Физика обработки металлов импульсным лазерным излучением миллисекундного диапазона длительности тема автореферата и диссертации по физике, 01.04.21 ВАК РФ

На правах рукописи УДК 621.791.72

КАЮКОВ Сергей Васильевич

ФИЗИКА ОБРАБОТКИ МЕТАЛЛОВ ИМПУЛЬСНЫМ ЛАЗЕРНЫМ ИЗЛУЧЕНИЕМ МИЛЛИСЕКУНДНОГО ДИАПАЗОНА ДЛИТЕЛЬНОСТИ

01.04.21 - лазерная физика

АВТОРЕФЕРАТ диссертации на соискание ученой степени доктора физико-математических наук

Автор:

Москва - 1997

Работа выполнена в Самарском филиале Физического института им. П.Н.. бедева РАН

Официальные оппоненты: доктор физико-математических наук, профессор B.C. Голубев

доктор технических наук профессор А.Г. Григорьянц

доктор физико-математических наук профессор Ю.А. Быковский

Ведущая организация:

Троицкий институт инновационных и термоядерных исследований (ТРИ-НИТИ), г.Троицк Московской обл.

Защита диссертации состоится "_£_/_" ^ •>_1997 г. в_час.

_мин. на заседании диссертационного совета Д 053.03.09 в Москов-

ском государственном инженерно-физическом институте (техническом университете) по адресу: 115409 Москва, Каширское шоссе 31 .

С диссертацией можно ознакомиться в библиотеке института.

Ч с(/

Автореферат разослан _" _ ■ 1997 г.

Просим принять участие в работе совета или прислать отзыв в одном экземпляре, заверенный печатью организации.

Ученый секретарь

диссертационного совета

доктор физико-математических наук

И.В. Евсеев

ОБЩАЯ ХАРАКТЕРИСТИКА РАБОТЫ

Настоящая диссертационная работа посвящена исследованию воздействия импульсного лазерного излучения миллисекунда ого диапазона длительности ближнего инфракрасного диапазона длин волн на металлы и направлена на решение принципиальной проблемы реализации таких режимов плавления, при которых фронт плавления перемещается без нарушения устойчивости объема жидкого металла на глубину, значительно превышающую предельный уровень.

Актуальность темы. Теплофизические и гидродинамические процессы, протекающие при воздействии на металлы импульсного лазерного излучения миллисекунда ой длительности, стали предметом активных исследовании с середины 60-х годов, т.к. исторически именно режим свободной генерации рубиновых лазеров впервые оказался доступным для использования в обработке материалов. За прошедшие годы исследовательская активность в области изучения огромного разнообразия физических явлений, имеющих место при воздействии миллисекундных импульсов лазерного излучения на материалы, несколько снизилась. В значительной мере это связано с быстрым прогрессом в технике мощных непрерывных СОг, а затем и YAG лазеров. Более того, уже на ранней стадии изучения проблемы использования миллисекундных импульсов лазерного излучения для обработки металлических материалов стало очевидно, что оно имеет весьма ограниченные технологические возможности. В частности, было установлено, что имеет место принципиальное ограничение глубины плавления металлов, если накладывается условие отсутствия выброса жидкого металла из зоны нагрева. В связи с этим в течение длительного времени считалось общепризнанным, что импульсное лазерное излучение миллисекундного диапазона длительности применимо для сварки металлов только малых толщин (менее I мм).

По указанной причине теплофизические и гедродинамические процессы, протекающие при локальном нагреве и плавлении металлов под действием .

лазерного излучения с длительностью импульсов 10М02 с и имеющие существенно нестационарный характер, оказались изученными недостаточно полно. Особый интерес представляет изучение гидродинамических особенностей процесса плавления при условии сильного прогиба поверхности расплава, формирования и роста парогазового канала, позволяющего транспортировать излучение на большую глубину, а также оптимизация параметров лазерного воздействия, например, по критерию максимальной глубины продвижения фронта плавления при отсутствии выброса частиц жидкого металла из зоны нагрева, и построение соответствующих физических моделей. Проблема значительного увеличения глубины плавления под действием миллисекундных лазерных импульсов сводится по сути к поиску возможности удовлетворения двум противоречащим условиям: обеспечения высокого давления отдачи паров эрозионной плазмы для быстрого роста парогазового канала и, одновременно, обеспечение сохранения устойчивости объема жидкого металла для предотвращения выброса расплава. Эта принципиальная проблема до проведения исследований, описанных в настоящей работе, оставалась нерешенной. Таким образом, тема диссертационной работы является актуальной, она открывает новое направление развития твердотельных импульсных лазеров.

В настоящее время для обработки материалов в подавляющем большинстве случаев используются СОг и Nd:YAG лазеры. В связи с этим с практической точки зрения актуальность темы определяется тем, что отсутствие решения принципиальной проблемы глубокого плавления металлов под действием импульсного лазерного излучения не позволяло использовать такие компактные, надежные, экономичные и простые установки, какими являются импульсные YAG лазеры, для сварки деталей толщиной более 1-2 мм. По этой причине развитие техники и технологии импульсной лазерной сварки было значительно задержано.

В связи с изложенным выше целью настоящей диссертационной работы являлось построение физической модели плавления металлов импульсным лазерным излучением миллисекундного диапазона длительности ближнего

нфракрасного диапазона длин волн с учетом особенностей здродинамических и теплофизичесхих процессов в расплаве и решение на снове выявленных закономфностей принципиальной проблемы лачительного увеличения глубины зоны плавления при сохранении стойчивосги жидкого металла в ванне расплава; разработка рекомендаций ля создания импульсных лазерных установок нового поколения для глубокой варки.

