旁路等離子-MIG 復(fù)合電弧及耦合熔池作用機(jī)理與數(shù)值分析

王子然，苗玉剛，王林，馬旭伯，魏超，張本順

(1.哈爾濱工程大學(xué),水下機(jī)器人技術(shù)國家級重點實驗室,哈爾濱,150001；2.中國機(jī)械總院集團(tuán)哈爾濱焊接研究所有限公司,哈爾濱,150028；3.江蘇自動化研究所,連云港,222006)

0 序言

目前在工業(yè)制造領(lǐng)域，包括船舶建造、航空航天、軌道交通等，對高質(zhì)量和高效率的新型焊接技術(shù)需求越來越迫切[1].實際生產(chǎn)中，等離子弧焊(plasma arc welding，PAW)和熔化極惰性氣體保護(hù)焊(metal inert gas welding，MIG)由于前者的高能量密度[2]和后者的高柔性度、高效率[3]等優(yōu)點在工業(yè)領(lǐng)域廣泛應(yīng)用.旁路等離子體-MIG 同軸復(fù)合電弧焊是一種新型工藝，既結(jié)合了這兩種方法的優(yōu)點，同時又可以通過調(diào)節(jié)旁路電流的大小精確控制電弧能量，從而能夠適應(yīng)不同加工場景及工作需求.

近年來，等離子-MIG 復(fù)合電弧焊技術(shù)在國內(nèi)外科研與工程領(lǐng)域?qū)乙妶蟮?Bai 等人[4]對其熔滴過渡特性進(jìn)行了研究，證明了亞射流過渡和射滴過渡是這種工藝最穩(wěn)定的熔滴過渡方式；Yang 等人[5-6]則對其工藝特性進(jìn)行了試驗研究，發(fā)現(xiàn)外側(cè)的等離子電流有助于增加焊接熔深,另外還對等離子體-MIG 復(fù)合電弧的作用機(jī)制進(jìn)行了研究，發(fā)現(xiàn)隨著外部等離子電流的增加，電弧的穩(wěn)定性得到加強(qiáng)，從而有助于進(jìn)一步提高焊接質(zhì)量；而在基于旁路電流的等離子體-MIG 復(fù)合工藝方面，Miao 等人[7]研究了其在加熱和冷卻過程中應(yīng)力和變形的演變過程和作用機(jī)理，發(fā)現(xiàn)這種方法有利于緩解焊后殘余應(yīng)力和變形；需要指出的是旁路電流的概念是由美國肯塔基大學(xué)Zhang 教授[8]首先提出，他們使用鎢極作為分流電極分走M(jìn)IG 電弧的電流，以減少母材的熱輸入；Huang 等人[9]提出將這一思想與等離子熱絲工藝方法相結(jié)合進(jìn)行鎳基合金增材制造，發(fā)現(xiàn)熔覆層的高度隨著旁路電流的增加而增加.前期的研究報道主要集中在等離子-MIG 同軸復(fù)合技術(shù)在改善焊接增材過程中材料成形、電弧及熔滴特性等方面的研究，但是基于旁路電流的等離子-MIG 復(fù)合電弧和熔池的物理作用機(jī)制研究卻未見報道.

文中借助商用流體計算軟件Fluent，采用數(shù)值模擬[10]和物理試驗相結(jié)合方法，針對旁路電流對等離子體-MIG 復(fù)合電弧和耦合熔池影響機(jī)理進(jìn)行深入研究，相關(guān)研究結(jié)果不僅豐富了電弧焊接理論及方法，同時為焊接過程能量精確控制提供更多可行性.

