J. Plasma Fusion Res. Vol.88, No.5 (2012)２
７６‐２８０講座 アークプラズマによる接合プロセス

１．アーク溶接におけるプラズマの特性
田 代 真 一，田 中

学

大阪大学接合科学研究所（原稿受付：２
０
１
２年４月１
２日）

アーク溶接は高融点金属であるタングステンまたは溶接ワイヤを電極として用い，これと材料との間に発生するアーク放電を介してアークプラズマを生成し，これを熱源として母材を溶融接合するプロセスである．本講座ではアークプラズマによる接合プロセスと題して，アーク溶接におけるプラズマの熱源特性の制御のための基本となる，プラズマ特性や電極現象，ならびに材料に生じる溶融池の現象について解説するとともに，プラズマと電極及び溶融池間での熱的・力学的相互作用等についても述べる．
Keywords:
Joining, Welding, Arc plasma, Thermal plasma, Heat source, Transport property

１．
１ はじめにても述べる．以下に本講座の構成を述べる．

金属の接合法は，その機構によってリベットやボルト締

１回目ではアーク溶接におけるプラズマの特性についてめなどを使って部材をつなぐ「機械的締結」，のりや樹脂述べる．溶接施工時に溶接金属に窒素が混入した場合，ブなどによる「接着」，および材質的結合である「溶接」に大ローホールと呼ばれる気泡の発生や溶接金属の靭性低下と別される．溶接は金属同士を連続的に一体化する接合法でいった問題が生じることから，アーク溶接では多くの場あり，継手構造が簡単，材料の節減が可能で経済的，優れ合，シールドガスと呼ばれるガスにより，大気からアーク

た機密性・水密性等の利点から，現在，接合技術の主流にプラズマ及び溶融金属を遮へいしており，溶接金属の品質なっている．

を確保する上で重要な役割を果たしている．これはプラズ

アーク溶接はコストや汎用性の高さから最も広く用いらマの雰囲気ガスとなるため，アークプラズマの特性はこのれている溶接プロセスであり，非消耗電極を用いる Gas

シールドガスの物理的性質に強く依存することとなる．こTungsten Arc（GTA）溶接と消耗電極を用いる Gas Metal

こでは，アークプラズマの熱源特性を把握する上で不可欠

Arc（GMA）溶接に大別される．GTA 溶接は高融点金属でな情報となるプラズマの温度分布の測定法について説明すあるタングステンを陰極として用い，陽極となる母材とのる．またこれに加えて，アークプラズマの熱源としての集間に発生するアーク放電を介してプラズマを生成し，これ中性等に強い影響を及ぼす熱的ピンチ効果［１］について触を熱源として母材を溶融接合するプロセスである．一方，れるとともに，シールドガスの熱力学・輸送特性が熱源特

GMA 溶接では，溶接ワイヤを陽極とし母材を陰極とする．

性に及ぼす影響等についても述べる．

アークプラズマにより溶接ワイヤは溶融し，ワイヤ端には

２回目ではこのアークプラズマへの金属蒸気混入がプラ

溶滴が形成される．この溶滴が外力を受けてワイヤ端を離ズマ特性に及ぼす影響に焦点を絞り解説をする．アーク溶

脱し，母材へと移行することにより溶接が行われるので，接では溶融池や溶接ワイヤ端に形成される溶滴から多量の熱源となるプラズマの状態は，時間的・空間的に激しく変金属蒸気が発生し，これがアークプラズマ中に混入するこ化することになる．この溶滴移行現象はアークプラズマのとによりプラズマの電気伝導率や放射強度等が大きく変化

安定性を支配し，溶接品質にも強く影響を及ぼす．このたし，プラズマ温度の低下をもたらすこととなる．その結果，め，アーク溶接プロセスの更なる高能率化および高品質化

材料への入熱特性にも強い影響を及ぼすことが明らかとなをめざし，アークプラズマの熱源特性の制御を目的としたり［２］，近年特に注目を集めている．まず，金属蒸気濃度

研究が盛んに行われている．

の計測法について説明し，続いてアークプラズマ中での金本講座ではアークプラズマによる接合プロセスと題し

属蒸気の輸送現象ならびに金属蒸気の混入により生じるプて，アーク溶接におけるプラズマの熱源特性の制御のため

ラズマの温度低下等について述べる．また，金属蒸気がの基本となる，プラズマ特性や電極現象，ならびに材料にアークプラズマから周囲空間へと輸送される際に，冷却に生じる溶融池の現象について解説するとともに，プラズマ伴い形成されるヒューム（ナノ・マイクロメータサイズのと電極および溶融池間での熱的・力学的相互作用等につい微粒子）についても併せて紹介する．

Joining Process with Arc Plasma
1. Plasma Properties in Arc Welding
TASHIRO Shinichi and TANAKA Manabu

corresponding author’s e-mail: tashiro@jwri.osaka-u.ac.jp

２７６!2012 The Japan Society of Plasma
Science and Nuclear Fusion ResearchLecture Note

1. Plasma Properties in Arc Welding

S. Tashiro and M. Tanaka

反応速度が無限大と仮定でき，局所的に熱平衡が成立すると仮定するものである．この場合，電子温度，ガス温度な
どの温度がすべて等しいとすることができるほか，プラズ
マの輸送特性や熱力学特性，放射強度等は，温度と圧力のみの関数として扱うことができる．
アーク溶接でのプラズマ温度分布の測定には FowlerMilne 法や二線相対強度比法，Boltzmann plot 法等が一般的に用いられている．ここではこれらの中から，局所熱平衡を仮定し，単一のスペクトルにより高温から低温領域まで比較的安定に温度測定が可能な測定法である FowlerMilne 法について，アルゴンアークを例にとって説明する．
まず，図２に示す様にSahaの熱電離平衡式からプラズマの粒子組成を温度の関数として求める［５］．そして，アルゴン原子密度から線スペクトル放射強度（ArI を利用する
図１

場合には波長 696.5 nm 等）を 温 度 の 関 数 と し て 算 出 す

GTA 溶接における力学的・熱的バランス．

る．図３は正規化した単位体積あたりの放射強度を温度の３回目では電極および溶融池の現象ならびにこれらと関数として示したものであるが，約 15,000 K に放射強度のアー ク プ ラ ズ マ と の 相 互 作 用 につ い て 述 べ る．図１はピークが生じることがわかる．これは，約 15,000 K 以下で

GTA 溶接における力学的・熱的バランスの概要を示した

は温度の上昇に伴い一原子あたりの線スペクトル放射強度

ものである．非消耗電極を用いる GTA 溶接では，アークプが増加するが，これ以上の温度では電離が進行し原子の数ラズマとの熱的バランスにより，電極の表面温度や実効仕密度が低下するため放射強度が減少し，結果として約事関数等が決まる［３］．これらは陰極点の熱電子放出特性15,000 K で放射強度がピークとなる．そして，測定した放に影響し，プラズマ中の電流密度の変化を通じて，プラズ

射強度分布を正規化し，最大値である１となるポイントを

マの温度ならびに陰極先端近傍での電磁ピンチ力を駆動力

見つけ，そのポイントでの温度が 15,000 K であるという仮としたプラズマ気流の速度に影響する．一方，消耗電極で定のもと，図３の関係から温度を決定していくことができる．

は特にワイヤ端の溶滴が離脱し材料へと移行する溶滴移行

例として，我々の研究グループで実施したアークプラズ

現象の安定性が重要となる．この溶滴の離脱は，プラズママの温度分布の測定結果を紹介する［６］．前述のように，気流によるせん断力やアーク圧力等を介したアークプラズ
マとの力学的なバランスに影響を受け，シールドガスの物性や電流値等にも強く依存する．材料の溶け込み形状は，プラズマからの入熱に加え，溶融池対流による熱輸送現象に依存する．この溶融池対流の主な駆動力は，電磁力やマランゴニ力，プラズマ気流によるせん断力や浮力等であり［４］，中でも電磁力やせん断力（摩擦力）はプラズマの電流
密度やプラズマ気流速により決まるため，要求される溶け込み形状を得るためにはプラズマ特性のコントロールが不可欠となる．近年では，以上のようなアークプラズマと電極および溶融池との相互作用についての数値シミュレー
図２

ションによる研究が盛んに行われているため，これらも交アルゴンアークプラズマの粒子組成．

えて紹介する．

１．
２ アーク溶接におけるプラズマ温度分布測定
アーク溶接プロセスにおいては，アークプラズマからの入熱が母材の溶け込み形状等を直接的に支配するため，
アークプラズマの温度分布の把握がプロセスの最適化を図る上で重要な鍵となる．
アーク溶接プロセスでは，アークプラズマと電極や材料表面間の遷移領域等を除いたアーク柱の大部分において，プラズマは局所熱平衡近似が成立するものと考えられており，プラズマの温度分布等の測定や電磁流体モデルを用いた解析には，負荷軽減のため，多くの場合この近似が用い
図３

