Неровный В.М. - Теория сварочных процессов (1043833), страница 18
Текст из файла (страница 18)
дця пластичных материалов возможна деформация в холодном состоянии (холодная сварка). При увеличении сечений свариваемых деталей и повышении прочности сварнваемого материала (стали) ддя уменьшения усилий деформирования и повышения пластичности материала его предварительно подогревают (кузнечная, диффузионная сварка). В ряде случаев нагрев свариваемых изделий осуществляется в результате преобразования первичной механической энергии в тепловую (сварка трением, ультразвуковая сварка). Давление в прессово-механических сварочных процессах может осуществляться как при помощи мощных пневмогидравлических устройств, так н за счет энергии взрыва (сварка взрывом). 1.5.
Требования к источникам энергии для сварки н оценка нх эффективности 1.5.1. Оценка энергетической эффективности процессов сварки При выборе источника энергии для сварки конкретных изделий следует учитывать техническую возможность применения данного источника, эффективность процесса (энергетическую и экономическую), а также качество и надежность получаемых изделий. Концентрация энергии для источников термических процессов может оцениваться плотностью мощности в пятне нагрева. Наи- 8 2 большую плотность мощности (до 1О Вт/мм и выше) при пятне -б г нагрева площадью до 10 мм могут иметь лазерный и электронный лучи (табл.
1.6). Таблица 1.4. Энергетические характеристики некоторых термических источников энергии для сварки н резки 30 31 Обратимые процессы являются наиболее экономичными — они имеют максимально достижимый термический КПД, 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 передается от более нагретого тела к менее нагретому и т. п. Всякий необратимый, т. е. самопроизвольный процесс можно использовать для получения полезной работы. Самопроизвольные процессы необратимы 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 область термодинамики в настоящее время активно развивается благодаря широкому применению компьютерного моделирования. 8.2. Энергообмен системы со средой Первое начало термодинамики, окончательно сформулированное Д.
Джоулем в середине Х1Х 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 Я=АУ+А, (8.1) где Д вЂ” теплота, полученная системой из окружающей среды; ЛУ— приращение внутренней энергии системы; А — работа, совершенная системой против внешних сил (А = рГ). Внутренняя энергия системы (У, приращение которой ЛУ считается положительным при Д > А, представляет собой весьма сложную термодинамическую функцию.
Она включает в себя все 300 энергии в веществах, составляющих систему, кроме энергии, виды эн р созданнои гравитаци ационными, электрическими или магнитны полями, а также кже кинетической энергии системы в целом (для движущейся системы). Внутренняя энергия У представляет собой термодинамнческую функцию, полностью определяемую состоянием с истемы и конкретным сочетанием параметров р, 1; Т. Теплота О (поглошенная энергия), как и работа А, соверш аемая системой, характеризуют процесс изменения системы, и от начального и конечного со стояния системы величины О и А зависят неоднозначно, так как из нач ачального состояния системы в конечное можно переити разны " и азными путями при различных изменениях энергии или работы.
Поэтому уравнение (8.1) записано не в дифференциальной форме, а в конечных разностях. В дифференциальной форме его можно записать только в том случае, когда известен закон изменения параметров состояния и их соотношения. В общем виде для для бесконечно малых изменений состояния системы уравнение первого закона термодинамики можно представить в следующей форме: ЬД=вШ+ ЬА, (8.2) где ЬД вЂ” бесконечно малое количество теплоты (положительное и поглощении теплоты системой); Жl — полный дифференциал внутренней энергии системы; ЬА — бесконечно малая работа (положительная, если она совершается системой). Запишем бесконечно малое количество теплоты для 1 моль вещества в виде О = Ьо = Сг(Т, где С вЂ” молярная теплоемкость вещества.
Она равна количеству теплоты, необходимой для нагрева 1 моль вещества на 1 К, и в СИ выражается в джоулях на моль- кельвин (Джl(моль . К)). Принято различать два вида процессов обмена энергией системы со средой: изохорныи (при постоянном м объеме) и изобарный (при постоянном давлении). В изохориом процессе (Г = сопщ) изменения давления и температуры взаимозависимы и определяются для ид еальных газов законом Тей-Люссака (1эТ = сопвц Р = сопзг). Работа такого процесса равна нулю: ЬА = рсЛ'= О, и уравнение ( . ) дл (8.2) я ! моль газа принимает вид (8.3) Сг1Т = А~.