1 數(shù)值模型

1.1 原理與計算域

圖1 是旁路等離子體-MIG 復(fù)合工藝的原理和2D 計算模型.旁路等離子-MIG 復(fù)合工藝的設(shè)計原理是通過與電源負(fù)極相連的等離子焊槍銅嘴和與電源正極相連的焊絲間形成分流弧，分走焊絲與母材間主路電弧的電流，如圖1a 所示，為了防止銅嘴過熱燒損，銅嘴采用循環(huán)水冷卻；圖1b 為旁路等離子-MIG 復(fù)合焊接電弧與熔池的作用原理；圖1c 為根據(jù)原理設(shè)計的數(shù)值模型包括焊絲區(qū)、銅嘴區(qū)、電弧區(qū)和母材區(qū).模型的尺寸為24 mm × 12.8 mm(KJ × JH).焊絲的半徑為0.6 mm，銅嘴極的尺寸設(shè)置為1 mm，焊絲端部距離母材上表面的距離為5 mm，母材的厚度為6 mm，銅嘴出口半徑1.5 mm，以上參數(shù)均是根據(jù)物理試驗情況設(shè)定.全計算域采用四邊形網(wǎng)格離散，由于焊絲下方、銅嘴下方以及氣液交界面的區(qū)域傳熱傳質(zhì)行為較為劇烈，因此采用較小的網(wǎng)格尺寸0.1 mm × 0.1 mm，為了提高計算效率，其它部分的網(wǎng)格尺寸相對粗化.

圖1 旁路等離子-MIG 復(fù)合工藝原理及計算域Fig.1 Principle and calculation domain of plasma-MIG hybrid technology.(a) principle; (b) hybrid arc and molten pool;(c) calculation domain

1.2 基本假設(shè)

為了合理地計算、分析和證明旁路等離子-MIG 復(fù)合電弧和耦合熔池的復(fù)雜流體動力學(xué)行為，建立了如下重要假設(shè).

(1) 設(shè)置的模型是軸向?qū)ΨQ的.

(2) 流體是不可壓縮的牛頓流體，流體流動為層流.

(3) 在計算過程中，旁路等離子體-MIG 復(fù)合電弧直接作用于熔池的上表面，這里不考慮熔池變形.

(4) 氣體為純氬氣，其物理特性包括密度、比熱、熱導(dǎo)率等隨溫度變化，高溫等離子體屬于局部熱動力平衡(LTE).

(5) 不考慮金屬液滴與電弧和熔池的相互作用.

1.3 控制方程

計算涉及的控制方程主要包括連續(xù)方程、動量守恒、能量守恒方程.二維坐標(biāo)系下,連續(xù)方程為[11]

式中：ρ為密度；t為時間；u和v分別為徑向r和軸向a的速度.

徑向和軸向的動量守恒方程為[11]

式中：p為壓力；μ為動態(tài)粘度；Sr和Sa為徑向和軸向源項；Bθ為磁場強(qiáng)度，可由麥克斯韋方程得到；ja和jr為軸向和徑向電流密度.

能量守恒方程為[11]

式中：H為焓；k為導(dǎo)熱系數(shù)；T為溫度；SE為能量源項.

1.4 界面追蹤

焓-孔技術(shù)[11]是用來處理固相向液相轉(zhuǎn)化過程中的熱量變化，可以表示為

式中：h為金屬的焓；Cp為比熱；fl為液相分?jǐn)?shù)；L為潛熱；Ts和Tl分別為固相和液相溫度.

1.5 源項

源項包括動量和能量源項，動量源項包括熱浮力、馬蘭戈尼力，分別表示為[11]

式中：β為熱膨脹系數(shù)；A為糊狀區(qū)常數(shù)；τ為馬蘭戈尼力；γ為表面張力系數(shù)；n為局部表面的切線方向.電弧區(qū)的能量源項為

式中：σe為電導(dǎo)率；Hlos為熱損失.另外界面處的能量源項包括陰極中的電子激活、能量傳遞以及其表面的熱損失被添加，即

式中：jc為陰極表面的電流密度；?w為陰極的功函數(shù)；qc為傳導(dǎo)能量；σ為Stefan-Boltzmann 常數(shù)；ε為輻射率.

