А.Б. Булков В.Р. Петренко В.П. Чумарный

ТЕПЛОВЫЕ ПРОЦЕССЫ ПРИ СВАРКЕ

Учебное пособие

Воронеж 2013

ФГБОУ ВПО «Воронежский государственный

технический университет»

А.Б. Булков В.Р. Петренко В.П. Чумарный

ТЕПЛОВЫЕ ПРОЦЕССЫ ПРИ СВАРКЕ

Утверждено Редакционно-издательским советом

университета в качестве учебного пособия

Воронеж 2013

УДК 621.791.011

Булков А.Б. Тепловые процессы при сварке: учеб. пособие [Электронный ресурс]. – Электрон. текстовые, граф. данные (2020 Кб) / А.Б. Булков, В.Р. Петренко, В.П. Чумарный.- Воронеж: ФГБОУ ВПО «Воронежский государственный технический университет», 2013. – 1 электрон. опт. диск (CD-ROM). - Систем. требования: ПК 500 и выше ; 256 Мб ОЗУ ; WindowsXP ; MS Word 2007 или более поздняя версия ; 1024x768 ; CD-ROM ; мышь. – Загл. с экрана. – Диск и сопровод. материал помещены в контейнер 12x14 см.

В учебном пособии содержатся теоретические сведения об особенностях тепловых процессов в сварочном производстве. Приведены рекомендации по выбору схемы нагреваемого тела, расчету температурных полей на различных стадиях нагрева подвижными концентрированными источниками теплоты и решению ряда других задач, связанных с распространением теплоты в свариваемых телах.

Издание соответствует требованиям Федерального государственного образовательного стандарта высшего профессионального образования по направлению 150200.62 «Машиностроение» (профиль «Оборудование и технология сварочного производства»), дисциплине «Теоретические основы сварки».

Ил. 39. Библиогр.: 4 назв.

Рецензенты: ОАО «Воронежское акционерное самоле-

тостроительное общество» (гл. металлург,

д-р техн. наук, проф. А.Б. Коломенский);

д-р техн. наук, проф. В.Ф. Селиванов

© Булков А.Б., Петренко В.Р.,

Чумарный В.П., 2013

© Оформление. ФГБОУ ВПО

«Воронежский государственный

технический университет», 2013

Введение

Большинство существующих способов сварки основано на нагреве материала до пластического состояния или плавления. Необходимую для этой цели теплоту получают от источников энергии, которые различаются между собой по характеру выделения теплоты, мощности, продолжительности действия, скорости движения и другим признакам. Свариваемые изделия различают по свойствам материала и геометрическим размерам. Если принять во внимание условия, при которых происходит сварка, - подогрев, искусственное охлаждение, теплоотдачу, количество независимых параметров, подлежащих учету в расчетах тепловых процессов при сварке, окажется довольно значительным.

Один из основных вопросов, рассматриваемых в теории тепловых процессов при сварке, - определение условий, при которых достигается необходимый нагрев изделия и его сваривание. Нагрев и охлаждение вызывают разнообразные физические и химические процессы в материале изделия - плавление, кристаллизацию, структурные превращения, объемные изменения, появление напряжений и пластических деформаций. Эти процессы приводят к глубоким изменениям свойств и состояния материала, влияют на качество всей конструкции в целом. Чтобы определить характер протекания указанных процессов, необходимо знать распределение температур в теле и изменение его во времени в каждом отдельном случае. Это второй основной вопрос, рассматриваемый в теории тепловых процессов при сварке.

Теория тепловых процессов при сварке является частью общей теории теплопроводности в материалах. Она использует ряд понятий и законов, известных из теории теплопроводности, применяя их к специфическим условиям сварки.

1. Тепловые процессы при сварке

1.1. Схемы нагреваемого тела

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 упрощать 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.

Рис. 1. Расчетные схемы тел

Бесконечное тело. 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. 1, а).

Полубесконечное тело. Этой схеме соответствует массивное тело с одной ограничивающей плоскостью z = 0 (рис. 1, б). Остальные поверхности находятся на значительном удалении и не влияют на распространение теплоты.

Бесконечная пластина представляет собой тело, ограниченное двумя параллельными плоскостями z=0 и z=. При использовании этой схемы всегда предполагают, что температура по толщине листа равномерна, а теплота может распростра­няться только в плоскости с координатными осями х и у (рис. 1, в).