られている．局所熱平衡近似とは，プラズマ中のすべての
２７７

アルゴン原子による放射強度の温度依存性．

Journal of Plasma and Fusion Research Vol.88, No.5 May 2012

高温となった溶接ワイヤの溶滴や溶融池の表面から発生すが明らかとなった．これは溶滴からの金属蒸気の混入がプる多量の金属蒸気のプラズマへの混入によって，電気伝導

ラズマ温度の低下を介して母材への入熱に強い影響を及ぼ

度等の物性値が著しく変化する．これがアークの温度低下

していることを示唆している．

等を引き起こし，さらには母材への入熱を低下させると考上記のように，多くの研究では簡便さから軸対称分布をえられている．したがって，アーク溶接プロセスにおける

仮定している．しかしながら，実際の生産現場における溶熱輸送現象を正しく理解するためには，金属蒸気が溶接プ

接は，様々な複雑な継手形状に対して行われるほか，高効

ロセスに及ぼす影響の解明が不可欠となる．この影響の検率化をめざして複数の電極により溶接が適用される等，討のため，アークの温度分布および金属蒸気の濃度分布のアークの形状が非軸対称分布となるものが数多く存在する．

測定を行った．金属蒸気の濃度分布を測定するために，そこで小西らは，医療用 CT（Computed Tomography）

アークから発せされる放射光の二つの波長の線スペクトル

スキャンの原理を応用し，GTA の三次元温度分布を測定

強度について，２次元分布を同時に撮影可能な実験装置をしている［７］．これは，アーク軸に対して垂直な面上を検構築している．具体的には，アークからの放射光をスプ出器が走査し，多方向からの積分放射光量を計測し，逆問リッターにより二つに分離して，それぞれを回折格子を用題として求めたい放射強度分布を再構成する手法である．

いて分光し，高速度ビデオカメラで撮影した．これらのう

図５に，カスプ型磁場を用いることでアークを楕円形状化

ちの一つで原子の線スペクトルを測定し，Fowler-Milne

し，非軸対称となったアークの三次元温度分布の測定結果

法によりアークの温度分布を求め，もう一つで金属原子のの一例を示す．楕円形状化によりアーク溶接の高能率化を

線スペクトルを測定し，温度分布のデータに基づき金属蒸実現している．ArI スペクトル（波長 696.5 nm）を測定し，気の濃度分布を算出した．図４にシールドガスとして純ア

Fowler-Milne 法を用いて温度を算出している．測定結果よルゴンを用いた GMA 溶接における，プラズマ温度分布おり，150 A のアークでは磁気制御により最高温度が約 2,000

よび金属蒸気濃度分布の一例を示す．ここでは簡便さから

K 程度低下することが明らかとなった．

軸対称分布を仮定し，アーベル変換処理を通じて観測視線

これらの例に見られるように，近年の測定技術の進歩に方向の積分光量から単位体積あたりの放射強度に変換し，より，複雑な空間構造を持ち激しく時間変化するような温度分布および濃度分布を算出している．測定の結果，数アークプラズマに対しても温度分布の評価が可能となりつ

十 Hz に及ぶ溶滴移行に伴うプラズマ温度分布および金属

つある．

蒸気濃度分布の複雑な時間変化をとらえることに成功して

１．
３ シールドガスの熱力学・輸送特性がアークの熱源特性に及ぼす影響

いる．溶滴が溶接ワイヤ先端から離脱し母材へと移行していく過程において，特に溶接ワイヤの下部において金属蒸気濃度の増加が見られ，同領域ではプラズマ温度が大きく

溶接施工時に溶接金属に窒素が混入した場合，ブロー

低下し，温度分布は低温の金属プラズマと，その周囲の高ホールと呼ばれる気泡の発生や溶接金属の靭性低下といっ温のシールドガスプラズマのリング状二重構造となることた問題が生じることから，アーク溶接では多くの場合，
シールドガスにより，大気からアークプラズマおよび溶融
金属を遮へいしている．これはプラズマの雰囲気ガスとなるため，アークプラズマの熱源特性は使用するシールドガ
スの熱力学・輸送特性に強く依存することとなる．
アーク溶接において，施工能率の向上を実現するためには，シールドガス組成の最適化を通じて熱的ピンチ効果（アークが緊縮する効果）を発現させ，熱の集中性の高いアークを生成することが求められる．シールドガス種としては，主にアルゴン，ヘリウム，水素，二酸化炭素等が用い

図４

GMA 溶接における温度分布および金属蒸気濃度分布測定．

図５

２７８

カスプ型磁場による非軸対称 GTA の３次元温度分布測定［７］．

Lecture Note

1. Plasma Properties in Arc Welding

S. Tashiro and M. Tanaka

られている．ここでは，シールドガス組成の最適化のためがわかる．この理由は，ヘリウムの電離電圧が 24.48 eVの指針を得るために，数値シミュレーションによる仮想実で あ り，他 の 分 子 の 電 離 電 圧（例 え ば ア ル ゴ ン で は験を通じて，シールドガスの熱力学・輸送特性がアークの15.76 eV）に比べて非常に大きく，ヘリウムが電離しにく

熱源特性に及ぼす影響について検討した結果を紹介する．

いことに起因したものである．

ここでは，熱力学・輸送特性の中で比熱，熱伝導率およ

図７は空想した（a）比熱と（b）
熱伝導率を示したもので

び電気伝導率が熱源特性に及ぼす影響を個別に検討するたある．比熱は 9,000 K 以下をヘリウムの比熱，9,000 K 以上

め，我々の研究グループによるガスタングステンアークのを炭酸ガスの比熱に等しくさせた．熱伝導率はヘリウムの軸対称２次元定常数値解析モデルを利用して，比熱のみがそれに等しくさせた．なお，密度，電気伝導率，粘性など高い空想のアルゴンガスと熱伝導率のみが高い，または電の他の物性値はアルゴンのままである．

気伝導率のみ低い空想のアルゴンガスをシールドガスに使

図８はそれぞれ（a）通常のアルゴンおよび（b）比熱のみ用した場合のアーク形態を仮想実験により観察してみた．

が高い場合，（c）
熱伝導率のみが高い場合，（d）電気伝導用いた支配方程式，仮定，境界条件，繰り返し計算手法等

率のみが低い場合の温度場と流れ場を示している．アークの数値解析方法については，文献に詳しく説明されている

電流 150 A およびアーク長 5 mm はともに一定とし，母材ため［４］，本講座では省略する．

に水冷銅板を想定した．

図６は大気圧における各種ガスの（a）比熱と（b）熱伝導

仮想実験により，比熱が高い場合にアーク柱が著しく緊率，（c）電気伝導率の温度依存性を示したものであり，と縮していることがわかる．通常のアルゴンアークでは，プ

もに文献値をもとに整理してまとめたものである［５］．ガ

ラズマの最高温度が 17,000 K，タングステン電極からアースの熱力学・輸送特性にはガス分子の電離電圧が大きな影

ク中心部を通って銅陽極表面に向かって流れるプラズマ気

響を与えるが，それ以外にもガス分子の質量，ガス分子が流の流速が最大で 217 m/s になっている．また，陰極先端

多原子分子であるならば解離電圧，原子数や分子構造など

より 2 mm の位置におけるアーク柱径（3,000 K の等温線にも重要な因子になる．

相当）は約 10 mm である．同じ位置での比熱が高い場合のアーク溶接の最も一般的なシールドガスであるアルゴンと比較すると，熱伝導率では，水素とヘリウムが大きいが，

（a）

（b）

主として分子の質量および半径が小さいため熱速度と平均自由行程が大きくなることに起因している．
一方，比熱においては，ヘリウムは質量が小さいために見掛けの比熱が大きくなっているが，炭酸ガスに代表されるように，単原子分子に比べて多原子分子は解離反応の他に分子の振動や回転のエネルギーも加わるため比熱が大きくなる．比熱と熱伝導率を 10,000 K 程度までの温度範囲で
図７

みると，アルゴンに比べて，比熱では炭酸ガスの場合に最大で約１０倍，熱伝導率では水素の場合に最大で約１００倍に

仮想プラズマの熱力学・輸送特性．

（a）

（b）

（c）

（d）

なることがわかる．
ヘリウムの電気伝導率はアルゴンばかりでなく，他の多原子分子ガスの電気伝導率に比べても圧倒的に小さいこと
（a）

（b）

（c）

図６

各種プラズマの熱力学・輸送特性．

図８

２７９

仮想プラズマの温度・速度分布［１］．

Journal of Plasma and Fusion Research Vol.88, No.5 May 2012

アーク柱径は約 3.5 mm とアークが緊縮し，プラズマ気流

（a）

（b）

速度と中心部 の プラ ズ マ 温 度 が 上 昇 し，流 速 は 最大で888 m/s に達するとともに温度は 27,000 K に達している．
一方，熱伝導率が高い場合，アーク柱は逆に膨張していることがわかる．同様に陰極先端より 2 mm の位置におけるアーク柱径は約 12 mm になっている．アークが拡がった
分，プラズマ気流速度と中心部のプラズマ温度が低下し，速度は 173 m/s に低下するとともに温度も 15,000 K に低下している．
以上のように，数値計算シミュレーションによる仮想実図９

験を通じた簡単な考察によると，アークにおける熱的ピンヘリウムおよび炭酸ガスプラズマの温度・速度分布．

チ効果は，主としてシールドガスが有する物性の中で熱伝導率よりも比熱の大きさに関わることがわかる．比熱が大比べてアークを明らかに緊縮させる．プラズマ気流速度はきい場合，アーク周辺への熱拡散が小さくなるためにアー最大で 748 m/s に達するとともにプ ラ ズ マ 最 高 温 度 も

ク電流の通電経路が高温となるアークプラズマの中心付近

25,000 K に達している．しかしながら，この炭酸ガスアーに制限される．このため，電磁ピンチ効果が大きくなり誘クは比熱のみが高い空想のシールドガスを使用したガスタ

