文 魁,劉學(xué)璋,邵祉諫,3,劉太楷,宋 琛,毛 杰,范秀娟,王先彬,鄧春明,郭偉科,劉 敏*

（1.廣東省科學(xué)院新材料研究所，現(xiàn)代材料表面工程技術(shù)國家工程實(shí)驗(yàn)室，廣東省現(xiàn)代表面工程技術(shù)重點(diǎn)實(shí)驗(yàn)室，廣東 廣州 510651；2.江西科技師范大學(xué) 材料與機(jī)電學(xué)院，江西 南昌 330013；3.沈陽工業(yè)大學(xué) 材料科學(xué)與工程學(xué)院，遼寧 沈陽 110027；4.廣東省科學(xué)院智能制造研究所，廣東 廣州 510070）

等離子噴涂技術(shù)經(jīng)過幾十年的發(fā)展，在航空航天、原子能、造船、燃?xì)廨啓C(jī)、生物醫(yī)療等領(lǐng)域中有著廣泛的應(yīng)用［1-2］，但是在噴涂過程中涉及復(fù)雜的傳熱與流動(dòng)、噴涂粒子與等離子射流及熔融粒子與基體之間相互作用的機(jī)理仍然沒有被完全理解［3］．噴槍電極結(jié)構(gòu)、等離子氣體種類、噴涂距離及工作電流等工藝參數(shù)，對涂層質(zhì)量的可靠性和可重復(fù)性至關(guān)重要．尤其是陽極的喉部直徑和長度及擴(kuò)張段的內(nèi)輪廓形貌等特征尺寸，均會(huì)通過影響等離子電弧運(yùn)動(dòng)行為、等離子射流溫度和速度等物理場的空間分布等間接影響涂層的質(zhì)量．

Cao等人［4］采用實(shí)驗(yàn)測量的方法研究了低壓條件下收縮-平直-鐘形擴(kuò)張形（bell，即擴(kuò)張線段為曲線）和標(biāo)準(zhǔn)圓柱形兩種不同結(jié)構(gòu)陽極噴嘴產(chǎn)生的等離子射流特性，發(fā)現(xiàn)鐘形擴(kuò)張陽極的等離子射流具有相對較平緩的溫度和速度場變化梯度，所制備涂層的沉積效率和致密度均比標(biāo)準(zhǔn)圓柱形的要高．在逐漸減小噴涂環(huán)境壓強(qiáng)的過程中，具有較長擴(kuò)張段長度的鐘形陽極內(nèi)會(huì)優(yōu)先形成超音速等離子射流［5］．而在普通的大氣等離子噴涂環(huán)境中，鐘形擴(kuò)張結(jié)構(gòu)的陽極噴嘴可在一定程度上抑制等離子射流對環(huán)境冷氣體的卷吸，以此降低了等離子射流溫度和速度的衰減速率［6-7］，達(dá)到了提高沉積效率和改善涂層質(zhì)量的目的．但是，這種效果與使用錐形擴(kuò)張Laval陽極（擴(kuò)張線段為直線）在提高涂層沉積效率的同時(shí)降低了涂層結(jié)合強(qiáng)度的現(xiàn)象存在差異．另外，A.Schwenk等人［8-9］在研究多種收縮-鐘形擴(kuò)張結(jié)構(gòu)的陽極噴嘴時(shí)發(fā)現(xiàn)，不同擴(kuò)張長度的陽極噴嘴運(yùn)行時(shí)產(chǎn)生的電弧波動(dòng)和噪音均較小，但是在涂層結(jié)合強(qiáng)度及孔隙率等有關(guān)涂層質(zhì)量方面沒有明顯差異．

