張 虎，何建萍，林楊勝藍(lán)

上海工程技術(shù)大學(xué)材料工程學(xué)院，上海 201620

引 言

焊接電弧由于自身溫度較高，通常在3 000～30 000 K之間[1]，很難對焊接電弧的溫度進(jìn)行直接測量。隨著對電弧物理過程的深入研究，眾多學(xué)者認(rèn)識到，焊接電弧光譜可以反映出焊接過程中電弧溫度、電子密度等物理過程變化，因此，利用電弧光譜是對焊接電弧這一復(fù)雜的物理現(xiàn)象進(jìn)行檢測的關(guān)鍵手段[2-4]。

雖然現(xiàn)有的電弧光譜檢測可以研究電弧的溫度場，但是目前大多數(shù)有關(guān)研究通過光譜儀對電弧的光譜采集，只能采集到結(jié)構(gòu)電弧的二維光譜[5]，這種基于電弧的二維積分光譜的單純光譜儀的光譜采集，所得數(shù)據(jù)研究的電弧溫度場有一定的局限性。

本文研究基于自主研發(fā)的三維光譜檢測系統(tǒng)，可以采集到電弧三維空間內(nèi)任一點(diǎn)的光譜信息，由此得到的電弧溫度場，相對于現(xiàn)有技術(shù)通過二維光譜檢測所得到的電弧溫度場, 更能細(xì)致全面地反映三維結(jié)構(gòu)的電弧溫度場。因此基于電弧三維光譜檢測的電弧溫度場研究，對于更準(zhǔn)確地理解微束等離子弧焊電弧三維溫度分布具有重大意義。

1 微束等離子弧焊電弧三維光譜檢測干擾問題

現(xiàn)有的焊接電弧的光譜檢測系統(tǒng)是將電弧看作二維平面來進(jìn)行的二維光譜檢測，其原理如圖1(a)，電弧的光通過狹縫、再經(jīng)凸透鏡后，通過光纖傳導(dǎo)，到達(dá)光譜儀[6]。由此二維光譜檢測系統(tǒng)檢測電弧表面的光譜，由其光路傳播路徑可以看出，所檢測到的光譜是對電弧表面以平行光的方式進(jìn)行采集，檢測到的是沿平行光方向的電弧內(nèi)部各點(diǎn)匯總到電弧表面的總的光輻射信號，無法對電弧內(nèi)部點(diǎn)的光輻射信號進(jìn)行識別和采集。

本研究采用自主研發(fā)的三維光譜檢測系統(tǒng)，如圖1(b)所示，主要由光路系統(tǒng)、光纖、光譜儀、三維精密微動平臺組成，其關(guān)鍵在于共聚焦的光路系統(tǒng)。該光路系統(tǒng)的前端是兩個(gè)透鏡，前一透鏡使檢測位置聚焦到電弧空間的某一點(diǎn)進(jìn)行檢測，并轉(zhuǎn)變?yōu)槠叫泄猓?后一透鏡把平行光重新聚焦到光路系統(tǒng)后端石英片的針孔位置，然后通過光纖進(jìn)入光譜儀。結(jié)合三維精密微動平臺，研究采用的三維光譜檢測系統(tǒng)可對微束等離子弧焊三維電弧的電弧內(nèi)部中的任意一點(diǎn)光譜進(jìn)行檢測。

圖1 光譜檢測系統(tǒng)

理論上，通過圖1(b)所示的三維光譜檢測系統(tǒng)所檢測得到的電弧任意徑向端面的光譜圖應(yīng)該是軸對稱的圓形譜圖，但實(shí)際采集得到的電弧徑向端面光譜圖被拖長，如圖2(a)所示，電弧的光譜圖在y軸方向上被拉長，而并不是理想的圓形，這表明采集的數(shù)據(jù)具有一定誤差。其原因如圖2(b)，聚焦于電弧中的O點(diǎn)的光輻射強(qiáng)度檢測，受到了來自于沿光路深度方向前后范圍AOB和COD內(nèi)、并在O點(diǎn)附近各點(diǎn)的光輻射的干擾，造成由本研究自主研發(fā)的三維光譜檢測系統(tǒng)的電弧中任意三維空間點(diǎn)的光譜檢測具有一定的誤差，并使得電弧徑向端面光譜圖被拖長。

