Обработка металлов импульсным лазерным излучением миллисекундного диапазона длительности

Тип работы:
Реферат
Предмет:
Физика


Узнать стоимость

Детальная информация о работе

Выдержка из работы

УДК 621. 791. 72
ОБРАБОТКА МЕТАЛЛОВ ИМПУЛЬСНЫМ ЛАЗЕРНЫМ ИЗЛУЧЕНИЕМ МИЛЛИСЕКУНДНОГО ДИАПАЗОНА ДЛИТЕЛЬНОСТИ
© 1999 С.В. Каюков
Самарский филиал Физического института им. П. Н. Лебедева РАН
Выявлены зависимости динамических параметров роста парогазового канала и глубины зоны плавления от формы импульсов, расходимости лазерного излучения и апертурного угла. Исследована и экспериментально обоснована роль буферного объема расплава в подавлении выброса жидкого металла из зоны нагрева при прогибе поверхности расплава. Впервые экспериментально зафиксирован эффект самоконцентрации теплового источника на дне растущего парогазового канала. Обнаружено вихревое движение расплава, которое идентифицировано как Рэлей-Тейлоровская неустойчивость. Экспериментально выявлено наличие экстремума зависимости глубины проникновения фронта плавления от апертурного угла b и установлено, что максимальное значение глубины достигается при 2b = 75 м рад. Впервые для импульсного излучения миллисекундной длительности олучена глубина зоны плавления в стали более 6 мм при энергии излучения менее 20 Дж, что в 3 раза превышает уровень, считавшийся ранее предельным.
1. Введение
Воздействие мощного лазерного излучения на металлы и сплавы в том случае, если его длительность превышает 10−8с, а плотность мощности меньше 109 Вт/см2, что, как правило, выполняется для импульсных твердотельных лазеров, можно рассматривать, заменив его эквивалентным источником теплоты [1−3]. Изучение физических процессов, протекающих при лазерном нагреве, в значительной степени стимулируется наличием богатых возможностей эффективного его использования для решения разнообразных технологических задач, главным образом тех, которые связаны с плавлением и испарением облучаемого материала. В частности, процесс сварки предполагает нагрев материала свариваемых деталей до температур выше точки плавления и образование общей ванны расплава, на месте которой после затвердевания формируется сварное соединение. Наибольший интерес представляют такие режимы сварки, при которых имеет место сильный прогиб свободной поверхности расплава и обеспечивается рост парогазового канала, выполняющего роль светопровода, транспортирующего лазерное излучение на холодное дно [4]. В случае импульсного излучения миллисекундной длительности развитие парогазового канала является существенно нестационарным процессом, что зат-
рудняет его описание. Прогиб поверхности расплава, образование и рост парогазового канала при импульсном нагреве сопровождается вытеснением расплава на поверхность и выбросом частиц жидкого металла из зоны воздействия. В связи с этим считается общепризнанным, что импульсное лазерное излучение миллисекундной длительности применимо для сварки деталей только малых толщин (менее 1 мм) [5].
Выявление закономерностей плавления металлов импульсным лазерным излучением миллисекундного диапазона длительности ближнего инфракрасного диапазона длин волн с учетом особенностей гидродинамических и теплофизических процессов в расплаве и решение принципиальной проблемы значительного увеличения глубины зоны плавления при сохранении устойчивости жидкого металла в ванне расплава является предметом настоящей работы.
2. Эксперимент
Для проведения экспериментов была разработана и создана специальная лазерная установка на базе серийной модели «Квант-15». Использование в схеме источника питания емкостного накопителя, разделенного на 12 независимых секций, обеспечило возможность изменения формы импульсов излучения в достаточно широких пределах [6]. На
Рис. 1. Осциллограммы исследуемых импульсов лазерного излучения
рис. 1 показано 12 различных форм импульсов, расположенных в порядке возрастания длительности переднего фронта. В экспериментальной установке использовался устойчивый резонатор длиной до 1200 мм с плоским выходным и сферическим глухим зеркалом (Я=2400мм), позволявший получать при введении дополнительно диафрагмы параметр качества лазерного пучка до 2 мм мрад.
Установлено, что для хромистой стали при форме импульса № 1, рис. 1, пороговое значение пиковой интенсивности лазерного излучения, соответствующее началу интенсивного выброса частиц расплава из зоны плавления, равно: q* @ 8- 105 Вт/см2, импульсу излучения базовой установки «Квант-15» — q* @ 6 • 105 Вт/см2.
