Термодинаміка і теплові процеси зварювання

Сила притягання між різнорідними молекулами, які перебувають в різних фазах, називаються адгезією. Робота адгезії характеризується роботою, яку необхідно виконати для відокремлення двох фаз з площею контакту 1 см2, при розділі фаз замість однієї границі і розділу між фазами виникали дві поверхні кожної фази. Різниця між сумою нових поверхневих енергій між фазною поверхневою енергією дорівнює роботі адгезії.

Розглянемо умови рівноваги рідини (рисунок 1.9), яка стискається з твердим тілом і газом на границі розділу всіх трьох фаз: рідина Р, газ Г і тверде тіло Т.

Умови розтікання або нерозтікання енергетичними співвідношеннями в системі, тобто величиною між фазної енергії, а також співвідношеннями між адгезією і когезією.

В точці А тангенціально до поверхні натягу діють такі сили:

поверхневий натяг на границі рідини газ;

поверхневий натяг на границі тверде тіло рідині;

поверхневий натяг на границі тверде тіло газ.

Сила намагається розтягнути краплю вздовж границі твердого тіла. В протилежному напрямі діє сила . Сила, яка діє на границі розділу газ рідина, напрямлена по дотичній до поверхні краплі. Ця дотична утворює з поверхнею твердого тіла в точці зіткнення трьох фаз. Кут називається краєвим кутом, або кутом змочування. Умова рівноваги краплі в точці визначають рівнянням:

Це рівняння є математичним виразом закону Лапласа, який формується так: краєвий кут змочування або залежить від молекулярної природи поверхні розділу і не залежить від розмірів краплі.

Якщо вільна поверхнева енергія на границі тверде тілогаз більша н ж на границі тверде тілорідина, то тверде тіло буде змочуватись рідиною.

Умову змочування можна записати:

У цьому випадку і краєвий кут гострий. При , , тобто відбувається повне змочування.

Якщо на границі тверде тілорідина вільна поверхнева енергія більша, ніж на границі тверде тілогаз, то рідина розділятися не буде, це можна виразити нерівністю:

При цьому і краєвий кут тупий. Крапля не розділяється і змочує поверхню твердого тіла. Повна незмочуваність характеризується і

1.4.6 Дисоціація окисів

Реакції відновлення і окислення металів відіграють важливу роль у технології зварювання металів. Вплив окислів на зварювальні процеси залежить від споріднення металу до кисню. Про спорідненість металу до кисню можна судити за величиною роботи яку необхідно затратити на руйнування окисла цього металу.

Загальне рівняння дисоціації металічних окислів таке:



Рівняння константи рівноваги цієї реакції визначається із тієї дисоціації:

У цьому рівнянні можна прийняти:

Парціальний тиск кисню, за якого встановлюється рівновага реакції називається пружністю дисоціації. Про зміни пружності дисоціації від температури можна судити за допомогою із рівняння:

При дисоціації переважної більшості окислу , тому пружність дисоціації зростає при збільшенні температури.

Рівняння

дає можливість обчислити пружність дисоціації.



Для обчислення пружності дисоціації можна скористатись рівнянням:

Стійкість окисів металів для температур можна визначити як за термодинамічних потенціалів , так за величиною пружності дисоціації. Чим більше змінюються термодинамічні потенціали і чим менша пружність дисоціації окисла, тим більша спорідненість до кисню має елемент.

Межам, окисли яких мають високу пружність дисоціації погано окислюються, називаються благородними.

Якщо метал утворює декілька окислів, то більш високу пружність дисоціації за однієї і тієї ж температури має окисел, який містить більше кисню.

ЧАСТИНА 2. ТЕПЛООБМІН ПРИ ЗВАРЮВАННІ

2.1 Теплопровідність

2.1.1 Теплопровідність під час стаціонарного режиму і граничних умов 1 роду

Теплопровідність - молекулярне перенесення теплоти у суцільному середовищі під дією градієнта температури.

