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激光的时间和光谱轮廓对钛焊接质量的影响有哪些?

作者:东莞市大为工业科技有限公司 浏览: 发表时间:2021-10-11 15:42:14



激光时间上和光谱轮廓对钛焊接的表面质量的影响利用高速摄影和光发射光谱进行进行了研究。时间和光谱轮廓对羽动力学的作用进行了研究。由于激光脉冲在羽化时的中性钛原子的吸收而在焊接表面周围形成黑色。通过再吸收而实现焊接表面的清洁。

全文摘要:在氩气环境下,利用大气压下的高速成像和光学发射光谱技术,研究了具有不同光谱和时间分布的激光与钛的相互作用对焊缝表面质量的影响。羽流的高速成像显示,羽流是在激光脉冲作用下产生的。当激光的光谱分布与大量中性钛原子跃迁(Ti I)重叠时,由于羽流中中性钛原子的存在增加了激光脉冲的重吸收速率,因此观察到羽流尺寸和膨胀率的减小。

由于纳米颗粒的沉积,在钛表面上观察到的激光点周围的暗度随着羽流的尺寸和膨胀率的减小而增加,这表明激光脉冲的重吸收是表面变暗的主要原因。由一束激光产生的部分羽流明亮的外观,而另一束激光的光谱分布覆盖了许多Ti I跃迁,这证实了重吸收过程。对于不与任何Ti I跃迁重叠的具有定制光谱分布的激光器,观察到激光光斑周围表面的清洁外观以及羽流尺寸和膨胀率的增强。如果激光光谱分布不与许多Ti I跃迁重叠,特别是与那些较低能级的能量小于3 eV的跃迁重叠,则时间分布的调制可以适度提高羽流膨胀率并减少激光光斑周围的暗度。





1. 引言

钛及其合金由于具有高强度、低密度、高断裂韧性、疲劳强度和抗裂纹扩展能力、优越的生物相容性、高温机械性能和优异的耐腐蚀性,已广泛应用于航空、汽车、航空航天、生物医学、造船、石化、核能和发电行业。随着钛及其合金在各个行业不同应用的进步,开发了多种焊接技术,如钨极惰性气体(TIG)焊接、激光焊接、激光混合焊接、电子束焊接、摩擦焊接等。在上述技术中,激光焊接因其能量集中度高、易于实现自动化、加工速度快、精度高、焊接质量高、熔合区和热影响区最窄、效率高和良好的灵活性而备受关注。在金属的激光焊接过程中,高功率激光束聚焦在金属件上进行连接,导致熔化、蒸发和再凝固。采用了许多不同类型的激光器,如CO2、Nd:YAG、二极管、盘式激光器和光纤激光器已被用作热源,以实现钛及其合金的高质量焊接。


目前,光纤激光焊接由于其高功率、低光束发散、灵活的光束传输、低维护成本、高效率和紧凑的尺寸,成为了一种有前途的不同金属件连接技术而受到广泛欢迎。Auwal等人比较讨论了使用不同激光系统获得的钛合金激光焊接的结果,并报告说激光加工参数对接头的微观结构和性能有很大影响。因此,优化了不同的工艺参数以实现更好的焊接质量。激光功率和焊接速度对焊接质量的影响已得到广泛研究。


Cao等人使用Nd:YAG激光器对退火Ti-6Al-4V合金板材进行了焊接,并研究了焊接速度对表面形态和形状、焊接缺陷、微观结构、硬度和拉伸性能的影响。他们还观察到所有接头的焊缝表面均呈现接近母材自然颜色的银色外观,并将其归因于氩气对激光相互作用区的良好屏蔽。Li等人报道了在商业纯钛薄板的激光焊接过程中,氩气保护气体中的氧污染对焊缝表面颜色和微观结构的影响。他们发现,氩气保护气体中氧含量的增加导致焊缝表面颜色从银色变为稻草色/深稻草色、紫色和蓝色,具体取决于氧气含量。Ahn等人使用光纤激光器对Ti-6Al-4V薄板进行了焊接,并研究确定焊接参数的影响,包括激光功率、焊接速度和光束焦点位置对焊接微观结构、焊道轮廓和焊接质量的影响。他们已经表明,焊缝顶部和底部的宽度随着光束焦点位置的增加和减少而增大,也随着激光功率的增加和焊接速度的降低而增大。此外,在非常高的焊接速度下,他们观察到底部表面有飞溅。Kaplan等人在激光焊接过程中,由于飞溅物的产生,在沿焊道的工件表面检测到再凝固熔体的小颗粒。

