависят от порядка изменения
параметров состояния или от характеристики процесса (изоба-
рический, изотермический и т. д.).
В математическое выражение первого закона термодинамики
для конечных изменений системы входят величины:
<2 = 4(7 +А •
где Q — энергия, полученная из окружающей среды ( + ) или
отданная системой в окружающую среду (—) *;
* Обычно Q обозначает количество теплоты, сообщенное системе, однако
41 всякий другой вид энергии, полученный системой, подходит под эту фор-
мулировку.
AU-—приращение внутренней энергии ( + ) или ее уменьше-
ние (—);
А — внешняя работа, совершенная системой ( + ) или со-
вершенная над системой (—).
Для бесконечно малых изменений состояния системы можно
записать:
= (6.7)
где 6Q — бесконечно малое изменение энергии, зависящее от
вида процесса или изменения состояния;
dU— полный дифференциал внутренней энергии, однознач-
но зависящей от параметров состояния;
бА — бесконечно малая работа, величина которой также
зависит от вида процесса.
В обоих случаях предполагается, что величины энергии и ра-
боты выражены в одинаковой системе единиц.
Рассмотрим выражение первого закона термодинамики в диф-
ференциальной форме для изменений, происходящих в системе
идеального газа при заданном соотношении изменения парамет-
ров или при заданном виде процесса.
Изохорический процесс (V=const). В этом случае внешняя
работа системы равна нулю:
6Л = pdv = 0 (6.8)
и выражение первого начала термодинамики задается уравне-
нием
dQ = dU. (6.9)
Из уравнения (6.9) следует, что вся энергия, полученная из
окружающей среды, идет на увеличение внутренней энергии си-
стемы или, в случае идеального газа, на его нагрев:
dQ = dU — cvdT,
(6.10)
где cv — молекулярная теплоемкость при постоянном объеме.
Для конечного изменения системы /—2 (рис. 6.1):
2 2 2
JdQ = р(/ = f c^dT
111
или после интегрирования, полагая сГ1 идеального газа постоян-
ной величиной, можно записать
Qi?2 = У2 — U± = сг(Т2. — ТА.
(6.11)
Для данного процесса можно найти изменение давления,
используя уравнение состояния идеального газа:
Р1У — RTt для состояния /;
p2v = RT2 для состояния 2.
172
Рассматривая отношение давлений получаем
Pl _ Л
рГ-Л
(одно из выражений закона Гей-Люссака).
Представим изохорический процесс в координатах р, v прямой
I (рис. 6.2).
Изотермический процесс
(Т — const). При постоянной
температуре в системе иде-
ального газа запас внутренней
энергии пе изменяется, так как
сумма кинетических энергий
молекул, скорость которых оп-
ределяется температурой (г; =
-\ГЗРТ \
— !/ ----} остается постоян-
* ш '
ной. Согласно уравнению
(6.10) получаем
dU — czdT = 0.
Выражение первого закона
Рис. 6.2. Диаграмма процессов
в р — ^-координатах:
1 — изохора; 2 — адиабата; 3 — изотер-
ма; 4 — изобара
термодинамики для изотерми-
ческого процесса можно представить следующим образом:
dQ — dA.
(6-12)
Из уравнения (6.12) следует, что при изотермическом процес-
се вся полученная из окружающей среды энергия переходит в
работу. Можно определить величину работы для изменения
системы 1—2:
2 2 2
}dQ — \dA — pdv.
Заменив величину давления из уравнения состояния газа
RT
и, подставив значение давления под знак интеграла, проинтегри-
руем выражение
г dv Vz
Qi,2 = \RT— = RTln — = AitZ. (6.13)
* У И!
173
Знак у выражения работы определяется соотношением объе-
мов газа; например, для сжатия (o2<oi) логарифм правильной
дроби будет меньше нуля, что и определит отрицательную рабо-
ту сжатия.
Зная закон изменения объемов и давлений при изотермиче-
ском процессе (закон Бойля -—Мариотта)
pv = RT — const при Т — const
можно на рис. 6.2 провести гиперболу 2, площадь под которой
будет численно равна работе.
Адиабатический процесс (dQ = 0). Процессы в изолирован-
ных системах с запрещенным обменом энергией с окружающей
средой — адиабатичны.
В этом случае уравнение первого закона можно записать
О = dU + dA, или — dU = dA. (6.14)
В изолированной системе работа может совершаться за счет
уменьшения внутренней энергии. Из уравнения (6.10) найдем
значение внутренней энергии и подсчитаем работу при изменении
системы 1—2:
2
1
\dA =
1
— ccdT.
После интегрирования, перестановки пределов интегрирования и
замены знака подынтегрального выражения получаем
^1,2 — j — Т2) .
Отсюда следует, что положительная работа расширения газа
яри адиабатическом процессе вызывает охлаждение газа
(^2<Л)-
Уравнение для изменения параметров состояния газа при
адиабатическом процессе найдем следующим образом:
— cvdT — pdv = RT —,
v
RT
так как p — —.
v
Преобразуем уравнение, разделив переменные:
_dT _ R dv
T cv v
R
Определим величин} —, используя уравнение Майера ср =
C-v
4- RI
S74
С у С
Г ** С {)
। ю k — отношение теплоемкостей , — характеризуется сво-
Г-,
им значительным постоянством в широком интервале тсхмператур
и определяется строением молекул газа.
Подставляем значение— в дифференциальное уравнение
ст»
и интегрируем в пределах /- 2:
TL ио
In —= (/г — 1)1п —.
* 2 t’l
Потенцируем полученное уравнение, собираем параметры с оди-
наковыми индексами и получаем уравнение Пуассона:
TiV^ i—T2Vz \ ИЛИ Tvk-i = const. (6.16)
pv
Заменяя температуру из уравнения состояния газа Т —
получим другую форму уравнения Пуассона, которая позволит
установить связь между давлением и объемом:
pvh = const. (6 J 7)
Графически эта зависимость представлена на рис. 6.2 (кри-
вая 5).
Адиабата представляет собой степенную гиперболу и так
как fe>L ее наклон круче, чем у изотермы. Работа адиабатиче-
ского процесса при том же изменении объемов газа меньше, чем
при изотермическом процессе.
Изобарический процесс (р — const) является наиболее общим
для иллюстрации первого закона термодинамики и в то же вре-
мя наиболее употребительным при рассмотрении металлургиче-
ских процессов, обычно протекающих при постоянном давлении.
Для изобарического процесса выражение первого закона тер-
модинамики в дифференциальной форме для системы идеального
газа можно записать следующим уравнением:
dQ = dU -|- dA = dU + pdv.
(6.18)
Работа
2:
изобарического процесса для изменения системы
2 2
\ dA — \ pdv,
<г <.•
1 1
(6.19)
175
A i,2 = Р ( V-2 — Vl) = R(Tz — T^)t
RT2 RT.
так как v2 =---- и =----------
P P
На рис. 6. 2 изобара представлена прямой 4, параллельной
оси объемов. Кроме кривых, нанесенных на рисунке, можно про-
вести еще множество кривых — политроп, для которых связь
между меняющимися параметрами более сложна, чем рассмот-
ренные закономерности. В общем виде уравнения политроп мож-
но представить в следующей форме:
pvn = const.
Если fi—k, получим адиабату; если /1=1—изотерму; если
и=0, получим уравнение изобары. Промежуточные значения п
будут описывать более сложные процессы.
Интегрируем выражение первого закона термодинамики для
случая изобарического процесса при изменении системы 1—2\
2 2 2
JdQ = J dU -}- У pdv\
i 1 i
<21,2 = — U1 + PV2 — pvi = (U2 + pv2) — (Ui + pVi). (6.20)
Обозначим сумму членов, заключенных в скобках, через И и
тогда энергия, сообщенная системе
Qi,2 = Н2— Hi = AIR (6.21)
где Н2— энергосодержание системы в конечном состоянии;
Hi — энергосодержание системы в начальном состоянии.
Введем новую термодинамическую функцию H=U+pv, кото-
рую назовем энтальпией.
В условиях изобарического процесса разность энтальпий рав-
на той энергии, включая внутреннюю энергию и внешнюю рабо-
ту, которая необходима для перевода данной системы из одного
состояния в другое. Разность энтальпий равна поглощенной энер-
гии [см. уравнение (6.21)]; для идеального газа ее можно опре-
делить так:
dQ = d(AH) = cpdT
или
т
АН0 = f CpdT = срТ. (6.22)
о
Однако для реальных веществ, которые могут менять свои
агрегатные состояния и испытывать полиморфные превращения
в твердом состоянии, разность энтальпий, отсчитанная ог абсо-
176
лютиого пуля, должна включать вес теплоты или разности энталь-
пий превращений, а также учитывать изменяющиеся уравнения
теплоемкостей, зависящие от строения или состояния вещества.
Если рассчитать энтальпию реального вещества, имеющего
одно фазовое превращение в твердом состоянии (cz^P), то в об-
щем виде уравнение для расчета разности энтальпий можно
in писать следующим образом:
т т
превр плавл
&НТ =
т
кип
испар
7
плав л
J Cp}dT.
т
кап
(6.23)
В этом уравнении:
Д/70— энтальпия моля вещества при Т=0;
величина, появляющаяся при решении
первого интеграла, которую можно
рассматривать как постоянную инте-
грирования, так как по существу ин-
теграл в претелах 0 — Т является ин-
тегралом неопределенным, ввиду то-
го, что температура не может прини-
мать значения меньше абсолютного
пуля и пределы интегрирования явля-
ются пределами физической примени-
мости данного выражения;
Д/У; Д/У; Д//— энтальпии переходов из одного состоя-
превр плав’г испар ния в другое или как еше принято их
называть скрытые теплоты превраще-
ний. В этом случае поглощение энер-
гии не сопровождается изменением
температуры;
r(a). f(3). г(ж). —теплоемкости, рассчитанные на 1 моль
вещества, зависимость от температу-
ры которых меняется при переходе
вещества из одного состояния в дру-
гое.
Теплоемкость — основное энергетическое свойство вещества,
зависящее от его строения и являющееся функцией от темпера-
щры.
Помимо экспериментального определения (калориметрии),
юплоемкости могут быть вычислены теоретически, исходя из
строения элементарных частиц и всего вещества в целом.
177
Для твердых веществ они рассчитываются по уравнению План-
ка — Эйнштейна, для жидкостей — по уравнениям кинетической
теории жидкости Я- И. Френкеля. Наиболее точные результаты
получаются при расчете теплоемкостей газообразных веществ с
привлечением данных спектрального исследования в области вы-
соких температур.
Поглощение энергии газообразным веществом в области высо-
ких температур происходит вследствие накопления энергии по-
ступательного движения молекул, вращательного и колебатель-
ного движения молекул, содержащих два и более атомов в своей
структуре, энергии возбуждения электронных уровней атомов*
входящих в состав молекул и, наконец, энергии возбуждения
ядер атомов, что происходит в области очень высоких темпера-
тур {термоядерные процессы). Кроме того, в ряде расчетов удоб-
но относить к понятию теплоемкости и энергии диссоциации
сложных молекул.
Суммируя отдельные расходы энергии, теплоемкость газов
можно представить следующим уравнением:
Ср — R Спо ст Ч~ ^вращ Сколсб 4~ ^электрон 4~ ^ядр-
(6.24)
Первые два члена не зависят от температуры и хорошо учиты-
ваются уравнением кинетической теории газов — Ср“5/г R.
Остальные члены уравнения зависят от температуры. Обычно
^впагп считается постоянной величиной, как предложил это
еще Максвелл; но момент инерции вращающейся молекулы бу-
дет зависеть от ее возбуждения (расстояние между атомами) и
это следует учитывать при высоких температурах. ,
Последний член выражения пе учитывается при температу-
рах сварочных процессов, так как температуры ~5О-1б3°К,
наблюдающиеся в плазменных головках, еще недостаточны для
возбуждения атомных ядер.
Обобщение полученных экспериментальных или эксперимен-
тально-расчетных данных производится в виде уравнений зависи-
мости теплоемкости от температуры для газообразных веществ,
представляющих собой тот или иной температурный ряд:
или
ср = a 4- ЬТ -j- сТ2 + dT3 -
ср — а + ЬТ сТ~2.
(6.25)
Энтальпии некоторых реальных веществ как функции темпе-
ратуры представлены на рис. 6.3.
При металлургических и физико-химических расчетах пользо-
ваться абсолютными значениями энтальпий, вычисленными от
абсолютного нуля, не всегда удобно и нужно. Можно всегда
выбрать любой условный уровень отсчета, так как в расчетах мы
178
используем разности энтальпий, возникшие в результате конеч-
ных изменений материальных систем.
За такой условный уровень отсчета принимаются стандарт-*
ные условия: 25° С=298,16° К и давление 1 атм, равная
1.013 • 10ъ н/м2 (760 мм рт. ст.).
Стандартная разность энтальпий
ДЯ° = яо - 7/0 = 2 J $ dT+S превр
г—>1 0 t->l
о 100 200 300 МО
Температура, ° К
Рис. 6.3. Зависимость энтальпий реальных веществ от тем-
пературы
где
/уо — энтальпия при стандартных условиях, вычисленная по
сокращенному уравнению (6.23);
Но — энтальпия при абсолютном нуле.
Стандартные разности энтальпий, или как'их часто пе совсем
правильно называют — стандартные энтальпии, вычислены для
большого количества веществ. Для дальнейшего упрощения рас-
четов условно принято:
1. Стандартная разность энтальпий простых веществ в состо-
янии устойчивом при стандартных условиях равна нулю.
Пример. Д//?уз =0, но ДЯ$у = 4-51,85 ккал!моль=2\в,73 кдж/моль, так как
при образовании атомарного водорода из молекулярного затрачена энергия
диссоциации 103,7 ккал!моль, или 433,46 кдж/моль.
179
2. Стандартная разность энтальпий сложных веществ равна
обратному по знаку тепловому эффекту образования моля дан-
ного соединения из веществ простых, взятых в состоянии устой-
чивом при стандартных условиях.
Пример. ДУ/=—57,8 ккал/моль=—241,6 кдж/моль. Так как при об-
пар
разовании парообразной поды энергия выделялась системой, а нс поглощалась,
го образование воды связано с уменьшением энтальпии системы и ДЯ° <0.
I 1 2
пар
При расчете значений разностей энтальпий в области темпе-
ратур больших, чем стандартная, следует использовать уравне-
ния температурной зависимости (6.23), но в несколько изменен-
ном виде:
для газов
С(РГ) dT;
Д/7Г = ЛЯо +
(6.26)
298Д6
для жидкостей
ткип т
Д/Ут = Д//« + f c{jPdT + &H+ f
* и СП
298.16 кип
dT-
(6.27)
для твердых тел
1 плавл
1 кип
-j-
(ТВ)
Ср dT Д-^плавл
298.16
Т
плав л
+ { c^dT.
т
кип
(6.28)
Для твердых тел, имеющих полиморфные превращения, уравне-
ние будет еще более сложным [см. уравнение (6.23)].
В справочной литературе, изданной в предыдущие годы, зна-
чения разностей энтальпий приведены обычно в ккал/моль.
В этих единицах можно производить расчет и только конечный
результат следует представить в принятой Международной си-
стеме единиц.
В различных источниках данные по энтальпиям несколько
отличаются друг от друга, но колебания не превышают 2—5%,
что при приближенных расчетах металлургических реакций допу-
стимо.
180
§ 6.4. Термохимия и термохимические расчеты
Термохимия представляет собой раздел химии или
физической химии, изучающий выделение или поглощение энер-
гии при химических реакциях. Исторически термохимия начала
формироваться раньше, чем химическая термодинамика, но все
сг законы, полученные в -результате экспериментальных иссле-
дований, являются следствиями первого закона термодина-
мики.
Первый закон термохимии — закон Лавуазье —
Лапла-сса, опубликованный :в 1780—1784 гг., читается так:
тепловой эффект реакции разложения какого-либо вещества
и точности равен, но обратен по знаку тепловому эффекту обра-
зования этого вещества.
Как видно из формулировки закон Лавуазье — Лапласса яв-
ляется частным случаем первого закона термодинамики, утверж-
дая невозможность построения вечного двигателя на основе хи-
мических реакций.
Тепловой эффект химической реакции, рассчитанный на 1 моль
полученного вещества в килокалориях или килоджоулях, при-
нято обозначать Q. Следует различать тепловые эффекты реак-
ции, проведенной в изохорических Qv или в изобарических Qp
условиях. В первом случае выделяется только теплота, а во вто-
ром, кроме выделения теплоты, может совершаться и работа при
изменении объема системы вследствие перегруппировки моле-
кул во время химической реакции.
Тепловой эффект Q считается положительным, если теплота
выделяется в результате реакции, а сама реакция в этом случае
будет экзотермической. Поглощение теплоты при эндотермиче-
ской реакции приводит к отрицательному тепловому эффекту
(<><0).
Сопоставим тепловой эффект реакции с теми термодинамиче-
скими функциями, которые исследовались в первом начало тер-
модинамики. Рассмотрим в качеогве примера реакцию образова-
ния водяного пара из водорода и кислорода в условиях постоян-
ного объема (г/= const) и постоянного давления (р = const).
Ввиду того, что тепловой эффект относится к 1 молю образовав-
шегося продукта, в термохимии часто прибегают к дробным
коэффициентам уравнений химических реакций и, кроме того,
вместо обычной стрелки, указывающей направление реакции, пи-
шут знак равенства, так как по обе стороны уравнения равны не
юлько массы веществ, но и запасы энергии.
В пашем случае уравнение реакции запишется так:
Н2 V2O2 —
(газ) 1 /z (газ)
НгО^аз)*
181
Если реакция_экзотермична и энергия выделяется, то Q будет
меньше нуля, a Q будет больше нуля:
Q — — Q, или Q = — Q.
Для изохорического процесса (у = const)
Но так как при v =
= —Q = —д<7 — А.
const, Л=0, то можно написать:

При постоянном объеме тепловой эффект реакции равен
уменьшению внутренней энергии системы.
Для изобарического процесса (р=const)
Qp = — Q = — MJ — A = — Atf.
При постоянном давлении тепловой эффект реакции равен
уменьшению энтальпии системы.
Различие между Qc и Qf) создаст работа, совершающаяся в
процессе химической реакции самой системой против внешних
сил, или над системой — внешними силами:
QP = QV-A.
В дальнейшем изложении будут рассматриваться, главным
образом, условия постоянного давления и поэтому следует за-
помнить наименования типов реакций и значения ЛЯ:
реакция экзотермическая Qp > 0; ЛЯ < 0; |
(6.29)
реакция эндотермическая Qp < 0; АЯ > 0. |
Второй закон термохимии — закон Г. И. Гесса, от-
крытый им в 1836 г., имеет следующую формулировку:
Тепловой эффект данной химической реакции не зависит or
характера и последовательности отдельных ее стадий, а зависит
только от начальных и конечных веществ и их физического состо-
яния.
Закон Гесса, справедливый для реакций, проводимых в оди-
наковых условиях (р = const или V — const), также является част-
ным случаем первого начала термодинамики, исключающим воз-
можность построения вечного двигателя за счет химических про-
цессов. Он устанавливает, что тепловой эффект химической ре-
акции получения данного вещества из первоначально заданных
веществ всегда один и тот же, несмотря на то, что процесс полу-
чения может быть осуществлен различным путем.
Закон Гесса также устанавливает связь теплового эффекта с
состоянием реагирующих веществ, что, в свою очередь, связано
с энтальпией вещества, для расчета которой необходимо учиты-
вать энергии агрегатных и полиморфных превращений.
182
Этот закон позволяет рассчитывать тепловые эффекты хими-
ческих реакций, которые невозможно или трудно определить эк-
Сие р и м опта льны м путем.
Например, если известна теплота сгорания метана, теплота
горения углерода и водорода, то можно рассчитать теплоту обра-
зования метана на основании закона Гесса:
Ств 4“ 2Н2газ — CHiraa ~h Qp-
Дапо: 1) Ств + О2га3 = СО2газ + 393,13 кдж/молъ\
2) Н2газ “Г УгОггаэ — НгОжидк 4“ 285,66 кдж/моль\
3) СН4газ + 20згаэ — СОггаз 21 12Ощидк
+ 889,5 кдж/моль.
Пользуясь тем, что тепловой эффект нс зависит от характера
и последовательности отдельных стадий реакции, преобразуем
данные уравнения так, чтобы получить из них уравнение задан-
ной реакции образования метана. Для этого из суммы уравнения
I и удвоенного уравнения 2 вычтем уравнение 3:
4- с + О2 = СО2 + 393,13 кдж
+ 2Н2 + О2 = 2Н2О + 571,32 кдж
— СН4 — 2О2 = — С02 - 2Н3О — 889,2 кдж
С + 2Н2 == СН4 + 74,95 кдж/моль, или 17,9 ккал/моль.
Закон Гесса очень широко используют для расчета энтальпий
веществ, определить которые непосредственным экспериментом
невозможно.
Энергетические расчеты, связанные с химическими реакция-
ми, в настоящее время ведутся с использованием справочных
данных по значениям стандартных разностей энтальпий и их
зависимостей от температуры (теплоемкости, теплоты превра-
щений).
Порядок расчета разности энтальпий химической реакции
рассмотрим на примере обобщенного процесса:
аА ЬВ — сС + dD,
где Л, В, С, D — символы веществ;
а, b, с, d — коэффициенты уравнений реакции.
Разность энтальпий системы, в которой произошла реакция,,
определяется по выражению
ДН = SnAtf — 2пДЯ,
копечи начальн
(6.30}
где Д/Y —разность энтальпий системы в результате про-
шедшей химической реакции *;
* Для сокращения будем называть АН — разность энтальпий системы
в результате прошедшей химической реакции просто разностью энтальпий
реншии. Разности энтальпий продуктов реакции будем называть энтальпии.
183-
S/гДЯ — сумма энтальпий продуктов в конечной системе,
колечя
равная cAHc+dXHD;
'ЕпХН — сумма энтальпий продуктов в начальной системе,
нач^льн
равная аХНл + ЬХНв.
Следовательно,
XH=cXIic+dAHD — аХНА — ЬХНВ.
Практически справочные данные по разностям энтальпий под-
писывают прямо под уравнением химической реакции, соблюдая
соответствующие знаки:
аЛ 4- ЬВ = сС + dDy
хн — — аХНл — ЬХНВ + сХНс + d.\HD.
Если задача решается при стандартных условиях, то разно-
сти энтальпий имеют пуль сверху (XHGA ), если при других темпе-
ратурах, то вводят индекс Т внизу, а индекс вещества переводят
вверх {XII у-).
Зависимость разности энтальпий реакции от температуры
можно найти легко, зная зависимости от температуры энтальпий
отдельных веществ, уравнения которых (6.26), (6.27), (6.28)
приведены на стр. 180.
Рассмотрим в качестве примера принятый ранее обобщенный
процесс, полагая для простоты, что все вещества находятся в га-
зообразном состоянии:
ciA + ЪВ = сС + dD,
АНТ = — аЬН1^ — + сД/7уС) + dMl^. (6.31)
Значение энтальпий каждого вещества может быть представ-
лено уравнением (6.26)
Л/7тА)=Д7/1+ У 4A)-dT.
298,16
Подставляя значения энтальпий отдельных веществ в преды-
дущее выражение, получаем
т
&НТ = - а\Нл -a J - Ь;\Н°В —
298,16
Т
295,16
Т
dT + сДЯс + с J 4С) dT +
298,16
Т
+ dAHo-}-d J c^dT.
298,16
184
Члены выражения, не содержащие интегралов, группируясь,
дадут разность энтальпий химической реакции при стандартных
условиях Д/7С, а члены, содержащие интегралы, можно объеди-
нить общим выра?кением
т
&НГ = ДЯ° J- J (с • cf * + d4D) - acf - be™) dT,
25)8,16
ИЛИ
т
\НТ = &№+ Р (У пс — Ъпср \dT (6.32)
1 4 ко1ючи <1ачальн 1 х
298,16
или можно условно записать еще короче:
М1Т =
т
ДН° + 2 гт f CpdT.
298,16
(6.33)
В последнем случае нужно помнить каким образом суммиру-
ются интегралы для начальных и конечных веществ. Значения
г
рке взятых интегралов cpdT можно для некоторых веществ
298,16
и различных значений Т найти в таблицах.
Так как разность энтальпий реакции находится через интег-
ралы в пределах, то, для обобщения задачи, можно, подставив
уравнения зависимости теплоемкостей от температуры, преобра-
зовать решение и получить его в виде непрерывной температур-
ной функции, удобной для исследования.
Получив выражение (6.33), подставим уравнения темпера-
турной зависимости теплоемкостей веществ, участвующих в ре-
а кции
с — а + ЬТ + сТ2 + ...
111
Так как все уравнения однотипны и отличаются только чис-
ловыми коэффициентами, то можно сразу написать выражение
разности энтальпий при температуре Г:
т
\НТ = ДЯ°4- \ (а + 2₽т + ЗуТ2)dT,
298,16
те (1=^па — сумма первых членов уравнений теплоемкое гей.
умноженных па число молей (коэффициенты
уравнения реакции, взятых с соответствующими
знаками (начальные продукты — минус; конеч-
ные — плюс);
2р — ИпЬ — сумма коэффициентов вторых членов;
185
Зу=2.пс—сумма коэффициентов третьих членов, подсчи-
танная аналогичным образом.
Далее интегрируем выражение, принимая за верхний предел
0° К, и определяем условное значение ДЯ при этих значениях
о
ДЯ0' = ДЯ« + J (а + 2рТ + 3?Т2 + ...)б/Т
298,16
«ЛИ
298,16
ДЯ; = ДЯо_ f (а + 2рГ + ЗуТ2 + ...)бГГ =
о
= ДЯ° - а*298,16 - Р -298Д62 - у-298,163 Д- ..,
После вычисления ДЯ0' с помощью полученного выражения
можно записать значение разности энтальпий реакции в виде
непрерывной тепловой функции
ДЯу = ДЯ0 Д- схТ Д- рТ2 Д- уТ3 Д-... (6.34)
Условность значения ДЯ,', заключается в экстраполяции урав-
нений теплоемкости газов до абсолютного нуля и пренебрежени-
ем теплота ми превращений, которые в этом интервале темпера-
тур безусловно имеют место.
Однако расчеты по этому уравнению в области высоких тем-
ператур очень удобны и дают результаты, совпадающие с экспе-
риментальными данными, так как область низких температур
(экстраполяция) при этом исключается.
Задачи
5. Определить величину работы при изотермическом расширении моля
газа при 7= 300° К, если объем газа увеличился в 2 раза.
Ответ: 1723 дж.
6. Определить величину работы и конечную температуру при адиабати-
ческом расширении моля аргона (£=1,66) и моля кислорода (£=1,4), если
начальная температура 7= 600° К, а объем увеличивается в 2 раза.
Теплоемкость газов (кинетическая теория) для аргона Cv=3 кая/моль X
X град =12,5 дою/моль • град, для кислорода cv — 5 кал/моль • град=*
= 20,9 дж/моль • град.
Ответ: для аргона 7=210° К; 71=4880 дяс.
для кислорода 7=316° К; Л=5930 дж.
7. Определить работу и конечную температуру при изобарическом расши-
рении моля газа, если его начальная температура равна 7=300° К, а объем
увеличился в 2 раза.
Ответ: 7 = 600° К; Л =2493 дж.
186
8. По данным, приведенным в табл. 6.1, определить разность энтальпий?
приведенных ниже реакций, и указать на их эндо- или экзотермичность:
1) СО-f-НпО, ар =-СО2 + Н2; 4) 2FeO + Si = 2Fe + SiO2;
2) FeO + CO - Fe -b CO2; 5) TiCl4 4- 2Mg = 2MgCl2 + Ti;
3) FeaO4 -F 4CO = 3Fe -4- 4CO2; 6) 2FeO -F Ti - 2Fe -F TiO2.
Ответы-. 1) —36,18; 2) —13,27; 3) + 15,90; 4) —331,67;
5) —515,82; 6) —376,4 кдж.
Таблица 6.1
Значения разностей энтальпий некоторых веществ при стандартных условиях
Вещество Д 77°, квж{ моль Вещество дг//°, кдж[молъ Вещество а /7°, кОж/^олъ
1-?ГЛЗ 0,00 F сОкрист — 269,51 Cillas — 74,95
111 а 4-216,73 F е3О4КрКСТ —1115,22 CsHfjraa — 84,30
1 loOrap .... —246,60 Si О2 кварц — 870,69 СзН$газ —103,54
Н О;кВД|< . . • —285,66 I 1О«) рутил — 915,42 C4Hil(ra3 —124,4
СО. а., .... —110,35 Т1С14жнлк — 764,94 С‘/Н4газ 4- 52,5
< о2газ .... —393,13 MgCloKpncT — 640,38 4-225,3
9. Определить разность энтальпий сгорания углеводородов пс ) данным
табл. 6.1, считая, что образуется вода в жидком состоянии, как это прини-
мается при вычислении высшей теплоты сгорания газов:
1) СН4 + 2О2 = СО2 + 2Н2О; 4) СНщ + 1з/2О2 = 4СО2 + 5Н2О;
2) С2Н6 + 72О2 = 2СО2 + ЗН2О; 5) С2Н4 + ЗО2 = 2СО2 4- 2Н2О
3) С3Н8 + 5О2 = ЗСО2 + 4Н2О; 6) С2Н2 + 5/2О2 = 2СО2 + Н2О.
Ответы: 1) —889,5; 2) — 1558,85; 3) —2218,49; 4) — 2876,42;
5) — 1410,08; 6) — 1297,22 кдж/моль.
10. Определить разность энтальпий реакции диссоциации водорода при
Т«=1000°К, используя данные табл. 6.1 и уравнения температурной зависимо-
сти теплоемкостей. Найти уравнение зависимости от температуры разности
энтальпий в общем виде [уравнение (6.34)]: П2=2Н;
<”• =29,55—2,3 10-3Г+2,93 • IO-Т2 дж/моль град-,
< ’1 = 12,5 дж!моль • град.
Ответ: &НТ =i\H 1 0 А“Ю00°К “ —4,55 74-1,15-IO-3 Т1—0,976- Ю"* Т =430362,8 дгж=430,3628 кдж.
Г л а в а VII
ВТОРОЙ ЗАКОН ТЕРМОДИНАМИКИ.
РАВНОВЕСИЕ В ОДНОРОДНЫХ И НЕОДНОРОДНЫХ
СИСТЕМАХ
Второй закон термодинамики, предсказанный еще
М. В. Ломоносовым (1746 г.) и разработанный Клаузиусом
(1850 г.) и В. Томсоном (1851 г.), позволяет определить условия
самопроизвольного возникновения процессов в термодинамичес-
ких системах. Ввиду того, что процессы, возникающие в термо-
динамических системах, могут служить источником работы (глав-
ным образом механической), то эти переходы энергии состояния
систем во внешнюю работу и условия их развития тщательно
изучались во второй половине XIX в.
С другой стороны, самопроизвольно возникающие процессы
перехода энергии состояния в работу определяют и те измене-
ния, которые совершаются в материальных системах, в том числе
и в результате химических и физико-химических процессов.
Любая форма энергии представляет собой произведение двух
факторов: фактора напряженности или интенсивности (разность
температур, разность электрических потенциалов, разность уров-
ней гравитационного поля и т. д.) и фактора емкости или экстен-
сивности (масса, величина заряда, величина электрической ем-
кости, теплоемкость массы), определяющего величину работы,
которую может создать та или иная система при данной разности
факторов интенсивности.
Такшм образом, возможность самопроизвольно развивающего-
ся процесса определяется только наличием разности факторов
интенсивности: возможность получения электрической энергии
определяется разностью потенциалов; возможность получения
механической энергии — разностью высот положения массы в
гравитационном поле земли или разностью скоростей движения
данной массы и т. д.
Переход тепловой энергии от одного тела к другому опреде-
ляется наличием разности температур; самопроизвольный про-
цесс перехода теплоты от источника с более высокой температу-
рой к источнику с более низкой температурой можно использо-
вать для получения работы.
Таким образом, охлаждение источника теплоты с высокой
температурой и нагрев источника теплоты с низкой температу-
188
рой можно использовать для получения внешней работы
(рис. 7.1).
Этим исключается возможность построения вечного двигате-
perpetuum mobile II рода, который совершает непрерывную
работу только вследствие охлаждения окружающей среды.
§7.1. Цикл Карно и формулировка второго закона
термодинамики
Рассмотрим идеальный цикл тепловой машины,
предложенный Садди Карно.
Пусть дан моль газа при температуре Тх и давлении в
результате чего его молекулярный объем будет равен Оь
Это состояние газа в системе рс-координат будет изображено
точкой 1 (рис. 7.2). Дадим возможность газу расшириться изо-
Рис. 7.1. Схема пре-
вращения энергии со-
стояния в работу
Рис. 7.2. Цикл Карно в р— ^’-коор-
динатах
термически до состояния 2, которое характеризуется параметра-
ми Т}\ р2\ v2i при своем расширении он получит Qi тепла при
температуре Тх. Далее газу предоставим возможность расши-
ряться адиабатически до состояния S с параметрами р3; и 72,
причем Т2<]\ в результате работы, совершенной за счет умень-
шения внутренней энергии системы.
В результате процессов расширения будет получена работа,
измеряемая площадью t4123f3, за счет поглощения системой ко-
личества тепла Qi при температуре Т\.
Определим аналитически эти величины:
Л112=:/?7\1п —
^2,3 Ст (Tt — 7\).
189
Замкнем цикл, приведя систему в первоначальное состояние.
Для этого сожмем газ до состояния 4 изотермически, а затем
адиабатически сожмем до состояния Л Таким образом, точка 4
должна лежать на изотерме, проведенной из точки 3, и адиаба-
те, проведенной из точки 1.
Затраченная работа сжатия определится площадью из341^Е
и будет сопровождаться выделением теплоты Q2 во время изо-
термического сжатия при температуре ?2<Ti.
Определим аналитически эти величины:
Лад = ЯГ21п—=-<?2;
V3
Л4Д = CV(T2— Ti).
Теперь можно найти полезную работу цикла, представляю-
щую собой сумму работ расширения и сжатия газа, равную
площади, ограниченной кривыми, замыкающими цикл (заштри-
ховано) :
АцпКла = RT\ In — + сД Л - Т2) + RTz In — +
Vi V3
+ Cv(T2 — Ti) — Qi — Qz-
Сокращая работы адиабатического расширения и сжатия га-
за, равные по абсолютной величине, но различные по знаку, по-
лучаем:
лц№ла = /?т11п—-^2 In— = Qi-Q2. (7.1 >
Vi t'4
Вспоминая условия замыкания цикла, можно написать соот-
ношения объемов газа и температур для состояний, лежащих па
одинаковых адиабатах:
TiV2^ = T2v3h~l.
Деля полученные выражения почленно и извлекая корень сте-
пени (k — 1), получаем:
или
v2 _ v3
Vi
t’4
Подставляя полученные соотношения логарифмов, оконча-
тельно преобразуем выражение работы цикла Карно:
^цикла = RTi 1п----— RT2 In — — Qi — Q2
Vi Vi
190
11 111
цикла — Qi 0.2 — R 1П-------------(T\ ^2).
t'i
(7.2)
Введем понятие термического коэффициента полезного дей-
ствия цикла, отнеся полученную работу к теплоте, взятой от ис-
точника с температурой Т{:
цикла
(7.3)
Таким образом, часть теплоты, взятой при температуре 7\
(7i>72), которую можно перевести в работу, определяется раз-
ностью температур Т\—т. е. разностью температур источни-
ков теплоты с большей температурой (7\) и с меньшей темпера-
турой (Т2).
Следовательно, процесс получения работы сопровождается
переносом теплоты от более нагретого источника теплоты к ме-
нее нагретому.
Возвращаясь к возможности создания perpetuum mobile
II рода или машины, дающей работу за счет понижения темпе-
ратуры окружающего пространства, можно заметить, что коэф-
фициент полезного действия такой машины равен нулю
(7’ —const) и машина производить работу не будет.
Полная формулировка второго закона термодинамики может
быть предложена в следующем виде:
нельзя построить периодически действующую машину, кото-
рая только производила бы работу и охлаждала резервуар теп-
лоты;
в работу можно превратить лишь часть теплоты, самопроиз-
вольно переходящей от нагретого тела к холодному.
Если провести цикл Карно в обратном направлении:
1—>-4—>-3—
то результатом такого цикла будет переход теплоты от холодно-
н> гела к нагретому, вследствие затраты механической работы
(холодильный цикл).
В этом случае можно формулировать второй закон следую-
щим образом:
I теплота не может самопроизвольно переходить от холодного
те-ia к нагретому.
I Эга формулировка близка к формулировке М. В. Ломоносова
(1746 г.), к которой он пришел, исходя из созданной им кинети-
ческой теории теплоты, вместо существовавшей в его время тео-
рии флогистона.
191
§ 7.2. Исследование цикла Карно
Коэффициент полезного действия цикла Карно
уравнение (7.3) не зависит от природы газа (рабочее тело) и
является максимально достижимым, так как работа этого цик-
ла в конечном итоге определяется двумя изотермическими про-
цессами, а при изотермическом процессе система является лишь
трансформатором теплоты в работу, не накапливая ее в себе
(Д£/=0):
Q = А
Наибольшую работу дает обратимый цикл Карно, так как в
этом случае не возникает потерь работы на необратимость, а при
той же разности температур обратимый цикл будет иметь наи-
более высокий термический коэффициент полезного действия.
Для обратимого цикла:
__ -Дцикла Qi ‘ Qz Т%
1,0611 __ —-——— - -—.
Для необратимого цикла:
_________ цикла --- Q1 — Qz — ^2
Цнеобр —-----------~_~
41 41 1
ИЛИ
Цобр > Циеобр- (7.4)
Рассмотрим цикл Карно между двумя б е с к о в с ч н о
близкими изотермами (рис. 7.3). В этом случае на со-
вершение элементарного цикла Карно израсходовано бесконеч-
но малое количество теплоты dQ и коэффициент полезного дей-
ствия такого никла будет, естественно, стремиться к нулю:
dQ _ dT _ dA
~Q~T~~Q'
Из этого выражения можно определить Q, представляющее
собой теплоту, сообщенную в систему с температурой Т:
Q = T--~. (7.5)
dT v
Естественно, что это уравнение справедливо только для обра-
тимых процессов.
Используем полученное выражение для исследования обрати-
мого процесса испарения жидкости в замкнутом объеме цилинд-
ра, поршень которого нагружен давлением, отвечающим давле-
нию насыщенного пара жидкости при данной температуре
(рис. 7.4, а). Если представить себе цилиндр, в котором испа-
ряется жидкость, открытым (рис. 7.4,6), го процесс будет необ-
192
рЛтимым, так как частицы пара будут диффундировать в окру-
жающую среду и никаким изменением внешних условий мы не
сможем вернуть систему в исходное состояние.
Сообщая в цилиндр (см. рис, 7.4, а) некоторое количество
1 оплоты при постоянном давлении, равном Д//ИСп> мы переведем
моль жидкости в парообразное состояние, что приведет к увели-
чению объема, а следовательно, к совершению работы:
— р (t’nap ^ншдк) -
(7.6)
Рис. 7.3. Цикл Кари о для бес-
конечно близких температур
Рис. 7.4. Обратимый (а) и не-
обратимый (б) процессы испа-
рения
Так как давление насыщенного пара р является функцией толь-
ко температуры, то дифференцируя это выражение, получаем:
dA dp
d7"(Vliap и?киДк)•
В данном случае, изменением мольных объемов жидкости и
пара в зависимости от температуры пренебрегаем.
dA
Подставляя полученное значение — в уравнение (7.5) и за-
dT
меняя Q на энтальпию испарения при данной температуре 7,
окончательно получаем уравнение, известное как уравнение
Клаузиуса — Клапейрона для испарения:

dp
"7^;(г|иар ^жвдк)-
dT
(7.7)
,)то уравнение связывает между собой теплоту превращения,
температуру превращения, приращение объема при превращении
и равновесное давление. Его можно обобщить для всех процес-
сов фазовых превращений:

— (^ЖПДК ^тв);
U1
(7.8)
ко
193
Ml^
Например, известно, что плотность жидкой воды больше, чем
плотность льда и, следовательно, молярный объем воды меньше,
чем молярный обьем льда, в отличие от большинства других
веществ. Определим зависимость температуры плавления льда
от внешнего давления:
А лав л ^Р
Т (Ь’жидк t'Tu) ^7
Если производная <0, то температура
плавления льда
с повышением давления понижается, в отличие от оолыиинства
других веществ (кроме Bi), для которых наблюдается обратное
явление.
Уравнение Клаузиуса — Клапейрона для процессов испаре-
ния можно интегрировать, если сделать некоторые допущения:
1) отбросить за малостью объем жидкости по сравнению с
объемом газообразного вещества;
2) считать приближенно, чго пары, насышающие пространст-
во, подчиняются уравнению состояния газа
RT
v = —-
или
С принятыми допущениями можно написать:
(7-10)
. , ^-<ИСП }гг
a in d — -—--сгт.
RT-
Интегрировать уравнение (7.10) можно различным путем и с
разной степенью приближения:
1) считать Д/Ущ-п^const и тогда
(7.11)
2) учитывать изменение М/Этгпар в зависимости от температу-
ры и представить разность энтальпий испарения аналогично А//
реакции (6.34)
Д7/ис;1 = \HQ -|~ о7 + р72 + . -.
Подставляя значение А7/пс11ар в уравнение (7.10), получаем:
\Н$______________________ а _ 6 _ .
d " = • ЛР
R1
194
Интегрируя, получаем следующее выражение:
Д/^0 Ct . _ В __
1пр =----57г + Т1пТ+о Т + "- + с- (712)
[\1 к к.
Постоянная интегрирования довольно легко получается экс-
периментальным путем. Это уравнение обычно используется
после перехода к десятичным логарифмам:
IgP = у + В 1g Т + сТ + D. (7.13)
В такую форму уравнения хорошо укладываются зависимо-
пи упругости пара от температуры для большинства веществ.
В табл. 7.1 приведены коэффициенты уравнений для расчета уп-
ругости пара некоторых металлов, часто встречающихся в сва-
рочной технологии.
Используя известные уравнения зависимости упругости на-
чищенного пара, можно определить скрытые теплоты испарения
пли энтальпии испарения как функции температуры.
Т а 6 л и ц а 7.1
Данные дли расчета упругости пара некоторых металлов
1g р, HIM*
ВСЩ'СТНО T t мпсратурный
л В С 10® D интервал, ° К
AljKiHk —16450 -1/23 1 1» 14,484 1200 — 2800
( Ъюпк —15700 — —1 10,804 Т —'7 л ПЛ 1 1 кип
* -мжнлк —17650 -1.273 15,514 т т 1 ПЛ л М4Ч т т * ПЛ КИП
Г (’ЖИЛК —20150 -1,27 •“—- 16,104
Мржидк — 7610 —1,02 13,731 Г т л Пл 1 кит
М ’Ькилч —15243 —3,04 19,44 ^пл — Л ип
ДОпжпд-с —32150 —0,045 0,27 12,364 2990 —53500
— 18000 — > 10,294 Т'пд 71 КИП
— 17100 —1 /22 14,434 ил Ткип
—22100 — —- 11,259 7 ”J1 " Т г< ит
*' Jltcpi - 42009 —0,146 0,164 11,964 2000— 3500
^ИЖИ IK — 6670 —1,126 — 14,124 т т 1 П1 'лип
Задачи
II. Определить температуру кипения хрома при нормальном давлении
(р - 1,013-105 н/м2) и температуру кипения хрома в вакууме с остаточным
давлением 10“° мм рт. ст. (133-10-°=1,33-10’4 н/л2), используя данные
1ибл. 7.1.
Ответ: При нормальном давлении Ткип—2770° К,
в вакууме 7КНП = 1070° К,
12. Определить разность энтальпий испарения меди как функцию темпе-
ршуры, используя данные табл. 7.1.
Ответ: АН =337 000—10,6 Т дж/моль.
195
§ 7.3. Термодинамические функции, определяющие
состояние обратимого равновесия системы
Рассмотрим обратимый цикл Карно между двумя
бесконечно близкими адиабатами (рис. 7.5). Работа этого эле-
ментарного цикла будет бесконечно мала, количества теплоты,
взятой от источника с температурой 7\—dQ\ и отданной источ-
нику с температурой Т%—dQ% также будут бесконечно малыми,
но различными между собою.
; Однако коэффициент полезного
Рис. 7.5. Цикл Карно между
бесконечно близкими адиабата-
ми
действия этого элементарного
цикла может быть достаточно
большим, так как оп определяет-
ся разностью температур:
dQi — dQ2 Ti — Т%
П dQ, ~ T, ’
/7.11)
Разделив почленно дроби па зна-
менатели, можно представить это
выражение в следующем виде:
dQ, Т, ’
Вычтя из единицы обе части равенства, получим
dQz__ Т2
dQi Ti
(7 15)
Собирая величины с одинаковыми индексами можно написать,
что:
= (7.16)
Т2 т I
Отсюда следует, что отношение взятого или отданного количест-
ва тепла к соответствующей температуре есть величина постоян-
ная
Полученный результат можно распространить па весь цикл,
суммируя все элементарные циклы или интегрируя по контуру
цикла:
dQ
-Ч? = 0.
(7.17)
По теореме Грина, являющейся частным случаем теоремы
Остроградского, можно подынтегральное выражение заменить
196
шиым дифференциалом другой функции от этих же перемен-
ных, если интеграл по контуру обращается в нуль.
I Клаузиус ввел понятие новой тепловой функции, зависящей
Однозначно от параметров состояния (в данном случае р\ d; 7),
••Оозначил ее S и назвал энтропией, исходя из условия
, dQ
ds = —— или dQ = TdS, (7.18)
Следовательно, полученный результат можно с помощью этой
функции выразить:
= 0 (7.19)
1 сформулировать:
при проведении обратимого цикла изменение энтропии в си-
1сме равно нулю (результат распространим на все виды обра-
тимых циклов).
Для необратимого цикла Карно, проведенного в таких же
условиях, выражение для коэффициента полезного действия бу-
Rct иным [уравнение (7.4)]:
I dQ. - dQ2 Т\ - Т2
Цнеобр ,
Производя аналогичные преобразования мы получаем уже
иной результат:
dQi Т2
dQ, Т,
♦) плода
cl.Q2 dQ.
ПЛИ для необратимого цикла интеграл по контуру от прираще-
нии теплоты, относимых к температуре, будет больше нуля:
Г dQ
ф необр—>0. (7.21)
При проведении необратимого цикла изменение энтропии
Худшие нуля или энтропия системы увеличивается *:
Ф необр£^5 0.
Величина фмеобр dS зависит от последовательности вывода. В общем
oi.te (нсобр dS^O, по не равен 0.
197
Приращение энтропии в необратимом процессе происходит
вследствие потерь работы (см. стр. 192) и, очевидно, для получе-
ния от необратимого процесса такого же количества работы, как
при обратимом процессе, необходимо от источника энергии взять
большее количество теплоты на величину этих потерь:
dQ + в, (7.23)
где е — мера необратимости, представляющая собой величину,
большую или равную нулю (е^О).
Так как dQ— теплота, сообщенная системе, распределяется
между приращением внутренней энергии и внешней работой
(первый закон термодинамики), то можно в общем виде напи-
сать следующее равенство:
TdS = dQ + s = dU + dA + e. (7.24)
Для случая обратимого процесса (г=0) это равенство будет
следующим:
TdS = dQ = dU + dA. (7.25)
Таким образом, изменение энтропии может определять усло-
вия обратимости процесса или условия состояния обратимого
термодинамического равновесия.
В самом деле, для условия постоянства внутренней энергии
£/=const (для идеального газа T=const) и постоянства объема
v == const можно написать:
TdS = dU + dA + е = dU + pdv + e (7.26)
или rfS = в > 0B случае необратимого процесса, а если необ-
Т
ратимые процессы в системе закончились и е—>0, то
dS-^О, )
(7.27)
S —> Smax-
Стремление энтропии системы к максимальному значению
(условие экстремума) указывает на приближение системы к рав-
новесию.
Однако для процессов, протекающих в реальных системах, эги
условия равновесия (t/=const; v = const) крайне неудобны, осо-
бенно для химически реагирующих систем.
Более удобной функцией для исследования равновесий яв-
ляется, предложенная Гельмгольцем, свободная энергия
Л, которая задается следующим уравнением:
F = U—TS. (7.28)
Полный дифференциал свободной энергии
dF = dU — TdS - SdT.
198
Подставляя значение TdS из уравнения (7.26) в это выраже-
ние, получаем:
dF — — SdT — pdv — е. (7.29)
При условии постоянной температуры и постоянного объема
(/ -const; t? = const) получаем для необратимых процессов
dF = — е < О,
I гели в системе необратимые процессы закончились и система
«чремится к равновесию и е—>0, то
dF~^0, .
(7.30)
Т —> F min. J
Стремление функции «свободная энергия» Гельмгольца F к
минимальному значению (условие экстремума) указывает на
приближение системы к равновесию.
I Химические и металлургические процессы при сварке проис-
ходят в условиях изменяющегося объема и поэтому использова-
ние функции F, предложенной Гельмгольцем, является неудоб-
ным. Так как в дальнейшем будут рассматриваться процессы,
проходящие в условиях постоянного давления, рассмотрим функ-
цию G, предложенную Гиббсом и названную им термодинами-
ческим потенциалом:
G—U —-TS + pv. (7.3i)
Полный дифференциал термодинамического потенциала бу-
дет
dG = dU TdS — SdT pdv — vdp. (7.32)
I Заменяя значение TdS из уравнения (7.26), получаем
dG = — SdT 4- vdp — e. (7.33)
I При условии постоянной температуры и постоянного давле-
ния (7=const; р =const) получим для необратимого процесса
dG — — е < 0,
41 если необратимые процессы закончились и система стремится
| равновесию (е—Н)),то
dG-^0,
G —> Gmln J
(7.34)
I тремление термодинамического потенциала G к минималъ-
значению (условие экстремума) указывает на приближе-
ние системы к равновесию при постоянной температуре и посто-
ьч давлении, т. е. условиях, применимых к исследованию
м е I и л лург ичес к их и х ими ческих п роц весов.
199
Применение этой функции к решению практически важных
вопросов расчета равновесий, как предельно достижимого со-
стояния реагирующих систем, требует некоторого дополнитель-
ного исследования термодинамического потенциала и его вычи-
сления.
Для обратимых процессов или условия равновесия можно
определить значения частных производных термодинамического
потенциала:
dG — — SdT 4- vdp.
(7.35)
Таким образом, термодинамический потенциал может быть
рассчитан для 1 моля вещества, так же как и энтропия, так как
частная производная от термодинамического потенциала по
давлению, при условии постоянной температуры, равна моляр-
ному объему.
Термодинамический потенциал системы, состоящей из ряда
компонентов, будет суммироваться по всем компонентам с уче-
том их взаимного влияния (концентрация или активность). По-
этому полный дифференциал термодинамического потенциала
системы можно записать следующим образом:
где «I, П2 и т. д. — числа молей компонентов системы.
В общем случае при наличии необратимых процессов в систе-
ме на основании уравнения (7.33) этот же полный дифферен-
циал
dG = — SdT + vdp — в.
Сопоставляя уравнения между собой и вспоминая значения
частных производных [уравнение (7.35)1, можно установить ус-
ловия равновесия в системе при Т = const и р = const:
или при е -> 0;
(7.37)
Таким образом, при условии р, 7 = const необратимость си-
стемы зависит от изменения числа молей компонентов в хими-
200
чески реагирующей системе, а в момент равновесия изменения
числа молей не происходит, так как возможные переходы ве-
ществ оказываются взаимнокомпенсированными.
Обычно выражение термодинамического потенциала в отли-
чие от уравнения (7.31) задают в более удобной форме:
G = H — TS, (7.38)
HiK как U+pv=H.
Соотношения величин рассмотренных термодинамических
функций удобно представить в виде схемы (В. А. Киреев).
Энергосодержание H
Внутренняя энергия U । pv
TS Соободпая энергия F pv
TS Термодинамический потенция .т G
Па этой схеме показаны термодинамические функции без тех
неопределимых постоянных величин, которые они получают в
Условиях Г=0°К. По-видимому, эти величины равны между со-
бою (третий закон термодинамики).
§ 7.4. Вычисление термодинамического потенциала
Для определения величины термодинамического по-
1еициала (7.38) необходимо знать величины энтропии и темпе-
ратуры, так как величина разности энтальпий нами была рассчи-
тана при рассмотрении первого начала термодинамики,
I Рассмотрим вычисление энтропии для моля идеального газа,
Мак наиболее простой случай:
dS — —
т
(7.39)
I Для идеального газа dU — c.vdl\ р = — и, подставляя эти
V
|Щ1чеппя в выражение дифференциала энтропии, получим
dT
aS — cv--
Интегрируем полученное выражение
Sr — So + cv In T -|- R In v,
(7.40)
201
где So — энтропийная постоянная, которая для большинства ве-
ществ по третьему закону термодинамики обращается
в нуль;
cv — теплоемкость газа при постоянном объеме;
и — молярный объем газа в данных условиях.
Рассматривая полученное выражение замечаем, что величи-
на энтропии зависит от температуры, давления (через молярный
объем) и строения вещества (с?;). Кроме того, на величину энт-
ропии моля данного газа влияют присутствующие в системе дру-
гие газообразные вещества, распределяясь между молекулами
которых, в силу необратимого процесса диффузии, данный газ
увеличивает свою энтропию.
Рассмотрим смесь газов, содержащую Hi — молей данного
газа; Н2—молен второго газа; — молей третьего газа и т. д.
Общий объем газовой смеси равен 1’о, температура Т и дав-
ление р.
Допустим, что газы не могут реагировать между собой. Тогда
один моль данного газа будет иметь объем
Vo
Щ = — •
П1
Общий объем газовой смеси будет равен г'Улц, где v пред-
ставляет собой молярный объем газа в данных условиях (Т, р)„
а следовательно, обьем моля данного газа
У fit
сц —----V.
Hj
Так как при смешении газов, пе вступающих в реакции меж-
ду собою, значения теплоемкостей газов меняться не будут, то
можно написать значение энтропии моля данного газа в смеси:
St = So + cv In T + R In v - R In A\,
где — молярная дробь, или концентрация данного газа (см.
стр. 166);
1 Zrti'
Таким образом, энтропия моля газа в смеси
Sr = St- R In (7.41)
Так как Nt по определению всегда представляет собой пра-
вильную дробь, то энтропия газа в смеси возрастает и, если моль
данного газа распределен среди бесконечно большого количест-
ва молей других газов, то энтропия его будет расти до бесконеч-
ности:
ST-+ 00 • ]
202
Энтропии реальных веществ, испытывающих ряд превраще-
ний при понижении температуры до абсолютного нуля, подсчи-
тываются сложнее, так как изменяется величина теплоемкостей
и их зависимость от температуры и надо учитывать энтропии
Превращений, равные разности энтальпий превращения, отнесен-
ной к температуре превращения.
В общем виде решение этой задачи будет следующим:
dQ CpdT
т т
плавл кин .
с . Г Cp^^dT Л//плавл (* Ср -dT
т = 5° + J -------------Ь-у-------+ J —у-------------h
0 1 * плавя •<
т
плавл
, Д^исп f c^-dT
+ ) —------- (7.42)
1 КПП 1
т
кип
Так как в расчетах используются не абсолютные значения
энтропий, а разности энтропий, то можно ввести понятие стан-
дартных энтропий S°, подсчитанных для стандартных условий:
(1,013-1 О*5 я/л/2; 298,16° К), которые были приняты для введения
стандартных разностей энтальпий (см. стр. 179).
Переход от стандартных условий к любым иным будет про-
изводиться по уравнениям:
для газообразных веществ
298,16
для жидких веществ
КПП , .
л ,.(Ж> АТ
р Ср • d 1
А-^исп
р -dT
т
208.16
кип
кип
Для твердых тел необходимо учитывать возможные фазовые
превращения, попадающие в данный интервал температур.
Некоторые значения стандартных энтропий в системе СИ
приведены в табл. 7.2.
пая расчет энтальпий и энтропий можно легко определить
и величину термодинамического потенциала С:
G = И — TS.
203
Табл и ц а 7.2
Значения стандартных энтропий некоторых веществ
В чпество 5°, дж!моль-град Вещество 5°. дж! и о ль • град Bameci во дж'.ио гъ-град
нгаз 111,53 С О раз 197,71 F С3О4 Крист 146,3
Но гач 130,46 COq газ 213,СО Stкрист 18,81
О? газ 201,90 Сграфмг 5,68 Si О ? кварц 42,08
Н'?Орл П 185,56 Fe (7) 27,13 СН4газ 186,0
НчОжидк 69,89 F еОкрИст 53,40 j С,Н4газ 219,24 1
В практических расчетах, относящихся к системам, содержа-
щим несколько веществ одновременно, следует учитывать энтро-
пии веществ, входящих в общие фазы (газовые смеси, раство-
ры), с учетом концентрационного фактора (— /?1п7У), т. е.
G = Н — TS' = Н — TS + RT In N.
(7.44)
Энтропия как термодинамическая функция, определяющая
состояние системы, представляет собой весьма важную характе-
ристику любой системы или даже отдельного чистого вещества.
Помимо тепловой )и концентрационной (—/?ln/V) ча-
стей энтропии, на величину энтропии влияет также и внутреннее
строение твердых фаз, например упорядоченные и неупорядочен-
ные твердые растворы, крупность зерна металла или сплава,
эти различия в строении в определенных условиях могут исче-
зать или сглаживаться, вследствие диффузионных процессов,
развитие которых идет необратимо и способствует росту энтро-
пии.
Таким же образом наличие напряженного состояния в твер-
дом теле будет приводить к изменению энтропии.
Для систем, характеризующихся определенным внутренним
строением, в общем значении энтропии будет уже три составля-
ющих: тепловая часть, концентрационная часть и конфигуратив-
ная часть энтропии, зависящая от внутреннего строения.
Определяя состояние системы, энтропия как термодинамиче-
ская функция носит статистический характер (как и все второе
начало термодинамики в целом) и связана с вероятностью наи-
более устойчивого состояния, которое является далеко не един-
ственно возможным.
Лоренц, развивая статистические идеи в термодинамике,
впервые показал, что энтропия равна обратному логарифму ве-
роятности состояния системы. Эти чрезвычайно интересные во-
просы освещены в [6].
204
§ 7.5. Расчет равновесий в гомогенной среде
Общим условием равновесия в любой системе (го-
могенной или гетерогенной) при условии 7=const и р=const яв-
ляется постоянство термодинамического потенциала G, который
представляет собой сумму термодинамических потенциалов всех
веществ, входящих в нее в соответствующих числах молей. Та-
ким образом, изменение термодинамического потенциала в си-
стеме при равновесии:
AG = 0.
(7.45)
Рассмотрим условия равновесия системы, в которой может
протекать химическая реакция между газообразными вещества-
ми, на примере образования углекислого газа, обратимо распа-
дающегося на окись углерода и кислород в условиях высоких
юмператур
2СО + О2 2СО2.
Суммируем термодинамические потенциалы продуктов реак-
ции, причем для начальных (исчезающих) веществ принимаем
знак минус, а для конечных (образующихся) —знак плюс. Тог-
да получаем
%<•
AG — — 2Geo — Gq2 + 2Gco;
Значение термодинамического потенциала каждого из ве-
ществ согласно уравнению (7.44) можно записать следующим
образом:
G = H-TS + RTlnN,
гак как необходимо учесть влияние концентраций, изменяющее,
в свою очередь, величину энтропии.
Подставляя развернутые значения термодинамических потен-
циалов всех веществ в выражение суммы, получим:
AG = - 2ЯСО + 2TSC0 - 2RT In Л'ш - Яо? + TSO. —
- RT In Nq2 + 2Ясо2 - 2TSCo2 + 2RT In 2VCoa = 0. (7.46)
1 руппируем члены выражения следующим образом:
•—2Ясо-—77о2+2/7сой —Д7/ или разность энтальпий реакции;
Ш —Г(—2SCo—So,+2ScoJ=—
где AS — разность энтропий конечных и начальных веществ
реакции;
3) 2/?ЛпЛ'соа—2/?T1ihVco—J?TlnAo2 — можно представить как
Логарифм отношения молярных долей в степенях, равных коэф'
фин центам реакции, или:
Запишем уравнение суммы термодинамических потенциалов
в преобразованном виде:
AG = A//- TAS + RT In
/V2 No
со
(7.47)
Выражение под знаком логарифма принято называть кон-
стантой равновесия, так как оно определяет соотношение кон-
центраций реагирующих веществ в момент равновесия:
. 2
Л со,
КЛ-== const; (Т; р = const). (7.48)
v соА °2
Константа равновесия обратимых химических реакций, кото-
рая в курсе общей химии обычно выводится из условия равенст-
ва скоростей прямой и обратной реакции, является очень важ-
ной термодинамической функцией, зависящей от температуры и
энергоизмепепия в процессе реакции— АН.
В самом деле, подставляя Кк вместо его выражения, получим
\G = \Н -T\S + RT\nKv = 0,
или
- /?Г1п = АН - TAS.
Отсюда можно показать зависимость константы равновесия
от температуры:

Соотношение равновесных концентраций в газообразных си-
стемах удобнее выражать через парциальные давления компо-
нентов, по в этом случае значение константы равновесия будет
уже другим и, кроме того, оно будет иметь размерность давления
в той или иной степени. Найдем зависимость между константа-
ми равновесия Кр и 1\±х в общем случае. Рассмотрим реакцию
между газообразными веществами Д, В, С и D, вступающими в
реакцию с коэффициентами а, Ь> с и ci
аА + ЬВ
сС dD.
Константа равновесия, выраженная через молярные доли:
V« Nb
/ в
— const;
(Г; р = const).
(7.50)
206
Константа равновесия, выраженная через парциальные дав-
ления
с d
PcPd
рп рь
г лг и
= const;
(7 — const).
(7.51)
Гак как парциальное давление равно общему давлению в си-
С1СМС ро, умноженному на молярную дробь Л\- [уравнение (6.4)],
н> можно подставить в уравнение КР значения парциальных
давлений:
с . re d .. ti
/?0 Л сро А п
/?аД-« рЪ ftb
' О а'о в
Группируя члены
следующем виде:
выражения КР . можно представить его в
Л^Л'л
----— = K\-pf}
.\ГП '
А1 В
Ъп
(7.52)
где c+rf—а—Ь = ^п — сумма коэффициентов уравнения реак-
ции, в которую коэффициенты начальных продуктов входят со
знаком минус» а конечных продуктов со знаком плюс.
Константы равновесия Кг и Kn по своей величине совпадают
в двух случаях:
1. Если число молей начальных веществ равно числу газо-
образных молей конечных веществ. Например:
СО + Н2О СО2 + Н2
В этом случае Srz — 0 и Kp=^Kn.
2. Если общее давление в системе н/м2 (или 1 ат), то в
злом случае Кр и будут численно равны, но Кр будет сохра-
нять размерность давления в степени 2. а.
Константу равновесия можно выражать и в других величи-
нах, определяющих соотношения концентраций веществ в мо-
мент равновесия, например в объемных концентрациях моль/л
(Л'<) и т. д.
Задачи
*
13. Определить процентный состав равновесной смеси
шеЛся при нагревании метана до Т = 2000° К:
2СНл^±С2Н6+ Н2,
газов, образовав-
Вили константа равновесия при данной температуре равна 8,5-10~2.
Ответ: 73,2% СН-; 18,4% С2Н6; 18,4% Н2.
207
14. Определить величину степени термической диссоциации молекулярного
водорода при 7=4000° К» если при этих условиях константа равновесия
КР = 2,76 • 105 н/ж2:
Н2^2Н.
Показать зависимость степени диссоциации водорода от давления, по-
строив график а — ig рс в интервале давлений от 1 н/м2 до 107 н/м2.
Ответ: а=0,64 при ро=Ь103 н!м2.
15. Определить концентрации компонентов равновесной газовой смеси,
полученной в результате смешения одного моля СО и двух молей водяного
пара при температуре Т=2000° К, если константа равновесия при этих усло-
виях равна =4,6.
Ответ: СО—18,8%; СО2—14,6%; Н2—14,6%; Н2О —52,0%.
§ 7.6. Измерение химического сродства. Изотерма
и изобара химических реакций. Принцип Ле-Шателье
Понятие химическое сродство, появившееся еще во
времена алхимии, в настоящее время может быть значительно
конкретизировано. Под химическим сродством мы понимаем
возможность вступления данных веществ в химическую реак-
цию с образованием заданного продукта, направление реакции
в заданных физических условиях и ее полноту или степень за-
вершенности при достижении химического равновесия.
Не рассматривая механизма возникновения и скорости тече-
ния этой реакции, определяемой внутренней структурой реаги-
рующих атомов и молекул, мы можем понятие химического
сродства при условии постоянного давления количественно из-
мерить через изменение термодинамического потенциала Гиб-
бса, рассчитанного для данного процесса.
Известно, что возможность и полнота химической реакции
между данными веществами зависит от внешних условий: соот-
ношения концентраций реагирующих веществ, температуры и
давления в системе.
Эти же условия определяют и величину термодинамического
потенциала п его изменение в результате достижения, обратимо-
го химического равновесия.
Изменение термодинамического потенциала е химически реа-
гирующей системе можно считать количественной мерой хими-
ческого сродства.
Рассмотрим в условиях постоянной температуры и давления
изменение термодинамического потенциала для процесса:
хЛ -ф у В АХВУ,
где
Л; В — реагирующие начальные вещества;
х; у — коэффициенты уравнения реакции;
Ах Ву — продукт реакции.
208
Если система находится в заданных условиях, отличных от
состояния равновесия, то можно написать уравнение измене-
ния термодинамического потенциала:
N
дО= Д/7 —Гд^ТАПп-----— 4 0, (7.53)
где A-j; N'B ; Ar4vBv— исходные количества молей веществ.
При достижении равновесия в системе, в результате прошед-
шей химической реакции, изменение термодинамического потен-
циала сделается равным нулю (условие равновесия):
NA В
дС1)аппов = \Н - T&S 4-RT In--------=о, (7.54)
(Лгл)х(Л?в)"
где NA\ Nb- A>аxrv — равновесные количества молей веществ.
Разность AG и AGpaBHoB и будет определять меру химического
сродства или возможность химической реакции (7=const):
дО=aG — Д0рапнов=RT In ч---RT In —Na^- .
(Л’л) Ил) (Лги)Л'(Л'в)'
(7.55)
Разности энтальпий реакции и члены, содержащие разности
энтропий, умноженные на температуру, сократятся при вычита-
нии, а также исчезнет и ЛСравНов, равное нулю.
Если исходные числа молей N'A и Л"» будут больше равно-
весных, a /V'a vb5 будет меньше равновесного, то
Л J *
(7.56)
и направление реакции в этом случае будет вправо:
хА -р у В —* А^ВУ,
Если будет обратное соотношение чисел молей взягых и по-
лученных веществ, то
. ^'ar}. л в,,
1x1-----LJL-_>1п----Д(7>0 (/.о7)
WW -ЭД
и направление реакции в этом случае будет влево
хЛ + уВ+-АхВу.
Если AG = 0, то в системе никаких изменений не будет, так
как она находится в состоянии равновесия.
209
Рассмотренное уравнение изменения термодинамического по-
тенциала носит название изотер м ы х и м и ч е с к и х р е а к-
ц и й и характеризует возможность и направление химической
реакции в условиях постоянных температуры и давления в зави-
симости от концентраций веществ.
Кратко это уравнение можно записать следующим образом:
Дб = ЯТ1пП-ЯПп/Ср,
(7.58)
где П — дробь, построенная аналогично константе равновесия,
но из неравновесных чисел молей или парциальных
давлений.
Используя уравнения изотермы химических реакций, термо-
динамического потенциала (7.44) и значений его частных произ-
водных (7.35), можно найти зависимость химического сродства
от температуры.
Запишем выражение изменения AG при равновесии в следую-
щем виде:
AG = (7.59)
где AS' — сумма и разность энтропий для веществ в равновес-
ной смеси.
Свойства частных производных сохранятся и для сумм одно-
гипных функций, следовательно:
Р(ЛС) 1
I Jr— Ai
или
AG = ДЯ+ 7'1^1] . (7.60)
I. дТ Jp ' '
Вычисляем частную производную (/> = const) из уравнения
изотермы химической реакции учитывая, что константа равнове-
сия является функцией от температуры:
[ d(AG) ] _ I dlnA'p \
L дТ J р R п П 1п )р
Далее подставляем значение частной производной в уравне-
ние (7.60), одновременно выражая AG из уравнения изотермы
химической реакции:
RT In П — RT In /(р = АЯ + T\R In П - R In Кг -
После сокращения одинаковых членов в разных частях уравне-
ния, раскрытия скобок, и преобразования выражения, оконча-
тельно будем иметь:
210
д in Кр \ Л//
- —* — I .ш I — _
дТ RT2
(7.61)
I. г. уравнение изобары химических реакций.
Гак как в дальнейшем мы будем рассматривать процессы
при условии р = const, то выражение частной производной можно
заменить просто производной:
d In АД
dT RT* *
Аналогично, исходя из уравнения свободной энергии Гельм-
гольца, можно для условий постоянного объема получить урав-
нение и зохо р ы х и м и ч е с к и х р е а к ц и й, впервые рассмот-
ренное Вант-Гоффом
Д1/
/д In Ас \
(7.62)
Уравнение изобары химических реакций является одним из
важнейших уравнений химической термодинамики, так как при
помощи этого уравнения можно определить смещение равнове-
сия обратимой химической реакции в зависимости от изменения
температуры, что особенно важно для рассмотрения металлурги-
ясских процессов при сварке — процессе, идущем при резком
изменении температур.
Рассмотрим процесс обратимой химической реакции (р=
-- const)
Нг^2Н.
Реакция идет с поглощением энергии и ЛЯ>0, тогда
d In К? АН
----- = — > 0.
dT RT2
Следовательно, при увеличении температуры логарифм кон-
станты цавновесия или просто константа равновесия растет, а
гак как она для данной реакции
го ее рост указывает па увеличение концентрации или парциаль-
ных давлений конечных продуктов, т. е. равновесие смещается
вправо.
Для реакции образования углекислого газа:
2С0 + 02 2СО2
211
разность энтальпий Д//<0, так как в результате реакции выде-
ляется энергия. В этом случае
d In /Ср _ А/7
dT ~~ RT2<
и при повышении температуры константа равновесия будет
уменьшаться и равновесие обратимой реакции смещается в сто-
рону начальных продуктов (влево).
Изменение равновесия в рассмотренных случаях показано
па рис. 7.6 в условных кривых.
Смещение равновесия обратимых химических реакций вслед-
ствие изменения внешних условий
является важным для управления
х и м и чески м и реакция ми.
Лс-Шатслье (1884 г.) логически
обобщил выводы из второго закона
термодинамики по смещению равно-
весия обратимых химических реак-
ций. Это обобщение известно под
названием принципа Ле-Шателье:
если на систему, находящуюся в
равновесии, оказывать внешнее воз-
действие, изменяя давление, темпе-
Рис. 7.6. Смещение равнове-
сия реакций в зависимости
от температуры:
£Лп/<
1) Hs;i 2Н. дн>о;—
2)2СО+О!7;2СОи ДЖО;
rfhiKp
ратуру или соотношение концентра-
ций, то в системе возникнут про-
цессы, уменьшающие это воздей-
ствие.
Влияние изменения соотношения
концентраций определяется уравне-
нием изотермы химических реакций
температуры определяется уравнением
Влияние изменения температуры определяется уравнением
изобары химических реакций (7.61). Развитие эндотермических
процессов (А7/>0) при повышении температуры уменьшает
дальнейший нагрев системы.
Влияние изменения давления па смещение равновесия опре-
деляется соотношением /<р и (7.52):
Д'р = KnPo Л — const; Т = const.
Увеличение давления смещает равновесие в сторону меньше-
го количества молей газообразных веществ (см. задачу 14). Так
как значение z\G реакции сильно зависит от внешних условий,
то для обработки опытных данных и сведения их в таблицы вве-
дено понятие стандартного изменения термодинамического по-
тенциала (или изобарного потенциала, или свободной энергии
Гиббса), которое исключает влияние соотношения молей реа-
212
шрующих веществ или парциальных давлений в исходных ус-
1ОВИЯХ.
Если парциальные давления всех веществ, участвующих в ре-
акции, приравнять единице (1 я/л«2 или 1 ат), то в уравнении
изотермы химических реакций первый член обратится в нуль;
при этом AG сделается стандартным:
ДО = ЯТ1пП-ЯГ1пКр;
AG° = — RT In Лр = Л/7 - TAS. (7.63)
Из определения стандартного изменения термодинамическо-
го потенциала видно, что оно остается по-прежнему функцией
1емпературы и давления.
Если проинтегрировать дифференциальное уравнение изоба-
ры химических реакций (7*61), то можно получить форму урав-
нения стандартного изменения потенциала, удобную для расче-
тов и табулирования справочных данных.
Разделяя переменные, получаем
d\nKp = L—dT. (7.64)
К 1"
Но так как разность энтальпий является функцией температуры
и может быть задана уравнением (6.34), то, подставив значение,
получим:
\НТ = \Н;У + аТ + рР + уР + ...
Отсюда
Интегрируя, получаем
где С — постоянная интегрирования, определяемая из экспери-
ментальных данных или по третьему закону термоди-
намики.
Умножаем полученное уравнение па (—RT) и получаем урав-
нение для зависимости AG° от температуры, так как
\g°= — /глпКр
Дб° = ДЯо'- U.T In Т — рр _ 21 р _ CRT. (7.66)
Данные для расчета стандартных значений AG0 для различ-
ных реакций приводятся в табл. 7.3, которая содержит коэффи-
циенты уравнений типа:
ДС° = А + BT\g Т + СТ. (7.67)
213
Т а б л и ц а 7.3
Некоторые данные по стандартным изменениям термодинамического
потенциала химических реакций
Ку =11/п Уравнение реакции AG°, дж 1 емттератур- ный интервал, °К
Л В С
1 Н2 “Г >2. НоОяар -246202 54,758 298-2500
9 Ctb+2H2£CHi —69990 50,578 —59,356 298—1500
3 {-•тв 4“ 7^ СО — 111(506 —87,57 298- 2500
4 СТн Ч~ О2 СО-, —393756 * —0,836 298—2500
5 Неж + ’/оОг-РеОж —232491,6 —15,27 1808—2000
6 '^етв -FV^Oj Рс3О.4Г11 —311911,6 -124,98 298—1642
7 2Fe3O4T —249211,6 * 140,53 298—1460
8 .Мпж + 1/2О2 МпОж —398722 » ' 82,01 1500—2051
9 51ж-|-О2^5ЮГж —990664,6 199,51 1973-2200
10 Г1тя й" О2 7^ Т1О2тп —917692 —11,463 226,35 298-2000
При использовании табличных данных следует иметь в виду
комбинирование равновесий, что значительно расширяет воз-
можность расчета. В качестве примера можно разобрать вычис-
ление стандартного изменения термодинамического потенциала
для реакции
FeO« + СО Fe>K + СО2.
Данное уравнение реакции построено из имеющихся в табл.
7.3 уравнений путем сложения и вычитания их между собою,
таким же образом суммируют и Лб°. Заданное уравнение можно
построить следующим образом:
При суммировании уравнений химических реакций могут
появиться также и постоянные множители (коэффициенты урав-
нений химических реакций).
Справочная литература, содержащая значения стандартных
разностей энтальпий, стандартных энтропий и стандартных*из-
мснений термодинамического потенциала, приведена в списке
литературы.
214
Задачи
16. ‘Определить
I цбл. 7.3).
константу равновесия реакция
(используя данные
Ct14 4- Н2О ЗИ2 4- СО
при температуре 1000° К и давлении /; = 1-105 м/л2. Определить концентрацию
водорода в равновесной смеси, если в исходной смеси метан и водород взяты
в равных объемах. Указать, будет ли равновесие этой реакции смещаться при1
п <менении давления.
17. Определить константу равновесия и величину разности энтальпий ре-
акции
2СО 4- О2 2СО2
при температуре 2500° К и давлении р=Ь105 н/лА Определить, будет ли рав-
новесие этой обратимой реакции смешаться при изменении давления (исполь-
зовать данные табл. 7.3).
§ 7.7 Третье начало термодинамики и расчет
химических равновесий
Впервые третье начало термодинамики было изло-
жено М. В. Ломоносовым, утверждавшим, исходя из положений
созданной им кинетической теории строения вещества, что нап-
иизшая температура соответствует прекращению теплового дви-
жения частиц, и, что в земных условиях она наблюдаться не
может.
Нернст сформулировал третье начало термодинамики в
1906 г., опираясь на обширные исследования по изучению свой-
ств веществ в области низких температур (Нернст, Камерлинг-
Оннес, Линдеманн и др.). Было установлено, что теплоемкости
твердых тел стремятся к нулю при температурах, близких к аб-
солютному нулю, в этих же условиях резко меняются и другие
свойства веществ. Металлы, например, теряют пластичность,
появляется свойство электрической сверхпроводимости, сильно
изменяются магнитные свойства.
Формулировка третьего начала термодинамики, предложен-
ная Нернстом, была основана на скачкообразном изменении
свойств веществ при температурах близких к абсолютному
нулю:
при температурах, стремящихся к абсолютному нулю, тепло-
вые свойства тел перестают зависеть от температуры — абсолют-
ный нуль недостижим.
Исследовав термодинамические функции в условиях низких
температур, Нернст выдвинул следующий постулат:
, I d (ДЯ) \
lirn \ /
' dT f
— lim
Г-+0
d(AG)
5F
(7.68)
Не рассматривая подробно постулат Периста, так как с этим
вопросом при желании можно ознакомиться в специальных
215
курсах физической химии и химической термодинамики, перехо-
дим к его следствиям:
. г. d(AH) dl&G)
1. Если пределы производных—:---- и __1____Lравны нулю
dT dT
при температуре, стремящейся к абсолютному пулю, то это
означает, что кривые AH—f(T) и AG=f(T) при 7 = 0 имеют об-
щую касательную, параллельную оси температур, и
ДЯо = ДСо.
2. Для конденсированных систем, суммарные уравнения
теплоемкостей которых не имеют члена, независящего от темпе-
ратуры {теплоемкость поступательного и вращательного движе-
ния молекул газа), постоянная интегрирования уравнения изо-
бары химических реакций (7.65) обращается в нуль.
3. Для реакции с участием газообразных веществ постоянная
интегрирования в уравнении (7.65) не равна нулю, но сумми-
руется аддитивно из постоянных, свойственных данных газам,
которые носят название истинных химических постоянных и мо-
гут быть рассчитаны на основании квантово-механических пред-
ставлений о строении молекул.
Полное расчетное уравнение для вычисления констанг рав-
новесия обратимых химических реакций с учетом газообразных
веществ по Нсрнсту можно записать:
, ДЯ0 2п е dT г „
М =--------—- + — j— \cpdT + С, (7.69)
1\1 /\ 1
о о
где
С = 2/1/конечн 2/1/начальн
С — сумма истинных химических постоянных.
Для упрощенных расчетов Нернст предложил очень удобное
уравнение, требующее мало исходных данных:
1 гл ДЯ°
1g Яр = - —— + 1,7o2n lg Т + 2m, (7.70)
где ДЯ°— разность энтальпий при стандартных условиях;
2п — сумма и разность коэффициентов газообразных реа-
гирующих веществ;
I — условная химическая константа.
Условная химическая константа в какой-то мере учитывает
пренебрежение изменением теплоемкостей.
Значения условных химических констант приведены в спра-
вочных таблицах для -расчетов по внесистемным единицам
теплоты и давлений (ДЯ° — кал; 7? = 1,985 кал/моль • град;
Р — атм). Для этого случая уравнение Нерпста принимает вид:
1 iz
1g + 1,7b2n lg Т + 2m. (7.71)
216
Планк, используя постулат Периста, произвел исследование
изменения энтропии в области абсолютного пуля на основании
рассмотрения уравнения термодинамического потенциала
Гиббса.
Определим производную по температуре от выражения тер-
модинамического потенциала:
AG = ЛЯ — TAS;
d(AG) _с/(АЯ) d(bS)
~ dT ~ dT dT
При температурах, стремящихся к абсолютному
d (AG)
это выражение обращается в нуль, так как —
нулю, все
я (А#)
и -----—
dT
по Нернсту стремятся к нулю и, следовательно, стремится к ну-
лю и AS.
Постулат Планка (1912 г.) формулируется так:
при температурах, близких к абсолютному нулю, энтропия
большинства твердых тел равна нулю.
Последняя часть формулировки предусматривает возмож-
ность некоторой величины энтропии, связанной с атомным стро-
ением элементарных частиц, из которых построен кристалл
(орто-, параводород и т. д.).
Следствием постулата Планка является то, что в большинст-
ве случаев энтропийная константа (см. стр. 202) равна нулю, а
эго дает возможность рассчитывать равновесие, исходя только
из первого и второго законов термодинамики.
Расчетные уравнения для определения кон-
стант равновесия:
а) точное уравнение с учетом изменения теплоемкостей в за-
висимости от температуры и энергий переходов или фазовых
превращений:
ДЯ° Уп
~RT~~~RT •'
298,16
--\Н
RT
AS0
298,16
CpdT
* переход
переход
(7.73)
б) упрощенное уравнение для расчета равновесий
, ЛЯ° AS0
пКр—- — + „ •
(7-74)
217
Уравнение (7.73) весьма трудоемко в решении и, если не
требуется высокой точности, то для приближенных расчетов бе-
рется уравнение (7.74). Оно дает хорошие результаты, совпадаю-
щие с экспериментальными данными, если значение Л//° доста-
точно велико по абсолютной величине (300—400 кдж; моль),
так как относительная ошибка в этом случае уменьшается.
Кроме того, расчеты по уравнению (7.74) приходится вести,
когда для решения по точному уравнению нет достоверных ис-
ходных данных.
Болес подробно методы расчета равновесий изложены в спе-
циальных руководствах по физической химии [4, 5, 6].
Для приближенных расчетов в области металлургических
процессов при сварке металлов, которые сами по себе только
условно можно считать равновесными, материал этого раздела
принесет существенную пользу.
Задачи
18. Рассчитать по уравнению (7.74) константу равновесия реакции
2СО + О2 2СО2
для температур 1000° К; 2000° К и 3000° К, используя данные табл. 6.2 и 7.2.
Сопоставить полученные расчетом данные с экспериментальными, приве-
денными в следующей таблице:
т, ° к 1600 2000 3000
IgKp 20,40 о * 0,94
§ 7.8. Равновесие в гетерогенных системах
Общие условия равновесия любых систем, уста-
новленные Гиббсом па основании исследования свойств функ-
ции термодинамического потенциала G [см. стр. 204; уравнение
(7-44)]:
AG — 0 при р = const; Т = const,
являются справедливыми и для гетерогенных систем.
Однако равновесие в гетерогенных системах зависит от их
строения, т. е. от соотношения числа фаз и числа компонентов —
правило фаз.
Определение фазы как составной части гетерогенной системы
дано в § 6.2 настоящего раздела; числом компонентов называ-
218
с гея число различного вида молекул, необходимое и достаточное
I# 1ч построения данной системы.
Число компонентов должно учитывать изменяемость числа
различного вида молекул в системе за счет происходящих в ней
химических реакций.
Число компонентов равно числу всех видов молекул, входя-
щих в данную систему (составных частей), минус число незави-
симых химических реакций между ними.
Например, в системе, состоящей из меди, кислорода и се
окислов, возможны следующие химические реакции:
1) 2Сг. + О2 2СиО;
3) CuO + Cu^Cu2O;
2) 4Си + О2 Сп2О;
4) 2Cu2O + О2 4CuO.
Однако независимыми химическими реакциями будут только
две первых, так как в остальных встречаются уже ранее получен-
ные вещества и уравнения реакций (3) и (4) могут быть полу-
чены из первых двух путем сложения или вычитания.
Таким образом, в системе из четырех веществ (Си; О2; СиО
н Си2О) число компонентов будет равно двум:
К = 4 — 2 = 2,
Рис. 7.7. Схема системы из
двух компонентов н трех
фаз
так как между этими веществами возможны только две незави-
симые химические реакции.
Рассмотрим в общем случае си-
стему, состоящую из 2 компонентов
и 3 фаз, полагая для простоты, что
в системе не происходит химических
реакций.
Пусть система состоит из жид-
кого раствора двух компонентов и
двух твердых растворов а и р. Си-
стема схематически представлена на
рис. 7.7. Концентрации растворов во
всех фазах различны, по функцио-
нально связаны между собой. Пере-
ходы компонентов из одной фазы в
Другую возможны, но при постоян-
ном давлении и температуре они
должны быть взаимокомпепсирова-
пы в условиях равновесия. Обозна-
чим значение термодинамического потенциала первого компо-
нента в жидком растворе Gj; в а-твердом растворе—Gia; в
рчвердом растворе — GV и сохраним аналогичные обозначения
для второго компонента. Исходя из общих условий равновесия,
напишем условия равновесных переходов.
219
Первый компонент:
Второй компонент:
4) -G2(a)4-G2 = 0;
5) — Go -|- G'2== 0:
6) -G2(a)4-Gl₽) = 0.
Из написанных шести уравнений два уравнения (3) и (6)
являются зависимыми или сопряженными и поэтому для реше-
ния задачи о равновесном состоянии данной системы мы можем
использовать только четыре уравнения (1), (2), (4), (5).
Эти четыре уравнения, представляющие собой алгебраичес-
кие суммы термодинамических потенциалов, будут содержать
следующие неизвестные параметры равновесия:
> Pi Get, С*,
где Ск; Q ; С — концентрации соответствующих фаз (справед-
ливо для системы из двух компонентов).
Таким образом, при решении задачи в общем виде мы можем
выразить любые четыре параметра как функции пятого парамет-
ра, которому можем задавать произвольные значения и все
остальные определять через него.
Параметр, принимающий произвольные значения, называется
степенью свободы, а число таких параметров определяет вари-
антность системы и носит название — число степеней свободы.
В отличие от математического решения для физико-химичес-
ких систем мы можем менять произвольные значения парамет-
ра только в определенных пределах, так как это связано с воз-
можностью существования рассматриваемой системы с данным
ее строением (число фаз). В рассматриваемом примере нельзя
задавать значение температуры выше, чем температура сущест-
вования одной из твердых фаз (а- или p-твердого раствора),
иначе в системе изменится число фаз, а это приведет к коренно-
му изменению всего решения.
Числом степеней свободы называется число параметров рав-
новесия, которым можно задавать произвольные значения без
изменения числа фаз в системе.
В нашем случае число степеней свободы равно единице, а
система будет носить название моновариантной.
Число степеней свободы устанавливается правилом фаз:
С = К4-2 —Ф, (7.76)
где С — число степеней свободы;
— число компонентов; ’
Ф — число фаз.
220
ho уравнение носит название правила фаз Гиббса.
Используем для нашего случая уравнение (7.76)
С ==2 4- 2 — 3 — 1 (одна степень свободы).
Следовательно, для определения числа степеней свободы нс
нужно каждый раз проводить то решение, которое мы использо-
iiJi.ni в качестве вывода.
В металловедении правило фаз трактуют иначе:
С = К + 1 - Ф,
Рис. 7.8. Диаграмма плавкости с ог-
раниченной растворимостью в гвеп-
(ом состоянии двух компонентов 1 и 2
Рис. 7.9. Фазовая диаграмма системы
с ограниченной растворимостью в
твердом состоянии
полагая заранее давление постоянным, т. е. уменьшая на едини-
цу число степеней свободы, получают диаграммы плавкости как
соответствующие изобары. Рассмотренная нами система соот-
ветствует эвтектической точке в системе сплавов с ограниченны-
ми твердыми растворами. Температура и состав эвтектичес-
кой точки должны изменяться в зависимости от давления (урав-
нение Клаузиуса — Клапейрона).
Схематические изображения диаграммы плавкости (/; =
► const) и фазовой диаграммы рассмотренной системы приведе-
ны соответственно на рис. 7.8 и 7.9.
О дно компонентные системы. Однокомп онентпые системы
можно рассматривать как фазовые изменения какого-либо чис-
юго вещества, независимо от его состава.
Для чистого вещества возможно существование одно-, двух-
п грехфазных систем с различным числом степеней свободы, как
$гго показано на рис. 7.10.
В системе из одного компонента одновременно более трех
||»<н в равновесии находиться не может, иначе мы будем полу-
чать отрицательное число степеней свободы.
221
При наличии полиморфизма у сложных веществ или аллотро-
пических изменений в твердом состоянии у простых веществ
число различных фаз в системе может быть больше трех, по в
состоянии равновесия могут одновременно находиться только
три из них, обладая при этом числом степеней свободы равным
нулю (тройная точка); возможность существования при этих
Рпс. 7.10. Схемы однокомпонентных систем
с различным числом степеней свободы:
« — системы однофазные: С—14 2—1—2; p=f(T; v);
б— системы двухфазные: 0—14-2—2=1; р=|(Г);
в— системы трехфазные: С=!+2—3—О
условиях других фаз
будет исключена.
В качестве примера
р ассмотрим ф азовые
состояния железа, ко-
торое может давать в
твердом состоянии а - -
Fe, у— Fe, 6 — Fe-фа-
зы, сутцествов ать в-
жидком и газообраз-
ном состоянии (пар)
всего возможно пять
различных фаз.
При те м пер атур е
1539е С существуют в-
равповесин три фазы:
пар железа жид-
кое
железо^б-желе-
зо.
а — Fe и у — Fe при
этой температуре су-
ществовать не могут.
При температуре 1401° С в равновесии будут три фазы:
6 — Fe у •— Fe пар Fe.
Жидкое железо и a—Fe при этой температуре существовать
не могут.
При температуре 910° С в равновесии будут три фазы:
у — Fe а — Fe пар Fe.
Жидкое железо и б—Fe при этой температуре существовать
не могут.
В данной системе существует три тройных точки.
Фазовая диаграмма чистого вещества, не имеющего поли-
морфных превращений, определяется наличием трех пересекаю-
щихся в одной точке кривых, выражающих связи между давле-
нием и температурой плавления, давлением насыщенного пара
в зависимости от температуры для жидкого п твердого состоя-
ния (уравнение Клаузиуса — Клапейрона, см.-стр. 193).
Па рис. 7.11 в качестве примера приведена фазовая диаграм-
ме! воды (без учета полиморфизма льда). Изобара 1,013- 105н/лг2
222
Рис. 7.11. Фазовая .диаграмма воды
(1 физ. ат), проведенная на этой диаграмме, позволяет опреде-
лить температуру кипения воды.
Точка пересечения трех кривых называется тройной точкой
и имеет нуль степеней свободы (понвариаптная система). Кри-
вые разделяют область системы координат на три части: область
пара, область жидкой воды и область кристаллов льда.
Двухкомионентные систе-
мы. Растворы. В двухкомпо-
лслтных системах могут воз-
никать фазы, содержащие
одновременно два компонен-
та, или растворы.
Раствором называется
гомогенная система (или
часть гетерогенной систе-
мы — фаза), состоящая из
двух или нескольких компо-
нентов.
Обычно растворами мы
называем жидкие или твер-
дые фазы, а газообразные
фазы называем смесями.
Такое различие возникает потому, что образование раство-
ров обусловлено взаимодействием между элементарными Части-
нами растворителя и растворенного вещества; в газах это взаи-
модействие между элементарными частицами будет очень слабо
выражено, ввиду малой плотности вещества, и в большинстве
случаев им можно пренебречь (кроме состояний, близких к кри-
тическому).
Взаимодействие частиц растворенного вещества и раствори-
теля приводит к изменению свойств как растворителя, так и рас-
творенного вещества.
Изменение свойств рас-
творителя при образовании
р а створ а можно и л л юстр и -
ровать изменением его фа-
зовой диаграммы. Рассмот-
рим двухфазную систему —
водный раствор, находящий-
ся в равновесии с насыщен-
ным паром растворителя,
предполагая, что растворен-
ное вещество нелетучее. Но
правилу фаз
С — К-|-2 — Ф<=2 +
-j- 2 — 2 = 2.
Рис. 7.12. Фазовая диаграмма раство-
ра постоянной концентрации
223
Эта система обладает двумя степенями свободы, или упру-
гость пара воды будет зависеть от температуры и концентрации
раствора. Тройная точка в фазовой диаграмме воды получит од-
ну степень свободы и фазовая диаграмма раствора для случая
некоторой постоянной концентрации (с = const) примет вид,
показанный на рис. 7.12.
Изменение постоянных точек вещества (температура плавле-
ния и температура кипения), а также изменение упругости пара
для любой данной температуры, хорошо описываются законами
Рауля, вывод которых из уравнения второго начала термодина*
мики мы опускаем из-за краткости изложения.
Закон Рауля для понижения температуры плавления:
Лкрнст^ • 1000
Д-* крист ==
(7.78)
где /Скрист — понижение температуры плавления растворителя
при растворении в 1000 г его одного моля раство-
ренного вещества, град)молъ\
т — масса растворенного вещества, а;
Л1 — молекулярный вес растворенного вещества, г!молъ\
g— масса растворителя, г.
Закон Рауля для повышения точки кипения:
ТСкип^ 1 ооо
Д^КИП --