關(guān)于噴槍陽極結(jié)構(gòu)方面的研究工作都是從涂層性能、沉積效率、電弧電壓波動(dòng)及噪音等實(shí)驗(yàn)方面進(jìn)行描述，陽極結(jié)構(gòu)對實(shí)驗(yàn)結(jié)果的影響規(guī)律并不清楚．有關(guān)噴槍內(nèi)等離子電弧的運(yùn)動(dòng)行為特征、等離子射流的傳熱與流動(dòng)等方面的實(shí)驗(yàn)數(shù)據(jù)相對比較匱乏，這主要是因?yàn)榈入x子噴涂過程中產(chǎn)生等離子電弧的空間區(qū)域狹小、高溫、高輻射等特征使實(shí)驗(yàn)測量比較困難，而且測量設(shè)備通常比較昂貴．隨著計(jì)算機(jī)技術(shù)和算法的快速發(fā)展，數(shù)值模擬為解決噴涂過程實(shí)驗(yàn)測量提供了新思路．國內(nèi)外學(xué)者采用數(shù)值模擬方法在等離子噴涂過程方面做了大量的工作，涉及等離子電弧及其運(yùn)動(dòng)行為、噴涂粒子在等離子射流中的加熱和加速過程．但這些工作幾乎都是基于標(biāo)準(zhǔn)圓柱形陽極噴嘴展開，只有J.P.Trelles等人［10］報(bào)道過幾種內(nèi)部結(jié)構(gòu)不同的標(biāo)準(zhǔn)圓柱形陽極對等離子電弧特征的影響，而有關(guān)Laval結(jié)構(gòu)陽極方面的數(shù)值模擬研究工作鮮有報(bào)道．因此，采用數(shù)值模擬的方法對錐形Laval和標(biāo)準(zhǔn)圓柱形陽極產(chǎn)生的等離子射流，以及噴涂粒子的飛行行為開展研究，從數(shù)值模擬的角度分析前期工作（文獻(xiàn)［11］）中由兩種陽極噴嘴制備涂層存在性能差異的原因．

1 數(shù)值計(jì)算方法

文中的研究內(nèi)容是前期有關(guān)大氣等離子噴涂過程數(shù)值模擬工作的延續(xù)，所有涉及等離子電弧和射流數(shù)值模擬相關(guān)的模型假設(shè)、控制方程及邊界條件均可參考［12-13］有關(guān)的前期工作，所以這里只列出與噴涂粒子在等離子射流中的加熱、加速有關(guān)的內(nèi)容．

1.1 模型假設(shè)

噴涂粒子在等離子射流中的加熱和加速是基于以下假設(shè)的基礎(chǔ)上建立起來的．粒子為球形，忽略重力對噴涂粒子的影響；不考慮噴涂粒子之間的相互作用，這對于噴涂過程中粒子的體積分?jǐn)?shù)遠(yuǎn)小于10%是完全適用的；忽略噴涂粒子熔化部分的內(nèi)部對流換熱作用，忽略因粒子氣化污染而引起的等離子體熱力學(xué)和輸運(yùn)性質(zhì)的變化．

1.2 控制方程

影響噴涂粒子在等離子射流中加熱和加速的因素很多，但流體拉拽力和熱泳力是決定其運(yùn)動(dòng)和升溫兩個(gè)最主要的作用力．用牛頓第二定律描述單位質(zhì)量粒子在等離子射流中受到的力平衡，如式（1）所示．其中t為時(shí)間為熱泳力和分別表示粒子和粒子周圍的等子射流速度，τd代表粒子在等離子射流中的弛豫時(shí)間，ρp為粒子密度，CD和Reg分別為流體對粒子的拉拽系數(shù)（式（2））和相對雷諾數(shù)（式（3））．等離子射流向噴涂粒子單位表面積傳入的熱流密度由式（4）表示，其中fKn和fvap為分別為等離子射流中的稀薄氣體效應(yīng)和粒子蒸發(fā)效應(yīng)對粒子加熱和加速的修正系數(shù)．有關(guān)詳細(xì)的噴涂粒子在等離子射流中加熱加速控制方程可參考文獻(xiàn)［14］．

