13.2. Эмиссия электронов из зоны обработки

В общем энергетическом балансе электронно-лучевого воздействия по­мимо тепловых потерь необходимо учитывать также потери на электрон­ную эмиссию из зоны обработки (вто­ричные электроны, неупругорассеян — иые, упругоотражештые [5]), световое и рентгеновское излучение. При тем­пературе плавлення и выше для ме­таллов существенной становится тер­моэлектронная эмиссия. Анализ этих потерь [4, 7, 11, 13] показывает, что потери на эмиссию истинно вторичных электронов и термоэлектронов, на лучеиспускание и рентгеновское из­лучение пренебрежимо малы по сравне­нию с мощностью ЭЛ. Основная доля потерь приходится на упруго — и ие- упругоотражештые электроны (на­пример, для вольфрама до 50 %). В связи с этим считают, что для элек­тронно-лучевого нагрева эффективный КПД т|и определяется главным обра­зом коэффициентом отражения [2, 14].

Для определения коэффициента от­ражения г существуют несколько спо­собов. Некоторые авторы считают, что г является функцией только атомного номера Z элемента, например, в таком виде: т = (7Z — 80)/(14Z — 80), либо г — In (Z/6) — 0,25. Полагают, что г зависит только от энергии пучка Е г= Z,/s Е1/2.

Эффективный КПД [2]

Ti„=l-fcr, (14.1) где 6= 0,45-5-0,50— коэффициент про­порциональности, характеризующий распределение отраженных электронов по их энергии.

Измерения коэффициента отраже­ния (см. п. 12.4) показывают, что г ли­нейно уменьшается с повышением мощности ЭЛ. Обработка эксперимен­тальных данных, представленных на рис. 14.1, показывает, что из характе­ристик процесса отражения (табл. 14.1) можно получить константу б* — = — const = 1,1- 10—’’см.

Уточненный анализ эксперимен­тальных значений г [3] показывает

Рис. 14.1. Характер изменения силы то­ка /м, проходящего через мишень, в за­висимости от увеличения силы тока луча! п для ряда материалов;

1 — вольфрам; 2 — молибден; S — никель; медь; 4 — коррозионно-стойкая сталь; 5 — цирконий; 6 — титан; 7 — алюминий

(табл. 14.2), что с достаточной для ин­женерных расчетов точностью г мож­но определить из выражения г = = т — масса атома, г; С — константа, для легких элементов (Z = 6Ч-7) С= 106- 10-аз г, для тя­желых (Z= 74-1-92) С= 15,5-10"®* г.

Кривая изменения во времени силы тока, проходящего через деталь, поз­воляет судить об эмиссии из зоны об­работки для одного импульса ЭЛ. В зависимости от плотности энергии эта кривая растягивается или сжи­мается вдоль временной оси с сохра­нением экстремальных точек.

-ІЄ -12 -8 — Ч О Ч В ЛТф/іА

Рис. 14.2. Зависимость силы вторичного тока /к от степени фокусировки Д/ф ЭЛ при сварко с различной погонной анергией коррозионно-стойкой стали:

1 — 6Б40 Дж/см; 2 — 4360 Дж/см; 3 — 3275 Дж/см; 4 — 2180 Дж/см

При длительности импульса і < Дtt возможен нагрев металла до задан­ной температуры Т ^ Тил; при t ^ <: (Д/х 4- Д/а) можно нагревать об­разец, исключая интенсивное испаре­ние; при t < (Дії + Д^а + Дід) можно получать любую заданную глубину капала.

При работе с непрерывным движу­щимся пучком, например при сварке с кинжальным проплавлением, де­тали кривой эмиссии, характерной для одного импульса, «смазываются»,

и кривая в зависимости от достигну­той глубины проплавления имеет либо максимум, соответствующий интер­валу Д(2, либо минимум (интервал Д/8). Тем не менее и в случае непрерывного ЭЛ различным участкам кривой эмис­сии соответствуют разные конфигу­рации зон проплавлений.

На рис. 14.2 приведена зависимость силы тока эмиссии из ванны, снятая с помощью полукольцевого датчика щелевого типа при воздействии на коррозионно-стойкую сталь. Связь геометрии зоны проплавления с харак­тером кривой силы тока эмиссии по­казана на рис. 14.3.

Помимо V-образной формы кривой силы тока, проходящего через деталь, имеется и W-образная форма [12, 14], Если в процессе электронно-лучевого воздействия конфигурация образую­щего канала близка к цилиндрической (рис. 14.4), то электроны, испускае­мые дном канала под разными углами, по мере углубления канала задержи­ваются его стенками. Левая ветвь V-об­
разной кривой при большой глубине капала всегда должна быть ниже пра­вой. Действительно, в начальный мо­мент воздействия на плоскую поверх­ность металла положение левой ветви определяется коэффициентом отраже­ния г, К концу воздействия, когда канал достаточно глубок, его стенки улавливают не только термоэлектроны, но и отраженные электроны, число ко­торых определяется величиной г. По­этому правая часть V-образной кри­вой расположена выше левой.

