Анализ основных механизмов и закономерностей возникновения синергического эффекта в гибридных лазерно-дуговых процессах Текст научной статьи по специальности «Физика»

MEDICAL SCIENCES

УДК 621.791:29.03.77

Кривцун И.В.1, Хаскин В.Ю.2, Коржик В.Н.12, Илляшенко Е.В.1, Донг Ч.2, Ло З.2 1 - Институт электросварки им. Е. О. Патона НАН Украины, Киев, Украина 2 - Китайско-украинский институт сварки им. Е. O. Патона, Гуанчжоу, КНР

DOI: 10.24411/2520-6990-2019-10596 АНАЛИЗ ОСНОВНЫХ МЕХАНИЗМОВ И ЗАКОНОМЕРНОСТЕЙ ВОЗНИКНОВЕНИЯ СИНЕРГИЧЕСКОГО ЭФФЕКТА В ГИБРИДНЫХ ЛАЗЕРНО-ДУГОВЫХ ПРОЦЕССАХ

Krivtsun I.1, Khaskin V.2, Korzhyk V.1'2, Illyashenko E.1, Dong Chunlin2, Luo Ziyi2

1 - The Paton Electric Welding Institute of the NASU, Kiev, Ukraine 2 - China-Ukraine E. O. Paton Institute of Welding, Guangzhou, China

ANALYSIS OF THE MAIN MECHANISMS AND REGULARITIES OF THE SYNERGISTIC EFFECT

IN HYBRID LASER-ARC PROCESSES

Аннотация.

Статья посвящена анализу основных механизмов и закономерностей синергетического эффекта, возникающего при объединении лазерного и дугового источников энергии в условиях гибридной обработки (сварки). Показано, что этот эффект выражается в нарушении аддитивности теплового воздействия этих двух источников на обрабатываемый (свариваемый) металл, вследствие чего энергия, используемая на плавление металла в гибридном процессе, может более чем в два раза превышать сумму соответствующих энергий при обработке (сварке) каждым отдельно взятым источником тепла.

Abstract.

The article is devoted to the analysis of the main mechanisms and regularities of the synergetic effect that occurs when combining laser and arc energy sources in a hybrid processing (welding). It is shown that this effect is expressed in the violation of the additivity of the thermal effect of these two sources on the processed (welded) metal, so that the energy used to melt the metal in the hybrid process can be more than twice the amount of the corresponding energies in the processing (welding) of each individual heat source.

Ключевые слова: гибрид, сварка, лазер-TIG, лазер-плазма, синергетический эффект, лазерный пучок, плазма, взаимодействие.

Keywords: hybrid, welding, laser-TIG, laser-plasma, synergistic effect, laser beam, plasma, interaction.

В последние годы наблюдается активное развитие процессов гибридной лазерно-дуговой (ла-зерно-плазменной) обработки материалов [1, 2]. Интерес к этим процессам вызван, в первую очередь, появлением открываемых ими новых технологических возможностей. Это связано с проявлением синергетического эффекта (иногда называемого гибридным эффектом), который выражается в нарушении аддитивности теплового воздействия излучения и дуги на обрабатываемый (свариваемый) металл, а также в интенсификации динамического воздействия сварочного тока на ванну расплава. В результате повышается эффективный КПД процесса обработки (сварки) и энергия, используемая на плавление металла, может более чем в два раза превышать сумму соответствующих энергий, выделяющихся в металле при использовании каждого отдельно взятого источника тепла [3]. Однако, как показывает ряд исследований (например, [4]), синергетический эффект в гибридных лазерно-ду-говых процессах далеко не всегда может проявляться в полной мере и давать ожидаемый положительный эффект. Это делает актуальным изучение механизмов и закономерностей возникновения такого эффекта, в том числе с привлечением методов математического моделирования.

Целью данной работы является математическое моделирование и аналитическое исследование синергетического эффекта, возникающего при совместном воздействии на металл сфокусированного лазерного излучения и аргоновой электрической дуги атмосферного давления с неплавящимся электродом (TIG).

Поскольку объект, являющийся результатом объединения лазерного пучка и электрической дуги, не обладает осевой симметрией (рис.1), для упрощения его математической модели примем следующие допущения. Предположим, что, начиная с некоторого расстояния от анода (z = z0), столб дуги является осесимметричным, а характеристики дуговой плазмы близки к соответствующим характеристикам для дуги с тугоплавким катодом, расположенным перпендикулярно поверхности анода. Считаем также, что взаимодействие лазерного пучка с плазмой дуги происходит только при z > z0. В соответствии с этим введем цилиндрическую систему координат (r, z) и выберем расчетные области для дуговой плазмы Qp = {0 < r < Rp , 0 < z < L} и лазерного пучка Qp = {0< r < Rb , z0 < z < L} (рис. 1).

