Детонация ударная адиабата

В этом проще всего можно убедиться непосредственно из рис. 132. Скорость звука С графически определяется наклоном касательной к ударной адиабате газа 1 (пунктирная кривая) в точке а. Скорость же v определяется наклоном хорды ас. Поскольку все рассматриваемые хорды идут круче указанной касательной, то всегда ui > с,. Перемещаясь со сверхзвуковой скоростью, детонационная волна, как и ударная волна, никак не влияет на состояние находящегося перед нею газа. Скорость vi перемещения волны относительно исходного неподвижного газа и есть та скорость, о которой надо говорить как о скорости распространения детонации в горючей смеси. [c.673]

Вследствие тога что после выделения химической энергии в зоне реакции происходит расширение образовавшихся продуктов, ударная адиабата продуктов детонации (кривая ПВ) лежит выше ударной адиабаты исходного ВВ. [c.89]

Устойчивая самоподдерживающаяся детонация имеет минимальную скорость, соответствующую наклону прямой Михельсона, касательной к ударной адиабате ПД в точке Жуге. Такая детонация называется нормальной. [c.97]

Конечное равновесное состояние плазмы за разрывом соответствует точке Жуге на ударной адиабате волны поглощения. Скорость течения здесь равна местной скорости звука с. Результаты рассчитанной таким образом структуры волны световой детонации в аргоне представлены на рис. 5.9 [37]. Расчеты проводились при начальной плотности молекул в аргоне Л о=2,7-10 см для излучения неодимового лазера ( = = 1,06 мкм). [c.114]

Анализ экспериментов с цезием выявил значительный вклад связанных состояний в термодинамику плотной плазмы, что сделало необходимым расширение исследуемой области параметров и переход к экспериментам с другими химическими элементами. Такая задача потребовала существенного увеличения интенсивности ударных волн. Необходимые высокие параметры ударных волн удается получить с использованием конденсированных ВВ. Работа [29] является первым исследованием, где взрывная техника была применена непосредственно для фиксации ударной адиабаты газообразного аргона. Сходная техника затем использовалась в [30] для регистрации ударных адиабат воздуха атмосферного давления с последующим определением на этой основе энергии диссоциации азота. В серии последующих работ взрывные ударные волны в инертных газах и воздухе применялись как источник интенсивного оптического излучения для высокоскоростной фотографии, накачки лазеров, возбуждения детонации, изучения воздействия излучения на вещество, в спектроскопических исследованиях и т.п. [31]. Ввиду того что [c.348]

Для ударных волн уравнение (4.10) или (4.11) получено В. Ранкином (1870) и А. Гюгоньо (1889), его называют также ударной адиабатой Гюгоньо, оно связывает при заданных ро и Уо давление газа, сжатого ударной волной, с его удельным объемом. В детонации оно связывает давление продуктов сгорания в детонационной волне с их удельным объемом. Уравнение Гюгоньо для детонации отличается от уравнения Гюгоньо для ударной волны тем, что при детонации внутренняя энергия исходного газа содержит теплоту сгорания, в то время как сжатие в ударной волне происходит без выделения тепла. [c.374]

В детонации газ из начального состояния А (рис. 5) скачком переходит в состояние С на ударной адиабате. Такой переход связан с тем, что время химической реакции на несколько порядков больше времени сжатия в ударной волне и фронт ударного сжатия поэтому отделен от фронта воспламенения. Поскольку они движутся с одинаковой скоростью, их состояния, согласно формуле [c.380]

Условия (4.23) выделяют на ударной адиабате отрезки, границами которых служат точки, в которых скорость скачка совпадает с одной из характеристических скоростей по состояниям впереди или сзади разрыва. Ударные волны, соответствующие таким точкам, по аналогии с теорией детонации, будем называть ударными волнами Жуге, а сами точки на ударной адиабате - точками Жуге. В теории детонации существуют детонационные волны Жуге, у которых скорость фронта совпадает с характеристической скоростью за ним (W = с" "). В теории упругости могут присутствовать и такие ударные волны Жуге, у которых = с . Иногда, когда это важно для понимания, будем называть соответствующие им точки Жуге передними. [c.193]