Akman等人研究了激光输出参数如脉冲能量和持续时间对Ti-6Al-4V合金焊接质量的影响。他们在较高的激光峰值功率下观察到材料表面上形成坑洼,因此在固定激光峰值功率下增加脉冲持续时间以增加穿透深度来避免坑洼。虽然已经研究了激光峰值功率、脉冲持续时间、焊接速度、相互作用区的屏蔽、激光束焦点位置、氩保护气体中的氧污染等不同工艺条件对焊接质量的影响,但激光的时间和光谱分布的影响尚未详细研究。


在本文的研究中,我们通过高速成像(HSI)和光学发射光谱(OES)喷射羽流的原位表征,比较研究了具有不同光谱和时间分布的四种不同激光器的相互作用对钛表面质量的影响。


2. 实验细节

本研究中用于与钛板(1级)相互作用的激光器及其中心波长和制造商列于表1中,分别命名为Nd:YAG、IPG1064、IPG1070和IPG1083。激光的时间分布由快速光电探测器和数字化示波器确定。使用光谱仪测量激光的光谱分布。激光器的峰值功率保持足够高,以满足激光焊接工艺条件的要求。使用Precitec YW30焊接头将激光束聚焦到钛板上,钛板垂直于激光束放置,并放置在氩气环境中大气压力下包含38个观察口的模拟室中。通过使用电荷耦合器件(CCD)相机光束分析仪确定不同激光束的焦斑直径在620和635μm之间。所有激光器都具有礼帽光束形状。激光器的峰值功率是变化的,而每个激光器的脉冲持续时间恒定在1.5ms。HSI和OES通过模拟室的观察口研究了由于激光与钛板的相互作用而以等离子体/热蒸汽形式喷出的羽流。HSI和OES实验装置的示意图如图1所示。

HSI实验是通过使用带有Carl Zeiss MakroPlanar 2/100 ZF.2镜头的Videal Motion Pro Y4高速相机进行的。高速图像是在相对于激光束轴线成90°角的条件下获得的,曝光时间为800ns,f/8光圈,帧速率为25kHz。使用安装有Zeiss 100摄影物镜的快速成像相机A4S3 mono(Videal AG)记录喷射羽流的彩色图像。

OES实验是通过使用收集光学器件、光纤跳线和高分辨率光谱仪进行的。获取激光发射光谱的积分时间一直变化到激光脉冲结束,即1.5ms。通过使用配备ProgResC14 摄像头(Jenoptik)的Axioplan(Zeiss)光学显微镜获得激光照射的钛板表面的光学图像。

使用扫描电子显微镜(SEM,HitachiS-4800)和能量色散X射线光谱(EDS)分析激光照射后钛板的表面形貌。采用23级钛进行穿透深度剖面分析,激光照射后的横截面通过切割、抛光和蚀刻来制备。使用Keller试剂进行蚀刻:95mL蒸馏水、2.5mL硝酸(HNO3)、1.5mL盐酸(HCl)和1.0mL氢氟酸(HF)。随后,通过使用上述光学显微镜获得横截面图像。



表1激光器特性、型号和制造商列表



▲图1用于监测由激光器产生的羽流的HSI和OES实验装置示意图


3. 结果

图2显示了不同激光器(Nd:YAG、IPG1064、IPG1070和IPG1083)在激光峰值功率为1kW时在钛板上产生的激光光斑的光学显微镜图像。Nd:YAG激光器产生的激光光斑周围的表面看起来很干净,如图2(a)所示。对于IPG1064、IPG1070和IPG1083三种激光器,观察到激光光斑周围的颜色较深,如图2(b)-(d)所示,IPG1064较少,IPG1083中等,IPG1070较强。激光光斑周围颜色暗度的增加不是随着激光波长的增加而单调增加的。正如Li等人[12]报道的那样,斑点着色也不能归因于氧化的影响,因为实验是在氩气环境中进行的,并且从Nd:YAG激光器观察到干净的表面。图2(b)-(d)中激光光斑周围的暗色是均匀分布的,这表明着色不是由于飞溅产生的,其中再凝固的熔体小颗粒随机粘附在表面。此外,Nd:YAG和IPG1064激光器的激光峰值功率和脉冲持续时间几乎相同,这排除了暗色产生飞溅的概念。通过SEM和EDS进一步研究激光点周围具有暗色着色的表面。