Рис. 1. Внешний вид (а) и схема с изолиниями температуры (б) объединения в гибридном процессе сфокусированного пучка СО2-лазера мощностью 1500 Вт и электрической 150-амперной ТЮ-дуги: 1 - лазерный пучок; 2 - столб дуги; 3 - свариваемый металл (анод); 4 - тугоплавкий катод.

Для математического описания процессов энерго-, массо- и электропереноса в такой осесим-метричной системе используем уравнения одно-температурной модели дуговой плазмы [5, 6]. Соответствующая система уравнений должна быть усовершенствована с учетом специфики исследуемого

объекта и стационарности рассматриваемых процессов. При этом уравнения непрерывности и движения плазмы, а также уравнения электромагнитного поля тока дуги сохраняют свой вид [5], тогда как уравнение энергии с учетом дополнительного нагрева дуговой плазмы сфокусированным лазерным пучком следует записать в виде [3]

_ ( дТР дТР\ 1 д ( дТР\ д ( дТР\

рСр \v--r~ + и1Т~) = 1— (гх1ТГ) + -z {х-тт) +

_ 1 д ( дтр\ , д

дг дг .

где р - массовая плотность плазмы; СР - удельная теплоемкость плазмы с учетом энергии ионизации; V, и - радиальная и аксиальная компоненты скорости плазмы; ТР - температура плазмы; х - коэффициент теплопроводности плазмы; кв - постоянная Больцмана; е заряд электрона; ]г, радиальная и аксиальная компоненты плотности электрического тока в плазме; д - постоянная термодиффузии электронов; а - удельная электропроводность плазмы; у - потери энергии на собственное излучение в приближении оптически тонкой плазмы. В уравнении (1) выделение энергии в плазме столба дуги за счет поглощения лазерного излучения учитывается членом в правой части, где кш - коэффициент объемного (обратно-тормозного) поглощения лазерного излучения дуговой плазмой; £ - пространственное распределение интенсивности излучения в лазерном пучке, взаимодействующем с плазмой.

Рассмотрим уравнение, описывающее распределение интенсивности излучения Б(г, ¿) в лазерном пучке с учетом его поглощения и рефракции в неоднородной дуговой плазме. Полагая, что относительное изменение параметров плазмы на расстояниях порядка длины волны лазерного излучения мало, а также отсутствует лазерное излучение, отраженное от поверхности анода, для описания распространения пучка в дуговой плазме используем квазиоптическое приближение. В этом случае уравнение для амплитуды поля лазерного пучка, предполагаемого гауссовым (осесимметричным), можно записать в виде [3]

^-гН^)*''2^-1)*» (2)

-ÏJr

е lJr дг

д[(2т*>р]. - -Ш-'Ур!

-z

V (1)

где к = кг = 2ж/Х - волновой вектор лазерного излучения; Аш - комплексная амплитуда электрического поля лазерного пучка; еш = е'ш + 1е''ш - комплексная диэлектрическая проницаемость дуговой плазмы на частоте лазерного излучения ю. Искомая величина £ представляет собой среднее по времени значение аксиальной составляющей плотности потока электромагнитной энергии пучка и связана с комплексной амплитудой электрического поля Аш соотношением [3]

Б(г,1) = -1-\А»\2 ,(3) 2 \ м

где е0 - диэлектрическая проницаемость вакуума; д0 - универсальная магнитная постоянная. Для задания начального распределения Аш(г,2о) примем, что при г = 2о в дуговую плазму вводится сфокусированный гауссов пучок лазерного излучения, который в отсутствии плазмы имеет минимальный радиус гр на поверхности анода (рис.1). Пространственное распределение комплексной амплитуды электрического поля такого пучка при г < 20 определяется выражением [3]

Ао = Ао/Гтехр |

rZ

[-гп+1{кк-^)}>(4)

где

гZ = rj

1 +

(z-d2 z2f

= агсЬд . (5)

Постоянная Аар в (4) находится из интегрального соотношения для полной мощности лазерного излучения в поперечном сечении пучка

Q(z) = 2л Гь S (г, z)rdr , (6)

что при учете (3) дает

=

N

4(2° /мП Пг2 (£°У

°ч1/2

Q(zo) - мощность исходного лазерного

где Q0 пучка.