(7-79)
К.
где ДГкшт — повышение температуры кипения растворителя при
растворении в 1000 г его одного моля растворенного
вещества, град}молъ.
Закон Рауля для понижения упругости пара:
Ро — Р _ ДР _ л Ро — Р _ Др _ п
“ - .^1 — J 11 —1 - - - - ' - . * ' — L
р p N ро ро Д’ +
где ро — упругость пара над растворителем;
р — упругость пара над раствором;
Др — понижение упругости пара;
п— число молей растворенного вещества;
N — число молей растворителя.
В табл. 7.4 приведены некоторые данные для расчетов по
уравнениям Рауля.
Они определяются обычно экспериментально, но могут быть
и вычислены по уравнениям:
Л кип --
9
рт "
юоол/7“: Лкрист =
^?7Плавл
1000Д//ПЛап%
(7-811
224
Таблица 7.4
Некоторые данные для расчетов по уравнениям Рауля
Вещество рист ^кни Вещество крпст ^'кнп
Вола . . „ 1,86 0,512 Олово 35,9 W.
Бензол . . 5,12 2,67 Свинец 122,5 —
>фцр . * . 1,79 2,11 М ед ь — —
Фонол . . . 7,27 ?• ,0-1 Же; езо ~100,0 Ч 1
.Анилин „ . 5,87 3,22 Цинк 34,1 •* —
। де А?-—газовая постоянная, джЬмолъ* град\
Гкил/, Лпавл—соответственно температуры плавления
и кипения,0 К;
А/7КИП»; А^плавл—удельная теплота плавления и удельная
теплота кипения, дж/г;
1(00—условная масса, г;
ATilHC; Аорист— молекулярные константы, град!моль.
Растворы относятся к конденсированным системам (жидкие,
твердые) и между частицами растворенного вещества и Части-
нами растворителя возникают значительные силы межмолеку-
л я р кого вз а имодей стви я.
Наличие межмолекулярных сил может приводить к измене-
нию числа элементарных частиц растворенного вещества путем
обьедипсния их между собой (ассоциация) или с молекулами
растворителя (сольватация) или вообще к процессу диссоциа-
ции на ионы при достаточной полярности молекул растворителя
(электролитическая диссоциация).
Поэтому законы Рауля являются справедливыми только для
растворов, в которых диссоциация не происходит и концентра-
ция достаточно мала, *с тем чтобы коэффициент активности раст-
воренного вещества был близок к единице.
В целом ряде случаев в растворах надо учитывать не только
упругость пара растворителя, но и упругость пара растворенного
Вещества, а также взаимодействие молекул между собой, кото-
рое может существенно влиять на процессы испарения (закон
Генри).
I Рассмотрим так называемый идеальный раствор, в котором
можно пренебречь силами межмолскулярпого взаимодействия.
I В этом случае общая упругость пара над раствором будет
равна сумме парциальных упругостей пара отдельных компонен-
та раствора:
h
ро = 2 NiP^
i-H
(7.82)
К <>89
225
где Ро — оощая упругость пара над раствором;
Pi — упругость пара чистого компонента раствора;
Ni — молярная доля данного компонента в растворе.
Для бинарного раствора можно написать
Pq — N ipi +
(7.83)
над
долю
В общем случае молярные доли компонентов в паре
жидким раствором будут N/ и ЛУ. Определим молярную
компонента в газовой фазе:
аналогично
piNi __ P\N±
piNi + p2N2 ро
р2^2 Р2^2
p2N2 + piA'i ро
(7.84)
Как видно из полученного выражения, молярные доли в
жидкости и в парах будут совпадать только в том случае, если
упругости пара обоих компонентов
будут равны: р\=р2, a NY = N2.
Р ассм атрив аем ая гетерогенн ая
система (рис. 7.13) имеет две степе-
ни свободы:
Рис. 7.13. Схема равнове-
сия между раствором
и паром
следовательно, условия равновесия
можно представить двумя уравне-
ниями:
кшт
где с — концентрация раствора.
Графически эти уравнения можно представить двумя диа-
граммами, полагая в одном случае Т—const, а во втором случае
р = const (рис. 7.14, а и б). Петля гистерезиса между испарением
и конденсацией получается в результате того, что молярные доли
в парах и в жидком растворе нс совпадают [уравнение (7.84)].
Если учесть силы межмолекулярного взаимодействия между
испаряющимися молекулами компонентов, то может быть два
случая:
1) молекулы компонентов образуют между собою связи и ме-
шают друг другу переходить в пар. В этом случае (рис. 7.15, а)
кривая упругости пара ро показывает минимум, а на кривой тем-
ператур кипения оказывается максимум (рис, 7.15, б), петля
гистерезиса испарения и конденсации разделяется на две части
при максимальном значении температуры кипения — точка мак-
симума.
226
я
В этой точке, имеющей вполне определенный состав, моле-
кулярные доли компонентов в жидкой и паровой фазе будут рав-
ны и раствор этого состава будет кипеть как чистое вещество.
Такие растворы носят название постоянно кипящих, или азео-
тропных;
2) молекулы компонентов способствуют друг другу перехо-
дить в состояние пара.
В этом случае на кривой упругости пара получается макси-
мум (рис. 7.16, а), а на кривой температур кипения — минимум
(рис. 7.16, б) при определенной концентрации раствора. Раствор
с минимальной температурой кипения тоже будет азеотропным.
При высокотемпературном процессе -сварки металлов плав-
лением всегда может происходить потеря компонентов сплава,
имеющих повышенную упругость пара или низкую точку кипе-
ния, так как, даже при малом содержании их в сплаве, в парах
они будут составлять основную массу. Точный расчет потерь
требует знания коэффициентов активности, а также уравнений,
связывающих упругость пара и испаряемость (летучесть) ком-
понента.
Азеотропные растворы используются в сварочной технике для
образования газообразных флюсов. Для сварки латуни
НИИАвтогеп предложил азеотропный раствор метилового спир-
та СНзОН и ортометилбората В(ОСН3)3, кипящий при темпера-
туре 54—56° С, который вводится путем карбюрации в ацетилен
и при сгорании в пламени дает борный ангидрид В2О3, улучшаю-
щий качество сварки латуни.
Задачи
19. Определить число степеней свободы гетерогенных систем, состоящих
из насыщенного раствора и пара над ним и ненасыщенного раствора и пара
над ним.
20. Определить температуру плавления углеродистой эвтектики, зная, что
содержание углерода в ней 4,3%, а температура плавления чистого железа
1539° С. Удельная теплота плавления железа АЯП лав л=267,52 кдж) кг. Сопоста-
вить с диаграммой плавкости Fe — Fe3C и сделать заключение о коэффициенте
активности углерода в жидком железе.
21. Железо содержит 1% Мп. Определить молярную долю Мп в парах
над этим сплавом при температуре 2000° К, используя данные табл. 7.1 и счи-
тая, что молярные доли совпадают с весовыми ввиду близости атомных масс
марганца и железа.
§ 7.9. Закон распределения
В гетерогенных системах компоненты, входящие в
состав разных фаз, находящихся между собой в равновесии,
распределяются между ними но произвольно, а вполне опреде-
ленно. Концентрации данного компонента в различных фазах
будут функционально связаны между собою — закон распреде-
ления.
228
Наиболее простой случай закона распределения сводится к
постоянству отношения концентраций данного компонента в раз-
личных фазах при постоянной температуре:
= const, T — const,
(7.85)
I де L — коэффициент распределения;
сг, с’2 — концентрации компонента в первой и второй фазах.
Если при переходе из одной фазы в другую компонент пре-
терпевает изменение молекулярного строения (химическая реак-
ция), то коэффициенты уравнения (7.55) войдут в закон распре-
деления как показатели степени при концентрациях.
Рассмотрим в качестве примера превращение компонента па
границе раздела фаз:
Закон распределения будет выражаться следующим образом:
г (fi)n
£ = — = const, Т = const.
(7.86)
Усложнение закона распределения также вызовет случай хи-
мической реакции компонента с веществом данной фазы. В этом
случае в выражение закона распределения следует вводить кон-
центрации активного или свободного вещества, или не вступив-
шего в реакцию, или полученного в результате обратимого рас-
пада соединения.
Константа распределения является функцией температуры и
обычно передается экспоненциальным уравнением.
§ 7.10. Растворимость газов в жидкостях (закон
Генри — Дал ы она)
Рассмотрим систему газ — жидкость (рис. 7.17).
Эта система имеет две степени свободы и концентрация газа,
растворенного в жидкости, будет зависеть от температуры и дав-
ления газа:
Запишем выражение закона распреде-
ления для данной системы, учитывая воз-
можность выражения концентрации газа
н газообразной фазе через уравнение со-
стояния газа:
pA1v = nA3RT, Сгаза = ^ = ^.. (7.87)
V
Рис. 7.17. Система жид-
кость — газ
229
Тогда выражение закона распределения можно записать так!
или
[^2] газ
[^2] раст.
[Л]
Ра2
= const,
Т = const
раст.^?Т
[^2] раст. —
Т — const,
(7.88}
где k — константа растворимости.
Растворимость газа при условии постоянной температуры
прямо пропорциональна парциальному давлению газа над жид-
костью (закон Генри — Дальтона). I
Зависимость константы растворимости от температуры опре-
деляется разностью энтальпий при растворении и может быть
передана уравнением
" __ А//
kr^koe RT, (7.89)
где kT — константа растворимости при температуре Т\
kQ — постоянная величина; I
ЛЯ — разность энтальпий при растворении. I
Обычно при растворении молекулярных газов в полярных
или неполярных жидкостях выделяется некоторое количество
тепла (ДЯ<0) и растворимость газов с повышением температу-
ры снижается, стремясь при температуре кипения жидкости
практически к нулю. 1
Если газы реагируют с жидкостью, то растворимость их дает
отклонения от закона Генри — Дальтона (NH3; НО; SO2; СО^
в воде). 1
§ 7.11. Растворимость газов в металлах
Системы, построенные с помощью металлической
связи между элементарными частицами — остовами атомов и
электронами проводимости —могут растворять в себе газы толь-
ко в атомарном состоянии и такие газы, атомы которых имеют
свободные валентные орбитали (Н; N), но не образующие ион-
ных связей с металлами, как это характерно для активных
окислителей (О; F) *. I
Инертные газы всегда одпоатомны, но, не имея свободных
валентных орбиталей, в металлах не растворяются.
Так как газы, имеющие свободные валентные орбитали, обыч-
но образуют молекулы (Н2; N2), то перед процессом растворения
их в металлах они должны перейти в атомарное состояние. На
* Кислород в активных металлах растворяется в виде соединений — окис-
лов и только в мало активных металлах (Ag, Au) его можно рассматривать
как просто растворенный газ.
230
ГТ. 18 а и б показаны две энергетически эквивалентные схемы
dt нырсния водорода в металле.
Х'р ин пение растворимости водорода в металле можно пред-
Пншгь в следующей форме:
[//] = Т = const,
/? —условная константа растворимости;
рн — парциальное давление атомарного водорода.
Рис 7.18. Эквивалентные схемы растворения
водорода в металле
1арциальное давление водорода можно определить из урав-
нения константы равновесия диссоциации молекул
Н2^2Н
2
—- — или Рн = }!Kf>PHr
Pns
Подставляя значение парциального давления водорода в
уравнение растворимости, получим (закон Сивертса):
0,5
[//] = kTpn2 при Т = const, (7.90)
це k — константа растворимости при данной температуре;
Рн — парциальное давление молекулярного водорода.
Процесс диссоциации молекул газа всегда идет с затратой
Энергии и теплоты адсорбции и растворения не могут компенси-
ровать расход энергии на разрыв молекулярных связей. Поэто-
му, в большинстве случаев, растворимость водорода в металлах
увеличивается с повышением температуры (ДЯ>0).
I Если водород, растворяясь, образует с металлом устойчивый
гидрид, то выделение энергии при химической реакции может
Компенсировать затрату энергии на процесс диссоциации моле-
кул газа и общее изменение энтальпии при растворении будет
Меньше пуля (Л//<0). В таких случаях растворимость водорода
В металлах снижается при повышении температуры.
Такие процессы растворения водорода характерны для гидри-
лообразующих металлов (Ti; Zr; Hf; V; Nb; Та).
231
Закон Сивсргса [уравнение (7.90)] для гидридообразующих
металлов приложим в полной мере только при высоких темпера-
турах, при которых гидриды теряют свою устойчивость и не
переводят растворенный водород в связанное состояние.
Зависимость растворимости от температуры выражается
уравнением
Д/7
(7.9!)
Производная от логарифма константы растворимости по тем-
пературе для обычных металлов и для гидридообразующих ме-
Рис. 7.19. Схема изобар растворимости водорода
для железа и меди (/70= 1,013 • 105 н!м2)
таллов будет иметь различный знак:
d In kT кН
dT
для гидридообразующих металлов Д//>0;
(7.92)
dln&T
dT
для обычных металлов AZf >0;
d In kT
dT
0.
Растворимость газов в твердых металлах зависит от их фа-
зового состояния и резко изменяется при переходе из одной
модификации в другую. На рис. 7.19 показана схема изобар
растворимости Н для некоторых металлов.
232
Общее уравнение растворимости можно представить в сле-
ду ющем виде:
И II!
[Н]=м *4!
1п[Н]=1пА0—^-4-0.5 In/2Н/
(7.93)
Переходя к десятичным логарифмам, получаем:
ig[#j=-4+B+°’5ig^-
(7-94)
Коэффициенты такого уравнения для различных газов легко
сводятся в таблицы. Полученные закономерности могут быть
в полной мере распространены и на растворение азота.
§ 7Л 2. Распределение компонента между
жидкими фазами
В металлургических процессах распределение ком-
понентов между жидкими металлами и шлаками является весь-
ма существенным, так как оно лежит в основе очистки металла
в процессе его плавления. В химической промышленности этот
процесс служит для экстрагирования вещества из одного ра-
створителя в другой, а также для очистки или выделения в сво-
бодном виде.
Полнота извлечения каких-либо примесей из металла опре-
деляется не только составом и объемом экстрагирующей фазы
(шлак), но и кратностью контактов металла и шлака.
В сварочной металлургии нельзя сделать смену шлаковых
фаз и поэтому полноту извлечения можно регулировать только
соотношением объемов жидкого металла и шлака (^шл), кото-
рое при сварке под флюсом и при сварке толстопокрытпыми
электродами достаточно велико (0,35—0,5).
Рассмотрим пример извлечения примеси в общем виде:
I) пусть а молей вещества растворено в фазе I объемом V;
?) введем экстрагирующую фазу II объемом v, в которую перей-
дет х молей вещества из фазы /;
Л) концентрации веществ в обеих фазах будут следующие:
фаза I Ci —
фаза// с2 = —.
v
233
Подставим полученные концентрации в выражение закона рас-
пределения:
а — х
отсюда находим количество извлеченного вещества:
v
(7.95)
х — а
Если обозначить отношение объемов фазы 11 и фазы / через q:
то можно написать следующее выражение:
(7.96)
Отсюда видно, что при том же значении коэффициента рас-
пределения относительный объем экстрактора увеличивает пол-
ноту извлечения. Однако чрезмерное количество шлака затруд-
няет ведение металлургического процесса и увеличивает потери
металла. Поэтому относительное количество шлака рациональ-
но в пределах ^ = 0,25—0,5. Если бы было возможно осуществить
смену экстрактора (шлака), то извлечение было бы значительно
больше, так как аналогичными расчетами можно показать, что
после второй такой же порции экстрактора количество извлечен-
ного вещества
Xi — а
(7.97)
Правило фаз и равновесие в гетерогенных системах при на-
личии химических реакций будет рассмотрено в разделе III «Ме-
таллургические процессы при сварке металлов».
Глава VIII
УЧЕНИЕ О СКОРОСТЯХ ХИМИЧЕСКИХ
РЕАКЦИЙ
§8.1. Основные понятия и определения
Как известно из курса химии, скорость химической
ргакции определяется изменением концентрации реагирующего
вещества в единицу времени. Скорость химической реакции из-
меняется в зависимости от времени и ее следует выражать как
первую производную от концентрации по времени. Например,
для реакции
А + В~^АВ.
а Ъ х
где а — начальная концентрация вещества Л, моль!л\
b — начальная концентрация вещества В, моль)л\
х — концентрация образующегося вещества АВ, моль!л\
выражение средней скорости процесса:
_ х2 — xi _ (а —х2) —(а —*1) —х4
w = ----- или w =----------------_-----= -----— (8.1)
Г2 — Ч — *1 ?2—Ч
(знак минус перед вторым выражением скорости означает, что
скорость измеряем по уменьшению концентраций начальных ве-
ществ);
выражение истинной скорости процесса:
dx
или
d (а — х) dx
w =----------— —.
dt dt
(8-2)
Все химические реакции можно классифицировать следую-
щим образом:
Кинические реакции
Необратимые
Обратимые
Гомогенные
Гетерогенные
Наиболее простым для изучения объектом является скорость
гомогенных необратимых реакций, так как в этом случае все мо-
лекулы реагирующих веществ находятся в одинаковых условиях
(одна фаза) и реакция может развиваться только в одном на-
правлении. Поэтому обычно стараются свести решение задачи
к этому случаю, так как иначе получаются уравнения скорости,
решаемые в отдельных частных случаях
235
Скорость химических реакций зависит от температуры, при-
роды реагирующих веществ и от концентрации веществ, всту-
пающих в реакцию. На скорость химических реакций влияет
присутствие катализаторов — веществ ускоряющих или замед-
ляющих процесс, ио остающихся без изменения в результате
химических реакций.
§ 8.2. Влияние концентраций
При условии постоянной температуры скорость хи-
мических реакций прямо пропорциональна концентрациям реа-
гирующих веществ (Гульберг, Вааге, 1867 г,). В зависимости от
количества вступающих в химическое взаимодействие продуктов
дифференциальные уравнения скорости химических реакций бу-
дут принимать следующие выражения:
реакции первого порядка — моно молскул яр-
н ы е
АВ^А+В.
а х b
ki(a — х),
(8.3)
где A’i — константа скорости мопомолскулярной реакции, являю-
щаяся функцией температуры и природы реагирующих
веществ;
а — начальная концентрация вещества ЛВ;
реакции второго порядка — б и м о л е к у л я р и ы е
А + В-+АВ,
а b х
dx
dt
= kzta — х) (b — х),
(8-4)
где ^2 — константа скорости бимолекулярной реакции, завися-
щая также от способа выражения концентраций и их
относительных величин.
Реакции более высоких порядков маловероятны, так как они
требуют одновременных тройных избирательных столкновений
(например, АА-В + С); поэтому сложные реакции, с участием
большого количества молекул, идут обычно по отдельным ста-
диям или моно- или бимолекулярных реакций.
Решение дифференциальных уравнений скорости в условиях
постоянной температуры (А=const) всегда возможно, так как
постоянные интегрирования определяются из начальных условий
(/=0;х=0).
236
Рассмотрим решение дифференциального уравнения скорости
мопомолекулярной реакции (8.3):
dx
dt
— ki(a — х),
разделим переменные и проинтегрируем:
(а — х)
= kidt\
— In (а —- х) = kd + С.
11ри £=0 и х = 0 постоянная интегрирования
С — — In а.
Подставляем значение С, получаем основное уравнение:
In----------= kit,
а — х
(8-5)
где k\—константа скорости мопомолекулярной реакции» сект1.
Исследуем полученное выражение:
1) при х—>-а, /->оо, т. е. реакции заканчиваются через беско-
нечно большое время, а практически тогда, когда аналитиче-
ские методы уже не улавливают изменений в реагирующей
среде;
2) при х=0,5 а
Г = —1п2. (8.6)
kl
«Половинное время», или период полураспада (для мономо-
яскулярных реакций) 1\ определяет интенсивность течения ре-
акции и зависит только от температуры и природы реагирующе-
го вещества. Период полураспада радиоактивных изотопов
совершенно точно выражается этим уравнением. Опо же позво-
л я ет р а сс читыв а ть у мен ьшени е инт е н сив нос ги р а ди о а кт ив кого
распада изотопов, применяемых в дефектоскопии металлов
(сварных соединений) и научных исследованиях (диффузия,
распределение компонентов) в зависимости от времени. Решаем
уравнение (8.5) относительно х — концентрации вещества, по-
лученного или распавшегося за время t:
—— gkjt •
х — а (1 — e~hit).
(8.7)
Исследуя уравнение (8.7), замечаем следующее:
I) f=0; х=0, т. е. получаем начальное состояние;
2) t = сс; х = а, или реакция дошла до конца;
1
3) Т — — In 2; х — 0,5а.
ki
237
На рис. 8.1 представлена графическая зависимость х от вре-
мени течения реакции для различных значений k\. На этом же
графике показаны соответствующие периоды полураспада.
Реакции первого порядка наиболее характерны в области
высоких температур, описывая скорость распада или ионизации
молекул и атомов:
Н2->2Н; Н2->Н2+ + е;
Рис. 8.1. Зависимость х-концентрации про-
дукта мономолекулярной реакции от време-
ни для различных значений k
Дифференциальное уравнение скорости бимолекулярной ре-
акции уже имеет два случая решения: общий случай и случай
равных концентраций реагирующих веществ.
В общем случае для уравнения реакции
А+В^АВ,
а b х
где а, Ь, х — концентрации реагирующих веществ.
Дифференциальное уравнение скорости реакции будет
dx
dt
— k%(a — х) (b — %).
Решением этого дифференциального уравнения после вычис-
ления постоянной интегрирования и подстановки ее значения
будет следующее выражение:
I (а — х)Ь
(Ь — х)а
(8.8)
238
Отсюда константа скорости бимолекулярной реакции опре-
деляется следующим образом:
1 1 t (а — х)Ь
---------in ~.
t a — b (b — х) а
(8.9)
Константа скорости бимолекулярной реакции имеет размер-
ность — время-1, концентрация-1 и, таким образом, зависит от
способа измерения концентрации.
Для случая равных концентраций реагирующих веществ рас-
смотрим процесс химической реакции
А + В-+АВ.
а b х
Дифференциальное уравнение скорости в этом случае будет
^ = k2(a-x)\ (8.10)
at
окончательным решением будет следующее выражение:
=---------—>
а — х а
а отсюда выражение для константы скорости для этого случая
реакции:
^ = 1.1—2_. (8.11)
t а а — х
Уравнение для случая равных концентраций реакции /2-го
порядка можно представить следующим образом:
dx
= kn[a-x)n (8.12)
dt
Решение этого уравнения нужно для определения порядка
реакции экспериментальным путем.
Так как сложные процессы обычно разбиваются на отдель-
ные стадии, идущие последовательно, то общую скорость про-
цесса или порядок реакции определяет наиболее медленно раз-
вивающаяся реакция. Обычно в области высоких температур
такими реакциями являются процессы диссоциации, возбужде-
ния или ионизации молекул, которые подчиняются уравнению
мономолекулярных реакций (8.3).
§ 8.3. Зависимость скорости реакции от температуры
Зависимость скорости реакции от температуры в
конечном итоге определяется природой реагирующих веществ
или энергией активации.
239
Энергией активации называется энергия, необходимая для
приведения моля реагирующих веществ в реакционноспособное
состояние.
Величина энергии активации определяется прочностью или
устойчивостью молекул, вступающих в химический процесс.
Чем прочнее молекулы, тем большая энергия активации тре-
буется для их возбуждения и тем менее вероятны активные
столкновения, приводящие к химическому взаимодействию и
перестройке молекул реагирующих веществ.
Вант-Гофф и Аррениус различными путями изучали зависи-
мость скорости реакции от температуры, но пришли, ио сущест-
ву, к одинаковым результатам. Уравнение, связывающее кон-
станту скорости реакции с температурой, которое, кстати, может
быть получено и из кинетической теории газов, следующее:
_д _ л
kr=koe liT~kQe Я (8.13)
Jf
где kT — констапта скорости при температуре Г;
йо — постоянная величина;
А—энергия активации, кдж/моль или эрг!молекула-,
Т — абсолютная температура;
й; R — постоянная Больцмана, или газовая постоянная (в
зависимости от того как задана энергия активации:
на 1 моль или на 1 молекулу).
Энергию активации можно определить, зная константы ско-
рости данной реакции при нескольких температурах.
Величина энергии активации и температура очень сильно
влияют па скорости химических реакций.
В настоящее время зависимость скорости реакций от темпе-
ратуры рассматривается несколько иначе.
Теория активных комплексов рассматривает некоторое про-
межуточное состояние реагирующих веществ — активные ком-
плексы, с которыми находятся в состоянии равновесия началь-
ные продукты и продукты реакции.
§ 8Л. Явление катализа
Ускорение или замедление химических процессов
веществами, которые в результате реакции остаются неизменен-
ными, называется катализом.
Катализ может быть гомогенны м, если катализатор при-
сутствует в той же фазе, в которой происходит реакция, или
гетерогенным, если катализатор создает другую фазу и ус-
корение реакции происходит на границе раздела фаз.
Гомогенный катализ обычно является результатом промежу-
точных реакций начальных веществ с катализатором, и медлен-
240
но идущий процесс с большой энергией активации «подменяется
дн\‘Мя или несколькими быстро протекающими стадиями. На-
пример:
Л + В А В — энергия активации А;
А + АК энергия активации Ai < А;
Л К + В —>АВ -}- К — энергия активации А2 < А.
(8.14)
Таким образом, реакция ускоряется, а катализатор ib конеч-
ном итоге остается без изменений. Каталитическое действие в
(ним случае зависит от концентрации катализатора, трисутст-
иующего в реакционной смеси.
Гетерогенный катализ является результатом адсорбционных
Явлений на границе раздела. Адсорбцией называется уплот-
нение на поверхности твердого или жидкого тела молекул газа
пли растворенных частиц за счет уменьшения свободной энергии
поверхности, созданной неуравновешенностью элементарных ча-
стиц, образующих пограничный слой.
Энергия адсорбции частично расходуется -на деформацию
ядоорбированных молекул, что снижает их устойчивость и, сле-
довательно, энергию активации. Таким образом, явление адсорб-
ции увеличивает концентрацию реагирующих молекул в поверх-
ностном слое и уменьшает энергию активации, что приводит к
ускорению процесса химической «реакции.
В этом случае каталитическое действие зависит не от кон-
центрации катализатора, а от величины его поверхности и ее
состояния. Поверхность катализатора обладает участками раз-
личной активности и наибольшая адсорбционная и каталитиче-
ская активность будет наблюдаться в местах нарушении кри-
сталлической структуры («вакансии и дислокации).
В условиях высоких температур со временем активность по-
верхности катализатора уменьшается, в-виду упорядочения ее
структуры. Поверхность катализатора можно активизировать,
Вводя в нее ’примеси (‘промоторы!). Аналогичное влияние при-
месей в поверхностном слое наблюдается .при увеличении термо-
электронной эмиссии — торированный вольфрам.
§ 8.5. Гетерогенные химические реакции
Химические реакции, идущие на границе раздела
двух фаз, особенно часто встречаются в сварочной металлургии
при взаимодействии газов с металлом и шлака с металлом в
Воне сварки. Скорость гетерогенных химических реакций зависит
о г величины границы раздела и от се состояния, так как если
граница раздела закрывается продуктами реакции (твердыми
или жидкими пленками), то скорость химических реакций в этом
случае будет лимитирована диффузионными процессами иро-
ду ктов реакции через эти слои.
241
Рассмотрим случай гетерогенной химической реакции, для
которого можно пренебречь изменением состояния поверхности
за счет продуктов «реакции на примере окисления металла гало-
геном с образованием легколетучего галида:
Ме + О2^МеС12,
а х
где а — концентрация хло*ра в газовой фазе;
х — концентрация галида.
Дифференциальное уравнение скорости в общем случае бу-
дет выражаться так:
dx
dt
k(a — a)s.
В этом выражении s— граница раздела металл — газ, кото-
рая может рассматриваться или как постоянная величина (s =
= const) при достаточно массивном куске металла или как ве-
личина, меняющаяся во времени ), если металл раздроб-
лен на отдельные мелкие частицы.
Для случая 5 = const решение уравнения аналогично урав-
нению (8.3):
In---— = kst, (8.16)
а — х
или
х = я(1 — e~hsl).
(8.17)
В этом случае величина поверхности входит как множитель в
показатель экспоненты, что свидетельствует о сильном влиянии
поверхности на скорость гетерогенных процессов.
Зависимость величины поверхности от времени можно уста-
новить, выразив поверхность твердой или жидкой фазы через
число молей реагирующих веществ и плотность.
Допустим, что N молей металла разбиты на п частиц, имею-
щих кубическую форму с ребром величиной I. Металл имеет
атомный вес А и плотность р. Следовательно, ребро куба
г пр
В этом случае величина поверхности всех элементарных
кубиков
t (NA\*
s — Gl2n = 6n i-I .
' Пр 7
(Если бы задача решалась не для кубов, а для шаров, то коэф-
фициент формы вместо 6 составил бы — 5,8.)
242
Изменение числа молей в результате реакции будет приво-
ди гь к изменению поверхности:
/ A Vs
st — 6п I — ) (Л- — х)2\
v пр 7
Подставим полученное значение поверхности в дифференциаль-
ное уравнение скорости реакции:
dx , / А \2/з
— = /г-6-п’/з1— I (;V — хУ{*(а — х). (8.18)
dt х р 7
I Как видно из уравнения (8.18), окончание реакции возмож-
но в двух случаях:
I 1) х—или металл в избытке по сравнению с галогеном;
2) х—или галоген в избытке по сравнению с металлом.
I Для полного решения в уравнение (8.18) надо ввести т] —
коэффициент экранирования, учитывающий неодинаковое поло-
► жеиие частиц относительно окислителя.
I Например, при реакции в неподвижном слое поверхность не-
[ которых частиц не будет принимать участия в реакции (т]<1),
Я при реакции в потоке, когда каждая частица омывается газом,
{коэффициент экранирования будет стремиться к 1.
§ 8.6. Влияние диффузии и скорости потока
Концентрация в поверхностном слое (с) всегда бу-
дет меньше, чем в объеме газа (с0), так как реагент будет рас-
ходоваться на образование продуктов реакции. Градиент кон-
центраций будет создавать поток диффузии из объема к поверх-
ности. Количество продукта, перенесенного диффузией, можно
рассчитать по уравнению Фика:
dm ——D^-sdt, (8.19)
dx
I те D — коэффициент диффузии, зависящий от температу-
ры,
D = £)ое-^т; (8.20)
Dq — постоянная величина; Q — энергия активации
диффузии;
de
----— градиент концентрации; знак минус указывает
dx
направление диффузии по оси х;
s — поверхность металла в данном случае или сечение
потока диффузии;
t — время диффузии.
Уравнение Фика наиболее просто решается для установив-
шегося потока диффузии с постоянным градиентом концентра-
ций.
243
Пусть пограничный слой имеет некоторую толщину I и гра-
диент концентраций задается выражением
Со — с
~~1
В этом случае количество реагента, подошедшего к поверх-
ности металла,
Со — с
-------s\t.
(8-21)
Если количество реагента, поступающего диффузионным
путем в единицу времени, будет больше того количества, которое
вступает в химическую реакцию, то общая скорость процесса
будет определяться скоростью химической реакции — кинети-
ческий р е ж и м.
Если химическая реакция может израсходовать реагента в
единицу времени больше, чем может его поступить путем диф-
фузии, то общая скорость процесса будет определяться ско-
ростью диффузии — д п ф ф у з и о н и ы й р е ж и м.
Один и тот же процесс гетерогенной реакции может изменять
свой режим в зависимости от температурных условий.
Энергия активации диффузии всегда меньше энергии акти-
вации химической реакции и при высоких температурах будет
более вероятен диффузионный режим
л Q
(8.22)
Рис. 8.2. Изменение режима реак-
ции в зависимости от температуры
Схематически изменение ре-
жима реакции в зависимости
от температуры представлено
па рис. 8.2. J
Изменение скорости гетеро-
генной химической реакции бу-
дет зависеть от скорости пото-
ка реагирующего газа или жид-
кости относительно, напри-
мер, твердой реагирующей по-
верхности.
При увеличении скорости
ламинарного потока (критерий
Рейнольдса Re<ReI(PiiT) толщи-
на пограничного слоя I будет
уменьшаться, что увеличит гра-
244
jtuciiT концентраций, а следовательно, ускорит диффузионные
процессы. При турбулентном режиме потока (Re>ReKP1IT) завих-
рения, образующиеся на поверхности твердой стенки, перемеши-
вают реагирующую среду и процесс химической реакции почти
Нг будет зависеть от диффузии. Подробно течение химических
реакций в потоке рассматривается в монографии [7].
Применительно к реакциям в сварочной зоне вопросы кине-
Гнкн подробно исследованы в работе [3]. Некоторые основные
Положения этой работы будут использованы в дальнейшем.
§ 8.7. Элементы теории цепных реакций
Образование активных частиц, обладающих повы-
шенным запасом энергии и способных вступать в химические
реакции, происходит за счет энергии активации, сообщаемой в
систему путем нагревания — повышения температуры,
путем излучения или электрического разряда.
Число активных частиц в системе может возрастать или при
Непрерывном введении энергии активации в систему, или за
счет использования части энергетического эффекта реакции па
образование новых активных частиц. В этом случае скорость
Химической реакции не будет уменьшаться во времени, как в
предыдущем случае, а, наоборот, увеличится.
Цепные реакции с развивающейся цепью характеризуются
непрерывным нарастанием скорости. Примером такой реакции
Можсг служить окисление водорода кислородом, в обычных ус-
ловиях переходящая во взрыв, а также реакции окисления угле-
водородов.
Схематически реакцию окисления водорода можно предста-
ешь следующим образом (активные частицы отмечены звездоч-
ками) :
Как видно, число активных частиц возрастает, а следова-
1сльно, возрастает и скорость химической реакции.
I Приближенное уравнение для вычисления скорости цепной
реакции в этом случае будет:
w = Аев*, (8.23)
। ie w — скорость цепной реакции;
/1; В — постоянные величины;
t — время реакции.
245
Активные частицы могут исчезать, не вызывая реакции, если
произойдет столкновение с молекулами примеси, которые не
могут вступать в реакцию, и поэтому скорость горения водорода
и углеводородов в воздухе, содержащем азот, будет меньше, чем
в кислороде. Они могут исчезать, если произойдет тройное стол-
кновение и энергия возбуждения, распределившись на три ча-
стицы, будет недостаточна для образования активных столкно-
вений. И, наконец, активные частицы могут исчезать при столк-
новении со стенкой реакционного сосуда, поглощающей
энергию активации.
Последнее обстоятельство следует учитывать при конструи-
ровании всякого рода горелок, так как в трубках малого диа-
метра с большой относительной поверхностью цепная реакция
развиваться не может, и только при большой скорости потока
активные частицы могут проскочить через трубку небольшой
длины и вызвать цепную реакцию где-то в другом объеме (про-
скок пламени).
Время существования активных частиц зависит от давления
и температуры газовой среды, гак как эти факторы определяют
число столкновений. Понижение температуры и понижение дав-
ления увеличивают время существования активных частиц, но
в то же время снижают скорость реакции, уменьшая число ак-
тивных столкновений. .
В сварочной технике часто используются процессы горения
газов как для подогрева, так и для сварки металлов.
Пламя горелки представляет собой цепную реакцию окисле-
ния, осуществленную в потоке газа, скорость которого должна
быть приблизительно равна скорости распространения фронта
пламени:
^потока Афронта пламени-
Скорость распространения фронта пламени зависит от со-
става горючей смеси, так как избыточные молекулы окислителя
или молекулы горючего газа можно рассматривать как молеку-
лы примеси. На рис. 8.3, а, б показаны кривые изменения ско-
рости горения различных газов в воздухе и кислороде в зависи-
мости от состава смеси.
Температура пламени получается максимальной при точном
стехиометрическом соотношении горючего и окислителя, так как
в этом случае теплота реакции не расходуется на нагрев непро-
реагировавших веществ. jl
В табл. 8.1 приведены некоторые значения температур пла-
мени.
Процесс воспламенения или начало саморазвивающейся
цепной реакции окисления зависит от температуры, давления и
состава газовой смеси. В табл. 8.2 приведены некоторые данные
по температурам самовоспламенения и составу газовой смеси
246
Й кислородом по верхнему и нижнему содержанию горючего
I .13d.
* По строению пламя всегда неоднородно, так как процессы
образования активных частиц за счет диссоциации, а также воз-
буждения молекул горючего газа и окислителя должны опере-
жать процесс горения — фронт пламени.
О 25 50 75 100
% газе 0 гизоОоз-
душной смеси
6)
Рис. 8.3. Скорость горения некоторых газов:
а — в кислороде: б — в воздухе
Таблица 8. J
Максимальные температуры пламени при горении различных газов
в смесях с воздухом и кислородом
Гяя Смгсь с воздухом Смесь с кислородам
% газа в смеси Т ем'гература пламени, °C % газа в смеси Температура пламени, °C
Л цегнлен 9.0 2325 33,0 3100
Ночород 31,6 2045 73 2526
78 2660
82 2425
Мс гаи 10,0 1875 — "
Природный газ — 45 2930
247
Таблица 8.2
Температуры самовоспламенения и составы смесей с кислородом
(границы воспламенения)
Г аз Г ра ни и ы в ос плам с и е н и я (% горючего газа) Температура поспла мен с пи я, °C
нижняя верхняя
Ацетилен 2,8 93 800
Водород 4,5 95 4Г.0
Mei ян 5 60 537 (воздух
Окись углерода 15,5 91 590
па рис. 8.4
Схематично пламя газовой горелки представлено
Внутренний конус — процессы подготовки продуктов
образования активных центров
СН2О*). Второй конус — горение
с образованием первичных про-
дуктов (СО; Н2). Внешний конус,
или «ореол», пламени—процессы
догорания. Во внешний конус бу-
дут проникать газы из окружаю-
щей атмосферы.
Внутренний конус может быть
горения
(Н*; ОН*; О*; CH*; СНО*
Рис. 8.5. Распределение темпера-
тур в пламени а цетиле но-кис л срод-
ной горелки (II. Н. Клебанов)
Рис. 8.4. Схема строения пламени
и невидим, если он находится внутри второго конуса (ацетилено-
кислород на я горелка). Пламя ацетил ено-кислородной горелки
изучено достаточно хорошо. Распределение температуры по дли-
не пламени показано на рис. 8.5. " I
При сварке пламя ацетилепо-кнелородной горелки, помимо
функции нагрева, выполняет роль металлургического агрегата:
если объемы ацетилена и кислорода равны между собою, то
плавка металла идет в восстановительной среде: I
С2Н2 + О2^2СО + Н2;
248
если объем ацетилена больше объема кислорода, то углсро-
♦^содержащие активные частицы (С*; СН*) будут усваиваться
Кьчрочиой ванной и металл будет науглерожен:
и0.?
(412 + (1 —х)О2^2(1 —а)СО + 2%С + Н2; ₽= — <!;
асл12
I если обьем кислорода больше объема ацетилена, то пламя
щ-дет иметь окислительный характер:
С2ЬЬ + 2,50г -> 2СО2 4- Н20; 0 = —— > 1.
^С,Н2
Сильный избыток кислорода будет создавать режущее пла-
мя, окисляющее металл и выдувающее образовавшиеся окислен-
ные частицы металла из линии реза.
1 При сварке пламя и продукты горения играют также роль
крщигной атмосферы, оттесняя воздух из зоны сварки.
Г Подробно вопросы горения газов рассмотрены в моногра-
фии [8].
Задачи
22. Определить гремя, в течение которого интенсивность радио активного
|Н пала изотопа CoJ?? уменьшится в 10 раз, если период полураспада его
рпвен~5 годам.
23. Определить период полураспада при Т—6000е’ К для реакции
Л2-^2Д,
или энергия активации составляет 18 кдж1м.олъ* а период полураспада при
400’К — 10 ч.
Г лава IX
ЭЛЕМЕНТЫ ЭЛЕКТРОХИМИИ
Раздел электрохимии рассматривает свойства и по-
ведение систем, содержащих электрически заряженные части-
цы — ионы. К таким системам можно отнести ионизированные
газы, свойства которых рассмотрены в первом разделе данной
книги, и жидкие электролиты. 1
Электролитом можно назвать систему, содержащую опреде-
ленную концентрацию положительно и отрицательно заряжен-
ных ионов, существующих в ней независимо от внешних условий
(электрических полей).
Данное определение охватывает электролиты, образующиеся
при растворении ионных кристаллов или полярных молекул в
воде и других полярных растворителях, а также электролиты,
образующиеся при разрушении ионных кристаллических реше-
ток в процессе их плавления. Несмотря на различное происхож-
дение и те и другие электролиты имеют много общего.
Приняв, что свойства водных растворов электролитов (элек-
тролитическая диссоциация, электропроводность, возникнове-
ние разности потенциалов в гальванических элементах и элект-
ролиз) известны из курса общей химии, рассмотрим некоторые
общие свойства электролитов, имеющие значение в сварочной
технике.
§9.1. Электропроводность электролитов
Электропроводность электролитов, как и всяких
других систем, определяется числом носителей заряда (ионов),
а также величиной и скоростью их перемещения в направлении
поля (дрейф). I
При наложении электрического поля на электролит возни-
кает направленное движение ионов, создающее некоторую плот-
ность электрического тока:
i = + и2^2у2 а/см2
(9J)
где i — плотность тока;
Щ; /г2 — число ионов различного знака в 1 саг3;
<71 i — заряды ионов, к;
^2 — скорость дрейфа, см - сек~~х.
250
Скорость дрейфа ионов будет зависеть от падения потенци-
ала:
Д£
v = w——, (9.2)
где w — подвижность или абсолютная скорость иона;
Д£
—- — падение потенциала, в • сл/-1.
Подставляя значения скоростей дрейфа ионов и деля плот-
ность тока на падение потенциала, получаем удельную электро-
проводность электролита:
И
о = — — mqiWi + n2q2W2 ом-1-см-1. (9.3)
AF
Для простейшего случая бинарного электролита, дающего
только два иона с единичными зарядами, можно полученное
уравнение записать следующим образом:
КА-+К+ + А-,
a=nq(wK+-{-wA-.)=n('Wl<++ivA-) (9.4)
F
где q =-----единичный заряд электрона, полученный от деле-
N
ния числа Фарадея (96500 к) па число Авогадро
(6,02 - 1023 моль-1).
Число ионов в 1 см3 п для растворов электролитов зависит
от молярной концентрации раствора с и «кажущейся» степени
диссоциации а, которая является функцией концентрации и тем-
пературы, как это известно из курса химии:
caN
п —------
1000
где с — молярная концентрация или число молей в 1000 см3
раствора, моль!дм3\
а — кажущаяся степень диссоциации;
N — число Авогадро, молъ~х.
Для расплавов ионных кристаллов п зависит только от тем-
пературы, так как меняется плотность расплава и заканчива-
ется распад кристаллических образований при температуре не-
сколько выше, чем температура плавления.
Введем понятие молекулярной, или эквивалентной, электро-
проводности (для ионов с валентностью больше единицы), рав-
ной электропроводности системы, которая между электродами,
расположенными на расстоянии 1 см друг от друга, содержит
251
моль или грамм-эквивалент растворенного или расплавленного
вещества.
Для раствора данной концентрации молекулярная электро-
проводность бинарного электролита определится уравнением 1
1000а .
л = —----= а (^4-4- г ом -1 -см2•моль, (9.о)
с
где с — молярная концентрация, при уменьшении которой по-
верхность электродов растет;
а — кажущаяся степень диссоциации.
Для расплавов электролитов молекулярная электропровод-
ность отнесена к молярному объему расплава, заключенному
между электродами, расположенными на расстоянии 1 см:
к= ——= — ф- wz-) F ом~г - см2 - моль”1, (9.6)
Р Р
где Л1 — молекулярная масса вещества, г • моль~1;
р — плотность его в жидком состоянии, г • см~3.
Электропроводность растворов и расплавов пропорциональ-
на сумме скоростей положительных и отрицательных ионов, ко-
торые в свою очередь зависят от эффективных потенциалов
ионов и строения электролита. ]
В растворах электролитов ионы с высоким эффективным по-
тенциалом ) сильнее гидратированы, удерживая большое
\ г j /
количество полярных молекул воды в своем электоостатическом
поле, и будут создавать большие электростатические силы со-
противления при перемещении в электролите. Последнее осо-
бенно сильно проявляется у многовалентных ионов в расплавах,
снижая величину электропроводности
В табл. 9.1. приведены значения молекулярных электропро-
водностей бинарных электролитов в состоянии раствора и в рас-
Таблица 9.1
Молекулярная (эквивалентная) электропроводность растворов и расплавов
хлоридов щелочных металлов, ож—1. см2 • моль—1
Соль Масса катиона, г Радиус О капища, Л Эффективный потенциал, в Мо л е кулЯрИ ЯЯ ЭЛ г ктрнпро- водность
Расплав Раствор 0,01 м
LiCI 6,939 0.68 21,2 166.6 92,1
NaCI 22,9898 0.98 14,7 133,5 102,0
KCl 39,102 1.33 10.85 103,5 122,4
252
Таблица 9.2
hum валентная электропроводность хлоридов при температурах плавления
Период X.-U рит Валентность иона Радиус © катт на, А Эффскти ВНИИ потенциал, в Экнипалсн- гп; я электро- ир веднпсть А, ОМ -СМгХ —1 X г-экв
I LiCI М-1 0,68 21.2 166
BeCU । су 0,34 85,0 0.08G
ВС13 4-3 0.20 216,0 0
NaCI + 1 0.98 14,7 133,5
ш MgClo 0.74 39,0 28,8
А1С13 +3 0,57 75.9 1,5-10~*
sick 4-4 0,39 148 0
КС1
СаС12
ScCl.
Tici4
VCI4
1,33
1,04
0,83
0,64
0,61
10,85
27,8
52.2
90,8
94,4
103,5
51.9
15
0
0
Плаве. Как видно величины их сопоставимы, но в растворах
явление гидратации вызывает увеличение электропроводности
При уменьшении эффективного потенциала, в то время как элск-
Iропроводпость р асплава
уменьшается с увеличени-
ем радиуса иона и его
11.1ССЫ.
| Изменение эквивалент-
ной электропроводности
Хлоридов у элементов раз-
личной валентности (в
пределах периодов) по-
ь взывает на уменьшение
Электропроводности при
увеличснии валентности
нона и повышении его эф-
фективного потенциала.
В табл. 9.2 приведены
। нл ч е ни я эквивалентных
Иектропроводностей для
расплавов хлоридов вто-
рою, третьего и чстверто-
|о периода в зависимости
о г проявленной валентно-
( IIL
Рис. 9.1. Диа1рамма плавкости K2SO4—
ZnSO4 и электропроводность распла-
вов
253
Высокий эффективный потенциал иона приводит к образов
вапию комплексов как в растворах, так и в расплавах. В расч
плавах устойчивые комплексы отображаются на диаграммах
плавкости и максимум па температурах плавления обычно со*
ответствует минимальной электропроводности, так как число но-
сителей заряда в этом случае резко снижается. Примером мог
Рис. 9.2. Зависимость электропроводно-
сти и вязкости сварочных жидких шла-
ков от температуры
жет служить диаграмма
плавкости K2SO4—Z11SO4
с нанесенными на ней
значениями удельной
электропроводности (рис.
9-1). 1
Вязкость расплавов и
электропроводность тесно
связаны между собой, так
как вязкость расплавов
тоже обусловлена элект-
ростатическим взаимодей-
ствием ионов между со-
бой. I
Дл я индивиду альны х
солей удельную электро-
проводность и вязкость
связывает уравнение:
СГ^Т) — const,
(9.7)
су — удельная электропроводность, олг^-см-';
п — постоянная для данной соли величина;
ц — вязкость расплава, пз.
200 400 600 180 220
Температураf 00 Температура, °C
Рис. 9.3. Изменение электропроводности некоторых ионных
кристаллов при плавлении
254
В более сложных случаях зависимость также соблюдается.
На рис. 9.2 приведена зависимость вязкости и электропроводки-
Vin сварочных шлаков от температуры; уменьшение вязкости
совпадает с. ростом электропроводности.
Электропроводность в ионных кристаллах появляется еще до
Температуры плавления вследствие нарушения связей между
иолами в кристаллических решетках.
При плавлении электропроводность обычно возрастает скач-
ком. но при многовалентных ионах с большим эффективным
потенциалом может и уменьшаться.
Па рис. 9.3 показаны изменения электропроводности при
плавлении солей AgCl и А1С1з. Как видно для А1С1з, электро-
проводность резко снижается при плавлении.
§ 9.2. Взаимодействие металлов с электролитами
На границе раздела металл — электролит всегда
создаются условия для перехода атома — иона металла из кри-
сталлической решетки в электролит (раствор или расплав), так
как в этом случае атом металла пе-
реходит в положительный ион с бо-
лее устойчивыми электронными сло-
ями и, кроме того, возрастает энтро-
пия при образовании раствора:
Me0 -> Ме~к + е.
Стремление атома к переходу в
состояние иона создает скачок по-
тенциала на границе раздела, при-
чем кристалл металла будет полу-
чать некоторый отрицательный по-
тенциал, зависящий от природы ме-
талла и электролита, который и бу-
дет уравновешивать переход поло-
жительных ионов металла в элект-
Рис. 9.4. Схема гальваниче-
ского элемента
роли г. ТакихМ образом, на поверхности металла создастся
двойной электрический слой.
При наличии двух различных металлов, соединенных между
гобой и контактирующих с электролитом, скачки потенциала
выравниваются и начинает работать гальванический элемент,
схема которого представлена на рис. 9.4.
Величина работы гальванического элемента определяется
разностью потенциалов и количеством электрического заряда,
перенесенного растворяющимся или выделяющимся металлом:
А = &EnF,
(9.8)
255
где Л—работа гальванического элемента, дж;
— возникшая разность потенциалов, в; I
п — валентность иона; I
F — число Фарадея, к. I
При равновесном или обратимом состоянии гальванического
элемента, характеризующимся отсутствием тока в цени за счет
компенсации, разность потенциалов будет наибольшей и равна
электродвижущей силе (э. д. с.). 1
Работа гальванического элемента выделяется за счет гете-
рогенной химической реакции вытеснения одного металла дру-
гим:
Ме7 -j- Me/j Ме/ 4- Мел.
При равновесии работа будет равна изменению термодипа]
мического потенциала Д6°:
AG0 = — ЯТ In /< = ДЕ°пЕ,
(9.9)
где Д6° — изменение термодинамического потенциала, дж;
АЕ° — э. д. с. данного гальванического элемента;
Л* — константа равновесия гетерогенной реакции,
Отсюда электродвижущая сила элемента
Д£0 = ^_
(9.10)
Таким образом, электродвижущая сила гальванического эле-
мента будет функцией температуры, активных концентраций
ионов в момент равновесия и величина се будет зависеть от при-
роды и состояния металлов, взятых для построения данного
гальванического элемента.
Измеряемая с любой точностью разность погехчциалов не
даст еще возможность определить потенциалы отдельных ме-
таллов, погруженных в электролит.
Определить потенциал растворения данного металла можно
только путем сравнения его потенциала с каким-нибудь уже из-
вестным или условно принятым за нуль. Таким электродом для
случая водных растворов электролитов будет нормальный водо-
родный электрод, устройство которого известно из курса химии.
Для определения электродных потенциалов металлов на гра-
нице с расплавом обычно берут стеклянно-натриевые электроды
256
Таблица 93
игктродные потенциалы металлов в растворах и в расплавах хлоридов, в
М< ы л 1 Электродная реакция В растворе В расплаве хлоридов
1 i L1 — е -* Li + —3,02 —0,28
К —2,92 —оэ15
Ва Ва — 2е - -> Ва2 * —2,92 -0,19
Са Са — 2е - -»Са2 + —2/4 —0,03
Na Na — е -» ►Na4- —2.713 0,00
Mg Mg — 2е -> Mg2+ -2,38 4-0,66
Al А1 — Зг - А1зг -1 /6 4-1,36
Мп Мп — 2е -* Мп21- -1,05 4-1,33
/п Zn — 2с - -> Zn2^ —0,763 4-1,62
Ее Fe — 2с -> Fe2+ —0,44
Н Н н »• 0,00 —
Си Си —2с- Си2+ 4-0.34 4-2,28
Скопец) — Na°
(стекло) Na+ или стеклянпо-оловянно-
нагриевые электроды (А. А. Колотой): Sn — Na (стекло) Na+
Естественно, что электродные потенциалы одних и тех же
металлов в растворах и^расплавах существенно отличаются
между собой, хотя общий характер ряда напряжений при этом
соблюдается.
В табл. 9.3 приведены значения стандартных потенциалов
металлов в растворах электролитов, измеренных по сравнению
• водородным электродом и потенциалов, измеренных в рас-
шивах хлористых молей по сравнению со стекляпно-натриевым
М октродом.
Электродные потенциалы металлов зависят от концентрации
ионов в электролите и температуры, что хорошо передается
уравнением Нерпста:
RT
£ = Е° + In с,
пг
(9.11)
дг Е — потенциал растворения металла в данном растворе с
активной концентрацией иона с;
Е°— стандартный потенциал растворения с концентрацией,
v . грамм-ион
равной 1 —-------------
дм2
При погружении металла в другие электролиты пользовать-
ся значениями стандартных потенциалов уже нельзя.
Потенциал растворения металла зависит также от его состо-
яния и от количества аккумулированной им энергии.
О Ь«9
257
этом случае изменение гермодинамического
потенция
ла
будет включать в себя работу внешних или внутренних сил, ак
кумулированную данным объемом металла:
AG = AG° + AF,
(9.12)
где AG — изменение термодинамического потенциала для на
пряженного металла;
AG0— стандартное изменение потенциала Гиббса;
AF — работа внешних или внутренних сил.
Особенно опасны напряжения растяжения,
величивающие
активность металла. Величина остаточных или внешних нанря
жеиий в металле будет зависеть от объема, поглотившего дан
ное количество энергии:
н/м2.
(9.13)
Отсюда видно, что чем меньше будет объем (V—*0), погло
тивший данное количество энергии, тем больше будут оста юч
ныс или внешние напряжения (о—оо).
Потенциал растворения напряженного металла будет опре
деляться уравнением
где е — изменение потенциала от напряженного состояния.
Если в металле сварного соединения вследствие термомсха
нического цикла сварки возникают участки с различными уров
нями остаточных или внешних напряжений, то они могут при
контакте с электролитом создать гальванический коррозионный
элемент и вызвать местное коррозионное разрушение.
Процесс работы гальванического элемента является обра-
тимым и при внешнем напряжении, превышающем э. д. с. дан-
ного гальванического элемента, начинается процесс электролиза
(зарядка).
Таким образом, электролиз данной системы или данного хи-
мического соединения начинается только при определенной раз-
ности потенциалов, называемой потенциалом разложе-
ния. j
Потенциал разложения можно вычислить через изменение
потенциала Гиббса для образования данного соединения:
AF
раз лож —
А 6°
nF
(9.15)
Законы Фарадея, связывающие между собой массу выделен-
ного вещества с величиной электрического заряда, протекшего
через электролизер, считаются известными.
258
Кинетика электродных процессов, протекающих на границе.
Металл — электролит, определяется величиной тока. Величина
1<>ка, в свою очередь, будет изменять разность потенциалов,
уменьшая ее для случая гальванического элемента (меньше
д. с.) и увеличивая ее для случая электролиза (больше величи-
ны потенциала разложения).
Эти изменения вызываются процессами поляризации элект-
родов в результате изменения концентрации электролита в при-
шектродном слое или за счет изменения
поверхности самого электрода (окисле-
ние, создание адсорбционых слоев газа).
Процессы поляризации зависят от
шы тока, протекающего через данную
систему, или от скорости процесса.
Чем больше скорость электрохимиче-
ского процесса, тем ниже его к. п. д.
Влияние процессов поляризации на
скорость коррозионных процессов хоро-
ню изучено и изложено в любом руковод-
стве по этому вопросу.
При электролитических процессах (по-
|лучение металлов, нанесение покрытий,
оксидирование) влияние поляризации,
приводящее к перенапряжению, также
хорошо изучено.
Электрохимические процессы особенно
проявляются при электрошлаковой сварке
»гом случае через шлаковую ванну проходят очень большие
гоки.
В частности, удаление серы из металла шва при электрошла-
ковой сварке на постоянном токе обратной полярности или на
переменном токе является электролитическим процессом: сера,
находящаяся в металле в виде иона S2-, переходит в шлак из
отрицательно заряженной сварочной ванны (рис. 9.5).
Возможность удаления серы и полнота удаления будут за-
висеть от соотношения концентраций серы в металле и шлаке
и от температуры (см. стр. 311).
I Более подробно ознакомиться с электрохимическими процес-
сами можно в рекомендуемой литературе [1, 4, 6].
Рис. 9.5. Переход серы
в электрошлаков ом
процессе:
1 — электрод; 2 — основ-
ной металл; 3 — шлако-
вая ванна; 4 — сварочная
ванна; 5 — шов
металлов, так как в
РАЗДЕЛ
111
ТЕОРИЯ МЕТАЛЛУРГИЧЕСКИХ
ПРОЦЕССОВ ПРИ СВАРКЕ
Глава X
ОКИСЛЕНИЕ МЕТАЛЛОВ И ВЗАИМОДЕЙСТВИЕ
ИХ С СЕРОЙ
В процессах сварки плавлением металлы изменя-
ются в результате физико-химического взаимодействия с окру-
жающей средой в зоне сварки.
Наиболее вероятным процессом всегда будет окисление ме-
талла свободным кислородом, попавшим в зону сварки из воз-
душной атмосферы. Окисление металла происходит при взаимо-
действии с СО2 и НгО в атмосфере дугового разряда, а также
при взаимодействии со шлаками, полученными в результате
плавления сварочных флюсов или электродных покрытий.
При сварке многокомпонентных сплавов и сталей, содержа-
щих металлы различной активности, компоненты сплавов будут
окисляться в зависимости от своей химической активности и кон-
центрации в сплаве.
Борьба с окислением металлов при сварке является одной из
основных задач сварочной металлургии.
Загрязнение металлов серой и фосфором, а также обогаще-
ние их газами (Н2; N2) в процессе сварки резко ухудшает каче-
ство сварных соединений, увеличивая их склонность к образо-
ванию горячих и холодных трещин. Поэтому следующая задача
сварочной металлургии состоит в том, чтобы предотвратить обо-
гащение металла нежелательными примесями.
При сварке углеродистых сталей происходит изменение со-
держания углерода. Обычно снижение содержания углерода
приводит к снижению прочности сварных соединений. Регулиро-
вание содержания углерода при сварке является одной из труд-
ных задач сварочной металлургии. (
Термодинамическое исследование сложных гетерогенных
процессов при сварке, лежащее в основе теории металлургиче-
ских процессов, является необходимым, по недостаточным, так
как быстропротекающие сварочные процессы являются необра-
тимыми и равновесие в них полностью не достижимо.
260
Однако термодинамическое исследование дает наиболее ве-
роятное направление процесса и качественно совпадающие ре-
зультаты.
Исследование кинетических закономерностей сварочных про-
цессов, успешно развиваемое в работах Л. А. Ерохина и других
авторов, представляет большой интерес. Трудности, встречаю-
щиеся в исследовании сложных многокомпонентных и гетеро-
фазных систем, пока еще не дают возможности переносить
данные, полученные в одних условиях, на другие процессы свар-
ки без дополнительных экспериментальных исследований.
Краткий объем курса, предназначенного для инженеров-ме-
хаников сварочной специальности, позволяет рассмотреть лишь
основные вопросы теории металлургических процессов, отсылая
интересующихся более глубоким рассмотрением вопросов к
специальной литературе.
§ 10.1. Взаимодействие металлов с кислородом
Реакции окисления металла (жидкого или твердо-
го) кислородом из газовой атмосферы представляют собой ге-
терогенные процессы, равновесие которых
лом фаз.
Правило фаз Гиббса (стр. 220) в пол-
ной мере приложимо к химически реаги-
рующим системам, особенности которых
рассмотрим на процессах взаимодействия
металлов с кислородом:
2МеОтв 2/Метв + О2. ,.
1 ЙЗ
Схематически равновесие этого гете-
рогенного процесса представлено на рис.
10.1. Система состоит из трех фаз и двух
компонентов, так как между тремя раз-
личными видами частиц, составляющих
систему, возможна одна химическая рсак-
определястся прави-
Рис. 10.1. Схема гете-
рогенной реакции
окисления металла
пня:
К = 3 — 1 = 2.
Число степеней свободы С = 2 + 2—3=1, что означает моно-
вариантность системы. Давление кислорода в системе зависит
юлько от заданного значения температуры:
p^ = f(T).
Величина равновесного давления кислорода, зависящая толь-
ко от температуры, носил название давления или упругости дис-
социации и определяет собою константу равновесия процесса:
/<р = /,ог = ип- (10.1)
261
Таким образом, в выражение константы равновесия для ге-
терогенных обратимых реакций пе входят давления насыщен-
ного пара конденсированных фаз (жидких и твердых), так как
их величины зависят только от температуры, по не от течения
хим и ческой р еа кции<
Для удобства рассмотрения процессов окисления металлов
условимся писать уравнения реакции в виде процесса разложе-
ния окислов и с такими коэффициентами, чтобы в результате
реакции выделялась одна молекула газообразного кислорода.
Пример.
2Na2O
4Na -J- О2
2/ЗСг2О5 4/ЗСг + О2

SiO2 Si + О2
2FeO 2Fe + О2
/<р = Ро2 = /(Г).

Так как во всех случаях константа равновесия равна давлению
кислорода или упругости диссоциации, то по величине упруго-
сти диссоциации легко можно сопоставлять между собой срод-
ство различных элементов к кислороду, вычисляя стандартное
изменение термодинамического потенциала AG0:
Д6* = -RTlnKv= -RT]npo2 = (10.2)
При избранном способе написания уравнений все реакции
будут эндотермичными и упругость диссоциации будет расти
Рис. 10.2. Зависимость упру-
гости диссоциации от темпе-
ратуры
Рис. 10.3. Зависимость упругости
диссоциации от температуры двух
металлов
при увеличении температуры (рис. 10.2). При достижении ра-
венства внешнего давления кислорода и упругости диссоциации
металл перестает соединяться с кислородом, что соответствует
некоторому значению температуры — температуре диссоциации,
которая будет зависеть от величины внешнего давления, как это
262
Т = const
показано па рис. iv.z. при малых значениях давления темпера-
цра диссоциации будет резко уменьшаться, чго имеет большое
Минине на процессы окисления металлов при сварке п плавле-
нии в вакууме.
Для различных металлов и их окислов упругость диссоциа-
ции будет различной, как это показано на рис. 10.3 и при одной
и гой же температуре кислород, образующийся при диссоциации
окисла одного металла,
пуде г соединяться с дру-
iiim металлом, если они
входят в одну и ту же гс-
И‘рогенную систему.
На этом основано яв-
ление металлотермии, т. с.
Восстановление одного мс-
тя Л а другим. На рис.
10.4 показана схема про-
цесса металлотермии в
условиях постоянной тем-
пературы при соединении
между собою систем, ра-
нее изолированных.
Для самопроизвольно-
го развития и протекания
реакции металлотермии в
производственных усло-
виях (термитная свар-
ка) требуется значитель-
ное выделение энергии
* ^418 кд-ж па моль восстанавливающегося металла.
Так, например, алюминий, употребляющийся для восстанов-
ления железа, марганца и кремния из их окислов, пе может
быть использован для восстановления титана из рутила или ва-
надия из кислородных соединений без затраты энергии извне.
Величина упругости диссоциации определяет величину срод-
ства металла к кислороду и чем меньше упругость диссоциации,
гем больше сродство металла к кислороду или его химическая
активность.
Если металлы растворяют свои скислы, а это характерно
для низших окислов промышленных металлов (Fc; Ni; Си; Ti
и др.), то строение гетерогенной системы из металла, реагиру-
ющего с кислородом, существенно изменяется.
Рассмотрим случай окисления жидкого металла при условии
растворимости окисла металла в жидком металле с образова-
нием ненасыщенного или насыщенного раствора:
2[МеО] 2Ме + О2.
жидк. р—р в Me жид1х газ
2 /Че О г2Ме + 0г 2 Ме+ 0г — 2МеО
I р' I в
мво+ Me — ме + МеО
Рис, 10.4. Схема восстановления одного
металла другим
263
(В дальнейшем символ вещества, показанный в прямых скобках,
будет означать, что это вещество находится в растворе металла
без каких-либо дополнительных индексов.)
В случае насыщенного раствора, т. е. при наличии или сво-
бодной растворенной фазы, или расслаивающихся растворов
(окисный шлак), данная гетерогенная система состоит из трех
фаз и имеет, следовательно, одну степень свободы (рис. 10.5, а),
а упругость диссоциации будет зависеть только от температуры:
Ро2 =/(Г).
насыщ
(10.3)

При ненасыщенном растворе система имеет только две фазы
(рис. 10.5, б) и упругость диссоциации, кроме температуры,
Рис. 10.5. Схема диссоциации окислов
в растворе:
а — насыщенный раствор окисла в метал-
ле; б — ненасыщенный раствор окисла
в металле
будет зависеть от концент-
рации раствора:
6 = 24-2 — 2 = 2,
Po: = f(T- С). (10.4).
где —равновесное дав-
ление кислорода
над ненасыщен-
ным раствором,
зависящее от тем-
пературы и от кон-
центр ации оки сл а
в растворе.
Понятие «концентрация» справедливо полностью только для
идеальных растворов, в которых энергия межмолекулярпого
взаимодействия между молекулами растворенного вещества и
молекулами растворителя, а также молекулами того и другого
вещества между собой взаимно компенсируется.
В таких растворах не происходит изменения энтальпий ком-
понентов и единственной причиной растворения является воз-
растание энтропии компонентов за счет смешения (см. стр. 202):
St — St — R In Ni.
В реальном случае взаимодействие между молекулами раст-
ворителя и растворенного вещества влияет на поведение раст-
воренного вещества в растворе.
Проявление свойств растворенного вещества в растворе (уп-
ругость пара и испарение, химические реакции) будет в реаль-
ных растворах определяться не концентрацией, а «активностью»,
связанной с концентрацией соотношением

(10.5)
264
। и? cii — активность данного вещества в растворе;
Г Yi — коэффициент активности;
С — концентрация, выражаемая обычно молярной дробью
Sn» ’
В нашем случае для насыщенного раствора активность рас-
ширенного вещества равна активности его в чистом состоянии,
1ЛК как константа равновесия или его упругость диссоциации
определяется только температурой.
f Для характеристики поведения вещества в состоянии ненасы-
щенного раствора можно взять отношение его активности a,i к
активности насыщенного раствора Янасыщ:
___— = —. (1 о.б)
^васыт УнасыщЛ^пасыщ
Полагая «насыщ- 1 и считая условно коэффициенты активности
(у, и унасыщ) тоже равными единице, получаем
дг.
= 2—. (10.7)
^*насьтщ
Таким образом, активность вещества в ненасыщенном раст-
воре будет равна отношению молярных дробей растворенного
вещества в ненасыщенном и насыщенном растворах — безраз-
мерной концентрации.
Сделанное нами допущение безусловно скажется на точности
расчетов, но следует учесть, что коэффициенты активности яв-
ляются функциями температуры, концентрации и состава раст-
воров и достоверно определены для немногих систем.
Точность же расчетов для систем, встречающихся в свароч-
ной металлургии, вряд ли возможна, так как равновесие в та-
ких системах обычно не достигается.
Для ненасыщенного раствора константа равновесия гетеро-
генной реакции должна содержать члены, характеризующие
концентрацию раствора:
Z 2
Ро#Ме - т
Кр = ро2 = —------= f (Т) .
а2мео
(10.8)
В выражении константы равновесия Пмс и амео представля-
кч собой безразмерные концентрации или активности:
Л^Мс Л^МеО
ЯМе — ~, ^MeO — .j--------------*----- ’
Ме (иасыщ) Ме0(насыщ)
где — молярная доля металла в растворе данной кон-
центрации или ненасыщенном растворе;
265
ASie(nacbiin)—молярная доля металла в насыщенном раство-
ре, зависящая только от температуры;
А^Мео —молярная доля окиси металла в растворе дан-
ной концентрации или ненасыщенном растворе;
А/мео (пасыщ)—молярная доля окиси металла в насыщенном
растворе, определяемая только температурой.
Определим из выражения (10.8) величину упругости диссо-
циации над ненасыщенным раствором:
/ Агмео V
Л МеО (насытц)
ро =ро.-.— ----------Q. (10.9)
/ л м<*
/V Me
(иасыщ)
Если в ЭТОМ выражении Л-МеО->Л^1сО(насыщ) И Л7Ме->
^-^ме(насыщ), то это означает стремление раствора к насыще-
нию и в этом случае видно, что pQ ---> ро < так как относитель-
ные концентрации обращаются в единицы аМс—Н и Ямео—
Если концентрация окисла в металлическом растворе стре-
мится к нулю или раствор переходи! в чистый металл ASieo ->0;
А’ме—Ч, то упругость диссоциации над таким раствором (чис-
тый металл) стремится к нулю:
Рог->0.
Полученный результат говорит о том, что чистые металлы,
способные растворять свои окислы, обладают бесконечным
сродством к кислороду.
В самом деле, величина химического сродства для ненасы-
щенного раствора может быть вычислена из уравнения (10.9)
следующим образом:
> т
AG = - RT In рб2 — — RTln ро2 + 2RT In ——------------------
Л'Me,
(насьтщ)
Л МеО
- 2RTin —--------—. (10.10)
МсО(насыщ)
Так как первый член выражения представляет собой
стандартное изменение термодинамического потенциала
(^/?Т1про2), то, заменяя его через AG0 уравнения (10.2), полу-
чим
_\G = AG° + 2RT In Л>1е------ 2RT In Л Ме-° —
‘ ^вягыщ) '
(10.11)
266
Действительно, если 7УмеО->0, то In г ——-------------->—оо,
Л'Мр
1С(иасыщ)
»;i величина сродства AG-^oo.
Таким образом, большинство практически важных для тех-
ники металлов не могут быть получены в чистом виде статиче-
ским, равновесным путем; большинство металлов в условиях
i варки плавлением будет подвергаться процессу окисления и
количество кислорода в них может быть снижено до допусти-
। мого предела только путем процессов раскисления.
Рассмотрим конкретные случаи взаимодействия металлов с
кислородом на примере наиболее важных в техническом отно-
шении металлов.
§ 10.2. Система железо — кислород
Кислород с железом может образовывать несколько
соединений, отличающихся различной стойкостью: FcO3; Fe2O3;
1(0.
I Ь'еОз представляет собой высшее по валентности соединение
железа с кислородом, обладающее кислотными свойствами. Оно
более устойчиво в своих солях — ферратах: Na2FeO4; CaFeO>.
с»то соединение при высоких температурах разлагается и в про-
цессах сварочной металлургии не встречается, но может быть
использовано для пассивации железа.
I Fe2O3— окисел железа, обладающий амфотерными свой с г-
пами, проявляющимися при высоких температурах:
i Fe2O3 4- Na2CO3 -» 2NaFeO2 4- СО/1
ферри г натрия
Fe2O3 4- СаО Са (FeO2) 2.
феррит кальция
При низких температурах Fc2O3 гидратируется, присоединяя
одну или три молекулы воды и образуя ржавчину:
РегОз’НгО или РегОз-ЗНгО.
Ржавчина, образовавшаяся на подготовленных к сварке кром-
ках. может вызвать пористость в металле шва, так как гидрат-
ная влага, разлагаясь в процессе сварки, дает значительное ко-
1ИЧССТВ0 водорода. Количество ржавчины (в а) па 0,1 л раздел-
ки сварного шва является критерием качества электродов или
флюсов при электродуговой сварке, так как, чем большее ко-
личество ржавчины не вызывает в металле пор, тем лучше раз-
работана металлургия и технология сварки.
При температурах выше «600° С Fe2O3 теряет свою устой-
чивость и начинает восстанавливаться на воздухе.
267
FeO — низший окисел железа (закись) обладает только ос-
новным характером и может вступать в соединение с Fe2O3:
FeO -f Fc2O3 Fe (FeO2)2 Fe3O4.
феррит железа
Реакция образования Fe3O4 экзотермичпа, получаемое со-
единение более устойчиво, чем Fe2O3, и играет существенную
роль в металлургии сварки сталей.
Встречается самостоятельно-в природе в виде магнитига. FeO
при температурах ниже ~ 600° С неустойчиво и, распадаясь, пе-
реходит в Fe3O4, который можно считать самостоятельным окис-
лом железа в металлургии сталей:
4FeO Fe3O4 + Fe.
Окислы различной валентности обладают разной устойчи-
востью; труднее всего диссоциируют окислы низшие, содержа-
щие наименьшее количество кислорода — диссоциация идет сту-
пенчато (А. А. Байков).
Процессы диссоциации окислов железа могут быть выраже-
ны следующими уравнениями:
1) 6Fe2O3 Fe3O4 + О2; ро2 = i ,013 • 105 н/м*
при Т = 1725° К = 1452° С;
2) 2Fe3O4 6FeO + О2;
, 32 056 t
lgpo2=-----------1- lg Т + 14,об;
3) 2FeO 2Fe + О2; lgpO1 = — ^-+ lg F + 8,40.
При низких температурах Fe3O4 распадается до Fe, минуя
FeO:
4) l/2Fe304^3/2Fe + O2;
f 28264 . „
lgPo2 =-----— + Т+ l0’076-
(Уравнения зависимости упругости диссоциации даны по
акад. В. А. Кистяковскому, так как они просты по форме и даю г
удовлетворительное совпадение с опытными данными.)
Распад и образование окислов железа по уравнениям (2),
(3) и (4) приврдит к наличию нонвариантпой системы, т. е. си-
стемы, не имеющей степеней свободы (рис. 10.6): 4 фазы и
2 компонента.
С — 2 + 2 — 4 = 0.
Вычислить параметры (Ро2; Т), определяющие такое состоя-
ние системы железо — кислород, можно, решая совместно лю-
бую пару из приведенных уравнений. Решение совпадает с эк-
268
1гриментально найденными величинами:
7 = 845° К = 572° С; 1g ро2=—20,48 н/м\
Ниже этой температуры FeO является термодинамически не-
устойчивым соединением и не образует устойчивых фаз.
На рис. 10.7 приведена диаграмма
процессов распада и образования соеди-
нений железа с кислородом (кривая
lg/7o,=/(F) для Ге2О3 нанесена пункти-
ром ).
В системе железо — кислород сущест-
вует ряд твердых и жидких растворов,
значительно осложняющих процессы вза-
имодействия железа с кислородом:
1) L\ — жидкий раствор FeO в жид-
ком железе с предельной растворимостью,
определяемой уравнением Н. Н. Доброхо-
това;
Рис. 10.6. Схема нонва-
риантной системы желе-
зо — кислород:
Т-845° К-5720 С; 1g рп -
ve
-—20,48 к/л*
6000
I g [ % FeO] насыщ — тг"
(Ю.12^
2) £2— жидкий FeO в Fe3O4 (железистые шлаки), расслаи-
вающийся с первым раствором (Li);
Рис 10.7. Зависимость упругости диссоциации от темпе-
ратуры для окислов железа
3) 6 — твердый раствор FeO в б-железе (наименее обсле-
дованная область);
4) у— твердый раствор FcO в у-жслезе (оксиаустенит);
5) а —твердый раствор FeO в a-железе, резко уменьшаю-
щий растворимость с понижением температуры;
6) твердый раствор FeO в Fe3O4, существующий при темпе-
ратурах выше 572° С = 845° К и называемый вюстигом.
Рис. 10.8. Диаграмма плавкости железо — кисло-
род
Наличие растворов весьма сильно осложняет диаграмму
плавкости железо — кислород (рис. 10.8) и делает процесс по-
глощения кислорода железом непрерывным.
Наиболее интересной для металлургии сварочных процессов
является область диаграммы плавкости, так как более
интенсивные процессы окисления
соответствуют этой области.
Растворимость FeO в жидком
=2000° К (по уравнению Н. Н.
2,29%*.
жидкого железа при сварке
железе невелика и при Т
Доброхотова) равна всего
В данном случае для
тать, ЧТО а ЯреО
приближенных расчетов можно счи-
[ % FeO]
> пренебрегая различи-
[% FeO]HacbnJj
270
< м средних молекулярных -весов насыщенного и ненасыщенного
растворов.
Принимая эти допущения, можно выразить константу равно-
весия обратимой гетерогенной реакции окисления жидкого же-
леза следующим образом:
2[FeO]^2Fe + O2;
Ар — Рог —
< 2
PoflFe
а2
FeO
= f(T)
(10.13)
или с принятыми допущениями:
,, _ РоД "о FeO]HacbiHj _____f(T)
I % FeO]2
Отсюда упругость диссоциации над жидким раствором
[%FeOP_____=
... '
(10.14)
(10.15)
Po2 =
Сродство к кислороду железа, содержащегося в растворе
FeO, будет вычисляться следующим изменением термодинами-
ческого потенциала:
AG = -7?Пп^ = ЛС° + 2/?Пп[% РеО]иаСыщ -
— 27?Т1п[°/о FeO]. (10.16)
При [% FeO]—у0 сродство железа к кислороду будет стре-
миться к оо.
§ 10.3. Система никель — кислород
Никель с кислородом образуют лишь одно устойчи-
вое химическое соединение NiO, отвечающее валентности 2.
2NiO 2Ni + О2.
Трехвалентный окисел никеля Ni2O3 является неустойчивым
соединением, получающимся в условиях анодного окисления
(например, при зарядке щелочного аккумулятора).
NiO значительно растворим в жидком никеле, увеличивая
его окисляемость при температурах выше температуры его плав-
ления.
В твердом никеле его окисел растворим очень мало. Диаг-
рамма плавкости никель — кислород, изображенная на рис,
10.9, представляет собой эвтектическую систему.
271
Стандартное сродство AG° никеля к кислороду меньше, чем
у железа и может быть выражено следующими уравнениями:
для твердого никеля (298— 1725° К)
AG« = 488 642 — 196,88г дж,
, 25 520
lgPos =-----у-+ 15,3 (н/л<2);
для жидкого никеля (1725 — 2200° К)
&G° = 523754 - 217,197' дж,
27 400
lgPos =-------------h 16,35 (н/л*2).
Упругость диссоциации над раствором NiO в жидком Ni и
химическое сродство никеля к кислороду в этих условиях рас-
считываются так же, как и для железа.
§ 10.4. Система медь — кислород
Медь с кислородом образует два устойчивых со-
единения: Си2О— закись и СиО—-окись меди. Оба соединения
обладают основным характером и образуют соответствующие
соли: CU2CI2 и СиС12. В солях при обычных температурах более
устойчивы двухвалентные ионы меди. Например:
Cu2O + H2SO4->- C11SO4 + Си + Н2О.
Так как медь —малоактивный металл, то в чистом виде
окислы относительно легко разлагаются при высоких темпера-
турах, однако в растворенном состоянии в металле они обла-
дают значительной стойкостью. Уравнения зависимости изме-
нения термодинамического потенциала и логарифмов упругости
диссоциации от температуры приведены ниже:
1) 2Си2Окрист 4Сг1крист + О2;
(298 — 1356°К) AG» = 333 148 _ । 25,97 дж;
, 17400
JgPo2 =-----------1- 11,6 (н/м2);
2Си2ОКрист 4Си®идк + О2;
(1356 — 1509°К) AG° = 335 145 _ 164.2Т дж;
, 20140
lgPo2=-----------h 13,6 (н/№);
3) 2Си2ОН(ИДК 4Сижидк + О2
272
Рис. 10.9. Диаграмма плавкости ни-
кель — кислород
Рис. 10.10. Диаграмма плавкости медь — кис-
лород
(выше 1509° К) AG° = 272 786,8 — 89,67 дж.
, 14 250
lg ро2 — —----1- 9,7 (н/м2).
В системе медь — кислород процессами диссоциации СиО
пренебрегаем, так как переход 4CuO^2Cu2O-hO2 происходит
при относительно низких температурах и на процессы сварки ме-
ди влияния не оказывает.
Появление черной окиси меди СиО возможно при охлаждении
сварного соединения на воздухе. I
Закись меди Си2О в твердой меди растворима очень мало,
но в жидкой меди растворяется значительно; кроме того, суще-
ствуют растворы между Си2О и СиО в жидком состоянии, по
они легко разлагаются при высоких температурах и на диа-
грамме плавкости Си — О( рис. 10.10) эти области показаны
пунктиром.
В растворе жидкой мечи устойчивость закиси меди значи-
тельно увеличивается, а упругость диссоциации снижается:
2[Cu2O]^4Cli + O2;
К» = Ро2 =

(10.17)
Так как растворимость Си2О значительная, то в отличие от
А'си
железа уже нельзя полагать ^си = —---------равным единице,
Л'Си
насыщ
гем более, что эта величина входит в четвертой степени (следует
учесть атомные и молекулярные веса при вычислении Afaj).
Расчет приходится проводить полностью:
2
' &Си2О с . „
ро2 = Ро2 ——— — f(Т; С).
Си
(10.18)
В процессе кристаллизации жидкий раствор разрушается и
выпадает эвтектика Си — Си2О, причем сродство меди к кисло-
роду резко уменьшается и, если процесс кристаллизации идет
в восстановительной среде, содержащей водород, то возможно
растрескивание металла— «водородная болезнь» меди. '
Поэтому при сварке меди и ее сплавов необходимо свароч-
ную ванну тщательно раскислять еще в жидком состоянии с
тем, чтобы в металле шва и в зоне сплавления не появлялось
трещин и пор.
§ 10.5. Система титан — кислород
Титан с кислородом образует несколько соедине-
нии-
ПО2 — высший окисел кислотного характера, образующий
голи с окислами других металлов. Титанат бария BaTiO3, на-
пример, обладает значительным пьезоэффектом и применяется
для генерации ультразвуковых ко-
лебаний, используемых для дефекто-
скопии металлов;
I TiO2 образует два типа кристал-
лов: рутил и апастаз;
Ti2b3 получается путем частично-
ю восстановления TiO2 водородом;
TiO получается также в резуль-
тате восстановления Т1О2 путем спе-
кания с порошком титана.
Кроме этих окислов титана, из-
вестно соединение Т13О5 (К- X. Таги-
ров; Г. С. Жданов), обладающее
вполне определенной кристалличе-
, ской структурой (ромбическая).
Титан поглощает кислород, обра-
зуя фазы переменного состава с
F большой широтой гомогенности. Так,
например, титан может поглощать
кислород, сохраняя металлическую
структуру, до соответствия формуле
TiOo,42. Двуокись титана сохраняет
щруктуру рутила в пределах от TiO2
до TiOI?9 и т. д.
Рис. 10.11. Диаграмма плав-
кости титан — кислород
На диаграмме плавкости титан —
кислород (рис. 10.11) видны широкие области растворов в твер-
дом и жидком состояниях.
Большое сродство титана к кислороду требует при сварке
тигана и его сплавов совершенной изоляции зоны сварки ог
воздушной атмосферы (инертные газы, вакуум, бескислородные
флюсы) и тщательного удаления слоев окислов, нитридов и гид-
ридов с поверхности подготовленных кромок и присадочного
металла во избежании дефектов при сварке.
Сродство титана к кислороду делает его очень сильным рас-
кислителем при сварке сталей и специальных сплавов, одно-
временно поглощающим азот и водород, захваченный металлом
шва в процессе сварки, с которыми гитан тоже дает устойчивые
соединения.
По своему сродству к кислороду вес металлы и другие эле-
менты можно расположить в ряд, но, в зависимости от темпе-
ратуры, находящиеся рядом друг с другом металлы могут ме-
няться местами (Со и Ni; А! и Mg).
Процессы окисления многокомпонентных сплавов будут
рассмотрены далее вместе с процессами раскисления металлов.
Рис. 10.12. Обобщения я диаграмма плав-
кости железа, кобальта» никеля и их
сульфидов
§ 10.6. Взаимодействие металлов с серой
В процессах сварки металл шва может обогатить-
ся серой, которую в зону сварки вносят сварочные материалы:
флюсы, компоненты электродных покрытий, а также некачест-
венный основной или при-
садочный металл. Нали-
чие серы в металле шва
снижает качество сварно-
го соединения, усиливая
его склонность к образо-
ванию холодных и горя-
чих трещин.
Увеличение склонности
к образованию горячих
трещин объясняется пиз-
коплавкими эвтектиками
Me—MeS, создающими
жидкие прослойки в мо-
мент окончания кристал-
лизации основного спла-
ва. На рис. 10.12 показа-
на обобщенная диаграмма
плавкости для Fe, Со, Ni
и их сульфидов.
Сера является элект-
ронным аналогом кисло-
рода и процесс образова-
ния сульфидов во многом
сходен с процессом окис-
ления металлов.
сера может встречаться в
97°С
следующих формах: а—S (ромбическая) р— S (монокли-
нное 445°С
пичсская) жидкая S пар S. В парах сера может сущест-
вовать в виде молекул S8; S6; S2 и атомов S.
При температурах выше 700° С сера в основнОхМ находится в
виде молекул S2, а выше 1300° С в парах серы появляются ато-
мы S, количество которых увеличивается с температурой. I
Для определения устойчивости сульфидов можно принять ту
же систему диссоциации соединений, которая была принята
для рассмотрения окислов, считая среду газообразной (S2) при
высоких температурах.
276
В зависимости от температуры
Смете м a Fe—S
Железо с серой образуют соединения FeS, Fe2S3,
I cS2.
Наиболее устойчивым сульфидом в присутствии свободного
Металла будет FeS, так как остальные сульфиды будут псрехо-
I днгь в него, производя реакции окисления:
Fe2Ss+ Fe->3FeS;
FcS2+Fe->2FeS.
FeS имеет температуру плавления 1208° С; плотность 1,6—
4,84 г/см*. С жидким железом он образует растворы неограни-
10 20 30
Вес. 70 S
Рис. 10.13. Диаграмма плавкости железо — сульфид железа
ченной концентрации, а с твердым железом дает твердые раст-
воры очень небольших концентраций. Диаграмма плавкости
К— FeS показана на рис. 10.13. Сродство железа к сере и уп-
ругость диссоциации сульфида определяется следующими дан-
ными:
2FeSTB 2FeTB + *^2(газ);
AG° = 191 500 + 44,77 дж;
10 000
lgPs2 =-------у-----1-2,66 н/л2;
ДЯ = 95 750 дж.
Система Мп—S
Марганец с серой образует два соединения MnS и
.MnSg.
Устойчивым является -сульфид MnS —алабандин. Температу-
ра плавления MnS — 1610°С; плотность 3,99 г!смъ.
Сродство марганца к сере и упругость диссоциации опреде-
ляется следующими данными:
2MnSTB 2MnTB + S2 ;
AGO = 371 000 + 14,527 дж;
, 19400
lgPs2 =------— + 4,247 н/м*;
АЯ° = 372 000 дж.
(Уравнение ДС° рассчитано для стандартных условий.)
Система Са—S
Кальций с серой образует несколько соединений:
CaS, CaSs, CaS4.
Высшие сульфиды кальция при нагревании переходят в CaS,
выделяя серу. CaS представляет собой очень стойкое химическое
соединение с высокой температурой плавления (>2000°С).
Сродство кальция к сере может быть определено по следую-
щим данным:
2CaS
ТВ —
(газ) *
AG0 = 957 000 — 39,37 дж;
, 44 000
Ps2 ------——h 7,06 н/м\
— 955 000 дж.
По своему сродству к сере рассмотренные металлы распола-
гаются в ряд: Fc. Мп, Са. Их различное сродство используется
в металлургии сварочных процессов для извлечения серы в про-
цессе сварки.
Глав а XI
ВЗАИМОДЕЙСТВИЕ МЕТАЛЛОВ СО СЛОЖНЫМИ
ГАЗАМИ — ПИРОМЕТАЛЛУРГИЯ
Взаимодействие металлов с такими газами, как СОУ
СО2, Н2, Н2О, лежит в основе пирометаллургических процессов.
Эти гетерогенные процессы восстановления или окисления ме-
таллов сопровождаются изменением состава газовой атмосферы
при изменении состава жидких или твердых фаз.
Обычно в газовой атмосфере зоны сварки присутствуют СО,
СО2, Н2, Н2О, взаимодействующие между собой и с металлом
сварочной ванны. Большое влияние на равновесие газовой фазы
оказывает углерод, реагирующий с СО2 и с водяными парами
при высоких температурах. Таким реагирующим компонентом
может быть и карбидный углерод стали.
Рассмотрим реакции между углеродом и кислородом, кисло-
родом и водородом, а также между углеродом, водородом и кис-
лородом одновременно.
§ 11.1. Система углерод — кислород
Между углеродом и кислородом возможны следую-
щие реакции:
1 ) Сгряфит Ч' О2 СО2;
\н\ = —393,51 кдж;
2Сграфит “1“ О2
2СО;
3) 2СО ч- Сррафит “F СОг;
4) 2СО Сграфит Ч- СО2;
ДЯ2 = — 221,0 кдж;
= — 566,02 кдж:
\Н^— — 172,51 кдж.
Выражения констант равновесия этих реакций, стандартные
изменения термодинамического потенциала и зависимость кон-
стант равновесия от температуры приведены в табл. 11.1, а так-
же представлены на рис. 11.1 графически. Как видно из диаграм-
мы, изменения термодинамического потенциала и копстанты
равновесия реакций 1, 2. 3 делаются равными между -собой в
гом случае, если константа равновесия реакции 4 обращается в
единицу. В самом деле, если
КР1 = = К

279
Таблица 11.1
Константы равновесия, стандартные изменения термодинамического
потенциала реакций в системе С — О
Выражение констант равновесия Стандартное изменение термоди- намического потенциала, дж Зависимость констант рав- новесия от температуры
Рсо. Ро, — 393 756- -0.836 Т 20 600 T + 0,041
у<р2= „2 Рсо Ро, д<?? = £ -223212- 175,14 Т 11 550 T + 9,15
IS - 2 Рсоа доз — • _ 564 300 + 173,47 Т 29500 9,06
Л п = Ръ РсоРо3 KP> = T ~~
Рр, ~ Рсо9 2 Рсо Д«4 = - - 170 544 4- 174,31 Т 'g^<= 8900 T ~ 9.11
то, приравнивая выражения констант равновесия, можно полу-
чить следующее:
если К-p, — к Рсо, - г\р„ то Ро 2 Рсо Ро или Рсо; р2 f со = 1 = Кр,;
если /г — 2 Рсо, 2 Рсо или Рсо, -=\ = KPt.
* О ~ Ро, р2 ^со
Это условие соответствует температуре ~980° К-
Из рассмотренных четырех процессов наибольшее значение
в сварочной технике имеют реакция 3 — «реакция догорания» и
реакция 4, равновесие которой было изучено Беллом и Бу-
дуаром.
Реакция догорания (3):
2СО2,
2СО + О2
= f(T).
(11.1)
Можно из выражения константы равновесия определить рав-
новесное парциальное давление кислорода, которое определяет
280
< «целительную способность атмосферы по отношению к метал-
лам:
(П.2)
Рис. 11.1. Зависимость ют температуры в систе-
ме С — О:
а — изменение термодинамических потенциалов; б — из-
менение логарифмов констант равновесия
пли, пренебрегая при не очень высоких температурах изменением
давления за счет реакции, можно написать
(%СО2)* _____
Р°: А'ь (%СО)* ‘
281
Полученное уравнение показывает, что парциальное давле-
ние кислорода в этой системе зависит от температуры и состава
, о/оС02
атмосферы— о- "qq"1 а опо 0ПРсДеляет окислительную способ-
in сть атмосферы.
Окислительная способность атмосферы определяется отноше-
нием концентраций СО2/СО и зависит от температуры.
Рис. 11.2. Изменение концентраций
СО. СО2 и О2 в зависимости от
температуры (р0= 1,013-10" н!м2)
При высоких температурах
(4000° К) СО2 уже значительно
диссоциирует на СО и кисло-
род. Изменение концентраций
СО2, СО и О2 в равновесной
смеси в зависимости от темпе-
ратуры показано на рис. 11.2.
Таким образом, при сварке ме-
таллов в струе углекислого га-
за в центральной части дуги
можно считать СО? полностью
диссоциированным. Сильное
окислительное действие такой
атмосферы ликвидируется пу-
тем применения электродной
проволоки, содержащей боль-
шое количество марганца и
кремния (10ГС или 10Г2С).
Реакция Белла — Будуара (4):
(П.4)
В зависимости от температуры равновесие реакции смещает-
ся или в сторону образования СО из углерода и СО2 (Г>980° К)
или в сторону выделения сажистого углерода при низких тем-
пературах. В присутствии твердого углерода в области высоких
температур концентрация СО2 в газовой фазе уменьшается и
окислительная способность газа (СО2/СО) также уменьшается.
На рис. 11.3 показано изменение концентрации СО в зависимо-
сти от температуры при р= 1,013 * 105 я/лА Увеличение давления
уменьшает концентрацию СО, а уменьшение давления увеличи-
вает ее согласно принципу Ле-Шательс.
Восстановление окислов металлов в присутствии твердого уг-
лерода при высоких температурах резко улучшается, так как
282
образующееся СО2 вновь превращается в СО в результате взаи-
модействия с углеродом:
МеО + СО Me + СО2
СО2 + С 2СО
(11,5)
МеО -j- С Me -f- СО
Рис. 11.3. Изменение концентраций СО и СО-
в присутствии твердого углерода (Ри—1,013X
X Ю5 н/л2)
Суммарное уравнение реакции выражает «прямое» восста-
новление металлов, в отличие от первого уравнения реакции,
которое выражает «косвенное» восстановление. Эта терминоло-
гия сложилась очень давно, в период становления металлургии
как науки, и сейчас представляется довольно странной, но тем
не менее часто встречается в специальной литературе.
§ 11.2. Система водород — кислород
Между водородом и кислородом возможны следую-
щие реакции:
5) 2Н2 + О2 2Н--О; ДЯ58= — 483,68 кдж-.
6) 2ОН + Н2 2Н2О; ЛН°6 = - 532,77 кдж.
В уравнении реакции 6 принимают участие свободные гидро-
ксилы, представляющие собой весьма активные частицы с не-
замкнутыми связями и играющие большую роль в процессах го-
ре ния" как активные комплексы. Они устойчивы в области
283
высоких температур, но, вообще говоря, реакции 5 и 6 протекают
почти совместно, как это можно видеть на рис. 11.4, на котором
показано изменение концентраций Н2О, ОН, О2, Н2; Н и О в
атмосфере диссоциирующегося пара в зависимости от темпера-
туры. Так, при температурах столба дугового разряда водяной
Рис. 11.4. Изменение концентраций Н2О, О2, ОН, Н2, Н и О в атмосфере
водяного пара в зависимости от температуры
пар будет полностью диссоциирован на
атомарный водород
атомарный кислород.
При температурах до 2500° К обычно расчет ведут по урав
нению 5, для которого и приведены данные по стандартному из-
менению терхмодинамического потенциала и зависимости кон
станты равновесия от температуры:
,о
2Н2 + О2 2Н2О;
2
= = f(T)-,
Pz Ро2
и.
— 492404 + 109,5167 (дж) (298 — 2500°К);
,, 25 700
lg = —=г--------5,72.
j
§ 11.3. Система углерод — кислород — водород
Эти три элемента могут образовывать тысячи раз-
личных соединений, так как большое число органических соеди-
нений содержат юлько С, Н и О.
284
Из всего многообразия различных реакций рассмотрим толь-
ко гри реакции, имеющие большое значение в металлургических
процессах:
7) Ств + Н2О СО + Н2;
Д/У? = + 131,34 кдж;
8) Ств + 2Н2О СО2 4-2Н2;
Л/4 — + 90,17 кдж;
9) СО + Н2О СО2 + Н2;
д//у = — 41,17 кдж.
Эндотермичпость реакций 7 и 8 показывает, что при высоких
Н'мпературах водяные пары не могут находиться в равновесии
С твердым углеродом и он будет разлагать их, переходя в газо-
образные скислы.
Реакция 9, равновесие которой было впервые исследовано
Ганном, показывает, что соотношение концентраций СО2, СО,
Н2О и Н2 не может быть произвольным, а-всегда взаимно свя-
зано с константой равновесия:
СО4-Н2О^СО24-Н2,
__ рсо2Рн3
р9 —---------
people
= Т = «т)’
(11.7)
где а — - — —отношение, указывающее на окислительную
способность газовой атмосферы из СО и СО2;
, Н2О
I) —----- —отношение, указывающее на окислительную
Н2
способность газовой атмосферы из Н2 и Н2О.
Зависимость константы равновесия реакции 9 от температу-
ры может быть передано уравнением
1865
lgKpP = -7-----1,71. (11.8)
Зная величины константы равновесия при различных темпе-
ратурах, можно построить лучевую диаграмму (Шенк), по кото-
рой легко определить b по известному а или наоборот, так как
I уравнение (11-7) является уравнением прямой, проходящей че-
рез начало координат:
а = КРА (11.9)
Лучевая диаграмма показана на рис. 11.5. При температуре
1083° К константа равновесия Кр, обращается в единицу и луч,
соответствующий этой температуре, будет являться диагональю
квадрата.
Диаграмма широко используется при расчете продуктов го-
рения органических веществ, так как соотношение концентраций
285