图3所示的EDS分析和SEM图像显示,激光光斑周围的深色是由尺寸范围为5至260nm的钛纳米颗粒的沉积引起的,平均尺寸约为70nm。较大尺寸颗粒的形状表明,由于较小尺寸纳米颗粒的聚结而发生附聚。为了了解激光光斑周围颗粒的沉积过程,研究了高速相机获取的时间分辨羽流图像,这些羽流是由于激光与钛板的相互作用而产生的。



▲图2(a)Nd:YAG、(b)IPG1064、(c)IPG1070和(d)IPG1083激光器在钛板上的激光光斑的光学显微镜图像



▲图3(a)IPG1064激光器在钛板上产生的光斑,(b)和(c)激光光斑周围的彩色表面,以及(d)钛板的原始区域的SEM示意图


3.1 羽流动力学

峰值功率为1kW的Nd:YAG、IPG1064、IPG1070和IPG1083激光器产生的羽流发射的高速图像从钛板到激光脉冲末端的时间演变如图4(a)-(d)所示。尽管高速图像是在25kHz的固定帧率下获得的,但我们已经展示了一些较大且非周期性时间间隔的图像作为所有图像的代表。仔细检查发现,与其他IPG激光器相比,Nd:YAG的羽流发射开始出现的时间更早,且扩展速度更快。图4(a)中显示的Nd:YAG激光的羽流发射开始于大约0.05ms,并在激光脉冲结束前1.3ms以上消失(脉冲持续时间=1.5ms)。从图4(a)中也可以明显看出,羽流在0.8ms内有效地产生,这会在1ms及以上扩展和屏蔽激光脉冲,防止进一步产生羽流。相比之下,羽流发射大约在1ms的后期开始出现,并持续到激光脉冲结束,如在IPG激光器的情况下为1.5ms,如图4(b)-(d)所示。

在IPG激光器中,IPG1064的羽流膨胀较大,IPG1083中等,IPG1070较小。图2和图4表明羽流膨胀率的降低可能与激光光斑周围颜色的暗度增加有关。换句话说,图2所示激光光斑周围的深色外观可能与不同激光器产生的羽流动力学有关。为了进一步了解羽流动力学,在1.5ms时记录了IPG1064激光器产生的羽流的彩色图像,如图5所示。羽流结构类似于由热传导和周围流体的持续夹带引起的地幔柱。图5中的1~6分别对应源区、热羽流轴、原始羽流头部的源材料、冷却的源材料、加热和夹带环境以及含有热源材料的羽流头部等不同特征的羽流,遵循用于地幔柱的命名法。

由于IPG1064激光脉冲在大约1ms时开始从钛板上喷射材料,一直持续到脉冲结束即1.5ms,因此热源材料通过热羽流轴连续供应到羽流头部。由于羽流不能快速取代环境并上升,因此羽流头部变得大于靠近源区的热羽流轴的宽度。膨胀的羽流在羽流头部呈现球形,这可能是由于与径向膨胀相比,喷射源材料在热羽流轴方向上的最大减速,因为环境中氩气密度在大气压下足够高。膨胀羽流的这种减速是由于与环境物质的碰撞而导致的,这又导致羽流材料的快速冷却。

