Пиротехническая химия
Главная Начинающим пиротехникам Статьи Добавить статью Добавить материалы на сайт Поиск по сайту Карта книг Карта сайта
Книги в помощь
Военная история Изготовление и применение ВВ Пиротехника в военном деле Разное по пиротехнике Физика в пиротехнике Химия ВВ и составов
Новые книги
Яковлев Г.П. "122 мм самоходная пушка образца 1944 г." (Военное дело)

Суворов С. "Бронированная машина пехоты БМП -3 часть 1" (Военное дело)

Суарес Г. "Тактическое преимущество " (Военное дело)

Стодеревский И.Ю. "Автобиография записки офицера спецназа ГРУ " (Военное дело)

Соколов А.Н. "Альтернатива. Непостроенные корабли Российского императорского флота" (Военное дело)
Ударные и детонационные волны - Селиванов В.В.
Селиванов В.В., Соловьев В.С., Сысоев Н.Н. Ударные и детонационные волны — М.: Изд-во МГУ, 1990. — 256 c.
ISBN 5-211-00975-4
Скачать (прямая ссылка): selivanov.djvu
Предыдущая << 1 .. 25 26 27 28 29 30 < 31 > 32 33 34 35 36 37 .. 102 >> Следующая

Газодинамические параметры в плоском слое (п = 0) изменяются только вдоль координаты г, а интенсивность энергии излучения, кроме координаты г, зависит еще от угла f} между направлением полета фотона Q и координатой г. Параметры газа в случае цилиндрической симметрии (п=1) зависят только от расстояния R до оси симметрии, но интенсивность энергии излучения зависит еще от угла тр между осью симметрии и направлением Q полета фотона и от угла д между проекцией вектора ?2 на плоскость,, перпендикулярную оси симметрии, и радиусом-вектором, проведенным в исследуемую точку 0\. Газодинамические параметры в сферически-симметричных задачах (п — 2) зависят только от расстояния R. Однако интенсивность энергии излучения зависит еще
¦от угла г> между лучом, проведенным из центра симметрии О в исследуемую точку О], и направлением полета фотона U.
Одномерная математическая модель процесса оптического излучения взрыва заряда КВВ в воздухе описывается соответствуй .ющей системой уравнений:
т-+т-(р") + п- = 0; dt дг г
да , ди , 1 Эр п
--\-и--1---- = 0;
dt дг р дг
dt дг р дг рг р дг рг
ут=^ (V ^ +(»„ + ю ?L'
I дг г dji.
(2.74)
-fx, h =*v[2ic(80n -f 52„) -гАп]/ир;
i
W = j"dv j" jiMji при м=0, 2; 6 —i
W= - fdv \y\-fdy f-^L при n«l;
2j: J J «J i/..a
о -1
-iV l-V
p =z p(p, e)\ x„ = xv(v, p, e).
Здесь боп, 6|л, бэп ~ символы Кронекера; и, — косинус угла; для плоского слоя между направлением полета фотона и осью г; для цилиндрической симметрии между радиусом-вектором, проведенным в исследуемую точку, и проекцией вектора Q на плоскость, перпендикулярную оси симметрии; для сферической симметрии между направлением полета фотона и лучом, проведенным из центра симметрии в исследуемую точку; f — косинус угла между направлением полета фотона и осью симметрии для цилиндрической симметрии.
Для воздуха можно использовать уравнение состояния совершенного газа
р={Чэ— 1)ре
с эффективным показателем адиабаты чэ, для которого подобрана аналитическая аппроксимация в широком диапазоне изменения термодинамических параметров [86]. Температура воздуха определяется по термическому уравнению состояния
Г=рц.э/*р#,
77
70
где R — универсальная газовая постоянная; [хэ — эффективная молекулярная масса воздуха:
(28,86 при е<еь;
^э = i 11,5+17,46ехр [0,0455(1—е/ек)] при е>ек,
где ек=\,\ 16-Ю3 Дж/кг.
Для ПД можно использовать двучленное уравнение состояния типа
р=Ар™ + 1ре,
где константы А, т, | рассчитываются по параметрам Чепмена — Жуге при детонации КВВ стандартной плотности. Это уравнение состояния позволяет вычислять параметры ДВ для КВВ произвольной плотности с учетом изменения теплоты взрыва.