При численном моделировании процессов переноса энергии, импульса, массы и заряда в исследуемой системе рассмотрим два характерных варианта теплового состояния анода, а именно: водо-охлаждаемый (неиспаряющийся) анод с температурой поверхности Т3 = 500 К и диффузи-онно-испаряющийся анод. В последнем случае примем, что в пределах области анодной привязки дуги

~ (тту) + £ (пти) =11г(г [Со

д[птТр]

дг Г0 дг

Здесь Пт = Пто + Пт1 + Пт2 - суммарная концентрация частиц металлического пара в дуговой плазме; = С1 — С0 ; С2 = С2

„ _ Пт2 . г (л „ Мт-Мтг

К2 = --; = — (1 — Пт?-

пт Т

р-МтПтг

температура поверхности анода Тз = Т$(г) изменяется по экспоненциальному закону [6] и достигает (7) в центре этой области 3000 К, т.е. не превышает температуры кипения железа, при которой испарение переходит в конвективный режим. Задав таким образом распределение температуры поверхности анода, для учета многокомпонентности дуговой плазмы, связанной с диффузионным испарением его материала, рассматриваемую модель следует дополнить уравнением конвективной диффузии ионизированного металлического пара, описывающим транспорт нейтральных атомов, одно- и двух-зарядных ионов металла в плазме столба дуги [6]:

— д[К1ПтТр} , — д[К2ПтТр}

С0 ; К1 =

7,-д[к1ПтГЕ^м 22-01^^) + {ъ1к1 + Ъ2К2}п.

+ (2

дг

пт1

пт

М222 =

р V Р У

(г = 0, 1, 2); Б - коэффициенты диффузии

п°-птг

атомов (г = 0), одно- (г = 1) и двухзарядных (г = 2) ионов металла в многокомпонентной плазме; Мт -масса атома металла; по - суммарная концентрация частиц в плазме столба дуги; Ъг = (е!/кВ)Сг - подвижности ионов металла (г = 1, 2) в электрическом поле; ф - скалярный потенциал электрического поля в столбе дуги. Уравнение (8) описывает следующие виды переноса частиц металлического пара в дуговой плазме: конвективный перенос, концентрационную диффузию, термодиффузию, а также дрейф ионов пара в электрическом поле.

При численной реализации описанной модели процессов переноса энергии, импульса, массы и заряда требуется задать термодинамические, транспортные и оптические свойства многокомпонентной дуговой плазмы в зависимости от ее температуры, состава и давления. Для изотермической аргоновой плазмы атмосферного давления использовали данные, приведенные в [7]. Зависимости термодинамических и транспортных свойств Аг-Бе плазмы различного состава определяли по методике, предложенной в работе [8]. Соответствующие зависимости потерь энергии на собственное излучение, коэффициента объемного поглощения и комплексной диэлектрической проницаемости дуговой плазмы вычисляли, как описано в [3].

Граничные условия для вектора скорости плазмы V = {V, 0, и}, ее температуры Тр, потенциала электрического поля ф, концентрации частиц металлического пара пт и амплитуды поля лазерного пучка Лт сформулируем следующим образом. В начальном сечении расчетной области для плазмы столба дуги (плоскость г = 0) граничные условия для величин V, и, Тр, ф и пт зададим аналогично тому, как это сделано в работах [5, 6] для дуги с тугоплавким катодом, расположенным перпендикулярно поверхности анода. В частности, для компонент вектора скорости примем

д, -"2 дг- + {Ъ1К1 + Ъ2К2}Пт%]) +

, ~д[к2птТр]\

+ ( дг ) + {Ъ1'К + Ъ2К

V /г=0= 0;и /г=о=ио , (9)

где величина и0 определяется расходом защитного газа и диаметром сопла его подачи.

Для температуры и электрического потенциала в прикатодной зоне столба дуги зададим условия:

Тр /г=о= Тс(г) ; ад^/г=о=]-с(г) , (10) где распределения температуры плазмы Тс(г) и плотности электрического тока вблизи катода ]с(т) выбираются согласно рекомендациям [9]. В зоне подачи защитного газа считаем, что

Тр /г=0= Т0 ; д^ /г=0= 0

(10)

где Т0 - температура окружающей среды.

Принимая во внимание сделанное ранее допущение о том, что взаимодействие лазерного пучка с дуговой плазмой начинается при г = г0, в уравнении

(1) в области г < г0 положим 3 = 0, а начальное условие для уравнения (2) на верхней границе расчетной области 0.ь, т.е. при г = г0 (рис.1), зададим, как описано выше.