众所周知,在大气压下,充分冷却后的化学反应会导致在气相中形成纳米颗粒。因此,由于冷凝,纳米颗粒可以在羽流的外围形成。因此,与羽流头部相邻的环境薄层被加热。当它的温度和密度变得与羽流相当时,它就成为羽流的一部分,并通过头部内的再循环流动与源材料一起搅拌。图5描述了球形涡流的形成,其中源材料和内置环境缠绕在一起。在图4(a)中,球形涡流远离钛板表面,膨胀的羽流避免了颗粒的沉积,从而使表面清洁,如图2(a)所示。在图4(b)中,较轻的粒子与球形涡流一起从表面流走,而较重的粒子不能沿球形涡流再循环路径并沉积回表面,这导致激光光斑周围出现轻微的深色(图2(b))。另一方面,分别在IPG1070和IPG1083激光器的情况下,球形涡流的形成并不明显,如图4(c)和(d)所示,这表明了不同的羽流动力学。此外,尽管具有几乎相同的激光强度,但由于不同激光器的羽流尺寸不同,因此必须分析穿透深度剖面以了解不同激光器对钛板的影响。




▲图4峰值功率为1kW、脉冲持续时间为1.5ms的Nd:YAG、IPG1064、IPG1070和IPG1083激光器产生的羽流发射高速图像的时间演变





▲图5由IPG1064激光器在1.5ms记录的羽流的彩色图像。不同的羽流特征用1-6标记。

1:源区,2:热羽流轴,3:原始羽流头部的源材料,4:冷却的源材料,5:加热和夹带环境,6:含有热源材料的羽流头部


3.2 穿透深度

以IPG1064和IPG1070激光器为代表,对钛板上激光光斑的穿透深度分布进行了比较研究。图6显示了IPG1064和IPG1070激光器的激光峰值功率约为1kW时激光光斑的横截面光学显微镜图像。发现IPG1064和IPG1070激光器的穿透深度大致相同,分别为120和122μm。穿透剖面的纵横比(深度/宽度)也几乎相同,这表明IPG1064和IPG1070激光器之间的6nm波长差异不影响穿透剖面。

由于宽度远大于深度,本研究中激光与钛板的相互作用对应于传导模式焊接。为了获得进一步的证据,分析了图7中IPG1064和IPG1070激光器的穿透深度随激光峰值功率的变化。在这两种情况下,渗透深度都增加了,这与根据热平衡方程每个脉冲蒸发的材料的厚度(Δxt)与(EL-Eth)成线性比例相一致,其中EL和Eth分别是入射激光能量和阈值激光能量。在1.4kW以上观察到的饱和行为可能是由于能量蒸发物质对激光脉冲的屏蔽增加。

此外,IPG1064和IPG1070激光器的穿透深度随着激光峰值功率的增加而以相同的速率变化。换句话说,每个激光功率下的穿透深度几乎相同,这与钛在1064和1070nm处的吸收系数大致相同。IPG1064和IPG1070激光器在穿透深度和吸收系数上的微小差异表明,尽管羽流大小不同,但两种情况下的蒸发材料量大致相同。因此,研究了所有激光器的时间分布,以了解图4中观察到的羽流的不同大小和动力学的原因。


▲图6IPG1064和IPG1070激光器在钛板上激光光斑的横截面光学显微镜图像





▲图7IPG1064和IPG1070激光器的穿透深度随激光峰值功率的变化


3.3 激光时间分布的影响

图8显示了通过将激光束分别与光电二极管耦合并用示波器记录相应的电子信号而获得的激光器的时间分布图。Nd:YAG激光器的时间分布显示出调制,峰间的振幅约为300mV,频率约为20kHz。类似地,IPG1064激光器具有显示调制的时间分布图,其峰间振幅约为80mV,频率约为175kHz。

另一方面,IPG1070和IPG1083激光器具有调制时间分布,峰间振幅非常小,频率非常大。激光器时间分布的不同调制行为可能与图4中观察到的不同羽流动力学有关。Nd:YAG激光器具有较大峰间振幅(300mV)和较小频率(20kHz)的时间分布调制激光可能与更大的羽流尺寸、更早的出现和更快的羽流膨胀相关,最终阻止表面上颗粒的再沉积。对于IPG1064激光器,与图4(a)相比,相对较小的峰间振幅(80mV)和较大的时间分布调制频率(175kHz)可导致图4(b)中较小的羽流尺寸和膨胀。类似地,与IPG1064相比,IPG1070和IPG1083激光器的时间分布的可忽略的小峰间振幅和无限大的调制频率可能导致更小的羽流尺寸和膨胀,并增加激光光斑周围的暗度。