продуктов сгорания должно соответствовать равновесию реак-
ции 9.
§ 11.4. Система железо — кислород — углерод
Все соединения железа с кислородом (система же-
лезо — кислород см. стр. 267) могут восстанавливаться окисью
углерода СО, но в зависимости от их устойчивости и температу-
ра । восстановления концентрации СО в равновесной газовой сме-
гн будут соответственно различными.
Константы равновесия взаимодействия окислов железа и СО
для всех реакций при отсутствии растворов можно выразить
одинаково:
Лр = ^ = /(О- (НЛО)
Рсо
I Уравнения реакций, разности энтальпий реакций и уравнения
зависимости констант равновесия от температуры приведены в
•ыбл. 11.2.
Таблица 11.2
Термодинамические данные для реакций восстановления окислов железа
per- П< мер fuлинии Уравнение резкими • Д77°. к дм 1К Кр = f (Г)
I 3Fe,O3+CO^2Fe3O4-|- +со2 —54,47 Реакция практически иеобра- гима, гак как константа равновесия очень велика
9 Ге3О4+СО 3FcO+CO2 4-43,66 164,5 lg KPq - - т + 1.935
1 3 FeO-i СО Fc+CO, — 19,33 919 т -Ы4
1 1 - 4?е3014-СО 3/4Fс-}- 4-СО2 —3,59 . 1004 1g/С, = —— — 1,208 Pi Y
Константы равновесия последних трех реакций при Т =
Ь 845е К — 572° С равны между собой, так как «в этих условиях
устойчивость окислов железа оказывается одинаковой.
Г Равновесие этой системы реакций можно графически прсд-
< сшить в координатах Т — СО/СО2, так как для случая чистых
фаз, как было указано ранее, константы равновесия для всех
|н-акций имеют одинаковое выражение.
На рис. 11.6 эта система равновесий представляет собой три
кривые, пересекающиеся в нонвариантной точке. В этой же си-
287
стеме координат можно построить кривую равновесных концен
траций СО для реакции
2СО СТв + СО2 (см. стр. 282).
Эта кривая разделит область диаграммы на две части: об
ласть «прямого» и область «косвенного» восстановления. При
высоких температурах, характерных для сварочных процессов
область косвенного восстановления (точка а) практического
значения не имеет, а при высоких температурах присутствие
твердого углерода улучшает условия восстановления окислов
железа. В самом деле, в точке б, лежащей в области прямого
восстановления, концентрация СО будет выше равновесной для
реакции 3, но меньше, чем равновесная концентрация для рсак
ции между твердым углеродом, СО и СО2. При таких условиях
возможен процесс прямого восстановления:
FeO + СО Fe + СО2
С + СО2 2СО
FeO + С Fe + СО.
Однако прямое восстановление при сварке углеродистых ста-
лей является скорее нежелательным 'процессом, так как в ней!
может участвовать карбидный углерод стали, а это приведет к
снижению содержания углерода в металле шва.
Вообще же наличие твердого углерода увеличивает концен
трацию СО в газовой фазе, уменьшая окислительную способ
ность газовой атмосферы (СО2/СО).
В области высоких концентраций СО могут происходить про-
цессы восстановления закиси железа в растворе железа, при
обретающей в этом случае повышенную устойчивость (см
стр. 270):
[FeO]+CO^Fe + CO2.
В этой гетерогенной системе будет только две фазы
и три
компонента, что определяет три степени свободы и, следователь
но, концентрация растворенной закиси железа, которая всегда
контролируется в процессах сварки, будет зависеть от трех па-
раметров:
[FeO]= f(T; р; СО2/СО).
(11.11)
(Так как реакция идет без изменения числа газообразных молей,
то давление фактически нс влияет на равновесие.)
Константу равновесия, которая должна содержать безразмер-
ные концентрации или активности, можно выразить следующим
уравнением:
QfcPCO2 ___
«РеО^со
(11.12)
288
где Gpe ™ —------------& 1— для растворов в жидком железе;
*енасыщ
__Nyeo ___________ [% FeO]
Л/’гсо [ % FeO ] насыщ
ДйЪ£>11Ц
| /?coj ^со—парциальные давления газов, зависящие не только
от температуры, по и от концентрации металличе-
ского раствора.
Принимая указанные допущения, можно записать
г ... [%FeO] насыщРС02 f(T\ /11 iov
Лр “ ~~[№d]77“ = КТ}- (1113>-
Из полученного выражения видно, что для насыщенного ра-
сгвора при [%FeO]%FeO]насыщ, ——>КР, а для случая,
р со
когда [%FeO]~>0, можно показать, что отношение pcojpa&
тоже стремится к нулю или содержание в газовой смеси СО
Стремится к 100%’.
Это означает, что чистое от окислов железо можно получить
только в атмосфере чистого СО. На рис. 11.7 приведены кривые
л шисимости от температу-
ры концентраций СО для
равных концентраций FeO в
жидком железе. Как видно
из расположения кривых,
Повышение температуры
Требует больших концентра-
ций СО для сохранения той
j|Kc концентрации окислов в
железе. Это необходимо учи-
тывать при сварке в атмо-
сфере углекислого газа и
при регулировании пламени
пцстплепо-кислородной го-
релки.
При газовой сварке надо
1 । рсмиться к тому, чтобы в
контакте с расплавленным
Металлом сварочной ванны
продукты горения пе со-
держали бы СО2иН2О(р =
Рис. 11.7. Равновесные концентрации
СО при восстановлении FeO в раство-
ре в зависимости от температуры
и концентрации FeO
10 -689
289
§ 1L5. Карбидообразование
Кроме участия в процессах восстановления окислов
железа, углерод может образовывать с железом карбиды. Наи-
более устойчивым является карбид железа Fe3C.
Карбид железа, или цементит, может получаться по реакци-
ям, идущим непосредственно с углеродом, а также по реакции
с участием окиси углерода СО:
3Fe + С Fe3C;
3Fe + 2СО Fe3C + СО2.
Карбид железа представляет собой эндотермическое соеди-
нение и разность энтальпии ДЯ°=+21,73 кдж!моль.
При получении карбида железа по второй реакции энергия
выделяется за счет образования СО2. Термодинамически карбид
железа неустойчив и разлагается, однако в растворах приобре-
тает устойчивость тем большую, чем меньше его находится в
растворе.
В самом деле, если реакция образования карбида железа
идет в растворе, то в выражение константы равновесия должны
войти безразмерные концентрации:
3Fe + 2СО [Fe3C] + СО2,
(11.14)
NUc с
где #FeC =-------------безразмерная концентрация карбида
^РсвСнасыщ
железа в растворе;
aFe~l — по предыдущему;
Рсо ’ Рсо— парциальные давления газов, завися-
щие от температуры и концентрации
раствора. , ]
Аю, I
Если ареаС—>0, то можно показать, что чз"*00 или иР0,1еса
l^PcoF
карбидообразования будет проходить почти в чистом СО2. |
Поэтому одновременно с процессом восстановления закиси
железа окисью углерода будет происходить и образование кар-
бида железа. Но чем меньше кислорода будет оставаться в ра-
створе железа, тем больше в железе будет содержаться углерода.
Поэтому области (а-тв. р — р, аустенит, б-тв. р — р и Li) диа-
граммы железо — углерод — кислород, показанной на рис. 11.8,
290
будут представлять собой общие растворы углерода и кислорода
О .железе.
Реакции окисления, восстановления и карбидообразования
связывают между собой отдельные частные диаграммы систем
Г г — О, Fe — С и Fe — О — Св единое целое.
Если условно принять, учитывая малую устойчивость карби-
да железа, что реакция карбидообразования и реакция между
С, СО2 и СО близки по своим термодинамическим данным:
3Fe + 2СО Fe3C + СО2,
2СО С + СО2,
Рис. 11.8. Диаграмма системы железо — углерод — кислород
го можно представить себе диаграмму системы железо — угле-
род — кислород в обобщенном виде (Шенк, Иогансен и Сстт,
С Т. Ростовцев) [8], как это показано на рис. 11.8. На этой диа-
I грамме показаны области твердого раствора Fe3C в a-железе, в
у-желсзе и в б-железс, а также жидкий раствор Lj, одновременно
содержащий карбид железа и FeO.
Связь между этой диаграммой и диграммами систем Fe — О
и Fe — С показана па рис. 11.9.
При сварке малоуглеродистой стали всегда следует помнить
о неразрывной связи между окислением железа и потерей угле-
рода, так как, применяя раскисление, мы можем удалить кисло-
род из металла сварочной ванны, но углерод, потерянный в виде-
газообразных окислов, компенсировать при сварке удастся с
большим трудом.
|()*
291
При сварке легированных сталей поведение углерода суще-
ственно изменяется, так как стали могут содержать компоненты,
имеющие большее сродство к углероду, чем железо. В этом слу-
чае основная масса углерода в стали будет связана с легирую-
щими компонентами в карбиды более устойчивые, чем карбид
железа.
В табл. 11.3 приведены некоторые данные по свойствам кар-
бидов железа и ряда металлов, входящих компонентами в леги-
рованные стали и специальные сплавы.
о СО == сог с
Рис. 11.9. Сопоставление диаграмм систем Fe — О, Fe — О — С и Fe — С
и связь между ними
§ 11.6. Система железо — кислород — водород
В металлургических процессах при сварке водород,
как правило, по возможности исключается (кроме атомноводо-
родной сварки и сварки в струе перегретого пара), но влажность
воздуха, защитных газов и сварочных материалов (электроды,
флюсы) вносит в зону сварки определенное количество водорода.
Водород восстанавливает окислы металлов, особенно при
высоких температурах, и склонность водорода к процессам диф-
фузии делает эти процессы весьма быстрыми, протекающими с
большой скоростью.
292
Таблица 11.3
Некоторые свойства карбидов металлов
Группа, подгруппа Ме- талл Карбид AH0, кд ж/моль Г пл, •С Рентгенов- ская плот- ность, 10 кг!м* Другие coe.i инения с углеродом
VIII группа Fe СО N1 Fe3C сб3с Ni3C 4-24.24 4-16,72 4-38,49 1650 2300 2100 7,69 8,07 7,55 Fe«2C Со2С
VII подгруппа Мп Mn3C —15,05 1520 7,53 Мп7С3; Мп2з С6
VI подгруппа Сг Мо W Cr23Ce MO2C wc —107,84 — 17,55 — 38.04 1550 2410 2720 6,99 9,16 15.77 Сг3С2 Сг7Сз, МоС W2C
V год группа V Nb VC NbC —126.24 —140,45 2810 3480 5,48 7,82 V2C Nb2C
IV подгруппа Ti Zr TiC ZrC —183,29 —199,39 3140 3530 4,92 6,66 —*
। >.
Примечание. Г. В. Самсонов «Тугоплавкие соединения» Метал-
лургиздат, 1963.
Термодинамические данные для реакций восстановления же-
леза водородом приведены в табл. 11.4.
Таблица 11.4
Номер реакции Уравнение реакции Af/°. кдж
1 ^Fе2О34“Н2 - 2F e3O44-H2O -13,30 ——
2 Fe3O4+H2 — 3FeO+H2O 4-84,83 3378 IgXp. T +3,648
3 FeO4-H2 t Fe+HoO +21,84 784 T +0,573
4 ’/4Fe3O4+H2 Л 3/4Fe+H2O 4-37,58 1482 —+ 1.4П
293
Реакции 2, 3 и 4 все являются эндотермичными и поэтому
равновесие смещается в сторону восстановления в области до-
статочно высоких температур. На рис. 11.10 представлены кри-
вые зависимости от температуры равновесных концентраций
водорода при восстановлении окислов железа. Все три кривые
пересекаются в одной точке при Т = 845е К = 572° С. Обращает
Рис.-11.10. Диаграмма системы железо — кислсрод — водород
внимание наклон всех трех кривых, свидетельствующий об эндо-
термичности процессов. Снижение равновесных концентраций
водорода при повышении температуры указывает на увеличение
его активности как восстановителя в области высоких темпе-
ратур.
Присутствие водяных паров в зоне сварки нежелательно, так-
как водород, освобождающийся при окислении металла, может
переходить в металлический раствор и являться источником
дефектов при сварке (поры, трещины), а также создавать повы-
шенную (водородную) хрупкость сварного соединения.
Одновременное присутствие СО; СО2; П2 и Н2О в газовой
фазе снижает концентрацию водорода в контакте с металлом и
сравнительно высокая влажность углекислого газа, употребляе-
мого в качестве защитной среды, менее опасна, чем даже не-
большая влажность аргона. Влияние водорода на свойства ме-
таллов в процессах сварки плавлением подробнее рассмотрено
дальше.
294
Задачи
1. Определить, будет ли при температуре 7=2000° К восстанавливаться
ыкись железа в газовой атмосфере, содержащей 10% СО2 и 90% СО. Расчет
Константы равновесия уравнения (11.13) вести по данным табл. 11.2.
2. Сожгли 1 моль метана в кислороде. Определить состав продуктов его-
рання при 7=2000° К, используя уравнение (11.7).
3. Определить содержание кислорода в железе, если при температуре
1900° К оно находится в равновесии с газовой атмосферой, содержащей
95% СО.
При решении использовать уравнение (11.13), табл. 11.2 и уравнение
(10.12).
Глава XII
ВЗАИМОДЕЙСТВИЕ МЕТАЛЛОВ СО ШЛАКОМ
§ 12.1. Шлаковые фазы. Классификация
Шлаками обычно называют жидкие фазы более или
менее сложного состава, закрывающие поверхность жидкого ме-
талла во время его плавки или металлургической обработки.
При сварке металлов плавлением шлаки создаются искус-
ственно плавлением электродных покрытий или плавлением сва-
рочных флюсов при автоматической электродуговой и электро-
шлаковой сварке. Иногда шлаки создаются сами, правда, в
малых количествах, при сварке металла в защитной среде окис-
лительного характера — сварка в СО2.
С точки зрения равновесия гетерогенных систем плавка ме-
талла в присутствии шлака представляет собой трехфазную си-
стему из двух жидких фаз и газовой фазы. В пределе эта система
будет представлять собой систему взаимонасыщенных жидких
фаз, находящихся в равновесии с газообразной фазой.
Таким образом, нельзя полностью считать шлак изолятором
поверхности жидкого металла от газовой атмосферы.
Кислород, содержащийся или образующийся в газовой фазе
при диссоциации сложных газов, будет диффундировать через
шлак, особенно при наличии у металла окислов переменной ва-
лентности.
Рассмотрим проникновение кислорода в металл при плавке
железа в окислительной среде. Как видно из реакций, закись
железа из металла может переходить в шлак, в котором посред-
ством диффузии она будет перемещаться на границу раздела с
газом и окисляться в FesCU а затем вновь переходить на гра-
ницу с металлом и окислять его, увеличивая тем самым содер-
жание кислорода в металле:
Газ
Шлак 6 (FeO)
Металл 6 [FeO]
О2
1
6 (FeO) 4- О2 - 2 (Fe3O4)
2(Fe3O4) + 2Fe-*8 (FeO)
Т 1
2Fe 8 [FeO]
296
(Концентрации компонентов в шлаке обозначаются круглыми
скобками, в металле — квадратными скобками.)
Взаимный переход компонентов из шлака в металл и наобо-
рот определяется коэффициентом распределения L, который в
простейшем случае можно выразить уравнением (см. стр. 233):
где [Л] — концентрация компонента в металле;
(Д) —концентрация компонента в шлаке.
Коэффициент распределения L для данного компонента за-
висит пе только от температуры, но и от состава шлаковой фазы.
Поэтому для обеспечения нужного качества металла сварочной
ванны в металлургии сварки применяют шлаковые фазы различ-
ных составов.
В зависимости от состава шлаковой фазы компоненты (S, Р)
могут извлекаться из металла путем связывания их в шлаке в
устойчивые соединения или, наоборот, можно легировать металл
через шлак нужными компонентами (Мп, Si), создавая условия
для благоприятного протекания реакций на границе металл —
шлак.
В ряде случаев сварки следует использовать шлак такого со-
става, который практически не реагировал бы с металлом сва-
рочной ванны, а осуществлял только защиту от воздушной ат-
мосферы. Большая скорость сварочных процессов в этом случае
ограничивает диффузию газов через шлаковую фазу во времени.
По составу и назначению, а также по физическим свойствам
шлаки можно разделить на отдельные виды или группы.
Первое деление шлаков следует сделать по их отношению к
окислению металла: восстановительные и окислительные шлаки.
Восстановительные шлаки содержат малое коли-
чество окислов основного металла или совсем их не содержат.
В этом случае окислы, растворенные в металле, переходят в
шлак, и происходит процесс диффузионного раскисления:
Шлак (FeO)
Металл [FeO]f.
Флюсы, под слоем которых производится автоматическая
сварка, всегда жестко контролируются по содержанию закиси
железа FeO и серы, которые при сварке должны по возможно-
сти извлекаться из металла в шлаковую фазу.
Окислительные флюсы содержат большое количество
окислов основного металла и окисляют его:
Шлак (FeO)
Металл [FeO]|.
297
Окислительные флюсы нужны при выплавке стали в марте-
новских печах для понижения содержания в стали углерода,
марганца, кремния, а также фосфора. |
Шлаки представляют собой сложную систему из окислов или
нейтральных солей, между которыми могут происходить химиче-
ские реакции, приводящие к образованию новых веществ.
Главные шлаковые компоненты, применяемые в сварочной
металлургии, можно разделить на 4 группы веществ: кислот-
ные окислы, амфотерные окислы, основные
окислы и нейтральные соли.
В табл. 12.1 приведены вещества, входящие в состав свароч-
ных флюсов, шлакообразующих компонентов электродных по-
крытий и, следовательно, сварочных шлаков.
Таблица 12.!
Главные компоненты шлаковых систем в сварочной технологии
KliCIGTHHC Амфотерны? Основные окислы Нейтральные соли
SiO2; TiO2 В2О3 (ХйдЕ^О?) AI9O3 FC2O3 Na2O; К2О; СаО; MgO; FeO; Мп О CaF2; N%A1F6: KF; NaFfLlF: BaFS; KC1; NaCl; BaCl2; M?Cb
SiOz — типичный кислотный окисел в шлаковых системах. Обра-
зует ряд кристаллических форм: а, [3-кварцы, а, [3-тридимиты и
а, р-кристобалиты, кроме того, существует еще в амфорном со-
стоянии. Легко даст переохлаждение, в результате чего полу-
чается кварцевое стекло. Температура плавления 1710е С; тем-
пература кипения 2230° С. В зависимости от кристаллической
модификации плотность его колеблется от 2,2 до 2,653 • 103 кг!мг.
\Н°= — 859,3 кдж/моль (а-кварц).
SiO2— в расплавленном состоянии проводит электрический ток,
диссоциируя на ионы:
2SiO2 Si'*+ + SiO?-; 3SiO2 Si4+ + 2SiO32-.
Возможны и другие формы диссоциации.
SiOz — вступает в соединения с основными окнелами металлов,
образуя различные формы солей, из которых наиболее устойчи-
вы соли мета- и ортокремневых кислот.
CaO -|- SiO2—>- CaSiO3 — метасиликат,
2СаО SiO2-> Ca2SiCU — ортосиликат.
Образование этих солей, а также других более сложных со-
единений фиксируется в диаграмме плавкости СаО — SiO2
(рис. 12.1). Силикаты других металлов, кроме металлов 1 и II
групп периодической системы, менее устойчивы.
298
SiO2 образует соединения и с амфотерным окислом AI2O3.
ПО9 представляет собою также кислотный окисел, но его ак-
тивность ниже, чем у кремнезема SiO2. TiO2 образует две кри-
сталлические модификации: рутил и анастаз. Температура плав-
ления рутила 1640° С; точка кипения — около 3000° С, плотность
4 • 103 кг!мг\ — 943,9 кдж!моль.
Рис. 12.1. Диаграмма плавкости СаО — SiO?
TiO2 образует соединения с основными окислами по типу
SiO2:
СаО + TiO2-> СаТЮз — титанат кальция,
ВаО + TiO2ВаТЮз — титанат бария,
который обладает значительным пьезоэффектом.
В отличие от S1O2, низший окисел которого SiO является
неустойчивым, TiO2 может относительно легко восстанавливать-
ся, образуя Ti2Os и другие низшие окислы, представляющие со-
бой соединения Т13О5 — аносовиг и TiO, обладающие широким
интервалом гомогенности (стехиометрический состав меняется в
широких пределах).
Способность ТЮ2 переходить в низшие окислы делает его
окислителем.
299
В20з — борный ангидрид — стекловидное вещество с темпера*
турой плавления 577° С и очень высокой температурой кипения.
Плотность В2Оз равна 1,85 • 103 кг!м*\ — 1264 кдо!с1молъ.
Кроме высшего окисла, бор имеет ряд низших окислов, но
они малоустойчивы. С основными окислами бор даст соли:
Na2O + B2O3->2NaBO2 — метаборат,
3Na2O + В2Оз-^2Па3ВОз — ортоборат,
Na2O + 2В2Оз-> Na2B4O7 — тетраборат (бура).
Содержание Са 0 , Sec. 9!0
Рис. 12.2. Диаграмма плавкости А13О3 — СаО
В2О3— кислотный окисел, употребляющийся во флюсах для
пайки и сварки цветных металлов. Обычно в состав флюсов вво-
дится бура Na2B4O7 в безводном состоянии (температура плав-
ления 878°С), так как она кристаллизуется с 10 молекулами
воды Na2B4O7 • ЮН2О и теряет воду при нагревании (350—
400° С);
РеЮз обладает очень сильными окислительными свойствами
и не должен содержаться в сварочных шлаках;
А12О3— типичный амфотерный окисел в составе шлаков;
А12О3 образует ряд кристаллических форм: а,- р- и у-корунд.
Кроме того, он образует гидраты, имеющие также кристалличе-
ские формы: А12О3 • 3 Н2О — гидраргиллит — А1(ОН)3 и бемит
АЮ(ОН) или А12Оз-Н2О. Удаление воды из последней формы
гидрата происходит при высокой температуре 800—1000° С. Без-
водный А12О3 — корунд плавится при /=2050° С и кипит около
300
3300е С. Плотность А12О2 — от 3,4 до 3,99*103 кг/м3;
г же —1675 кдж/моль.
А12О3 в расплавленном состоянии проводит электрический
ток, диссоциируя на ионы:
А12О3 А13+ + АЮз3-; 2А12О3 AI*+ + ЗА10? .
Рис. 12.3. Диаграмма плавкости А120з — SiO3
Вступая в соединения с основными окислами А12О3 даст соли:
СаО + А120з~> Са (А1О2)2 — метаалюминат кальция,
ЗСаО +АЬО3^- Са3(АЮ3)2 — ортоалюминат кальция.
Кроме этих типов солей, возможны и другие соединения, как
это видно из диаграммы плавкости АКО? — СаО (рис. 12.2).
( кислотными окислами алюминий будучи амфотерным также
дает солсобразные соединения:
АЬОз+БЮг ’•АЬОз* SiO2 — андалузит, дистен, силиманит,
ЗАЬОз + 2SiO2-> 3Al2O3.2SiO2 — муллит.
Солеобразование в этом случае можно проследить на диа-
грамме плавкости АЬОз — SiO2 (рис. 12.3).
В образованных соединениях ни Л120з, пи SiO2 не утрачивают
способности к гидратации и солеобразовапию. Присоединяя до-
301
полнительно окислы металлов, они образуют новый класс соеди-
нений — алюмосиликаты.
Такими алюмосиликатами являются полевые шпаты, широко
применяющиеся в сварочной технике для изготовления флюсов
и электродных покрытий: ортоклаз K2Al2SicOi6; альбит
Na2Al2Si60i6; ашюртит CaA12Si2O8.
Содержание %
Рис. 12.4. Диаграмма плавкости СаО — SiO2 —
кристобалит тридимит SIO2; корунд Л12О3: псевдоволластонит СаО - SiO2;
волластонит СаО SiOs; муллит 3 Л12О3 * 2SiO2; анортит СаО • А1гО3 * 2SIO2;
геленит 2СаО - А12О3 - 2S1O2
В тернарной диаграмме плавкости А12О3—SiO2— СаО, по-
мимо двойных соединений, будут и тройные соединения — алю-
мосиликаты. Диаграмма плавкости, представляющая собой
пространственную систему, приведена па рис. 12.4 в виде тре-
угольника концентраций (Гиббс) с нанесенными изотермами.
Подробное рассмотрение тернарных шлаковых систем А12О3—
SiO2 — СаО, А12О3 — SiO2 — МпО можно пайти в специальной
литературе [1].
СаО и MgO— основные окислы, обладающие высокими тем-
пературами плавления. Температура плавления СаО —2560°С,
a MgO — 2800° С.
302
СаО, обладая основными свойствами, значительно активнее,
чем FeO и МпО, и поэтому легко вытесняет их из солей, выделяя
большое количество энергии:
СаО + MnSiO3 CaSiO3 + МпО; ДН° = — 72,7 кдж,
2СаО + Fe2SiO4Ca2SiO4 + 2FeO; АЯ° = — 95,3 кдж.
CaF2, Na3AlFe и др. — нейтральные соли, являющиеся устойчи-
выми химическими соединениями в малой степени реагирующие
г металлом, на поверхности которого они находятся. Расплавы
л их солей являются хорошими электролитами (см. стр. 250).
§ 12.2. Взаимодействие металла со шлаками
Компоненты шлаков могут вступать в химическое
взаимодействие с металлом на границе раздела жидких фаз.
Направление реакций будет определяться не только стандарт-
ным химическим сродством (Дб°), но и соотношением концен-
траций этих компонентов в соприкасающихся растворах: метал-
лическим и шлаковым.
Однако понятие концентрации в этом случае нужно заменить
активностью, так как одно и то же количество компонента в
шлаке, содержащем избыток кислотных окислов (SiO2; TiO2),
будет вести себя иначе, чем в шлаке, содержащем избыток ос-
новных окислов (СаО; MgO).
При избытке 6 шлаке кислых окислов (SiO2; TiO2), окислы
основного характера будут связаны в силикаты или алюмосили-
каты и активность их будет понижена, а находящиеся в избытке
кислые окислы будут, наоборот, активно вступать в химические
реакции.
В шлаках с избытком основных окислов (СаО; MgO) кислые
окислы будут связаны в соли, а основные окислы будут реагиро-
вать с металлом.
Точно определить кислотность или основность шлака трудно
и поэтому принимают приближенную оценку, рассматривая от-
ношение суммы кислотных окислов к сумме основных окислов,
обычно пе рассматривая такие окислы, как FeO и МпО, так как
они образуют очень непрочные соли.
Для кислых шлаков
(%SiO2) + (%TiO2)
(%СаО) + (%МпО)
(12.1)
Для основных шлаков:
(%SiO2) + (%TiO2)
(%CaO) + (%MgO)
Взаимодействие компонентов шлака с металлической фазой
можно рассматривать с двух точек зрения, а именно: с термо-
303-
динамической, изучающей лишь начальные и конечные состоя-
ния системы, и электрохимической, рассматривающей процесс
взаимодействия ионов с металлической поверхностью при нали-
чии скачка потенциала металл— электролит или внешней раз-
ности потенциалов.
Как было уже показано в главе IX «Элементы электрохи-
мии», возникновение скачка потенциала на границе раздела
металл — электролит происходит вследствие стремления иона ме-
талла перейти из кристаллической решетки (упорядоченное со-
стояние) в электролит (неупорядоченное состояние).
Работа гальванического элемента, осуществляющаяся за счет
химической реакции, может быть рассчитана по изменению тер-
модинамического потенциала. Поэтому окислительно-восстано-
вительные реакции на границе металл — шлак при отсутствии
внешнего электрического поля, создающего дополнительную раз-
ность потенциалов, будут подчиняться одним и тем же термоди-
намическим расчетам, вне зависимости от того, как мы рассмат-
риваем взаимодействующий с металлом шлак: а) как раствор
окислов различных веществ, взаимодействующих между собой
или б) как электролит, содержащий ионы с активностями, зави-
сящими от состава электролита.
При автоматической элсктродуговой сварке под флюсом ос-
новная масса электрического заряда переносится дуговым раз-
рядом, а ток, проходящий через шлаковый слой (оболочку зоны
сварки из жидкого и полужидкого шлака) и шунтирующий дуго-
вой разряд, составляет пе более 10—12%. Следовательно, влия-
нием внешнего поля в этом случае можно пренебречь, тем более,
что, как правило, автоматическая сварка под слоем флюса идет
на переменном токе, затрудняющем электролиз.
При электрошлаковом процессе дуговой разряд отсутствует
и вся энергия, необходимая для сварки, передается через элек-
тролит— джоулево тепло.
Действительно, в металлургии электрошлакового процесса
сварки или электрошлакового переплава металлов можно ис-
пользовать электролитические и гальванические явления для
очистки металла сварочной ванны от нежелательных примесей
(например,удаление серы).
В металлургии сварочных процессов, идущих при температу-
рах, значительно превышающих температуру плавки сталей в пе-
чах, активность компонентов шлаковых систем значительно вы-
ше и окислительно-восстановительные реакции на границе ме-
талл— шлак идут интенсивнее, чем при плавке в мартеновских
и электропечах (расход энергии на единицу массы жидкого ме-
талла).
Увеличение активности компонентов шлака при сварке мож-
но объяснить с двух точек зрения, а именно: рассматривая шлак
304
к.iK раствор реагирующих между собой веществ и как элек-
тролит*
. Рассматривая шлак как реагирующие между собой окислы
ц растворе, можно утверждать, что при повышении температуры
диссоциация силикатов, алюминатов и алюмосиликатов будет
увеличиваться, так как все эти соединения являются экзотерми-
♦4ССКИМИ
CaSiO3->Ca0 + SiO2 (ДЯ < 0). (12.2)
Таким образом, активная концентрация, например, SiOo бу-
дет возрастать и кремний получит возможность при сварке пе-
рейти в металл из нейтральных и даже основных шлаков, прав-
да, в очень малых количествах, чего не наблюдается в сталепла-
вильном процессе:
SiO2 + 2Fe ->[Si] + 2FeO (12.3)
(FeO уходит в шлак).
При рассмотрении шлака как электролита (см. стр. 254)
следует помнить, что электропроводность электролита растет
при повышении температуры, а вязкость снижается. Эти два яв-
ления свидетельствуют о том, что возрастает число ионов в еди-
нице объема электролита и уменьшается взаимодействие между
ними (вязкость электролита). Для того же примера можно за-
писать следующие процессы.
CaSiO3-^Ca24- + SiO32-,
4SiO32->3SiO44-+Si44\
(12.4)
Увеличение активной концентрации иона Si4+ облегчает ему
переход в металл, изменяя разность потенциалов на границе
металл — шлак:
Sj4+ + 2Fe°->[Si°] + 2Fe2+
24-
(Fe уходит в шлак).
Таким образом, конечные результаты взаимодействия метал-
ia и шлака совпадают и могут быть рассчитаны с определенной
очностью через изменение термодинамического потенциала.
§ 12.3. Распределение марганца между
шлаком и металлом
М.арганец, находящийся в шлаке в виде закиси
марганца (МпО), может восстанавливаться железом и в мень-
шей степени никелем или медью по обратимой реакции:
МпО + Fe FeO + Мп; Д//° = + 121,15 кдж.
305
Так как реакция эндотермична, то при высоких температурах
равновесие ее будет смещаться в сторону восстановления мар-
ганца и окисления железа. 1
Исходя из изложенных двух точек зрения, для реакции, про-
текающей между металлом и шлаком, можно предложить две
различные схемы.
Первая схема рассматривает взаимодействие металла и
шлака, представляя шлак как окислы различных компонентов,
реагирующие между собой.
Шлак (MnO) (FeO)
It tl 1
Металл [MnO]+Fe^[Mn]+[FeO].
Восстанавливающийся марганец будет переходить в раствор
металла, а образующаяся FeO будет распределяться между ме-
таллом и шлаком согласно закону распределения.
В зависимости от соотношения активных концентраций FeO
и МпО в шлаке равновесие реакции может быть смещено в ту
или другую сторону. 1
Константа равновесия этой обратимой реакции может быть
записана следующим образом:
[MnO] + Fe [Мп] + [FeO], ]
«Мп^РеО
£\ - - - --
^MnO^Fe
КП. (12.5)
Безразмерные концентрации компонентов в металлическом
растворе могут быть выражены с помощью констант распреде-
ления через концентрации в шлаковой фазе: I
Л'мп
насыщ
100
— ввиду неограниченной ра-
створимости в железе и
близости их атомных
масс;
&Fe — —-------
"рр.
насыщ
— для чистого железа и ма-
лоуглеродистых сталей;
3) &FeO —
A1 FeO
Арсо
насыщ
L₽eo(%FeO) _ (% FeO)
LFco(0/oFeO)
насыщ 100
Последнее преобразование можно сделать в соответствии с
законом распределения, который для данного случая можно за-
писать
LFe0 —
[% FeO]
(% FeO)
= f(n.
зов
Коэффициент распределения LFeo будет зависеть от темпера-
туры, от состава шлака и его кислотности или основности. Для
[железистых шлаков на основании экспериментальных и сел ед о-
пиний получено следующее уравнение (Кёрбер, Ольсен):
£ГсО = 0,588-10~4/° С — 0,0793.
Результаты, рассчитанные по этому уравнению, хорошо со-
гласуются с диаграммой плавкости Fe — О и уравнением
II Н. Доброхотова.
Независимо от состава шлака при данной температуре Lfco
будет постоянной величиной для данного шлака.
Г Таким образом, [%FeO] = LFeo(0/o FeO), а так как шлак мо-
Lct вообще состоять только из FeO, ввиду неограниченной его
растворимости, то можно считать (% FeO)насыщ= 100%, что и
с телапо в предыдущем преобразовании (3).
Аналогично можно связать ничтожно малую растворимость
МпО в металле с концентрацией его в шлаке:
4) «мпо =
Л'мпО = [% МпО]
Л?МиОпа(.Ы1ц [% МпО]пасыщ
Ампо (% МпО) =( % МпО)
ЬмпоЮО — 100
Подставляя полученные значения безразмерных концентра-
ций в уравнение константы равновесия и включая в нее постоян-
ные величины, получаем следующее выражение:
Кмп =
[% Мп] (% FeO) =
(% МпО) М ’’
(12.6)
Так как безразмерные концентрации не учитывают актив-
ность окислов в зависимости от состава шлака, то эти поправки
обычно вводятся на основании экспериментальных исследований.
Л. Д. Крамаров на основании экспериментальных работ пред-
ложил следующие уравнения зависимости константы равновесия
or температуры:
для кислых шлаков
lgftMn= 1g
(% МпО)
[% Мп] (% FeO)
(12.7)
для основных шлаков
1g Кмп = 1g
[% Мп] (% FeO)
(% МпО)
5550
~Т~
+ 2,338.
(12.8)
307
При рассмотрении процессов сварки под слоем плавленых
сварочных флюсов всегда особенно интересен переход Мп в
состав металла шва, полезный при сварке малоуглеродистых и
низколегированных сталей и часто ухудшающий свойства метал-
ла шва при сварке высоколегированных специальных сталей.
Содержание марганца в металле можно определить из уравне-
ния константы равновесия (12.5):
[% Мп] = Кмп
(% МпО)
(% FeO) '
(12.9)
Из этого выражения видно, что концентрация Мп в металле
будет возрастать при увеличении % МпО в шлаке и при умень-
шении % FeO, что обычно учитывается при составлении рецеп-
туры сварочных флюсов (флюс ОСЦ-45; АНЗ-48 и др.). 1
С повышением температуры содержание Мл в металле шва
будет расти, так как
d In Лмп
dT
О и Л/7 > 0.
(12.10)
Поэтому при высокотемпературных процессах сварки пере-
ход марганца из флюсов в металл шва весьма значительный. 1
Вторая схема этого же процесса исходит из ионной теории
строения шлака, рассматривая его, как электролит, а окисли-
тельно-восстановительный процесс, — как работу гальваническо-
го элемента. 1
В этом случае можно представить, как электролит I
MnSiO3 Mn2+ + SiO32-, J
MnSiO4 2Mn2+ + SiO?‘. ।
Ионы марганца из шлака будут подходить к поверхности
жидкого железа и вступать в реакцию |
Mn2+ 4- Fe° [Mn°] + Fe^-. 1
Если бы марганец выделялся в виде чистой фазы, то реакция
могла бы проходить только в сторону окисления марганца и
восстановления железа. 1
В самом деле в табл. 9.3 (см. стр. 257) приведены нормальные
электродные потенциалы металлов и по значениям потенциалов
видно, что марганец имеет меньший потенциал (—1,05в), чем
железо (—0,44в). |
Но марганец, выделяясь, уходит в раствор железа, а этот
процесс понижает его активность, особенно, если его концентра-
ция в железе достаточно мала. I
*Поэтому марганец может переходить в железо до определен-
ной концентрации, при которой его активность сделается равной
активности железа (см. гл. XIII «Раскисление металлов при
308
Ьарке»). Если же концентрация марганца в железе большая, то
hit, окисляясь, будет переходить в шлак, так как в этом случае
•г<»
активность приблизится к активности чистого марганца.
Так как окислительно-восстановительные процессы развива-
Ю1СЛ
в приэлектродном
слое, то
общую
схему процесса
можна
Представить следующим образом:
Шлак MnSiO3 Mn2+ + SiO32~ + Fe2+
I t t I
Приэлектродный Мп34- + Fe° Mn° -f- Fe24"
слой It j J I I
Металл Fe [Mn] Fe24-—>[FeO]
Как видно из приведенной схемы, состав шлака сильно влияет
щ переход марганца, так как содержание ионов Fe2+ в шлаке
Придает ему окислительный характер и смещает равновесие в
обратную сторону. Кроме того, избыток ионов SiO ^ задержива-
ет диссоциацию силикатов или понижает активность ионов Мп2+
и Fe2+, поэтому в кислых шлаках переход марганца будет мень-
ше, что, кстати, фиксируется уравнениями А. Д. Крамарова (см.
с р. 307), полученными, исходя из другой точки зрения на приро-
ду шлаков.
I Шлаки представляют собой очень сложные многокомпонент-
ное системы, и расчет для них активных концентраций окислов
tun активных концентраций ионов возможен лишь в отдельных
Простых случаях при наличии достоверных экспериментальных
ДИВНЫХ.
Изложение дальнейшего материала данной главы будем
пости, рассматривая шлак как раствор окислов.
§ 12.4. Реакции шлака с металлом (Si; С)
реакции
Si, Переход кремния из шлака в металл аналогичен
взаимодействия
металла
с марганцем и реакция
вое-
становления кремния железом также будет эндотермична:
SiO2 + 2Fe Si + 2FeO; ДН = + 331,94 кдж.
Взаимодействие между шлаком и металлом в этом случае
пжно выразить следующей схемой:
1 Шлак (SiO2) 2 (FeO)
11 II
Металл [SiO2]+2Fe [Si]4-2[FeO].
Константа равновесия может быть представлена в общем ви-
через безразмерные концентрации:
[ SiO2] + 2Fe [Si] + 2[FeO],
й>
309’
2
aSittFeO
tfSiO/*
2
Fe
(12.11)

После аналогичных предыдущему ряду преобразований и
выражения концентраций компонентов в металле через концен-
трации компонентов в шлаковой фазе константа равновесия по-
лучит следующее выражение:
[% Si] (% FeO)2
(% SiO2)
= Щ).
(12.12)
Содержание кремния в металле, которое при сварке во мно-
гом определяет свойства металла шва, можно найти из выраже-
ния константы равновесия:
[%Si]=Ksi
(% SiO2)
(% FeO)2’
(12.13)
Как видно из полученного соотношения, содержание кремния
в металле растет с увеличением концентрации (% SiOs) в шла-
ке и с уменьшением концентрации (% FeO), а также с повыше-
нием температуры.
В обычной металлургической практике считают, что переход
кремния из основных шлаков невозможен, однако исследования
по металлургии сварочных процессов (К- В. Любавский), про-
текающих при более высоких температурах, показывают воз-
можность перехода кремния даже из флюсов, имеющих основ-
ной характер. Переходы марганца и кремния связаны между
собой общим равновесием и присутствие марганца улучшает
переход кремния [4].
С. На поведение углерода в металле шлаковые фазы влияют
только своей окислительной способностью или содержанием
активной закиси железа, так как окислы углерода летучи и в
шлаках содержаться нс могут.
Схема окисления углерода в стали в присутствии шлака мо-
жет быть представлена следующим образом:
Газ СО
Шлак [FeO] |
i ? I
Металл [FeO] + [С] Fe ф СО.
газ
Поэтому поведение углерода при сварке сталей, описанное
ранее в отсутствии шлаков, будет определяться степенью окис-
лен ности металла.
При плавке сталей в электропечах можно получать так на-
зываемые белые, или карбидные, шлаки, образующиеся в ре-
310
зультате раскисления шлака углем по следующим реакциям:
(FeO)+C->Fe + CO |
(МпО) + С —- Мп + СО f ;
(СаО) + ЗС ->(СаС2) + СО f .
При восстановлении железа и марганца также получаются
карбиды, переходящие в металл и повышающие содержание уг-
лерода в плавке. Такие процессы в условиях сварки практически
невозможны.
§ 12.5. Извлечение серы и фосфора шлаками
Шлаковые фазы при сварке и плавке металла, по-
мимо защиты металла от окисления и легирования его некото-
рыми компонентами (Мп; Si), предназначены для очистки ме-
талла от примесей.
Кроме извлечения окислов основного металла шлаки должны
снижать содержание серы и фосфора в металле.
Извлечение серы. Сера попадает в зону сварки из основного
и присадочного металла, из компонентов электродных покрытий
или из сварочных флюсов. При сварке в среде углекислого газа
сера может попасть в зону сварки с защитным газом, если он не
подвергнут тщательной очистке. Таким образом, прежде всего
требуется контроль содержания серы в сварочных материалах
и в исходном металле.
Сера, попавшая в зону сварки, будет распределяться между
металлом и шлаком согласно закону распределения (см. стр.
228), который в данном случае можно записать:
Ls =------= const, Т = const,
(S)
(12-14)
где [S]= ---концентрация серы в металле;
‘'’мет
(S) = ^шлаУ — концентрация серы в шлаке.
гшлак
Подставтяя значения концентраций в закон распределения,
получим
мет
т ^мет .
Ls = —-------— const,
Ьшлак
Т — const.
^шлак
311
После преобразования этого выражения можно написать
следующее:
Зшлак 1 ^шлак
5мет L& ^мет
Обозначим отношение количеств серы в шлаке и в металле
t]s — коэффициент извлечения серы: 1
Sin лак
'HS=“------.
<5 мет
Отношение объемов шлака и металла можно заменить, учи-
тывая их плотности, через относительную массу шлака фшлак? 1
__ ^шлак
7шлак —-------.
^мет
Тогда коэффициент извлечения серы
*7шлак
.(12-15)
Коэффициент распределения зависит не только от темпера-
туры, но и от состава шлаковой фазы, а следователыю, состав
шлака будет влиять на полноту извлечения серы *qs. 1
Связывая серу в устойчивые соединения, хорошо раствори-
мые в шлаке, можно увеличить полноту извлечения.
Обычно сера извлекается из металла путем перевода ее в
устойчивое соединение — CaS по реакции
FeS + СаО CaS + FeO. ]
Схематически этот процесс можно представить так: I
Шлак (FeS) + (СаО) (CaS) -f- (FeO) .
п и 1
Металл [FeS] [FeO]. а
Процесс в основном протекает в шлаковой фазе и его кон-
станта равновесия выражается так:
<2caS Орео
---------=Ч(П-
ЯСаО ЯРсБ
(12.16),
Полагая в первом приближении коэффициенты активности
этих веществ в растворе равными единице, что можно сделать
для основных шлаков, запишем
(% CaS) (% FeO)
(% FeS) (% СаО)
= f(T).
312
Произведя пересчеты по молекулярным весам и введя коэф-
фициент распределения Lg> получим
к (%s)(%FeO)
s [% S] (% СаО)
или
(%S) _ „ (%СаО)
nS [%S] Ks(%FeO)‘
(12.17)
Коэффициент извлечения серы будет тем больше, чем выше
основность шлака (% СаО) и чем меньше шлак будет содержать
[закиси железа (восстановительный шлак). Коэффициент извле-
чения будет также зависеть от относительной массы шлака
I <7пшак. Кислые шлаки, содержащие малые активные концентра-
ции СаО, серу извлекают плохо.
Об извлечении серы в электрошлаковом процессе при обрат-
I пой полярности (минус на ванне) было сказано на стр. 259.
Извлечение фосфора. При обычном процессе плавки в марте-
новских печах фосфор переводят из металла в основной шлак в
первый период плавки — окислительный:
2FesP + 5FeO 11 Fe + Р2О5;
Р2О5 + ЗСаО Са3(РО4)2;
Р2О5 -р СаО Са (РО3)2*
Фосфаты кальция уходят в шлак, который обычно заменяют
новым.
В процессе сварки фосфор также переходит в основной шлак,
но в очень малых количествах и существенно изменить его со-
держание не удается.
Для того чтобы получить металл шва, содержащий фосфор
в допустимых количествах, следует контролировать основной и
присадочный металл, компоненты электродных покрытий и сва-
рочные флюсы па содержание фосфора.
§ 12.6. Физико-химические свойства
сварочных шлаков
Сварочные шлаки, получающиеся при плавлении
сварочных флюсов или электродных покрытий, а также в резуль-
тате восстановителыто-окислигельных реакций при сварке в
углекислом газе, должны обладать рядом специфических свой-
ств, отличающих их от обычных металлургических шлаков (ста-
леплавильный процесс).
Основное требование, предъявляемое к сварочным шлакам,
заключается в том, что они должны обеспечивать получение
313
металла сварочной ванны или металла сварного шва определен-
ного состава и определенных свойств.
Вторым требованием является обеспечение технологическо-
го процесса сварки — устойчивость дугового разряда при опре-
деленной скорости перемещения сварочной головки относительно
изделия, хорошее формирование шва и легкая отделяемость
шлаковой корки от готового сварного соединения.
Оба требования можно удовлетворить путем правильного со-
четания шлакообразующих компонентов электродного покрытия
или компонентов шихты для приготовления плавленого пли ке-
рамического флюса для сварки.
Разработка состава электродных покрытий или сварочных
флюсов должна учитывать изменение компонентов в процессе
шлакообразования, т. е. плавления и взаимодействия с металлом
во время сварки.
Разработка шлаковых фаз для сва-рки представляет -собой
сложный процесс, требующий экспериментальной проверки в
производственных условиях, а именно: при сварке» тех материа-
лов, для которых предназначено данное электродное покрытие
или сварочный флюс, так как заранее рассчитать все свойства
пока оказывается невозможным.
Выбор компонентов для образования шлаковых фаз при
сварке является более широким, чем в обычной печной метал-
лургии, так как сварка ведется без печного пространства, огра-
ниченного огнеупорными стенками.
Например, в сварочных флюсах и покрытиях электродов ши-
роко применяются фториды кальция и других металлов, что не-
возможно в условиях печной плавки, так как фториды с огне-
упорными материалами легко образуют низкоплавкие эвтекти-
ческие системы, портящие футеровку металлургических печей.
Быстро протекающие процессы сварки требуют больших ско-
ростей металлургической обработки сварочной ванны, что воз-
можно при высокой активности шлаковых фаз. Это требование
удовлетворяется потому, что высокие температуры сварочной зо-
ны повышают активность компонентов шлака, а возмущающее
сварочную ванну действие дугового разряда сокращает время
для диффузионных процессов, интенсивно перемешивая металл
и шлак.
Для получения стабильного качества сварных соединений не-
обходимо иметь и стабильные составы сварочных шлаков, полу-
ченных из шлакообразующих сварочных материалов, представ-
ляющих собой главным образом естественные природные мине-
ралы. Состав природных материалов меняется в определенных
пределах и содержит примеси, также меняющиеся по количест-
ву и составу (пласт, месторождение).
Все это требует тщательного химического контроля шихты
для плавки флюсов или изготовления электродных покрытий.
314
Получение металла шва высокой чистоты требует содержания
в шлаке малого количества серы и фосфора и поэтому их содер-
жание в сварочных флюсах или компонентах элскгродпого по-
крытия должно жестко лимитироваться.
Освобождение металла от окисных соединений возможно
лишь в восстановительных шлаках, содержащих малое количе-
ство окислов основного металла, подвергающегося сварке, и по-
этому, например, содержание закиси железа в сварочных флю-
сах должно быть минимальным и также жестко контролиро-
ваться.
Содержание закиси железа в
сварочных флюсах снижается в ре-
зультате раскислительных процессов
при их плавке, а при сварке элект-
родами с покрытием в состав покры-
тия вводятся раскислители (ферро-
сплавы) в количестве, необходимом
для раскисления и шлака и ме-
талла.
Кроме химического состава шла-
ковой фазы, па процесс сварки и ка-
чество сварного соединения влияют
и физико-химические свойства полу-
ченной системы.
Температура плавления свароч-
ного шлака, как правило, должна
быть ниже температуры плавления
свариваемого металла.
Рис. 12.5. Изменение вязко-
сти жидких шлаков в зави-
симости от температуры
Если система соединений, образующая шлак, пе удовлетворя-
ет этому условию, то в шлак вводят вещества, которые не всту-
пают во взаимодействие с металлом, по понижают температуру
плавления шлака. Таким веществом обычно является плавико-
вый шпат или флюорит CaF2.
Для интенсивной металлургической обработки сварочной
ванны шлак должен обладать определенной вязкостью.
Обычно кислые шлаки, содержащие избыток SiO2, обладают
большей вязкостью, чем шлаки основные.
Помимо величины вязкости, па технологические свойства
шлаков влияет характер изменения вязкости от температуры в
процессе затвердевания шлаков.
Кислые шлаки, содержащие избыток SiO2, способного к про-
цессам переохлаждения и переходу в стекловидное состояние,
меняют вязкость постепенно, т. е. сохраняют вязкотекучее со-
। гояние в больших интервалах температур (кривая 1 на рис.
12.5), чем шлаки основные, содержащие большее количество
кристаллической фракции в твердом состоянии. У фторидных
315
шлаков вязкость при температуре кристаллизации сразу стре-
мится к бесконечности (кривые 2, 3).
Для понижения вязкости шлаков и уменьшения температур-
ного интервала изменения ее при затвердевании увеличивают со-
держание плавикового шпата CaF2.
Правильно подобранное значение вязкости и режим се из-
менения при затвердевании уменьшает количество шлаковых
включений в металле шва, улучшая его качество. Подробные
исследования влияния состава и свойств шлаковых систем на
свойства сварных соединений проведены К. В. Любавским [4] в
ЦНИИТМаше и рядом исследователей в Институте электросвар-
ки им. Е. О. Патона.
Формирование внешней поверхности сварного шва получает-
ся хорошее в том случае, если металл кристаллизуется в жид-
кой шлаковой прослойке. Теплоотвод из зоны сварки идет в из-
делие и металлическая ванна кристаллизуется в первую очередь;
это условие выдерживается, если даже температура плавления
шлака несколько превышает температуру плавления металла
(особенно для хорошо проводящих теплоту металлов — меди,
медных сплавов). I
Отделяемость шлаковой корки от сварного шва является
важным свойством, особенно при многопроходной сварке. Ска-
лывающие усилия на границе металл — твердый шлак развива-
ются в результате различия в коэффициентах термического рас-
ширения этих фаз и при нормальном ведении сварочного процес-
са удаление шлаковой корки происходит самопроизвольно в про-
цессе охлаждения.
Однако при окисленной поверхности металла под шлаком мо-
жет происходить сращение металла со шлаком путем остеклова-
ния его поверхности, что чаще получается при кислых шлаках,
содержащих большое количество стекловидной составляющей.
Тонкие стекловидные пленки на линии сплавления или меж-
ду чешуйками металла сварного шва отделяются с большим тру-
дом. В этом случае следует усилить раскисление металла сва-
рочной ванны, вводя большее количество раскислителей при
сварке электродами с покрытием (ферросплавы) или проверить
технологию плавки сварочных флюсов алюмосиликатного типа.
Флюсы, построенные на системе фтористых и хлористых со-
лей, обычно хорошо и самопроизвольно отделяются с поверхно-
сти сварного шва в процессе охлаждения.
Глава XIII
РАСКИСЛЕНИЕ МЕТАЛЛОВ ПРИ СВАРКЕ
Процессы окисления металлов при сварке неизбеж-
ны и борьба за снижение содержания кислорода в металле шва
:является основной задачей сварочной металлургии.
Окисление в процессе сварки может происходить вследствие
различных процессов, которые схематично можно представить
следующим образом.
1. Взаимодействие с кислородом воздуха при недостаточной
Защите зоны сварки:
2Fe +02->2[Fe0].
2. Наличие окисных пленок на свариваемых кромках:
FesOi + Fe 4 [FeO].
3. Взаимодействие с компонентами электродных покрытий в
процессе их плавления:
СаСО3->СаО -ф- СО2;
СО2 + Fe -^[FeO] + СО f ;
MnO2 + Fe -*[FeO] + MnO.
4. Окислительно-восстановительные реакции на границе ме-
1 элл — шлак:
(МпО) + Fe -> [Мп] + [FeO];
(Si О2) + 2Fe ->[Si] + 2 [FeO].
5. Взаимодействие co сложными газами в зоне сварки:
СО2 + Fe->[FeO]+СО;
H2O + Fe->[FeO]+H2.
Накопление кислорода в металле, связанного в химические
соединения с ним, приводит к ухудшению механических свойств
талла шва и снижению работоспособности сварного соедине-
ния в целом. Удаление окислов основного металла можно осуще-
стви гь
двумя
путями:
1) экстрагированием шлаком в соответствии с законом рас-
пределения путем диффузии окисла из металла в шлак —диф-
фузионное раскисление;
317
2) переводом кислорода в металлическом жидком растворе
в соединения, нерастворимые в данном металле, — раскисление
осаждением.
§ 13.1. Диффузионное раскисление
Этот материал фактически уже рассмотрен в гл. XII
«Взаимодействие металла со шлаком».
Процесс широко применяется в сварочной металлургии, так
как интенсивное перемешивание металла и шлака под действием
давления, развивающегося в дуговом разряде, уменьшает время,
необходимое для развития диффузионных процессов. 1
Кроме того, в процессах сварки используют хорошо раскис-
ленные шлаки, полученные плавлением сварочных флюсов или
плавлением компонентов электродных покрытий в присутствии
раскислителей (ферросплавы), а это создаст высокий градиент
концентраций, увеличивающий скорость диффузионного потока.
С понижением температуры растворимость окисла металла в
металле понижается, (см. диаграмму плавкости металл — кисло-
род рис. 10.8), и это также способствует уходу окислов в шлак.
Одпако малое время пребывания сварочной ванны в жидком
состоянии не дает возможности процессу распределения окислов
между металлом и шлаком дойти до состояния равновесия.
§ 13.2. Раскисление осаждением и окисление
многокомпонентных сплавов
Раскисление осаждением основано па различной
растворимости в данном металле сто собственных соединений и
соединений других металлов. Практически данный металл не
растворяет в себе окислов или иных соединений других метал-
лов. Одновременно сродство металла, находящегося в растворе
другого, в отношении к кислороду также будет изменяться в за-
висимости от активности или концент-
рации его в растворе.
Рассмотрим подробнее этот случай,
являющийся важным для процессов
окисления многокомпонентных сплавов
и для процессов раскисления осажде-
нием.
Этот гетерогенный процесс может
быть представлен уравнением реакции
и схемой, показанной на рис. 13.1:
Рис. 13.1, Схема диссо-
циации окисла металла
при растворении металла
железом
2МеО^2[Мс]+О2 ...
318
В этой системе, состоящей из трех фаз и трех компонентов
(Не, Me, Os), число степеней свободы
С = 3 + 2 — 3 = 2.
"МеО — —---------
Л' мео
v насыщ
Парциальное давление кислорода будет зависеть от концент-
рации и температуры
РО2==/(Л С), (13.1)
я константа равновесия данной гетерогенной реакции
/ 2
Лр = Ро2 = —~=/(Г), (13.2)
(МсО) МеО
глеА). —упругость диссоциации окисла металла в трехфазной
Ме0 системе из двух компонентов (Me; О2), величина ко-
торой определяет AG°;
яме и ^мео представляет собой безразмерные концентра-
ции или активности;
можно положить равной единице, так как
первые же частицы Мео будут создавать на-
сыщенный раствор (см. выше).
всегда можно выразить через весовые про-
центы с учетом соотношения атомных весов
металла и среднего атомного веса раствора.
Подставляем полученные выражения в константу равновесия:
= роя = Ро2"Ме- (13.3)
(МеО)
Отсюда упругость диссоциации в растворе
I
РО2 = Р°2 —. (13.4)
(МеО) Me
Л^Ме
"Me — —----------
А Me
насыщ
Изменение термодинамического потенциала для этого случая
будет:
AG = — RT In ро1 = — RT In ро2 + 2RT In а =
(МеО) Me
= AG° + 2RT In аме. (13.5)
' Если jVmc—*"0, а следовательно, и с?ме—*-0, то упругость дис-
социации р'о.} —>оо, a AG—*•—оо.
Это означает, что металл любой активности, находясь в раст-
воре достаточно малой концентрации, окисляться не будет, а
319
при увеличении концентрации его активность в соединении с кис-
лородом снова будет возрастать и стремиться к активности чи-
стого металла.
Рассматривая многокомпонентный сплав, содержащий метал-
лы различной химической активности, находящийся при данной
температуре в определенной окислительной среде (отношение
СО2/СО или Н2О/Н2 или просто с заданным парциальным дав-
лением )> можно написать условия его равновесия:
(13.6)
ро ,а~2я = const; Т = const.
(МеО) Ме
Чем выше сродство данного металла к кислороду, тем мень-
ше будут его упругость диссоциации (ромео) и его активность
(концентрация) в растворе (а^), при которой он не будет под-
вергаться процессу окисления.
Так, например, концентрация никеля при сварке стали прак-
тически остается неизменной, так как никель — металл менее ак-
тивный, чем железо, и железо будет окисляться в первую оче-
редь; стали, содержащие кремний или марганец, будут после
сварки содержать их меньше, так как их концентрация будет
уменьшаться до тех пор, пока их сродство к кислороду (р^ } не
сделается равным сродству к кислороду у железа.
На этих соотношениях основаны процессы раскисления
осаждением.
§ 13.3. Раскисление марганцем
Марганец вводится в металл сварочной ванны для
ее раскисления различными путями в зависимости от метода
сварки. При сварке электродами с покрытием как компонент
покрытия вводится ферромарганец; при сварке под слоем плав-
леного флюса марганец переходит в металл вследствие взаимо-
действия со шлаком из марганцовистых флюсов; при сварке в
струе СО2 марганец входит в состав электродной проволоки
(10Г2С).
Рассмотрим процесс окисления двухкомпонептного сплава из
железа и марганца на основе железа, которое содержит некото-
рое количество растворенной закиси FeO.
Упругость диссоциации железа, содержащего закись железа
в растворе, уже была рассмотрена (стр. 271), она будет равна:
[% FeO]2
Ро2 РО, г р,
(FeO) (FCO) I%Fe°]Xacbnu
xlclvnl 1.Ц
Упругость диссоциации марганца, находящегося в растворе
железа, будет равна:

(13.7)
Ро2 = Ро2 ——
(МпО) (МпО) azMn
(13.8)
320
Л/мп
где Пмп = —---------- можно заменить, используя близость
Л' Мп
ИасЫЩ
атомных весов железа и марганца и не-
ограниченную растворимость их в жид-
ком состоянии, через ямп=
Тогда можно записать условие равновесия:
;00
ро2 — ро3
FeO МпО
или
[% FeO]2 _ 104
р0* Г % FeOl2 ~ Р°2 Г % V
(FeO) L 'и J насыщ (МпО)L ?и '
(13.9)
Полученное равенство можно преобразовать в выражение
константы равновесия реакции раскисления железа марганцем:
[FeO] + [Мп Fe + МпОтв>
/CMn=[%FeO][%Mn]=
Л Ро.
= 102[% FeO],™ 1/ —— =f(T). (13.10)
Зависимость константы реакции раскисления от температуры
будет определяться через функциональные связи с температурой
упругостей диссоциации и концентрации насыщенного раствора.
(Для удобства пишем выражение константы равновесия наобо-
рот, а именно: начальные продукты вводим в числитель.)
Путем пересчета по атомным и молекулярным весам можем
придать константе раскисления более удобный вид:
Кип = [%О] [%Mn] = f (Т).
(13.11)
Расчеты, положенные в основу вывода данного уравнения,
Нс учитывают теплоты растворения при образовании растворов,
। также значений активностей в растворе, которые могут быть
отличными от единицы (см. стр. 264), и поэтому для температур-
ной зависимости константы раскисления возьмем эксперимен-
тально проверенное уравнение Л. М. Самарина [9]:
lgXMB = lg[%O][%Mn]==
25 270
'Г
1
4- 12,55.
(13.12)
Для каждой данной температуры уравнение даст решение
следующего вида:
[%О] [%Мп] — const; Т = const. (13.13)
и -689
321
Рис. 13.2. Изотермы раскисления
железа марганцем
Следовательно, уравнение можно графически интерпрети-
ровать в координатах [%О] — [%Мп] рядом гиперболических
кривых, как это показано на рис. 13.2. Марганец, употребляемый
в виде ферромарганца при раскислении стали, является относи-
тельно слабым раскислителем, особенно в области высоких тем-
ператур, и остаточные концентрации кислорода могут превышать
даже предельную растворимость
FeO в жидком железе. Отштрихо-
вапная линия, проведенная на
рис. 13.2, отделяет область взаим-
нонасыщенных растворов (Li +
от области ненасыщенных
растворов (Li) в соответствии с
диаграммой плавкости железо —
кислород (см. рис. 10.8).
Относительно слабый раскис-
литель— марганец широко упот-
ребляется в металлургии стали и
особенно в сварочной металлур-
гии, так как помимо раскисления
марганец связывает серу, раство-
ренную в железе, в виде FeS и
переводит в соединение MnS,
практически нерастворимое в
жидком железе, и образует шла-
ковое включение, не участвующее
в процессе кристаллизации (тем-
пература плавления 1610° С).
-Наличие серы в металлах при-
водит к образованию легкоплав-
ких эвтектик (см. рис. 10.12), температуры плавления которых
лежат ниже температур кристаллизации основного сплава. На-
пример, в системе Fe — S температура плавления эвтектики ниже
температуры плавления углеродистой эвтектики (~ 1130еС), и
наличие жидких прослоек в момент кристаллизации сталей яв-
ляется причиной зарождения горячих трещин.
Процесс удаления серы марганцем аналогичен процессу рас-
кисления:
[FeS] + [Мп] Fe 4- MnSTB.
(13.14)
Уравнение константы удаления серы можно записать ана-
логично константе раскисления:
Ks = [% S] [%Mn] = const; Т — const. (13.15)
Саздавая значительный избыток марганца против содержа-
ния серы, можно ликвидировать вредное влияние серы. I
322
§ 13.4. Раскисление стали другими раскислителями
Более сильными раскислителями для сталей будут
кремний, титан и алюминий, а также такие элементы, как V, Nb,
Zr и Re.
Процессы раскисления стали некоторыми из этих элементов
следует рассмотреть, однако менее подробно, чем для марганца,
так как все выводы выражений констант раскисления будут ана-
логичны.
Кремний как раскислитель сильнее марганца, так как обла-
дает большим сродством к кислороду. Процесс раскисления мо-
жет быть выражен уравнением
2[FeO] + [Si]^2Fe + SiO2 .
Константа раскисления кремнием будет иметь вид
^si = [%Si][%FeOJ2 = f(T).
(13.16)
Зависимость логарифма константы равновесия от температу-
ры хорошо передается уравнением, предложенным А. М. Сама-
риным [9]:
lg Ksj = lg[%OF[%Si] = - + 21,63. (13.17)
Решение этого уравнения для ряда температур показано на
рис. 13.3. Как видно, осгаточные концентрации кислорода в ме-
талле меньше и область расслаивающихся фаз (Z4 + L2) охва-
тывает только очень малые концентрации кремния в металле.
Титан как раскислитель еще более сильный, чем кремний*
Процесс раскисления протекает по аналогичной реакции:
2[FeO] + [Ti]^2Fe + TiO2_.
Константа раскисления и ее зависимость от температуры мо-
жет быть представлена уравнением, предложенным А. М. Са-
мариным [9]:
ig Ли = ig [%ор[%тп== 10,33. (13.18)
Решение этого уравнения для различных температур показа-
но на диаграмме рис. 13.4. Остаточные концентрации кислоро-
да еще меньше, область расслаивающихся фаз (Li + L2) практи-
чески отсутствует.
Алюминий также употребляется как раскислитель, и процесс
раскисления протекает по уравнению реакции
3[FeO] + 2[Al]^3Fe +А120з .
п*
323