Теорія теплопровідності базується:

– на законі Фурьє (основному законі теплопровідності):

(2.1)

– диференціальному рівнянні теплопровідності (рівнянні Фур'єКірхгофа), яке для системи, що не має внутрішніх джерел теплоти, має вигляд:

(2.2)

(Вт/м2) - вектор густини теплового потоку, що напрямлений по нормалі до ізотермічної поверхні в, сторону зменшення температури; (Вт(м?К)) - теплопровідність (коефіцієнт теплопровідності), що дорівнює кількості теплоти, яка проходить в 1 с через 1 м2 ізотермічної поверхні під час градієнту температури

1К/м; = (К/м)

 градієнт температури вектор, напрямлений по нормалі до ізотермічної поверхні в бік збільшення температури; ф (с) час; a (м/с) - коефіцієнт температуро провідності.

За умови стаціонарного режиму температурне поле не залежить від часу, тобто і за умови відсутності внутрішніх джерел теплоти диференціальне рівняння теплопровідності (2.2) набуває вигляд

2.1.2 Частинні випадки рівняння теплопровідності

Для деяких способів зварювання загальне рівняння теплопровідності можна суттєво спростити. Розглянемо приклади такого спрощення.

1) При зварюванні такої пластини температурне поле можна вважати двовимірним, тому що температура по товщині пластини не змінюється Тоді рівняння теплопровідності має вигляд

2) У довгому тонкому стержні, температура може бути розподілена в поперечному перерізі рівномірно і не буде залежати відхід

За стаціонарних умов кожний елемент тіла отримує стільки теплоти, скільки віддає. У цьому випадку температура будьякого елемента незмінна,

Тоді рівняння теплопровідності набуває вигляду

3) Рівняння плоского стаціонарного процесу буде мати вигляд

4) Рівняння лінійного стаціонарного процесу записується у вигляді

Крайові умови

Для розрахунку процесу поширення теплоти крім рівняння теплопровідності потрібно ще крайові умови: початковий розподіл температури в тілі, умови теплообміну на границях досліджуваного тіла. Для практичного використання найважливішими є такі :

1) Ізотермічна умова. Приймається, що на поверхні тіла залишається незмінною на протязі всього процесу поширення теплоти. Така ситуація може бути досягнута при зварюванні деталей при їх інтенсивному охолодженні водою.

2) Адіабатна умова. Теплообмін на границях тіла приймається рівним нулю. Практично ця умова може бути досягнута при наявності теплової ізоляції поверхні деталі у процесі зварювання сухим піском.

3) Умова теплообміну на границі середовищах із заданою температурою. У цьому випадку тепловий потік на границі пропорційний різниці температур деталі і середовища

де температура середовища;

температура поверхні тіла.

До границі теплообміну тверде тіло - рідина, внаслідок теплопровідності надходить тепло відповідно до закону Фур'є.

Якщо тепловіддача дуже велика, а притік тепла малий , температура на поверхні тіла наближається до температури навколишнього середовища, тобто умова теплообміну наближається до ізотермічного процесу.

Якщо віддача теплоти в навколишнє середовище незмінна, а приток теплоти до поверхні значний , та отримуємо адіабатний випадок теплообміну.

2.1.3 Теплопровідність за наявності внутрішніх джерел теплоти

Розглянемо теплопровідність симетричних тіл (пластини і циліндра), в середині яких наявні рівномірно розподілені джерела теплоти а на поверхні відбувається теплообмін з навколишнім середовищем постійної температури

Необмежена пластина

Для цієї задачі диференційне рівняння теплопровідності і аналітичний вираз умов однозначності мають вигляд :

(2.3)

(2.4)

Розподіл температури в пластині

Після інтегрування (2.3) отримуємо

(2.5)

(2.6)

Константи інтегрування визначаються із граничних умов (2.4):

