Волна детонации

Процесс взрывной запрессовки трубки в коллектор характеризуется следующими особенностями. По мере распространения прямой волны детонации в моменты времени О т то = //ид область пластической деформации распространяется как по образующей трубки 2, так и в глубь металла коллектора по оси г. При этом поля пластических деформаций на участке О z < [c.349]

Величина wi является скоростью распространения ударной волны. (в нашем случае волны детонации в неподвижном газе). Для исследования процесса удобнее считать, что газ притекает со скоростью W к области детонации, а фронт волны неподвижен. Эта обращенная схема явления принята нами в последующем изложении. [c.219]

Изложенные соображения позволяют представить себе процесс образования стационарной волны детонации в следующем виде. [c.222]

Пользуясь известной связью между приведенной скоростью и числом М, можно получить также аналогичные зависимости числа М для волн детонации и горения от тепловой характеристики газовой смеси. [c.224]

Если воспользоваться равенством (75), то найдется следующая приближенная формула падения давления во второй области волны детонации (для д > 1) [c.227]

Аналогично, если по горючей смеси идёт волна детонации, то, увеличивая разность начальных скоростей от —оо до получим, что сначала по инертному газу идёт ударная волна и по горючей смеси—волна детонации со сколь угодно большой/ скоростью затем ударная волна в инертном газе заменяется волной разрежения, а скорость волны детонации уменьшается до некоторой определённой величины. При этом скорость продуктов детонации относительно фронта возрастает, пока не достигнет скорости звука. В дальнейшем скорость волны детонации не меняется, а за ней возникает волна разрежения. [c.192]

Как следствие из описанных ранее свойств кривой Гюгонио установлено, что лишь в случае сильных волн детонации следующие из законов сохранения граничные условия на разрыве достаточны для решения начально-краевых задач и, в частности, для определения при этом скорости распространения разрыва. В случае слабых волн детонации и дефлаграции кроме законов сохранения необходимо еще одно граничное условие на разрыве, а в случае сильной дефлаграции — еще два условия. [c.120]

В дальнейшем проводились обширные теоретические исследования стационарной структуры волн химической детонации для различных моделей газов и конденсированных взрывчатых веществ с превращением последних в газ. В газах изучалась кинетическая модель детонации, в которой волна детонации представляет собой ударную волну, сопровождаемую зоной химических реакций, идущих с конечной скоростью, в которой процессами переноса можно пренебречь. Оказалось, что в теоретически мыслимых случаях, в которых имеется решение для слабой детонации, это решение существует лишь при определенном значении скорости волны детонации, которое может рассматриваться как собственное число соответствующей краевой задачи для системы обыкновенных дифференциальных уравнений. По этой причине решение для структуры слабых волн детонации получило название собственного решения. Нейманом, изучавшим кинетическую модель волны детонации еще в 1942 г., эти случаи детонации были названы патологическими. Соответствующая связь между скоростью волны и параметрами среды является в этих случаях дополнительным граничным условием на экзотермическом скачке типа слабой детонации. [c.121]

Аналогичная ситуация имеет место и для более сложной модели стационарной структуры волны детонации, учитывающей наряду с одной или двумя модельными химическими реакциями вязкость, теплопроводность и диффузию. И этому изучавшемуся интенсивно в бО-х годах случаю слабой детонации, распространяющейся с определенной скоростью, соответствует собственное решение задачи о структуре, возможное лишь при определенных значениях констант скоростей реакции и процессов переноса. При этом вычисления показали, что скорости реакций должны быть нереально большими для химически реагирующих газовых систем. Таким образом, и в этом случае рассмотрение внутренней структуры экзотермической волны слабой детонации приводит к установлению необходимого дополнительного граничного условия на разрыве соответствующего типа. [c.121]

Остановимся вкратце на описании волн детонации и дефлаграции, в которых теплоподвод к веществу осуществляется извне при поглощении электромагнитной энергии в световом диапазоне. Еще в 1963 г. при острой фокусировке мощного луча рубинового лазера в воздухе наблюдался электрический пробой — в месте фокусировки образовалась светящаяся плазма. Сам по себе этот эффект вызвал в то время огромный интерес среди физиков. В следующем году в одной из ранних работ по оптическому разряду было открыто новое явление, которое [c.124]