Режим световой детонации. Решение исходной системы уравнений в одномерном случае, когда все излучение поглощается в области фронта ударной волны, можно довести до аналитического решения в случае, если задаться конкретным видом уравнений состояния, функции х(р, с) и интенсивности падающего лазерного излучения, Примем уравнения состояния в виде F = ер(у- 1), где у - эффективный показатель адиабаты, а функцию L зададим в виде [c.180]

В 87 было показано, что в точке, где d( f)/йр — О (т. е. хорда 12 касается ударной адиабаты), скорость v-i совпадает с соответствующим значением скорости звука с . Этот результат был получен исходя из одних только 3 конов сохранения на поверхности разрыва, и потому в полной мере применим и к детонационной волне, Ыа обыч1юй ударной адиабате для одного газа таких точек нет (как это было показано там же). На детонационной же адиабате такая точка имеется — точка О. Одновременно с равенством иг= С2 в такой точке имеет место также и неравенство (87,10) d(v2/ 2)/dp2 <. О, а потому ири больших р2, т. е. над точкой О, скорость < сг. Поскольку детонации соответствует именно верхняя часть адиабаты над точкой О, то мы приходим к результату, что [c.673]

Рассмотрим на плоскости рУ (см. рис. 5.2) совокупность точек, которые удовлетворяют ударной адиабате для продуктов реакции (СМС) и условию (5.10). Из точки 1, характеризующей начальное состояние, проведем пучок прямых Михельсона (5.6), пересекающих адиабату в области детонации (верхняя часть адиабаты — кривая МС2С) и в области дефлаграции (нижняя часть адиабаты — ОМС). Каждая из них, вообще говоря, пересечет ударную адиабату в двух точках. В пределе прямые Михельсона касаются ударной адиабаты. Процессы, отвечающие точкам касания, называются процессами Чепмена—Жуге. Условие касания таково [c.92]

Так как точка Жуге является границей д ежду стационарной зоной химической реакции и зоной ПД, где имеет место нестационарный разлет газа, то необходимым условием устойчивой детонации будет условие движения стационарной зоны относительно ПД со звуковой или сверхзвуковой скоростью. В противном случае волны разрежения догонят зону химической реакции, что приведет к падению давления и температуры и процесс устойчивой детонации будет невозможен. Ударная волна относительно зоны химической реакции распространяется с дозвуковой скоростью, поэтому возмущения в этой зоне догоняют ударную волну, что позволяет поддерживать постоянной ее интенсивность. В случае детонации Чепмена—Жуге никакие возмущения из зоны ПД не могут догнать зоны химической реакции и детонационная волна будет устойчивой. Пусть прямая Михельсона В проходит круче касательной и пересекается с ударной адиабатой ПД в двух точках С и Ь. ВВ в этом случае будет сжато до давления рв. Такие детонационные волны называются пересжатыми. Затем параметры в зоне химической реакции будут меняться вдоль прямой В С. Так как точка С принадлежит ударной адиабате ПД, она. соответствует полному выделению теплоты химической реакции. В этой точке выполняется неравенство D волны разрежения из зоны ПД будут догонять ударную волну и уменьщат ее амплитуду до установления режима устойчивой детонации, соответствующей прямой 1 В. Таким образом, режим пересжатой самоподдерживающейся детонации не может быть устойчивым. [c.97]

Участок ударной адиабаты ПД от точки 2 до точки М соответствует режиму недосжатой детонации, при котором выполняется неравенство + Этот режим характерен тем, [c.97]

Гидродинамический режим распространения волны поглощения, вызванной ионизацией за ударной волной, со скоростью, превышающей скорость нормальной детонации (5.34), невозможен. Такому случаю соответствовало бы сжатие за ударной волной до состояния А на ударной адиабате с последующим расширением газа во время поглощения лазерного излучения вдоль отрезка прямой А 1 до точки В на ударной адиабате волны поглощения. Но в состоянии В скорость распространения волны по нагретому газу О оказывается дозвуковой. Расширение нагретого газа за такой волной тотчас бы ослабило и замедлило волну, переводя ее в режим нормальной детонации (из точки В в точку 2). Такой режим аналогичен пересжатбй детонации. Для того чтобы светодетонационная волна распространялась со скоростью большей, чем это может обеспечить поглощение лазерного излучения, должно быть дополнительное выделение энергии. Однако в условиях опытов таких дополнительных факторов нет, и, следовательно, отклонения от режима нормальной детонации невозможны. [c.110]

