周前紅 郭文康 李 輝

1)(北京應用物理與計算數(shù)學研究所，北京 100088)

2)(復旦大學現(xiàn)代物理研究所，上海 200433)

3)(中國科學技術大學熱科學和能源工程系，合肥 230027)

(2010年2月3日收到;2010年3月31日收到修改稿)

保護氣對切割弧特性影響的模擬研究

周前紅1)2?郭文康2)李 輝3)

1)(北京應用物理與計算數(shù)學研究所，北京 100088)

2)(復旦大學現(xiàn)代物理研究所，上海 200433)

3)(中國科學技術大學熱科學和能源工程系，合肥 230027)

(2010年2月3日收到;2010年3月31日收到修改稿)

通過比較兩種不同結構切割炬所產生的等離子體流場，發(fā)現(xiàn)保護氣對等離子體的溫度和速度分布影響很小.垂直保護氣在切割炬噴口形成阻礙作用，造成切割炬內的壓強有所升高，但是增加不大.兩種結構保護氣對切割弧的影響只是在炬噴口外的激波附近.加入保護氣后激波的強度會減弱.相對于沒有保護氣的情況，保護氣增加冷卻作用，弧電壓會略有升高.當改變保護氣的成分時，發(fā)現(xiàn)弧柱區(qū)的氧氣含量不受影響，所以保護氣成分的改變不會影響到弧電壓.計算發(fā)現(xiàn)軸線處氧氣和周圍氣體的混合很少，在噴口下游10 mm處，氧氣的摩爾分數(shù)仍在90%以上.

等離子體切割弧，保護氣，數(shù)值模擬

PACS:52.77.Fv，52.65.Ky，52.30.Cv

1.引 言

等離子體切割利用電弧的高能量熔化金屬，再利用等離子體射流的高動量將其吹走.早期的等離子體切割技術主要用于切割不銹鋼和鋁，氣體的成分主要是氮氣或者是氬氣和氫氣的混合氣.繼Gage［1］1955年申請了第一個等離子體切割專利之后，等離子體切割發(fā)展很快［2］.隨著與數(shù)控技術的結合，現(xiàn)在基本上滿足工業(yè)上切割不同金屬不同形狀的要求.

由于等離子體切割弧的高溫度、高速度、溫度和速度的空間梯度大以及切割等離子體射流的高可壓縮性(在切割炬的噴口外通常出現(xiàn)一系列激波)，所以研究等離子體切割弧的難度很大.澳大利亞的小組［3，4］最早用高清照相的方法對切割弧柱進行了觀測，他們第一次觀測到斜激波的存在.他們同時研究了切割電弧的伏安特性，以及其他參數(shù)隨著等離子體電流的變化.Pardo等［5］通過光譜診斷的方法再次證實了噴口外激波的存在.他們測量了電流強度為50，100和150 A空氣等離子體切割弧的溫度和電子密度分布.法國的小組［6—8］對60 A氧氣等離子體切割弧進行了更為詳細的測量.為了避免切割金屬液濺射對實驗裝置的破壞，他們使用一個旋轉的金屬環(huán)來代替實際切割中的工件.使用光譜診斷的方法給出了等離子體溫度、電子密度、壓強的軸向和徑向分布.通過比較氧氣和氮氣原子的線強度，得到了空氣與氧氣混合情況的信息.美國Minnesota大學和 Hypertherm公司合作對Hypertherm的HT2000系列氧等離子體切割炬進行了系統(tǒng)的研究［9，10］.他們測量了陰極燒蝕面積，給出了陰極弧根附著半徑的信息.在陰極燒蝕方面，Nemchinsky 和 Showalter［11］做了非常系統(tǒng)的研究，系統(tǒng)地比較了壓強、電流、開關電源次數(shù)、旋氣、陰極附近的流速方向對陰極燒蝕的影響.結果發(fā)現(xiàn)壓強增大、旋氣增加、開關次數(shù)增加都會大大加速陰極的燒損.Nemchinsky和 Showalter指出，影響燒損速率的不是從陰極濺射的原子或其他離子的多少(因為這些濺射中的很大一部分會返回陰極)，而是那些濺射后由于各種原因無法返回的部分.Peters等［12］與 Bini等［13］最近通過測量工件的切割質量研究了不同參數(shù)對切割的影響.

