Распространение теплоты

Если в это уравнение подставить значения L п е, определенные согласно теории распространения теплоты при сварке, то получим [c.193]

Теория распространения теплоты при сварке позволяет рассчитывать скорости охлаждения и время пребывания металла зоны термического влияния в определенном интервале темпера- [c.234]

Расстояния, на которые распространяется температура A j, могут быть определены на основании теории распространения теплоты при сварке. Приняв су = 1,25, получим [c.245]

Под воздействием лазерного излучения за короткий промежуток времени (10" —10" с) поверхность детали из стали или чугуна нагревается до очень высоких температур Распространение теплоты в глубь металла осуществляется путем теплопроводности. После прекращения действия лазерного излучения происходит закалка нагретых участков, благодаря интенсивному отводу тепла в глубь металла (самозакалка). [c.225]

В учении о теплообмене рассматриваются процессы распространения теплоты в твердых, жидких и газообразных телах. Эги процессы по своей физико-механической природе весьма многообразны, отличаются большой сложностью и обычно развиваются в виде целого комплекса разнородных явлений. [c.345]

Будем решать одномерную задачу распространения теплоты в пористой стенке (см. рис. 6.1) при допущениях о бесконечно малой толщине зоны испарения К - L -> О (поверхность испарения с координатой L) и о локальном тепловом равновесии T = t между матрицей и охладителем. Распределение температуры на паровом участке течения охладителя (i < Z < б) описывается уравнением [c.157]

Каждая ступень передачи энергии от источника к изделию может иметь свой коэффициент полезного действия. Из теории распространения теплоты при сварке (см. гл. 5) известны эффективный т] и термический т]/ к. п. д. процесса, которые принято выражать следующим образом [c.20]

Формы тел, нагреваемых при сварке, весьма разнообразны. Распространение теплоты существенно зависит от формы и размеров тела. Точный учет конфигурации тела может привести к таким усложнениям расчета, что его практическое использование окажется затруднительным. Поэтому во всех тех случаях, когда пренебрежение второстепенными особенностями формы тела не приводит к большим погрешностям расчета, целесообразно упро-ш,ать формы рассматриваемых тел, сводя их к простейшим. Разумеется, грамотное применение такой схематизации должно основываться на четком понимании физической сущности процесса в целом. Обычно выбирают одну из следующих основных схем. [c.140]

Если границы тела не влияют на распространение теплоты, его можно заменить бесконечным телом, у которого имеется неограниченная протяженность по всем трем направлениям х, у, z (рис. 5.1, а). [c.140]

Полубесконечное тело представляет собой массивное тело с одной ограничивающей плоскостью 2 = 0 (рис. 5.1, б). Остальные поверхности находятся на значительном удалении и не влияют на распространение теплоты. [c.140]

Чтобы рассчитать изменение температуры точек тела во времени, кроме закономерности распространения теплоты в теле необходимо знать еще два условия [c.146]

Граничное условие 1-го рода определяет закон изменения температуры точек поверхности тела. Частный случай условия 1-го рода — изотермическое условие, когда поверхность тела обладает постоянной температурой в течение всего процесса распространения теплоты. Например, при интенсивном омывании поверхности тела жидкостью температура поверхности может оставаться постоянной. В расчетах тепловых процессов при сварке условие 1-го рода встречается относительно редко. [c.147]

Вывод дифференциального уравнения теплопроводности рассмотрим на примере линейного распространения теплоты в стержне (рис. 5.9). Вследствие наличия градиента температуры теплота в стержне с сечением F на рассматриваемом участке будет распространяться слева направо. [c.150]

В расчетах тепловых процессов при сварке широко используют зависимости, полученные путем схематизации и упрощения действительных процессов распространения теплоты. Эти упрощения в основном сводятся к следующему. [c.157]

Источники теплоты считают либо сосредоточенными, либо распределенными по соответствующему закону, который позволяет относительно просто описать процесс распространения теплоты. [c.158]

Теплофизические коэффициенты к, а, ср, а принимают не зависящими от температуры. Это допущение хотя и искажает действительный процесс распространения теплоты в теле, но значительно упрощает математические выражения. [c.158]

Распространение теплоты от неподвижных источников [c.158]

Теплоемкость металла ср при постоянной теплопроводности к оказывает более сложное влияние на процесс распространения теплоты в полубесконечном теле. Изменение теплоемкости можно представить как одновременное действие двух процессов изменения количества введенной теплоты и изменения скорости распространения теплоты. Запишем уравнение (6.2) иначе [c.160]

Влияние Q, А, и ср на процесс распространения теплоты и на распределение температур будет таким же, как и в случае мгновенного точечного источника теплоты в полубесконечном теле. [c.161]

Изменение температуры во времени качественно протекает так же, как и в полубесконечном теле, т. е. температура отдельных точек пластины вначале повышается, достигает максимума, а затем уменьшается. Более удаленные точки нагреваются до меньших максимальных температур. Однако распространение теплоты в пластине происходит более стесненно, чем в полубесконечном теле. В то время как в полубесконечном теле теплота распространяется в направлении трех координатных осей, х, у, z, в пластине теплота распространяется только в двух направлениях — хну. Это приводит к тому, что процесс изменения температуры во времени происходит в пластине медленнее. [c.161]