起されるプラズマ気流が増大し，対流に伴う熱損失によるングステンアークに比べて熱的ピンチ効果が小さい．このアークプラズマの冷却が促進される．この結果として，主たる理由は，図６に示す現実のガスにおいて，比熱の大アーク柱の緊縮が生じるが，それが熱的ピンチ効果の本質

きいものは熱伝導率も大きくなるためである．ガスの熱伝である，と整理することができる．一方，シールドガスの導率の高さは外方向へのアークの拡がりを助長するため，

熱伝導率の高さは，外方向へのアークの拡がりの他に，タ比熱の大きさによるアークのピンチ効果との相互バランス

ングステン電極先端部における高温部の拡がりをもたらによって炭酸ガスアークのフレームが形成されている．

す．このため，電極先端部の熱電子放出が可能な面積が増

さて，いわゆる熱伝導型の熱的ピンチ効果は，プラズマ

加することによりアークのルート部が拡大し，電極近傍でアークやプラズマジェットで観察されるように，ガスではの電流密度が低下することから電磁ピンチ効果が弱くななく固体の水冷ノズルによって器壁安定化された場合である．結果的にプラズマ気流の運動量が小さくなり，アーク

る．また，アークプラズマ中への金属蒸気の混入によって圧力すなわちアークから母材への圧力が小さいソフトな熱放射損失が増加するが，混入率によっては放射によるアー源を生む働きをすると考えられる．

クプラズマの熱損失が非常に大きくなり，アークが緊縮す

続いて，電気伝導率のみが低い空想のアルゴンガスをる場合のあることが同様の仮想実験により指摘されている

シールドガスに使用した場合のアーク形態を仮想実験し［２］．これは放射型の熱的ピンチ効果として捉えることがた．なお，電気伝導率は図６に示したヘリウムのそれに等できる．

しくさせた．図に見るように，アーク柱の中心部全域にわ

以上のように，数値シミュレーションによる仮想実験をたって高温域 が 陽極 近 傍 ま で 到 達 し，そ の 最 高 温度が通じて，シールドガスの熱力学・輸送特性のうち，特に比27,000 K に達していることがわかる．電気伝導率が低い場

熱が大きい場合および電気伝導率が小さい場合，アークが合も，比熱が高い場合と同様に，プラズマ中央部の高温領

熱的ピンチ効果により緊縮し，その熱の集中度が上昇する域にのみ十分な電子が存在可能となり，結果的にアーク電ことが確認された．２０１１年の本誌小特集［８］では，本知見に流が中央部に集中して熱の集中性が高くなる．

基づいて，混合ガス組成の設計を行った例について紹介し図９はそれぞれ，現実の（a）ヘリウムおよび（b）炭酸ガスているので，そちらについても参考にしていただきたい．

をシールドガスとして使用した場合のガスタングステン

参考文献

アークの数値計算結果である．
ヘリウムアークについては，電離しにくいという広義な［１］田中 学，田代真一：溶接学会論文集 25, 336 (2007).
［２］S. Tashiro et al., Science and Technology of Welding andJoining. 12, 208 (2007).
［３］M. Tanaka et al., J. Phys. D: Appl. Phys. 38, 29 (2005).
［４］M. Tanaka et al., Plasma Chemistry and Plasma Processing 23, 585 (2003)［５］M.I. Boulos, P. Fauchais and E. Pfender, Thermal Plasmas,
Vol. 1 (Plenum Press, New York, 1994).
［６］M. Tanaka et al., 64th Annual Assembly of Int. Inst. Welding (IIW), (2011), IIW Doc. 212-1194-11.
［７］小西貴也 他：溶接学会論文集 29, 274 (2011).
［８］田中 学，田代真一：プラズマ・核融合学会誌 87, 522(2011).

意味での熱的ピンチ効果によって，アークの通電経路が緊縮し，高い熱伝導率によってアークプラズマのフレームが拡がっている，ということができる．なお，ヘリウムアー
クの場合，アーク圧力が小さくなることが実験的によく知られている．
比熱の大きい炭酸ガスをシールドガスとして使用した場
合，炭 酸 ガ ス は CO２か ら CO と O へ の 解 離，さ ら に CO
から C と O への解離があるので，それぞれ 3,000 K 付近と7,000 K 付近に熱解離頻度のピークが存 在 す る．こ のため，図６に見るように，それぞれの温度域に比熱のピークが現れる．この比熱の大きさが，通常のアルゴンアークに
２８０

J. Plasma Fusion Res. Vol.88, No.6 (2012)３
３２‐３３８

講座 アークプラズマによる接合プロセス

２．アークプラズマへの金属蒸気混入の影響
田 代 真 一，田 中

学

大阪大学接合科学研究所（原稿受付日：２
０
１
２年５月２
４日）

アーク溶接では溶融池や溶接ワイヤ端に形成される溶滴から多量の金属蒸気が発生し，これがアークプラズ
マ中に混入することにより，プラズマ物性の変化を通じてプラズマ温度分布等が大きく変化する．その結果，材料への入熱特性にも強い影響を及ぼすことが明らかとなり，近年特に注目を集めている．講座２回目ではこのアークプラズマへの金属蒸気混入の影響に焦点を絞り解説をする．まず，金属蒸気濃度分布の計測法について説
明し，続いてアークプラズマ中での金属蒸気の輸送現象ならびに金属蒸気の混入により生じるプラズマの温度低下等について述べる．また，金属蒸気がアークプラズマから周囲空間へと輸送される際に，冷却に伴い形成されるヒューム（ナノ・マイクロメータサイズの微粒子）についても併せて紹介する．
Keywords:
Joining, Welding, Arc plasma, Thermal plasma, Heat source, Meta vapor, Fume２．
１ アークプラズマへの金属蒸気混入の影響とから最近までこの現象は確認されてこなかった．近年，近年の数値解析の進歩は，溶接アーク現象の定量的な理S. Zielinska［３］らは包括的な実験的研究により GMAのプラ解に大きく貢献している．特に，GTA 溶接では，完成度のズマ温度を測定し，Ton の提案した低温領域の存在を確認

高い数値解析モデルが登場し，熱・物質輸送やそれに伴うした．S. Zielinska らは，アークのプラズマ温度はアーク軸

溶込み形状など，生じる現象を精度よく予測できるまでにから離れた位置にてピークとなり，最大約 13,000 K となる至ってきた［１］．しかしながら，GMA 溶接では，いまだにことを見出した．また，アーク中心領域では 7,000 K 程度に十分な数値解析モデルがなく，実際の現象に対して矛盾のまで温度低下することを明らかにした．同時にアーク中心

ない解析結果は得られていない．これは，消耗電極である領域において金属蒸気の存在を確認するものの，定量的な溶接ワイヤ端での溶融，溶滴形成，溶滴離脱，といった一濃度の同定には至っていない．ごく最近，M.E. Rouffet［４］

連の溶滴移行現象が複雑であることと，ワイヤ端で発生すらは，Boltzmann plot 法により実験的にアーク軸近傍の温る金属蒸気がプラズマ気流によってアークプラズマ中心部

度を約 8,000 K となることを示し，これまでの推測をよりに輸送されることにより，アークプラズマの状態が大きく確実なものとした．さらに，同時に金属蒸気の定量的な濃変貌することにある．後者の金属蒸気の発生については，度の同定に成功し，アーク中心領域において金属蒸気濃度

当然，GTA 溶接においても見られる現象であるが，非消耗（モル）が約 70％ に達することを示した．しかしながら，こ電極式の GTA 溶接では，基本的に，金属蒸気の発生が溶融れまでの実験におけるアークの温度分布測定結果は，測定池表面からのみに限定される上，発生する金属蒸気が上流

装置の制約上，アーク柱のある高さの半径方向分布のみで側からのプラズマ気流によって溶融池表面に沿って吐き出あり，未だに GMA の全体像が捉えられていない．

されるため，アークプラズマへ侵入する金属蒸気量が少な

そこで本講座では，高速度画像分光法を用いたアークプ

く，その影響は小さい．このため，数値解析モデルの中に

ラズマの動的な温度分布と金属蒸気の動的な濃度分布の測金属蒸気を考慮に入れずとも，数値解析結果は実際の現象定を行うとともに，数値シミュレーションも併せて実施

を十分に捉えることができた．一方，GMA 溶接では，アー

し，溶滴移行現象を伴う GMA 溶接における金属蒸気挙動

クプラズマ中心部への金属蒸気の侵入がプラズマの放射損の解明を試みた最新の研究成果［５，６］を紹介する．

失，温度分布，電子密度分布，電流密度分布，入熱密度分２．
１．
１ 金属蒸気プラズマの実験観察方法

布などを大きく変貌させ，最終的には，溶接熱源として重本研究で使用した実験装置の概略図を図１に示す．装置

要な熱効率を大きく変化させていることが容易に推察されは GMA トーチ，インバータ電源，ワイヤ送給装置，分光器

る．

２台，高速度ビデオカメラ２台，PC から構成されている．

H. Ton［２］は実験観察を通してGMAにおけるアーク軸近本研究で用いた分光器は，チェルニ・ターナー式であ傍の温度が金属蒸気の存在によって周囲に比べて低下してり，２４００本/mmの回折格子によって波長分解能0.6 nmを達いる可能性を提案したが，溶滴移行が観察の障害となるこ成している．求まった光の強度の分布を，アーベル変換処

2. Influence of Admixture of Metal Vapor to Arc Plasma
TASHIRO Shinichi and TANAKA Manabu

author’s e-mail: tashiro@jwri.osaka-u.ac.jp

３３２!2012 The Japan Society of Plasma
Science and Nuclear Fusion ResearchLecture Note