为了了解激光时间分布的调制行为对羽流动力学和激光光斑周围黑暗的影响,IPG1070和IPG1083激光器的时间分布被手动调制为具有不同的峰间振幅、频率和形状。在具有不同峰间振幅和频率的许多不同形状中,图9所示的IPG1083激光器的一种时间分布形状,其调制激光功率高达0.75ms,峰间振幅为635mV,频率为9kHz,是基于其消除激光光斑周围黑暗的有效性而最终确定的。人工调制IPG1083激光器时间分布的峰间振幅(635mV)大于Nd:YAG激光器(300mV)。此外,IPG1083激光器时间分布的手动调制频率(9kHz)小于Nd:YAG激光器(20kHz)。这表明激光时间分布的较高峰间振幅和较低调制频率可有效阻止纳米颗粒沉积到表面上。预配置的时间分布设计形状由细红线表示,使用光电二极管和示波器测量的有效时间分布如图9中的黑色曲线所示。在IPG1083激光器时间分布的这种调制配置中,激光光斑周围的暗度(图10(a))与图10(c)相比显著减少,图10(c)显示了由IPG1083激光器产生的未调制时间分布的光斑的光学显微镜图像。换句话说,如果IPG1083激光器的时间分布按照图9所示的形状进行调制,则气相形成的纳米颗粒在钛表面上的沉积将被消除。这表明激光脉冲的初始部分对羽流动力学和激光光斑周围表面的暗外观有显著影响。图10(b)显示了IPG1083激光器产生的羽流的时间演变,具有图9所示的调制时间分布。

图10(b)中的羽流大小和膨胀相对图10(d)更大,显示了由IPG1083激光器在不调制其时间分布的情况下产生的羽流高速图像的时间演变。然而,图10(b)中的羽流尺寸和膨胀小于图4(a),图4(a)中钛板上激光光斑周围表面是很干净的。另一方面,即使在手动调制具有不同峰间振幅、频率和形状的时间分布后,激光光斑周围的黑暗仍然强烈,类似于图2(c)中的IPG1070激光器。换句话说,与IPG1083相比,手动调制时间分布对IPG1070无效。通过表征激光的光谱分布并探索它们对羽流动力学和激光光斑周围暗度的影响,进行了进一步的研究。



▲图8使用光电二极管和示波器测量的激光的时间分布



▲图9手动调制后IPG1083激光器的时间分布。细红线代表预配置的时间分布设计形状,黑色曲线表示由示波器测量的光电二极管的有效输出




▲图10钛板上激光光斑的光学显微镜图像(a)和(c),以及IPG1083激光器在有和没有手动调制时间分布的情况下的羽流发射高速图像的时间演变(b)和(d)


3.4 激光光谱分布的影响

由于光纤激光器已广泛应用于激光制造,我们只对IPG激光器进行了深入分析。此外,仅在IPG激光器中才能观察到激光光斑周围的深色。IPG1064、IPG1070和IPG1083的光谱分布如图11所示,由实线(左Y轴)表示。符号(■)和(⊕)分别代表中性原子(Ti I)和单电离(Ti II)钛跃迁在相应跃迁波长下的低能级(右Y轴)的能量。由(↓)标记的红色符号(■)表示Ti I在1064.64nm处的低能级能量。有关Ti I和Ti II跃迁的信息来自NIST。IPG1064光谱分布的半最大值全宽(FWHM)约为0.43±0.01nm,而IPG1070和IPG1083激光器的半最大值全宽分别为3.75±0.02和1.35±0.02nm。Ti II跃迁波长也与IPG1070激光器的光谱分布部分重叠。

需要注意的是,跃迁波长对应于跃迁发生的Ti I或Ti II的高能级和低能级之间的能量差。从图4可以明显看出,羽流是在激光脉冲期间产生的。由于IPG1070和IPG1083激光器的光谱分布与不同的Ti I和/或Ti II跃迁波长重叠,羽流中存在的中性和/或电离钛原子会重新吸收激光脉冲并变热。羽流物质对激光脉冲的再吸收会导致羽流膨胀减少和羽流亮度增加,如图4(c)和(d)所示。在Ti I跃迁附近的1064.64nm处具有3.708 eV的较低能级能量,可能与IPG1064激光相互作用,在涡流下方的羽流下部产生中等的亮度,如图4(b)所示。