В зависимости от условий проведения опытов с поглощением лазерного излучения экспериментально наблюдались и волны детонации, имеющие скорости порядка 100 км/с и более, и волны слабой дефлаграции со скоростями порядка до нескольких м/с. Режимы дефлаграции возникают при умеренных мощностях лазеров, когда температура плазмы имеет порядок 20000 К. Детонация со сжатием газа в ударной волне наблюдается при очень большой мощности, когда температура плазмы имеет порядок сотен тысяч и миллиона градусов. Оценочные расчеты показали, что при еще большей интенсивности излучения, когда достигается температура в миллионы градусов, основным механизмом распространения тепловой волны может стать [c.124]

В первом случае пренебрегается движением среды при распространении тепловых волн, но учитываются процессы переноса. Во втором случае учитывается влияние экзотермических процессов на движение среды, но не рассматриваются процессы переноса, т.е. для волн детонации принимаются кинетические модели. Число работ, в которых изучаются оба эффекта, сравнительно невелико. Начнем с некоторых результатов для кинетических моделей. [c.134]

К настоящему времени выполнено большое число расчетных исследований распространения одномерных нестационарных волн детонации с использованием кинетических моделей разной сложности. Приведем некоторые примеры. [c.136]

Был решен также ряд задач о развитии волны детонации при концентрированном подводе к газу энергии. При этом за начальное распределение параметров принималось, в частности, то, которое соответствует известному решению задачи о сильном взрыве. Известно, что в предположении о мгновенном тепловыделении на фронте волны детонации при таких начальных условиях волна сильной детонации постепенно ослабевает и выходит на нормальный режим распространения. В случае плоских волн этот режим достигается лишь асимптотически, а в случае цилиндрических и сферических волн — за конечное время. [c.138]

В опытах по инициированию детонации в плоском слое газа при сосредоточенном подводе энергии [22] обнаружено, что в нестационарной ячеистой структуре кольцевой волны детонации по мере увеличения радиуса волны число ячеек увеличивается дискретным образом (рис. 52). В заключение будут приведены некоторые результаты, каса- [c.162]

Решалась система уравнений движения невязкого нетеплопроводного совершенного газа и двух кинетических уравнений аррениусов-ского типа для реакций, одна из которых включается при прохождении фронта ударной волны и определяет время задержки начала второй реакции, идущей с тепловыделением. Константы в кинетических уравнениях подбирались так, чтобы моделировать горение разбавленной кислородо-водородной смеси. За масштаб длины была выбрана ширина зоны индукции для одномерной волны нормальной детонации, за масштаб времени = К/где д — тепловой эффект реакции. Расчеты проведены для двух значений ширины по л у полосы, равных 12 и 20 выбранным масштабам длины. На рис. 53 показано развитие по времени структуры фронта волны детонации для случая [c.164]

Поскольку тепловыделение на волне детонации определяется термодинамическими свойствами вещества, а не массовой скоростью газа, необходимо выразить величину тепловыделения Q через температуру газа на фронте волны. Использовав (3) и (5), можно получить [c.424]

В свете указанных выше обстоятельств становится понятным, почему в работе [1] не удалось получить путем предельного перехода режимов самоподдерживающихся волн детонации, распространяющихся со скоростью ЧЖ не была учтена возможность появления в решении, начиная с некоторого X, внутренней особой точки и второго сильного разрыва. Но именно такая конфигурация, как указано выше, и предшествует волнам детонации ЧЖ. Все решения, полученные в [1], либо принадлежат к случаю, когда К < К либо относятся к режимам, лежащим выше кривой АВС (рис. 1). [c.617]

Ввиду особой важности и универсальности волн детонации, описывающие в пределе движения газа как с учетом тепловыделения за счет химических реакций, так и с поглощением излучения, рассмотрим их более подробно. Задача о распространении одномерных детонационных волн с постоянным по времени энерговыделением по газу переменной плотности описывается первыми четырьмя уравнениями (1.2) при Р = 0. Соотношения на сильном разрыве (1.3) остаются в силе, а краевые условия для режима ЧЖ имеют вид [c.617]

Исключением из указанного выше правила являются плоские волны детонации ЧЖ (г/ = 1) с постоянным по времени энерговыделением, распространяющиеся по однородной среде (/ = 0). В этом случае второй сильный разрыв оказывается слабым, так как через точку хо проходит кривая ОВ все точки которой являются особыми. На ней 1 — = о, и через каж- [c.619]

Однако с удалением от центра взрыва волна детонации ослабляется и скорость раонространения ее Xi падает. В связи с этим происходит снижение температуры торможения в начале области горения (г ) и рост приведенной скорости газа (Яг). При этом увеличиваются относительный разогрев газа (ЛТ /Т ) и скорость движения (68) продуктов сгорания (Яз). Очевидно, что, когда детонационная волна ослабится настолько, что Хз подни- [c.222]