- при x=0 із (2.5) маємо

- при x=д із (5.4) і (5.5) отримуємо

Звідси отримуємо рівняння для температури поверхні пластини :

Підставляючи значення tc в рівняння (2.6) визначаємо другу константу інтегрування C2

Підставляючи значення C1 і C2 в (2.6) находимо рівняння температурного поля пластини:

(2.7)

де t - температура пластини на віддалях від середньої площини, K; qv - потужність внутрішніх джерел теплоти, Вт/м3; л - коефіцієнт теплопровідності, Вт/(м?К); 2д - товщина пластини, м; б - коефіцієнт тепловіддачі від поверхні пластини в навколишнє середовище, Вт/(м2?К).

Циліндричний стержень

Диференціальне рівняння теплопровідності і граничні умови для необмеженого циліндричного стержня має такий вигляд :

(2.8)

(2.9)

Розподіл температур у стержні

Рівняння температурного поля в стержні знаходять інтегруванням (2.8). Введемо нову змінну

, тоді (2.8) має вигляд

(2.10)

Після інтегрування (2.10) отримуємо

(2.11)

Після виключення постійних інтегрування знаходимо рівняння температурного поля циліндричного стержня

(2.12)

де t - температура стержня на віддалі r від осі, K; r0 - радіус стержня, м; б - коефіцієнт тепловіддачі стержня в навколишнє середовище, Вт/(м2?К).

Розглянемо декілька випадків, коли температура залежить тільки від однієї координати.

2.1.4 Необмежена плоска стінка

Дано: товщина стінки д, довжина і ширина стінки нескінченно великі у порівнянні з д. Теплопровідність матеріалу л. На зовнішніх поверхнях підтримуються постійними температури і , причому >. Необхідно визначити характер розподілення температури по товщині стінки і кількість теплоти, що проходить через стінку площею F за час ф (рис. 2.3).



Зміна температури в плоскій стінці

Розв'язання

Граничні умови 1 роду будуть такі: t= t1 під час х= 0 і t, під час х = д. Рівняння теплопровідності в цьому випадку буде

(2.13)

Інтегруючи (2.13) одержимо: ,

після другого інтегрування:

. (2.14)

Постійні і визначимо із граничних умов:

;

; або

.

Підставляючи в (2.14) одержимо

. (2.15)

Із (2.14) або (2.15) виходить, що розподілення температури по товщині стінки змінюється за законом прямої лінії.

Густину теплового потоку через стінку можна визначити використовуючи закон Фурьє:

(2.16)

Загальна кількість теплоти , що проходить через поверхню стінки площею за час:

, (2.17)

де теплова провідність стінки.

- внутрішній термічний опір стінки.

2.1.5 Циліндрична стінка

Розглянемо одношарову циліндричну стінку (трубу), у якій довжина l значно більша від діаметра (), а тому можна прийняти, що температура стінки змінюється тільки в радіальному напрямі (див. рис. 5.4).



Зміна температури в циліндричній стінці

Внутрішній радіус , зовнішній , теплопровідність матеріалу стінки л = const. Температури на поверхні стінки і постійні, тобто задані граничні умови І роду. Необхідно знайти характер розподілу температури по товщині стінки циліндра і тепловий потік за умови, що >, тобто тепловий потік напрямлений по радіусу до зовнішньої поверхні.

