Детонация слабая

В интересных случаях существенно меньше, а B J — существенно больше скорости звука ао в невозмущенной среде. При этом каждому допустимому значению В внутри обоих отрезков отвечают два режима на соответствующей ветви кривой Гюгонио — более близкий к начальному состоянию (ТУ — слабая дефлаграция или детонация) и более удаленный от него 3 — сильная дефлаграция или детонация). Важнейшее отличие слабых и сильных режимов состоит в том, что относительно горячей среды слабая волна распространяется со скоростью, большей скорости звука в ней, а сильная волна — с дозвуковой скоростью. Значения скорости волны в режиме Чепмена-Жуге относительно горячей среды совпадают со скоростью звука в ней. [c.119]

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]

Как уже было сказано, в реально осуществимых условиях экзотермические волны, обусловленные химическими процессами, не распространяются в режиме слабой детонации. [c.122]

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]

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]

Если зажигание установлено правильно, то при резком нажатии на педаль управления дросселем должны появиться слабые, быстро исчезающие детонационные стуки. При отсутствии стуков нужно увеличить опережение зажигания при помощи октан-корректора при сильной детонации опережение зажигания надо уменьшить. [c.112]

Гидразин-гидрат является сильным восстановителем и слабым основанием. Он легко вступает в реакцию с кислородом и другими окислителями. Гидразин-гидрат не чувствителен к удару, детонации, трению, однако способен разлагаться под влиянием катализаторов (окислов тяжелых металлов, платины, веществ с развитой поверхностью, например, таких, как асбест и др.). Температура вспышки гидразин-гидрата 73° С. Водные растворы его не огнеопасны. [c.92]

Проверка правильности установки зажигания. Ее выполняют сразу после установки зажигания или после заправки в бак автомобиля бензина с другим октановым числом. С прогретым двигателем (температура охлаждающей жидкости 80—90°С) двигаются по горизонтальному участку шоссе на прямой передаче со скоростью 40—50 км/ч на легковых и 25—30 км/ч на грузовых автомобилях. Затем резко нажимают на педаль акселератора. При этом должны появиться слабые быстро исчезающие детонационные стуки. Если <туков нет, с помощью октан-корректора на 2—3° увеличивают опережение зажигания, а при сильной детонации на столько же уменьшают. [c.105]

Проведенный анализ показывает, что при обтекании конуса потоком детонирующего газа возможны следующие виды течений. При каждом значении угла конуса, меньшем некоторого предельного значения тах, зависящего от числа М набегающего потока, от величины Л, характеризующей теплотворную способность горючей смеси, и от отношения теплоемкостей 7, могут осуществляться два режима обтекания конуса с присоединенной конической волной детонации. По-видимому, как и в случае инертного газа, при обтекании конуса свободным потоком детонирующей смеси будет осуществляться режим, соответствующий более слабой детонационной волне. [c.31]

Таким образом, независимо от величины характеристика СО ж распределение скорости (а также давления и плотности) на ней будут такими же, как и в случае автомодельного течения за волной Чепмена-Жуге. Это обстоятельство позволяет продолжить течение из области D O, определенное формулами (23) при некотором ds > О, соединяя его вдоль характеристики СО с течением, определенным теми же формулами (23), но уже с другим значением б з. При этом производная кривизны волны детонации терпит в точке О разрыв возникают также слабые разрывы, распространяющиеся от точки О вдоль характеристики второго семейства и вдоль траектории частиц. Они, однако, не проявляются при сохранении только рассматриваемых первых двух членов рядов (11). Если, в частности, продолжением течения за характеристику считать течение с б з = О, т.е. автомодельное течение сжатия, то за точкой О волна детонации будет и дальше оставаться волной Чепмена-Жуге. [c.74]

Рассмотрим теперь вкратце сильную и слабую детонации. Сильная детонация, как уже говорилось, не способна самопроизвольно распространяться, не затухая. Из бесконечного количества возможных скоростей распространения сильных детонаций нельзя выбрать какую-либо характерную скорость. Однако ее можно совершенно произвольно задать, например, толкая с определенной скоростью продукты сгорания при помощи поршня. Тогда, согласно (4.17), скорость продуктов детонации оказывается вполне определенной. Равенство скорости продуктов сгорания скорости поршня явится в данном случае условием отбора. Отбор, конечно, здесь произвольный. Количество уравнений становится равным числу неизвестных, задача точно решается. [c.380]

Слабая детонация тоже не может распространяться самопроизвольно. Для нее тоже не существует внутреннего, определяемого физикой явления, условия отбора единственного значения скорости. Термодинамически возможны все состояния, лежащие на нижнем отрезке детонационной ветви кривой Гюгоньо (на участке ВО). Но слабую детонацию можно осуществить путем искусственного зажигания посторонним источником (но не ударной волной) смеси с заданной скоростью. Например, если горение возникает под действием освещения, то, перемещая луч света по трубе с заданной скоростью, можно получить слабую детонацию. Предельно слабая детонация распространяется с бесконечной скоростью (точка В на рис. 5), продукты сгорания в ней покоятся относительно стенок трубы. Предельно слабая детонация соответствует воспламенению газа при постоянном объеме. Ее можно получить, например, освещая одновременно всю трубу, содержащую газ, воспламеняющийся под действием света. Слабую детонацию, конечно, в некотором приближении, можно осуществить с помощью искр, последовательно включаемых и поджигающих смесь с заданной скоростью. [c.380]