Для достижения поставленной цели в диссертационной работе решались ледующие задачи:

1) исследование влияния темпа ввода энергии лазерного излучения в [еталл (формы импульсов лазерного излучения) на параметры процесса давления;

2) исследование условий формирования первичной ванны расплава и ее лияние на устойчивость объема жидкого металла, разработка концепции буферного объема расплава;

3) исследование кинетических характеристик процесса плавления н роста 1арогазового канала;

4) исследование влияния пространственных характеристик лазерного [учка на параметры процесса плавления, оптимизация пространственных :арактеристик;

5) построение физической модели процесса плавления металлов (нпульсным лазерный излучением мшшисекундной длительности, >беспечивающего максимальную глубину продвижения фронта плавления;

6) разработка рекомендаций по созданию импульсных YAG лазеров гового поколения для глубокой сварки.

Впервые для импульсного лазерной излучения ближнего инфракрасного щапазона длин волн получены следующие результаты, определяющие научную новизну диссертационной работы.

I. Выявлены закономерности, связывающие кинетические параметры госта парогазового канала с формой импульсов излучения и яросгрансгвенными характеристиками лазерного пучка.

2. Экспериментально обоснована роль буферного объема расплава обеспечении устойчивости жидкого металла при прогибе поверхносг расплава и в процессе роста парогазового канала.

3. Экспериментально реализован эффект увеличения интенсивносг лазерного излучения на дне парогазового канала в процессе его роста ( эффек самоконцентрации теплового источника).

4. Получена глубина зоны плавления в сталях более 6 мм при энергии импульсе менее 20 Дж, что примерно в 3 раза превышает наивысшие и опубликованных результатов.

5. Экспериментально выявлено наличие экстремума функции Ьф) глубины продвижения фронта плавления от апертурного утл сфокусированного лазерного излучения и установлено, что предельно значение глубины Ь при энергии в импульсе Е определяется отношением:

Ь/Е =0,4 мм/Дж.

6. Построена физическая модель процесса глубокого плавлени; металлов импульсным лазерным излучением, обеспечив ающег максимальную глубину продвижения фронта плавления.

7. Разработана методика определения кинетических характеристи: процесса плавления и роста парогазового канала при глубоком плавлени металлов, претерпевающих при нагреве и охлаждении фазовые превращения.

8. Создана экспериментальная лазерная установка, на которо; реализованы режимы глубокого плавления металлов благодаря возможносг перестройки в широких пределах формы импульсов излучения и оптимизаци пространственных характеристик лазерного пучка.

Практическое значение полученных в диссертации результата заключается в следующем.

1. Впервые показано экспериментально, что импульсное лазерно излучение миллисекунда ого диапазона длительности может быт использовано для формирования сварных соединений в сталях глубиной боле 6 мм. Благодаря этому открывается возможность применения компактные

экономичных и надежных технологических установок на базе импульсных УАв лазеров для сварки относительно крупногабаритных деталей.

2. На основе выявленных физических механизмов глубокого плавления металлов разработаны рекомендации по созданию импульсных лазерных технологических установок нового поколения дня глубокой сварки. В соответствии с рекомендациями разработан и находится в стадии сборки базовый вариант промышленной лазерной установки, имеющей значительно более широкие технологические возможности в сравнении с известными в настоящее время моделями.

3. Разработанная и апробированная методика определения кинетических характеристик процесса роста парогазового канала может быть использована в исследованиях, связанных с определением параметров процесса плавления металлов и сплавов, претерпевающих фазовые превращения при нагреве и охлаждении, под действием концентрированных потоков энергии.

На защиту выносятся следующие результаты и положения.

1. Установленные закономерности влияния первичной ванны расплава на сохранение устойчивости жидкого металла при прогибе свободной поверхности, образовании и росте парогазового канала; концепция буферного объема расплава.

2.Установленные зависимости кинетических параметров роста парогазового канала от формы импульсов, расходимости лазерного излучения и апертурного угла.

3. Установленные условия реализации нового для импульсных твердотельных лазеров физического эффекта - увеличения плотности мощности лазерного излучения на дне парогазового канала в процессе его роста (эффект самоконцентрации теплового источника).

4. Экспериментально установленные зависимости глубины зоны плавления от апертурного упга Р, имеющие максимум в окрестности 2{3=75 мрад, и предельное для милли секундных импульсов лазерного излучения

s

значение глубины плавления h при заданной энергии Б, определяемо( отношением: h/E = 0,4 мы/Дж.

5. Оптимальные значения параметров лазерного излучения обеспечивающие глубину продвижения фронта плавления более 6 мм irpi энергии в импульсе менее 20 Дж.

6. Физическая модель процесса глубокого плавления мегалло! импульсным лазерным излучением миплисекундного диапазона длителыюсп ближнего инфракрасного диапазона длин волн.

7. Методика определения кинетических характеристик процессг плавления и роста парогазового канала при импульсном лазерное воздействии на металлы и сплавы, претерпевающие при нагреве и охлаждение фазовые превращения.

8-Основные принципы построения импульсных твердотельных технологических лазеров нового поколения, обеспечивающих глубокое плавление металлов.

Апробация работы и публикации.

Основные результаты диссетационной работы докладывались и обсуждались на следующих международных конференциях и симпозиумах: New Advances in Welding and Allied Processes, 1991, Пекин, Китай; Lasa Advanced Material Processing, 1992, Нагаока, Япония; LASER'95, 1995, Мюнхен, Германия; Industrial Lasers and Laser Applications, 1995, Шатура. Россия; Interaction and Related Plasma Phenomena, 1995, Осака, Япония; Lasel Application Engineering, 1996, Санкт-Петербург, Россия; European Conference on Laser Treatment of Materials, 1996, Штутгарт, Германия; Symposium on Joining of Materials, 1996, Тиручирапали, Индия.

По материалам диссертации опубликована 21 научная работа, включая 2 авторских свидетельства.