圖2 微束等離子弧焊電弧徑向端面的光輻射能量分布及其光譜檢測的光路示意圖

Fig.2LightradiationdistributionofarccrosssectioninMPAWaswellastheschematicdiagramofopticalpathforspectraldetection

(a)： Radial distribution of light radiation energy； (b)： Scheme of light path

2 微束等離子弧焊電弧三維光譜的抗干擾解耦算法

(1)

(2)

(3)

如圖3(a)所示，這種基于電弧觀察的二維光譜檢測的Abel逆變換得到電弧徑向光譜強(qiáng)度分布，雖然通過檢測二維平面(從觀察的角度所看到的電弧的二維平面)上A′點(diǎn)的光輻射強(qiáng)度I(y)，計(jì)算電弧相應(yīng)徑向端面在A′A線上各個(gè)點(diǎn)的光輻射信息，以得到電弧的軸對稱的三維光輻射強(qiáng)度分布，但這種基于從觀察角度的二維平面的電弧的二維光譜檢測的Abel逆變換所得到的電弧軸對稱的三維光譜輻射強(qiáng)度分布，在理論上具有一定的局限性： 將電弧看作為基于觀察角度的二維平面的A′點(diǎn)檢測的光輻射強(qiáng)度I(y)，并不能被簡單地理解為電弧中A′A線上各點(diǎn)發(fā)射系數(shù)ε(r)的積分值，因?yàn)檠谹′A線的電弧內(nèi)部某一點(diǎn)的光輻射在到達(dá)A′的傳播行程中，將遇到電弧等離子體的各微觀粒子，這些微觀粒子會影響到該點(diǎn)光輻射沿A′A方向的傳播； 更進(jìn)一步地，以Y軸對稱的點(diǎn)B′和B點(diǎn)的光輻射強(qiáng)度在檢測A′處的疊加效果是不同的，而式(1)中積分符號前的系數(shù)2的含義是B′點(diǎn)和B點(diǎn)的光輻射強(qiáng)度在檢測A′處的疊加效果是相同的。因此，對基于從觀察角度的二維平面的電弧的二維光譜檢測的Abel逆變換來計(jì)算電弧軸對稱的三維光譜輻射強(qiáng)度分布，在采用式(1)時(shí)誤差較大。

圖3 Abel逆變換示意圖

如果將檢測點(diǎn)移到圖3(a)中的Y軸上，如圖3(b)中的實(shí)圓點(diǎn)，那么以Y軸對稱的空心圓點(diǎn)B′點(diǎn)和B點(diǎn)的光輻射強(qiáng)度在某個(gè)檢測點(diǎn)A″處的疊加效果是相同的，只有三維光譜檢測系統(tǒng)才能將檢測點(diǎn)置于如圖3(b)的Y軸上。

由于受光路的干擾，通過自主研發(fā)的三維光譜檢測系統(tǒng)所獲得的電弧任意徑向端面的光譜圖有一定的誤差，研究將借鑒Abel逆變換，恢復(fù)所采集到的電弧徑向端面各點(diǎn)的光輻射發(fā)射系數(shù)，以此來進(jìn)行微束等離子弧焊電弧三維光譜的抗干擾解耦。此時(shí)，式(3)中的積分量I(y)指的是電弧徑向截面上通過電弧軸中心、且沿Y軸方向直徑上各點(diǎn)[如圖3(b)中的實(shí)圓點(diǎn)]的光輻射強(qiáng)度。