Теплоотдача через поверхности пластины оказывает более заметное влияние на поле температур, чем в полубесконечном теле. При расчетах температур в пластинах в ряде случаев, в особенности если пластины тонкие, необходимо учитывать теплоотдачу в окружающую среду. Процесс распространения теплоты в пластине с поверхностной теплоотдачей выражается уравнением (6.5), в которое введен сомножитель (см. п. 5.2) [c.161]

Теплота от мгновенного плоского источника в стержне распространяется в основном в направлении вдоль стержня. Если пренебречь теплоотдачей боковых поверхностей, то температуру по поперечному сечению стержня можно считать равномерной, а процесс распространения теплоты — линейным. В случае заметной теплоотдачи с поверхности температура по поперечному сечению стержня будет неравномерной. Теплоотдачу учитывают путем введения в уравнение (6.7) сомножителя е , который отражает лишь понижение средней температуры в сечении, но не выражает неравномерности температуры по толщине стержня [c.162]

Для составления уравнений, описывающих процесс распространения теплоты от движущихся непрерывно действующих источников, используют принцип наложения. С этой целью весь период действия источника теплоты разбивают на бесконечно малые отрезки времени dt. Действие источника теплоты в течение бесконечно малого отрезка времени dt представляют как действие мгновенного источника теплоты. Суммируя процессы распространения теплоты от действующих друг за другом в разных местах тела мгновенных источников теплоты, получают уравнение температурного поля при непрерывном действии движущегося источника теплоты. [c.167]

Суммируем приращения температуры от всех элементарных источников теплоты на линии ООо. Время распространения теплоты от мгновенного источника в точке О равно нулю, а от мгновенного источника в точке Оо равно t . Поэтому интеграл берем в пределах от О до [c.168]

В сварочной технике все чаще применяются мощные источники теплоты, осуществляющие сварку с весьма большими скоростями. В предельном случае, когда дни стремятся к бесконечности, в то время как отношение q/v сохраняет некоторое конечное значение, распространение теплоты в массивном теле и пластине приобретает особенности, позволяющие значительно упростить расчетные схемы. [c.179]

Рис. 6.13. Схема выделения плоскостями I и I зон распространения теплоты от мощного быстродвижущегося источника

Влияние ограниченности размеров тела на процессы распространения теплоты [c.183]

До сих пор рассматривались процессы распространения теплоты в неограниченных телах. Это упрощало расчеты, так как не нужно было вводить граничные условия. [c.183]

В предыдущем случае предполагалось, что точечный источник теплоты может перемещаться по поверхности пластины с произвольной, в том числе и с малой, скоростью. При больших скоростях перемещения точечного источника теплоты, как это показано в п. 6.4, можно не принимать во внимание процесс распространения теплоты вдоль оси движения источника, а рассматривать только распространение теплоты вдоль осей Оу и Oz. Таким образом, процесс распространения теплоты в рассматриваемом случае представляется как распространение теплоты от мгновенного источника, выделившего теплоту в точке О в момент времени / = О (см. рис. 6.16, в) [c.188]

При больших размерах цилиндра (диаметр и длина) процесс распространения теплоты аналогичен процессу в бесконечной пластине. Однако при малых диаметрах происходит наложение тепловых потоков от различных участков выполняемого шва. Рассмотрим общий случай нагрева тонкостенного цилиндра источником, который начинает свое движение из точки О (рис. 6.19,а) под некоторым углом а к образующей цилиндра достаточно большой длины. Процесс распространения теплоты в цилиндре диаметром d в этом случае аналогичен случаю одновременного движения бесконечно большого числа источников теплоты из точек 0 , О2,. .., On, сдвинутых относительно друг друга на шаг nd (рис. 6.19,6). Температурное поле достаточно рассматривать в пределах одного интервала nd, так как оно будет повторяться во всех других интервалах. [c.189]

Для упрощения расчетов источник теплоты иногда считают быстродвижущимся. При сварке кольцевого шва эта схема предусматривает распространение теплоты, выделившейся на участке dS (рис. 6.19, в), только в плоскости /—/. При многократном [c.190]

Температурное поле при движении точечного источника теплоты по поверхности сплошного цилиндра описывается сложными зависимостями. Формулы оказываются проще, если исходить из предположения, что источник теплоты быстродвижущийся. Тогда при наплавке по образующей цилиндра процесс распространения теплоты можно представить как выравнивание температур от мгновенного источника Q, расположенного в точке ф = О тонкого диска радиусом го, торцы которого теплоизолированы, а теплота отдается лишь с цилиндрической поверхности (рис. 6.20, а). В этом случае результаты подсчетов для точек по линии наплавки (г = Го, ф = 0) представлены на рис. 6.21, а, где [c.192]

Зависимости, описывающие более сложные процессы распространения теплоты в цилиндрах, имеются в работах [15]. [c.196]