在理論方面，Ramakrishnan 和 Rogozinski等［3，4］最早進行切割弧的解析研究.考慮到氣體冷熱部分的性質差異，他們建立了“雙區(qū)”模型:中心的“熱區(qū)”電導率很高，電流幾乎都從這一個區(qū)域流過，而該區(qū)的密度很小，所以質量傳遞可以忽略不計;而外層的“冷區(qū)”，由于電導率很低，可以看成絕緣體，主要負責質量的輸送.這一模型雖然在早期給出一些重要的信息，但是過于簡單.隨著數(shù)值算法和計算機科學的發(fā)展，計算流體力學的方法被廣泛應用于切割炬的研究.Gonzalez-Aguilar等［14］首次用Patankar［15］提 出 的 SIMPLER 算 法 求 解 了 Navier-Stokes方程和電磁方程，給出了與實驗基本符合的等離子體溫度、速度、壓強分布.在他們的計算中，采用的是實心工件模型，這樣高速的等離子體射流就會被反射，從而可能會影響上游的等離子體流場的性質.法國的小組［6，7］使用了假想陽極模型，即在工件中間留一小孔(相當于切割過程中的割縫)讓等離子體通過.他們使用商業(yè)軟件FLUENT對切割弧進行了系統(tǒng)的模擬，在他們的計算中還考慮了湍流的影響，在計算輻射時使用了P1模型，與壓強成正比.2007年，Ghorui等［16］使用雙溫、化學非平衡模型對Hypertherm公司的HT2000進行模擬，使用k-ε模型考慮湍流效應，給出了切割炬內部等離子體溫度、速度、壓強、電勢、電流密度和不同種類的粒子密度分布.2008年，意大利的 Colombo小組［17］使用FLUENT程序模擬了不同型號的切割炬，比較了不同切割炬內部的流場信息.

可以發(fā)現(xiàn)，有關切割炬和電弧的模擬工作主要集中在最近十年.由于切割需要很高的能量密度和射流速度，使得切割熱等離子體比其他熱等離子體的徑向溫度梯度更大;且切割熱等離子體速度很大，表現(xiàn)為很強的可壓縮性(噴口外有強激波的存在).這些都決定了設計一個收斂的算法難度很大.文獻［6，7，14，17］中都是使用一個大氣壓下的物性參數(shù)，沒有考慮壓強的影響，僅將密度取為與壓強成正比.而在切割炬的模擬中，壓強的變化范圍非常大，在噴口外的膨脹區(qū)最低可達0.1個大氣壓，而弧室內部可以達到6個大氣壓或者更高.因此模擬時，要考慮壓強變化對物性參數(shù)的影響.在我們以往的工作中，通過和實驗數(shù)據(jù)比較驗證了我們的模型［18］，比較了不同湍流模型對計算結果的影響.我們也系統(tǒng)地比較了各種參數(shù)(切割炬口徑、進氣量、噴嘴小孔長度等)［19］、旋轉進氣［20］以及雙進氣［21］對切割弧特性的影響.

在實際的等離子體切割過程中，總是使用保護氣或二次進氣來提高切割的質量，保護切割炬的噴口免受金屬濺射的損傷［2，10，12］.特別是在使用等離子體切割弧打孔的過程中，使用保護氣可以很好地保護噴口.近十年多的文獻中大多沒有考慮保護氣的 影 響［3—8，11，14，16］. 從 目 前 的 文 獻 來 看，Colombo等［17］在模擬中考慮了保護氣的影響，指出在保護氣中加入和等離子體氣相反方向的旋氣，就可以大大減小等離子體射流中的旋氣分量.Peters等［12］通過比較兩種不同的保護氣:一種是保護氣出口方向垂直于射流方向(在下文中簡稱垂直保護氣)，另一種是保護氣出口方向和射流方向同向，都沿軸向(在下文中簡稱共軸保護氣)，如圖1所示.

圖1 兩種不同保護氣裝置的結構圖 (a)垂直保護氣，(b)共軸保護氣

在文獻［12］中，使用的等離子體氣體為39 slm(標準升每分鐘)的氧氣，而保護氣為130 slm的氮氣.在 Peters等［10］2007年的文章中，為了光譜分析的方便，使用的保護氣為130 slm的氧氣.在實際的切割中，Hypertherm公司的 HT2000型號及其系列的切割炬一般使用空氣作為保護氣.為了比較不同保護氣組分對切割弧的影響，本文將在兩種幾何結構中分別使用130 slm的氧氣、氮氣、空氣作為保護氣，在空氣的切割環(huán)境中比較各切割弧的不同.