Полубесконечная пластина представляет собой тело, ограниченное двумя параллельными плоскостями z = 0 , z =  и плоскостью у = 0 (рис. 1, г). Остальные условия те же, что и у бесконечной пластины.

Плоский слой представляет собой пластину, у которой температура точек тела по толщине не является равномерной. Эту схему применяют в тех случаях, когда толщина тела не настолько велика, чтобы можно было пренебречь влиянием ограничивающей плоскости z =  и считать тело полубесконечным (рис. 1, д).

Бесконечный и полубесконечный стержни представляют собой тела с прямолинейной или криволинейной осью, когда температура равномерна в пределах поперечного, сечения стержня (рис.1, е).

Помимо названных схем, в практике расчетов используются также и другие простейшие схемы, например сплошной цилиндр, тонкостенный цилиндр. В приведенных схемах тел могут использоваться как декартовы, так и цилиндрические или полярные координаты.

1.2. Основные теплофизические величины

Теплота - это форма движения материи. Количество теплоты Q в системе СИ измеряется в джоулях.

Удельное количество теплоты (теплосодержание) h, (Дж/кг) выражает количество теплоты, сообщенное телу массой 1 кг, при нагреве его от температуры Т₁, до температуры Т₂ . При технических расчетах теплосодержание тела, отсчитывают от 0° С, а не от абсолютного нуля. Вне критических точек теплосодержание в металлах с ростом температуры возрастает монотонно. В критических точках, соответствующих аллотропическим и фазовым превращениям, происходящим с поглощением или выделением теплоты, оно изменяется скачкообразно (рис.2). Удельная теплота фазового превращения l (Дж/кг) определяется, как количество теплоты, поглощаемой или выделяемой единицей массы материала при изотермическом процессе фазового превращения: l = L /m.

Истинная удельная массовая теплоемкость с (Дж/кг∙град) есть количество теплоты, необходимое для изменения на один градус температуры единицы массы тела (рис. 2). В расчетах бывает удобно пользоваться средней удельной массовой теплоемкостью в данном интервале температур от Т₁ до Т₂:

В расчетах может использоваться истинная С и средняя С_m удельная объемная теплоемкость Дж/(м³·град), которая связана с массовой удельной теплоемкостью следующими соотношениям

С=с , С_m=с_m  ,

где -плотность (кг/м³) в нормальных физических условиях.

В критических точках вследствие скачкообразного изменения теплосодержания использование истинной теплоемкости не имеет смысла.

Рис. 2. Теплофизические свойства малоуглеродистой стали с 0,1% С: теплосодержание h; истинная теплоемкость с; коэффициент теплопроводности ; коэффициент температуропроводности а в промежутке температур 0-1600°С

Температурное поле есть распределение температур в теле в конкретный момент времени. Температура в общем случае может являться не только функцией координат х, у,z отдельных точек, но и функцией времени T=T(x,y,z,t).

В последнем случае температурное поле является объемным. Оно может быть также плоским T=T(x,y,t) или линейный T=T(x,t).

Для наглядности температурные поля часто представляют графически в виде изотерм (рис.3, а).

Изотермической поверхностью или изотермической линией называется геометрическое место точек тела, имеющих одинаковую температуру (рис.3, б).

Рис. 3. Изображение температурного поля изотермами:

а - изменение температуры по направлению SS;

б - касательная tt и нормаль nn к изотерме

От точки к точке температура тела может изменяться. Изменение температуры в направлении SS на длине бесконечно малого отрезка dS называется градиентом температуры в рассматриваемой точке по данному направлению SS. Математически градиент температуры выражается как частная производная Т по направлению SS:

grad T_SS =  T / S.

Наибольший градиент температуры в точке имеется по на­правлению нормали пп к изотерме (рис. 3, б).

Скорость изменения температуры в данной точке поля с координатами x₀ , y₀ , z₀ в данный момент времени t₀ выра­жается частной производной от температуры по времени:

Тепловой поток - это количество теплоты, проходящее через рассматриваемое сечение (поверхность) в единицу времени: Ф = dQ/dt . Тепловой поток измеряется в ваттах. Удельный тепловой поток определяется тепловым потоком, приходящимся на единицу площади: q₂ = dФ/dS .

Коэффициент теплопроводности  характеризует свойство тел проводить теплоту. Численно коэффициент  выражает количество теплоты, протекающее через единицу изотермической поверхности в единицу времени, если изменение температуры по направлению нормали составляет 1 град на 1 м. Теплопроводность металла существенно изменяется в зависимости от температуры и химического состава материала. На рис. 4 показано изменение  в зависимости от температуры. Величина  измеряется в Вт/(м∙ град) или в Дж/(м∙c∙град).