Структура и объем диссертации. Диссертация состоит из введения, семи глав, выводов и списка цитируемой литературы, имеются приложения. Общи®

объем диссертации 225 страниц, на 71 из которых размещено 94 рисунка, имеется 6 таблиц, список литературы включает 122 наименования.

ОСНОВНОЕ СОДЕРЖАНИЕ РАБОТЫ 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. 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 и обеспечивающего тем самым большую глубину плавления. Стационарный режим плавления с парогазовым каналом, существующим в равновесии с окружающей жидкостью, является в течение ряда лет предметом активных исследований фундаментального и прикладного характера. В случае импульсного излучения миллисекундной длительности развитие парогазового канала является существенно нестационарным процессом, что затрудняет его описание. Не смотря на то, что явления, имеющие место при нагреве металлов лазерным излучением, исследуются в течение длительного времени, физические представления о процессе, обеспечивающем достаточно большую глубину плавления без выброса расплава при воздействии милли секундных лазерных импульсов, отсутствуют. Прогиб поверхности расплава, образование

и рост парогазового канала при импульсном нагреве сопровождаете вытеснением расплава на поверхность и выбросом частиц жидкого металла и зоны воздейтсвия. В связи с этим считается общепринятым, что импульсно лазерное излучение миллисекундной длительности применимо для сварю деталей только малых толщин ( менее 1-2 мм).

Для преодоления указанного выше принципиального ограничени: глубины зоны плавления необходимо рассмотреть вопрос о соответстви! темпа ввода энергии излучения в металл Динамике теплофизических 1 гидродинамических процессов в ванне расплава. Если не учитывав конвективного перемешивания расплава и прогиба свободной поверхности, т< при определении функции теплового источника q(t) в одномерной модеш следует- исходить из следующих соображений:

1) для увеличения глубины плавления и эффективности использование энергии излучения необходимо повышать температуру облучаемо! поверхности;

2) температура облучаемой поверхности не должна превышав критического значения, соответствующего развитому испарению, чтобь предотвратить выброс жидкого металла.

Следовательно, необходимо найти такой вид функции т.е. такую форм] импульса излучения, при которой температура поверхности после достиженш определенного максимального значения То сохранялась бы постоянной 1 течение всего времени действия излучения. Если положить, что росл температуры должен происходить линейно, и в момент Ьз она достигает предельного значения То , то для полубесконечного тела без учета теплоть плавления соответствующая обратная задача теплопроводности имеет следующее простое решение:

(О

Здесь: Я,к - коэффициенты теплопроводности и температуропроводности облучаемого материала. На рис.1 показан вид функции по (1) и соответствующая ей температура поверхности облучаемого образца. Такой подход, не учитывающий конвективные потоки в расплаве и прогиб свободной поверхности не может дать адекватного описания процесса глубокого плавления металла, однако, он показывает, что изменение темпа ввода энергии в металл путем изменения формы импульса излучения позволяет задавать необходимый термический цикл облучаемого материала и может рассматриваться, как один из возможных путей решения принципиальной проблемы глубокого плавления.

Рис.1. Расчетная форма импульса излучения -1 и соответствующая ей функция температуры поверхности - 2.

Для проведения экспериментов по исследованию влияния формы импульсов лазерного излучения на процессы плавления металлов была разработана и создана специальная экспериментальная лазерная установка на базе серийной модели "Квант-15". Использование в схеме источника питания

емкостного накопителя, разделенного на 12 независимых секций, обеспечит возможность изменения формы импульсов излучения в достаточно широк! пределах. На рис.2 показано 12 различных форм импульсов, расположенных порядке возрастания длительности переднего фронта. В экспериментальнс установке использовался устойчивый резонатор длиной до 1200 мм с плоски выходным и сферическим глухим зеркалом (Я=2400мм), позволявши получать при введении дополнительно диафрагмы параметр качесп лазерного пучка до 2 мм мрад.

К К К Г\ К

А 'А А 7\ 'А А

,-Шмс,

Рис.2. Осциллограммы исследуемых импульсов лазерного излучения.

Установлено, что для хромистой стали при форме импульса Mil, рис пороговое значение пиковой интенсивности лазерного излучен i соответствующее началу интенсивного выброса частиц расплава из 3oi плавления, равно: q* = 8 • 105 Вт/см2, импульсу излучения базовой усганов: "Квант-15" - q* = 6- 105 Вт/смг.

Зависимость геометрических характеристик зоны плавления допороговом режиме от формы импульсов лазерного излучения исследовало экспериментально по трем схемам:

1) при фиксированной энергии и длительности импульсов для каждой анализируемой формы подбирался диаметр зоны фокусировки, соответствующий пороговому режиму;

2) при фиксированном диаметре зоны фокусировки излучения и длительности импульсов для каждой анализируемой формы подбиралась энергия импульса, соответсвующая пороговому режиму;

3) при фиксированной длительности импульсов для анализируемых форм при изменении энергии излучения подбирался диаметр зоны фокусировки, соответствующий пороговому режиму.

В экспериментах по схемам 1 и 2 установлено, что для сталей наибольшее значение пороговой интенсивности излучения обеспечивает форма №1 (8,0-105 Вт/см2). Наибольшая глубина зоны плавления получена для форм №4 и №9 и составила 1,4 мм. В экспериментах по схеме 3 установлено, что при увеличении энергии наибольший энерговклад в допороговом режиме обеспечивает форма №4. В хромистой стали при энергии 14,1 Дж получена глубина зоны плавления 1,35 мм. При этом аспектное отношение составило около 1.

Следует отметить, что наибольшее значение отношения глубины зоны плавления Ь к энергии в импульсе Е, аналогичное широко используемой величине проплавляющей способности Ь/Р (Р - средняя мощность непрерывного лазерного излучения) было получено для форм с наименьшей пороговой интенсивностью (№№ 10,11,12): Н/Е » 0,18-0,20 мм/Дж; для формы №1: Ь/Е я 0,10-0,12 мм/Дж. В целом по результатам данных экспериментов сделан вывод о том, что смещение пика мощности излучения к заднему фронту приводит к нарушению устойчивости расплава, вследствие чего снижается пороговая плотность мощности, но, с другой стороны, - возрастает параметр Ь/Е.