Что касается уравнения (8), то с учетом направления движения защитного газа и плазмы в прикатодной зоне столба дуги полагаем, что частицы испаренного металла анода не достигают плоскости г = 0, т.е. на верхней границе расчетной области 0.р (рис. 1) примем

П. /г=0= 0 . (12)

Для водоохлаждаемого (неиспаряющегося) анода на его поверхности (плоскость г = Ь) задаются условия «прилипания», т.е. радиальная и аксиальная компоненты скорости потока плазмы полагаются равными нулю. Для испаряющегося анода следует учитывать течение прианодной плазмы, возникающее вследствие испарения атомов металла с поверхности анода и диффузии ионизированного металлического пара в столб дуги. Результаты расчета, выполненного в [4], показывают, что при Т5(0) = 3000 К аксиальная компонента скорости движения многокомпонентной дуговой плазмы вблизи анода, обусловленная диффузионным испарением его материала, может достигать значения порядка 10 м/с. Это требует корректировки граничного условия для нормальной к поверхности анода компоненты вектора скорости плазмы на границе

анодного слоя, которое в случае диффузионно-спа-ряющегося анода принимает вид [6]

и /Z=L=

Mm[Ymoz(.r,L)+Ymlz(.r,L)+Ym2z(r,L)] р(r,L)-MmInmo (r,L)+nmi(r,L)+nm2(r,L)}

. (13)

Здесь YmZz(r,L) - радиальные распределения аксиальных компонент плотностей диффузионных потоков атомов и ионов металла, находящихся в зарядовом состоянии 2, на границе столба с анодной областью дуги.

Предполагая бесконечно тонким граничный слой плазмы столба дуги с анодным слоем [10], сможем записать следующее условие энергетического баланса:

Этр ,

+ ja^(5-S) Тра = APa]a +

где р0 - атмосферное давление; Xv - энергия, затрачиваемая на переход одного атома металла из жидкой фазы в паровую; ТВ - температура кипения металла анода.

На оси симметрии системы (при г = 0) граничные условия для скорости, температуры, электрического потенциала плазмы и концентрации частиц металлического пара, а также амплитуды электрического поля лазерного пучка, предполагаемого гауссовым, задаются стандартным образом (см., например, [3, 5, 6])

р/г=о=0;5/г=о=0;5/г=о=0;

Ча -]а<Р , (14)

где ]'а = \]'г \ /2=ъ - абсолютное значение плотности электрического тока на аноде; Тра = Тр /2=ь - температура плазмы столба дуги на границе с анодной областью; Дфа - разность потенциала дуговой плазмы на внешней границе анодного слоя и потенциала поверхности анода; qa - тепловой поток, вводимый дугой в анод; ф - работа выхода металла анода. С хорошим приближением электрический потенциал поверхности анода можно считать постоянным и выбрать равным нулю, тогда граничное условие для потенциала плазмы на границе столба дуги с анодным слоем можно записать в виде [5]

<Р/г=Ъ=Ь<Ра- (15)

Для вычисления величин Дфa и qa, входящих в граничные условия (14), (15), воспользуемся моделью анодной области дуги, предложенной в [10]. Данная модель позволяет вычислять радиальные распределения теплового потока qa, вводимого дугой в анод, а также анодного падения потенциала Ua = -Дфa в области анодной привязки дуги в зависимости от подлежащих определению радиальных распределений плотности электрического тока на аноде ja и температуры плазмы на границе анодного слоя Tpa.

На границе плазмы столба дуги с анодным слоем (при z = L) граничное условие для nm = nmo + пт1 + пт2 также может быть определено согласно модели анодной области дуги с испаряющимся анодом [10] в зависимости от локальных значений температуры прианодной плазмы, температуры поверхности анода и режима его испарения.

В рассматриваемом диффузионном режиме испарения с достаточной точностью можно считать, что локальные значения парциального давления атомов и ионов металлической компоненты плазмы Рт на указанной границе равны давлению насыщенного пара металла анода при соответствующем значении температуры его поверхности Т^.

Рт/2=ь=РоехР{^в[±-ч±-Х},(Щ

г=о ' дг /г=° ' дг/г=

д-^/г=о=0;д-^/г=о= 0.(17) На внешней границе расчетной области для плазмы (при г = КР) граничные условия для скорости и электрического потенциала запишем в виде [5]

/ г=яр= 0 ;и / г=яр= 0 ; д^ / г=о= 0 . (18) Граничные условия для температуры и концентрации частиц металлического пара при г = ЯР определим в зависимости от направления движения потока плазмы [5, 6]

Тр /r=Rn = То ; Пт /r=R= 0 при V /г

< 0 ;

■ / r=Rv = "-Пт /r=R-n = 0 при V /r=Rv >0.(19)

дг ' г=кр дг ' ' =КР г " ' ' '=КР

Наконец, предполагая, что поперечный размер лазерного пучка существенно меньше радиуса соответствующей расчетной области Кь, запишем

Аш/г=Кь=0. (20)

Система дифференциальных уравнений, которые описывают перенос энергии, импульса, массы и заряда в многокомпонентной дуговой плазме, находящейся под воздействием сфокусированного лазерного пучка, с приведенными выше граничными условиями решалась численно с помощью совместного лагранжево-эйлерового метода [11, 12], адаптированного к условиям сжимаемой среды. При решении параболического уравнения

(2) для комплексной амплитуды поля лазерного пучка использовали метод, подробно описанный в

[3].

