Лазерная и электроннолучевая обработка материалов
Внимание! эта страница распознана автоматически, поэтому мы не гарантируем, что она не содержит ошибок. Для того, чтобы увидеть оригинал, Вам необходимо
Если Вы являетесь автором данной книги и её распространение ущемляет Ваши авторские права или если Вы хотите внести изменения в данный документ или опубликовать новую книгу свяжитесь с нами по по .
Страницы: 1 2 3... 141 142 143 144 145 146 147... 494 495 496
|
|
|
|
где А — поглогцательная способность вещества. Расчеты по выражению (4.67) кор-релируются с опытными данными [23]. М. И. Трибельский [26] выполнил сопоставление не скоростей движения изотерм, а интегральных потоков теплоты, отводимых благодаря теплопроводности и теряемых на испарение с поверхности тела. Остановимся более подробно на этом подходе. Поток теплоты, отводимый благодаря теплопроводности, в установившемся состоянии находим с помощью соотношения для температурного поля в полубесконечном теле Jj = 2 У л Xr0Ts = = бУ~зГ пгоакТз, (4.68) где п = y/m — число частиц в единице объема конденсированной фазы. Плотность потока испаряющихся частиц (в предположении, что функция их распределения является максвел-ловой) равна па (Т) УкТ (2mn)'1, где к — постоянная Больцмана. Учитывая, что характерным размером в этой задаче является радиус гр, на котором меняется реактивное давление паров, а характерной температурой — Та, и пренебрегая кинетической энергией пара по сравнению с Lb (поскольку kTs С L^) для потока теплоты, расходуемой на испарение, получим Jv " nr* Цп0 (Г.) уГЩ/УШ. = = 4n2L6mv31r2 exp X X{-[Lb/(kTs)]-l). (4.69) Сравнивая (4.68) и (4.69), можно сделать вывод, что при малых Ts (т. е. малых плотностях потока ЛИ) Jv ^ JtПри больших Ts справедливо противоположное неравенство. Существует единственное значение Ts = Ts, при котором оба потока теплоты равны, причем ввиду резкой зависимости Jy (Ts) уже незначительное отклонение Ts от Ts приводит к усиленному неравенству потоков теплоты. Естественно предположить, что при Т = Ts происходит переход к режиму интенсивного испарения, причем такой переход имеет пороговый (по плотности потока лазерного излучения) характер. Пороговую плотность потока а* найдем, приравняв (4.68) и (4.69). При этом получается трансцендентное уравнение относительно о*, которое в работе [26] решено итерациями: q* " [2LbX/(Akr0 VIT)} X X [\nmvlrQ[{Lbna) + + In In mvlr0l(Lbna) -j----f1. (4.70) Следует отметить, что q* не связано с началом формирования кратера в материале. Второе характерное значение плотности потока Ц можно найти из условия малости Zo по сравнению с гр [9], т. е. малости кривизны свободной поверхности расплава. q = [2Lbkl(Akru V"n)\ X Сравнивая (4.70) и (4.71), можно обнаружить, что режим глубокого проплавления может быть реализован, если справедливо неравенство [ol[nX УЬьт)) ехр (па УЬьт/а) ™3arQ/(L0na). (4.72) В противном случае при увеличении плотности потока происходит переход от режима сферического проплавления непосредственно к режиму интенсивного испарения. Характеристики поверхностного источника теплоты в (4.72) выражены через гй, причем вследствие резкой зависимости левой части (4.72) от параметров задачи изменение г0 оказывает слабое влияние на неравенство -(4.72). Физически это означает, что возможность получения глубокого проплавления определяется в основном свойствами материала, а не характеристиками источника теплоты. Для проведенного анализа существенную роль играет ограниченность размера источника теплоты. Поэтому одномерное рассмотрение явления в данной постановке принципиально невозможно. Результаты сопоставле
Карта
|
|
|
|
|
|
|
|
Страницы: 1 2 3... 141 142 143 144 145 146 147... 494 495 496
Внимание! эта страница распознана автоматически, поэтому мы не гарантируем, что она не содержит ошибок. Для того, чтобы увидеть оригинал, Вам необходимо скачать книгу |