2. Influence of Admixture of Metal Vapor to Arc Plasma

図１

S. Tashiro and M. Tanaka

実験装置構成．

理した後，Fowler-Milne 法や二線強度比法からセル（高速デジタルビデオカメラの画素に相当）ごとの温度データと図２して導出した［７］．一方，金属蒸気濃度は次のように導出

GMA 外観．

された．プラズマ温度分布が既知となっているので，一旦，FeI（538 nm）の線スペクトル強度分布から相対濃度分布を導出した．その後，別途，９５％アルゴン＋５％水素の混合シールドガスを用いて GMA 溶接を行い，水素原子の H!線（486.1 nm）による Stark 拡がりから，アーク中心軸上のある点における電子密度の時間平均値を求めた．この電子密度と同じ空間位置における時間平均されたプラズマ温度の関係から局所熱平衡を仮定することによって，その位置における鉄蒸気の時間平均濃度が算出される．その数値を基に，GMA 全体にわたる鉄蒸気の相対濃度分布から絶対濃度分布へ変換した．なお，高速度ビデオカメラによる撮影条件としては，２０００コマ／秒の撮 影 速 度 で 撮影し，シャッター速度も撮影速度と同じく２０００コマ／秒とした．
本実験では，ワイヤチップから母材までの距離を 25 mmとした．陽極には純鉄ワイヤ（1.2 mm径），陰極にはSS400
鋼板を用いた．溶接電流はパルス溶接電流とし，ピーク電流を 450 A，ベース電流を 50 A，平均溶 接 電 流 を 250 Aとした．また，アーク電圧を 35 V とした．これにより１パ
ルス１溶滴移行となるようにした．シールドガスは純アル
ゴンとし，そのガス流量は 20 "/min とした．
２．
１．
２ プラズマ温度分布
図２に分光器を用いずに高速度ビデオカメラによって撮影された GMA 外観の動画の一例を示す．溶接ワイヤと溶融池間に発生したアークプラズマは，アーク軸付近では輝度の高い青色の発光となるが，その周囲では輝度の低いやや赤色の発光となることがわかる．これはアーク軸付近のプラズマには強い紫外光を発する金属蒸気が高い濃度で混入し，その周囲を覆うようにアルゴンプラズマが存在していることを示唆している．また，溶接ワイヤ直下に球状の

図３ （左）ArI（696 nm）線 ス ペ ク ト ル 強 度 分 布，（中 央）FeI（538 nm）線スペクトル強度分布および（右）アークプラズ
マ温度分布．

溶滴が形成され，これが溶融池へと移行していく様子が確認できる．
図３に図２において測定領域と記された領域の ArI（696nm）の線スペクトル強度分布と FeI（538 nm）の線スペクの温度分布は 4,000 K から 7,000 K 程度に分布しており，周トル強度分布，ならびに Fowler-Milne 法によって同定され辺部においての温度分布は 10,000 K から 12,000 K となってた温度分布の動的変化を示す．０msから1.5 msにかけてはいる．これにより，M.E. Rouffet［４］らによって示された

ベース電流の様子を示しており，2.0 ms から 4.5 ms にかけ

アーク中心部の温度低下が確認されるとともに，溶滴移行てはピーク電流の様子を示しており，5.0 ms において再び現象を伴う GMA 溶接の動的な温度分布の全体像が示されベース電流のときの様子を示している．ベース電流での温た．溶滴移行や溶接電流値の変動に併せてプラズマ温度も度は中心軸近傍で 3,000 K から 5,000 K 程度に分布してお変動するものの，GMA は中心部の低温域と周辺部の高温り，周辺部では 6,000 K から 8,000 K 程度に分布しているこ域の二つの領域に明確に分離されることが明らかになっとがわかる．ピーク電流においては，アーク中心軸近傍でた．
３３３

Journal of Plasma and Fusion Research Vol.88, No.6 June 2012２．
１．
３ プラズマ中の金属蒸気挙動

５０％程度まで低下する．しかしながら，アーク柱内を移行

図４に図３と同じ時間帯における ArI（696 nm）の線ス

中の溶滴が存在するため，飛行中の溶滴より下流側，つま

ペクトル強度分布と FeI（538 nm）の線スペクトル強度分り，溶滴と母材溶融池の間では，鉄蒸気濃度は１００％近くに布，ならびに鉄蒸気濃度分布の動的変化を示す．０ms から達する高濃度のまま保存される．これは，高速のプラズマ

1.5 ms のベース電流期間には，電磁的ピンチ効果によって気流の流れが溶滴によって阻害されるため，溶滴より下流誘起されるプラズマ気流の速度が遅く，プラズマ気流によ側ではプラズマ気流の速度が低下し，結果的にプラズマ気る希釈効果が弱められるため，鉄蒸気濃度が１００％近くに流による希釈効果が及ばず，溶滴からの持続的な鉄蒸気の達しており，アーク中心部は鉄蒸気プラズマ化している．

発生と相まって，鉄蒸気が高濃度のまま維持されるものと一方，2.0 ms からピーク電流に切り替わると，ワイヤ端の考えられる．さらに，5.0 ms において再びベース電流に切溶融金属表面から発生する鉄蒸気量が増大するものの，プり替わるが，プラズマ気流の速度の低下によって急激にプ

ラズマ気流の速度が上昇するため，プラズマ気流による希ラズマ気流による希釈効果が弱まるため，アーク柱の中心

釈効果が強まり，結果的にアーク中心部の鉄蒸気濃度が部全体が再び１００％近くに達する高濃度の鉄蒸気プラズマとなる．
以上をまとめると，溶接ワイヤ端近傍で誘起されるプラ
ズマ気流は，アーク中心軸を通って，溶融池表面で方向を変えた後，溶融池表面に沿ってアーク外側に吐き出される．この高速のプラズマ気流の流れに沿って，ワイヤ端溶
融部から蒸発した鉄蒸気が流束となってアーク中心部に輸送される．その濃度は，プラズマ気流の速度に依存し，パルス溶接電流の場合，ベース電流期間ではプラズマ気流の希釈効果が弱まるため１００％近くに達し，一方，ピーク電流期間では希釈効果が強まるため５０％程度になる．また，プ
ラズマ中に溶滴が存在する場合，溶滴の下流側ではプラズ
マ気流の流れが阻害されるため，希釈効果が弱まり，鉄蒸
気濃度が高濃度化する．
プラズマ温度としては，鉄蒸気濃度の増加とともにプラ
ズマ温度が低下する．すなわち，アークプラズマ中を輸送する鉄蒸気流束の存在領域においてプラズマ温度が低下
し，ベース電流期間ではアーク中心軸近傍で 3,000 K から
5,000 K 程 度 ま で 低 下 す る の に 対 し，そ の 周 辺 部 で は6,000 K から 8,000 K 程度になっている．ピーク電流期間では，アーク中心軸近傍で 4,000 K から 7,000 K 程度であるものが，その周辺部において 10,000 K から 12,000 K に達している．
したがって，GMA 溶接では，図５に示すように，アーク

図４ （左）ArI（696 nm）線 ス ペ ク ト ル 強 度 分 布，（中 央）FeI（538 nm）線スペクトル強度分布および（右）鉄蒸気濃度分
布．

図５

３３４

GMA 構造の模式図．

Lecture Note

2. Influence of Admixture of Metal Vapor to Arc Plasma

S. Tashiro and M. Tanaka

プラズマ中の金属蒸気の影響により，プラズマ中は低温中心部の金属蒸気プラズマ領域と高温周辺部のシールドガス
プラズマ領域の二重構造になっていることが実験的に明らかになった．
２．
１．
４ 数値シミュレーションによるプラズマ温度低下メ
カニズムの検討
続いて，実験観察より明らかとなったアーク軸付近でのプラズマ温度低下のメカニズムを検討するため，数値シ
ミュレーションによる仮想実験を実施した．図６は，軸対称２次元で定常状態を仮定した，純アルゴン雰囲気における GMA の金属蒸気濃度分布の計算結果である．具体的な計算手法については，参考文献［６］にて詳しく述べられている．金属蒸気濃度分布に及ぼす各蒸発源の影響を個別に検討するために，（a）溶接ワイヤおよび溶融池からの蒸発を仮定した場合，（b）金属蒸気の蒸発がない場合，（c）溶接ワイヤからのみ蒸発がある場合，（d）溶融池からのみ蒸発がある場合の４条件について計算を行った．

図６

金属蒸気濃度分布．

図７

プラズマ温度分布．

金属蒸気源が「ない」場合には，当然ながら，アークプ
ラズマ中での金属蒸気は皆無である．また，金属蒸気源が「溶融池のみ」である場合には，金属蒸気がアークプラズマ
中へ混入するものの，その発生が高速のプラズマ気流の下流域にあたるため，金属蒸気が溶融池表面に沿ってアーク
外周域へ排出されるため，アーク中心部まで混入しないことを示している．一方，金属蒸気源が「電極先端のみ」にある場合，金属蒸気の発生がプラズマ気流の上流側に位置するため，プラズマ気流の流れに沿って金属蒸気がアーク
中心部へ流入することが明快に理解できる．当然ながら，
通常の GMA を想定した，金属蒸気源が「電極先端および溶融池」の場合，主として電極先端からプラズマ気流に乗って輸送される金属蒸気がアーク中心部へ混入している
ことがわかる．
図７は，図６と同じ計算によって得られたプラズマ温度分布である．図から明らかなように，金属蒸気がアーク中心部に混入した場合にのみ，実験結果で明らかになったよ
うに，低温の中心部と高温の周辺部からなる二重構造のGMAになることがわかる．これは，金属蒸気が混入するこムとして定義されている．