2.物理模型

2.1.基本假定

為減少數(shù)值模擬工作的難度，考慮到切割炬幾何結構的軸對稱性，在本文中使用如下假定:電弧等離子體可以看做準平衡的連續(xù)介質，流動和傳熱用Navier-Stokes方程描述;電弧等離子體為定常流動，給定點的等離子體狀態(tài)由溫度和壓力值來確定;等離子體為二維軸對稱、帶旋轉的流動;不考慮電極鞘層的影響;重力可忽略不計.用凈輻射系數(shù)(NEC)計算輻射的能量損失，一個大氣壓下的凈輻射系數(shù)由文獻［22］得到，其他壓強下的凈輻射系數(shù)通過乘以p/patm得到，Patm為標準大氣壓.

等離子體的各種屬性，即其密度、定壓比熱、黏性系數(shù)、熱導率、電導率等物性參數(shù)都是溫度和壓強的函數(shù).在本文中使用的氧氣，氮氣和空氣等離子體的物性參數(shù)來源于 Murphy［23，24］的結果.由于直接從文獻圖中讀數(shù)據(jù)，也會使輸運系數(shù)的可信性大大降低.因此，本文使用的輸運系數(shù)直接由Murphy教授提供，壓強分別為 0.1，0.2，0.5，0.8，1，2，5，8，10 atm(1 atm=1.01325×105Pa);溫度從300 K到30000 K(間隔為100 K).在其他壓強和溫度下的輸運系數(shù)和密度由雙線性差值得到.

在本文中為了和文獻［12］保持一致，等離子體氣使用氧氣，而保護氣使用氮氣或空氣.混合氣體的密度通過體積權重平均得到［25］，定壓熱容量通過質量平均得到，輸運系數(shù)(黏滯系數(shù)、熱導率、電導率等)通過摩爾平均得到.質量擴散系數(shù)由Murphy 教授提供［23，24］.

2.2.控制方程

基于上面的假定，電弧熱等離子體在柱坐標系下的控制方程可以寫成如下的對流-擴散形式［15］:

其中，ρ表示等離子體質量密度，v是速度，其軸向分量為 vz，徑向分量為 vr，切向分量為 vθ，守恒量 φ;廣義擴散系數(shù)Γφ以及廣義源項 Sφ的具體表達式見表1.

表1 控制方程各量的具體表達式

在表1中，h表示等離子體焓值，p為靜壓強，V表示電勢，εN為凈輻射系數(shù).Cp是定壓熱容量，σ為電導率，kB為玻耳茲曼常數(shù).mO2為氧等離子體的質量分數(shù)，jr和jz分別表示電流密度的徑向和軸向分量.可由電勢梯度求出，有

Az和Ar是矢勢的軸向和徑向分量，切向磁感應強度Bθ可由矢勢求出，有

有效黏滯系數(shù)為

有效熱導率為

有效擴散系數(shù)De為

其中，μ為等離子體分子黏性系數(shù)，k為等離子體分子熱導率，D為分子擴散系數(shù).而μt為湍流引起的黏性系數(shù)，σk為湍流Prandtl數(shù).本文使用考慮低雷諾數(shù)的重整化群 k-ε 模型考慮湍流［25，26］，有關各種湍流模型的控制方程可見文獻［27—34］或我們以前的文章［18］.

2.3.計算域和邊界條件

圖2和圖3為切割炬軸線剖面的一半，本文中兩個切割炬的幾何結構取自文獻［12］，工件都取在保護氣出口下游15 mm處.兩種炬的弧室和內部結構是完全相同的，主要的差別就是在保護氣與等離子體的作用方向上.如圖2和圖3所示，O ABCD為陰極，MNOPQRS為噴嘴電極部分.HIJKL為保護氣的外壁，它和噴嘴之間是完全絕緣的.AS是等離子體氣體進氣口，而 ML為保護氣的進氣口.0A，AS，SM，ML，CD 的尺寸分別為 5，3.5，1.5，1，3 mm.噴嘴出口和保護氣出口的半徑分別為1 mm和2 mm.共軸保護氣的噴嘴長度為4.8 mm，長于垂直保護氣的噴嘴(2.8 mm).FG為切割的工件，而EF是2 mm的假想陽極(割縫).經(jīng)過網(wǎng)格獨立性檢驗以后，在計算區(qū)域內取了兩萬多個節(jié)點，整個計算域都使用四邊形網(wǎng)格.徑向上，在軸線和壁面邊界處取得稍密一點(步長為0.017 mm);軸向上，靠近陰極附近的步長取為0.03 mm，為了很好地俘獲到激波，在噴口附近步長取為0.08 mm，其他處的步長取為0.14 mm.邊界條件如表2所示.矢勢邊界條件的選取雖然在數(shù)學上并不是完全嚴格的，但并不違背安培定律，這種矢勢邊界在熱等離子體模擬中被廣泛采用［6，7］.本文中的電流強度都取為 200 A，陰極表面的弧根半徑為0.9mm［9］，我們將陰極表面的電流密度jc取為拋物形分布，有