Константа раскисления и ее зависимость от температуры вы-
ражается уравнением [9]:
58 715
lg Kai = Ig[%0]3[7oAlp =-----—— + 16,5. (13.19)
Решение этого уравнения показано на рис. 13.5 в виде ги-
перболических кривых — изотерм раскисления. Обращают вни-
мание малые остаточные концентрации кислорода в металле.
Все рассмотренные процессы раскисления являются процес-
сами экзотермическими, как это видно из данных табл. 13.1, од-
нако можно наблюдать процессы раскисления, идущие с погло-
щением энергии, или эпдотермично.
Таблица 13.1
Разность энтальпий реакций раскисления
Уравнение реакции Д/7°, кд ж Уравнение реакции кдж
Mn+FeO 7Х MnO+Fe Si+2FeO X SiO24-2Fe —117,04 —331,47 TI+2FeO zt TiO2+2Fe 2Al+3FcO^ A12O3+3Fc —376,2 —863,17
Таким процессом раскисления является реакция между угле-
родом и кислородом в сталях:
[FeO] + LFe3C]^4Fe + CO J
или
[FeO] + [C]^Fe + CO J .
Процесс взаимодействия углерода с окисленным железом
(«кипение» при плавке стали) является очень важным, однако
единого мнения по этому вопросу еще не сложилось до сих пор.
Известно, что равновесие этого процесса очень слабо зависит от
внешнего давления рсо, хотя давление рсо входит в выражение
константы равновесия:
Kp = ^^- = f(T). (13.20)
ЯГеОЯС
Малая зависимость от рсо и равенство единице aFG в случае
малоуглеродистой стали позволяют записать константу раскис-
ления следующим образом:
Кс — [ % О] [ % С] = const; Т = const. (13.21)
Однако надежных данных о температурной зависимости, к со-
жалению, лет. В металлургической практике при сравнительно
постоянной температуре печей иногда полагают эту величину
постоянной и равной ~ 0,0025, но для металлургических процес-
325
сов при сварке, протекающих в широком интервале температур,
это сделать нельзя, так как известно, что углерод выгорает всег-
да, даже при введении специальных раскислителей. 1
Относительная сила раскислителей может быть определена
остаточной концентрацией кислорода при данной концентрации
раскислителя и данной температуре: J
= (13'22>
где Кг — константа раскислителя для данного раскисли-
теля Мег-, зависящая от температуры; I
[% Ме<] — концентрация раскислителя; I
х; у—обобщенные показатели степени по уравнению
константы. I
При температурах, близких к кристаллизации стали, рассмо-
тренные раскислители можно расположить в ряд по возрастаю-
щей активности: |
C^Mn->Si->Ti->AL
При высоких температурах этот ряд может измениться, так
как зависимость константы от температуры для всех раскисли-
телей будет различной и, в частности, марганец будет более
сильным раскислителем, чем кремний, т. е. будет восстанавли-
вать не только железо, но и кремний (марганец-кремний восста-
новительный процесс [4]). I
Эндотермический процесс раскисления углеродом (Д//° —
= +159,3 кдж) при высоких температурах будет проходить
более полно, чем и объясняется выгорание углерода при сварке.
При процессах раскисления важно, чтобы продукты раскис-
ления (окисные включения) удалялись из металла шва. Ско-
рость всплывания частиц по закону Стокса зависит от их разме-
ров и разности плотностей частиц и среды: I
w = 2/9 rzg"(pi — рг) —, (13.23} I
Ч I
где w — скорость всплывания частиц, см]сек; \ I
г— радиус включения, см;
g— ускорение силы тяжести (981 см!сек7); I
pi; Р2 — плотности среды и включения, ejсм3; JI
г]— вязкость, пз (1пз = асмтх' сект1), I
Поэтому, чем крупнее частицы, тем быстрее они будут уда-
ляться из металла. I
Уравнение Стокса в условиях сварочной ванны (в полном
его значении) применяться не может, так как металл сварочной
ванны находится в интенсивном движении; но общая закономер-
ность сохраняется и в результате такого типа раскисления ме-
326
талл будет засорен очень мелкими шлаковыми или неметалли-
ческими включениями.
Укрупнение частиц неметаллических включений, или коалес-
ценция, будет способствовать их удалению, увеличивая их
радиус.
Коалесценция образовавшихся в процессе реакции частиц
происходит легче, если частицы представляют собой жидкую
фазу — они укрупняются и всплывают. Комбинируя раскислите-
ли, можно получать относительно легкоплавкие шлаковые вклю-
чения. Например, применяя одновременно ферромарганец и
ферросилиций, получим окислы, которые, реагируя между собою,
могут давать легкоплавкие системы силикатов (МпО — SiO2;
МпО — FeO — SiOo).
Подробные исследования шлаковых включений в металле
сварных швов (петрографический анализ), впервые проведенные
К. В. Любавским, показали, что включения имеют сложный
состав, представляя собой или твердые растворы окислов
(FeO — МпО) или силикаты [4]. Частицы включений, содержа-
щие кислород, увеличивают его общее содержание в металле, и
поэтому, определяя общее содержание кислорода вакуумной
экстракцией, надо учитывать его отдельно на основании данных
анализа на неметаллические включения (анодное растворение).
При раскислении специальных сталей и сплавов необходимо
учитывать химические активности и концентрации компонентов,
входящих в данный сплав, так как компоненты с высокой хими-
ческой активностью сами будут выполнять роль раскислителей,
окисляясь в процессе сварки.
Вести раскисление таких металлов, как алюминий и его спла-
вы, а также сплавы титана, бесполезно, так как мы не сможем
подобрать для них соответствующих раскислителей.
Задачи
4. Используя уравнение (13.17), определить равновесную концентрацию
кремния при температурах 1750° К (~ точка плавления стали) и 2000° К» если
сталь содержит 0,02% О.
5. Используя уравнение (13.19), определить равновесное содержание кис-
лорода в стали при температуре, близкой к температуре плавления (1750°К),
сели сталь содержит 0,01% А1.
6. Используя уравнение (13.12), определить эквивалентную равновесную
Концентрацию марганца в условиях задачи 4.
Глава XIV
ПОГЛОЩЕНИЕ ГАЗОВ МЕТАЛЛАМИ ПРИ СВАРКЕ
И ИХ ВЛИЯНИЕ НА СВОЙСТВА СВАРНЫХ
СОЕДИНЕНИЙ
В процессе сварки плавлением металлы взаимодей-
ствуют с газовой атмосферой, состав которой при любых мето-
дах сварки может содержать Н2, Н2О, СО, СО2, N2, а также
инертные газы Аг, Не, создающие защиту зоны сварки. Газовая
атмосфера практически отсутствует при сварке в вакууме и при
электрошлаковом процессе, идущем за счет энергии, выделяю-
щейся в расплавленном шлаке — электролите.
При электродуговой сварке температура и газов и металла
весьма высокая и их взаимодействие происходит интенсивно.
При ацетилено-кислородной сварке температура пламени и
сварочной ванны значительно ниже и поглощение газов проис-
ходит в меньшей степени.
В этой главе подробно рассмотрено взаимодействие с ме-
таллом водорода и азота, так как системы Fe—О—С и Fe—О—
Н уже рассмотрены ранее (см. стр. 287); рассмотрены источни-
ки водорода и азота в процессе сварки, их влияние на свойства
соединений и методы борьбы с вредным влиянием этих газов
при сварке металлов.
Растворимость газов в металлах в зависимости от темпера-
туры и фазового состояния была рассмотрена в разделе гетеро-
генных равновесий (см. стр. 230).
§ 14.1, Водород и его влияние при сварке
Водород в зону сварки проникает различными путя-
ми, зависящими от способа и технологического процесса сварки.
При ручной дуговой сварке электродами с покрытием водо-
род может проникать в зону сварки в виде водяного пара из ок-
ружающей атмосферы вследствие влажности покрытия, а также
в результате разложения гидратированных окисных пленок на
поверхности основного или присадочного металла. Последний
путь является общим для всех видов сварки, так же как и по-
ступление водорода из основного и электродного или присадоч-
ного металла, в которых он находился в состоянии твердого
раствора. 1
328
При автоматической сварке под слоем плавленого флюса
водород попадает в зону сварки из влаги, содержащейся на по-
верхности флюса, особенно при условии переменной температу-
ры и влажности воздуха в цеховом помещении. Если сварка ве-
дется под слоем керамического флюса, то вероятность .проник-
новения водяных паров увеличивается, так как керамические
флюсы гигроскопичны.
При сварке в защитных газах водяные пары в зону дугово-
го разряда попадают вследствие влажности газа.
Вода, входящая в состав гидратированных окисных пленок
на поверхности металла, удаляется иногда при высоких темпе-
ратурах.
Например, неполный гидрат алюминия — бемит Л^Оз-НяО
разлагается при температурах выше 700° С, т. е. при температу-
ре, превышающей температуру плавления металлического алю-
миния.
С большим трудом теряют воду многие силикаты, входящие
в состав электродных покрытий и керамических флюсов, причем
во влажной атмосфере и при низкой температуре вода вновь по-
глощается этими веществами.
При достаточно большой скорости сварки процессы дегидра-
тации затягиваются и заканчиваются уже в зоне сварки.
Пары воды в атмосфере дугового разряда подвергаются про-
цессам последовательной диссоциации (см. рис. 11.4):
2Н2О
2Н2О
2Н2 + О2;
2ОН + Н2;
(14.1)
Н2
О2
211;
20.
Кроме того, в столбе дуги атомы водорода и кислорода могут
переходить в ионизированное состояние.
Дуговой электрический разряд имеет неоднородное распре-
деление температур (см. раздел I, стр. 136) и водяные пары дис-
социируют на водород и кислород во внешней части дугового
разряда, а водород, обладая наибольшим коэффициентом диф-
фузии, будет накапливаться в столбе дуги, имеющем наивыс-
шую температуру.
Таким образом, даже при малой или средней концентрации
еодорода в атмосфере зоны сварки с металлом сварочной вапны
и каплями, проходящими через дуговой разряд, будут взаимо-
действовать значительные концентрации водорода, находящего-
ся в атомарном состоянии и частично ионизированного.
Ионизированное состояние водорода при прямой полярности
сварочного процесса не мешает ему переходить в металл, так
как около сварочной ванны ( + ) будет очень высокая концентра-
329
ция электронов, переносящих сварочный ток:
Н+ + е->Н°->[Н] металл
(14-2)
Этот процесс, по-видимому, и влияет на различное насыще-
ние металла водородом при прямой и обратной полярности.
Уравнение, определяющее растворимость водорода в метал-
ле (см. стр. 231), содержит парциальное давление молекулярно-
го водорода в половинной степени:
[Н] = kTp^,
а это означает, что при уменьшении парциального давления во-
дорода, например в 100 раз, содержание водорода в металле
понизится только в 10 раз.
Приведенные соображения о перераспределении концентра-
ции водорода в дуговом разряде и специфике его растворимости
показывают, почему в условии электродуговой сварки металла
создаются благоприятные условия для насыщения металла сва-
рочной ванны водородом.
Особенно опасно поглощение водорода при сварке гидридо-
образующими металлами: Ti и его сплавы, Nb и его сплавы, так
как в этом случае его количество будет очень большим.
Остальные металлы поглощают водород в меньших количест-
вах, пропорционально своим коэффициентам растворимости:
Al->Cu->Fe~>Ni.
Таблица 14.1
Растворимость водорода в металлах при рн2=1,013- 10s н/м2 ([/У] в I0-5 м3/кг)
Г,® с Никель Же1езо Мель Алюминий
400 6,5 (тв.) W 0,005 (тв.)
500 0,6 (а-тв.) 0,3 (тв.) 0,0125 (тв.)
600 10,7 (тв.) —* 0,7 (тв.) 0,026 (1в.)
666 -*— 7——. Г 0,036 (тв.)
t 0,690 (жидк.)
700 — 1,8 (а-тв.) 1 , 1 (TR.) 0,920 (жидк.)
800 16,0 (тв.) — 1,6 (тв.) 1,670 (жидк.)
900 —- ( 3,0 (а-ТВ.)
1 4,7 (7-тв.) 2,4 (тв.)
1000 21,6 (тв.) 3,2 (тв.) — —1
ЛОО — 7,0 (у-тв.) 13,0 (жидк.)
1200 27,7 (тв.) 8,2 (т-тв.) 16,2 (жидк.)
1300 20,2 (жидк.)
1400 34,0 (тв.) / 10,5 (?-тв.) 23,2 (жидк.) —
1 10,1 (S-тв.)
1500 81,0 (жидк.) — 26,5 (жидк.) —
1539 23,5 (жидк.) — --
1600 86,0 (жидк.) 25,0 (жидк.) 28,1 (жидк.) —
1800 30.3 (жидк.)
330
Однако, вспоминая общий характер изобары растворимости
для металлов, не образующих гидридов (см. рис. 7.19, стр. 232),
особенно важным является разрыв растворимости в момент
плавления или кристаллизации. В табл. 14.1 приведены данные
растворимости водорода в Ni, Fe, Си и А1 при общем давлении
водорода рнг = 1,013 • 105 н/м? в зависимости от температуры.
Как видно из таблицы, при температуре плавления происхо-
дит резкое изменение растворимости водорода, которое для раз-
личных металлов можно характеризовать отношением объемов
водорода, растворенного в жидком металле, к объему водорода,
растворенного в твердом металле:
77 5
для никеля это отношение ---= 2,22;
35
для железа —
13,0 Л Л7
для меди---------—— — 4,07;
0,690
для алюминия------ - = 19,2.
0,036
Полученные отношения характеризуют относительные объе-
мы водорода, которые должны выделиться из металла в процес-
се кристаллизации, а если водо-
род в этот момент не успеет выде-
литься в атмосферу, то он может
образовывать газовые включения
н другие дефекты в сварном шве.
В этом отношении наиболее чув-
ствителен к водороду алюминий,
затем медь, никель и наименее
Газ
Металл
УгОг + Hz
Рис. 14.1. Схема взаимодействия
водорода и кислорода с металлом
чувствительно железо.
На растворимость водорода в том или другом металле влия-
ют растворенные в нем примеси или компоненты сплава.
Из компонентов стали, увеличивающих поглощение водоро-
да, следует указать в первую очередь на гидридообразующие
металлы (Ti, Nb), сильно влияющие на растворимость водорода;
менее сильно, но в этом же направлении на растворимость водо-
рода влияет марганец. Такие компоненты, как хром, никель, алю-
миний и кремний, понижают растворимость водорода. Па раст-
воримость водорода также влияет содержание углерода в ста-
ли [10].
На растворимость водорода во всех металлах (железо, медь,
алюминий, титан) сильно влияет содержание в металле кисло-
331
рода. Чем выше содержание кислорода в металле, тем меньше в
нем содержится водорода. 1
Общность влияния кислорода в различных металлах объяс-
няется общим гетерогенным процессом, идущим по схеме, пред-
ставленной на рис. 14.1. Термодинамический расчет такой систе-
мы приводит в конечном итоге к равновесному соотношению
концентраций водорода и кислорода следующего вида:
[%Н]2[%0]= f(T). (14.3}
Результаты расчета подтверждаются экспериментально по-
лученными соотношениями для железа, меди, алюминия и тита-
на в работах различных авторов. Метод расчета не разбирается
ввиду его сложности, ознакомиться с ним можно в указанной
литературе [10].
Влияние водорода на свойства сварных соединений всегда
неблагоприятно и в процессах сварки металлов необходимо стре-
миться к уменьшению содержания водорода в металле шва и
зоне термического влияния.
Особенно сильно влияет водород на свойства сварпых соеди-
нений гидридообразующих металлов (сплавы титана), поглоща-
ющих водород в очень больших количествах.
Однако влияние водорода в различных металлах специфично.
§ 14.2. Влияние водорода на свойства сварных
соединений из стали
Водород в сталях может находиться в состоянии
твердого раствора в металле в виде атомов Ы°, ионов Н+ и, по-
видимому, ионов Н_. Кроме того, водород, выделяясь в микро-
несплошности( усадочные рыхлоты, скопления вакансий), может
находиться в металле в молекулярном состоянии, исключаясь,
таким образом, из диффузионных процессов. Поэтому водород,
определяемый в металле методом вакуумной высокотемператур-
ной экстракции, будет представлять собой суммарный или об-
щий водород. Водород, находящийся в состоянии твердого раст-
вора, является диффузионно подвижным и сравнительно легко
перемещается под действием градиентов температур (термиче-
ская диффузия) или градиентов концентраций (концентрацион-
ная диффузия). Водород, содержащийся в малоуглеродистых
сталях и сталях фсрритно-маргенситного класса, выделяется
самопроизвольно и может быть легко определен эвдиометриче-
ским путем; такой водород называют диффузионным водородом.
В аустенитных сталях водород почти не выделяется и его можно
определить вакуумной экстракцией при температурах ниже
плавления железа. Разность между общим содержанием водо-
рода (общий водород) и содержанием диффузионно подвижного
(диффузионного) водорода составляет так называемый остаточ-
332
ный водород, находящийся в несплошностях металла в молеку-
лярном состоянии.
На свойства металла главным образом оказывает влияние
диффузионный водород, создавая водородную хрупкость, т. е.
снижая пластические свойства металла. Проявление водородной
хрупкости зависит от двух факторов: температуры испытания и
скорости деформации.
Неоднозначное влияние водорода на свойства сварных сое-
динений из стали можно объяснить следующими явлениями, на-
лагающимися друг на друга.
Малая скорость деформации, низкая температура. Водород,
накапливаясь в микрообъемах металла, обладающих повышен-
ной свободной энергией, образует повышенные концентрации
около дислокаций и тормозит их перемещение, охрупчивая ме-
талл.
Более того водород, выделяясь вблизи зерен карбидов или
шлаковых включений из металлического раствора, может обра-
зовать флокены, которые в изломе сварного шва обычно имеют
круглую форму с центральным включением, за что и получили
название «рыбий глаз». Классические исследования возникнове-
ния сварочных флокенов под влиянием нагрузки в зависимости
от содержания водорода принадлежат О. Валенти.
Малая скорость деформации, высокая температура. Влияние
водорода в этих условиях проявляется мало или совсем не про-
является. Можно это явление объяснить тем, что скорость пере-
мещения дислокаций становится выше скорости диффузионного
перемещения водорода, дислокации как бы вырываются из зон
повышенной концентрации водорода и водородная хрупкость не
проявляется.
Большая скорость деформации, низкая температура. Водо-
родная хрупкость проявляется слабо (Р. А. Козлов), так как
диффузионная подвижность водорода мала, скорость перемеще-
ния дислокаций тоже мала и проявляется обычное охрупчива-
ние металла при низких температурах.
Подвижность водорода под действием градиентов темпера-
тур и концентраций приводит к перераспределению водорода
в сварном соединении, обогащая зону термического влияния,
особенно вблизи линии сплавления.
Повышенные локальные концентрации водорода могут вызы-
вать образование трещин в зоне термического влияния в про-
цессе охлаждения. Пористость в металле шва также обязана
своим происхождением водороду, который выделяется в про-
цессе понижения температуры сварочной ванны и кристалли-
зации.
Если металл хорошо раскислен и не содержит азот, то поры
обычно нс возникают, по если металл плохо раскислен и со-
ззз
держит азот, то в присутствии водорода наблюдается пори-
стость, даже при малых содержаниях водорода (Л. С. Сапиро).
При сварке малоуглеродистой стали в струе перегретого во-
дяного пара проволокой, легированной кремнием и марганцем,
можно получать плотные швы, но с повышенной хрупкостью
металла, которая исчезает при вылеживании сварных изделий
через некоторое время путем самопроизвольного удаления диф-
фузионного водорода (время определяется в зависимости от от-
носительной поверхности изделий).
§ 14.3, Влияние водорода на свойства
титановых сплавов
Поглощение водорода гидридообразующими метал-
лами очень велико потому, что водород в этих металлах нахо-
дится в гидридах (отдельная фаза), в растворах гидридов в этих
металлах и, наконец, в твердом растворе. При высоких темпе-
ратурах устойчивость гидридов уменьшается и растворимость
водорода падает.
В табл. 14.2 приведены данные растворимости водорода в
металлах этого типа.
Таблица 14.2
Растворимость водорода в гидридообразующих металлах
при рн2~ 1.013 • Ю5 к/ж2 ([//] в 10-5 я3/кг)
7', °C Титан Ванадий Ннсбий
20 40 300 15 ОН 10 400
300 40 000 6 000 8 890
500 35 400 1 840 4740
700 22 000 640 1 200
990 9 000 320 400
1000 6 500 240
1100 4 000 200 1
Понижение растворимости в этих металлах с повышением
температуры снижает концентрацию водорода в сварном шве
и в зоне термического влияния, так как водород, выделяясь из
раствора, десорбируется.
Процесс удаления водорода в процессе образования сварно-
го шва вызывает пористость металла шва, главным образом по
зоне сплавления.
Остающийся водород может привести к образованию гидри-
дов, что вызовет ослабление металлической связи на границе
раздела гидрид — металл и, в конечном итоге, приведет к обра-
зованию и развитию трещины.
334
Процесс выпадения гидридов при низкой температуре весьма
продолжительный, и трещины могут появляться спустя много
времени после сварки — замедленное разрушение.
Этому важному процессу посвящено в последнее время зна-
чительное количество научных исследований.
§ 14.4. Влияние водорода на свойства сварных
соединений из меди
Присутствие водорода в меди приводит к появле-
нию хрупкости в интервале температур 400—600° С, затем при
повышении температуры медь снова возвращает свои пластиче-
ские свойства (относительное удлинение, поперечное сужение).
Если медь содержит одновременно кислород и водород в не-
равновесных количествах (см. стр. 332), то возникает так назы-
ваемая «водородная болезнь меди», которая заключается в том,
что водород может восстанавливать закись меди из эвтектики,
превращаться в Н2О, неспособную диффундировать в меди, и,
развивая большое давление, нарушать металлическую связь
между зернами; но это вообще может получиться при грубом
нарушении технологии сварки.
Даже в хорошо раскисленной меди может при содержании
водорода возникать пористость за счет выделяющегося при кри-
сталлизации водорода, резко изменяющего свою растворимость
(см. стр. 331). Так как медь очень быстро понижает температуру
сварного шва ввиду своей большой теплопроводности, не успев-
ший выделиться водород может вызвать образование трещин.
В медных сплавах растворимость водорода, как правило, пони-
жается.
§ 14.5. Влияние водорода на сварные соединения
из алюминия
Влияние водорода на сварные соединения из алю-
миния гораздо сильнее, чем па медь и ее сплавы, так как раст-
воримость водорода ничтожна в твердом алюминии и его спла-
вах, а изменение ее в процессе кристаллизации очень велико.
В отличие от меди, алюминий почти не растворяет свой туго-
плавкий окисел А120з, который всегда образуется на сваривае-
мых кромках и на присадочном металле. Окисные включения
(пленки) способствуют зарождению газовых пузырей и обра-
зованию пор.
Выделение водорода при охлаждении и кристаллизации сва-
рочной ванны в чистом алюминии приводит обычно к округлым
норам, но б сплавах, содержащих эвтектику (АМг-6), может по-
лучиться разветвленная полость значительной протяженности
(вытеснение жидкой эвтектики водородом), приводящая к воз-
никновению трещин или отсутствию герметичности шва. В зоне
335
сварки алюминия наблюдается перераспределение водорода за
счет термических диффузионных явлений, увеличивающее содер-
жание водорода на линии сплавления.
§ 14.6. Пути снижения влияния водорода на свойства
сварных соединений
Основные пути снижения вредного влияния водоро-
да сводятся к следующим мероприятиям:
1) понижению содержания водорода в основном, электрод-
ном или присадочном металле;
2) понижению содержания водорода в зоне сварки, вносимо-
го сварочными материалами;
3) снижению концентрации водорода в атмосфере дугового
разряда;
4) оптимальному режиму сварки.
Первый пункт не требует пояснений, и в настоящее время со-
держание водорода в металле и проволоке тщательно контро-
лируется для тигана и его сплавов, для сплава АМг-6, идущего
на ответственные конструкции. Широко применяемая вакуумная
плавка металлов значительно улучшила их качество. Снижение
содержания газов в металле достигается также электрошлако-
вым переплавом.
Снижение содержания водорода в зоне сварки для различ-
ных методов сварки имеет особенности. Общим приемом являет-
ся подготовка кромок под сварку и зачистка электродной и при-
садочной проволоки. Удаление окисных пленок, способных к
гидратации, а также нитридных и гидридных слоев с титана зна-
чительно улучшает качество сварных соединений.
Кислотное или щелочное травления для сплавов алюминия
могут повышать содержание водорода в поверхностных слоях
и в этом отношении предпочтительнее электрохимические про-
цессы на аноде (анодное травление, электрополировка), так как
они не связаны с контактом металла и ионов водорода в момент
их разрядки. В ряде случаев следует применять механическую
зачистку после обезжиривания.
При ручной электродуговой сварке чрезвычайна важна влаж-
ность электродных покрытий. Электроды перед процессом свар-
ки следует прокаливать, особенно, если хранение их происходи-
ло в неблагоприятных условиях. Температура прокалки 400—
450° С, а для флюоритокальциевых покрытий —до 500° С.
При автоматической сварке под плавленым или керамиче-
ским флюсом также требуется прокалка флюса перед сваркой.
При газоэлектрической сварке необходимо следить за влаж-
ностью защитного газа (Аг, Не, СО2).
Снижение концентрации водорода в атмосфере дугового раз-
ряда естественно получается при соблюдении предыдущих уело-
336
вий, но, помимо этого, можно перевести водород в соединения
более прочные, чем водяные пары, и тем задержать его диффу-
зию в центральную часть дугового разряда. Этот процесс осу-
ществляется путем введения в электродные покрытия фтористых
соединений и кремнезема SiO2; эти же компоненты вводятся в
состав сварочных флюсов и при испарении их в атмосфере ду-
гового разряда будут происходить следующие реакции:
2CaF2 + SiO2 2СаО + SiF4 f (газ),
(14.4)
SiF4 + 2HZO SiO2 + 4HF.
(Последний процесс может разбиваться на стадии.)
Сочетание этих веществ в электродных покрытиях и в сва-
рочных флюсах резко снижает пористость при сварке стали,
даже при наличии местной ржавчины (Рс2О3-П2О) па свари-
ваемых кромках.
Более подробно эти вопросы изложены в специальной лите-
ратуре [10].
§ 14.7. Азот и его влияние при сварке
Азот в зону сварки проникает из воздушной атмо-
сферы, где он находится в молекулярном состоянии. Энергия
диссоциации молекулы азота очень велика и составляет
940.5 кдж1молЬ' что делает молекулу N2 очень устойчивой.
Однако в присутствии кислорода его способность проникать
в металл в условиях сварочного процесса увеличивается.
В электрическом дуговом разряде воздух может окисляться:
N2 + Оз 2ND (ДЯ° = 90,37 кдж/мояь).
Эндотермическое соединение NO при понижении температу-
ры или окисляется до ЬЮ2 или распадается вновь:
NO-^N + O.
Атомарный азот в момент своего выделения может раство-
ряться в каплях электродного металла или в сварочной ванне.
Такие металлы, как Fe, Ni, дают очень неустойчивые в хими-
ческом отношении нитриды (FC4N; Fe2N; Ni3N), медь вообще не
даст соединений с азотом и его при сварке меди можно употреб-
лять как защитную среду.
Металлы большой химической активности — Al, Mg дают
устойчивые соединения (AIN, MgsNs), реагируя при высокой
температуре с молекулярным азотом.
Металлы Ti. Zr, V, Nb, Та дают очень устойчивые нитриды,
поглощая большее количество азота. Нитриды Cr, Mo, W, Мп и
Re менее стопки, но более устойчивы, чем нитриды железа.
337
Растворимость азота в металлах, которые пе образуют с ним
устойчивых нитридов, подчиняется уравнению, аналогичному
предыдущему случаю:
Г- °’5
[N]= &tPn2,
где [N] — концентрация растворенного азота, измеряемая в
я?1кг или в процентах по весу, так как азот имеет зна-
- чительный атомный вес— 14;
&т— коэффициент при данной температуре;
Pn„ —давление молекулярного азота.
Растворимость азота в железе приведена в табл. 14.3 [6].
Т а б л и ц а 14.3
Растворимость азота в твердом и жидком железе
при 1,013 - 105 н/м2
Т, °C Состояние Растворимость азота в железе
5 16 лг’/кг вес, %
800 si — F € 0,8 0,001
900 ‘Г* 1 1.6 0,002
900 •у Но 21,6 16.8 0,027
1400 I ГС 0,021
1400 S —Fe 7.6 0,0095
1539 10,4 0,013
1550 41,6 0,052
1600 1650 Жидкое 42,0 42,5 0,0525 о;0530
1709 42,9 0,0535
Величина растворимости азота в железе зависит от легирую-
щих компонентов. Наличие углерода понижает растворимость
азота, так же влияет и кремний, но при малых концентрациях
он несколько увеличивает растворимость -(А. Н. Морозов). Ком-
поненты, образующие устойчивые нитриды (Мп, <r, V, Ti, Al),
увеличивают растворимость азота.
Эти компоненты влияют па связывание азота в сталях и тем
самым уменьшают пористость в сварных соединениях.
Азот, растворенный в стали, образует в ней нитриды, выпа-
дающие в виде игольчатых кристаллов. Наличие нитридной фа-
338
яы упрочняет сталь, но доволь-
но сильно снижает ее пластиче-
ские свойства, что в условиях
сварки нежелательно. В диаг-
рамме состояния железо — азот
имеются фазовые превращения
в твердом состоянии (рис.
14.2). Поэтому различная фор-
ма термообработки влияет на
свойства феррито-мартенситной
стали, содержащей азот. Пои
сварке сталей аустенитного
класса следует учитывать, что
азот является аустенизатором и
может благоприятно влиять на
структуру и свойства металла
шва.
Содержание азота в метал-
ле шва служит для определе-
ния качества защиты от воз-
душной атмосферы, так как
содсижапие кислорода в ме-
2,0 М в,О
Растворимость азота f %
Рис. 14.2. Диаграмма плавкости
железо — азот
талле может меняться в зависимости от -реакций металла со
шлаком и в процессе раскисления сварочной ванны.
Глава XV
ОСОБЕННОСТИ МЕТАЛЛУРГИЧЕСКИХ ПРОЦЕССОВ
ПРИ РАЗЛИЧНЫХ СПОСОБАХ СВАРКИ
При различных методах сварки плавлением состав
металла шва, необходимый для обеспечения механических
свойств сварного соединения, получается разными путями, кото-
рые представляют собой комбинации основных приемов метал-
лургии, рассмотренных ранее.
Применение специальных сварочных флюсов или заранее
приготовленных шлаков позволяет регулировать состав металла
шва при автоматической сварке под флюсом. Комбинация флю-
сов и электродных проволок позволяет этим путем сваривать
широкий ассортимент сталей.
Значительно расширяют возможности этого метода керами-
ческие флюсы, содержащие, кроме шлакообразующих компонен-
тов, раскислители и легирующие добавки. В этом случае шлако-
образование происходит в процессе сварки, сопровождаясь ря-
дом химических преобразований, помимо процесса плавления.
При сварке электродами в металлургической обработке уча-
ствует и электродный металл и компоненты покрытия, расплав-
ляясь в зоне сварки дуговым разрядом.
Металл сварного шва образуется за счет электродного метал-
ла, компонентов покрытия и основного металла, расплавленного
при сварке. Таким образом, появляется возможность вариаций
состава металла шва в широких пределах.
При сварке в струе защитных газов возможности изменения
металла шва более ограничены, так как переменным составом
может обладать только электродный или присадочный металл.
Не занимаясь технологическими отличиями каждого из видов
сварки, рассмотрим особенности металлургических процессов
применительно к главным видам сварки металлов плавлением.
§ 15.1. Металлургические процессы при автоматиче-
ской сварке под флюсом
Флюсы и электродная проволока. Идея зашиты зо-
ны сварки слоем флюса принадлежит Н. Г. Славянову, который
в процессе «электрической отливки металлов» добавлял в рас-
плавленный металл битое стекло, дающее при плавлении кислый
шлак.
В настоящее время широкое применение в практике получи-
ли два процесса автоматической сварки под флюсом—-элсктро-
340
дуговой и электрошлаковый, разработанные в Институте элект-
росварки АН СССР им. Е. О. Патона.
При электродуговой сварке источником тепловой энергии яв -
ляется электрический дуговой разряд, возникающий между
электродной проволокой и изделием в закрытой полости, защи-
щенной от воздействия атмосферы эластичной оболочкой рас-
плавленного шлака (рис. 15.1). Подача электродной проволоки
в место сварки и перемещение
дугового разряда вдоль свари-
ваемого стыка осуществляются
автоматически с помощью спе-
циального механизма свароч-
ной головки или трактора.
При электрошлаковом про-
цессе, применяемом для сварки
металла большой толщины, ис-
точником тепла является теп-
лота, выделяемая в шлаковом
электропроводном слое.
Сварочные флюсы разли-
чаются между собой по ряду
признаков:
Рис. 15.1. Схема процесса автома-
тической сварки под флюсом:
I — подающие ролики; 2— сварочная
проволока; 3 — флюс; 4 — шлак; 5 —
шов; 6 — сварочная ванна; 7 — свари-
ваемый металл
1) плавленые для электро-
дуговой и электрошлаковой
сварки и неплавленые (керамические)
для электродуговой
сварки;
2) по степени кислотности — кислые и основные;
3) по содержанию закиси марганца — безмарганцовистые
(пли низкомарганцовистые), содержащие МпО менее 15%, сред-
немарганцовистые, содержащие МпО в пределах 15—30%, и вы-
сокомарганцовистые, содержащие МпО более 30%;
4) по характеру температурной зависимости и вязкости —
длинные и короткие (см. гл. XIV);
5) по структуре зерен флюса — стекловидные и пемзовидные;
6) ио степени легирования металла шва — нелегирующие,
содержащие до 5+6% МпО; легирующие, содержащие до 40%
МпО; фторидные, основой которых являются CaF2 и Na^AlFe
(криолит);
7) по назначению — для сварки малоуглеродистых, низко-
легированных и высоколегированных сталей.
Широкое применение в промышленности получили плавле-
ные флюсы, представляющие собой искусственно приготовлен-
ные гранулированные шлаки, содержащие силикаты или дру-
гие окислы с добавкой фтористых солей.
Сырьем для производства флюсов служат природные мине-
ральные продукты: кварцевый песок, полевой шпаг, плавиковый
шпат, магнезит, мрамор, марганцевая руда (ферросплавы при
341
изготовлении плавленых флюсов не применяются). Все поступа-
ющие для производства продукты подвергаются тщательному
контролю и химическому анализу в соответствии с требованиями
ГОСТа и ТУ. Содержание серы и фосфора регламентируется
особенно строго, принимая во внимание то отрицательное влия-
ние, которое они оказывают на металл шва (см. гл. X и XI).
Для повышения жидкотекучести, улучшения формирующих
свойств, сужения температурного интервала затвердевания в
состав флюса вводится плавиковый шпат. При значительном
уменьшении содержания CaF2 (ФЦ-9) или при полном его ис-
ключении, увеличивается склонность швов к порообразованию
при попадании в зону сварки влаги и ржавчины (см. гл. XIV).
Эффективность защиты сварочной ванны от воздействия ат-
мосферы воздуха в значительной степени зависит также от раз-
мера частиц флюса и его строения. Так, например, пемзовидпый
флюс, вследствие пористости и ноздреватости частиц, недоста-
точно защищает сварочную ванну от атмосферного влияния и
поэтому содержание азота в шве в этом случае может достигать
0,025н-0,035%, превышая в 15 раз содержание азота в шве, вы-
полненного с применением стекловидного флюса. Кроме этого,
пемзовидный флюс способствует увеличению содержания водо-
рода в зоне сварки и образованию пор в металле шва. На прак-
тике широко применяются следующие марки плавленых флюсов:
АН-348-А, AH-348-A/Vi, ОСЦ-45 (стекловидные, высококремни-
стые, высокомарганцовистые флюсы); АН-60 (пемзовидный
флюс); АН-22, АН-20 (стекловидные, низкокремнистые, средне-
марганцовистые флюсы); АН-26, АН-10, АН-28, 48-ОФ-6 (пемзо-
видные флюсы).
Керамические, или пеплавленые, флюсы, предложенные
К. К- Хреновым, представляют собой шихту тонкоизмельченных
минеральных веществ ферросплавов, силикатов и других соеди-
нений, замешанную на жидком стекле и гранулированных до
определенной крупности. (Производство керамических флюсов
в настоящее время механизировано.)
Качество сварного соединения при автоматической сварке
определяется правильным сочетанием состава и свойств флюса
и электродной проволоки. В зависимости от состава свариваемой
стали подбираются соответствующие марки флюса и электрод-
ной проволоки. На стальную сварочную проволоку для автома-
тической сварки и наплавки под флюсом распространяется
ГОСТ 2246—60 и 10543—63, в соответствии с которым преду-
сматривается выпуск проволоки диаметром от 0,3 до 12 мм. По
данному ГОСТу проволока маркируется буквами Св (свароч-
ная) с последующим сочетанием букв и цифр. Каждому леги-
рующему элементу присваивается определенная буква (Г — мар-
ганец, С — кремний, Н — никель и т. д.); цифра, стоящая после
буквы, указывает количество целых процентов данного элемента,
342
в проволоке. По ГОСТу 2246—60 предусматривается 56 марок
электродной проволоки углеродистой, легированной и высоко-
легированной (Св-08, Св-12ГС, Св-08Х18Н12МЗ и т. д.) для свар-
ки сталей.
Особенности металлургических процессов при автоматиче-
ской сварке под слоем плавленых флюсов. Электрод у г о в о й
процесс. При автоматической сварке под флюсом можно вы-
делить высокотемпературную и низкотемпературную зоны.
К высокотемпературной зоне относится торец электрода, кап-
ли электродного металла, проходящие через дугу, и передняя
часть ванны, служащая основанием дугового разряда.
К низкотемпературной зоне относится хвостовая часть сва-
рочной ванны, вплоть до температуры се кристаллизации.
Рассмотрим особенности металлургических процессов в вы-
сокотемпературной зоне. В расплавленнОлМ металле сварочной
ванны, в каплях электродного металла и на торце электрода
протекают окислительно-восстановительные реакции 1—4, ко-
торые имеют эндотермический характер и направлены слева
направо:
1) Fe + (MnO)^[FeO] + [Mn];
2) 2Fe + (SiO2)^2[FeO] + [Si];
3) 2[Mn] + [SiO2]^=2(MnO) + [Si].
4) [FeO] + [C] Fe + CO t
В жидком металле идет процесс накопления марганца, крем-
ния и закиси железа (реакции 1—3).
Как показано в гл. XII, переход кремния и марганца в ме-
талл шва зависит от кислотности шлака и его состава.
Реакция выгорания карбидного углерода, имеющая место
при автоматической сварке под флюсом, вызывает уменьшение
содержания углерода в металле шва.
В низкотемпературной зоне при сварке под флюсом реакции
взаимодействия со шлаком идут в обратную сторону. При тем-
пературах, близких к температуре кристаллизации, марганец
и кремний играют роль раскислителей и в виде окислов уходят
в шлак. Образовавшиеся при высоких температурах концентра-
ции кремния, марганца и кислорода в сварочной ванне оказы-
ваются выше равновесных. При понижении температуры окисле-
ние Мп и Si идет за счет кислорода, растворенного в жидком
металле. В результате конечная концентрация кремния и мар -
ганца в шве будет выше исходной, так как для полного окисле-
ния этих элементов нехватает кислорода. Это вызвано тем, что
большая часть закиси железа переходит в шлак (при спаде тем-
пературы растворимость FeO в металле снижается), а вследст-
вие достаточно большой скорости процесса охлаждения и кри-
сталлизации металла равновесие в системе шлак — металл не
достигается.
343
К тому же следует отметить, что некоторая часть кислорода
затрачивается на окисление углерода, содержащегося в стали.
Процессы легирования в высокотемпературной и низкотемпера-
турной зонах были установлены В. В. Подгаецким эксперимен-
тально при сварке под флюсом, путем рассмотрения процессов
в высокотемпературной и низкотемпературной зонах (табл. 15.1).
Таблиц а
15Л
Изменение состава металла в различных зонах при сварке под флюсом
Объект исследования Состав. % Зона
Si Мп
Электродный металл 0,01 0,52 В - U
Капля на торце электрода 0,15 0,63 Высокотемпературная зо-
Электродный металл, переплавленный независимой дугой 0,20 0,86 на
Основной металл 0,45 0,01 Т —
Основной металл, переплавленный № электродом под флюсом ..... 0,04 0,56 Низкотемпературная зо-
Исходный металл 0,01 0,47 на
Металл шва - . 0,10 0,60 1
Расплавление электродного и основного металла в экспери-
менте осуществлялось дугой косвенного действия под слоем
флюса АН-348. Данные табл. 15.1 показывают, что наибольшие
изменения состава претерпевают электродный металл, проходя-
щий зону высоких температур. Основной металл, переплавлен-
ный вольфрамовым электродом, изменяется в меньшей степени,
так как он не проходит черев дуговой промежуток.
Вредное влияние серы и фосфора при сварке под флюсом
уменьшается путем регулирования состава флюсов. Как показа-
ли исследования К. В. Любавского [3], концентрация серы в ме-
талле снижается при увеличении содержания МпО в составе
флюса. На приведенной диаграмме (рис. 15.2) показано сниже-
ние содержания серы в металле в зависимости от (%МпО) при
постоянном содержании S и SiO2 в составе флюса. Помимо се-
ры в высокомарганцовистых флюсах содержится также фосфор
в виде (МпО)з*Р2О5. ♦
В низкомарганцовистых флюсах фосфор может находиться в
виде (СаО)з*Р2О5. Как следует из экспериментальных данных
(рис. 15.3), переход фосфора в металл шва наблюдается при
концентрации его во флюсе около 0,003% и выше. Фосфор ока-
зывает существенное влияние па снижение ударной вязкости ме-
талла шва, поэтому необходимо подвергать тщательному ко нт-
344
ролю материалы шихты, а также производить обесфосфоривание
флюса при его изготовлении. (Процессы взаимодействия серы и
фосфора с металлом и шлаком рассмотрены в гл. X и XII.)
Изменение состава металла шва. При сварке под
флюсом в результате металлургического взаимодействия метал-
ла сварочной проволоки (Мп, Si, С и др.) и шлака (SiO2, МпО,
FeO и др.) происходит -изменение химического состава металла
шва, вызывающее или повышение
концентрации какого-либо элемента
или уменьшение его содержания в
металле шва.
Ясхийноя концентрация фес-
фора в ванне [Р]и} %
Рис. 15.3. Переход фосфора из
флюса в металл шва при различ-
ной концентрации его во флюсе
и переменной средней исходной
концентрации его в сварочной ван-
не:
/ — 0.18% Р; 2-0,14% Р; 5 — 0.06% Р;
4 — 0,03% р; 5 — исходная концентра-
ция [Р] ГЗ]
Рис. 15.2. Переход серы в шов в зависи-
мости от концентрации (МпО) во флю-
се, содержащем 43—50% S1O2 ([Si]n=?
= 0,025—0,04%) [3]
Изменение состава металла шва при сварке удобнее всего
проследить путем сравнения аналитического состава металла
шва [Х]а, установленного химическим или спектральным путем,
с исходным составом металла шва [Х]и. Исходным составом на-
зывается состав металла, рассчитанный как среднее из состава
основного и наплавленного металла с учетом доли участия ос-
новного и присадочного металла (см. также § 15.3). Исходный
состав является формальной величиной, не учитывающей харак-
тера металлургических процессов (химический состав флюса,
разбрызгивание, выгорание и т. д.).
Сравнение аналитического (фактического) и исходного со-
става позволяет определить легирование + [ДХ] или выгорание
-[ДА] элементов в металле шва:
±[ДХ] = [Х]а-[Х]и.
(15.1)
345
Рассмотрим влияние на изменение состава металла шва сле-
дующих факторов: состава флюса; режима сварки; исходного
состава металла.
Состав флюса. Переход марганца и кремния в металл
шва зависит от состава флюса и определяется в общем случае
из уравнений (гл. XII):
rc. (SiO2) гал , (МпО) „
' (FeOp^51’ П]— (FeO) ^Мп’ ^15,2^
Откуда следует, что концентрация кремния в металле шва будет
повышаться с увеличением кислотности флюса или уменьшением
содержания закиси железа. Это подтверждается результатами
Co(j t MgO
Si02
Рис. 15.4. Содержание Si в металле
шва [Si]m в зависимости от кислотно-
сти флюса (сварка малоуглеродистой
стали под безмарганцовистыми флю-
сами малоуглеродистой проволо-
кой) [3]
Таблица 15.2
Изменение состава металла шва в
зависимости от напряжения на дуге
Напряжение 6
34 43 51 0,15 0,21 0,25 0,60 0,75 0,88
исследований, проведенны-
ми К» В. Любавским [3] при
св а-p ке _м а л оугл ер о дистои
стали под безмарганцови-
стыми флюсами различной
кислотности (рис. 15.4). Пе-
реход марганца в металл
шва зависит от концентра-
ции МпО и FeO во флюсе.
При малых концентрациях МпО во флюсе происходит окис-
ление марганца, а при высоких — его восстановление. Однако
переход Мп из флюса в металл увеличивается только до опреде-
ленного предела (36—38%) содержания МпО во флюсе
(рис. 15.5), выше которого содержание МпО во флюсе практи-
чески уже не влияет на переход Мп.
На рис. 15.6 показано влияние основности флюса при посто-
янном содержании МпО во флюсе, равном 12—15%, на переход
Мп в металл шва при сварке малоуглеродистой стали. Из сопо-
ставления результатов, приведенных на рис. 15.4 и 15.6, видно,
что переход марганца увеличивается в основных флюсах, а крем-
ния— в кислых.
346
Режим сварки. Увеличение напряжения на дуговом про-
межутке связано с увеличением протяженности высокотемпера-
турной зоны, а следовательно, и времени пребывания в ней элек-
тродного металла. В табл.
15.2 приведены концент-
рации марганца и крем-
ния в металле шва в за-
висимости от напряже-
ния на дуге при посто-
янном значении силы то-
ка (сварка под флюсом
АН-348).
Рис. 15.5. Содержание мар1анца в ме-
талле шва [Mn]in в зависимости от
концентрации МпО во флюсах посто-
янной кислотности [3]
Рис. 15-6. Влияние основности флю-
сов (МпО а* 12—15%) на содержа-
ние Мп в металле шва [Mn]ni [3]
металл а. Значительное
влияние па переход эле-
ментов в металл шва ока-
зывает исходный состав
металла. Исследованиями
И. И. Фрумина установ-
лены закономерности пе-
рехода С, Мп, Si в зави-
симости от исходного со-
става металла для не-
скольких значений напря-
жения на дуге (сварка
под флюсом АН-348). Из
рассмотрения приведен-
ных на рис. 15.7 данных
следует, что происходит
выгорание углерода, осо-
бенно заметное при боль-
ших значениях напряже-
ния на дуге. Это объяс-
няется увеличением про-
тяженности зоны высоких
температур. Достаточно
высокая концентр аци я
кремния в сварочной ван-
не (0,010—0,2%) приво-
дит к подавлению этой
реакции и возможности
получения плотного шва.
На рис. 15.8 показано
изменение концентрации
марганца. При малых значениях [Мп]п он переходит в металл,
а при больших концентрациях выгорает вследствие того, что
концентрация его в металле шва становится больше равновес-
347
ной. хМаксималытый переход Мп не зависит от величины напря-
жения на дуге и для флюса АН-348 равен 1,170-
Переход кремния, представленный па рис. 15.9, также зависит
от содержания его в исходном составе. Но наибольшее значение
перехода кремния (0,5 7о) ниже, чем у /Мп, что объясняется боль-
Рис. 15.7. Содержание углерода в ме-
талле шва [С]ш в зависимости от ис-
ходной концентрации углерода:
/ — [/=51 в; 2— 17 „=43 в; 3— U -
л д
-34 в [7]
Рис. 15.8. Содержание марганца в ме-
талле шва [Mn]iU в зависимости от
исходной концентрации марганца:
/ —£/д=51 в; 2—<7Д=43 в; 3— U
шим сродством этого эле-
мента к кислороду. По-
этому легирующие высо-
комарганцовистые флюсы
(ОСЦ-45, АН-348) в ком-
бинации с проволокой
Св-1, Св-1А, могут при-
меняться для сварки толь-
ко малоуглеродистых и
ни зкол еги р ов анных ст а-
лей, обеспечивая высокие
прочностные и пластиче-
ские свойства металла
швов.
Флюсы — силикаты, не
содержащие закиси мар-
ганца (безмарганцовис-
тые), могут использовать-
ся в сочетании со специ-
альной марганцовистой
проволокой, содержащей
Рис. 15.9. Содержание кремния в ме-
талле шва [Slim в зависимости от ис-
ходной концентрации кремния:
1 — U _ -51 в; 2 — U п =43 в; 3 — -
Д /к с.
-34 в [7]
348
до 2,Ос/о Мп. Для сварки специальных сталей применяются леги-
рованные проволоки и флюсы, которые практически не прини-
I мают участия в химических процессах, способствующих окисле-
нию и выгоранию легирующих элементов, а осуществляют только
I защиту сварочной ванны от воздействия кислорода атмосферы.
При сварке аустенитных сталей под кислым флюсом происходит
значительное окисление такого элемента, как титан, которое
может быть существенно уменьшено при использовании флюса
ФЦЛ-2 с ограниченной концентрацией SiO2.
Снижение концентрации SiO2 во флюсе полезно также и в
гом отношении, что способствует уменьшению содержания серы
в металле шва. Наиболее чистые по кислороду швы достигаются
при сварке безокислительпыми плавлеными флюсами АНФ-5
и безокислительпыми керамическими флюсами ФЦК, содер-
жащими до 74—85% CaF2, 2—3% SiO2 и остальное NaF, КС1,
Л12О3.
Безокислительиые флюсы обеспечивают содержание кислоро-
да в металле шва в 4—5 раз меньше по сравнению с низкокрем-
нистым флюсом АН-26 (SiO2 до 32%).
Особенности металлургических процессов при сварке под ке-
рамическим флюсом. Керамические или неплавленые флюсы,
сохраняя все преимущества сварки под слоем плавленого флюса
(высокая производительность процесса, малые потери металла),
дают возможность тщательно раскислить металл шва, легиро-
вать его в широких пределах различными элементами, а также
осуществить сварку по кромкам, покрытым ржавчиной. Состав
керамических флюсов в значительной степени повторяет состав
электродных покрытий, что обусловливает характер металлурги-
ческих процессов, аналогичный процессам при дуговой сварке
голстопокрытыми электродами (см. § 15.2).
Наличие ферросплавов в составе керамического флюса поз-
|воляет получать более высокое легирование металла шва крем-
нием, марганцем и другими элементами, которые не могут быть
введены только через легированную электродную проволоку.
Введение во флюс ферросплавов в виде механической смеси не
дает положительных результатов, так как происходит сепариро-
вание отдельных составных частей смеси по удельному весу.
Отсутствие подобной сепарации в керамических флюсах объяс-
няется тем, что каждое его зерно содержит все компоненты в
нужных соотношениях, чем и достигается однородность состава
металла шва.
По степени легирования наплавленного металла керамические
флюсы делятся па сильно легирующие для сварки легированных
Сгалей (КС-ЗОХГСНА, КС-Х12Х КС-Х14Р, КС-С и т. д.) и слабо
легирующие, предназначенные для сварки малоуглеродистых
и низколегированных сталей (К-1, К-10, К-11 и т. д.). Наличие в
них таких окислов, как МпО2 и Fc2O3, способствует более замет-
349
ному окислению сварочной ванны, чем в случае сварки под плав-
леными флюсами. ’
Вместе с тем наличие в составе керамического флюса ферро-
сплавов обеспечивает в металле шва достаточно высокое содер-
жание кремния и марганца. Высокое содержание Si в металле
шва под керамическими флюсами обеспечивает малую порис-
тость сварных швов. 1
Сильно легирующие керамические флюсы используются для
сварки высоколегированных сталей, для наплавочных работ и в
принципе позволяют получать высоколегированный металл при
сварке обычной малолегированной проволокой. Так, например,
металл типа «Сормайт» может быть получен при сварке под
флюсом КС-С с использованием малоуглеродистой проволоки.
На процессы легирования при сварке существенное влияние
оказывает колебание напряжения на дуге, чго может привести к
некоторой нестабильности химического состава металла шва,
особенно при сварке под высоколегированным флюсом. К недо-
статку керамического флюса следует отнести его гигроскопич-
ность. Однако при соблюдении технологических рекомендаций
использование керамических флюсов в ряде случаев является
целесообразным для сварки как сталей, так и цветных спла-
вов. (Сведения о свайке под керамическими флюсами приво-
дятся в [8].)
Особенности электрошлакового процесса. При электрошлако-
вой сварке отсутствует газовая атмосфера, поэтому главную роль
приобретают металлургические процессы между шлаком и ме-
таллом (при наличии разности потенциалов).
Как и при дуговом процессе, в зоне сварки имеется две об-
ласти: высокотемпературная у торца электрода и низкотемпера-
турная во всем остальном объеме шлаковой ванны. Однако при
электрошлаковой сварке температура в обоих областях ниже,
чем при дуговой сварке.
В качественном отношении кремне- и марганцевовосстанови-
тельныс процессы при электрошлаковой сварке аналогичны про-
цессам при дуговой сварке под слоем плавленых флюсов и опи-
сываются теми же реакциями (см. гл. XII). Отличительной
особенностью процесса электрошлаковой сварки является отсут-
ствие достаточной сменности шлака и непрерывное накопление
закиси железа в шлаковой ванне. Это приводит к торможению
реакций восстановления кремния и марганца в сварочной ванне
и их концентрация по длине шва может заметно изменяться
(уменьшение Si и Мп в конце шва). I
На рис. 15.10 показан переход Мп и Si по длине слитка при
переплавке в медный кокиль проволок Св-15Г и Св-10Г2 под
флюсом АН-8. Как видно из приведенных данных, переход эле-
ментов по длине слитка уменьшается. При более высоком содер-
жании марганца окисление его наблюдается с самого начала
350
процесса. О значительном окислении шлаковой ванны свидетель-
ствует также изменение состава шлака по сравнению с исходным
составом флюса АН-8 (табл. 15.3).
Окисление шлаковой ванны объясняется не только кремне-
марганцевовосстановительными процессами, по и результатом
взаимодействия кислорода воздуха с поверхностью ванны. Выс-
шие окислы железа (Г^Оз), образующиеся при этом, контакти-
руют с жидким металлом и переходят в низшие (FeO).
Защита шлаковой ванны аргоном или азотогл способствует
меньшему ее окислению и большему усвоению марганца. При
электрошлаковой сварке также наблюдается выгорание углеро-
да, однако в меньшей степени, чем при дуговом процессе, вслед-
ствие более низких температур в зоне плавления. Окисление
углерода по мере накопления закиси железа в шлаковой ванне
усиливается, особенно заметно снижение концентрации углерода
в шве при сварке высокоуглсродистыми проволоками.
Содержание закиси железа в шлаковой ванне оказывает су-
щественное влияние на переход фосфора в сварной шов при
электрошлаковой сварке. В начале шва переход фосфора наи-
больший и уменьшается по мере выполнения шва, приближаясь
к нулю в конце его.
По сравнению с электродным металлом основной металл сла-
бо реагирует со шлаком.
Таблица 15.3
Исходный состав флюса АН-8 и конечный состав шлака, % [9]
Объект анализа о •* о »" < О г- О MgO МпО О ь- оГ я
Флюс АН-8 Шлак 32,62 29,0 9,4 7,0 7,6 7,8 7,02 5,5 25,3 30,6 1.6 7.7 15,9 12,5 0,038 0,0074
Используя широкий ассортимент электродных проволок по
ГОСТ 2246—69 и возможность их сочетания с соответствующим
составом флюса, можно рассчитать и обеспечить заданный ме-
талл сварного шва для большого 1;оличества марок стали. Для
получения плотных швов при сварке проволокой, не содержащей
достаточного количества раскислителей, необходимо обеспечить
восстановление некоторого количества кремния из флюса в ме-
талле сварочной ванны, что достигается повышенным содержани-
ем SiOs во флюсе. Однако наиболее надежным путем раскисле-
ния наплавленного металла при электрошлаковой сварке
является введение кремния или других раскислителей в элек-
тродный металл.
В целях окисления марганца и уменьшения перехода серы
из шлака в металл во флюсе должно быть увеличено содержание
331
МпО. Для сварки углеродистых сталей целесообразно использо
вание проволоки с повышенным содержанием марганца (напри
мер, 10Г2) и флюсов АН-8, ФЦ-7 (могут быть также использова-
ны флюсы ОСЦ-45, АН-348А).
При сварке легированных сталей, содержащих легкоокисляю
щиеся элементы, используются флюсы, обладающие минималь
Длина слитка г мм
Рис. 15.10. Переход марганца и кремния по длине
слитка при элек грошлаковом переплаве:
1 — проволока Св-15Г; 2—проволока Св-10Г2; флюс марки
АН-8 [9]
ной окислительной способностью. Такие флюсы строятся на ос-
нове фтористого кальция; для снижения электропроводности в
состав флюсов вводят AI2O3 и СаО. Важной особенностью таких
флюсов является их способность интенсивно удалять серу из ме-
талла шва. На характер металлургических процессов при элек-
трошлаковой сварке оказывает также влияние режим сварки,
род тока и его полярность. (Подробные сведения по металлургии
электрошлакового процесса приведены в [10].)
§ 15.2. Металлургические процессы при сварке
толстопокрытыми электродами
Предложенная Н. Г. Славяновым сварка металличе-
ским электродом долгое время имела ограниченное распростра-
нение вследствие низкого качества наплавленного металла и
сварного соединения. Рассмотрим причины, вызывающие ухуд-
шение механических свойств металла шва при сварке голым или
тонкообмазанными электродами.
При сварке голым электродом капли и пары металла взаимо-
действуют с кислородом и азотом воздуха, присутствующими в
352
дуговом промежутке. Химические процессы, протекающие в сва-
риваемом и электродном металле, удобно рассматривать отдель-
но для высокотемпературной и низко температурной зон.
В высокотемпературной зоне, вследствие окислительного дей-
ствия газовой среды, происходит выгорание хглерода, испарение
и окисление кремния и марганца, а также накопление в металле
растворенного кислорода в виде FeO. Особенно сильно окис-
ляется электродный металл, проходящий в виде капель через
дуговой промежуток. Наблюдается резкое выгорание углерода
в каплях электродного металла, вызывающее образование в них
пустот, содержащих СО. Одновременно происходят диффузия и
поглощение атомарного азота из зоны дугового разряда (см.
гл. XIV).
В низкотемпературной зоне происходит процесс восстановле-
ния закиси железа и окисления марганца и кремния, окислы ко-
торых переходят в шлак. При температурах ниже 800° С наблю-
дается образование пигридов железа (Fc4N).
Исследование химического состава металла шва при сварке
। олым (топкообмазанным) электродом Св-1, свидетельствует
о заметном снижении концентрации марганца, кремния и угле-
рода в результате испарения и выгорания этих элементов. Од-
новременно с этим наблюдается значительное повышение содер-
жания кислорода и азота в наплавленном металле (соответст-
венно в 10 и 30 раз), вызывающее существенное ухудшение
пластических свойств металла шва (ударная вязкость падает до
0,5 кГ^м/см1) и снижение конструктивной прочности сварного
соединения.
Получение высококачественных сварных соединений при руч-
ной сварке возможно только при использовании электродов с за-
щитно-легирующими покрытиями.
Состав покрытия толстообмазанных электродов. Покрытие
выполняет несколько функций: защиту зоны сварки ог влияния
кислорода и азота окружающей атмосферы, раскисление метал-
ла сварочной ванны, легирование шва и стабилизацию дугового
разряда.
Современные электроды для сварки конструкционных леги-
рованных и теплоустойчивых сталей, а также электроды для на-
плавки создаются главным образом на использовании либо га-
зовой, либо газошлаковой защиты.
Производство электродов сводится к нанесению электродного
покрытия различного состава на сварочную проволоку, химиче-
ский состав и механические свойства которой регламентированы
ГОСТ 2246—60. Электродные покрытия состоят из целого ряда
компонентов и в зависимости от функций, которые они выполня-
ли в физико-металлургическом процессе при сварке, условно
делятся на шлакообразующие, газообразующие, раскислители,
легирующие, ионизирующие, вяжущие. Некоторые компоненты
12 -689
333
выполняют несколько функций, например мел можно рассматри-
вать одновременно как шлакообразующий, газообразующий и
ионизирующий компонент. 1
Шлакообразующие компоненты представляют собой
минералы — полевой шпат, мрамор, глинозем, титановый концен-
трат, песок, плавиковый шпат, гематит.
При своем плавлении в зоне сварки они образуют шлак, об-
ладающий определенными физико-металлургическими свойства-
ми: кислотностью или основностью, вязкостью и температурным
интервалом отвердевания, формирующими способностями (см.
гл. XII). ' I
1 азообразующие компоненты, к которым относятся
мрамор, декстрин или крахмал, выделяют при своем разложении
в зоне высокой температуры большое количество газов, вытес*
няют из зоны сварки воздух и этим самым обеспечивают енпже*
ние парциального давления кислорода и азота. 1
Качество газошлаковой защиты оценивается по содержанию
азота в металле шва (содержание кислорода регулируется в ре-
зультате протекания металлургических процессов), и в значи-
тельной степени зависит от относительного веса покрытия
(«) ;
/<п = 100%,
(15.3)
где gn — вес покрытия;
gc — вес покрытой части электродного стержня.
Относительный вес покрытия современных электродов обычно
составляет 25—35 Увеличение веса покрытия не влияет на его
защитное действие, но вызывает снижение технологических
свойств электрода (увеличение потерь от разбрызгивания ф, % и
уменьшение коэффициента расплавления ар, г]а'Ч). j
Раскислители и легирующие компоненты позво-
ляют снизить содержание кислорода в металле сварочной ванны
(FeO) и добиться необходимых свойств металла шва за счет
введения легирующих элементов. Эти функции обычно выполня-
ют ферросплавы или чистые металлы в виде порошков: ферро-
марганец, ферросилиций, ферротитан, алюминий, молибден, ва
надий, хром и т. д.
II о н и з и р у ю щ и е
Ионизирующие компоненты, добавляются в покрытие в
целях повышения устойчивости дугового разряда (см. раздел I).
В я ж у нт и е компоненты добавляются в приготовленную ших-
ту для связывания между собой всех компонентов покрытия. Для
этой цели используется жидкое стекло (Na^O • SiOs) или высо-
кополимерные клеи, которые в результате процессов сварки
переходят в шлак или сгорают. ' fl
Компоненты электродных покрытий должны обладать посто-
янными свойствами н тщательно контролироваться по химичея
кому состав}, что регламентируется соответствующими
ГОСТами. Наиболее вредными примесями являются сера и фос-
фор, так как наличие их в металле шва резко ишжает качество
сварного соединения (горячие и холодные трещины).
Классификация электродов. В основу классификации элек-
тродов для сварки углеродистых и легированных конструкцион-
ных и теплоустойчивых сталей положены следующие характери-
стики: механические свойства наплавленного металла и сварного
соединения, технологические свойства, вид покрытий (ГОСТ
9467—60), а также ряд общих требований для электродов раз-
личных типов (ГОСТ 9466—60).
В зависимости от механических свойств электроды для свар-
ки углеродистых и конструкционных сталей (1-группа) делятся
на 15 типов (по табл. 15.4). Тип электрода для сварки сталей
первой группы обозначается буквой Э (электрод) с цифрой,
показывающей гарантированный предел прочное in наплавлен-
ного металла в кГ/мм2.
Если в обозначении после цифр стоит также буква Л, то это
означает, что электроды данного типа обеспечивают повышенные
пластические свойства наплавленного металла за счет сниже-
ния в нем отрицательного влияния серы и фосфора. Стержни
электродов для сварки углеродистых и легированных конструк-
ционных сталей в большинстве случаев выполняются из мало-
углеродистой стали и обозначаются Св-08 и Св-08Л и т. д. по
ГОСТ 2246—60.
Электроды для сварки легированных теплоустойчивых сталей
(II группа) делятся на семь типов по механическим свойствам
и химическому составу наплавленного металла и обозначаются
кроме буквы Э другими буквами, характеризующими химиче-
ский состав наплавленного металла. Нормы механических
свойств гарантируются после соответствующей термической об-
работки, указанной в паспорте на электроды данного типа.
Технологические свойства электрода определяются рядом ха-
рактеристик: коэффициенты расплавления, наплавки и потерь
(ар, «к» ф)> номинальным напряжением, родом тока, пригодно-
стью для сварки в различных пространственных положениях.
Коэффициенты расплавления и наплавки представляют собой
удельную производительность процесса расплавления и наплав-
ки электрода и имеют размерность г!а-ч. Коэффициент расплав-
ления зависит от состава проволоки и покрытия, относитель-
ного веса покрытия, рода тока и полярности и не зависит от
режима сварки.
Коэффициент потерь ф, характеризующий потери металла
электрода на испарение, разбрызгивание и окисление, оценивает-
ся в процентах. Рассмотренные технологические характеристики
могут заметно колебаться в пределах одного и того же типа для
различных марок электродов.
Таблица 15.4
Требования ГОСТ 9467—60 к электродам для сварки углеродистых
и легированных конструкционных сталей
Тип электридов М’хатшчгские свой- ства металла шва или наплавленного м 'Таи- ла при применении влек!р)хов дкам.чр м более 2.5 дмт Механические свойства сварного соединения лрд примшенгш элек- ародов диаметр 2,3 .и.« и мене » С^держчнис серы и фосфора в металле швч или наглаплеи- ном металле. % Основные назначения плектр АДОП
Предел проч- ности при растяжении, к Г/мм- Относи г. ул- : липе>тио, % Ударная вяя- ! кость, кГх Г ! Предел проч- ности при растяжении, к/'/ледг2 Угол загиба, град Сера Фосфор
не меп-’С не более
Э-34 34 —— 34 30 0,05 0,05 Для сварки ма- ло у г ле ро ц и с т ы х и н из колс ги р о в а н- ных сталей
Э-42 42 18 8 42 120
Э-42А 22 14 180 0,04 0,04
Э-46 46 18 8 46 120 0,05 0,05
Э-46 22 14 150 0,04 0,04
Э-50 50 16 6 50 93 0,05 0,05 Для сварки сред- неуглеродистых и низколегирован- ных сталей
Э-50А 20 13 150 0,04 0,04
Э-55 55 12 55 110
Э-60 60 16 6 । — 1 "™|
Э-60 А 18 10 — ——
Э-70 70 12 6 — ' Для сварки леги- рован я ы х с г а л е й повышенной проч- ности
Э-85 * 85 л/ ° о —
Э-КЮ 100 10
Э-125 125 6 4 ——„ —
Э-145 145 । 5
П р иыечаиия: 1. Электроды для сварки легированных сталей повы-
шенной прочности диаметром 2,5 лш и менее испытываются так же, как и
электроды диаметром более 2.5 мм. 2. По соглашению заказчика с изготови-
телем допускается испытывать электроды диаметром 3 /Mi для сварки мало-
углеродистых, сред неуглеродистых и низколегированных сталей так же, как и
электроды диаметром 2,5 леи. 3. Для электродов типов Э-85, Э-100, Э-125 и
Э-145 нормы механических свойств указаны после термической обработки
согласно паспорту па электроды.
356
В зависимости от вида компонентов, которыми осуществляет-
ся защита зоны сварки от окружающей атмосферы, все элек-
тродные покрытия можно разбить на следующие четыре группы
(ГОСТ 9467—60):
1. Рудно-кислые покрытия (Р), в состав которых
входят окислы железа, марганца, титана и кремния, являющие-
ся шлаковой основой покрытия. Газовая защита достигается ор-
ганическими составляющими (например, крахмал), которые в
процессе нагревания и плавления образуют газы. В качестве
раскислителей используется ферромарганец. Покрытие этой
группы имеют следующие марки электродов: ОММ-5, ЦМ-7,
МЭЗ-04, СМ-5. КПЗ-32Р, УНЛ-1 и др.
2. Фтор п ст о кальциевые покрытия (Ф) построе-
ны па основе карбоната кальция (мрамор) и плавикового шпата
(флюорит). Газовая защита обеспечивается за счет диссоциации
мрамора (СаСОз). В качестве раскислителя используются фер-
ротитан, ферромарганец, ферросилиций. Представителем этой
группы являются электроды типа УОНИ-13, СМ-11, РЗС, ВСЦ,
У1Г МР, РВУ и др.
К этой же группе покрытий относятся безокислитсльные по-
. крытия, характеризующиеся малой величиной отношения
СаСОз : CaFs (около 10+15% СаСОз и 80+85%' CaF2) и пред-
назначенные для сварки высокопрочных сталей.
Снижение содержания мрамора способствует уменьшению
окислительного действия покрытия и науглероживанию металла
шва. Покрытие этого типа имеют электроды марки ИМЕТ
(ИМЕТ-4; IIMET-8).
3. Рутиловые покрытия (Г) построены на основе ру-
тила (TiO2) с добавками полевого шпата, магнезита и других
шлакообразующих компонентов. В качестве газообразующих ис-
пользуются органические вещества (целлюлоза, декстрин) и
карбонаты, а для раскисления — ферромарганец. Для повыше-
ния коэффициента наплавки в покрытие этого типа вводится
порошкообразное железо. Типичными представителями электро-
дов с покрытием этого типа являются электроды АНО-5, АНО-6.
4. Органические покрытия (О) построены на орга-
нических газообразующих компонентах (целлюлоза). В некото-
рые покрытия этого типа вводят также определенное количество
окислов железа, марганца и титана. Для раскисления сварочной
ванны используются ферромарганец, ферросилиций. Покрытия
этого типа имеют электроды ОМА-2, применяемые в основном
для сварки малоуглеродистой стали малых толщин, электроды
ВСП-1 (с железным порошком), ВСЦ-2.
Производство электродов с толстым покрытием может осуще-
ствляться двумя* способами — методом опрессовки (массовое
.производство) и методом окунания (опытное производство).
357
При сварке электродами с покрытиями каждого из перечис-
ленных видов металлургические процессы имеют своп особенно-
сти, однако механические свойства должны удовлетворять основ-
ным требованиям ГОСТ 9467—60. Общие требования к электро-
дам, регламентированные ГОСТ 9466—60, следующие: размеры
электродов, правила приемки и испытаний, требования к внеш-
нему виду, эксцентриситет покрытия и ряд других требований,
4
Рис. 15.11. Схема процесса сварки
электродами с защитным покры-
тием:
— электродный стержень;
тие; 3 — капля:
5 — металл шла;
шлак; 7 — жидкий шлак;
защита
2 — покры-
4 — сварочная ванна;
6 — затвердевший
8 — газовая
покрытия и ряд других требований,
на основании которых устанавли-
вается паспорт на электроды.
Согласно ГОСТ 9467—60
условное обозначение электродов
должно включать как производ-
ственную марку электрода, так и
его тип, диаметр и вид покрытия.
Например, электроды МЭЗ-04 ти-
па Э-42 диаметром 5 мм, покры-
тие которых относится к рудно-
кислым, должны обозначаться
следующим образом: МЭЗ-04-5,
ГОСТ 9467—60. (Электроды для
сварки различных сталей приве-
дены в каталоге [11]-)
Особенности металлургиче-
ских процессов при сварке тол-
стопокрытыми электродами. В об-
щем виде схему процесса сварки толстопокрытым электродом
можно представить следующим образом (рис. 15.11). Под дей-
ствием высокой температуры дугового разряда плавятся элек-
трод и кромки основного металла, образуя сварочную ванну.
При плавлении конца электрода, как видно из схемы, нагревает-
ся и плавится внутренний слой покрытия, которое у конца элек-
трода принимает вид втулки. Шлак тонким слоем покрывает
расплавленный металл конца электрода и капли. Несмотря на
то, что капли электродного металла находятся в дуговом проме-
жутке весьма малое время, необходимо учитывать результат их
взаимодействия с газовой атмосферой дуги, состоящей из про-
дуктов, выделяющихся при плавлении обмазки, — СОя, СО, HsO,.
Но. Пройдя дуговой промежуток, капли растворяются в свароч-
ной ванне. При этом шлак всплывает на поверхность металла,,
вытесняется давлением дуги в стороны и, соприкасаясь с холод-
ным металлом, застывает.
В кристаллизующемся металле сварочной ванны при высо-
ких температурах идут процессы диффузии и распределения
элементов между металлом шва и основным металлом. Несмотря
на ограниченность времени для процессов диффузии, при дуговой
сварке всегда наблюдается неоднородность состава металла по
сечению’шва или наплавки — повышение концентрации маргать-
358
ца, кремния и снижение углерода в наружных слоях наплавки.
Между шлаком, расплавленным электродным металлом, и метал-
лом сварочной ванны развиваются окислительно-восстановитель-
ные реакции, которые качественно не отличаются от реакций,
протекающих в расплавленном металле при автоматической
сварке под флюсом в зонах высокой и низкой температур. Рас-
смотрим особенности металлургических процессов при сварке
электродами с покрытием одной из четырех групп.
1. При сварке электродами с покрытиями на рудно-кне*
лой основе (первая группа покрытий), содержащими зна-
чительное количество органических компонентов, происходит ин-
тенсивное газообразование (СО, Н2, СО2, Н2О), обеспечивающее
хорошую защиту зоны сварки от окружающего воздуха (N2).
Высокое содержание гематита (Fe2O3) в покрытиях этой
группы требует значительного количества раскислителя, в каче-
стве которого используется ферромарганец (например, в элек-
тродах ЦМ-7 содержится до 33% гематита и около 30%’ ферро-
марганца).
Сопоставление состава покрытия, шлаков и металла шва по-
казывает, что большая часть марганца в покрытии окисляется
(МпО) и частично испаряется и только 10—15% Мп из покры-
тия переходит в металл шва.
Наиболее вероятны следующие реакции окисления марганца:
1) (Fe2O3) + 3[Мп] 3(МпО) + 2[Fe] + Qt;
2) (Fe2O3) + [Мп] (МпО) + 2 [FeO] + Q2:
3) (SiO2) + 2[Mn]^±2(MnO) + [Sij;
4) [Mn] + [FeO]^(MnO) + [Fe];
5) (MnO2) + [Mn]^2(MnO).
Протекание экзотермических реакций (1 и 2) при сварке
электродами ЦМ-7 дает около 12%’ всего тепла, затрачиваемого
па нагрев и плавление электрода, что, по-видимому, способствует
пе только восстановлению железа из гематита, но и повышению
коэффициента наплавки до 10—12 г/а ♦ ч.
Содержание кислорода в шве увеличивается в пять раз, не-
смотря на значительное количество ферромарганца в покрытии.
Однако более полное раскисление сварочной ванны такими силь-
ными раскислителями, как Al, Si, хотя и возможно, но не всегда
желательно. Это вызвано тем, что снижение общего уровня окис-
ленности сварочной ванны приведет к более интенсивному пог-
лощению сварочной ванной водорода из газовой фазы и, как
следствие этого, к возникновению пор в шве, вызванных выделе-
нием водорода из кристаллизующегося металла. По этой причи-
не электроды этого типа мало восприимчивы к ржавчине на
кромках, которая приводит к дополнительному возрастанию кон-
центрации водорода и водяного пара в зоне сварки.
359
2. При сварке электродами с покрытием на фтористо-
кальциевой основе (СаСОз, CaF2) (вторая группа) обес-
печивается надежная защита сварочной зоны от атмосферного
влияния (содержание азота в металле шва при сварке электро-
дами ЦУ-1 составляют 0,018%). Газовая атмосфера дуги со-
стоит, главным образом, из окиси углерода (50—60%), углекис-
лого газа (20—25%), а также водорода и паров воды. Начиная
с температуры 700° С, развивается реакция взаимодействия угле-
кислого газа, который восстанавливается до окиси углерода за
счет Мп, Si, Al по реакции типа
СО2 + [Ме]-+ (МеО) + СО.
Однако часть СО2 остается невосстановленной, вследствие
чего газовая атмосфера дуги является окислительной по отно-
шению к жидкому металлу во всем интервале температур (см.
гл. XI). Этому в определенной степени способствуют пары воды,
которые могут попасть из неполностью удаленной влаги силика-
та натрия (жидкое стекло). Поэтому в целях снижения степени
окисленности газовой фазы в дуге необходимо прокаливать
электроды при Т=450—500° С. Содержание окислов железа в
покрытии этого типа весьма незначительно, поэтому основным
окислительным агентом является газовая атмосфера. Благодаря
высокому содержанию элементов раскислителей (кремний, ти-
тан, марганец, иногда алюминий) содержание кислорода в ме-
талле шва находится па уровне содержания его в электродной
проволоке. Переход кремния в металл ограничен, так как шла-
ки, образующиеся при плавлении электродов данной группы,
имеют основной характер и SiO2, образующаяся при раскисле-
нии, легко связывается с СаО в соединение (CaO-SiO2).
Достаточно высокое содержание в покрытии электродов
сильных раскислителей (например, в электродах УОНИ-13 сум-
марное содержание Ti, Si, Мп составляет около 20%) позволяет
получить хорошо раскисленный металл, малочувствительный к
образованию горячих трещин вследствие связывания марганцем
серы (MnS). Несмотря на то что электроды второй группы по
сравнению с электродами первой группы характеризуются
мепыпей окисленностью наплавленного металла и более высоки-
ми механическими свойствами сварного соединения, они не мо-
гут обеспечить требуемых свойств металла шва при сварке
высоколегированных сталей и сплавов, содержащих элементы с
высоким сродством к кислороду (Al, Ti).
Снижение окислительной способности карбонатно-флюорито-
вого покрытия достигается путем уменьшения содержания мра-
мора (СаСОз) ДО Ю—15% при увеличении флюорита (CaF2}
до 80—85%. Электроды с минимальным содержанием карбона-
тов были названы безокислительпыми. К ним относятся следу-
ющие марки ИМЕТ-3, ИМЕТ-8, ИМЕТ-10 и другие, предназна-
360
ченные для сварки хромоникелевых и жаропрочных сталей.
Как известно, повышение коррозионных свойств сварных швов
может быть достигнуто путем максимального уменьшения со-
держания углерода в наплавленном металле. При сварке без-
окислительными электродами второй группы это достигается
уменьшением концентрации СО2 в газовой фазе и уменьшением
поглощения углерода сварочной ванной, что и обусловливает
содержание углерода в металле шва в необходимых пределах
{0,05—0,02% С).
Шлаки, образующиеся при плавлении покрытий данной груп-
пы, характеризуются коротким температурным интервалом от-
вердевания, обеспечивают энергичное протекание металлургиче-
ских процессов и хорошее формирование шва. Однако следует
отметить, что несмотря на весьма высокие механические свой-
ства сварных швов, выполненных электродами второй группы, с
технологической точки зрения они несколько уступают электро-
дам первого типа (склонность к порообразованию, необходимость
введения солей щелочных металлов с целью повышения устой-
чивости дугового разряда, сварка на постоянном токе).
3. Шлакогазовая защита в электродах с р ути л ов ы м
покрыт и е м (третья группа) осуществляется за счет полевого
шпата (Na2O • А12О3 • 6SiO2: СаО • А12О3 - 2SiO2) магнезита
(MgCOg) и органических составляющих.
Газовая атмосфера дуги содержит продукты разложения
органических составляющих, а также продукты диссоциации
магнезита (СО?), которые повышают степень окисленности ат-
мосферы в дуговом промежутке и в сварочной ванне. Благодаря
этому концентрация водорода в атмосфере дуги при сварке
электродами третьей группы меньше, чем при сварке электро-
дами первой группы. Это позволяет повысить степень раскис-
леппости металла шва за счет увеличения содержания марганца
и кремния без опасения вызвать порообразование.
Высокая кислотность шлаков приводит к образованию в ме-
талле шва силикатных включений.
Электроды этой группы обладают высокими технологически-
ми свойствами.
4. Электроды на основе органических составляю-
щих (четвертая группа) имеют в своем составе до 50%' газо-
образующих компонентов (пищевая мука, целлюлоза), благо-
даря чему достигается хорошая защита расплавленного металла
от атмосферного влияния. Газы, выделяющиеся при плавлении
покрытия, имеют высокую концентрацию водорода, который,
как известно, может явиться причиной появления пор в ме-
талле шва. Поэтому йля предотвращения водородной пористо-
сти необходимо повышать степень окисленности сварочной
ванны, что достигается введением в состав покрытия титано-
вого концентрата (TiO2 : FeO) и марганцевой руды (МпО2).
361
Кроме этого» в целях дополнительного ограничения водорода в
состав покрытия вводятся фторсодержащие материалы, напри-
мер CaF2. Образующийся при этом фтористый водород практи-
чески нерастворим в жидком металле. Для предупреждения
пористости, вызванной реакцией образования окиси углерода в
кристаллизующейся части сварочной ванны, в состав покрытия
вводят ферросилиций в количестве, обеспечивающем его содер-
жание в металле шва, около 0,1%, Надежная газовая защита,
получаемая при сварке электродами данной группы (ОМЛ-2,
1Щ-1), позволяет ограничиться невысоким относительным весом
покрытия (7<и<30%) при сравнительно небольшом количестве
шлаков, что делает эти электроды удобными для сварки в по-
ложениях, отличных от нижнего.
Легирование металла шва. Для получения требуемых
свойств металла шва (механических, коррозионных, физиче-
ских) необходимо не только раскисление сварочной ванны, но я
введение в нее различных элементов, легирующих металл шва.
Легирование шва при сварке толстопокрытым электродом осу-
ществляется несколькими способами:
а) легирование путем введения в покрытие электрода порош-
кообразных металлических добавок. Это наиболее распростра-
ненный способ легирования, который позволяет при использова-
нии малоуглеродистой электродной проволоки получать металл
шва с требуемыми механическими и другими свойствами;
б) легирование путем восстановления металлов из их окис-
лов, легко осуществляемое в отношении некоторых элементов,
обладающих меньшей активностью к кислороду, чем железо
(например, медь, никель), и ограниченное для таких элементов,
как хром, кремний и марганец;
в) легирование за счет состава электродной проволоки, яв-
ляющееся одним из самых надежных способов с точки зрения
получения стабильных результатов. Этот способ получил сейчас
широкое распространение при свайке легированных сталей.
В практике сварки высокопрочных и теплоустойчивых ста-
лей находит применение комбинированный способ легирования
металла шва за счет элементов покрытия и проволоки;
г) легирование за счет состава основного металла при про-
плавлении кромок основного металла, учитываемое при сварке
легированных сталей малого сечения за один проход, а также
при сварке с глубоким проплавлением (автоматическая сварка).
Степень легирования металла шва при сварке определяется
величиной потерь легирующих элементов, возникающих вслед-
ствие окисления, испарения и разбрызгивания металла, а также
потерь от протекания химических реакций.
Для оценки изменения состава металла при сварке пользу-
ются сравнением полученного состава (аналитического) с исход-
ным (см. § 15.3). Доли основного и наплавленного металла
362
<с учетом перехода элемента из стержня Ь и покрытия с) можно
определить с помощью макрошлифа (рис. 15.12), если известна
геометрия соединения, подготовленного под сварку, так как ве-
личина площадей Fa и соответственно пропорциональна
массе проплавленного основного а и массе наплавленного элек-
тродного металлов b + с. Тогда, обозначив отношение площадей
F(l: Fb+c через т, можно написать
a Fa
--------— — — т.
Ь 4~ С Fb-f-c
(15.4)
Зная отношение веса расплавленного покрытия к весу рас-
плавленного электродного металла а также содержание ле-
гирующего элемента в по-
крытии X н долю его пе-
рехода в сварочную ван-
ну -ф (в приближенных
расчетах для электрод-
ных покрытий ф=1),мож-
но написать
Рис. 15.12. Площади проплавления Га
наплавки F ь±с при сварке плавлением
£-=хп(Х)^==п. (15.5)
ь
Гак
как
а + b + с — 1,
(15 6)
то решая совместно уравнения (15.4), (15.5), (15.6), получим
численные значения а, Ь, с.
Если обозначить соответственно через [Х]а, [XJ& и [Х]с про-
пен гное содержание легирующего элемента в основном металле,
присадочном материале и в покрытии, то исходная концентрация
данного легирующего элемента в металле шва может быть оп-
ределена следующим образом:
[Х]и = а[Х]а + &[Х]6 + с[Х]с.
(15.7)
Путем сопоставления исходного состава [Х]и с фактическим
(аналитическим) содержанием элемента в шве [Х]1П можно су-
дить о тех изменениях, которые претерпела концентрация этого
элемента в результате сварки [±(АХ)]:
[Л']Ш-[Х]И=±[ДХ]. (15.8)
Если величина [ДХ] положительная, происходит легирование
металла шва; при отрццательном значении [АХ] наблюдается вы-
горание элемента из сварочной ванны или переход его в шлако-
вую фазу.
Следует отметить, что расчет по исходному составу пе учиты-
вает физико-химических реакций и потерь на разбрызгивание,
363
которые при ручной сварке могут достигать 15—25 Поэтому
для расчета состава металла шва при выборе электродов или
при разработке новых типов покрытий пользуются коэффици-
ентами перехода (или усвоения), учитывающими испарение,
разбрызгивание и физико-химические реакции.
Коэффициент перехода позволяет раздельно оценивать сте-
пень перехода того или иного легирующего элемента из элект-
родного стержня, покрытия и основного металла:
IX] ш /irm
1]й — [А']8 ’ (15,9>
где т]э — коэффициент перехода элемента из проволоки;
[X] — содержание элемента в шве;
[А]й— содержание элемента в электродной проволоке..
Коэффициентом перехода легирующего элемента из покры-
тия называется отношение содержания элемента в наплавлен-
ном металле к содержанию этого же элемента в покрытии с уче-
том относительного веса покрытия:
[X]"
Пп = ТУГ/Г’ (1510>
[Д JijAn
где т]п — коэффициент перехода элемента из покрытия;
[А]^ — содержание элемента в шве;
[А]и — содержание элемента в покрытии;
/<п — относительный вес покрытия.
Аналогичным образом находится коэффициент перехода из
основного металла [X]". (Для ручной многопроходной сварки
качественным электродом достаточно толстого материала пере-
ходом легирующего элемента из основного металла можно пре-
небречь.)
Тогда общее содержание элемента в металле шва
[Х]ш = [X] гп -J- [А]ш -р [А]ш . (15.11)
Найденные значения коэффициентов перехода из электрод-
ной проволоки и покрытия могут использованы для определения
суммарного коэффициента усвоения т] с учетом долей участия
электродного металла Ь, добавок в покрытии с и основного ме-
талла а:
+ +4АЛ]"+КП * ' ’ '
*- -* 111 1 L J ТП 1 L J III 1
Коэффициенты перехода элемента из проволоки обычно вы-
ше коэффициента перехода элемента из покрытия. Это объяс-
няется тем, что легирующие добавки, вводимые в покрытие а
виде ферросплавов (Fe — М; Fe — Si; Fe — Al...), являются рас-
364
кислителями не только металла сварочной ванны, но и шлака и
компонентов покрытия.
Коэффициенты перехода зависят от следующих факторов:
I) от основности или кислотности шлака, а также от содер-
жания в нем окислов основного металла (при основных шлаках
лучше переходит марганец, при кислых шлаках — кремни^, что
показано в гл. XII);
2) от сродства элемента к кислороду. Высокоактивные ме-
таллы (Ti, Al) имеют очень малый коэффициент перехода, ко-
торый может быть повышен за счет снижения концентрации кис-
лорода в газовой атмосфере (введения в покрытие органических
материалов, снижение содержания гематита, мрамора);
3) от наличия раскислителей для данного элемента. Напри-
мер, в присутствии Л1 или Ti марганец и кремний переходят
лучше, так как окислению будет подвергаться более активный
металл. При одновременном легировании несколькими элемен-
тами следует учитывать взаимное влияние введенных в покры-
тие элементов. Так, например, увеличение содержания Fe — Si
приводит к большему переходу в шов С, Мп и не отражается на
переходе Ni; увеличение, содержания Fe — Мп в меньшей степе-
ни влияет на переход С и Si;
4) от концентрации элемента в электроде. С увеличением
концентрации элемента в электроде переход его в наплавленный
металл вначале возрастает. Однако при содержании элемента
больше равновесного, переход его в основной металл весьма не-
значителен, так как будет происходить окисление его п переход
в шлак. Для элементов, раскислитсльное действие которых не-
велико (Си, Ni и Со), влиянием концентрации на переход мож-
но пренебречь;
5) от относительного веса покрытия Кп- Увеличение его до
определенного предела (/Сп=25—30%) способствует повышению
коэффициента перехода, а затем снижает его вследствие недо-
статочной эффективности использования компонентов покрытия
в процессе плавления электрода;
6) от технологии изготовления электродов. Соблюдение оп-
тимального гранулометрического состава компонентов покры-
тия, пассивирование ферросплавов (Fe — Мп) и других метал-
лических компонентов, соблюдение режимов сушки и прокали-
вания электродов в процессе их производства необходимо для
правильного развития металлургических процессов при сварке.
§ 15.3. ААе^аллургические процессы при сварке
в среде защитных газов
Газ для защиты зоны сварки от воздействия атмо-
сферы воздуха впервые (1883 г.) предложил Н. Н. Бенардос. В
качестве защитного газа при сварке меди использовался азот, не
365
образующий соединений с медью. Однако только в последние
15—20 лет этот метод получил широкое промышленное приме-
нение для сварки различных сталей и сплавов наряду с такими
высокопроизводительными мегодами, как сварка под флюсом и
элсктрошлаковая сварка.
Э^му в значительной степени способствовало наиболее про-
стое решение задачи автоматизации процесса, возможность ви-
зуального наблюдения за процессом сварки, а также возмож-
ность сваривания цветных сплавов, активных металлов без при-
менения специальных флюсов.
Наибольшее применение в практике получили следующие
процессы: сварка в инертных газах (Аг, Не) плавящимся и пе-
плавящимся электродом (W) цветных и активных металлов;
сварка в окислительном газе (СО2) малоуглеродистых, нержа-
веющих сталей, а также сварка в парах Н2О неответственных
изделий из сталей Ст. 2 и Ст. 3. (Полная классификация спосо-
бов сварки в защитных газах приведена в разделе I). При свар-
ке в защитных газах источником теплоты является дуга, возбуж-
даемая между вольфрамовым или плавящимся электродом и
изделием. Поток защитного газа формируется и направляется в
сварочную зону через сопло специальной горелки.
Технологические свойства газов. 11олучедис качественных
сварных соединений при сварке того или другого металла в за-
щитных газах достигается путем соответствующего подбора со-
става защитной атмосферы и электродного материала.
Защитные газы по их отношению к свариваемому металлу
можно разделить на инертные и активные.
Инертные газы. Инертные газы (Аг и Не) не раство-
ряются в сварочной ванне и не образуют химических соединений
с основным металлом и легирующими элементами.
Большое применение в практике находит аргон, что объяс-
няется его меньшей стоимостью по сравнению с гелием, а также
более высоким качеством защиты при сварке в струе аргона,
вследствие большей плотности.
В зависимости от вида свариваемого материала и требова-
ний, предъявляемых к сварному соединению, может быть ис-
пользована одна из марок аргона. Так, например, для сварки
активных и редких металлов (Ti, Zr, rJb и др.) необходим аргон
высокой чистоты марки А (99, 98% Аг); для сварки алюминие-
вых и магниевых сплавов — аргон марки Б (99, 95% Аг); для
сварки нержавеющих сталей — аргон марок В и Г (99. 90;
95—97% Аг).
При сварке в аргоне и гелии отмечается очень хорошая ус-
тойчивость дугового разряда, чему в значительной степени спо-
собствует отсутствие затрат энергии на диссоциацию двухатом-
ных молекул на атомы — так как аргон и гелий является одно-
а томными газами.
366
Активные газы (С02, Н20) или продукты их диссоциа-
ции в процессе сварки взаимодействуют с жидким металлом —
растворяются в нем или образуют с ним и легирующими элемен-
тами химические соединения (см. гл. XI).
Из активных газов наибольшее распространение получил уг-
лекислый газ для сварки конструкций из малоуглеродистых,
низколегированных и высоколегированных сталей.
Основными примесями углекислого газа, оказывающими от-
рицательное влияние на свойства металла шва, являются воздух
(азот) и пары воды.
Для целей сварки используется преимущественно пищевая
углекислота (ГОСТ 8050—56), поставляемая в баллоне (40 л)
в жидком состоянии.
В ФРГ для целей сварки используют осушенную углекислоту
чистотой 99,7%, а в США — чистотой не менее 99,5%. Стоимость
углекислоты высокой чистоты почти не отличается от стоимости
обычной углекислоты. Сварка в углекислоте повышенной чисто-
ты по сравнению со сваркой в обычной торговой углекислоте
обеспечивает получение более высоких показателей пластиче-
ских свойств металла шва — средние значения относительного
удлинения увеличиваются на 4—7%, а ударной вязкости — на 1—
3 кГ • м/см2 (98—294 кдж/м2).
Сварка в атмосфере углекислого газа отличается хорошей
устойчивостью горения дугового разряда, несмотря на высокую
степень его термической диссоциации.
Защитные свойства газа в значительной степени зависят не
только от чистоты газа, но и от параметров его струи, определя-
емых конструкцией горелки. Особенно это относится к инертным
газам, применяющимся для сварки легких сплавов активных
металлов.
В результате многочисленных исследований по оценке эффек-
тивности защиты зоны сварки были установлены основные тре-
бования к конструкции сварочных горелок. Форму и размеры
выходного сопла, а также скорость истечения газа -выбирают та-
кими, чтобы обеспечить ламинарный характер потока с наимень-
шим перемешиванием защитного газа с воздухом, отсутствие
подсоса воздуха и образование воздушных мешков. Для повы-
шения эффективности качества защиты в последнее время полу-
чают применение горелки с'двухслойной газовой защитой зоны
сварки.
Скорость истечения газа (аргона и углекислого газа) из соп-
ла горелки обычно находится в пределах 0,6—1,5 м/сек. Чрез-
мерно высокая скорость истечения газа может вызвать его за-
вихрение и подсос воздуха в золу сварки вследствие эффекта
инжекции.
Особенности металлургических процессов при сварке в среде
инертных газов. Так как инертный газ не взаимодействует с
367
металлом и практически изолирует сварочную зону от атмосфе-
ры воздуха, то металлургические процессы при сварке могут
протекать между веществами, содержащимися в сварочной зоне.
На характер металлургических процессов заметное влияние
оказывает качество подготовки исходных материалов—-наличие
окислов и загрязнений на свариваемых кромках и проволоке,
наличие вредных примесей в газе, режим и термический цикл
сварки. На содержание легирующих элементов в металле шва
влияют также процессы испарения. Кратко рассмотрим особен-
ности металлургических процессов при сварке различных мате-
риалов.
Сварка сталей. Обычно сварку малоуглеродистой низ-
колегированной стали осуществляют под флюсом или в СОг, но
иногда оказывается целесообразным использовать сварку пла-
вящимся электродом в среде инертных газов, например при ма-
лой толщине материала. Углеродистые стали, особенно кипящие,
весьма склонны к пористости, основной причиной которой явля-
ется реакция взаимодействия углерода с кислородом [С]+[О]^
^СО|. Окислению сварочной ванны способствуют примеси в
газе в виде свободного О2 и паров Н2О. Развитию пористости
способствует также водород и азот, растворенные в металле шва
(см. гл. XIV). Для подавления реакции окисления углерода в
период кристаллизации металла шва в сварочной ванне должно
содержаться достаточное количество раскислителей (Si, Мп, Ti).
В целях предупреждения пористости при сварке углеродистой
стали целесообразно использовать присадочный материал с по-
вышенным содержанием элементов раскислителей — Св-08ГС,
Св-08Г2С и т. д. (Устранение пор при сварке углеродистых ста-
лей может быть также достигнуто путем добавки к аргону 5%
О2, что способствует интенсивному «кипению» ванны жидкого
металла с образованием СО до начала кристаллизации металла
шва).
Низколегированные стали имеют в своем составе достаточное
количество легирующих элементов, способных подавить реакцию
окисления углерода. Поэтому при использовании присадочной
проволоки, близкой по составу к основному металлу» обеспечи-
вается получение плотной структуры металла с концентрацией
легирующих элементов, практически равной исходной.
Нержавеющие и жаропрочные стали (1Х18Н9Т, ЭИ-654
и т. д.) хорошо свариваются .в среде аргона и гелия как непла-
вящимся, так и плавящимся электродом. При сварке этих мате-
риалов нет необходимости в проведении специальных мероприя-
тий по направлению металлургических процессов, так как
наличие достаточного количества легирующих элементов обес-
печивает нормальный процесс сварки. В некоторых случаях
рекомендуется осуществлять дополнительную защиту аргоном
обратной стороны шва.
3(8
Сварка алюминиевых и магниевых сплавов.
При сварке алюминиевых (АМг5, АМгб, Д20 и др.) и магниевых
(МАЕ МА8, МА2-1 и др.) сплавов возникает ряд особенностей
металлургического процесса, вызванных физико-химическими
свойствами алюминия и магния. Наличие на поверхности свари-
ваемого металла и проволоки тугоплавких окислов Л12О3 и MgO.
не растворяющихся в металле сварочной ванны, -вызывает появ-
ление в шве окисных включений, а также возникновение -посто-
янной составляющей («пр-и сварке на переменном токе). При
сварке алюминиевых и магниевых сплавов возникает опасность
образования нитридов магния и алюминия, резко снижающих
пластические свойства металла шва.
Наличие в инертном газе таких вредных примесей, как азот и
паров воды, в количестве выше допускаемого (Ns^0,5%, О2=^
^0,03%) оказывает существенное влияние на образование пор
в направленном металле. (Механизм порообразования подробно
рассмотрен в гл. XIV.)
В целях повышения механических свойств сварных соедине-
ний и снижения порообразования осуществляют подготовку сва-
риваемого металла и проволоки путем обезжиривания и удале-
ния окисной пленки механическим способом или химическим
травлением.
В отличие ог алюминиевых сплавов окисная пленка (MgO)
на поверхности изделия из магниевых сплавов не защищает ме-
талл от дальнейшего окисления. Поэтому свариваемый металл
покрывают защитной пленкой, пассивируя поверхность солями
хромовой кислоты. Однако пленка окиси магния создает мень-
шие затруднения при сварке, чем пленка окиси алюминия, так
как она не является непрерывной и менее плотно прилегает к
поверхности сплава.
Для снижения пористости металла шва рекомендуется про-
изводить дополнительную осушку аргона.
Осушка аргона может быть осуществлена путем пропускания
газа через стружку титана при 7=500° С, что способствует осво-
бождению аргона от водорода и азота:
3Ti + 2Н2О TiO2 + 2TiH2,
2Ti 4- Nz 2TiN.
Снижение содержания водорода в атмосфере дуги может
быть достигнуто путем добавок к защитному газу кислорода,
хлора, фтора, которые связывают водород в гидроксильные
группы и в галоидоводороды (НО, HF). Кроме того, при обра-
ботке сварочной ванны хлором образуются летучие соедине-
ния— хлористый алюминий или магний, которые, выходя на по-
верхность ванны, захватывают с собой окислы металла (А120з;
369
MgO) и этим способствуют очищению металла шва. Токсичность
галогенов ограничивает их применение.
Сварка титана и его сплавов (ВТ1, ВТ5, ВТ5-1,
ОТ4-1, ОТ4, ВТ4 и т. д.). При высоких температурах титан
обладает высокой химической активностью и, взаимодействуя с
атмосферными газами, становится хрупким. Поэтому к качеству
газовой защиты при сварке титана и его сплавов предъявляются
особые требования, которые заключаются в необходимости за-
щиты не только зоны сварки, но и участка металла, нагреваемо-
го до температур 300—400° С. Это относится как к лицевой, так
и к обратной поверхности сварного соединения, а также к участ-
ку остывающего сварного шва и к присадочному материалу.
Эффективность защиты зависит от чистоты газа и ряда тех-
нологических факторов (расход газа, расстояние между соплом
горелки и поверхностью изделия, скорость сварки и т. д.) и
конструкции защитных устройств (горелки, подкладки). Взаимо-
действие титана с азотом сопровождается образованием па по-
верхности металла желто-коричневой нитридной пленки. Газо-
насыщенис металла при сварке особенно велико у поверхности.
Для сварки титана и его сплавов следует применять только
чистые газы — аргон (99, 98% Аг) или гелий. В целях повышения
механических свойств металла шва необходимо использовать
дегазированную присадочную проволоку.
Особенности металлургических процессов при сварке в среде
активных газов. Сварка в углекислом газе (СО2). Наи-
большее распространение получил метод сварки плавящимся
электродом, разработанный в ЦНИИТМаше К. В. Любавским
я Н. М. Новожиловым [12], для соединения углеродистых и леги-
рованных сталей, а также других металлов и сплавов, пе име-
ющих большого химического сродства к кислороду.
Удельный вес СО2 больше, чем у Аг, и благодаря этому до-
стигается хорошая защита зоны сварки от действия воздушной
атмосферы.
Сущность металлургических процессов при сварке в углекис-
лом газе принципиально отличается от процесса сварки в арго-
не, что обусловлено сильным окислительным действием СО2 по
отношению к металлу сварочной ванны. Углекислый газ, вдува-
емый в зону сварки, диссоциирует в зоне высоких температур
по следующей реакции:
CO2^CO + 1/2O2-Q.
Расход энергии па диссоциацию газа (Q) составляет замет-
ную величину, равную около 20—25% от общих затрат энергии
в дуге (например, при /=400 а, <7=30 в и расходе газа V=
= 0,33 л!мин электрическая мощность сварочной дуги составля-
ет 12 кет, в том числе на диссоциацию около 4 кет).
370
При температурах, развивающихся в столбе дуги, углекис-
лый газ полностью диссоциирует (рис. 15.13).
В зонах, окружающих столб дуги, имеющих более низкую
температуру газа, идет процесс рекомбинации молекул СО и О2.
сопровождающийся выделением тепла в этой зоне (см. рис.
15.13). В результате особенностей физико-химических процессов,
протекающих в атмо-
сфере дуги при сварке
в СО2, достигается
меньшая сосредоточен-
ность теплового потока
по сравнению с дугой в
аргоне.
Газовая среда дуги,
горящей в СО2, имеет
более окисли гельный
характер (33% О2),чем
в воздухе (21% О2).
Поэтому, несмотря на
надежную защиту зоны
сварки от азо га возду-
ха, необходимо предот-
вратить окисление сва-
рочной ванны п выгора-
ние из металла шва уг-
лерода, кремния, мар-
ганца и других легиру-
ющих элементов, кото-
рое наблюдается при
сварке проволокой типа
Рис. 15.13. Ориентировочное изменение тем-
пературы в зоне сварки и состава газа по
оси сварочной ванны [12]:
---- — кривые температуры металла н газа;
— кривые состава газа
Св-08.
Реакции, протекающие в этом случае, принципиально не от-
личаются от окислительно-восстановительных реакций в обла-
сти высоких и низких температур, рассмотренных в предыдущих
главах данного раздела. Окисление железа в области высокой
температуры может проходить двумя путями: окисление непо-
средственно углекислым газом и кислородом, образующимся в
результате диссоциации, а также случайно попавшим в зону
сварки: «
CO2 + [Fe]^=CO+[FeO];
O2 + [Fe]^2[FeO].
Кислород, находящийся в сварочной ванне в виде закиси
железа, в процессе кристаллизации шва вступает во взаимодей-
ствие с элементами, находящимися в металле, и образует с ними
шлаки и газы: *
[FeO] + [C; Si; Мп; Н и др.]^[Ре]4-(5Юг; МпО и др.) +
+ {СО; HzO}f.
371
Одной из главных причин, вызывающих образование пор в
металле шва, является реакция выгорания углерода при взаи-
модействии его с углекислым газом, которую можно представить
суммой реакций:
СО2^СО+ 1/2О2;
1 /2О2 + Fe (FeO) -> [FeO];
[FeO] + [С] СО + [Fe];
СО2 + [С] 2СО t"
Образование пор возможно также за счет Н2, вследствие по-
вышенной концентрации влаги -в СО2, ржавчины па кромках, а
также увеличенной концентрации серы в исходных металлах, ко-
торая также влияет на образование пор.
С целью подавления порообразования при сварке в среде
СОз в сварочную ванну необходимо ввести раскислители либо
через сварочную проволоку, либо через специальный защитно-
легирующий флюс (покрытие). Для сварки в среде СО2 малоуг-
леродистых и низколегированных сталей в ЦНИИТМаше
Н. М. Новожиловым были разработаны электродные проволоки,
содержащие около 1% кремния и марганца Св-ЮГС; Св-18ХГСА;
Св-18ХМА и др. (ГОСТ 2246—54 и ТУ). Использование таких
проволок обеспечивает получение швов с меньшей склонностью
к образованию пор и трещин. При сварке кремнемаргапцовистой
проволокой малоуглеродистых и низколегированных сталей в
некоторых случаях возможно образование шлака (MnO; SiO2),
что может вызвать увеличенное количество дисперсных неме-
талических включений, снижающих пластические свойства ме-
талла шва. Снижению силикатных включений при сварке в СО2
способствует достаточно высокое соотношение между марган-
цем и кремнием в металле шва, при котором обеспечивается об-
разование жидких шлаков (Гпл<1600оС) и всплывание их на
поверхность шва.
На рис. 15.14 приведена диаграмма области твердых и жид-
ких продуктов раскисления марганцем и кремнием при Г=
= 1600° С, на которую нанесены точки, соответствующие различ-
ным составам швов при сварке малоуглеродистой стали прово-
локами Св-08ГСА и Св-08Г2СА. Как видно из рисунка, компози-
ции швов 7, III, IV обеспечивают жидкие шлаки, всплывающие
на поверхность шва, и отсутствие силикатных включений в ме-
талле шва. Механические свойства сварных соединений, выпол-
ненных в СО2, не уступают свойствам соединений, выполненных
под флюсом и в инертном газе. г
372
Получение швов при сварке стали 1Х18Н9Т, не склонной к
межкристаллитной коррозии, достигается путем добавки в со-
став электродной проволоки (1Х18Н9Т) около 1,8Vo ниобия.
При сварке в среде СО2 металл сварочной ванны и электрод-
ной проволоки взаимодействует только с газовой средой дуго-
вого разряда, вызывающей окисление и
испарение легирующих элементов под
действием высокой температуры. Поэто-
му потери элементов из электродной про-
Рис. 15.15. Типы порош-
ковой проволоки (а) и
непрерывный электрод с
металлической оплет-
кой (6):
1 — трубка; 2 — порошок; 3 —
сварочная проволока; 4 —
шлакообразующее покрытие;
5 — оплетка
Рис. 15.14. Области твердых и жидких
продуктов раскисления марганцем и
кремнием при 7 = 1600° С:
1 — граница твердого SiO2: 2 — граница твер-
дых растворов на основе закиси марганца;
.4 и В — гетерогенные, частицы продуктов рас-
кисления в жидко-твердом состоянии; I—IV —
композиции швов при сварке малоуглероди-
стой стали проволоками Св-08ГСА и Св-0ВГ2СА
[9J
волоки всегда больше, чем потери элементов из основного метал-
ла. Содержание элементов в металле шва и коэффициенты их
усвоения определяются формулами, приведенными в § 15.2.
В настоящее время находят применение разновидности сварки
в среде углекислого газа: сварка порошковой проволокой.
Применение порошковой проволоки при сварке в СО2 спо-
собствует повышению эффективности металлургической обра-
ботки сварочной ванны, а также улучшению качества формиро-
вания металла шва.
На рис. 15.15, а показаны типы электродной сварочной про-
волоки с наполнением полой внутренней части проволоки флю-
сом или порошками из ферросплавов, чистых легирующих и рас-
кисляющих элементов. Порошок, поступающий в зону сварки
373
вместе с металлической трубкой диаметром 1,5 + 6 льи, расплав-
ляется и покрывает жидкий металл тонким слоем шлака, а по-
даваемый с помощью горелки газ СО2 вытесняет из зоны дуго-
вого разряда воздух.
Порошковую проволоку целесообразно использовать при на-
плавочных работах и сварке легированных сталей, не имеющих
широкого применения в промышленности, когда изготовление
специальной электродной проволоки нерентабельно.
В Англин находит применение сварка непрерывным толсто-
обмазанным электродом (метод Фыозарк). Покрытие на таком
электроде удерживается оплеткой из тонких проволочек (рис.
15.15, б). При сварке таким методом обеспечивается высокая
производительность процесса вследствие увеличения силы тока,
улучшается внешний вид шва и его качество. Совместное дей-
ствие СО2 и покрытия рутилового типа обеспечивает низкое со-
держание водорода в зоне сварки.
Металлургические процессы при сварке порошковой проволо-
кой и непрерывным электродом с нанесенным покрытием прин-
ципиально не отличаются от процессов, развивающихся при
сварке качественным электродом.
Защита зоны сварки СО2 используется для сварки под
водой.
При подводной сварке атмосфера дуги в газовом пузыре со-
держит 64—92%’ Н2- Растворение водорода в металле и вызы-
ваемое нм вредное действие (особенно на больших глубинах,
когда возрастает парциальное давление газа) не позволяют
использовать известные ранее способы автоматической и полу-
автоматической сварки под водой. Использование окислительно-
го газа, каким является СО2, обеспечивает снижение содержания
водорода в результате образования в дуговом разряде нераство-
римых в металле соединений гидроксила и паров воды. Опыты,
проведенные в ЦНИИТМаше по сварке стали Ст. 3 проволокой
Св-!8ХГСА, показали возможность сварки под водой, хотя при
этом отмечалось более интенсивное окисление элементов, чем
при сварке на воздухе.
Сварка в водяном паре (Н2О). При сварке плавя-
щимся электродом малоуглеродистых сталей в качестве защитной
атмосферы в ряде случаев может быть использован перегретый
водяной пар. Главным достоинством этого способа сварки явля-
ется дешевизна и простота создания защитной атмосферы, осо-
бенно при производстве сварочных работ в полевых условиях.
В области высоких температур 7'=5000° С водяной пар дис-
социирует в основном по реакциям, способствующим повышению
окислительных условий в зоне сварки;
2Н2О 2Н2 + О2;
2Н2О 2ОН + Н2.
374
Газовая среда при сварке в П2О всегда будет окислительной
и при температурах, близких к температуре плавления сваривае-
мого металла, водяной пар'является более сильным окислителем,
чем углекислый газ (см. стр. 329).
При взаимодействии газовой фазы с жидким металлом раз-
виваются процессы окисления железа, растворение водорода:
О2 +2[Fe]->2[FeO];
H2O + [Fe]-^[FeO]+2H;
2Н-ЧИ].
Высокая концентрация кислорода в сварочной ванне способ-
ствует значительному выгоранию марганца, кремния, углерода и
образованию пор в наплавленном металле (СО).
Вследствие этого при сварке в среде Н2О электродной про-
волокой Св-08 механические свойства металла шва и сварочных
соединений приближаются к уровню свойств, полученных при
сварке электродами Э-38. Повышение качества металла шва до-
стигается при использовании в качестве присадочного материа-
ла кремнемарганцовистых проволок (сгв=45 кГ/мм2. или
450 Л4н/ле2, як=10 кГ-м/см2, или 980,6 кдж/м2). Однако металл,
наплавленный в среде пара, уступает по качеству металлу шва,
выполненному в среде СО2 и электродами О ММ-5. Сварные 'сое-
динения, выполненные в среде Н2О, в целях повышения механи-
ческих свойств рекомендуется «выдерживать некоторое время без
нагрузки, для снижения концентрации диффузионного водорода,
растворенного в металле шва, вследствие диффузии и десор-
бции.
РАЗДЕЛ
IV
ТЕПЛОВЫЕ ПРОЦЕССЫ
ПРИ СВАРКЕ
Большинство существующих способов сварки основано па
нагреве материала до пластического состояния или плавления.
Необходимую для этой цели теплоту получают от источников
энергии, которые различаются между собой по характеру вы-
деления теплоты, мощности, продолжительности действия, ско-
рости движения и другим признакам. Свариваемые изделия
различают по свойствам материала и геометрическим размерам.
Если принять во внимание условия, при которых происходит
-сварка, — подогрев, искусственное охлаждение, теплоотдачу, то
количество независимых параметров, подлежащих учету в рас-
четах тепловых процессов при сварке, окажется довольно зна-
чительным.
Один из основных вопросов, рассматриваемых в теории теп-
ловых процессов при сварке, — определение условий, при ко-
торых достигается необходимый нагрев изделия и его сварива-
ние. Однако этим не исчерпывается назначение теории. Нагрев
и охлаждение вызывают разнообразные физические и химиче-
ские процессы в материале изделия -— плавление, кристаллиза-
цию, структурные превращения, объемные изменения, появле-
ние напряжений и пластических деформаций. Эти процессы при-
водят к глубоким изменениям свойств и состояния материала и
влияют на качество всей конструкции в целом. Чтобы опреде-
лить характер протекания указанных процессов, необходимо
знать распределение температур в теле и изменение его во вре-
мени в каждом отдельном случае. Это второй основной вопрос,
рассматриваемый в теории тепловых процессов при сварке.
Обе эти задачи решаются единым методом. Разделение их
условно и должно лишь подчеркнуть, что помимо основного
требования получить сварное соединение имеется ряд дополни-
тельных условий, которые необходимо иметь в виду, осуществ-
ляя процесс сварки. Теория тепловых процессов при сварке яв-
ляется частью общей теории теплопроводности в материалах.
Естественно, она использует ряд понятий и законов, известных
из теории теплопроводности, применяя их к специфическим ус-
ловиям сварки. Основной вклад в развитие теории тепловых
процессов при сварке сделан акад. Н. II. Рыкалиным и другими
советскими учеными.
Глава XVI
ОСНОВНЫЕ ПОНЯТИЯ и ЗАКОНЫ В РАСЧЕТАХ
ТЕПЛОВЫХ ПРОЦЕССОВ ПРИ СВАРКЕ
§ 16.1. Основные понятия и определения
Схемы нагреваемого тела. Формы тел, нагреваемых
при сварке, весьма разнообразны. Распространение теплоты су-
щественно зависит от формы и размеров тела. Точный учет кон-
фигурации тела может привести к таким усложнениям расчета»
что его практическое использование окажется затруднительным.
ПоэтОхМу во всех тех случаях, когда пренебрежение второстепен-
ными особенностями формы тела не приводит к большим по-
грешностям расчета, целесообразно упрощать формы рассмат-
риваемых тел, сводя их к простейшим. Разумеется, грамотное
применение такой схематизации должно основываться на четком
понимании физической сущности процесса в целом. Обычно вы-
бирают одну из следующих основных схем.
Бесконечное" тело. Если границы тела пе влияют па
распространение теплоты, его можно заменить бесконечным те-
377
лом, у которого имеется неограниченная протяженность по всем
трем направлениям х, у, z (рис. 16.1, а).
Пол у бесконечное тело. Этой схеме соответствует
массивное тело с одной ограничивающей плоскостью г —О
(рис. 16.1, б). Остальные поверхности находятся на значитель-
ном удалении и не влияют на распространение теплоты.
Бесконечная пластина представляет собой тело, ог-
раниченное двумя параллельными плоскостями 2 = 0 и 2=6. При
использовании этой схемы всегда предполагают, что температу-
ра по толщине листа равномерна, а теплота может распростра-
няться ТОЛЬКО В ПЛОСКОСТИ С КООрДИНаТПЫМН ОСЯМИ х и у (рис
16.1, с).
Пол убесконечная пласт и н а представляет собой
тело, ограниченное двумя параллельными плоскостями 2 = 0,
2 = 6 и плоскостью у —0 (рис. 16.1, г). Остальные условия те же,
чго и у бесконечной пластины.
Плоский слон представляет собой пластину, у которой
температура точек тела по толщине нс является равномерной.
Эту схему применяют в тех случаях, когда толщина тела нс на-
столько велика, чтобы можно было пренебречь влиянием огра-
ничивающей плоскости z=d и считать тело полубссконечным
(рис. 16.1, б). . " 1
Бесконечный и п ол у б с с ко н е ч п ы й стер ж и и
представляют собой тела с прямолинейной или криволинейной
осью, когда температура равномерна в пределах поперечного
сечения стержня (рис. 16.1, е).
Помимо названных схем, в практике расчетов используются
также и другие простейшие схемы, например сплошной цилиндр,
тонкостенный цилиндр. В приведенных схемах тел могут ис-
пользоваться как декартовы, так и цилиндрические или поляр-
ные координаты.
Основные теплофизическис величины, понятия и определения.
Теплота — это форма движения материи. Количество теплоты
Q в системе СИ измеряется в джоулях *.
Удельное количество теплоты (теплосодер-
жание) h (дж/г) выражает количество теплоты, сообщенное
телу массой 1 г, при нагреве его от температуры Л, до темпе-
ратуры Т2. При технических расчетах теплосодержание тела
отсчитывают от 0° С, а не от абсолютного пуля. Вне критических
точек теплосодержание в металлах с ростом температуры воз-
растает монотонно. В критических точках, соответствующих ал-
лотропическим и фазовым превращениям, происходящим с по-
глощением или выделением теплоты, оно изменяется скачкооб-
разно (рис. 16.2).
* 1 дж=1 н-м. Одна международная калория равна 4,1868 дж\
1 дж^ 0.239 кал.
378
Удельная теплота фазового превращения I
(дж/г) определяется, как количество теплоты, поглощаемой пли
выделяемой единицей массы материала при изотермическом
процессе фазового превращения:
Истинная удельная массовая теплоемкость
с (дж/г • град) есть количество теплоты, необходимое для пзме-
Рис. 16.2. Теплофизическис свойства малоуглеродистой стали
с 0,1% С:
теп госодержание Л; истинная теплоемкость с\ коэффициент теплопровод-
ности гл коэффициент температуропроводности а в промежутке темпера-
тур 0-1600° С
нения на один градус температуры единицы массы тела (рис.
16.2). В расчетах бывает удобно пользоваться средней удельной
массовой теплоемкостью в данном интервале температур о г Т\
до Т2:
(16.1)
379
В расчетах может использоваться истинная С и средняя Ст
удельная объемная теплоемкость дж/см3 • град, которая связа-
на с массовой удельной теплоемкостью следующими соотноше-
ниями:
С = Ср,
Cm = Gnp> (16.2)
где р — плотность тела в нормальных физических условиях,
г/см3.
В критических точках вследствие скачкообразного измене-
ния теплосодержания использование истинной теплоемкости не
имеет смысла.
Рис. 1G-3- Изображение температурного поля изотермами:
а — изменение температуры по направлению SS; б — касательная tt и нормаль пп
к изотерме
Температурное поле есть распределение температур
в теле в конкретный момент времени. Температура в общем слу-
чае может являться не только функцией координат х, у, z от-
дельных точек, но и функцией времени
Т = Т(х, у, z, t).
(16.3)
В последнем случае температурное поле является объемным.
Оно может быть также плоским Т=Т (х, у, t) или линейным
Т—Т (х, t).
Для наглядности температурные поля часто представляют
графически в виде изотерм (рис. 1G.3, а).
Изотермической поверхностью или изотермической линией
называется геометрическое место точек тела, имеющих одина-
ковую температуру (рис. 16.3, «).
От точки к точке температура тела может изменяться Изме-
нение температуры в направлении SS на длине бесконечно ма-
380
лого отрезка dS называется градиентом температуры
в рассматриваемой точке по данному направлению SS. Матема-
тически градиент температуры выражается как частная произ-
водная Т по направлению SS:
grad Tss =
(16.4)
Наибольший градиент температуры в точке имеется по на-
правлению нормали пп к изотерме (рис. 16.3, б).
Скорость изменения те м псратурыв данной точке
поля с координатами х0, у о, г0 в данный момент времени выра-
жается частной производной от температуры по времени:
Wt(*o, Уо, Zq, t0)
дТ (x.y&t)
i—--------——
Уо> z0> l0
(16.5)
Закон теплопроводности Фурье, В общем случае передача
тепловой энергии может осуществляться тремя способами:
теплопроводностью,
конвекцией;
лучистой энергией (радиацией).
Для передачи тепла в твердых
телах характерен первый способ.
В жидкостях и газах большую роль
играют конвекция и радиация. Пере-
дача теплоты в пространстве осу-
ществляется путем радиации. Закон
теплопроводности Фурье устанавли-
вает количественную связь между
теплопроводностью металла, гради-
ентом температуры и тепловым по-
током в твердом теле.
Рис. 16.4. Распределение
температуры в стержне
Рассмотрим передачу теплоты в стержне, температура по
длине которого переменна (рис. 16.4). Очевидно теплота будет
перетекать от более нагретых к менее нагретым участкам. Ко-
личество теплоты dQXt протекающее вследствие теплопроводно-
сти за время dt через поперечное сечение F, пропорционально
градиенту температуры — в рассматриваемом сечении, площади
сечения F и времени dt:
X