Из формулы (4.73) следует, что скорость разлета ПВ в вакуум зависит от показателя политропы п. Если /г = 3, то С тах = D, при п>Ъ (7шах < П И при ц < 3 17тах > В. Следовательно, скорость истечения ПВ в вакуум может превышать скорость детонации, если и < 3. В связи с этим заметим, что при расширении ПВ конденсированных ВВ эффективный показатель политропы, вообтце говоря, уменьшается [17], что отвечает ослаблению сил взаимодействия атомов и молекул в ПВ с уменьшением плотности ПВ. Следовательно, скорость разлета, реальных ПВ в вакуум превосходит скорость детонации. Уравнение (4.72) получено для изэнтропического процесса. При торможении детонационной волны на достаточно жесткой преграде в ПВ отражается ударная волна (Р>Р ), и, строго говоря, для определения параметров течения необходимо рассчитывать ударную адиабату ПВ. Однако амплитуда ударной волны и изменения плотности в ней невелики, что позволяет с хорошей степенью приближения считать ударную волну волной сжатия (см. 2). Поэтому формула (4.72) может быть распространена на случай торможения детонационной волны на жестких преградах ((7<(7, ). [c.126]

Рис.8.30. Ударные адиабаты флегматизированного гексогена (внизу) и зависимость скорости детонации от плотности (верхняя кривая). Точки на зависимости D(Pq) 1—[1], 2— [188], 3-[189].

Рис.8.30. <a href="/info/19688">Ударные адиабаты</a> флегматизированного гексогена (внизу) и зависимость <a href="/info/203294">скорости детонации</a> от плотности (верхняя кривая). Точки на зависимости D(Pq) 1—[1], 2— [188], 3-[189].

На рис.8.30 представлены ударные адиабаты флегматизированного гексогена, рассчитанные по уравнению состояния(8.17), (8.19). Соответствующие константы приведены в табл.8.4. Экспериментальные точки при малых давлениях получены из экспериментов по инициированию детонации, верхние-точки — из измерений химпиков стационарной детонации. [c.320]

У. в. в твёрдых телах. Энергия и давление в твёрдых телах имеют двоякую природу они связаны с тепловым движением и с взаимодействием ч-ц (тепловые и упругие составляющие). Теория междучастичных сил не может дать общей зависимости упругих составляющих давления и энергии от плотности в широком диапазоне для разных в-в, и, следовательно, теоретически нельзя построить функцию е(р/р). Поэтому ударные адиабаты для твёрдых (и жидких) тел определяются из опыта или полуэмпириче-ски. Для значит, сжатия твёрдых тел нужны давления в миллионы атмосфер, к-рые сейчас достигаются при эксперимент. исследованиях. На практике большое значение имеют слабые У. в. с давлениями 10 —10 атм. Это давления, к-рые развиваются при детонации, взрывах в воде, ударах продуктов взрыва о преграды и т. д. Повышение энтропии в У. в. с такими давлениями невелико, и для расчёта распространения У. в. обычно пользуются эмпирич. ур-нием состояния типа /> Л[(р/ро)"—1], где величина А, вообще говоря, зависящая от энтропии, так же, как и п, считается постоянной. В ряде в-в — железе, висмуте и др. в У. в. происходят фазовые переходы — полиморфные превращения. При небольших давлениях в твёрдых телах возникают упругие волны, распространение к-рых, как и распространение слабых волн сжатия в газах, можно рассматривать на основе законов акустики. [c.779]

Если детоиация вызывается ударной волной, возникшей от какого-либо постороннего источника и падающей на горючую смесь, то такой детонации может соответствовать любая точка, лежащая на верхней части детонационной адиабаты. В особен пости интересна, однако, детонация, возникающая самопроизвольно, в результате самого процесса горения. В следующем параграфе мы увидим, что в ряде важных случаев такая детонация непременно должна соответствовать точке Чепмеиа — Жуге, так что скорость детонационной волны относительно остающихся непосредственно за ней продуктов горения раина как раз скорости звука, а скорость относительно исходного газа vi = jVt имеет наименьшее возможное значение ). [c.674]