В заключение исследуем движение газов за фронтом волны. Выше были получены основные соотношения, характеризующие газовый поток, проходяпщй через область скачка детонации пли пламени с неподвижным фронтом, т. е. в обращенной схеме. Рассмотрим теперь, какой вид приобретут все соотношения, если перейти к нормальной схеме, когда газ неподвижен, а в нем распространяется волна детонации или горения со скоростью w. В этом случае за фронтом ударной волны следуют еще не воспламенившиеся частицы газа со скоростью [c.229]

Если заряд В. В. помещен в толстостенный цилиндр, то динамика взрыва принципиально отлична от вышеописанных (рис. 9). После инициирования вдоль заряда В. В. распространяется детонационная волна со скоростью Ь вправо, образующиеся продукты взрыва выталкиваются через левый торец цилиндра, зарождается волна разгрузки, которая распространяется вдоль цилиндра с меньшей скоростью, чем детонационная волна. В результате расстояние между фронтами волн с течением времени увеличивается. Детонационная волна, достигнув правого торца цилиндра, порождает волну разгрузки, которая распространяется в обратном направлении (влево) навстречу детонационной волне, идущей вправо по цилиндру. В точках А, В, В давления изменяются неодинаково, кривые давления р 1 в каждой из указанных точек изображены на рис. 9. В точке С давление действует больщее время, чем в любой другой точке цилиндра, продолжительность действия давления в этой точке определяется значениями скоростей волн детонации и разгрузки, а также длиной цилиндра, в котором помещен заряд В. В. Все вышеизложенное позволяет судить о влиянии формы заряда, его размещении на теле и ви- [c.16]

Схема детонационной волны. Детонация представляет собой явление самоподдерживающегося распространения ударной волны в горючих средах, при котором ударная волна повышает температуру среды и инициирует быструю химическую реакцию с выделением тепла. Часть этого тепла преобразуется в кинетическую энергию продуктов реакции за волной и тем самым идет на поддержание детонации. Модель одномерной стационарной детонации с передним ударным скачком и последующей зоной экзотермической химической реакции в гомогенной (односкоростной) среде разработана Я. Б. Зельдовичем, Д. Нейманом и [c.260]

Структура стационарных волн детонации. Рассмотрим плоское одномерное стационарное движение монодиспсрсной горючей аэровзвеси в системе координат, связанной с детонационным фронтом. При высоких скоростях движения, характерных для детонационных волн, влияние излучения и процессов переноса ( диффузии, теплопроводности) пренебрежимо мало. Уравнения (5.1.1) в стационарном случае имеют интегралы, представляющие собой законы сохранения массы, импульса и энергии (см. (4.4.5)) [c.425]

И. в. 110 характеру физ. явлений в переходной области и иехаиизму перемещения во ми. случаях бли ки к волнам горения и детонации в газовой динамике и отличаются от них механизмом подвода необходимой для ионизации энергии. В волнах горения и детонации источником энергии является энергия хим. реакции, идущая в основном на нагрев и разгон (в волне детонации) газа. В И. в. энергия подводится извне и затем тратится на нагрев и ионизацию газа, а разгона среды обычно по происходит. [c.188]

Исследование течения в окрестности точки перехода пересжа-той цилиндрической и сферической волны детонации к режиму Чепмена-Жуге. М. Изд. МГУ. 11 с. (совм. с В. А. Левиным). [c.21]

То, что волны интенсивного тепловыделения при химических реакциях могут распространяться по однородной неподвижной среде в виде пространственных стационарных и нестационарных в большей или меньшей степени упорядоченных структур, известно давно. Первым указанием на нестационарный пространственный характер распространения волны детонации в трубе было обнаружение в 1927 г. явления, названного спиновой детонацией [11]. На фотографиях с разверткой по времени наблюдался колеблюгцийся светягцийся фронт с отходягцими от него сзади полосами. Объяснение этого явления состоит в том, что в волне имеется область с более высокой, чем средняя, температурой и, следовательно, с большей светимостью, причем по мере распространения фронта эта область врагцается вокруг оси трубы. [c.132]