Розв'язання

Виділимо в стінці на відстані r циліндричну поверхню товщиною dr, площа якої. Товщині шару dr відповідає нескінченно мала різниця температур dt на межі шару. Розглядаючи цю циліндричну поверхню як плоску стінку, використовуємо рівняння Фур'є:

. (2.18)

Розділимо перемінні в (5.18) і одержимо

(2.19)

Інтегруючи (2.19) в межах температур від до і товщині шару стінки від до , одержимо

; (2.20)

З (2.20) виходить, що тепловий потік через циліндричну стінку буде дорівнювати

(2.21)

У технічних розрахунках застосовують поняття лінійної щільності теплового потоку:

(2.22)

2.1.6 Теплопровідність під час стаціонарного режиму і граничних умовах III роду (теплопередача)

Передача теплоти від одного середовища (рідини або газу, в подальшому «рідина») до іншого через тверду стінку, яка їх розділяє, називається теплопередачею. Особливості проходження процесу на межах стінки під час теплопередачі визначаються граничними умовами ІІІ роду, які задають температури рідин з одного та іншого боку стінки, а також закон тепловіддачі між поверхнями стінки та навколишнім середовищем закон НьютонаРіхмана:

 (2.23)

або для густини теплового потоку

(2.24)

де: Q (Вт) - тепловий потік; tc (°С) - температура поверхні тіла (стінки); tp (°С) - температура рідини; F (м2) площа поверхні тепловіддачі; б (Вт/(м2К)) - коефіцієнт тепловіддачі, що характеризує умови теплообміну.

Розглянемо процес теплопередачі для декількох окремих випадків.

2.1.7 Теплопередача через плоску стінку

Дано: Теплопровідність стінки л, температури навколишнього середовища tp1 і tp2, коефіцієнти тепловіддачі б1 і б2. Треба знайти тепловий потік від гарячої рідини до холодної і температури на поверхнях стінки tc1 і tp2 (рис. 2.4).

Розв'язання

Густина теплового потоку від гарячого середовища до стінки визначиться рівнянням (див. рис. 2.5):

Теплопередача через плоску одношарову стінку

Під час стаціонарного режиму цей самий тепловий потік пройде шляхом теплопровідності через тверду стінку і буде переданий з другої поверхні стінки до холодного середовища за рахунок тепловіддачі:

; .

Перепишемо рівняння у вигляді:

;

; (2.25)

.

Підсумовуючи почленно рівняння (2.25), отримуємо

,

звідси

або , (2.26)

. (2.27)

Величина k називається коефіцієнтом теплопередачі.

Величина обернена до коефіцієнта теплопередачі, називається загальним термічним опором

, (2.28)

де ;

зовнішні термічні опори.

З рівнянь (2.25) можна знайти температури на поверхнях стінки:

;

. (2.29)

У випадку багатошарової стінки .

. (2.30)

2.2 Конвективний теплообмін

2.2.1 Основні поняття та визначення конвективного теплообміну

Конвективний теплообмін - сумісний процес переносу теплоти конвекцією та теплопровідністю.

Конвективний теплообмін між рухомим середовищем (газом, рідиною - в подальшому рідиною) і поверхнею її розподілу з іншим середовищем (твердим тілом, рідиною або газом) називається тепловіддачею. Тепловіддачу прийнято розраховувати за формулою НьютонаРіхмана для теплового потоку

 (2.31)

або для густини теплового потоку

, (2.32)

де б [Вт/(м2·К)] або [Вт/(м2·оС)] - коефіцієнт тепловіддачі, що характеризує умови теплообміну між рідиною і твердим тілом;

і [оС] - середні температури стінки і рідини;

F - площа поверхні тепловіддачі.

Під час визначення теплового потоку за формулою (2.31) великі труднощі виникають під час визначення коефіцієнта тепловіддачі б, який залежить від багатьох факторів: причини і режиму руху рідини, її швидкості, теплофізичних параметрів, геометричної форми і розмірів тіла, температур середовища і поверхні тіла тощо.

За природою виникнення розрізняють два види конвекції - вільну, що виникає під час руху рідини під дією неоднорідного поля гравітаційних (або електромагнітних) сил, та вимушену, під час руху рідини під дією зовнішніх сил, прикладених на границях або за рахунок кінетичної енергії рідини, отриманої поза системою.