とによりプラズマからの輻射損失が増大し，金属蒸気が存在するアーク中心部において，「放射冷却」が生じるため

ここではまず第一にヒュームの発生量の低減が最も大事である［８，
９］．この効果については，既に Schnick［１０］にな課題となるが，これに加えて，ヒュームの組成は吸引しよって予測されていたものであり，あらためて実験と数値た際の人体に対する危険性に強く影響するほか，ヒューム

計算を通じて本研究によって確認された．

の形態や大きさの制御についても防じんマスク等による捕集効率を向上させる上で重要である．これまでのヒューム

２．
２ 金属蒸気からのヒュームの生成の研究報告は，実施工での利用率の高さから GMA 溶接を

前述のようにアーク溶接においては，溶接ワイヤ先端部

主な対象としその溶接条件とヒュームの発生量や組成とのの溶滴や母材の溶融池表面より，高温の金属蒸気が発生す関係を明らかにしたものが大部分を占めている．

る［１１］．これが周囲空間へと放出される過程において，場

例えば，菅らはアーク溶接中のヒュームの発生状況を高合によっては酸化を伴いながら，急激に冷却固化され，粒速度カメラにより観察し，溶滴等から蒸発した金属蒸気が径数nm〜100 nm程度の極めて微細な一次粒子（ナノ粒子）

プラズマ気流によりアーク柱下部から大気中に放出され，が形成される．更にその一部は凝集し，粒径が最大で数μm

酸化を伴い冷却凝縮してヒュームを生じることを定性的に程度となる二次粒子（クラスター）が形成され，アーク溶

説明し，さらに溶融池からの金属蒸気の発生量よりも溶滴接部から煙状となって放出される［１２］．この様な微細な鉱からのものが多いことを示した［１２］．Jenkins らは，GMA

物性粉塵は JIS 規格では溶接ヒューム，または単にヒュー溶接や被覆アーク溶接におけるヒュームの組成を，エネル
３３５

Journal of Plasma and Fusion Research Vol.88, No.6 June 2012

ギー分散型 X 線分光分析（EDS）を用いて測定した結果にを求め，これをヒューム生成モデルの計算条件として与えついて報告している［１３］．また，Bosworth らは GMA 溶接ることにより，ヒュームの生成機構を検討する．

における溶滴サイズがヒュームの生成レートに及ぼす影響

はじめに，GTA 溶接モデルを用いた場合の解析結果をを明らかにしている［１４］．しかしながら，これらの多くは紹介する［１８］．シールドガス組成は純ヘリウム，電流値は実験観察によるものであり，ヒュームの生成機構の理論的200 A を仮定している．図８に温度分布および金属蒸気濃な解明にまで踏み込んだ研究はほとんどみられない．なぜ度分布を示す．図中に白線で示した，核生成域近傍におけなら，ヒュームの生成機構を明らかにするためには，電極る平均冷却速度および平均金属蒸気分圧は，それぞれ 3.43やアークと溶融池の相互作用の理解に基づいた定量的な検×105 K/s および 169 Pa となった．冷却に伴い，約 1,500 K討が不可欠であるが，GMA 溶接は溶滴移行を含む極めてにて均一核生成により多くの一次粒子に生成され，その直複雑なプロセスであり，未だ十分な理解が得られていない

後から不均一凝縮により粒子径が成長した．さらに粒子間ためである．

の衝突により凝集が生じ，二次粒子が生成された．

ヒュームの生成機構の理論的な解明には，まずは最初の

図９は，二次粒子が温度低下に伴い凝集していく過程の取り組みとして，比較的機構がシンプルな GTA 溶接を対代表的な例である．この二次粒子は大きく成長した二つの象とすることが望ましいものと考えられる．近年，GTA

二次粒子が 600 K で衝突して形成されたものである．両粒溶接における電極やアーク及び溶融池を相互干渉する総合

子を Particle１，Particle２と定義し，それぞれの成長過程

的なシステムとして捉え，数値シミュレーションにより溶を示す．Particle１，Particle２とも，凝集により数珠状に融池の形成機構を解明しようとする試みが盛んになされて長細く成長していく様子が確認できる．これは，二次粒子いる．田中らは，アークと溶融池の熱的・力学的な相互作と他の粒子との凝集が，すべての位置で均等な確率で生じ用を考慮し，その 形 成 機 構 を 詳 細 に 明 ら か に し て いる
［１５］．山本らや森らは，このモデルを発展させて，溶融池からの金属蒸気の蒸発や，アーク中での拡散機構についても検討を加えている［１６，１７］．しかしながら，さらに踏み込んでアーク中の金属蒸気からのヒュームの生成機構について明らかにした研究報告は未だ少ないのが現状である．近年はじめて金属蒸気の蒸発からヒューム生成に到る一連のプロセスを統一的に数値解析し，その理論的な解明を試みた成果が報告された［１８，
１９］．このヒュームの生成機構を理論的に明らかにすることができれば，その生成過程の可図８ （左）
温度分布，（右）金属蒸気分圧分布および代表的な点における冷却速度と金属蒸気分圧．

視化を通じて，ヒュームの形態や大きさの制御まで踏み込
むことが可能となるものと期待できる．
本講座ではアーク溶接における金属蒸気の蒸発から，これを原料とした核生成の発生［２０］，凝縮［２１］，凝集等を介してヒュームが生成されるまでの一連のプロセスを扱うことが可能な統合数値解析モデルを開発し，これを用いてヒューム生成メカニズムの解明を試みた最新の研究成果［１８，１９］を紹介する．
２．
２．
１ 数値シミュレーションによるヒューム生成メカニ
ズムの検討
ここでは，産業用ナノ粒子の分野で用いられるナノ粒子
生成モデルをベースとし，これに新たに開発したヒュームの形態を扱うことが可能な凝集モデルを組み込むことによりヒューム生 成 モデ ル を 構 築 し て い る．こ れ と 従来のGTA 溶接モデル［１６］およびこれをベースに開発された簡易 GMA 溶接モデルとの連成を図ることにより，アークの運転条件の設定から金属蒸気の発生，ならびにヒュームの発生・成長に至る一連のプロセスの総合的な数値解析を行ったものである．そして，数値解析によりヒュームの形態を可視化し，実験結果との比較検討を通じて，ヒューム生成機構の理論的な解明を試みている．
GTA 溶接およ び GMA 溶 接 モ デ ル に 溶 接 条 件 を与えて，溶融池や溶滴から蒸発しアークプラズマ中を拡散する

図９

金属蒸気の濃度分布と，核生成が生じる領域での冷却速度
３３６

ヒューム凝集過程．

Lecture Note

2. Influence of Admixture of Metal Vapor to Arc Plasma

S. Tashiro and M. Tanaka

るのではなく，その端部で生じる確率が高いことを示してが不安定となる．このため，溶滴近傍の金属蒸気がプラズいる．これは，二次粒子の中心付近と比較して，端部の方

マ気流に乗らずに，溶滴近傍から直接周囲の空気中へと散が衝突可能な立体角が大きくなることが原因と推測され逸していく可能性が考えられる．そこで，このような状況

る．結果として，これらは 600 K で衝突して最終的な二次を模擬して，位置１では溶滴近傍の金属蒸気圧とその近傍

粒子形状となった．形状は数珠状で大きさは 300 nm 程度のアーク外縁部の冷却速度を求めることとする．

となり，これを構成する一次粒子の大きさは最大で 20 nm

図１２に各位置でのヒュームの形態の例を示す．位置１程度となった．これは図１０に示した実験により得られたは，1 μm程度の大きな球状粒子が連なっている様子が見らヒューム形態の TEM 観察結果と良く一致し，シミュレー

れる．これは，溶滴近傍での著しく高い金属蒸気分圧と凝ションモデルの妥当性を確認できた．

集時の融合の影響により，粒子が大きく成長したことを示

続いて，GMA 溶接モデルによる解析結果を紹介する

唆している．一方，位置２では，数 nm 程度の大きさの一次［３‐９］．シールドガス組成は純アルゴン，電流値は 200 A

粒子が多数連なり，数十 nm 程度の大きさの二次粒子を形を仮定している．溶滴移行に伴い，時間的に温度や金属蒸成していることがわかる．これは，同領域では金属蒸気圧

気濃度は著しく変化する．図１１に金属蒸気分濃度が最も高が最も低いことと，融点以下となる低温で凝集したためにくなった溶滴離脱直前の瞬間の温度分布および金属蒸気濃融合が生じなかったことに起因する．位置３では，数 nm度分布を示す．金属蒸気は主に，溶滴やワイヤ先端の近傍〜十 nm 程度の大きさの一次粒子が数珠状に多数連なり，から発生しており，その金属蒸気分圧は溶滴近傍で最大50 nm 程度の大きさの二次粒子を形成していることがわか

20,000 Pa 以上に及んだ．これに対して，溶融池表面近傍にる．これは，溶融池表面近傍では，溶融池から蒸発した金

おける金属蒸気分圧は低く，溶融池からの金属蒸気の蒸発

属蒸気と，ワイヤや溶滴から蒸発した金属蒸気が，プラズ

量は少ないことがわかる．これは，溶融池表面温度と比較

マ気流により溶融池表面近傍に輸送され，金属蒸気分圧がして溶滴温度が高いことに起因する．プラズマ気流の影響高くなったことが原因と考えられる．

により金属蒸気は母材表面近くで外向きに掃き出されていこのように，GMA溶接モデルを用いることにより，溶滴ることがわかる．この結果より，ヒューム生成モデルの入移行を含むアーク溶接においては，主に溶滴から蒸発する