這種基于三維微束等離子弧焊電弧的三維光譜檢測、通過借鑒Abel逆變換思路、來進(jìn)行抗干擾解耦恢復(fù)發(fā)射系數(shù)的方法，其精確性在于： (1)采用電弧三維光譜檢測系統(tǒng)采集到的電弧空間各點(diǎn)的光輻射強(qiáng)度I(y)受到其他點(diǎn)的干擾較小，因此通過Abel逆變換恢復(fù)發(fā)射系數(shù)相對來說誤差較小； (2)聚焦到電弧空間中任意空間點(diǎn)的三維檢測，雖然由于光路干擾具有一定的誤差，但在一定程度上真實(shí)反映了電弧光輻射強(qiáng)度的分布規(guī)律； (3)基于與檢測方向垂直的徑向端面中心線[在圖3(b)的Y軸]上某一點(diǎn)[如圖3(b)中的某個(gè)實(shí)圓點(diǎn)A″]的光譜檢測I(y)，所需恢復(fù)的該徑向端面上沿X方向的A′A線上各點(diǎn)的光輻射強(qiáng)度，是以Y軸成鏡像對稱，該I(y)更符合式(1)積分計(jì)算的2倍關(guān)系。事實(shí)上，在該中心線上某一點(diǎn)檢測得到的I(y)，其疊加的沿X方向前后的光輻射強(qiáng)度也是以Y軸成鏡像對稱的。

3 微束等離子弧焊電弧三維光譜的抗干擾解耦

對采集到的微束等離子弧焊電弧(等離子氣流量為0.5 L·min-1、保護(hù)氣流量為3.5 L·min-1、焊炬的高度為2 mm、焊接電流為2 A)的徑向端面上各點(diǎn)的ArⅡ特征譜線(波長為771.308與856.221 nm)的光輻射強(qiáng)度進(jìn)行了抗干擾解耦。為了得到電弧的各徑向端面的相對發(fā)射系數(shù)分布，將由式(3)計(jì)算結(jié)果除以最大發(fā)射系數(shù)進(jìn)行歸一化處理。

本文抗干擾解耦了電弧5個(gè)徑向端面的光輻射強(qiáng)度分布： 靠近噴嘴位置的電弧徑向端面Z01，距噴嘴0.5，1和1.5 mm處的電弧徑向端面Z02，Z03和Z04，以及靠近工件位置的徑向端面Z05。

研究中發(fā)現(xiàn)，微束等離子弧焊電弧中的波長為771.308和856.221 nm的Ar Ⅱ特征譜線最為明顯，圖4為基于三維光譜檢測的電弧5個(gè)徑向端面的這兩個(gè)波長特征譜線的光輻射強(qiáng)度沿x方向分布的擬合曲線[圖4(a)]及其最大值分布，如圖4(c)所示； 進(jìn)一步抗干擾解耦的歸一化的相對發(fā)射系數(shù)如圖4(b)所示。