F-dt.
(16.6)
Знак минус в формуле (16.6) означает, что поток теплоты
направлен в сторону, противоположную возрастанию температу-
ры. Коэффициент пропорциональности Л называется коэффици-
ентом теплопроводности.
381
В общем случае температурного поля закон Фурье записы-
вается следующим образом:
/ ТТ' \
dQn = }A -1— IdF-dt. (167}
' Un '
поток — это количество теплоты, проходящее
Тепловой
через р леем а гривасмое се-
чение (поверхность) в еди-
ницу времени:
Ф = ^. (16.8}
dt
В случае, представлен-
ном на рис. 16.4. тепловой
поток означает количество
геплоты, проходящее через
поперечное сечение стержня
за 1 сек. Тепловой поток из-
меряется в ваттах
Удельный тепловой
поток определяется тепло-
вым потоком, приходящимся
Рис. 16.5. Коэффициент теплопроводно-
сти л различных марок стали в зависи-
мости от температуры:
1 — электролитическое железо; 2 — малоуглеро-
дистая сталь 0,1% С; 3 — углеродистая сталь
0,45% С; 0.08% Si. 0,07% Мп; 4 — низколегиро-
ванная хромистая сталь 0,10% С, 0,02% Si,
0.4% Мп. 4,98% Сг: 5 — хромистая сталь
1.32% С, 0,39% Si. 0.38% Мп. 13,1% Сг: 6 — хро-
моникелевая нержавеющая сталь 18-8
на единицу площади:
б/ф
q-2 = -ттг ет/см*. (16.9}
dS
К о э ф ф и ц и е н г т е п-
л о п р о в о д и о с т и харак-
теризует свойство тел про-
водить теплоту. Численно
коэффициент А выражает количество теплоты, протекающее че-
рез единицу изотермической поверхности в единицу времени,
если изменение температуры по направлению нормали состав-
ляет 1 град па 1 см. Теплопроводность металла существенно
изменяется в зависимости от температуры и химического состава
материала. На рис. 16.5 показано изменение л в зависимости от
температуры. Величина К измеряется в вт!см^град, или в
дж/см • сек • град.
§ 16.2. Поверхностная теплоотдача
и краевые условия
Выше были сформулированы условия теплопереда-
чи в твердых телах вследствие теплопроводности металлов. С по-
верхности металлов теплота передается конвективным путем или
1 вт=1 дж/сек.
382
посредством радиации. Указанные процессы играют важную роль
при сварке — в конечном итоге вся теплота, введенная при свар-
ке, отдается в окружающее пространство и тела остывают.
Конвективный теплообмен. При конвективном теплообмене
теплота с поверхности уносится жидкостью или газом, которые
перемещаются относительно поверхности. Движение жидкости
или газа может возникать вследствие различной плотности на-
гретых и ненагрстых зон или в результате принудительной цир-
куляции жидкости и газа.
Приближенно тепловой поток вт!см2 с единицы поверхно-
сти за единиц)' времени при конвективном теплообмене опреде-
ляется по правилу Ньютона:
?2к — Ок (7* — 7о),
(16.10)
где схк — коэффициент конвективной теплоотдачи, дж/сек* см2Х
Хград;
Т — температура поверхности твердого тела, град;
Tq— гемнература жидкости или газа, град.
Коэффициент <xF не является постоянной величиной, он за-
висит от многих факторов и может изменяться в широких пре-
делах в зависимости:
от свойств окружающей среды (теплопроводности, плотности,
вязкости) и ее движения относительно поверхности;
от физических свойств теплоотдающей поверхности;
от формы поверхности тела и ее положения в пространстве;
от разности температур Т— Tq.
Лучистый теплообмен. Тепловое излучение, возникающее в
теле вследствие тепловой энергии, представляет собой электро-
магнитные колебания. Удельный поток излучения тела пропор-
ционален четвертой степени его абсолютной температуры (за-
кон Стефана — Больцмана):
С = еСо.
(16.11)
(16.12)
Коэффициент С зависит от состояния поверхности тела и вы-
ражается через коэффициент степени черноты тела е. Для абсо-
лютно черного тела 8=1, а С=Со=5,76 дж]сек • см2 • ° К4. Боль-
шинство встречающихся в технике тел можно рассматривать как
серые тела, у которых е<1. Величина е зависит от природы те-
ла. характера поверхности и температуры. Для окисленных ше-
роховатых поверхностей сталей е изменяется от 0,6 до 0,95. У
алюминия е изменяется от 0,05 до 0,2 в зависимости от обработ-
ки поверхности и температуры.
В реальных условиях нагретое тело окружено другими тела-
383
мя (помещение цеха, сварочные приспособления, изделия и др.)-
Между этими телами происходит взаимный лучистый теплооб-
мен. Каждое тело излучает энергию и воспринимает часть энер-
гии, излучаемой другими телами,
где Т — температура тела, град\
То — температура окружающих гел, град.
Первое слагаемое в уравнении (16.13) выражает теплоту»
излучаемую телом, второе — поглощаемую теплоту.
По аналогии с выражением (16.10) можно связать удельный
тепловой поток q^r с разностью температур Г —То:
?2г — ьг(Т “ То},
(16.14)
где аг — коэффициент лучистого теплообмена, дж!сек • см2Х
Хград.
Тогда уделытый поток полной теплоотдачи можно предста-
вить как сумму удельных потоков конвективного и лучистого
теплообмена:
q2 — Пк (Т — То) -ф (Xr (Т — То} — а (Т — То},
(16.15)
где а = с1к+аг — коэффициент полной поверхностной теплоот-
Рис. 16.6. Коэффициент полной тепло*
отдачи вертикальных листе в а и ко-
эффициент лучистого теплообмена аг
в зависимости от температуры (угле-
родистая сталь)
Коэффициент а значительно
изменяется с ростом темпера-
туры (рис. 16.6).
При температурах до 200—
300° С значительная часть теп-
лоты отдается конвективным
теплообменом, при более высо-
ких температурах — в основ-
ном лучистым теплообменом.
Краевые условия. Чтобы
рассчитать изменение темпера-
туры точек тела во времени, не-
достаточно зпагь закономерно-
сти распространения теплоты в
теле.
Необходимо еще привлечь
два условия:
условия теплообмена на
границах тела—так называе-
мые граничные условия;
начальное распределение
температуры в теле при /=0.
384
Граничные условия 'выражают тепловое взаимодействие по-
верхности тела с окружающей средой и могут быть весьма раз-
нообразны. С практической точки зрения интересны следующие
граничные условия.
Условия 1-го рода,
определяет закон изменения
тела. Частным случаем условия
ское условие, когда по-
верхность тела обладает
постоянной температурой
в течение всего процесса
распространения теплоты.
Например, при интенсив-
ном омывании поверхно-
сти тела жидкостью тем-
пература поверхности мо-
жет оставаться постоян-
ной. В расчетах тепловых
процессов при сварке ус-
ловие 1-го рода встречает-
ся относительно редко.
Приведем пример того,
как можно с помощью не-
которых формальных при-
емов удовлетворить изо-
термическом у условию
Т=0. Пусть нолубеско-
нечная пластина нагре-
вается в точке О свароч-
ной дугой (рис. 16.7, а), а
граница А—А постоянно
поддерживается при тем-
пературе Т=0. Очевидно,
Граничное условие 1-го рода
температуры точек поверхности
1-го рода является изотермиче-
Рис. 16.7. Выполнение граничных усло-
* вий:
а — изотермического путем использования сто-
ка теплоты; б — адиабатического путем исполь-
зования дополнительного источника теплоты
что если бы пластина бы-
ла бесконечной, то распределение температур в сечении 1—1
в некоторый момент времени выражалось кривой 1 и темпера-
тура по линии /I—Л не равнялась нулю. Однако можно пред-
ставить, что в той же бесконечной пластине в точке О], находя-
щейся также на расстоянии L от А—Л, действует источник теп-
лоты с отрицательным знаком, так называемый сток теплоты.
Причем свойства этого стока теплоты в точности совпадают со
свойствами источника теплоты от сварочной дуги, а распреде-
ление температур описывается одинаковым математическим
выражением.
Тогда отрицательная температура выражается кривой
аналогичной кривой 1, но с отрицательным знаком. Складывая
ординаты кривой Г с ординатами кривой 1, получим кривую 2
13—689
385
распределения температуры. На границе А—А температура
всегда будет равна пулю, в то время как в самой пластине тем-
пература точек будет непрерывно меняться.
Условие 2-го рода определяет величину теплового
потока на границе тела. Если вспомнить, что закон теплопро-
водности Фурье выражает связь между тепловым потоком и
градиентом температур, то станет понятным, что условие 2-го
рода задает градиент температуры на границе тела.
Адиабатическая граница является частным случаем усло-
вия 2-го рода, когда тепловой поток с поверхности тела равен
нулю, т. е.
дТ
дп
В технических расчетах, в частности применительно к сварке,
нередко встречаются случаи, когда тепловой поток с поверхно-
сти тела мал по сравнению с потоками внутри тела. Тогда мож-
но принять эту границу как адиабатическую.
Например, при нагреве сварочной дугой полубесконечпой
пластины в точке О (рис. 16.7, б) граница А—А соприкасается
с воздухом и излучает некоторое количество теплоты. Для про-
стоты расчетов можно принять, что граница А —А является теп-
лонепроницаемой, т. е. адиабатической. Выполнить это условие
можно, пользуясь формальным приемом. Допустим, что пласти-
на является бесконечной и в пей на расстоянии L по другую
сторону от линии А—Ав точке Ох действует точно такой же
источник теплоты, как и в точке О. Очевидно, что тепловой по-
ток через границу А—Лот источника О равен в каждой точке
линии А — А тепловому потоку от источника Оь Суммарный теп-
ловой поток через границу А—А, следовательно, равен нулю.
Температура точек полубесконечпой пластины находится путем
сложения ординат кривой 1 с ординатами кривой 1 (рис. 16.7,
б). Температура края полубесконечпой пластины оказывается
вдвое больше температуры соответствующих точек бесконечной
пластины. Описанный прием компенсации теплового потока
носит название метода отражения, так как в этом случае тепло-
непроницаемая граница может рассматриваться как граница,
отражающая тепловой поток, идущий со стороны металла.
Условие 3-го рода определяет теплообмен на границе
тела и среды с заданной температурой. По правилу Ньютона
92s = a(Ts-T0), (16.16)
где Qus — удельный тепловой поток через граничную поверх-
ность;
Т6 — температура точек поверхности тела;
То — температура среды.
386
Очевидно, что по закону теплопроводности к границе посту-
, дТ
пзет теплота — Л — , при этом #2«=^2-
дп
Из условия З’Го рода, как предельные случаи, могут быть
получены изотермическое и адиабатическое условия. Если 1—
некоторая конечная, не равная нулю величина, то при име-
ем изотермическое условие, а при — адиабатическое.
Применение граничного условия 3-го рода проиллюстрируем
примером свободного охлаждения тонкой пластины. Задаемся
граничными условиями:
1. Начальное распределение температуры в пластине равно-
мерно, т. е. при /=0 Т = Т0.
2. Краевое условие зададим но правилу Ньютона
Qzs — (х (т — Т Ср).
(16.17)
Положим для простоты температуру среды Тср равной нулю.
За время dt с двух поверхностей пластины 2 Г будет отдано
в окружающую среду количество теплоты dQ:
dQ = qs-2F-dt = aT-2Fdi.
(16.18)
Температура пластины объемом SF с теплоемкостью матери-
ала ср за время dt понизится па величину dT:
-dT =
dQ
cp6F
(16.19)
Подставляя выражение (16.18) в (16.19) и преобразуя, на-
ходим
<ЭТ 2а,
= dt =<- bdt. (16.20)
Т-------------------------------------ерб
9Я
Величина Ь= носит название коэффициента темпериту-
роотдачи для пластины и имеет размерность Мсек.
Интегрируя (16.20), находим
1пТ= — Ы + С. (16.21)
Постоянную С определим из начального условия Т—Т^ при
/=0:
С = In То. (16.22)
Подставляя С в уравнение (16.21) и потенцируя, находим
Т = Тое~^.
(16.23)
Закон изменения температуры, описываемый экспонентой
с~Ь19 графически показан на рис. 16.8.
13*
387
Пример 1. Перед сваркой пластины из стали толщиной 6=40 леи были
подогреты до 7'о=250°С. Определить, в течение какого времени пластины
будут сохранять температуру не ниже 200э С; тепловыделением при сварке
Рис. 16.8. Изменение температуры во
времени равномерно нагретой пластины в
процессе свободного охлаждения
с ~ 0,55 дж!г-град\
с? -- 0,55 дж/г-град-7,8 г/см3 =
На рис. 16.6 находим для Т=
= 2004-250° С
а — 2,5« 10_з дж1см?.сек.-град\
сро
= 2,91-10—4 ]/сек.
Из выражения (16.23) нахо-
дим
— bt ~ In-------
200
250
0,2232.
Определяем /
0,2232
2,9b 10-4
= 767 сек13 мин.
§ 16.3, Дифференциальное уравнение
теплопроводности
В разобранном примере со свободным охлаждением
пластины вопрос о распределении температуры по толщине пла-
стины не ставился. Предполагалось, что равномерное распреде-
ление температуры по толщине сохраняется в течение всего про-
цесса остывания. В действительности неравномерность темпера-
туры имела место, но затем исчезла, когда температура пласти-
ны стала равной нулю. При этом распределение температуры
зависело от условий теплоотдачи с поверхности, а также от
перетекания теплоты в самой пластине. Закон теплопроводности,
доказанный в § 16.1, устанавливает лишь связь между теплопро-
водностью металла, градиентом температуры и тепловым пото-
ком и не рассматривает закон сохранения энергии в каждом
элементарном объеме. Между тем для вычисления температуры
точек тела необходимо установить не только тепловой поток,
проходящий через рассматриваемое сечение, но и определить
количество теплоты, которое поступает в некоторый элементар-
ный объем тела, а также уходит из этого объема. Если количе-
ство теплоты в этом объеме увеличивается, то температура его
повышается, и наоборот. Сложный процесс изменения темпера-
388
туры точек тела с координатами х, у, z во времени t описывает-
ся дифференциальным уравнением теплопроводности.
Вывод дифференциального уравнения теплопроводности рас
смотрим на примере линейного распространения теплоты в стер ж
не (рис. 16.9). Вследствие __
наличия градиента темпе-
ратуры теплота в стержне с
сечением F на рассматрива-
емом участке будет распро-
страняться слева направо.
Согласно закону Фурье
удельный тепловой поток в
каждом сечении
дТ
q2x=-K —. *{16.24)
дх
Приращение удельного
теплового потока dq2x на
д^2Х л
длине ах составит-----dx,
дх
Рис. 16.9. Накопление теплоты в эле-
менте Fdx при линейном распростра-
нении теплоты
г. е.
. dq2x , д / дТ \
dq2x = —-— dx — —— I — ?. —— I dx.
ox dx ' ox ’
(16.25)
J»
Это означает, чго слева через сечение I—/, где градиент
температуры несколько выше, входит больше теплоты, чем вы-
ходит через сечение II — II, где градиент температуры меньше.
За время dt в элементарном объеме Fdx накапливается количе-
ство теплоты *
dQx = q^dtF — q^+dxdtF — — dq2xFdt.
Однако через боковые стенки стержня за время dt часть теп-
лоты отдается в окружающее пространство
dQp = q2ppdxdty
(16.26)
где — удельный тепловой поток с поверхности стержня
\см. §16.2);
р — периметр стержня.
Суммарное количество теплоты, которое накапливается в
элементарном объеме, составит
i/Qz — dQx dQp
(16.27)
389
Теплота dQ^ повышает температуру элементарного объема
Fdx с теплоемкостью со на dT = — dt:
f dt
дТ
dQ% — cpFdx-----dt. (16.28)
dt
Приравнивая выражения (16.27) и (16.28), а также исполь-
зуя уравнения (16.25) и (16.26), находим
(16.29)
Сокращая, получаем частный случай дифференциального
уравнения теплопроводности для стержня
дТ Л д2Т
dt ср дх2
(16.30)
где
Ь=____-— — коэффициент температуроогдачи для стержня (но
epF
аналогии с пластиной).
Если рассматривать элементарный кубик в пластине, то, кро-
ме потока в направлении х, в уравнении (16.27) следует учесть
влияние теплового потока в направлении у. Тогда получим диф-
ференциальное уравнение теплопроводности для пластины
(16.31)
В общем случае трехмерного тела при отсутствии теплообме-
на с окружающим пространством имеем общее уравнение тепло-
проводности
где \72Т — оператор Лапласа;
а — — — коэффициент температуропроводности, см2! сек.
Ср
Решения уравнений (16.30), (16.31) и (16.32) — разнообраз-
ные случаи распределения температуры в телах. При выводе
указанных уравнений предполагалось, что Л, ср, а и а являются
постоянными коэффициентами. Учет зависимости этих коэффи-
циентов от температуры приводит к нелинейным дифференци-
альным уравнениям, что чрезвычайно усложняет получение ре-
шения аналитическими методами. Для технических целей в ряде
случаев точность решения оказывается достаточной, если выби-
390
рать средние значения коэффициентов 1, ср, а и а в диапазоне
температур, характерном для рассматриваемого процесса. Су-
дить о том, насколько удачно выбраны постоянные коэффициен-
1Ы, можно на основании сравнения опытных и расчетных значе-
ний температур. Для расчетов температур при сварке сталей
рекомендуется выбирать коэффициенты, соответствующие диапа-
зону 500—600° С (табл. 16.1).
Таблица 16.1 [2]
Расчетные коэффициенты для различных металлов и сплавов
Материал Средняя темтература 'ср- ’С Коэффициент теплопровод- ности А. дж/см-се/сх. 'Хград Объемная теплоемкость дж/с.чз-град Коэффициент температуро- проводности а, см*/сек
Малоуглеродистые и низ- колегированные стали 11ержавеющие аустенит- ные стали Модь Латунь Алюминий Технический титан . . . 500—600 600 400 350—400 300 700 0,38—0,42 0,25—0.33 3,7—3,8 1.17 2,7 0,17 4,9-5,2 4,7-4,8 3,85—4,0 3,45 2,7 2,8 0,075—0,09 0,053-0,07 0,95—0,95 0,34 1,0 0,С6
§ 16.4. Источники теплоты
Нагрев гсл может производиться разнообразными
источниками теплоты, различающимися между собой по распре-
деленности, времени действия и движению относительно тела.
При определенных условиях все многообразие источников тепло-
ты можно получить, пользуясь мгновенным точечным источником
теплоты.
Мгновенный точечный источник теплоты — понятие абстракт-
ное. Физической схемой, примерно воспроизводящей мгновенный
точечный источник, является случай, когда в очень малый объем
за весьма малый промежуток времени введено некоторое коли-
чество теплоты Q. Формально такое введение теплоты можно рас-
сматривать как граничное условие при /=0, когда вместо рас-
пределения температур задается распределение теплоты в теле.
Действительно, если принять, что во всех точках тела, кроме
одной, теплосодержание равно нулю, а в точке с координатами
х0, Уо, при 0 содержится количество теплоты Q, то будем
иметь случай мгновенного точечного источника.
В последующие моменты времени теплота будет распростра-
няться по телу, подчиняясь уравнению теплопроводности.
391
Путем подстановки в уравнение (16.32) можно убедиться, что
процесс распространения теплоты в бесконечном теле в этом
случае будет выражен следующим уравнением:
(16.33)
где Т — температура в рассматриваемой точке с
координатами х, у. z;
t — время, отсчитываемое с момента введе-
ния теплоты,сек\
R— )/rx2+y2+z2— расстояние до рассматриваемой точки от
начала координат, где была введена теп-
лота Q, см.
При /—О во всех точках, где имеем Т = 0. В точке /?=0
при t=0 имеем 7->оо. Правильность выбора постоянного мно-
жителя в уравнении (16.33) доказывается путем вычисления ин-
теграла, выряжающего количество теплоты во всем объеме бес-
конечного тела. Это количество в любой момент времени равно
Q, так как тело не отдает теплоты в окружающее пространство.
Изотермические поверхности представляют собой сферы.
Убывание температуры по радиусу выражается множителем
Aat Q
е , в то время как множитель---------представляет уоы-
ср (4гat) J2
ванне температуры точки /?—О во времени. Наибольшая темпе-
ратура всегда в точке /? = 0.
Если теперь воспользоваться принципом наложения, то. ком-
бинируя мгновенные точечные источники, можем получить мно-
жество иных источников теплоты. Принципом наложения можно
пользоваться при условии, что теплофизические коэффициенты
принимают независящими от температуры, а выделением и по-
глощением теплоты в процессе фазовых превращений пренебре-
гают. Принцип наложения заключается в сложении температур
от действия отдельных источников, которые либо находятся в
разных точках тела, либо выделяют теплоту в различные момен-
ты времени, либо и находятся в разных точках тела и выделяют
теплоту неодновременно.
Мгновенный линейный источник теплоты представляет собой
комбинацию мгновенных точечных источников, действующих од-
новременно и расположенных по линии. Распределение Q по ли-
нии действия ряда мгновенных точечных источников может вы-
ражаться различными функциями. Равномерное распределение
Q по линии (рис. 16.10, а) означает действие мгновенного линей-
ного источника. В случае распределения Q по нормальному зако-
ну (рис. 16.10, б) имеем нормально-линейный мгновенный ис-
точник.
392
Температурное поле в пластине от мгновенного линейного
источника при отсутствии теплоотдачи получается путем инте-
грирования температурных полей от мгновенных точечных источ-
ников [уравнение (16.33)]
со Г® Z2
т = 2 'у---— dZ------е~^~ (16.34)
J ср (4ад/)3'2
Рис. 16.10. Расчетные схемы источников теплоты:
а — линейный источник в пластине; б — нормально линейный источник; в —
плоский источник в стержне; г — нормально круговой источник на поверхно-
сти полубесконечного тела
После преобразований и замены Qi = -^-находим
С
'f _ е 4af
со • fazat
(16.35)
Температурное поле симметрично относительно оси z. Тепло-
та распространяется относительно оси z равномерно в плоско-
сти хОу.
Мгновенный плоский источник теплоты* представляет собой
совокупность мгновенных точечных источников теплоты, дейст-
вующих одновременно и расположенных в одной плоскости. Рас-
пределение теплоты Q при <=0 может иметь разнообразный ха-
рактер. Под мгновенным плоским источником обычно понимают
равномерное распределение Q по сечению (рис. 16.10, в). В слу-
чае нормального распределения Q по кругу имеем мгновенный
нормально-круговой плоский источник (рис. 16.10, г) (подробнее
см. § 16.5).
Температурное поле от мгновенного плоского источника Q?=
= — в стержне без теплоотдачи выражается уравнением
-------------е . (16.36)
Ср (4^/)1-2
Температурное поле является линейным, температура зави-
сит только от координаты х и времени t.
393
Мгновенный объемный источник теплоты представляет собой
совокупность мгновенных точечных источников, распределенных
по какому-либо закону в теле.
Используя принцип наложения, удается получить различные
отличающиеся по р аспределейности.
По существу только точечный источник
является сосредоточенным по отноше-
нию ко всем координатным осям. Ли-
нейный источник является сосредото-
ченным по отношению к двум коорди-
натным осям и распределенным в третъ-
II л оский и ст о чп и к
мгновенные источники
Рис. 16.11.
точечный
поверхности
вечного тела
Подвижный
источник на
полубеско-
ем направлении,
является сосредоточенным лишь в од-
ном направлении.
Объемный источник может служить
примером распределенного источника
по всем направлениям.
Непрерывно действующие источни-
ки теплоты представляют собой совокупность мгновенных источ-
ников, распределенных по промежутку времени действия источ-
ника. Например, точечный источник может действовать непре-
рывно в течение определенного отрезка времени t. В этом случае
он уже не является мгновенным, так как теплота выделяется
в точке постепенно.
Источники теплоты могут быть неподвижные, подвижные и
быстродвижущиеся. Очевидно, что подвижный источник не мо-
жет быть мгновенным, так как предполагается, что его движение
протекает в течение некоторого отрезка времени, когда выде-
ляется теплота. Точечный непрерывно действующий источник,
продвигающийся из точки О в направлении х (рис. 16.11), яв-
ляется подвижным источником. Для быстродвижущихся источ-
ников характерен ряд особенностей, которые рассмотрены в § 17.4.
§ 16.5. Сварочные источники теплоты
В разделе I были рассмотрены процессы выделения
теплоты в сварочных источниках, их тепловые балансы и мощ-
ности, распределение температуры и тепловых потоков в самих
источниках теплоты.
Для процесса нагрева и сваривания материала существенным
является также распределенность тепловых потоков, идущих от
источника теплоты к свариваемому телу. Различные источники
обладают различной распределенностью тепловых потоков, кото-
рая может также изменяться во времени в процессе сварки.
В отношении теплового воздействия на свариваемые тела сва-
рочные источники можно условно разделить на две группы:
394
Рис. 16.12. Распреде-
ление теплового по-
тока #2 при нагреве
поверхности тела рас-
пределенным источ-
ником теплоты
1. Источники, тепловой поток которых практически мало ме-
няется в течение всего процесса сварки. Это электрические дуги
с различной защитой, газовое пламя перемещающегося источни-
ка, источники при электрошлаковом процессе, электроннолуче-
вой сварке, контактной роликовой сварке и некоторые другие.
2. Источники, тепловой поток которых и его распределение
изменяются в течение процесса сварки. В качестве примеров та-
ких источников можно привести источни-
ки при сварке стержней сопротивлением
или оплавлением, точечной сварке, сварке
трением и др.
Источники первой группы обладают
определенным распределением удельного
теплового потока, который мало изме-
няется во времени. Распределение удель-
ного теплового потока может наблюдать-
ся как по поверхности металла, так и в
направлении его толщины.
Электрическая дуга и газовое пламя.
Начнем со случая распределения удель-
рого теплового потока источников тепло-
ты по поверхности нагреваемых тел.
Теплота сварочной дуги или газового
пламени от единичной горелки вводится
на некотором участке поверхности метал-
ла диаметром da, называемом пятном на-
грева (рис. 16.12). Удельный тепловой
поток в пределах пятна нагрева крайне
неравномерен. Наибольший удельный
тепловой поток наблюдается в средней части пятна, по мере
приближения к краям он резко убывает. Такое распределение
потока объясняется наличием электрически активного пятна в
дуге и неравномерным распределением температур в пределах
факела газового пламени.
Как показали исследования Н. Н. Рыкалина, М. X. Шоршо-
рова и И. Д. Кулагина [8], распределение удельного теплового
потока q? в направлении радиуса г для газового пламени и дуг,
не углубленных значительно в ванну металла, можно прибли-
женно выразить кривой Гаусса (нормальным законом)
<72 = qzme-hr2,
(16.37)
где q^m — наибольший тепловой поток в центре пятна нагрева,
вт!см2\
k — коэффициент сосредоточенности теплового потока ис-
точника, 1/сж2;
г — радиальное расстояние данной точки от оси, см.
395
Источник с распределением теплового потока по уравнению
(16.37) называется нормально-круговым. Численные значения
^2т и k подбирают так, чтобы распределение теплового потока по
уравнению (16.37) наиболее близко соответствовало фактическо-
му распределению, которое определяется опытным путем.
Существует определенная связь между законом нормального
распределения теплового потока и эффективной мощностью q
источника теплоты. Очевидно, что интегрирование удельного теп-
лового потока по всей нагреваемой поверхности F должно дать
эффективную тепловую мощность
q = У qzdF.
(16.38)
Запишем подынтегральное выражение в развернутом виде;
через кольцевой элемент шириной dr (см. рис. 16.12), площадь
которого 2nrdr, вводится тепло q22nrdr. Интегрирование нужно
распространить па всю площадь действия источника, т. е. г бу-
дет изменяться от 0 до оо:
©о
q — \ q22nrdr.
<
о
(16.39)
Подставим в уравнение (16.39) выражение (16.37) и про-
интегрируем
<7=3 ?2m6-fcS2?trdr,
о
(16.40)
л
V = -Г" 92m-
k
(16.41)
При использовании в расчетах выражения (16.37) обычно
принято считать радиусом пятна нагрева расстояние гн =—«на
котором удельный тепловой поток 92(^1) равен 0,05 q2ln. Отсюда
следует, что
—йг2
92 (^”и) 92/п^
е ^и=0,0о; Агн==3,0.
Условный расчетный диаметр пятна нагрева
3,46
(16.42)
396
Зная эффективную мощность источника и коэффициент со-
средоточенности теплового потока k, можно судить о распреде-
лении теплоты по поверхности металла и размерах пятна на-
грева.
а) fe
2000--к=1,0
дуга открытая штосом
1 ЛОО а 000а
У=36в 37,56 376
Рис. 16.13. Распределение удельных тепловых потоков
дж)см2-сек сварочных дуг по радиусу г:
а — угольная дуга, влияние тока / и напряжения дуги U-, б —
сравнение различных дуг [1]
397
Опытами установлено, что с увеличением тока увеличивается
наибольший удельный тепловой ноток q2m> a k уменьшается; с
повышением напряжения дуги наибольший удельный тепловой
поток и коэффициент сосредоточенности уменьшаются
(рис. 16.13, а). Металлическая дуга под флюсом обладает более
высокими значениями коэффициента сосредоточенности, чем от-
крытые дуги (рис. 16.13, б).
Рис. 16.14. Сравнение распределений удельных тепловых потоков дуги и пла-
мени, близких по эффективной мощности
а — угольная дуга, поверхностная, постоянного тока, прямой полярности, /=190 а,
//=*32 в и пламя горелки с наконечником № 3; VrQfг =400 л/ч; <7=3000—3300 дж!сек\
б — металлическая дуга, поверхностная, переменного тока, /=550 а, {/=37,5 в и пламя
горелки с наконечником X? 7, Ус..Н~ =26СЧ) Л!Ч, 9400—9900 дж/сек
Газовое пламя при одинаковой мощности с дугой обладает
значительно меньшим максимальным удельным тепловым пото-
ком q2m и значительно меньшей сосредоточенностью k. Представ-
ление о соотношениях ft, da и q2m У газового пламени и дуги дает
рис. 16.14.
Опытные данные о проникающей способности дуги и пламе-
ни в глубину металла немногочисленны, особенно в отношении
распределения теплоты по глубине металла.
Газовое пламя обладает малой проникающей способностью.
Практически можно считать, что теплота газового пламени рас-
пределена лишь по поверхности.
Сварочные дуги обладают значительно большей проникаю-
щей способностью, в особенности при сварке под флюсом. Бла-
годаря погружению дуги в металл удается сваривать под флю-
сом за один проход стальные листы толщиной до 40 мм. Прони-
398
кающая способность дуги зависит не только от характера ее
защиты, но и от рода тока и его частоты.
Пример 2. Определить эффективную мощность q, максимальный тепловой
поток Qin дуги с коэффициентом сосредоточенности k = 3 —; U=30 в;
С-М *
I=250 а; 11—0,7.
q == nUI = 0.7-30-250 = 5250 дж[сек.
Из формулы (16.41) находим
k 3
q?m = q — s= 5250 — = 5000 дж1см±*сек.
л я
Схемы источников теплоты, которые используются в расчетах
тепловых процессов при дуговой и газовой сварке, зависят от
распределения теплового потока источника теплоты, от размеров
Рис. 16.15. Расчетные схемы выделения теплоты при нагреве тел
сварочными источниками теплоты:
а — газовое пламя, полубесконечное тело; б — газовое пламя, пластина;
в — дуга, пол у бесконечное тело; г — дуга, пластина
рассматриваемой области тела по сравнению с размерами пятна
нагрева и от тсплофизических свойств свариваемого материала.
Газовое пламя в силу своей специфической особенности да-
вать значительное распределение теплоты по нагреваемой по-
верхности обычно заменяют источником с нормальным распре-
делением теплоты по формуле (16.37) (рис. 16.15, а). При сварке
листов небольшой толщины можно принимать, что распределе-
ние теплоты в радиальном направлении также подчиняется
закону (16.37), а в направлении толщины — равномерно
(рис. 16.15, б).
Сварочную дугу чаще представляют как сосредоточенный
источник теплоты. При сварке на поверхности массивного тела,
в соответствии с принципом местного влияния, процесс распро-
странения теплоты дуги в области, не слишком близкой к пятну
дуги, рассчитывают в предположении, что источник теплоты то-
чечный (рис. 16.15, в). При дуговой однопроходной сварке листов
встык считают, что источник теплоты линейный (рис. 16.15, г).
Схематизация источников теплоты значительно упрощает
расчеты, но не позволяет правильно определять температуры
399
вблизи источника в области, размеры которой близки к размерам
пятна нагрева.
Э л ектрош лаковый процесс. Электрошлаков а я сварка обычно
используется для соединения пластин толщиной, измеряемой
десятками и сотнями миллиметров. Формирование сварного сое-
динения и распространение теплоты в деталях
зависят при данном процессе как от распреде-
ления теплоты источника в плоскости свари-
ваемых пластин, так и от распределения тепло-
ты по их толщине.
Рис. 16.16. Раз-
личные формы
провара в
электрошла-
ков ых сварных
соединениях в
зависимости от
тепловыделе-
ния по толщине
металла
Рис. 16.17. Шлаковая и ме-
таллические ванны при
электрошлаковой сварке (а)
и схема действующих источ-
ников теплоты (б)
Электрошлаковую сварку проволокой можно вести одним или
многими электродами. Во время сварки электроды совершают
движение в разделке, задерживаясь у ползунов. Анализ макро-
шлифов поперечных сечений швов показывает, что расстояние
между электродами, характер движения электродов в разделке,
параметры ванны, теплоотвод в ползуны, а также величины тока
и напряжения определяют распределение теплового потока по
толщине металла. Тепловыделение по толщине металла непре-
рывно меняется во времени. Однако, если рассмотреть среднее
значение тепловыделения за период, измеряемый отрезком вре-
мени, через который электроды возвращаются в исходное
положение, то тепловыделение сохраняет относительную стабиль-
ность во времени, но может иметь самый разнообразный харак-
тер по толщине металла. Об этом свидетельствует форма прова-
400
ра на макрошлифах сварных соединений (рис. 16.16). При соот-
ветствующем выборе параметров режима сварки тепловыделение
по толщине металла с учетом теплоотвода в ползуны в зоне со-
прикосновения со шлаковой ванной может быть практически
равномерным. Неравномерность распределения теплоты по тол-
щине металла, как правило, уменьшается по мерс удаления от
ванны. Определение термических циклов основного металла в
большинстве случаев может производиться в предположении
равномерного тепловыделения по толщине металла.
Что касается распределения теплового потока в плоскости
свариваемых пластин, то, во-первых, следует различать теплоту,
приносимую присадочным металлом примерно на границе ме-
талл— шлак по линии ЛИ2 (рис. 16.17), и теплоту, вводимую в
металл через шлак по линиям Л1В] и Л2В2. В первом приближе-
нии распределение теплоты по линии /11Л2 и по линиям и
/12^2 можно принять равномерным. Мощность «металлического»
источника 1 оплоты, действующего по линии Д]Л2,
Qvl ~~ Лшр V м, (16.43)
где Цы — мощность металлического источника теплоты, дж!сек\
/гш — теплосодержание единицы массы расплавленного при-
садочного металла при температуре шлака в активной
зоне, дж!г\
р — плотность металла, г!см3\
VM— объем присадочного металла, подаваемого в ванну в
единицу времени, см3!сек.
Мощность «шлакового» источника теплоты определится как
разность между полной эффективной мощностью и мощно-
стью 9М.
Электронный луч. Электроннолучевой источник теплоты от-
носится к наиболее концентрированным. Распределение потока
энергии, вносимого через плоскость листа металла, перпендику-
лярную к лучу, в первом приближении также может выражаться
нормальным законом (16.37). Однако эта энергия луча превра-
щается в тепловую нс на плоскости листа, а в глубине металла
при торможении электронов. При сварке листов металла относи-
тельно небольших толщин тепловыделение по толщине листа
практически равномерно; при увеличении толщины свариваемого
материала наблюдается некоторая неравномерность ширины
провара с сужением у корня шва.
Световой луч [6]. Световой луч, .получаемый от лазера, яв-
ляется наиболее концентрированным источником теплоты, ис-
пользуемым при сварке. Энергию луча удается концентрировать
на площадках размером в несколько микрон. Энергия излучается
короткими импульсами, что обычно приводит к испарению ме-
талла из зоны сварки. Диаметр площади проплавления в резуль-
тате действия одного импульса луча лазера составляет десятые
401
доли миллиметра. Между импульсами имеются длинные паузы.
Поэтому лазеры могут пока использоваться лишь для получения
сварных соединений типа точечных.
Тепловыделение при действии других сварочных источников
теплоты кратко рассмотрено в главе XVIII.
Глава XVII
РАСЧЕТЫ ТЕПЛОВЫХ ПРОЦЕССОВ ПРИ НАГРЕВЕ
ТЕЛ ИСТОЧНИКАМИ ТЕПЛОТЫ
В расчетах тепловых процессов при сварке широко
используют зависимости, полученные путем схематизации и уп-
рощения действительных процессов распространения теплоты
Эти упрощения в основном сводятся к следующему.
1. Источники Iоплоты принимают либо сосредоточенными,
либо распределенными по соответствующему закону, который
позволяет относительно просто описать процесс распространения
теплоты.
2. Формы тела упрощают, принимая их в виде тех, которые
были рассмотрены в § 16.1.
3. Теплофизические коэффициенты л, а, ср, а принимают не
зависящими от температуры. Это допущение хотя и искажает
действительный процесс распространения теплоты в теле, но зна-
чительно упрощает математические выражения.
Указанные допущения позволяют получить стройную теорию
распределения температуры в телах при нагреве их различными
движущимися источниками теплоты. Эта теория хорошо отра-
жает качественную картину, а в ряде случаев дает также и до-
статочную для технических расчетов точность описания свароч-
ных процессов. Наибольшие погрешности в описании полей тем-
ператур наблюдаются в зонах вблизи действия источников
теплоты. В отдельных точках, где находятся сосредоточенные
источники, расчетная температура достигает бесконечно боль-
ших значений. Определение температур в этих зонах в целях
установления их значений по изложенным здесь методикам про-
изводить не следует. Математический аппарат теории, допол-
ненный экспериментальными данными, а также описанием су-
щества физических явлений, является удобным инструментом
для выражения процессов распространения теплоты при сварке.
В настоящей главе в основном излагается математическая
сторона теории, построенной с учетом указанных выше допу-
щений.
§ 17.1. Распространение теплоты
в простейших случаях
Мгновенные источники теплоты. Распределение тем-
пературы при распространении теплоты от мгновенного источни-
ка теплоты, приложенного в точке О на поверхности полубеско-
403
ночного тела (рис. 17.1), аналогично описанному в § 16.4 для
бесконечного тела. Это объясняется тем, что граница тела хОу
принимается пепропускающсй теплоту. Так как теплообмен на
границе хОу отсутствует и теплота распространяется только
в одну сторону от плоскости хОу, то процесс будет выра-
жаться уравнением (16.33) с заменой в нем величины Q вели-
чиной 2 Q:
4о/
(17.1)
Теплоотдачей с поверхности хОу можно пренебречь, потому
что распределение теплоты в полубесконечном теле в основном
Рис. 17.1. Распределение температуры но
радиусу R в различные моменты време-
ни t в процессе распространения тепло-
ты от мгновенного точечного источника
в полубесконечиом теле:
<2 = 2000 дж; ср =4 дж/см* • град; а=0,1 см^/сек
зависит от распростране-
ния ее путем теплопровод-
ности в глубь тела, а не от
теплоотдачи. Теплоотдача
с поверхности безусловно
оказывает некоторое
влияние на распределение
температуры, но в ряде
случаев может пе учиты-
ваться. Учет теплоотдачи
существенно усложняет
задачу определения тем-
пературы точек тела.
Структур а ур явления
(17.1) позволяет устано-
вить влияние количества
введенной теплоты и теп-
лофизических свойств ма-
териала на температуру
отдельных точек тела.
Чем болынс Q, тем выше
температура точек тела в
любой момент времени.
Температура прямо про-
порциональна количеству
введенной теплоты Q
(рис. 17.2, а).
Температура точек тела, расположенных на различных рас-
стояниях R от точки О, вначале повышается, достигает максиму-
ма, а затем уменьшается (рис. 17.2, б). Чем дальше от места
введения теплоты находится точка, тем позже достигается мак-
симальная температура и тем ниже ее значение. Расчетная тем-
пература точки О в начальный момент времени при £=0 стре-
мится к бесконечности. С течением времени конечное количество
404
теплоты растекается в неограниченном объеме полубесконсчпого
тела и температуры всех точек стремятся к нулю.
При постоянной теплоемкости ср увеличение коэффициента
теплопроводности металла Z приводит к ускорению процесса
распространения теплоты. Максимальные достигаемые значения
Рис. 17.2. Зависимость процесса распространения теплоты от мгновенного
точечного источника в полубесконечном толе:
а — от количества введенной теплоты Q; б — от расстояния R др точки О; в — от теп-
лоемкости материала ср
температур в различных точках остаются теми же самыми, но
продолжительность времени с момента введения теплоты до по-
лучения максимальной температуры сокращается во столько раз,
во сколько раз повышается теплопроводности материала Ука-
занная закономерность обнаруживается, если преобразовать
уравнение (17.1), приняв
2Q |/ ср
(4-U)3'2
(17.2)
Коэффициент л входит как сомножитель времени t. Поэтому
с увеличением 7» картина распределения температур в теле ос-
тается подобной, но процесс изменения температур ускоряется.
Иными словами, если произвести киносъемку изменения полей
температур, а затем изображение показать с повышенной скоро-
стью, то наблюдаемая картина будет соответствовать процессу
изменения температур в теле с большей теплопроводностью.
Теплоемкость металла ср при постоянной теплопроводности
2, оказывает более сложное влияние на процесс распространения
405
теплоты в полубесконечном теле. Изменение теплоемкости мож-
но представить, как одновременное действие двух процессов:
изменения количества введенной теплоты и изменения скорости
распространения теплоты. Запишем уравнение (17.1) иначе:
(17.3)
Увеличение теплоемкости ср при const равносильно одно-
временному уменьшению Q и 1. Температура точек тела умень-
шается при одновременном замедлении процесса распростране-
ния теплоты. На рис. 17.2, в представлены для сравнения терми-
ческие циклы в одной и той же точке тела при разных ср.
При распространении теплоты от мгновенного линейного ис-
точника в пластине, плоскости которой не пропускают теплоты,
температура в каждой точке будет одинаковой по толщине плас-
тины. Влияние Q, и ср на процесс распространения теплоты и
на распределение температур будет такое же, как и в случае
мгновенного точечного источника теплоты в полубесконечном
теле.
Изменение температуры во времени качественно протекает
так же, как и в полубесконечном теле, т. е. температура отдель-
ных точек пластины вначале повышается, достигает максимума,
а затем уменьшается. Более удаленные точки нагреваются до
меньших максимальных температур. Однако распространение
теплоты в пластине происходит более стесненно, чем в полубес-
конечном теле. В то время как в полубесконечном теле теплота
распространяется в направлении трех координатных осей х, у, г,
в пластине теплота распространяется только в двух направле-
ниях — х и у. Это приводит к тому, что процесс изменения темпе-
ратуры во времени происходит в пластине медленнее.
Теплоотдача через поверхности пластины оказывает более
заметное влияние на поле температур, чем это имеет место в
полубесконечном теле. При расчетах температур в пластинах в
ряде случаев, в особенности если пластины тонкие, необходимо
учитывать теплоотдачу в окружающую среду. Процесс распрост-
ранения теплоты в пластине с поверхностной теплоотдачей выра-
жается уравнением (16.35), в которое введен сомножитель e~bt
(см. § 16.2):
Q/8
со (4~at)
(17.4)
Уравнение (17.4) содержит множитель e~bt, который учиты-
вает теплоотдачу в окружающее пространство, но не отражает
406
того факта, что теплота отдается с поверхности пластины и тем-
пература по ее толщине неравномерна, В тонких пластинах,
несмотря на значительную теплоотдачу, неравномерность рас-
пределения температуры по их толщине незначительна и ею
можно пренебрегать. В некоторых случаях неравномерность
температуры по толщине пластин может достигать нескольких
десятков градусов (§ 18.9). Чем продолжительнее процесс рас-
пространения теплоты, тем большее значение имеет теплоотдача
в изменении температуры пластины.
Теплота от мгновенного плоского источника в стержне рас-
пространяется в основном в направлении вдоль стержня. Если
пренебрегать теплоотдачей боковых поверхностей, то температу-
ру по поперечному сечению стержня можно считать равномерной,
а процесс распространения теплоты—линейным, В случае за-
метной теплоотдачи с поверхности температура по поперечному
сечению стержня будет неравномерной. Учет теплоотдачи произ-
водится путем введения в уравнение (16.36) сомножителя e~bi,
который отражает лишь понижение средней температуры в сече-
нии, но не выражает неравномерности температуры по толщине
стержня:
X2
Г=------OIL----(17.5)
ср (4та/)^2
Здесь b по аналогии с пластиной является коэффициентом
температуроотдачи для стержня:
ь=^.
СрР
%
где р — периметр поперечного сечения стержня, см.
Тепловой поток в воздух в единицу времени с единицы стерж-
ня <?= —арТ. Тепловой поток в стержне еще более стеснен по
сравнению с пластиной и массивным телом, поэтому процесс из-
менения температуры во времени происходит еще медленнее, чем
в пластине.
Непрерывно действующие неподвижные источники теплоты.
Процесс нагрева тела непрерывно действующим неподвижным
источником теплоты можно представить как серию действующих
друг за другом мгновенных источников теплоты. Используя прин-
цип наложения, можно найти распределение температур в слу-
чае непрерывно действующего источника теплоты путем интег-
рирования температурных полей от отдельных источников.
Точечный источник теплоты на поверхности
п о л у б е с к о н е ч и о г о тела. Предположим, что мгновенный
точечный источник теплоты мощностью q действовал в течение
бесконечно малого отрезка времени dt и с тех пор прошло время
407
t. Тогда температура точек тела па основании уравнения (17.1)
*2qdt t
dl =---------------е . (17.6]
гр(4™/)3'2 1 }
Если источник теплоты не прекращал своего действия в те-
чение времени /, то температура определится путем интегриро-
вания выражения (17.6) в пределах от 0 до t:
Вводим замену
где
—- — и- и интегрируем
(17.7)
(17.8)
Из выражения (17.8) следует, что при /=const температура
убывает с увеличением расстояния R несколько быстрее, чем
-—.таккак выражение в скобках также уменьшается с ростом/?.
На рис. 17.3, а показано нарастание температуры отдельных
точек во времени. В точках, расположенных ближе к источнику
теплоты, предельная температура достигается быстрее.
Пример 3. Па поверхности массивного тела из малоуглеродистой стали
горит неподвижная дуга, которая может быть принята в качестве точечного
непрерывно действующего неподвижного источника теплоты. Определить
температуру в точке на расстояния /?=1,5 см спустя 20 сек после начала
нагрева при £/=30 в\ /=200 а; ч=0,7. По хабл. 16.1 находим значения тепло-
«Ьизичсскпх коэффициентов:
а — 0,4 д ж/см - сек<град} а — 0,08 см^/сек.
Определяем эффективную мощность
q = 7)/// = 0,7.30-200 4200 дж/сек.
Температуру определяем по формуле (17.8)
/ 7? \ / 15 \
Ф —= ФI —- ’ ) = Ф (0,59) = 0,596;
\ I 4at / \ |/4-0,08.20 /
_ 4200
г “гммйЛлО-wc-
408
Линейный источник теплоты в пластине.
Рассмотрим случай лилейного источника теплоты в пластине без
теплоотдачи. Аналогично точечному источнику теплоты, из урав-
нения (17.4) находим приращение температуры:
___га
qclt Act
оср (4ка/)
(17.9)
Рис. 17.3. Изменение температуры во време-
ни при действии неподвижного источника
теплоты; О'=25 в; /=100 а; т]=0,6; Х=
=0,38 дж/см-сек-град; ср=4,8 дж/см3-град
в точках на расстояниях 0,7 см7 1 см
и 1,5 см от источника:
а — точечный источник теплоты в цолубесконеч-
ном теле; б — линейный источник теплоты в беско-
нечной пластине 6=1,2 ел*; а — плоский источник
теплоты в бесконечном стержне F=8 см-
409
Интегрируем от 0 до t и вводим замену 2=----
4at
оо
4аГ
(17.10)
где Ei— интегральная показательная функция.
Изменение температуры во времени показано на рис. 17.3, б.
В отличие от точечного источника теплоты в полубесконечном
теле, где температуры отдельных точек стремятся к определен-
ным значениям, в пластине температуры точек возрастают бес-
предельно. Непрерывное нарастание температуры объясняется
тем, что в пластине тепловой поток стеснен и теплота не успевает
перетекать в более холодные зоны. При наличии теплоотдачи с
поверхностей пластины (§ 16.2) температуры точек стремятся к
определенным конечным значениям.
Пример 4. Пластина из малоуглеродистой стали 6=0,5 см нагревается
неподвижной дугой мощностью ^=4000 дж!сек. Определить время, необходи-
мое для нагрева до 800° С пятна диаметром 2 см. Теплофизические коэффи-
циенты находим из табл. 16.1: 1=0,4 дж!см-сек-град\ см?/сек.
Используем формулу (17.10)
7*4лХс
800.4-3,14.0,4*0,5
4000
= —0,502.
По таблицам для интегральной показательной функции находим, что зна-
г2
чение аргумента — — = —0,55;
4at
Г?-____________________12
•1а*0,55 “”4*0,08-0,55
6 сек.
Плоский источник теплоты в стержне. Рас-
смотрим случай нагрева плоским источником теплоты полубес-
конечного стержня без теплоотдачи. Поступая аналогично пре-
дыдущим случаям, из выражения (17.5) с учетом 6=0 находим
приращение температуры:
dT=-----------------е~^. (17.11)
Feo (4тга/)1/2
Интегрируя от 0 до t и вводя замены, находим *
* См. [3] интеграл № 3. 461.5.
410
Так же как и в случае линейного источника теплоты, тем-
пература точек стержня беспредельно возрастает с ростом i
(рис. 17.3, в). Нагрев тел неподвижными источниками теплоты,
действующими бесконечно длительное время, рассмотрен в § 17.2.
Неподвижный непрерывно действующий ис-
точник теплоты переменной мощности. Опреде-
ление температуры точек тела при действии источника теплоты
переменной мощности принципиально ничем не отличаете^ от
Рис. 17.4. Начальное распределение температуры
То в стержне на участке 21
ранее рассмотренных случаев с источниками теплоты постоянной
мощности. Если мощность источника теплоты изменяется во вре-
мени, т. е. q=q(t), то необходимо взамен постоянной величины
q в уравнениях (17.6), (17.9) и (17.11) подставить функцию #(/),
а затем провести интегрирование. Разумеется, при этом может
оказаться, что интегралы взять невозможно. В таких случаях их
определение следует производить численно, составляя таблицы
или программу для цифровой вычислительной машины.
Выравнивание температур. Определение температуры точек
тела в процессе выравнивания, когда источник теплоты прекра-
тил свое действие, может производиться двояко.
Во-первых, начальное распределение температуры 70 можно
рассматривать как некоторую температуру, возникшую вследст-
вие выделения теплоты мгновенными элеменгарными источника-
ми теплоты в момент времени / = 0. Зная закон распределения
температуры от отдельного мгновенного источника теплоты,
можно путем интегрирования по объему тела определить темпе-
ратуру от суммарного действия всех элементарных источников,
т. е. описать процесс выравнивания температуры. Рассмотрим в
качестве примера выравнивание температуры в бесконечном
стержне сечением 7, который при /=0 был нагрет до 2% на уча-
стке длиной 2/; остальная часть стержня находилась при 7=0
411
(рис. 17.4). Выделим некоторый элементарный слой толщиной
dx', в котором при Z = 0 содержится количество теплоты dQ —
— cpT^Fdx'. Будем его рассматривать как мгновенный плоский
источник теплоты. Данный элементарный источник теплоты на-
ходится от рассматриваемой точки Л на расстоянии х — х\ Сле-
довательно, приращение температуры в точке Д через время t
от данного источника теплоты составит
Рис. 17.5. Процесс выравнивания температуры в неограниченном
стержне, участок которого 2Z=2 см нагрет при t-О до Т=1000°С;
а=0,1 см*!сек'.
а — распределение температуры в различные моменты времени: б — кри-
вые изменения температуры; 6 — стержень [1]
Полная температура в точке Д от всех элементарных источни-
ков определится путем интегрирования па участке от -—I до + /
Процесс выравнивания температуры, описываемый уравнени-
ем (17.14), представлен па рис. 17.5.
Второй прием, с помощью которого можно рассчитать процесс
выравнивания, основан на использовании фиктивных источников
теплоты и стоков теплоты. Его целесообразно применять в тех
случаях, когда известен закон действия источника теплоты
412
вплоть до начала процесса выравнивания. Например, известно,
что на поверхности полубесконечного тела в течение времени
/о действовал точечный неподвижный источник теплоты постоян-
ной мощности q (рис. 17.6).
Искусственно можно представить, что после прекращения
действия источника теплоты q продолжают действовать одновре-
менно в одной и той же точке фиктивный источник теплоты
и фиктивный сток теплоты — q. Под
стоком теплоты будем понимать та-
кой источник теплоты, действие ко-
торого вызывает отрицательную тем-
пературу. Фиктивный источник теп-
лоты и фиктивный сток теплоты
будут взаимно уничтожаться, т. е.
будет соблюдаться условие о пре-
кращении существования действи-
О
Фиктивный
источник
теплоты
t
Фиктивный
сток
теплоты
Рис. 17.6. Схема действия
фиктивного источника и фик-
тивного сгока теплоты для
определения выравнивания
температуры
тельного источника теплоты, начи-
ная с момента времени / = /0- Темпе-
ратура в период выравнивания опре-
делится, как разность температур
источника Ги и стока Гс теплоты.
Используя выражение (17.8), нахо-
дим
(17.15)
где t — время от начала действия источника теплоты до рас-
сматриваемого момента времени;
/о — продолжительность действия источника теплоты.
Аналогично можно определить выравнивание температур
после окончания действия линейного или плоского неподвижно-
го источника теплоты.
Пример 5. Для условия примера 3 данного параграфа определить тем-
пературу точки 7?=L5 сл/, спустя 25 сек после прекращения горения дуги.
Время нагрева £о=2О сек.
Используем формулу (17.15). Полное время £=43 сек
_____4200
2.3,14-0,4-1,5
= 1115 [Ф (0,53) —Ф (0,4)J =111 5(0,5465 — 0,4284)=132°С.
413
§ 17.2. Подвижные сосредоточенные источники
теплоты постоянной мощности
Для определения уравнений, описывающих процесс
распространения теплоты от движущихся непрерывно действую-
щих источников, используют принцип наложения. С этой целью
весь период действия источника теплоты разбивают па бесконеч-
но малые отрезки времени dt. Действие источника теплоты в те-
чение бесконечно малого отрезка времени dt представляют, как
Рис. 17.7. Схема движения непрерывно действующего источника мощностью qr
перемещающегося со скоростью и:
поточечный на поверхности полубесконечного тела; б— линейный в бесконечной пла-
стине; в — плоский в бесконечном стержне
действие мгновенного источника теплоты. Суммируя процессы
распространения теплоты от действующих друг за другом в раз-
ных местах тела мгновенных источников теплоты, получают урав-
нение температурного поля при непрерывном действии подвиж-
ного источника теплоты.
Подвижный точечный источник теплоты на поверхности полу-
бесконечного тела. Точечный источник теплоты постоянной мощ-
ности q движется с постоянной скоростью г прямолинейно из
точки О0 в направлении оси х (рис. 17.7, а). Допустим, что с
момента движения источника прошло время tu и он находится в
точке О. Вместе с источником теплоты перемещается подвижная
система координат, начало которой совпадает с местоположением
источника теплоты, т. е. с точкой О. Требуется определить тем-
пературу точки А (х, у, z).
Для этого запишем приращение температуры в точке А от
мгновенного точечного источника теплоты, который действовал в
414
течение времени dt в точке О'. С момента выделения теплоты
в точке О' прошло время t. Используем уравнение (17.1), пола-
гая Q^qdt, а расстояние О'А — (x+v/)2+y2+22:
ат=—W£—
со (4тса/)3/2
U+rt)a+y*-t-g*
е ™
(17.16)
Суммируем приращения температуры от всех элементарных
источников теплоты на линии ОО0. Время распространения теп-
лоты от мгновенного источника в точке О равно нулю, а от мгно-
венного источника в точке Оо равно /н- Поэтому интеграл берем
в пределах от 0 до
(Л4 t’/p-hv*-!
4а t
(17.17)
После преобразования получим:
vt гн
rp__2-Q & 2a C & 4a 4at dt
CO (4т:д)^2 J f3^2
(17.18)
где R2=x2+y2+z~ (рис. 17.7, a).
Уравнение (17.18) выражает температурное поле в полубес-
конечном теле в стадии теплонасыщепия, т. е. когда температура
отдельных точек непрерывно повышается. Численное определе-
ние температуры в стадии теплонасыщепия производится по но-
мограмме, приведенной в § 17.3. После продолжительного дейст-
вия источника теплоты достигается так называемое предельное
состояние, когда температура точек в подвижной системе коор-
динат перестает изменяться во времени. Такое состояние дости-
гается при —>оо и называется квазистацйЬнарным.
В этом случае уравнение (17.18) интегрируется после подста-
новки-----=и2 и принимает вид *
4at
т = 1 ~~^(R+X)
пр 2тгХХ?
(17.19)
Температурное поле предельного состояния симметрично от-
носительно оси Ох (рис. 17.8). Изотермы на поверхности хО//
представляют собой овальные кривые, которые сгущены впереди
источника теплоты и раздвинуты позади него (рис. 17.8, а). Изо-
термические поверхности как бы образованы вращением изотерм
относительно оси Ох. Смещенность изотерм относительно друг
друга и их вытянутость зависят от сложного параметра —. В оо-
* См. [3] интеграл № 3.325.
415
ласти малых значений
vR
оолыпих значениях —
2а
vR
2а
изотермы близки к окружностям, при
они вытянуты вдоль оси Ох.
Рис. 17.8. Температурное поле предельного состояния при движении точеч-
ного источника теплоты по поверхности полубесконсчного тела [8]:
7=4000 дж!сек\ г=0,1 см!сек\ а=0,1 см*/сек; Л=0,4 дж/см-сек-град-.
а — изотермы на поверхности xOyt б — изотермы в поперечной плоскости хОг, прохо-
дящей через центр источника теплоты; в — распределение температуры по прямым,
параллельным оси X и расположенным на поверхности массивного тела; г — распреде-
ление температуры по прямым, параллельным оси у и лежащим в поперечной плоско-
сти xOz; д — схема расположения координатных осей
Распределение температуры по поверхности массивного тела
на расстоянии у, равном 1, 2, 3 см, представлено соответственно
кривыми 2, 3 на рис. 17.8, 6. Температура точек при прибли-
416
женин источника теплоты резко возрастает, достигает максиму-
ма, а затем убывает. Снижение температуры происходит с мень-
шей скоростью, чем ее подъем. Максимум температуры в точках,
находящихся пе па оси Ох, достигается после прохождения ис-
точником теплоты плоскости, параллельной yOz, в которой нахо-
дится рассматриваемая точка. В более удаленных от оси Ох точ-
ках максимальная температура достигается позже и имеет
меньшее численное значение по сравнению с точками, располо-
женными ближе к оси Ох. Пунктирной линией на рис. 17.8, а
соединены точки с максимальной температурой на плоскости
хОу. Поверхность раздела областей нагрева и остывания полу-
чается путем вращения пунктирной кривой относительно оси Ох.
Область впереди пунктирной кривой нагревается, позади пунк-
тирной кривой — остывает.
Неподвижный источник т е п л о т ы. Если в уравне-
нии (17.19) ъ' = 0, то будем иметь случай стационарного темпера-
турного поля в полубесконечном теле
. = Я
™ 2л/Л? ’
(17.20)
Температура в направлении от источника теплоты убывает
обратно пропорционально 7?, т. с. по закону гиперболы. Темпера-
тура на данном расстоянии 7? прямо пропорциональна мощности
источника теплоты q и обратно пропорциональна коэффициенту
теплопроводности к. Распределение температуры не зависит от
теплоемкости материала ср.
Пример 6. По поверхности массивного тела движется точечный источник
теплоты мощностью 6000 дж!сек. Определить расстояние от источника теплоты
до конца изотермы 700° С. Коэффициент теплопроводности металла
Z=0,4 дж;ем • сек • град.
Используем формулу (17.19). Так как позади источника теплоты по оси
/?= —х, то
откуда
q 6000
/? =--------==----------------— 3 4 г w
2.тХГср 2-3.14-0,4-700 * ' ’
Подвижный линейный источник теплоты в бесконечной плас-
тине. Линейный источник теплоты мощностью q с равномерным
распределением ее по толщине пластины движется с постоянной
скоростью и (см, рис. 17.7, б). Граничные плоскости z=0 и 2=6
отдают теплоту в окружающую среду, температура которой при-
нимается равной нулю. Коэффициент теплоотдачи а.
Уравнение, описывающее температурное поле в пластине, по-
лучим аналогично случаю точечного источника теплоты. Прира-
14—689 417
щение температуры в точке А от мгновенного линейного источ-
ника теплоты, который действовал в точке 0х, составит в соответ-
ствии с уравнением (17.4)
, _ Ц-» gQ*-bJ8_
йГ=—----------е 4at \ (17.21)
Интегрируем от 0 до и преобразуем
о
где
Уравнение (17.22) выражает температурное поле в пластине
в стадии тсплоиасыщения. Предельное квазистацнонарное со-
стояние достигается при —>о°- В этом случае уравнение
(17.24) интегрируется* и принимает вид
VX
(17.23)
где Ко — функция Бесселя 1-го рода нулевого порядка;
2а
Ь = ~^Ь (см. § 16.2 и § 17.1).
Предельное состояние. При нагреве пластины линей-
ным источником теплоты распределение температуры по ее тол-
щине согласно уравнению (17.23) равномерно. Следует однако
иметь в виду, что в действительности из-за наличия теплоотдачи
с поверхности пластины всегда наблюдается некоторая неравно-
мерность распределения температуры по ее толщине. Эта не-
равномерность будет тем значительнее, чем больше величина
4&2 rz
— . Кроме того, при расчете температуры с учетом теплоотдачи
коэффициент теплоотдачи а принимался не зависящим от темпе-
ратуры и имел некоторое среднее значение. Фактически это озна-
чает, что в области высоких температур теплоотдача на самом
деле будет происходить интенсивнее, а в области низких темпе-
ратур слабее, чем это получается из расчета.
Картины распределения температуры в пластине (рис. 17.9)
и в плоскости хОу массивного тела (см. рис. 17.8) качественно
имеют много общего. Отличие заключается в том, что изотермы
в пластине еще более вытянуты, чем в полубесконечном теле.
Степень вытянутости изотерм зависит не только от условий свар-
ки и теплофизических свойств материала, по и от теплоотдачи в
воздух.
* См. [3]№ 3.471.9.
418
Неподвижный источник. Если в уравнении (17.23)
принять и = 0, то получим уравнение стационарного температур-
ного поля в пластине:
(17.24)
Рис. 17.9. Температурное поле предельного состояния при движении линей-
ного источника теплоты в бесконечной пластине [8]:
£,=4000 дж/сек; и=0,1 см/сек; 6=1 ом; а=0,1 см*{сек\ Л=0,4 дж[см • сек • град;
Ь=2,8-10~3 Нсек; а — изотермы на поверхности пластины, пунктирная кривая — точки
с максимальными температурами; б — распределение температуры в сечениях, парал-
лельных оси х; в—распределение температуры в сечениях, параллельных оси ь; г —
схема координатных осей
Температурное поле является осесимметричным. В отличие от
полубесконечного тела, где стационарное состояние достигается
благодаря значительному теплоотводу в трех направлениях, ста-
ционарное состояние в пластине возможно лишь при наличии
теплоотдачи в окружающее пространство. Если теплоотдача от-
сутствует, т. е. b—*0, температура Г11Р возрастает беспредельно,
т/6г2 /т/Ьг2\
так как при у функцияМ у стремится к беско-
м* 419
вечности. Распределение температуры при стационарном процес-
се в пластине зависит нс только от мощности и коэффициента
теплопроводности Z, по и от коэффициента теплоотдачи а и тол-
щины пластины б.
Пример 7. Построить график изменения температуры в пластине на участ-
ке от х=2 см до х— —8 у=2 см при нагреве ее подвижным линейным
источником теплоты, когда достигнуто предельное квазистационарное состоя-
ние; <7~4U00 дж/сек; v=0,1 см/сек; 6—1 сад; «=0,085 см2/сек; Х=»
=0,42 дж/см - сек град; ср=4,9 дж/см2 - град.
Коэффициент теплоотдачи а находим по графику на рис. 17.6 для
Т= 600° С, а= б • 10-3 дж/см2 сек • град.
Температуру определяем для точек х=2; 0; —2; —4; —б; —8 см по фор-
муле (17.23). Для удобства вычислений результаты вносим в таблицу в сле-
дующей последовательности:
Таблица 17.1
Данные для расчета температуры
X, см г, см vx 2«. t'.V 2« е и == 1 / р- b =г 1. — +— Г 4as а Л'о («) Г, °C
2 2,83 — 1.18 0,307 1,73 0,1593 74
0 9 0 1 1,22 0,310 470
—2 2,83 + 1,18 3,25 1,73 0,1593 785
— 4 4 47 4-2,36 10,59 2,73 0,0476 763
—6 6,32 +3.51 34,46 3,87 0,0129 673
—8 8,23 +4,72 112,2 5,03 0,00357 607
Перед вычислением определяем необходимые коэффициенты:
2-6-Ю-з
= 2,45-10-3 \]сек-,
4«2
0,12
4-0,0852
2,45-Ю-з
0,085
2а
4000
Г = р X2 +
b
а
= 0,612 \/см;
= - 0,59 1/<
2-0.085
Радиус
420
При больших значениях аргумента ц — г 1 I -
У 4д2
51ия К0(и) можно производить по асимптотической формуле
10 вычисле-
4я2 а
Л
2и
1 —
/<о(«) ~ е~“
Подвижный плоский источник теплоты в бесконечном стерж-
не. Плоский источник теплоты постоянной мощности q равномер-
но распределен по поперечному сечению стержня F и переме-
щается с постоянной скоростью v в направлении вдоль стержня
(см. рис. 17.7, в). Боковая поверхность отдает теплоту в окру-
жающую среду при постоянном коэффициенте теплоотдачи а.
Приращение температуры в точке А от мгновенного плоского
источника, которым действовал в точке О't секунд назад, со-
ставит
(x+vty
qdt& 4 а t
F'cp (Anatyi2
(17.25)
Начало координат движется вместе с источником теплоты и
находится в точке О.
Интегрируем приращения температуры от всех мгновенных
источников теплоты в пределах от 0 до 1К:
Уравнение (17.26) описывает температурное поле в пластине
в стадии теилонасыщения. Предельное квазистационарное со-
стояние достигается при —*~со. В этсТм случае уравнение
(17.26) после .введения замены t — u2 и интегрирования* прини-
мает вид:

> (17.27)

-де
1 W / К IX
=--------— (см. § 17.1).
epF
Предельное состояние. При нагреве стержня плоским
источником теплоты распределение температуры по поперечному
сечению стержня согласно уравнению (17.27) равномерно. В дей-
ствительности из-за теплоотдачи с поверхности стержня всегда
См. [3] интеграл № 3.325.
421
будет наблюдаться некоторая неравномерность распределения
температуры по его поперечному сечению.
Распре деление температуры вдоль стержня будет характера-
зоваться быстрым нарастанием температуры впереди источника
теплоты и весьма плавным спадом температуры позади источни-
ка (рис. 17.10). Если
= 0 , т. е. теплоотдача отсутствует, то
и2.
температура позади источника теплоты будет оставаться посто-
янной.
Рис. 17.10. Распределение температуры по длине
-стержня при движении плоского непрерывно дей-
ствующего источника теплоты и различных значе-
4&а
ниях — —0,05; 0,1; 0,15
V2
Неподвижный
источник. Если в уравнении (17.27)
и = 0, то получим уравнение стационарного температурного поля
в стержне:
(17.28)
Стационарное состояние в стержне возможно лишь при нали-
чии теплоотдачи в окружающую среду. Распределение темпера-
туры при стационарном процессе в стержне зависит от л, by F и р.
§ 17.3. Периоды теплонасыщения и выравнивания
температур при нагреве тел подвижными
источниками теплоты
Период теплонасыщения. В предыдущем параграфе
были рассмотрены три основных случая нагрева тел подвижными
источниками теплоты — точечным, линейным и плоским. Там же
были приведены формулы для определения температур, когда
температурное поле не является установившимся.
422
Интегралы в уравнениях (17.18), (17.22) и (17.26) неберущие-
ся, поэтому температуру в стадии теплонасыщения удобнее вы-
числять по номограммам.
Представим температуру Т в периоде теплонасыщения как
произведение температуры в предельном состоянии Гпр на коэф-
фициент теплонасыщения ф:
Т----фТ'цр.
(17.29)
Коэффициенты теплонасыщения для трех основных схем на-
грева при сварке представлены на рис. 17.11 в зависимости от
безразмерных критериев времени т и безразмерных расстояний
о г источника теплоты до рассматриваемой точки р. Коэффициен-
ты возрастают от нуля до единицы.
Номограмма для определения ф3 (рис. 17.11, а) в случае
точечного источника теплоты построена в зависимости от кри-
териев
vR v4a
р3 = —- и тз = ——; (17.30)
2а 4а
номограмма для определения ф2 (рис. 17.11, б) в случае линейно-
го источника теплоты построена в зависимости от
(17.31)
номограмма для определения фд (рис. 17.11, в) в случае плоского
источника теплоты построена в зависимости от
(17.32)
Предельная температура 7Пр находится в подвижных коорди-
натах, начало которых совпадает с источником теплоты, и вы-
числяется по формулам (17.19), (17.23), (17.27). Из рассмотре-
ния характера кривых на номограммах (см. рис. 17.11) следует,
что чем ближе расположена к источнику теплоты, рассматривае-
мая точка тела, тем раньше и тем быстрее возрастает темпера-
тура в пей. В зоне, расположенной ближе к источнику теплоты,
период теплонасыщения заканчивается раньше, чем в удаленных
зонах.
На продолжительность периода теплонасыщения существен-
но влияют скорость движения источника теплоты V. Чем быстрее
движется источник, тем больше коэффициент теплонасыщения
(рис. 17.12, а).
Чем более стеснен поток теплоты тем медленнее идет процесс
теплонасыщения. Поэтому при прочих равных условиях процесс
423
Рис. 17.11. Номограммы для определения коэффициента тепло-
насыщения:
а — для точечного источника в полубесконечном теле; б — для ли-
нейного источника в бесконечной пластине; в — для плоского источника
в бесконечном стержне 18]
теплопасыщения в стержне заканчивается позже, чем в пластине»
а в пластине — позже, чем в массивном теле.
Период выравнивания температуры. После прекращения дей-
ствия источника теплоты наступает период выравнивания тем-
ператур. Теплота, введенная ранее, продолжает распространять-
ся в теле и отдаваться в окружающую среду.
Определение температуры в период выравнивания можно
производить путем использований фиктивного источника тепло-
рис. 17.12. Процесс теплонасыщепия и выравнивания температуры
тела от действия подвижных источников теплоты;
а — зависимость коэффициента теплопасыщения ф3 от скорости движения
точечного источника теплоты; 6 — схема действия фиктивного источника
теплоты и фиктивного стока в пластине в период выравнивания темпера-
тур
ты и стока теплоты аналогично случаю, рассмотренному выше, в
§ 17.1. Рассмотрим случай, когда источник теплоты в точке Ок
прекратил движение и перестал действовать (рис. 17.12, б). Бу-
дем однако предполагать, что фиктивный источник теплоты той
же мощности продолжает свое движение с той же скоростью v.
Вместе с ним движется фиктивный сток теплоты такой же мощ-
ности, как источник. Очевидно, что источник и сток теплоты бу-
дут взаимно уничтожаться. Формальное введение фиктивных
источника и стока теплоты необходимо лишь для удобства чис-
ленного определения температуры в период ее выравнивания.
Допустим, что спустя время после прекращения действия ис-
точника теплоты, требуется определить температуру в неподвиж-
ной точке пластины Л(х, у), координаты которой записаны в
подвижной системе координат. За время 1$ начало подвижной
системы координат переместится в точку О. Температура точки А
определится как разность двух температур: температуры от ис-
точника теплоты Ги, который действовал в течение времени /,
продвигаясь из точки О0 в точку О, и температуры от стока теп-
425
лоты Тс, который действовал в течение времени /ф па участке
ОКО:
Га = Ги-Гс. (17.33)
Обе температуры Ги и Тс в уравнении (17.33) можно выра-
зить по уравнению (17.29) через температуру предельного со-
стояния и соответствующие коэффициенты теилонасыщения:
Тл --- ^прф2(0 ^прф2(^ф9-- •^пр[Ф2(0 —(17.31)
Предельную температуру и коэффициенты теплопасыщсния
находят по соответствующим формулам и номограммам. Коор-
динаты точки А берут обязательно в подвижной системе коорди-
нат, которая продолжает перемещаться со скоростью с».
Если источник теплоты действовал долго и /к велико, т. с. к
моменту прекращения нагрева было достигнуто предельное со-
стояние, то, следовательно, /=/к4-£ф также велико и
Тогда
Та=Тпр[1 ф2 (^ф)]* (1/.35)
Последний случай соответствует периоду выравнивания тем-
ператур после достижения предельного состояния. Пример был
иллюстрирован определением температуры в точке /1, принадле-
жащей пластине. Аналогично вычисляют температуры для точек
массивного тела и стержня; при этом фз и фь а также ТЩ} берут
по формулам (17.19) и (17.27).
Пример 8. На поверхность массивного тела из стали, начиная от точки Ov
(рис. 17.12. б), наплавляют валик длиной 50 лш. Режим наплавки:
эффективная мощность #=6000 дж)сек, скорость v=0,1 см!сек. Теплофизиче-
ские коэффициенты согласно табл. 1 принимаем а=0,083 см2! сек.
К ~ 0,4 дж)см • сек - град.
Определить температуру точки О о в момент окончания наплавки и спустя
30 сек после окончания наплавки.
Для расчета принимаем схему точечного источника теплоты, перемещаю-
щегося по оси Ох на поверхности полубескопечного тела.
Расчет температуры в периоде теплой асыщения в мо-
мент окончания сварки. Мгновенные координаты точки Oq в момент, когда
источник теплоты находится в точке Ок (рис. 17.12, б), будут х=—5 с.и; #=0;
г=0; R=5 см. Время действия источника теплоты
х 5
t = — — — — —• = 50 сек.
v 0,1
Безразмерные критерии расстояния и времени, от которых зависит коэффи-
циент теплопасыщсния ф3, находят по формулам (17.30)
vR 0,1-5 0,12.50
2а ~ 2-0,083 ~ 4а = 4-0,083 = ’
По этим данным из графика, изображенного на рис. 17.11, а, находим
4з=о,б.
Температуру предельного состояния точки Оо, которая имеет мгновенные
координаты х= —5 сл; /?=5 см, когца источник теплоты находится в О|(,
426
определяем по уравнению (17.19):
6000
Гп? 2-3,14-0,4-5
= 478° С.
Температуру точки в момент окончания наплавки находим по форму
(17.29)
ле
т = feTn? = 0,6-478 = 287" С.
Расчет температуры в периоде выравнивания. Через
30 сек после окончания сварки фиктивные источник и сток теплоты будут
находиться в точке О (рис. 17.12, б). Отрезок будет равен п/ф=0,1 • 30=
=3 см. Мгновенные координаты точки О0 относительно точки О будут
х— —8 см; £/=0; z=0; /? = 8 см.
Длительность действия источника теплоты действительного и фиктивного
составит
t = 50 + 30 з= 80 сек.
Безразмерные критерии расстояния и времени для источника теплоты
будут (17.30)
0-1-8 _ 0.12-80,__24
?3 2а 2-0,083 ’ ’ "3 4а 4-0,083
По этим данным из графика, изображенного на рис. 17.11, а, находим
фзи=0,59. Длительность действия фиктивного стока теплоты равна 30 сек.
Безразмерные критерии расстояния и времени для стока теплоты будут:
rft 0,12,30
р3 —4,82; т3_ = 4 0 083
= 0,903.
По этим данным находим
fee = 0,03.
Предельную температуру точки О0 находим по формуле (17.19):
^пр —
6000
2-3,14-0,4-8
= 298° С*
Температуру точки О0, спустя 30 сек после окончания наплавки, находим
по уравнению (17.34):
T = Ttp(feH-fee) = 298(0,59 — 0,03)= 167° С.
Пример 9. Для условия примера 8 определить температуру в точке О1:
(рис. 17.12, б), спустя 25 сек после прекращения процесса наплавки, который
достиг предельного состояния. Точка является местом окончания процесса
наплавки.
Мгновенные координаты точки относительно точки О будут:
х =— v/ф —— 0,1*25 = — 2,5слг; у ~ 0; z — 0; /? = 2,5с.«.
Безразмерные критерии расстояния и времени для фиктивного стока теп-
лоты будут
vR 0,1-2,5 0,12.25
рч =-----=----------= 1,о; то=---------=--------= и, /о.
кз 2а 2-0,083 3 4а 4-0,083
По этим данным из графика на рис. 17.11, а находим
fee = 0,66.
427
Предельную температуру точки Ок находим по уравнению (17.9):
6000
^Пр-- О Q 1 4 А Л О ~ ~ 955° С,
2-3,14-0,4-2,о
Температуру точки Ок, спустя 25 сек после окончания процесса наплавки,
находим по формуле (17.35):
Т = 7пр (1 — бзс) -= 955 (1 —0,66) = 324° С.
§ 17.4. Мощные быстродвижущиеся источники
теплоты
В сварочной технике вес чаще применяются мощные
источники теплоты, осуществляющие сварку с весьма большими
скоростями. В предельном случае, когда q и v стремятся к беско-
нечности, в то время как отношение q/v сохраняет некоторое ко-
нечное значение, распространение теплоты в массивном теле и
пластине приобретает особенности, позволяющие значительно
упростить расчетные схемы.
Точечный источник теплоты. Упростим уравнение предельно-
го состояния (17.19), налагая условия
q
q-^oo, о->оо, — = qn — const, (17.36)
v
где qn— погонная энергия, дж/см.
Очевидно, что уравнение (17.19) для области позади источ-
ника теплоты, где х<0, можно преобразовать с учетом /? =
= 1/Лх2+ y2+z2 и х= —vt к следующему виду
где t — время, отсчитываемое от момента, когда источник тепло-
ты пересек перпендикулярную к оси Ох плоскость /, в
которой расположена рассматриваемая точка (рис.
17.13, а).
гр __ V 2 -J-
1 ак как при v—^оо величина ------мала по сравнению с г, то
1>2
(17.38)
После преобразований, пренебрегая бесконечно
чиной, находим
у®4гэ
_ z>
малой вели-
(17.39)
428
Уравнение (17.39), не содержащее координаты х, указывает
на то, что тепловые потоки в направлении, параллельном оси
Ох, вдоль которой движется источник теплоты, ничтожно малы
по сравнению с тепловыми потоками в перпендикулярном па-
дТ
правлении, так как— =0. Это справедливо при v—^оо. Однако
дх
уравнение (17.39) может использоваться для технических рас-
Рис. 17.13. Схема выделения плоскостями I и Г зон рас-
пространения теплоты от мощного быстродвижущегося
источника:
а — точечный источник теплоты на поверхности пол убое конечного
тела; б — линейный источник в бесконечной пластине
четов, когда скорость v, хотя и не стремится к бесконечности, но
является достаточно большой. В этом случае применяют замену
V
Г‘7/
4 л.г
<7
(17.40)
Г2 = t/2 гг
(17-41)
Если из выражения (17.40) найти величину — , пропорцио-
дх%
нальную разности тепловых потоков, проходящих через плоско-
сти / и Г в направлении Ох, и записать ее в функции v и /, то
обнаружится, чго количество теплоты, поступающей в слой меж-
ду плоскостями I и Г при конкретном t сильно зависит от и.
Чем больше v, тем меньше влияние тепловых потоков вдоль оси
Ох на распределение температур в плоскости yOz.
Процесс распространения теплоты почти полностью зависит
от тепловых потоков в плоскости yOz. Такое физическое пред-
ставление о процессе распространения теплоты позволяет по-
429
лучить уравнение (17.39) другим, довольно наглядным способом.
Точечный источник теплоты, проходя через плоскость 1 (рис.
Г (1Х
17.13), выделяет на участке dx в течение времени — количество
dx
теплоты q — q— • Эта теплота распространяется в полуоеско-
v
нечном плоском слое 1'— I толщиной 6 = dx и, следовательно,
для описания процесса распространения теплоты можно исполь-
зовать уравнение (17.4) для бесконечной пластины с учетом
того, что слой Г — I представляет собой полубескопечную пла-
стину без теплоотдачи Ь = 0, а количество теплоты в этом случае
dx
равно 2Q. Подставляя величины 2Q = 2q — и б в уравнение
V
(17.4), получаем уравнение (17.39).
Для определения температуры точек, расположенных позади
источника теплоты, можно использовать уравнение (17.39) пли
(17.41). При использовании уравнения (17.39) необходимо иметь
в виду, что для каждой поперечной плоскости / полубссконсчпо-
го тела принимается свое время отсчитываемое с момента про-
хождения источника теплоты через рассматриваемую плоскость.
Распределение температуры, описываемое уравнением
(17.39), (рис. 17.14) в области остывания мало отличается от
распределения, описываемого уравнением (17.19), действитель-
ным при любой скорости перемещения источника теплоты. Не
следует пользоваться уравнением (17.39) в области малых зна-
чений /, соответствующих зоне выделения теплоты.
Линейный источник теплоты. Предельное состояние процесса
распространения теплоты при нагреве пластины мощным быст-
родвижущимся линейным источником теплоты также можно по-
лучить из уравнения (17.23) при условии (17.36). Ход рассуж-
дений, основанный на предположении, что теплота распростра-
няется только в направлении стержня I (см. рис. 17.13, б), ана-
логичен случаю точечного источника теплоты. Действительно,
источник выделяет на отрезке длиной dx теплоту q = q___
v
теплота распространяется вдоль стержня, ограниченного плоско-
стями / и Г и имеющего поперечное сечение 6cZx. Подставляя
указанные величины в уравнение (17.5) и заменяя координату
х координатой у, а также учитывая поверхностную теплопереда-
чу, получим

(17.42)
где
430
Если тела имеют начальную температуру То, то взамен урав-
нений (17.39) и (17.42) используются следующие уравнения:
тв
Т^Л—е w+7’0, (17.43)
2кА/
Р 4~кср/
(17.44)
500 °C
Рис. 17.14. Распределение темпеоатуры при движе-
нии мощного быстродвижущегося точечного ис-
точника теплоты по поверхности массивного те-
ла [8] (<7=21 000 дж)сек\ г>=1 с mJ се к):
а — изотермы на поверхности тела; б — распределение
температуры по линиям, параллельным Ох
где Го — начальная температура или температура подогрева
тела.
Пример 10. Пластины из низколегированной стали толщиной 6=8 мм
сваривают с подогревом при Го=150°С дуговой сваркой под флюсом при токе
/=250 а, напряжении дуги £7=34 в и скорости и = 18 м/ч. Эффективный
к. п. д. источника т] = 0,8.
431
Определить температуру точки околошоппой зоны с координатами отно-
сительно движущегося источника х== —20 см, у—3 см и температуру оси шва
в том же сечении.
По табл. 16.1 находим значения теплофизических коэффициентов
с=0.08 см2/сек\ Х=0,39 дж/см-сек-град, ср=4,9 дж/см3*град, по графику
на рис. 16.6 — величину а ~ 6 - 10~3 дж[см2• сек град.
Эффективная мощность дуги
q =^UI = 0,8 -34 «250 = 6800 дж/сек;
скорость сварки v =18 At/ч =0,5 см!сек.
Определяем коэффициент температуроотдачи
2-6.10-3

——- — 3.06 -10~ 3 1 /сек.
4,9-0,8 1
Время, прошедшее с момента прохождения источника теплоты через
плоскость, в которой находятся заданные точки, определится через расстоя-
ние х и скорость сварки v:
Температуру точки околошовной зоны с координатой у=3 см определим
по формуле (17.44):
6800_______________
0,5 • 0,8 ’К4-3,14-0,39-4,9Л0
“ 4-0,08-40
е
З.05-Ю^в-40
+ 150 ==
548с-0,703—0,122 + 1®0 = 548-0,438 + 150 = 390° С.
Температуру оси шва также определяем по формуле (17.44)
т - 548.с-°'1г2 ц- 150 548-0,885 4- 150 = 635° С.
при Ц=0:
Точечный источник теплоты на поверхности плоского слоя.
Предельное состояние процесса распространения тепла при на-
греве пластины (плоского слоя) точечным источником теплоты,
движущимся с большой скоростью по ее поверхности, зависит
от отражения теплоты нижней поверхностью пластины. Данный
случай рассмотрен в следующем параграфе.
§ 17.5. Влияние ограниченности размеров тела
на процесс распространения теплоты
До сих пор рассматривались процессы распростра-
нения теплоты в неограниченных телах. Это упрощало расчеты,
так как не нужно было вводить граничные условия.
Несмотря на то что свариваемые изделия всегда имеют ог-
раниченные размеры, в большинстве случаев для оценки тем-
пературного поля и определения термических циклов пет необ-
ходимости учитывать влияние границ тела. Однако в ряде
432
случаев такой учет оказывается необходимым вследствие зна-
чительного влияния отраженной от границ тела теплоты на тем-
пературное поле. Границы тела в первом приближении можно
считать не пропускающими теплоты, т. е. принимать как адиа-
батические (§ 16.2).
В § 16.2 указывался прием, с помощью которого можно удов-
летворить адиабатическому условию и получить действительное
распределение температур, зная закон распределения темпера-
Рис. 17.15. Схема введения дополнительного
движущегося источника д\ для учета отраже-
ния теплоты от границы I—1:
а — распределение температуры / и Г от источни-
ков qx и q и действительное распределение темпе-
1
ратуры с учетом отражения теплоты от границы I—/
(сплошная кривая); б—схема движения источников
q. u q в пласт ине
1 1
туры в неограниченном теле. Этот прием используется также и
для описания перемещающихся температурных полей.
Нагрев при движении источника теплоты вблизи края тела.
Допустим, что источник теплоты перемещается на некотором
расстоянии от края пластины yQ (рис. 17.15). Считая границу
/ — / адиабатической, создадим отражение теплоты от нее. Это-
го можно достигнуть, если предположить, что пластина является
бесконечной и в ней движутся одновременно с одинаковой ско-
ростью два источника одинаковой мощности. Расстояние между
действительным и фиктивным источниками равно 2//0- Распреде-
ление температуры в некотором произвольном сечении от дейст-
вительного источника теплоты q\ в бесконечной пластине пока-
зано на рис. 17.15, а пунктирной линией 1. Пунктирной кривой Г
показано распределение температуры от фиктивного источника
теплоты. Распределение температуры с учетом отражения тепло-
ты от границы I—I представляет собой сумму температур от
433
действительного и фиктивного источников теплоты и показано
на рисунке толстой сплошной линией.
Температура в некоторой точке А определяется согласно
уравнению (17.23) следующей формулой:
П = Ух2 + ^, r2 = ^4-(2r/o-^)2.
Аналогично может быть определена температура и в случае,
если источник теплоты движется под некоторым углом к границе
тела. С помощью таких же искусственных приемов определяется
температура при движении точечного источника теплоты вблизи
края массивного тела.
Нагрев двух узких пластин. При нагреве двух узких пластин,
каждая из которых имеет ширину учет отражения теплоты
приближенно можно произвести, вводя два дополнительных
фиктивных источника q\=.q"=^q\ (рис. 17.16, а). Температура
точки А должна определяться как сумма температур от трех
источников, действующих в бесконечной пластине. Для весьма
узких пластин необходимо вводить многократное отражение теп-
лоты от границ аналогично тому, как это сделано в случае на-
грева точечным источником теплоты, движущимся по поверхности
пластины (см. ниже).
Нагрев от края тела. Весьма распространенным случаем яв-
ляется нагрев пластины, когда источник теплоты начинает свое
движение от ее края (рис. 17.16, б). Помимо того, что здесь про-
исходит процесс теплонасыщения, наблюдается также отражение
теплоты от границы /—I. Учет отражения, если это необходимо,
может быть выполнен путем введения фиктивного источника теп-
лоты, который начинает движение одновременно с действитель-
ным источником теплоты из точки О, перемещаясь в противопо-
ложном направлении. Оба источника теплоты действуют в беско-
нечной пластине. Температура в точке А определится, как сумма
температур от действительного и фиктивного источников теплоты.
Нагрев пластины точечным источником, движущимся на ее
поверхности. Этот случай близок к наплавке валика на пласти-
ну. В зависимости от толщины расчет температуры ведут по одной
из трех схем. Если пластина тонкая, то предполагают, что источ-
ник выделяет теплоту равномерно по толщине листа и расчет
производят как для линейного источника теплоты в пластине.
В толстых плитах отражением теплоты от нижней границы пре-
небрегают и расчет ведут по схеме точечного источника теплоты
на поверхности полубесконсчного тела. Наконец, если пластина
434