Поскольку большая глубина зоны плавления при относительно малом поперечном размере может быть получена только при условии сильного прогиба поверхности расплава, образовании и росте парогазового канала, то для решения принципиальной проблемы глубокого плавления необходимо одновременно удовлетворить двум противоречащим условиям: с одной стороны, необходимо обеспечить достаточно высокое давление паров металла, т. е. достаточно большую интенсивности излучения, с другой стороны,
— обеспечить сохранение устойчивости расплава, т. е. предотвратить выброс частиц жидкого металла под действием давления отдачи паров. Одним из возможных путей решения этой проблемы является оптимизация формы импульсов лазерного излучения.
В экспериментах с облучением образцов при плотности мощности излучения, превышающей пороговое значение, соответствующее выбросу частиц жидкого металла из зоны нагрева, поддерживалась постоянной энергия излучения (20,0−20,2 Дж) и длительность импульсов (12,0 мс) [7]. Установлено, что при облучении различных сталей и алюминиевых сплавов в запороговом режиме зона плавления характеризуется значительно более высоким аспектным отношением («5) и значительно большей глубиной, чем в допорого-вом. Однако, в запороговом режиме практически для всех форм импульсов имеет место интенсивный выброс расплава и образование глубокой лунки, вытянутой вдоль оси зоны плавления. Наличие мощного пика в начале или в конце импульса приводит к образованию в сталях лунок наибольшей глубины. Сглаживание фронтов сопровождается уменьшением глубины лунок. Однако, симметричные формы импульсов не обеспечивают подавления выброса частиц жидкости. Некоторое смещение пика мощности к заднему фронту импульса (№ 9) позволяет уменьшить выброс расплава до пренебрежимо малого количества, при этом процесс плавления протекает в режиме роста парогазового канала. Использование импульсов излучения с растянутым передним фронтом позволило получить глубину зоны плавления 4,3 мм при энергии 23,0 Дж. При этом пороговая плотность мощности составила: q* @ 2. 106 Вт/ см2. Таким образом, оптимизацию формы импульсов лазерного излучения следует рас-
сматривать как возможный путь реализации режимов продвижения фронта плавления на большую глубину за счет роста парогазового канала, обеспечивающих одновременно подавление выброса расплава из зоны нагрева.
Для исследования динамических параметров процесса плавления и роста парогазового канала и установления их связи с параметрами лазерного воздействия в работе проведена серия экспериментов по скоро ст-ной фоторегистрации состояния облучаемой поверхности в реальном масштабе времени, а также серия экспериментов по специально разработанной методике определения скорости движения фронта плавления и времени жизни парогазового канала. Скоростная фотосъемка проводилась по схеме регистрации как зеркальной компоненты отраженного от облучаемой поверхности зондирующего излучения рубинового лазера, так и компоненты, рассеянной под углом 40о-50о. Система синхронизации силового излучения YAG лазера, зондирующего излучения и регистрирующей камеры обеспечивала возможность получения кинограмм процесса плавления в любой его стадии.
Установлено, что при энергии в импульсе 20−22 Дж, полной длительности 12,0 мс и форме импульса № 9 сплошная пленка рапла-ва формируется на поверхности образца из хромистой стали через 450 мкс после начала действия излучения. В течение первых двух миллисекунд диаметр зоны плавления увеличивается со скоростью 40 см/с, далее она падает до 6,5 см/с и сохраняется такой до окончания воздействия излучения. Поскольку скорость тепловой волны достаточно низка, то эти результаты показывают, что на началь-
ном этапе формирования ванны расплава определяющую роль играют конвективные потоки Марангони. Установлено также, что к концу второй миллисекунды процесса плавления формируется лунка критической глубины, соответствующей появлению многократных отражений падающего излучения от ее стенок. В течение действия импульса излучения конфигурация внутренней части лунки несколько меняется, но средний поперечный размер ее равен примерно 0,2−0,3 мм. Средний диаметр верхней части парогазового канала не превышает 0,10−0,12 мм, при этом мгновенное значение диаметра канала и форма его сечения также меняются.
