CO2激光光束在直流TIG電弧中傳輸形態研究

張寰臻，吳世凱，張 松，肖榮詩

（1.河北工程大學 理學院，河北 邯鄲 056038;2.北京工業大學國家產學研激光技術中心，北京 100022）

始于20世紀70年代末的激光電弧復合焊接，是一種先進的連接技術，它在改善橋接作用的同時，增加焊接的速度和熔深，降低了材料對激光的反射，使焊接過程更加穩定，兩種熱源均得到有效利用，與傳統的焊接方法對比有很大的工業加工優勢，目前已在造船、汽車及管道連接中得到很好的運用。在實際加工中，通過改變激光、電弧能量的比率，可實現從單純的激光焊到電弧焊的過渡，以適應不同的加工要求，此外激光器及電弧熱源的多樣性也拓寬了復合焊應用的對象和領域［1－2］。

盡管如此激光－電弧復合焊接自從提出以來直到上世紀九十年代才被關注，并在北美、日本、德國、英國等研究機構開展了應用性研究和工業化探索，成為國際焊接界關注的焦點。目前，國內的哈爾濱工業大學、清華大學、大連理工大學等研究機構針對該技術進行了一定的研究和規律的摸索，獲得了一定指導性的結論。這些研究主要集中在復合方式、熱源布置、電弧電流、激光功率、焊接速度、離焦量、激光與電弧作用距離等工藝參數對熔深、焊縫成形、過程穩定性及等離子體狀態的影響等方面［3－6］。

本文利用光束光斑質量診斷儀主要研究CO2激光與直流TIG電弧垂直相互作用時，電弧對光束傳輸形態的影響，并使用高速攝像儀在線檢測電弧形貌，對實驗結果給予理論分析。

1 實驗方法及條件

實驗采用Rofin DC035 Slab CO2激光器，光束模式為準TEM00模，經焦距f=300 mm的旋轉拋物反射聚焦鏡聚焦。聚焦激光束垂直作用于直流TIG電弧。弧焊電源為 Fronius TS5000數字焊機［7］。實驗布置如圖1所示。

電弧電極為鈰鎢極，陰、陽極直徑分別為2.5 mm、10 mm，電極間距為6 mm。電弧氣氛為 Ar氣，流量為15 L/min。Prometec UFF100光束光斑質量診斷儀布置于激光焦點后100 mm處。美國PHOTRON Fastcam 1024R2彩色高速攝像儀拍攝頻率1 000幀/秒，觀測位置垂直于激光－電弧所在平面。

2 實驗結果

2.1 光斑半徑的變化

圖2所示為激光功率500 W，不同電弧電流及相互作用位置時，光斑半徑變化率（R0/Ra，Ra為穿過電弧后光斑半徑，R0為原始光斑半徑）。作用位置為:激光0、+10 mm、－10 mm離焦量穿過電弧中間（本文定義激光先于入射電弧聚焦為正離焦）。從圖2可以看出，光斑大小受光束離焦量影響較大;0、+10 mm離焦量時，光斑均擴大;+10 mm離焦量比0離焦量時光斑擴大明顯，0離焦量時光斑變化率在1.05～1.15倍之間;－10 mm離焦量時光斑減小。

圖3所示為電弧電流100 A，激光功率500 W，0離焦量穿過電弧中間、距兩極分別0.5 mm位置處時光斑形態。從圖中可以明顯看出，當激光作用電弧中間及靠近陰極時，光斑擴大;作用電弧陽極附近時，光斑不再圓對稱，呈橢圓。

2.2 光束的傳輸方向

本文測量了激光功率500 W、0離焦量，穿過50 A電弧中間位置后的傳輸方向。將光束光斑診斷儀布置于電弧后方不同位置處，對比穿過電弧前后光斑在診斷儀窗口中的位置變化，從而獲得光束傳輸方向改變及偏轉角度。實驗結果如圖4、圖5所示，光斑在診斷儀窗口中縱向下移，對應于電弧軸向陰極方向。光束穿過電弧后，傳輸方向有向陰極的輕微偏折，計算偏折角度為0.8°。

3 分析與討論

等離子體是物質存在的第四態，由帶電粒子組成，對外呈電中性，具有集體效應。等離子體振蕩的特征頻率為

式中:ne—電子密度;ε0—真空介電常數。

圓頻率為ω的光束在等離子體中傳播時，色散關系滿足

從式（1）、式（2）可以看出，等離子體折射率n＜1，相對于大氣為光疏介質。激光從大氣中入射等離子體時，折射角大于入射角;等離子體的折射率與電子密度有關，電子密度越大，折射率越小，光束從低電子密度區向高電子密度區傳輸時，折射率不斷減小，折射角大于入射角。

