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)
Физика взрыва - Орленко Л.П.
Орленко Л.П. Физика взрыва. Под редакцией Орленко Л.П. — M.: ФИЗМАТЛИТ, 2002. — 832 c.
ISBN 5-9221-0219-2
Скачать (прямая ссылка): orlfizvzr2002.djvu
Предыдущая << 1 .. 37 38 39 40 41 42 < 43 > 44 45 46 47 48 49 .. 394 >> Следующая


Движение вещества за негладким фронтом носит турбулентный характер. Если размер неоднородностей фронта детонационной волны имеет порядок ширины зоны химической реакции, то зона химической реакции находится в области неоднородного, турбулентного течения. В этом случае поверхность, где заканчивается реакция, является негладкой. Если неровности фронта детонационной волны малы, много меньше ширины зоны реакции, то процесс течения приближается к однородному, ламинарному течению.

Экспериментальная проверка следствий, полученных из теории для гладкого фронта и предсказывающих наличие химического пика в зоне химической реакции, показала, что химический пик имеет место для конденсированных BB, в том числе и с негладким фронтом. В этом случае откольным и электромагнитным

88

5. Теория детонационной волны.

Рис. 5.5. Структура негладкой детонационной волны

Рис. 5.6. (р — г))-диаграмма и профиль давления детонационной волны для конденсированных BB (tp — длительность химической реакции)

методами (см. п. 9.3) обнаружен резкий спад давления в зоне химической реакции, с последующим переломом кривой в точке Н, (рис. 5.6 который связывают с плоскостью Чепмена-Жуге (см. главу 9.). Правило отбора скоростей детонации в случае негладкого фронта строится с учётом турбулентности потока в зоне химической реакции. Такой подход к изучению негладкого фронта детонационной волны для газов изложен в работах [5.56, 5.58, 5.59], а для конденсированных BB — в работах [5.78, 5.60]. В теории отбора скоростей детонации для конденсированных BB показано, что если построить усреднённые законы сохранения для турбулентного потока, то в результате усреднения параметров и введения формального давления и внутренней энергии можно придать законам сохранения для турбулентного потока такой же вид, как для ламинарного потока в случае гладкого фронта. Поэтому правило отбора скоростей детонационной волны для негладкого детонационного фронта можно формально рассматривать так же, как и для гладкого фронта. При этом было показано, что поскольку для конденсированных BB, по-видимому, можно считать, что коэффициент Грюнайзена 7 > 2/3, то осуществляется правило Чепмена-Жуге, т.е. устойчивая самоподдерживающаяся детонация имеет место только при нормальном режиме детонации.

5.3. Вычисление параметров детонационных волн в газовых

системах

Для количественной характеристики процессов детонации BB необходимо знать следующие величины: ря, рн, Тя, Ен, ин и D, для определения которых имеются шесть основных уравнений:

EH-E0 = ^±^(v0-vH) + Q, D = V0JzEl

I \ v0-

, ч IРн - Po рн-Ро ( dp\

ин = (v0 - vH) J-, -= -—

V v0 - vh v0-vh \ dvj ,

Рн = F(pH, Ен), рн = f (рн, Th) .

-Po vh крн vh

(5.16)

Последнее выражение есть уравнение состояния ПД, принимающее различный вид в зависимости от рассматриваемого нами случая (газовые взрывчатые системы, конденсированные BB). Система этих уравнений однозначно определяет все интересующие нас величины. Если детонационная волна распространяется в

5.3. Вычисление параметров детонационных волн в газовых системах

89

идеальной газовой смеси, то уравнение состояния

Рн = PhRTh = РнТнс„{к - 1)

а уравнение изоэнтропы имеет вид pvk = const; поэтому E = pvj(к — 1), —dp/dv = kp/v. Для этого случая первое из уравнений (5.16) примет вид

PhVh PqVq Ph +Po,.. ч,л • (к,7,

где fco (для исходной смеси) и к (для продуктов детонации), вообще говоря, имеют различные значения.

Исключая из уравнения рн h%,h принимая fco = к, мы придем к зависимости для D: четвертое из уравнений (5.16) даёт

_9_ = PJL = *±1 _ __9_. (5.18)

Vh Po к крн

Учитывая полученное соотношение и второе уравнение (5.16), будем иметь

D2 = V0 ((к+ 1)рн-Po). (5.19)

Исключая из уравнения сохранения энергии vh, получим

?>4 + к2(к - l)2clTH - 2(к2 - l)D2cvTH - 2(к2 - I)D2Q = О,

откуда

Ik2 -1 Г Ik2 -1_ D = у —j-Q + с2 + \J —-- Q,

(5.20)

где y/kpovo = Cq — квадрат скорости звука в исходном газе. Отсюда, зная D, легко определяем рн и vh- В самом деле,

P0D2 ( с2 \ V0 ( с2 \ D { с2\

(5.21)

Приняв для газовых смесей уравнение состояния идеальных газов, получим выражение для температуры Th'-

- _ PHVH _ (kD2 + cl)2

Тн - -IT - Hk + I)RD2' (5-22)

Полученные выражения показывают, что все интересующие нас параметры являются функциями Th, поскольку к зависит от температуры во фронте детонационной волны. Вследствие этого окончательные решения являются довольно громоздкими.

Если, однако, вычислять значение к, исходя из температуры взрыва Гехр, и пренебречь величиной ро по сравнению с рн, то все выражения принимают значительно более простой вид, а окончательные расчёты существенно упрощаются.

Результаты сравнительных подсчётов показывают, что при давлениях рн, превышающих 10 атм или 1 МПа (при детонации обычных газовых смесей это всегда

4 - 5492

90

5. Теория детонационной волны.

выполняется), пренебрежение ро лишь незначительно отражается от точности вычислений. В этом случае выражение (5.18) принимает вид
Предыдущая << 1 .. 37 38 39 40 41 42 < 43 > 44 45 46 47 48 49 .. 394 >> Следующая
Реклама
 
 
Авторские права © 2010 PiroChem. Все права защищены.