Рис. 4. Коэффициент теплопроводности различных марок стали в зависимости от температуры: 1 - электролитическое железо; 2 - малоуглеродистая сталь 0,1% С; 3 - углеродистая сталь 0,45% С; 0,08% Si, 0,07% Мn; 4 - низколегиро­ванная хромистая сталь 0,10% С, 0,02% Si, 0,4% Мn, 4,98% Сr; 5 - хромистая сталь 1,52% С, 0,39% Si, 0,38% Мn, 13.1% Сr; 6 - хромоникелевая нержавеющая сталь 18-8

Закон теплопроводности Фурье. В общем случае передача тепловой энергии может осуществляться тремя способами:

теплопроводностью,

конвекцией,

лучистой энергией (радиацией).

Для передачи тепла в твердых телах характерен первый способ. В жидкостях и газах большую роль играют конвекция и радиация. Передача теплоты в пространстве осуществляется путем радиации. Закон теплопроводности Фурье устанавливает количественную связь между теплопроводностью металла, градиентом температуры и тепловым потоком в твердом теле.

Р ассмотрим передачу теплоты в стержне, температура по длине которого переменна (рис. 5). Очевидно, теплота будет перетекать от более нагретых к менее нагретым участкам. Количество теплоты dQ_х , протекающее вследствие теплопроводности за время dt через поперечное сечение F, пропорционально градиенту температуры dT/dx в рассматриваемом сечении, площади сечения F и времени dt:

dQ_х = (-dT/dx)F·dt.

Рис. 5. Распределение температуры в стержне

Знак минус в формуле означает, что поток теплоты направлен в сторону, противоположную возрастанию температуры. Коэффициент пропорциональности  называется коэффициентом теплопроводности.

В общем случае температурного поля закон Фурье записывается следующим образом:

dQ_n = (-dT/dn)F·dt.

Тепловой поток - это количество теплоты, проходящее через рассматриваемое сечение (поверхность) в единицу времени:

Ф = dQ/dt .

В случае, представленном на рис.4, тепловой поток означает количество теплоты, проходящее через поперечное сечение стержня за 1 с. Тепловой поток измеряется в ваттах. Удельный тепловой поток определяется тепловым потоком, приходящимся на единицу площади:

q₂ = dФ/dS .

1.3. Поверхностная теплоотдача и краевые условия

Выше были сформулированы условия теплопередачи в твердых телах вследствие теплопроводности металлов. С поверхности металлов теплота передается конвективным путем или посредством радиации. Указанные процессы играют важную роль при сварке - в конечном итоге вся теплота, введенная при сварке, отдается в окружающее пространство и тела остывают.

Конвективный теплообмен. При конвективном теплообмене теплота с поверхности уносится жидкостью или газом, которые перемещаются относительно поверхности. Движение жидкости или газа может возникать вследствие различной плотности нагретых и ненагретых зон или в результате принудительной циркуляции жидкости и газа.

Приближенно тепловой поток q_2k вт/м² с единицы поверхности за единицу времени при конвективном теплообмене опреде­ляется по правилу Ньютона:

q_2k =_к(T-T₀),

где _к - коэффициент конвективной теплоотдачи, дж/(с·м·град); Т - температура поверхности твердого тела, град; То - температура жидкости или газа, град.

Коэффициент _к не является постоянной величиной, он за­висит от многих факторов и может изменяться в широких пре­делах в зависимости:

• от свойств окружающей среды (теплопроводности, плотности, вязкости) и ее движения относительно поверхности;

• от физических свойств теплоотдающей поверхности;

• от формы поверхности тела и ее положения в пространстве;

• от разности температур Т-То.

Лучистый теплообмен. Тепловое излучение, возникающее в теле вследствие тепловой энергии, представляет собой электромагнитные колебания. Удельный поток излучения тела пропорционален четвертой степени его абсолютной температуры (закон Стефана - Больцмана):

, С= Со.

Коэффициент С зависит от состояния поверхности тела и выражается через коэффициент степени черноты тела . Для абсолютно черного тела  = 1, а С=Со=5,76 дж/с∙м²∙К⁴. Большинство встречающихся в технике тел можно рассматривать как серые тела, у которых  < 1. Величина  зависит от природы тела, характера поверхности и температуры. Для окисленных шероховатых поверхностей сталей  изменяется от 0,6 до 0,95. У алюминия  изменяется от 0,05 до 0,2 в зависимости от обработки поверхности и температуры.

