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 .. 74 75 76 77 78 79 < 80 > 81 82 83 84 85 86 .. 102 >> Следующая

S(xf-L +-д—~ = 0;
+ = 0; (3.85>
dt дх 4
~ [Р(е + и2/2)3 + д!дх\ри{е+и*/2) +pu]=--Q-, (ft dt
где Q = Qpv= (dE/da)pv ~ изобарно-нзохорический тепловой эффект реакции; Е — Е(р, v, а) — внутренняя энергия единицы массы среды с учетом запасенной химической энергии ие - без учета запасенной химической энергии; S(x) — площадь единичной осевой трубки тока (для плоского случая S(x) = const).
К системе (3.85) необходимо добавить кинетическое уравнение, которое для модельных кинетик принято в виде
| =(Ч + «ГК- «ГЧИ=Ф^ а), (3.86)
где ct0 — малая величина (а0<1), ак«*1; tni, гп2 — постоянные,, позволяющие изменить внд кинетики; щ(р) — функция, учитывающая зависимость скорости превращения от давления. Заметим, что в зависимости от условий превращения ВВ в ДВ (от величины и профиля давления) вид кинетики может изменяться. Однако для выявления влияния вида кинетики на эволюцию инициирующей ударной волны принималось, что вид кинетики не зависит от указанных параметров. Рассматривались трн вида кинетики (рис. 3.38). Кривая 1 иа рис. 3.38 соответствует процессу горения частиц с поверхности и описывается уравнением (3.86) при mi=0; m2 = 2/3. Кривая 3 — процессу горения из одной точки иа поверхности частицы, при-этом /П[ —3, т2 = 1. Кривая 2 —
Модели кинетики
/. от, - 0 ; т2 = 2/3 2 т,=1 ; тг=Ъ 3. т}=3 ; т2=1
Рис. 3.38. Исследуемые виды кинетик Рис. 3.39. р—x—U, D—^-представления процесса детонации для кинетики вида «1»
соответствует промежуточному случаю и получается при mt = l,
.m2 —3.
В результате расчетов получена качественная картина развития детонации в соответствии с упрощенными представлениями о кинетике. Использовалось наиболее простое уравнение состояния идеального газа, единого для ВВ и продуктов взрыва. Зависимость р(р, е) принималась в виде
р-=(А—1)ре, (3-87)
абаты.
ми являются: справа -pQD = p(D-u), p=pQuDf
(о.об)
e=p(vtt—v)f2-\-Qi;
слева (на несжимаемом поршие массой М) либо задавался закон и = и(?), либо соотношение
Mdu/dt=p. (3.89)
Внутри расчетной области выделялась още одиа граница, на которой глубина разложения а=1, а вдоль нее da/at~0. В области течения ПВ между внутренней границей и траекторией поршня da/dt~0. Введение внутренней границы позволяло в дальнейшем более детально проследить за характером приближения ДВ
где k — показатель адиабаты.
Граничными условиями являются: справа — па фронте ДВ
204
205
к детонации Чепмена—Жуге (т. е. рассмотреть асимптотический закон распространения ДВ), рассмотреть параметры и размеры зоны химической реакции прн эволюции УВ к идеальной детонации, а также характер течения в окрестности точки Чепмена—Жуге. Начальным условием являлось ып = ы0 при г = 0, где иа — скорость поршня.
Система уравнении (3.85) — (3.87) совместно с уравнениями (3.88), (3.89) решалась численно, методом характеристик, что позволило рассматривать слабые разрывы без их выделения в качестве внутренних границ. Характеристическая форма исходной системы уравнений имеет вид
dp±pcdu = {puc2ds/dxi-F)dt вдоль dx — (u-\-c)dt; dp±p2c2dv=Fdtr da=y(pr a)dt вдоль dx—udt.
(3.90)
При принятых допущениях c^\kpl$ и
(de/da^tp, a) , .
Исходя из принятых предположений, имеем
F = -P(k-\)QA. (3.92)
at
Заметим, что входящая в уравнения (3.90) производная берется вдоль траектории частиц среды, а уравнения (3.90) инициируются вдоль характеристик.
Характеристические соотношения аппроксимировались системой разностных уравнений на характеристической сетке. Полученные пз численного расчета распределения параметров течения сформировавшейся ДВ сравнивались с аналитическим решением для модели Зельдовича без потерь [70]. Проведенное сравнение показало, что численное решение удовлетворительно описывает течение среды в зоне детонационной волны. Рассмотрим влияние вида кинетики энерговыделення на эволюцию УВ. Для кинетики «типа 1» (рис. 3.38) наблюдается плавное приближение детонации к стационарному течению (детонации Чепмена—Жуге). Прн этом профиль давления и массовой скорости имеют треугольный вид (рис, 3.39), что характерно для детонации ВВ пониженной плотности [531 Для кинетики «вида 2» приближение к стационарному течению также имеет плавный внд, как и в [150], т. с, параметры на фронте ДВ монотонно растут (рнс. 3.40). Однако на профилях давления и массовой скорости наблюдается характерный «горб». В случае кинетики «вида 3» в зоне течения среды между фронтом ДВ н поршнем образуется ударная волна, параметры которой монотонно растут по мере приближения к фронту ДВ (рис, 3.41). Расчеты показывают, что параметры второй волны растут тем сильнее, чём выше максимум энерговыделення
_;_I_|_I » l_I_I_I_1-
0 10 20 30 40 о то 20 30 40 х/а
Рис, 3.40, р— V-, x-~~t-, D—t-представления процесса детонации для кинетики вида «3»
и чем дальше он расположен от фронта. Если скорость энерговыделення на фронте и в некоторой окрестности за фронтом ДВ равна нулю (в пределе зта ситуация соответствует приближению нормального теплового взрыва), то область формирования детонации подобна схеме Чейкеиа, уточненной А. Н. Дреминым [53]. Отличие в полученных результатах от указанной схемы заключается в том, что стационарная сверхскоростная детонация в ударно-сжатом (а прн принятых допущениях в частично разложившемся во фронте ДВ) ВВ не успевает развиться до момента до-гона вторичной волной фронта ДВ. После догона, как и в случае кинетик «вида 1 н 2», продолжается плавный рост параметров на фронте ДВ, асимптотически приближаясь к стационарным значениям на бесконечности.
Предыдущая << 1 .. 74 75 76 77 78 79 < 80 > 81 82 83 84 85 86 .. 102 >> Следующая
Реклама
 
 
Авторские права © 2010 PiroChem. Все права защищены.