1.6 邊界條件

陽極的邊界(AB，BC)、等離子銅嘴的邊界(DE，EF，F(xiàn)G)以及兩個氣體速度入口(CD，GH)的溫度被設(shè)定為1 000 K，KA 為軸向?qū)ΨQ軸，HI 為壓力-出口邊界，在基底區(qū)域的邊界(IJ 和JK)有兩個熱交換過程，即對流和輻射，可以表示為[12]

式中：hconv為對流傳熱系數(shù)；Tamb為環(huán)境溫度.

1.7 材料模型

試驗使用的母材是典型船用5083 鋁合金，其熱物理性能[13]如表1 所示.氣相是純氬氣且不考慮空氣的影響[14]，其熱物理性能見文獻(xiàn)[15].

表1 5 083 鋁合金熱物理性能Table 1 5 083 aluminum alloy property parameters

2 計算結(jié)果與分析

2.1 復(fù)合電弧與耦合熔池演變過程

計算過程采用的工藝參數(shù)如表2 所示.計算結(jié)果如圖2 所示，其中圖2a 為施加旁路電流時的復(fù)合電弧和耦合熔池的演變過程，圖2b 為不施加旁路電流時的電弧和耦合熔池的演變過程.可以看出t=0.2 s 時，這兩者的電弧和熔池都處于長大狀態(tài)，其中圖2a 中的母材仍處于尚未熔化狀態(tài)；t=0.5 s 時，二者的電弧都已經(jīng)趨于穩(wěn)定，但熔池的尺寸隨著熱通量的增加還在繼續(xù)增長;隨著時間的增加，t=0.7 s 時，熔池內(nèi)部的液態(tài)金屬流動行為已經(jīng)相對劇烈；t=1.2 s 時，圖2b 的母材已經(jīng)熔透，而圖2a 的熔池形態(tài)還處于穩(wěn)定的狀態(tài).

表2 計算過程工藝參數(shù)Table 2 Process parameters

圖2 旁路等離子-MIG 復(fù)合電弧與熔池演變過程Fig.2 Plasma-MIG hybrid arc and molten pool evolution.(a) with bypass-current; (b) without bypass-current

從計算結(jié)果來看，施加旁路電流時，母材的熱輸入降低效果是明顯的，此外還可以看出施加旁路電流后，電弧的高溫等離子體形態(tài)產(chǎn)生了明顯的變化，這種變化主要體現(xiàn)在電弧下方出現(xiàn)了明顯的收縮趨勢，而電弧加熱面積的減少也是母材熱輸入降低的主要原因之一.由于進(jìn)入電弧區(qū)的氣相帶電粒子部分向陰極擴(kuò)散，導(dǎo)致圖2a 的電弧自身的熱效應(yīng)也有所降低，這可以從圖3 的電弧最高溫度曲線得出.相比圖2b 所示結(jié)果，圖2a 的電弧最高溫度從初始時刻就較低，這個最大溫差接近1 000 K，且隨著時間變化一直穩(wěn)定存在，如圖3 復(fù)合電弧溫度曲線所示.差異的電弧行為最終導(dǎo)致了熔池內(nèi)部液態(tài)金屬的對流換熱行為也產(chǎn)生了差異.

圖3 電弧最高溫度與熔池最大流速隨時間變化趨勢Fig.3 Trend of maximum arc temperature and maximum melt pool flow velocity over time

