plik


ÿþBohdan MOCHNACKI, Józef S. SUCHY MATEMATYCZNY OPIS KRZEPNICIA I STYGNICIA ODLEWU W FORMIE KATEDRA MODELOWANIA PROCESÓW ODLEWNICZYCH Kraków 2003 AUTORZY: prof. dr hab. Bogdan MOCHNACKI  profesor zwyczajny Politechniki Czstochowskiej, dyrektor Instytutu Matematyki i Informatyki prof. dr hab. in|. Józef Szczepan SUCHY  profesor zwyczajny Akademii Górniczo  Hutniczej w Krakowie, kierownik Katedry Modelowania Procesów Odlewniczych WydziaBu Odlewnictwa SPIS TREZCI 3 1. Wprowadzenie 4 2. Matematyczny opis krzepnicia i stygnicia metalu w formie 4 2.1. Opis procesu 5 2.2. Podstawy matematyczne opisu krzepnicia i stygnicia 5 2.2.1. Równanie energii 10 2.2.2. Pochodna materialna 12 2.2.3. Niestacjonarne zródBowe pole temperatury 13 2.2.4. Równanie energii dla strefy dwufazowej 15 2.2.5. Dobór zastpczej pojemno[ci cieplnej 18 2.2.6. Przestrzenne zródBowe i bezzródBowe pola temperatury 21 2.2.7. Warunki brzegowe pocztkowe 28 2.2.8. Problem Stefana  warunek brzegowy Stefana 32 2.2.9. Opis matematyczny krzepnicia odlewu w formie 34 2.2.10. Model procesu cigBego odlewania 39 2.2.11. Konwencja entalpowa 43 2.2.12. Temperatura Kirchhoffa 46 2.2.13. Transport masy 1. WPROWADZENIE Krzepnicie odlewów i mo|liwo[ sterowania tym procesem to najistotniejszy etap procesu wytwórczego. Nic wic dziwnego, |e jednym z najwa|niejszych narzdzi do nowoczesnego przygotowania produkcji s programy komputerowe symulujce przebieg krzepnicia. Aby kompetentnie posBugiwa si tymi programami, nale|y zna, przynajmniej w zarysie, modele matematyczne sBu|ce do ich budowania. Niniejszy skrypt jest opracowany na bazie ksi|ki tych samych autorów  Modelowanie i symulacja procesów krzepnicia odlewów wydanej przez PWN w roku 1993. Zawiera ona szereg informacji na temat budowy algorytmów symulacyjnych. Zawarty w skrypcie materiaB ma pomóc studentom w opanowaniu przedmiotu  krzepnicie i zasilanie odlewów . 2. MATEMATYCZNY OPIS KRZEPNICIA I STYGNICIA METALU W FORMIE 2.1. Opis procesu Rozwa|any system rzeczywisty obejmuje krzepncy odlew wraz z form odlewnicz, otoczeniem i innymi oddziaBywaniami zewntrznymi. Obserwowany proces rozpoczyna si od wprowadzenia ciekBego metalu do kanaBów ukBadu wlewowego i wypeBniania wnki formy. Zwizane jest to z kontaktem ciekBego metalu z atmosfer, a nastpnie [ciankami formy. Podczas wypeBniania wnki formy nastpuje wymiana ciepBa pomidzy powierzchni metalu a [ciankami formy (promieniowanie, przewodzenie), co w praktyce mo|e prowadzi do spkania formy, a nastpnie powstania wad powierzchni odlewu. W tej fazie procesu du|e znaczenie maj warunki hydrodynamiczne. Zale| one od samego metalu (jego lepko[ci), a tak|e od ukBadu wlewowego (prdko[ przepBywu, opory). W tym czasie w objto[ci odlewu i formy generuje si pseudopocztkowe pole temperatury, które ma istotne znaczenie dla wypeBnienia wnki formy (mog powstawa np. niedolewy), a tak|e dalszego stygnicia i krzepnicia odlewu. Po caBkowitym wypeBnieniu wnki formy zanika konwekcja wymuszona w ciekBym metalu, a ukBad stygnie nadal, odprowadzajc do otoczenia ciepBo - w tym wypadku ciepBo (entalpi) przegrzania i utajone ciepBo krystalizacji. W ciekBej cz[ci odlewu nadal wystpuje konwekcja (naturalna), spowodowana przez znaczne zazwyczaj na tym etapie krzepnicia gradienty temperatury. Decydujc rol zaczyna odgrywa krzepnicie odlewu, którego przebieg zale|ny jest od skBadu chemicznego stopu i intensywno[ci przejmowania ciepBa przez form. Zmienia si geometria zakrzepBej cz[ci odlewu i podobszaru cieczy oraz pole temperatury, a w wyniku procesów segregacji pole st|eD skBadników stopu. Generuje si tak|e w krzepncym odlewie pole napr|eD (cieplnych, fazowych i skurczowych). Krzepnicie polega wic na przechodzeniu odlewu ze stanu ciekBego w stan staBy z odprowadzeniem ciepBa krystalizacji i entalpii przegrzania. Granica midzy podobszarami cieczy i ciaBa staBego sprowadza si do jednej lub dwóch powierzchni. W tym drugim przypadku proces krzepnicia zachodzi w strefie dwufazowej, czyli w obszarze zawartym midzy izotermami granicznymi likwidusu i solidusu. Krzepniciu odlewu towarzyszy proces krystalizacji, czyli tworzenia si struktury pierwotnej odlewu. Polega on na powstawaniu zarodków krystalizacji, ich wzro[cie, towarzyszcej temu segregacji, powstawaniu defektów struktury itd. Decydujcym parametrem jest tutaj stopieD przechBodzenia ciekBego metalu, bdcy sil pdn procesu krystalizacji. W wyniku przedstawionych tu procesów powstaje odlew o okre[lonej strukturze, a ponadto w wyniku skurczu metalu generuj si jamy skurczowe, mikro- i makrorzadzizny, powstaj te| pcherze gazowe i wtrcenia niemetaliczne. Po caBkowitym zakrzepniciu odlewu stygnie on jeszcze przez pewien czas w formie. Towarzysz temu przemiany fazowe w stanie staBym, powodujce dalsze przeksztaBcenie struktury odlewu. Pewne specyficzne zjawiska zwizane z procesem przepBywu ciepBa w ukBadzie odlewu i formy wi| si z kolei z ró|nicami midzy ró|nymi technologiami odlewania. I tak w przypadku krzepnicia odlewu w kokili midzy odlewem i form generuje si szczelina gazowa, istotnie zmieniajca warunki przepBywu ciepBa na zewntrznej powierzchni odlewu, a np. analizujc proces odlewania od[rodkowego czy te| odlewania w polu magnetycznym, nale|y uwzgldni dziaBanie zewntrznego pola siB. Najbardziej istotnym procesem determinujcym proces formowania odlewu jest transport ciepBa. Jak powszechnie wiadomo, istniej trzy podstawowe rodzaje przepBywu ciepBa: przewodzenie, konwekcja, i promieniowanie. W zadaniach termodynamiki procesów odlewniczych najcz[ciej mamy do czynienia ze zBo|onym przepBywem energii (np. przewodzenie i konwekcja w ciekBej cz[ci odlewu, promieniowanie i konwekcja na zewntrznych powierzchniach odlewu i formy itd.). Transportowi ciepBa w obszarze krzepncego i stygncego metalu towarzysz procesy transportu masy. Zjawiska zwizane z ruchem masy (dyfuzja) odgrywaj istotn rol w ksztaBtowaniu wBa[ciwo[ci u|ytkowych odlewu. Tak wic bardziej precyzyjne modele matematyczne, opisujce krzepniecie metalu, dotycz nie tylko procesów cieplnych, ale równie| dyfuzji masy i wzajemnych sprz|eD midzy tymi zjawiskami. Kolejnym elementem, towarzyszcym procesowi krzepnicia i stygnicia, s zjawiska skurczowe. Skurcz odlewniczy powoduje zmian wymiarów liniowych odlewu w stosunku do odpowiednich wymiarów modelu, wedBug którego wykonano form. Skurcz ten mo|e by swobodny lub hamowany wskutek oporów formy oraz nierównomiernego stygnicia odlewu. Nale|y tak|e odró|ni skurcz zwizany ze stygniciem ciekBego metalu, skurcz przy krzepniciu oraz skurcz w stanie staBym. Ka|dy odlew krzepnie i stygnie w formie o pewnych wBa[ciwo[ciach mechanicznych. WpBywa to na zmiany wymiarowe odlewu spowodowane skurczem odlewniczym. Wa|nym elementem rozpatrywanego procesu s te| napr|enia powstajce w czasie stygnicia odlewu, a bdce wypadkowymi napr|eD cieplnych, fazowych i skurczowych. Napr|enia cieplne wynikaj z ró|nic szybko[ci stygnicia poszczególnych cz[ci odlewu. Napr|enia fazowe wynikaj ze zmian objto[ci podczas przemian fazowych, a przykBadem mo|e by grafityzacja |eliwa lub przemiana |elaza ³ w |elazo a. Wreszcie napr|enia skurczowe wynikaj ze wspomnianego mechanicznego hamowania skurczu wskutek oporu cz[ci formy odlewniczej. Je|eli wygenerowane w ten sposób napr|enia przekrocz w którym[ miejscu odlewu wytrzymaBo[ stopu, wówczas prowadzi to do powstania rys i pkni, obni|ajcych warto[ u|ytkow wytworu. In|ynier projektujcy okre[lon technologi wytwarzania odlewu dysponuje pewnymi mo|liwo[ciami ingerencji w przebieg procesu krzepnicia i stygnicia odlewu - midzy innymi przez wBa[ciwe zaprojektowanie naddatków technologicznych, ochBadzalników wewntrznych i zewntrznych, rozmieszczenie i wielko[ nadlewów, przyjcie optymalnej temperatury zalewania i skBadu chemicznego stopu i wreszcie przez odpowiedni dobór masy formierskiej. Proces projektowania technologii wytwarzania odlewu mo|e by istotnie rozszerzony, unowocze[niony i ulepszony poprzez wykorzystanie mo|liwo[ci, jakie stwarza wprowadzenie metod numerycznych do obliczeD krzepnicia i stygnicia metalu w formie. 2.2. Podstawy matematyczne opisu krzepnicia i stygnicia Pierwszym etapem prac zwizanych z przybli|onymi (lub dokBadnymi) obliczeniami przebiegu krzepnicia metalu w formie jest przyjcie okre[lonego opisu matematycznego tego procesu. Baz takiego opisu s równania ró|niczkowe zwyczajne lub czstkowe uzupeBnione odpowiednimi warunkami jednoznaczno[ci. Tak wic problemy wymiany ciepBa i masy w niejednorodnym ukBadzie odlew forma traktujemy jako zadania brzegowe-pocztkowe z ruchomymi granicami. Rozró|nia przy tym bdziemy dwa podstawowe modele, a mianowicie: - krzepnicie metalu w staBej temperaturze, - krzepnicie metalu w interwale temperatury, przy czym problemy zwizane z opisem matematycznym krzepnicia i stygnicia przedstawimy do[ szczegóBowo. 2.2.1. Równanie energii W niniejszym podrozdziale wyprowadzimy fundamentalne w dziedzinie przepBywu ciepla równanie ró|niczkowe nazywane równaniem energii, równaniem przewodnictwa, równaniem dyfuzji czy te| równaniem Fouriera-Kirchhoffa. Równanie to opisuje niestacjonarne lub stacjonarne pola temperatury w pewnym obszarze &!, w którym ciepBo przenoszone jest przez przewodzenie (lub w bardziej ogólnym przypadku równie| poprzez konwekcj). Aby opis matematyczny przepBywu ciepBa w obszarze &! byB peBny, równanie energii nale|y uzupeBni tzw. warunkami jednoznaczno[ci (warunki brzegowe, pocztkowe, geometryczne i fizyczne), problemy te omówimy w dalszej cz[ci rozdziaBu 2. Nale|y jeszcze podkre[li, |e równania ró|niczkowe opisujce procesy dyfuzyjne (np. ruch masy) s bardzo podobne do równania energii - podobne s równie| sposoby ich wyprowadzania. Czy studiowanie szczegóBowych rozwa|aD zwizanych z dochodzeniem do ostatecznej postaci równania energii jest dla Czytelnika tej ksi|ki niezbdne? Otó| wydaje si, |e tak. Od strony fizycznej wszystkie skBadniki tego równania zarówno dla bezzródBowych pól temperatury (np. obszar formy odlewniczej), jak i dla pól zródBowych (np. obszar krzepncego metalu) daj si Batwo interpretowa, równanie energii jest niczym innym jak ró|niczkow postaci bilansu energii (I zasady termodynamiki), natomiast etapy po[rednie sprowadzaj si do bilansowania odpowiednio wybranych elementarnych objto[ci wyró|nionych w &! i stanowi prawie gotowe wzory do obliczeD numerycznych z wykorzystaniem tzw. metody bilansów elementarnych. Aby uBatwi Czytelnikowi [ledzenie wywodów, bdcych przedmiotem niniejszego rozdziaBu, przypomnimy podstawowe prawa dotyczce przewodzenia ciepBa. Prawo Fouriera. Przewodzenie ciepBa jest jednym z trzech sposobów jego transportu (obok konwekcji i promieniowania). Polega ono na przekazywaniu energii przez drobiny lub atomy bezpo[rednio stykajce si ze sob. Przewodzenie ciepBa wystpuje w ciaBach staBych, a równie| w cieczach i gazach, z tym, |e dla cieczy i gazów Bczy si ono z innymi sposobami transportu ciepBa. Podstawowym prawem opisujcym proces przewodzenia ciepBa w obszarze &! jest prawo Fouriera q(X, t) = -» gradT(X, t). (2.1) Chwilowy lokalny strumieD ciepBa q (W/m2) jest proporcjonalny do lokalnego gradientu temperatury w punkcie X " &! i w chwili t. WspóBczynnik proporcjonalno[ci » (W/mK) nazywa si wspóBczynnikiem przewodzenia ciepBa (przewodno[ci ciepln) i zmienia si on w bardzo szerokich granicach. I tak dla metali »=30-50 (staliwo, |eliwo), »=300-400 (miedz, srebro). Dla typowych mas formierskich »=0,6-2,5, dla gazów jest wielko[ci rzdu 10-2. WspóBczynnik przewodzenia ciepBa jest z reguBy funkcj temperatury, chocia| fakt ten czsto pomijamy, biorc warto[ci [rednie w okre[lonym interwale, natomiast dla ciaB anizotropowych przewodno[ cieplna jest tensorem (jest ró|na w ró|nych kierunkach). Teorie przewodzenia ciepBa dla przypadku ciaB anizotropowych mo|na znalez w literaturze, natomiast dla naszych potrzeb podej[cie takie nie jest potrzebne m.in. z tej oczywistej przyczyny, |e w literaturze brak jest danych liczbowych umo|liwiajcych obliczenia krzepnicia i stygnicia metali traktowanych jako ciaBa anizotropowe. Gradient temperatury (K/m) w punkcie X " &! jest wektorem skierowanym normalnie (prostopadle) do powierzchni izotermicznej, jak na rys. 2.1. DBugo[ gradientu (moduB) jest tym wiksza im wiksza (bardziej stroma) jest zmiana temperatury w otoczeniu punktu X. T1 > T2> T3 Rys. 2.1. Gradient temperatury i strumieD ciepBa Gradient ma zwrot od temperatury ni|szej do wy|szej. Poniewa| ciepBo samoistnie pBynie od temperatury wy|szej do ni|szej, wic znak ,,minus" w równaniu (2.1) jest oczywisty. StrumieD ciepBa okre[lony wzorem (2.1) jest wielko[ci wektorow. Je|eli obszar &! zorientowano w ukBadzie wspóBrzdnych prostoktnych X={x, y, z}, to gradient temperatury T=T(x, y, z) w chwili tf i w punkcie P0(;r0, y0, z0) jest wektorem o skBadowych îøëø "T öø f ëø "T öø f "T öø f ùø ïø ,ìø ÷ø ,ëø úø . ìø ÷ø ìø ÷ø ìø ÷ø "z íø øøP ûø ïø úø 0 0 ðøíø "x øøP íø "y øøP0 f f f îø ùø "T ëø öø "T "T öø öø a strumieD ciepBa wektorem q = -ïøëø- » ,ìø- » ÷ø ,ëø- » úø . ìø ÷ø ìø ÷ø ìø ÷ø "z íø øøP ûø ïø úø 0 0 ðøíø "x øøP íø "y øøP0 " " PrzykBad. ZaBó|my, |e w obszarze pBaskim 0d"xe" l stacjonarne pole temperatury T= T (x, y) opisuje równanie T=100x2+200)'2+10x+5)'+30. WspóBczynnik przewodzenia » jest staBy i wynosi 20 (W/mK). Obliczy gradient temperatury i strumieD ciepBa w [rodku pByty. Mamy "T/"x=200x+10, "T/"y=400y+5, czyli ("T/"x)p = 110, (dT/dy)p =205, a wic grad T= [l10, 205], q=[-2200, -4100], natomiast |q|=4653 (W/m2) jest wielko[ci strumienia przewodzonego w tym punkcie. Sposób obliczania gradientu temperatury w innych ni| prostoktny ukBadach wspóB- rzdnych zostanie omówiony w dalszej cz[ci niniejszego rozdziaBu. W opisie matematycznym procesów wymiany ciepBa w ukBadzie odlew-forma (w szczególno[ci w warunkach brzegowych) pojawia si równie| pojcie strumieD ciepBa normalny do brzegu obszaru (por. rys. 2.2). Wielko[ ta wi|e si bezpo[rednio ze znanym z kursu analizy matematycznej pojciem pochodnej kierunkowej. Rys. 2.2. StrumieD ciepBa normalny do brzegu Jako przykBad wyja[niajcy pojcie pochodnej kierunkowej rozwa|my dwuwymiarowe pole temperatury. Obrazem geometrycznym tego pola jest powierzchnia okre[lona i cigBa w obszarze &! rozcignita nad tym obszarem. Je|eli w wybranym punkcie P0(x0, y0) poprowadzimy pBaszczyzn   styczn do powierzchni T(x, y), to pochodne czstkowe "Tx(P0), "Ty(P0) s wspóBczynnikami kierunkowymi prostych przechodzcych przez P0, le|cych na pBaszczyznie równolegBych do osi x i y odpowiednio. Pochodna kierunkowa natomiast jest wspóBczynnikiem kierunkowym prostej przechodzcej przez P0 i le|cej w pBaszczyznie  , a przy tym tworzcej z osiami ukBadu kty ±, ² (lub w przestrzeni ±, ², ³). dT ëø öø Oznaczymy t pochodn symbolem ìø ÷ø dn íø øøP 0 Rys. 2.3. Cosinusy kierunkowe wektora n Na rysunku 2.3 pokazano dwa le|ce blisko siebie punkty na powierzchni T(x, y), kty ± i ² oraz odlegBo[ci "x, "y. Pochodna temperatury w punkcie P0 w kierunku n jest granic ilorazu ró|nicowego [ró|nicowego [T(x1, y1)-T(x0, y0)]/"n przy x1’!x0, y1’!y0 ("n’!0). Iloraz ten przeksztaBcimy w sposób nastpujcy T (x1, y1) - T (x0 , y0 ) T (x1, y1) - T (x1, y0 ) + T (x1, y0 ) - T (x0 , y0 ) In = = = "n "n T (x1, y0 ) - T (x0 , y0 ) T (x1, y1) - T (x1, y0 ) "y "x = + = (2.2) "n "n "y "n T (x1, y0 ) - T (x0 , y0 ) T (x1, y1) - T (x1, y0 ) = cos±0 + cos ²0. "x "y W granicy x1’!x0, y1’!y0 otrzymujemy dT "T "T ëø öø ëø öø ëø öø = cos±0 + cos ²0 = n (gradT )P , (2.3) ìø ÷ø ìø ÷ø ìø ÷ø 0 dn "x "x íø øøP íø øøP íø øøP 0 0 0 gdzie n=[cos±0, cos²0] jest wersorem (wektorem jednostkowym) w kierunku n, n(gradT )Á0 iloczynem skalarnym wersora n i gradientu temperatury w punkcie P0 " &! . Z przedstawionych wy|ej rozwa|aD wynika, |e strumieD ciepBa w kierunku n jest wielko[ci skalarn i wynosi qn (X ,t) = -»n gradT (X ,t) . (2.4) Gdy strumieD ciepBa qn(X, t) jest jednakowy na caBej rozpatrywanej powierzchni, której pole wynosi "F, to Qn = -»n gradT"F (W), (2.5) natomiast ilo[ ciepBa, jaka przepBynie przez powierzchni "F w czasie "t, wynosi Qn = -»n gradT"F"t (J). (2-6) Niestacjonarne bezzródBowe przewodzenie ciepBa wystpuje w podobszarach formy odlewniczej, w zakrzepBej cz[ci odlewu (je|eli pomin przemiany fazowe w stanie staBym), w podobszarze ciekBego metalu (je|eli pomin konwekcyjne mieszanie cieczy). Ni|ej rozwa|a bdziemy zadanie jednowymiarowe. Pole temperatury jest funkcj dwóch zmiennych T=T(x, t). Rys. 2.4. SkBadniki bilansu energii dla elementu "x. Na rysunku 2.4 pokazano warstewk o szeroko[ci "x wycit, z obszaru &!. Wskaznikami  d i ,,w" wyró|niono ciepBo doprowadzone i odprowadzone z warstewki w czasie "t. Zgodnie z I zasad termodynamiki mo|na zapisa: Qd = Qw + "Eu , (2.7) gdzie "Eu jest przyrostem energii wewntrznej warstwy. Z równania (2.6) wynika, |e "T (x,t) Qd = -» "F"t, (2.8) "x natomiast "T (x,t) " "T (x,t) îø» Qw = -» "F"t - "Fùø"t"x . (2.9) ïø úø "x "x "x ðø ûø Zauwa|my, |e ostatnie równanie jest rozwiniciem funkcji T(x, t) w szereg Taylora w otoczeniu punktu x wzgldem wspóBrzdnej przestrzennej z dokBadno[ci do pierwszych dwóch wyrazów f(x+"x, t)=f(x, t)+df(x, t). Przyrost energii ukBadu wynosi "Eu = cÁ[T(xt + "t)- T(x,t)]"V , (2.10) gdzie c, Á - ciepBo wBa[ciwe i gsto[ masy, "V - objto[ warstewki o szeroko[ci "x, wyra|enie w nawiasie jest zmian temperatury warstewki w czasie "t. Wykorzystujc zale|no[ci (2.7) - (2.10), otrzymujemy T(x,t + "t)- T(x,t)"V = " "T(x,t) îø»"F ùø"x cÁ . (2.11) ïø úø "t "x "x ðø ûø Gdy "t’!0, to "T(x,t)"V = " "T(x,t) îø»"F ùø"x . (2.12) cÁ ïø úø "t "x "x ðø ûø Rozwa|my trzy nastpujce przypadki. 1. PByta nieskoDczona. W tym przypadku "F (por. rys. 2.4) jest staBe, natomiast "V="F "x. Wyró|nion powierzchni "F mo|emy wyBczy przed operator ró|niczkowania po prawej stronie równania energii i ostatecznie "T(x,t) " "T(x,t) îø» ùø c" = . (2.13) ïø úø "t "x "x ðø ûø Zauwa|my, |e dla staBych warto[ci parametrów termofizycznych c, ", » otrzymuje si "T(x,t) "2T(x,t) = a , (2.14) "t "x2 gdzie a=»/cÁ jest wspóBczynnikiem dyfuzji ciepBa (wspóBczynnikiem przewodzenia temperatury). 2. Walec nieskoDczony. Dla walca nieskoDczonego "F=2Àxh, "V=À[(x+"x)2-x2]h, gdzie h jest arbitralnie wyró|nionym wymiarem wzdBu| osi walca nieskoDczonego, mamy "T(x,t) " "T(x,t) îø»2Àxh ùø"x . (2.15) cÁ (2x"x + "x2)Àh = ïø úø "t "x "x ðø ûø Odrzucajc "x2 jako wielko[ nieskoDczenie maB drugiego rzdu i dzielc ostatnie równanie przez 2Àh"x, otrzymujemy "T(x,t) 1 " "T(x,t) îø»x ùø cÁ = . (2.16) ïø úø "t x "x "x ðø ûø 3. PowBoka kulista. Dla powBoki kulistej "F=4Àx2 3 3 "V = À[(x + "x) - x3]= 4À(x2"x + x"x2), 4 czyli "T(x,t)4À + x"x2)= " "T(x,t) îø»4Àx2 ùø"x . (2.17) cÁ (x2"x ïø úø "t "x "x ðø ûø Odrzucamy "x2, dzielimy przez 4À "x i ostatecznie "T(x,t) 1 " "T(x,t) îø»x2 ùø cÁ = . (2.18) ïø úø "t x2 "x "x ðø ûø Mo|emy zauwa|y, |e równania (2.13), (2.16), (2.18) sprowadzaj si do postaci "T(x,t) 1 " "T(x,t) îø»xm ùø cÁ = cÁ (2.19) ïø úø "t xm "x "x ðø ûø gdzie m=0, l, 2 dotyczy odpowiednio geometrii pByty, walca i kuli. Dla staBych parametrów c, Á, » ostatnie równanie sprowadza si do "T(x,t) a " "T(x,t) îø»xm ùø cÁ = cÁ . (2.20) ïø úø "t xm "x "x ðø ûø Jednowymiarowe równania energii maj du|e znaczenie w termodynamice procesów odlewniczych, poniewa| wiele odlewów o typowych ksztaBtach mo|na z du| dokBadno[ci aproksymowa bryBami typu pByta, walec, kula, przy czym fakt, |e [cianka odlewu nie jest pByt nieskoDczon, a nadlew walcowy ma wymiary skoDczone, nie ma - mimo pozorów - du|ego znaczenia. Wyniki dotyczce np. obliczeD czasu krzepnicia [cianki czy te| walca skoDczonego przy zaBo|eniu ich nieskoDczonych wymiarów s wystarczajco dokBadne dla potrzeb praktycznych, je|eli tylko jeden z wymiarów ró|ni si istotnie od pozostaBych (np. grubo[ pByty jest cztero - piciokrotnie mniejsza od szeroko[ci i wysoko[ci). Mo|na w tym miejscu odwoBa si równie| do znanych modeli Stefana i Schwarza, które dotycz póBprzestrzeni, a pewne wnioski wynikajce z rozwizaD tych zadaD maj istotne znaczenie dla praktyki. 2.2.2. Pochodna materialna ZaBó|my, |e dla warstwy "X, przez któr ciepBo jest przewodzone (zadanie 1D), dopBywa z prdko[ci k=[u, 0,0] strumieD materiaBu, którym wypeBniony jest obszar &! (np. ciekBy metal - por. rys. 2.5). Rys. 2.5. SkBadniki bilansu energii dla warstwy "x Do ukBadu dopBywa wic dodatkowo strumieD entalpii w ilo[ci Ql = cÁuT(x, t)"F"t . (2.21) d CiepBo odprowadzone ze strumieniem czynnika wynosi Ql = cÁuT(x, t)"F"t + "x"t . (2.22) d Z warunku cigBo[ci przepBywu u"F=idem, czyli Ql = cÁuT(x, t)"F"t + "x"t. (2.23) d UzupeBniajc lew i praw stron bilansu (2.7) skBadnikami kondukcyjnymi i biorc " t ’! O otrzymujemy "T(x,t)"V + u"F "T(x,t)"x = " "T(x,t) ùø îø»"F ùø"x . (2.24) cÁîø ïø úø ïø úø "t "x "x "x ðø ûø ðø ûø Postpujc analogicznie jak poprzednio, dochodzimy do nastpujcych równaD: - dla pByty "T(x,t) "T(x,t) " "T(x,t) ùø îø» ùø cÁîø + u = (2.25) ïø úø ïø úø "t "x "x "x ðø ûø ðø ûø - dla walca "T(x,t) "T(x,t) 1 " "T(x,t) ùø îø»x ùø cÁîø + u = (2.26) ïø úø ïø úø "t "x x "x "x ðø ûø ðø ûø - dla kuli "T(x,t) "T(x,t) 1 " "T(x,t) ùø îø»x2 ùø cÁîø + u = . (2.27) ïø úø ïø úø "t "x x2 "x "x ðø ûø ðø ûø Wystpujce w ostatnich trzech równaniach wyra|enie "Tt + "Tx nazywa si pochodn materialn i najcz[ciej oznaczane jest symbolem DT(X ,t)/Dt. Mo|na stosunkowo prosto pokaza, |e w ogólnym przypadku DT(X , t) "T(X ,t) = + u gradT(X ,t). (2.28) Dt "t I tak w ukBadzie wspóBrzdnych prostoktnych X={x, y, z], je[li k=[ux,, uy ,uz] DT(X ,t) "T(X ,t) "T(X ,t) "T(X ,t) "T(X ,t) = + ux + uy + uz . (2.29) Dt "t "x "y "z Jak wspomniano poprzednio, równania typu (2.25), (2.26), (2.27) opisuj procesy przepBywu ciepBa w ciekBym metalu (ciekBym jdrze krzepncego odlewu, wlewka lub wlewka cigBego). Z punktu widzenia zastosowania metod numerycznych (numerycznych analogonów równaD ró|niczkowych) nie ma istotnych trudno[ci z ich przybli|onym rozwizywaniem. Pojawia si tu jednak pewien dodatkowy problem, a mianowicie wyznaczenie pola prdko[ci k w ciekBej cz[ci odlewu. Wchodzimy tu na grunt równali hydrodynamiki (równania Naviera Stokesa, równania cigBo[ci, odpowiednich warunków brzegowo pocztkowych). Zagadnienia te wykraczaj zdecydowanie poza ramy problematyki, nad któr zamierzamy si skoncentrowa i przedstawi Czytelnikowi w miar przystpnej i zrozumiaBej formie. Istnieje szereg problemów in|ynierskich, gdzie rozwizanie sprz|onego modelu opisanego równaniami energii i hydromechaniki ma znaczenie fundamentalne (np. analiza procesów cieplnych i hydraulicznych w maszynach przepBywowych). W termodynamice procesów odlewniczych (pomijajc pewne wysoko zaawansowane badania podstawowe), a w szczególno[ci przy obliczeniach krzepnicia i stygnicia odlewów, zagadnienie to nie jest najwa|niejsze, mo|na zreszt poda kilka znanych z literatury sposobów ominicia trudno[ci z rozwizywaniem modelu sprz|onego. Jedn z takich mo|liwo[ci jest przyjcie w równaniu przewodnictwa dla obszaru ciekBego metalu tzw. efektywnego wspóBczynnika przewodzenia ciepBa. W literaturze dominuje pogld, |e wspóBczynnik zastpczy »ef »7»L, gdzie »L jest przewodno[ci ciepln ciekBego metalu. Czy taki wspóBczynnik obowizuje dla caBego podobszaru ciekBego metalu? Intuicyjnie wydaje si, |e nie. W objto[ci masywnych odlewów (wlewków lub wlewków cigBych) mo|na z pewno[ci wyró|ni podobszary silnego i sBabego mieszania cieczy. UzupeBnienie opisu matematycznego dodatkowym równaniem energii dla podobszaru wyró|nionego w ciekBym jdrze nie komplikuje istotnie algorytmu symulacji numerycznej, problemem jest natomiast okre[lenie ksztaBtu i wymiarów obszaru intensywnego mieszania. Problem obliczeD cieplnych procesu cigBego odlewania stali - COS (i innych metali) tym si ró|ni od modelowania innych technologii odlewniczych, |e w opisie matematycznym COS nie mo|na pomin pochodnej materialnej. Pole prdko[ci k, je|eli nawet pomin konwekcj, istnieje realnie i wynika z przemieszczania si wlewka przez urzdzenie do cigBego odlewania. Jest to jednak pole jednoznacznie okre[lone przez parametry technologiczne procesu. Problemom modelowania procesu odlewania cigBego po[wicimy osobny podrozdziaB. Wyja[nienia wymaga wreszcie sprawa obliczeD cieplnych dotyczcych przepBywu ciekBego metalu w kanaBach doprowadzajcych metal do formy (wlew gBówny, wlewy rozprowadzajce, wlewy doprowadzajce). S to problemy, które w zasadzie opisuje si w sposób prostszy bez potrzeby wprowadzania do rozwa|aD równaD fizyki matematycznej. Sposoby obliczeD in|ynierskich dla zadaD typu ,,przepByw czynnika w kanale", nawet je|eli w czasie przepBywu narasta (zgodnie z pewnym prawem) warstwa zakrzepBa przy [ciance kanaBu, s elementarne, i informacje zawarte w dostpnych podrcznikach w peBni wystarcz do samodzielnych obliczeD ukBadów wlewowych. 