Розрізняють ламінарний і турбулентний режими руху рідини. Під час ламінарного руху окремі частинки і шари рідини рухаються паралельно один до одного, не перемішуючись. У такому режимі перенесення теплоти від одного шару рідини до іншого відбувається тільки теплопровідністю. Під час турбулентного режиму окремі частини і шари рідини рухаються безладно (хаотично) з утворенням вихрів. Але на кордоні рідини і стінки зберігається тонкий ламінарний шар рідини. У турбулентній частині потоку теплота передається як конвекцією, так і теплопровідністю. Цей шар має великий термічний опір (у порівнянні з турбулентною частиною потоку) і в ньому відбувається найбільше падіння температури.

Для визначення коефіцієнтів тепловіддачі в інженерних розрахунках звичайно використовують критеріальні залежності (рівняння подібності), одержані з досвіду на основі теорії подібності. Ці рівняння характеризують функціональну залежність між безрозмірними критеріями подібності, що являють собою нові змінні, уведення яких значно зменшує кількість величин у функціональній залежності. Найбільше застосування в розрахункових рівняннях конвективного теплообміну одержали наступні безрозмірні комплекси або критерії подібності.

Критерій Нуссельта або критерій тепловіддачі, характеризує співвідношення теплових потоків, що передаються конвекцією і теплопровідністю по нормалі через пристінний шар

. (2.33)

Критерій Рейнольдса - критерій гідродинамічної подібності, характеризується співвідношенням сил інерції і молекулярного тертя (в'язкості)

(2.34)

За числовим значенням критерію зважують на режим руху рідини в трубах круглого перерізу: рух рідини ламінарний; рух рідини розвинутий турбулентний; рух рідини перехідний, тобто за своїм характером нестійкий. Критерій Прандтля характеризує фізичні властивості рідини їх вплив на колективний теплообмін

 (2.35)

Критерій Прандтля визначає подібність температурних швидкісних полів в потоці рідини (під час =1 поля температур і швидкостей течії точно подібні). Для газів критерій залежить від їх атомності: для одноатомних ; двоатомних і багатоатомних .

Критерій Пекле - критерій конвективного теплообміну характеризує відношення густини теплового потоку, що передається конвекцією, до густини теплового потоку, що передається теплопровідністю,

(2.36)

Критерій Галілея характеризує співвідношення сил тяжіння, інерції та тертя у потоці

(2.37)

Критерій Грасгофа характеризує співвідношення підйомної сили, що виникає внаслідок різниці густини нагрітих і холодних частинок рідини, і сили молекулярного тертя:

. (2.38)

Критерій фазового переходу

(2.39)

У формулах (2.33) - (2.39) прийнято такі позначення величин:

l - визначальний розмір, м;

w - швидкість руху робочої рідини, м/с;

,

де G - витрата рідини (м3/с), F - площа перерізу труби (м2);

g - прискорення сили тяжіння, м/с2;

м - коефіцієнт динамічної в'язкості, Н·с/м2;

н - коефіцієнт кінематичної в'язкості, м2/с;

л - теплопровідність, Вт/(м·К);

Ср - питома теплоємність, Дж/(кг·К);

а - коефіцієнт температуропровідності, м2/с;

в - об'ємний коефіцієнт термічного розширення, 1/К;

у - коефіцієнт поверхневого натягу, Н/м;

r - питома теплота фазового переходу, Дж/кг;

Дt = tc tp

різниця температур стінки і рідини (або навпаки), К, оС.