整體來看，熔池內(nèi)部液態(tài)金屬的流速均呈現(xiàn)先增加后穩(wěn)定的變化趨勢，且施加旁路電流時熔池內(nèi)部液態(tài)金屬的流速更低，如圖3 中最大流速曲線所示.當(dāng)施加旁路分流時，從初始時刻到t=0.2 s，母材幾乎不熔化，而不施加旁路分流時，母材已經(jīng)熔化，且液相金屬的最大流速達(dá)到0.42 m/s；t=0.5 s，這兩者的液態(tài)金屬流速基本達(dá)到最大值，以后時刻增長幅度都很??；但是隨著熱輸入增加，母材的活化金屬量繼續(xù)增加，熔池的面積繼續(xù)增大，不施加旁路電流時的母材金屬活化速度要遠(yuǎn)遠(yuǎn)高于施加旁路電流時，這可以通過圖2 中母材熔池面積的增加趨勢看出，最終t=1.2 s，不施加旁路電流時，母材出現(xiàn)熔透現(xiàn)象，而施加旁路電流時，熔池仍處于穩(wěn)定狀態(tài).

2.2 電弧—熔池界面熱通量分析

圖4 為電弧與熔池的交界面處的有效熱通量對比情況.由于電弧的本質(zhì)是高溫等離子體，因而在焊接加工過程中電弧本身要向周圍低溫環(huán)境散失能量，而真正由電弧傳遞給母材的能量是焊接加工過程中的有效能量，即除去熱損失而真正形成熔池的能量，此處通過有效熱通量的方式對有無旁路電流施加時有效能量區(qū)別進(jìn)行對比分析.從計算結(jié)果來看，當(dāng)無旁路電流施加時，電弧與熔池界面處的有效熱通量整體更高，但是當(dāng)施加旁路電流時，界面中心的能量峰值更高，這是因為旁路電流施加后，電弧的下部分產(chǎn)生壓縮態(tài)，因而在中心部分的能量密度更高，但是由于部分帶電粒子沒有向母材運(yùn)動，趨向母材運(yùn)動的能量粒子水平更低，因而隨著徑向距離的增加，能量的分布快速下降，即有效加熱面積減少，整體的能量水平也就更低.

圖4 復(fù)合電弧與耦合熔池界面處的有效熱通量對比Fig.4 Comparison of the effective heat flux at the interface between the hybrid arc and the molten pool

熱量由電弧通過氣液交界面向母材傳遞，經(jīng)過一段時間的能量演變和積累逐漸形成熔池.圖5 為t=1.2 s 時熔池內(nèi)部液態(tài)金屬徑向和軸向的流速以及它們對熔池尺寸的影響對比.在軸向上，液態(tài)金屬在溫度梯度的作用下由表面向下運(yùn)動，在一定范圍內(nèi)形成回流，從計算結(jié)果可以看出，當(dāng)旁路電流施加時，軸向的液態(tài)金屬最大流動速度明顯降低，最終也導(dǎo)致了熔深尺寸的下降；在徑向上，液態(tài)金屬的回流驅(qū)動力還包括馬蘭戈尼力，從計算結(jié)果可以看出徑向上的液態(tài)金屬回流運(yùn)動最大速度整體水平較高；當(dāng)施加旁路電流時，徑向上的液態(tài)金屬流動速度相也有所降低，最終也導(dǎo)致熔池的熔寬尺寸有所下降.整體來看，旁路電流的施加有減小熔池尺寸的作用，在熔深方向的減小程度更明顯，這是因為旁路電流間接導(dǎo)致電弧中心附近能量傳遞水平下降劇烈，例如在距離中心1.5 mm 左右，有效熱通量已經(jīng)下降了約60 × 106W/m2，因此母材積累的熱量水平也就下降，液化的母材體積更少，以上計算結(jié)果和分析說明這種新型工藝在電弧能量精確調(diào)控和減少母材熱輸入方面是有優(yōu)勢的.

圖5 熔池內(nèi)部液態(tài)金屬流速對熔池尺寸的影響Fig.5 Influence of the liquid metal flow velocity on sizes of the molten pool

2.3 電弧與熔池電磁效應(yīng)分析

圖6 為t=1.2 s 時整個計算模型內(nèi)，包括電弧區(qū)和母材區(qū)的電流密度矢量分布.從計算結(jié)果來看，當(dāng)施加旁路電流時，在焊絲端和分流極端都有較高的電流密度分布，且矢量方向相反，這與試驗設(shè)置是吻合的.