Следовательно, вся полученная системой теплота идет на увеличение запаса внутренней энергии. Из выраже ( . ) у 1 ажения (8.3) получаем формулу для молярной теплоемкости при постоянном объеме 301 с((7 с,= —, ~т' (8.4) Со 0 298 Ср, Дж/моль 80 60 01,2 (('2 +Р) 2) ((71 +Р~ 1). (8.6) 40 20 01,2 Н2 Н1 = дн, с„= с +я. (8.8) 302 303 которая равна приращению внутренней энергии 1 моль газа при изменении его температуры на 1 К. В изобарном процессе (Р = сопв1) изменения обьема идеального газа и его температуры также происходят по закону Гей-Люссака (Ит = сопя! при р = сопз1).
Уравнение, выражающее первый закон термодинамики, в этом случае будет иметь вид ЬД = с((l + ЬА = Н/+ рс6'. (8.5) Энергия изобарного процесса перехода системы из состояния ! в состояние 2 равна Здесь выражения в скобках принимаем за значения новой термодинамической функции — энтальпии, обозначаемой Н. Под энтальпией понимают энергию, необходимую для 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 Н2, Н1 — энтальпия соответственно конечного и начального состояний системы; АН вЂ” приращение энтальпии при переходе системы из одного состояния в другое.
Для идеального газа эн- тальпия изобарного процесса зависит только от температуры: 7Н=С ат, (8.7) где С вЂ” молярная теплоемкость при постоянном давлении или изобарная молярная теплоемкость. Тогда уравнение (8.5) будет (и л иметь вид С с7Т= г7(7-ь РАК Отсюда С = + р —. Далее, учиагт йт тывая (8.4) и дифференцируя уравнение Клапейрона — Менделеева Р)'=Тттпо Тприр = сопя!, получаем На практике изобарные процессы наиболее характерны для областей высоких температур, например в металлургии сварки. 400 800 1200 1600 2000 Т, К 6 Рис.
8.1. Зависимость теплоемкости Ср от температуры: а — обобщенная схема изменения теплоемкости вещества прн изменении его температуры Т и фазового состояния (1, 11 и П! — интервалы температур, соответствущщие твердому, жидкому и газообразному состояниям вещества; 1, 2 — кривые для многоатомного и одноатомного газов); б — зависимость теплоемкостн Ср железа от температуры 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, а, из которого следует, что теплоемкость резко возрастает при нагреве до 298 К (т. е. до стандартной температуры); темп дальнейшего ее Увеличения незначителен. Заштрихованная часть представляет собой сглаженные пики в интервале температур, где при Т = сопз1 происходят фазовые превращения первого рода (скачком изменяется плотность вследствие выделения скрытой теплоты превращения, как это следует из рис 8.1, б, для Ре). (8.11) т кии т Р й сп сир+скол+сзи+си (8.9) С,=а+ЬТ+сТ +сТ; (8.10) Ср =а+ЬТ+с'Т 2.
304 305 11 — 2418 Теплоемкости веществ определяют экспериментально (калориметрическими 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 для теплоемкости газа: где А — газовая постоянная; с„— теплоемкость поступательного движения молекул; с, — теплоемкость вращательного движения молекул; с„— теплоемкость колебательного движения внутри молекулы по Планку — Эйнштейну; с,„— часть теплоемкости, идущая на возбуждение электронных оболочек атомов; с„— часть теплоемкости, идущая на возбуждение ядра.
Для удобства использования при расчетах температурную зависимость теплоемкости при постоянном давлении выражают одним из двух уравнений: Коэффициенты а, Ь, с, с', необходимые для расчета теплоемкости, приведены в справочниках. 8.3. Вычисление энтальцни веществ и химических реакций Рассмотрим изменение энтальпии реальных веществ, в которых могут совершаться фазовые превращения. Теплоемкость таких веществ зависит от температуры и скачкообразно изменяется в момент фазового перехода.
![](https://s.studizba.com/z.php?f=/templates/si/i/noavatar.png&w=100&h=100&t=1"){kind=avatar}