Структура конвективных потоков в ванне расплава, играющих важную роль в процессах тепло- массопереноса, изучалась в отдельной серии экспериментов на поперечных и продольных металлографических шлифах зон затвердевшего расплава. Образцы из технически чистого титана облучались в атмосфере азота. Тонкий слой нитрида титана, синтезируемый на поверхности расплава, переносился с конвективными потоками вглубь, так что по расположению обогащенных фазой ТГЫ областей была получена качественная информация о структуре потоков. На рис. 2 показаны продольные сечения зоны расплава при различных значениях энергии излучения. На рис. 2а виден остаточный прогиб поверхности расплава и два характерных вихря, представляющих собой меридиональное сечение замкнутых потоков Марангони в мелкой ванне. На рис. 2б эти вихри выявляются более отчетливо, кроме того, в центре зоны расплава хорошо виден поток, направленный вниз вдоль оси 7, который возник
а) б) в) г
Рис. 2. Конвективные потоки в зоне расплава, продольное сечение, при различных значениях энергии
излучения: а — 1,3 Дж, б — 5,6Дж, в — 8,4 Дж, 50х
а) б) в)
Рис. 3. Конвективные потоки в зоне расплава, поперечное сечение, при различных значениях энергии излучения: а — 3,4 Дж, б — 4,3 Дж, в -11,0 Дж, 100х
под действием импульса отдачи паров металла. Из рис. 2 В и 2 г видно, что с увеличением энергии объем расплава, вовлеченного в движение вдоль вертикальной оси, быстро возрастает. Возникновение конвективных потоков вдоль оси Ъ связано с образованием и ростом парогазового канала, обеспечивающим перемещение теплового источника с облучаемой поверхности в глубь зоны расплава.
На рис. 3 представлены поперечные шлифы зон плавления на глубине 0,2 мм, где потоки в расплаве ориентированы преимущественно вдоль оси Ъ. Обращает на себя внимание наличие крупномасштабного вихревого движения. Аналогичная картина зафиксирована на всех исследуемых образцах на глубине, соответствующей зоне преимущественно вертикальных потоков. Важно отметить, что ни одна из сил, действующих на расплав, не имеет тангенциальной составляющей, В настоящей работе возникновение такого вихревого движения связывается с Рэлей-Тейлоровской неустойчивостью движения расплава вдоль оси Ъ в поле сил поверхностного натяжения.
Упомянутая выше методика определения кинетических характеристик процесса плавления основана на том, что в зоне существования преимущественно вертикальных потоков расплава толщина слоя, ограниченного фронтом плавления (Ть) и некоторой изотермой Тн (Тн & lt- Ть), однозначно связана с вре-
менем действия теплового источника на заданной глубине [8]. Толщину слоя термического влияния хн можно определить из известного решения задачи теплопроводности при неподвижной границе жидкость-твердое тело с постоянной температурой Ть. В качестве Тн для сталей целесообразно брать нижнюю границу температурного интервала закалки, т.к. зона закалки отчетливо выявляется на металлографических шлифах. Учитывая, что толщина этой зоны значительно меньше радиуса ванны расплава, можно использовать одномерную модель нагрева полуограничен-
ного тела:
Тн (х, і) = Тьегґс
[(г)
2 у кі(г)
(1)
где хн^) — толщина слоя закалки на глубине z, 1(г) -время существования расплава на глубине z. При известных Ть и Тн выражение (1) является неявным уравнением, связывающим хн^) и 1(г). Для хромистой подшипниковой стали ШХ15 можно записать:
Ц г) = 22,7×2 (г) (2)
Из (2) легко получить выражение для скорости движения дна парогазового канала Уф
-1
1
dx (г)
(3)
45,4х (г)
На рис. 4 показана зависимость 1(^), кривая 2, и У^), кривая 3. Для рассматриваемых
условий эксперимента по полученным результатам можно также судить о соответствующих характеристиках парогазового канала: времени существования и скорости роста на заданной глубине. Из рис. 4 видно, что большую часть времени воздействия фронт плавления находится на глубине менее 0,7 мм, тогда как формирование ванны расплава глубиной более 3 мм занимает около 2,5 мс. Скорость перемещения фронта плавления в начальной стадии роста парогазового канала составляет примерно 1,0 м/с. Из рис. 4 также следует, что скорость роста парогазового канала увеличивается по мере увеличения его длины и наиболее значительное увеличение скорости имеет место в конечной стадии процесса на глубине более 2,5 мм.