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 одно стороны, необходимо обеспечить достаточно высокое давление парс металла, т.е. достаточно большую интенсивности излучения, с друге стороны,- обеспечить сохранение устойчивости расплава, т.е. предотврати] выброс частиц жидкого металла под действием давления отдачи паров. Кг было отмечено выше, одним из возможных путей решения этой проблем является оптимизация формы импульсов лазерного излучения.

Эксперименты с облучением образцов при плотности мощное излучения, превышающей пороговое значение, проводились с цел! исследования влияния формы импульсов на параметры процесса плавления режиме роста парогазового канала. При этом поддерживалась постоянн энергия излучения (20,0-20,2 Дж) и длительность (12,0 мс). Установлено, ч при облучении различных сталей и алюминиевых сплавов в запорогов< режиме зоны плавления характеризуются значительно более высок, аспектиьш отношением («5) и значительно большей глубиной, чем допороговом. Однако, в запороговом режиме имеет место интенсивн выброс расплава из зоны нагрева и образование глубокой лунки, вытяну] вдоль оси зоны плавления. Наличие мощного пика в начале или в ко! импульса приводит к образованию в сталях лунок наибольшей глубш Сглаживание фронтов сопровождается уменьшением глубины лунок. Одна симметричные формы импульсов не обеспечивают подавления выброса час жидкости. Некоторое смещение пика мощности к заднему фронту нмпул (№9) позволяет уменьшить выброс расплава до пренебрежимо мал количества, при этом процесс плавления протекает в режиме рс парогазового канала. Использование импульсов излучения с растяну] передним фронтом позволило получить глубину зоны плавления 4,3 мм энергии 23,0 Дж. При этом пороговая плотность мощности составила: q 2-106 Вт/см2. Таким образом, оптимизацию формы импульсов лазер* излучения следует рассматривать как возможный путь реализации режи продвижения фронта плавления на большую глубину за счет р<

парогазового канала, обеспечивающих одновременно подавление выброса расплава из зоны нагрева.

Для исследования кинетических параметров процесса плавления и роста парогазового канала и установления их связи с параметрами лазерного воздействия в работе проведена серия экспериментов по скоростной 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, гак и компоненты, рассеянной под углом 40°-50°. 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 раплава 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 начальном 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 Т^Ы областей была получена качественная информация о структуре потоков. На рис.3 показаны продольные сечения зоны расплава при различных значениях энергии излучения. На рис.За виден остаточный прогиб поверхности расплава и два характерных вихря, представляющих собой меридиональное сечение замкнутых потоков Мараигони в мелкой ванне. На рис.Зб эти вихри ьмявлякл-ся более отчетливо, кроме того, в центре зоны расплава хорошо вн-~» поток, оправленный вниз вдоль оси Z, который возник под действием импульса отдачи .-яров металла. Из рис.Зв и Зг видно, что с увеличением

а - 1,3 Дж: б - 3.4 Дж; в - 5.6 Дж; г - 8,4 Дж; .

энергии объем расплава, вовлеченного в движение вдоль вертикальной оси, быстро возрастает. Обращает на себя внимание также то, что толщина слоя термического влияния под дном ванны расплава при Е>3,4 Дж, когда вертикальные потоки развиты, значительно меньше, чем при Е=1,3 Дж, когда таких потоков нет. Кроме того, диаметр зоны плавления на поверхности при Е=3,4 Дж, когда вертикальные потоки возникают, меньше, чем в их отсутствии при меньшей энергии Е=1,3 Дж. Отсюда следует, что 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.4 представлены поперечные шлифы зон плавления на глубине 0,2 мы, где потоки в расплаве ориентированы преимущественно вдоль оси Z. 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 тяжести.

Рис.4. Конвективные потоки в -зоне расплава, поперечное сучение: а - 3.4 Дж; б - 4,3 Дж; в - 11.0 Дж.

Упомянутая выше методика определения кинетических характерно™ процесса плавления основана на том, что в зоне существованю преимущественно вертикальных потоков расплава толщина слоя ограниченного фронтом плавления (Ть) и некоторой изотермой Тн (Тн < Ть) однозначно связана с временем действия теплового источника на заданно! глубине. На стадии роста парогазового канала скорость перемещения фронт; плавления вдоль оси Z (Уь) значительно больше компоненты скоросп перпендикулярной Ъ (У&): »Уь. Кроме того, для рассматриваемого случае относительно большой глубины зоны плавления справедливо таюю соотношение: Ут*»У& , где Ут* - скорость перемещения изотермы Ть перпендикулярно оси Z. Учитывая приведенные соотношения, толщину слоя термического влияния хн можно определить из известного решения задачу теплопроводности при неподвижной границе жидкость-твердое тело < постоянной температурой Тх,. В качестве Тн для сталей целесообразно брат! нижнюю границу температурного интервала закалки, т.к. зона закалки отчетливо выявляется на металлографических шлифах. Учитывая, чтс толщина этой зоны значительно меньше радиуса ванны расплава, можнс использовать одномерную модель нагрева полуограниченного теяа:

где хн(г) - толщина слоя закалки на глубине г, 1(г) -время существования расплава на глубине г. При известных Ть и Тн выражение (2) является неявным уравнением, связывающим хн(г) и 1(г). Для хромистой подшипниковой стали ШХ15 в настоящей работе получено:

(2)

\(г) = 22,1х2(г)

(3)

I 6х(г)

45,4х(г)

где 1(2) измеряется в мс, х(г) - в см.