與金屬材料具有良好的導(dǎo)熱性不同，像Al2O3等陶瓷材料的熱導(dǎo)率較小，對應(yīng)的畢渥數(shù)較大，粒子內(nèi)部往往會(huì)產(chǎn)生較大的溫度梯度．所以，不能簡單的采用單一溫度值描述熱噴涂條件下陶瓷粒子的熔化和凝固過程．為此，基于傅里葉導(dǎo)熱定律對陶瓷粒子建立一維加熱熔化凝固數(shù)值計(jì)算模型，用以計(jì)算陶瓷粒子內(nèi)部不同位置節(jié)點(diǎn)的溫度隨噴涂距離的演變過程．根據(jù)陶瓷粒子內(nèi)部各節(jié)點(diǎn)單元之間的能量守恒關(guān)系（圖1），獲得陶瓷粒子心部和表面溫度的演變過程．其中q，qr和qn分別為等離子射流向陶瓷粒子傳遞的熱流密度、陶瓷粒子向環(huán)境輻射的熱流密度和節(jié)點(diǎn)n（即粒子表面）向節(jié)點(diǎn)n－1傳遞的熱流密度，T n和T n－1分別為節(jié)點(diǎn)n和節(jié)點(diǎn)n－1的溫度．

圖1 有限熱導(dǎo)率陶瓷粒子一維網(wǎng)格單元示意圖Fig.1 Schematic diagram of one-dimensional grid for ceramic particle with finite thermal conductivity

1.3 計(jì)算域與邊界條件

選擇德國GTV公司的F6等離子噴涂系統(tǒng)配備的兩種幾何結(jié)構(gòu)陽極作為建模對象，即錐形Laval陽極和標(biāo)準(zhǔn)圓柱形陽極．錐形Laval陽極通道為收縮-錐形擴(kuò)張段結(jié)構(gòu)，標(biāo)準(zhǔn)圓柱形陽極通道為收縮-平直段結(jié)構(gòu)，如圖2所示．從圖2可以看出，標(biāo)準(zhǔn)圓柱形陽極的收縮段要比錐形Laval的長，而且喉部6.0 mm直徑尺寸要小于Laval陽極的7.0 mm．圖3為基于錐形Laval陽極和標(biāo)準(zhǔn)圓柱形陽極建立的噴槍內(nèi)部和外部等離子射流流動(dòng)區(qū)域圖，網(wǎng)格主要以結(jié)構(gòu)化網(wǎng)格為主，采用ANSYS FLUENT 14.5專業(yè)流體仿真軟件結(jié)合UDF代碼分析等離子射流傳熱、流動(dòng)及噴涂粒子的加熱加速過程．粒子由直徑為1.5 mm的送粉管以垂直于噴槍軸線方向送入等離子射流，且送粉管出口到標(biāo)準(zhǔn)圓柱形陽極和錐形Laval陽極的軸線距離分別為10.0 mm和12.0 mm，到陽極出口的距離分別為8.0 mm和6.0mm．選擇Al2O3作為分析對象，探索其在兩種結(jié)構(gòu)陽極產(chǎn)生的等離子射流中的加熱和加速行為，粒子離開送粉管出口的速度設(shè)為35.0 m/s．

圖2 F6大氣等離子噴涂系統(tǒng)兩種不同內(nèi)部結(jié)構(gòu)的陽極噴嘴Fig.2 Two types anode nozzle with different inner contour of F6 atmospheric plasma spraying system

圖3（a）錐形Laval陽極和（b）標(biāo)準(zhǔn)圓柱形陽極對應(yīng)的計(jì)算域和網(wǎng)格圖Fig.3 Computational domain and mesh corresponding to（a）conical Laval anode and（b）cylindrical anode.