Интегрируя функцию У^) можно получить также кривую перемещения фронта плавления в зависимости от времени zf (t). Соответствующая зависимость приведена на рис. 5, кривая1. Здесь учтены результаты скоростной фоторегистрации процесса плавления, согласно которым лунка критической глу-
бины ^=0,25 мм) формируется к концу второй миллисекунды. Кривая 3 — зависимость скорости перемещение фронта от времени, кривая 2 — осциллограмма импульса лазерного излучения. Из рис. 5 видно, что быстрый рост парогазового канала начинается на глубине 0,70−0,75 мм через 6,0−6,5 мс с начала действия излучения при плотности мощности д «(0,9−1,0) • 106 Вт/см2. Этот процесс заканчивается при д «1,25 • 106 Вт/см2, его продолжительность составляет 2,5 мс. С учетом того, что увеличение мощности падающего лазерного излучения в данном временном интервале невелико, весьма примечательным является факт значительного возрастания скорости роста парогазового канала в процессе увеличения его длины. Впервые реализованный экспериментально эффект увеличения плотности мощности лазерного излучения на дне растущего парогазового канала, в настоящей работе назван эффектом спмоконцент-рации теплового источника.
Таким образом, выделены следующие стадии процесса плавления стали миллисе-
Рис. 4. Толщина слоя закалки — 1, время существования расплава — 2, скорость продвижения фронта
плавления — 3 в зависимости от глубины г
Рис. 5. Зависимость глубины зоны плавления — 1 и скорости движения фронта плавления — 2 от времени,
осциллограмма импульса излучения -3
кундными импульсами лазерного излучения:
1) нагрев поверхности до температуры плавления, образование видимой пленки жидкого металла — 0,4 мс-
2) быстрый рост объема расплава, образование лунки критической глубины — 2,0 мс-
3) медленное увеличение диаметра зоны плавления и немонотонное возрастание глубины лунки сопровождаемое развитием Рэ-лей-Тейлоровской неустойчивости, формирование первичного капилляра — 5,5−6,0 мс-
4) рост парогазового канала с увеличивающейся скоростью за счет эффекта самокон-центрации теплового источника, формирование зоны плавления максимальной глубины
— 9,0−9,2 мс-
5) исчезновение парогазового канала, нагрев верхней части ванны расплава задним фронтом импульса излучения — 12,0 мс-
6) исчезновение лунки, затвердевание.
Анализ большого количества экспериментов в окрестности порогового значения плотности мощности излучения показал, что сохранение устойчивости расплава при об-
разовании лунки и росте парогазового канала может быть обеспечено при условии, что до начала прогиба поверхности расплава будет сформирована первичная ванна расплава достаточно большого объема, который получил в настоящей работе название буферного объема расплава [9]. Буферный объем формируется под действием лазерного излучения относительно невысокой интенсивности, соответствующей растянутому переднему фронту импульса. Благодаря наличию буферного объема в эксперименте удается сочетать условия быстрого роста парогазового канала, что характерно для пробивки отверстий, и условия сохранения устойчивости жидкого металла. На рис. 6 показана трансформация формы импульсов излучения, соответствующая увеличению энергии с 23,0 Дж до 34,0 Дж при уменьшении диаметра зоны фокусировки излучения с 0,32 мм до 0,29 мм. При наибольшей плотности мощности излучения получена глубина зоны плавления 5,8 мм, аспектное отношение — более 5. Пороговая плотность мощности падающего лазерного
Таблица1. Глубина плавления И в зависимости от диаметра зоны облучения с1 и апертурного угла Р0
1 2 3 4 5 6 7
ё, мм 0,20 0,40 0,80 0,14 0,18 0,24 0,32
2Ьо, рад 0,24 0,12 0,06 0,09 0,07 0,05 0,04
И, мм 2,0 2,4 0,9 1,5 5,5 3,5 2,9
излучения составила при этом д @ 4. 106 Вт/ см2.