Таким образом, мгновенный распределенный источник теплоты можно заменить сосредоточенным линейным источником, теплота которого введена на отрезок времени to ранее. Согласно уравнению (6.6) процесс распространения теплоты от мгновенного распределенного источника с учетом to выразится уравнением [c.197]

И требуется рассчитать тепловой поток, передаваемый через цилиндрическую стенку трубы. Задача о распространении теплоты в цилиндрической стенке при известных и постоянных температурах на внутренней и наружной поверхностях, также одномерная, если ее рассматривать в цилиндрических координатах. Температура изменяется только вдоль радиуса (по координате г), а по длине трубы и по ее периметру остается неизменной. В этом случае grad t = dt/dr и закон Фурье будет иметь вид [c.74]

Иногда npouie воспользоваться методом электротепловой аналогии. Дело в том, что законы распространения теплоты и электричества в сплошных средах описываются одинаковыми по форме (аналогичными) уравнениями. [c.76]

В современных установках для сварки, сверления, резки пли фрезерования электронный луч фокусируется на площади диаметром менее 0,001 см, что позволяет получить большую удельную мощность. При использовании обычных сварочных источников теплоты (дуги, газового пламени) металл нагревают и плавят за счет распространения теплоты от поверхности в глубину, при этом форма зоны расплавления в сечении приблил<ается к полукругу Fn- При сварке электронным лучом теплота выделяется непосредственно в самом металле причем наиболее интенсивно на некоторой глубине под его поверхностью. Отношение глубины проплавления к ширине может достигать 20 1 такое проплавление называется кинжальным (рис. 5.16). [c.203]

Для распространения теплоты в любом теле или пространстве необходимо наличие разности температур в различных точках тела. Это условие отЕЮсится и к передаче теплоты теплопроводностью, при которой тем пературный градиент в различных точках тела не должен быть равен нулю. [c.349]

При i=0 во всех точках, где ЯФО, имеем АТ=0. В точке R=0 при /=0 имеем АГ оо. В правильности выбора постоянного множителя в уравнении (6.1) можно убедиться путем вычисления интеграла, выражающего полное количество введенной теплоты во всем объеме бесконечного тела. Это количество в любой момент времени равно Q, так как тело в данном случае не отдает теплоты в окружающее пространство. Распределение температуры при распространении теплоты от мгновенного источника теплоты, приложенного в точке О на поверхности полубес-конечного тела (рис. 6.1), аналогично (6.1) для бесконечного [c.158]

Рис. 6.1. Распределение приращений температуры по радиусу R в различные моменты времени в процессе распространения теплоты от мгновенного точечного источника в полубесконечном теле (<3 = 2000Дж, ср = 4 Дж/(см -К), а = = 0,1 см /с)

Увеличение теплоемкости ср при Я = onst равносильно одновременному уменьшению Q и к. Приращение температуры точек тела уменьшается при одновременном замедлении процесса распространения теплоты. На рис. 6.2, в представлены для сравнения термические циклы в одной и той же точке тела при разных ср. [c.160]

Процесс распространения теплоты почти полностью зависит от тепловых потоков в плоскости yOz. Такое физическое представление о процессе распространения теплоты позволяет получить уравнение (6.42) другим, довольно наглядным способом. Точечный источник теплоты, проходя через плоскость / (рис. 6.13, а), выделяет на участке dx в течение времени dx/v количество теплоты Q = qdx/v. Эта теплота распространяется в по-лубесконечном плоском слое / —/ толщиной б = dx, и, следовательно, для описания процесса распространения теплоты можно использовать уравнение (6.6) для бесконечной пластины с учетом того, что слой / —/ представляет собой полу бесконечную пластину без теплоотдачи (6 = [c.181]

Предельное состояние процесса распространения теплоты при нагреве пластины мощным быстродвижущимся линейным источником теплоты также можно получить из уравнения (6.26) при условии (6.39). Ход рассуждений, основанный на предположении, что теплота распространяется только в направлении стержня 1 (см. рис. 6.13,6), такой же, как для случая точечного источника теплоты. Действительно, источник выделяет на отрезке длиной dx теплоту Q = qdxjv. Эта теплота распространяется вдоль стержня /, ограниченного плоскостями / и / и имеющего поперечное сечение Ьйх. Подставляя указанные величины в уравнение (6.8) и заменяя координату х координатой у, а также учитывая поверхностную теплопередачу, получим [c.182]

Распространение теплоты при сварке экваториальных однопроходных швов на тонкостенных сферах происходит при некотором стеснении теплового потока вследствие кривизны сферы в двух направлениях. Температура точек оказывается несколько выше, чем в бесконечной пластине той же толщины. На сферах большого диаметра с малой толщиной стенки этим влиянием можно пренебречь, если [c.192]

Приращение температуры точки М(х, г), если его определять от одного пересечения источником теплоты плоскости AOOiD (см. рис. 6.20, б), в которой находится точка М х, г), будет зависеть от времени t, прошедшего после пересечения плоскости, и не будет зависеть от координаты ф точки М. Приращение температуры в сплошном цилиндре при распространении теплоты от мгновенного кольцевого источника теплоты с учетом теплоотдачи можно определить по формуле [c.194]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...