не удовлетворяет первым двум схемам, то выбирают схему плос-
кого слоя с точечным источником теплоты на поверхности
(рис. 17.16, в). Принимают, что обе поверхности не пропускают
теплоту.
Действительный точечный источник теплоты принимают пере-
мещающимся по поверхности полубесконечного тела. Для учета
отражения теплоты источника О от границы 7 вводят фиктивный
точечный источник теплоты О\ на поверхности полубесконечного-
тела. В свою очередь теплота фиктивного источника Oi будет от-
ражаться от плоскости //, что должно быть учтено расчетной схе-
мой. С этой целью вводят фиктивный источник О2 на расстоянии
26 от плоскости //. Однако теплота источника О2 будет отра-
жаться от границы /, что требует введения фиктивного источни-
ка О3. Этот процесс может быть продолжен до бесконечности.
Суммирование температурных полей от всех точечных источников
мощностью q, перемещающихся со скоростью и в предельном
состоянии, дает уравнение
T'.V fl= се со
dt
7*
(17.46}
(17.47)
где п — целые числа от —оо до +оо.
Численное определение температуры производят по формуле
(17.48) с помощью номограммы для коэффициента т
(17.48)
Номограмма для определения коэффициента /и, соответст-
вующего верхней и нижней плоскости плоского слоя, показана на
рис. 17.17.
Характер температурного поля в плоском слое (рис. 17.18) в
общем случае позволяет выделить три зоны. В зоне /, прилегаю-
щей к источнику теплоты, распределение температуры мало от-
личается от распределения в полубесконечном теле. В зоне III,
находящейся от источника теплоты обычно па расстоянии, рав-
ном нескольким толщинам пластины, температура по толщине
пластины выравнена и температурное поле приближается к полю
линейного источника теплоты в пластине. Зона 11 является пере-
ходной зоной. Соотношение между размерами трех зон может
изменяться в зависимости от режима сварки и свойств мате-
риала.
Пример 11. На стальной лист толщиной 18 мм наплавляют валик, мощ-
ность источника (/=4000 дж/сек, скорость его перемещения и=3,6
=0,1 см/сек; теплофпзические коэффициенты Х=0,04 дж/см -сек-град,
436
fl=0,09 см2!сек. Рассчитать температуру предельного состояния в точках А
и В, находящихся на верхней и на нижней плоскостях па расстоянии 20 мм
позади источника теплоты по оси его движения.
Координаты точки Л: х= —2 см; у=0; г=0; г=2 см; точки В: х~ —2 см;.
t/=0; z—2 см; г=2 см. Используем формулу (17.47).
Рис. 17.17. Коэффициент т, выражающий отно-
шение температуры на поверхностях плоского
слоя, нагреваемого точечным источником теплоты,
к температуре пластины, нагреваемой линейным
источником теплоты. Для z=0 т>1,
для 2=6 тп<,1 [8]
Для определения коэффициента т вычисляем значения критериев:
vb
2а
2-0,09
V0
Для- точки Л значение т находим при 2=0 по кривой “—=1 в верхней
2а
437
ч CM
Рис. 17.18. Температурное поле предельного состояния при наплавке на
лист толщиной 2 см [8]:
<2=4000 ОжГсек; и=0,1 см/сек; Л=0»4 Ож/см - сек • град, а -0.1 см2}сек\ а — изотермы
и кривые максимальных температур на верхней (г=0) и нижней (/ б) плоскостях
пластины; о — изотермы и кривая максимальных температур в продольной плоско-
сти xOz- в — изотермы и линин теплового потока в нопеьечной плоскости уОг
части графика на рис. 17.17; тл=1,1. Для точки В значение т находим
vo
при 2=6 по кривой"^- =1 в нижней части i рафика: тд =0,9.
Температуру предельного состояния определяем по схеме пластины
с равномерным по толщине выделением теплоты, т. е. по формуле (17.23) при
х= —2 см; г=2 см. Эта температура входит как сомножитель т во вторую
часть формулы (17.48):
VX —0Д(—2.0)
Т = (Л.V ________4900______ -^09-.
2К/..В Ц 2а ) 2-3,14-0,04.1,8
,1-2,0 \ = 8К5 1,Ид, п).^885.3.034-0,36 =• 967° С
\ 2-0,09 /
Температура точки А верхней плоское гм
7д = тАТ =1,1 *967 = 1073е С.
Температура точки В нижней плоскости
Тв = твТ = 0,9*967 = 870° С.
На расстоянии 2 см позади источника теплоты разность температур
по толщине листа составляет 1073—870 = 203° С .
Быстродвижущийся точечный источник теплоты на поверхно-
сти плоского слоя. В предыдущем случае предполагалось, что
точечный источник теплоты может перемещаться по поверхности
пластины с произвольной, в том число и с малой, скоростью. При
больших скоростях перемещения точечного источника теплоты,
как это показано в § 17.4, можно не принимать во внимание про-
цесс распространения теплоты вдоль оси движения источника, а
рассмотреть только распространение теплоты вдоль осей Оу и
Oz. Таким образом, процесс распространения теплоты в рассмат-
риваемом случае представляется как распространение теплоты
от мгновенного источника, выделившего теплоту в точке О в мо-
мент времени / = 0 (см. рис. 17.16, в):
(17.48 а)
где функция F(z, t) выражает процесс распространения теплоты
вдоль осн Oz с учетом отражения его от плоскости 1 и может
быть представлена двояко: либо как сумма полей температур
множества мгновенных источников теплоты (см. рис. 17.16, в)
о? — 1----------
-° Aat
I 4-at
(17.48 6)
(n = 0; 1; -1; 2; -2;
i + оо ;
439
либо с использованием ряда Фурье
Л»" 1
(17.48 в)
Для облегчения расчетов на рис. 17.16, г представлена номо-
грамма для определения численных значений F(z, t) в зависи-
мости от z и безразмерного времени т= ~ . При -S- >0,5
f(z, 0~1-
В формуле (17.48а) Ь— —, в формулах (17.48а), (17.486) и
(17.48в) t — время, прошедшее с момента пересечения источни-
ком теплоты плоскости, где находится рассматриваемая точка.
Используя рассмотренные в данном параграфе принципы уче-
та ограниченности размеров тела, можно определять температу-
ру и в телах других форм.
§ 17.6. Нагрев тел вращения
Сварка листовых элементов, имеющих кривизну,
производится довольно часто.
Нагрев при однопроходной дуговой сварке продольных и коль-
цевых швов тонкостенных цилиндрических оболочек, несмотря на
кривизну, может быть приравнен к случаю нагрева пластины
.линейным источником теплоты. Ввиду того, что цилиндр, а также
конус являются развертывающимися поверхностями, кривизна не
оказывает влияния на распространение теплоты по сравнению с
пластинами. На распространение теплоты могут оказать влияние
размеры цилиндра или конуса. В цилиндрах малого диаметра
(трубах) при сварке продольного шва происходит встреча теп-
ловых потоков на линии, противоположной шву. Эта граница
является адиабатической, и данный случай можно рассматривать
как сварку двух узких пластин (рис. 17.19, а, б). При сварке
кольцевого шва на трубах малого диаметра его конец заварива-
ют по подогретому металлу. При этом температурное поле дви-
жущегося источника теплоты при переходе к началу шва накла-
дывается па имеющееся температурное поле, которое подсчиты-
вают приближенно так же, как для области начала шва в беско-
нечной пластине (рис. 17.19, в). Определение температуры
начала шва производят по формулам для периода теплонасыще-
ния (§ 17.3).
Сварка меридиональных однопроходных швов на тонкостен-
ных сферах происходит при некотором стеснении теплового по-
тока вследствие кривизны сферы в двух направлениях. Темпера-
тура точек оказывается несколько выше, чем в бесконечной
440
пластине той же толщины. На сферах большого диаметра с ма-
лой толщиной стенки этим влиянием можно пренебрегать, если
vcqISRc
; 2оо,
(17.49)
где Rc — радиус сферы.
Соотношение (17.49) получено из условия, что площадь по-
верхности части сферы с шириной зоны 2В, нагревающейся до
200° С, при полном выравнивании в пей всей введенной теплоты
при сварке на 5% меньше площади цилиндра диаметром, равным
диаметру сферы 2RC, шириной 2В. В подавляющем большинстве
Рис. 17.19. Схема движения линейного источника теплоты при нагрева
цилиндра малого диаметра:
а — движение источника вдоль образующей цилиндра; б — развертка трубь*
в пластины с адиабатическими границами; в — подход источника теплоты к на-
чалу шва
случаев, как показывает соотношение (17.49), определение тем-
пературного поля на сфере можно производить без учета ее кри-
визны.
При сварке тонкостенных труб встречаются случаи, когда шов
укладывают за несколько проходов без остановки процесса; при
этом иногда производят дополнительные нагревы дугой без при-
садки с целью выполнения так называемой автоопрессовки. При-
ближенно расчет температурного поля в этом случае можно про-
изводить, исходя из предположения, что нагрев производится
быстродвижущимся линейным источником теплоты, совершаю-
щим несколько оборотов вокруг трубы (рис. 17.20, а). Согласно
принятой расчетной схеме теплота, выделяющаяся на участке ds
при пересечении источником теплоты плоскости I—Ц распро-
страняется вдоль этой плоскости, как от плоского источника в
стержне с теплоотдачей.
При многократном пересечении источником теплоты плоско-
сти I—I температурные поля от отдельных источников суммиру-
ют. Например, для определения температуры в точке А, по ана-
441
логин с формулой (17.42), имеем
(17.50)
где п — количество пересечений источником теплоты плоскости
I—/, в которой находится точка А;
Рис. 17.20. Различные схемы движения и расположения источников
теплоты при нагреве:
а, б — тонкостенного круглого цилиндра; в, г, д — сплошного круглого
цилиндра
/п — время, прошедшее с момента пересечения источником
плоскости I—I при последнем, предпоследнем и т. д.
проходах (нумерация проходов ведется от последнего,
т. е. последний проход— /, предпоследний — 2 и т. д.).
Например, если источник теплоты на рис. 17.20, а совершает
4-ып оборот, выйдя из точки Оо, и находится в точке О, при этом
время одного оборота равно 10 сек, а время прохождения отрез-
ка 010 равно 2 сек, то п—4; tx = 2 сек; /2=1 *104-2=12 сек;
ts = 2 • 10 + 2=22 сек; /4=3 • 10+2 = 32 сек.
При винтовой наплавке на тонкостенный цилиндр
(рис 17.20, б) можно также приближенно пользоваться схемой
быстродвижущегося линейного источника теплоты в пластине с
суммированием температурных полей от отдельных проходов

(17.51)
442
S)
Рис. 17.21. Безразмерные характеристики температурного режима
в зоне наплавки длиииегЬ сплошного круглого цилиндра [5]:
а — безразмерное время тн пребывания точек выше относительной темпе-
ратуры 6 при на плавке вдоль образующей:
1) -^-=0; 2) -2^_»0,<И: 3)' -2£°.=о,1: 4) -2^0 15
х A X — X
и относительная мгновенная скорость охлаждения w по линии наплавки:
5) -0: б)
х х
6 — максимальные относительные температуры при наплавке вдоль
образующей цилиндра в зависимости от относительной координаты
— при <р=0:
1) ^£-==0: 2) -2Г£_=о,15:
а А
в — номограмма для определения функции Ф (г,/}
где п — количество пересечений источником теплоты плоскости
/—/, в которой находится точка Л (см. рис. 17.20, б);
— расстояние до точки А в плоскости I—I при различных
проходах, т. е. хь , хп;
— время, прошедшее с момента пересечения источником
теплоты плоскости /—/ при последнем, предпоследнем
и т. д. проходах (нумерация проходов ведется от по-
следнего прохода).
Для точки В на рис. 17.20, б периоды .времени /1, h и т. д.
те же, что и для точки А, так как точка В находится в одной пло-
скости с точкой Л, но координаты х2, х3, х4 и т. д. будут иметь
другие значения.
Очевидно, что схема расчета температур по формулам
(17.50) и (17.51) исходит из предположения о бесконечной дли-
не цилиндра.
Распространение теплоты в сплошном круг-
лом цилиндре при движении точечного источника теплоты
по его поверхности описывается сложными зависимостями [5],
[8]. Формулы оказываются проще, если исходить из предположе-
ния, что источник теплоты быстродвижущийся. Тогда при на-
плавке по образующей цилиндра процесс распространения тепло-
ты представляется, как выравнивание температур от мгновенного
источника Q, расположенного в точке ф=0 в тонком диске ра-
диусом Го, торцы которого теплоизолированы, а теплота отдается
лишь с цилиндрической поверхности (рис. 17.20, в). Результаты
подсчетов для этого случая для точек по линии наплавки (г=<г0,
<р=0) представлены на рис. 17.21, а,
где
(Т — То) лгоСр
q/v
безразмерная температура;
дТ яг* ср
..* Ч I
dt q/v • а
относительная мгновенная скорость охлаждения по линии на-
плавки в момент, когда температура точки равна Т;

безразмерное время пребывания точки по линии наплавки выше
некоторой температуры 0; Тн — время пребывания точки по линии
наплавки в сек выше некоторой температуры Т; То — начальная
температура тела.
444
На рис. 17.21, б представлены максимальные относительные
температуры
(Тт— Го) л Го Ср
vm —-------------‘
Я/и
в зависимости от координаты p2=J — при ф=0,
где 7\п— максимальная температура в рассматриваемой точке,
достигаемая при распространении теплоты в цилиндре.
Кривые на рис. 17.21, а, б относятся к различным значениям
' безразмерного критерия ~ , характеризующего теплоотдачу с
поверхности.
Наплавку па сплошной цилиндр по винтовой линии малого
шага с некоторыми допущениями можно рассматривать как на-
грев сплошного цилиндра быстродвижущимся точечным источни-
ком теплоты, перемещающимся по поверхности цилиндра. Допу-
щение о том, что источник быстродвижущийся по существу озна-
чает, что теплота, выделившись на линии ds (рис. 17.20, г),
распространяется только в клине, ограниченном двумя не про-
пускающими теплоту плоскостями, проходящими через ось ци-
линдра, и цилиндрической поверхностью ABCD, с которой
происходит теплоотдача. Так как обычно угол винтовой линии
мал, распространение теплоты в этом случае может быть прирав-
нено к случаю распространения теплоты от мгновенного кольце-
вого источника с погонной энергией q/v на поверхности сплош-
ного цилиндра (рис. 17.20, д).
Температура точки Л1(х, z) (см. рис. 17.20, д), если ее опреде-
лять от одного пересечения источником теплоты плоскости
ДОО^ (см. рис. 17.20, г), в которой находится точка М(х, г),
будет зависеть от времени t, прошедшего после пересечения плос-
кости, и не будет зависеть от координаты <р точки М. Температу-
ру в сплошном цилиндре при распространении теплоты от мгно-
венного кольцевого источника теплоты с учетом теплоотдачи
можно определить по формуле (17.52):
“ -A
2а е
Т=~^- Ф (г, I) , (17.52)
Л j/4^!
л
. 2а
где t — время, прошедшее с момента выделения теплоты, сек;
R — наружный радиус цилиндра, см.
Функция Ф(г, t), входящая в формулу (17.52), выражает про-
цесс выравнивания теплоты в тонком круглом диске без тепло-
445
отдачи, если теплота выделилась мгновенно по кольцу на наруж-
ной поверхности диска:
(17.52 а)
где —корпи уравнения
71 (рн)—— О
(рч=О; р.2==3,83; р3 = 7,02 и т. д.);
/о и /1 — функции Бесселя первого рода нулевого и первого
порядков от действительного аргумента.
Па рис. 17.21, в представлена номограмма для определения
численных значений Ф(г, /) в зависимости от и При
т>0,4 значение Ф (г, /) — 1.
При движении источника теплоты на поверхности сплошного
цилиндра по винтовой линии малого шага (см. рис. 17.20, б) тем-
пература точек А и В выразится как сумма температур от мгно-
венных кольцевых источников, расположенных на различных рас-
стояниях х от точек А и В и имеющих различное время про-
шедшее с момента их выделения, т. е. с момента пересечения
плоскости I—I движущимся источником теплоты
Л
- —------btn
е 4at”
~ - - *
I 4r.aitl
(17.53)
где хп— расстояния до точки А или В в плоскости /—/ при раз-
личных проходах, т. с. при %ь х2, х3 и т. д.;
tn — время, прошедшее с момента пересечения источником
теплоты плоскости I—I при соответствующих проходах
(нумерация проходов ведется от последнего прохода);.
Л' — число проходов с начала наплавки.
Когда число проходов Л' велико, т. е. рассматривается устано-
вившийся процесс, определить температуру Т по формуле (17.53)
затруднительно. В этом случае рекомендуется использовать сле-
дующий прием. Суммирование температур по формуле (17.53)
следует вести до такого значения n=No, пока величина Фп(г, tn)
заметно отличается от единицы (например, на 3—5%). При этом
будет получена величина ТКо. Вычисление остальной части сум-
мы уравнения (17.53) при n>N0, когда Фи(г, следует про-
446
извести, используя интеграл (17.54):
где /к»—время, прошедшее с момента пересечения плоскости
I—/, при проходе ii=Nq\
tfl — время, затрачиваемое на один проход с шагом h (см.
рис. 17.20, б);
Хо — координата точки А или В (см. рис. 17.20, б) по отно-
шению к точке О, где находится движущийся источник
теплоты;
— составляющая скорости движения источника теплоты
вдоль оси цилиндра х—х.
Интеграл (17.54) описывает процесс выравнивания темпера-
тур от плоского источника теплоты [см. § 17.3 и уравнение
(17.26)], т. е.
7\T-N0 = 7пр(1 — Ipi) ,
где определяется по номограмме (см. рис. 17.11, в), а Ггр—
по формуле (17.27).
При использовании формул (17.27) и (17.32) для данного
конкретного случая в них следует полагать
h
v = vx = — \
th
, 2a J . , th
x = x0; b — —~\ /Н=/Л-+—.
cpR 2
Окончательно имеем:
T — Tn, + Т'л'-л'о = TNo 4- Тпр (1 — ij-j). (17.55)
Пример 12. На сплошной стальной цилиндр диаметром 6,5 см произво-
дится наплавка слоя толщиной около 0,25 см газодуговым способом при сле-
дующих условиях: 7=130 а; 77=20 в; скорость вращения цилиндра 3 об!хшн\
шаг наплавки Л—4 мм, к. п. д. источника теплоты т)=0,7. Определить темпе-
ратуру точки В цилиндра (см. рис. 17.20, б), находящейся на глубине 3,5 лм?
от поверхности и на ра<етоднии Хп=30 мм позади источника теплоты О, при
установившемся процессе. Источник теплоты О в рассматриваемый момент
времени переместился за плоскость /—7, где находится точка В, на угол
я.
<Р= ~ (четверть окружности).
Теплофизические коэффициенты принимаем по табл. 16 I:
со - 5 дж/см3• град; а 0,09 см^сек.
Коэффициент теплоотдачи п находим по графике на рис. 16 6*
для Гср=600оС '
a = 6 • 10—з дж/сл& - сек • град.
447
В качестве расчетного принимаем диаметр цилиндра после наплавки:
6,5
Я = -у— + 0,25 = 3,5 см.
Время одного оборота (прохода) /л=20 сек.
Скорость сварки
2л/? 2л-3,5
v-—
Скорость движения источника теплоты вдоль оси г — х
h 0.4
v =-----— =; —— 0,02 см сек.
х th 20
Определяем Ь:
2а 2-6-10-3
b —-------= — ---------= 0,686* 10“3 11 сек.
c^R 5*3,5
Координата рассматриваемой точки
г = R —0,35 = 3,5 — 0,35 = 3,15 см,
Таблица 17.2
Данные для расчета температуры
Иг-мер пр хода п 1 2 3
5 25 45 1
atn 0,0367 0,183 0,33
R2
Хп 2,9 2,5 2,i
о — Х-п- — bt„ -4,673 —0 712 —0,303
Vi п iat„
Лл If —— bfn е п 0,00393 0,0923 0,1035
}z 4ratn
Фло". <«) 1,65 1,1 1,0
Произведение функций двух предыдущих строк 0,00648 0,1015 0,1035
448
-20=5 сек;
Время, прошедшее после пересечения плоскости / — / последним прохо-
п/Г
дом л=1, равно одной четвертой времени одного оборота, т. е.—
2л
координата Х| =х0 — ОД =2,9 см.
Определяем мощность источника теплоты
q rfJI =•= 0,7-20-130 -= 1820 дж/сек.
Необходимые данные для расчета температуры по формуле (17.53) зано-
сим в табл. 17.2. Значения Фл(г, tn) находим по номограмме па рис. 17.21, в„
Лго-3
Находим 2
л-1
Лъ-З
V = 0,211.
л = ]
Определяем ТNo
л0~з
2<т V? 2-1820
7у = г- V =-----------—------- .0.211 =:4iF C.
л° 1,1 *3,5-5
л«»!
Находим Гпр по формуле (17.27). Вычислим предварительно
4Ьа 4-0,686-10—3.0,09
t? ~ 0,022
= 0,685;
_ 0,02 (—3)
2а ~ 2-0,09
= — 0,333,
_______________р + о. ззз—с. зззУт+о. gsg
пр —___________г-----------?
5-0,02*л*ЗД;У 1+0,686
= 365-е"0’099 » 331’С.
Для определения ф1 вычисляем рь
= 0,333 ]Л.+ 0,686 =i0,433;
0,022-55
7~пРО (1 4-0,686) =0,103.
4•и,09
По номограмме на рис. 17.11, в находим ф!=0,13.
По формуле (17.55) определяем температуру в рассматриваемой точке
Т =. 40 + 331 (1—0,13» 328е С.
С учетом окружающей температуры +20° С имеем 7=348° С.
При наплавке на полый цилиндр по в и н т о*
в о и л и н и и малого шага также можно использовать схемы
быстродвижущегося источника теплоты. Принципиально ход
рассуждений при выводе формул тот же самый, что и в случае
сплошного цилиндра. Определение температур производится по
15—689 лис
формулам, структура которых аналогична структуре формул
(17.53) и (17.55). Отличие заключается в том, что вместо функ-
ции Ф?г(г» tn), выражающей выравнивание температур в сплош-
ном тонком диске, в формулу входит функция tn) [см. фор-
мулу (17.48а)], выражающая процесс выравпиванйя температур
в направлении толщины стенки грубы б:
(17.56)
Коэффициент темпер ату роотдачи b вычисляют с учетом отда-
чи теплоты наружной и внутренней поверхностями грубы. При-
чем в случае, если теплоотдача различна (например, охлаждение
водой изнутри), величину b подсчитывают по формуле
Ь = ai + ct2 (17.57)
ерб
где он и а2 — коэффициенты теплоотдачи наружной и внутрен-
ней поверхностями трубы.
Последовательность операций при вычислении температур та
же, что и в случае сплошного цилиндра.
Более сложные зависимости, описывающие процессы распро-
странения теплоты в цилиндрах, имеются в работах [5], [4].
§ 17.7. Учет распределенности источника теплоты
в расчетах полей температур
В § 16.5 отмечалось, что большинство сварочных ис-
точников теплоты, строго говоря, не являются сосредоточенными,
а обладают распределенностью
теплового потока по нормальному
закону [уравнение (16.37)]. Если
источник теплоты обладает высо-
кой концентрацией теплоты, то он
может рассматриваться как со-
средоточенный. Для некоторых
источников теплоты, таких как
газовое пламя, а иногда и дуга,
оказывается необходимым произ-
водить учет их распределенно-
сти.
Рис. 17.22. Схема нагрева пласти-
ны поверхностным мгновенным
нормально круговым источником
теплоты
450
В данном параграфе рассматривается только случай распре-
деления теплоты по нормальному закону.
Мгновенный нормально круговой источник теплоты в пласти-
не и на поверхности полубесконечного тела. Определим распре-
деление температуры в тонкой пластине в момент введения теп-
лоты мгновенным нормально круговым источником, который дей-
ствовал в течение времени dt (рис. 17.22). Количество теплоты на *
единицу поверхности пластины составит величину q2dt. Так как
пластина тонкая, теплота мгновенно распространится равномер-
но по толщине 6 и нагреет ее на величину dT:
cod
(17.58)
Подставив значение q2 из уравнения (16.37), получим
dT = q-^L e-h^
срб
(17.59)
Оказывается, что такое же распределение температуры в пла-
стине получается спустя некоторое время 4 после введения теп-
лоты мгновенным линейным источником:

117.60)
Приравнивая показатели степеней в формулах
(17.60), находим, что
1
4 — -—г .
4ak
(17.59) и
(17.61)
Приравнивая первые сомножители (17.59) и (17.60), после
преобразования получаем
dQ = qdt,
(17.62)
т. е. мгновенное количество теплоты dQ сосредоточенного источ-
ника равно количеству теплоты, вводимой нормально круговым
источником за элемент времени dt.
Таким образом, действие мгновенного распределенного источ-
ника теплоты можно заменить сосредоточенным линейным источ-
ником, теплота которого введена на отрезок времени /0 ранее.
Согласно уравнению (17.4) процесс распространения теплоты от
мгновенного распределенного источника с учетом 4 выразится:
е 4а (/-г/0)
(/ -р /0)
(17.63)
где t — время, прошедшее с момента введения теплоты нормаль-
но кругового источника.
15*
451
С учетом теплоотдачи, которая происходит в течение време-
ни t, 1
г2
dT=----------------е (17.64)
ср84ка(7 4-/0)
Если теплота нормально кругового источника введена па по-
верхности полубесконечного тела, а затем распространяется по
нему, то этот процесс формально можно представить как процесс
распространения теплоты от мгновенного точечного источника
теплоты на поверхности полубесконечного тела с тем однако
условием, что теплота в течение /о распространяется только по
поверхности тела, а затем продолжает распространяться и по по-
верхности и в глубину в направлении оси Ог. Такой процесс
выражается следующим уравнением:
Нагрев подвижным нормально круговым источником. Про-
цесс нагрева пластины подвижным нормально круговым источни-
ком рассматривается с использованием принципа наложения
(рис. 17.23), аналогич-
Рис. 17.23. Схема нагрева пластины поверхност-
ным подвижным нормально круговым источни-
ком теплоты
но тому, как это было
сделано в § 17.2 для ли-
нейного источника теп-
лоты. Допустим, что ис-
точник теплоты вышел
из точки О0 и продви-
нулся в точку О. Тре-
буется определить тем-
пературу в точке А.
Чтобы учесть распре-
дел е н ность и сточ и и к а
теплоты, необходимо
предположить, что теп-
лота в точке О выделилась па to секунд ранее. Формально это
можно представить так, что вместо реального распределенного
источника теплоты движется некоторый фиктивный сосредото-
ченный источник теплоты с опережением во времени на /о и по
расстоянию на vto. Этот фиктивный источник теплоты находится
в точке О'. Очевидно, что на участке 00' никакой теплоты не
выделялось; поэтому необходимо ввести сосредоточенный фик-
тивный сток теплоты той же мощности, который действовал
только на отрезке 00'.
Располагая для удобства подвижную систему координат в
точке О', по аналогии с уравнением (17.22) и с учетом выраже-
ния (17.64), запишем
(17.66)
Уравнение (17.66) выражает стадию теплонасыщеяия. Чис-
ленное определение температуры по уравнению (17.66) может
быть выполнено с использованием коэффициента теплонасьнце-
мия (см. рис. 17.11):
где
Т = 7првд/«[ф2(р2; тп + то) —ф2(р2; то)], (17.67)
v2t / 4ba \
то = — ИН—-1.
4а ' t’2 '
В предельном состоянии при £1Г->ос
Т = [ 1 - ф2 (р2; то) ]. (17.68);
Величину 7\ф находят по формуле (17.23).
Формулы, описывающие нагрев полубесконечного тела под-
вижным нормально круговым источником теплоты, а также на-
грев пластины и массивного тела мощными быстродвижущимися
распределенными источниками теплоты, можно найти в моногра-
фии [8].
Пример 13. Листы из малоуглеродистой стали толщиной 2 мм необходимо
сварить встык без отбортовки кромок пламенем простой горелки со скоростью
и = 6 л:/ч=0,167 см!сек. Определить необходимую эффективную мощность пла-
мени из условия, что температура металла в точке А на расстоянии 1 см
позади центра пламени горелки должна достигать температуры плавления
металла Т « 1500° С.
Теплофизические коэффициенты малоуглеродистой стали принимаем рав-
ными Х=0,4 дж!см-сек-град, см2/сек, ср=4,5 дж/см3-град. Коэффи-
циент теплоотдачи а — 6 • 10“3 дж!см2 • сек• град.
Пользуясь данными § 16.5 (см. рис. 16.14), принимаем коэффициент сосре-
доточенности пламени газовой горелки малого номера k=0,35 \/см2.
Решение примера выполним с использованием формулы (17.68) для пре-
дельного состояния. Определим расстояние 00' (рис. 17.23) до фиктивных
источника и стока теплоты. Значение tQ находим по формуле (17.61):
1 1
tG ~---- —---------------ж. 7,93 сек.
° Aak 4-0,09.0,35
= 0,167- 7,93 = 1,325 см.
453
Коэффициент температуроотдачн
2а 2-6-10-3
Q0 ~ ^.5*0,2
1,33-10—2 }/сек.
Точка А находится позади точки О на расстоянии I см. Следовательно,
координаты точки А относительно точки О' будут: х= —2,325 см\ у=0‘,
г=2.325 см.
Определим безразмерные критерии р2 и т0:
vr / 4ba~ 0,167-2.325 . f 1-1.33-10-2-0,09
р2== 2« V 1 + v2 = 2-0,09 |/ ' + 0,1672 —
= 2,16 V1,172=2,34;
v2/0 / 4fta \ 0,1672-7,93 , ( 4-1,33-10~2-0,09
4 а (* + v2 4-0,09 V+ 0.1672
= 0,612-1,172 = 0,717.
Определяем "фа по графику на рис. 17.11, б:
>2=0,23.
Из формулы (17.68) определяем Гпр:
Т ___________1500__________
np <?w° (1 — ф2) е1,зЗ-10-2-7,93 Q _ 0,23)
1500 1500
е0,106.0>77 ~ 1,11-0,77
Из формулы (17.23) определим эффективную мощность q источника теп-
лоты
Гпр2лл&
1750-2.3,14-0,4-0,2
—0,167 (—2,325)
2-0,0У
е
87S
^•,вАГ0(2,34?
^0(2,34)
8,67-0,0754
= 1345 дж/сек.
Глава XVIII
НАГРЕВ И ПЛАВЛЕНИЕ МЕТАЛЛА ПРИ СВАРКЕ
Основой для расчетов нагрева и плавления металла
при сварке служат уравнения, полученные в главе XVII. Их ис-
пользуют для качественной оценки температурных полей, а также
для количественных расчетов при определении термических цик-
лов сварки, скоростей охлаждения, размеров зон термического
влияния и т. д. Следует заметить, что в ряде случаев процессы
и явления протекают фактически сложнее, чем это описывается
формулами. Тогда прибегают к непосредственному эксперимен-
тальному определению величин путем термографирования, кало-
риметрирования или измерения размеров зон. Используют также
ряд технических характеристик, отражающих производитель-
ность процессов и свойства сварочных электродов.
§ 18.1. Влияние режима сварки и теплофизических
свойств металла на поле температур
Рассмотрим влияние скорости сварки
v и эффективной мощности и с т о ч н и к а теплоты?
на температурное поле предельного состояния при сварке пла-
стин.
С увеличением скорости с при q = const изотермы, соответст-
вующие определенным температурам, например Т=.600°С,
уменьшаются по ширине и длине (рис. 18.1, а). Если пренебречь
коэффициентом температуроотдачн в формуле (17.23), то ока-
жется, что уменьшение длины и ширины изотерм происходит пря-
мо пропорционально увеличению скорости сварки.
С возрастанием мощности источника теплоты q области, на-
гретые выше определенной температуры, увеличиваются по длине
и ширине значительно быстрее мощности источника. Увеличение
длины изотерм идет быстрее, чем ширины (рис. 18.1, б). Одно-
временное увеличение мощности источника теплоты и скорости
сварки при постоянной погонной энергии — сварки приводит в
v
основном к увеличению длины изотерм. Ширина изотерм также
увеличивается, но стремится к определенному значению
(рис. 18.1, в).
Теплофизические свойства металла также ока-
зывают существенное влияние на поле температур.
455
р
о
X
Л) Ж &-
F
е
Наиболее заметно влияет теплопроводность металлов л. Уве-
личение теплопроводности при прочих равных условиях пример-
но соответствует случаю одновременного уменьшения мощности
и скорости при постоянной погонной энергии сварки. Изотермы
сильно укорачиваются по длине и несколько сужаются по шири-
не. В качестве примера можно сравнить между собой малоугле-
-16-16-/3-12-16-3 -6-3-2 О 2 3- см
Рис. 18.2. Влияние теплофизических свойств металла на характер температур-
ного поля в пластине толщиной 1 см; ^=4200 дж/сек; v=0,2 см!сек [8]
X, dwiCM-ceicx
Метр л л *'ср. °C X грае дж1сА13-граО а, см^сек
Малоуглеродистая сталь too 0,38 4.8 0,08
Хиомоникеленая аустенитная 600 0,25 4J 0,0 53
сталь
Алюминий 300 2,7 2.7 1,0
Медь 400 4,0 4,2 0,95
родистую и аустенитную стали, у которых теплоемкости пример-
но одинаковы, а теплопроводность различная (рис. 18.2, а, б).
У меди и алюминия, обладающих высокой теплопроводностью,
изотермы в области высоких температур близки к окружностям
(рис. 18.2, в, г).
Увеличение теплоемкости металла ср оказывает
примерно такое же влияние, как увеличение скорости сварки при
постоянной мощности. С увеличением теплоемкости металла при
прочих равных условиях изотермы укорачиваются и сужаются.
При сварке массивных тел влияние параметров режима свар-
ки и свойств металла на поле температур иное, чем при сварке
пластин.
Изменение скорости сварки при q = const в основном влияет
на ширину изотерм и почти не влияет на их длину. Из формулы
457
(17.19) следует, что по оси шва в области позади источника теп-
лоты, где jR=-—х, распределение температуры не зависит от ско-
рости сварки
(18.1)
Рис. 18 3- Влияние скорости перемещения
точечного источника теплоты на распре-
деление температуры по оси Ох б полу-
бесконечном теле; </=4000 дж!сек\ К=
=0,4 дж!см-сек*град} о=0,1 см2! сек [8]
Поэтому с увеличением скорости сварки изотермы сгущаются
впереди источника теплоты, а распределение температуры па от-
рицательной полуоси 1
остается постоянным
(рис. 18.3).
С увеличением мощ-
ности источника теплоты i
q увеличивается длина и
ширина изотерм па плос- !
кости хОу. Увеличение i
длины изотерм происхо-
дит быстрее, чем их ши-
рины.
Одновременное увели- 1
чение мощности источни-
ка и скорости сварки при
постоянной погонной
энергии сварки qlv ка-
чественно влияет на фор-
му и размеры так же, как
и при сварке пластин. |
Увеличение теплопро- ]
водности К равносильно
о д но вр ем е и ному ум си ь-
шению мощности источника и скорости сварки при постоянной
погонной энергии qlv. Увеличение теплоемкости ср влияет так
же, как возрастание скорости сварки, т. е. изотер мы сужаются,
но распределение температуры по отрицательной полуоси остает-
ся постоянным.
§ 18.2. Ширина зоны нагрева
Для оценки термического влияния на свариваемый
металл бывает необходимо определить размеры зоны 2/. нагре-
вавшейся выше заданной температуры Ti (рис. 18.4). В общем
случае ширина зоны нагрева выше температуры определяе-
мая величиной 2/, будет найдена, если определить координату у
точки А. Точка Л, во-первых, находится на изотерме и, следова-
тельно, имеет температуру 1\ во-вторых, в точке Л достигается
максимальная температура на расстоянии т. е. — =0.
их
458
Таким образом, для определения ширины зоны необходимо
решить систему двух уравнений. Покажем это па примере на-
плавки валика на массивное тело.
Из уравнения (17.19) находим:
Z’
т_ Я ~~а(Х+^
J f — с
2uR
(18.2)
дТ Я ~ h{х
дх ~ 2~'kR2 е
— (%+/?) =0.
2а
(18.3)
Полагая г = 0 и учитывая, что Z2 = r/2=/?2—х2, из уравнений
(18.2) и (18.3) находим два уравнения в параметрической
форме:
Задаваясь различными значе-
vl
ниями рз, находим значения —
2а
соответствующие различным Т(.
На рис. 18.5, а представлена но-
Рис. 18.4. Ширина зоны 21, нагре-
вавшейся выше температуры Т /
мограмма для определения ширины зоны термического влияния.
Зная режим сварки, находим вначале значение параметра, отло-
„ vl
женного по вертикальной оси, а затем —
2а
Для мощного быстродвижущегося точечного источника тепло-
ты на поверхности полубесконечного тела, используя уравнение
(17.39), аналогичным образом определим ширину зоны терми-
ческого влияния
' jtevcpTi
(18.6)
Ширина зоны нагрева при сварке пластины определяется ана-
логично полубесконечному телу. Уравнения в параметрической
форме, получаемые из (17.23) при & —0, позволяют определить
ширину зоны нагрева 21:
459
(18Д
(18.8)
где
vr
Рис. 18.5. Номограммы для определения ширины зоны нагре-
ва 2Z движущимся источником теплоты:
а — полубесконсчное тело, точечный источник теплоты; б — пластина,
линейный источник теплоты; б-* О
На рис. 18.5, б показана номограмма для определения шири-
ны зоны нагрева при сварке пластины в случае Ь=0.
Для мощного быстродвижущегося линейного источника тепло-
ты в пластине ширина зоны термического влияния определяется
с использованием уравнения (17.42) при Ь=0 по формуле
исрбТ/
(18.9)
460
Пример 14. На поверхность массивного тела производится наплавка
валика. Определить ширину зоны, нагревавшейся выше температуры
7 = 600° С, при которой углеродистая сталь в значительной степени теряет
упругие свойства. Режим сварки: эффективная мошность источника теплоты
(7=6000 дж!сек\ v=9 Л(/ч=0,25 см/сек. Теплофизические коэффициенты:
0=0,08 см2/сек; Л=0,39 дж!см*сек• град; ср=4,9 дж!см3-град.
Определение ширины зоны произведем двумя способами: а) по номограм-
ме на рис. 18.5, а, пригодной для источников теплоты, движущихся с любой
скоростью; б) по формуле (18.6) для быстродвижущегос я источника теплоты.
Определяем безразмерный критерий температуры
Т-4пХа 600-4-3,14-0,39-0,08
qv 6900-0,25
По номограмме на рис 18.5, а находим
vl
— — 2.0.
= 0,157.
Ширина зоны, нагревавшейся выше 600° С,
2й _ 2-0,08
2/= 2-2,0------------------= 2-2,0- —; =2,56 см.
v 0,2э
Определяем ширину зоны по формуле (18.6)
1 / 8-6000
|/ 3,14*2.718-0,25-4,9-600
27= |/ ------~—
у яеъсьТ i
Ошибка в определении ширины зоны составляет около 8%- Следователь-
но, при скоростях сварки около 10 м/ч и более можно пользоваться формулой
(18.6).
Пример 15. Листы из низколегированной закаленной стали 6=8 см сва-
риваются за один проход дуговой сваркой при токе 300 о, напряжение дуги
/7 = 34 в и скорости у=18 л//ч=0,5 см) сек, Т]=0,8. Определить ширину зоны
отпуска, которая находится примерно между изотермами 600° С и 780° С.
Теплоемкость стали — 5,0 дж/см2-град.
Находим эффективную мощность источника теплоты:
q rfJI = 0,8-34-300 = 8150 дж/сек.
Воспользуемся формулой (18.9) для мощных быстродвиж^шихся источ-
ников и определим ширину зоны, нагревавшейся до 7= 600° С:
8150
2/боо —
3,14-2,72
= 3,28слс
0,5-5-0,8-600
и ширину зоны, нагревавшейся до 7=780° С:
=
О,5-5*0,8-780
= 2,52 см.
Ширина зоны отпуска
4 2/600—2/780
"0.38 см.
9
461
§ 18.3. Термический цикл при однопроходной сварке
и его основные характеристики. Максимальные
температуры
В процессе однопроходной сварки источник теплоты
перемещается в теле и вместе с ним перемещается температурное
поле. Температуры точек тела непрерывно изменяются (рис. 18.6).
Вначале температура повышается, достигает максимального зна-
чения, а затем снижается. Изменение температуры во времени в
данной точке тела называется термическим циклом.
Рис. 18.6. Изменение температуры в точках тела Л, В, С со вре-
менем
При установившемся температурном поле термические циклы
точек, расположенных на одинаковом расстоянии от оси движе-
ния источника теплоты, являются одинаковыми, но смещены во
времени.
Термические циклы точек, расположенных на различных рас-
стояниях от оси движения источника теплоты, различаются меж-
ду собой. В более удаленных точках температура повышается
медленнее и позже достигает максимального значения.
Восходящая ветвь температурной кривой называется стадией
нагрева, спадающая ветвь — стадией остывания.
Основными характеристиками термического цикла являются:
максимальная температура, скорость нагрева и скорость охлаж-
дения, а также длительность пребывания материала выше задан-
ной температуры. Эти характеристики цикла зависят от режима
сварки, теплофизических свойств материала, конфигурации тела,
условий его охлаждения, температуры предварительного подо-
грева.
Максимальные температуры, достигаемые отдельными точка-
ми, определяются просто, если известно температурное поле.
В точке максимальной температуры первая производная по вре-
мени или по расстоянию равна нулю:
(18.10)
462
Производная по времени или по расстоянию берется в зави-
симости от того, какую координату содержит выражение для
температурного поля. Время t и координата х, как известно, свя-
заны между собой скоростью сварки.
Аналитическое определение максимальной температуры в мас-
сивном теле и в пластине, если за исходные брать формулы
(17.19) и (17.23), сопряжено с трудностями. Максимальную тем-
пературу аналитически выразить нс удается. Возможно числен-
ное определение максимальной температуры, которое по существу
состоит в построении участка термического цикла. Если необ-
ходимо определить максимальную температуру в точке, находя-
щейся на расстоянии у$ от оси движения источника теплоты, то
задаются несколькими отрицательными значениями х0, подстав-
ляют х0 и г/о в формулы (17.19) или (17.23), находят температу-
ры и строят график термического цикла в зависимости от Хо.
Координату в уравнении (17.19) полагают равной нулю.
Другой путь определения максимальной температуры состоит
в использовании номограмм на рис. 18.5, а и б. Вычисляют зна-
чепие ---, где находят величину параметра на верти-
2а
калькой оси, а затем определяют максимальную температуру
Tmax= Необходимо иметь в виду, что кривая на рис. 18.5, б
вычислена по формуле (17.23) без учета теплоотдачи, т. е. при
д = 0.
Наконец, возможно определение максимальной температуры
в предположении, что источник нагрева является быстродвижу-
щимся. Для точечного источника теплоты на поверхности массив-
ного тела путем использования формулы (17.43) и (18.10) полу-
чаем:
Ттах-То= 2q , , (18.11)
nevepr2
где
2 . 2
Го — Уо + Zo.
Для линейного источника теплоты в пластине из формул
(17.44) и (18.10) находим
Ттах - То = -==?=--------( 1 - —) , (18.12Х
|2леусрбг/о 2а
где z/o — расстояние данной точки от оси шва.
При сварке в условиях комнатной температуры, хотя подогрев
как таковой и отсутствует, То—20° С.
Пример 16. Автоматической аргоно-дуговой сваркой соединяются встык
однопроходным швом листы 6=6 мм из сплава АМГ-6. Режим сварки:
/=400 а; £7=16 в; ^=0,5. Скорость сварки и=18 л/ч=0,5 см!сек.
Определить максимальную температуру, которая достигается на расстоя-
нии / = у=4 см от оси шва.
Теплофизические коэффициенты находим из табл. 16.1: Х=
=2,7 дж/см-сек-град; д=1 см2/сек; ср=2,7 дж/см? >град.
Теплоотдачей в воздух пренебрегаем. Определяем эффективную мощность
источника теплоты:
q = i£Jl = 0,5-16-400 = 3200 дж/сек.
Определение максимальной температуры производим с помощью номо-
граммы на рис. 18.5, б. Вычисляем безразмерный критерий:
vl 0,5-4
2а ~ 2-1
ul
По значению — = 1 находим
2а
7-2зтХг
Q
= 1,1;
max ”
3200
2-3,14-2.7-0,6
= 316° С.
§ 18.4. Мгновенная скорость охлаждения при данной
температуре
Определение скорости охлаждения может представ-
лять интерес, когда изменение скорости охлаждения в интервале
температур распада аустенита может вызвать существенное из-
менение механических свойств металла. Например, при сварке
закаливающихся материалов путем изменения режима сварки и
термического цикла можно заметно уменьшить степень закалки
отдельных зон и тем самым снизить вредные последствия, вы-
званные термическим циклом сварки.
Мгновенная скорость охлаждения w является первой произ-
водной температуры по времени
дТ
(18.13)
kJ If
Ее определение в общем случае, когда температурное поле
выражается формулами (17.19) и (17.23), производят следую-
щим образом. По формулам (17.19) и (17.23) находят координа-
ты точки, расположенной в интересующей зоне и имеющей темпе-
ратуру, при которой требуется определить скорость охлаждения.
Затем значения этих координат подставляют в формулу скорости
охлаждения (18.13).
Так как в большинстве случаев оказывается достаточным при-
ближенное определение скорости охлаждения, то используют
теорию мощных быстродвижущихся источников теплоты без уче-
та теплотдачи. Скорости охлаждения определяют только для оси
шва, ввиду их незначительного отличия от скоростей охлаждения
околошовных зон, нагревавшихся до T=800-f900°C и выше.
464
Температуры точек оси шва при наплавке валика на массив-
ное тело и однопроходной сварке пластин встык с учетом началь-
ной температуры находим из формул (17.43) и (17.44) при г=к
и у —О
т-ти = -^—, (18.14)
2 л Хи/
Т-То =
д
иб У 4лХср/
(18.15)

где Го — начальная температура изделия или температура со-
путствующего подогрева.
Если по формуле (18.13) вычислить производные от выраже-
ний (18.14) и (18.15), т. е.
dT q
dt 2ahvt2 ’
(18.16),
dT
dt
q
2u6 У 4nXcp/3
(18.17)
и в уравнения (18.16) и (18.17) подставить значения t из уравне-
ний (18.14) и (18.15), то получим скорости охлаждения
9 , (Т’-То)2 мя
W = “ 2лЛ-------;----, ( 1о- 1о)
w = - 2лХср (Г~у.3_. (18.19)
/ q у
Знак минус в уравнениях (18.18) и (18.19) показывает, что
происходит остывание металла. Скорость охлаждения зависит от
формы изделия (массивное тело, пластина), эффективной погон-
ной энергии ~ и температуры подогрева То.
Температура подогрева То практически позволяет в большей
степени регулировать скорость охлаждения, чем эффективная по-
гонная энергия.
Влияние подогрева и погонной энергии сварки на скорость
охлаждения резче сказывается в пластинах, чем в массивных
телах. Это следует из показателей степеней в формулах (18.18)
и (18.19).
Пример 17. Режим сварки па поверхности массивного тела из низколеги-
рованной стали подобран из условия качественного формирования шва и ха-
рактеризуется следующими параметрами: /=400 а\ 0/=38 в; с»=18 м/ч =
=0,5 см/сек, т)=0,8. Требуется определить мгновенную скорость охлаждения
металла при 7=650° С и в случае, если она выше 25 град/сек, определить тем-
пературу подогрева То» обеспечивающую указанную скорость охлаждения.
Теплофизические коэффициенты стали: а—0,08 см2!сек\ 1=0,38 дж1см-сек'град~
гр=4,8 дж] см?-град.
Определим вначале эффективную мощность источника теплоты q и погон-
Q
иую энергию сварки —.
q == 0,8-38-400 = 12 150 дж!сек;
q_ 12 150 = 24 доо дж!сеК'
v 0,5
Скорость охлаждения вычислим по формуле (18.18)
(650 — 20)2
w =-2-3,14-0,38 V <-=-39 град]сек.
z4 oUU
Рис. 18.7. Расчетный график для определения мгновенной ско-
рости охлаждения при наплавке валика па лист [8]
Определяем температуру подогрева, обеспечивающую скорость охлажде-
ния — 25 град!сек. Используем формулу (18.18):
25-24 300
11 - W — — ~ i и-: "26’5-10* г,"я‘-
Г — Го = 514° С; Т0 = Т —514 = 650 — 514 = 136° С.
Требуется осуществить подогрев изделия примерно до температуры
Ть=1404-150° С.
При сварке по плоскому слою скорость охлаждения также
целесообразно определять для точек по оси шва, т. е. для у—0,
z—О. Определение скорости охлаждения производится с по-
мощью номограммы (рис. 18.7). Вначале необходимо определить
критерий
1 2q/v
ё' = лб2ср(Т-7’о)
(18.20Х
466
который отложен по горизонтальной оси на рис. 18.7. А затем,
пользуясь кривой на номограмме, найти численное значение без-
размерного критерия на вертикальной оси.
Скорость охлаждения точек плоского слоя определяется по
формуле
/р__ 'г \2
w = — со2л/ь —-—-----—. (18.21)
q/v
Интересно отметить, что при значениях критерия (18.20) бо-
лее 2,5, скорости охлаждения точек плоского слоя, расположен-
ных по оси движения источника теплоты, почти совпадают со
скоростью охлаждения точек пластины, а при значениях крите-
рия менее 0,4 совпадают со скоростью охлаждения точек полу-
бесконечного тела.
Пример 18. На лист из стали б ==24 мм наплавляют валик при
а
«сгонной энергии-—=32 000 дж!см. Теплофизические коэффициенты: /,=
=0,38 дж!см- сек - град\ ср =^5,2 дж)см?-град.
Определить влияние окружающей температуры, изменяющейся в преде-
лах от 4-20° С до —30° С, на мгновенную скорость охлаждения металла
при 7'=700° С.
Толщина листа 6 = 24 мм не соответствует значениям, для которых ско-
рость охлаждения определяют по уравнениям (18.18) и (18.19). Поэтому будем
определять скорость охлаждения по графику на рис. 18.7.
Вычисляем при То=+2О°С безразмерный критерий (18.20)
1 _ __________2-32000 _ 1 0
6 3,14.2.42-5,2(700 — 20) ~ ’
По графику рис. 18.7 находим соответствующее значение критерия
ю ~0,79.
Скорость охлаждения определяем по формуле (18.21)
w — — 0,79
2-3.14-0,38 (700 — 20)2
32 00(Г
= — 27,3 град; сек.
Определяем скорость охлаждения при окружающей температуре
Г= —30° С
J_ = 2-32000= 0 93
О 3,14.2,42-5,2(700 + 30)
Находим по графику рис. 18.7
со = 0,87.
Скорость охлаждения при начальной температуре металла Т= —30° С
w==__0,87
2-3,14-0,38(700 + 30)2
32 000
~ — 34,5 град сек.
Скорость охлаждения изменяется примерно на 7 град!сек при изменении
начальной температуры тела на 50° С.
467
§ 18.5. Длительность пребывания металла выше
данной температуры
Длительность пребывания металла выше некоторой
температуры Т выражается на рис. 18.8 отрезком /н. Определим
зависимость tB от параметров режима сварки для двух случаев:
Рис. 18.8. Схема термического цик-
ла при однопроходной сварке
г2
^Зп — Тзн ”— ,
4а
1) наплавка на массивное
тело;
2) однопроходная сварка
листов встык.
Математические преобразо-
вания выполним для обоих
случаев одновременно, исполь-
зуя теорию мощных быстродви-
жущихся источников теплоты
без учета теплоотдачи, т. е.
Длительность нагрева tB
может быть выражена через
безразмерные критерии време-
ни т2 и т3:
У2
^2E = T2uf-, (18.22)
4а
где
4а/зв 4а/2н
Тзн — - — , Т2п — —'—
г- Г/2
Значения г2 и у2 выразим из уравнений (18.11)
подставим в выражение (18.22)
_ тзн 2q
Зн 4ле vk(Ttn — То) ’
t _ Т2н 8 Г q I2
2Е 64л<? /.ср <- аб(7\п — То) J
и (18.12) и
(18.23)
(18.24),
В свою очередь безразмерные величины т3 и т2 выражаются в
зависимости от режима сварки. Путем деления уравнений (17.43)
и (17.44) на уравнения (18.11) и (18.12) находим
г2
Г-Л> el-^i
Tm-T0 4at
(18.25)
468
„ 4aZ
Безразмерные времена -с3 = —
4aZ
т2 =----выражаются в
//2
у*_
уравнениях (18.25) через безразмерные величины-__1. На осно-
—Л)
вании зависимостей (18.25) можно построить номограмму для
Т Т2н
определения ---- и ____-__ , которые содержатся в выраже-
4ле 64ле
ниях (18.23) и (18.24) (рис. 18.9).
Для определения
длительности пребыва-
ния тела выше данной
температуры необходи-
мо вычислить величину
Г—То
—----- для интересую-
* Q
щей точки тела, отло-
жить ее на горизон-
тальной оси номограм-
мы на рис. 18.9, а за-
тем по соответствую-
щей кривой найти на
вертикальной оси —
или . Подставив
64л£
указанные значения в
выражение (18.23) или
(18.24), находим чис-
ленное значение /зн или
т2н
----- при однопроходной сварке
64л£
Рис. 18.9. Номограммы для определения
тзн
---- и
4 ле
пребывания
Пример 19. Определить
длительность
выше 1000° С точек около-
шовной зоны, лежащих у
границы сплавления (Т=
= 1500° С) при электрошла-
ковой сварке плит 6=
— 800 лсл; 9=130000 дж!сек.
v=0,3 л/ч=0,0083 см!сек.
Теплофизические коэффициенты:
=5 dote!см3 • град.
Так как зависимости § 18.5 получены на основе использования теории
быстродвижущихся источников теплоты, то определение продолжительности
нагрева при электрошлаковой сварке является ориентировочным. Используем
схему линейного источника теплоты в пластине. Определяем безразмерный
критерий .
Л = ОДО дж/см • сек • град; ср —
1000 — 20 Л
-----------= 0,662.
1500 — 20
На рис. 18.9 находим
"2н
64яе
= 0,018.
о
-= 1255 сек = 21 мин.
Для определения продолжительности пребывания металла выше
7~ 1000° С используем формулу (18.24):
„ Л,п 8 Г 130 000
/2Ч = 0,018 ------ ----------—-------------
0,4-5 L 0,0083-80(1500 — 20)
§ 18.6. Термический цикл и его регулирование
при многослойной сварке
Многослойной сваркой нередко сваривают конструк-
ции из легированных сталей, в которых воздействие термического
цикла может повлечь за собой существенные изменения свойств
металла. Для таких конструкций определение термического цик-
ла и его регулирование представляет наибольший интерес. Вслед-
ствие сложности явления распространения теплоты при много-
слойной сварке в настоящее время можно в основном дать каче-
ственное описание процесса. Количественные зависимости имеют
ориентировочный характер и служат для приближенного опре-
деления параметров процесса.
Тепловое воздействие на металл при многослойной сварке за-
висит от того, производится ли сварка длинными или короткими
участками.
Сварка длинными участками. Под сваркой длинными участ-
ками обычно понимается укладка валика на всю длину завари-
ваемого соединения, т. е. на длину более 0,54-1 м. При сварке
склонных к подкалке сталей скорость охлаждения является
одним из параметров, определяющих возможность появления за-
калочных структур. Наибольшая скорость охлаждения обычно
бывает у первого слоя, так как последующие слои, как правило,
остывают медленнее вследствие имеющегося подогрева. Однако
после перерыва в сварке, когда изделие полностью остынет, мо-
жет оказаться, что скорость охлаждения очередного слоя выше,
чем первого.
Для определения скорости охлаждения первого слоя в стыко-
вых (рис. 18.10, б), нахлесточных (рис. 18.10, в), тавровых
(рис. 18.10, г) и крестообразных (рис. 18.10, б) соединениях ис-
пользуют расчетную схему наплавки валика на плоский слой
(рис. 18.10, а), при этом вводятся поправочные коэффициенты
для определения расчетной погонной энергии 1 — 1 и рас-
\ /расч
четной толщины плоского слоя драсч (рис. 18.10).
Поправочный коэффициент к погонной энергии вводится для
учета условий распространения теплоты в области, непосредст-
венно прилегающей к месту введения теплоты, а поправочный ко-
470
эффициент для толщины в стыковом сварном соединении
(рис. 18.10,6)—для учета условий распространения теплоты
вдали от источника теплоты. Методика расчета скорости охлаж-
дения валика на плоском слое изложена в § 18.4. Вместо qlv и 5
при расчете в формулы (18.20) и (18.21) вводятся ^-^расч и
брасч (рис. 18.10).
Скорость охлаждения первого слоя уменьшается с увеличени-
ем сечения слоя, т. е. с увеличением погонной энергии, с увеличе-
нием температуры подогрева и с уменьшением толщины мате-
мечетная по- ц, $ а ? а. ? a t
генная энергия ~~~
а 2 v 3 V 3 V 2
Рис. 18.10. Значение расчетной толщины 6раСч и расчетной погонной энер-
гии (/уДОрасч для определения скорости охлаждения первого слоя много-
слойного шва [8]
риала 6. Наиболее сильно влияет на скорость охлаждения тем-
пература подогрева TQ.
Сварка короткими участками. К многослойной сварке корот-
кими участками прибегают в тех случаях, когда стремятся про-
длить пребывание металла выше определенной температуры и не
допустить быстрого охлаждения его ниже этой температуры. Теп-
ловые воздействия навариваемых коротких слоев складываются
и замедляют скорость охлаждения отдельного слоя. Режим мно-
гослойной сварки (каскадной, горкой) включает, помимо прочих,
три независимых параметра — погонную энергию , которая
зависит от сечения слоя, длину участка /, температуру подогрева
Го, поэтому он более гибок, чем режим однопроходной сварки.
Условия сварки короткими участками выбирают такими, что-
бы температура охлаждения первого слоя к моменту подогрева
вторым слоем не падала ниже определенной температуры Тв и
чтобы длительность пребывания околошовной зоны выше тем-
пературы Тв соответствовала условиям завершения распада
аустенита. В качестве температуры Тв принимают температуру
начала мартенситного превращения (200—350° С) или темпера-
туру наиболее вероятного образования холодных трещин (60—
200° С). Более подробно о выборе указанных температур изложе-
но в разделе IV.
471
Температура rD, до которой охлаждается первый слой, зави-
сит в частности от длины завариваемого участка /, погонной
энергии сварки q/v и температуры подогрева То- Выразим связь
между перечисленными параметрами. В качестве расчетной схе-
мы примем схему мгновенного выделения теплоты на заваривае-
мом участке / в начальный момент сварки; при этом также при-
мем, что теплота выделяется равномерно по толщине металла 5,
распространяется только в направлении у и теплоотдача отсут-
ствует (рис. 18.11). Иными словами, принимается схема линейно-
Сборка
первого слоя |
X
Расчетная
Рис. 18.11. Расчетная схема определения темпера-
туры первого слоя при сварке короткими участ-
ками
го быстродвижущегося источника теплоты в пластине. Выбран-
ная схема не учитывает ряда особенностей распространения теп-
лоты, однако может быть принята для расчета по следующим
соображениям. Температура Тв, как указывалось выше, не превы-
шает, как правило, 350° С. Когда околошовная зона охладится до
2004-300° С, то температура по сечению успевает выравняться, и
поэтому несущественно, какое распределение теплоты принято в
начальный момент времени.
Температура Т точек, расположенных по оси х (рис. 18.11),
согласно уравнению (17.44) изменяется во времени:
г б У 4n?vtpZ
(18.26)
Поставим условие, что за период времени сварки одного слоя
/Cj на участке / температура Т понизится до Тв- Тогда
q2
tc.. = , - ----—• (18.27)
4пкср6га2(7в — / о)2
472
Время сварки /Cf=4+^n слагается из времени чистого горе*
ния дуги tr=Uv и перерывов /п, и— скорость сварки. Вводя ко*
, /г
эффициент чистого горения дуги кг — — находим
(18.28)
1 Vkr ‘
Подставляя уравнение (18.28) в уравнение (18.27), численные
значения и ср и вводя поправочный коэффициент находим I
, kl krq2
I = 0.04----
б2с(Гв-~:
(18.29)
Коэффициент ^г=0,6“0,8 для ручной многослойной сварки
и Лг=1 для автоматической многодуговой сварки; поправочный
коэффициент &з, найденный
опытным путем, равен 1,5 для
соединения встык; Р,9— для
соединений втавр и внахлест*
ку; 0,8 — для крестового соеди-
нения. Длина участка, найден-
ная по формуле (18.29), обес-
печивает пребывание первого
слоя при температуре выше Тв
к моменту начала сварки вто-
рого слоя шва.
Пример 20. Пластины из стали
40Х толщиной 6 = 16 см сваривают
многослойным швом встык. Выбран
ный режим сварки: /=170 а; £7=25 в\
q=0,8; о=0,2 см/сек. Определить
длину участка при сварке- короткими
участками при условии, что темпера-
тура мартенситного превращения 7М
стали 40Х близка к 300° С.
Принимаем
Рис. 18.12. Расчетная схема при
определении продолжительности
нагрева околошовной зоны много-
слойного стыкового шва
= Гм 4- 50 = 300 + 50 = 350° С.
Поправочный коэффициент для соединения встык &з=1,5, коэффициент
горения дуги /гг=0,75, Го=2О°С.
Находим эффективную мощность
q == 0,8-170*25 — 3400 дж/сек.
Используем формулу (18.29):
1,52*0,75-3406-2
/^°'04 1,62.0,2(350 — 20)2
14 см.
При данном режиме сварки и длине участка 140 мм 1-ый слой не охлаж-
дается ниже 350° С.
473
Длительность пребывания зоны термического влия-
ния выше определенной температуры определяется примерно
из тех же расчетных предпосылок, что и в предыдущем случае»
однако с учетом теплоотдачи в воздух. Предполагается, что в
течение всего процесса заполнение разделки валиками
(рис. 18.12, а) действует плоский неподвижный источник теплоты
в сечении с координатой у=0 (рис. 18.12, б). Теплота распро-
страняется вдоль оси Оу.
Расчетная мощность источника теплоты
qp = krkqq,
(18.30)
где q — эффективная мощность дуги;
А’г — коэффициент горения дуги;
kq — коэффициент приведения мощности дуги, учитываю-
щий тип соединения (feQ=-l для стыкового соединения,
/^=0,67 для таврового соединения и нахлестки, Af/=0,6
для крестового соединения).
Расчетная площадь поперечного сечения стержня
^ — 6/,
где I — длина завариваемого участка, см.
Длительность пребывания околошовной зоны первого слоя
выше температуры Гв находят по номограммам на рис. 18.13 в
зависимости от длительности сварки /с всех слоев, безразмерного
параметра 0, коэффициента температуроотдачи b и безразмерно-
го расстояния pi до рассматриваемой точки околошовной зоны.
Эти величины определяются по следующим формулам:
(18.31)
р/2’
где F—— площадь поперечного сечения стержня;
р/2 — половина периметра;
п — число слоев по сечению разделки;
|#| —расчетное расстояние околошовной зоны от плоско-
го источника теплоты, равное: для стыковых швов
половине ширины разделки в верхней части (см.
рис. 18.12, а), а для угловых швов половине размера
катета шва.
474
Продолжительность (/в)п пребывания околошовной зоны по-
следнего слоя выше температуры Тв можно приближенно опре-
делить из соотношения
в
Рис. 18.13. Номограммы для определения длительности пребывания tti
выше определенной температуры Тв точек околошовной зоны в зави-
симости от длительности tc действия источника теплоты:
а — Pi “0; б — pj — 0,1; в — pt — 0,2 [8]
Пример 21. Для условия примера 20 данного параграфа определить дли-
тельность пребывания околошовной зоны 1-го слоя при температуре
Т'вг=350°С, если разделка заваривается шестью слоями и имеет размер в верх-
ней части около 18 мм.
Для определения безразмерного критерия температуры 0 по уравнению
(18.31) вычислим входящие в него величины. Для 7^350° С по графику на
рис. 16.6 находим
а — 3 • 10~3 дж/см? • сек • град.
Принимаем ср=5,2 дж/см*-град] а=0,075сл£2/г/?с(?; Х=0,39 дж/см-сек-град;
р/2 :
F=BZ = 1,6-14 = 22,4 с.«2;
— = 1,6 + 14= 15,6 см;
475
22 4
2а 2*3.10-з
£ -------,=-------------g 1. iO-4 ]
С?&„Р 5,2-1,43
<7р — 0,75-1 • 3400 — 255'1 дж/сек;
2-0,39-1,6-14
255’3
B.biO-4
0,075
Длительность заварки одного участка шестью слоями
14-6
-------------------------------------— =l= 560 сек.
1.10-4.363 = 0,453;
Pi =
1п
с vk
— = 0,
а
8,1.10-4
= 0,0935.
По графику на рис. 18.13, б находим, что при полученных значениях 0
и btc критерий б/в=0Д откуда
1-го слоя выше ГВ=35О°С
длительность пребывания околошовной зоны
Р b
0,6
----— = 742 сек.
8 Ы0-4
Длительность пребывания
ТБ=350°С согласно уравнению (18.32)
околошовной зоны последнего слоя при
(^п)ц
vk
14
0,2*0,75
§ 18,7. Плавление основного металла. Тепловая
эффективность процесса сварки
Плавление основного металла при сварке осущест-
вляется с целью соединения между собой свариваемых деталей.
Сварные соединения в основном можно разделить на две крайние
группы:
1) соединения, в которых свариваемые детали могут быть
соединены без участия присадочного металла;
2) соединения, для осуществления которых требуется приса-
дочный металл.
В обоих случаях необходимо проплавить основной металл на
некоторую глубину. Если не ставится специальная задача полу-
чить определенный химический состав металла шва, то достаточ-
но осуществить расплавление основного металла на минимальную
глубину в несколько десятых долей миллиметра. Однако во из-
476
бежание несплавлений глубину проплавления увеличивают иног-
да до значительных размеров. Очевидно, что в зависимости от
формы сварного соединения к источнику теплоты могут быть
предъявлены различные требования в отношении конфигурации
зоны проплавления.
Идеальным представляется такое тепловыделение в источни
ке и такое расплавление основного металла, которое обеспечива
ло бы равномерную глубину проплавления во всех точках сопря
гаемых поверхностей. Одна-
ко в настоящее время воз- а)
можности регулирования
процесса и формы проплав-
ления основного м атериала
ограничены. Некоторые про-
цессы обладают высокой
степенью регулирования —
эл ектрош лаковый процесс,
электронный луч, в меньшей
степени — газовое пламя.
Наиболее распространенный
источник энергии при свар-
ке— электрическая дуга об-
ладает относительно неболь-
шими возможностями для
регулирования распределен-
ности теплоты. Поиски воз-
можностей регулирования
теплового потока непрерыв-
но продолжаются — предло-
жены электромагнитные, ме-
Рис. 18.14. Формы сварочной ванны
при дуговой сварке:
a — поверхностная дуга; б — погруженная
дуга; в — дуга под флюсом
ханические и другие спосооы
регулирования.
Применительно к протя-
женным сварным соединеии-
ям целесообразно кратко
рассмотреть формы расплавления основного металла различны-
ми источниками теплоты и возможности их регулирования. Не-
которые вопросы были уже частично рассмотрены при описании
сварочных источников теплоты и распределенности их тепловых
потоков. Характеристики источников теплоты в значительней
мере предопределяют форму расплавления основного металла.
Сварочная дуга, газовое пламя. Движущаяся сварочная дуга
на поверхности массивного тела образует ванну расплавленного
металла, которая обычно вытянута в направлении движения ду-
ги и характеризуется следующими параметрами (рис. 18.14):
L — длина ванны; В — ширина ее; Н — глубина проплавле-
ния; Нн — глубина кратера.
477
Вследствие ряда причин дуга и газовое пламя способны по*
гр ужаться в металл. При поверхностной дуге ванна неглубока.
При погруженной дуге металл оттесняется к заднему краю и
форма проплавления изменяется. Соотношения между размера-
ми ванны могут быть самые различные как при сварке плавящим-
ся, так и неплавящимся электродом.
Очертание зоны проплавления характеризуют относительная
глубина проплавления Н/В или обратная ей величина — коэффи-
В
циент формы провара фПр — —,а также коэффициент полноты
проплавления цдр =где — площадь проплавления. Ве-
НВ
личина цлр колеблется в пределах 0,6-у0,8. Для сварки под флю-
сом характерно большое HjB, Максимальные значения II/В, до-
стигаемые при дуговой сварке, обычно не превосходят 3. Очерта-
ние зоны наплавки характеризуют коэффициент формы валика
В
фв = -— а также коэффициент полноты валика (где
г-
я — величина усиления шва, гы — площадь наплавки).
Теория, описывающая распространение теплоты в телах, не
позволяет точно определить размеры и форму ванны. Теоретиче-
ское очертание ванны не совпадает с действительным, так как в
расчетах не учтен ряд параметров, влияющих на форму ванны.
К ним относятся: распределенность теплового потока по пятну
нагрева, скрытая теплота плавления, переменные значения тепло-
физических коэффициентов, колебания параметров режима в
процессе сварки и др.
Расчет позволяет приближенно оценить размеры ванны. При
наплавке валика на поверхность массивного тела температура»
вычисленная по уравнению (17.39) для точек г=0, расположен-
ных на оси валика,
(18.33)
Из уравнения (18.33) можно выразить продолжительность
пребывания металла в расплавленном состоянии, если положить
I=1ц и Т=Тпл

(18.34)
Длительность пребывания металла в жидком состоянии свя-
зана с длиной ванны очевидным соотношением
В -- --
V
(18.35)
где v — скорость сварки.
478
Заменяя /в в уравнении (18.34) его значением из уравнения
(18.35), находим
(18.36)
Длина ванны при наплавке валика на массивное тело пропор-
циональна мощности дуги и обратно пропорциональна коэффи-
циенту теплопроводности металла Л и температуре плавления
металла ТШ1.
Рис. 18.15. Формы провара:
а — при сварке электронным лучом: б — при электрош лаковой свар-
ке
Формула (18.36) показывает, что длина ванны от скорости
сварки не зависит. Опытные данные в целом указывают на спра-
ведливость формулы (18.36), хотя и обнаруживают некоторую
зависимость длины ванны от скорости. Аналогично можно оценить
ширину вапны. Экспериментальным путем получены поправочные
коэффициенты для некоторых случаев сварки, с помощью кото-
рых можно определить ширину ванны более точно.
При сварке тонкого металла па подкладке дугой или газовым
пламенем боковые границы ванны могут быть практически пер-
пендикулярными к плоскости листов. Однако в этом случае ши-
рина провара значительно превосходит толщину металла. Достиг-
нуть равномерного по толщине металла и узкого провара (В<
при дуговой и газовой сварке, как правило, не удается.
Электронный луч. Электронный луч генерирует теплоту внут-
ри металла. При сильной фокусировке и большом разгоняющем
напряжении отношение Н/В может достигать весьма больших
значений порядка 30 и более. Ванна расплавленного металла
представляет по форме сплющенный конус с эллиптическими
поперечными сечениями (рис. 18.15, а). При сварке листов дости-
гается узкий и равномерный по толщине провар.
479
Электрошлаковый процесс. Электрошлаковый источник теп-
лоты обладает довольно низкой удельной мощностью 476. Фор-
ма металлической ванны нередко близка к полуокружности
(рис. 18.15, б). Специфической особенностью проплавления ос-
новного металла является резкое закругление границы расплав-
ления вблизи раздела шлаковой и металлической ванн. Объяс-
няется это подогревом кромок металла шлаком, действием
металлического источника теплоты при опускании капель пере-
гретого присадочного металла и циркуляцией жидких фаз. Ши-
рина провара и глубина металлической ванны зависят от пара-
метров режима: тока, напряжения, скорости сварки, ширины
зазора, размеров шлаковой ванны и др.
Равномерность провара по толщине металла зависит от ха-
рактера движения электродов в разделке, расположения мунд-
штуков, тока и напряжения на отдельных фазах, теплоотвода в
ползуны. При соответствующем подборе параметров режима
можно получить равномерный провар по толщине металла.
Тепловая эффективность процесса сварки. Теплота, выделяе-
мая сварочным источником нагрева, предназначена для расплав-
ления металла изделия, (а также присадочного металла) с
целью соединения между собой свариваемых поверхностей.
Вследствие потерь теплоты на испарение металла, нагрев шлака
или защитного газа, подогрев металла, не участвующего в рас-
плавлении, количество теплоты, участвующего собственно в рас-
плавлении металла, сравнительно невелико. Остальная часть теп-
лоты, с точки зрения своего прямого назначения — плавить
металл, расходуется бесполезно. Очевидно, что различные источ-
ники нагрева в сочетании с конкретными типами соединений будут
характеризоваться различными свойствами в отношении расплав-
ления металла. В настоящее время в сварочной научной литера-
туре принято характеризовать эффективность использования теп-
ловой энергии подвижных источников теплоты термическим
к. п. д. процесса проплавления основного металла

РПрр^ПЛ
я
(18.37)
Коэффициент гц выражает отношение условного теплосодер-
жания ^/пррйпл, проплавленного за единицу времени основного
металла, к эффективной тепловой мощности источника теплоты.
Величина теплосодержания в единице веса металла АПл вклю-
чает в себя также скрытую теплоту плавления, затрачиваемую на
переход металла из твердого в жидкое состояние.
Расчетное определение щ для случаев точечного и линейного
источников теплоты соответственно в полу бесконечном массив-
ном теле и в пластине производится по формулам (17.19) и
(17.23). По ним определяются размеры зоны проплавления F^p,
480
ограниченные изотермами Т—Тгл, необходимые для включения
в формулу (18.37).
Ра-счетное определение щ показывает, что при расплавлении
металла массивного тела точечным источником теплоты, движу-
щимся по его поверхности, величина тр возрастает с ростом без-
qv
размерного критерия е3=__2____ ,т. е. термический к. п. д. выше
у мощных дуг, перемещающихся с большой скоростью. Однако
тр для случая мощных быстродвижущихся дуг, когда ез->оо, не
может быть выше — =£),368.
е
Соответственно при расплавлении металла пластины линей-
ным источником теплоты величина тн возрастает с ростом безраз-
д
мерного
критерия В2 =
однако не может быть более
— 0,484 в случае мощных линейных источников теплоты,
когда "т—>ск>. Более подробные сведения об тр имеются в моно-
графии [8].
Пример 22. Определить длину ванны и термический к. и. д. процесса
при наплавке валика на массивную деталь из малоуглеродистой стали при
режиме: /=600 а\ £7=32 в; v=l2 ж/ч=0,333 см!сек\ непосредственными изме-
рениями на шлифе определено Fup=l,25 см2. Эффективный к. п. д. процесса
Чм известен и равен 0,8. Коэффициент теплопроводности согласно табл. 16.2
Z=0,4 doicjcM ♦ сек град.
Определяем эффективную мощность источника теплоты
# ~ 7j и £77 — 0,8-609• 32 = 15<350 дж!сек.
По формуле
Fn л 1520° С,
(18.36)
ориентировочно определяем
длину ванны, полагая
15 350
2.3,14.0,4-1529
= 4 с м.
Определение термического к. п. д. выполним по формуле (18.37).
Величину /inл с учетом теплоты плавления находим по рис. 16.2, равной
1360 дж/г; величину р принимаем равной 7,8 г!смА\
0, <333-1,25.7,8-1360
=--------------------------Л 9ЙЙ
Полный тепловой к. п. д. t|np выражает отношение теплосодер-
жания v-FuppZ/nn, проплавленного за единицу времени основного
металла, ко всей (полной) тепловой мощности сварочного источ-
ника теплоты: *
(18.38)
Л
16—689
481
Очевидно, что названные два коэффициента нс являются уни-
версальными и достаточно всесторонними, чтобы характеризо-
вать процесс сваривания в любых условиях сочетания источника
теплоты и типа сварного соединения. Как указывалось выше,
встречаются соединения двух основных крайних типов: соедине-
ния с преимущественно наплавленным металлом и соединения,
образуемые преимущественно за счет проплавления основного
металла. Например, при сварке встык с разделкой или втавр
(рис. 18.16, а — г), где качественное соединение возможно толь-
С присадкой
Без присадки
Рис. I8.1G. Поперечные сечения сварных соединений
ко при наличии присадочного металла, источник теплоты должен
выполнить две функции: расплавить необходимое количество
присадочного металла и сварить его с основным металлом.
В этом случае величиной, характеризующей тепловую эконо-
мичность процесса, мог бы служить полный тепловой к. п. д. про-
цесса наплавки
b’Fнрйдл
Циан = 7~т--
(18.39)
Для соединений, образуемых преимущественно за счет про-
плавления основного металла (рис. 18.1G, д, <?), главным являет-
ся не объем расплавленного основного металла, а площадь соеди-
нения. По предложению В. Н. Волченко в этих случаях тепловую
эффективность процесса сварки целесообразно характеризовать
удельной затратой количества теплоты на единицу площади сва-
риваемой поверхности
UI
где fcib —площадь соединения, свариваемая за 1 сек.
Например, для случая однопроходной сварки встык (рис. 18.16, 5)
/св, = иб.
482
Ориентировочные значения 8 для различных сварочных источ-
ников теплоты при однопроходной сварке встык приведены в раз-
деле I.
В производственных условиях принято также характеризовать
способы сварки и типы электродов по производительности про-
цесса сварки, оцениваемой количеством расплавленного металла
в единицу времени па один ампер сварочного тока. Подробнее
этот показатель освещен в следующем параграфе.
§ 18.8. Нагрев и плавление присадочного металла
Термические циклы в присадочном металле не име-
ют самостоятельного значения, так как в конечном итоге приса-
дочный металл подвергается переплавке. Изучение нагрева
присадочного металла и распределения температур позволяет оце-
нить условия, в которых происходит его плавление. Для электро-
дов, содержащих в своем составе покрытия, исследование про-
цесса нагрева важно для определения возможной потери проч-
ности и разрушения покрытия вследствие его подплявления.
Все случаи нагрева присадочного металла (электрода) мож-
но в основном разделить на две схемы:
1. Присадочный стержень (электрод) имеет конечную длину.
При этом место токоподвода относительно электрода не переме-
щается.
2. Присадочный стержень (электрод) является бесконечным.
При этом электрод перемещается относительно места токоподво-
да (если таковой имеется).
К первой схеме нагрева относятся ручная дуговая сварка пла-
вящимся электродом, элсктрошлаковая сварка пластинами, эле-
ктрошлаковый переплав, элсктрошлаковая сварка плавящимся
мундштуком (по отношению к мундштуку), ручная газовая свар-
ка с присадкой, сварка неплавящимся электродом (по отношению
к вольфрамовому или угольному электроду).
Ко второй схеме нагрева относятся автоматическая и полуав-
томатическая сварка плавящимся электродом (под флюсом, в га-
зовой защите), элсктрошлаковая сварка проволоками, электро-
шлаковая сварка плавящимся мундштуком (по отношению к
проволокам), сварка неплавящимся электродом с подачей при-
садочной проволоки в зону дуги.
Первая схема нагрева. В общем случае (рис. 18.17, ау б)
электрод конечной длины имеет в точке Л токоподвод; по элект-
роду протекает ток, который его подогревает; в точке О электрод
дополнительно нагревается источником теплоты (дугой или шла-
ком) и плавится. В частных случаях по электроду ток может не
протекать (газовая сварка) или электрод не плавится (воль-
фрамовый, угольный электроды).
16*
483
Определим отдельно нагрев электрода от протекающего тока
и от источника теплоты, действующего в точке О.
Уравнение теплового баланса нагрева стержня проходящим
током составим для единицы длины стержня:
dT
Cf)-—F — pri2F — a(T — To)p. (18.40)
Первый член уравнения (18.40) представляет собой накопле-
ние теплоты в стержне сечением F в единицу времени; второй
Рис. 18.17. Схемы нагрева электрода
конечной длины:
а — нагрев ври ручной сварке; б — нагрев
при электрон лаковой сварке пластинами;
в — сечение вдоль оси электрода с покры-
тием
член выражает количество теп-
лоты, выделяемой током плот-
ностью / в стержне с удельным
сопротивлением рг; третий член
представляет собой количество
теплоты, отдаваемое с поверх-
ности стержня периметром р в
окружающее пространство.
Решение дифференциального
уравнения (18.40), если при-
нять коэффициенты ср, рг и а
не зависящими от температу-
ры, может оказаться неточным
при изменении температуры в
широких пределах.
Удельное сопротивление ме-
таллов возрастает с температурой (рис. 18.18, а). Зависимость
Р г
величины — от температуры для ряда материалов можно при-
СР
ближенно описать линейным соотношением
— = (— )0(1 + ₽П. (18.41)
Ср ' ср
/ з- \ _ л
где — — значение при Г—0.
к ср /о
Для тонких стержней, какими являются сварочные электро-
ды, роль теплоотдачи довольно велика. Коэффициент — следу-
ср
ет принимать не постоянным, как это обычно делается в расче-
тах, а зависящим от температуры
(18.42)
Подставляя уравнения (18.41) и (18.42) в дифференциальное
уравнение (18.40), находим его решение
1 + рт
1 +₽Г0
g (3wF во(Ы-рТо)р *
Шо + 60(Го — Т)
(18.43)
484
(Pr
—
ср
— начальная скорость нагрева;
— начальный коэффициент темпер атуроотда-
чи для стержня.
Точность определения
температуры по уравнению
(18.43) зависит от выбора
постоянных коэффициентов,
определяемых опытным пу-
тем. Для электродов с по-
крытием (см. рис. 18.17, в)
величина ср в уравнении
(18.43) выражает среднюю
теплоемкость стержня и по-
крытия, периметр по-
перечное сечение F =_____L,
4
100 130 о
t, сек
100
tfCCK
Рис. 18.18. Сдельное сопротивление и нагрев током электродного металла
^Л«ВИкм°СТЬ улельного сопротивления стали от температуры (МУ — малоуглепо-
ная^с'та^^ высокомарганцовистая, КМ — кремнем а рганцо виста#, АУСТ
с покрытием ОММ-5;
_ _____ _А ж _ й УОТСЪТ Н
нагрев электрода из малоуглеродистой проволоки б, 16% С 0 б жлг
‘ в~^ек1Р°да 113 хР°моиикелевой проволоки (25% Сг'
12% NI) 0 6,2 мм с покрытием G-0
Вычисления по формуле (18.43) упрощаются при использова-
нии номограммы на рис. 18.19. На номограмме принято условное
485
обозначение
я — pWo bn (1 4“ Р^о).
Численные значения коэффициентов при расчете температуры
электродов рекомендуется выбирать по табл. 18.1.
Вычисления и экспериментальные данные показывают, что
скорость нагрева электрода существенно зависит от удельного со-
противления материала стержня. Стержни из аустенитной стали
при температурах до 600° С имеют значительно большее рг, чем
стержни из малоуглеродистой проволоки (см. рис. 18.18, а). По-
этому аустенитные стержни нагреваются значительно быстрее,
чем малоуглеродистые (см. рис. 18.18, б, в), одпако темп роста
температуры при повышенных ее значениях у них замедляется,
так как рг возрастает медленнее, чем теплоотдача в воздух. Хотя
малоуглеродистые стержни нагреваются медленнее аустенитных,
но скорость их нагрева непрерывно возрастает вследствие значи-
тельного возрастания рг. Чем выше плотность протекающего то-
ка, тем выше температура нагрева. Тонкие электроды вследствие
повышенной теплоотдачи нагреваются медленнее, чем толстые,
если плотности тока одинаковы.
Пример 23. До какой температуры нагреется электрод диаметром 5 им
с покрытием ОММ-5 через 60 сек после начала горения дуги, если ток по-
стоянный, /=250 а. Начальная температура электрода 20° С.
Плотность тока в электроде
250
J =----------= 12,7 а!ям?,
—-0,52
4
Находим постоянные из табл. 18.1:
р = 5-10“з ]./град\
= 2.4-10-2j2 = 9,4-10-2.12,72 3,88 град/сек;
0,96-10-2
h =-------й----
Вычисляем nt:
0,96-10-2
—----------= 0,192-10-2 1/сек;
nt = [5 • 10-з. з, 88 + 0,192 -1 ()-2 (1 5 -10~з 20) ] 60 = 1.29.
Вычисляем
о /
4^
По номограмме на рис. 18.19 находим
нагрева электрода к концу плавления
2,0 2,0
= 5-Ю-з
=10,2.
----—-------J-20
0,192-10-2
пачспис рТ=2,0. Температура
5-Ю-з
400° С.
Помимо нагрева
источником теплоты
проходящим током, электрод нагревается
в точке О (см. рис. 18.17). Если электрод
486
плавящийся, то температура на конце электрода равна темпера-
туре капель Тк. Источник в точке О можно рассматривать как
подвижный, перемещающийся со скоростью плавления электро-
да w. Используя уравнение (17.31) предельного состояния про-
цесса распространения теплоты от подвижного плоского источ-
Рис. 18.19. Номограмма для расчета процесса нагрева током электрода
из малоуглеродистой стальной проволоки [8]
пика теплоты в стержне в области впереди источника при 6 = 0,
получаем распределение температур в стержне от нагрева источ-
ником теплоты в точке О:
(18.44)
где х— расстояние от торца электрода, см, температура конца
которого равна температуре капель Ти\
w — скорость плавления электрода, см/сект,
487
Гт — температура подогрева электродного стержня то-
ком, °C.
В уравнении (18.44) вместо мощности q задана темпера-
тура торца Ти за вычетом температуры подогрева током
На рис. 18.20 представлено распределение полной температуры Т.
Дуга нагревает лишь область у самого конца электрода, так как
Рис. 18.20. Распределение температуры вдоль электрода:
а при ручной сварке и малом времени нагрева /ц б — при ручной сварке и зна-
чительном времени нагрева /а; в — при электрошлаковой сварке пластинами
вследствие большой скорости плавления теплота не успевает рас-
пространиться по стержню (рис. 18.20, а, б). При электрошлако-
вой сварке пластинами или плавящимся мундштуком теплота от
шлака распространяется значительно дальше (рис. 18.20, в).
Пример 24. Определить длину участка электрета у его конца, нагреваю-
щегося от теплоты дуги до 200° С и выше, при следующих условиях:
Гн— 2500° С (условно); Гт—0° С; 0,3 см!сек\ а=0,08 см2[сек (малоуглеро-
дистая сталь).
Подставим заданные величины в уравнение (18 44)
200 = 2500 -е
0,3л
0,08
откуда
По таблицам находим
в 3.75x._q,q^
3,75-х = 2,525,
откуда
= 0, ^12 см.
Участок электрода, нагреваемый дугой, весьма мал.
488
Вторая схема нагрева. При автоматической дуговой сварке
проволока нагревается также двумя источниками теплоты —
проходящим током и дугой (рис. 18.21, а). Длина нагреваемой
части остается постоянной и равной вылету электрода L Схему
нагрева проволоки можно
источниками теплоты, рас-
пределенным qT и сосре-
доточенным q (рис. 18.21,
б). Причем температура
в точке О равна темпера-
туре капель Тк. Скорость
подачи проволоки обычно^
н астолько значител ьн а,
что теплота от распреде-
ленного источника 9г поч-
ти не успевает распро-
страниться в направлении
и температура от на-
грева током может быть
представлена, как линей-
ная зависимость:
представить двумя движущимися
(18.45)
Определение величины
может производить-
ся по уравнению (18.41)
численно или приближен-
но. Время нагрева t при-
нимается равным l/w.
Температура от подо-
грева дугой определяет-
ся аналогично уравнению
(18.44)
Рис. 18.21. Нагрев электродной проволо-
ки при автоматизированной подаче элек-
трода:
а — распределение температур при дуговой
сварке; б — схема движения источников тепло-
ты при дуговой сварке; в — распределение тем-
ператур при электрошлаковой сварке прово-
локами; г — схема движения источников тепло-
ты при электрошлаковой сварке проволоками
а-л*
а
ттах
При электрошлаковой сварке проволоками (рис. 18.21, в)
электрод на участке «сухого» вылета подогревается проходя-
щим током в соответствии с уравнением (18.45) при Z=/c, а на
шлаковом участке — током и шлаком. Схему нагрева можно
представить двумя распределенными подвижными источниками
теплоты в стержне (рис. 18.21, г). Температура на конце элек-
трода равна температуре шлака Тш. Распределение температур
примерно описывается двумя прямыми линиями: на участке
489
Таблица 18.1
Численные значения коэффициентов, используемых при расчете
температуры электродов
Тип электрода Род тока 3, 1 град * гГф . град/сек •1- , 1 град
П ревелока Покрытие
Мал оу г ле- Меловое Постоянный 4,17-10“3 3,1.Ю-3/з 1Д7-10"“2
рпдистая Переменный 3.33-10-3 3,7-10-2 f <•'1 1,4-Ю— “
ОММ-5 и УОНИ-13 Постоянный 5,0-10-3 2,4-10г-2 ft 6.96-10“2
Переменный 4,17-10“s 2.7-10-27-2 0/I8. К
•/(
* / — брать в а/мм2; * * di—брать в .«Л.
/ш уравнением
т=—----------------------^Т, , (18.46;
/ max
ш
а на участке от х=1ш до x=Zm + /c уравнением (18.45), если в нем
положить /=/с.
Пример 25. Диаметр малоуглеродистой проволоки J--4 лмг; ток перемен-
ный, / = 700 а\ вылет электрода /=80 льи; скорость плавления проволоки —
3.3 см/сек. Определить примерное распределение температуры по длине вылета
от нагрева проволоки током.
Рассчитаем установившуюся температуру нагрева током в середине
вылета — =40 мм и на конце у оплавляемого торца /=80 мм, Длительности
иагрсва соответственно:
1 8 1 Я
+ — - . о л О z. ,
с - — —- Л Л гч — 1,^1 СС/С, — л,U сек .
2ш 2-3,3 3,3
Расчет температуры ведем приближенно с помощью номограммы на
рис. 18.19 и табл. 18.1.
Плотность тока
700
J == —------— =55.7 а/мм-.
V'0’42
4
По табл. 18.1 для голого электрода и переменного тока находим
3 = 3,33-10-3 Цград; = 3,7-10-2/2 = 3,7-10~2.55,72 = 115 граЭ/сек.
1,4-10-2 1,4-10-2
== *-----;-----=-------------= 0,35-10-2 1/град.
d-i 4
490
Находим безразмерные критерии
л ( . г \ n пп in-
= 3,33-10~з
0,35-10-2
Для /=1,21 сек
nt^ [3,33-10-3.115 4- 0.3.5-10-2(1 -1- 3,33.10-3.20)] 1,21 = 0,468.
Для /=2.42 сек
nt = 0,935.
По номограмме па ходим
ВГ ,=0,6; 137^0=1,55.
Отсюда находим температур^!
------------= 180е С; Тv 0 = о ;
3,33 -10-з Л - ° 3,33-1 о-з
Плавление электрода. Плавление электродов при дуговых
способах сварки осуществляется путем нагрева металла дугой от
температуры Гт в точке О до температуры капель Тк. Теплосо-
держание металла при этом возрастает от йт до hK. Приравнивая
количество теплоты, вводимое дугой, к количеству теплоты, вы-
численному по теплосодержанию металла, получим уравнение
процесса расплавления электрода
Дзб''/ — сС’Ер ^т)
(18.47)
где т]э — эффективный к. п. д. процесса нагрева электрода дугой.
Мгновенная производительность расплавления электрода в
г/сек gv=>wFp при постоянных т]э и U зависит от температуры
подогрева током и величины тока
г]э^/
(18.48)
Чем больше Лт, тем больше gv.
Если электрод не нагревается током значительно, то произво-
дительность расплавления примерно пропорциональна току. Для
характеристики процесса расплавления пользуются коэффициен-
том расплавления
(18.49)
При ручной сварке «р«54-14 г^а-ч, при автоматической
сварке под флюсом ар^ 134-23 г)а-ч, при сварке в СО2 ар~
15ч-25 г!а • ч.
При ручной дуговой сварке коэффициент расплавления и про-
изводительность расплавления возрастают к концу расплавления
электрода вследствие нагрева его током. Неравномерность при
491
правильно выбранных режимах сварки обычно не превышает
204-30%. Чтобы избежать чрезмерного нагрева электродов то-
ком, ограничивают длину электродов (450 мм — для углероди-
стых стержней и 400 мм — для аустенитных) и величину тока.
Величина допускаемого тока в основном зависит от состава по-
крытия. Для органических покрытий она значительно меньше,
чем для минеральных.
При непрерывной подаче проволоки с постоянным вылетОхМ
скорость плавления проволоки w определяется током и величи-
ной вылета. Производительность расплавления проволоки gp
выражается также уравнением (18.48). С увеличением вылета
производительность расплавления при прочих равных условиях
возрастает, так как возрастает йт.
Определение производительности расплавления обычно про-
изводится опытным путем.
§ 18.9, Особенности протекания тепловых процессов
при электрошлаковой сварке
Рис. 18.22. Схема нагрева металла
при электрошлаковой сварке:
а — схема процесса; б — схема движения
шлаковых <7шлач и металлического <7WCT
источников теплоты
Одной из наиболее характерных особенностей тепло-
вых процессов при электрошлаковой сварке является значитель-
ная распределенность источника теплоты. Основной металл по-
догревается шлаком на довольно значительной длине, составляю-
щей около 304-70 мм. На заключительной стадии нагрева перед
расплавлением кромки ос-
новного металла дополни-
тельно подогреваются в ак-
тивной зоне шлаковой ванны
и опускающимся расплав-
ленным электродным метал-
лом (рис. 18.22, и).
Схему нагрева можно
приближенно представить
как движение трех распре-
деленных источников тепло-
ты: двух шлаковых и одного
металлического (рис. 18.22,
б). Такой нагрев предопре-
деляет характер распределе-
ния температур в пластинах.
Изотермы подходят к сва-
риваемым кромкам под некоторым углом, существенно отличаю-
щимся от прямого; скорость нарастания температур в стадии
нагрева соизмерима со скоростями охлаждения (рис. 18.23).
Последнее обстоятельство зависит также от малой скорости
электрошлаковой сварки и от малой удельной мощности источ-
ника теплоты <?/д. В области температур ниже 7004-800° С рас-
492
пределепие температур в зоне охлаждения можно определять,
исходя из схемы линейного источника теплоты в пластине счи-
тая, что интенсивность источника по толщине пластины д равно-
мерна. Это объясняется эффектом локальности, когда па значи-
т,ч
Рис. 18.23. Температурное поле предельного состояния
при электрошлаковой сварке, рассчитанное по схеме
двух шлаковых и одного металлического источников
теплоты;
6=10 cjh; f=2 см; йшлак"6 см- * иыач-~10 000 W™»
<7МСт =5С°0 дж/сек; v —0,025 см/сек
тельных расстояниях от источника теплоты температурное поле
не зависит от характера распределения тепловых потоков в ис-
точнике. Характер распределения теплоты в электрошлаковом
источнике теплоты окончательно не установлен. Помимо изло-
женного выше, в научной литературе имеются и другие предло-
жения относительно его распределения.
Второй особенностью при электрошлаковой сварке является
то, что несмотря на обычно большую толщину металла 6 и, сле-
довательно, малое значение коэффициента температуроотдачи
493
Рис. 18.24. Номограммы для определения температуры Т в стадии
охлаждения при электрошлаковой сварке (с) в зависимости
Ь}а
от критерия теплоотдачи — (б)
2а
b =
роль теплоотдачи в формировании температурного поля
доволыю значительна. Причиной этого является относительно
малая скорость сварки у, а следовательно, большая величина
критерия влияния теплоотдачи
8сш Определение темпе-
рагуры в стадии охлаждения следует, как правило, производить
с учетом теплоотдачи для схемы, движущегося с малой скоростью
источника теплоты (§ 17.2). Определение скоростей охлаждения
шва и околошовной зоны, нагревавшейся выше 9004-1000°С,
можно определять по номограмме на рис. 18.24, а в зависимости
от критерия теплоотдачи — , вычисленного приолиженно с уче-
v2
том зависимости коэффициента теплоотдачи а от температуры
(рис. 16.6). Определение — может производиться либо по
|2Г66
27,2-10-7ае
(18.50)
ербп2
Ь^а
V2
где в — степень черноты поверхности пластины (§ 16.2); либо по
номограмме на -рис. 18.24, б.
Распределение температуры по толщине металла при электро-
шлаковой сварке, когда б>20ч-30 см> становится неравномер-
ным. Оценка величины такой неравномерности может оказаться
необходимой для определения объемных остаточных напряжений,
неравномерных по толщине металла. Приближенное определение
разности температур при электрошлаковой сварке в середине
толщины и на поверхности пластины в предположении, что теп-
лота выделяется линейным источником теплоты равномерно по
толщине 6, может быть выполнено, исходя из следующих пред-
посылок.
Величина неравномерности температуры ДГ по толщине 6
пластины при распространении теплоты от мгновенного линейно-
го источника теплоты выражается формулой
д Т=—е~ (дГ)’ =
Q V 2sl'n7if(t —COS7if)
4кШ Li rlt 4- sin 4/ c os 7jz
где ip — корпи уравнения тр —=£tg %
(30
9 Aat
(18.51)
* Вывод функции Ф(ДТ) дан в книге [10].
495
Функция Ф(ДТ) выражается бесконечным рядом и интегри-
рование выражения (18.51) по времени t для определения темпе-
ратурного поля от подвижного источника теплоты (§ 17.2) до-
вольно затруднительно. Функция Ф(Д7) зависит от параметра
— . Для случая электрошлаковои сварки значения — обычно
2Х 2а.
находятся в пределах от 0,2 до 1,0.
Приближенно функцию Ф(ДТ’) в интервале — =0,2-4-1,0
можно представить суммой заменяющих функций
aS
2Х
4at
0,164
5,9—2,22 -^2?! —
2л
яо
(18.52)
Производя суммирование разности температур от бесчислен-
ного множества мгновенных линейных источников теплоты
(§ 17.2), находим
- 0,336
ао
2k
(18.53)
На рис. 18.25 в качестве примера показано распределение
температуры по осп шва, вычисленное по уравнению (17.23), и
распределение разности температур ДГ, вычисленное по уравне-
нию (18.53) для 6 = 70 см.
Электрошлаковая сварка производится обычно при вертикаль-
ном положении шва. Иногда свариваемые изделия располагают-
ся наклонно, при этом жидкие шлаковая и металлическая ванны
занимают положение в соответствии с действием сил тяжести
(рис. 18.26, а, б).
Провар основного металла оказывается больше со стороны
пластины I (рис. 18.26, а), а при наклоне по схеме (рис. 18.26, б)
провар шире в обеих пластинах со стороны ползуна /. Объясняет-
ся это повышенным нагревом зон, расположенных позади цент-
ральной части источника теплоты.
496
Схема расположения движущихся источников теплоты при
наклонных положениях пластин, представленная на рис. 18.26, в,
г, также указывает на то, что должно наблюдаться расширение
зоны нагрева у задней (по отношению к движению) части источ-
ника теплоты.
Для устранения этого эффекта проволоки или плавящиеся
мундштуки сдвигают в сторону пластины II, чтобы сместить ис-
Рис. 18.2о. Распределение темпе-
ратур при элек грош лаковой свар-
ке плит толщиной 70 см;
Т — средняя температура при у—0;
ДГ — разность температур на поверх-
ности и но оси шва при 1/^0; — =
п
—2409 дж/см - сек; 6^70 си; о«-
“0,0167 см-сек
Рис. 18.26. ЭлектрошлакОвая сварка
при наклонном положении шва:
св— наклон в плоскости свариваемых пла-
стин; б — наклон в плоскости сварочного
зазора; в и г — схемы движения источ-
ников теплоты в пластинах
точпик теплоты и выровнять величину провара. При сварке но
схеме рис. 18.26, б также можно регулировать распределение
теплоты. Достигают это соответствующим расположением прово-
лок и мундштуков, характером движения проволок в зазоре или
неравномерным напряжением по фазам.
Пример 26. Плиты из малоуглеродистой стали толщиной 6 = 70 см свари-
вают элсктрошлакозой сваркой со скоростью п=0,52 л*/ч=0,0144 см1сек,
эффективная мощность источника теплоты /7=143 000 дж!сек. Определить
среднюю температуру плиты и разность температур поверхности и оси шва
на расстоянии 25 см позади источника теплоты по оси соединения.
По табл. 16.1 находим теплофизические коэффициенты: к—0,4 дж!см-секХ
Хград; ср —5,0 дж/см3 град-, а=0,08 см2/сек. По графику на рис. 16.6 прини-
маете а=6,0-10~3 дж/см2-сек-град.
Так как расстояние от источника теплоты х— —25 см значительное, темпе-
ратуру определяем по схеме линейного источника теплоты в пластине.
497
Среднюю температуру вычислим с помощью номограммы на рис. 18.21, а.
Ь^а
Для этого вначале определим безразмерный критерий теплоотдачи ----------
V2
по номограмме на рис. 18.24, б, построенной для малоуглеродистых и низко-
лег и р о в а н пых сталей.
н q .
Находим —:
о
q 143 000
Т- = —--------— 2040 д&С'СМ'Сек\
& 70
&t>2 70-0,01442 = 0,0145 с^/с^'2
Ь,а
На рис. 18.24, б находим — =0,04.
о2
Значение — , соответствующее рассматриваемой точке, получим, зная
скорость сварки
их 0,0144-25
2а = 2-0.08 ” 2'2,1'
По номограмме на рис. 18.24, а для — =0,04 и -—=2,25, находим
и2 2а
Т-2?ЛЪ
---------= 0,7;
<1
0,7 —
8 0,7-2040
2л Л '= ~2^3,14-0,1
-_570JC.
Разность температур вычислим Л 6-10-3-70 2л “ 2.0,4 =0’л2°- по формуле (18.53), г=|х|=25 с.и; V2 0,01442 1 -= = 0,0081 , 4«2 4-0,082 с.и2
-/<0(2,3)-= 0,0791;
*0
/<0(2,72) - 0,0481; /<0(3,56) = 0,0183;
0,0144 (—25)
143 000
АТ = 0 1 70 ' 9т 49 f°’5 * ° ’525 0 >0791 — 0 •164 X
X 0,525-0,0481 — 0/336-0,525-0,0183] — 103е С.
§ 18.10. Нагрев и охлаждение стержней
при контактной сварке встык
Нагрев стержней при контактной сварке встык осу-
ществляется проходящим током /, который совершает работу
при ущельном сопротивлении металла рг и контактном сопротив-
лении R на границе между стержнями (рис. 18.27).
В общем случае из-за наличия контактного сопротивления R
распределение температуры по длине стержня неравномерно
(рис. 18.27). Температуру Т можно формально представить как
сумму:
' ' Т = 1\ + Т2, (18.54)
где 71 — равномерная составляющая температуры Г;
Т2— неравномерная составляющая температуры.
Принимая для расчета схему неограниченного стержня без
теплоотдачи в воздух, температуру Т можно рассчитать, исполь-
зуя результаты, полученные в § 18.8 для случая нагрева элект-
родов током. Зависимость -- от температуры принимается по
гр
уравнению (18.41). Температура Т\ находится из уравнения
(18.43), если в нем принять 6о=О и 7о=О:
(18.55)
где
Рис. 18.27. Распределение темпера-
туры по длине свариваемых стержней
в процессе их нагрева током
Значения (-—) и коэффициента р, используемые для расчета
1 ср /о
нагрева стержней при контактной сварке, приведены в табл. 18.2.
Определение тока i и температуры Т2 производится по-раз-
ному в зависимости от способа
контактной сварки.
Контактная сварка сопро-
тивлением. При контактной
сварке сопротивлением ток
плотностью / протекает непре-
рывно; его среднее значение
находится либо расчетным пу-
тем, либо с помощью измери-
тельных приборов. Обычно при
сварке сопротивлением мало-
углеродистой стали плотность
тока составляет 20—60 а/мм2.
Величина 7\ находится по фор-
муле (18.55).
Определение температуры Т2 производится, исходя из следу-
ющих расчетных предпосылок. Предполагается, что контактное
сопротивление R существует непродолжительное время; при
этом в зоне контакта выделяется суммарное удельное количе-
ство теплоты
— — дж/см2, (18.56)
499
а блиц a 18.
Численные значения коэффициентов, используемых для расчета
нагрева стержней при контактной сварке
Материал / Рг \ V ? А см*-гр ад а* сек р, 1град У “С , ай -се к/см* Г1 /с, дж/асм*
Сталь 10 З.б-К)-6 3,8-IO-3 (93—89) • 106 (0,8—I). 106
Сталь 45 5,25-10-6 3,0-10-8 (75—72) • 106 (0,7—0,9). 106
Сталь 25НЗ 5,6-10~с 2,23-10—3 (78—75) - 106 (0,9—1)-106
Сгаль ин- 8,4-10- 6 1,36-10“3 (67—65) -10$ (0,85—0,95)-106 1
струмен- • тальная