Анализ распределения лазерного излучения в полом парогазовом канале показывает, что потери излучения при каналлиро-вании пучка зависят от величины телесного угла, ограничивающего область распространения излучения после фокусирующего объектива (апертурного угла Ь0): его уменьшение соответствует уменьшению потерь [10]. Апертурный угол определяется апертурой прямого пучка А0, фокусным расстоянием объектива Г, и кратностью увеличения
телескопа К: Ь = КА «/ Е. С другой стороны, плотность мощности лазерного излучения на облучаемой поверхности определяется диаметром зоны фокусировки ё:
ё/2 = & quot-$ 0Е/К, где $ 0- расходимость прямого лазерного пучка. Следующий эксперимент дает иллюстрацию влияния параметров
Ь 0 и ё. В табл.1 приведены значения глубины зоны плавления И в зависимости от Ь 0
и ё для двух случаев: 1) 200=8,0 мрад, 2А0=6,0 мм (Б =100 мм) — 2) 200=4,0 мрад, 2А0=3,0 мм (Б =150 мм). Энергия излучения в обоих случаях поддерживалась постоянной и равной 12−13 Дж. Группа режимов 4−7 отличается от 1 -3 тем, что здесь одновременно уменьшены как расходимость, так и апертура лазерного пучка. В результате глубина плавления заметно возросла при том же энерговкладе. Для каждой группы режимов имеет место экстремальная зависимость И от и ё: слишком
большой апертурный угол даже при острой фокусировке также, как и слишком большой
диаметр ё при малых Ь0, соответствует
уменьшению глубины плавления.
Показательным является режим № 5, в котором получена глубина плавления 5,5 мм,
при энергии излучения 12,5 Дж. При увеличении энергии требование сохранения устойчивости расплава привело, как отмечено выше, к необходимости увеличения длительности переднего фронта импульса излучения. В результате была получена глубина плавления 6,5 мм при энергии 17,5 Дж. В этом случае аспектное отношение зоны плавления составляет около 15, что уже является более характерным для воздействия сфокусированного электронного пучка. Таким образом, режим № 5 обеспечил глубину продвижения фронта плавления 6,5 мм, которая превышает достигнутый ранее результат (5,8 мм) при вдвое меньшей энергии. Пороговая плотность мощности для режима № 5 составила
6. 106 Вт/см2, что примерно на порядок пре-
Рис. 6. Трансформация формы импульсов излучения при увеличении энергии:
1 — 23,0 Дж- 2 — 32,0 Дж- 3 — 34 Дж
, м/с
•12
Ю
8
6
4
2
Рис. 7. Зависимость скорости роста парогазового канала от глубины — (а) и от времени — (б) для режимов 5 и 7 (табл. 1)
вышает соответствующее значение для нео-птимизированных параметров излучения. С увеличением глубины плавления возрастает также и эффективность использования энергии излучения. Если ее положить равной 1 для режима плавления без образования парогазового канала, то случаю с И = 5,8 мм будет соответствовать эффективность, равная 2,2, режиму № 5 — 2,6.
Изменение апертурного угла и диаметра зоны фокусировки существенным образом влияет на кинетические параметры роста парогазового канала. На рис. 7а показаны зависимости скорости роста парогазового канала от глубины для режимов 5 и 7 (табл. 1). Видно, что в обоих случаях имеет место значительное увеличение скорости в процессе роста парогазового канала.
Этот эффект, наблюдавшийся во всех экспериментах, в которых были реализованы условия глубокого плавления, является следствием эффекта самоконцентрации теплового источника на дне растущего парогазового канала. Зависимости рис. 7а в координатах
скорость-время показаны на рис. 7б. Видно, что кривая для режима № 7 практически совпадает с конечным участком кривой для режима № 5. Время жизни парогазового канала для режима № 7 составило 0,9 мс. В связи с этим следует отметить, что в этом случае плотность мощности лазерного излучения на поверхности была слишком низка для получения большой глубины плавления. Однако, благодаря тому, что апертурный угол был достаточно мал, эффект самоконцентрации теплового источника привел на более поздней стадии процесса плавления к возникновению и росту парогазового канала. При этом кривые скорости на рассматриваемом этапе процесса плавления в режиме № 7 и 5 совпадают.
Эксперименты показали, что эффект са-моконцентрации теплового источника при значительном своем развитии приводит на определенной стадии процесса плавления к переходу в режим чистого испарения и формированию узких полостей, не заполненных расплавом. Наличию таких полостей соответствует скачок скорости роста канала до значений, превышающих 10 м/с. Время жизни канала здесь для режима № 7 составляет 5 • 105с. В различных экспериментах диаметр нижней части полости составляет 10−20 мкм. В данном случае канал необходимо рассматривать, как полый металлический волновод. Анализ распространения объемных мод в волноводе с диаметром ё показывает, что зависимость затухания электромагнитной волны Н типа от апертурного угла Ь может быть
представлена в виде функции с минимумом при:
2Ь «(К2)& quot-½ (4)
В серии экспериментов с излучением, расходимость и апертура которого изменялись в широких пределах, было установлено, что зависимость глубины плавления стали от
апертурного угла ЧЬ) изображается кривой
с максимумом. На рис. 8 показаны такие зависимости для многомодового излучения, рис. 8а, и ТЕМ00 — рис. 8б. Видно, что для всех
случаев максимум функции ЧЬ) находится
в окрестности значения 2^=75 мрад. Поскольку максимум глубины плавления должен соответствовать минимуму затухания световой волны в парогазовом канале, то из (4) следует, что средний радиус канала можно
*2
25 мкм. Эта
оценить как г-
1/ к (2Ь)2
оценка находится в хорошем соответствии с приведенным выше экспериментальным значением диаметра канала в его наиболее узкой части.
