Якушин Б.Ф. - Физико-химические и металлургические процессы в металлах при сварке, страница 2

Давление в прессово-механических сварочных процессах может осуществляться как цри помощи мощных пневмогидравлических устройств, твк н за счет энергии взрыва (сварка взрывом). 1.5. Требования к источникам ввергни ддн сварки н оценка нх эффецтнвностн 1.5.1. Оценка энергепаческой эффекгнвяестн процессов сварки При выборе источника энергии лля сварки конкретных нзделнй следует учитывать техническую нозможность применения данного источника, эффектнвносп процесса (энергетическую и экономическую), а также качество и надежность получаемых изделий.

Концентрация энергии для нсточннков термических процессов может оцениваться плотностью мощности в пятне нагрева. Иан- а 2 большую плотность мощности (до 10 Вт)мм и выше) при пятне -6 2 нжрева площадью до ! О мм могут имен. лазерный и электронный лучи (табл. 1.6). Таалнца 1.6. Энергетические хнрактернстнкк некегерыя термнческнх астечннкев энергни вля сварки н резки Нанеальшы ) Нанмсньшал шшшаль платность н нагрсаа.

и 30 3) (8.!) 300 Обратимые процессы являитгся наиболее экономичными — они имеют максимально достижимый термический КТ!Д, так как при изменении направления процесса энергия не расходуется на изменения, остающиеся в окружающей среде. К необратимым относят процессы, протекающие самопроизвольно, без внешних воздействий, например; газ перетекает из области высокого давления в низкое, теплота перелается от более нагретого тела к менее нагретому и т.

п. Всякий необратимый, т, е. самопроизвольный пропесс можно использовать для получения полезной работы. Самопроизвольные процессы неабразимм в том смысле, что не могут протекать в обратном направлении сами по себе. Несамопроизвольные процессы могут происходить только при введении энергии извне.

В термодинамике различают также однородные и неоднородные системы, подразумевая под этим равномерное или неравномерное распределение свойств (концентрации, плотности, температуры, давления) по объему фазы. Неоднородные системы — неравновесные, и в них всегда возможно возникновение необратимых процессов: теплопередачи, диффузии и т, д. Такие системы рассматриваются в термодинамике неравновесных процессов с использованием уравнений математической физики (уравнения Фурье, Фика и др.).

Эта обласп термодинамики в настоящее время активно развивается благодаря широкому применению компьютерного моделирования. 8.2. Эиергообмеи системы со средой Первое начало термодинамики, окончательно сформулированное Д. Джоулем в середине Х!Х в. (первый закон термодинамики], представляет собой закон сохранения энергии в применении к термодинамическим процессам. Для замкнутых систем, способных обмениваться энергией с окружающей средой, уравнение, выражающее первый закон термодинамики, имеет вид где (] — теплота, полученная системой из окружающей среды; д(Г- приращение внутренней энергии системы; А — работа, совершенная системой против внешних сил (А =-РР).

Внутренняя энергия системы (Г, приращение которой ЬУ считается положительным при О > А, представляет собой весьма сложную термодинамическую функцию. Она включает в себя все виды энер е гии в веществах, составляющих систему, кроме энергии, создаинои трав итациониыми, элекзрическиьги или магнитными попами, а также акже кинетической энергии системы в целом (для движущейся системы). Внутренняя энергия (Г представляет собой термолинамическую функцию, полностью определяемую состоянием системы и конкретным сочетанием параметров р, Р, Т.

Теплота (,'З (поглощенная энергия), как и работа А, совершаемая системой, характеризуют процесс изменения системы, и от начального и конечного состояния системы величины О и А зависят неоднозначно так как из начального состояния системы в конечное можно перейти разными путями при различных изменениях энергии боты.

Поэтому уравнение (8.!) записано не в дифференциальной фе ме, а в конечных разностях. В дифференциальной фор ме альной форме, а в его можно записать только в том случае, когда известе ен закон изменения параметров состояния и их соотношения. В общем виде дпя бесконечно малых изменений состояния системы уравнение первого закона термодинамики можно представить в следующей форме: Ь!.]=Аи+ЬА, (8.2) где ЬД вЂ” бесконечно малое количество теплоты (положитедьное при поглощении теплоты системой); АП вЂ” полный дифференциал внутренней энергии системы; ЬА — бесконечно махая работа (положительная, если она совершается системой]. 3апишем бесконечно малое количество теплоты для 1 моль вещества в виде Ьй = САТ, где С вЂ” молярная теплоемкость вещества.

Она равна количеству теплоты, необходимой дла нагрева ! моль вещества на ! К, и в СИ выражается в длгоулят ла моль- кельвин (Дж/(моль К)). Принято различать два вида процессов обмена энергией системы со средой; изохорный (при постоянном объеме) и изобарный (при постоянном лавлении). В изохорном процессе (Р = сопи) изменения давления н температуры взаимозависимы и определяются для идеальных газов законом Гей-Люссака (р(Т = сопы; Р =- солж).