Численное моделирование характеристик плазмы столба и анодной области электрической дуги с вольфрамовым катодом и стальным анодом, на которую воздействует сфокусированный пучок излучения СО2-лазера, проводили при следующих параметрах системы: длина межэлектродного промежутка L = 4 мм; ток дуги I = 150 А; защитный газ аргон, давление атмосферное; мощность исходного лазерного пучка О0 варьировалась в диапазоне 500.. .1500 Вт, радиус пучка в плоскости фокусировки ^ = L) гр = 0,2 мм, расстояние от катода до плоскости, где начинается взаимодействие лазерного пучка с дуговой плазмой zo, выбиралось равным 1 мм.

Z=L

О 0,5 1,0 1,5 г, мм

Рис.2. Радиальные распределения температуры плазмы в поперечном сечении г = 2,5 мм столба дуги

при Т = 500 К: 1 - Q0 = 0; 2 - 500; 3 - 1500 Вт.

В результате проведения расчетов было установлено, что под воздействием сфокусированного пучка излучения С02-лазера в столбе дуги возникает локализованная вблизи оси пучка высокотемпературная область (рис.2), максимальная температура плазмы в которой увеличивается с повышением мощности лазерного излучения, при этом радиус указанной области составляет величину порядка 0,5 мм. Так, на оси столба 150-амперной дуги (при г = 2,5 мм) температура плазмы в отсутствие лазерного воздействия составляет 20700 К, тогда как под воздействием лазерного пучка мощностью Q0 = 500 и 1500 Вт она увеличивается соответственно до 25100 и 32800 К.

Эффект локального лазерного нагрева дуговой плазмы проявляется вплоть до границы столба с анодной областью дуги, что приводит к заметному увеличению осевых значений температуры приа-нодной плазмы. Влияние нагрева дуговой плазмы лазерным пучком на распределение ее температуры вдоль оси столба дуги (оси лазерного пучка) показано на рис.3. Отметим, что температура поверхности анода (испарение его материала) практически не влияет на пространственное распределение температуры плазмы в столбе дуги, что соответствует выводам работы [6].

Изменение пространственного распределения температуры дуговой плазмы под воздействием сфокусированного лазерного излучения вызывает

заметное перераспределение плотности электрического тока в разряде. На рис.4 приведены распределения абсолютного значения аксиальной компоненты плотности тока вдоль оси дуги, на которую воздействует пучок излучения СО2-лазера различной мощности (кривая 1 - Q0 = 1500 Вт; 2 - 500), в сравнении с соответствующим распределением |./г(0гг) | для обычной дуги (кривая 3).

Несмотря на то что под воздействием лазерного излучения температура плазмы в осевой зоне столба дуги существенно повышается (рис. 2, 3), плотность электрического тока на оси разряда в начальных сечениях области лазерно-дугового взаимодействия (0 < г < 3 мм) сохраняется практически такой же, как и для обычной дуги. Влияние лазерного нагрева дуговой плазмы на распределение плотности тока в столбе дуги начинает сказываться по мере приближения к аноду. В прианодной зоне столба величина |у'2(0,2) | для дуги, находящейся под воздействием лазерного излучения, существенно возрастает, причем максимальное значение плотности тока на оси дуги увеличивается с ростом мощности исходного пучка (рис. 4). Врезультате, например, при воздействии на 150-амперную дугу лазерного пучка мощностью 1500 Вт, плотность тока в центре области анодной привязки дуги может более чем в три раза превосходить соответствующее значение для обычной дуги при прочих равных условиях (рис. 5).

1,0 1,5 2,0 2,5 3,0 3,5 2, мм Рис.3. Аксиальные распределения температуры плазмы на оси столба дуги при Т = 500 К: 1 - Q0 = 0; 2

- 500; 3 - 1500 Вт.

Рис.4. Распределения абсолютного значения аксиальной компоненты плотности электрического тока на оси дуги вдоль ее столба при = 500 К: 1-3 - см. в тексте.

Тепловой поток qa, вводимый дугой в анод, существенно зависит от плотности электрического тока на аноде [5, 6], поэтому характер распределения qa(r), приведенного на рис. 6, аналогичен распределению плотности тока на аноде (рис. 5). Так, при воздействии на 150-амперную дугу лазерным пучком мощностью 1500 Вт осевое значение плотности теплового потока, вводимого дугой в анод,

возрастает почти в четыре раза. При повышении температуры анода (учете его испарения) эффект контрагирования электрического тока и соответственно плотности теплового потока на аноде несколько ослабевает, однако остается значительным по сравнению с дугой, не подвергающейся воздействию лазерного излучения (рис. 5, 6).