Таким образом, по экспериментальной зависимости толщины слоя закалки от щубины х(г) может быть определено время существования расплава на заданной глубине и скорость перемещения фронта плавления вдоль оси Ъ. На рис.5 показана зависимость 1(г), кривая 2, и Щг), кривая 3.

скорость продвижения фронта плавления - 3 в зависимости от глубины т..

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.5 видно, что большую часть времени воздействия фронт плавления

находится на глубине менее 0,7 мм, тоща 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.5 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. Провал на кривой У^г), по-видимому, является следствием немонотонности роста парогазового канала на глубине 2=2,1-2,4 мм, поэтому, имея в виду истинное значение скорости перемещения фронта плавления, его можно не учитывать.

Интегрируя функцию Л^г) можно получить также кривую перемещения фронта плавления в зависимости от времени 2$). Соответствующая зависимость приведена на рис.6', кривая 1. Здесь учтены результаты скоростной фоторегистрации процесса плавления, согласно которым лунка критической глубины (г=0,25 мм) формируется к концу второй миллисекунды. Кривая 3 -зависимость скорости перемещение фронта от времени, кривая 2 -осциллограмма импульса лазерного излучения. Из рис.6 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 1,25- 106 Вт/смг, 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. Отсюда следует, что в условиях рассматриваемого эксперимента впервые для импульсного излучения ближнего инфракрасного диапазона длин волн реализован эффект увеличения плотности мощности лазерного излучения на дне растущего парогазового канала, в настоящей работе он назван эффектом спмоконцентрации теплового источника.

Как видно из рис.6, с момента образования лунки до начала быстрого роста парогазового канала проходит 4,5-4,7 мс, при этом глубина лунки

возрастает с 0,25 ми до 0,70 мм. Сравнение кинетических параметров процесса плавления и энергетических характеристик лазерного излучения показывает, что уже на стадии перехода от лунки к парогазовому каналу имеет место значительное увеличение плотности мощности излучения на дне лунки. На основе результатов скоростной регистрации изменения состояния поверхности расплава и изучения структуры конвективных потоков в работе выдвинуто предположение о том, что фактором, обеспечивающим локальное увеличение кривизны дна лунки, является Рэлей-Тейлоровская неустойчивость. Формируемый в результате вытянутый участок дна лунки достаточной протяженности назван в настоящей работе первичным капилляром.

Рис.6. Зависимость глубины зоны плавления - 1 и скорости движения фронта плавления - 2 от времени, осциллограмма импульса излучения -3.

Таким образом, выделены следующие стадии процесса плавления стали миллисекундными 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 Рэлей-Тейлоровской неустойчивости, формирование первичного капилляра - 5,5-6,0 мс;

4) рост парогазового канала с увеличивающейся скоростью за счет эффекта самоконцентрации 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 образовании лунки и росте парогазового канала может быть обеспечено при условии, что до начала прогиба поверхности расплава будет сформирована первичная ванна расплава дотаточно большого объема, который получил в настоящей работе название буферного объема расплава. 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. В работе зделано заключение, что как при изменении энергии в импульсе, так и при изменении пространственных характеристик излучения режим глубокого плавления может быть реализован путем подбора соответствующей формы импульсов излучения с растянутым передним фронтон. На рис.7 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 излучения составила при этом q= 4-10® Вт/см2.

Рис.7. Трансформация формы импульсов излучения при увеличении нергии: I - 23,0 Дж; 2 - 32,0 Дж; 3 - 34 Дж.

Анализ распределения лазерного излучения в полом парогазовом канале оказывает, что потери излучения зависят от величины телесного угла, граничивающего область распространения излучения после фокусирующего бъектива (апертурного угла Ро)'- его уменьшение соответствует уменьшению отерь. Апертурный угол определяется апертурой прямого пучка Ас, окусным расстоянием объектива Р, и кратностью увеличения телескопа К:

/?0 = КА0 ¡¥. С другой стороны, плотность мощности лазерного излучения на облучаемой поверхности определяется диаметром зоны фокусировки <1: А/2 = Зй¥[К, где 50- расходимость прямого лазерного пучка. Уменьшение Рй за счет уменьшения отношения К/Р приведет к пропорциональному снижению интенсивности излучения. Следовательно, меняя параметры телескопа, фокусирующей системы или геометрические характеристики лазерного пучка, необходимо принимать во внимание изменение как апертурного угла, так и диаметра зоны фокусировки. Следующий эксперимент дает яркую иллюстрацию влияния параметров /?о и (1. В табл.1 приведены значения глубины зоны плавления И в зависимости от /?0 и <1 для двух случаев: 1) 2«90=8,0 м рад; 2Ао=б,0 мм (Р=100 мм); 2) 250=4 м рад; 2Ао=3,0 мы (Р=150 мм). Энергия излучения в обоих случаях поддерживалась постоянной и

Табл.1. Глубина плавления Ь в зависимости от диаметра зоны облучения с1 и апертурного угла /?0.

1 2 3 4 5 . 6 7

(1, мм 0,20 0,40 0,80 0,14 0,18 0,24 0,32

2 Д, рад 0,24 0,12 0,06 0,09 0,07 0,05 0,04

Ь, мм 2,0 2,4 - 0,9 1,5 , 5'5. 3,5 2,9

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 /?0 и <1: слишком большой апертурный угол даже при острой фокусировке также, как и слишком большой диаметр (1 при малых /?0, 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 1еобходимости увеличения длительности переднего фронта импульса илучения. В результате была получена глубина плавления 6,5 мм при энергии 7,0 Дж. В этом случае аспектное отношение зоны плавления составляет около 5, что уже является более характерным для воздействия сфокусированного щектронного пучка. Таким образом, режим №5 обеспечил глубину фодвижения фронта плавления 6,5 мм, которая превышает достигнутый ранее результат (5,8 мм) при вдвое меньшей энергии. Пороговая плотность лощности для режима №5 составила 6- 106 Вт/см2, что примерно на порядок гревышает соответсвующее значение для неоптимизнрованных параметров о лучения. С увеличением глубины плавления возрастает также и »ффективность использования энергии излучения. Если ее положить равной 1 щя режима плавления без образования парогазового канала, то случаю с 1=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 санала. На рис.8а показаны зависимости скорости роста парогазового канала л1 глубины для режимов 5 и 7 (табл.1). Видно, что в обоих случаях имеет лесто значительное увеличение скорости в процессе роста парогазового

Рис.8. Зависимость скорости роста парогазового канала от глубины - (а) i от времени - (б) для режимов 5 и 7 (табл. Г).

