極性對自保護藥芯焊絲電弧焊光譜特征的影響

張恒銘，石 玗*，李春凱, 2, 3，顧玉芬，朱 明

1.省部共建有色金屬先進加工與再利用國家重點實驗室，蘭州理工大學，甘肅 蘭州 730050 2.蘭州理工大學溫州泵閥工程研究院，浙江 溫州 325100 3.北京石油化工學院，北京 102617

引 言

自保護藥芯焊絲在野外無需氣瓶、抗風性強以及具有優(yōu)良的焊縫性能，使其廣泛應用于野外管道、海洋平臺的焊接，以及野外大型機械的修復過程中[1]。近年來，針對自保護藥芯焊絲的研究，主要集焊縫性能和熔渣設計、熔滴過渡等方面。Liu等[2]通過渣系的設計，實現(xiàn)了無渣自保護的焊接過程，對熔滴過渡及熔渣飛濺的機理進行了深入的分析。Zhang等[3]通過藥芯成分的調(diào)節(jié)和控制，實現(xiàn)了熔敷金屬沖擊韌性的顯著提高。Liu等[4]通過高速攝影的圖像，主要關注了自?；幮竞附z的熔滴過渡機理，發(fā)現(xiàn)，熔滴過渡的模式主要是液橋過渡和大滴排斥過渡。

其中電極極性是影響自保護藥芯焊絲電弧焊過程的重要因素。然而，大量學者目前針對極性的研究主要集中在實芯焊絲中。有研究通過定量模型，對比了不同極性對熔化極氣保護焊下焊絲熔化率的影響[5]。Xue等[6]通過對比不同的電極極性，對高壓干法下的焊接飛濺和焊縫形貌進行研究，結(jié)果表明，焊絲接負時電流、電壓波形更加穩(wěn)定，焊接飛濺較少。同時，電極極性對焊縫形貌的影響較大。

以上研究重點關注了極性對熔滴、焊縫、電弧行為的影響機理。而針對極性對電弧等離子體物理特性影響的研究很少。已有大量利者利用光譜診斷方法對藥芯焊絲和TIG焊電弧等離子體特征進行研究。Jia等[7]重點關注了不同焊接環(huán)境對電弧等離子光譜體特征的影響，實驗中發(fā)現(xiàn)，水下環(huán)境和空氣中得到光譜信號中，元素的種類基本相同。而在水下環(huán)境中，會單獨出現(xiàn)氫元素的譜線，證明氫元素對其他元素的光譜線的相似性沒有影響。李志剛等[8]對水下藥芯焊絲中電弧等離子體的光譜特征進行了系統(tǒng)研究。實驗結(jié)果表明，水越深，電離程度越大，電弧的溫度越低。同時，Zhang等[9]采用藥芯焊絲實現(xiàn)了鎂合金焊縫的高熔深，采用電弧等離子體的光譜特征計算了電子密度，從物理本質(zhì)解釋了焊縫高熔深的主要原因。

由于自保護藥芯焊絲焊接過程中造渣、造氣成分的冶金反應，以及金屬蒸發(fā)形成的金屬蒸汽，導致焊接過程中電弧行為更加復雜。而電弧行為的本質(zhì)主要由電弧等離子體的物理特性決定。因此對不同極性下電弧等離子的溫度、電子密度等物理特性的定量分析，可以從物理角度解釋電弧的熱力行為。

本研究主要采用電弧光譜診斷方法，通過不同極性下電弧等離子體的溫度場、電子密度場、活性元素分布特征結(jié)果，對比分析不同電極極性對電弧光譜特征的影響機理，同時為自保護藥芯焊絲的開發(fā)和應用提供重要的理論指導。

1 實驗部分

1.1 設計及材料

為了對比分析電極極性對電弧光譜特征的影響，設計了6組實驗參數(shù)，如表1所示。其中，每組實驗過程中分別采用直流反接(焊絲接電源正極性)和直流正接(焊絲接電源負極性)兩種條件。焊絲到母材的距離為10 mm，焊接速度均設置為80 cm·min-1。

表1 實驗設計

實驗中，母材主要采用Q235碳鋼，其中，母材的主要化學成分如表2所示。母材尺寸為100 mm×100 mm×5 mm。

前期通過SEM掃描電鏡對所采集的藥芯成分進行分析，如表3所示。

表2 母材的化學成分/%

表3 藥芯的化學成分/%

表4由藥芯廠家提供，主要為自保護藥芯焊絲的熔覆層化學成分。

表4 E71T自保護藥芯焊絲熔覆層化學成分/%

1.2 儀器及采樣

實驗設備主要由焊接系統(tǒng)、電弧光譜測量系統(tǒng)組成。實驗采用的焊機為林肯DC-400多功能焊機。在光譜測量系統(tǒng)中，主要采用荷蘭Avants公司生產(chǎn)制造的AvaSpec-ULS3648-10-USB2型10通道光譜儀。