Рис.5. Распределения плотности электрического тока на аноде: 1 - Q0 = 1500 Вт, Т = 500 К; 2 - Q0 = 1500 Вт, Т(0) = 3000 К; 3 - Q0 = 0, Т = 500 К; 4 - Q0 = 0, Т(0) = 3000 К.

Изучение радиальных распределений температуры прианодной плазмы Тра (рис.7) и падения потенциала электрического поля Дфа на анодном слое (рис. 8) для дуги, находящейся под воздействием лазерного пучка мощностью (9" = 1500 Вт (кривые

1 ) и для обычной дуги (кривые 2) для случая кривых 1 показало ощутимый прирост этих параметров в центральной области (~15% и ~25%, соответственно).

Рис.6. Распределения теплового потока, вводимого дугой в анод, по его поверхности: 1 - Q0 = 1500 Вт, 75 = 500 К; 2-00 = 1500 Вт, Тэ(0) = 3000 К; 3-00 = 0,Тв = 500 К; 4-00 = 0, Тв(0)~= 3000 К.

1 2 3 г, мм

Рис. 7. Радиальные распределения температуры плазмы на границе анодного слоя при Т= 500 К: 1, 2 -

см. в тексте.

Л<Р(„ H

2,0 _i_i_i_

0 1 2 3 г, мм

Рис.8. Радиальные распределения падения электрического потенциала на анодном слое дуги при Ts = 500

K: 1, 2 — см. в тексте.

При 2° = 1500 Вт осевая температура плазмы на границе анодного слоя для дуги с неиспаряю-щимся анодом возрастает почти на 1200 К по сравнению с обычной дугой (рис.7). Это обусловливает увеличение осевых значений потенциала плазмы на указанной границе и появление в распределении Дфа(г) ярко выраженного максимума вблизи оси дуги (рис.8, кривая 1). Резкое изменение Дфа вдоль поверхности анода приводит к деформации линий равного потенциала в приосевой зоне прианодной плазмы, вследствие чего появляется значительная радиальная компонента вектора напряженности электрического поля и соответствующая радиальная компонента плотности тока. Наряду с возрастанием температуры (электропроводности плазмы), а также аксиальной компоненты напряженности электрического поля в указанной зоне, это приводит к существенному контрагированию электрического тока в области анодной привязки дуги, находящейся под воздействием лазерного пучка (рис.5) по сравнению с обычной дугой. В случае диффузи-

онно испаряющегося анода (7X0) = 3000 К) температура плазмы на границе с анодной областью дуги уменьшается по сравнению с водоохлаждаемым (неиспаряющимся) анодом (75 = 500 К) как при наличии, так и при отсутствии лазерного воздействия. Вследствие этого эффект контрагирования тока дуги под действием лазерного пучка становится менее заметным (рис.5).

В случае использования в гибридном процессе пучка СО2-лазера при прохождении через дуговую плазму происходит его ослабление. Пусть - коэффициент ослабления пучка за счет его поглощения в дуговой плазме, где -мощность лазерного пучка в сечении дуги с аксиальной координатой г, вычисляемая по формуле (6). Вследствие поглощения пучка в столбе дуги до поверхности анода доходит около 74% мощности лазерного излучения (рис.9). Причем для выбранных параметров лазерного пучка и дуги эта величина слабо зависит от мощности исходного пучка и температуры поверхности анода.

Рис. 9. Изменение коэффициента ослабления лазерного пучка в дуговой плазме по длине дуги.

Распределение интенсивности излучения вдоль оси сфокусированного лазерного пучка, взаимодействующего с дуговой плазмой, в сравнении с соответствующим распределением для исходного пучка показано на рис.10. В отличие от лазерного

пучка, распространяющегося в воздухе (в отсутствие дуги), при распространении в дуговой плазме интенсивность лазерного излучения на оси пучка 8°=8(°г) снижается по мере приближения к поверхности анода.

Вт/мЛ 1010

1 2 3 г, мм

Рис.10. Распределения интенсивности излучения на оси сфокусированного лазерного пучка мощностью 1500 Вт, распространяющегося в дуговой плазме (сплошная кривая), и для исходного пучка (штриховая).

Как следует из расчетных зависимостей, приведенных на рис.9 и 10, взаимодействие сфокусированного лазерного пучка с дуговой плазмой в рассматриваемых условиях в основном сводится к поглощению энергии пучка плазмой, при этом роль его рефракции в неоднородной дуговой плазме оказывается незначительной. Об этом свидетельствует также зависимость эффективного радиуса пучка гьф (рис.11), определяемого как расстояние от его оси, на котором интенсивность излучения составляет 1% соответствующего значения Эффективный радиус лазерного пучка, взаимодействующего с плазмой, практически не отличается от радиуса исходного пучка в соответствующем сечении и для рассматриваемых в данной работе условий не зависит от его мощности.