從圖4(a)中可以看出，從Z01到Z05的徑向端面，每一個(gè)徑向端面對應(yīng)于波長856.221和771.308 nm的光輻射強(qiáng)度分布趨勢一致，即光輻射強(qiáng)度在電弧軸中心處達(dá)到最大值，隨著離電弧軸中心距離的增加，強(qiáng)度逐漸降低。進(jìn)一步比較各徑向端面的最大光輻射強(qiáng)度發(fā)現(xiàn)，對應(yīng)于特征波長771.308 nm的最大光輻射強(qiáng)度從Z01到Z04端面依次降低，Z05端面的光輻射強(qiáng)度又增高； 對特征波長為856.221 nm的最大光輻射強(qiáng)度從Z01到Z03端面依次降低，而Z03到Z05端面最大光輻射強(qiáng)度又增高，如圖4(c)所示。該結(jié)果與王昂洋等[9]的微束等離子弧焊電弧的光輻射強(qiáng)度的軸向分布呈“雙峰”形特征的研究結(jié)果一致： 即靠近焊槍噴嘴的位置其光輻射強(qiáng)度最大，形成第一個(gè)“峰”，隨著中心軸上點(diǎn)的位置逐漸接近工件，光輻射強(qiáng)度逐漸降低，之后在靠近工件附近光輻射強(qiáng)度又逐漸上升到另一個(gè)最大值，形成第二個(gè)“峰”，呈現(xiàn)“雙峰狀”分布。其原因是： (1)微束等離子弧是一種轉(zhuǎn)移弧和非轉(zhuǎn)移弧混合的電弧，在靠近噴嘴口的地方，非轉(zhuǎn)移弧會被熱的等離子氣流帶出噴嘴，加強(qiáng)了噴嘴口處的轉(zhuǎn)移弧強(qiáng)度，造成噴嘴口的光輻射強(qiáng)度增強(qiáng)； (2)噴嘴由于冷卻水的強(qiáng)烈冷卻拘束，使得噴嘴口的電弧因拘束的加強(qiáng)而使光輻射強(qiáng)度得到了增強(qiáng)； (3)在靠近工件的地方，陽極斑點(diǎn)的存在以及大量電子碰撞工件產(chǎn)生的金屬蒸氣電離，都增強(qiáng)了陽極區(qū)附近的光輻射強(qiáng)度。

進(jìn)一步觀察圖4(a)可知，電弧的5個(gè)徑向端面的半徑從噴嘴向工件呈現(xiàn)出先減小后增大的變化規(guī)律，即從Z01到Z02端面電弧的半徑明顯減小，而Z02與Z03端面的電弧半徑基本相等，Z04和Z05端面半徑發(fā)生明顯的增大，并且明顯大于Z01端面，這表明，當(dāng)2 A的微束等離子弧焊電弧在焊炬高度為2 mm時(shí)，其形貌為底部呈蘑菇狀的準(zhǔn)柱形，這種形貌主要出現(xiàn)在相對于焊接電流來講比較短的電弧。

由圖4(b)可知，從噴嘴到工件的電弧半徑變化規(guī)律與圖4(a)的變化規(guī)律一致。與特征譜線(波長為771.308與856.221 nm)光輻射強(qiáng)度的變化趨勢[圖4(a)]不同的是： 相對發(fā)射系數(shù)[圖4(b)]的最大值不在電弧軸中心，而是出現(xiàn)在偏離電弧軸中心的位置，即出現(xiàn)離軸最大化現(xiàn)象，這種現(xiàn)象在TIG中的光譜檢測中也存在； 并且隨著電弧位置越靠近工件，偏離的程度越大。其原因在于： 過電弧軸中心處的檢測具有最大的干擾，這可由采集原理解釋。將電弧徑向端面近似為圓形，對電弧軸中心進(jìn)行光輻射強(qiáng)度采集時(shí)，采集的數(shù)據(jù)為通過該點(diǎn)垂直于鏡頭的方向上每一個(gè)點(diǎn)的疊加，離中心越遠(yuǎn)，疊加數(shù)據(jù)越少。因此，經(jīng)過Abel逆變換后，電弧軸中心點(diǎn)發(fā)射系數(shù)降低，而邊緣升高，因此造成恢復(fù)后的發(fā)射系數(shù)有誤差向中心集中的現(xiàn)象。

圖4 771.308和856.221 nm特征波長光輻射強(qiáng)度分布及抗干擾解耦的歸一化的相對發(fā)射系數(shù)

(a): 光輻射強(qiáng)度分布; (b): 歸一化的相對發(fā)射系數(shù)；(c): 光輻射強(qiáng)度最大值分布

Fig.4Lightradiationdistributionofarconcharacteristicwavelength771.308and856.221nmaswellasnormalizedvaluewithinterferencerésistancede-couplinginrelativeemissioncoefficient

(a): Distribution of light radiation intensity;(b): Normalized value in relative emission coefficient;(c): Distribution of maximum light radiation intensity

