Словарь (стр. 25 )

τмех=kαг √(h/r•Pг),

где Pг— фактич. давление на пятне касания, αг — коэфф. гистерезисных потерь, k — коэфф., зависящий от распределения неровностей по высоте. Отношение hlR определяется различ­ным образом в зависимости от вида контакта (упругий, пластический), ше­роховатости, волнистости. Когда формоизменение поверхностного слоя уп­руго, то механич. составляющая неве­лика и ею часто можно пренебречь.

В пятнах касания возникают силы межмол. и др. видов вз-ствий, потери на преодоление к-рых оцениваются безразмерной хар-кой τмол/σs, где τмол— сдвиговое сопротивление мол. связи, σs— предел текучести основы. Мол. сдвиговое сопротивление τмол=τ0+βРг, где σ0 — сдвиговая проч­ность единичного пятна касания (т. н. фрикционная связь) при отсутствии сжимающей нагрузки, β — её коэфф. упрочнения.

Общий коэфф. Т. в. определяется суммой механич. и мол. составляющих:

f=fмол+fмex=τ0/Pr +kα√(h/R). Зависимость коэфф. Т. в. от давления при пост. шероховатости или от ше­роховатости при пост. давлении пере­ходит через минимум. При приработке пар трения самопроизвольно устанав­ливается шероховатость, соответству­ющая минимуму коэфф. трения. В этом случае имеет место упругий контакт, поэтому механич. составляющей мож­но пренебречь, и тогда f=√(τ0αг/Е+β). Эта ф-ла справедлива для трения жёст­кого шероховатого тела по деформи­руемому полупространству, имеюще­му модуль упругости Е. Для эфф. ра­боты пары трения существенно, чтобы поверхностный слой тв. тела имел меньшее сдвиговое сопротивление, чем слои, лежащие глубже, т. е. должно соблюдаться правило градиента сдви­гового сопротивления. Только в этом случае деформирование контактирую­щих тел и разрушение фрикц. связей будет локализоваться в тонком по­верхностном слое, т. е. трение будет внешним. Это достигается различными путями, напр.: формированием в про­цессе трения защитной плёнки из га­зовой, жидкостной или тв. фазы окру­жающей среды; путём предварит. на­несения на поверхность тв. тела тон­ких плёнок с малым сдвиговым сопро­тивлением (смазка, полимерные по­крытия из халькогенидов и др.); путём применения поверхностно-ак­тивных в-в и хим. соединений (присад­ки к маслам), модифицирующих и пластифицирующих тонкие поверх­ностные слои.

В зависимости от хар-ра деформи­рования поверхностного слоя различа­ют Т. в. при упругом и пластич. контактированиях и при микрореза­нии. При возрастании нагруженности контакта Т. в. переходит во внутрен­нее трение, для к-рого характерно от­сутствие скачка скорости при переходе от одного тела к другому. Нагрузка, при к-рой Т. в. нарушается для дан­ной пары трения, наз. порогом внешнего трения.

Трение качения. Значения силы тре­ния качения очень малы по сравнению с силами трения скольжения. Трение качения обусловлено: а) потерями на упругий гистерезис, связанный со сжатием материала под нагрузкой

перед катящимся телом; б) затратами работы на деформирование материала при формировании валика перед катя­щимся телом; в) преодолением «мости­ков сцепления». При достаточно про­тяжённых размерах пятна касания в зоне контакта возникает проскальзы­вание, приводящее к уже рассмотрен­ному выше трению скольжения. При больших скоростях качения, сопоста­вимых со скоростью распространения деформации в теле, сопротивление перекатыванию резко увеличивается, и тогда выгоднее переходить к трению скольжения.

Материалы для пар трения следует подбирать по характеру межмол. вза­имодействия (τ0, β), по их механич. свойствам (Е, σs) и способности фор­мировать защитную плёнку. Всё шире применяются металлополимерные ком­позиции, самосмазывающиеся спечён­ные материалы (металлические) и та­кие технологич. приёмы, как нанесе­ние на поверхность трения полимерных и металлич. покрытий.

• , , Основы расчетов на трение и износ, М., 1977; , Внешнее трение твердых тел, М., 1977; Трение и износ материалов на ос­нове полимеров, Минск, 1976; Трение, из­нашивание и смазка. Справочник, кн. 1—2, М., 1978—79. 

.

ТРЕНИЯ КОЭФФИЦИЕНТ, величина, характеризующая трение внешнее. В зависимости от вида перемещения одного тела по другому различают Т. к. скольжения и качения.

Т. к. скольжения fс — отно­шение силы трения F к реакции N, возникающей при приложении на­грузки, прижимающей одно тело к другому, и направленной по нормали к поверхности касания: fc=F/N. В за­висимости от величины тангенциаль­ной силы (см. рис. в ст. Трение внеш­нее) различают коэфф. неполного тре­ния скольжения, коэфф. трения покоя и коэфф. трения скольжения. Все эти Т. к. могут изменяться в широких пределах в зависимости от шероховатости и волнистости поверхностей, хар-ра плёнок, покрывающих поверх­ности. Для протяжённого контакта они мало изменяются с изменением нагрузки. В зависимости от величины Т. к. скольжения пары трения делят на две группы: фрикц. материалы, имеющие большой Т. к.— обычно 0,3—0,35, редко 0,5—0,6, и антифрик­ционные, имеющие Т. к. без смазки 0,15—0,12, при граничной смазке 0,1 — 0,05.