圖6 計算域內(nèi)電流密度矢量分布情況對比Fig.6 Comparison of the current density vector distribution in the calculation domain.(a) with bypass-current;(b) without bypass-current

在電弧區(qū)，無論是否施加旁路電流，最大電流密度區(qū)均出現(xiàn)在焊絲極下方的電弧中心區(qū)，且方向均是由焊絲極指向母材極，但是最高電流密度的數(shù)值有所不同.當(dāng)施加旁路電流時，電弧區(qū)的最大電流密度為1.32 × 108A/m2，熔池區(qū)的最大電流密度為1.3 × 107A/m2；不施加旁路電流時，電弧區(qū)的最大電流密度為1.71 × 108A/m2，熔池區(qū)的最大電流密度為2.25 × 107A/m2.旁路電流施加前后電弧區(qū)最大電流密度相差接近1.3 倍，而母材區(qū)相差約1.7 倍，這是由于部分帶電粒子在旁路電流施加前后分別向分流電極和向母材極運(yùn)動的結(jié)果，而電流密度的不同又會對磁場強(qiáng)度及分布產(chǎn)生影響.

圖7 為t=1.2 s 時，計算域內(nèi)電磁矢量的分布和數(shù)值對比情況.從計算結(jié)果來看，無論是否施加旁路電流，最大磁力的位置和方向并沒有改變，但是其在電弧區(qū)的數(shù)值因為旁路電流的施加從7.1 ×106N/m3下降到5.1 × 106N/m3；而其在熔池區(qū)的數(shù)值從8.4 × 106N/m3下降到5.6 × 106N/m3，下降的趨勢基本接近，這說明旁路電流的施加不會改變最大磁場強(qiáng)度的方向，但會降低電弧和熔池內(nèi)部的電流密度的數(shù)值，進(jìn)而降低電磁力的數(shù)值，即旁路電流有弱化磁場作用.

圖7 計算域內(nèi)電磁矢量分布情況對比Fig.7 Comparison of electromagnetic vector distribution in the calculation domain.(a) with bypasscurrent;(b) without bypass-current

2.4 試驗驗證

圖8 為施加旁路分流時的等離子-MIG 復(fù)合電弧和熔池在t=1.2 s 時的計算與試驗結(jié)果對比，其中類似的雙側(cè)分流機(jī)制下的高溫等離子體圖像已經(jīng)由蘭州理工大學(xué)石玗教授團(tuán)隊[15]成功拍攝(圖8 左上所示).從對比結(jié)果看出電弧下方的等離子體具有更高的溫度，而兩側(cè)的分流弧的等離子體溫度較低，圖像中其亮度也較弱.熔池的試驗結(jié)果如圖8 左下所示.總體來看，模擬結(jié)果與試驗結(jié)果在一定程度上能夠匹配，但是也存在一些誤差：其一是電弧根部的發(fā)散；其二是熔寬尺寸誤差約0.5 mm，造成這些誤差的原因是由于沒有考慮熔滴的影響，其次數(shù)據(jù)處理過程也會產(chǎn)生一些誤差.

圖8 模擬與試驗結(jié)果對比[15]Fig.8 Comparison between simulation and experiment results

3 結(jié)論

(1) 其它試驗條件相同，施加旁路電流后，電弧有壓縮趨勢，此外復(fù)合電弧和母材交界面處的有效熱通量整體減少.

(2) 施加旁路電流后，熔池內(nèi)部液態(tài)金屬在軸向和徑向上的回流速度有所降低，最終導(dǎo)致熔池面積減小.

(3) 旁路電流的施加使電弧和熔池的電流密度下降約23%和42%，因此導(dǎo)致等離子-MIG 復(fù)合電弧和耦合熔池的最大電磁力數(shù)值減小約28%和33%，但其方向沒有改變.