表1為Al2O3噴涂材料的物性參數(shù)，其中M為相對分子質(zhì)量，ρ為材料密度．Tm和Tb為熔點(diǎn)和沸點(diǎn)溫度，對應(yīng)的熔化和氣化潛熱分別由Lm和Lv表示．Cps和Cpl分別代表材料的固相和液相比熱，ks和kl分別表示材料的固相和液相熱導(dǎo)率，εb為材料的黑體輻射系數(shù)．

表1 Al2O 3的物理性質(zhì)Table 1 Properties of Al2O 3 sprayed powders

2 結(jié)果與討論

2.1 等離子射流特征

圖4為錐形Laval陽極和標(biāo)準(zhǔn)圓柱形陽極噴嘴在大氣條件下產(chǎn)生的電流密度分布圖，對應(yīng)的工作電流為650 A，等離子氣體為40 slpm氬氣和10 slpm氫氣的混合氣體．從圖4可以看出，錐形Laval陽極產(chǎn)生的電弧體積要比標(biāo)準(zhǔn)圓柱形噴嘴的要大很多，并且對應(yīng)的大電流密度區(qū)域明顯要比后者的小，電流密度等值線為4.0×107A/m2圍成的區(qū)域．產(chǎn)生這種現(xiàn)象的主要原因在于兩種陽極噴嘴內(nèi)部通道空間的不同，錐形Laval陽極擁有更大的喉部直徑（7.0 mm），而且隨著軸線距離的增加通道空間不斷增大，這勢必減弱通道對等離子電弧的箍縮效果，從而導(dǎo)致等離子電弧表現(xiàn)出一定的膨脹性．另外，錐形Laval陽極噴嘴產(chǎn)生等離子電弧弧根在陽極壁面貼附的位置較標(biāo)準(zhǔn)圓柱形噴嘴的短，通常等離子電弧電壓與電弧長度之間是線性關(guān)系，這意味著擁有較短電弧的錐形Laval陽極會(huì)有較小的電壓降．

圖4 等離子噴槍內(nèi)電流密度分布（a）錐形Laval陽極噴嘴；（b）標(biāo)準(zhǔn)圓柱形噴嘴Fig.4 Electric current density distribution inside the plasma torch（a）Laval nozzle；（b）standard nozzle

圖5為錐形Laval陽極和標(biāo)準(zhǔn)圓柱形陽極噴嘴內(nèi)的電勢分布圖．從圖5可見，錐形Laval陽極具有較小的電壓降，錐形Laval陽極噴嘴產(chǎn)生的等離子電弧對應(yīng)最小電勢值為-62 V，而標(biāo)準(zhǔn)圓柱形陽極的電勢最小值為-70 V．這說明在相同的工作電流和等離子體形成氣體條件下，標(biāo)準(zhǔn)圓柱形陽極形成等離子電弧時(shí)將會(huì)消耗更多的電功率，即在650 A時(shí)錐形Laval陽極及標(biāo)準(zhǔn)圓柱形陽極噴嘴工時(shí)的電功率分別為40.3和45.5 k W，這一趨勢與前期工作實(shí)驗(yàn)報(bào)道的結(jié)果一致．

圖5 錐形Laval陽極噴嘴（a）和標(biāo)準(zhǔn)圓柱形陽極噴嘴（b）內(nèi)的電勢分布Fig.5 Electric potential distribution inside the plasma torch（a）Laval nozzl and（b）standard nozzle

等離子體溫度場在錐形Laval陽極和標(biāo)準(zhǔn)圓柱形陽極噴嘴內(nèi)部的分布如圖6所示，圖7為對應(yīng)的速度場分布．從圖6和圖7可見：噴槍內(nèi)的等離子體最高溫度位于陰極的前方區(qū)域，這主要是因?yàn)樗械墓ぷ麟娏鹘?jīng)由陰極弧斑匯聚進(jìn)入陰極，并在陰極前方區(qū)域產(chǎn)生大量的焦耳熱，使等離子氣體的溫度迅速上升，在陰極前方區(qū)域最高溫度接近40000 K；工作氣體在加熱升溫的同時(shí)，還將發(fā)生氣體解離和離化過程，氣體體積急速膨脹，從而使流動(dòng)速度大幅增加；此外，受熱膨脹的氣體在陽極噴嘴收縮段的壓縮作用下，等離子速度進(jìn)一步增加，并在收縮段后方區(qū)域內(nèi)產(chǎn)生最大氣體流速；當(dāng)工作氣體穿過等離子電弧高溫區(qū)域之后，在冷卻水的強(qiáng)冷卻作用和輻射散熱的共同作用下，等離子體溫度開始逐漸降低，而相應(yīng)的速度則在氣體密度增加和分子粘性作用下逐漸減?。?/p>