为了验证羽流物质对激光脉冲的再吸收过程,进行了一项单独的实验,其中Nd:YAG激光聚焦在钛板上以产生羽流,IPG1070激光穿过羽流。图12显示了在0.946ms时记录的羽流发射的相应高速图像。IPG1070激光通过的羽流部分看起来很亮。这表明羽流的成分吸收了IPG1070激光。通过光学发射光谱进一步研究羽流发射特性,以了解IPG1070和IPG1083激光器羽流的明亮外观。




▲图11由实线表示的IPG1064、IPG1070和IPG1083激光器的光谱分布。符号(■)和(⊕)分别代表相应跃迁波长下Ti I和Ti II电子跃迁的较低能级能量。由(↓)标记的红色符号(■)表示Ti I在1064.64nm处的较低能级能量





▲图12由Nd:YAG激光器从钛板上在0.946ms时产生的羽流发射的高速图像,其中IPG1070激光穿过羽流


3.5 光学发射光谱

通过将钛板表面附近直径约0.5mm的羽流与高分辨率光谱仪耦合来进行发射光谱实验。记录了由IPG1064、IPG1070和IPG1083激光器在不同积分时间下产生的羽流发射的光发射光谱。图13显示了IPG1083激光器在1.5ms积分时间内在475-535nm的光谱区域中产生的羽流的光学发射光谱,作为所有激光器和积分时间的代表。光谱主要由Ti I跃迁引起的发射支配。Ti I跃迁发生在484.1nm[3d2(1D)4s4p(1P0)y1D02→3d24s2a1D2],485.6nm[3d3(2H)4pz3I07→3d3(2H)4sa3H6],488.5nm[3d3(2G)4py3H06→3d3(2G)4sa3G5],491.4nm[3d3(2G)4py3H04→3d3(2G)4sa3G3],506.5nm[3d2(3F)4s4p(3P0)z3D03→3d24s2a3F4],517.3nm[3d2(3F)4s4p(3P0)z3F02→3d24s2a3F2]和519.3nm[3d2(3F)4s4p(3P0)z3F03→3d24s2a3F3]在局部热力学平衡(LTE)的假设下,被认为是通过使用Boltzmann图方法来确定羽流温度:




其中C为常数,Iki为波长λki处的发射线强度,gkAki为上能级k的统计权重和跃迁概率的乘积,Ek为上能级k的能量,kB为Boltzmann常数。利用上述Ti I发射线的光谱响应得到的Ek和之间的斜率()给出了T值。等式(1)中使用的不同参数值取自NIST。

图14显示了IPG1083激光器在积分时间为1.5ms时的Boltzmann图,其中实线是对R2>0.99的数据点的线性拟合,从而使T值为5600±200K。同样,在积分时间为1.5ms时,IPG1064和IPG1070的T为5000±250和9100±500K。

图15显示了激光器IPG1064、IPG1070和IPG1083在不同积分时间下的羽流温度。发现羽流温度随着积分时间的增加而增加,并且在足够高的积分时间以上表现出饱和。羽流温度的这种上升行为表明激光脉冲的初始部分产生羽流,而激光脉冲的剩余部分被升高温度的羽流吸收。此外,对于所有积分时间,发现IPG1064的羽流温度较低,IPG1083处于中间状态,IPG1070的羽流温度较高,这表明激光光斑周围暗色的增加顺序相同。激光光斑周围颜色变深的主要原因是羽流中存在的物质对激光束的吸收。羽流中的主要成分是中性钛原子,从图13所示的光发射光谱中可以看出这一点。






▲图13IPG1083激光器在1.5ms积分时间内在475-535nm的光谱区域中产生的羽流的光学发射光谱





▲图14积分时间为1.5ms时IPG1083激光器的Ek和之间的Boltzmann图





▲图15IPG1064、IPG1070和IPG1083激光器在不同积分时间下的羽流温度


4. 讨论

钛激光加工过程中的羽流动力学受到激光时间和光谱分布的强烈影响,其中激光时间和光谱分布又影响着焊缝表面的颜色。预计激光时间分布中的调制会加速羽流膨胀。时间分布中的峰间振幅和调制频率会影响驱动球形涡流远离钛板表面的效率。尽管在IPG1070和IPG1083的羽流发射的高速图像中,球形涡旋不明显,但与Nd:YAG和IPG1064激光器相比,它仍然更靠近表面,因为羽流膨胀率和尺寸更小。由于所有激光器在钛板上激光光斑的穿透深度大致相同,因此蒸发材料的量相同,表明较小尺寸的羽流中钛物质的密度较高。