為了獲得整個電弧區(qū)域的光譜信息，基于空域建立35個光譜采集點，每個采集點的位置相鄰間距均為1 mm，建立如圖1所示的直角坐標系。每個采集點采集5次光譜信息，采集時間設置為從起弧10 s后開始觸發(fā)光譜儀對光譜信息進行采集，積分時間設置為3 ms。

圖1 基于空域分析方法下的光譜采集點示意圖

1.3 電子密度的計算

基于Stark譜線輪廓法計算電子密度的方法中，特征譜線一般采用氫原子的α譜線或者β譜線, α譜線下的電子密度的計算如式(1)所示。

(1)

在本實驗中，由于自保護藥芯焊絲中已加入Li2CO3物質(zhì)，在焊接過程中，會產(chǎn)生明顯的類氫原子Li。在坐標點(1, 1)處，得到如圖2所示的Li元素光譜特征譜線。采用式(1)對點(1, 1)處的電子密度進行計算。其他各點的電子密度計算方法均采用該公式進行計算。

圖2 基于坐標點(1, 1)處Li元素光譜特征譜線

1.4 活性元素的分布

對比表2—表4發(fā)現(xiàn)，藥芯中的Mg和Al元素為藥芯中所特有的元素。為了研究不同極性下活性元素在電弧中的分布規(guī)律，主要選擇藥芯中Mg I粒子和Al Ⅰ粒子的譜線進行標定。如圖3和圖4所示，對坐標點(1, 1)處活性粒子的譜線進行標定。

1.5 溫度的計算過程

從圖5分析可以看出，在坐標點(1, 1)處的連續(xù)光譜信號主要包括380～470，550～650，650～750和750～900 nm四個主要光譜波段?？紤]特征譜線的選取原則，主要分析380～470 nm的光譜波段。

現(xiàn)有電弧等離子體溫度的計算方法有Boltzmann作圖法、標準溫度法、絕對光強法和相對光強法等。由于Boltzmann圖法采用了多條譜線的信息，具有較高的測量精度?；贐oltzmann圖法，從點(1, 1)處350～450 nm的光譜波段，主要找到5條Fe Ⅰ粒子的特征譜線，如圖6所示。由于其他的連續(xù)光譜強度都相對較小，基本不予考慮。

圖3 基于坐標點(1, 1)處Mg Ⅰ粒子的譜線標定

圖4 基于坐標點(1, 1)處Al Ⅰ粒子的譜線標定

圖5 坐標點(1, 1)處電弧光的時域光譜圖

圖6 點(1, 1)處基于boltzmann作圖法選取的特征譜線

在滿足局部熱力學平衡狀態(tài)的條件下，推導出光譜強度和發(fā)射系數(shù)的關系，如式(2)所示[10]。

(2)

式(2)中，Inm為電子從n能級向m能級躍遷時的譜線強度，Anm為躍遷概率，gn為能級n的統(tǒng)計權重，gn為n能級時的統(tǒng)計權重，En為原子n級能級時激發(fā)的能量，ν是輻射譜線的頻率，Z(T)是配分函數(shù)，nn是該原子的全部原子密度。其中，參考NISI美國原子光譜數(shù)據(jù)庫，得到如表5所示特征譜線的相關數(shù)據(jù)[11]。

對式(1)兩邊同時取對數(shù)，可得式(3)和式(4)。

(3)

(4)

其中Inm為特征元素譜線強度，A為躍遷概率，gn為統(tǒng)計權重系數(shù)，En為原子激發(fā)態(tài)的能量。

表5 基于測量點(1, 1)處Fe Ⅰ粒子特征譜線的相關數(shù)據(jù)

(5)

通過以上電弧等離子體溫度計算的方法，依次對35個坐標點處的溫度進行計算。

2 結(jié)果與討論

2.1 極性對電弧等離子體電子密度的影響

根據(jù)局部熱力學平衡理論和Zhang等的研究結(jié)果[9]，針對熔化極電弧焊接過程，弧柱的中心區(qū)更加符合局部熱平衡理論，因此針對電弧電子密度場的觀察主要集中在弧柱的中心區(qū)。

在第一組實驗參數(shù)下，分別計算得到不同極性下電弧的電子密度場。圖7是直流正接條件下的電弧電子密度場，其中電弧中心處的電子密度范圍為4.4×1024～5.0×1024，觀察發(fā)現(xiàn)，電子密度場的分布接近“水滴狀”。觀察直流反接條件下得到的電子密度場，如圖8所示，電弧中心位置的電子密度分布范圍為5.3×1024～6.0×1024，大于直流正接條件下的分布范圍，分布表現(xiàn)為“手指狀”。