Большое практическое значение имеет
параметр ЬЕ — отношение глубины зоны
плавления к энергии импульса лазерного излучения. Зависимость этого параметра от апертурного угла также имеет максимум в
окрестности 2Ь =75 мрад. В экспериментах получено: для многомодового излучения —
(ЬЕ)""& gt-? °'3 мм/Дж, для ТЕМ°° -
(ЬЕ)»», = 0,4 мм/Дж. Таким образом, максимальная глубина плавления и значение параметра ЬЕ достигается при 2^° = 75
мрад. Это значение Ь° следует считать оптимальным и на него следует ориентироваться при определении условий импульсной лазерной сварки. Отсюда следует, что глубина плавления И=б, 5 мм, полученная при Е=17,5 Дж, близка к максимальной- апертурный угол
в данном эксперименте составлял 2^=70
мрад, что также хорошо соответствует приведенным результатам.
На основе анализа экспериментальных данных в работе построены следующие качественные модельные представления о процессе плавления металлов импульсным лазерным излучением, оптимизированным по критерию максимальной глубины продвижения фронта плавления при условии подавления выброса жидкого металла.
1. Нагрев, образование первичного расплава, буферный объем расплава.
Нагрев поверхности до температуры плавления и рост объема расплава за счет конвекции Марангони должен происходить под действием излучения с интенсивностью
меньше критического значения для развитого испарения, для стали: q & lt- 105 Вт/см2. Продолжительность этой стадии определяется минимальным объемом ванны расплава, которого должно быть достаточно для подавления выброса частиц жидкого металла при последующем прогибе поверхности и образовании парогазового канала. Такой объем первичного расплава в настоящей модели носит название буферного объема.
2. Прогиб поверхности расплава, образование лунки критической глубиныг.
На этой стадии процесса интенсивность д излучения должна быть достаточно велика для обеспечения прогиба поверхности расплава под действием импульса отдачи паров, достаточного для образования лунки критической глубины. Учитывая только поверхностное натяжение, для оценки давления отдачи Р можно записать:
О/
(5)
Рис. 8. Зависимость глубиныг зоны плавления от апертурного угла при фиксированных значениях энергии многомодового (а) и одномодового (б) излучения: 1 — 4,0 Дж- 2 — 9,0 Дж- 3 -18,0 Дж- 4 — 2,0 Дж- 5 — 6,0 Дж
где И — глубина лунки, о — коэффициент поверхностного натяжения. Критическая глубина лунки определяется условием появления многократных отражений падающего лазерного пучка от стенок лунки, что вызывает резкое увеличение поглощенной доли излучения. Взяв экспериментальное значение
И=0,25 мм и записав для Р: Г = д2/Ььра ,
где Р — плотность парогазовой смеси, из (5) для стали легко получить: д = 10б Вт/см2.
3. Образование парогазового канала.
Под образованием парогазового канала
в данной модели понимается формирование вытянутого участка дна лунки, на котором стенки образуют малый угол с осью 7. Такой участок назван первичным капилляром, его длина должна быть более 0,1 мм. В качестве механизма формирования первичного капилляра в модели принята Рэлей-Тейлоровская неустойчивость., время развития которой определяется инкрементом:
у2 = g/d: I"1/у» 3 ¦ 10−3с,
где: g — ускорение под действием сил поверхностного натяжения, ё — характерный размер ванны расплава.
4. Рост парогазового канала.