圖2 垂直保護氣結構的計算區(qū)域

圖3 同軸保護氣結構的計算區(qū)域

其中 b=1.23×106，從而滿足弧根的半徑為 0.9 mm;jmax是電流在r=0的值，為了滿足總電流為200 A，在這里取為1.6×108A/m2.

表2 邊界條件

3.計算結果與討論

在模擬中，我們比較了不同保護氣成分(氧氣、氮氣、空氣)對切割弧特性的影響.圖4給出不同結構炬和保護氣分別為氮氣和空氣時的軸線速度分布比較，可以看出保護氣成分對速度分布的影響很小.我們也比較了溫度場，從計算的結果來看，在軸線附近，氧氣和空氣或氮氣的混合很少，所以得到的氧氣保護氣、空氣保護氣和氮氣保護氣的溫度場及速度場區(qū)別很小.所以在這里不給出氧氣和空氣保護氣在軸線上和整個計算域的速度、溫度分布.為了和文獻［12］保持一致，我們重點討論氮氣保護氣的結果，在不特別說明時，所用到的保護氣都是氮氣.在后面也會比較一些不同保護氣的結果.

圖4 不同結構炬和保護氣分別為氮氣和空氣時的軸線速度分布比較 虛線 L1，L2，L3分別表示噴嘴入口、垂直保護氣噴嘴出口、共軸保護氣噴嘴出口;曲線a為空氣共軸保護氣，b為氮氣共軸保護氣，c為空氣垂直保護氣，d為氮氣垂直保護氣

圖5和6給出了垂直保護氣和共軸保護氣的溫度分布.與自由弧或者噴涂炬的等離子體溫度場不同［34，35］，在軸線方向切割弧溫度變化趨勢如下:在陰極附近急劇升高，然后下降;在進入噴嘴小孔之前由于電弧的收縮，溫度又會急劇升高，在進入噴嘴小孔之后溫度達到最大值;進入噴嘴小孔之后，由于壁壓縮作用，中心的電流密度大，歐姆加熱強，所以等離子體一直維持一個很高的溫度;在射流部分，等離子體在噴口外有個明顯的膨脹，同時等離子體的內能轉化為動能，所以等離子體溫度在噴口外有很明顯的下降;但是在經(jīng)歷激波之后，等離子體的動能又會迅速轉化為內能，此時等離子體溫度有快速的上升;在此之后，等離子體溫度在不斷降低.從圖5可以看出，保護氣對切割炬內部的溫度場幾乎沒有影響，但在等離子體射流區(qū)，保護氣會減小激波的強度，并使激波的位置向下游移動.而對于共軸保護氣的情況，如圖6所示，除了在噴口外激波位置附近，保護氣會對溫度場有很小的影響外，在其他地方，加入保護氣后溫度場幾乎沒有變化.和垂直保護氣不同，共軸保護氣會使激波的位置向上游移動.圖7給出了兩種幾何結構下加入保護氣和不加保護氣溫度沿軸線上的變化，并與文獻［12］中的實驗數(shù)據(jù)進行了比較.從圖7還可以發(fā)現(xiàn)，在切割炬出口之前，保護氣對炬中軸線上溫度幾乎沒有影響.在垂直保護氣時，可以分辨出溫度比不加保護氣時稍低，這是因為炬中的壓強稍高，從而引起輻射能量損失的增加.從圖7可以發(fā)現(xiàn)，在兩種結構下，計算所得軸線上的溫度變化趨勢都和實驗值一致.從計算和實驗的結果可以看出，由于共軸保護氣的噴嘴小孔長度比垂直保護氣長2 mm，所以前者的激波更強，噴口外的溫度變化更劇烈.