圖7 直流正接下的電子密度(第一組)

圖8 直流反接條件下電子密度(第一組)

圖9和圖10分別是第二組實驗參數(shù)下在不同極性下的電子密度場。針對弧柱中心區(qū)，直流正接和反接條件下的電子密度分布范圍分別達到了7.25×1024～8.00×1024和7.5×1024～8.5×1024，相比于第一組實驗參數(shù)，電弧中心處的電子密度明顯增大。電弧分布特征并未明顯改變。

圖9 直流正接下的電子密度(第二組)

圖10 直流反接下的電子密度(第二組)

圖11 直流正接下的電子密度(第三組)

如圖11和圖12所示，電弧中心處的電子密度分別為7.25×1024～8.00×1024和7.5×1024～8.5×1024，均高于第二組和第一組參數(shù)下的電子密度。其中，不同極性下的電弧等離子體的分布特征并未改變。

圖12 直流反接下的電子密度(第三組)

2.2 極性對活性元素分布的影響

通過追蹤標定藥芯中活性元素Mg和Al的光譜特征譜線，分別得到圖13—圖18的活性元素分布示意圖。

圖13 直流正接下的活性元素分布(第一組)

其中，在第一組實驗中，得到了不同極性下的活性元素分布示意圖。圖13是直流正接條件下活性元素的分布特征，圖14是直流反接條件下活性元素的分布特征。其中，直流正接下，活性元素的分布形狀為“水滴狀”分布，而在直流反接條件下，分布區(qū)域類似于“手指狀”分布。其中，在接近熔池的區(qū)域中，并未觀察到顯著活性元素的光譜譜線，說明活性元素的分布主要集中在電弧的中心區(qū)域。

圖15和圖16分別是第二組參數(shù)下不同極性條件下的活性元素分布示意圖。圖17和圖18分別是第三組實驗參數(shù)下不同極性條件下的活性元素分布圖。其中，觀察發(fā)現(xiàn)，電流電壓的增加，直流正極條件和直流反接條件下的活性元素分布范圍均在顯著增大。但是，元素的分布特征并未改變。

圖14 直流反接下的活性元素分布(第一組)

圖15 直流正接下的活性元素分布(第二組)

圖16 直流反接下的活性元素分布(第二組)

圖17 直流正接下的活性元素分布(第三組)

圖18 直流反接下的活性元素分布(第三組)

2.3 極性對電弧等離子體溫度場的影響

圖19和圖20分別是采用第一組參數(shù)得到的電弧溫度場。

圖19 直流正接下的電弧溫度場(第一組)

針對電弧中心處的溫度場，觀察圖19和圖20可以發(fā)現(xiàn)，電弧中心處的溫度分布范圍為9 739～12 000 K，其中，圖19是直流正接下的電弧溫度場，分布特征表現(xiàn)為“水滴狀”。圖20是直流反接下的電弧溫度場，分布特征為“手指狀”分布。

圖20 直流反接下的電弧溫度場(第一組)

圖21和圖22是第二組參數(shù)下的電弧溫度場。對比圖19和圖20發(fā)現(xiàn)，大參數(shù)下電弧中心處的溫度分布面積均明顯增大，溫度梯度明顯較小，分布范圍為10 213和12 000 K，并且不同極性下的電弧分布特征基本沒有改變。

圖21 直流正接下的電弧溫度場(第二組)

圖23是第三組參數(shù)下直流正接條件下的電弧溫度場，其中電弧中心處的溫度梯度分布范圍為10 828～12 200 K。圖24是三組參數(shù)下直流反接時的電弧溫度場，電弧中心處的溫度梯度范圍為10 749～12 120 K，相比于直流正接下的溫度梯度范圍，該條件下的溫度場溫度更高。同時與前兩組參數(shù)下的溫度場分布相比，該組參數(shù)下溫度場的梯度范圍最大，溫度最高。并且，該組參數(shù)下的溫度場分布特征并未受明顯影響。

觀察圖7—圖12可知，直流正接條件下，靠近電極處，沿y軸負方向，電子密度主要表現(xiàn)為“水滴狀”分布。結(jié)合前期研究[12]，可以發(fā)現(xiàn)，電弧弧根極易上爬包裹熔滴，熔滴過渡的模式主要表現(xiàn)為射滴過渡模式；同時，在直流正接的情況下，焊絲接負，主要發(fā)射電子。由于藥芯焊絲中存在活性Al、Mg等活性元素，極易與O結(jié)合，在熔滴底部形成氧化物質(zhì)，該氧化物質(zhì)在高溫下極易電離，發(fā)射電子，形成陰極斑點，該斑點將成為熔滴底部導電的主要區(qū)域。觀察電弧弧根和熔融渣柱的位置變化。其中，熔滴底部的陰極斑點總會隨著熔滴底部生成氧化物的位置而發(fā)生變化，并且熔滴形成的位置總是偏向焊絲一側(cè)。因此，推測熔滴底部的導電通道方向沿徑向為分散分布，并且根據(jù)電弧物理中最小電壓原理，導致熔滴底部接近電極處的導電通道沿徑向分散分布，如圖25所示。導致電子密度場整體的分布特征表現(xiàn)為“水滴狀”分布。