В реальных условиях нагретое тело окружено другими телами (помещение цеха, сварочные приспособления, изделия и др.). Между этими телами происходит взаимный лучистый теплообмен. Каждое тело излучает энергию и воспринимает часть энергии, излучаемой другими телами:

,

где Т - температура тела, град; Т_о - температура окружающих тел, град.

Первое слагаемое в уравнении выражает теплоту, излучаемую телом, второе - поглощаемую теплоту.

По аналогии можно связать удельный тепловой поток q_2r с разностью температур Т-То:

q_2r =_r(T-T₀),

где _r - коэффициент лучистого теплообмена, Дж/(с·м²·град).

Тогда удельный поток полной теплоотдачи можно представить как сумму удельных потоков конвективного и лучистого теплообмена:

q₂ =_k(T-T₀)+ _r(T-T₀)= (T-T₀),

где =_k+_r - коэффициент полной поверхностной теплоотдачи.

При температурах до 200…300 °С значительная часть теплоты отдается конвективным теплообменом, при более высоких температурах - в основном лучистым теплообменом (рис. 5).

Краевые условия. Чтобы рассчитать изменение температуры точек тела во времени, недостаточно знать закономерности распространения теплоты в теле, необходимо еще привлечь два условия:

• условия теплообмена на границах тела - граничные условия;

• распределение температуры в теле при t=0.

Рис. 6. Коэффициент полной теплоотдачи вертикальных листов  и коэффициент лучистого теплообмена _r в зависимости от температуры (углеродистая сталь)

Граничные условия выражают тепловое взаимодействие поверхности тела с окружающей средой и могут быть весьма разнообразны. С практической точки зрения интересны следующие граничные условия.

Условия 1-го рода. Граничное условие 1-го рода определяет закон изменения температуры точек поверхности тела. Частным случаем условия 1-го рода является 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.

Приведем пример того, как можно с помощью некоторых формальных приемов удовлетворить изотермическому условию Т = 0. Пусть полубесконечная пластина нагревается в точке О сварочной дугой (рис. 7, а), а граница А - А постоянно поддерживается при температуре Т = 0. Очевидно, что если бы пластина была бесконечной, то распределение температур в сечении 1-1 в некоторый момент времени выражалось кривой 1 и температура по линий А - А не равнялась нулю. Однако, можно пред­ставить, что в той же бесконечной пластине в точке О - находя­щейся также на расстоянии L от А - А, действует источник теплоты с отрицательным знаком, так называемый сток теплоты. Причем свойства этого стока теплоты в точности совпадают со свойствами источника теплоты от сварочной дуги, а распреде­ление температур описывается одинаковым математическим выражением.

Тогда отрицательная температура выражается кривой 1’, аналогичной кривой 1, но с отрицательным знаком. Складывая ординаты кривой 1’ с ординатами кривой 1, получим кривую 2 распределения температуры. На границе А - А температура всегда будет равна нулю, в то время как в самой пластине температура точек будет непрерывно меняться.

Рис. 7. Выполнение граничных условий: а - изотермического путем использования сто­ка теплоты; б - адиабатического путем исполь­зования дополнительного источника теплоту.

Условие 2-го рода определяет величину теплового потока на границе тела. Если вспомнить, что закон теплопроводности Фурье выражает связь между тепловым потоком и градиентом температур, то станет понятным, что условие 2-го рода задает градиент температуры на границе тела.

Адиабатическая граница является частным случаем условия 2-го рода, когда тепловой поток с поверхности тела равен нулю, т. е.

q_s = 0; .

В технических расчетах, в частности применительно к сварке, нередко встречаются случаи, когда тепловой поток, с поверхности тела мал по сравнению с потоками внутри тела. Тогда мож­но принять эту границу как адиабатическую.