Выполненное расчетное прогнозирование показывает, что при воздействии на 150-амперную

дугу пучком СО2-лазера мощностью 1500 Вт, осевые значения эффекта контрагирования электрического тока на аноде и теплового потока в анод возрастают более чем в три раза. Таким образом, лазерное воздействие на рассматриваемую дугу делает ее более высококонцентрированным источником теплового и динамического воздействия на металл. Расчеты показывают, что дополнительный лазерный нагрев дуговой плазмы вызывает также заметное повышение полной мощности, вкладываемой дугой в анод. В случае использования волоконного, дискового или №:УЛв-лазера излучение почти не поглощается дугой, а аналогичные описанным эффекты происходят за счет сжатия столба дуги в размер канала ионизированных паров, возникающего при лазерном испарении материала анода (обрабатываемой детали).

Рис.11. Распределение эффективного радиуса лазерного пучка по его длине.

Рассмотрим теперь механизм синергетиче-ского эффекта, возникающего при объединении лазерного и дугового источников тепла в условиях гибридной (СО2-лазер+ТИГ) сварки. Данный эффект выражается в нарушении аддитивности теплового воздействия лазерного пучка и дуговой плазмы на свариваемый металл, вследствие чего энергия, используемая на плавление металла при гибридной сварке, может более чем в два раза превышать сумму соответствующих энергий при сварке каждым отдельно взятым источником тепла [3].

Как известно, в осесимметричном магнитном поле тока дуги движение расплавленного металла

под действием силы Лоренца возбуждается ее вихревой составляющей Р'го{, имеющей центростремительное направление. Значение этой силы максимально на поверхности сварочной ванны и убывает при растекании электрического тока в объеме свариваемого металла. Возникающий при этом перепад давлений вызывает нисходящее течение расплава, переносящее перегретый металл от поверхности ванны к фронту плавления. При интенсивном течении расплава в направлении к донной части сварочной ванны повышается эффективность усвоения (использования на плавление металла) тепловой мощности, вводимой в анод обоими источниками тепла и соответственно этому увеличивается

объем расплавленного металла. Приближенно оценим влияние лазерно-дугового взаимодействия на распределение вихревой составляющей электромагнитной силы на поверхности расплавленного металла анода, полагая ее недеформируемой. Контрагирование дуги, которое выражается в существенном повышении плотности электрического

тока на поверхности металла вблизи центра области анодной привязки дуги (рис.5), приводит к резкому увеличению центростремительной составляющей силы Лоренца в указанной зоне (рис.12). Причем динамический эффект, обусловленный контрагированием тока дуги на поверхности анода, оказывается тем выше, чем больше мощность лазерного излучения.

Рис. 12. Распределения вихревой составляющей силы Лоренца на поверхности анода при Т

<2° = 1500; 2 - 500 Вт; 3 - обычная дуга.

500 К: 1

На основании проведенной работы можно сделать следующие выводы:

1. Синергетический эффект, возникающий при объединении лазерного и дугового источников энергии в условиях гибридной обработки (сварки), выражается в нарушении аддитивности теплового воздействия этих двух источников на обрабатываемый (свариваемый) металл, вследствие чего энергия, используемая на плавление металла в гибридном процессе, может более чем в два раза превышать сумму соответствующих энергий при обработке (сварке) каждым отдельно взятым источником тепла.

2. Основным механизмом синергетического эффекта при использовании СО2-лазера является локальный нагрев дуговой плазмы сфокусированным лазерным излучением, в результате чего в столбе дуги возникает локализованная вблизи оси пучка высокотемпературная область, максимальная температура плазмы в которой увеличивается с повышением мощности лазерного излучения. Возникновение такой, жестко связанной с осью лазерного пучка, высокотемпературной области дуговой плазмы повышает пространственную стабильность дуги в условиях гибридного процесса, что особенно важно при больших скоростях обработки (сварки).

3. Основным механизмом синергетического эффекта при использовании свободно проходящего сквозь дуговую плазму излучения волоконного, дискового или №:УАв-лазера является создание сфокусированным пучком канала ионизированных паров с низким электрическим сопротивлением, возникающего при лазерном испарении материала анода (обрабатываемой детали), что способствует сжатию столба дуги в размер этого канала и повышению ее пространственной стабильности, в т.ч. при больших скоростях обработки (сварки).