(0.1% С; 0,58«4 Мп;
12,2% Сг)
Сгаль Р18 12-10- 6 0,64-10-8 124-106 (0.75—0,9)-106
Сталь нер- жавеющая 16,7-10~6 0,28-10-3 62-106 (0,38—0,5)-106
(18-8)
Алюминий 1,35-10~6 2,33.10-8 250-106 (0,7—0,75)-106
М ед ь 0,53-10-6 2,8-10-8 1 (880—830)-106 (0,5—0,55)-106
где k— расчетный коэффициент, зависящий от свойств металла
и от удельного давления (см. табл. 18.2). Большим
удельным давлениям соответствуют меньшие значения
коэффициента.
Теплота Q2 для определения температуры в поздней стадии
процесса считается приложенной мгновенно при / = 0. Нагрев
стержня теплом Q2 вызывает дополнительное повышение темпе-
ратуры и дополнительное повышение удельного сопротивления.
Приращение — от температуры Т2 составит величину
(“)0Р^2- Очевидно, что протекающий ток j за единицу вре-
мени вызовет дополнительное тепловыделение в единице длины
стержня:
q = Ср [( j2F = Ы 77 )ж] <18-57>
Г
Тепловыделение q пропорционально температуре Т2у т. е. по
форме оно совпадает с теплоотдачей в воздух q=— мрТ2, кото-
500
рая обычно принимается также пропорциональной температуре
(§ 17.1)» по имеет противоположный знак.
Таким образом, совместное действие источника Q2 и прохо-
дящего тока j может быть формально представлено как процесс
распространения теплоты от мгновенного источника Q2 с допол-
нительным тепловыделением, пропорциональным температуре
Т2. Дополнительное тепловыделение формально можно предста-
вить как теплоотдачу с обратным знаком. В этом легко убедить-
ся, приравнивая уравнение (18.57) величине —(§ 17.1):
(18.58)
Из уравнения (18.58) находим
Левая часть уравнения (18.59) равна коэффициенту темпе-
ратуроотдачи b для стержня (§ 17.1).
Используя формулы (17.5) и (18.59), получаем
72==----е 4й/ . (18.60)
со V
«
^Моменту достижения в стыке температуры Гк, равной тем-
пературе сваривания металла, для стали, например, 1250° C-F
-4-1350° С, соответствует определенное значение произведения
/2/н (см. табл. 18.2),
где tB — продолжительность нагрева стержней при сварке,
сек.
При этом для осуществления сварки необходимо также про-
греть околоконтактную зону длиной 2/ос выше температуры Тд
пластического деформирования (для стали Гд=5004-700° С) с
тем, чтобы обеспечить достаточную пластическую осадку.
Определение температуры в стадии выравнивания после
окончания нагрева при t>tu производится отдельно для и 72
по схеме бесконечного стержня
х — I
У4а(/-/и)
У4а(/ — /н)
, (18.61)
где 21— длина нагревавшейся части;
Т1н — температура 7\ в момент окончания нагрева;
t — полное время процесса с момента начала нагрева.
После окончания нагрева процесс распространения теплоты,
описываемый уравнением (18.60), продолжается, а процесс до-
501
полнитслыюго тепловыделения, выражаемый членом пре-
кращается при
Q>
2 ----- 1 е
со 1 4~at
(18.62)
Пример 27.
1. Определить, до какой температуры нагреется стык малоуглеродистых
стержней, соединяемых сваркой сопротивлением, к концу процесса нагрева
при плотности протекающего тока /=40 ц/ль«2=4000 а/см2.
2, Определить температуру стыка х=0, спустя 10 сек после окончания
сварки. Установочная длина стержней /=1,5 ел.
Тсплофитическис коэффициенты для малоуглеродистой стали находим
по табл. 16.1:
л — 014 дж; см - сек • град; с р — 5,0 дж /см3 • град; а — 0,08 см2 {сек.
1. По табл. 18.2 для стали 10 находим
— 90* 106 д.2.сек{см$\
необходимое время нагрева
99-106
49002
= 5,62 сек,
Рг \
С? )о
— 3,6-10-6 см*. град/а2 • сек;
$==3,8-10-3 1/град;
£ = 0,9-106 дж/см*.
Температуру равномерного нагрева стержней определим по форму-
ле (18,55):
W = I —I J2 = 3,6 10-6 - 40002 — 57,5 град {сек;
\ Q / о
3,8-Ю-з 3,8’Ю-з
3,8’10-з 3,8-10-з
Температуру Г2 определяем по формуле
муле (18.56):
(18.60), а величину Q2 — по фор-
£ 0,9-106
Qi — ~ = —~~— ^=2250 дж-'с.м2;
1 4000
2250
5 ]• Чл-0,08-5,62
₽’-2'i = 647°C.
ПолIгая температура в стыке определится как сумма
7\ 4- -- 637 4- 647 = 1284° С.
502
2. Полное время, прошедшее после начала нагрева стержней, равно сум-
ме времени нагрева и выравнивания температур
t = 5,62 -Ь 10= 15,62 сек.
Температуру Tt в период выравнивания находим по формуле (18.61),
2 -по формуле (18.62) при х— О:
] 4(7 (/-<„)
=г 637Ф
1 1-0,08-10
2250
5]Лкд-0.08-15,62
е1,23 _ 388е С.
Полная температура, спустя 10 сек после сварки,
Т = 487 4- 388 — 875е С.
Контактная сварка с прерывистым подогревом стержней и
последующим оплавлением. Прерывистый подогрев током мож-
но рассматривать как непрерывный подогрев в течение общего
времени tu током меньшей плотности
(18.63)
где S/B — суммарная длительность периодов включения тока
плотности /\ сек. В момент подогрева плотность тока
составляет 10-4-40 а}мм2.
Величина Т\ при сварке этим способом находится по форму-
ле (18.55) с заменой j на /Эф ио формуле (18.63).
Температура Т% находится по схеме непрерывно действующе-
го в течение неподвижного источника теплоты в бесконечном
стержне с дополнительным тепловыделением от проходящего
тока. Мощность источника теплоты
(18.64)
где £/„ — 0,44-0,6 в.
Более высокие значения С/к соответствуют малым скоростям
движения зажима машины и большим сечениям свариваемых
стержней.
Температуру Т2 найдем из выражения (17.26) при t’=0 с за-
меной
/ рг \ .
& = — --- /л/зф>
' ср
r,_ <*_ (18.65)
<?рУ4яа d J t
503
хисленное определение Т2 производится по номограмме на
рис. 18.28 через безразмерные параметры температуры, расстоя-
ния и времени.
Стадия оплавления после прерывистого подогрева обычно
непродолжительна и происходит при меньших токах. Подогрев
Рис. 18.28. Номограмма для определения Т2 через безразмерную темпера-
туру 12-----безразмерное время ршо/ и безразмерное расстояние
____ ?2
х |/ —1 от контакта при нагреве стержня длительным плоским источни-
ком теплоты q2 и током плотности j при сопротивлении, изменяющемся про-
порционально температуре [9]
от оплавления распространяется па небольшую длину. Поэтому
приближенно можно считать, что к концу оплавления сохра-
няется распределение температур, достигнутое к окончанию по-
догрева, по температура торца равна температуре плавления
металла.
504
Выравнивание температур может быть определено численно
с использованием указаний § 17.3.
Пример 28. Определить температуру подогрева стыка при сварке мало-
углеродистых стержней оплавлением с прерывистым подогревом. Продолжи-
тельность подогрева — 10 сек. Периоды протекания тока ~ 1 сек, паузы —
около 1,2 сек. Плотность тока при подогреве /=20 а[мм2. Теплофизические
коэффициенты — те же, что и в предыдущем примере.
Продолжительность цикла, включающая период нагрева и паузу, состав-
ляет 2.2 сек. По формуле (18.63) находим эффективную плотность тока
Л 1 ,о
/эф — 20 1/ — = 13,5 а{мм- = 1350 а! см2,
В/ 2,2
По табл. 18.2 для стали 10 находим
3,6-10-6 см^^град!а^*сек\
р = 3,8-10—з Ijzpad.
Вычислим Т\ по формуле (18.55)
u'o = | -) А =3,6-10“б. ] 3502 = 6,55 град!сек;
' ср /о
.3,8-Ю-3'6*55-10 1 0.25
т -----------------_-----------= ——----------- = 75’ (
1 3,8-Ю-з 3,8-Ю-з 3,8-10-3
Температуру Т2 определим по номограмме на рис. 18.28. Расчетную мощ-
ность источника теплоты найдем по формуле (18.64):
q2 = =0,5-1350 — 675 дж!см2.
Безразмерный критерий
Для стыка х=0, поэтому
pwoZ = 0,25.
По номограмме находим
72 = О.з —— = 907е С.
]/о,4-5-3.8- Ю-з.6,55
Полная температура подогрева
Т = 75Ч-907 = 982эС.
Контактная сварка с непрерывным оплавлением. При сварке
непрерывным оплавлением подвижные зажимы машины пере-
мещаются с возрастающей скоростью. Зона, прилегающая к оп-
лавляемым торцам, в основном прогревается за счет теплопро-
водности металла от источника в зоне контакта и в меньшей
степени — теплотой Ленца — Джоуля, выделяемой при протека-
нии тока в стержне. При оплавлении с равномерно возрастаю-
505
идей скоростью v—st9 где s — ускорение в см/сек2, распределение
температуры в околоконгактной области описывается эмпириче-
ской формулой
где Гил — температура плавления металла, °C;
х — расстояние от оплавляемого торца, см.
Для осуществления сварки необходимо до осадки прогреть
зону длиной 2/ос выше температуры 7Д. Максимально допусти-
мое ускорение smax опреде-
ляется при этом из выраже-
ния (18.66) по следующей
формуле
Рис. 18.29. Распределение температуры
при точечной сварке:
а — действительное и расчетное для определе-
ния Q; О — в момент выключения тока для
определения выравнивания температур
§ 18.11. Тепловые
процессы при
точечной сварке
Теплота при то-
чечной сварке, выделяемая в
зоне между электродами,
расходуется на нагрев сва-
риваемого металла и па на-
грев участков электродов,
прилегающих к зоне сварки.
Теплота, идущая па на-
грев свариваемого металла,
состоит из:
I) теплоты, затрачивае-
мой на расплавление сгол-
б и к а м ст алл а св а р и в ас м ы х
листов толщиной 2d, нахо-
дящегося между электро-
дами диаметром d-y (рис.
18.29, а);
Qi = ~26c()Tail, (18.67)
где ср7\1Л— среднее теплосодержание единицы объема расплав-
ленного металла;
2) теплоты, затрачиваемой на нагрев кольца металла шири-
ной х, окружающего центральный столбик. Условно принимает-
506
ся, что объем этого кольца лх(^э+х), а средняя температура
нагрева металла
Q2 = kinx (d3 + х) 26ср —, (18.68)
Tt
где = 0,8 — коэффициент, учитывающий неравномерность на-
грева кольца.
Размер х зависит от температуропроводности металла и
времени сварки
х = 4 У at.
Если диаметр электрода dz, в зоне контакта неизвестен, мож-
но принимать его равным диаметру ядра точки.
Введенная в металл теплота Q = Qi + Q2 после окончания свар-
ки и разведения электродов распространяется в пластинах и от-
дается в окружащее пространство. Температурное поле на этой
стадии описывается схемой мгновенного нормально кругового
источника теплоты в пластине с теплоотдачей (рис. 18.29,6,
пунктир)
- Л, -Л г'г Clt
т=_____5-—-----е~An(tvU) (18.69)
4ка(/0+/)
где t— время, прошедшее после выключения тока и разведения
электродов;
/о — постоянная времени, характеризующая распределен-
ность теплоты в пластине по радиусу :в момент выклю-
чения тока (рис. 18.29, б).
В ряде случаев /0 может приниматься близким к fCR. Вслед-
ствие приблизительного описания начального распределения
температур при t=0 уравнение (18.69) дает достоверные резуль-
таты при температурах в центре пластины ниже 0,5 Тил, когда
роль величины невелика. На этой поздней стадии скорость
охлаждения центральной зоны точки
4ял(Т-Т0)2
Q/26
(18.70)
вычисляется, исходя из уравнения (17.4) (То — начальная тем-
пература свариваемых листов). Чем жестче режимы сварки, тем
меньше Q и тем выше скорость охлаждения. Скорость охлажде-
ния заметно возрастает при применении внешнего водяного ох-
лаждения.
Пример 29. Определить, в каких пределах изменяется скорость охлаж де-
ния центральной зоны сварной точки низколегированной стали при 7 = 500° С,
6=2 мм, диаметре ядра точки </=0,7 см. в случае спарки на различных режи-
мах. Время сварки / = 0,5 сек и t—1,5 сек. Теплофизические коэффициенты
507
стали л=0,4 дж/см-сек-град; ср=5,0 дж/см3-град; а=0,08 см2! сек. Начальная
температура листов 7’o=20D С. Теплосодержание расплавленного металла
/г =1300 дж/г; грТПл“рЛ~ 10 000 дж/см2. Приближенно полагаем, что dd^d.
По формуле (18.67) находим
2-0.2-10 000 — 1540 дж
По формуле (18.68) находим величину Q2. Предварительно вычисляем
для двух случаев размер х, входящий в формулу (18.68):
а) £ = 0г5сслг; х = 4У 0,08-0.5 = 0,8 елг;
л л 10 000
О2 = О,8-л-О,8 (0.7 + 0,8) 2-0,2---------= 3020 дж;
4
б) 1,5;
х = 4 Ио, 08-1,5 = 1.38 см;
Q2 0,8л-1,38 (0,7 + 1,38) 2-0,2-
10 000
= 7200 дж;
По формуле (18.70) находим скорость охлаждения:
a) Q = Q1 + <?2 = 1540 + 3020 = 4560 дж;
4я-0,4 (500-20)2 2-0,2
О' =---------4~С0---------=102 град! сек.
б) Q Qi + Q2 = 1540 + 7200 = 8740 дж;
41-0,4(500 — 20)22-0,2
w — -—-----—----------------- = 53 град!сек.
8740 1
Для уменьшения скорости охлаждения необходимо приме-
нять либо более «мягкие» режимы с большим временем сварки,
либо подогрев листов.
§ 18.12. Особенности нагрева и охлаждения металла
при некоторых видах сварки
Ряд способов сварки характеризуется таким тепло-
выделением и дальнейшим распространением теплоты, что они
могут с некоторым приближением выражаться схемой распро-
странения теплоты в бесконечном стержне. К таким способам
сварки могут быть отнесены роликовая сварка, сварка труб ду-
гой, перемещающейся в магнитном поле, сварка трением.
Роликовая сварка. Режим роликовой сварки обычно подби-
рают и проверяют экспериментально. Количество вводимой в
металл на единицу длины шва теплоты можно приближенно
определять по теплосодержанию расплавленного металла, нахо-
дящегося между свариваемыми роликами и имеющего объем
’/=A2Z*26-1 (рис. 18.30, а), где k— поправочный коэффициент,
близкий к единице, учитывающий нагрев металла в околошовной
508
зоне и определяемый экспериментально, например калориме-
трированием. Если нахлестка 2L велика по сравнению с 2/, то
процесс выравнивания температур можно рассчитывать по схе-
ме стержня с теплоотдачей, принимая расчетную толщину плас-
тины 26, а начальное распределение температур на длине 21
(18.71)
где
Гпл — температура плавления металла.
Рис. 18.30. Контактная роликовая сварка внахлестку:
а — сварное соединенно; б — схематическое распределение температуры в начале пе-
риода ее выравнивания
Скорость охлаждения точек пластины можно определить,
продифференцировав уравнение (18.71) по времени /*. В неко-
торых случаях выражения для скорости охлаждения оказывают-
ся громоздкими, тогда' скорость охлаждения определяется в не-
обходимом интервале температур численно. Для этого подбором
определяют соответствующее температуре начала интервала
Ti, в рассматриваемой точке тела, затем назначают t2 (отличаю-
щееся на несколько секунд от t}) и находят соответствующее
значение Т2.
Скорость охлаждения
Г?!
(18.72)
Если нахлестка соизмерима с шириной шва, например сос-
тавляет 2—3 ширины, то необходимо учитывать, что торцы А
пластины (рис. 18.30) не пропускают теплоты. В этом случае
z/Ф (Си)
du
509
расчет ведется по схеме бесконечного стержня с начальным рас-
пределением температур по двум зонам (рис. 18.30, б). Торцы Д
как бы смыкаются в точке О.
Процесс выравнивания температуры определяется по фор-
муле:
(18.73)
I де
2а
ерб
Рис. 18.31. Дуго-контактная сварка труб:
о — схема процесса; б — схема действия источника теплоты q-> в период нагрева t „
и фиктивных источника и стока теплоты в период выравнивания температур
Начало координат располагается в точке О (рис. 18.30, б).
Сварка труб дугой, перемещающейся в магнитном поле
(рис. 18.31, а). Вследствие большой скорости перемещения ду-
ги по кромкам трубы, с достаточной точностью можно считать,
что в бесконечном стержне действует непрерывный плоский ис-
точник теплоты с удельной мощностью
(18.74)
где q — эффективная мощность дуги, дж/сек;
F—площадь сечения трубы, см2.
Процесс нагрева трубы вплоть до сварки является, как пра-
вило, пеуегановившимся и температурное поле следует вычис-
лять по формулам для стадии теплоиасыщения, например по
2ц
формуле (17.26) при v — Q и b — — Удобнее пользоваться
Ср 6
510
номограммой па рис. 17.7 для вычисления и формулой
ь
а
(18.75)
2 I f.cob
I
где
соб
Температура точек кромок грубы в процессе нагрева может
быть вычислена непосредственно по формуле (17.26) при х=0,
Л t’ = 0. Интегрирование дает:
2}' ЙЛСр
Ф (У Ы).
(18.76)
Процесс выравнивания температур определяют с использова-
нием понятий фиктивного источника теплоты и стока теплоты
(рис. 18.31, б) см. §§ 17.1, 17.3 и формулы (18.75) :
(18.77)
I t >/н-----('?1 £ Фип)
2 Г Afpft
где фи вычисляется по номограмме на рис. 17.11 при
и Ti = Ы, а фи при Ti — Ь/Е;
в
/Б— время выравнивания температур, т. е. время, прошедшее
после окончания процесса нагрева (см. рис. 18.31, б).
Полное время i равно сумме времени нагрева /н и выравни-
вания гв.
Температура точек стыка трубы, где х=0, в процессе вырав-
нивания может быть найдена с использованием формулы (18.76)
в предположении, ч'ю одновременно действуют фиктивный ис-
точник теплоты и фиктивный сток теплоты:
х=0 — о 1 .
2] блср

(18.7S)
Пример 30. Определить необходимую продолжи гелыюсть нагрева кромки
трубы дугой, перемещающейся в магнитном поле, до Т=1350°Су если диаметр
трубы Ь — 20 см, толщина стопки 6=0,8 см, ток /=700 п; Lr=3fi о; и=0.7.
Материал трубы — Ст. 3. Тсплофизнческис коэффициенты малоуглеродистой
стали; к=ОД дж/см-сек-град: ср = 5,0 дж/см3-град- а=0,08 см2/сек. Коэффи-
циент теплоотдачи а=6-10-3 дж/см2-сек-град.
Для определения необходимого времени используем формулу (18.70)
Вычислим вначале
511
q 0.7-700-33
Q'l *77 ~~ ~ г = 365 дж[см~;
42 Г л-19,2-0.8 7
ч Г-2 УТТёр НЗбО-ЗУз'. 10-3.0,4-5
Ф (]' bt) = ------------=-------------—-----------= O,J>.
С 2 Зоэ
По таблицам находим
__ 317
К^ = 0,562; « = 0,317; t=—------------------= 106 сек.
3-10—ь
Сварка трением. Для расчетов длительности нагрева и тер-
мического цикла при сварке трением можно полагать источник
теплоты равномерно распределенным по сечению и неизмепяю-
щимся во времени [1].
Для тонких стержней и труб с одинаковыми сечениями и
теплофизическими свойствами, где необходимо производить учет
теплоотдачи, справедливы формулы, приведенные в настоящем
параграфе для сварки труб вращающейся дугой.
При нагреве стержней диаметром более 20 мм и труб с тол-
щиной стенки, превышающей 15 мм, можно пренебрегать влия-
нием поверхностной теплоотдачи и применять зависимости, по-
лученные для случая нагрева и охлаждения бесконечных стерж-
ней без теплоотдачи неподвижным плоским источником теплоты.
Температура по длине стержня в процессе'нагрева выражается
формулой (17.12). Температура контактного сечения (х=0)
Т = ъ / -т-
f лЛср
возрастает пропорционально мощности источника теплоты и
квадратному корню из времени.
Температура в стадии выравнивания после окончания нагре-
ва длительностью ta определится как разность температур ис-
точника и стока теплоты, найденных по уравнению (17.12):
(18.80)
где / — время, прошедшее с начала нагрева.
512
Для контактного сечения (х—0) в стадии выравнивания тем-
ператур при t>tu
Т = (17- у/ -7Я). (18.81)
} ЛЛСр
Характеристики термического цикла — длительность нагрева
Гв< выше заданной температуры 7Н/ и мгновенную скорость ох-
лаждения— для необходимых точек можно определить путем
построения графика (рис. 18.32) по формулам (17.12) и (18.80).
Мгновенную скорость охлаждения стыка можно получить из
'формулы (18.81) путем дифференцирования Т по времени
Рис. 18.32. Процесс нагрева и вырав-
нивания температуры в некоторой
точке стержня при сварке трением:
гн— время нагрев^; t — длительность
пребывания выше температуры ТН1
(18.82)
17—689
РАЗДЕЛ
V
ПРОЦЕССЫ КРИСТАЛЛИЗАЦИИ
И ТЕХНОЛОГИЧЕСКАЯ
ПРОЧНОСТЬ
Глава XIX
ОБРАЗОВАНИЕ ПЕРВИЧНОЙ СТРУКТУРЫ
И ФОРМИРОВАНИЕ МЕТАЛЛА СВАРНОГО ШВА
§ 19.1. Особенности затвердевания металла
сварного шва
Переход металла из жидкого состояния в твердое
называется первичной кристаллизацией, а образующиеся в ре-
зультате этого процесса структуры называют первичными
структурами.
Общие положения теории кристаллизации. Процесс затверде-
вания жидкого металла представляет собой рост кристаллов в
результате присоединения к их поверхности отдельных атомов
из окружающего расплава. На характер кристаллизации влия-
ют среда» в которой происходит рост кристалла, температура
среды, градиент температур, скорость охлаждения, концентра-
ция элементов и другие факторы. Процессы зарождения и роста
кристаллов определяют в конечном итоге структуру литого
металла.
Современная теория затвердевания слитков, отливок и свар-
ных швов основана на зародышевом механизме кристаллизации.
При любом превращении, так же как и при переходе из жид-
кого состояния в твердое, предполагается наличие поверхности
раздела между превращенным и непревращенным веществом,
образование и устойчивость которой возможно лишь при опре-
деленных условиях [14].
Если две фазы, в частности твердая и жидкая, находятся при
температуре Гр в равновесии, то их внутренние свободные энер-
гии при этой температуре равны. Более высокой температуре
соответствует меньшая свободная энергия жидкой фазы и нао-
борот. При понижении температуры образуются зародыши твер-
дой фазы, являющиеся центрами кристаллизации. Для того
чтобы этот зародыш был устойчивым, а процесс превращения
протекал непрерывно, необходимо, чтобы свободная энергия за-
514
родыша была меньше, чем у исходной фазы. Однако следует
учитывать, что устойчивость зародыша определяется не только
его меньшей свободной энергией, но и размером, от которого, в
свою очередь, зависит соотношение между свободной энергией
объелма и свободной энергией поверхности. Чем меньше размер
зародыша, тем больше энергии атомов на его поверхности, а сле-
довательно, тем меньше энергия активации обратного превраще-
ния из твердого состояния в жидкое. Возможность такого обра-
тного превращения увеличивается также благодаря тому, что
преобразование атомной скрытой теплоты плавления в тепловую
энергию при переходе атома из жидкости в твердое тело ведет к
повышению температуры и приближению ее к равновесному
уровню.
Для любой степени переохлаждения существует определен-
ный критический размер зародыша, при котором он становится
устойчивым: чем больше степень переохлаждения, тем меньше
критический размер, и наоборот. Это объясняется тем, что с по-
вышением степени переохлаждения увеличивается разность сво-
бодных энергий объемов по сравнению со свободными энергиями
поверхностей раздела фаз.
Выше рассматривался процесс гомогенного зарождения, ког-
да центр кристаллизации образуется в результате присоедине-
ния отдельных атомов к развивающемуся трехмерному зароды-
шу сферической формы. Исходя из этой предпосылки определя-
ется критический объем или критический радиус г зародыша
(В СЛ4),
2(j7\)
г = дТ/дг 1
где о — поверхностная энергия раздела двух фаз, дж!см2;
7р — температура равновесия фаз, град;
ДН— скрытая теплота или теплота превращения, дж]кмолъ\
ДТ — степень переохлаждения, град.
При так называемом гетерогенном образовании зародыш
развивается на существующей посторонней поверхности (под-
кладке), играющей роль катализатора. В этом случае зародыш
рассматривается, как часть сферы, обладающей определенной
кривизной. Для устойчивого состояния такого зародыша необ-
ходимо, чтобы энергия поверхности между образовавшейся твер-
дой фазой и подкладкой была меньше суммы энергий поверх-
ностей раздела между жидкостью и подкладкой с одной стороны
и жидкостью и твердой фазой с другой.
Для непрерывного роста твердой фазы температура межфаз-
ной границы должна быть ниже равновесной в течение всего
процесса кристаллизации. Это возможно только при наличии
определенного градиента температур в контакте твердой и жид-
кой фаз.
17*
515
При кристаллизации чистых металлов, когда скрытая тепло-
та отводится через твердую фазу, а боковой поток отсутствует,
вероятное распределение температур в области межфазной гра-
ницы выглядит так, как показано на рис. 19.1, а. Фронт кристал-
лизации перемещается направо со скоростью, определяемой
теплоты плавления. Размеры зоны
переохлаждения АС В могут быть
уменьшены вследствие замедле-
ния охлаждения (укорочение тем-
пературного отрезка АВ) и уве-
личения температурного градиен-
та (уменьшение отрезка АС).
Этот случай соответствует усло-
виям медленного роста твердой
фазы, когда поверхность раздела
з аним ает положение изотерм ы
кристаллизации и остается плос-
кой, так как при преимуществен-
ном выдвижении вперед какого-
либо ее участка последний попа-
дает в область температур, близ-
ких к равновесным, и дальнейшее
пр одв и ж ени с за м едл я ется. Дл я
случая, когда теплообмен осу-
ществляется и через боковые
.стенки, распределение темпера-
тур показано на рис. 19.1, б.
Скрытая теплота плавления от-
водится и в твердую фазу и в
.жидкость, что создает условия
для быстрой кристаллизации.
В реальных условиях кристал-
лизации межфазная граница не
остается идеально плоской, как было сказано выше, а принимает
ступенчатую форму, что свидетельствует о существовании многих
направлений преимущественного роста. Высота отдельных сту-
пенек или слоев равна толщине атомного монослоя, но может
достигать величины 1—10 мк. Таким образом, кристалл растет
путем линейного развития атомных слоев, а скорость его дейст-
вительного роста зависит от количества слоев и скорости их рос-
та в боковогМ направлении [14].
Если создать такие условия, когда по мере удаления от фрон-
та кристаллизации в расплав температура понижается, т. е.
жидкость охлаждена больше твердой фазы, то устойчивость
плоской межфазной границы нарушается. Когда какой-то ее
участок выдвигается вперед, то он попадает в область повышен-
ного переохлаждения. Это ведет к увеличению скорости роста
скоростью отвода скрытой
Равновесная тем-
перотира пристал
лизаииь
Межфазная
поверхность
Равновесная
перзтдра кристилХ
лизании
распреде-
поверхпо-
ч жидкой
Рис. 19.1. Вероятное
ление температур у
сти раздела твердой
фаз:
T — твердая фаза;
фаза; АВС — зона
переохлаждения
Ж— жидкая
термического
516
кристаллов. Образовавшийся на движущемся фронте выступ
продолжает развиваться и превращается в пик, проникающий в
жидкость. В итоге этого процесса развивается так называемая
дендритная кристаллизация [14]. Скорость роста выступов, или
дендритов, во много раз больше скорости перемещения плоской
границы и зависит от степени переохлаждения жидкости, выра-
жаемой в градусах. Большая скорость роста объясняется тем,
что выступы все время остаются в зоне, где интенсивно погло-
щается теплота. Выступы образуются на примерно одинаковых
расстояниях друг от друга. Положительный градиент переох-
лаждения от межфазной границы внутрь жидкости вызывает не
только, рост, но и дальнейшее разветвление выступов, в резуль-
тате чего образуются ответвления более высоких порядков.
Направление роста дендритов соответствует кристаллогра-
фическим осям кристаллизующегося металла. Для металлов с
грапецептрирсванной и объемно-центрированной решетками ось
дендритов совпадает с кристаллографическим направлением
[100]. Оси ответвлений высших порядков кристаллографически
идентичны осям первичных дендритов [13].
Приведенные выше положения справедливы только для крис-
таллизации идеально чистых металлов, в расплаве которых, как
предполагается, все атомы одинаковы и взаимозаменяемы. При-
чиной дендритного роста при кристаллизации сплавов являются
примеси в основном расплаве. Более подробно об этом будет
сказано в следующем параграфе, здесь же следует лишь ука-
зать, что при затвердевании расплава в первую очередь крис-
таллизуется чистое вещество, а некоторое количество примесей
вытесняется из твердой ф>азы в жидкость [11]. Перед межфазной
границей образуется конценграционное уплотнение, препятст-
вующее поступлению новых порций чистого вещества, требуемо-
го для достройки кристалла. Выравнивание концентрации может
осуществляться путем диффузии, либо в результате конвекции
жидкости. Однако скорость движения слоя жидкости, соприка-
сающегося с межфазной границей, практически равна нулю.
Толщина такого слоя может быть очень мала, но примесь может
перемещаться через пего в жидкую фазу только посредством
диффузии.
Если диффузия примесей в жидкость недостаточно интенсив-
на, то перемещение плоской межфазной поверхности может
прекратиться. Однако ори некоторых критических скоростях рос-
та плоская межфазная поверхность делается неустойчивой и на
пей появляется ряд выступов, образованных естественными
гранями кристалла. Вершины их лежат на изотерме ликвидуса
(рис. 19.2, а), а основания па линии температуры наивысшего
возможного переохлаждения. В результате боковой диффузии
при росте выступов растворенные примеси отводя гея от их вер-
шины к основаниям, где образуется эвтектика, либо обогащеп-
517
ный твердый раствор. Межфазная граница приобретает ячеистую
форму, а образующий кристалл состоит из отдельных игл-ячеек,
центры которых обеднены примесями (рис. 19.2, б).
Металлы с грапецетрировапной решеткой кристаллизуются
в форме октаэдров, у которых плоскости (111) обладают самой
плотной упаковкой. По мере увеличения общей концентрации
примесей при данных условиях роста кристаллов или в случае
роста в условиях, отличных от равновесных, ячеистая межфаз-
Рис. 19.2. Схема границы между расплавом и растущим
кристаллом (й); ячеистая структура (б):
/ — изотерма ликвидуса; 2— температура наибольшего перс-
охлаждениь
ная поверхность становится неустойчивой и октаэдрические
кристаллы перерастают в дендриты, которые развиваются глав-
ным образом в направлении осей четвертого порядка (100),
(010), (001).
Плавление основного металла и особенности затвердевания
сварного шва. При сварке плавлением расплавляются кромки
основного металла и присадочный металл, подаваемый в сва-
рочную ванну. Плавление происходит в плавильном пространст-
ве, которое при сварке протяженных швов перемещается вдоль
кромок.
Плавильное пространство или сварочная ванна может быть
условно разделена на две части: передняя, где происходит плав-
ление, и хвостовая, в которой происходит кристаллизация и
формирование сварного шва (рис. 19.3).
В головной и. хвостовой частях сварочной ванны жидкий
металл находится на разных уровнях, так как он вытесняется из-
под основания дуги под действием давления столба дуги, давле-
ния газов в дуговом пространстве и дутья дуги. Для того чтобы
эта разность поддерживалась постоянной, необходимо равенст-
во давления дуги р<> (см. рис. 19.3) и гидростатического давле-
ния рг жидкого металла и шлака. Объем и форма сварочной
ванны зависят от природы источника теплоты, теплофизических
свойств свариваемого металла, параметров режима сварки и
других факторов. В практических случаях объем ванны может
518
изменяться от долей см3 при сварке электронным лучом до
7,0 см3 при сварке под флюсом и до 60 см3 при электрошлаковой
сварке листов толщиной 100 лш.
На процесс кристаллизации влияют как объем, так и линей-
ные размеры ванны. Глубина проплавления при дуговой сварке
под флюсОхМ или в среде защитных газов увеличивается при по-
вышении плотности тока в электроде, а сварной шов имеет в по-
перечном сечении форму полуокружности или полуэллипса. При
элек гропнолучевой сварке
средняя удельная энергия в
пятне нагрева достигает вели-
чины 5 • 10s gtIcm2. что обеспе-
чивает получение зоны про-
плавления, напоминающей по
форме острый клин (так назы-
ваемое кинжальное проплавле-
Рпс- 19.3. Схема плавильного про-
странства при автоматической сварке
под флюсом:
/ — присадочная проволока; 2 — основной
металл; 3—плавильное пространство; 4 —
закристаллизовавшийся сварной шов
(столбчатые кристаллиты); 5 — флюс
ние) , с отношением ширины
провара к глубине до 0,1.
Длина сварочной ванны оп-
ределяется изотермической по-
верхностью с тем п ер ату рой,
равной температуре плавления
металла. Для случая однопро-
ходной дуговой сварки под флюсом встык стальных пластин тол-
щиной более 5 о ее можно определить из уравнения, предло-
женного Н. Н. Рыкалиным и К. В. Любавским:
(W
где L — длина ванны, мм;
k — коэффициент, определяемый опытным путем и равный
для данного случая сварки 2,8—3,6 мм/кв-а;
U1 — произведение тока дуги па напряжение, вт;
v — скорость сварки, мм) сек;
д — толщина пластины, мм;
Теория распространения теплоты [13] позволяет также приб-
лиженно определить среднюю температуру сварочной ванны,
т. е. такую температуру, которую ванна имела бы при равномер-
ном распределении по объему содержащейся в ней теплоты.
По данным В. И. Дятлова для случая сварки тонкой пласти-
ны средняя температура определяется по уравнению
Тср = (1,45Тпл-0,45То)А0С,
а при сварке полубесконечного тела по уравнению
7’ср = 2(Тпл^То)Л°С,
где Гил —температура плавления металла, град;
519
TQ — начальная температура металла, град;
k — поправочный коэффициент, равный 0,7 [3].
Длительность пребывания /ж жидкого металла в сварочной
ванне можно оценить по уравнению
L
^ж — ' CC/v,
V
рошенном виде показано на рис.
Рис. 19.4. Распределение темпера-
туры по длине сварочной ванны
при дуговой сварке
где L — длина ванны, мм;
v — скорость ее перемещения, мм! сек [4].
Распределение температуры по длине сварочной ванны в уп-
19.4 (кривая 1) [4, Ш]. Макси-
мальная температура в пла-
вильном пространстве прибли-
жается при сварке малоуглеро-
дистой стали к 2300° С. Наибо-
лее активно процессы взаимо-
действия металла с контактиру-
ющими фазами (шлак, газы)
протекают в передней части
ванны, которую называют ре-
акционной зоной. По мере
уменьшения температуры эти
процессы затухают или начи
нают протекать в обратном на-
правлении, однако с меньшей
скоростью, чем в горячей части
плавильной зоны. Поэтому в
закристаллизовавшемся шве
содержание элементов отли-
чается от их концентрации в
сварочной ванне.
Действительное распределение температур по длине свароч-
ной ванны, как показал в своих исследованиях И. И. Фрумин
[13], носит более сложный характер (кривая 2 на рис. 19.4). На
этой кривой четко выражены две температурные области, соот-
ветствующие головной и .хвостовой частям ванны. В головной
части ванны, подвергающейся воздействию активного пятна и
столба дуги, температура нарастает и спадает наиболее резко.
Охлаждение поверхностных слоев хвостовой части ванны за-
медляется потоком жидкого металла, отбрасываемого давлени-
ем дуги из головной части (показано стрелкой). Поэтому в точ-
ке, соответствующей затвердеванию, на кривой охлаждения
заметен перегиб. В слоях, лежащих более глубоко, этот перегиб
не обнаруживается.
Условия кристаллизации металла сварочной ванны имеют
ряд отличий от условий кристаллизации отливок или слитков.
которые заключаются в следующем:
520
сварочная ванна одновременно нагревается сварочной дугой
и охлаждается со стороны твердого металла, температура кото-
рого по поверхности раздела твердой и жидкой фаз не одипа-
нова;
металл сварного шва кристаллизуется со средней скоростью,
равной скорости перемещения ванны;
первичная кристаллизация сварного шва связана г формой
подвижного температурного поля.
Для первичной структуры
сварных швов технически чистых
металлов и сплавов, образующих
непрерывный ряд твердых раство-
ров, а также для большого числа
эвтектических сплавов при всех
видах дуговой сварки характерны
крупные столбчатые кристаллы.
Рост этих кристаллов начинается
от готовых центров кристаллиза-
ции, представляющих собой не-
полностью оплавленные зерна ос-
новного металла на границе рас-
плавления или кристаллиты пре-
дыдущего прохода при многопро-
ходной сварке. Условная поверх-
ность раздела зерен основного
металла и кристаллитов шва на-
зывается границей сплавления
(рис. 19.5, а).
Так же, как и при кристалли-
зации отливок и слитков сварной
шов кристаллизуется отдельными
слоями. Толщина каждого слоя
нс превышает десятых долей мил-
лиметра. Относительно причины
слоистого строения не существует
единого мнения. Предполагается,
что кристаллизация носит преры-
вистый характер в результате периодических остановок, вызван-
ных задержками в уменьшении температуры сварочной ванны
перед фронтом кристаллизации, вследствие выделения скрытой
теплоты. При этом возможно даже частичное оплавление фронта
образующейся твердой фазы. После остановки выделившаяся
теплота отводится в основной металл, а затем кристаллизуется
следующий слой. Возможно, что на слоистое строение дополни-
тельно влияет волнообразное поступление металла в хвостовую
часть ванны отбрасываемого давлением дуги из реакционной
зоны, что проявляется также и в чешуйчатом строении шва.
Рис. 19.5. Схемы зоны сплавле-
ния в поперечном сечении шва
(а) и кристаллизации металла
шва с глубоким проваром без
теплоотвода снизу (6); с ма-
лым проваром, как с теплоот-
водом снизу (в)
521
Работами В. И. Дятлова и других ученых установлено, что
сварочная ванна начинает кристаллизоваться скачкообразно
от краев. Ванна кристаллизуется с различной скоростью: за пе-
риодом ускоренного роста следуют замедления и остановки. При
малых скоростях сварки кристаллизация ванны у линии сплав-
ления происходит не одновременно, а поочередно от одной линии
сплавления к другой.
Наиболее заметно слоистое строение у сварных швов, выпол-
ненных плавящимся электродом, когда металл поступает в ван-
ну отдельными каплями. Особенно ярко это проявляется при
малых объемах сварочной ванны, переменной скорости движе-
ния электрода, неравномерной толщине покрытия или слоя флю-
са. Слоистое строение не влияет на характер и направление
кристаллизации. Даже при периодических остановках и оплав-
лении фронта твердой фазы па гранях нерасплавившихся частей
кристаллов образуются двухмерные зародыши, ориентирующие
кристаллографически дальнейший рост кристаллов. Каждый
столбчатый кристаллит состоит из нескольких неполноценных
дендритов. Процесс роста последних в сварном шве описывается
такой же схемой, что и при кристаллизации слитков и отливок.
Как правило у границы сплавления дендриты имеют ствол и не-
разветвлепиые ветви первого порядка. В направлении к центру
сварного шва дендриты укрупняются, причем их первоначальная
толщина увеличивается в несколько раз, и разветвляются с об-
разованием осей высшего порядка.
Кристаллиты растут перпендикулярно к криволинейной гра-
нице сплавления в направлении, обратном отводу теплоты, ко-
торый ориентирует рост. В общем случае оси кристаллитов пред-
ставляют собой пространственные кривые. Степень их дезориен-
тировки и текстура зависят от формы сварочной ванны,
соотношения линейных размеров, зоны проплавления основного
металла, наличия теплоотводящих подкладок и других факторов
(сопутствующий подогрев, принудительное охлаждение и пр.).
При многослойной сварке направление кристаллитов последую-
щего слоя может быть не таким, как в предыдущем слое, если в
результате изменения режима эти слои отличаются формой зо-
ны проплавления.
Расположение столбчатых кристаллитов в сварных швах с
различной глубиной провара показано на рис. 19.5, би б\ При
однопроходной сварке толстых листов без теплоотвода снизу
(рис. 19.5, а) дендриты растут навстречу друг другу, в результа-
те чего по оси шва в стыке кристаллитов образуется плоскость
слабины. При наличии теплоотвода внизу, например в виде мед-
ной шины, охлаждаемой водой, дендриты изгибаются вверх, при-
мерно так же. как и при наплавке валика на .пластину
(рис. 19.5, я).
522
Размеры столбчатых кристаллитов зависят также от способа
и режимов сварки. Увеличение длительности пребывания свароч-
ной ванны при высоких температурах, например в случае элект-
рошлаковой сварки, ведет к заметному увеличению размеров
кристаллитов (до 3,7—7,0 мм в поперечнике). Направление ик
роста также можно изменять, создавая дополнительную поверх-
ность охлаждения с помощью медных ползунов.
Снижение температуры сварочной ванны способствует умень-
шению размеров дендритов в наплавленном металле. Например,
при автоматической сварке грех фазной дугой это достигается
подачей присадочной проволоки в шов: чем больше скорость по-
дачи проволоки, том меньше размер дендритов.
В ряде случаев процессы кристаллизации нельзя объяснить
только упомянутыми выше факторами. Как установлено
М. Н. Разиковым большое влияние на структуру швов оказывает
также и исходное состояние основного металла (литой, горяче-
катаный, прокованный). Зависимость размеров дендритов метал-
ла шва от основного металла проявляется особенно заметно в
том случае, когда шов и основной металл, служащий подклад-
кой имеют близкий химический состав. Дендриты металла шва
являются продолжением зерен основного металла на линии
сплавления, поэтому размер последних определяет сечение
столбчатых дендритов. Измельчение зерна основного металла,
например наклепом свариваемых кромок, позволяет уменьшить
размер зерен в шве.
При однопроходной сварке искривление осей кристаллитов
объясняется тем, что с перемещением сварочного источника
теплоты перемещается и изотермическая поверхность кристал-
лизации. В этом можно убедиться рассматривая рис. 19.G, где в
продольном сечении шва изображено несколько положений изо-
термы через равные промежутки времени. Ось растущего крис-
талла остается все время перпендикулярной к изотермической
поверхности и по мере перемещения последней искривляется.
Кристаллы условно показаны отрезками нормалей к изотер-
мической поверхности. Таким образом первой тенденцией, влия-
ющей на процесс кристаллизации сварного шва, является
ортогональность кристаллитов изотермическим плоскостям крис-
таллизации. С другой стороны условие ортогональности может
нарушаться тем, что кристаллиты стремятся сохранить ориен-
тировку кристалла, служащего для него подкладкой. Эта вторая
тенденция зависит от природы металла, т. е. от сил кристалли-
ческой связи.
Н. Н. Прохоровым и Л. С. Мастркжовой подробно изучены
условия кристаллизации сварных швов и получен расчет схемы
кристаллизации сварочной ванны. Одншм из допущений в этом
расчете является го, что ванна кристаллизуется непрерывно.
Изогерма затвердевания для случая нагрева поверхности полу-
523
бесконечного тела мощным быстродвижущимся источником те-
плоты приведена на рис. 19.7. Участок NMN этой изотермы опи-
сывается уравнением [10]:

где Т — те,мпературй затвердевания, град,
к — коэффициент теплопроводности, вт1см • град;
q — эффективная мощность источника, вт\
v — скорость перемещения источника, см/сек;
а — коэффициент температуропроводности, см2!сек\
t — время, се/с.
плприилспих— кошжюл/шзациь
сборки /
Рис. 19.6. Схема криста лизани и сва«
речной ванны
Рис. 19.7. Изотерма затверде-
вания:
ось х совпадает с направлением пе-
ремещения источника теплоты; ось у-
лежит в граничной плоскости тела;
ось x/j проходит через источник теп-
лоты
Для удобства вывода уравнения оси кристаллита, как орто-
гональной траектории семейства изотерм, располагающихся в
области охлаждения левее NN, кривую NM.N можно заменить
дугой полуэллипса с полуосями ОМ и ON:
X2 , Z/2
(ОЛ4)2+ “(ОУ)2
(19.2>
«г что ошибка от такой замены не превы-
шает 3%. Уравнение семейства эллипсов, получающееся парал-
лельным переносом одного эллипса вдоль оси х. имеет следую-
щий вид:
(х + с)2
(ому
у;
(ON у
— 1=0
(19.3Ъ
Отношение частных производных этого уравнения
dy _(ОМу у
dx~~(ONy 'х + с’
(19.4)
524
После исключения члена с из уравнений (19.3) и (19.4) и
интегрирования полученного дифференциального уравнения,
уравнение оси кристаллита принимает вид
ОУ Г--------- ON + fTON)^'y2
х = — []/ (ОУ)у* - ON In П----------— . (19.o)
Рис. 19-8. Изотерма затвердевания (дуга заменяю-
щего эллипса) и ось кристаллита
О до 1 и определив величины ОМ и ON из выражения (19.1),
можно получить окончательное уравнение оси кристаллита
(19.6)
Изотерма затвердевания, заменяющая дуги эллипса и ось
кристаллита для случая сварки при погонной энергии
12560 дж!см скоростью 1 см/сек, показана па рис. 19.8. Очерта-
ние осей кристаллитов при этой же погонной энергии дуги, но
для различных скоростей сварки приведены на рис. 19.9.
Схема кристаллизации сварного шва для различных скорос-
тей сварки показана на рис. 19.10.
Взаимная ориентировка кристаллитов определяется углом
'1
— между касательной к оси кристаллита и осью х, величина
525
которого определяется дифференцированием по dx выражения
(19,5):
dy 0 ОМ
dx * 2 ON *
1
где g =----
1 — k2
Рис. 19.9. Конфигурация осей кристаллитов при
различных скоростях сварки.
Цифры на кривых соответствуют скоростям сварки
в см!сек
Окончательно для случая сварки полубесконечного тела
мощным быстродвижущимся источником теплоты
О „ у qv
arctg 0,2079|
2 а/..Т
(19-7)
Рис. 19.10. Направление осей кристаллитов при
большой (я) и малой (б) скоростях кристалли-
зации
Зависимость угла
— от относительной ординаты k при свар-
ке стали с погонной энергией дуги 4187 дж/см и различных ско-
ростях показаны па рис. 19.11.
Анализ уравнения (19.7) показывает, что с увеличением ско-
рости сварки при постоянной погонной энергии или с увеличени-
52С»
ем погонной энергии при сварке с постоянной скоростью угол
о
— увеличивается.
В результате кристаллиты ориентируются преимущественно
в поперечном направлении по отношению к оси шва.
Приведенная схема расчета справедлива лишь для зоны шва
с ориентированной структурой. В реальных сварных швах мало-
углеродистой стали кристаллиты, прилегающие к оси шва, теря-
Рис. 19.11. Зависимость угла — от ^при-
менительно к сварке Ст. 3
Цифры у кривых соответствуют скорости свар-
ки в см/сек
ют столбчатое строение, так как в этой области уменьшаются
температурные градиенты. Кристаллиты приобретают форму
разориептированных дендритов пли равноосных зерен.
Среднюю скорость затвердевания без учета прерывистости
процесса кристаллизации можно определить, приняв, что вектор
скорости затвердевания направлен по касательной к оси крис-
та Ь}
таллита. Как известно t’H = j7cos —- . Решая это выражение
совместно с уравнением
(19.7) для угла ~
, получаем:
1/1 4- 0,432 V
г (АТ
(19.8)
v
Значения скорости затвердевания см/сек. при сварке с по-
гонной энергией 4187 дж}см, для различной величины k приве-
дены па рис. 19.12. Анализ этого уравнения показывает, что с
уменьшением параметра k, т. е. по мере приближения к центру
сварного шва, среднее значение скорости затвердевания увели-
«швается и в центре шва равно скорости сварки. В этой зоне по-
являются дезориентированная первичная структура и равноос-
ные зерна. Увеличение скорости сварки при постоянной погонной
энергии ведет к возрастанию средней скорости затвердевания и
резкому повышению скорости затвердевания в центре шва.
Вторичная кристаллизация металла сварного шва. Процесс
первичной кристаллизации заканчивается образованием столб-
чатых кристаллитов. При
57 0,2 0,3 Ofi 0,5 Of 0,1 0,8 0,9 Ifi
Рис. 19.12 Зависимость скорости затвер-
девания L'r от k и скорости сварки и
сварке сплавов на основе
железа кристаллиты име-
ют аустенитную струк-
туру. '
У металлов и сплавов,
не претерпевающих ал-
лотропических превраще-
ний, первичная структура
сохраняется вплоть до
полного охлаждения шва.
У сплавов на основе же-
леза аллотропическое пре-
вращение у-железа в
a-железо сопровождается
изменением строения металла шва за счет появления новых
образований в пределах первичного зерна аустенита. Этот про-
цесс называется вторичной кристаллизацией или перекристалли-
зацией, а возникающая в результате структура — вторичной
структурой.
Аллотропические превращения в шве и околошовной зоне
носят одинаковый характер. Описание вторичной микрострукту-
ры шва, так же как и микроструктуры зоны термического влия-
ния, в общем виде затруднительно, так как они зависят от сос-
тава металла и термических условий сварки.
Более подробно этот вопрос рассмотрен в гл. XXI «Холодные
трещины при сварке».
§ 19.2. Химическая неоднородность металла
сварного шва
Возникновение и виды химической неоднородности.
Кристаллизация сплавов осуществляется в интервале темпера-
тур, определяемом положением линий ликвидуса и солидуса, в
котором жидкая и твердая фаза могут находиться в равновесии
друг с другом. При равновесной кристаллизации сплава С\
(рис. 19.13) состав жидкости меняется по линии ликвидуса от
точки /о до /, а в твердой фазе по линии солидуса от точки «1 до
d. При некоторой температуре переохлаждения например Т3>
концентрация растворенного элемента в твердой и жидкой фазе,
528
Рис. 19.13. Участок диаграммы состоя-
ния двойного сплава, у которого рас-
творимость элемента В в жидкости
выше, чем в кристалле:
ТА — температура плавления компонента Л;
— температура плавления компонента В
количественное соотношение между которыми определяется по
правилу рычага, равна соответственно с и L Вследствие этого па
поверхности раздела фаз возникает разность концентраций,
определяемая горизонтальными отрезками между линиями лик-
видуса и солидуса. Слой жидкости, прилегающей к поверхности
растущего кристалла, обогащается растворенным элементом.
В результате конвективного перемешивания и диффузионных
процессов растворенный элемент отводится от поверхности раз-
дела, при этом атомы основ-
ного элемента переходят из
жидкой фазы в твердую,
вследствие чего устанавли-
в ается р авновесн ая погр а-
ничная концентрация и обес-
печивается рост кристаллов
твердой фазы. Этот процесс
называется избирательной
или диффузионной кристал-
лизацией.
Для протекания равно-
весной кристаллизации не-
обходимо полное прохожде-
ние межфазной, или, как ее
называют, разравнивающей
диффузии, и полное вырав-
нивание состава в твердой и
жидкой фазах. Нарушение этих условий ведет к переходу к не-
равновесной кристаллизации, которая заканчивается при темпе-
ратурах ниже равновесного солидуса. Положение точки g (см.
рис. 19.13), соответствующей составу последних слоев кристалла,
зависит от скорости охлаждения и физических констант кристал-
лизирующегося сплава.
В условиях неравновесной кристаллизации растворенный
элемент в случае, когда растворимость его в жидкой фазе боль-
ше, чем в твердой, обогащает междуосные пространства одного
дендрита или междендритпые пространства соседних дендритов.
В результате после затвердевания образуется микроскопически
неоднородный сплав. В том случае, когда междуосные и меж-
дендритные участки, а также внутренние объемы осей дендри-
тов представляют собой обогащенный рассматриваемым элемен-
том твердый раствор, микроскопическую неоднородность назы-
вают внутрикристаллической или дендритной неоднородностью
(внутрикристаллической ликвацией).
При большом обогащении в междуосных и междендритных
пространствах на последних стадиях кристаллизации могут об-
разовываться неравновесные структуры, например, эвтектика.
Равновесные диаграммы состояния не позволяют количественно
18—689
529
оценить микрохимическую неоднородность для реальных усло-
вий неравновесной кристаллизации сварных швов.
При анализе развития микрохимической неоднородности,
когда выравнивание состава в жидкой и твердой фазах в той
или иной степени подавлено, необходимо рассматривать диффу-
зионные условия кристаллизации.
Различают три возможных случая неравновесной кристал-
лизации:
в условиях ограниченной диффузии в твердой фазе и полно-
го выравнивания состава в жидкости;
в условиях ограниченной диффузии в жидкой и твердой фа-
зах и
бездиффузионная кристаллизация.
В первом случае при ускоренном охлаждении сплава Сь об-
разующего непрерывный ряд твердых растворов, состав слоев
твердой фазы не успевает выравниваться, так как диффузия
замедлена. Поэтому средний состав неоднородного твердого
раствора отличается от того состава, который он имел бы при
кристаллизации в равновесных условиях (точки ау b, с, d и
соответственно, а2, «з» а4 на рис. 19.13) (5]. Состав последнего
слоя кристалла в конце кристаллизации, т. е. когда линия соста-
ва твердой фазы пересекает ординату сплава в точке Si (темпе-
ратура неравновесного солидуса), определяется точкой g. Для
других сплавов (С2 и С3) существуют свои линии изменения
состава твердого раствора и свои температуры неравновесного
солидуса. Линия, проходящая через точки, определяющие конец
кристаллизации сплавов (Sb S2 и S3), называется линией нерав-
новесного солидуса. При изменении затвердевания изменяется
и положение линии неравновесного солидуса.
Представление о полной однородности состава жидкой фазы
является для большинства случаев условным, так как конвекция
и механическое перемешивание расплава весьма невелики, а вы-
равнивание состава осуществляется преимущественно за счет
диффузии. Поэтому распределение примеси или легирующего
элемента в жидкости при постоянной скорости кристаллизации
зависит от коэффициента диффузии и коэффициента распреде-
ления /?, представляющего собой отношение концентраций эле-
мента в твердой и жидкой фазах
Для большинства сплавов /г<1. Это означает, что добавки
второго компонента понижают ликвидус п солидус. В дальней-
шем предполагается, что k не зависит от температуры и концен-
трации. В процессе затвердевания перед фронтом кристаллиза-
ции образуется слой жидкости,, в которой накапливается при-
530
месь или легирующий элемент (рис. 19.14). Концентрация
элемента в этом слое увеличивается по экспоненциальному
закону до значения CJK (где Со — состав исходной жидкости).
После этого наступает стационарное состояние, при котором ко-
личество избыточного элемента, отталкиваемое в расплав, и его
количество, поступающее в кристалл от границы раздела, станут
равными. Образующаяся твердая фаза имеет концентрацию
Рис. 19.14. Распределение легирую-
щего элемента В вблизи фронта
кристаллизации:
С — концентрация элемента перед
фронтом кристаллизации в условиях
у ста новивше гос я р ежи м а
Расстояние от границы раздели, мм
Рис. 19.15. Зона конституционного
переохлаждения в расплаве
Со. Это равновесие сохраняется до конца существования жидкой
фазы, причем концентрация элемента в последних порциях за-
твердевающей жидкости может быть значительно выше, чем
исходная.
Так называемая эффективная ширина бЭф пограничного слоя
расплава при равенстве концентрации элемента в твердой и
жидкой фазах
бэф(тах) ==
где — коэффициент диффузии элемента в жидкости;
v — скорость кристаллизации, см!сек.
В общем случае
По данным экспериментальных исследований в реальных
условиях кристаллизации, эффективная ширина обогащенного
слоя равна 10—2—г~10—4 мм.
На рис. 19.15 показано действительное распределение темпе-
ратуры в жидкости Тд и равновесная температура ликвидуса Т)К_
1S* 531
Каждая точка расплава в приграничном слое имеет свою опре-
деленную температуру ликвидуса, которая повышается по мере
удаления от границы в связи с понижением концентрации при-
меси. На рисунке видно, что в некоторой ограниченной области
(заштрихована) фактическая температура жидкости может
быть ниже температуры ликвидуса. Это переохлаждение, обус-
ловленное изменением состава расплава, называется концентра-
ционным или конституционным.
Протяженность зоны конституционного переохлаждения за-
висит от градиента температур в жидкости и ширины слоя кон-
Рис. 19.17. Кривые распределения ле-
гирующего элемента по длине кри-
сталла:
Рис. 19.16. Распределение легирующе-
го элемента по длине последних
участков кристалла
1 — полное выравнивание состава в жидко-
сти; 2 — частичное выравнивание состава
путем диффузии; 3 — частичное выравни-
вание состава путем диффузии и переме-
шивания
центрационного уплотнения. Наличие этой зоны при неравновес-
ной кристаллизации силыю влияет на распределение растворен-
ного элемента в затвердевших участках сплава.
Из сказанного следует, что наличие концентрационного уп-
лотнения перед фронтом кристаллизации усложняет характер
распределения растворенного элемента в твердой фазе. Схемы
распределения растворенного элемента в последних участках
кристалла в функции расстояния от конца кристалла при трех
значениях К показаны на рис. 19.16.
На этом рисунке Ст и Со соответствуют концентрации приме-
си в твердой фазе и составу исходной жидкости, v — скорость
кристаллизации, — коэффициент диффузии примеси в жид-
кости и х'— так называемое характеристическое расстояние,
зависящее от скорости кристаллизации и коэффициента диф-
фузии.
При ограниченной диффузии в жидкой фазе кривая распре-
деления состоит из трех участков: участок концентрационного
уплотнения I, стационарное состояние II и заключительная не-
установившаяся стадия кристаллизации III (рис. 19,17).
Концентрация легирующего элемента в кристалле па участ-
ке / зависит от коэффициента распределения k (см. рис. 19.12)
532
и может быть определена для различных расстояний от началь-
ной точки по уравнению [2]
Со 11 — (1 — fe)exp
На установившейся стадии
концентрации элемента такой
плаве (Со).
Для анализа химической не-
однородности необходимо распо-
лагать данными о распределении
Ст элемента в конце кристалла,
т. е. на участке III, График на
рис. 19.17 [17] показывает, что
чем больше коэффициент рас-
пределения k, тем уже обогащен-
ный приграничный слой крис-
таллита.
Изменение концентрации эле-
мента по длине кристалла в на-
чальный и конечный период за-
твердевания зависит и от скоро-
сти кристаллизации, определяю-
щей полноту прохождения диф-
фузии в расплаве: чем больше
скорость роста кристалла, тем
круче кривые на участках I и III
(рис. 19.17).
При кристаллизации чистых
металлов составы твердой и жид-
кой фаз одинаковы и перераспре-
деление атомов между сосущест-
вующими фазами при росте кри-
сталла не происходит. Такой про-
цесс называется бездиффузиоп-
ной кристаллизацией [17]. Воз-
можна бездиффузионпая кри-
сталлизация не только чистых ме-
таллов, по и сплавов. Используя
кристаллизации участок II
же что и в исходном ра-с-
Рис. 19.18. Кривые термодинамиче-
ского потенциала Z жидкой и
твердой фаз (а) и участок диа-
граммы состояния (б)
кривые термодинамического потенциала, можно нанести на
диаграмму состояния линию То-То, характеризующуюся равен-
ством термодинамических потенциалов твердой и жидкой фаз
(рис. 19.18). При температурах ниже TG термодинамический по-
тенциал жидкого раствора больше, чем у твердой фазы того же
состава. Поэтому при переохлаждении наряду с диффузионной
533
кристаллизацией возможна и бездиффузионная, когда рост
кристалла осуществляется путем присоединения любых атомов,
находящихся перед межфазной границей. При полностью
бездиффузиоппой кристаллизации твердая фаза однородна
по составу и впутрпкристалличсская ликвация в ней отсут-
ствует.
Твердый раствор» образовавшийся в результате бездиффузи-
онной кристаллизации, имеет более высокий термодинамический
потенциал (G'), нем У равновесной для данной температуры
Рис. 19.19. Диаграмма состояния
эвтектических сплавов
Рис. 19.20. Влияние скорости
охлаждения на степени внутри-
кристаллической ликвации
смеси жидкой и твердой фаз G". Поэтому после бездиффузион-
пой кристаллизации могут протекать процессы перераспределе-
ния компонентов с образованием твердой и жидкой фаз равно-
весных составов. Бездиффузионная кристаллизация может
протекать не только в сплавах типа твердых растворов, но и в эв-
тектических сплавах, причем для этого необходимо подавить
процесс образования избыточной фазы (а или у-твердых раство-
ров). Если содержание растворенного элемента в сплаве выше
предельной концентрации, то бездиффузионная кристаллизация
возможна только до его концентрации Сг или С" (рис. 19.19).
В чисто эвтектических сплавах бездиффузионная кристаллиза-
ция практически невозможна, так как весьма затруднительно
подавить диффузионный процесс образования эвтектики, проте-
кающий с большими скоростями.
Исходя из сказанного выше следует, что степень внутрикри-
сталлической ликвации и распределение легирующих элементов
по сечению кристаллита зависят главным образом от коэффи-
циента распределения, коэффициента диффузии в твердой и
жидкой фазах и скорости кристаллизации (скорости охлажде-
ния). При небольших скоростях охлаждения оц полностью про-
ходят все диффузионные процессы и внутрикристаллическая
ликвация отсутствует (рис. 19.20). С увеличением скорости ох-
534
лаждсния до определенного предела наблюдается усиление
внутрикристаллической ликвации вследствие того, что диффузи-
онный процесс не успевает пройти полностью. Наконец, при ско-
ростях охлаждения выше ws диффузионный механизм крис-
таллизации сменяется бездиффузиопным и внутрикристалличес-
кая ликвация снижается [1]. Это подтверждается рядом работ,
в частности, исследованиями И. И. Фрумина и В. В. Левина,
проведенными на медноникелевом сплаве.
Химическая неоднородность металла сварного шва. Различа-
ют два вида химической неоднородности в сварных швах: мак-
роскопическую и микроскопическую. Под химической макронеод-
нородностыо понимают изменения химического состава шва по
длине или в отдельных участках, вызванные колебаниями соста-
ва сварочных материалов (электродные материалы, флюсы), не-
стабильностью режима и пр. Этот вид химической неоднороднос-
ти связан не столько с сущностью сварочного процесса, сколько
с культурой выполнения сварочных работ и поэтому в дальней-
шем не рассматривается.
Химическая неоднородность в макрообьемах может быть вы-
звана также слоистой кристаллизацией шва.
Химическая микронеоднородность локализуется в объеме зер-
на или кристаллита и обусловлена, как указывалось выше, не-
равномерным распределением атомов легирующих и примесных
элементов в этих объемах.
Значительный интерес представляют процессы, протекающие
в зоне сплавления, от структуры и химического состава которой
зависят свойства сварного соединения. Б. А. Мовчаном [4] про-
ведено аналитическое рассмотрение процесса диффузии на гра-
нице сплавления для оценки распределения в ней легирующих
элементов и примесей в зависимости от коэффициентов диффу-
зии в твердой £>т и жидкой фазах, продолжительности про-
цесса t и коэффициента распределения Л. Полученные уравнения
для определения концентрации твердого Ст и жидкого участ-
ков зоны сплавления имеют следующий вид:
533
где СТо и СЖо — начальные концентрации элементов в твердой в
жидкой фазах;
у — расстояние от межфазной границы раздела.
Расчеты по этим формулам показывают, что вследствие раз-
личной растворимости элемента в твердой и жидкой фазах созда*
ется значительная неоднородность в химическом составе кромок
нерастворившегося основного металла и металла ванны. Напри-
мер, углерод распределяется в зоне сплавления следующим об-
разом.
Если концентрация -его в основном металле и в исходной ван-
не одинакова, то основной металл в зоне сплавления обедняется
углеродом, так как диффузия идет в сторону ванны. Вследствие
большой скорости кристаллизации, со стороны сварочной ванны
фиксируется обогащенный слой жидкой фазы, прилегающей к
границе сплавления.
Если содержание углерода в исходной ванне больше, чем в
основном металле, то диффузия идет в обратном направлении,
основной металл в зоне сплавления обогащается углеродом, а
прилегающий объем сварочной ванны — обедняется. Такое же
двухслойное распределение примесей наблюдается и в погранич-
ных зонах кристаллизационных слоев, что можно объяснить пре-
рывистым движением фронта кристаллизации. При последую-
щем замедленном охлаждении или изотермических выдержках
первоначальное распределение элементов в зоне сплавления мо-
жет изменяться. Это относится главным образом к распределе-
нию углерода, распределение же серы, фосфора и других эле-
ментов, обладающих малыми скоростями диффузии остается
практически неизменным.
Изменения в распределении углерода могут протекать в сле-
дующих направлениях: а) выравнивание первоначального рас-
пределения и б) образование легированных карбидов в зонах,
обогащенных углеродом и усиление неоднородности вследствие
реактивной диффузии [4].
Исследования, проведенные Б. И. Бруком, показали, что в
сварных швах низколегированных сталей наряду со слоистьнм
распределением ликвирующих примесей имеет место столбчатая
дендритная химическая микронеоднородность. Обнаружено, что
сера обогащает пограничные зоны, столбчатых кристаллитов при
отсутствии выделений сульфидного характера. Предполагается,
что участки обогащения являются пересыщенными твердым раст-
вором серы и других элементов в феррите. Имеет место слабая
слоистая неоднородность фосфора при полном отсутствии его
внутрикристаллической неоднородности.
При увеличении скорости охлаждения сварочной ванны внут-
рикристаллитная неоднородность сварных швов по распределе-
нию серы и фосфора уменьшается. Повышение содержания угле-
рода в шве способствует увеличению микроскопической неодно-
536
родности в распределении серы. Так, при возрастании содержа-
ния углерода от 0,1 до 0,47% неоднородность увеличивается на
€5—70%. Увеличение содержания марганца и кремния до 2-4
-42,5%, практически не сказывается на микроскопической неод-
нородности серы. Наблюдается лишь обогащение марганцем
пограничных зон кристаллитов. Никель несколько увеличивает
ликвацию серы.
Исследования сварного шва хромоникелевой стали типа 18/8
показали [4], что столбчатый кристаллит имеет ячеистую струк-
туру, причем пограничные зоны отдельных ячеек обогащены
серой и другими примесями. Ширина этих зон достигает 3—
10 л/к, что соответствует примерно 30% площади каждого кри-
сталлита. Никель несколько повышает относительную ликвацию
серы, что ведет к увеличению виутрикристаллитной неоднород-
ности. Так же, как и у низколегированных сталей, микроскопи-
ческая химическая неоднородность сварных швов у хромоникеле-
вых однофазных сталей и сплавов значительно меньше, чем в
медленно охлаждаемых слитках.
Как упоминалось, увеличение скорости кристаллизации ведет
к уменьшению размеров дендритов и междендритных про-
странств. а следовательно, и к уменьшению микроучастков, где
происходит обогащение примесями и легирующими элементами,
а также к более равномерному распределению этих участков.
Другими мерами подавления столбчатой структуры и уменьше-
ния микрохимической неоднородности сварных швов являются:
1) введение в сварочную ванну модификаторов в виде по-
верхностно-активных элементов или частиц тугоплавких метал-
лов и соединений, служащих центрами кристаллизации;
2) возбуждение в кристаллизующемся шве механических или
ультразвуковых колебаний;
3) образование высокотемпературных избыточных фаз типа
твердого раствора (например, ферритной фазы в аустенитном
шве), эвтектик (в швах алюминиевых сплавов) и первичных кар-
бидов (в швах аустенитных сталей с повышенной степенью ау-
стенитности или никелевых сплавов) [15].
§ 19.3. Физическая неоднородность металла
сварного шва
Дефекты атомной решетки. Несовершенства решет-
ки кристаллов делятся на три основных вида [14]: 1) точечные
несовершенства, к которым относятся вакансии и внедренные
атомы; 2) линейные несовершенства или дислокации, охватыва-
ющие ряд последовательных атомных плоскостей; 3) поверхност-
ные несовершенства, представляющие собой границы зерен,
блоков, поверхности между фазами и свободные поверхности.
537
Причинами возникновения вакансий или незаполненных уг-
лов атомной решетки являются нарушения правильного порядка
присоединения атомов при росте кристалла или сильные искаже-
ния решетки при пластическом деформировании Число вакансий
зависит от температуры и может достигать 2% объема кри-
сталла.
Вакансии весьма неустойчивы и могут легко смещаться в со-
седние узлы, обмениваясь местами с атомами. Скорость движе-
ния вакансий составляет около 10-7 см!сек.
Рис. 19.21. Линейная (й) и винтовая (б) дислокации:
на рис. а стрелкой показан вектор Бюргерса; на рис. 6 —
СД — линия дислокации, стрелками показано направление
сдвиге
Внедренные атомы, располагающиеся в междоузлиях решет-
ки кристалла также нарушают ее правильность. В известном
смысле этот дефект противоположен вакансии. Этот вид дефекта
чаще встречается в кристаллах с большими межатомными про-
межутками, чем в плотно упакованных, в то время как вакансии
встречаются в любых структурах. Поэтому при обычных услови-
ях перемещения атома в пространстве между узлами в грансцсн-
трированных кубических металлах маловероятно, так как такое
перемещение связано с очень большим местным искажением. Од-
нако энергия, необходимая для образования такого точечного
дефекта, может возникнуть при пластической деформации или
при взаимодействии атомов с частицами высокой энергии.
Решающее влияние на свойства сплавов оказывают линейные
и поверхностные несовершенства, т. е. дислокации и границы.
538
К простейшим видам дислокаций, являющихся местным нару-
шением правильного порядка атомов, относятся линейная и
винтовая дислокации (рис. 19.21). Линейная дислокация явля-
ется результатом относительного сдвига двух частей кристалла.
Как видно из рис. 19.21, а этот сдвиг перпендикулярен к плос-
кости чертежа.
Дислокация характеризуется вектором Бюргерса или векто-
ром сдвига, который показывает направление и степень относи-
тельного смещения атомов кристалла (искажения кристалличес-
кой решетки). У линейной дислокации он параллелен линии
дислокации.
Различают также и винтовую дислокацию (рис. 19.21, б), у
которой вектор Бюргерса параллелен линии дислокации CD. При
наличии такой дислокации кристалл состоит как бы из одной
атомной плоскости, имеющей форму винтовой поверхности.
Дислокации образуются в результате неоднородного сдвига,
а также при кристаллизации металлов. Различают четыре при-
чины формирования несовершенств на межфазной границе в на-
правлении твердой фазы [4]:
1) развитие термомеханических напряжений и деформаций
межфазной поверхности;
2) скопление вакансий ниже фронта кристаллизации и пере-
рождение их в дислокации;
3) локальное скопление растворенных примесей в растущем
кристалле;
4) генерирование дислокаций в результате действия источни-
ка Франка — Рида.
Механизм образования дислокаций в соответствии с этими
представлениями заключается в следующем.
При кристаллизации кристаллические двухмерные зародыши
имеют вначале бездефектное строение и однородную толщину.
В результате выгиба зародышевой пластинки из-за неоднородно-
го распределения напряжений возникает винтовая дислокация и
на поверхности кристалла появляется ступенька, вокруг которой
образуются спиральные ступени роста.
Образование дислокаций, как указывалось, могут вызвать
также скопления вакансий. При повышении температуры увели-
чивается концентрация вакансий и способность их образовывать
колонки, причем в зависимости от размеров и формы колонки по-
следняя может превратиться в пар}' разноименных дислокаций.
Построение такой системы в дислокацию или колонию вакансий
зависит от соотношения величины энергии дислокации UA и по-
верхностной энергии скопления вакансий QB. Если £/H<QR, воз-
никает система дислокаций, если {7д><2в, устойчиво скопление
вакансий.
В процессе роста кристалла концентрация примеси в точке В
(рис. 19.22, а) будет выше, чем в точках А и С. Это объясняется
539
тем, что растворенные атомы более легко отводятся от высту-
пов, чем из угла В. В результате создается неодинаковая кон-
центрация примеси в твердой фазе ниже фронта кристаллизации,
причем более высокая концентрация будет по линии BF, а между
двумя микрослоями, находящимися на расстоянии б друг от
друга возникает большой гра-
диент концентрации. В любой
Рис. 19.22. Схема слоистого
роста кристалла (а) и рас-
пределение . возникающих
дислокаций (б)
решетки, то поперек линии
плоскости (рис. 19.22, б). В
точке вдоль линий AD и СЕ кон-
центрация примесей будет одина-
кова.
В прилегающих микрослоях
параметры кристаллической ре-
шетки основы и примеси будут от-
личаться, вследствие чего на по-
верхности раздела между этими
слоями возникают упругие дефор-
мации, в результате этого обра-
зуются линейные дислокации,
уменьшающие энергию упругой
деформации. Если примеси умень-
шают параметр кристаллической
BF появляются избыточные полу-
зоне линий AD и СЕ параметры
решетки равны друг другу. Поэтому внутри слоев должна поя-
виться система дислокаций, противоположных по знаку, что не-
обходимо для установления соответствующего параметра кри-
сталлической решетки вдоль линии AD.
Механизм размножения дислокаций в результате локальной
пластической деформации, предложенный Франком и Ридом [6],
показан на рис. 19.23. Под действием нарастающего напряжения
Рис. 19.23. Последовательность стадий действия
источника Франка — Рида
540
первоначально закрепленный в точках D и D' прямолинейный
участок дислокации (рис. 19.23, а) выгибается. Когда напряже-
О О
ние достигнет некоторой критической величины тв> равной —
(где G — мокулъ сдвига, Ь — вектор Бюргерса, I — расстояние
между точками D и /У), дислокация принимает форму полуок-
ружности (рис. 19.23, б). В связи с тем, что радиус кривизны
увеличивается, дальнейшее разрастание дислокации может идти
при напряжении, меньшем, чем критическое (рис. 23, в). Раз-
растание осуществляется путем образования двух спиралей, С и
С' (рис. 19.23, г), после встречи которых образуется две дисло-
кации: внешняя и внутренняя (рис. 19.23, б). Дальнейшее разра-
стание внутренней дислокации происходит аналогичным обра-
зом.
В реальных условиях многократное воспроизведение дислока-
ций рассмотренным источником тормозится различного рода пре-
пятствиями. Одно из важнейших свойств линейных и винтовых
дислокаций заключается в их способности перемещаться в плос-
кости скольжения. Возможно также перемещение линейных дис-
локаций в направлении, перпендикулярном к плоскости скольже-
ния в результате роста или сокращения экстраплоскости за счет
диффузионного перемещения атомов или вакансий. Однако такое
движение дислокации протекает весьма медленно, так как лими-
тируется скоростью диффузионного перемещения атомов или ва-
кансий в матрице сплава [6].
В зоне дислокации возникают упругие напряжения, вызван-
ные искажением кристаллической решетки. Максимальная вели-
чина этих напряжений соответствует центру дислокации. В ре-
зультате взаимодействия полей напряжений дислокации разных
знаков притягиваются, а однозначные отталкиваются. В первом
случае искажения решетки компенсируются в результате их
взаимного наложения друг на друга и дислокации уничтожаются.
Характерным свойством дислокаций является их способность
притягивать в свою зону растворенные атомы, которые концен-
трируются в непосредственной близости от дислокации, образуя
атмосферу чужеродных атомов. Такие скопления могут удержи-
ваться на месте при смещении дислокации, что имеет существен-
ное влияние на развитие пластической деформации.
Физическая неоднородность литого металла. При взаимодей-
ствии разбросанные по объему кристалла дислокации объединя-
ются в линейные ряды, образуя пространственную сетку. Кри-
сталл разделяется на блоки и имеет своеобразную структуру,
которая называется микромозаичной. Отдельные мозаики повер-
нуты относительно друг друга на небольшие углы, равные при-
мерно 1°. Решетки соседних блоков не совпадают по ориентации
и смыкание их сопряжено с нарушением правильности решетки.
Расстояние между рядами линейных дислокаций на границах
541
Рис. 19.24. Схема
дислокационной
структуры границ
зерен
субзерсн (рис. 19.24) зависит от угла взаимной разориентиров-
ки: чем этот угол больше, тем теснее расположены дислокации,
образующие границу.
Характерным для меж блоковых граничных слоев с небольши-
ми углами разориентировки является то, что они образованы
цепочкой дислокаций. Для межкристаллитных граничных слоев
с большими углами разориентировки дислокационная модель
границы неприемлема. В этом случае дислокации располагаются
настолько тесно, что превращаются в ло-
кальные дефекты типа вакансий. Харак-
терной особенностью границ между кри-
сталлитами является то, что диффузия
растворенных атомов идет через них зна-
чительно легче, чем через кристаллы. Это
способствует интенсивному накоплению
атомов примесей на границах зерен и
образованию межкристаллитных про-
слоек.
Работами Б. А. /Мовчана [4] показано,
что при кристаллизации литых метал-
лов, не претерпевающих полиморфных
превращений, образуются новые или
вторичные границы, не совпадающие с
первичными дендритными формами.
Исследованиями кристаллизации сплавов двойных систем так-
же установлено, что в сравнительно однородных твердых раство-
рах также образуется сетка новых границ. По мерс расширения
температурного интервала кристаллизации, увеличения дендрит-
ной неоднородности и возникновения микроусадочных дефектов
границы проявляются слабее. При образовании вторичных вы-
делений в виде неравновесных эвтектик также происходит час-
тичное или полное подавление процесса образования новых гра-
ниц. Возникновение новых границ связывается с присутствием в
литом металле большого количества несовершенств в виде дис-
локаций и вакансий, которые перемещаются и группируются в
отдельных участках металла. Эти границы образуются в темпе-
ратурном интервале ниже реального солидуса, причем образова-
ние кристаллитов, окруженных новой границей, происходит пу-
тем последовательного развития этой границы. Сетка новых гра-
ниц пересекает кристаллиты в произвольных направлениях и
распространяется в их внутренние объемы. Локальное напряжен-
ное состояние, например локальные растягивающие напряже-
ния, увеличивает скорость возникновения повой границы. Из-
вестно, что появление новых границ, связанное с уменьшениями
свободной энергии искаженной кристаллической решетки, может
быть обусловлено процессами рекристаллизации и полигониза-
ции. Развитию процесса рекристаллизации, т. е. появлению и
542
последующему росту зародышей новых зерен в искаженных объ-
емах металла, способствуют большие начальные деформации.
Новые зерна, нс отличающиеся по химическому составу от ста-
рых, характеризуются отсутствием остаточных напряжений и
упрочнений. На температуру начала рекристаллизации влияют
степень деформации и чистота металла. Энергия активации ре-
кристаллизации близка к энергии активации диффузии, а ли-
нейная скорость роста кристалла, обусловленная диффузионным
перемещением атомов,
относительно невелика.
При небольших на-
чальных деформациях
рекр и ст алл из ация зат-
руднена и в металлах
протекает полигониза-
ция. Этот процесс за-
ключается в том, что
деформированный кри-
сталл распадается на
субзерна с небольшой
угловой разориентиров-
кой. Это связано с тем,
что линейные дислока-
ции группируются в
правильные ряды, рас-
полагающиеся перпен-
дикулярно к плоско-
стям скольжения (рис.
19.25).
Винтовые дислока-
ции образуют сетку.
В процессе полиго-
низации линейные дис-
Рис 19.25. Расположение линейных дисло-
каций:
а — до полигонизации; б — после полигонизации
Ю]
а)
Рис. 19.26. Возможное распределение
линейных дислокаций в литом спла-
ве после затвердевания:
а — хаотическое; б — упорядоченное
S.
локации -вначале дви-
жутся -в плоскостях
скольжения, а затем выходят из плоскости и образуют верти-
кальные ряды. Скорость полигонизации зависит от скорости
восхождения дислокаций, которая в свою очередь связана с диф-
фузионным перемещением вакансий в направлении кромок полу-
плоскостей дислокаций. Так как дислокации перемещаются при
восхождении на небольшие расстояния, то скорость полигониза-
ции может быть относительно большой. Так же как и холодпо-
деформировапные металлы литые металлы после затвердевания
содержат большое число несовершенств — вакансий и дислока-
ций, механизмы возникновения которых были описаны выше.
Распределение линейных дислокаций в литом сплаве непосред-
ственно после затвердевания показано на рис. 19.26.
543
В результате перегруппировки дислокаций в условиях высо-
кой температуры и напряженного состояния в энергетически бо-
лее выгодные скопления — ряды и образуются новые границы.
Так же, как и для холоднодеформированных металлов, образо-
вание новых границ в литых металлах приводит к уменьшению
внутренних напряжений и искажений в микрообъемах.
Физическая неоднородность металла сварных швов и влияние
металлургических и технологических факторов на развитие фи-
зической неоднородности. Полш'оиизационные границы с боль-
шой плотностью несовершенств кристаллической решетки и скоп-
лениями легирующих элементов и примесей во многом опреде-
ляют такие свойства литого металла, в том числе и металла
сварных швов, как склонность к хрупкому разрушению, межкри-
сталлитной коррозии и пр.
В сварных швах низколегированных сталей изучение физи-
ческой микронеоднородности затруднено наличием фазовых пре-
вращений. В швах с однофазной структурой (хромоникелевые
стали) полигонизационные границы могут располагаться в пере-
ходных областях специальных кристаллитов или пересекать их в
произвольных направлениях. Как будет показано ниже образо-
вание полигонизационных границ связано с особым видом меж-
кристаллитного разрушения при высоких температурах (см.
гл. XX «Горячие трещины при сварке»).
Поэтому регулирование процесса полигонизации металла при-
обретает важное значение. Плохо растворимые примеси — сера,
фосфор и др. — сильно искажают кристаллическую решетку, в
результате чего увеличивается плотность несовершенств. При
уменьшении содержания этих примесей плотность дислокаций
уменьшается, а процесс полигонизации замедляется [4]. Пол-
ностью подавить процесс полигонизации удается путем образо-
вания второй высокотемпературной фазы, равномерно распреде-
ленной по сечению шва. Процессом полигонизации в условиях
сварки можно управлять, регулируя скорость охлаждения в со-
четании с дополнительным легированием элементами, повышаю-
щими энергию активации полигонизации. При этом удается со-
хранить однофазную структуру и затормозить развитие полиго-
низационных границ.
Зависимость времени изотермического выделения полигониза-
ционных границ от температуры показана на рис. 19.27.
Для сплава с меньшей энергией активации процесса полиго-
низации (£А> £72) кривая имеет более крутой наклон. Минималь-
ная скорость охлаждения, при которой в этом сплаве не выде-
ляются границы полигонизации соответственно больше.
Из приведенной схемы следует, что подавить полигонизацию
можно увеличением скорости охлаждения в области высоких тем-
ператур. Одновременно следует учитывать, что увеличение ско-
рости охлаждения связано с увеличением растягивающих напря-
544
женин и, как следствие, с возможностью зарождения трещин по
полигонизациопным границам. В этом случае целесообразно
производить многослойную сварку валиками небольшого сечения.
Другой путь подавления полиго-
низации заключается в легировании
однофазных швов элементами, повы-
шающими энергию активации. Для
однофазных сплавов на никелевой и
железной основах такими элементами
являются молибден, вольфрам, рений,
тантал и др.
Предложен способ регулирования
скорости охлаждения сварочной ванны
и управления процессом полигониза-
ции с подачей в заднюю часть ванны
независимой присадочной проволоки.
Благодаря такому мероприятию устра-
няется перегрев перед фронтом кри-
сталлизации и увеличивается скорость
охлаждения [4]. Кроме того, это позво-
ляет уменьшать количество вводимых
легирующих добавок.
Время
Рис. 19.27. Зависимость
времени изотермического
выделения полигониза-
циониых границ от тем-
пературы для двух ме-
таллов:
съ и v2 — скорости охлажде-
ния сплава, град^сек
Глава XX
ГОРЯЧИЕ ТРЕЩИНЫ ПРИ СВАРКЕ
§ 20.1. Природа и механизм образования горячих
трещин. Гипотеза технологической прочности
К числу наиболее распространенных дефектов, воз-
никающих в сварных швах при высоких температурах, относится
межкристаллитное разрушение — образование горячих трещим.
Этот вид разрушения связан с развитием растягивающих напря-
жений в процессе охлаждения сварного соединения, под воздей-
ствием которых металл шва подвергается пластической деформа-
ции. Характер напряженного состояния и уровень напряжений
зависят от ряда факторов, к числу которых в первую очередь
относятся теплофизические свойства металла, конструкция свар-
ного узла и толщина металла, определяющие жесткость соеди-
нения, упругие свойства металла, технология и режимы -сварки.
Температура образования горячих грещин зависит от химическо-
го состава металла шва. Для углеродистых конструкционных
сталей опа составляет 1200—1350° С.
В зависимости от расположения по отношению к оси шва го-
рячие трещины разделяют на продольные и поперечные. Про-
дольные трещины располагаются в стыке кристаллитов по оси
шва (плоскость слабины) или между соседними кристаллитами,
а поперечные — между соседними кристаллитами. Горячие тре-
щины могут располагаться под поверхностью шва или выходить
на его поверхность. В последнем случае поверхность трещины
покрыта тонкой пленкой окислов.
Горячие трещины являются недопустимым дефектом сварного
соединения, так как служат причиной разрушения конструкции
в процессе изготовления или эксплуатации.
Способность металла шва воспринимать упруго-пластические
деформации при высоких температурах в процессе сварки без
образования горячих трещин, называется технологической проч-
ностью при сварке.
При кристаллизации металл сварочной ванны проходит через
несколько состояний от жидкого до твердого. Промежуточная
стадия твердожидкого состояния соответствует нижней части
температурного интервала кристаллизации, ограниченного с од-
ной стороны температурой, при которой в жидкости возникает
остов твердой фазы, а с другой температурой солидуса. Эта
546
часть температурного интервала кристаллизации называется эф-
фективным интервалом кристаллизации. Вследствие того, что
изменение механических свойств металла в твердожидком со-
стоянии носит особый характер, межкристаллитное разрушение
в эффективном интервале кристаллизации становится наиболее
вероятным. В жидком состоянии металл имеет большое количе-
ство вакансий и малую оседлость атомов, поэтому сопротивление
его сдвиговым деформациям невелико. В этом состоянии при
воздействии касательных напряжений металл обладает большой
Рис. 20.1. Схемы перемещения кристаллитов металла» находя-
щегося в двухфазном твердожидком состоянии
пластичностью и некоторой прочностью. При отсутствии же ка-
сательных напряжений, например при гидростатическом объем-
ном растяжении, жидкие металлы разрушаются хрупко со
значительным сопротивлением разрушению. В твердом состоя-
нии металлы оказывают значительное сопротивление не только
при отрыве, но и при сдвиговых деформациях.
Механизм деформирования и разрушения металлов в стадии
твердожидкого состояния можно пояснить схемой, показанной
на рис. 20.1 [8].
На рис. 20.1 а и б изображены четыре кристалла, разделен-
ные жидкими прослойками. Под воздействием пары сил ти и Т2
они переместятся в положение, показанное пунктиром, а жид-
кость начнет циркулировать по разделяющим их каналам.
В результате перемещения кристаллы могут сблизиться до
соприкосновения по плоскости I — / и дальнейшее их перемеще-
ние может быть осуществлено только при наличии пластической
деформации в зонах контакта. Но чтобы воздействовать на та-
кое двухфазное тело напряжениями, вызывающими пластичес-
кую деформацию, необходимо, чтобы жидкий металл в канале
по плоскости // — II мог воспринимать растягивающие напря-
жения. Отсюда следует, что процесс деформирования двухфаз-
ного тела при заданных условиях ограничен соотношением между
547
7Ш
-----
Температура Т
Рис. 20.2. Характер изменения
прочности сплавов и напряжений
в процессе кристаллизации
критическим скалывающим напряжением кристаллита и проч-
ностью жидкости.
При большом объеме жидкой фазы, когда перемещение ее
в каналах между кристаллитами неограничено, пластичность
двухфазного металла определяется свойствами жидкости. По
мере снижения температуры и соотношения объемов твердой и
жидкой фаз, циркуляция жидкости может полностью прекратить-
ся и деформация приведет к хруп-
кому межкристаллитному разру-
шению; при этом пластичность
падает до ничтожных значений.
С дальнейшим понижением тем-
пер ату р ы м ежкри ст ал л ическ а я
прочность металла возрастает,
так как повышается объемная
прочность жидких прослоек, их
коэффициент вязкости и поверх-
ностное натяжение.
Одновременно повышение
внутрикристаллической прочности
Овк (т е. прочности самих крис-
таллов) отстает от повышения
межкристаллической прочности
Оцк- При некоторой переходной
температуре, называемой эквико-
хезивной Тэкв [15], межкристаллическоеразрушениепереходитво
внутрикристаллическое, носящее пластичный характер, так как
деформирование металла развивается вследствие сдвиговых де-
формаций (рис. 20.2).
Температурный интервал, соответствующий межкристалли-
ческому разрушению, называется температурным интервалом
хрупкости (ТИХ или ДТХР). Он расположен между значениями
межкристаллической прочности от близких к нулю до эквикохе-
зивной.
Характер разрушения металла сварного шва при охлаждении
можно определить сопоставлением скорости или темпа нараста-
ния напряжений и темпа нарастания прочности. Если напряже-
ния oi нарастают интенсивнее, чем межкристаллическая проч-
ность омк, то образуется хрупкое межкристаллическое разруше-
ние— горячая трещина. Это соответствует точкам пересечения
кривых ci и Омк на рис. 20.2. При медленном нарастании напря-
жений 02 эти кривые не пересекаются, так как деформации, раз-
вивающиеся при сварке, меньше деформаций, соответствующих
вязкому высокотемпературному разрушению.
Темп нарастания напряжений ~ зависит главным образом
от двух факторов [8]:
548
1) состава, размеров кристаллитов и их формы. С увеличе-
нием размера кристаллитов и повышением концентрации твердых
растворов возрастает;
2) жесткости сварных соединений и погонной энергии при
_т дз
сварке. Увеличение жесткости повышает —, а увеличение
погонной энергии или уменьшение скорости охлаждения понижа-
ет величину этого отношения.
Величину температурного интервала хрупкости можно ориен-
тировочно определить по диаграмме состояния сплава считая,
что с увеличением интервала кристаллизации увеличивается и
эффективный интервал кристаллизации, а следовательно, и тем-
пературный интервал хрупкости. Однако такая оценка является
весьма приближенной, так как не учитывает влияния примесей
на свойства межкристаллических прослоек и температуры спла-
ва. Кроме того, несмотря на введение понятия неравновесного
солидуса (см. гл. XIX, § 2) равновесные диаграммы не отража-
ют с достаточной степенью точности реальных условий кристал-
лизации металла сварочной ванны.
Большое значение для оценки склонности металлов к меж-
кристаллическому разрушению имеет также изменение их плас-
тичности в процессе кристаллизации. При большом объеме жид-
кой фазы металл обладает высокой пластичностью, так как час-
тицы твердой фазы не ограничены в перемещениях. С увеличением
отношения объемов твердой и жидкой фаз, деформирование,
как указывалось выше, сопровождается разрушением по жидким
прослойкам и пластичность убывает. При дальнейшем охлажде-
нии, когда деформирование протекает за счет сдвиговых дефор-
маций, пластичность резко возрастает. Таким образом, темпера-
турная зависимость пластичности выражается кривой с миниму-
мом [17].
Показатели пластичности в температурном интервале хрупко-
сти, полученные на расплавляемых образцах в равновесных ус-
ловиях кристаллизации, также не отражают специфики условий
сварки, так как при этом не учитывается схема кристаллизации
сварного шва, перемешивание основного и присадочного металла
и междендритная ликвация, являющаяся результатом весьма
быстрого охлаждения. Для уточнения показателей пластичности
и температурного интервала хрупкости в реальных условиях
сварки электродами различных типов была предложена специ-
альная методика.
Определение температурного интервала хрупкости основано
на том, что кристаллизующемуся сварному шву при определен-
ных варьируемых температурах задают деформацию, заведомо
превосходящую его деформационную способность в температур-
ном интервале хрупкости (от 50 до 100%). Для этого сваривае-
549
Рис. 20.3. Схема испытания
лля определения темпера-
турного интервала хрупко-
сти и пластичности металла
сварных швов в реальных
условиях сварки:
1 и 2—свариваемые образцы;
3 — шов; 4 — неподвижный за-
жим; 5 — подвижный зажим.
Стрелкой показано направление
дефор м нров а к и я
металла в заданной зоне
мне пла-стины зажимают в губки испытательного устройства
(подвижную и неподвижную) и при заданной температуре -вклю-
чают нагрузочное устройство, отодвигающее с большой скоро-
стью подвижную губку па наперед заданное расстояние. Наличие
разрушения свидетельствует о том, что пластичность кристалли-
зующегося сплава весьма мала, а температура испытания лежит
в пределах температурного интервала хрупкости.
Для определения пластичности в температурном интервале
хрупкости свариваемые пластины деформируют при определен-
ной температуре, но при нескольких
значениях величины деформации.
При этом устанавливается та макси-
мальная деформация, при которой
образец чаще всего не разрушается.
Эта деформация и определяет плас-
тичность шва при данной темпера-
туре. Схема испытаний по этой ме-
тодике показана ла рис. 20.3.
Для определения деформаций в
зоне сварного шва при сварке при-
меняется дифференциальный способ
[10], который заключается .в том, что
вначале определяется цикл формо-
изменения в исследуемой зоне, а за-
тем дилатометрическими испытания-
ми образца определяется свободная
деформация в условиях имитирован-
ного сварочного цикла. Деформация
при сварке.
е = е$ — есв,
где е — деформация металла;
— изменение размеров исследуемой базы при сварке;
£св — свободная деформация, измеренная дилатометричес-
ким путем.
Кривые нарастания деформаций в околошовной зоне в па-
раллельном оси шва направлении имеют различный характер,
зависящий от состава сплава. В том случае, когда сталь не пре-
терпевает фазовых превращений (например, 1Х18Н9Т), растяги-
вающие напряжения в ней монотонно возрастают в течение всего
цикла охлаждения. Если превращение аустенита происходит при
низкой температуре (например, сталь 25ХН4), то после охлажде-
ния появляются остаточные сжимающие деформации, что связа-
ло с закалочными явлениями. Наконец, возможно двухкратное
изменение знака деформаций (Ст. 3) [8]. Деформации в темпе-
ратурном интервале хрупкости приближенно можно принять
равными (при Сф~0):
550
С — в(ж — (l^T\
где ат — коэффициент температурного расширения.
Тогда скорость деформации или темп деформаций
де дТд
— = ат — = = ат,
дТ dt dt
т. е. темп деформаций в- зоне температурного интервала хрупко-
сти близок к значению коэффициента температурного расшире-
ния. Значение темпа деформаций зависит от жесткости сварного
соединения и режима сварки.
Общая проблема межкристаллитного разрушения сварных
швов может быть разделена па два частных вопроса [6]. Первый
из них заключается в
возможности образова-
ния кристаллизацион-
ных трещин в темпера-
турном интервале хруп-
кости, которые распо-
лагаются в обогащен-
ных межкристаллитных
пространствах. Они
возникают при наличии
твердой и жидкой фаз
в процессе кристалли-
зации. Кроме того, в
Рис. 20.4. Схема кристаллизации металла
сварного шва и развития трещины [14]
чпстых мет алл а х и
однофазных сплавах, которые кристаллизуются в узком интер-
вале температур, возможно межкристаллитное разрушение ниже
температур солидуса. В этом случае образование трещин обус-
ловлено не столько микрохимической и физической неоднород-
ностью, сколько совокупностью микрохимической и физической
неоднородности.
Трещины второго вида возникают не по первичным границам
кристаллов, а по участкам, где сосредоточены несовершенства
кристаллической решетки — полигонизационным границам (см.
гл. XIX, § 19.3 «Физическая неоднородность металла сварного
шва»). В результате процесса полигонизации резко снижается
пластичность литого металла или расширяется температурный
интервал хрупкости, что делает металл склонным к межкристал-
лическому разрушению при температурах ниже солидуса.
При перавиовеспой кристаллизации сварочной ванны вакан-
сии, содержащиеся в большом количестве в жидком металле,
концентрируются в участках твердой фазы, расположенной ниже
фронта кристаллизации. В результате в этих участках образует-
ся большая плотность несовершенств кристаллической решетки
(рис. 20.4, а), причем в сварных швах плотность несовершенств
значительно выше. чем в медленно охлаждаемых слитках. При
551
высокой температуре и под воздействием напряжений, развива-
ющихся при усадке сварного шва, несовершенства весьма под-
вижны. Это способствует их выстраиванию в стенки и образова-
нию границ полигонизации.
В некоторых участках границы могут образовываться очаги
межкристаллитного разрушения в виде ультрамикроскопических
надрывов; под воздействием растягивающих напряжений над-
рывы превращаются в микротрещины и выходят на поверхность
фронта кристаллизации. Образовавшаяся микротрещина обога-
щается жидкой фазой и развивается при перемещении фронта
кристаллизации (рис. 20.4, б).
Независимо от того, какова природа горячих трещин (кри-
сталлизационные или полигонизационные) сопротивляемость
сварных швов их образованию определяется тремя факторами:
величиной температурного интервала хрупкости, пластичностью
металла в этом интервале температур и темпом нарастания де-
формаций при охлаждении. ПоэтОхМу для суждения о возможнос-
ти образования горячих трещин необходимо сопоставить разви-
тие деформаций и деформационную способность металла на про-
тяжении всего цикла сварки.
В температурном интервале хрупкости деформационная спо-
собность металла определяется исключительно его пластичнос-
тью, так как при этих температурах величина упругого компо-
нента в упругопластической деформации настолько мала, что
ею можно пренебречь.
Гипотеза сопротивляемости сплавов образованию горячих
трещин, именуемой в общем виде как технологическая прочность,
может быть пояснена графиками на рис. 20.5 [8]. Температур-
ный интервал хрупкости на этих графиках ограничивается пунк-
тирными линиями. При пересечении кривой деформации е с
кривой пластичности 6 образуется трещина, что соответствует
исчерпанию пластичности сплава. Для случая, показанного на
рис. 20.5, а, изменяется темп деформаций, а пластичность оста-
ется постоянной. Кривая темпа деформаций, обозначенная ин-
дексОхМ 2. соответствует критическому случаю, когда в металле
появляется трещина. При постоянном темпе деформаций и раз-
личной пластичности сплава запас технологической прочности
больше у сплава с большей пластичностью (рис. 20.5 б).
Расширение температурного интервала хрупкости увеличива-
ет вероятность пересечения кривых деформаций и пластичности
(а следовательно, и вероятность образования трещины), даже
при постоянном темпе деформации (рис. 20.5, в).
Запас технологической прочности сплава можно оценить, со-
поставляя пластичность металла б и деформацию Ае, накоплен-
ную им в температурном интервале хрупкости. Для этого кривая
пластичности заменяется ломаной, показанной в виде фигурной
линии на рис. 20.5 я.
552
Запас технологической прочности Ае3 можно выразить в сле-
дующем виде:
Де3 = 6щ1п — (А^св —Авф).
Так как АеСв=сссв ТИХ—ат ТИХ, то по аналогии
Двф = аф ТИХ;
Ае3 — а3 ТИХ;
6гп1п — Об ТИХ,
Деформация е
Пластичность о
Деформация с
Пластичность &
Рис. 20.5. Схема гипотезы межкристаллической прочности металлов
при кристаллизации:
1 —* увеличение темпа деформации: 2 — увеличение пластичности; 3 — сужение
температуры интервала хрупкости
где ат — темп деформаций температурной усадки;
«Ф — темп формоизменения изделия;
аб — допустимый темп деформаций при заданном значении
бплп и ТИХ.
«б и Пев зависят от состава сплава, а <Хф определяется консг-
рукцией (жесткостью) и технологией сварки.
Показатель технологической прочности можно оценить следу-
ющим образом:
Пб Пев — Ct3 <Хф.
553
Если запас технологической прочности исчерпан (а3 —0), то
Щ (1св == Пф.
Анализ этого выражения показывает, что если показатель
технологической прочности увеличивается, то возможна сварка
более жестких узлов.
О состоянии участков шва, в которых образуются кристал-
лизационные трещины, пока не существует единого мнения. Од-
на группа исследователей считает, что трещины образуются ли-
бо по маточной жидкости на границе сомкнувшихся столбчатых
кристаллитов, либо по легкоплавким эвтектическим прослойкам.
Рассмотренная гипотеза технологической прочности исходит из
предпосылки, что трещины образуются в межкристаллитных
участках, находящихся в твердожидком состоянии. Это, однако,
пе отрицает справедливости приведенных выводов. И в том и в
другом случае основными факторами, определяющими стойкость
металла шва против образования трещин, являются величина
температурного интервала хрупкости, пластичность металла в
этом интервале и интенсивность нарастания упруго-пластических
деформаций.
§ 20.2. Факторы, влияющие на технологическую
прочность металла шва в процессе кристаллизации,
и меры ее повышения
Стойкость металла шва против образования горя-
чих трещин зависит от величины и темпа нарастания растягива-
ющих деформаций в процессе кристаллизации шва, формы сва-
рочной ванны, величины первичных кристаллитов и химического
состава металла шва.
Влияние растягивающих деформаций. Полностью устранить
развитие растягивающих деформаций в реальных условиях свар-
ки невозможно. Их можно лишь уменьшить до такой величины,
когда пластическая деформация шва не приводит к его разруше-
нию. Эта задача может быть решена с помощью конструктивных
и технологических мероприятий.
Конструктивные мероприятия сводятся к уменьшению жест-
кости узлов и их рациональном}7 конструированию, рациональ-
ному расположению швов, выбору оптимальной формы разделки
кромок и пр.
Наиболее эффективным технологическим мероприятием по по-
вышению стойкости металла шва конструкционных и ряда дру-
гих сталей против образования горячих трещин является предва-
рительный подогрев. Температура предварительного подогрева
зависит главным образом от химического состава металла шва и
жесткости конструкции; обычно опа составляет 150—500° С. По
данным Е. И. Лснайчука, при увеличении содержания углерода
в стали от 0,3 до 0,5% необходимо повышать температуру подо-
551
грева от 100 до 400—450е С. При более высоком содержании уг-
лерода в наплавленном металле швы без трещин в данной кон-
кретной конструкции получить не удается. Как показали
И. И. Фрумин и Д. М. Рабкип, па температуру подогрева при
постоянном содержании углерода влияет также соотношение се-
ры и марганца в шве.
Влияние формы сварочной ванны и величины первичных
кристаллитов. Наиболее склонны к образованию горячих трещин
швы с узкой и глубокой зоной проплавления, характеризующие-
ся встречным ростом кристаллитов (см. гл. XIX, § 19.1). При уве-
личении коэффициента формы провара, представляющего собой
отношение ширины зоны проплавления к ее глубине, стойкость
металла шва против образования горячих трещин повышается.
При очень широких швах и небольшом проплавлении (коэффици-
ент формы провара более 7) вероятность образования трещин в
швах вновь увеличивается.
Для швов с различным коэффициентом формы провара суще-
ствует определенное критическое содержание углерода, ниже
которого трещины не образуются. По данным С. А. Островской,
при дуговой сварке под флюсом углеродистых конструкцион-
ных сталей с увеличением коэффициента формы провара пример-
но до 4,5 критическое содержание углерода возрастает до 0,23—
0,24%, а затем вновь убывает. Такой же характер зависимости
критического содержания от коэффициента формы провара со-
храняется для других элементов и иных способов сварки плавле-
нием.
Этим объясняется пониженная стойкость против образования
трещин первого слоя многослойного шва и углового шва с раз-
делкой кромок, а также стыковых односторонних швов, выпол-
ненных с полным проваром на флюсовой подушке.
Измельчение первичной структуры и изменение характера
первичной кристаллизации подавлением столбчатой структуры
могут повысить стойкость металла шва против образования го-
рячих трещин. Меры подавления столбчатой структуры уже рас-
сматривались в гл. XIX «Образование первичной структуры и
формирование металла сварного шва». Следует отметить, что
увеличение скорости кристаллизации путем уменьшения объема
сварочной ванны не дает существенного эффекта, так как снижа-
ет производительность сварки и уменьшает прочность сварного
шва при остывании. Наклеп кромок связан с технологическими
трудностями и не позволяет получить достаточного глубокого на-
клепанного слоя. Эффективно введение модификаторов через
сварочную проволоку, флюс или покрытие.
Влияние химического состава металла шва. Элементы, входя-
щие в состав металла сварного шва, по характеру их влияния на
стойкость против образования горячих кристаллизационных тре-
щин могут быть разделены на три группы [12]:
555
1) элементы, снижающие 'стойкость литого металла шва про-
тив образования горячих трещин;
2) элементы, которые при одних концентрациях и в сочета-
нии с другими элементами могут влиять на стойкость металла
шва против образования горячих трещин положительно, а при
других концентрациях или в сочетании с другими элементами —
отрицательно;
3) элементы, не влияющие на стойкость металла шва против
образования горячих трещин.
В состав углеродистых и низколегированных конструкционных
сталей входят углерод, кремний, сера, фосфор, марганец, никель,
хром, водород и кислород.
Углерод является вредной примесью, так как влияет отрица-
тельно на стойкость сварных швов против образования горячих
трещин. Как уже указывалось, его критическое содержание зави-
сит от конструкции соединения, формы шва, наличия подогрева
и содержания других легирующих элементов. В сочетании с серой
критическое содержание углерода, при котором в шве появляют-
ся трещины, уменьшается. Введением марганца удается умень-
шить вредное влияние серы.
Кремний также снижает стойкость металла шва против обра-
зования горячих трещин, особенно при повышении содержания
углерода. Однако введение кремния в шов при сварке необходи-
мо, так как он повышает прочность феррита и стойкость против
образования пор. Для низколегированных и углеродистых конст-
рукционных сталей оптимальное содержание кремния составля-
ет от 0,15 до 0,60%.
Сера влияет на стойкость металла шва против образования
горячих трещин резко отрицательно, так как образует легкоплав-
кую эвтектику Fe — FeS, располагающуюся по границам столб-
чатых кристаллитов. Критическое содержание серы, при котором
образуются трещины, зависит от содержания в шве углерода и
марганца, формы шва и величины растягивающих напряжений.
Отрицательно влияет и фосфор, поэтому содержание его, как и
серы, в сталях ограничивается 0,04—0,03%.
Влияние марганца зависит от содержания в металле шва уг-
лерода. Если в шве содержится 0,10—0,12% углерода, то повы-
шение содержания марганца до 2,5—4% положительно влияет
на стойкость против трещин. Марганец связывает серу в суль-
фид марганца, имеющий высокую температуру затвердевания.
При дальнейшем повышении содержания марганца влияние
его делается отрицательным. При повышении содержания угле-
рода интервал концентраций полезного влияния марганца
сужается.
Никель при содержании его до 2,5% не влияет на стойкость
металла шва против образования трещин. При дальнейшем по-
вышении содержания влияние его переходит в отрицательное,
556
особенно при одновременном повышении содержания серы и уг-
лерода.
Хром в тех количествах, в которых он присутствует в угле-
родистых и низколегированных сталях, на стойкость металла шва
против кристаллизационных трещин не влияет.
Водород является вредной примесью, но на горячие трещины
не влияет. Он не только снижает пластичность и способствует
образованию пор, но и повышает склонность сварных швов к об-
разованию трещин, особенно при повышенном содержании в ме-
талле шва хрома и никеля.
Кислород при содержании до 0,04—0,06% на склонность свар-
ных швов к образованию трещин не влияет, а при большем со-
держании влияет положительно. Одпако следует учитывать, что
увеличение содержания кислорода в шве отрицательно влияет на
пластичность и ударную вязкость металла.
Для повышения технологической прочности металла шва при
сварке среднеуглеродистых, высокоуглеродистых, низколегиро-
ванных и среднелегированных сталей снижают количество угле-
рода в электродных стержнях и электродной проволоке. При
сварке легированных сталей одновременно уменьшают и содер-
жание легирующих элементов, усиливающих отрицательное вли-
яние углерода. Швы среднелегированных сталей дополнительно
легируют марганцем и хромом, благоприятно влияющими на
стойкость металла шва против образования горячих трещин.
Сопротивляемость образованию горячих трещин однофазных
сплавов (аустенитные стали, никелевые сплавы) значительно
повышается при наличии в металле шва второй фазы — феррита
или карбидов. Ферритная фаза способствует увеличению связи
между зернами, измельчает структуру, растворяет вредные при-
меси. Для того чтобы обеспечить двухфазное строение, -в шов
вводят элементы — ферритизаторы (алюминий, титан, ниобий,
кремний, вольфрам, молибден, хром и др.), способствующие по-
явлению первичного феррита. Для высоколегированных сталей
основным ферритизатором служит хром. При сварке высоколеги-
рованных сталей и сплавов, для которых недопустимо наличие
феррита в структуре металла шва, ограничивают содержание в
шве фосфора, кремния и серы, часть никеля заменяют марган-
цем, повышают содержание углерода от 0,1 до 0,2—0,3% или до-
полнительно легируют шов молибденом, танталом, вольфрамом,
рением и др. [12].
Одним из способов исключения горячих трещин в металле
швов наряду с повышением деформационной способности метал-
ла, является создание таких условий, когда обеспечивается
«залечивание» образовавшейся трещины подвижной жидкой
фазой. В этом отношении большое значение приобретает коли-
чество эвтектики в кристаллизующемся металле и величина его
температурного интервала хрупкости.
557
С увеличением содержания элемента образующего с основ-
ными элементами сплава легкоплавкую эвтектику, склонность к
образованию горячих трещин увеличивается. Это объясняется
тем, что увеличивается объем жидких прослоек между кристал-
лами при кристаллизации и деформационная способность сплава
уменьшается. Если содержание этого элемента увеличивать, то
количество эвтектики делается достаточным для заполнения
образующихся пустот между кристаллитами. В итоге стойкость
сплава против образования горячих трещин увеличивается.
Однако эта мера повышения технологической прочности (на-
пример, повышение содержания серы в стали) применима не
всегда, так как связана со снижением механических и других
свойств, определяемых эксплуатационными требованиями к кон-
струкции.
Сварка алюминия и его сплавов в ряде случаев также сопро-
вождается образованием горячих трещин. Склонность к образо-
ванию трещин сварных швов технически чистого алюминия и
сплава АМц (А1 — основа, марганец 1,0—1,6%) зависит от содер-
жания в них железа и кремния. Уже при содержании 0,2% желе-
за в сплаве с 1,5% марганца температурный интервал хрупкости
сужается с 20 до 6° С и склонность к образованию горячих тре-
щин резко снижается. В то же время содержание 0,1% кремния
уже достаточно для появления трещин. Наименьшей технологиче-
ской прочностью обладают алюминий и алюминиймарганцсвый
сплав, содержащие по 0,05—0.15% железа и кремния, причем
подогрев пе предотвращает образование трещин, так как способ-
ствует увеличению размеров кристаллитов. В меди и медных
сплавах, предназначенных для сварных конструкций, содержание
кислорода должно быть ограничено до 0,03%, а для ответствен-
ных изделий до 0,01%. Это объясняется тем, что закись меди об-
разует с медью легкоплавкую эвтектику, располагающуюся по
границам кристаллитов и снижающую стойкость* металла шва
против горячих трещин. Опасны для меди примеси висмута и
свинца.
При сварке никеля и никелевых сплавов образование легко-
плавкой эвтектики Ni — NiS снижает стойкость швов против го-
рячих трещин. Вредное влияние серы ослабляют добавкой мар-
ганца или магния, связывающих ее в тугоплавкие соединения.
§ 20.3. Методы оценки сопротивляемости сплавов
образованию горячих трещин
Рассмотренная выше гипотеза свидетельствует о
том, что состав сплава является определяющим фактором для
оценки технологической прочности сплавов. Для эксперименталь-
ного определения запаса технологической прочности необходимо
располагать специальными методами испытаний, позволяющими
558
оценить поведение сплавов различных составов в реальных усло-
виях сварки. Существующие методы таких испытаний делятся на
две группы:
1. Испытания сварных образцов в специальных установках в
условиях принудительного изменения темпа формоизменения.
Эти испытания дают ко-
$ Концентрация С} с10
Рис. 20.6. Изменение, эффективного
интервала кристаллизации ДТ0 линей-
ной усадки Д/св и показателя сопро-
тивляемости образованию горячих
грещин ссМ[р сплавов эвтектического
типа в зависимости от концентрации
личественную оценку тех-
нологической прочности
сплавов.
2. Определение техно-
логической прочности на
различных пробах, кото-
рые в свою очередь де-
лятся на две группы: ка-
чественные и количествен-
ные. Качественные про-
бы, представляющие со-
бой сварные узлы с раз-
личной конструктивной
жесткостью, как правило,
копируют неблагоприят-
ные сопряжения сварных
узлов. Часто такие про-
бы объединяют нс толь-
ко конструктивные фор-
мы узла, но и специфику
его сварки. Таким обра-
зом, содержание этих проб
заключается в моделиро-
в ании технологического
процесса. Однакоэти пробы не позволяют получить количествен-
ные данные о прочности и провести сравнительные испытания
для оценки склонности серии сплавов к образованию горячих
трещин. Они дают лишь возможность разделить сплавы на две
группы: разрушающиеся в условиях сварки и неразрушающисся.
Это означает, что свойства испытуемых сплавов приводятся к
среднему показателю, а сами сплавы не дифференцируются по
запасу технологической прочности.
Как правило, этим пробам придаются наиболее неблагопри-
ятные формы и размеры с тем, чтобы обеспечить некоторый запас
технологической прочности.
Другим недостатком качественных проб являются их большие
размеры, что необходимо для воспроизводства реальных условий
сварки. Это увеличивает стоимость испытаний и расход иногда
дефицитного металла. Таким образом, качественные пробы мо-
гут рассматриваться лишь как экспертизные испытания, завер-
шающие поиски оптимальных условий сварки и материалов, об-
559
ладающих наилучшим сочетанием технологических свойств.
В дальнейшем эти пробы не рассматриваются.
Наиболее полную характеристику свариваемости сплавов,
дают количественные методы испытаний. В качестве примера
количественной оценки склонности сплавов к образованию горя-
Время кристаллизации
Рис. 20.7. Изменение температуры Т пластичности 6 и ли-
нейной усадки AZ сплавов I и II эвтектического типа (см.
рис. 20.6) в процессе кристаллизации при сварке и оценка
их сопротивляемости образованию горячих трещин по кри-
тическому темпу деформации и —темп
деформаций, не вызывающих трещин
чих трещин рассмотрим два сплава двухкомпонентной системы с
диаграммой эвтектического типа [15].
Сплав II (рис. 20.6) по сравнению со сплавом I имеет более
высокое содержание легирующего элемента, а следовательно, и
более низкие температуры ликвидуса Гл и солидуса Тс, Поэтому
у сплава II более широкий эффективный интервал кристаллиза-
ции ДТ0, соответственно более широкий температурный интервал
560
хрупкости и меньшая величина минимальной пластичности. Ли-
нейная усадка этого сплава в эффективном температурном ин-
тервале кристаллизации больше, чем у сплава I. Изменение этих
показателей во времени t процесса кристаллизации показано на
рис. 20.7.
Из приведенной схемы видно, что для сплава // длительность
пребывания в эффективном температурном интервале кристал-
лизации больше, чем для сплава /. Деформации сплава //в усло-
виях стесненной усадки к концу кристаллизации также больше,
чем у сплава /. Если металл в процессе кристаллизации подверг-
нуть дополнительному растяжению с различными скоростями, то
можно найти такую критическую скорость или темп деформации,
при которой запас технологической прочности будет исчерпан и
возникнет горячая трещина. Для сплавов I и II эти критические
скорости деформации будут равны соответственно «м«р/ и
clm*pji • К концу процесса кристаллизации суммарная критиче-
ская деформация для сплавов I и II составит соответственно:
— бапшТ»
кр J
Д/кры — Д^св/z 4“ Ызп •— бмипл.
1ч 11 J .1.1
При меньших скоростях внешней деформации разрушение
сплава не происходит. Таким образом, абсолютными показателя-
ми сопротивляемости сплава образованию горячих трещин
являются запас пластичности (технологической прочности) и
длительность пребывания металла в эффективном интервале кри-
сталлизации. Критический темп внешней деформации аМкР
характеризует условия исчерпания пластичности к концу кри-
сталлизации или полигонизации и является относительным кри-
терием для оценки технологической прочности. Изменение амкр
для сплавов эвтектического типа различной концентрации пока-
зано на рис. 20.6.
Минимальные значения этот показатель имеет у сплавов с на-
ибольшим эффективным температурным интервалом кристалли-
зации, а следовательно, и с наибольшей величиной линейной
усадки.
На описанном принципе оценки склонности сплавов к образо-
ванию горячих трещин основаны методика испытаний и конструк-
ция испытательной машины, разработанные в 1919 г. в МВТУ
Н. Н. Прохоровым [8, 9].
Эта методика заключается в том, что к образцу (рис. 20.8),
установленному в зажимах испытательной машины, в процессе
наплавки профрезерованпой канавки прикладывается внешняя
сила противоположная по знаку усадочной деформации. В этом
19—689 561
случае, когда зажимы не перемещаются, образец при остывании
не изменяет своих размеров (<х$ = 0) и условия прочности запи-
сываются в следующем виде:
Сб С£св “Н CtQ.
Член «о в -этой формуле учитывает ошибку, вносимую нагре-
вом металла между швом и зажимами машины.
При испытаниях сваривают несколько образцов, увеличивая
величину деформации, определяемой перемещением зажимов ма-
шины, до тех пор, пока в шве не образуется трещина. В этом
Рис. 20.8. Образец для количественной опенки склонности
металла шва к образованию горячих трещин
Стрелками указано направление деформаций
случае условия технологической прочности выражаются фор-
мулой
С&6 =-: (Хсв "4“ "г ^0»
где ссм — темп принудительной деформации образца. Эта вели-
чина и принимается в качестве показателя технологической проч-
ности металла сварного шва в процессе кристаллизации.
Таким образом, показатель технологической прочности
ай — асв равен темпу принудительной деформации образца.
При сравнительных испытаниях серии образцов в одинаковых
условиях величину ссЛ1 можно не учитывать. Темп деформации
можно изменять как путем изменения -скорости перемещения
зажимов машины, так и путем изменения скорости охлаждения
сварного шва в ТИХ. Однако во втором случае условия экспери-
мента становятся неопределенными, так как при изменении ско-
рости охлаждения изменяются условия зональной ликвации. По-
этому следует задавать изменение темпа деформаций изменением
скорости деформации при заданной скорости охлаждения; однако
эти результаты можно распространять только на определенный
диапазон режимов сварки. Показателем технологической проч-
ности при испытаниях служит скорость перемещения захватов
машины Л, мм] мин.
5G2
В том случае, если необходимо оценить влияние скорости
охлаждения, а следовательно, и микрохимической неоднородно-
сти, на технологическую прочность сплава, сварку производят с
различной погонной энергией, сопоставляя степень изменения
показателя А с изменением скорости охлаждения сварных швов.
На аналогичном принципе основана работа и других испыта-
тельных машин.
В машине ИМЕТ-ЦНИИЧМ испытания производят путем из-
гиба одиночных образцов вдоль и поперек шва (рис. 20.9). Испы-
Рис. 20.9. Образцы для испытания сварных швов с изгибом попе-
рек (а) н вдоль (б) шва
тывать можно как сварные швы, так и чистый наплавленный
металл. Во втором случае на кромки образцов наплавляют барь-
ерный слой испытуемыми электродами, предотвращающий пере-
мешивание наплавляемого металла с основным. Если определя-
ется сопротивляемость образованию горячим трещинам сварного
шва, выполненного под флюсом, то наплавку производят в спе-
циальную разъемную форму с медной изложницей.
Так же, как и по методике МВТУ, испытывают серию образ-
цов с различными скоростями деформации в течение постоянного
времени; тем самым меняется величина конечной деформации.
Деформируемая сила прикладывается в тот момент, когда ось
электрода совпадает с сечением разъема образца или формы.
Перемещения изгибающего устройства и сварочной головки ме-
ханизированы.
19*
563
Критическую скорость линейной деформации металла шва
можно определить по формуле
амк = —к“= о) (а — 6) — 2лп(а —6),
где — скорость перемещения пуансона, мм/мин\
а — толщина образца, мм\
б— глубина залегания места начала образования трещин-
мин (см. рис. 20.9);
R —длина плеча изгибающего рычага, мм\
со—угловая скорость перемещения рычага и образца,
рад/сек\
п — число оборотов в минуту.
При испытаниях следует обращать внимание на величину за-
зора в стыке. При отсутствии зазора шов полностью восприни-
мает внутреннюю деформацию усадки и эта схема испытаний
является наиболее жесткой. Влияние внутренней деформации
усадки можно устранить частично или полностью исключив при-
хватки, а также регулируя величину первоначального установоч-
ного зазора.
Для определения момента возникновения, динамики роста и
температуры образования горячих трещин разработана специ-
альная машина, принцип работы которой основан на растяжении
образца с одновременной непрерывной дефектоскопией шва
ультразвуковым методом сквозного прозвучивапия. В процессе
испытания на шлейфном осциллографе регистрируют температу-
ру сварного шва и интенсивность ультразвукового сигнала.
Деформации растяжения подвергаются плоские сварные не-
прерывные образцы толщиной до 10 мм (рис. 20.10). Растягива-
ющее усилие направлено перпендикулярно к сварному шву.
Сварка образцов производится с помощью сварочного авто-
мата АДС-1000.
Ультразвуковой импульсный метод исследования возникнове-
ния и развития трещин заключается в следующем.
Ультразвуковые импульсные колебания вводят в образец в
виде профильных волн, распространяющихся перпендикулярно
к сварнохму шву. При встрече с дефектами волны поглощаются
или рассеиваются. По интенсивности сигнала, воспринимаемого
приемным щупом, установленным на противоположной стороне
образца, определяют наличие и величину трещин и неоднородно-
стей в шве.
До сварки, когда между кромками существует зазор, ультра-
звуковые колебания через образец не проходят. В процессе нало-
жения валика интенсивность сигнала, воспринимаемого- щупом,
должна непрерывно увеличиваться. Любое уменьшение сигнала
свидетельствует о возникновении трещины или иной неоднородно-
сти, препятствующей распространению продольных волн. Экспе-
564
римепты, проведенные по этой методике на образцах из стали
Ст. 3, сваренных электродами типа УОНИ-13/85 показали, что
трещины возникают при критической скорости деформации
А = 6,3 мм}мин. Температура в момент возникновения трещин со-
ставляет 1380—1390° С.
Для оценки склонности металла сварных швов к образованию
горячих трещин с помощью сварных проб предложено два спосо-
Vfa)
Рис. 20.10. Образцы для испытаний с разделкой (а) и
без разделки (б) кромок
ба. Первый из них заключается в том, что показатель технологи-
ческой прочности определяют на образцах с переменной жестко-
стью, например на образцах клиновой формы или с поперечными
к шву сквозными пропилами различной ширины. Это может быть
и один образец, жесткость которого непрерывно меняется по
длине и ширине, или серия образцов с различной жесткостью.
Это позволяет изменять величину вф при определенной погонной
энергии сварки.
Другой способ заключается в том, что изменяются условия
сварки в зависимости ст чего изменяются размеры и количество
возникающих трещин. Этот способ контроля обладает, однако,
тем недостатком, что не позволяет дифференциально определить
такие свойства, как стойкость против образования трещин и стой-
кость против их распространения ниже температурного интерва-
ла хрупкости под воздействием внутренних напряжений.
565
Рис. 20.11. Образец, применяемый для испы-
тания листовых заготовок
Н. Н. Прохоровым и И. А. Арутюновой предложен новый тип
количественной пробы с изменяющейся жесткостью. Предпо-
сылкой для ее разработки послужило то, что возможность появ-
ления трещин при наплавке валика на кромку пластин умень-
шается с увеличением жесткости, т. е. ширины. Установлено, что
при этом уменьшается величина формоизменения вф.
Предложенный составной образец состоит из ряда пластин
увеличивающейся ширины (рис. 20.11) и жесткости. Сварка об-
разца производится в направлении его расширения, при этом
внутренняя деформ ация
благодаря увеличению
жесткости уменьшается.
При пересечении стыка
сварочной ванной возни-
кает трещина, которая
вначале идет вдоль осей
столбчатых кристаллитов,
а затем располагается по
осевой линии шва. Если
испытывают листы большой толщины и полное проплавление их
затруднено, рекомендуется производить продольную разделку
такой глубины, чтобы оставшаяся часть толщины листа проплав-
лялась полностью.
Показателем технологической прочности служит ширина
пластины, в которой трещина не возникает.
Для испытания трубных заготовок по этой методике служит
образец, показанный на рис. 20.12, а.
Испытания проводят следующим образом. Отрезок трубы раз-
резают вдоль образующей и в прорезь вставляют вставку того
же состава, что и основной или присадочный металл. Затем тру-
бу со вставкой прихватывают к другому отрезку неразрезанной
трубы произвольной длины. Прихватки ставят в двух точках.
Разрезанную трубу проплавляют кольцевым швом. Горячие тре-
щины возникают в месте пересечения кольцевого шва со вставкой.
Показатель технологической прочности определяется путем
сварки образцов, отличающихся длиной I участка от края трубы
до кольцевого шва. Можно предположи гь, что чем больше эта
длина, тем меньше поперечная составляющая формоизменения
в кольцевом шве, тем меньше внутренняя деформация и вероят-
ность возникновения трещин в данном сплаве. С другой стороны,
чем меньше длина участка /, при которой в шве исчезают трещи-
ны, тем выше технологическая прочность испытываемого сплава.
Качественную характеристику стойкости против образования
горячих трещин дает технологическая проба, имитирующая
реальное сварное соединение с угловыми и стыковыми швами
(рис. 20. 12, б). Эта проба применяется для оценки свойств основ-
566
ного металла, сварочных материалов и определения пригодности
способов и режимов сварки.
Контрольный шов 1 сваривают на оптимальном для данного
способа сварки режиме, применяемом для данной стали и данной
толщины металла, или на разрабатываемом режиме при провер-
в)
1111111. !!;; 11 1 I I 1. i11111 I I It II Ц I I I J
50-150
Рис. 20.12. Образец для испытания стойкости против образо-
вания горячих трещин:
о — трубная заготовка; 6 — образец для испытания углового и стыко-
вого швов; в — составной образец и образец переменной жесткости
ке новых режимов сварки. Трещины выявляют после сварки
внешним осмотром излома шва после разрушения или по макро-
шлифам, вырезанным из шва.
Для получения количественной характеристики стойкости
против образования трещин производят сварку при различных
567
токах, изменяя коэффициент формы провара. В этом случае кри-
терием оценки стойкости является ток, при котором трещины еще
не образуются: чем он выше, тем лучше свойства испытуемого
металла.
К технологическим пробам относятся составные образцы и
образцы переменной жесткости (рис. 20.12, о). В образцах пер-
Рис. 20.13. Продольная горячая трещина
в образце переменной жесткости
вого типа производят на-
плавку на жестко скреплен-
ные полосы. О стойкости
против образования трещин
судят по их наличию или от-
сутствию на поверхности
шва и в изломе образца (рис.
20.13).
Представление о стойко-
сти металла шва против об-
разования горячих трещин
может дать контрольный,
химический анализ. Для это-
го сравнивают данные хими-
ческого анализа по вредным
примесям для реального сварного соединения с критическим их
содержанием для данного коэффициента формы провара или е
содержанием, регламентированным техническими условиями на
данный вид продукции.
Глава XXI
ХОЛОДНЫЕ ТРЕЩИНЫ ПРИ СВАРКЕ
§ 21 Л. Образование и строение зоны термического
влияния в сварных соединениях
Теплота, выделяемая источником нагрева, распрост-
раняется в результате теплопроводности в основной металл.
Температура отдельных зон основного металла, прилегающих к
шву, изменяется от температуры плавления до температуры сре-
ды, в которой производится сварка. Вся зона основного металла,
в которой в результате нагрева и охлаждения происходят изме-
нения структуры и свойств, называется зоной термического влия-
ния. Ширина ее ограничивается участком с температурой около
100° С и при сварке плавлением изменяется в зависимости от
способа и режима сварки. Она может быть менее 1 мм при свар-
ке электронным лучом и достигает 40—50 мм при электрошла-
ковой сварке.
Схема строения зоны термического влияния сварного соедине-
ния стали приведена на рис. 21.1, а, б, в [16]. Участок /, называ-
емый участком полной перекристаллизации, состоит из трех зон.
Первая из них примыкает непосредственно к шву и называется
зоной сплавления. Металл в этой зоне нагревается выше темпе-
ратуры солидуса, но ниже температуры ликвидуса и находится в
твердожидком состоянии. Непосредственно со швом граничит
ряд частично оплавленных зерен основного металла (/"). В этой
зоне за время контакта твердого металла с жидким на границе
сплавления развивается химическая неоднородность (см.
гл. XIX), наплавленного металла, и перераспределения ликвиру-
ющих примесей при взаимодействии твердой и жидкой фаз.
С зоной сплавления граничит зона перегрева, характеризующая-
ся температурами нагрева 1100—1300° С и весьма крупным зер-
ном. Нижняя температурная граница участка полной перекри-
сталлизации соответствует температуре конца фазовых превра-
щений. На всем участке полной перекристаллизации металл
претерпевает полиморфные превращения.
Зона сплавления и зона крупного зерна называются в сово-
купности околошовной зоной (Г). В этой зоне в результате на-
грева и охлаждения, как правило, наиболее резко изменяются
структура и свойства основного металла, определяющие свари-
569
ваемость— снижается пластичность и ударная вязкость, образу*
ются горячие или холодные трещины.
На участке 2, называемом участком частичной перекристал-
лизации, основной металл нагревается выше температуры начала
фазовых превращений (точка ), до температуры, соответст-
вующей точке Д*. Структурные изменения в этом участке влия-
Уона сплавления {,'”)
Участок перегрева
Участок перекристаллизации
Участок неполной (частичной)
перекристаллизации(?f
участок рекристаллизации
Участок
старения
Рис. 21.1. Схема строения зоны термического влияния (а) и термические цик-
лы в различных участках этой зоны (б); распределение максимальных темпе-
ратур (в) поперек шва при однопроходной сварке встык:
( — температура плавления: —температура начала интенсивного роста зерна;
^.ф.н. и ^-.фл —температуры начала и конца фазоного превращения при нагреве; 7((Т—
температура отпуска закаленного металла: Ти р о —температура начала рекристаллиза-
ционной обработки; н и w —соответственно ветви нагрева и охлаждения; г' и I"—
соответственно длительности пребывания металла выше температуры ЛСд при нагреве
и охлаждении; 7тах — максимальная температура нагрева
ют па свойства сварных соединений в меньшей степени, чем из-
менения в околошовпой зоне.
На участке 3, нагреваемом от температуры 500° С до темпе-
ратур%1 несколько ниже и называемом участком рекристал-
лизации или старения, наблюдается разупрочнение металла,
свариваемого в нагартованном состоянии (ковка, прокатка) или
570
в состоянии после термической обработки, ведущей к повышению
прочности (например, после закалки или закалки с отпуском).
На этом же участке при сварке углеродистых сталей, содер-
жащих до 0,3% углерода, может иметь место снижение пластич-
ности, главным образом ударной вязкости, что связывают со
старением после закалки, или дисперсионным твердением.
Старение является результатом распада пересыщенного угле-
родом и азотом твердого раствора, сопровождающегося выделе-
нием тонкодисперсных карбидов и нитридов, скапливающихся
вокруг дислокаций. Эти скопления тормозят пластическую дефор-
мацию, что ведет к повышению прочности и снижению пластич-
ности, а эго в свою очередь снижает работоспособность сварного
соединения.
Наконец, в сварных соединениях низкоуглеродистой стали па
пятом участке околошовпой зоны, нагреваемом до 100—300° С,
также возможно падение ударной вязкости, вследствие старения
металла после холодной деформации в связи с повышенным со-
держанием газов. Однако наличие такого участка мало сказы-
вается на работоспособности сварной конструкции, так как кон-
центрация напряжений в нем отсутствует.
Описанное строение околошовпой зоны соответствует одно-
слойной однопроходной сварке малоуглеродистой стали. При
многослойной сварке в результате повторного термического воз-
действия, являющегося своеобразным отпуском, это строение
проявляется менее четко, а участки околошовпой зоны могут
располагаться нс только в основном металле, но и в шве.
Особенности фазовых превращений сталей и сплавов титана
в условиях сварки изучались рядом исследователей (Н. Н. Ры-
калин, М. X. Шоршоров, Н. Н. Прохоров, А. М. Макара,
Л. А. Фридлянд и др.).
При всех способах сварки плавлением условия нагрева и ох-
лаждения значительно отличаются от условий печной термообра-
ботки. Эти отличия заключаются в том, что максимальные тем-
пературы нагрева в околошовной зоне близки к температуре
плавления, а при термообработке лишь на 100—150° С превыша-
ют точку ДСя. Скорости нагрева при сварке могут быть в сотни
раз больше, чем при нагреве в печах.
Высокие температуры и скорости нагрева ведут к интенсив-
ному росту зерна аустенита и снижению степени его гомогениза-
ции, что, в свою очередь, влияет на устойчивость аустенита в
температурных интервалах его превращения.
При увеличении скорости нагрева повышаются температуры
превращения перлита и феррита в аустенит (Ас, и Лс9 ) и рас-
ширяется температурный интервал (АС1— ДГ8) . Благодаря этому
уменьшается начальное зерно аустенита и повышается темпера-
тура начала интенсивного роста зерна. При легировании стали
571
карбидообразующими элементами температура повышается
наиболее сильно в связи с чем ограничивается рост зерна.
На рис. 21.2 [15] показана кинетика роста зерна низколегиро-
ванных сталей в условиях термического цикла сварки. Видно,,
что наиболее интенсивно зерно растет при температурах, близких
к максимальной температуре термического цикла сварки. Рост
зерна не закапчивается в период нагрева, а продолжается и при
охлаждении, но с меньшей интенсивностью. Отсюда следует, что
Рис. 21.2. Кинетика роста зерна аустенита низколегированных сталей
в условиях термического никла сварки
при оценке размера зерна в околошовной зоне необходимо учи-
тывать и длительность пребывания металла выше точки Ас в
процессе охлаждения t", которая может быть значительно боль-
ше длительности пребывания выше точки Ас при нагреве
особенно в случае однопроходной сварки стали средней толщины.
Схема изменения размера зерна и степени гомогенизации
аустенита при дуговой и электрошлаковой сварке показана на
рис. 21.3.
При сварке стали толщиной до 10 мм суммарная длительность
t'+t7 не превышает 20 сек. Зерно аустенита заметно вырастает^
но степень гомогенизации аустенита мала, особенно в сталях,
легированных сильными карбидообразующими элементами. При
автоматической сварке под флюсом в связи с увеличением общей
длительности t'-\-t" до300 сек, значительно увеличивается размер
зерна, но одновременно достигается более высокая степень гомо-
генизации аустенита. В случае электрошлаковой сварки размер
зерна близок к предельному, соответствующему изотермическому?
572
росту при максимальной температуре термического цикла свар-
ки, а гомогенизация аустенита очень высока.
Характер структур в зоне термического влияния можно оце-
нить с помошыо диаграмм апизотермического превращения. Ди-
аграмму изотермического превращения (S-образные кривые) для
этой цели использовать нельзя, так как при непрерывном охлаж-
дении зависимости кинетики превращения аустенита от темпера-
1300 i1350 еС 0.15-0,3
Рис. 21.3. Схема изменения размера зерна и степени
гомогенизации аустенита пр«и однопроходной луговой
и электрошлаковой сварке:
1 — ручная и автоматическая сварка стали толщиной
до 10 лш; 2 — автоматическая сварка иод флюсом стала тол-
щиной 15 25 мм; 3 — эл с ктпош л а коня я сварка стал и тол щи -
нон 100—ЗЬО мм
туры и времени сильно отличаются от превращения аустенита в
изотермических условиях. Однако и диаграммы превращения
аустенита при непрерывном охлаждении, построенные для усло-
вий термообработки, не могут быть без дополнительных коррек-
тивов использованы для оценки структуры сварного соединения.
Это объясняется тем, что эти диаграммы построены при невысо-
ких температурах аустенизации и длительны?; выдержках.
На рис. 21.4 сопоставлены диаграммы анизотср.мического
превращения аустенита в стали 23Г (0,23% С и 1,6% А4п для
условий сварки и термической обработки. В первом случае тем-
пература аустенизации была равна 1350° С, а длительность t —
4,5 сек. При термообработке температура аустенизации состав-
ляла 900° С, а длительность выдержки при этой температуре —
5 мин.
В результате роста зерна при сварке устойчивость аустенита
во всем диапазоне скоростей охлаждения увеличивается. Это
выражается смещением области превращения в сторону меньших
скоростей охлаждения. Вследствие неполной гомогенизации
повышаются температуры начала образования феррита, перлита
и промежуточных структур.
При сварке сталей с карбидообразующими элементами, на-
пример стали 40Х, повышение устойчивости аустенита происхо-
дит только в диапазоне малых скоростей охлаждения. При быст-
ром охлаждении устойчивость аустенита снижается. Объясняет-
ся это тем, что вследствие неполного растворения карбидов и
малой степени гомогенизации аустенита твердый раствор обед-
Рис. 21.4. Диаграмма анизотсрмического превращения аустенита в ста-
ли 29Г при сварке (сплошные линии) и термообработке (пунктир):
А —’ аустенит; Ф — феррит; П — перлит; Пр — промежуточная структура; М — мар-
тенсит; Л1 — начало мартенситного превращения. Цифры в кружке — твердость
по Бринеллю
неп углеродом. Области образования феррита и промежуточных
структур сдвигаются в сторону больших скоростей охлаждения.
Диаграмма анизотермического превращения не может быть
универсальной и охватывать все многообразие условий нагрева и
охлаждения при сварке. Поэтому на практике пользуются стан-
дартными испытаниями по методике ИМЕТ-1 (см. § 21.4) или
валиковой пробы МВТУ. Эти испытания позволяют определить
конечные изменения структуры и механических свойств металла
в околошовной зоне в зависимости от параметров термического
цикла сварки: скорости охлаждения и длительности пребывания
металла выше точки (рис. 21.5, а).
На основании полученных данных определяют интервал ско-
ростей охлаждения, ограничивающих область частичной закалки
(u’i и w2), и выбирают значение скорости охлаждения по допу-
скаемому содержанию мартенсита и удовлетворяющему сочета-
нию механических свойств.
574
a)
w wозоцоз11 ч еоощгроЦсек
2000 30 /7 10 1.5 t.cen
1--------1__। _____I____I—„ •__________i Г I
, ___ град/сек
1 ^2
Рис. 21.5. Зависимость механических свойств (а} и
структуры (б) стали 23Г в околошовной зоне от ско-
рости охлаждения (при 500—600° С) и длитель-
ности t (методика ИМЕТ-1):
а — околошовная зона; б — сплошные линии — околошовная
зона с Т тах = 1350° С; пунктирные — соседний участок зоны
полной перекристаллизации с ^1Пах“11^штрихпунктир-
ные — то же с Т я "=950° С
Шал
Как видно на рис. 21.5, в зонах полной перекристаллизации,
нагретых до максимальных температур 1050 и 950° С, содержа-
ние мартенсита при одной и той же скорости охлаждения ниже,
чем в околошовпой зоне. Эго обусловливает неравномерное рас-
пределение мартенсита и твердости в зоне перекристаллизации.
§ 21.2. Природа и механизм образования холодных
трещин при сварке
Образование холодных трещин в шве или околошов-
ной зоне обусловлено недостаточной деформационной способно-
стью металла, особенно границ зерен, при резком изменении на-
пряженного состояния в процессе фазовых и структурных прев-
ращений во время охлаждения.
При сварке закаливающихся сталей холодные трещины воз-
никают при температурах, когда превращение основной части
аустенита уже произошло, но может продолжаться превращение
остаточного аустенита. Эти температуры лежат ниже 200° С.
Часто трещины могут образоваться при комнатных температу-
рах, спустя длительное время после завершения процесса сварки.
Наиболее часто холодные трещины возникают в сварных сое-
динениях средне- и высоколегированных сталей перлитного и
мартенситного классов, восприимчивых к закалке. Поэтому тре-
щины этого типа часто называют закалочными. Реже они обра-
зуются в низколегированных феррите-перлитных сталях и высо-
колегированных аустенит-
Рис. 21.6. Холодная трещина в околошов-
ной зоне стали 40Х (Х'400)
пых сталях.
Холодные трещины
развиваются как по гра-
ницам зерен (рис. 21.6),
так и в теле зерна. Они
могут распространяться
замедленно, а при неко-
торых условиях и мгно-
венно, особенно в том
случае, когда в сварном
соединении возникают
большие реактивные на-
пряжения.
По расположению тре-
щины разделяются на
продольные и попереч-
ные, распространяющие-
ся в шве и зоне термиче-
ского влияния. Продоль-
ные трещины, распростра-
няющиеся по зоне сплав-
576
ления, называются отрывами, а по околошовной зоне — от-
колами.
Для суждения о вероятности образования холодных трещин
в процессе превращения аустенита необходимо иметь представ-
ление не только о структурном состоянии, но и о характере изме-
нения деформаций и напряжений при остывании сварного сое-
динения.
При сварке металлов и сплавов, претерпевающих фазовые и
структурные превращения, в сварных соединениях развиваются
напряжения первого рода, обусловленные неравномерным нагре-
вом и охлаждением, изменением удельного объема в процессе
фазовых превращений и разностью теплофизических и механи-
ческих свойств отдельных участков соединения. Эти напряжения
уравновешиваются в макрообъемах металла.
В отличие от напряжений первого рода напряжения второго
рода уравновешиваются в объемах отдельных зерен аустенита.
Возникновение их определяется изменением удельного объема и
коэффициента объемного расширения при превращении аустени-
та, анизотропностью коэффициента объемного расширения в зер-
нах с разной ориентировкой, что приводит к появлению напря-
жений между зернами, и разностью сопротивления деформациям
исчезающей и возникающей фаз. Последнее приводит к неравно-
мерной релаксации напряжений первого рода и вызывает кон-
центрацию напряжений второго рода в отдельных участках двух-
фазного объема стали [8].
В связи с низкими пластическими свойствами металла в око-
лошовной зоне вследствие перегрева и закалки следует ожидать,
что его сопротивляемость деформациям под действием напряже-
ний первого рода будет снижена из-за наличия напряжений вто-
рого рода.
Представления о природе холодных трещин, основывающиеся
на закалочной и водородной (см. ниже) гипотезах, значительно
расширены благодаря установлению связи между образованием
холодных трещин и склонностью закаленной стали к замедлен-
ному разрушению. Замедленным разрушением называется яв-
ление снижения прочности некоторых металлов в зависимости от
длительности воздействия на них статических нагрузок при ком-
натных температурах.
Детальный анализ механизма замедленного разрушения и
образования холодных трещин приведен в работе [16]. При рас-
смотрении этого механизма исходят из того, что границы зерен
имеют пониженную сопротивляемость сдвигу по сравнению с
телом зерна, а зерна способны к упруго-вязкому скольжению по
границам при деформировании с малыми скоростями или при
повышенных температурах. Это объясняется тем, что на поверх-
ностях раздела зерен отсутствует сопряженность кристалличе-
ской решетки и концентрация искажений и дефектов кристалли-
577
ческого строения на этих поверхностях достигает высоких зна-
чений.
По схеме Зинера (рис. 21.7), в результате относительного
упруговязкого скольжения под действием растягивающего на-
пряжения происходит релаксация касательных напряжений (?)
и накопление нормальных напряжений по поперечным границам.
Вследствие фазовых превращений мартенситного типа снижает-
ся вероятность упругопластической деформации в участках зе-
рен, прилегающих к границам. В еще большей степени упруго-
пластические деформации затрудняются при развитии напряже-
Рис. 21.7. Схема Зинера применитель-
но к задержанному разрушению ста-
ли (а) и сплавов титана (б)
ний второго рода. Поэтому
замедленное разрушение
имеет всегда макроскопиче-
ски хрупкий характер.
В результате в вершинах
зереп, являющихся концент-
раторами напряжений, ме-
талл подвергается всесто-
роннему растяжению и ре-
лаксация напряжений за
счет пластической деформа-
ции исключается. Наиболее
вероятными местами воз-
никновения трещин являют-
ся вершины сходящихся
скользящих границ и приле-
гающие участки поперечных границ.
Па схеме рис. 21.7 показано разрушение стали и сплавов ти-
тана. В сталях участки зереп, прилегающие к концам скользя-
щих границ, подвержены упругой деформации, а в титане —
упругопластической деформации (заштрихованный участок).
Этим объясняется и различный характер их разрушения. У ста-
лей трещина возникает по поперечной границе, а у сплавов тита-
на — по поперечной границе и плоскостям спайности в зерне.
В образовании холодных трещин при сварке сталей и сплавов
титана существенную роль играет водород. В сварных соедине-
ниях стали атомарный водород перемешается путем диффузии из
металла шва в околошовную зону, где скапливается в микропу-
стотах и в несовершенствах кристаллической решетки. При сое-
динении атомарного водорода в молекулы развиваются высокие
давления, которые ведут к развитию в окружающих объемах
металла напряжений второго рода. Возможна также адсорбция
водорода на поверхности или в вершине образовавшейся микро-
трещины, в результате чего сильно снижается прочность металла.
При сварке титановых сплавов влияние водорода связано с
гидридным превращением, протекающим с изменением объема.
Это превращение начинается при температуре ниже эвтектоидной
578
(325° С) и развивается в течение некоторого времени при ком-
натной температуре. Характер распределения гидридов зависит
от скорости охлаждения: при малых и средних скоростях они
выделяются по границам зерен и по призматической плоскости
(1010), а при большой скорости распределяются равномерно по
объему зерна. Образование холодных трещин при сварке « спла-
вов титана с суммарным содержанием кислорода и азота 0,14—
0,17% становится возможным уже при содержании водорода
0.01% [16].
§ 21.3. Некоторые пути повышения
сопротивляемости сплавов образованию холодных
трещин при сварке
Холодные трещины возникают главным образом в
сварных соединениях сталей перлитного и мартенситного клас-
сов, у которых при неправильном выборе технологии и режима
сварки возможно образование закалочных структур в околошов-
ной зоне.
Мерами предупреждения образования холодных трещин могут
быть следующие.
1. Ограничение содержания в основном металле углерода и
легирующих элементов, таких как марганец, никель, хром и мо-
либден, повышающих склонность металла к закалке. Это требо-
вание следует учитывать в первую очередь при выборе марки
стали для сварной конструкции. Необходимо уменьшать содер-
жание этих элементов и в металле шва. Кроме того, нельзя до-
пускать наличие дефектов в основном металле в виде шлаковых
включений и расслоев.
2. Обеспечение однородности металла шва с основным метал-
лом по химическому составу, структуре и объемному эффекту
превращения переохлажденного аустенита. Это позволяет умень-
шить перепад продольных напряжений на границе между швом и
основным металлом, а следовательно, снизить вероятность обра-
зования продольных околошовных трещин. Следует также мак-
симально ограничивать содержание водорода в металле шва.
Это достигается, в частности, при замене переменного тока посто-
янным и при использовании флюсов сухой грануляции вместо
флюсов мокрой грануляции.
3. Регулирование термического цикла сварки путем выбора
оптимальных режимов. Во время медленного охлаждения свар-
ного соединения при температурах ниже точки Д тормозится
мартенситное превращение и развиваются преимущественно пер-
литное и промежуточные превращения. Это достигается приме-
нением источников теплоты повышенной мощности и низкой ско-
ростей сварки. Замедление охлаждения влияет благоприятно не
только из-за смещения превращения аустенита, но и вследствие
579
развития процессов самоотпуска мартенсита при температурах
150—300° С. Благодаря самоотпуску мартенсита упорядочивают-
ся кристаллическое строение металла и его пластичность.
Бели изменением режима сварки появление холодных трещин
устранить не удается, то рекомендуется применять предвари-
тельный или сопутствующий подогрев до температуры 200—
300° С. Сочетая подогрев с режимами сварки с низкой погонной
энергией, удается избежать перегрева в околошовной зоне и зна-
чительно снизить скорость охлаждения в температурном интер-
вале превращения аустенита. При сварке мощными источниками
теплоты сочетание этих двух условий не всегда осуществимо.
Подогрев осуществляется электрическими индукторами или
пламенем газовых горелок. Такой же эффект достигается при
каскадной сварке, при наложении слоев с максимальными пере-
рывами, а также при многодуговоп автоматической сварке после-
довольно расположенными дугами.
4. Снижение жесткости сварной конструкции и устранение
закреплений свариваемых элементов.
5. Применение термообработки непосредственно сейчас же
после сварки, пока не возникли холодные трещины (низкий или
высокий отпуск). Такая термообработка осуществляется нагре-
вом индукторами или газовым пламенем. Можно накладывать
дополнительный отжигающий слой.
6. Предварительная наплавка кромок аустенитным или фер-
ритным металлом, пе закаливающимся при сварке. При наплав-
ке такого слоя напряженное состояние на границе основной
металл — наплавка более благоприятное, чем при сварке шва.
Кроме того, при последующем заполнении разделки околошов-
ная зона в основном металле подвергается отпуску и пластич-
ность се повышается. Этот метод применяется в тех случаях, ког-
да термообработка сварных соединений по тем или иным причи-
нам не представляется возможной.
Для ответственных и тяжелонагружепных конструкций и»
среднелегированиых закаливающихся сталей, не подвергающих-
ся после сварки термической обработке, применяют сварные сое-
динения с аустенитными швами. Аустенитный шов имеет высокую
пластичность и вязкость даже в литом состоянии.
Такие соединения обладают высокой стойкостью против обра-
зования трещин в околошовной зоне. Сварку производят проволо-
кой аустенитного класса на постоянном токе прямой полярности
или трехфазной дугой. Это позволяет при достаточной произво-
дительности сварки уменьшить разбавление металла шва основ-
ным металлом. Соответствующим подбором состава проволоки
удается обеспечить стойкость металла шва против образования
горячих трещин. Этот метод обладает, однако, тем недостатком,
что металл шва имеет пониженную прочность. Возможно и воз-
никновение отрывов по зоне сплавления.
580
§ 21.4. Методы оценки сопротивляемости сплавов
образованию холодных трещин при сварке
Для исследования влияния фазовых превращений на
структуру, свойства и технологическую прочность металлов при
сварке необходимо располагать специальными методами испыта-
ний, позволяющими дифференцированно изучать процессы в от-
дельных участках термического влияния. Существующие методы
испытаний можно разделить на три группы [16]:
1) исследование кинетики фазовых превращений, изменений
структуры и свойств основного металла в зоне термического вли-
яния в условиях имитируемого термического цикла и напряжен-
ного состояния при сварке;
2) исследование структуры и механических свойств отдель-
ных участков реальных сварных соединений;
3) исследование сопротивляемости сварных соединений обра-
зованию холодных трещин при сварке.
Методы и аппаратура для испытаний первой группы
позволяют проводить исследования па сравнительно небольших
образцах, в которых воспроизводятся термические циклы сварки
(быстродействующий дилатометр ИМЕТ-ДБ), либо термические
циклы с одновременным деформированием (методика ИМЕТ-1).
В быстродействующем дилатометре ИМЕТ-ДБ трубчатый об-
разец, помещенный в кварцевую трубку, заполненную аргоном
или гелием, нагревается токами высокой частоты. В процессе на-
грева и охлаждения производят контроль температуры с помо-
щью термопар. Скорость охлаждения можно регулировать в пре-
делах от 10 до 200 град!сек, изменяя расход аргона, протекающе-
го через кварцевую трубку. Изменение длины образца при
нагреве и охлаждении регистрируется индукционным датчиком.
По результатам этих испытаний в широком диапазоне сварочных
режимов строят диаграммы анизотропического превращения ос-
новного металла. Дополнительно проводят металлографический
анализ и измерение твердости, что позволяет построить структур-
ные диаграммы в координатах «структурные составляющие —
скорость охлаждения». По этим диаграммам можно оценить от-
носительное содержание мартенсита в структуре, которое являет-
ся определяющим фактором при оценке вероятности образова-
ния холодных трещин в околошовной зоне.
По методике ИМЕТ-1, стержневые образцы размером-
150X7X3 мм нагревают в машине проходящим током и охлаж-
дают с различными скоростями, соответствующими заданным
термическим циклам. Для фиксации структурного состояния об-
разцы могут быть резко охлаждены в воде. Для исследования
кинетики изменения механических свойств образцы подвергают
деформации или разрыву при заданной температуре или в задан-
ном интервале температур. Нагрев образцов регулируется изме-
непием тока по заданной программе, скорость охлаждения мож-
но изменять путем обдува образцов газом, опрыскиванием во-
дой или пропуская в процессе охлаждения ток небольшой вели-
чины.
Машина состоит из узла нагрева с резервуаром для быстрого
охлаждения образцов и деформирующего устройства с электро-
магнитным приводом. Скорость деформации можно изменять от
1 до 1000% в 1 сек (на базе 10 мин).
Для исследования влияния скорости охлаждения и длительно-
сти пребывания металла выше точки на конечные механиче-
ские свойства и структуру металла образцы подвергают обработ-
ке по заданному полному термическому циклу сварки. После это-
го проводят механические испытания и металлографический
анализ. На основании результатов этих испытаний строят диаг-
рамму ИМЕТ-1 (см. § 21.1).
Для исследования кинетики изменения механических свойств
в условиях термического цикла сварки образцы с выточкой в
средней части нагревают в деформирующем устройстве и при
заданной температуре цикла подвергают разрыву. Эти испыта-
ния позволяют определить температурные интервалы, в которых
вследствие фазовых или структурных превращений происходит
резкое изменение свойств металла.
Испытания по методике ИМЕТ-1 позволяют, кроме того, ис-
следовать кинетику процессов фазовых превращений, гомогениза-
ции и роста зерна в условиях термических циклов сварки.
В число проб второй группы испытаний входят валико-
вая проба МВТУ, проба Шнадта и проба Чабелки.
При испытаниях по валиковой пробе МВТУ на пластины тол-
щиной 14—30 мм наплавляют валики с различной погонной энер-
гией дуги. Образцы, вырезанные поперек валиков, испытывают на
статический и ударный изгиб. Надрез в образцах располагается
по центру валика, а вершина его находится на глубине 0,5 мм от
границы сплавления. Кроме того, измеряют твердость и опреде-
ляют структуру околошовной зоны.
Проба Шнадта применяется для изучения влияния радиуса
надреза на ударную вязкость основного металла и околошовной
зоны. Она с успехом может применяться как дополнение к вали-
ковой пробе. Испытывают образцы с радиусом закругления над-
реза 0,025; 0,5; 1,0 мм и без надреза. Вершина надреза также
располагается в околошовной зоне на глубине 0,5 мм от грани-
цы сплавления.
При испытаниях по пробе Чабслки сваривают встык за один
проход две пластины средней толщины. Затем из сварного образ-
ца в направлении поперек сварного шва вырезают образцы Мена-
же, располагая их надрезы на различном расстоянии от границ
сплавления. После испытаний образцов строят диаграмму изме-
нения ударной вязкости в зоне термического влияния.
Испытания, входящие в третью группу, включают каче-
582
ственные и количественные пробы для оценки сопротивляемости
сварных соединений образованию холодных трещин.
Качественные пробы служат главным образом для сравни-
тельной оценки технологической прочности и применяются в
тех случаях, когда необходимо в течение
короткого времени произвести контроль-
ные испытания. Представителем такой
пробы является образец Кировского за-
вода, Испытания заключаются в следую-
щем. На пластину из испытуемой стали
(рис. 21.8), в середине которой сделана
выточка, наплавляют валик.
Толщина металла в районе выточки
составляет 2, 4 и 6 мм. В процессе на-
плавки нижнюю поверхность образца по-
догревают, а затем охлаждают водой или
сжатым воздухом. Высокая стойкость
против образования холодных трещин
характеризуется их отсутствием даже
при интенсивном охлаждении
Наибольший интерес для оценки
склонности закаливающихся сталей к об-
разованию холодных трещин представляет проба с регулируемой
термической жесткостью (CTS), разработанная в Англии, и кре-
стовая проба (рис. 21.9, а).
При испытаниях по пробе CTS можно ступенчато менять ско-
рость охлаждения околошовной зоны. Образец состоит из ниж-
ней плиты / и верхней пластины 2 размером 75X75X6, которые
предварительно прикрепляют к плите болтами, а затем обварива-
ют фланговыми угловыми швами С в два слоя. Контрольные швы
Рис. 21.9. Сварные жесткие пробы для оценки склонности сталей к об-
разованию холодных трещин:
а — проба с регулируемой термической жесткостью; б — крестовая проба
583
КВ и КН сваривают в один слой после полного охлаждения об-
разца до комнатной температуры.
Условия теплоотвода швов КВ и КН различны: скорость ох-
лаждения околошовной зоны шва КВ в 1,5 раза больше, чем шва
КН. Для расширения диапазона скоростей охлаждения и жест-
кости соединения меняют толщины пластин и их соотношение.
Рис. 21.10. Подваликовая
холодная трещина / при ис-
пытаниях по пробе CTSX2.
Сталь 35ХГСЛ
Рис. 21.11. Схема таврового
образца
После сварки и вылеживания образца вырезают темплсты,
на которых определяют распределение мартенсита в околошов-
ной зоне и твердость. Критерием оценки склонности стали к обра-
зованию холодных трещин служат наименьшая ступень скорости
охлаждения, при которой появляются трещины (рис. 21.10), и
отношение длины участка с трещинами к катету шва.
Образец крестовой пробы (рис. 21,9, б) собирается из двух
пластин, которые прихватывают по торцам. Угловые швы, 1, 2,
3, 4 сваривают в положении «в лодочку» при комнатной и отри-
цательной температурах, а также с сопутствующим подогревом.
Исследования проводят так же, как и для пробы CTS.
.Методика сравнительной количественной оценки технологи-
ческой прочности в процессе превращения аустенита при сварке
разработана II. Н. Прохоровым и Э. Л. гМакаровым. Тавровый
образец (рис. 21.11) сваривают угловым швом и перед началом
превращения аустенита к нему прикладывают постоянное уси-
лие. Показателем сопротивляемости сталей образованию холод-
ных трещин является минимальное напряжение, не вызывающее
трещин в течение 20 ч.
ЛИТЕРАТУРА
К разделу I
1. Алов А. А. Основы теории процессов сварки и пайки. ЛЕ, «Машино-
строение», 1964.
2. Арцимович Л. А. Элементарная физика плазмы. ЛЕ, Атомиздат,
1963.
3. Багря некий К. В., Добротина 3. А., Хренов К. К.
Теория сварочных процессов. Харьков, ХГУ, 1968.
4. Б а уэр А. К теории катодного падения электрической дуги. Zeitschrift
fur Phisik, стр. 35. Т. 138/1, 1954.
5. Б р а у и С. Элементарные процессы в плазме газового разряда. ЛЕ,
Атомиздат, 1961.
6. Броун М. Я- и Погодин-Алексеев Г. II. Термическая тео-
рия сварочной дуги. ЛЕ, Машгиз, 1951.
7. Быховский Д. Г. Газоэлектрическая резка металлов в судо-
строении. Л., «Судостроение», 1964.
8. Васильев К. В. Газоэлектрическая резка металлов. ЛЕ, Машгиз,
1963.
9. Волченко В. Н. О классификации процессов сварки. «Автоматиче-
ская сварка» Киев, 1970, № 10.
10. Гаврилов Р, А., Скворцов А. М. Основы физики полупро-
водников. М., «Машиностроение», 1966.
11. Гапонов В. И. Электроника. ЛЕ, Физматгиз, i960.
12. Гельман А. С. Теория сварки давлением. «Машиностроение», 1970.
13. Говертон ЛЕ Т. Термодинамика для инженеров. ЛЕ, «.Металлур-
гия», 1966.
14. Д с м я н це в и ч В. П. .Металлургические и технологические основы
дуговой сварки. ЛЕ — Л., Машгиз, 1962.
15. Джексон И. Е. Исследование W-дуги. Welding Journal, № 4, 1968.
16. Д об рецов Л. И. и Го мою нова М. В. Эмиссионная электрони-
ка. М., «Наука», 1966.
17. Епифанов Г. И. Физика твердого тела. М„ «Высшая школа», 1965..
18. Заруба И. И. и др. Сварка в углекислом газе. Киев, «Техника»,
1966; ЛЕ, Госатомиздат, 1961.
19. Кесаев И. Г. Катодные процессы электрической дуги. ЛЕ, «Наука»,
1968.
20. Китайгородский А. И. Введение в физику. ЛЕ, Физматгиз, 1959
21. Лсидьел Б. Лазеры. М., «Мир», 1964.
22. Л е с к о в Г. И. Серия статей по теории дуги. «Автоматическая'
сварка», 1963, № 5, 1966, № 7 и № 10.
23. Л о х т е - X о л ь т г р е в е н, Моррис и др. Сб. Получение и иссле-
дование высокотемпературной плазмы. М., ИЛ, 1962.
24. Лоцманов С. II. и Петрунин И. Е. Нанка металлов. М.,
«Машиностроение», 1966.
25. Назаренко О. К., Истомин Е. И., Локшин В. Е. Элек-
троннолучевая сварка. М., «Машиностроение», 1966.
26. Н и к и ф о р о в Г. Д. и др. О механизме образования соединений
при сварке и пайке. «Сварочное производство», 1967, Л» 12.
27. Николаев Г. Л., Ольшанский Н. А. Новые методы сварки
металлов я пластмасс. ЛЕ, «Машиностроение», 1966.
28. Новые проблемы сварочной техники. Сб. статей. Под ред. Б. Е. Пато-
на. Киев, «Техника», 1964.
29. Р ы б а к о в В. В. и Б у р г а с о в ЛЕ П. Термодинамический расчет
высокотемпературного газа. М., «Машиностроение», 1968.
30. Семенов А. П. Схватывание металлов. ЛЕ, Машгиз, J958.
31. Сомервилл Дж. Электрическая дуга. М. — Л., Госэнергоиздаг,
1962.
585
32. Федоров Б. Ф. Оптические квантовые генераторы. М. — Л.,
«Энергия», 1966.
33. Ф и н к е л в б у р г Ф. и М е к к е р Г. Электрические дуги и терми-
ческая плазма. М., ИЛ, 1961.
34. Франк-Кам епецкий Д. А. Плазма — четвертое состояние ве-
щества. М, Агомиздат, 1963.
35. Фролов В. В. Физико-химические процессы в сварочной дуге. М.,
Машгиз, 1954.
36. X р е н о в К. К. Электрическая сварочная дуга. М., Машгиз, 1949.
37. X р е н о в К. К., Семенов А. П., Шестаков А. И., К о с т е ц-
к и й Б. И.. А й б и ядер С. Б. и др. Серия статей по холодной и прессовой
сварке металлов. «Автоматическая сварка», 1964, № 5.
38. Шоршоров М. X., Красу л и и IO. Л. О природе физико-хими-
ческих явлений в сварных и паяных соединениях. «Сварочное производство»,
1967, № 12.
К разделу II
1. Беляев А. И., Жемчужина Е. А„ Фирсанова Л. А. Фи-
зическая химия расплавленных солей. М., Металлургиздат, 1958.
2. Герасимов Я. И. и др. Курс физической химии. М. — Л., «Химия»,
т. ], 1964, т. II, 1966.
3. Е р о х и н А. А. Кинетика металлургических процессов дуговой свар-
ки. М„ «Машиностроение», 1964.
4. Жуховицкий А. А., Шварц м а н Л. А. Физическая химия. М_,
Металлургиздат, 1964.
5. К а р а и е т в я н ц М. X. Методы сравнительного расчета физико-
химических свойств. М., «Наука», 1965.
6. Киреев В. А. Краткий курс физической химии. М., Госхимиздат, 1963.
7. Левич В. Г. Физико-химическая гидродинамика. М., Физматгиз, 1959.
8. Хи трин Л. Н. Физика горения и взрыва. Изд. МГУ, 1957.
К разделу III
1. «Автоматическая элсктродуговая сварка». Под ред. Б. Е. Патона, М„
Машгиз, 1953.
2. Демянцевич В. П. Металлургические и технологические основы
дутовой сварки. Машгиз, 1962.
3. Е с и и О. А., Гельд П В. Физическая химия пирометаллургиче-
ских процессов, т. I, Свердловск, Металлургиздат, 1962, г. II. М., «Металлур-
гия», 1966.
4. Люб а веки й К- В. Металлургия сварки сталей плавлением. Спра-
вочник по сварке. Т. I, IV. М., .Машгиз, 1962.
5. Морозов А. И. Водород и азот в стали. Металлургиздат, 1950.
6. Новожилов Н. М., Суслов В. Н. Сварка плавящимся элект-
родом в углекислом газе. М.. Машгиз, 1958.
7. Петров Г. Л., Тум ар ев А. С. Теория сварочных процессов.
«Высшая школа», 1967.
8. Ростовцев С. Т. Теория металлургических процессов. М., Метал-
лургиздат, 1956.
9. С а м а р и п А. М. Физико-химические основы раскисления стали.
Изд-во АП СССР, 1965.
10. Фролов В. В. Поведение водорода при сварке плавлением. М.,
«Машиностроение», 1966.
11. Хренов К. К. п Кушнер ев Д. М. Керамические флюсы для
автоматической сварки и наплавки. Киев, Гостехиздат, 1961.
12. Электроды для дуговой сварки и наплавки. Каталог. Под ред.
14. И. Фрумина. Киев, «Паукова думка», 1967.
13. Элсктрошлаковая сварка. Под ред. Б. Е. Патона. М., Машгиз, 1959.
586
К разделу IV
I. Билль В И., Р ыкалии Н. Н., Пугин А. И., Василье-
ва В. А., Гель м а н А. С,, Сан д е р М. П., 3 а к с о и Р. И. и В о з-
нс с си ск ий В. Д. Статьи. «Сварочное производство», 1959, № 10.
2. Гельман А. С. Технология контактной сварки. М., Машгиз, 1952.
3. Градштейн И. С., Рыжик И. М. Таблицы интегралов, сумм,
рядов и произведений. Изд. 4-е. Физматгиз, 1962.
4. Карслоу II. С. Теория теплопроводности. Гостехиздат, 1947.
5. Махнепко В. И. Статьи «Автоматическая сварка», 1961, № 12;
1963, № II; 1964, № 3; 1965, № 5 и «Сварочное производство» 1963, № 2.
6. Николаев Г. А., Ольшанский Н. А. Новые методы сварки
металлов и пластмасс. «Машиностроение», 1966.
7. Р ы к а л и н Н. Н. Развитие теплофизики сварочных процессов. «Сва-
рочное производство», 1967, № 11.
8. Рыка л ин II. Н. Расчеты тепловых процессов при сварке. М„ Маш-
гиз, 1951.
9. Справочник по сварке. Под ред. Е. В. Соколова. Т. I, гл. II, М„ Маш-
гиз, 1960.
10. Тайц Н. Ю. Технология нагрева стали. Металлургиздат, 1962.
К разделу V
1. Бочвар А. А. Основы термической обработки сплавов. ОНТИ, 1931.
2. Ландау А. М. Сб. «Рост кристаллов». Изд-во АН СССР, 1957.
3. Любаве кий К. В. Металлургия автоматической сварки малоугле-
родистой стали под флюсом. Сб. «Вопросы теории сварочных процессов». Маш-
гиз, 1943.
4. М о в ч а н В. М. Микроскопическая неоднородность в литых сплавах.
Киев, Гос. изд-во технической литературы УССР, 1962.
5. Новиков И. И., 3 о л о т а р е в с к ий В. С. Дендритная ликва-
ция в сплавах. И., «Наука», 1966.
6. Одинг И. А. Теория дислокаций в металлах и ее применение. М.,
Изд-во АН СССР, 1959.
7. П о п о в А. А. Фазовые превращения в металлических сплавах. Ме-
таллургиздат, 1963.
8. Прохоров Н. Н. Технологическая прочность металлов при сварке.
М., НТО, Машпром. Обществ, университет, I960.
9. Прохоров II. Н. Горячие трещины при сварке. Машгиз, 1952.
10. Рыкал ии Н. Н. Расчеты тепловых процессов при сварке. Маш-
гиз, 1951.
П.Саратовкин Д. Д. Дендритная кристаллизация. М., Металлург-
издат, 1953.
12. Технология электрической сварки плавлением. Под ред. Б. Е. П а-
т о и а. Москва — Киев, Машгиз, 1962.
13. Фрумин И. И- Автоматическая элекгродуговая наплавка. М., Ме-
таллургиздат, 1960.
14. Чалмерс Ф. Физическое металловедение. Пер. с английскою. М..
Металлургиздат, 1963.
15 Шоршоров М. X. Свариваемость металлов. Профиздат, 1960.
16. Шоршоров М. X. Металловедение сварки сталей и сплавов тита-
на. М.. «Наука», 1965.
17 Smith V., Tiller W., Rutter J., Lanad Y. Phys 1958.
ОГЛАВЛЕНИЕ
Стр.
Предисловие ...............................а . . . 3
Раздел I
Теория преобразования энергии при сварке
Глава I. Физические основы и классификация процессов сварки .... 7
§ 1.1. Виды элементарных связей в твердых телах и монолитных
соединениях................................................ 7
§ 1.2. Физико-химические особенности получения сварных, паяных
и клееных соединений.......................................10
§ 1 3. Термодинамическое определение и баланс энергии процесса
сварки......................................... ... 16
§ 1.4. Классификация процессов сварки.......................20
§ 1.5. Оценка эффективности и требования к источникам энергии
для сварки................................................ 31
Глава II. Физико-химические процессы, в плазме дугового разряда . 35
§ 2.1. Проводимость твердых тел и жидкостей ... ....... 35
§ 2.2. Электрический разряд в газах............. . . . И
§ 2.3. Элементарные процессы в плазме дуги . . . . 45
§ 2.4. Элементы термодинамики плазмы...................... 58
§ 2.5. Явления переноса, баланс энергии и темпера:ура в столбе
дуги..................................... . . '. . 68
Глава III. Приэлектродные области дугового разряда . . 77
§ 3.1. Эмиссионные процессы на поверхности твердых тел . .
§ 3.2. Переходные области сварочных дуг.................... S0
§ 3.3. Баланс энергии и плазменные струи в дуге............100
Глава IV. Технологические особенности и ппименение сварочных дуг . 103
§ 4.1. Магнитогидродинамика сварочной дуги.................108
§ 4.2. Перенос металла в дуге.......... ............ . . 118
§ 4.3. Дуга переменного тока........................ . . . Г.’З
§ 4.4. Сварочные дуги с плавящимся электродом..............125
§ 4.5. Сварочные дуги с неплавящимся электродом . . .......135
§ 4.6. Плазменподуговые процессы........................ . 142
I лава V. Физика лучевых источников энергии сварочных процессов 150
§ 5.1. Электроннолучевые источники.........................150
§ 5.2. Фотоннолучевые источники............................157
588
Стр.
Раздел II
Основы физической химии
Глава 17. Элементы химической термодинамики...................... 1’ь 4
§ 6.1. Основные понятия и величины ............................М
§ 6.2. Характеристики термодинамических систем . .
§ 6.3. Первый закон термодинамики............................*{“
§ 6.4. Термохимия и термохимические расчеты................. 1’1
Глава VII. Второй закон термодинамики. Равновесие в однородных
и неоднородных системах..........................................15“
§7.1. Цикл Карпо и формулировка второго закона термодинамики 189
§ 7.2. Исследование цикла Карно...............................
§ 7.3. Термодинамические функции, определяющие состояние обра-
тимого равновесия системы................................. 1^г>
§ 7.4. Вычисление термодинамического потенциала .... . . 201
§ 7.5. Расчет равновесий в гомогенной среде...................
§ 7.6. Измерение химического сродства. Изотерма и изобара хими-
ческих реакций. Принцип Ле-Шателье..........................20°
§ 7.7. Третье начало термодинамики « расчет химических равновесий 21о
§ 7.8. Равновесие в гетерогенных системах . . :..............218
§ 7.9. Закон распределения...................................228
§ 7.10. Растворимость газов в жидкостях (закон Генри — Дальтона) 22J
§ 7.11. Растворимость газов в металлах.......................230
§ 7.12. Распределение компонента между жидкими фазами .... 233
Глава VIII. Учение о скоростях химических реакций . .... ... 235
§ 8.1. Основные понятия и определения........................235
§ 8.2. Влияние концентраций................................. 236
§ 8.3. Зависимость скорости реакции от температуры.......... 239
§ 8.-1 . Явление катализа................................... 240
§ 8.5. Гетерогенные химические реакции................... . 211
§ 8.6. Влияние диффузии и скорости потока................... 243
§ 8.7. Элементы теории цепных реакций....................... 245
Г лава IX. Элементы электрохимии .... ....................... . 250
§ 9.1. Электропроводность электролитов.......................250
§ 9.2. Взаимодействие металлов с электролитами...............255
Раздел III
Теория металлургических процессов при сварке
Глава X. Окисление металлов и взаимодействие их с серой . ... 260 ;
§ 10.1. Взаимодействие металлов с кислородом................. 261
§ 10.2. Система железо — кислород........................ ... 267
§ 10.3. Система никель — кислород.................. . . 271
§ 10.4. Система медь — кислород.......................... ... 272
§ 10.5. Система титан—кислород......................... . . 275
§ 10.6. Взаимо действие металлов с серой ....................27(5
Глава XI. Взаимодействие металлов со сложными газами — пиро-
металлургия .....................................................279
§ 11.1. Система углерод — кислород ....................... . 279
§ 11.2. Система водород — кислород......................... . 283
589
Стр.
§ 11.3. Система углерод — кислород — водород............... . 284
§ 11,4. Система железо — кислород — углерод ............ . 287
§ 11.5. Карбидообразование................................ 290
§ 11.6. Система железо — кислород — водород................292
Глава XII. Взаимодействие металлов со шлаком................ . 296
§ 12.1, Шлаковые фазы. Классификация.................. .... 29(5
§ 12.2. Взаимодействие металла со шлаками................ 303
§ 12.3. Распределение марганца между шлаком и металлом .... 305
§ 12.4. Реакции шлака с металлом (Si; С).................. 309
§ 12.5. Извлечение серы и фосфора шлаками ................ 311
§ 12.6. Физико-химические свойства сварочных шлаков .... . 313
Глава XIII. Раскисление металлов при сварке.............. . . 317
§ 13.1. Диффузионное раскисление......................... 318
§ 13.2. Раскисление осаждением и окисление многокомпонентных
сплавов...................................................318
§ 13.3. Раскисление марганцем......................... . . 320
§ 13.4. Раскисление стали другими раскислителями......... . 323
Глава XIV. Поглощение газов металлами при сварке и их влияние на
свойства сварных соединений..................................328
§ 14.1. Водород и его влияние при сварке...................328
§ 14.2. Влияние водорода па свойства сварных соединений из стали 332
§ 14.3. Влияние водорода на свойства титановых сплавов.....334
§ 14.4. Влияние водорода па свойства сварных соединении из меди 335
§ 14.5. Влияние водорода на сварные соединения из алюминия . . . 335
§ 14.6. Пути снижения влияния водорода на свойства сварных со-
единении ....................................... .... . 336
§ 14.7. Азот и его влияние при сварке .................337
Глава XV. Особенности металлургических процессов при различных
способах сва/жи . .............. 340
§ 15.1. Металлургические процессы при автоматической сварке под
флюсом....................................................340
§ 15.2. Металлургические процессы при сварке голстопокрытыми
электродами...............................................352
§ 15.3. Металлургические процессы при сварке в среде защитных
газов . . . .....................................365
Раздел IV
Тепловые процессы при сварке
Глава XVI. Основные понятия и законы в расчетах тепловых процес-
сов при сварке ................... 377
§ 16.1. Основные понятия и определения . ........ 377
§ 16.2. Поверхностная теплоотдача и краевые условия........382
§ 16.3. Дифференциальное уравнение теплопроводности . . 388
§ 16.4. Источники теплоты................................. 391
§ 16.5 Сварочные источники теплоты........................ 394
590
Ст/l.
Глава XVII. Расчеты тепловых процессов при нагреве те i источниками
теплоты........................................................ <
§ 17.1. Распространение теплоты в простейших случаях........... 163
§ 17.2. Подвижные сосредоточенные источники теплоты постоянной
мощности......................................................'14
§ 17.3. Периоды теплопасыщсния и выравнивания температур при
нагреве тел подвижными источниками теплоты............. 422
§ 17.4. Мощные быстродвижущнеся источники теплеть,............428
§ 17.5. Влияние ограниченности размеров тела на процесс распро-
странения теплоты ... ...... ............... 432
§ 17.6. Нагрев тел вращения.................................... 440
§ 17.7. Учет распределенности источника теплоты в расчетах полей
температур................................... . 450
Глава XVIII. Нагрев и плавление металла при сварке . 455
§ 18.1. Влияние режима сварки и теплофизических свойств металла
на поле температур............................................455
§ 18.2. Ширина зоны нагрева . ..............................458
§ 18.3. Термический цикл при однопроходной сварке и его основные
характеристики. Максимальные температуры......................462
§ 18.4. Мгновенная скорость охлаждения при данной температуре 464
§ 18.5. Длительность пребывания металла выше данной температуры 468
§ 18.6. Термический цикл и его регулирование при многослойной
сварке.................................................. ... 470
§ 18.7. Плавление основного металла. Тепловая эффективность про-
цесса сварки................................... 476
§ 18.8. Нагрев и плавление присадочного металла.................483
§ 18.9. Особенности протекания тепловых процессов при электро-
шлаковой сварке............................................. 492
§ 18.10. Нагрев и охлаждение стержней при контактной сварке
встык . . ........... .............................498
§ 18.11. Тепловые процессы при точечной сварке..................506
§ 18.12. Особенности нагрева и охлаждения металла при некоторых
видах сварки . .................................508
Раздел V
Процессы кристаллизации
и технологическая прочность
Глава XIX. Образование первичной структуры и формирование метал-
ла сварного шва . . . . .......... . . 514
§ 19.1. Особенности затвердевания металла сварного шва . 514
§ 19.2. Химическая неоднородность металла сварного шва ... 528
§ 19.3. Физическая неоднородность металла сварного шва . . 537
Г лава XX. Горячие трещины при сварке ................ . ... 546
§ 20.1. Природа и механизм образования горячих трещин. Гипотеза
технологической прочности............................ . . . 546
§ 20.2. Факторы, влияющие на технологическую прочность металла
шва в процессе кристаллизации, и меры ее повышения . . 554
§ 20.3. Методы оценки сопротивляемости сплавов образованию го-
рячих трещин . ....... .... 558
591
Стр.
Глава XXI. Холодные трещины при сварке...........................569
§ 21.1. Образование и строение зоны термического влияния в свар-
ных соединениях..............................................569
§ 21.2. Природа и механизм образования холодных трещин при
рла сварке..................................................575
§ 21.3. Некоторые пути повышения сопротивляемости сплавов обра-
зованию холодных трещин при сварке...........................579
§ 21.4. Методы оценки сопротивляемости сплавов образованию хо-
лодных трещин при сварке................................... 581
Литература............................................-..........585
Г ла.
Глеи
<
1
(
<
<
р Василий Васильевич Фролов
Виталий Александрович Винокуров
Владимир Никитович Волченко
$ Валентин Александрович Парахин
Ирина Александровна Арутюнова
Теоретические основы сварки
§
Редактор Н. 11. Ещенко
Художественный редактор Т. А. Дурасова
Технический редактор С. С. Горохова
Корректор Г. А. Чечеткина
Глав. Т—10148 Сдано в набор 1/IV—70 г. Похп. к печати 19/VH1—70 г.
Формат 60Х90’/м Объем 37 печ л. Уч.-иЗД. л. 33,08
§ Изд. Ат ОТ-78/67 Тираж 32 000 зиэ. Цена 1 р. 12к,
8 План выпуска литературы издательства «Высшая школа» (вузы и техникумы) на 1970 г.
ё Позиция Nd 312.
к Москва. К-51, Неглпнная ул.. д. 29/14,
g Издательство «Высшая школа*
Московская типография № 8 Глапполиграфпрома
590 Комитета по печати при Совете Министров СССР,
Хохловский пер.. 7. Зак. 689.