圖6 錐形Laval陽極噴嘴（a）和標(biāo)準(zhǔn)圓柱形陽極噴嘴（b）內(nèi)的等離子體溫度場分布圖Fig.6 Plasma temperature distribution inside the（a）Laval nozzle and（b）standard nozzle

圖7 錐形Laval陽極噴嘴（a）和標(biāo)準(zhǔn)圓柱形陽極噴嘴（b）內(nèi)的的速度場分布圖Fig.7 Plasma velocity distribution inside the（a）Laval nozzle and（b）standard nozzle

錐形Laval陽極中的等離子體與陽極壁面之間的冷邊界層要比標(biāo)準(zhǔn)圓柱形陽極的更厚，而且溫度和速度在空間的分布受陽極弧根貼附位置的影響也更為明顯．由于錐形Laval陽極的收縮段較標(biāo)準(zhǔn)圓柱形陽極的更短，等離子體最大速度位置更靠近陰極尖端．與等離子體溫度分布不同的是速度分布差異較大，錐形Laval陽極噴嘴內(nèi)最大的等離子射流速度為2100 m/s，而標(biāo)準(zhǔn)圓柱形陽極噴嘴的等離子射流速度達(dá)3700 m/s．產(chǎn)生這種現(xiàn)象的主要原因是在相同的氣體流動(dòng)狀態(tài)下，錐形Laval噴嘴因壓縮段較短和喉部直徑較大的緣故而導(dǎo)致位于喉部的氣體速度要小于標(biāo)準(zhǔn)圓柱形噴嘴的速度．

圖8為錐形Laval陽極噴嘴和標(biāo)準(zhǔn)圓柱形陽極噴嘴內(nèi)等離子體的馬赫數(shù)分布圖．從圖8也可以看出，兩者在相同工作條件下，等離子體的最大馬赫數(shù)分別為0.45和0.96．一般來說，Laval結(jié)構(gòu)噴嘴在一定條件下可以獲得超音速射流，這可以由（Ma2－1）×du/u=d A/A公式來判斷，式中Ma為通道喉部的馬赫數(shù)、u和A分別為流體流速和通道截面積、du和d A分別為流體流速和截面積的微小增量．在喉部后方區(qū)域，錐形Laval陽極噴嘴的d A大于0，因此只有當(dāng)Ma＞1時(shí)Laval噴嘴才能獲得超音速射流．對于喉部Ma＜0.45的亞音速氣流在經(jīng)過Laval喉部進(jìn)入擴(kuò)張段后將經(jīng)歷快速減速階段，而標(biāo)準(zhǔn)圓柱形陽極通道（平直段）對等離子體的箍縮作用，大幅降低了速度的衰減率．

圖8 錐形Laval陽極噴嘴（a）和標(biāo)準(zhǔn)圓柱形陽極噴嘴（b）內(nèi)等離子體的馬赫數(shù)分布Fig.8 Mach number of plasma velocity distribution inside the（a）Laval nozzle and（b）standard nozzle