2.2.3. Niestacjonarne zródBowe pole temperatury Je|eli w obszarze &!, w którym zachodzi proces przepBywu ciepBa, wystpuj punktowe, liniowe, powierzchniowe lub objto[ciowe zródBa ciepBa (dodatnie lub ujemne), to pole temperatury w tym obszarze nazywa si polem zródBowym. Typowym przykBadem obszaru zródBowego mo|e by prt paliwowy reaktora jdrowego lub - aby nie szuka tak daleko  przewodnik przez, który pBynie prd. W termodynamice procesów odlewniczych równania dla pól zródBowych s jedn z cech charakterystycznych opisu matematycznego, przy czym rozwa|a si zródBa objto[ciowe (w przypadku metali krzepncych w interwale temperatury) lub zródBa powierzchniowe (dla czystych metali lub stopów krzepncych w staBej temperaturze). W obu przypadkach obecno[ zródeB wi|e si z wydzielaniem utajonego ciepBa krzepnicia. W zale|no[ci od potrzeb ciepBo utajone bdziemy odnosi do jednostki masy L (J/kg) lub objto[ci Lv (J/m3). Ni|ej bdziemy zajmowa si zródBami objto[ciowymi qv, problem zródeB powierz- chniowych zostanie przedstawiony w podrozdziale po[wiconym zagadnieniu Stefana. Wrócimy znowu do jednowymiarowego problemu przewodzenia ciepBa, tzn. bilansu energii dla warstewki o szeroko[ci "X. CiepBo doprowadzone i odprowadzone od warstewki opisuj jak poprzednio zale|no[ci (2.8) i (2.9). Zmiana energii wewntrznej ukBadu jest sum spadku entalpii zwizanego ze stygniciem materiaBu i ciepBa wynikajcego z dziaBania zródeB wewntrznych, czyli "Eu = cÁ[T(x,t + "t)- T(x,t)]"V - qv"V"t. (2.30) Znak plus lub minus przy skBadniku qv"V"t (J) jest spraw do pewnego stopnia umown. Tutaj zaBo|ono, |e rozpatrujemy wydzielanie si ciepBa utajonego przy przej[ciu od stanu ciekBego do stanu staBego. Pierwszy skBadnik, tzn. cp"T"V (J), jest przy stygniciu ujemny. Poniewa| z warstewki nale|y odprowadzi ciepBo, zwizane zarówno ze stygniciem jak i krzepniciem metalu, wic oba skBadniki musz si sumowa (by tego samego znaku). Bilans energii w postaci T(x, t + "t)- T(x, t) " "T(x,t) îø»"F ùø"x + qv"V , (2.31) cÁ "V = ïø úø "t "x "x ðø ûø przy "t ’!0 oraz odpowiednio (jak na rys. 2.4) przyjtych "V i "F prowadzi do równania ró|niczkowego "T(x,t) 1 " "T(x,t) îø»xm ùø cÁ = + qv . (2.32) ïø úø "t xm "x "x ðø ûø Problemy teorii cieplnej procesów odlewniczych ró|ni si od typowych zadaD dotyczcych zródBowych pól temperatury przede wszystkim zasadniczym dla teorii i praktyki obliczeniowej faktem przemieszczania si zródeB (powierzchniowych lub objto[ciowych) wraz z upBywem czasu. Wchodzimy zatem w zakres zadaD brzegowo pocztkowych o ruchomych granicach (moving boundary problems), które s niestety du|o trudniejsze od zadaD klasycznych. Nie nale|y wic si dziwi, |e pierwsze efektywne rozwizanie analityczne problemu krzepnicia uzyskano dopiero pod koniec XIX wieku, rozwizania numeryczne w latach pidziesitych (Eyres, Schniewind), a np. prace dotyczce wykorzystania metody brzegowych równaD caBkowych do symulacji krzepnicia pojawiBy si w latach osiemdziesitych. Jak wspomniano wy|ej, w tym miejscu zajmujemy si objto[ciowymi zródBami ciepBa, a wic problemami opisu krzepnicia metalu, którego stan ciekBy odpowiada temperaturom T> TL, stan staBy temperaturom T< TS. W przedziale {TL,, TS} odpowiadajcym strefie dwufazowej zachodzi proces krzepnicia i wydziela si utajone ciepBo krystalizacji. 2.2.4. Równanie energii dla strefy dwufazowej W niektórych pracach (kierujemy tu Czytelnika do publikacji W. Longi i zespoBu z WydziaBu Odlewnictwa AGH) rozwa|a si równanie energii w postaci (2.32). SkBadnik q, nazywany jest funkcj zródBa i wBa[ciwy jej dobór decyduje o poprawnym i zgodnym z rzeczywistym przebiegiem procesu rozwizaniem zagadnienia krzepnicia okre[lonego odlewu. Wprowadzenie do rozwa|aD tej funkcji pozwala równie| analizowa procesy cieplne i dyfuzyjne na poziomie mikroskopowym (krystalizacja), co ma istotne znaczenie w niektórych badaniach podstawowych i stosowanych. Autorzy proponuj nieco inne podej[cie, które wydaje si nam bardziej dogodne (w sensie konstrukcji algorytmów i procedur numerycznych dla typowych zadaD zwizanych z projektowaniem technologii odlewniczych) i które prowadzi do pojawienia si w równaniu energii nowego parametru termofizycznego nazywanego zastpcz pojemno[ci ciepln strefy dwufazowej. ZaBó|my, |e w warstewce "x, której objto[ wynosi "V (rys. 2.6) zakrzepBa w czasie "t objto[ metalu, któr oznaczymy "VS. Ilo[ ciepBa, które wydzieliBo si na skutek tego procesu wynosi LÁ"VS. Tak wic bilans energii, w którym s "Eu = cÁ[T(x,t + "t)- T(x,t)]"V - LÁ"V prowadzi do nastpujcego równania T(x, t + "t)- T(x, t) " "T(x, t) "V îø»"F ùø"x + LÁ s cÁ "V = . (2.33) ïø úø "t "x "x "t ðø ûø Dzielimy ostatnie równanie przez "V i oznaczamy "VS/"V=S, czyli S jest udziaBem objto[ciowym ciaBa staBego w warstewce "x strefy dwufazowej. Z definicji udziaBu objto[ciowego fazy staBej w otoczeniu pewnego punktu z obszaru strefy dwufazowej wynika natychmiast, |e dla T= TL udziaB ten wynosi 0, za[ dla T= TS udziaB fazy staBej wynosi l. W interwale temperatur krzepnicia funkcja S zmienia si w pewien sposób od warto[ci S=0 do S=1. Rys. 2.6. Schemat strefy dwufazowej Po wykorzystaniu wzorów okre[lajcych "V i "F dla rozwa|anych geometrii otrzymujemy przy "t’!0 "T(x,t) 1 " "T(x,t) "S(x,t) îø»x ùø m cÁ = + LÁ . (2.34) ïø úø "t xm "x "x "t ðø ûø Intuicyjnie jest rzecz oczywista, |e S musi by funkcj temperatury: S=f(T). Poniewa| "S(x,t) dS(T ) "T(x,t) = , (2.35) "t dT "t wic dS(T ) "T(x,t) 1 " "T(x,t) îø ùøÁ îø»xm ùø = . (2.36) ïøc - L úø ïø úø dT "t xm "x "x ðø ûø ðø ûø Parametr C=c L dS/dT (]/kg-K) nazywa si zastpcz pojemno[ci ciepln strefy dwufazowej. Natomiast równanie (2.36) mo|na zapisa w postaci "T(x,t) 1 " "T(x,t) îø»xm ùø CÁ = (2.37) ïø úø "x xm "x "x ðø ûø Formalnie rzecz biorc, ostatnie równanie jest bezzródBowe  zródBa zostaBy uwzgldnione w zastpczej pojemno[ci cieplnej. Przedstawione wy|ej rozwa|ania mo|na jeszcze u[ci[li, je|eli odró|nimy [redni gsto[ strefy dwufazowej Á od gsto[ci ÁS krzepncego metalu, wówczas dS(T) "T(x,t) 1 " "T(x,t) îø ùø îø»xm ùø s = , (2.38) ïøcÁ - Á L úø ïø úø dT "t xm "x "x ðø ûø ðø ûø przy czym wielko[ w nawiasie jest pojemno[ci zastpcz odniesion do jednostki objto[ci. 2.2.5. Dobór zastpczej pojemno[ci cieplnej W podrozdziale niniejszym przedstawimy kilka hipotez dotyczcych funkcji opisujcych zastpcz pojemno[ ciepln strefy dwufazowej. Autorzy ksi|ki nie s w stanie w sposób jednoznaczny odpowiedzie na pytanie, które z opisanych w literaturze zale|no[ci s lepsze, a które gorsze. W wielu wykonanych przez nasz zespóB pracach testowali[my ró|ne hipotezy (szczególnie dla staliwa) i mo|emy stwierdzi, |e wyniki obliczeD numerycznych nie ró|ni si istotnie midzy sob. 1°. O funkcji S(T) wiadomo z caB pewno[ci, |e S(TL)=0 oraz S(TS)=1. ZaBó|my, |e na odcinku (TS, TL) udziaB objto[ciowy ciaBa staBego w strefie dwufazowej zmienia si liniowo od l do 0: TL - T S(T) = . TL - TS Poniewa| dS/dT=-1/(TL-TS), wic L C = c + . (2.39) TL - TS Jak wida, przyjcie zaBo|enia (2.38) prowadzi do staBej warto[ci pojemno[ci zastpczej. SkBadnik L/(TL- TS) bywa nazywany spektralnym ciepBem krzepnicia (Wiejnik, Longa). Je|eli np. dla okre[lonego gatunku staliwa c =735 J/kgK (warto[ [rednia ciepBa wBa[ciwego cieczy i ciepBa wBa[ciwego ciaBa staBego), TL= 1505oC, TS= 1470°C, L=270000 J/kg, to C=8450 J/kgK i jest o rzd wy|sze ni| ciepBo wBa[ciwe pozostaBych obszarów odlewu (rys. 2.7). Skokowe zmiany pojemno[ci cieplnej w pobli|u izoterm granicznych mog stanowi istotny problem w przypadku podejmowania prób znalezienia rozwizaD analitycznych, natomiast z punktu widzenia praktyki metod numerycznych takie niecigBo[ci nie maj wikszego znaczenia. 2°. ZaBó|my, |e zastpcza pojemno[ cieplna zmienia si liniowo z temperatur (por. rys. 2.8), czyli T - Ts C = cs + (cmax - cs ) , (2.40) TL - Ts gdzie cs, ciepBo wBa[ciwe solidusu, cmax jak na rysunku 2.8. CiepBo oddane przy krzepniciu i stygniciu jednostki masy strefy dwufazowej: TL QL = , (2.41) +"CdT Ts a z drugiej strony to samo ciepBo wynosi c(TL - Ts)+L. Porównujc ze sob zdefiniowane w ten sposób efekty cieplne, otrzymujemy TL îø T - TS ùø ïø S úødT +"ðøc + (cmax - cS )TL - TS ûø = c(TL - TS )+ L , (2.42) TS czyli parametr cmax mo|na obliczy z równania 1 (TL - TS )(cmax + cS ) = c(TL - TS )+ L . (2.43) 2 " " PrzykBad. Je|eli cs=650, cl=735, TL= 1505, TS= 1470, L=270000, to cmax= 16250, natomiast c=650+445,67(T-1470). Mo|na sprawdzi, |e [rednia caBkowa pojemno[ zastpcza (w przypadku funkcji liniowej równa zreszt [redniej arytmetycznej) wynosi 8450 i jest dokBadnie taka sama jak pojemno[ obliczona na podstawie hipotezy 1° wedBug równania 2.39. Rys. 2.7. RozkBad C(T) dla hipotezy 1° Rys. 2.8. RozkBad C(T) dla hipotezy 2" Wzór (2.40), jak sprawdzili[my, daje dobre wyniki przy symulacji krzepnicia staliwa, a biorc pod uwag nasze ostatnie do[wiadczenia z identyfikacja pojemno[ci zastpczej niektórych stopów metali nie|elaznych, radzimy ograniczy jego zastosowanie do obliczeD krzepnicia odlewów wlewków staliwnych. 3°. ZaBó|my, |e zastpcz pojemno[ ciepln opiszemy parabol stopnia p (rys. 2.9) P C = c + a (T - T ) . (2.44) s S Zauwa|my, |e podobnie jak poprzednio, dla T=TS jest C=cS,. Z warunku TL P [cs + a(T - TS ) ]dT = c(TL - TS ) + L (2.45) +" TS otrzymujemy (p +1)(c + csp - cS ) a = , (2.46) P (TL -TS ) gdzie csp jest spektralnym ciepBem krzepnicia (porównaj 1°) i ostatecznie P ìø ÷ø C = cS + (p +1)(c + csp - cS )ëø T - TS öø . (2.47) ìø TL - TS ÷ø íø øø " " PrzykBad. Dla cS=650, cL=735, TL=1505, TS=1470, L=270000 (dane identyczne jak w poprzednim przykBadzie), mamy: P T -1470 öø C = 650 + (p +1)7800ëø . ìø ÷ø 35 íø øø Pozostaje do wyja[nienia problem warto[ci liczbowej parametru p. Rys. 2.9. RozkBad C(T) dla hipotezy 3° Wyniki badaD, polegajcych na porównaniu krzywych stygnicia zmierzonych w wybranych punktach staliwnego odlewu z wynikami symulacji numerycznej procesu krzepnicia identycznego obiektu, wskazuj najlepsz zgodno[ wielko[ci mierzonych i obliczonych dla p =5 - 7. Podkre[lamy: wyniki te uzyskano dla staliwa wglowego i nie ma podstaw, aby przenosi je na inne materiaBy. Obliczymy jeszcze [redni caBkow pojemno[ ciepln, jaka wynika z przyjtej hipotezy TL 1 Csr = +"CdT . (2.48) TL - TS TS Podstawiajc (T-Ts)/(TL-Ts)=q, mamy dT=(TL-Ts)dq, wic TL 1 1 P [(p +1)(c + csp - cS )q ]dq = c + csp , (2.49) +"CdT = +" TL - TS TS 0 czyli otrzymujemy dokBadnie tak pojemno[ zastpcz, jak to wynika z hipotezy 1°. Jak wiadomo, operowanie w obliczeniach cieplnych [rednimi caBkowymi parametrów termofizycznych daje wyniki dokBadne; dodatkowo tak zdefiniowane wspóBczynniki linearyzuj wzory, które nale|y stosowa. Zgodno[ [rednich pojemno[ci zastpczych w hipotezach 1°, 2°, 3° jest powodem, |e obliczenia numeryczne nie s istotnie czuBe na przyjt hipotez. Czy wic hipoteza l° jako najprostsza jest najlepsza? NiezupeBnie. GwaBtowne skoki pojemno[ci cieplnej w pobli|u izoterm granicznych powoduj okre[lone komplikacje algorytmu numerycznego. W hipotezie 1° musimy uwzgldni dwie takie niecigBo[ci, natomiast w przypadkach 2° i 3° mamy do czynienia tylko z niecigBo[ci w pobli|u izotermy TL. 2.2.6. Przestrzenne zródBowe i bezzródBowe pola temperatury W podrozdziaBach 2.2.l i 2.2.3 wyprowadzili[my równania energii dla jedno- wymiarowych (pByta, walec, kula) zródBowych i bezzródBowych pól temperatury. Ni|ej podamy bardziej ogóln posta tych równaD, w szczególno[ci ich rozszerzenie na zadania dwu- i trójwymiarowe (2D i 3D). Korzysta bdziemy z twierdzenia dotyczcego zamiany caBki powierzchniowej skierowanej na caBk objto[ciow. Zale|no[ ta nazywana twierdzeniem Gaussa-Ostrogradskiego jest nastpujca: N(X ) d s = Nds = +"+" +"+"n +"+"+"divN(X )dV , (2.50) “ “ &! gdzie N(X)=[P(X), Q(X), R(X)] jest polem wektorowym, d\ =[ds·cos±, ds·cos², ds·cos³] wektorem normalnym do powierzchni w punkcie X¬ “ skierowanym na zewntrz, div(·) - operatorem dywergencji. W ukBadzie prostoktnym X={x, y, z] "P(X ) "Q(X ) "R(X ) divN(X ) = + + . (2.51) "x "y "z " " PrzykBad. Obliczy d s gdzie N = [x, y, z], natomiast “ jest zewntrzn powierzchni +"+"N “ sze[cianu 0d"xd"1, 0d"yd"1, 0d"zd"1. Mamy: P(X)=JC, Q(X)=y, R(X)=z, "Px="Qy, "Rz=1, czyli d s = +"+"N +"+"+"3dV = 3. “ &! Rozwa|a bdziemy obszar &! ograniczony brzegiem “ - rys. 2.10. CiepBo oddane do otoczenia (lub innego obszaru) przez element powierzchni "s wynosi "Q1 = -»n gradT(X , t)"s"t , (2.52) natomiast caBe ciepBo oddane przez powierzchni “ Q1 = -"t gradT(X ,t)ds = -"t +"+"»n +"+"+"div[»gradT(X ,t)]dV . (2.53) “ &! Jak wida, wykorzystali[my w tym miejscu twierdzenie Gaussa Ostrogradskiego. Rys. 2.10. Obszar &! ciaBa staBego ograniczony powierzchni “ Zmiana energii w elementarnej objto[ci "V, w której wydziela si ciepBo qv (W/m2), jest sum spadku entalpii zwizanej ze stygniciem i  dziaBaniem" zródeB "Qu = cÁ[T(X ,t + "t)- T(X ,t)]"V - qv"V"t . (2.54) Zmian energii wewntrznej obszaru &! obliczamy, caBkujc (2.54) po caBej objto[ci Qu = +"+"+"{cÁ[T(X ,t + "t)- T(X ,t)]- qv"t}dV . (2.55) &! Z bilansu energii otrzymujemy T(X , t + "t)- T(X , t) îø - div[»gradT(X ,t)]- qv ùødV = 0 , (2.56) +"+"+"ðøcÁ úø ïø "t ûø &! skd w granicy przy "t’!0 "T(X ,t) X " &! : cÁ = div[»gradT(X ,t)]+ qv . (2.57) "t Ostatnie równanie opisuje zródBowe pola temperatury w obszarze przestrzennym, izobarycznym, w którym ciepBo przenoszone jest tylko przez przewodzenie. Je|eli natomiast ci[nienie po w obszarze &! jest funkcj wspóBrzdnych i czasu oraz mamy do czynienia równie| z przepBywem materii, to "T(X ,t) îø cÁ + u gradT(X ,t)ùø = ïø úø "t ðø ûø X " &! : (2.58) "p0(X ,t) div[» gradT(X ,t)]+ qv + + u gradp0(X ,t) "t Jest to jedno z najbardziej ogólnych praw termokinetyki (równanie Fouriera-Kirchhoffa). Równanie energii dla strefy przej[ciowej. W bilansie energii skBadnik "Qu przeksztaBcamy nastpujco S "Qu = cÁ[T(X ,t + "t)- T(X ,t)]"V - ÁL"V = S "V = cÁ[T(X ,t + "t)- T(X ,t)]"V - ÁL "V = (2.59) "V = [cÁ"T(X ,t)- ÁL"S(X ,t)]"V , skd "T(X ,t) "S(X ,t) îø +"+"+"ðøcÁ "t - ÁL "t - div»gradT(X ,t)ùødV = 0 . (2.60) ïø úø ûø &! W ostatnim równaniu, podobnie jak w podrozdziale 2.2.4, wykorzystano I zasad termodynamiki, skBadnikami bilansu s: ciepBo oddane przez powierzchni oraz zmiana entalpii zwizana z krzepniciem i stygniciem. Po przyrównaniu do zera funkcji podcaBkowej przy "t’!0 "T(X ,t) "S(X ,t) cÁ = div[»gradT(X ,t)]+ ÁL , (2.61) "t "t co jak wiadomo z podrozdziaBów poprzednich, mo|na zapisa w postaci dS(T ) "T(X ,t) îø ùøÁ = div[»gradT(X ,t)] . (2.62) ïøc - L úø dT "t ðø ûø Gradient i dywergencja w typowych ukBadach wspóBrzdnych. l. UkBad wspóBrzdnych prostoktnych X={x, y, z} (rys. 2.11) "T "T "T gradT = e1 + e2 e3 , "x "y "z gdzie e1, e2, e3  ortonormalna baza wektorów jednostkowych. "P "Q "R divN = + + . "x "y "z Dla staBej warto[ci »: ëø öø "2T "2T "2T ìø ÷ø »div(gradT) = »ìø + + . 2 ÷ø "x2 "y2 "z íø øø Dla zmiennej warto[ci »: ëø öø " "T " "T " "T ëø» öø ëø» öø div(»gradT ) = + ìø» ÷ø + . ìø ÷ø ìø ÷ø ìø ÷ø "x "x "y "y "z "z íø øø íø øø íø øø 2. UkBad wspóBrzdnych walcowych X={Ä, Æ, z}  rys. 2.11. "T 1 "T "T gradT = e1 + e2 e3 "r r "Õ "z îø 1 "(rP) "Q "R ùø divN = + + . ïø úø r "r "Õ "z ðø ûø Dla staBej warto[ci »: îø ùø 1 " "T 1 "2T "2T öø »div(gradT ) = »ïø ëør + + . ìø ÷ø úø 2 2 2 ðør "r íø "r øø r "Õ "z ûø Dla zmiennej warto[ci »: ëø öø 1 " "T 1 " "T " "T ëø öø ëø» öø div(»gradT ) = r» + ìø» ÷ø + . ìø ÷ø ìø ÷ø 2 ìø ÷ø r "r "r r "Õ "Õ "z "z íø øø íø øø íø øø 3. UkBad wspóBrzdnych sferycznych X={Ä, Æ, Å}  rys. 2.11. "T 1 "T 1 "T gradT = e1 + e2 + e3 "r r sinÕ "Õ r "Ñ 2 îø ùø 1 sinÑ "(r P)+ "Q "(R sinÑ) divN = + . ïø úø sinÑ r "r "Õ "Ñ ðø ûø Dla staBej warto[ci »: îø 1 " "T 1 "2T 1 " "T öø ëøsinÑ öøùø 2 »div(gradT ) = »ïø 2 ëør + + . ìø ÷ø ìø ÷øúø 2 2 2 2 ðør "r íø "r øø r sin Ñ "Õ r sinÑ "Ñ íø "Ñ øøûø Dla zmiennej warto[ci »: ëø öø 1 " "T 1 " "T 1 " "T ëø»r 2 öø ëø» sinÑ öø div(»gradT ) = + ìø» ÷ø + . ìø ÷ø ìø ÷ø 2 2 2 ìø ÷ø 2 r "r "r r sin Ñ "Õ "Õ r sinÑ "Ñ "Ñ íø øø íø øø íø øø Rys. 2.11. Typowe ukBady wspóBrzdnych Zebrane wy|ej wzory bd wykorzystywane przy konstrukcji algorytmów numerycznych przybli|onego rozwizywania zadaD brzegowo-pocztkowych dla obszarów zorientowanych w ró|nych ukBadach wspóBrzdnych. 2.2.7. Warunki brzegowe pocztkowe Jak ju| wspomniano, peBny opis matematyczny przepBywu ciepBa w obszarze &! wymaga uzupeBnienia równania energii (lub ukBadu tych równaD) tak zwanymi warunkami jedno- znaczno[ci. 1. Warunki geometryczne. Przez pojecie to rozumiemy geometri rozpatrywanego obiektu, podziaB obszaru niejednorodnego na podobszary, podziaB brzegu obszaru na elementy, którym przyporzdkowuje si okre[lone warunki brzegowe, orientacj obiektu w odpowiednim ukBadzie wspóBrzdnych. 2. Warunki fizyczne. Warunki fizyczne w zagadnieniach przepBywu ciepBa to zbiór parametrów termofizycznych podobszarów (c, Á, »), które mog by staBe lub by funkcjami temperatury, jak równie| zastpcza pojemno[ cieplna strefy dwufazowej, temperatury graniczne itp. 3. Warunki pocztkowe. Warunki pocztkowe opisuj pole temperatury w podobszarach ukBadu w chwili przyjtej jako t=0. W typowych zadaniach termodynamiki procesów odlewniczych z reguBy przyjmuje si, |e temperatura metalu wypeBniajcego form T(Xt)=Tzal a temperatura formy T(Xt)=TF, gdzie Tzal, TF - temperatura zalewania, temperatura pocztkowa formy. 4. Warunki brzegowe. Na rysunku 2.12 pokazano niejednorodny obszar &!=&!0U&!F (np. odlew - forma), na którego brzegu wyró|niono fragmenty "“I, "“II, "“III "“IV. Rys. 2.12. Brzeg obszaru i jego podziaB Je|eli na brzegu "“I zadana jest temperatura X " "“I ,: T(X,t)=TI(X,t). (2.63) to warunek brzegowy w postaci (2.63) nazywany jest warunkiem brzegowym I rodzaju. Przyjcie okre[lonej temperatury na brzegu jest z punktu widzenia teorii zaBo|eniem bardzo wygodnym, natomiast z punktu widzenia praktyki raczej sztucznym. Je|eli na brzegu "“II dany jest strumieD ciepBa normalny do brzegu (por. wzór (2.4)) X " "“II : - »n gradT(X ,t) = qn(X ,t), (2.64) to na rozwa|anym fragmencie brzegu przyjto warunek brzegowy II rodzaju. W szczególno[ci w osiach (na powierzchniach) symetrii cieplnej przyjmuje si qn(X,t)=0. Zanim przejdziemy do omówienia innych typów warunków brzegowych, nale|y przypomnie kilka praw determinujcych przepByw ciepBa na granicy obszar  otoczenie. Prawo Newtona. Prawo Newtona okre[la wielko[ strumienia ciepBa oddawanego od powierzchni ciaBa do otoczenia (pBynu omywajcego powierzchni). Jednostkowy strumieD jest proporcjonalny do ró|nicy temperatur midzy powierzchni a pBynem " q = ±(T - T ), (2.65) gdzie T" jest temperatur otoczenia. WspóBczynnik proporcjonalno[ci ± (W/m2K) nazywa si wspóBczynnikiem wnikania ciepBa. WspóBczynnik wnikania mo|e si zmienia w bardzo szerokich granicach, w zale|no[ci od rodzaju przepBywu pBynu, parametrów termofizycznych itd. W teorii cieplnej procesów odlewniczych mamy najcz[ciej do czynienia ze zjawiskiem wnikania ciepBa od zewntrznej powierzchni formy oraz od zewntrznych, pozostajcych w kontakcie z otoczeniem, fragmentów odlewu (np. boczna i górna powierzchnia wlewnicy i nadstawki oraz gBowa wlewka). Warunki konwekcyjnej wymiany ciepBa odpowiadaj tu z reguBy warunkom konwekcji swobodnej. Równanie kryterialne, pozwalajce obliczy konwekcyjny wspóBczynnik wnikania ciepBa ma w takim przypadku posta A Nu = C(Gr Pr) (2.66) gdzie Gr - liczba Grashofa, Pr - liczba Prandtla, Nu - liczba Nusselta. Liczby kryterialne obliczamy z nastpujcych zale|no[ci: gl3²¸ v ±l Gr = , Pr = , Nu = , (2.67) v2 a » gdzie: l - wymiar charakterystyczny (m), ²=l/Tm - [rednia temperatura [cianki i pBynu (K), ¸=T- T"- ró|nica temperatur powierzchni [cianki i pBynu, g=9,81 (m/s2), v -wspóBczynnik lepko[ci kinematycznej pBynu (m2/s), a= »/Ác - wspóBczynnik przewodzenia temperatury dla pBynu (m2/s), ± - konwekcyjny wspóBczynnik wnikania (W/m2·K). Parametry pBynu okre[la si dla temperatury Tm. StaBe C i A w równaniu kryterialnym (2.66) wynosz: Gr Pr < 5·102 C=1,18 A=0,125 5·102d" Gr Pr d" 2·107 C=0,54 A=0,25 Gr Pr d" 2·107 C=0,135 A=0,33 " " PrzykBad. Wlewek po striperowaniu (po usuniciu wlewnicy) stygnie w powietrzu o temperaturze 300 K. Zrednia temperatura powierzchni wlewka wynosi 500 K. Wysoko[ wlewka H=2. Obliczy [redni wspóBczynnik wnikania. Za wymiar charakterystyczny przyjmuje si wysoko[ pionowej pByty, czyli l=2. Dla temperatury Tm=400K znajdujemy w tablicach Pr=0,685, »=0,034, ½=26,4·10-6, GrPr=9,81·8·200·0,685/400(26,4" 10-6)2=38,6·109. Dla C=0,135, A=0,33: Nu=455, natomiast ±=7,73. Zauwa|my, |e dla A= 1/3 wymiar liniowy l nie ma wpBywu na warto[ ±. Wy|sze warto[ci wspóBczynnika wnikania wystpuj w procesie odlewania cigBego. Powierzchnia wlewka w strefie chBodzenia wtórnego omywana jest wod doprowadzan systemem dysz umieszczonych midzy rolkami dociskowymi i prowadzcymi. WspóBczynniki wnikania (w tym równie| zastpczy wspóBczynnik w strefie chBodzenia pierwotnego, czyli w krystalizatorze) s rzdu 103. Promienisty wspóBczynnik wymiany ciepla. Je|eli ukBad &! oddaje ciepBo bezpo[rednio do otoczenia i nie jest opromieniowywany przez inne ciaBa, to strumieD ciepBa oddanego przez radiacj do otoczenia wynosi îøëø T öø4 ëø T " öø4 ùø ±r = µCc ïø úø , (2.68) ìø ÷ø - ìø ÷ø ìø100 ÷ø ïø ðøíø100 øø íø øø úø ûø gdzie µ - emisyjno[ powierzchni, Cc - staBa promieniowania ciaBa doskonale czarnego: Cc=5,67 (W/m2K4). Je|eli przyj z definicji q=±r(T- T"), to promienisty wspóBczynnik wymiany ciepBa wynosi 4 4 " ëø öø T T ëø öø ìø ÷ø - ìø ÷ø ìø100 ÷ø íø100 øø íø øø ±r = µCc (2.69) " T - T lub po przeksztaBceniach 2 2 " îø ùø ëø öø T T " ìø ÷ø ± = 10-4µCc(T + T )ïøëø öø + úø . (2.70) ìø ÷ø r ìø100 ÷ø ïø ðøíø100 øø íø øø úø ûø " " PrzykBad. WspóBczynnik radiacyjny dla ukBadu wlewek-otoczenie przy T=500K, T"=300K, µ=0,8 wynosi ±r=10-4·0,8·5,67·800· (52+32)= 12,34. Zastpczy wspóBczynnik wymiany ciepBa jest sum skBadowej konwekcyjnej i radiacyjnej: Æ ± =±+±r, natomiast ciepBo oddane przez promieniowanie i konwekcj od jednostki powierzchni ciaBa O do otoczenia wynosi " Æ q = ±(T - T ). (2.70) Nale|y tu podkre[li, |e wspóBczynnik promienisty ro[nie silnie z temperatur powierzchni i np. w procesie wymiany ciepBa midzy powierzchni wlewnicy i otoczeniem zaczyna w pewnym momencie dominowa. Problem obliczeD strumienia ciepBa q wyemitowanego lub zaabsorbowanego przez obszar &! zaczyna si komplikowa w przypadku powierzchni wymieniajcych ciepBo przez promieniowanie (np. ukBad kilku wlewnic na jednej pBycie). Nale|y wówczas (w ogólnym przypadku) sporzdzi tzw. bilans jasno[ci dla ukBadu wielopowierzchniowego, a nastpnie z wzoru Eckerta obliczy ciepBo pobrane przez element powierzchni "sL, obszaru &!L. Szczególnym przypadkiem (który zreszt czsto zdarza si w praktyce) jest promienista wymiana ciepBa w ukBadzie dwóch powierzchni. Typowym przykBadem mo|e by tu przepByw ciepBa midzy zewntrzn powierzchni wlewka i wewntrzn powierzchni wlewnicy po wygenerowaniu si szczeliny gazowej. Mo|na wykaza, |e w takim przypadku obowizuje wzór (2.68) i wynikajce z niego zale|no[ci (2.69), (2.70), z tym, |e w miejsce emisyjno[ci µ wprowadza si emisyjno[ zastpcz ukBadu dwupowierzchniowego: µ1-2, natomiast T" jest temperatur wewntrznej powierzchni wlewnicy. W ukBadzie dwóch równolegBych pBaszczyzn warto[ µ1-2; okre[lona jest wzorem 1 1 1 = + -1 (2.72) µ1-2 µ1 µ2 i chocia| w zasadzie ukBad odlew-szczelina forma jest raczej tzw.ukBadem Christiansena (np. dwa wspóB[rodkowe walce), to poniewa| powierzchnia zewntrzna odlewu i wewntrzna formy s praktycznie takie same, wic wzór (2.71) jest wystarczajco dokBadny. Na zakoDczenie chcemy podkre[li, |e problem obliczeD wymiany ciepBa midzy brzegiem obszaru i otoczeniem jest zadaniem nieliniowym, a wic odpowiedni warunek brzegowy, do którego niedBugo dojdziemy, jest te| nieliniowy. Tak wic zadania brzegowe pocztkowe w termodynamice procesów odlewniczych s nieliniowe nie tylko z powodu zmiennych parametrów