канала. Этот эффект, наблюдавшийся во всех экспериментах, в которых были реализованы условия г лубокого плавления, является следствием возрастания интенсивности лазерного излучения на дне растущего парогазового канала за счет уменьшения площади поверхности дна канала, на которой происходит эффективное поглощение лазерного излучения. Ранее об экспериментальной реализации этого эффекта в режиме воздействия миллисекундных лазерных импульсов ближнего инфракрасного диапазона длин волн не сообщалось. Зависимости рис.8а в координатах скорость-время показаны на рис.8б. 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 к возникновению и росту парогазового канала, хотя и на более поздней стадии процесса плавления. При этом кривые скорости на рассматриваемом этапе процесса плавления в режиме № 7 и 5 совпадают.

Эксперименты показали, что эффект самоконцентрации 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- 10 5с. На тех участках полостей, где толщина слоя затвердевшего металла мала по сравнению с диаметром полости, можно полагать, что диаметр парогазового канала близок к диаметру наблюдаемой полости. 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 с показывает, что зависимость затухания а электромагнитной волны Н типа от

апертурного угла ß может быть представлена в виде функции с минимумом при:

2ß&(kd/2)~1/2 (5)

В серии экспериментов с излучением, расходимость и апертура которого изменялись в широких пределах, было установлено, что зависимость глубины плавления стали от апертурного угла h{ß) изображается кривой с максимумом. На рис.9 показаны такие зависимости для многомодового излучения, рис.9а, и ТЕМоо - рис.9б. Видно, что для всех случаев максимум функции \\(ß) находится в окрестности значения 2/?=75 мрад. Поскольку

максимум глубины плавления должен соответствовать минимуму затухания световой волны в парогазовом канале, то из (5) следует, что средний радиус

канала можно оценить как г» l/k(2/?)', что соответствует к« 25 мкм. Эта оценка находится в хорошем соответствии с приведенным выше экспериментальным значением диаметра канала в его наиболее узкой части.

Рис.9. Зависимость глубины 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.

Большое практическое значение имеет параметр Ь/Е - отношение глубины зоны плавления к энергии импульса лазерного излучения. Зависимость этого параметра от апертурного угла также имеет максимум в окрестности 2/7=75 мрад. В экспериментах получено: для многомодового

излучения - (УЕ)___¿0,3 мм/Дж, для ТЕМоо - (Ь/Е)_^ = 0,4 мм/Дж. Таким

образом, максимальная глубина плавления и значение параметра Ь/Е достигается при 2/?0 = 75 мрад. Это значение /?0 следует считать оптимальным и на него следует ориентироваться при определении условий импульсной лазерной сварки. Предельная глубина плавления для любой заданной энергии может быть оценена из соотношения:

И/Е =0,4 мм/Дж.

В частности, отсюда следует, что глубина плавления И=6,5 мм, полученная при Е=17,5 Дж, близка к максимальной; апертурный угол в данном эксперименте составлял 2р =70 мрад, что также хорошо соответствует приведенный 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: ц < 105 Вт/см1. 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 глубины.

На этой стадии процесса интенсивность q 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:

ще 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 11=0,25 мм и записав для Р: Р = <|, ще р,- плотность парогазовой смеси, из (6) для стали легко получить: ц = 106 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 Ъ. 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: = 1/г«3-10"3с.

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

(6).

слой жидкости. Толщина его 1 может быть определена как

\=к1\1=к{2ч1рЪь)-%(?к1г)-'Л (7)

ще: V, = (2цс/рЬ^(Ъс/г)''1 - скорость движения фронта испарения вдош оси Ъ, с - скорость звука в парогазовой смеси. Для стали (7) дает: V, = 2-3 м/с при q=10M07 В/смг, что хорошо согласуется с экспериментальными данными Практически вся вытянутая вдоль оси Ъ зона расплава на глубине более 0,' мм формируется за 2-3 мс.

5. Переход в режим испарения.

На определенной глубине при соответствующем подборе парамегрот 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 скоросп роста канала пропорциональна интенсивности q: Для стали

экспериментально полученному значению скорости Л/= 10-20 м/с соответсгвуе] плотность мощности Я и 108 Вт/см1.

6. Захлопывание парогазового канала, затвердевание расплава.

На последней стадии процесса плавления при снижении мощност* лазерного излучения глубина парогазового канала быстро уменьшается. Прк этом в течение еще 3 мс сохраняется закритический прогиб ловерхноста расплава, обеспечивающий эффективное поглощение падающего излучения I верхней части зоны плавления. Перемещение фронта кристаллизации <л периферии зоны плавления к центру приводит к затвердеванию жидкогс металла.

В настоящей работе построена также теоретическая расчетная модещ процесса глубокого плавления металлов импульсным лазерным излучением Форма импульсов излучения была представлена в упрощенном виде с двум; горизонтальными участками: первый, соответствующий формированик буферного объема расплава, имел длительность порядка т,»10гс

интенсивность q,» Ю5 Вт/см2; второй, соответствующий росту парогазового канала, имел длительность порядка r2 ® !0 'с, интенсивность q2 » 106 Вт/см2.