Наличие первичного капилляра обеспечивает условия быстрого роста парогазового канала за счет эффекта самоконцентрации теплового источника. На начальной стадии, когда интенсивность лазерного излучения на дне растущего канала меньше критического значения, соответствующего равенству скоростей тепловой волны и волны испарения, реализуется так называемый режим фонтанирования, когда под дном канала присутствует слой жидкости. Толщина его 1 может быть определена как:
1 = к V = к (2 V рЬь) 74 (2к/ г)-12 (б)
где: V = (с/ рЬь) (2к/ г) — скорость движения фронта испарения вдоль оси
7, с — скорость звука в парогазовой смеси. Для
стали (б) дает: = 2−3 м/с при д=10б-107 В/
см2, что хорошо согласуется с экспериментальными данными. Практически вся вытя-
нутая вдоль оси Z зона расплава на глубине более 0,7 мм формируется за 2−3 мс.
5. Переход в режим испарения.
На определенной глубине при соответствующем подборе параметров излучения эффект самоконцентрации теплового источника приводит к превышению указанного в п. 4 критического значения плотности мощности. При этом толщина слоя жидкости под дном канала равна нулю, а скорость роста канала пропорциональна интенсивности q:
V qpLb. Для стали экспериментально
полученному значению скорости V=10−20 м/
с соответствует плотность мощности q «108
Вт/см2.
6. Захлопывание парогазового канала, затвердевание расплава.
На последней стадии процесса плавления при снижении мощности лазерного излучения глубина парогазового канала быстро уменьшается. При этом в течение еще 3 мс сохраняется закритический прогиб поверхности расплава, обеспечивающий эффективное поглощение падающего излучения в верхней части зоны плавления. Перемещение фронта кристаллизации от периферии зоны плавления к центру приводит к затвердеванию жидкого металла.
На основе полученных в работе результатов и модельных представлений сформулированы следующие требования к характеристикам излучения, являющиеся основой рекомедаций для создания импульсных YAG лазеров нового поколения.
1. Для подавления выброса жидкого металла при прогибе поверхности расплава, образовании и росте парогазового канала необходимо сформировать буферный объем расплава. Для этого форма мипульса излучения должна иметь растянутый передний фронт при интенсивности менее 106 Вт/см2. Время образования критической лунки — 2,0 мс. Полная длительность начальной стадии процесса плавления (до возникновения парогазового канала) составляет 6−8 мс.
2. На стадии роста парогазового канала для обеспечения большой скорости движения фронта плавления и, следовательно, большой глубины плавления интенсивность падаю-
щего лазерного излучения должна быть достаточно высокой (для сталей — до 107 Вт/см2). Длительность этой стадии процесса плавления для сталей составляет 2−3 мс. Глубина плавления меди, напротив, наиболее велика при использовании импульсов с коротким передним фронтом. Следовательно, для реализации режимов глубокой сварки на различных металлах необходимо иметь возможность менять форму импульсов излучения в широких пределах.
3. Установлено, что оптимальное значение апертурного угла, соответствующее минимуму затухания электромагнитной световой волны в парогазовом канале, равно 2 ?@75 м рад. Из очевидных соотношений для апертуры 2А пучка на объективе и диаметра d зоны фокусировки излучения при расходимости прямого пучка 200 легко получить соотношение, определяющее параметр качества d 00:
00 A=X ?0 d (7)
Поскольку d должно быть не более 0,3 мм, из (7) следует, что параметр качества пучка не должен превышать 12 мм мрад. Учитывая, что для промышленных технологических YAG лазеров характерной является величина 40−60 мм мрад, следует отметить, что для реализации режимов глубокого плавления необходимо использовать такие схемы резонаторов, которые обеспечивали бы снижение расходимости излучения в 4−5 раз.
4. Предельная глубина плавления, которая может быть получена при одномодовом излучении, определяется из соотношения:
h/E @ 0,4 мм/Дж. Однако, приемлемые результаты могут быть получены и для многомодового излучения. Так, при J0d? 30 мм мрад параметр h/E составляет около 0,25 мм/ Дж.
На основе проведенных в работе исследований и подготовленных по их результатам рекомендаций сконструирована и изготовлена лазерная установка нового поколения, предназначенная для глубокой импульсной лазерной сварки металлов и имеющая значительно более широкие технологические возможности по сравнению с производимыми в настоящее время моделями [11].
Выводы
1. Исследована и экспериментально обоснована роль буферного объема расплава в подавлении выброса жидкого металла из зоны нагрева лазерным излучением при прогибе поверхности расплава и в процессе роста парогазового канала.