Например при нагреве сварочной дугой полубесконечной пластины в точке О (рис. 7, б) граница А - А соприкасается с воздухом и излучает некоторое количество теплоты. Для простоты расчетов можно принять, что граница А - А является теплонепроницаемой, т. е. адиабатической. Выполнить это условие можно, пользуясь формальным приемом. Допустим, что пластина является бесконечной и в ней на расстоянии L по другую сторону от линии А - А в точке O₁ действует точно такой же источник теплоты, как и в точке О. Очевидно, что тепловой поток через границу А - А от источника О равен в каждой точке линии А - А тепловому потоку от источника О₁ . Суммарный тепловой поток через границу А - А, следовательно, равен нулю. Температура точек полубесконечной пластины находится путем сложения ординат кривой 1 с ординатами кривой 1’ (рис. 7, б). Температура края полубесконечной пластины оказывается вдвое больше температуры соответствующих точек бесконечной пластины. Описанный прием компенсации теплового потока носит название метода отражения, так как в этом случае теплонепроницаемая граница может рассматриваться как граница, отражающая тепловой поток, идущий со стороны металла.

Условие 3-го рода определяет теплообмен на границе тела и среды с заданной температурой. По правилу Ньютона

q_2s =(T_s -T₀),

где q_2s - удельный тепловой поток через граничную поверхность; Т_s - температура точек поверхности тела; То - температура среды.

Очевидно, что по закону теплопроводности к границе поступает теплота при этом q_2s = q₂ .

Из условия 3-го рода, как предельные случаи, могут быть получены изотермическое и адиабатическое условия. Если  - некоторая конечная, не равная нулю величина, то при    име­ем изотермическое условие, а при   0 - адиабатическое.

1.4. Сварочные источники теплоты

Для процесса нагрева и сваривания материала существенным является также распределенность тепловых потоков, идущих от источника теплоты к свариваемому телу. Различные источники обладают различной распределенностью тепловых потоков, которая может также изменяться во времени в процессе сварки. В отношении теплового воздействия на свариваемые тела сва­рочные источники можно условно разделить на две группы:

1. Источники, тепловой поток которых практически мало меняется в течение всего процесса сварки. Это электрические дуги с различной защитой, газовое пламя перемещающегося источника, источники при электрошлаковом процессе, электроннолучевой сварке, контактной роликовой сварке и некоторые другие.

2 . Источники, тепловой поток которых и его распределение изменяются в течение процесса сварки. В качестве примеров таких источников можно привести источники при сварке стержней сопротивлением или оплавлением, точечной сварке, сварке трением и др.

Источники первой группы обладают определенным распределением удельного теплового потока, который мало изменяется во времени. Распределение удельного теплового потока может наблюдаться как по поверхности металла, так и в направлении его толщины.

Электрическая дуга и газовое пламя. Распределение удельного теплового потока источников теплоты по поверхности нагреваемых тел.

Теплота сварочной дуги или газового пламени от единичной горелки вводится на некотором участке поверхности металла диаметром d_H, называемом пятном нагрева (рис. 8). Удельный тепловой поток q₂ в пределах пятна нагрева крайне неравномерен. Наибольший удельный тепловой поток наблюдается в средней части пятна, по мере приближения к краям он резко убывает. Такое распределение потока объясняется наличием активного пятна в дуге и неравномерным распределением температур в пределах факела газового пламени.

Как показали исследования Н. Н. Рыкалина, М. X. Шоршорова и И. Д. Кулагина, распределение удельного теплового потока q₂ в направлении радиуса r для газового пламени и дуг, не углубленных значительно в ванну металла, можно прибли­женно описать кривой Гаусса (нормальным законом)

q₂ = q_2mexp(-kr²),

где q_{2m -} наибольший тепловой поток в центре пятна нагрева, Вт/см²; k - коэффициент сосредоточенности теплового потока источника, 1/см²; r - радиальное расстояние данной точки от оси, см.

Источник с распределением теплового потока по приведенному выше закону называется нормально-круговым. Численные значения q_2m и k подбирают так, чтобы распределение теплового потока по уравнению наиболее близко соответствовало фактическо­му распределению, которое определяется опытным путем.

Существует определенная связь между законом нормального распределения теплового потока и эффективной мощностью q источника теплоты. Очевидно, что интегрирование удельного теп­лового потока по всей нагреваемой поверхности F должно дать эффективную тепловую мощность

.

При использовании в расчетах обычно принято считать радиусом пятна нагрева расстояние r_н = d_н/2 , на котором удельный тепловой поток q₂(r_н) равен 0,05q_2m. Отсюда следует, что

q₂ (r_н) = q_2mexp(-kr_н²) = 0,05q_2m.

exp(-kr_н²) = 0,05; kr_н² = 3,0.

Условный расчетный диаметр, пятна нагрева

.