Для описания нагрева и плавления металла на первой стадии использовалось двумерное уравнение теплопроводности с Гауссовым поверхностным тепловым источником и условием Стефана на границе жидкость-твердое тело S(t) без учета конвективного перемешивания:

Здесь: Ьщ - удельная теплота плавления, к - Гауссов параметр лазерного пучка. Задача (8) решалась численно. Показано, что изотерма плавления железа опускается на глубину 0,27 мм через 4 мс и на 0,33 мм - через 8 мс после начала нагрева. Расчетный объем расплава, составляющий через 4 мс 0,12 мм5, можно считать достаточно большим по сравнению с объемом критической лунки, который равен 0,01 мм3. Таким образом, согласно расчетной модели буферный объем расплава формируется за 4 мс, что находится в хорошем соответствии с экспериментальными данными.

На второй стадии процесса рассматривалось одномерное течение жидкости вдоль стенок лунки при некоторых ограничениях, обычно выполняющихся в эксперименте: имеет место гидростатическое равновесие; давление парогазовой смеси на дне лунки равно давлению насыщенных паров; скорости движения фронта испарения и фронта плавления вдоль оси Ъ равны; количество вытесняемой жидкости равно количеству образующейся жидкости под дном лунки; дно лунки плоское. Для описание процесса бралось уравнение переноса тепла, уранение Бернулли, уравнение непрерывности:

ксi dt1 г ¿к а?

(8)

q(t) = Ä— +

Tfr,z,0; = Tfffl, X, t) zz T(r, 00, t) = о

V, - к -

с*

дь 1

А

= Чг

як2 •V{рч1ч

РоЧ / 11 =-г

2 ' ЯТГ10;/

(Ю)

(И)

Здесь: Уг - скорость движения фронта испарения вдоль оси Z, Я -универсальная газовая постоянная", Го - радиус облучаемого участка, г - радиус зоны расплава, а - координата дна лунки, ¡л - атомный вес.

Рис.10. Расчетная зависимость глубины плавления от времени - (а) и скорости движения фронта плавления от глубины - (б) для различных значений энергии в импульсе: 1 -17,0 Дж, 2 - 25,0 Дж, 3 - 32,0 Дж.

Совместное численное решение уравнений (9)-(11) позволило определить кинетические параметры процесса плавления. На рис. 10а показаны расчетные зависимости глубины фронта плавления от времени для различных значений энергии излучения. Видно, что глубина h при длительности второй стадии процесса около 3 мс составляет 3,5 мм при энергии Е=17,0 Дж и 5,8 мм при энергии 32,0 Дж, что находится в очень хорошем соответствии с экспериментальными данными. На рис.106 представлены расчетные зависимости скорости движения фронта плавления от глубины. Здесь также показана экспериментальная кривая. Видно, что в данном случае результаты расчета также находятся в хорошем соответствии с эксперименггальными данными. Значительного увеличения скорости с увеличением глубины в данной модели не получено в связи с тем, что в ней не был учтен эффект самоконцентрации теплового источника на дне растущего парогазового канала.

В машиностроении имеется достаточно много технологических задач, наиболее эффективное решение которых может быть реализовано с использованием импульсных YAG лазеров, работающих в режиме свободной генерации. Среди разработок, выполненных автором диссертации или при его непосредственном участии и руководстве целесообразно упомянуть о следующих, используемых в промышленности уже в течение нескольких лет: крепление защитных шайб приборных подшипников импульсной лазерной сваркой, поперечная сварка тонкого алюминиевого экрана кабелей связи, лазерная сварка сильфонов, расходомерных трубок, термопар. Расширение технологических возможностей твердотельных импульсных лазеров благодаря использованию результатов настоящей диссертационной работы позволяет использовать эти компактные, экономичные и надежные установки для сварки относительно крупногабаритных деталей.

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 I06 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 падающего 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 апергурного угла, соответствующее минимуму затухания электромагнитной световой волны в парогазовом канале, равно: 2/?=75 мрад. Из очевидных соотношений для апертуры 2А пучка на объективе и диаметра d зоны фокусировки излучение при расходимости прямого пучка получено соотношение, определяюще< параметр качества i90d:

#0A=±ß0d (12)

Поскольку d должно быть не более 0,3 мм, из (12) следует, что парамет] качества пучка не должен превышать 12 мм мрад. Учитывая, что да промышленных технологических YAG лазеров характерной являете величина 40-60 мм мрад, следует отметить, что для реализации режим о глубокого плавления необходимо использовать такие схемы резонаторо! которые обеспечивали бы снижение расходимости излучения в 4-5 раз.

4. Предельная глубина плавления, которая может быть получена при одномодовом излучении, определяется из соотношения: Ь/Е ~0.4 мм/Дж. Однако, приемлемые результаты могут быть получены и для многомодового излучения. Так, при 50<1<30 мм мрад параметр И/Е составляет около 0,25 мм/Дж.

На основе проведенных в диссертационной работе исследований и подготовленных по их результатам рекомендаций сконструирована, изготовлена и находится в стадии сборки импульсная 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. Полученные в диссертационной работе результаты явились основой для разработки новых технологических процессов, таких как лазерная сварка змейковых сепараторов подшипников, сборка ступенчатых блоков шестерен с импульсной лазерной сваркой и другие.

ВЫВОДЫ

1. Проведены физические иследования по выявлению зависимости динамических параметров роста парогазового канала и глубины зоны плавления от формы импульсов, расходимости лазерного излучения и апертурного угпга.

2. Исследована и экспериментально обснована роль буферного объема расплава в подавлении выброса жидкого металла из зоны нагрева лазерным излучением при прогибе поверхности расплава и в процессе роста парогазового канала.

3. Впервые для излучения импульсных лазеров ближнего инфракрасного диапазона длин волн обнаружен эффект самоконцентрации теплового источника на дне парогазового канала в процессе его роста.