由于过饱和度增加,较小羽流中较高密度的钛物质会导致气相中纳米粒子的形成增加。因此,激光光斑周围的暗度增加遵循羽流尺寸减小、纳米颗粒形成增加和再沉积增加的顺序;IPG1070激光器最高,IPG1083中等,IPG1064较低。手动调制IPG1083激光器的时间分布以获得与Nd:YAG激光器相似的羽流动力学和焊缝表面着色效果。对IPG1083激光器的时间分布进行手动调制,优化峰间振幅和频率,显著降低了激光光斑周围的暗度。

另一方面,即使在手动调制具有不同形状、峰间振幅和频率的时间分布后,IPG1070激光器钛板表面激光点周围的暗度仍然很强烈。手动调制IPG1070激光器的时间分布在减少激光光斑周围的暗度方面无效,这需要进一步研究激光特性及其对羽流动力学的影响。激光的光谱分析表明,IPG1070和IPG1083的线轮廓与Ti I和/或Ti II跃迁一致,导致激光脉冲被羽流物质重吸收。具有较低能量值的Ti I跃迁可以主导再吸收过程,因为在较低能级中从激光器吸收光子的电子较多。1069.1nm[3d2(3F)4s4p(3P0)z3G03→3d24s2a1G4]和1073.29nm [3d2(3F)4s4p(3P0)z5G03→3d3(4F)4sa5F3]的Ti I低能级跃迁能量分别为1.502和0.826 eV。

回想一下,这些跃迁与IPG1070激光器的光谱分布重叠,在激光光斑周围产生强烈的暗度。还应该注意的是,振荡器强度是一个无量纲的量,可以测量原子系统在较低和较高能级之间的跃迁中吸收电磁辐射的概率。Ti I跃迁在1069.1nm和1073.29nm处的振荡器强度分别为6.67×10-05和1.9×10-04。与1069.1nm的Ti I跃迁相比,1073.29nm的Ti I跃迁的振荡器强度的较高值与较低能级的较小能量值一致。IPG1070激光能量在对应于1069.1nmTi I跃迁的较低和较高能级之间的羽流中被Ti I物质重新吸收,可以在465.65、469.37、1005.99和1017.05nm处重新发射,对应于Ti I跃迁[3d2(3F))4s4p(3P0)z3G03→3d24s2a3F2],[3d2(3F)4s4p(3P0)z3G03→3d24s2a3F3],[3d2(3F)4s4p(3P0)z3G03→3d3(4F)4sb3F2]和[3d2(3F)4s4p(3P0)z3G03→3d3(4F)4sb3F3],转换概率分别为2.29×10+06、8.5×10+04、7.8×10+04和6.00×10+03s−1。图16显示了描述上述再吸收和再发射过程的能级图。由于再发射发生在可见光谱区域,即465.65和469.37nm处,跃迁概率分别为2.29×10+06和8.5×10+04,因此观察到羽流的明亮外观。

对于与激光器光谱分布重叠的其他Ti I跃迁,也预计会出现类似的现象。羽流温度随着积分时间的增加而增加,表明脉冲的后期部分被羽流重新吸收,因此羽流亮度增加。此外,对于IPG1070和IPG1083激光器,具有高于3eV的低能级能量值的Ti I跃迁数量均为4,而低于3eV的Ti I跃迁数量分别为5和1。回想一下,手动调制IPG1083激光器的时间分布,通过降低激光光斑周围的暗度改善了焊缝表面质量,而对IPG1070激光器几乎无效。IPG1070和IPG1083激光器之间的一个显著差异在于,与IPG1070激光器的光谱分布重叠的具有低于3eV的较低能级能量值的Ti I跃迁数量是IPG1083激光器的约五倍。换句话说,IPG1070的重吸收过程比IPG1083激光器的重吸收过程要多。因此,可以推断,如果激光的光谱分布没有覆盖许多低能级能量值小于3eV的Ti I跃迁,那么激光时间分布中的人工调制可以部分减少激光点周围的黑暗。