2.2.2 Узагальнюючі залежності (рівняння подібності) конвективного теплообміну

Сталий конвективний теплообмін у загальному випадку описується наступним рівнянням подібності (крапельні рідини):

(2.40)

Для конкретних умов конвективного теплообміну рівняння (6.10) інколи можна спростити. Під час вимушеного турбулентного руху можна нехтувати впливом вільного руху, тоді із аргументів випадає Gr і рівняння подібності (6.10) приймає вигляд

(2.41)

Під час чистого вільного руху в числі аргументів не буде критерію Re і тоді рівняння подібності запишеться так:

(2.42)

або

У тому випадку, коли робочим середовищем є газ, може бути відсутнім критерій Pr, оскільки він має постійне значення для газів однакової атомності і рівняння подібності (2.41) і (2.42) набувають ще більш простий вигляд:

 і (2.43)

Введення множника у рівняння подібності для крапельних рідин дає можливість використовувати ці рівняння під час будьякого направлення теплового потоку (від стінки до середовища і навпаки) і врахувати зміну фізичних властивостей середовища. Для газів цей множник не має сили. Індекси «р» і «с» означають, що теплофізичні параметри рідини необхідно вибирати з таблиць за її середньою температурою і відповідно за середньою температурою стінки.

2.3 Теплообмін випроміненням

2.3.1 Основні поняття і визначення

Випромінення являє собою процес поширення внутрішньої енергії випромінюючого тіла електромагнітними хвилями.

Електромагнітні хвилі - це електромагнітні збурення, які виходять від випромінюючого тіла і поширюються в вакуумі із швидкістю світла = 3•108 . Збудниками збурень є заряджені частини, які містяться в речовині. Залежно від довжини хвилі і джерел випромінення розрізняють такі види електромагнітного випромінення: космічне, випромінення, рентгенівське, ультрафіолетова, видиме, теплове, радіохвилі. Теплове випромінення характеризується довжиною хвилі . Основним характеристиками теплового випромінення є: променистий потік , густина (енергія) випромінення і інтенсивність (спектральна густина) випромінення .

Потоком монохроматичного випромінення називається кількість енергії, яка випромінюється за одиницю часу в інтервалі довжин хвиль від до . Сумарне випромінення в усьому інтервалі довжин хвиль у межах до називається інтегральним або променистим потоком , .

Променистий потік, який виходить з одиниці поверхні в усіх напрямах напівпростору, називається густиною випромінення ,

. (2.44)

Променистий потік, який виходить із всієї поверхні випромінюючого тіла ,

.

Відношення густини потоку, який випромінюється в безкінечно малому інтервалі довжин хвиль до величини цього інтервалу, називається інтенсивністю випромінення,

. (2.45)

Всі тіла за будьяких температур випромінюють енергію. При потраплянні променистої енергії на інше тіло, частина її поглинається, частина - відбивається, а частина проходить через тіло. Поглинута енергія тілом знову перетворюється в теплову енергію. Відбита енергія поглинається оточуючими тілами. Сукупні процеси взаємного випускання, поглинання, відбивання і пропускання енергії тілами називається променистим теплообміном.

Рівняння теплового балансу для променистого теплообміну можна записати у вигляді

або , . (2.46)

де

коефіцієнт поглинання,

коефіцієнт відбивання,

коефіцієнт пропускання.

Тіло називається абсолютно чорним, якщо воно поглинає всю подану на нього енергію

,

Абсолютно чорних тіл у природі не існує. Найбільшу поглинаючу здатність має нафтова сажа, для неї = 0,90 ч 0,96.

Якщо вся енергія, яка падає на тіло, відбивається, то таке тіло називається дзеркальним (якщо відбивання відбувається за законами геометричної оптики), або абсолютно білим (якщо відбивання дифузійне).

Тіла, які пропускають всю падаючу на них енергію, називаються абсолютно прозорими. Прикладом може служити чисте повітря.

Тіла, поглинаюча здатність яких незалежить від довжини хвилі, називаються сірими.

2.3.2 Основні закони променистого теплообміну. Випромінення абсолютно чорного тіла.

Абсолютно чорне тіло випромінює промені всіх довжин хвиль за будьяких температур, відмінних від абсолютного нуля. Абсолютно чорні тіла мають найбільшу інтенсивність випромінення порівняно із іншими реальними тілами, які перебувають за однакової з ним температури. Залежність інтенсивності випромінення від довжини хвилі і температури описується законом Планка:

(2.47)

де , - сталі Планка.