圖5 垂直保護氣(下半部)與沒有保護氣(上半部)時的溫度場比較 (單位為K)

圖6 共軸保護氣(下半部)與沒有保護氣(上半部)時的溫度場比較 (單位為K)

圖7 不同結構的軸線溫度分布 其中垂直保護氣前四個點和共軸保護氣的前十個點的實驗值是在去除保護氣結構的情況下得到的.虛線L1，L2，L3分別表示噴嘴入口、垂直保護氣噴嘴出口、共軸保護氣噴嘴出口;曲線a為共軸無保護氣，b為氮氣共軸保護氣，c為垂直無保護氣，d為氮氣垂直保護氣，e為氮氣共軸保護氣實驗結果，f為氮氣垂直保護氣實驗結果

圖8 垂直保護氣(下半部)與沒有保護氣(上半部)時的速度場比較 (單位為m/s)

圖9 不同結構的軸線速度分布 虛線L1，L2，L3分別表示噴嘴入口、垂直保護氣噴嘴出口、共軸保護氣噴嘴出口;曲線 a為共軸無保護氣，b為氮氣共軸保護氣，c為垂直無保護氣，d為氮氣垂直保護氣

圖8給出了垂直保護氣的速度場分布，切割炬中的速度變化趨勢也和噴涂炬有很大不同.在噴涂炬中(Lava形噴口除外)，等離子體的速度一般是先增加，而后會緩慢減小;而在等離子體切割炬中，等離子體在炬內一直加速.等離子體在到達切割炬噴口時壓強遠大于環(huán)境壓強，故離開噴口后急劇膨脹，成為超音速射流;在過膨脹之后會形成壓縮的激波.在此，等離子體動能轉化為內能，速度急劇下降.為了達到和環(huán)境壓力一致，等離子體可能多次經(jīng)歷這種周期性的膨脹波——壓縮波.對于圖8上半部(沒有保護氣)，由于環(huán)境壓力為一個大氣壓，等離子體在切割炬出口外很快膨脹;而對于下半部，由于受到垂直保護氣的擠壓作用，等離子體在切割炬的出口外不能很快膨脹，所以等離子體的加速度變小，所能達到的最大速度也會減小.從圖9更能清楚地看出等離子體在噴口外的加速過程.可以發(fā)現(xiàn)，對于垂直保護氣的情況，出口外速度對軸線的斜率明顯低于沒有保護氣的情況.而從圖10可以發(fā)現(xiàn)，垂直保護氣時出口外的軸向壓力梯度要比沒有保護氣時小得多.而且由于噴口外保護氣的速度方向垂直于噴口，必將在噴口處對等離子體射流造成阻塞作用，這就導致了有保護氣時噴口的壓力增加，從而導致上游(即等離子體切割炬內部)的壓力增加.對于共軸保護氣的情況，由于保護氣的速度方向和射流方向相同，在噴口附近并不與等離子體射流發(fā)生很強烈的相互擠壓，所以在噴口處及其上游(切割炬內部)的壓力不會因為增加保護氣而變化，如圖10所示.但在噴口下游，由于共軸保護罩比切割炬的噴嘴長5mm，所以保護氣會和等離子體射流“爭奪”保護罩內的通道，從而減小等離子體射流在切割炬噴口下游(仍在保護罩內)的膨脹.從圖10可以看出，有保護氣時，等離子體射流的最大速度減小大約1000 m/s.從圖11中可以發(fā)現(xiàn)，共軸保護氣會減小激波的強度，而沒有保護氣時(上半部)，由于強激波的阻礙作用，在激波之后，速度的最大值是偏離軸線的.

圖10 不同結構的軸線壓力分布 虛線L1，L2，L3分別表示噴嘴入口、垂直保護氣噴嘴出口、共軸保護氣噴嘴出口;曲線 a為共軸無保護氣，b為氮氣共軸保護氣，c為垂直無保護氣，d為氮氣垂直保護氣

圖11 共軸保護氣(下半部)與沒有保護氣(上半部)時的溫度場比較 (單位為K)