力条件とする金属蒸気分圧と冷却速度を決定する．

金属蒸気を起源として，アーク下流域においてナノメータ

ここでは，図１１に示すように，特徴的に分類される３ヶオーダーの微細なヒュームが生成されることを示した．一所のヒューム特性について検討する．位置２は金属蒸気が方，溶滴移行が不安定となり，溶滴近傍の金属蒸気がプラ

外向きに掃き出され，プラズマ気流の流速が最も早い領域

ズマ気流に乗らずに，直接周囲の空間へと散逸したものとである．位置３は溶融池表面近傍の金属蒸気分圧が高い領仮定した場合，粒子の大きさは数百 nm に達することを明域である．また，本モデルでは軸対称を仮定しているため，らかにした．図１３はシールドガスをアルゴン＋２％酸素お

溶滴は常に中心軸上を移行するが，実際には溶滴下面に加よび炭酸ガスとした場合のヒューム形態の SEM 観察結果

わるアーク圧力をはじめとした様々な要因により溶滴移行であり，後者の場合マイクロメータオーダーの球状粒子が点在することが確認できる．シミュレーションにて得られ

図１
０ ヒューム形態の TEM 観察結果．

図１
２ 代表的な３点におけるヒューム形態．

図１
１ （左）
温度分布，（右）金属蒸気分圧分布および代表的な３点における冷却速度と金属蒸気分圧．

図１
３ ヒューム形態の SEM 観察結果．

３３７

Journal of Plasma and Fusion Research Vol.88, No.6 June 2012［９］S. Tashiro et al., Sci. Tech. Weld. Joing 12, 202 (2007).
［１０］M. Schnick et al., J. Phys. D : Appl. Phys. 43, 022001 (2010).
［１１］H. Terasaki et al., Metall. Mater. Trans. A 33A, 1183 (2002).
［１２］菅哲男：溶接材料のヒューム発生現象に関する研究，
大阪大学博士学位請求論文(2001).
［１３］N.T. Jenkins and T.W. Eagar, Welding J. 84, 87 (2005).
［１４］M.R. Bosworth and R.T. Deam, J. Phys. D : Appl. Phys. 33,
2605 (2000).
［１５］M. Tanaka and J.J. Lowke, J. Phys. D : Appl. Phys. 40, R
1 (2007).
［１６］K. Yamamoto et al., Quarterly J. Japan Welding Soc. 27,
4s ((2009) in Japanese).
［１７］Y. Mori et al., Quarterly J. Japan Welding Soc. 27, 8s (2009)(in Japanese).
［１８］S. Tashiro et al., J. Japan Welding Soc. 4, 369 (2010) (in Japanese).
［１９］S. Tashiro et al., J. Phys. D: Appl. Phys. 43, 434012 (2010).
［２０］S.L. Girshick et al., Aerosol Sci. Tech 13, 465 (1990).
［２１］S.V. Joshi et al., Plasma Chem. Plasma Process 10, 339(1990).

た傾向は，溶滴移行が不安定となる CO２溶接において観察されるヒューム形態の特徴と良く一致することがわかる．
以上のように，統合数値解析モデルを用いた数値解析によるヒューム形態の可視化を通じて，溶滴移行を含むアー
ク溶接におけるヒューム生成機構の一部が解明されている．

参考文献［１］M. Tanaka et al., J. Phys. D : Appl. Phys. 43, 434009 (2010).
［２］H. Ton, J. Phys. D : Appl. Phys. 8, 922 (1975).
［３］S. Zielinska et al., Plasma Sources Sci. Technol. 16, 832(2007).
［４］M.E. Rouffet et al., J. Phys. D : Appl. Phys. 43, 434003 (2010).
［５］M.Tanaka et al., Proc. IIW Int. Conf. Global Trends in Joining, Cutting and Surfacing Technology 492 (2011).
［６］辻村吉寛，田中 学：溶接学会論文集 30, 68 (2012).
［７］平岡和雄 他：溶接学会論文集 14, 641 (1996).
［８］M. Tanaka and J.J. Lowke, J. Phys. D: Appl. Phys. 40, R1(2007).

３３８

J. Plasma Fusion Res. Vol.88, No.7 (2012)３８３‐３８８

講座 アークプラズマによる接合プロセス

３．アーク溶接の電極および溶融池現象
田 代 真 一，田 中

学

大阪大学接合科学研究所（原稿受付：２
０
１
２年６月２
８日）

電極および溶融池の現象ならびにこれらとアークプラズマとの相互作用について述べる．GTA 溶接では，
アークプラズマとの熱的バランスにより，電極の表面温度や実効仕事関数等が決まる．これらは陰極点の熱電子放出特性に影響し，プラズマ中の電流密度の変化を通じて，プラズマの温度ならびに陰極先端近傍での電磁ピンチ力を駆動力としたプラズマ気流の速度に影響する．材料の溶け込み形状は，プラズマからの入熱に加え，溶融
池対流による熱輸送現象に依存する．この溶融池対流の主な駆動力は，電磁力やマランゴニ力，プラズマ気流によるせん断力や浮力等であり，中でも電磁力やせん断力（摩擦力）はプラズマの電流密度やプラズマ気流速により決まるため，要求される溶け込み形状を得るためにはプラズマ特性のコントロールが不可欠となる．近年では，
以上のようなアークプラズマと電極および溶融池との相互作用についての数値シミュレーションによる研究が盛んに行われているため，これらも交えて紹介する．
Keywords:
joining, welding, arc plasma, thermal plasma, heat source, tungsten cathode, weld pool

３．電極および溶融池の現象ならびにこれらとアークプラズマとの相互作用

は陰極点の熱電子放出特性に影響し，プラズマ中の電流密度の変化を通じて，プラズマの温度ならびに陰極先端近傍

本章では電極および溶融池の現象ならびにこれらとアーでの電磁ピンチ力を駆動力としたプラズマ気流の速度に影

クプラズマとの相互作用について述べる．図１は GTA 溶

響する．材料の溶け込み形状は，プラズマからの入熱に加接における力学的・熱的バランスの概要を示したものであえ，溶融池対流による熱輸送現象に依存する．この溶融池

る．高融点物質であるタングステンを非消耗電極として用対流の主な駆動力は，電磁力やマランゴニ力，プラズマ気

いる GTA 溶接では，アークプラズマとの熱的バランスに流によるせん断力や浮力等であり，中でも電磁力やせん断より，電極の表面温度や実効仕事関数等が決まる．これら力（摩擦力）はプラズマの電流密度やプラズマ気流速により決まるため，要求される溶け込み形状を得るためにはプ
ラズマ特性のコントロールが不可欠となる．近年では，以上の様なアークプラズマと電極および溶融池との相互作用についての数値シミュレーションによる研究が盛んに行われているため，これらも交えて紹介する．

３．
１ 電極現象陰極からの電子放出特性は陰極材質と温度に強く依存す
る．金属内部から電子を放出させるのに必要な最小エネル
ギーを仕事関数と呼ぶが，この仕事関数の違いが電子放出現象にとっての陰極材質の違いを演出する重要なファクターになる．温度 #の陰極表面から単位面積あたり熱的に放出される電子による電流密度は，次のリチャードソン・
ダッシュマンの式で与えられる．
""#!$&%!! # "
$#!"
$"#
図１

（１）

ここで，!はリチャードソン定数と呼ばれる陰極材料に依GTA 溶接における力学的・熱的バランス．

存する定数であり，主に実験により与えられる．また，!#

3. Electrode and Weld Pool Phenomena in Arc Welding
TASHIRO Shinichi and TANAKA Manabu

author’s e-mail: tashiro@jwri.osaka-u.ac.jp

３８３!2012 The Japan Society of Plasma
Science and Nuclear Fusion Research

Journal of Plasma and Fusion Research Vol.88, No.7 July 2012は陰極材料の仕事関数，$! はボルツマン定数である．（１）

モデルの簡略化のため，電極表面近傍に形成される電気式が意味するところは，温度が高く仕事関数が低いほど熱シースを考慮せず，図３に示すように，電子エミッターに

電子放出電流密度が急激に大きくなるということである．

よる熱電子放出の役割を電極表面に接するアークプラズマ

アーク放電の陰極は，電子放出の機構からみれば，熱陰の電気伝導率に置き換えた．すなわち，タングステン電極

極型と冷陰極（あるいは非熱陰極）型に分類される．リの表面温度が電子エミッターの融点以上の場合，電極表面

チャードソン・ダッシュマンの式は前者に相当し，代表的に接するアークプラズマの電気伝導率はそのままの数値とな金属としては３０００℃程度の高温においても固体（あるいなるが，逆に電子エミッターの融点以下の場合，電極表面は液体）として電極の役割を果たすことが可能なタングスに接するアークプラズマの電気伝導率を通常の５％の値とテンやモリブデンといった高融点金属が上げられる．した