2. Впервые для излучения импульсных лазеров ближнего инфракрасного диапазона длин волн обнаружен эффект самоконцент-рации теплового источника на дне парогазового канала в процессе его роста.
3. Впервые для импульсного излучения миллисекундной длительности получена глубина зоны плавления в стали более 6 мм при энергии менее 20 Дж, что примерно в 3 раза превышает уровень, считавшийся предельным.
4. Экспериментально выявлено наличие экстремума функции h (?) глубины проникновения фронта плавления от апертурного угла и установлено, что максимальное для миллисекундных импульсов значение глубины достигается при 2? @ 75 мрад.
5. Разработаны модельные представления процесса глубокого плавления металлов импульсным лазерным излучением миллисекундного диапазона длительности.
6. Разработана методика определения динамических характеристик процесса плавления и роста парогазового канала при импульсном воздействии концентрированных потоков энергии на металлы и сплавы, претерпевающие фазовые превращения при нагреве и охлаждении.
СПИСОК ЛИТЕРАТУРЫ
1. Анисимов С. И., Имас Я. А., Романов Г. С., Ходыгко Ю. В. Действие излучения большой мощности на металлы. М.: Наука, 1970, 272 С.
2. Рыжалин H.H., Углов А. А., Кокора А. Н. Лазерная обработка материалов. М.: Машиностроение, 1975, 296 С.
3. Григорьянц А. Г., Сафонов А. Н. Основы лазерного термоупрочнения сплавов. М.: Высшая школа, 1988, 160 С.
4. Веденов А. А., Гладуш Г. Г., Физические
процессы при лазерной обработке материалов. М.: Энергоатомиздат, 1985, 208 С.
5. Григорьянц А. Г. Основы лазерной обработки материалов. М.: Машиностроение, 1989, 304 С.
6. S.V. Kayukov, A.A. Gusev, I.G. Nesterov, E.G. Zaichikov, A.L. Petrov. The influence of laser radiation pulse shape on the spot welding parameters. // Proc. Int. Conf. New advances in welding and allied processes, 1991, Beijing, China, v. 1, p. 183−186.
7. С. В. Каюков, А. А. Гусев, И. Г. Нестеров, Е. Г. Зайчиков, А. Л. Петров. Влияние формы импульсов лазерного излучения на геометрию ванны расплава. // Физ. и хим. обработки материалов, 1996, № 4, с. 36−42.
8. С. В. Каюков, А. А. Гусев. Динамические характеристики роста парогазового канала
при плавлении металлов импульсным лазерным излучением миллисекундной длительности. // Квантовая электроника, 1995, т. 22, № 8, с. 811−815.
9. С. В. Каюков, А. А. Гусев. Устойчивость расплава в парогазовом канале при плавлении металлов импульсным лазерным излучением. // Квантовая электроника, 1996, т. 23, № 11, с. 1025−1028.
10. С. В. Каюков, А. А. Гусев. Влияние параметров лазерного пучка на глубину и эффективность плавления металлов импульсным лазерным излучением. // Квантовая электроника, 1996, т. 23, № 8, с. 711−714.
11. С. В. Каюков, А. А. Гусев, Г. В. Самарцев, А. П. Канавин. Способ импульсной лазерной сварки и установка для его реализации, Патент Р Ф № 2 120 364, 1998.
PROCESSING OF METALS BY PULSE LASER RADIATION OF MILLISECOND
RANGE OF DURATION
© 1999 S.V. Kayukov
Samara Branch of Physics Institute named for P.N. Lebedev of Russian Academy of Sciences
Dynamic parameters' dependencies of laser pulses shape, divergence of beam and aperture angle of the laser from vapour-gas channel growth and melting zone depth were detected. The significance of melt buffer volume for neutralization of liquid metal ejection from the molten zone during deflection of the melt surface was studied and experimentally proved. The effect of heat source self-concentration on the bottom of expanding vapour-gas channel was experimentally obtained for the first time. Rotational flow of the melt was detected. This flow was identified as Rayleigh-Taylor instability. The presence of extremum for dependence of melting depth from aperture angle b was experimentally found. It was also found that maximal value of the melting depth can be obtained if the aperture angle 2b is equal to 75 mrad. The melting depth, which is more than 6 mm, at the energy less than 20 J for pulse laser radiation of millisecond duration was obtained for the first time. This result exceeds by the factor of 3 the value, which was previously believed as maximal.

ПоказатьСвернуть
Заполнить форму текущей работой