termofizycznych w równaniach ró|niczkowych i ruchomych granic (tzw. nieliniowo[ci równaD)  s równie| nieliniowe z punktu widzenia warunków brzegowych. Ma to okre[lone konsekwencje dla metod rozwizywania tych zadaD, poniewa| w takich przypadkach metody analityczne okazuj si nieskuteczne. Tak wic coraz powszechniejsze wykorzystanie metod numerycznych w naukach technicznych nie jest przej[ciow mod, ale jedyn drog prowadzc do uzyskania efektywnych rozwizaD wielu problemów praktyki in|ynierskiej. Opór cieplny przewodzenia, opór przenikania ciepBa. Jednowymiarowe stacjonarne i bezzródBowe pole temperatury w pBycie o grubo[ci L opisuje równanie ró|niczkowe w postaci d[(»dT/dx)]=0 (por. np. wzór (2.13)). Przyjmijmy nastpujce warunki brzegowe x=0: T=T1, x=L, T=T2 (warunki I rodzaju) - rys. 2.13. Po dwukrotnym scaBkowaniu otrzymujemy »T=Cx+C1 , (2.73) gdzie » jest [rednim caBkowym wspóBczynnikiem przewodzenia w przedziale (T1, T2) lub po prostu przewodno[ci ciepln (gdy »=idem). StaBe C i C1 wyznaczamy z warunków brzegowych: C1= »T1, C= »(T1-T2)/L strumieD ciepBa q= »dT/dx mo|na obliczy, wstawiajc staBe caBkowania do ostatniego równania. Po zró|niczkowaniu temperatury wzgldem wspóBrzdnej otrzymujemy ogólnie znan zale|no[ dla [cianki pBaskiej w postaci T1 - T2 T1 - T2 q = » = , (2.74) L R gdzie R=L/ » jest oporem przewodzenia ciepBa. Zauwa|my, |e ostatnie równanie jest analogiczne do prawa Ohma. Rys. 2.13. Stacjonarne pole temperatury w pBycie Rys. 2.14. Przegroda dwuwarstwowa Je|eli obszar &! jest niejednorodny i skBada si np. z dwóch warstw o przewodno[ciach »1, » 2 i grubo[ciach L1, L2 (rys. 2.14), to z warunku cigBo[ci strumienia ciepBa mamy T1 - Tx Tx - T2 q = , q = , R1 R2 czyli qR1 = T1 - Tx , qR2 = Tx - T2 , przy czym podobne rozumowanie mo|na przeprowadzi dla n warstw. Po dodaniu ostatnich dwóch równaD T1 - T2 qR = T1 - T2 , q = , R = R1 + R2 . (2.75) R Tak wic dla pByty wielowarstwowej i przepBywu ciepBa prostopadBego do warstw obowizuje reguBa szeregowego Bczenia oporów cieplnych. Mo|na równie| Batwo wykaza (co dla naszych rozwa|aD nie ma istotnego znaczenia), |e zastpczy opór cieplny dla tych samych warstw, gdyby ciepBo pBynBo wzdBu| pByty, obliczamy identycznie jak dla poBczenia równolegBego. StrumieD ciepBa oddany od powierzchni obszaru &! do otoczenia wynika z prawa Newtona q= ±(T - T")=(T - T")/R±, gdzie R±=1/± jest oporem cieplnym wnikania. Rozumujc identycznie jak poprzednio, tzn. q=(T1  T2)/R1, q=(T2 - T")/ R±, dochodzimy do pojcia oporu przenikania Rz=R+ R± i q=(T1  T2)/Rz. Warunek brzegowy III rodzaju. Warunki IV rodzaju. Warunek III rodzaju jest najbardziej naturalnym warunkiem, jaki mo|na przyj na fragmentach "“III , obszaru &! ssiadujcych z otoczeniem. Warunek brzegowy III rodzaju jest matematyczn postaci zapisu cigBo[ci strumienia ciepBa przy przenikaniu przez "“III (analogicznie jak równanie, które wykorzystywano w punkcie poprzednim), a mianowicie " Æ X " "“III : - »n gradT(X ,t) = ±(T - T ) (2.76) lub " T - T X " "“III : - »n gradT(X ,t) = . (2.77) R± Je|eli obszar &! nie jest jednorodny (np. zBo|enie podobszarów &!0U&!F, na rysunku 2.12), to na brzegu "“IV zadaje si tzw. warunek brzegowy IV rodzaju w postaci: T1(X ,t)-T2(X ,t) X " "“IV : - »1n gradT1(X ,t)= = -»2n gradT2(X ,t), (2.78) RS (X ,t) który jest równie| warunkiem cigBo[ci strumienia ciepBa, natomiast Rs, jest oporem cieplnym styku. Gdy Rs=0 (kontakt idealny), to musi by T1=T2; i wtedy ñø- »1n gradT1(X ,t) = -»2n gradT2(X ,t) X " "“IV : . (2.79) òø (X ,t) = T2(X ,t) óøT1 W przypadku warunku z kontaktem idealnym pole temperatury jest cigBe na granicy podobszarów. Rys. 2.15. Podobszar cieczy, strefy dwufazowej i ciaBa staBego w krzepncym odlewie Teoretycznie rzecz biorc, nawet bardzo gBadkie powierzchnie poBczone ze sob i poddane du|ym ci[nieniom nie pozostaj w idealnym kontakcie cieplnym, w praktyce jednak warunek (2.79) przyjmuje si do[ czsto - m.in. przy obliczeniach krzepnicia odlewów w masach formierskich, midzy podobszarami formy, w pocztkowych etapach krzepnicia wlewka we wlewnicy lub odlewu w kokili (do chwili nazywanej ,,czasem odej[cia"). Je|eli “12(t), “23(t) s chwilowymi poBo|eniami izoterm likwidusu i solidusu w obszarze odlewu (rys.2.15), czyli granicami midzy ciecz i stref dwufazow oraz stref dwufazow i zakrzepB cz[ci odlewu, to przepByw ciepBa przez te powierzchnie opisuje warunek z kontaktem idealnym (tu warunek ten jest [cisBy) ñø- »1n gradT1(X ,t) = -»2n gradT2(X ,t) X " “12(t) : (2.80) òø (X ,t) = T2(X ,t) = TL óøT1 oraz ñø- »2n gradT2(X ,t) = -»3n gradT3(X ,t) X " “23(t) : . (2.81) òø (X ,t) = T3(X ,t) = TS óøT2 Na rysunku 2.16 pokazano rozwizanie numeryczne (metoda elementów brzegowych) dotyczce krzepnicia wlewka we wlewnicy. Czas odej[cia wlewnicy od wlewka przyjto 200 s. Wida, |e jeszcze dla czasu t=180 s pole temperatury w ukBadzie jest funkcj cigB, natomiast dla czasów wikszych pojawia si skokowa zmiana temperatury na granicy wlewek - wlewnica. Jest to efektem pojawienia si szczeliny gazowej i zmiany warunku (2.79) na (2.78). Wykorzystujc prezentowane wyniki, mo|emy jeszcze wykona nastpujce obliczenia. Po czasie 15 min temperatury powierzchni wlewka i wlewnicy wynosiBy 1373 K i 773 K odpowiednio, natomiast po czasie 90 min: 1450 K i 950 K. WspóBczynnik wymiany ciepBa obliczony z zale|no[ci (2.70) wynosi ±(15 min)=211, ±(90 min)=285. WspóBczynnik konwekcyjny w do[ wskiej szczelinie mo|emy pomin. Tak wic strumieD ciepBa oddany od wlewka do wlewnicy: q(l5 min) = 126,6 kW/m2, q(90 min) = 142,5 kW/m2. Równocze[nie ciepBo oddawane jest przez przewodzenie. WspóBczynnik przewodzenia powietrza w rozpatrywanych przedziaBach temperatury jest rzdu 0,065-0,075, szeroko[ szczeliny po czasie 15 min s=l 8 mm, po czasie 90 min s=7,5-50 mm. ZcisBe obliczenia czasu odej[cia i kinetyki narastania szczeliny s bardzo trudne. Przyjmijmy orientacyjnie, |e s(15 min) =0,004 m, s(90 min) =0,025 m, wtedy ciepBo przewodzone dla r=15 min wynosi q=10,5 kW/m2, a dla t=90 min, q=1,4 kW/m2. Jak wida z tego przykBadu, skBadowa kondukcyjna przepBywu ciepBa przez szczelin jest istotnie mniejsza od skBadowej konwekcyjnej i radiacyjnej. Jest to z punktu widzenia obliczeD cieplnych zjawisko niezwykle korzystne, poniewa| przy obliczaniu oporu cieplnego szczeliny (modelowaniu warunku brzegowego IV rodzaju z oporem) nale|y tylko zapamita sam fakt istnienia szczeliny, natomiast jej parametry geometryczne (lokalna grubo[) nie maj dla obliczeD cieplnych wikszego znaczenia. Podsumowujc informacje zawarte w tym podrozdziale przypominamy, |e przy obliczeniach cieplnych dotyczcych krzepnicia i stygnicia odlewu w formie mamy do czynienia z czterema typami warunków brzegowych. Znajomo[ temperatury lub strumienia ciepBa na brzegu obszaru (problem Dirichleta i Neumanna) odpowiada warunkom I, II rodzaju, równania cigBo[ci strumienia ciepBa na granicy obszar-otoczenie lub obszar obszar to warunki III rodzaju (Newtona) i IV rodzaju. W tym ostatnim przypadku odró|niamy kontakt idealny lub kontakt z oporem cieplnym na styku podobszarów. Rys. 2.16. PrzykBad rozwizania numerycznego z warunkiem IV rodzaju 2.2.8. Problem Stefana  warunek brzegowy Stefana W drugiej poBowie XIX wieku podjto (udane zreszt) próby analitycznego rozwizania problemu identyfikacji niestacjonarnego pola temperatury w obszarach z ruchomymi brzegami (Neumann, Lamé, Clapeyron, Stefan). Przedmiotem rozwa|aD byB obszar &! (póBprzestrzeD) ograniczony pBaszczyzn, na której przyjto warunek brzegowy I rodzaju T(0,t)=TB<Tkr, gdzie Tkr jest temperatur przemiany fazowej (np. krzepnicia). Jest to zadanie z tzw. ostrym frontem krzepnicia. W chwili t>0 w obszarze &! mo|na wyró|ni dwa zmienne w czasie podobszary: &!l(t)-ciecz oraz &!2(t)- ciaBo staBe. Niestacjonarne pole temperatury w podobszarach opisano ukBadem liniowych równaD parabolicznych "2T1(x,t) "T1(x,t) x " &!1(t) : = a1 "t "x2 (2.82) "2T2(x,t) "T2(x,t) x " &!2(t) : = a2 . "t "x2 W chwili t=0 temperatura w obszarze &! = &!1(0) wynosi Tzale"Tkr, równocze[nie T(", t)=Tzal. Na granicy rozdziaBu faz x=¾ przyjmuje si nastpujcy warunek brzegowy "T1(x,t) "T2(x,t) ñø dx(t) ôø- »1 = -»2 + LÁ2 x = ¾ : , (2.83) òø "x "x dt ôø (x,t) = T2(x,t) = Tkr óøT1 bdcy ró|niczkow postaci bilansu energii dla krzepncej w czasie dt warstewki rozwa|anego obszaru. Na rysunku 2.17 pokazano chwilowe poBo|enie podobszarów &!1(t) i &!2(t), na których styku wydziela si ciepBo przemiany fazowej. Rys. 2.17. Model Stefana Ilo[ ciepBa doprowadzona od strony cieczy do powierzchni rozdziaBu faz przez powierzchni "F prostopadBa do kierunku x wynosi "T1(x,t)"t . (2.84) Qd = -»1"F "x Z kolei ciepBo odprowadzone od powierzchni rozdziaBu do obszaru ciaBa staBego "T2(x,t)"t . (2.85) Qw = -»2"F "x Zmiana energii ukBadu zwizana z zakrzepniciem warstewki o szeroko[ci "x "Eu = "F"xÁ2L . (2.86) Tak wic z bilansu energii otrzymujemy nastpujc zale|no[ "T1(x,t)"t = -»2"F "T2(x,t)"t + "F"xÁ2L . (2.87) - »1"F "x "x Po podzieleniu ostatniego równania przez "F"r, w granicy "t ’!0 otrzymuje si warunek (2.83) nazywany warunkiem Stefana. PrzyjBo si równie|, |e zadania zwizane z obliczeniami procesu krzepnicia zalicza si do grupy zadaD (problemów) Stefana. Zadanie opisane równaniami (2.82) i (2.83) mo|e by rozwizane metodami anali- tycznymi. Niestacjonarne pole temperatury w podobszarach ukBadu opisane jest funkcjami Gaussa erf(z) (error functions). Mimo bardzo du|ych uproszczeD geometrycznych i fizycznych rozwizanie Stefana ma pewne znaczenie praktyczne. Przede wszystkim jedno z najbardziej znanych i najszerzej stosowanych w odlewnictwie praw, tzw. prawo pierwiastkowe ¾=K1/2 (¾  grubo[ warstwy zakrzepBej, K - staBa krzepnicia), wynika bezpo[rednio z rozwizania analitycznego zadania Stefana. Uogólnieniem rozwizania problemu krzepnicia póBprzestrzeni jest rozwizanie Schwarza. UkBad równaD (2.82) uzupeBniono analogicznym równaniem dotyczcym póBnieskoDczonej formy, która styka si z póBnieskoDczonym pBaskim odlewem. Dla x=0 w miejsce warunku T(0, t)=TB< Tkr. przyjto warunek idealnego kontaktu (2.79). UdaBo si równie| w sposób [cisBy rozwiza zadanie, dla którego przyjto warunek odpowiadajcy kontaktowi nieidealnemu (opór cieplny midzy obszarami odlewu i formy musi zmienia si jednak w [ci[le okre[lony sposób). Model Schwarza stanowi istotne rozszerzenie modelu Stefana, mimo i| dotyczy nadal zadaD jednowymiarowych i obszarów póBnieskoDczonych. Czytelników bardziej zainteresowanych tymi problemami odsyBamy do ksi|ek W. Longi, w których przedstawiono bardzo szczegóBowe omówienie metod analitycznych. Mo|liwo[ci pewnej ilo[ciowej analizy krzepnicia odlewów, czy to na podstawie rozwizaD Stefana, Schwarza, czy te| Wiejnika, dotycz w zasadzie zadaD z ostrym frontem (np. krzepnicie czystych metali). Fakt ten spowodowaB, |e problemy dotyczce krzepnicia metalu w interwale temperatury starano si sprowadzi do zadaD z warunkiem Stefana. Jednym ze sposobów ucieczki przed trudno[ciami adaptacji rozwizaD analitycznych dla przypadku typowych stopów krzepncych w przedziale temperatury jest wprowadzenie do rozwa|aD tzw. zastpczej temperatury krystalizacji. Wielko[ ta wynika z nastpujcych rozwa|aD. CaBk iloczynu temperatury i zastpczej pojemno[ci cieplnej strefy dwufazowej w granicach (TS, TL) mo|na na podstawie uogólnionego twierdzenia o warto[ci [redniej zapisa w postaci TL TL Æ Æ +"C(T)TdT = T +"C(T )dT = T[c(TL - TS )+ L], (2.88) TS TS gdzie T - temperatura [rednia, która nazwiemy zastpcz temperatur krzepnicia, natomiast ostatnia równo[ wynika z wzoru (2.41). Po podzieleniu przez c(TL-Ts)+L otrzymujemy TL +"C(T)TdT TS Æ T = (2.88) c(TL - TS )+ L " " PrzykBad. Dla hipotezy (2.39): C= c +L/(TL-TS) otrzymujemy L ëø öøT TL2 1 L TdT 1 - TS2 Æ ìø T = + (TS ) +" ìøc - TS ÷ø - TS L = 2 TL - TS = 2 + TL TL ÷ø c(TL )+ íø øø TS czyli temperatura zastpcza jest [redni arytmetyczn temperatur TS i TL. Warunek brzegowy Stefana mo|na uogólni na zadania dwu i trójwymiarowe. W takim przypadku bilans energii sporzdzony dla krzepncej warstewki prowadzi do bardziej ogólnej postaci warunku (2.83), a mianowicie ñø- »1n gradT1(X ,t) = -»2n gradT2(X ,t)+ LÁ2vn X " “12(t) : , (2.90) òø (X ,t) = T2(X ,t) = Tkr óøT1 gdzie ½n jest lokaln prdko[ci przyrostu warstwy zakrzepBej w kierunku normalnym do granicy rozdziaBu faz “12(t). W literaturze dotyczcej zadaD brzegowo-pocztkowych o ruchomych granicach (Moving Boundary Problems) rozwa|a si równie| proces nadtapiania. ZaBó|my, |e powierzchnia ciaBa staBego pozostaje w kontakcie z otoczeniem, którego temperatura jest wy|sza od temperatury topnienia ciaBa. W takim przypadku (rys. 2.18) na ruchomym brzegu ¾ formuBuje si warunek brzegowy bdcy pewn odmian klasycznego warunku Stefana. SkBadniki bilansu energii s w takim przypadku nastpujce: " Qd = ±[T - T2(x,t)]"F"t "T2(x,t)"t (2.91) Qw = -»2"F "x "Eu = "F"xÁ2L. Pierwszy ze skBadników jest ciepBem wymienianym midzy powierzchnia nadtapianego obszaru i ciecz (np. kulka z lodu zanurzona w wodzie o temperaturze wy|szej ni| 0°C, przy czym wprowadzenie w miejsce wody innego pBynu nie zmienia pierwszego z równaD (2.91)). Drugi skBadnik to ciepBo przewodzone od bilansowanej warstewki do wntrza obszaru, a trzeci -zmiana jej energii wewntrznej. W granicy "t’!0 otrzymujemy "T2(x,t) dx(t) ñø± " - T2(x,t)]= -»2 ôø [T + LÁ2 x = ¾ : . (2.92) òø "x dt ôø T2(x,t) = Tkr óø Je|eli uwzgldni dodatkowo skBadow radiacyjn przepBywu ciepBa midzy otoczeniem oraz obszarem &!2(t) (w niektórych przypadkach jest to niezbdne), to îøëø T " öø4 ëø T2(x,t)÷ø4 ùø öø " ìø ÷ø úø = ±[T - T2(x,t)]+ µCc ïøìø ÷ø - ìø ïø ðøíø100 øø íø 100 øø úø ûø "T2(x,t) dx(t) x = ¾ : = -» + LÁ2 (2.93) "x dt T2(x,t) = Tkr . Rys. 2.18. Model procesu nadtapiania W niektórych pracach cytuje si warunek brzegowy dla przypadku, gdy przepByw ciepBa midzy ciecz a namarzajcym ciaBem staBym zachodzi i przez przewodzenie, i przez konwekcje (ruch masy). Wówczas " - »1n gradT1(x,t)+±[T - T2(x,t)]= X " “12(t) : = -»2n gradT2(x,t)+ LÁ2vn (2.94) T1(X ,t) = T2(X ,t) = Tkr . Uwzgldnienie procesu segregacji w pobli|u frontu krzepnicia wymaga dalszej modyfikacji warunku Stefana, ale ma ona znaczenie raczej formalne. 2.2.9. Opis matematyczny krzepnicia odlewu w formie Je|eli form wypeBnia metal krzepncy w interwale temperatury, to obszar krzepncego odlewu &!0 jest zBo|eniem trzech zmieniajcych si w czasie podobszarów &!m(t), m=1, 2, 3  ciecz, strefa dwufazowa, ciaBo staBe. Wprowadzamy funkcj S(X, t) identyfikujc podobszary ukBadu (por. rys. 2.17) w chwili t 0 T > TL ñø ôøS TS d" T d" TL (T) 0 d" S(T ) d" 1 ôø S(X ,t) = . (2.95) òø 1 T < TS ôø ôø m m > 3 dla podobszarów &!m formy &!F. óø Jak wida, w obszarze odlewu S jest jak poprzednio udziaBem objto[ciowym ciaBa staBego w otoczeniu punktu X " &!0 . Dla podobszarów odlewu i formy wprowadzimy pojcie zastpczej pojemno[ci cieplnej okre[lonej wzorem Cm=cm-LdS/dT (jak (2.36)). Poniewa| dS/dT=0 dla m`"2, wic c1 T > TL ñø ôø / Cm = - LST TS d" T d" TL . (2.96) òøc 2 ôø cm m e" 3 óø Tak wic pole temperatury w ukBadzie &!0U &!F, przy zaBo|eniu, |e podobszary s izobaryczne, izotropowe i pomijamy konwekcj w ciekBym metalu, opisuje nastpujcy ukBad równaD ró|niczkowych: "T(X,t) Cm Ám = div[»m gradT(X,t)] , m=1, 2, 3...,M (2.97) "t uzupeBniony warunkami brzegowymi w postaci - warunków (2.80) i (2.81) na ruchomych brzegach “12(t), “23 (t), - warunków (2.78) lub (2.79) na powierzchni granicznej odlew - forma, - warunku (2.76) na zewntrznych powierzchniach odlewu i formy pozostajcych w kontakcie z otoczeniem, - warunku (2.79) midzy podobszarami formy oraz warunkiem pocztkowym T(X, t)=Tzal dla X " &!0 , T(X, t)=TF dla X " &!F . W niektórych przypadkach w opisie mog pojawi si warunki I rodzaju (np. na peryferiach formy, gdy mo|emy przyj, |e jej temperatura w czasie trwania procesu praktycznie nie zmienia si i bdzie równa TF) lub II rodzaju (w szczególno[ci w postaci qn=0 na liniach lub powierzchniach symetrii cieplnej). Modyfikacja opisu podstawowego. Przedstawiony wy|ej opis matematyczny mimo przyjtych uproszczeD oraz pominicia procesów przepBywu masy (segregacja makroskopowa), nie umo|liwia rozwizania metodami analitycznymi. Nie jest on te| Batwy do rozwizania metodami numerycznymi, przy czym podstawow trudno[ stanowi sprawa identyfikacji podobszarów, tzn. znajdowanie dokBadnego przebiegu powierzchni granicznych TS i TL, w chwili t. Znajomo[ chwilowych poBo|eD tych powierzchni (zadanie 3D, czyli zadanie trójwymiarowe) lub cz[ciej linii (zadanie 2D czyli dwuwymiarowe) jest niezbdna do poprawnej aproksymacji warunków (2.80) i (2.81). DokBadna identyfikacja chwilowych poBo|eD tych powierzchni jest w zasadzie mo|liwa. W literaturze podaje si kilka algorytmów identyfikujcych lepiej lub gorzej poBo|enia linii granicznych, ale s to z reguBy algorytmy bardzo skomplikowane i czsto niezbyt przekonywajce, co wicej, wedBug naszego rozeznania zbdne z punktu widzenia potrzeb praktyki (z wyjtkiem by mo|e pewnych specjalnie ukierunkowanych badaD podstawowych). Modyfikacja opisu matematycznego procesów przepBywu ciepBa w krzepncym i stygncym metalu, która przedstawimy ni|ej, nie wymaga dokBadnego okre[lania poBo|eD izoterm solidusu i likwidusu, przez co wydaje si bardzo dogodna i efektywna przy konstrukcji stosunkowo prostych algorytmów numerycznych symulujcych proces krzepnicia i stygnicia odlewu. ZaBó|my, |e iloczyn C0Á0 oraz wspóBczynnik przewodzenia »0 metalu wypeBniajcego form bdziemy definiowa nastpujco c1Á1 »1 T > TL ñø ñø ôø ôø / C0 Á0 = (c2 - ST L)Á2 , »0 = TS d" T d" TL , (2.98) òø òø» 2 ôø ôø» T < TS c3Á3 óø óø 3 oraz |e C0Á0 jak równie| »0 s funkcjami cigBymi. ZaBo|enie to wymaga oczywi[cie okre[lonego wygBadzenia (smoothing) parametrów termofizycznych, a w szczególno[ci iloczynu C0Á0, który zmienia si bardzo istotnie w pobli|u izoterm solidusu i likwidusu. Dwa sposoby wygBadzenia tego parametru pokazano na rysunku 2.19. WspóBczynnik przewodzenia zdefiniowany nastpujco: »1 T > TL ñø ôø »0 = (1- S)»1 + S»3 TS d" T d" TL (2.99) òø ôø »3 T < TS óø jest oczywi[cie funkcj cigB. CigBo[ parametrów C0Á0 i »0 w analizowanym przedziale temperatury (tzn. temperatura zalewania - temperatura otoczenia) z matematycznego punktu widzenia oznacza formalne ujednorodnieniewielofazowego obszaru odlewu (ciecz, strefa dwufazowa, ciaBo staBe). Rys. 2.19. WygBadzanie zastpczej pojemno[ci w pobli|u izoterm granicznych Rozpatrujemy wic pewien homogeniczny obszar o okre[lonych parametrach termofi- fizycznych i zamiast ukBadu równaD okre[lajcych procesy cieplne w cieczy, strefie dwufazowej i cz[ci zakrzepBej mamy jedno równanie, a mianowicie "T(X,t) X " &!0 : C0 Á0 = div[»0 gradT(X,t)] (2.100) "t bez potrzeby wprowadzania warunków na powierzchniach “12(t) i T23(t). W obliczeniach numerycznych mo|na uzyska efektywne rozwizanie równie| bez wygBadzania parametrów podobszarów i wystarczy, aby te parametry (ciepBo wBa[ciwe, gsto[ masy i przewodno[ cieplna) byBy okre[lone i ograniczone w przedziale temperatura zalewania - temperatura otoczenia. Przedstawiony wy|ej sposób formalnego ujednorodnienia obszaru odlewu nie jest, niestety, mo|liwy w przypadku zadaD z ostr granic rozdziaBu faz (warunkiem Stefana). Opis matematyczny przepBywu ciepBa sprowadza si w tym przypadku do ukBadu dwóch równaD przewodnictwa dla podobszarów cieczy i ciaBa staBego "T(X,t) cm Ám = div[»m gradT(X,t)] , m=1, 2, (2.101) "t warunku (2.83) oraz wynikajcych z cech geometrycznych i cieplnych okre[lonej technologii odlewniczej pozostaBych warunków jednoznaczno[ci. Tak wic rozwizanie numeryczne zadania prostszego (tylko dwa podobszary i jedna ruchoma granica) jest w sumie trudniejsze, ni| zadania z trzema podobszarami i dwoma granicami. Nale|y jednak podkre[li, |e równie| dla zadaD z ostr granic rozdziaBu faz opracowano kilka bardzo pomysBowych algorytmów, które przedstawiono w podrczniku  Modelowanie i symulacja krzepnicia odlewów . 2.2.10. Model procesu cigBego odlewania Opis matematyczny procesu cigBego odlewania ró|ni si od modelu omówionego w punkcie poprzednim przede wszystkim dodatkowymi skBadnikami w równaniach energii, które wynikaj z faktu przemieszczania si wlewka przez urzdzenie do cigBego odlewania. Dla przykBadu bdziemy rozpatrywa wlewek prostoktny, odlewany na urzdzeniu pionowym. Wlewek przemieszcza si w kierunku osi z z prdko[ci u ([ci[lej pole prdko[ci) w obszarze: k=[0, O, u] - rys. 2.20. ZaBó|my dodatkowo, |e rozwa|any wlewek wytwarzany jest z metalu krzepncego w interwale temperatury i |e stosujemy konwencj formalnego ujednorodnienia obszaru &!0. Równanie energii, opisujce proces wymiany ciepBa w objto[ci wlewka, jest równaniem przewodnictwa z pochodn materialn "T(X ,t) "T(X ,t) ùø C0 Á0 îø + u = ïø úø "t "z ðø ûø . (2.102) îø ùø " "T(X ,t) " "T(X ,t) " "T(X ,t) îø» ùø îø» ùø = + + 0 0 0 ïø» "y úø ïø úø ïø úø "x "x "y "z "z ðø ûø ðø ûø ðø ûø gdzie X={x, y, z}, natomiast warunki brzegowe na bocznej powierzchni wlewka przyjmuje si w postaci warunków II lub III rodzaju. Na górnej powierzchni wlewka (zwierciadBo ciekBego metalu) mo|na przyj warunek brzegowy I rodzaju (temperatur zalewania) lub III rodzaju (ze wspóBczynnikiem ± obliczanym jak w pkt. 2.2.7). Na arbitralnie przyjtej dolnej powierzchni ograniczajcej obszar &!0 (w rejonie strefy chBodzenia koDcowego) zakBada si qn=0, czyli warunek adiabatyczno[ci. Rys. 2.20. Prostoktny wlewek cigBy Warunek pocztkowy sprowadza si do przyporzdkowania temperatury zalewania pewnej warstwie ciekBego metalu bezpo[rednio nad drgiem rozruchowym zamykajcym od doBu krystalizator w czasie rozruchu instalacji. Mo|na te| zaBo|y, |e caBemu obszarowi wlewka cigBego w chwili t=0 przyporzdkowuje si temperatur zalewania (co oczywi[cie z tech- nologicznego punktu widzenia jest kompletn fikcj), ale biorc pod uwag, |e w zadaniach dotyczcych odlewania cigBego z reguBy poszukuje si rozwizaD granicznych dotyczcych pól pseudoustalonych, zaBo|enie takie jest mo|liwe do przyjcia. Jak bowiem wiadomo, rozwizanie graniczne nie zale|y od warunku pocztkowego, a tylko od zaBo|onych warunków geometrycznych i brzegowych. W warunkach niezakBóconej pracy urzdzenia do cigBego odlewania, a wic przy staBej prdko[ci wycigania, staBej temperaturze zalewania i ustalonych warunkach wymiany ciepBa na bocznej powierzchni wlewka  w rozwa|anym obszarze generuje si pseudostacjonarne pole temperatury, tzn. temperatura w punkcie X " &!0 jest tylko funkcj wspóBrzdnej geometrycznej i mimo |e wlewek przemieszcza si przez urzdzenie, to izotermy, powierzchnie rozdziaBu faz, pola st|eD itd. pozostaj dla obserwatora nieruchome. Podsumowujc, nale|y stwierdzi, |e rozwizanie równania (2.102) z odpowiednimi warunkami brzegowymi bdzie asymptotycznie (a praktycznie do[ szybko) zmierza do rozwizania pseudoustalonego  bez wzgldu na warunek pocztkowy, jaki zaBo|ymy dla chwili t=0. Wynika std równie| mo|liwo[ zastpienia równania (2.102) równaniem prostszym: îø ùø "T(X ) " "T(X ) " "T(X ) " "T(X ) îø» ùø îø» ùø uC0 Á0 = + + , (2.103) 0 0 0 ïø» úø ïø úø ïø úø "z "x "x "y "y "z "z ðø ûø ðø ûø ðø ûø które wynika z poprzedniego, je|eli zaBo|y "T/"t=0. Liczne badania do[wiadczalne wykazuj, |e skBadowa kondukcyjna przepBywu ciepBa w kierunku ruchu wlewka jest pomijalnie maBa (ciepBo przewodzone wzdBu| osi wlewka cigBego stanowi ok. 5% ciepBa przewodzonego od osi wlewka do powierzchni bocznych), czyli ostatnie równanie mo|na bez zbytniego uszczerbku dla dokBadno[ci modelu matematycznego upro[ci do postaci îø ùø "T(X ) " "T(X ) " "T(X ) îø» ùø uC0"0 = + . (2.104) 0 0 ïø» úø ïø úø "z "x "x "y "y ðø ûø ðø ûø Otrzymujemy w ten sposób równanie paraboliczne typowe dla nieustalonego przepBywu ciepBa, w którym rol czasu przejmuje wspóBrzdna z, natomiast iloczyn pojemno[ci cieplnej i gsto[ci przemno|ony jest przez prdko[ wycigania u. Dosy ciekawym i efektywnym w symulacji numerycznej wariantem modelu procesu cigBego odlewania jest metoda wdrujcego przekroju poprzecznego. Zapiszmy mianowicie równanie (2.102) w ukBadzie wspóBrzdnych zwizanych z przemieszczajcym si wlewkiem: x'=x, y'=y, z'=z-ut. ZakBadamy jak poprzednio, |e przewodzenie ciepBa w kierunku ruchu wlewka mo|na pomin. Jak Batwo sprawdzi w nowym równaniu ró|niczkowym gubimy skBadnik zawierajcy pochodn temperatury po wspóBrzdnej / / / îø ùø îø ùø "T(X ,t) " "T(X ,t)úø + " "T(X ,t)úø , (2.105) C0 Á0 = "t "x/ ïø»0 "x/ ûø "y/ ïø»0 "y/ ûø ðø ðø a wic skBadnik typowy dla pochodnej materialnej, a równanie (2.104) jest równaniem przewodnictwa dla obszarów 2D zorientowanych w prostoktnym ukBadzie wspóBrzdnych. Nale|y je rozwiza przy warunku pocztkowym T(X', 0)=Tzal, natomiast warunki brzegowe na obwodzie przekroju wlewka s funkcj czasu. Je|eli "t1 jest czasem przebywania przekroju poprzecznego w krystalizatorze, to dla 0d"td""t1 na jego obwodzie obowizuj warunki charakteryzujce przepByw ciepBa w krystalizatorze (np. odpowiednie strumienie ciepBa). Dla kolejnego interwaBu "t2, odpowiadajcego czasowi przebywania przekroju wlewka w pierwszym sektorze strefy chBodzenia wtórnego nale|y przyj warunki dla pierwszego sektora itd. Formalnie rzecz biorc, wyró|niony przekrój wlewka zostaB zatrzymany, natomiast zmienne w czasie warunki brzegowe na jego obwodzie symuluj przemieszczanie si przekroju poprzecznego przez urzdzenie. Mo|emy jeszcze zauwa|y, |e rozwizujc zadanie 2D otrzymujemy trójwymiarowe pole temperatury i analogicznie dla zadania jednowymiarowego (np. o[ x orientujemy prostopadle do krótszego boku wlewka) dostajemy pole temperatury w pBaszczyznie {x, z}  ka|demu wyró|nionemu czasowi t mo|emy bowiem przyporzdkowa odpowiedni wspóBrzdn z=ut. Wszystkie omówione wy|ej równania dotyczyBy prostoktnych wlewków wytwarzanych na urzdzeniach pionowych (przy odpowiednim ,,obróceniu" ukBadu wspóBrzdnych równie| wlewków odlewanych poziomo). Opis matematyczny przepBywu ciepBa w objto[ci pionowego wlewka okrgBego jest analogiczny do przedstawionego wy|ej - nale|y tylko operator div(»gradT) zapisa we wspóBrzdnych walcowych. Je|eli natomiast rozpatrujemy wlewki prostoktne wytwarzane na urzdzeniach radialnych (jest to jedna z najbardziej popularnych technologii wytwarzania wielkogabarytowych wlewków stalowych, to w ukBadzie wspóBrzdnych zorientowanym jak na rysunku 2.21 równanie energii jest nastpujce: îø ùø "T(X ,t) "T(X ,t) 1 " "T(X ,t) îø ùø C +0 Á0 ïø + É = + úø ïør»0 "r úø "t "Õ r "r ðø ûø ðø ûø (2.106) îø ùø 1 " "T(X ,t) " "T(X ,t) îø» ùø + + 0 0 ïø» úø 2 ïø úø. r "Õ "Õ "z "z ðø ûø ðø ûø przy czym É=u/R, natomiast R jest promieniem krzywizny osi wlewka. W ukBadzie wspóBrzdnych r'=r, Æ = Æ- Ét, z'=z otrzymujemy równanie bez skBadnika "TÆ (wdrujcy przekrój). Wlewki okrgBe odlewane na urzdzeniach Bukowych nale|y orientowa w toroidalnym (a wic raczej nietypowym) ukBadzie wspóBrzdnych, rys. 2.22. Opis matematyczny cigBego odlewania czystych metali (np. miedz lub aluminium) wymaga jak wiadomo wprowadzenia warunku brzegowego Stefana, który w tym przypadku ma nieco inn w stosunku do klasycznego posta. Na rysunku 2.23 pokazano przekrój podBu|ny wlewka cigBego z zaznaczon izoterm Tkr. Prdko[ wycigania oznaczono u, jej rzut na kierunek normalny do powierzchni rozdziaBu faz w punkcie X oznaczono liter ½, natomiast prdko[ przyrostu frontu krzepnicia w kierunku normalnym liter w. Warunek brzegowy Stefana w procesie odlewania cigBego ma posta nastpujc: Rys. 2.21. Prostoktny Bukowy wlewek cigBy Rys. 2.22. OkrgBy Bukowy wlewek cigBy ñø- »1n gradT1(X ,t) = -»2n gradT2(X ,t)+ Á2L(w - v) X " “12(t) : (2.107) òø T1(X ,t) = T2(X ,t) = Tkr . óø Zauwa|my, |e gdyby wlewek zatrzyma, to wobec u=0 mamy ½=0 i otrzymujemy warunek (2.83). Rys. 2.23. Granica rozdziaBu faz w obszarze wlewka cigBego Je|eli model scalony zbudowano na podstawie metody wdrujcego przekroju poprzecznego, to wobec zaBo|enia o bardzo maBym strumieniu ciepBa przewodzonego w kierunku przesuwu wlewka, dochodzimy do klasycznego warunku Stefana dla zadania 2D, a mianowicie (por. rys. 2.23 b) ñø- »1n gradT1(X ,t) = -»2n gradT2(X ,t)+ Á2Lvn ôø îø X " “12(t) : "T "T ùø , (2.108) òø T1(X ,t) = T2(X ,t) = Tkr , gradT = , ïø úø ôø "x "y ðø ûø óø z tym, |e nowe poBo|enie frontu “12(t+ "t) odpowiada de facto przekrojowi poprzecznemu le|cemu o "z = w"t ni|ej ni| wyj[ciowy. Dla zadania pseudoustalonego (tu równie| pomijali[my przewodzenie ciepBa w kierunku przesuwu wlewka): dF(z) ñø- »1n gradT1(X = -»2n gradT2(X uÁ2L ) )+ ôø ôø dz X " “12 : , (2.109) òø (X ) ) ôøT1 = T2(X = Tkr ôø óø gdzie r=F(z) jest równaniem powierzchni (linii) opisujcej poBo|enie frontu krzepnicia w objto[ci (przekroju podBu|nym) wlewka - rys. 2.24. Rys. 2.24. PodziaB brzegu i podobszary wlewka (zadanie pseudostacjonarne) " " PrzykBad. Model matematyczny dla miedzianego okrgBego wlewka pionowego (zadanie osiowo  symetryczne jak na rys. 2.24), przy zadanym strumieniu ciepBa w krystalizatorze q=qI(z) i wspóBczynniku wymiany ciepBa na powierzchni pod krystalizatorem ±=±II(z), przy oczywistym zaBo|eniu, |e Tzal>Tkr, oraz |e rozpatrujemy zadanie pseudostacjonarne, jest nastpujcy: "T(r, z) 1 " "T(r, z) îø ùø X " &!m : cm Ámu = , m=1, 2, ïør»m "r úø "z r "r ðø ûø "T1(r, z) "T2(r, z) dF ñø ôø »1 - »2 = uÁ2L X " “12 : òø "r "r dz ôø T1(r, z) = T2(r, z) = Tkr óø "T(r, z) X " “0 : T1(r, z) = Tkr , X " “" : = 0 "z "T2(r, z) X " “I : - »2 = qI "r "T2(r, z) " X " “II : - »2 = ± (z)[T2(r, z)- T ] , II "r "T(r, z) X " “sym : = 0 "r 2.2.11. Konwencja entalpowa Konwencja entalpowa (enthalpy convention) polega na takim przeksztaBceniu równania energii oraz odpowiednich dla rozpatrywanego zadania warunków jednoznaczno[ci, |e w opisie matematycznym procesów cieplnych w miejsce temperatury pojawia si parametr kaloryczny nazywany entalpia. Podej[cie takie stosowane byBo wielokrotnie w pracach zwizanych z klasycznymi zadaniami przepBywu ciepBa, jest ono równie| do[ popularne w termodynamice procesów odlewniczych. Historycznie rzecz biorc, wprowadzenie entalpii do obliczeD krzepnicia i stygnicia metalu w formie wi|e si z nazwiskami Sajranta i Slacka. Z nowszych prac na szczególne wyró|nienie zasBuguje cykl artykuBów Bergera, Cimenta i Rogersa, w których na podstawie opisu krzepnicia w konwencji entalpowej przedstawiono bardzo efektywny algorytm obliczeD nazwany przez Autorów metod przemiennej fazy (Altemating Phase Truncation Method). Entalpi fizyczn odniesion do jednostki objto[ci definiujemy jako T H (T ) = +"c(µ)Á(µ)dµ , (2.110) Tod gdzie Tod jest dowolnie przyjtym poziomem odniesienia (np. Tod=0). Gdy c i Á s staBe, to H(T)=c Á (T-Tod). Poniewa| "H (X ,t) dH (T ) "T (X ,t) "T (X ,t) = = cÁ , (2.111)' "t dT "t "t wic lewa strona równania energii zapisana w konwencji entalpowej ma posta "H/"t lub DH/Dt. Z kolei ka|dy ze skBadników równania Fouriera mo|emy przeksztaBci jak ni|ej: " "T " dT "H " "H îø» ùø îø» Å" ùø îø ùø = = , (2.112) ïø úø ïø úø ïøa úø "x "x "x dH "x "x "x ðø ûø ðø ûø ðø ûø Wykorzystano tu twierdzenie o pochodnej funkcji odwrotnej: dT/dH= 1/cÁ, oznaczono »/cÁ=a, przy czym w rozwa|anym przypadku a=a(T)=a(H). Ostatecznie równanie energii zapisane w konwencji entalpowej ma posta "H(X,t) + u gradH(X,t) = div[a Å" gradH(X,t)] (2.113) "t i w sensie formalnym jest takie samo jak równanie Fouriera. Tak wic numeryczne aspekty rozwizywania zadaD wykorzystujcych entalpi s podobne jak w równaniach klasycznych. Jak Batwo sprawdzi, strumieD qn, normalny do brzegu wynosi qn = -an Å" gradH(X ,t). W zwizku z powy|szym typowe warunki brzegowe w konwencji entalpowej (por. rys. 2.12) s nastpujce: X " "“I : H(X ,t) = H1(X ,t) (2.114) X " "“II : - an gradH(X ,t) = qn(X ,t) (2.115) " X " "“III : - an gradH(X ,t) = ±[T(H )- T ] (2.116) Warunek brzegowy III rodzaju stanowi w pewnym stopniu pit Achillesa konwencji entalpowej. Je|eli iloczyn cÁ jest warto[ci staB, to wobec " T T " " H - H = cÁdT - ] (2.117) +" +"cÁdT = cÁ[T - T T0 d Tod mamy T-T"=(H-H")/cÁ, czyli " - an gradH(X ,t) = ± (H - H ), (2.118) H gdzie ±H=±/cÁ i otrzymujemy wzór analogiczny do (2.76). Je|eli jednak iloczynu cÁ nie mo|emy wyBczy przed caBk, to sprawa si komplikuje. Z (2.117) wynika, |e T " " Æ H - H = ), (2.119) +"cÁdT = Á(T - T " T przy czym Á jest [rednim caBkowym iloczynem ciepBa wBa[ciwego i gsto[ci w przedziale " T ,T . W warunku brzegowym ± " - an gradH(X ,t) = (H - H ) (2.120) Æ Á pojawia si dodatkowa nieliniowo[, która w realizacji numerycznej wymaga zastosowania pewnych procedur iteracyjnych. Bardziej efektywne wydaje si inne podej[cie. Zachowajmy w warunku III rodzaju temperatur otoczenia, a temperatur T zastpmy entalpi. Poniewa| H(T) jest funkcj [ci[le monotoniczn, co wynika z jej definicji, wic istnieje funkcja do niej odwrotna T=T(H). Dalszy sposób konstrukcji warunku III rodzaju przedstawimy na przykBadzie. " " PrzykBad. Przyjmijmy, |e ±=10, T"=20, natomiast cÁ=16" 105 dla 100<T<200 oraz cÁ=20" 105 dla 100<T<200. Jako poziom odniesienia zaBo|ymy Tod=0 (temperatura w stopniach Celsjusza), przyjmijmy równie|, |e temperatura powierzchni nie przekracza 200°C. Dla powy|szych danych ñø 16 Å"105T 0 d" T d" 100 H(T ) = òø óø20 Å"105T - 4 Å"107 T > 100 Wyznaczymy teraz funkcj odwrotn do funkcji H(T), która bdzie równie| funkcj okre[lon przedziaBami. Z punktu widzenia rachunkowego jest to operacja bardzo prosta, nale|y bowiem z ostatniego równania obliczy temperatur i okre[li granice przedziaBów entalpii odpowiadajcych przedziaBom temperatury od 0 do 100 oraz T> 100. W omawianym przykBadzie ñø 6,25 Å"10-7 H 0 d" H d" 16 Å"107 H(T ) = òø óø5 Å"10-7 H + 20 H > 16 Å"107 Warunek (2.115) przyjmuje wic posta ñø 10(6,25 Å"10-7 H - 20) 0 d" H d" 16 Å"107 - an gradH(X ,t) = òø 5 Å"10-6 H H > 16 Å"107 óø i jest analogonem (czyli odpowiednikiem) typowego warunku III rodzaju. Konwencja entalpowa dla obszarów niejednorodnych z warunkami IV rodzaju nie jest raczej stosowana, zdecydowanie prostsze s algorytmy bazujce na zapisie mieszanym, tzn. entalpowo - temperaturowym. Ostatnim elementem modelu scalonego zapisanego w konwencji entalpowej jest funkcja przyporzdkowujca obliczonym warto[ciom entalpii odpowiednie temperatury (jak w ostatnim przykBadzie). Przejdziemy wic do omówienia zale|no[ci H=H(T) dla zadaD zwizanych z krzepniciem i stygniciem metalu w formie. Krzepniecie metalu w interwale temperatury. Wrócimy jeszcze raz do definicji pojemno[ci cieplnej odniesionej do jednostki objto[ci metalu c1Á1 ñø T > TL ôø dS ôøÁ ëø öøT d" T d" TL . (2.121) C0 Á0 = c2 - L ìø ÷ø òø 2 S dT íø øø ôø T < TS ôø c3Á3 óø Entalpi krzepncego i stygncego metalu odniesion, do jednostki objto[ci okre[lamy jako T H (T ) = (µ)Á0 (µ)dµ . (2.122) 0 +"c Tod " " PrzykBad. Przyjmijmy, |e dla stali wglowej 0,35%C TS= 1470, TL=1500, c1Á1=5900000, c3Á3=4900000, c2=750, p2=7300, L=270000 dla strefy dwufazowej obowizuje hipoteza opisana wzorem (2.39), a wic C2Á2=71,175·107 (J/m'). ZaBó|my jeszcze, |e obliczenia bdziemy prowadzi w ukBadzie jednostek [kJ, dm, 0C, s], wówczas 5,9 T > 1500 ñø ôø c0 Á0 = òø71,135 1470 d" T d" 1500 ôø 4,9 T < 1470 óø Entalpi krzepncego staliwa (rys. 2.27) opisuje linia Bamana (przyjto Tod=0), natomiast wspóBczynnik ±(T) jest przedziaBami staBy (wspóBczynnik przewodzenia dla wszystkich podobszarów odlewu przyjmiemy taki sam i równy 35 (W/m·K)). W rozwa|anym przykBadzie 4,9T 0,00059 T < 1470 ñø ñø ôø ôø H (T ) = òø71,175T - 97427 , a(T ) = òø0,00005, 1470 d" T d" 1500 ôø ôø0,00071 T > 1500 5,9T + 488,5 óø óø Otrzymane wy|ej zale|no[ci mo|na, jak wspomniano poprzednio, w odpowiedni sposób wygBadzi 1470 1500 Rys. 2.25. Wykres entalpia - temperatura (krzepnicie w przedziale temperatury) Krzepniecie metalu w staBej temperaturze. W takim przypadku entalpia odniesiona do jednostki objto[ci wynosi T H (T ) = +"c(µ)Á(µ)dµ +·(T )Lv , (2.123) Tod gdzie ·(T)=0 dla T<Tkr, ·(T)=1 dla T>Tkr L½(J/m3) - utajone ciepBo krzepnicia (por. rys. 2.26). Rys. 2.26. Wykres entalpia - temperatura (krzepnicie w staBej temperaturze) Model scalony dla problemu Stefana sprowadza si do ukBadu dwóch równaD energii (2.113) dla cieczy i ciaBa staBego, warunków brzegowych na zewntrznej powierzchni odlewu, warunku pocztkowego i warunku na ruchomej granicy rozdziaBu faz ñø- a1 n gradH1(X,t) = -a2 n gradH2(X,t) + Lvvn X " “12(t) : , (2.124) òø A1 = A2 + Lv óø gdzie A1, A2 s prawostronn i lewostronn granic entalpii w punkcie Tkr. Na zakoDczenie tej cz[ci rozwa|aD przedstawimy za ksi|k J. Szarguta Obliczenia cieplne pieców przemysBowych wykres entalpia - skBad chemiczny (rys. 2.27) dla stopów Fe C (staliwo, |eliwo). Dla okre[lonej zawarto[ci wgla mo|na na podstawie tego wykresu w prosty sposób znalez relacje midzy entalpi i temperatur, która jest nieodzowna przy formuBowaniu entalpowego modelu procesów cieplnych w odlewie. Rys. 2.27. Wykres entalpowy dla stopów Fe-C 2.2.12. Temperatura Kirchhoffa Temperatura Kirchhoffa (Kirchhoffs Temperature) nazywamy funkcj U(T) zdefiniowan nastpujco T U (T ) = +"»(µ)dµ (2.125) Tod Wynika std, |e »(T)=dU(T)/dT. Typowy skBadnik prawej strony równania energii mo|na zapisa w postaci 1 " "T (X ,t) 1 " dU "T (X ,t) 1 " "U (X ,t) îø ùø îø ùø îø ùø m m m = = (2.126) ïøx » "t úø ïøx Å" úø ïøx "x úø xm "x xm "x dT "x xm "x ðø ûø ðø ûø ðø ûø i wyra|enie div(» gradT) sprowadza si do div(gradU). Tak wic wprowadzenie funkcji U(T) zlinearyzuje operator div(» gradT)  równanie opisujce stacjonarne pole temperatury staje si równaniem liniowym. Std te| temperatura Kirchhoffa jest pojciem bardzo u|ytecznym w przypadku obliczeD ustalonych pól temperatur. Mo|na te| j wykorzysta do opisu matematycznego stanów niestacjonarnych, w tym problemów krzepnicia. Rozpatrywa bdziemy procesy cieplne w objto[ci krzepncego w przedziale (TS TL,) metalu opisane równaniem formalnie ujednorodniajcym C0Á0 "Tt=div(»0gradT)- lew stron tego równania zapiszemy w konwencji entalpowej, a praw z wykorzystaniem temperatury Kirchhoffa: "H(H,t) = div[gradU(X,t)]. (2.126) "t Poniewa| H=H(T) oraz U=U(T) s funkcjami temperatury, przy czym zarówno H jak i U s funkcjami [cisBe monotonicznymi, mo|na wic w sposób jednoznaczny okre[li zale|no[ H=¨(U) - co wyja[nimy na nastpujcym przykBadzie. " " PrzykBad. Niech 1,6T 0 d" T < 100 ñø H(T ) = , òø óø2T - 40 T e" 100 gdzie H (kJ/dm3), T(°C), natomiast »(T)=0,003 + 10-6T (kW/dm-K). Dla Tod=0: U=0,003T+5·10-7T2. Obliczymy std T, czyli rozwi|emy równanie kwadratowe 5·10-7+0,003T-U=0. Jak Batwo sprawdzi ñø 1600( 9 + 2U - 3) 0 d" U < 0,305 T = 103( 9 + 2U - 3) czyli H = ¨(U ) = òø ( óø2000 9 + 2U - 3)- 40 U e" 0,305 Pochodna funkcji ¨(U)wzgldem U wynosi 1600 ñø 0 d" U < 0,305 ôø ôø / 9 + 2U ¨ (U ) = òø 2000 ôø U e" 0,305. ôø 9 + 2U óø Potrzeba okre[lenia pochodnej ¨(U) stanie si za chwil oczywista. Zauwa|my, |e "H(X ,t) dH(U ) "U(X ,t) / = = ¨ (U )"U(X ,t) , (2.128) "t dU "t "t czyli równanie energii dla krzepncego i stygncego odlewu ma posa / ¨ (U )"U(X ,t) = div[gradU(X ,t)]. (2.129) "t Analityczne wyznaczenie funkcji ¨(U) i jej pochodnej jest z reguBy niemo|liwe. CiepBo wBa[ciwe, gsto[ i przewodno[ cieplna (jako funkcje temperatury) okre[lonych materiaBów s zebrane w tablicach (np. stare, ale bardzo szczegóBowe tablice Teplofizi eskie svojstva vesestv, Moskva (1956)). Funkcje H(T) i U(T) okre[lamy metodami przybli|onego caBkowania (np. metod trapezów) i otrzymujemy dyskretne zbiory ich warto[ci (rys. 2.28). Rys. 2.28. Konstrukcja funkcji ¨(U). Krzepnicie w przedziale temperatury Dla wybranych warto[ci Ti otrzymujemy pary liczb (Ui Hi), które determinuj (w postaci dyskretnej) przebieg funkcji ¨(U). Pochodn tej funkcji mo|na wyznaczy numerycznie. Konstrukcja modelu scalonego wymaga równie| odpowiedniego przebudowania warunków brzegowych i pocztkowych: - warunki I rodzaju przeksztaBca si natychmiastowo X " "“I : U(X ,t) = U1(X ,t) (2.130) - warunki II rodzaju; nale|y zauwa|y, |e wyra|enie typu »"xT mo|na zapisa jako dU/dT·"xT,= "xU, czyli qn=-grad U(X, t), tak wic X " "“II : - gradU(X ,t) = qn(X ,t) (2.131) - warunki III rodzaju " X " "“III : - gradU(X ,t) = ±(T - T ) (2.132) Powtórzymy teraz rozumowanie, jakie przeprowadzili[my przy omawianiu konwencji entalpowej w podrozdziale poprzednim. Mamy T " " Æ U -U = ) (2.133) +"»(µ)dµ = »(T - T " T Dla »=idem: » = », a dla »= »(T): » jest [rednim caBkowym wspóBczynnikiem przewodzenia " w przedziale T ,T . Warunek brzegowy (2.76) przyjmuje posta " - gradU(X ,t) = ±u(U -U ), (2.133) gdzie ±u= ±/± » . Jak wida trudno[ci z poprawnym wykorzystaniem tego warunku s podobne jak przy konwencji entalpowej. Rozwa|my jeszcze mo|liwo[ wprowadzenia temperatury Kirchhoffa do opisu problemu Stefana. Na rysunku 2.29 pokazano zale|no[ H=H(T) dla metalu krzepncego w staBej temperaturze, funkcj U(T) oraz skonstruowan na ich podstawie funkcj ¨(U). Jak wida dla U=Ukr. funkcj t charakteryzuje niecigBo[ typu  skok skoDczony" i pochodna ¨(U) nie jest w tym punkcie okre[lona. Rys. 2.29. Konstrukcja funkcji ¨(U). Krzepnicie w staBej temperaturze Przez odpowiednie wygBadzanie przebiegu funkcji ¨(U )- por. rys. 2.29 mo|emy otrzyma funkcj ró|niczkowaln w caBym przedziale okre[lono[ci. 2.2.13. Transport masy W poprzednich rozdziaBach pokazano celowo[ konstruowania modeli scalonych krzepnicia odlewu obejmujcych tak|e elementy odpowiadajce transportowi masy w analizowanym ukBadzie. Nale|y wic w modelu takim uwzgldni m. in. procesy dyfuzyjne d|ce do wyrównania potencjaBów chemicznych (a z pewnym przybli|eniem mo|na powiedzie, |e skBadu chemicznego) w objto[ci odlewu. Procesy te wynikaj ze zjawisk zachodzcych w skali atomowej. Ich opis powstaB na podstawie teorii dyslokacji i rachunku defektów siatki oraz jej parametrów dla ciaB staBych krystalicznych. Poniewa| zasadnicze wBasno[ci cieczy i ciaBa staBego s zbli|one, przeniesiono ten opis równie| na ciekBe metale i stopy, zakBadajc, |e maj one quasi-krystaliczn struktur. Niniejsza praca koncentruje si na makroskopowym opisie zjawisk zachodzcych w odlewie, dlatego te| pominiemy szczegóBy wyprowadzenia praw dyfuzji oraz metody okre[lania wspóBczynnika dyfuzji. Decydujce znaczenie dla dalszych rozwa|aD bdzie miaBo równanie wi|ce gradient st|enia z jego zmianami w czasie, zwane drugim prawem Ficka "z = div(D grad z), (2.135) "t gdzie z - st|enie skBadnika stopowego, D - wspóBczynnik dyfuzji. Najcz[ciej przyjmuje si, |e wspóBczynnik dyfuzji ma staB warto[ w caBym podobszarze i wówczas równanie to przeksztaBci mo|na do postaci "z = D(div grad z). (2.136) "t Jest to wic równanie podobne do opisu przepBywu ciepBa, przedstawionego w poprzednich podrozdziaBach (zarówno dla zadaD liniowych jak i nieliniowych). Mo|na zauwa|y, |e du|e znaczenie dla obliczeD ma okre[lenie wielko[ci wspóBczynnika dyfuzji danego skBadnika stopowego. Wymiarem tego wspóBczynnika jest cm2/s. Wikszo[ danych cytowanych w literaturze dotyczy stanu staBego. Znacznie trudniej uzyska informacje o wielko[ci konkretnego wspóBczynnika dyfuzji w przypadku ciekBych metali i stopów. Istnieje jednak szereg zale|no[ci umo|liwiajcych stosunkowo Batwe (cho niekoniecznie dokBadne) okre[lenie wspóBczynnika dyfuzji. Jedn z nich jest, oparte na zaBo|eniach Stokesa, równanie Einsteina kT D = , (2.137) nÀr· gdzie k=l,3803.10-23 J/K - staBa Boltzmanna, r - promieD dyfundujcej czstki (atomu lub jonu dyfundujcego skBadnika stopu), · - wspóBczynnik lepko[ci dynamicznej, n - wspóBczynnik zale|ny od stosunku rozmiarów dyfundujcej czsteczki do rozmiarów jednostek strukturalnych o[rodka, w którym dyfuzja si odbywa. WspóBczynnik n przyjmuje najcz[ciej warto[ 4, cho istniej pewne rozbie|no[ci w jego ocenie. Procesy dyfuzyjne zachodz w caBym obszarze odlewu. Jednak w praktyce mo|na ograniczy obliczenia do cienkiej warstwy przylegajcej do frontu krystalizacji (krzepnicia). Poza t warstw lepko[ cieczy zmniejsza si tak bardzo, |e decydujc rol odgrywaj jedynie procesy konwekcyjne, wyrównujce skBad chemiczny. Dyfuzja w stanie staBym nie jest zazwyczaj uwzgldniana w modelu scalonym rozwa|anego procesu, gdy| jej intensywno[ jest w stosunku do intensywno[ci dyfuzji w cieczy znikoma. PrzykBadowo, gdy wspóBczynnik dyfuzji Zn w Al w stanie ciekBym wynosi D=6" 10-5 cm2/s, to w stanie staBym (500°C) wynosi on tylko D= 2·10-9 cm2/s. Mo|na wic przyjmowa, |e rozkBad skBadników wynikajcy z procesów zachodzcych w cieczy i na froncie krzepnicia nie zostanie zaburzony do momentu zakrzepnicia caBego obszaru odlewu. Warunki brzegowo-pocztkowe. Równanie dyfuzji opisuje tendencj do niejedno- rodno[ci skBadu chemicznego stopu. Czym spowodowane s niejednorodno[ci uruchamiajce mechanizm dyfuzji? Wynikaj one gBównie z ró|nicy skBadu chemicznego fazy staBej i ciekBej w otoczeniu frontu krzepnicia. Najkorzystniejszym sposobem opisu tej zale|no[ci jest wprowadzenie jednego wspóBczynnika, zwanego wspóBczynnikiem rozdziaBu. Takie postawienie problemu jest mo|liwe w opisie krystalizacji oraz w pewnych przypadkach modelu krzepnicia, kiedy to w odlewie wyró|nia si jedynie podobszary cieczy i ciaBa staBego (brak strefy dwufazowej). Równowagowy (w warunkach równowagi faz staBej i ciekBej) wspóBczynnik rozdziaBu mo|na, z pewnym przybli|eniem, zapisa jako iloraz st|enia faz staBej i ciekBej w bliskim otoczeniu frontu zs k0 = . (2.138) zl Wprowadza si tak|e wspóBczynnik rozdziaBu na froncie krzepnicia (w warunkach ró|nych od równowagi) zs x k = , (2.139) zlx gdzie zlx  st|enie cieczy w fazie ciekBej, na froncie krzepnicia, natomiast efektywny wspóBczynnik rozdziaBu (równie| w warunkach ró|nych od równowagi) zlx zs x kef = k = , (2.140) zlsr zlsr gdzie zlsr - [rednie st|enie w fazie ciekBej. Najcz[ciej wykorzystywanym sposobem okre[lenia wspóBczynnika k0 jest wyznaczenie jego warto[ci na podstawie wykresu równowagi danego stopu. Je|eli st|enie stopu bliskie jest eutektycznemu, nale|y spodziewa si zmian wspóBczynnika podczas procesu. Podobne trudno[ci pojawiaj si w przypadku st|enia perytektycznego. Warunek brzegowy dla równania dyfuzyjnego transportu masy na tak opisanym froncie krzepnicia, przy dodatkowym zaBo|eniu o jego pBasko[ci, ma posta x X " “12(t) : z(X ,t)vn(1- k )= -Dn gradz(X ,t). (2.141) Zale|no[ ta wynika z cigBo[ci strumienia skBadnika segregujcego po stronie fazy staBej i ciekBej. StrumieD po stronie cieczy wynosi bowiem X "“12(t) : Il = -vn z(X ,t)- Dn gradz(X ,t), (2.142) natomiast po stronie fazy staBej x X " “12(t) : Is = -vnk z(X ,t). (2.143) Porównujc zale|no[ci (2.142) i (2.143), otrzymuje si warunek brzegowy (2.141). Uwzgldnienie istnienia strefy dwufazowej powoduje znaczn komplikacj opisu matematycznego transportu masy w tym podobszarze odlewu. Na drugim kraDcu ukBadu (w gBbi fazy ciekBej) zakBada si warunek I rodzaju, przy czym st|enie na tej powierzchni mo|e by stale lub zmienia si z upBywem czasu  zale|y to od sposobu modelowania procesu w ciekBej cz[ci odlewu. Warunek ze staBym st|eniem mo|na sformuBowa w przypadku odlewu o du|ych wymiarach albo dla niektórych technologii krystalizacji kierunkowej. Je|eli ukBad traktujemy jako ograniczony i obliczanie transportu masy poprzez dyfuzj prowadzi si w obszarze warstwy dyfuzyjnej  zgodnie z teori Burtona Slichtera- Prima, a poza ni przyjmuje si równomierny rozkBad st|eD, wówczas warunek na powierzchni odlegBej o ´ (grubo[ warstwy dyfuzyjnej) od frontu krzepnicia jest równie| warunkiem I rodzaju, ale st|enie na brzegu w rozpatrywanej chwili wynika z bilansu masy skBadnika w ukBadzie. Wynika ono z caBkowania funkcji opisujcych rozkBad st|enia w caBym obszarze odlewu: w fazie staBej, w warstwie dyfuzyjnej i w cieczy. UkBad równaD uzupeBnia warunek pocztkowy, najcz[ciej w postaci zaBo|enia o jednakowym st|eniu w caBej objto[ci odlewu w stanie ciekBym w chwili przyjtej jako t=0. Sprz|enie modelu dyfuzji z procesami cieplnymi determinujcymi krzepnicie i stygnicie odlewu mo|e by realizowane na kilka sposobów. Niektóre modele sprz|one konstruuje si na gruncie termodynamiki procesów nierównowagowych, ale wikszo[ rozwizaD uzyskuje si w sposób mniej zBo|ony, rozpatrujc odrbnie równanie przewodnictwa i odrbnie równanie dyfuzji masy, natomiast wzajemne oddziaBywania midzy polem temperatury a segregacj uwzgldnia si po[rednio. SzczegóBy na temat konstrukcji takich modeli znale[ mo|na w cytowanej ksi|ce  Modelowanie i symulacja krzepnicia odlewów .

Wyszukiwarka

Podobne podstrony:
metody matematyczne opis do prezentacji
10 Matematyczny opis zmienności
Opis Nauczyciel matematyki 232110
2002m matematyczno przyrodniczy standard poznaj zainteresowania opis
PA2 opis matemat
PA2 opis matematyczny [tryb zgodności]
Analiza Matematyczna 2 Zadania
Opis zawodu Ankieter
Opis
FUNFACE DOS OPIS
Diagnostyka OBD EOBD OBD2 Opis VAG COM
Sprawdzian 5 kl 2 matematyka zadania

więcej podobnych podstron