した．これは，電子エミッターの融点以下では，電子エがって，非消耗電極のタングステン電極を用いる GTA 溶

ミッターが固体のまま縞状にタングステン電極の表面に分接の場合，電極の電子放出機構はリチャードソン・ダッ

散 し て い る た め で あ る．電 流 は "!#!
!で 表 さ れ る の

シュマンの式で表される熱陰極型になる．したがって，安で，５％（表面積）を５％（電気伝導率）に置き換えても定なアーク放電の電極としては，（１）式にみるように融点

数学的には問題ない．
モデルの対象として，２％ThO2-W，２％La2O3-W，およが高く仕事関数の低い材料が適しているといえる．GTA
溶接用電極のタングステンには，一般的に，電子エミッ

び２％CeO2-W の３種類の電極を選定した．表１にモデル

ターとして２％程度の酸化トリウム（ThO2）や酸化ランタに用いた物性値を示す［３，４］．なお，タングステン電極の製

ン（La2O3）等が添加されており，純タングステン金属に比造時に水素雰囲気の焼結プロセスを伴うが，CeO2 は水素

べて低い実効仕事関数で作動するように工夫されている．

によって還元され Ce2O3 に変化することが報告されている

著者らは，波長可変のレーザー照射による光電効果を利［６，７］．本モデルでは，添加したすべての CeO2 が Ce2O3

用し，GTA アークにおける陰極作動中タングステン電極に還元されたものとして取り扱った．

の実効仕事関数の in-situ 測定を行った［１］．その結果，アー

図４は，３種類のタングステン電極を使用した場合の数

ク 電 流 200 A の 条 件 に お い て 得 ら れ た W 電 極，２％

値計算シミュレーションの結果であり，それぞれ左側が流ThO2-W 電極および２％La2O3-W 電極の各実効仕事関数は

れ場，右側が温度場を示している．また，流れ場側のタンそれぞれ 4.6 eV，2.8 eV，3.0 eV であった．これらの実験値

グステン電極の部分には，電子エミッターの溶融領域も合は，W，ThO2 および La2O3 の各物質の仕事関数の文献値

わせて示してある．GTA アークの条件はアーク電流 200 A［２］と 比 較 し（W：4.5 eV，ThO2：2.7 eV，La2O3：3.1 eV）

およびアーク長 5 mm であり，陽極は水冷銅板を仮定した．

て極めてよく一致した．これより，200 A という十分にエ
ネルギー入力が大きく，タングステン電極もアークプラズ
マも十分に温められている条件では，タングステン電極の実効仕事関数というものは，各々の物質の仕事関数に一致することが明らかとなり，特に，ThO2 や La2O3 というような電子エミッターがわずかに２％程度しか添加されていな
いにも関わらず，それらが添加されたタングステン電極の実効仕事関数は電子エミッターそれぞれの仕事関数にほぼ収束することが明らかになった．
以上のin-situ測定の結果は，GTAアークにおける陰極作
動中タングステン電極の表面が電子エミッターによって極めて薄く覆われている，ことを示唆している．さらに，覆うということは，電極現象が電子エミッターの融点にも強図２

く影響される，ことを示唆している．そこで，著者らはタングステン電極で見られる現象のモデル化コンセプト．

GTA アークのタングステン電極でみられる現象を図２に示すようなコンセプトに基づきモデル化 した．すなわち，（a）仕事関数の低い電子エミッターが電極からの熱電子放出機構の主体となる．（b）仕事関数の高いタングステンは熱電子放出への寄与が非常に小さい．
（c）電極表面温度が電子エミッターの融点以下の領域では，電子エミッターが固体のまま島状（約 5 μm）に分散し［３］，タングステン電極表面の約５％を占める．この根拠は，一般的に ThO2 や La2O3 が
2 wt％添加されており，この数値を体積％に変換すると４から 6 vol％になるためである．（d）電極表面温度が電子エミッターの融点以上の領域では，電子エミッターが溶融
図３

し，極めて薄くタングステン電極の表面を完全に覆う．
３８４

タングステン電極表面のモデル化．

Lecture Note

3. Electrode and Weld Pool Phenomena in Arc Welding

表１

モデルに与えた各種物性値．

S. Tashiro and M. Tanaka

すように La2O3 の融点が 2490 K，また Ce2O3 の融点が 1963 K

Emitter!(eV)

M.P. (K)A(A/cm2K2)と低く，La2O3 あるいは Ce2O3 の溶融領域が電極先端部を

W

4.5

3653

70.0

O3 や Ce2O3 の領域が電極先端部を広く覆うため，電極先端

ThO２

2.7

3323

5.0

La2O3

3.1

2490

96.0

Ce2O＊
3

3.2
(CeO2:3.2)

1963(CeO2: 2873)

30.0
Arbitrary value

広く覆う．したがって，熱電子放出機構の主体をなす La2におけるアークルート部が拡がり，比較的に均一で広範囲なアーク電流密度分布が形成される．この結果，電極先端近傍におけるアークプラズマの最高温度が 17000 K，プラ
ズマ気流の最高速度が 230 m/s 程度になり，２％ThO2-Wの場合に比べて明らかに低下する．
図５に電極表面温度分布を示す．電極先端でみられる最＊CeO2 is reduced to Ce2O3 after sintering in H2 atmosphere.

高温度は，２％ThO2-W の場合に3776 K，２％CeO2-Wの場
合に 3620 K，２％La2O3-W の場合に 3210 K である．２％
ThO２‐W の場合と２％CeO2-W の場合は W の融点 3653 Kの前後となるが，２％La2O3-W の場合はそれらに比べて約400 K も低い．これらの結果は Haidar らによって示された
実 験 結 果 と 極 め て よ く 一 致 し て い る［５］．さ て，２％
ThO2-W の場合に電極最高温度が高くなるのは，前述のようにアークルート部が集中し，アーク電流密度が増加するためである．一方，La2O3 の仕事関数が 3.1 eV であり ThO2の 2.7 eV に比べて高くなるにも関わらず，２％La2O3-Wの場合に電極最高温度が低くなるのは，La2O3 の融点が低く電極先端部に広く覆ってアークルート部が拡大し，アー
ク電流密度が均一に低下するためである．それでは，２％CeO2-W の場合はどうして電極最高温度が高くなるのであろうか．表１に示すように，Ce2O3 の仕事関数は 3.2 eV
であり，La2O3 のそれとほぼ等しい．また，La2O3 と同様に
Ce2O3 が電極先端部に広く覆ってアークルート部が拡大している．２％CeO2-W の場合に電極最高温度が高くなる理
由は，リチャードソン定数が低いことである．表１に見る
図４

ように，La2O3 のリチャードソン定数は 96.0 A/cm２K２であ各種タングステン電極を使用したGTAアークの数値計算シ
ミュレーション結果．

るが，Ce2O3 のそれは 30.0 A/ cm２K２であり，明らかに低い．
このリチャードソン定数の低さが同じアーク電流密度を確

まず，それぞれのアーク電圧は約 11.2 V であり，電極の保するための作動温度を上昇させているのである．

違いによる差はほとんどない．この傾向は実験で示された

このように，GTA 溶接に代表される非消耗電極でみら結果と非常によく一致している［３，４］．一方，アークプラズ

れる現象は，リチャードソン・ダッシュマンの式で表されマの状態は電極の種類によって異なっている．特に，２％る熱電子放出機構によって支配されており，それには電子

ThO2-W の場合，電極先端近傍においてアークプラズマの最 高 温 度 が 19000 K に 達 し て お り，そ の 値 は 他 の２％
La2O3-W および２％CeO2-W の場合のプラズマ最高温度に比べて明らかに高い．この理由は，表１に示すようにThO2の融点が 3323 K と非常に高く W の融点 3653 K に比べてあ
まり差がないため，ThO2 の溶融領域が電極先端のごく一部に限られることに起因している．したがって，熱電子放出機構の主体をなす ThO2 の領域が電極先端部に集中しているので，電極先端におけるアークルート部，すなわちアーク電流経路が電極先端のごく一部に集中して電流密度が上昇した結果，電極先端近傍におけるジュール加熱が増加してアークプラズマの最高温度が上昇したものである．
同時に，電流密度の上昇は局所的な電磁ピンチ力を増加させるため，プラズマ気流の最高速度も上昇し，250 m/s に達している．
図５

一方，２％La2O3-Wおよび２％CeO2-Wの場合，表１に示
３８５

作動中タングステン電極の表面温度分布．

Journal of Plasma and Fusion Research Vol.88, No.7 July 2012

エミッターの仕事関数，融点，そしてリチャードソン定数

溶接を対象として，アークプラズマとの相互作用を通じての３つが極めて重要な要素になっている．これらの要素の溶融池が形成されるプロセス，ならびに表面活性元素がこ違いが電極先端におけるアークルート部を支配し，電極近れに及ぼす影響について数値シミュレーションにより検討

傍のアーク電流密度を変化させ，結果的にアークプラズマされた結果を紹介する．図６は本章の数値計算モデルに与温度やプラズマ気流速度に強く影響を与える．また，電極えた表面張力の温度変化の仮定であるが，（a）は低 S 量スの作動温度も変化することから，電極寿命の違いに深く関

テンレス鋼の場合，（b）は高 S 量ステンレス鋼の場合を想わっていることはいうまでもない．

定したものである．低 S 量ステンレス鋼では温度ともに表面張力が低下し，逆に高 S 量ステンレス鋼では温度ともに

３．
２ 溶融池現象

表面張力が上昇していることがわかる．

前述のように，GTA 溶接プロセスは「電極 ― アークプラ

シールドガスをアルゴン，アーク電流を 150 A としてス

ズマ‐溶融池」の密接なエネルギーバランスにより成り

テンレス鋼を２０秒間静止 GTA 溶接した場合の計算結果を立っている．一方，溶融池の形成にはアークから運ばれる

図７および図８に示す．図７は低 S 量ステンレス鋼（LS）のエネルギー輸送も重要であるが，その後の溶融池内でのエ場合，図８は高 S 量ステンレス鋼（HS）の場合である．ともネルギー輸送も極めて重要である．熱伝導率の高いアルミに（a）は温度場，（b）は速度場である．なお，ステンレス鋼