等離子體在錐形Laval陽極和標(biāo)準(zhǔn)圓柱形陽極出口截面處的溫度和速度分布分別如圖9所示．從圖9可見，錐形Laval陽極的等離子射流具有更為明顯的三維非對稱性特征．產(chǎn)生這種非對稱性現(xiàn)象的主要是等離子電弧對工作氣體的非均勻加熱引起的，有關(guān)等離子電弧與等離子射流溫度和速度分布的討論在文獻(xiàn)［12］中已進(jìn)行詳細(xì)討論．此外，在Laval陽極出口處的等離子體最高溫度約為12300 K，較標(biāo)準(zhǔn)圓柱形陽極的最高溫度13400 K略低．文獻(xiàn)［13］中給出了Ar-H2（體積比4∶1）等離子體焓值隨溫度的變化關(guān)系，可知12000及13000 K對應(yīng)的熱焓值分別為20.0和26.9 MJ/kg，這意味著標(biāo)準(zhǔn)圓柱形陽極出口處的等離子射流有高出20%多的能量密度．另外，標(biāo)準(zhǔn)圓柱形陽極出口處的等離子射流最大速度約為2200 m/s，而Laval陽極的射流最大速度只有650 m/s左右．

圖9 錐形Laval噴嘴（a）和標(biāo)準(zhǔn)圓柱形噴嘴（b）出口處等離子體溫度（左邊）和速度（右邊）的分布Fig.9 Plasma temperature（left）and velocity（right）distributions at the nozzle exit of F6 Laval nozzle（a）and standard nozzle（b）

圖10為錐形Laval陽極和標(biāo)準(zhǔn)圓柱形陽極產(chǎn)生的等離子射流溫度在整個(gè)計(jì)算區(qū)域內(nèi)的分布．從圖10可見：錐形Laval陽極所產(chǎn)生的射流直徑在整個(gè)區(qū)域內(nèi)都要比標(biāo)準(zhǔn)圓柱形陽極的要大，這是因?yàn)殄F形Laval陽極的出口直徑（12.5 mm）比標(biāo)準(zhǔn)圓柱形陽極的出口直徑（6.0 mm）大一倍多，因此錐形Laval陽極在出口處具有更粗的等離子射流；圖中標(biāo)識的3079和2285 K兩條特征線代表噴槍外等離子射流對應(yīng)溫度的等值線，錐形Laval陽極的兩條特征等溫線沿噴涂距離方向分別位于80 mm和145 mm處，而標(biāo)準(zhǔn)圓柱形陽極對應(yīng)的特征性分別在75 mm和115 mm的噴涂距離位置．這意味著即便標(biāo)準(zhǔn)圓柱形陽極在出口處的等離子射流溫度比錐形Laval陽極的高，但是后者的等離子射流在離開噴嘴之后具有更小的溫度衰減梯度，從而出現(xiàn)在沉積涂層的噴距位置（如110 mm），Laval等離子射流反而具有更高的溫度．

圖10 錐形Laval噴嘴（a）和標(biāo)準(zhǔn)圓柱形噴嘴（b）計(jì)算域中的等離子體溫度分布Fig.10 Plasma temperature distribution in the computational domain of Laval nozzle（a）and standard nozzle（b）

錐形Laval噴嘴（a）和標(biāo)準(zhǔn)圓柱形噴嘴（b）計(jì)算域中等離子射流速度分布如圖11所示．從圖11可見：錐形Laval陽極在出口處具有更小的等離子射流速度，所以射流在離開陽極進(jìn)入周圍環(huán)境后，速度比標(biāo)準(zhǔn)圓柱形陽極射流的速度要小得多；等離子射流速度的分布與等離子射流溫度的類似，同樣表現(xiàn)出較小的軸向速度衰減趨勢．兩種結(jié)構(gòu)陽極產(chǎn)生等離子射流存在上述差異的主要原因主要有兩點(diǎn)：一是，錐形Laval陽極擴(kuò)張段的結(jié)構(gòu)引導(dǎo)等離子射流朝擴(kuò)張方向流動(dòng)，使等離子射流在離開陽極時(shí)具有更大的徑向速度分量，這在一定程度上減緩了冷環(huán)境氣體進(jìn)入射流中心；二是，標(biāo)準(zhǔn)圓柱形陽極出口處的最大等離子射流速度差不多是錐形Laval陽極的3.5倍，而較大的流動(dòng)速度更容易在射流邊緣與冷環(huán)境氣體的交界面產(chǎn)生強(qiáng)烈的剪切不穩(wěn)定性，增強(qiáng)冷環(huán)境氣體的卷吸，從而使標(biāo)準(zhǔn)圓柱形陽極的等離子射流溫度和速度均出現(xiàn)更快衰減趨勢．