Работа такого щюцесса равна нулю: ЬА = РАР = О, и уравнение (8.2) лля моль газа принимает вил (8.3) С Т= (]. Следовательно, вся полученная системой теплота идет на увеличение запаса внутренней энергии. Из выражения ( . ) уч (8.3) пол аем фоРмулу для молярной теплоемкостн при постоянном объеме 30! Сс 0 298 Т, К л Сс, Дж/моль 80 ()!2 = ((72 о РР2) -((7! + Р)г!).

(8.6) 20 ъ)!д=Н2-Н! =ДН, 302 303 которая равна приращению внутренней энергии ! моль газа при изменении его температурм на 1 К, В иэобарном процессе (р = сопщ) изменения объема идеального газа и его температуры также происходят по закону Гей-Люссака ()г(Т сопя! при р = сопя!). Уравнение, выражающее первый закон термодинамики, в этом случае будет иметь внд ба = сг(7+ 84 = ((Г Рс()( (8.5) Энергия изобарного процесса перехода системы из состояния 1 в состояние 2 равна Злесь выражения в скобках принимаем за значения новой термодинвмической функции — энтальпии, обозначаемой Н, Под энтвльпней понимают энергию, необходимую лля приведения системы в данное состояние, т. е.

для изменения внутренней энергии и совершения работы. Таким образом, изменение энергии изобарного процесса согласно (8.6) можно представить так: где Нз, Н! — энтальпия соответственно конечного и начального состояний системы; ДН вЂ” приращение энтальпии при переходе системы из одного состояния в другое. Для идеального газа эн- тальпия изобарного процесса зависит точько от температуры: гун= С Зт, (8Л) где Ср- молярная теплоемкость при постоянном давлении или нзобариая молярная теплоемкость. Тогда уравнение (8.5) булез гУ(7 Л' иметь вид С гуТ = Я/ о ргт)г.

Отсюда С = — е р —. Далее, учит(Т Т тывая (8.4) н дифференцируя уравнение Клапейрона — Менделеева рУ=ЛТпо Тпрпр=соим, получаем С,=своре (8.8) Па практике нзобарные процессы наиболее характерны для областей высоких температур, например в металлургии сварки. 400 800 1200 !600 2000 Т, К б Рнс. 8Д. Зависимость теплосмкости Ср от температуры: о- сбсбщеннвя сксмк изменсиня тепвсемкости вещщтв» при изменении его темпсрвтурм Г и фвзовооз сосщвния (1, и н 01 в ннтерввщя гсмпервтур, соответствующие твердому, жидкому и гвзсобрвзвому сщпоянням веществе; гдя — крнвме двв многовтомисго н однавтамного геков); б — зависимость тепясемнссти Ср жсоезв от темпервтурм Теплоемкость — основное энергетическое свойство вещества, зависящее от его строения и температуры.

Обобщенная зависимость теплоемкости вещества от температуры, его фазового состояния при постоянном давлении приведена на рис. 8.1, и, из которого следует, что теплоемкость резко возрасиет при нагреве до 298 К (т. е. до стандартной температуры); темп дальнейшего ее Увеличения незначителен. Заштрихованная часп, представляет собой сглаженные пики в интервале температур, где при Т = сопв! пРоисходят фазовые превращения первого рода (скачком изменяется плотносп, вследствие выделения скрытой теплоты превращения, как это следует из рис 8.1, б, для Ре). (8.!1) Ср )1+ са+ сер+ гкап ~ с»я'" ся (8.9) С =и»-ЬТ»-сТ +сТ; Р (йл о) С еи+ЬТ+с'Т 305 304 !) — »мз Теплоемкости веществ определяют экспериментально (калориметрическнми методами).

но они могут быть вычислены теоретически,методами статистической физики на основе строения вещества с достаточной степенью точности. Вычисляя теплоемкости газов при высоких температурах, считают, что поглощение энергии газообразным веществом происходит вследствие возрастания энергии поступательного и вращательного движения молекул, колебательного движения атомов внутри молекул и затрат энергии на возбуждение электронных оболочек атомов.

Суммируя все расходы энергии, можно в общем виде представить следующее выражение лля теплоемкости газа: где Я вЂ” газовая постоянная; с„ — теплоемкость поступательного движения молекул; с, — теплоемкость вращательного движения молекул; са,»„ — теплоемкость колебательного движения внутри молекулы по Планку — Эйнштейну; сэя — часть теплоемкости, идущая на возбуждение электронных оболочек атомов; с„— часть теплоемкости, идущая на возбуждение ядра. Для удобстна использования при расчетах температурную зависимость теплаемкости при постоянном давлении выражают одним из двух уравнений: Коэффициенты а, Ь, с, с', необходимые для расчета теплоемкости, приведены в справочниках, ВЗ.