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 .. 51 52 53 54 55 56 < 57 > 58 59 60 61 62 63 .. 102 >> Следующая

р = (а)р + Тре,
гдеа(р)=Л?4-/#ЧСР; f=(p/p0-l; Ро=1,68Ю3 кг/м3; А = = 13,5 ГПа; В =«=9,5 ГПа; С= 100,6 ГПа; Г=0,947. Ударная адиабата ВВ выбрана в виде Z)=2,715+ 1,86и, коэффициент Пуассона принимался равным 0,3, модуль сдвига 5 ГПа, предел текучести У==0,1 ГПа. Скорость соударения изменялась от 100 до 1000 м/с. Расчеты проведены методом конечных разностей иа основе модификации численной схемы Уилкинса [152].
На рис. 3.5 в безразмерных координатах г—г, отнесенных к начальному радиусу заряда R. (T=cat/R>Q — безразмерное вре-142
и0 = 500 м/с
Т= \,оч







\ и

\ ш\







\
\ \ \ \
\\\\\чч\\


и0 = 800 м/с
т = 2,80
Рнс. 3.5, Динамика конфигурации блока ВВ при ударе о жесткую поверхность
мя, где скорость звука ^=3150 м/с), представлена динамика деформирования объема энергетического материала.
Анализ температурных полей в ВВ, возникающих в процессе соударения вследствие диссипации энергии в области пластических деформаций вещества, представлен иа рис. 3.6. Здесь же приведена зависимость температуры ударного сжатия ТГ-40 от амплитуды УВ. Температура ударного разогрева вычисляется интегрированием дифференциальной формы уравнения состояния вдоль ударной адиабаты
dV '

/? + (V0-V)
dV
(3.1)
где Vq и V — начальный и текущий удельный объем, с — коэффициент теплоемкости.
Используя зависимость D(u) в форме D=a + bu и интегральные законы сохранения на фронте УВ, получим выражение
1-2
д'(1-У/У,} V0
дифференцирование которого по v приводит к выражению
iL = _ р -__^_ . (3.2)
V„(i-V/Ve) V0[l-s(l-V/V0)l
из
р.гпа
Ударнобаяновой разогрев
200
400
(т-т0);к
Рис. 3.6. Сравнение тепловых эффектов деформационного и ударно-волнового разогрева
Рис. 3.7. Ударные адиабаты пористых сред: /—«замороженная» без плавления; 2—равновесная; 3, 4—ударные адиабаты промежуточных состояний
Подставляя (3.1) в (3.2), получим температуру ударного сжатия
0-v/vo)
dV
с 1_&(1_у;у0)
= 0.
Результаты (рис. 3,6) показывают, что в рассматриваемом диапазоне изменения амплитуд давлений как ударноволновой, так и деформационный макроразогрев по величине не превышают 300 К и не могут привести к инициированию процесса взрывчатого разложения.
Приведенные результаты получены в предположении физической гомогенности, а вытекающие выводы справедливы только для случая, когда вещество за фронтом УВ находится в состоянии термодинамического равновесия. Для структурно-неоднородных
сред прн наличии локализованных пластических течений, неравновесного разогрева с возможными полиморфными фазовыми превращениями и химическими реакциями, а также турбулентности в УВ условие термодинамического равновесия требует специального обоснования, особенно в области воздействия УВ слабой интенсивности. Так, аномальный ход ударных адиабат пористой среды нельзя объяснить исходя нз предположения о состоянии термического равновесия за ударным фронтом (рис. 3.7).
о
UJU'
<у/////

\\\\\
Рис. 3.8. Схема генерации тепла в плоскости фрикционного контакта
144
Рассмотрим процесс разогрева кристаллического вещества на поверхности трения. Пусть твердое полупространство с плоской поверхностью поступательно скользит со скоростью и по такому же полупространству. Условие контакта обеспечивается приложением нормальной нагрузки р, а координата х определяет расстояние от плоскости трения (рис. 3.8).
Математически задача сводится к решению уравнения теплопроводности
с соответствующими начальными и граничными условиями
t=0: Т^Т0; х^оо: 7/-»7Л; х=0: д = -л— .
дх
Удельная мощность фрикционного тепловыделения в плоскости трения для одного из трущихся тел определяется выражением
Я = -f- . (3.4)
где ттр — удельная сила треиия, зависящая от температуры. Используя линейный закон Ттр(Т) вида
^Р^%(ТЫ-Т)/(Т*-Т0), ^T?(TQ), (3.5)
где Тм — масштабная температура, при которой ттР=0, последнее граничное условие можно преобразовать к виду
х=0, ~>.^ -а(Гм-Г), а = х;ри[2(Гм-Гв)1->. (3.6)
При « = const коэффициент а является постоянной величиной, a величина разогрева на поверхности треиия определяется выражением
Т-Т0= (Гм—7о)[1—exp x]erfc(VT), (3.7)
где T = a2tf(hpc).
При Ут<с1 уравнение (3.7) с учетом граничного условия преобразуется к виду
а при Уо>1 — к выражению
справедливому для температур, близких к Тк.
10-Ш 145
При достижении в плоскости трения температуры Тм вещество переходит из твердого состояния в пластическое. Для кристаллических ВВ этот переход реализуется при ГМ=«0,97Л, где 7/. — температура плавления. Последняя, в свою очередь, зависит от величины р. В ие слишком большом диапазоне изменения р данная зависимость линейна и
г, = г° + гр,
(3.8)
где Г? — температура плавления при нормальном давлении; г — постоянный множитель, равный для типичных ВВ величине 200 К/ГПа.
Стадия к
T(t,0)4 0,9ТЛ 0,9Tt<T(t.O)t Т* T(t,0)>Г*
Предыдущая << 1 .. 51 52 53 54 55 56 < 57 > 58 59 60 61 62 63 .. 102 >> Следующая
Реклама
 
 
Авторские права © 2010 PiroChem. Все права защищены.