▲图16Ti I跃迁在465.65、469.37、1005.99、1017.05和1069.1nm处的能级图


发现羽流物质对激光脉冲的再吸收是羽流膨胀速率和尺寸降低以及纳米颗粒沉积增加的主要原因。因此,钛板表面上激光光斑周围的暗度随着羽流成分对激光脉冲的重吸收速率而增加。为了避免激光脉冲的重吸收,使用了两种新的激光器(IPG光谱学),其定制的光谱分布不与Ti I跃迁重叠。新定制的激光器被命名为IPG1064c和IPG1071c,其中心波长分别约为1064和1071nm。图17显示了定制的IPG1064c和IPG1071c激光器的光谱分布(左Y轴),以及在1060和1075nm之间的光谱区域内Ti I(■)和Ti II(⊕)的跃迁(右Y轴)。由定制的IPG1064c和IPG1071c激光器产生的羽流发射的高速图像的时间演变分别如图18(a)和19(a)所示。由定制的IPG1064c和IPG1071c激光器在钛板上产生的相应激光光斑的光学显微镜图像分别如图18(b)和19(b)所示。定制的IPG1064c和IPG1071c激光器的羽流膨胀率更高,而羽流中没有相应的最亮区域,这表明羽流成分没有对激光脉冲进行再吸收。

此外,钛表面上激光光斑周围的暗色也不存在,这进一步促进定制的激光脉冲不会被羽流物质重新吸收。值得注意的是,尽管定制激光器的光谱分布与Ti I跃迁不重叠,但定制IPG1071c激光器的光谱分布与Ti II跃迁在1070.75nm处重叠。由于定制的IPG1071c激光光斑周围的表面看起来很干净,且羽流中的亮度并不突出,因此Ti II跃迁在1070.75nm处对激光脉冲的重吸收可以忽略不计,这可能是由于其较低能级的7.738eV较高能量值。






▲图17由实线表示的IPG1064c和IPG1071c激光器的光谱分布。符号(■)和(⊕)分别代表相应跃迁波长下Ti I和Ti II电子跃迁的较低能级能量







▲图18(a)由定制的IPG1064c激光器产生的羽流发射的高速图像的时间演变,该激光器具有1kW的激光峰值功率和1.5ms的脉冲持续时间。(b)由定制的IPG1064c激光器在钛板上产生的相应激光光斑的光学显微镜图像






▲图19(a)由定制的IPG1071c激光器产生的羽流发射的高速图像的时间演变,该激光器具有1kW的激光峰值功率和1.5ms的脉冲持续时间。(b)由定制的IPG1071c激光器在钛板上产生的相应激光光斑的光学显微镜图像


5. 结论

为了了解激光焊接过程中对焊缝表面质量的影响,通过HSI和OES在氩气环境中大气压下研究了具有不同时间和光谱分布的激光与钛的相互作用。由于羽流成分对激光脉冲的再吸收,羽流动力学受到显著影响。中性钛原子是羽流中再吸收激光脉冲的主要物质,其光谱分布与Ti I的相应跃迁能量重叠。单电离钛原子对激光脉冲的再吸收可以忽略不计,这可能是由于较低能级的能量值所致。羽流亮度和温度随着再吸收过程速率的增加而增加。羽流物质对激光脉冲的再吸收导致烟羽膨胀速率和尺寸降低,这导致纯钛纳米颗粒在钛焊缝表面的形成和沉积增加,从而导致激光光斑周围变暗。通过定制不与Ti I跃迁能量重叠的激光光谱分布,可以避免焊缝表面出现的这种深色。

如果激光光谱分布与许多具有低于3eV的较低能级能量值的Ti I跃迁重叠,则时间分布中的调制对羽流动力学和激光光斑周围暗色减少的影响可以忽略不计。这项研究有助于定制用于焊接不同金属件的激光器,具有不属于中性原子跃迁能区域的适当光谱分布。在激光焊接过程中,羽流中的中性原子不会对激光脉冲进行再吸收,从而使焊缝表面干净,最终可以节省后处理的成本和时间,从而提高焊缝表面质量。



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