圖12和圖13中給出了兩種結構的切割炬中，不同保護氣成分時的氧氣摩爾分數(shù)分布.從圖中可以看出，氧氣和周圍的氣體混合得很少.在整個計算區(qū)域，不論保護氣為何種成分，軸線上氧氣的摩爾分數(shù)始終在90%以上.在等離子體高溫弧柱區(qū)基本都還是氧氣，所以計算所得的弧電壓值也基本上沒有變化.我們的結果和 Freton等［7］的模擬結果差別很大.Freton等在模擬氧氣與周圍空氣混合時，結果為在噴口下游5 mm處，氧氣的摩爾分數(shù)下降到90%，在噴口下游10 mm處下降到75%.但是他們同一篇文章的實驗結果卻是在噴口下游11.4 mm處軸線處的氧氣摩爾分數(shù)在95%以上.因此，雖然和他們的計算結果有很大差別，但是我們的計算結果和他們的實驗結果符合得很好.經(jīng)過分析后發(fā)現(xiàn)，F(xiàn)reton等的結果和實驗差別較大的主要原因是他們選擇的湍流模型，在他們的文章中使用了簡單的零方程模型，這樣就有可能夸大了湍流的效應，增加了空氣和氧氣的混合.我們也嘗試過不同的湍流模型，計算中發(fā)現(xiàn)，由于有效擴散系數(shù)中湍流的效應很大，所以選擇不同的湍流模型，氧氣的摩爾分數(shù)會有很大的不同.如果選擇標準k-ε模型，氧氣的摩爾分數(shù)沿著軸線下降得就會很快.

圖12 垂直保護氣為氧氣(上半部)和氮氣(下半部)的氧氣摩爾分數(shù)分布比較

圖13 共軸保護氣為氧氣(上半部)和氮氣(下半部)的氧氣摩爾分數(shù)分布比較

圖14給出了兩種切割炬在切割位置處(垂直保護氣推薦的切割位置在保護罩出口下游4 mm處，而共軸保護氣時在保護罩出口下游3 mm處)的溫度徑向分布.從圖中可以看出，垂直保護氣所得到的溫度最大值稍大，溫度徑向梯度稍大.從兩幅圖中還可以看出，兩種結構中加入保護氣后，由于氣流量加大，冷卻作用增加，導致半徑大于0.6 mm的弧柱邊界附近溫度降低.

圖14 切割位置所在處的溫度徑向分布圖 曲線a為共軸無保護氣，b為氮氣共軸保護氣，c為垂直無保護氣，d為氮氣垂直保護氣

圖15所示為切割位置處的速度分布.可以發(fā)現(xiàn)，兩種結構切割炬使用保護氣之后軸線處的速度都有所降低.特別是對于同軸保護氣的情況，由于強激波的阻礙作用，可以發(fā)現(xiàn)軸線處的速度明顯為一個極小值.可以看出，在離開軸線附近0.5 mm外的地方，兩種結構的切割炬得到的速度分布基本相同，而且受保護氣的影響也非常小.

圖15 切割位置處的速度徑向分布圖 曲線a為共軸無保護氣，b為氮氣共軸保護氣，c為垂直無保護氣，d為氮氣垂直保護氣

圖16給出了兩種結構下切割位置處的氧氣摩爾分數(shù)分布.從圖中可以看出，在各種情況下，在半徑小于0.6 mm的區(qū)域，氧氣基本上沒有和保護氣發(fā)生混合.當半徑大于0.6 mm時，對于保護氣為空氣和氮氣的情況，氧氣的摩爾分數(shù)很快下降.垂直保護氣的氧氣摩爾分數(shù)在小半徑時下降得慢，但是在大于1.2 mm時比共軸保護氣下降的速度更快.這有兩個方面的原因:一是因為共軸保護罩的出口離炬的出口距離比垂直保護罩的相應的距離長3 mm，所以保護氣與射流混合得更充分，因此在靠近軸線處氧氣摩爾分數(shù)小;二是因為垂直保護氣的保護罩出口半徑比共軸保護氣的小，所以保護氣和射流的相互作用更劇烈，因而在1.2 mm附近，氧氣的摩爾分數(shù)急劇下降.在實際切割時，割縫的半徑一般為噴嘴小孔半徑的1.5倍，所以與割縫接觸的氧氣量受保護氣的影響很大.