Если решать численно задачу Коши и в качестве начального условия взять распределение параметров в стационарной волне, а в качестве условия на бесконечности за волной — условие отсутствия отражения возмущений, идущих туда вдоль характеристик, то для случаев, когда согласно линейной теории стационарная волна устойчива, волна продолжает распространяться в стационарном режиме. Малые отклонения от принятых начальных данных быстро затухают. Если же проводить расчет для линейно-неустойчивой волны, то вычислительные ошибки используемых конечно-разностных методов служат источником малых возмущений и очень быстро приводят к колебательному режиму распространения волны детонации. На рис. 20 приведен пример такого расчета для модели с одной реакцией первого порядка аррениусовского типа. В этом примере согласно линейной теории имеется лишь одна неустойчивая частота. Численный расчет [c.136]

На рис. 23 приведены серии фотографий инициирования горения в смеси водорода с хлором при подводе энергии в импульсном электрическом разряде [15]. Виден режим образования фронта горения и режим образования волны детонации. При околопороговых значениях начальной энергии картина сильно несимметрична, видны крупномасштабные неоднородности, тогда как при удалении от пороговых значений волна имеет вполне сферическую форму, при этом видна мелкоячеистая структура фронта детонации. [c.138]

Пусть в газообразной горючей смеси, которую будем считать идеальным газом с начальной плотностью ро происходит мгновенное выделение энергии Е в точке, на оси или на плоскости симметрии. По газу распространяется сильная ударная волна, в которой полностью происходит сгорание. Эта волна является пересжатой волной детонации. Распространяясь по газу, с течением времени она перейдет в самоподдерживающуюся детонационную волну — волну Чепмена-Жуге ( ВЧЖ ). Рассмотрим развитие процесса в приближенной постановке, основанной на методе Г.Г. Черного [1-3]. [c.411]

Видно, что пересжатая волна детонации, возникаюндая при взрыве, переходит в ВЧЖ на расстояниях порядка масштаба Т, который дает полученная из обндих соображении формула (2), и чем ближе 7 к единице, тем дальше происходит этот переход. Заметим, что в окрестности точки перехода, где В/В близко к единице, применяемый приближенный метод перестает быть справедливым, так как не выполняется основное предположение о сгребании волной всей массы газа. [c.413]

Рассмотрена также задача о динамическом взрыве равновесия звезды с образованием волны детонации, распространяюпдейся по покояпдемуся гра-витируюпдему газу. Показана возможность конструирования различных решений с детонацией за счет выбора показателей адиабаты и степени распределения плотности. [c.417]

Это неравенство совпадает с приведенным в [4] условием для сферических (г/ = 3) волн детонации ЧЖ. При невыполнении условия (3.3) интегральные кривые автомодельных уравнений развернуты в противоположную сторону от точки ж = О и все волны детонации оказываются пересжатыми, т.е. распространяются со скоростью, меньшей скорости звука в газе за детонационной волной. Это имеет место, в частности, при г/ = 2, // = 2, п = 1и = 0 (бимолекулярные реакции при наличии цилиндрической симметрии). [c.618]

Решения с Ро < Ро содержат один сильный разрыв ЧЖ в точке X = хр и один слабый разрыв в особой точке х = хр — узле. При постоянном по времени энерговыделении и постоянной начальной плотности газа (/ = 0) такими решениями, в частности, являются плоская, цилиндрическая и сферическая (г/ = 1,2,3) волны детонации ЧЖ [4, б, 9] с покоягцимся в центре ядром (Ро = 0, и х) = 0 при 0 < х < хр). [c.618]

Камеры с непрерывно движущейся пленкой применимы для теневой или контурной съемки, которая бывает необходимой, если интересуют не детали движения, а движение тела или явления в целом. Например, для определения скорости распространения фронта детонации камеру фокусируют на взрывчатое вещество и располагают ее так, чтобы движение пленки было перпендикулярно к движению фронта детонации. При выключенном освещении открывают затвор, включают движение пленки и инициируют волну детонации. При постоянной скорости движения фронта границей между засвеченной и незасвеченпой частью пленки будет прямая линия, угол наклона которой определяет скорость движения фронта детонации ) [c.365]

Качественная картина, тпример, подводного взрьша имеет следующий характер. Ударная волна детонации из взрывчатого вещества переходит в воду, распространяясь в ней в виде сферического фронта. Вслед за ней возбуждается более слабая переменная волна давления, связанная с пулыациями газового пузыря, образованного прод5гктами детонации (рис. 3.4). Здесь мы будем интересоваться главным образом головной волной, имеющей форму импульса с разрывным передним фронтом и пологим задним, близким к экспоненциальному р = р ехр(-г/т). Уже довольно давно бьши получены эмпирические формулы, определяющие параметры этого импульса в зависимости от расстояния г и от веса заряда С [Коул, 1950] [c.85]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...