Если же в процессе воздействия канал начинает принимать кониче­скую форму (рис. 14.4, б), то по мере его углубления эмитгированные со дна электроны также будут задержи­ваться стенками. Однако в связи с уве­личением угла конуса по мере углуб­ления наступает ситуация, когда элек­троны со дна канала могут вылетать, практически не взаимодействуя со стенками. Дальнейшее углубление ко­нического канала приводит к улавли­ванию эмиттированных электронов, но

Рис. 14.3. Зависимость силы вторичного тока 1К от степени фокусировки ЭЛ и ха­рактерные очертания зон проплавления при сварке с погонной энергией 6540 Дж/сіи

с меньшей эффективностью, чем в слу­чае V-обраэной кривой. Поэтому пра­вая ветвь лежит либо несколько выше, либо на уровне левой, а амплитуда центрального пика не превышает уровней левой и правой ветвей (рис. 14.4, в).

Угловое распределение отраженных электронов мало отличается от закона косинусов (рис. 14.5) [3 ]. В связи с этим можно воспользоваться зако­нами движения молекулярных пото­ков в цилиндрических и конических отверстиях (трубах) и оценить связь

Рис. 14.4. Схема, поясняющая причины V — и W-образного характера формы кривой тока, проходящего через мишень

О 0,2 0,0- 0,0 0,0 1,0 Cos If

Рис, 14,5. Угаовое распределение обратно — рассеянных электронов ліри бомбардировке мишеней из золота (/), серебра (2), меди (3) с энергией 30 кэВ; V (<р) — в произволь­ных единицах ІЗ]

силы отраженного тока с геометрией канала.

Рассчитаны коэффициенты вероят­ности прохождения молекулярным потоком трубы (коэффициенты Клау — зинга) в зависимости от Я/г0; где її — глубина канала; гв — радиус его се­чения (табл. 14.3 и 14.4) [6].

Интенсивность молекулярного по­тока из трубы

К = WSa, (14.2)

где W — коэффициент вероятности прохождения; S — площадь попереч­ного сечения трубы; а — количество вещества, испаряемого в единицу вре­мени с единицы поверхности дна ци­линдрической трубы.

Для оценки силы отраженного тока, выходящего из канала, выражение

(14,2) можно записать в другом виде:

Ir = Wrln, (14.3)

где W — вероятность выхода отра­женных электронов из канала (коэф­фициент Клаузинга); 1п — сила тока луча.

Если полагать, что эффективный

КПД электронно-лучевого нагрева определяется в основном потерями на отражение электронов, то с учетом (14.1) и (14.2)

Пи = 1 — kWr. (14.4)

Результаты экспериментальной про­верки справедливости выражения

(14.4) представлены в табл. 14.5.

Как следует из табл. 14.6 щи при­ближается к 0,95—0,97 при #,’7д > 2

или при коэффициенте формы шва в случае сварки /С=Я/В> 1.

Данные табл. 14.7 свидетельствуют о том, что при угле конусности более 30° из канала уходят практически все электроны, в результате существ в енно снижается эффективность на­грева.

Использование коэффициентов ве­роятности ff’, рассчитанных для ко­ротких и длинных цилиндрических конических и щелевых труб, позво­ляет, регистрируя в процессе элек­тронно-лучевого воздействия силы тока эмиссии из зоны обработки, контро­лировать форму канала при сварке и

14.5. Сравнение расчетных (14,4) и экспериментальных [8] значений % для различной глубины цилиндрического канала в деталях из коррозионно-стойкой стали при г0= 1.5 мм

Угол рас­крытия ка­нала °

Глубина канали Н, мм

н/г0

W

10

8,5

5,67

0,295

0,96/0,98

15

5,6

3,73

0,375

0,95/0,97

30

2,6

1,73

0,54

0,92/0,92

45

1,5

1,0

0,672

0,90/0,88

60

0,9

0,58

0,79

0,88/0,87

75

0,4

0,26

0,89

0,87/0,88

* В числителе — расчет ыс значе­ния, в знаменателе — экспериментальные.

фрезеровании материалов в импульс­ном режиме.

Анализ формулы (14.4) показывает, что в ней не учитывается доля пер­вичных электронов, достигающих дна зоны обработки, так как часть их по­глощается стенками канала.

Расчеты показывают, что зависи­мость КПД электронно-лучевого на­грева дна сварочной ванны от длины канала испарения имеет максимум

14.6.Влияние формы канала на интенсивность эмиссии электронов из алюминиевого образца (г = 0,17; к =0.5)

Щг,

Коэффициент

Клаузннга

W

1

ІІ

0

1

0,915

0,5

0,8013

0,932

1.0

0,6720

0,943

2,0

0,5136

0,956

3,0

0,4205

0,964

4,0

0,3589

0,970

5,0

0,3146

0,973

7,0

0,2537

0,980

10,0

0,1973

0,983

14.7. Влияние конусности канала на интенсивность эмиссии отраженных электронов (алюминий; И! го= 10)

Половика угла при вершине конуса, 0

Коэффицн ент Клаузинга W

5

0,4086

0,97

10

0,5803

0,95

20

0,79641

0,93

30

0,90611

0,92

40

0,96008

0,918

50

0,9851

0,916

при определенном угле сходимости ЭЛ на изделии и при фокусировке ЭЛ на поверхность металла. По мере увели­чения глубины канала распределение удельной энергии по сечению ЭЛ по­степенно сглаживается и становится равномерным. При электронно-луче­вом нагреве металла возможна «гео­метрическая фокусировка» стенками канала испарения электронов первич­ного ЭЛ.