ニウム等の場合と異なり，鋼の GTA 溶接では，熱伝導よりの融点を 1750 K と仮定した．温度場については，タングス

も対流によるエネルギー輸送が支配的になるため，溶融池における対流現象の違いによって溶接部の溶込み形状が大きく違ってくる．GTA 溶接における溶融池内での対流の駆動力として，図１に示すように，従来から４つが考えられている．すなわち，アークによって発生したプラズマ気流（陰極ジェット）によるせん断力，溶融池内での密度差に起因する浮力，溶融池内を流れる電流に起因する電磁気力，溶融池の表面張力差に起因するマランゴニ力である．
これらを駆動力として次のような向きの溶融池内対流が発生すると考えられる．すなわち，プラズマ気流によっては中心から外向き，浮力によっても（下向き溶接の場合）外向き，電磁気力によっては逆に中心へ内向き，表面張力によっては場合によって外向きにも内向きにもなる．ここで，表面張力において二通りの対流が発生する場合のある
理由は，この対流が溶融池の表面張力差を駆動力としているため表面張力の温度変化が正か負で対流方向が逆転することにある．以上の４つの駆動力の微妙なバランスによっ
図７ ２０秒間のステンレス鋼（LS）の静止 GTA 溶接（アルゴン，
150 A）における（a）
温度場と（b）
速度場．

て溶融池内のマクロな対流が決定され，その対流による熱輸送によって GTA 溶接における溶融池形成が支配されているといえる［６］．
酸素（O）やイオウ（S）などの表面活性元素が不純物微量元素として母材に比較的高い濃度で存在する場合，溶込みが深くなることは古くから知られており，これには表面活性元素による表面張力温度勾配の逆転とそれに起因する表面張力差を駆動力とした溶融池のマランゴニ対流の変化が関係しているものと考えられている．ここでは，GTA

図６

数値計算シミュレーションで仮定されたステンレス鋼の表
面張力の温度変化．

図８ ２０秒間のステンレス鋼（HS）の静止 GTA 溶接（アルゴン，
150 A）における（a）
温度場と（b）
速度場．

３８６

Lecture Note

3. Electrode and Weld Pool Phenomena in Arc Welding

テン電極の最高温度は先端部で約 3500 K，アークプラズマ

S. Tashiro and M. Tanaka

幅広で浅い溶込み形状になっていると説明できる．

のそれは約 17000 K であり，ステンレス鋼では溶融池が形

一方，図８の高 S 量ステンレス鋼の場合では，マランゴ

成されており，中心部表面において約 2000 K の最高温度をニ力が内向きに逆転するため，それとプラズマ気流による示している．一方，速度場を見ると，アークプラズマ領域

外向きのせん断力との複雑な干渉によってマクロな対流がにおいてタングステン電極からアーク中心部を通って溶融池決定されていると言える．溶接開始後 １，５，１０秒における表面に向かって強く流れるプラズマ気流が示されており，途中の段階での速度場を図１１に示す．溶接開始の初期段階

その最高速度は約 200 m/s に達している．図７と図８を比では大きく分けて３つの流れが存在していることがわか較すると，タングステン電極やアークプラズマ領域においてる．図１２は溶接開始１秒後の溶融池表面に加えられるプラ

ほとんど変化がないにも関わらず，ステンレス鋼の溶込み

ズマ気流のせん断力とマランゴニ力を示したものである．

形状に大きな違いがみられることに気づく．この数値計算

参考までに表面張力も合わせて示した．プラズマ気流は電と同じ条件で静止 GTA 溶接した実験結果が図９であるが，極直下の溶融池中心部においては澱み点となるため気流速

双方ともよく一致し，低 S 量ステンレス鋼では幅が広く浅

度が遅く，溶融池表面のせん断力も小さい．さらに，溶融い周辺溶込み形状となり，一方，高 S 量ステンレス鋼では池端部においてもプラズマ気流速度が低下し，それに伴い幅が狭く深い溶込み形状になっていることがわかる．

外向きのせん断力が小さくなる．このため，プラズマ気流

溶融池内対流の駆動力の主な支配因子についての理解をによるせん断力の弱いこれらの領域ではマランゴニ力が優助けるために，図１に示した４つの駆動力を別々に分離

勢となり溶融池内の内向き流れを発生させる．一方，そのし，それぞれの力のみが働く場合を想定して計算した．そ

中間領域では，最大値が 50 Pa 程度に達するプラズマ気流の結果を図１０に示す．プラズマ気流によるせん断力では溶
融池内の流速が最大で 47 cm/s に達している．また，マランゴニ力でも最高速度が 18 cm/s に達している．一方，浮力では最高速度が 1.4 cm/s しかなく，また電磁気力でも最高速度が 4.9 cm/s しかない．このことは，アルゴンシール
ドの GTA 溶接の場合，ステンレス鋼における溶融池内対流の駆動力としてプラズマ気流による溶融池表面のせん断力と表面張力差によるマランゴニ力が他の２つの駆動力に比べて明らかに支配的であることを示している．このことより，図７の低 S 量ステンレス鋼では，マランゴニ力による外向き方向の駆動力にプラズマ気流の外向きのせん断力が加わるため，溶融池表面での最高速度が 54 cm/s にも達する非常に速い外方向への溶融池内対流が発生し，この強い外向きの対流がステンレス鋼中の熱輸送現象を支配して

図１
０ アルゴン GTA 溶接における溶融池内での対流駆動力．

図９

図１１ ステンレス鋼（HS）の静止 GTA 溶接（アルゴン，150 A）における速度場の時間変化．

溶融池形状の比較．

３８７

Journal of Plasma and Fusion Research Vol.88, No.7 July 2012

図１
３ ２
０秒間のステンレス鋼のアルゴン静止GTA溶接における溶
融池表面温度分布．

図１
２ 溶融池表面に加えられるプラズマ気流のせん断力とマラン
ゴニ力ならびに表面張力．

によるせん断力が優勢となり外向きの流れを発生させる．
特に，溶融池表面の外向きの流れは溶融池半径方向への若干の温度上昇を導き，これがマランゴニ力の方向も逆転させて双方の合力によって強い外向きの流れを形成していることが理解できる．図８の溶融池における最大流速は外向
き に 62 cm/s に 達 し て い る が，そ れ は 以 上 の 理 由 に よる．しかしながら，溶融池半径方向への若干の温度上昇は逆に溶融池端部での急激な温度低下を発生させ，溶融池端部において−100 Pa 程度に達する非常に強い内向きのマラ
ンゴニ力となる．その結果，溶接開始２０秒後の図８では，
プラズマ気流のせん断力を主駆動力とした外向きの小さな
循環流が溶融池中央部表面付近に残るだけで，マクロな対

図１
４ アルゴン静止 GTA 溶接による溶融池の深さ（D）と幅（W）の比の時間変化．

流は溶融池端部におけるマランゴニ力を駆動力とした内向
きの大きな循環流として形成されている．これが高 S 量ス
テンレス鋼の場合に幅が狭く深い溶込み形状を形成するの輸送現象に強く依存し，その制御には「電極‐アークプラズ

である．

マ‐溶融池」の相互作用の理解が重要となる．

図７および図８における溶融池の表面温度分布を図１３に４．おわりに示す．合わせて赤外線放射温度計により測定した実験値も示した．低 S 量ステンレス鋼では溶融池半径方向へ緩やか

本講座ではアークプラズマによる接合プロセスと題しに低下するのに対して，高 S 量ステンレス鋼では溶融池半て，アーク溶接におけるプラズマの熱源特性の制御のため

径方向への若干の温度上昇のあと半径 2 mm 付近より急激の基本となるプラズマ特性や電極現象，ならびに材料に生に温度が低下していることがわかる．この 2 mm 付近が外じる溶融池の現象について触れるとともに，プラズマと電向きの対流と内向きの対流が出会う位置に相当している．

極および溶融池間での熱的・力学的相互作用等についても

なお，通常の GTA 溶接と A-TIG 溶接についても溶融池表解説した．

面温度分布は同じ傾向を示すことが実験的に明らかになっ

参考文献

ている．
図１４は，図７および図８に至る溶融 池 の 深 さ（!）と幅［１］M. Tanaka, M. Ushio, M. Ikeuchi and Y. Kagebayashi, J.
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［６］M. Tanaka et al ., Plasma Chem. Plasma Process. 23, 585(2003).

（"）の比の時間変化を示したものである．低 S 量ステンレ
ス鋼の場合，溶融池形状は時間に対してあまり変動がな
く，ほぼ 0.1 で一定のまま大きくなっている．一方，高 S
量ステンレス鋼の場合，溶接開始５秒後より溶融池幅がほぼ一定となるかわりに溶融池深さが増加し，結果的に溶融
池形状は時間とともに変動して２０秒後には 0.45 に達していることがわかる．これらの違いも先ほど説明した溶融池内部の対流現象に起因したものである．
以上のように，GTA 溶接における材料の溶け込み形状
は，プラズマからの入熱のみならず，溶融池対流による熱３８８