Сопротивление свободному качению тв. тела (напр., колеса) характеризуют Т. к. качения fк — отношением момента М сопротивления перекаты­ванию к норм. нагрузке: fк=M/N. Если на колесо действуют ведущий или тормозной моменты, то коэфф. сцепления ψ колеса с дорожным по­крытием определяется равенством: ψ=Tx/N, где Тх — неполная сила тре­ния скольжения, возникающая между катящимся колесом и дорогой. Коэфф. fк и ψ существенно зависят от природы

766

трущихся тел, хар-ра покрывающих их плёнок и скорости качения. Обычно для металлов (сталь по стали) fк=0,001—0,002 см. При движении ав­томобиля со скоростью 80 км/ч Т. к. колёс по асфальту fк=0,02 см и резко возрастает с увеличением скорости. Коэфф. сцепления ψ на сухом асфальте доходит у автомобильных колёс до 0,8, а при наличии плёнки воды сни­жается до 0,2—0,1.

.

ТРЕТЬЕ НАЧАЛО ТЕРМОДИНАМИ­КИ (Нернста теорема), закон термо­динамики, согласно к-рому энтропия S любой системы стремится к конеч­ному пределу, не зависящему от давления, плотности или фазы, при стремлении темп-ры Т к абс. н6). В классич. термодинамике (на основе 1-го и 2-го начал термодинамики) энтропию можно определить лишь с точностью до произвольной аддитив­ной постоянной (S0), что практически не мешает большинству термодинамич. исследований, т. к. реально измеря­ется разность энтропии (ΔS) в разл. состояниях. н. т., при Т →0 значение ΔS→0.

В 1911 нем. физик М. Планк сфор­мулировал Т. н. т. как условие об­ращения в нуль энтропии всех тел при стремлении темп-ры к абс. нулю: limS=0. Отсюда S0=0, что даёт Т→0

возможность определять абс. значения энтропии и потенциалов термодина­мических. Формулировка Планка соот­ветствует определению энтропии в статистической физике через термо­динамич. вероятность W (статистич. вес) состояния системы: S=klnW (Больцмана принцип). При Т=0 си­стема находится в основном квантовомеханич. состоянии (если оно невырож­дено), для к-рого W=1 (состояние реализуется единств. микрораспре­делением). Следовательно, энтропия при Т=0 равна нулю. В действи­тельности при всех измерениях энт­ропия начинает стремиться к нулю значительно раньше, чем может стать существенной при Т →0 дискретность квант. уровней макроскопич. системы. Это стремление энтропии к нулю вызвано явлениями квант. вырож­дения.

Из Т. н. т. следует, что абс. нуля темп-ры нельзя достигнуть ни в каком конечном процессе, связанном с из­менением энтропии: к абс. нулю можно лишь асимптотически прибли­жаться, поэтому Т. н. т. иногда фор­мулируют как принцип недостижи­мости абс. нуля темп-ры.

Из Т. н. т. вытекает ряд термодина­мич. следствий: при Т →0 должны стремиться к нулю теплоёмкости при пост. давлении и при пост. объёме, коэфф. теплового расширения и нек-рые др. величины.

н. т. подверга­лась сомнению, но позже было выяс­нено, что кажущиеся противоречия (сохранение конечного значения энтропии у ряда в-в при Т →0) связаны с метастабильными состояниями в-в, к-рые не являются термодинамически равновесными.

• К л е й н М., Принцип минимума возникновения энтропии, в кн.: Термоди­намика необратимых процессов. Лекции в летней международной школе физики им. Э. Ферми, пер. с англ., М., 1962; см. также лит. при ст. Термодинамика и Статистиче­ская физика. 

.

ТРЁХ ТЕЛ ЗАДАЧА, одна из частных задач небесной механики о движении трёх тел, взаимно притягивающихся по закону тяготения Ньютона. Если притягивающиеся тела рассматривать как материальные точки (что выпол­няется, напр., в первом приближении для Солнца, Земли и Луны или для Солнца, Юпитера и к.-л. из астероидов-троянцев), то для ряда случаев могут быть получены простые решения. Так, в движении астероидов-троянцев реа­лизуются т. н. треугольные решения Лагранжа для случая движения тела малой массы (астероида) в поле тя­готения двух тел большой массы (Солнца и Юпитера). Астероид-троя­нец, находясь в т. н. точке либрации, движется по такой орбите, что Солнце, Юпитер и он сам находятся в трёх вершинах равностороннего треуголь­ника. В общем случае устойчивые траектории трёх гравитационно взаи­модействующих тел могут быть очень сложными. Существует общее аналитич. решение задачи трёх тел в виде рядов, сходящихся для любого мо­мента времени. Однако из-за медлен­ной сходимости этих рядов вместо аналитич. метода пользуются числен­ными методами решения Т. т. з. на ЭВМ.

ТРИБОЛЮМИНЕСЦЕНЦИЯ, люми­несценция, возникающая при расти­рании, раздавливании или раскалы­вании кристаллов. раз­личны; в нек-рых случаях она объяс­няется возбуждением фотолюминес­ценции электрич. разрядами, происхо­дящими при раскалывании кристалла. В др. случаях Т. вызывается движе­нием дислокаций при деформации.