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 .. 52 53 54 55 56 57 < 58 > 59 60 61 62 63 64 .. 102 >> Следующая

Рис. 3.9. Стадии развития процесса разогрева в плоскости треиия
Закономерности дальнейшего развития процесса вблизи плоскости трения и соответствующие стадиям процесса температурные профили схематично представлены иа рис. 3.9. Стадия 2 — стадия возникновения и развития пластической прослойки, реализуемой в диапазоне температур ГМ<Г<Г., заканчивается образованием в плоскости трения жидкой фазы, Последующее развитие процесса (стадия 3) связано с совместной сдвиговой деформацией пластической и жидкой прослоек до момента времени, при котором сдвиговое напряжение жидкой прослойки становится меньше величины предела текучести пластической прослойки. Выполнение данного условия характеризует переход к четвертой стадии процесса — стадии независимых деформаций сдвига внутри жидкой прослойки. Величина максимально возможного разогрева в плоскости трения иа конечной стадии процесса равна
\j(p 7сг)
где X* — теплопроводность расплавленного вещества; р(р, Тср) — вязкость жидкой фазы, в общем случае зависящая как от величины сжатия р, так и от средней температуры Тср в жидкой прос-
та
лойке. Последняя определяется из решения трансцендентного уравнения
'ср =^(Р)+ -*
71»а.
(зло)
Система уравнений (3.8) —(3.10) замкнута и при заданной зависимости р,(д, Гср) позволяет определить величину Тшах (р, и).
Для расчета величины максимально возможного разогрева воспользуемся зависимостью
НР> «р - ехр
V Рш/
т.
где для жидкого ТНТ р0=15 МПа-с, /?0=0,165 ГПа, ?,==3880 К, а величины Г<? =354 К, 0,1 Вт/(м-К).
Результаты расчетов для ТНТ представлены иа рис. 3.10 и 3.11. Величина разогрева иа стадии независимых деформаций сдвига внутри жидкой прослойки превышает как температуру плавления 7\, так и среднюю температуру Гср в прослойке и в значительной степени зависит от величины и. С увеличением давления влияние скорости скольжения и иа величину Гтах уменьшается. При этом величина перегрева существенным образом зависит от конкурирующего влияния тепловых эффектов, приводящих к уменьшению вязкости, и эффектов сжатия, увеличивающих вязкость. Использование в расчетах предположения о постоянстве
т:к
и, м/с
Рнс. 3,10. Зависимость температуры в жидкой прослойке от давления и скорости скольжения: сплошные линии — ТП1в1; пунктирные — Тср; /—0,2 ГПа, 2— 0,5 ГПа; 5—1,0 ГПа
0 100 ZOO U, м/с
Рис. 3.11. Характер изменения ФУНКЦИИ Тщах (р, и) прн различных законах изменения коэффициента вязкости: 1~3^ц (Pi Т)-г 4—ц=ц0
10*
147
вязкости р = ро приводит к значительному занижению величины перегрева при малых скоростях скольжения.
Диссипативный разогрев в процессе пластического затекания вещества в полость можно рассмотреть следующим образом. Процесс схлопывания сферической поры под действием постоянного внешнего давления р, равномерно распределенного по внешней поверхности (рис. 3.12). Пусть ао и а — соответственно начальный и текущий радиусы поры, Ь0 и Ь — начальный и текущий радиус сферической ячейки. Материал ячейки предполагаем однородным, изотропным, несжимаемым, удовлетворяющим соотношениям вязкопластической среды.
Рис. 3.12, Модель сферической Рис. 3,13. Влияние числа Рей-
поры нольдса на динамику разогрева в
окрестностях поры: /—Re 10; 2— 6; 5— оо, 4—Re<^Re/; m=0,05; jj=0,l
Система уравнений, описывающая динамику схлопываиия сферической поры, имеет вид
d{r*v)(dr = 0, уравнение движения
уравнение притока тепла
4?+>FKs(^-n+»*[f]'
1
(зл i)
)
определяющее соотношение вязкопластической среды or — Oq
у + 2,/а-Н_^, (3.12)
начальные и граничные условия при t=Q
r=r0, T(r)=T0, v(r)=Q. (3.13)
Здесь г — эйлерова координата; v — радиальная составляющая вектора скорости; о> и ое=оФ — главные напряжения; Т — температура; р, cv и X — плотность, теплоемкость и теплопроводность материала; Y, ц — динамический предел текучести и вязкость материала.
Интеграл первого уравнения системы (3.11) имеет внд
u = a^j*. (3.14)
точка означает дифференцирование по времени.
Подставляя последнее выражение и производные dv/dt к dv/дг во второе уравнение системы (2.11), можно определить закон изменения радиуса поры а(4) и скорость ее движения a(t).
Учитывая, что при ? = 0 a=0, a<c0, нетрудно получить условие
Р>Уо, K0=2KIn(V«o).
где Y0 — эффективный предел текучести материала при всестороннем сжатии.
В предположении, что характерное время схлопывания поры значительно меньше характерного времени тепловой релаксации, (это соответствует условию ?,=0 в третьем уравнении системы. (3.11)), получим следующее выражение для максимально возможной температуры, достигаемой на поверхности поры (r = a)i
9J(/?1) = -2?ln#1 + — j (3.15)
а закон движения границы поры w{(R\) определяется из решения дифференциального уравнения
111
(l+r)(1-w») 2
Д1 Re R\
(3.16)
t
Этим уравнениям соответствуют начальные условия при т — О
U9i
Здесь используются следующие безразмерные переменные и параметры:
, = if/i; Я,_±; в=М(Г-Г,);
Ь I \тЛ I \ Р Ч
Индекс «1» относится к значениям величии иа поверхности поры.
При Re—> оо (т]==0, жесткопластическая модель среды) максимальная безразмерная температура 6( = — 201ni?i.
Предыдущая << 1 .. 52 53 54 55 56 57 < 58 > 59 60 61 62 63 64 .. 102 >> Следующая
Реклама
 
 
Авторские права © 2010 PiroChem. Все права защищены.