Розподілення спектральної інтенсивності випромінення за довжиною хвиль і температурою показана на рис.2.6.

Зв'язок між довжиною хвилі , якій відповідає максимальна інтенсивність випромінення і температурою, характеризується законом Віна

, (2.48)

де - постійна Віна.

Цей закон можна сформулювати так: максимум інтенсивності випромінення абсолютно чорного тіла при збільшенні температури зміщується в сторону коротких хвиль.

Залежність спектральної густини інтегрального напівсферичного випромінення абсолютно чорного тіла від температури описується законом СтефанаБольцмана

(2.49)

де - коефіцієнт випромінення абсолютно чорного тіла , - абсолютна температура поверхні тіла.

Закон СтефанаБольцмана формулюється так: густина випромінення абсолютно чорного тіла пропорційна четвертому степеню його абсолютної температури.

2.3.3 Випромінення сірих тіл

Сірі тіла поглинають одну і ту ж долю випромінення у всьому інтервалі довжин хвиль. Для сірих тіл поглинаюча здатність і не залежить від температури. Сіре тіло за аналогєю з абсолютно чорним випромінює всіх довжин хвилі. Проте інтенсивність випромінення сірого тіла становить деяку однакову долю для всіх довжини хвиль і температур від інтенсивності випромінення абсолютно чорного тіла

, (2.50)

де - міра чорноти тіла, яка залежить від фізичних властивостей тіла.

Густина інтегрального випромінення сірого тіла знаходять за формулою

 (2.51)

Із рівняння (2.51) випливає, що до сірих тіл можна використати закон СтефанаБольцмана, якщо замість константи випромінення абсолютно чорного тіла підставити деяку величину, яка становить певну частку від . Величину називають коефіцієнтом випромінення сірого тіла.

Зв'язок між здатністю сірого тіла випромінювати і поглинати енергію встановлює закон Кірхгофа, який формулюється так: відношення густини власного випромінення сірого тіла до його коефіцієнта поглинання не залежить від природи тіла. Для всіх тіл з однаковою температурою воно однакове і дорівнює густині випромінення абсолютно чорного тіла за даної температури.

Математично цей закон можна записати в такому вигляді:

. (2.52)

При цьому слід відмітити, що коефіцієнт поглинання сірого тіла дорівнює мірі його чорноти за даної температури.

Енергія випромінення, яка випромінюється тілом у певних напрямах визначається згідно з законом Ламберта, який формулюється так: кількість енергії, яка випромінюється абсолютно чорним тілом в різних напрямах, пропорціональна косинусу кута між заданим напрямом і нормаллю до поверхні тіла.

2.3.4 Теплообмін випроміненням між твердими тілами

Всі тіла безперервно випромінюють і поглинають променисту енергію. При променистому теплообміні між двома твердими тілами, кількість теплоти, яку віддає і приймає тіло, визначається різницею між кількістю променистої енергії, яку випромінює і поглинає тіло. Інтенсивність теплообміну випроміненням між тілами залежить від теплофізичних властивостей цих тіл, їх температур, віддалі між ними і їх взаємного розміщення.

Розрахунок теплообміну випромінюванням між двома тілами, якщо одне тіло міститься в середині іншого (рис. 2.7), здійснюють за формулою

(2.53)

де - приведений коефіцієнт випромінення, який знаходять за формулою

, (2.54)

де , - коефіцієнти випромінення тіл з поверхнею і відповідно.

Замість в розрахунках можна застосовувати приведену міру чорноти, використовуючи формулу

. (2.55)

Приведений коефіцієнт випромінення системи тіл, яка складається із двох паралельних пластин з рівними поверхнями (), знаходять за формулою

. (2.56)

2.3.5 Теплові екрани

Для захисту від перегрівання теплотехнічного обладнання необхідно зменшити променистий теплообмін. У цьому випадку використовують екрани, які виготовляють із тонких металевих листів.