圖6所示為高速攝像拍攝100 A電弧形貌，及不同離焦量時光束在電弧中傳輸形態原理圖。

電弧弧柱作為真正的等離子體，橫截面上中心電子密度高，邊緣電子密度低。光束在電弧中傳輸的前一半路程中，折射角總大于入射角;后半路程，入射角大于折射角。整個過程光束邊緣不斷偏離光束軸線而被擴束，即電弧等離子體的“負透鏡效應”［8－9］。

A.Poueyo － Verwaerde［10］推導了激光深熔焊中光致等離子體的電子密度梯度引起的折射率梯度變化，以及對光束的偏折

式中:Nec—ωpe=ω時的臨界電子密度，Nec=1019cm－3。

假設等離子體密度線性變化，光線在等離子體中傳輸引起的附加偏向角δ滿足

式中:L—傳輸長度;Ne—電子密度最大值;R—Ne減小到零對應的長度梯度。

由于電弧橫截面上電子密度中心對稱分布，光束邊緣線在電弧中傳輸一半路程近似為

式中:r—電弧半徑;i—光束在電弧表面的入射角。

傳輸一半路程對應的附加偏向角δ為

當光束離焦量為+10 mm時，出射光束的遠場發散角減小為

可見，光束被擴束，束腰變大，焦點下移，遠場發散角減小。由于實際測量位置為原始光束焦點以下100 mm處，因而測量的光斑比原始光斑半徑減小，如圖6（1）所示。當離焦量為0時，光束在電弧中要經歷聚焦，聚焦前發散角減小，聚焦后發散角增大，兩相抵消使得發散角變化不大。測量的光斑變大主要是擴束的結果，如圖6（2）所示。當離焦量為+10 mm時，遠場發散角增大為

光束的擴大以及遠場發散角的增大，使得測量的光斑比原始光斑增大，且比0離焦量時光斑增大明顯，如圖6（3）所示。

實驗中，在光束軸向與電弧軸向所成平面上，電弧形態近似于三棱鏡，如圖6中高速攝像圖像所示。對于普通石英三棱鏡，折射率n＞1，幾何光學規律下光束向棱鏡厚端偏折，且存在最小偏向角。當棱鏡的折射率n＜1時，光束穿過棱鏡后會向尖端偏折，且存在最大偏向角。光路傳輸如圖7所示，偏折角△滿足

式中:i1、i2—光線的入射角、出射角;α—棱鏡頂角。

由于該平面上電子密度關于電弧中心軸線對稱分布，越靠近中心軸，電子密度等高線所成頂角越小，因此，光束邊緣光線在電弧內部傳輸非直線，而是被不斷偏折，但不改變兩側邊緣線偏折的程度和方向。光束的雙曲線形態，使得靠近陽極邊緣線入射角度大，陰極一側邊緣線入射角度小。因此，陽極一側邊緣線比陰極一側邊緣線向尖端偏折角度大。作用結果使得出射光束向陰極偏移，且光斑直徑軸向擴大，故實驗觀測到0.8°的陰極偏向角。

當光束0離焦量作用電弧不同位置時，越靠近陽極，光束在電弧中的傳輸路徑越長，橫向及軸向的偏折效果越明顯。由光束的雙曲線形態可知，距束腰越遠，光束邊緣線的切線與光束軸線夾角越大，靠陽極一側邊緣線在電弧上入射角越大，另一側入射角越小，軸向的棱鏡偏折效果越明顯。而激光離焦量為0時，電弧橫截面上“負透鏡效應”對光束只存在擴束效果，對遠場發散角改變不大。于是，激光0離焦量作用電弧陽極附近時，光斑呈橢圓。

4 結論

1）激光穿過電弧后，“負透鏡效應”使得使得激光擴束，遠場發散角改變。－10 mm離焦量時光斑減小，0、+10 mm離焦量時光斑變大，且+10 mm離焦量時光斑擴大更明顯。

2）激光0離焦量作用電弧不同位置時，光斑擴大，且在作用電弧陽極附近時光斑變橢圓。

3）激光作用電弧后，傳輸方向改變，存在向陰極的偏折角，測量偏折角為0.8°。

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