4. Впервые для импульсного излучения миллисекундаой длительности получена глубина зоны плавления в стали более 6 мм при энергии менее 2С Дж, что примерно в 3 раза превышает уровень, считавшийся предельным.

5. Экспериментально выявлено наличие экстремума функции h(ß) глубины проникновения фронта плавления от алертурного угла и установлено, что максимальное для и илли секундных импульсов значение глубины достигается при 2/?=75 мрад.

6. Экспериментально установлено, что предельное для миллисекундных импульсов лазерного излучения ближнего инфракрасного диапазона длин волн значение глубины проникновения фронта плавления при заданной энергии Е определяется отношением: h/Е = 0,4 мм/Дж.

7. Разработана физическая модель процесса глубокого плавления металлов импульсным лазерным, излучением мшшисекундного диапазона длительности.

8. Разработана методика определения кинетических характеристик процесса плавления и роста парогазового канаца при импульсном воздействии концентрированных потоков энергии на металлы и сплавы, претерпевающие фазовые превращения при нагреве и охлаждении.

9. Создана' экспериментальная импульсная лазерная установка, позволяющая реализовывать режимы глубокого плавления металлов и обеспечивающая изменение в широких пределах формы импульсов излучения при длительности до 20 мс и энергии до 40 Дж.

10. На основе выявленных физических механизмов глубокого плавления металлов импульсным лазерным излучением разработаны рекомендации по созданию импульсных лазерных технологических установок нового поколения с изменяемой формой импульсов для глубокой сварки и пробивки отверстий с высоким аспектным отношением.

Основное содержание диссертации отражено в следующих работах:

1. Ю.В.Афанасьев, П.П.Волосевич, И.И.Галигузова, А.П.Канавнн, С.В.Каюков, Е.И.Леванов, В.М.Якобовский. Оптимизация режима импульсной лазерной сварки.// В сб. Лазерная технология, 1988, Вильнюс, с. 106.

2. 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.l, p.183-186.

3. S.V.Kayukov, A.A.Gusev, I.G.Nesterov. The unthrough holes drilling with laser millisecond pulses.// Proc. Int. Conf. New advances in welding and allied processes, 1991, Beijing, China, v.l, p.187-191.

4. А.А.Гусев, С.В.Каюков, Г.П.Саяпин, Ю.М.Матвеев. Крепление защитных шайб подшипников импульсной лазерной сваркой.// Вестник машиностроения, 1991, №6, с.58-59.

5. С.В.Каюков, Т-К.Кобелева, С.Н.Рогачева, С.И.Яресько. Лазерная сварка контактов электрических соединений.// Сварочное производство, 1992, №7, с.5-7.

6. S.V.Kayukov, A.A.Gusev, I.G.Nesterov, V.A.Katulin, A.L.Petrov. New idvances in industry applications of YAG pulse lasers.// Proc.Int.Conf. Laser idvanced material processing, 1992, Nagaoka, Japan, p.993-998.

7. Ю.М.Матвеев, А.А.Гусев, С.В.Каюков, А.Л.Петров, Г.П.Саяпин. Тазерная сварка деталей подшипников из сталей 08кп и IHX15.// Сварочное фоизводство, 1994, №12, с. 13-16.

8. S.V.Kayukov, A.A.Gusev, A.L.Petrov, P.V.Musorin. Technological -roblems of pulse YAG lasers in industrial production lines.// Proc.Int.Congr. ASER'95, 1995, Meisenbach, Bamberg, p.328-329.

9. С.В.Каюков, А.А.Гусев. Динамические характеристики роста арогазового канала при плавлении металлов импульсным лазерным злучением миллисекундной длительности.// Квантовая электроника, 1995, 22, №8, с.811-815.

10. E.G.Zaichikov, A.A.Gusev, S.V.Kayukov, P.V.Musorin. Technologic problems of pulse YAG lasers Integration in manufacturing Sequences.// SPIE, 199 v.2713, p.215-218.

11. Yu.V.Afanasiev, V.A.Isakov, A.P.Kanavin, S.V.Kayuko I.N.Zavestovskaya, B.N.Chichkov. Deep melting of metals and alloys by las pulses.// Proc.Int.Conf. Laser interaction and related plasma phenomena, 199 Osaka, Japan, p. 1274.

12. С.В.Каюков, А.А.Гусев, И.Г.Несгеров, Е.Г.Зайчиков, АЛ.Петре Влияние формы импульсов лазерного излучения на геометрию ваш расплава.// Физ. и хим. обработки материалов, 1996, М4, с.36-42.

13. С.В.Каюков, А.А.Гусев. Влияние параметров лазерного пучка глубину и эффективность плавления металлов импульсным лазерш излучением.// Квантовая электроника, 1996, т.23, №8, с.711-714.

14,. S.V.Kayukov, A.A.Gusev. New abilities of pulse YAG lasers in weldinj Proc.Europ.Conf. ECLAT'96, 1996, Stuttgart, Germany, v.l, p.143-149.

15. S.V.Kayukov. Deep melting of metals by pulse laser radiation - n horizonz in laser welding technology.// Proc.Int.Symp. SOJOM'96, 19 Tiruchorappali, India, p.29-34.

16. С.В.Каюков, А.А.1"усев. Устойчивость расплава в парогазов канале при плавлении металлов импульсным лазерным излучение Квантовая электроника, 1996, т.23, №11, с.1025-1028.

17. С.В.Каюков, А.А.Гусев, Е.Г.Зайчиков, АЛ.Петров, Ю.В.Афанаа И.Н.Завестовская, А.П.Канавнн. Глубокое плавление металлов импульсн лазерным излучением миллисекундной длительности.// Изв.РАН, < физическая, 1997, №7, (в печати).

18. С.В.Каюков, А.А.Гусев, Г.В.Самарцев, А.П.Канавин. Спс импульсной лазерной сварки и установка для его реализации.// Гос. №96119448, приор. 27.09.1996.