4. Перераспределение электрического потенциала в дуговой плазме, происходящее за счет изменения пространственного распределения ее температуры под воздействием сфокусированного лазерного пучка, приводит к существенному повышению плотности тока в прианодной плазме, а также плотности теплового потока, вводимого дугой в анод, делая такую дугу более высококонцентрированным источником теплового и электромагнитного воздействия на свариваемый металл. Полная мощность, вкладываемая дугой в металл при гибридной сварке СО2-лазер+ТИГ, превышает мощность, вкладываемую соответствующей дугой в условиях обычной ТИГ сварки. Прогнозируемый вычислительным экспериментом эффект контраги-рования тока дуги при гибридной сварке может приводить к существенному увеличению силы Лоренца, транспортирующей перегретый металл из центра области анодной привязки дуги на поверхности сварочной ванны к ее дну, что должно приводить к увеличению доли мощности каждого из используемых источников тепла, расходуемой на плавление свариваемого металла.

5. Взаимодействие сфокусированного пучка излучения С02-лазера с плазмой аргоновой дуги с тугоплавким катодом приводит к некоторому уменьшению мощности излучения, доходящей до поверхности анода, в результате частичного поглощения лазерного излучения в плазме столба дуги. При этом рефракция пучка в неоднородной дуговой плазме оказывается малосущественной. Мощность, вкладываемая в свариваемый металл лазерным пучком при гибридной сварке СО2-лазер+ТИГ, может быть как больше, так и меньше мощности, вводимой в металл при лазерной сварке - в зависимости от условий поглощения, дошедшего до поверхности металла лазерного излучения, определяемых,

например, возможностью формирования в сварочной ванне парогазового канала, более эффективно поглощающего лазерное излучение, чем плоская поверхность расплава.

Примечание. Работа выполнялась в рамках проекта № 2017GDASCX-04112017 Capacity -Building of Innovation - Driven Development for Special Fund Projects «Исследование физико-химических процессов при взаимодействии паровой плазмы с поверхностью металлов и разработка научных основ технологии водо-воздушной плазменной резки листовых сталей для получения сварных соединений» и проекта №2018GDASCX-0803 «Research and development of laser and plasma technologies for hybrid welding and cutting (Научно-исследовательские разработки лазерных и плазменных технологий гибридной сварки и резки)», Guangzhou, China.

Список литературы.

1. Industrial application of hybrid laser-arc welding (Review) / I.V. Krivtsun, V.Yu. Khaskin, V.N. Kor-zhik, Luo Ziyi // The Paton Welding Journal, №.7, 2015. - P. 41-46.

2. Analysis of the Current State of the Processes of Hybrid Laser-Plasma Welding / V. Korzhyk, O. Bushma, V. Khaskin, С. Dong, V. Sydorets // Advances in Engineering Research (AER), V.102, 2017. - P. 8090.

3. Seyffarth P., Krivtsun I.V. Laser-arc processes and their applications in welding and material treatment. — London: Taylor and Francis Books, 2002. — Vol. 1. - 200 p. — (Welding and Allied Processes).

4. Laser-arc and laser-plasma welding and coating technologies / V.D. Shelyagin, I.V. Krivtsun, Yu.S. Borisov, etc. // The Paton Welding Journal, №8, 2005. - P. 44-49.

5. Krikent I.V., Krivtsun I.V., Demchenko V.F. Modelling of processes of heat-, mass- and electric transfer in column and anode region of arc with refractory cathode // The Paton Welding Journal, 2012, №3.

— Р. 2-6.

6. Krikent I.V., Krivtsun I.V., Demchenko V.F. Simulation of electric arc with refractory cathode and evaporating anode // The Paton Welding Journal, 2014, №9. - Р. 17-24.

7. Boulos M. I., Fauchais P., Pfender E. Thermal plasmas: Fundamentals and applications. — New York, London: Plenum press, 1997. — Vol. 1. - 454 p.

8. On the application of the theory of Lorentzian plasma to calculation of transport properties of multi-component arc plasmas / I. V. Krivtsun, P. Porytsky, V. Demchenko et al. // Eur. Phys. J. D. — 2010. — 57. — P. 77-85.

9. Investigation of cathode spot behaviour of atmospheric argon arcs by mathematical modeling / J. Wendelstorf, G. Simon, I. Decker, et al. // Proc. of the 12th Int. conf. on gas discharges and their applications, Germany, Greifswald, 1997. — Vol. 1. — P. 62-65.

10. Krivtsun I.V., Demchenko V.F., Krikent I.V. Model of the processes of heat, mass and charge transfer in the anode region and column of the welding arc with refractory cathode // The Paton Welding Journal, 2010, №6. - Р. 2-9.

11. Ляшко И. И., Демченко В. Ф., Вакуленко С. А. Вариант метода расщепления уравнений динамики вязкой несжимаемой жидкости на лагран-жево-эйлеровых сетках // Докл. АН УССР. Сер. А.

— 1981. — № 7. — С. 43-47.

12. Демченко В. Ф., Лесной А. Б. Лагранжево-эйлеровый метод численного решения многомерных задач конвективной диффузии // Доп. НАНУ.

— 2000. — № 11. — С. 71-75.