圖11 錐形Laval噴嘴（a）和標(biāo)準(zhǔn)圓柱形噴嘴（b）計(jì)算域中的等離子體速度分布Fig.11 Plasma velocity distribution in the computational domain of Laval nozzle（a）and standard nozzle（b）

2.2 噴涂粒子飛行特征

圖12為兩種不同粒徑的Al2O3粒子速度在標(biāo)準(zhǔn)圓柱形陽極和錐形Laval陽極的等離子射流中的變化曲線．從圖12可以看出：粒子進(jìn)入等離子射流之后，在射流的加速作用下飛行粒子的速度迅速增加，當(dāng)速度達(dá)到最大值之后粒子開始進(jìn)入減速階段；對于相同粒徑的粒子來說，噴涂粒子在標(biāo)準(zhǔn)圓柱形陽極條件下的加速距離要比錐形Laval的要長得多，而且相應(yīng)的速度曲線具有更大的上升斜率．以粒徑為15.45μm的粒子為例，標(biāo)準(zhǔn)圓柱形陽極的粒子在50 mm噴距位置附近達(dá)到最大速度值約375 m/s，而錐形Laval陽極的粒子在40 mm附近就已完成加速過程且對應(yīng)的最大速度值僅為145 m/s．產(chǎn)生這種現(xiàn)象的主要原因在于標(biāo)準(zhǔn)圓柱形陽極的等離子射流速度比錐形Laval陽極的大得多，在粒子與射流之間形成了更大的相對速度，因此粒子受到了更大的拉拽力而加速．對于具有小粒徑特征的粒子，因其質(zhì)量小而表現(xiàn)出加速和減速都快的特點(diǎn)．

圖12 兩種噴嘴條件下粒子速度的演變過程Fig 12 The evolution of particle velocity for two types of nozzles

圖13給出了兩種粒徑噴涂粒子表面和心部的溫度隨噴涂距離的演變過程．從圖13（a）可以看出，標(biāo)準(zhǔn)圓柱形陽極條件下對應(yīng)的噴涂粒子熔化位置離陽極出口的距離要比錐形Laval陽極的要遠(yuǎn)，二者之間相差5 mm左右，而且可以明顯看出錐形Laval陽極對應(yīng)的噴涂粒子溫度上升的速率要更快．這是由于Laval陽極的粒子飛行速度慢，在經(jīng)過相同的噴涂距離需要更長的時(shí)間，相當(dāng)于延長了等離子射流對噴涂粒子的加熱時(shí)間．以粒徑15.45μm的Al2O3為例，錐形Laval陽極射流中的粒子表面在噴距為22 mm處開始進(jìn)入沸騰階段，且一直持續(xù)到80 mm處才開始降溫．與之形成對比的是，標(biāo)準(zhǔn)圓柱形陽極的粒子表面溫度一直持續(xù)加熱到80 mm噴距位置都沒有到達(dá)沸點(diǎn)溫度3250 K．對于粒徑稍大的29.25μm的Al2O3來說，這種差異就更為明顯，標(biāo)準(zhǔn)圓柱形陽極的粒子表面溫度在整個(gè)噴涂距離范圍內(nèi)都沒超過2500 K，而錐形Laval陽極的粒子表面溫度在經(jīng)過熔點(diǎn)溫度之后不斷升高，到45 mm噴距處達(dá)到最高溫度（大于3000 K），這比15.45μm粒子在標(biāo)準(zhǔn)圓柱形陽極條件下所達(dá)到的最高溫度還要高．此外，錐形Laval陽極的粒子表面溫度表現(xiàn)出更快的下降速率，這是因?yàn)檩^小的飛行速度在延長粒子在高溫區(qū)域加熱的同時(shí)，也延長了高溫粒子向冷的周圍環(huán)境釋放能量時(shí)間，使其表現(xiàn)出沿噴距方向更快的下降速率．圖13（b）的結(jié)果表明，不同粒徑大小的粒子心部溫度上升至熔點(diǎn)所對應(yīng)的噴距位置并不相同，小粒徑噴涂粒子在相對較短的軸向噴距位置即進(jìn)入熔化階段．與粒子表面溫度變化曲線類似，錐形Laval陽極的粒子具有更快的心部升溫速率．由粒子表面及心部溫度的結(jié)果可知，對于像15.45μm這種小粒徑的噴涂粒子來說，兩種陽極在涂層沉積的位置（如90～120 mm）都能達(dá)到完全熔化狀態(tài)．而對于像29.25μm粒徑稍大的粒子，其表面溫度在標(biāo)準(zhǔn)圓柱形陽極條件下的80 mm附近就已降至熔點(diǎn)，后續(xù)將經(jīng)歷凝固放熱過程．由此可推斷，在相同噴涂工藝參數(shù)和粉末特征的條件下，噴涂粉末在標(biāo)準(zhǔn)圓柱形陽極噴嘴情況下出現(xiàn)心部未熔粒子的概率要高于錐形Laval陽極噴嘴，這跟前期工作中標(biāo)準(zhǔn)圓柱形噴嘴制備的Al2O3涂層表面含有更多的未熔粒子和沉積效率較低的現(xiàn)象相符．