Зная эффективную мощность источника и коэффициент сосредоточенности теплового потока k, можно судить о распреде­лении теплоты по поверхности металла и размерах пятна нагрева.

Опытами установлено, что с увеличением тока увеличивается наибольший удельный тепловой поток q_2т, а k уменьшается; с повышением напряжения дуги наибольший удельный тепловой поток и коэффициент сосредоточенности уменьшаются. Дуга, горящая в парах металла под флюсом, обладает более высокими значениями коэффициента сосредоточенности, чем от­крытые дуги (рис. 9).

Газовое пламя обладает малой проникающей способностью. Практически можно считать, что теплота газового пламени распределена лишь по поверхности.

Сварочные дуги обладают значительно большей проникающей способностью, в особенности при сварке под флюсом. Благодаря погружению дуги в металл удается сваривать под флюсом за один проход стальные листы толщиной до 40 мм. Проникающая способность дуги зависит не только от характера ее защиты, но и от рода тока и его частоты.

Газовое пламя при одинаковой мощности с дугой обладает значительно меньшим максимальным удельным тепловым потоком q_2т и значительно меньшей сосредоточенностью k. Представление о соотношениях k, d_н и q_2т у газового пламени и дуги дает рис. 10.

Рис. 9. Распределение удельных тепловых потоков

сварочных дуг по радиусу

Рис. 10. Сравнение распределений удельных тепловых потоков дуги и пламени, близких по эффективной мощности q: а - угольная дуга, поверхностная, постоянного тока, прямой полярности I = 190 А; U = 32 В и пламя горелки с наконечником № 3: С₂Н₂ = 400 л/ч; q=3000…3300 Дж/с; б - металлическая дуга, поверхностная, переменного тока, I=550 A, U=37,5 B и пламя горелки с наконечником №7, С₂Н₂ =2600 л/ч; q= 9400…9900Дж/с

Опытные данные о проникающей способности дуги и пламе­ни в глубину металла немногочисленны, особенно в отношении распределения теплоты по глубине металла.

Схемы источников теплоты, которые используются в расчетах тепловых процессов при дуговой и газовой сварке, зависят от распределения теплового потока источника теплоты, от размеров рассматриваемой области тела по сравнению с размерами пятна нагрева и от теплофизических свойств свариваемого материала.

Газовое пламя в силу своей специфической особенности давать значительное распределение теплоты по нагреваемой поверхности обычно заменяют источником с нормальным распределением теплоты (рис. 11, а). При сварке листов небольшой толщины можно принимать, что распределе­ние теплоты в радиальном направлении также подчиняется нормальному закону, а в направлении толщины - равномерно (рис. 10, б).

Рис. 11. Расчетные схемы выделения теплоты при нагреве тел сварочными источниками теплоты: а - газовое пламя, полубесконечное тело; б - газовое пламя, пластина; в - дуга, полубесконечное тело; г - дуга, пластина

Сварочную дугу чаще представляют как сосредоточенный источник теплоты. При сварке на поверхности массивного тела, в соответствии с принципом местного влияния, процесс распространения теплоты дуги в области, не слишком близкой к пятну дуги, рассчитывают в предположении, что источник теплоты точечный (рис. 11, в). При дуговой однопроходной сварке листов встык считают, что источник теплоты линейный (рис. 11, г).

Схематизация источников теплоты значительно упрощает расчеты, но не позволяет правильно определять температуры вблизи источника в области, размеры которой близки к размерам пятна нагрева.

Электронный луч. Электроннолучевой источник теплоты относится к наиболее концентрированным. Распределение потока энергии вносимого через плоскость листа металла, перпендикулярную к лучу, в первом приближении также может выражаться нормальным законом. Однако эта энергия луча превращается в тепловую не на плоскости листа, а в глубине металла при торможении электронов. При сварке листов металла относительно небольших толщин тепловыделение по толщине листа практически равномерно; при увеличении толщины свариваемого материала наблюдается некоторая неравномерность ширины провара с сужением у корня шва.

Световой луч. Световой луч, получаемый от лазера, является наиболее концентрированным источником теплоты, используемым при, сварке. Энергию луча удается концентрировать на площадках размером в несколько микрон. Энергия излучается короткими импульсами, что обычно приводит к испарению металла из зоны сварки. Диаметр площади проплавления в результате действия одного импульса луча лазера составляет десятые доли миллиметра. Между импульсами имеются длинные паузы.