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 .. 75 76 77 78 79 80 < 81 > 82 83 84 85 86 87 .. 102 >> Следующая

Профиль на конечном участке в последнем случае имеет «горб», характерный для кинетики «вида 2». Для всех трех видов
206
207
х/а
Рис. 3.41. Изменение профиля давления по мере развития детонации для кинетики вида «2»
кинетики не зарегистрировано превышение параметров в зоне течения над стационарными. Происходит асимптотическое приближение к стационарным значениям несмотря иа различия в начальных условиях задачи. В работах [98; 1611 рассматривается переход детонации к режиму Чепмена—Жуге со стороны пересжатия. В настоящей работе параметры входящей ДВ ниже параметров идеальной детонации. Объяснение этого факта имеет газодинамическую природу. Выход на стационарный режим предполагает слияние линии окончания разложения ВВ с линией, на которой и-\-с~ = D (с геометрическим местом точек Жуте). Расчеты же показывают, что эти линии асимптотически приближаются друг к другу, сливаясь на бесконечности. Таким образом, установившийся режим идеальной детонации с постоянной шириной зоны химической реакции не реализуется. Следует подчеркнуть, что параметры в области между фронтом ДВ и точкой Жуге, хотя н не являются стационарными, меняются со временем все же значительно слабее, чем в последующей тейлоровской волне разрежения, следующей за точкой Жуге.
Для случая не плоской (дивергентной ДВ) особенности формирования стационарной нендеальной ДВ остаются такими же, как и для плоской волны. Исключением является тот факт, что расстояние перехода к нендеальиому стационарному режиму является конечным и соответствует точке слияния линии, являющейся геометрическим местом точек Жуге с характеристикой (и + с). Кроме того, переход к стационарному режиму тем короче, чем меньше радиус кривизны фронта ДВ.
Рассмотрим вопрос о наличии излома в профилях давления и массовой скорости от времени в конце зоны химической реакции.
Известно [531, что в случае стационарного детонационного комплекса первые производные по времени иа профилях давления и массовой скорости в окрестности точки Чепмена—Жуге со стороны зоны реакция постоянны, а со стороны тейлоровской волны разрежения изменяются в зависимости от времени н расстояния, пройденного ДВ. Это следует нз качественного рассмотрения теории детонации ЗНД. Таким образом, в точке Чепмена—Жуге первые производные по времени от параметров течения терпят разрыв, а па профилях давления и массовой скорости должен существовать нзлом, что непосредственно подтверждают результаты экспериментальных исследований, полученных и обобщенных в [34; 361.
В то же время теоретические исследования, проведенные в 122; 231 и результаты экспериментальных исследований по вы-
явлению тонкой структуры ДФ [37; 141] свидетельствуют об отсутствии излома в точке Чепмена—Жуге. Таким образом, в настоящее время нет единой точки зрения в вопросе наличия нлн отсутствия излома в профилях давления и массовой скорости. В связи с этим возникает необходимость более детального рассмотрения данного вопроса.
Проследим влияние кинетики разложения ВВ иа характер профилей давления и массовой скорости за фронтом ДВ. На рис. 3.42 представлены зависимости безразмерного давления от безразмерной координаты для различных кинетик: кривая 1 — для кинетики 1, кривая 3 — для кинетики 3. На рис. 3.43 представлены профили давления неустановившихся детонационных волн для различных видов кинетик в случае плоского течения (S(x)= const) в различные моменты времени: а) кинетика 1; 6) кннетнка 3. Для кинетики 1, моделирующей горение частиц с поверхности, характерно отсутствие излома на профилях в точке, соответствующей окончанию химической реакции (//-г=1). Кине-
D Щ


/А'
).-... 1-1_ 1
ГО 20 30 40 х/а
30 40 х/а
Рис. 3.42. Зависимость давления от расстояния, пройденного ДВ, для различных
кинетик: 1, 2, 3 (безразмерные координаты)
05
0,15
Р
0,5
0,25
х/а =45
0,5
1,0 t/x 0
0,5 1,0 t/x
5
Ркс. 3.43. Профили давлений для нестационарных ДВ при различных видах кинетики: о) 1; 6) 3
14-267 209
208
тика 2, моделирующая горение из точки на поверхности частиц, приводит к излому профиля давления в точке г/т=2. В первом случае отсутствие излома связано с тем, что в точке, соответствующей окончанию химической реакции (рнс. 3.38, ct=l), d2a/dt2 = =0, в то время как для второй кинетики имеем rf2ct/^2L==i#0. Аналогичные результаты получены для случая сферической симметрии, моделирующей течение в осевой трубке тока цилиндрического заряда ВВ. Первая кинетика дает отсутствие излома, а для второй излом характерен. Аналогичный результат для кинетики Арреннуса получен в [221 которая также дает отсутствие излома на профилях давления. Однако следует отметить, что в случае использования кинетики Аррениуса ширина зоны химической реакции, определяемая для а=1 прн t—> оо, является бесконечной величиной, поэтому отмеченный факт потребовал более детального изучения.
Воспользуемся соотношением вдоль траектории частиц:
dp + p2c4v = TpQda, dafdt = y(p, v, a),
где г __ коэффициент Грюнайзена. Переходя к полным производным по времени, имеем
Предыдущая << 1 .. 75 76 77 78 79 80 < 81 > 82 83 84 85 86 87 .. 102 >> Следующая
Реклама
 
 
Авторские права © 2010 PiroChem. Все права защищены.