4 基于電弧三維光譜抗干擾解耦的電弧徑向溫度分布及其驗(yàn)證

在借鑒Abel逆變換進(jìn)行抗干擾解耦恢復(fù)相對發(fā)射系數(shù)的基礎(chǔ)上，通過計(jì)算電弧的電子密度可知，2 A微束等離子弧焊電弧被診斷為局部熱力學(xué)平衡狀態(tài)，可運(yùn)用相對譜線強(qiáng)度法[11-12][如式(4)所示]，得到其溫度分布。

(4)

在式(4)中，εν1和εν2為任意兩條譜線的發(fā)射系數(shù)，ν1和ν2為任意兩條譜線的輻射頻率，A1和A2為任意兩條譜線的躍遷幾率，g1和g2為兩條譜線的權(quán)重，(En1-En2)為任意兩條譜線的能級差，T為等離子體溫度，k表示波爾茲曼常數(shù)。

圖5所示為得到的2 A微束等離子弧焊電弧基于三維光譜檢測抗干擾解耦光輻射強(qiáng)度系數(shù)恢復(fù)的5個(gè)徑向端面溫度分布云圖。由圖5看到各徑向端面的溫度具有軸對稱分布。從溫度云圖可以看出，電弧5個(gè)徑向端面軸中心處的電弧溫度以及徑向端面半徑沿噴嘴到工件的變化趨勢也與圖4 得到的從Z01到Z05的徑向端面光輻射強(qiáng)度分布和徑向端面半徑的變化規(guī)律相一致。由圖5進(jìn)一步看到最高溫度達(dá)到6 000 K左右，這與微束等離子弧焊電弧的溫度在4 000～20 000 K之間一致。

上述電弧徑向溫度場是通過電弧光譜檢測得到的兩條特征譜線(波長為771.308和856.211 nm)的光譜圖進(jìn)行抗干擾解耦后由相對譜線強(qiáng)度法得到的，是對電弧溫度場的間接檢測。本研究進(jìn)一步將該檢測結(jié)果和混合型微束等離子弧焊電弧在相同條件下的溫度場數(shù)值模擬結(jié)果進(jìn)行了比較。如圖6所示為由本文研究間接測量得到的距噴嘴0.5 mm處電弧徑向端面溫度分布和同一端面溫度分布的數(shù)值模擬結(jié)果。通過歸一化溫度處理可以發(fā)現(xiàn)，數(shù)值模擬的電弧徑向溫度場與光譜檢測的電弧徑向溫度分布規(guī)律較吻合，如圖6(c)所示，最大誤差為0.03。

5 結(jié) 論

(1) 三維電弧光譜采集系統(tǒng)能夠采集到電弧三維空間內(nèi)各點(diǎn)的電弧光輻射強(qiáng)度，但是由于光路系統(tǒng)的局限性，導(dǎo)致電弧徑向端面光譜圖被拖長，并非理想的圓形。

(2) 借鑒Abel逆變換進(jìn)行抗干擾解耦得到了微束等離子弧焊電弧徑向端面上的各點(diǎn)發(fā)射系數(shù)，且歸一化處理的相對發(fā)射系數(shù)出現(xiàn)了一定的離軸最大化現(xiàn)象。

圖5 電弧5個(gè)徑向端面溫度分布云圖

圖6 2 A電流下距噴嘴0.5 mm處電弧徑向端面溫度分布

(3) 電弧徑向端面上在2個(gè)特征譜線(波長為856.221和771.308 nm)光輻射強(qiáng)度有在電弧軸中心處達(dá)到最大值的特征，該最大光輻射強(qiáng)度從噴嘴至工件呈現(xiàn)先減后增現(xiàn)象，電弧徑向半徑從噴嘴至工件則是先減小、再保持、然后增大，其形貌為底部呈蘑菇狀的準(zhǔn)柱形。

(4) 研究通過光譜間接檢測得到的2 A電弧的最高溫度在微束等離子弧焊電弧的溫度范圍內(nèi)，且在歸一化后與數(shù)值模擬的電弧徑向溫度場分布較吻合。