圖13 兩種噴嘴條件下粒子表面溫度（a）和心部溫度（b）的演變過程Fig 13 The evolution of particle（a）surface temperature and（b）core temperature under two kinds of nozzles

在涂層孔隙率和結(jié)合強(qiáng)度方面，噴涂粒子的飛行速度貢獻(xiàn)要大于其熔化程度，標(biāo)準(zhǔn)圓柱形噴嘴的高飛行速度粒子對已沉積涂層的夯實(shí)作用更為顯著，使涂層結(jié)合更為緊密．綜上可知，在相同噴涂條件下，標(biāo)準(zhǔn)圓柱形陽極噴嘴因噴涂粒子飛行速度高，適合制備致密且結(jié)合強(qiáng)度高的涂層，而錐形Laval噴嘴因產(chǎn)生的等離子射流溫度速度衰減慢、射流直徑粗，適合制備高沉積效率的多孔涂層．

3 結(jié) 論

（1）在工作電流為650 A，Ar和H2分別為40和10 slpm的噴涂條件下，錐形Laval陽極和標(biāo)準(zhǔn)圓柱形陽極的電壓降分別為62和70 V，且前者產(chǎn)生的大電流密度區(qū)域明顯要小得多．小尺寸的標(biāo)準(zhǔn)圓柱形陽極通道對等離子體較強(qiáng)的箍縮作用使其產(chǎn)生了更大的流動(dòng)速度，錐形Laval陽極和標(biāo)準(zhǔn)圓柱形陽極噴嘴內(nèi)最大的馬赫數(shù)分別達(dá)到了0.96和0.45．

（2）等離子射流在標(biāo)準(zhǔn)圓柱形陽極出口截面處的最高溫度和最大速度分別為13452 K和2160 m/s，均大于錐形Laval陽極的12356 K和624 m/s．后者產(chǎn)生的等離子射流在軸向和徑向均有更大的空間尺寸，并且對應(yīng)的溫度和速度衰減梯度較小．

（3）較小的粒子飛行速度增加了它們在等離子射流中的停留時(shí)間，獲得更為充分加熱和熔化，與此同時(shí)在整個(gè)飛行范圍內(nèi)表現(xiàn)出更大的升溫和降溫過程．錐形Laval陽極產(chǎn)生的等離子射流尤其利于粒徑稍粗、數(shù)量較多的粒子加熱熔化，從而提高涂層的沉積效率．相比較而言，在等離子射流中小粒徑噴涂粒子具有更快的升溫加速和降溫減速的特點(diǎn)．