Режимы недосжатой или сверхзвуковой D> + Сг) детонаций, которым соответствуют точки типа В" на детонационной адиабате, расположенные ниже точки Bj, или точки Ч—Ж, не реализуются, и поэтому соответствующий участок детонационной адиабаты на рис. 3.1.6, а показан штриховой линией. Невозможность этого режима, инициируемого ударной волной, следует из исследования структуры детонационной волны с учетом характерной для существующих ВВ кинетики химической реакции тепловыделения. [c.263]

На рис. 3.3.1 представлены pF-диаграммы для расчета детонации сплошного и пористого гексогена. Здесь, в соответствии со схемой рис. 3.1.5, 3.1.6, представлены кривая холодного сжатия исходного гексогена, ударные и детонационные адиабаты, рассчитанные по уравнениям (3.1.27) и (3.1.30). Для сравнения приведены детонационные адиабаты при полном (100%) и неполном (75 и 50%) энерговыделении Qa. Точки Bj и Bj — точки Чепмена — Жуге для сплошного и пористого ВВ, определяемые с помощью прямых линий OBjA и O BjA (линий Рэлея — Ми-хельсона), которые являются касательными, проведенными из точек О VL О к соответствующим детонационным адиабатам. Здесь точки О ш О определяются исходным состоянием соответственно сплошного и пористого ВВ. При этом точки А в А соответствуют состояниям за ударной волной (в хид1пике). [c.268]

До сих пор мы рассматрива ги распространение ударных волн в инертных средах, когда прираш ение внутренней энергии веш ест-ва, описываемого адиабатой Гюгонио, обусловлено только сжатием. Вместе с тем в природе протекают процессы, при которых в условиях сжатия и повышенной температуры среды про исходят химические превраш ения с выделением энергии. Одним из таких процессов является детонация взрывчатых вегцеств. Подробные рассмотрения и анализ гидродинамической теории детонации проведены, например, в [17, 18]. Мы изложим далее только те аспекты этой теории, которые имеют отношение к воздействию детонационной волны на преграду. [c.121]

Такие точки в теории детонации называют точками Жуге. Сии делят адиабату IV на две ветви. Правую ветвь, соответствующую реальному процессу, параболы пересекают слева направо, поэтому наклон ее больше наклона парабол, следовательно, при удалении по ней вправо от точки касания 5 имеем dvin>0, ais>0, dp>0, Mn< I, т. e. более скоростные и мощдые ударные волны. (Можно показать, что вдоль левой нереальной ветви справедливы оо-ратные неравенства [39, 46j). [c.65]

Многие годы в зарубежной литературе, вплоть до 1948 г, (Р. Курант и К. Фридрихе) и даже позже, предполагалось, что дефлаграция — очень редкое явление. Она осуществляется только при нормальном распространении пламени. Детонация же — явление распространенное. В результате более подробного исследования самораспространяющейся детонации выяснилось, что, строго говоря, это вовсе не детонация, а дефлаграция, рас-пространяющаяся в едином комплексе с ударной волной вслед за последней. Вычисление состояния продуктов сгорания по детонационной ветви кривой Гюгоньо возможно лишь благодаря описанному выше свойству (пересечение адиабат для исходных состояний А ж С ъ тех же точках, где они пересекаются с прямой Михельсона), справедливому только в случае распространения ударной волны и зоны горения с одинаковой скоростью относительно газа Л. Однако существуют режимы горения, при которых комплекс из ударной волны и зоны горения по мере распространения расходится. Состояния С жВ ъ нем не лежат на одной прямой (двойные нестационарные разрывы — Я. К. Трошин, 1955). Для таких комплексов состояние продуктов горения описывается только дефлаграционной ветвью адиабаты Гюгоньо с исходным состоянием С. [c.383]

Если детонация вызывается ударной волной, возникшей от какого-либо постороннего источника и падающей на горючую смесь, то такой детонации может соответствовать любая точка, лежащая на верхней части детонационной адиабаты. В особенности интересна, однако, детонация, возникающая самопроизвольно, в результате самого процесса горения. В следующем параграфе мы увидим, что в ряде важных случаев такая детонация непременно должна соответствовать точке Жуге, так что скорость детонационной волны относительно остающихся непосредственно за ней продуктов горения равна как раз скорости звука, а скорость относительно исходного газа v =jV имеет наименьшее возможное значение. Это утверждение было высказано гипотетически ещё Д. Чепменом (1899) и Э. Жуге (1905), а его полное теоретическое обоснование принадлежит Я- Б. Зельдовичу (1940). [c.587]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...