Співставимо теплообмін випроміненням між паралельними стінками без екрана і з екраном (рис.2.8).

Якщо екрана немає, то

(2.57)

За наявності екрана тепловий потік між першою стінкою і екраном визначається формулою

(2.58)

Від екрану до другої стінки передається теплота

 . (2.59)

При рівних коефіцієнтах випромінення стінок і екрана приведені коефіцієнти випромінення всіх систем будуть одинакові

. (2.60)

Із умов стаціонарності . Прирівнявши праві частини рівнянь (2.58) і (2.59), знаходимо

. (2.61)

Підставивши значення в рівняння (2.59) отримуємо

. (2.62)

Співставлення формули (2.62) з формулою (2.57), в якій дає можливість побачити, що використання одного екрану з таким самим коефіцієнтом випромінення, який є у стінок зменшує тепловий потік у 2 рази. Аналогічним чином можна побачити, що при екранах тепловий потік зменшується в раз. Таким чином, при рівних коефіцієнтах випромінення

. (2.63)

Якщо коефіцієнти випромінення екрана і стінок не рівні (), то при одному екрані

. (2.64)

Із формули (2.64) випливає, що зменшення підвищує ефективність екрана.

2.3.6 Випромінення газів

Гази мають здатність випромінювати і поглинати променисту енергію. Проте теплове випромінення газів суттєво відрізняються від випромінення твердих тіл. Одно і двоатомні гази, які складаються із однорідних атомів, не випромінюють і не поглинають променистої енергії. Значну випромінювальну і поглинальну здатність мають три і багатоатомні гази (вуглекислий газ, водяна пара, аміак). На відміну від твердих тіл і рідин гази поглинають і випромінюють енергію лише в певному інтервалі довжин хвиль, тобто мають лінійчастий спектр випромінювання.

Ще однією особливістю випромінення і поглинання газів є те, що це випромінення має об'ємний характер. У процесі випромінення і поглинання беруть участь всі мікрочастинки газу, які містяться в даному об'ємі.

Кількість енергії, яка поглинається або випромінюється, залежить від температури газу, товщини газового шару і концентрації молекул. Концентрація молекул визначається парціальним тиском газу , а товщина газового шару - середньою довжиною в межах газового шару.

Таким чином, поглинальна здатність і спектральна інтенсивність випромінення газу визначається як функція його температури і добутку :

; (2.65)

. (2.66)

Експерименти показують, що випромінююча здатність газів пропорціональна му степеню абсолютної температури. Для = 3,5, для водяної пари = 3. У наближених розрахунках приймають, що випромінення газів, як і твердих тіл, пропорційне їх абсолютній температурі в четвертій степені.

термодинаміка газ теплоємність металовмісний

ПЕРЕЛІК ВИКОРИСТАНИХ І РЕКОМЕНДОВАНИХ ДЖЕРЕЛ

1. Теплотехніка. / [Драганов Б.Х., Долінський А.А., Міщенко А.В. та ін.] / - К.: фірма “Інкос” , 2005. - 400 с.

2. Буляндра О.Ф. Технічна термодинаміка. / Буляндра О.Ф. / - К: Техніка, 2006. - с. 318.

3. Исаченко В.П. Теплопередача. / Исаченко В.П. / - М.: Энергоиздат, 1981. - 416 с.

4. Петров Г.Л. Теория сварочных процессов. / Петров Г.Л., Тумарев А.С. / - М: Высшая школа - 1977. - 389 с.

5. Багрянский К.В. Теория сварочных процессов. / Багрянский К.В. / - К: Высшая школа - 1976. - 424 с.

6. Борнацкий И.И. Основы физической химии. / Борнацкий И.И. / - Киев, 1968, с. 338.

Размещено на Allbest.ru