Система уравнений (2.74) решается при начальных и граничных условиях, общая трактовка которых изложена выше. Граничными условиями для газодинамических величин являются непрерывность потоков массы, импульса и энергии по обе стороны разрывов илн контактных границ. Граничные условия для решения уравнения переноса излучения задаются только для таких направлений полета фотона, при которых имеет место неравенство (Я, л) <0, где п — нормаль к поверхности слоя. Конкретный вид граничных условий зависит от типа симметрии.
В плоском случае h(RQ, ц, v) =/! (p. v) при r = Ra и ц>0; Л(#л-, Р, v) = /v (р, v) при r = RN и ц<0, где R^ и R* — координаты начала и конца рассматриваемого слоя; I* и /Г — известные функции, характеризующие падающее слева и справа на слой излучение.
Для бесконечного кругового цилиндра при r=Rt р<0 и —1 ¦< <7<1 граничное условие имеет вид р, v, f)~/*(p, v, т).где
К — функция, характеризующая падающее извне излучение.
В сферически-симметричном случае граничное условие па внешней границе г~R записывается для лучей, входящих внутрь рассматриваемой сферы, Iv(Rr ц, v)=/v' (р, v) при ц<0, где /v (р, v) — заданная функция.
Интегрирование законов сохранения массы, импульса и энергии может быть проведено с использованием известных численных методик [86; 1261. Для расчета переноса излучения в плоском слое ударно-сжатого воздуха возможно применение метода полумоментов [1101 для десятигрупповой спектральной модели коэффициента поглощения воздуха. При этом допустимый диапазон температур в слое составляет от 300 до 20 000 К, а диапазон давлений, в котором производится логарифмическая интерполяция, составляет (0,1...5) МПа. Вне этого диапазона допустима экстраполяция до значений (0,001...80) МПа.
Определение параметров направленного оптического излучения ПД возможно методом Монте-Карло. Этот метод успешно применяется для определения теплового излучения двухфазных по-78
глощающих и излучающих светорассеивающнх объемов, каковыми являются ПД. Например, в работе [143] метод Моите-Карло трансформирован для расчета параметров теплового излучения от осеснмметричных объемов.
Взрыву КВВ в газообразной среде и процессам распространения и излучения достаточно сильных УВ в воздухе посвящены работы [48; 65; 149] и многие другие. В них отражены отдельные процессы либо во фронте УВ, либо в области ПД, либо в зоне перед фронтом УВ. В то же время трудно назвать работу, в которой бы достаточно полно обсуждались высокотемпературные газо^-динамические явления при взрыве КВВ в воздухе для ближней (г/г0<15...20), средней (20<г/го<50) и дальней (г/г0>50) зон области действия взрыва. Несмотря па кратковременность процесса взрыва КВВ, он всегда наблюдается визуально в виде ослепительно яркой вспышки. Согласно теории теплового излучения видимый спектр характерен для температур порядка (7000... ...13 000) К, т. е. для давлений на фронте УВ в диапазоне (25...100) МПа. При давлениях, меньших 25 МПа (за пределами ближней зоны), основу потока теплового излучения составляет инфракрасная часть спектра. Судя по результатам работы [1601, воздушная УВ со скоростью более 8000 м/с (в ближней зоне .взрыва) светит подобно абсолютно черному телу. Спектр излучения является сплошным, т. е. такой характер излучения, необычный для нагретого до высоких температур газа, уподобляет воздушную волну телам накаливания, излучающим в широком спектральном интервале.
Предыдущая << 1 .. 25 26 27 28 29 30 < 31 > 32 33 34 35 36 37 .. 102 >> Следующая
Реклама
 
 
Авторские права © 2010 PiroChem. Все права защищены.