圖22 直流反接下的電弧溫度場(第二組)

圖23 直流正接下的電弧溫度場(第三組)

圖24 直流反接下的電弧溫度場(第三組)

圖25 直流正接時熔滴底部導電通道分布示意圖

直流反接時，電子密度沿y軸負方向表現(xiàn)為“手指狀”分布。觀察相關實驗結(jié)果[12]，電弧弧根位置始終在未熔滴的底部。由于焊絲接電源正極，該熔滴底部主要是接受電子，形成高溫區(qū)。同時，碳酸鹽在高溫下的分解反應為吸熱過程，使電弧受冷收縮，導致熔滴底部電弧弧根處的收縮更為明顯，該處表現(xiàn)為陽極斑點，成為熔滴底部主要的導電通道，因此推測該導電通道在熔滴底部均勻分布，如圖26所示。據(jù)電壓最小原理，使接近電極處的電子密度場分布特征表現(xiàn)為沿y軸負方向逐漸收縮，表現(xiàn)為“手指狀”。

活性元素在弧柱中心區(qū)以帶電粒子的形式存在，因此活性元素的分布主要受弧柱中心區(qū)導電通道分布的影響。針對弧柱中心區(qū)，根據(jù)電壓最小原理，弧柱中心區(qū)的導電通道分布由熔滴底部的導電通道模型決定[13]。在直流正接時，弧柱中心區(qū)的導電通道發(fā)散分布，形成的磁場作用于電弧中心區(qū)的帶電粒子，使帶電粒子主要受到方向向下的等離子流力和電磁力的分力Fe2，帶電粒子受到較強向下的合力，如圖27所示。同時，根據(jù)物理學定理，平行同向的兩根導線會受到“自磁收縮”作用，然而當上下截面的電流密度梯度較陡時，徑向收縮效果不太明顯，因此活性元素整體沿y軸負方向逐漸擴散分布。

在直流反接條件下，如圖28所示，帶電粒子在磁場中主要受到向下的等離子流力和向上的電磁力分力，同時該區(qū)域電子密度在上下截面的梯度并不大，導致帶電粒子的在徑向受到較大的電磁收縮力Fe2，導致活性元素的分布表現(xiàn)為逐漸收縮分布。

圖26 直流反接時熔滴底部導電通道分布示意圖

圖27 直流正接時帶電粒子在電弧中心區(qū)的受力示意圖

圖28 直流反接時帶電粒子在電弧中心區(qū)的受力示意圖

弧柱中心區(qū)電子密度和溫度的測量結(jié)果發(fā)現(xiàn)，溫度場的分布特征基本接近于電子密度場的分布，主要因為電子密度場處的電子密度最大，由于粒子主要是在電場作用下進行碰撞電離，所以導致碰撞產(chǎn)生的熱量也最大，該處的溫度場也最大，溫度場的分布也符合電子密度分布的特征。其中直流反接時，弧柱中心區(qū)溫度場和電子密度場均高于直流正接下的中心區(qū)溫度場和電子密度場。分析認為在弧柱中心區(qū)，直流反接時，電弧收縮較為明顯，中心區(qū)的電弧面積較小。同時，活性元素的分布面積也相對較小，說明其電離程度較低，散熱較少。導致在相同電流下，弧柱中心區(qū)的電流密度相對較大，電弧溫度相對較高。

3 結(jié) 論

(1)直流正接條件下，靠近電極處，沿y軸負方向，弧柱中心區(qū)的電子密度珠呈現(xiàn)“水滴狀”。在直流反接條件下，電子密度的分布呈現(xiàn)為“手指狀”分布。其中，熔滴底部的導電通道模型決定了電子密度的分布特征。

(2)在相同的電參數(shù)下，直流反接條件下弧柱中心區(qū)的電子密度和電弧溫度均高于直流正接下的電子密度和電弧溫度。

(3)在相同的電極極性下，隨著電流、電壓參數(shù)的增加，弧柱中心區(qū)的電弧溫度和電子密度均在顯著增大。

(4)在直流正接條件下，由于弧柱中心區(qū)上下截面的電流密度梯度較大，導致活性元素在徑向方向受到較小的電磁作用分力。在直流反接條件下，弧柱中心區(qū)上下截面的電流密度梯度相對較小，使活性元素在徑向方向受到的電磁作用分力較大。