圖16 切割位置處的氧氣摩爾分數(shù)徑向分布圖 曲線a為空氣共軸保護氣，b為氮氣共軸保護氣，c為空氣垂直保護氣，d為氮氣垂直保護氣

表3 兩種結構切割炬在不同保護氣成分時的電壓值比較

表3為兩種結構切割炬在不同保護氣成分時的電壓值.可以看出，由于保護氣成分對大于20000 K的高溫區(qū)氧氣摩爾分數(shù)幾乎沒有影響，而低于20000 K時氧氣和氮氣的電導率十分接近.所以當保護氣成分發(fā)生改變時，電壓并不發(fā)生變化.由于保護氣對電弧邊界的冷卻作用，可以發(fā)現(xiàn)加入保護氣后，兩種結構的切割弧電壓都升高了大約8 V.

圖17給出了兩種結構切割炬中，保護氣旋轉方向對切割位置速度切向分量的影響.可以看出，反向旋轉的保護氣會減小割縫半徑(1.5 mm)處的速度切向分量，但是并沒有得到文獻［21］中的結果.在文獻［21］中，Colombo等的結果顯示，在保護氣中引入反向的旋氣之后，在整個保護氣出口下游，速度的切向分量都有很大減小.由于缺乏實驗數(shù)據(jù)的比較，我們還無法證實這兩個結果之間哪個更好.但是我們發(fā)現(xiàn)，導致這個差異的原因應該是湍流模型的不同.Colombo等使用重整化群k-ε模型，該模型會造成激波之后溫度和速度的迅速衰減.這種模型可能會夸大湍流的效應，所以夸大了保護氣與等離子體射流的相互作用.另外還需要指出的是，在實際的切割中，保護氣的旋轉方向一般都是和等離子體旋轉方向同向［12］.

圖17 保護氣旋轉分量對切割位置處旋轉分量的影響 曲線a為垂直保護氣無旋轉分量，曲線b為垂直保護氣旋轉分量與等離子體氣旋轉方向相反，曲線c為共軸保護氣無旋轉分量，曲線d為共軸保護氣旋轉分量與等離子體氣相反

4.結 論

系統(tǒng)地比較了兩種不同結構切割炬所產生的等離子體流場.可以發(fā)現(xiàn)保護氣對等離子體的溫度和速度分布影響很小.垂直保護氣會在切割炬噴口形成阻礙作用，造成切割炬內的壓強有所升高，但是增加不大.兩種結構保護氣對切割弧的影響只是在炬噴口外的激波位置附近.加入保護氣后激波的強度會減弱.

加入保護氣后，相對于沒加保護氣的情況，由于氣流量大導致冷卻作用加大，弧電壓會略有升高.當改變保護氣的成分時，發(fā)現(xiàn)弧柱中心區(qū)的氧氣含量不受影響，所以保護氣的改變不會影響到弧電壓.本文的計算結果發(fā)現(xiàn)軸線處氧氣和周圍氣體的混合很少，在離噴口下游10 mm處，氧氣的摩爾分數(shù)仍在 90% 以上.這雖然和 Freton等［6］和Colombo等［17］的模擬結果相差很大，但是卻和他們的實驗值十分相近.

感謝澳大利亞聯(lián)邦科學與工業(yè)研究組織(CSIRO)的A.B.Murphy教授提供的氧氣、氮氣和空氣等離子體熱力學屬性和輸運系數(shù)數(shù)據(jù).

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［2］Nemchinsky V A，Severance W S 2006J.Phys.D:Appl.Phys.39 423

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PACS:52.77.Fv，52.65.Ky，52.30.Cv

Numerical simulation on the effect of shielding gas on the p lasma cutting arc

Zhou Qian-Hong1)?Guo Wen-Kang2)Li Hui3)
1)(Institute of Applied Physics and Computational Mathematics，Beijing 100088，China)
2)(Institute of Modern Physics，F(xiàn)udan University，Shanghai 200433，China)
3)(Department of Thermal Science and Energy Engineering，University of Science and Technology of China，Hefei 230027，China)
(Received 3 February 2010;revised manuscript received 31 March 2010)

By comparing two diffierent torch geometries，it was found that the shielding flow has no significant effect on plasma velocity and temperature，except in the shock wave region.The shielding flow decreases the shock wave，and increases the arc voltage due to cooling.In the impinging geometry，shielding flow will crash the plasma jet after the nozzle exit and slightly increase the pressure in the torch.It was also shown that the component of shielding gas has no significant effect on p lasma cuttingarc.The mole fraction of oxygen decreases very slow ly along the axis and is still more than 90%at 10 mm downstream the nozzle exit.

plasma cutting arc，shielding gas，numerical simulation