Обоснование правила отбора. Возвращаясь к правилу отбора следует подчеркнуть, что его обоснование, сделанное Д. Л. Чепменом и Э. Жуге, оставалось неполным, пока не была доказана неосуществимость слабых детонаций. В общем случае, как это было показано выше, слабые детонации осуществимы. Неосуществимы они при конкретном механизме распространения детонации с помощью воспламенения газа в ударной волне. Но именно этим единственным способом распространяется самоподдерживающаяся детонация. [c.380]

Я. Б. Зельдович связывает невозможность слабых детонаций с тем, что для перехода газа из точки ВXI лежащей на ветви сильных детонаций, в точку В находящуюся на ветви слабых детонаций, состояние газа должно пройти по линии ВхВ . через зону, соответствующую более высоким тепловым эффектам реакции, чем те, для которых построена адиабата Гюгоньо, соответствующая данной смеси. Иными словами, между точками Вх и В , находится энергетический барьер, для преодоления которого в газе нет необходимого запаса тепла. Поэтому состояние В,2, слабая детонация, [c.381]

Г. Н. Абрамович и Л. А. Вулис (1946) показали невозможность пере-хода состояний продуктов сгорания из точки Чепмена — Жуге (точка В на рис. 5) на ветвь слабых детонаций по адиабате Гюгоньо. В точке В скорость газа относительно фронта равна скорости звука. Увеличение скорости сверх скорости звука в трубе постоянного сечения (потерями пренебрегают) возможно лишь, если от газа отнимают тепло (тепловое сопло). Но все точки адиабаты Гюгоньо соответствуют одному и тому же тепловому эффекту. Поэтому переход ш В ъ В по адиабате Гюгоньо невозможен. Этот вывод Абрамовича и Вулиса сделан без учета изменения энтропии вдоль адиабаты Гюгоньо. Но он остается справедливым и даже усиливается после учета такого изменения. [c.382]

Критерий (5.4) применялся также к оценке пределов устойчивости сильной детонации и слабой дефлаграции (К. И. Щелкин, 1959). Особенно интересен случай слабой дефлаграции. Он позволяет оценить границу устойчивого горения в техническом устройстве, например в гипотетической камере ракетного двигателя, работающего в режиме индукции. Под режимом индукции здесь понимается горение, при котором прогретый газ воспламеняется после истечения периода индукции химической реакции, зависящей от температуры по закону Аррениуса. Критерий, который будет [c.387]

Сравнение результатов счета для никеля и железа, представленное на рис. 3.5.9 в виде кривых падения давления в ударной волне по глубине образца, показывает существенное влияние происходяпщх фазовых превращений в л елезе на процесс затухания ударной волны. Толщина заряда слабо влияет на затухание максимального давления по глубнпе как никелевого, так и железного образцов до давлений примерно 10 ГПа, по она заметно влияет па скорость падения давления на поверхности контакта. Естественно, что с увеличепием толщины заряда это падение замедляется. Как видно из эпюр объемного содер, ания исходной фазы н елеза (рис. 3,5.8), глубина полных фазовых превращений в железе npit детонации зарядов ВБ толщиной [c.293]

Мы получили следующий результат. Фронт реакции движется со сверхзвуковой скоростью относительно невозмущенной среды при детонации. В случае слабой (недосжатой) детонации и сильной дефлаграции фронт движется со сверхзвуковой скоростью относительно среды за ним. Движение фронта реакции дозвуковое относительно невозмущенной среды при дефлаграции, дозвуковое относительно среды за фронтом при сильной (пересжатой) детонации и слабой дефлаграции. [c.95]

ЧТО скорость детонации велика Ос = Ос, а давление после зоны химической реакции рв меньше р2 — давления в точке Жуге. Режим недосжатой детонации, возбуждаемый в ВВ ударной волной, невозможен. Это связано с тем, что прямая Михельсона, вдоль которой происходит изменение состояния в зоне реакции, в этом случае проходит через область, где нет условий для протекания химической реакции. Недосжатые или слабые детонационные волны могут быть получены, если применять другие способы инициирования химической реакции (например, с помощью лазерного излучения). [c.97]

В последние годы возник значительный интерес к экзотермическим волнам, обусловленным другими механизмами тепловыделения и распространения тепла, чем химические реакции и процессы молекулярного переноса. Здесь в первую очередь следует назвать тепловыделение при термоядерных реакциях и распространение волн термоядерного горения и детонации, а также тепловыделение при поглощении подводимой извне электромагнитной энергии, прежде всего в оптическом диапазоне частот, и распространение светодетонационных и светодефлаграционных волн. Нужно отметить также, что при распространении экзотермических волн в конденсированных веществах, обусловленных не только горением, а и другими физико-химическими процессами (например, фазовыми переходами, полимеризацией, рекомбинацией радикалов и др.), кинетика процессов и соотношения между коэффициентами переноса совершенно отличны от имеющихся в газовой среде. Поэтому в таких средах нельзя исключать возможность распространения экзотермических волн типа слабой детонации, а, может быть, и сильной дефлаграции. Тем более это относится к гетерогенным системам, в которых распространение экзотермических волн может обеспечиваться весьма разнообразными механизмами, например, упорядоченным движением диспергированной фазы относительно несущей фазы в газовых смесях с твердыми или жидкими час- [c.122]

В случае волны термоядерной детонации, распространяющейся в первоначально холодном твердом несжатом дейтерий-тритиевом веществе с плотностью 0.1964г/сж , расчеты структуры проводились в [3] с учетом процессов переноса в двухкомпонентной (ионы и электроны) двухтемпературной плазме и с учетом остывания плазмы в хвостовой части волны за счет тормозного излучения электронов. Эти расчеты показали, что структура головной части волны соответствует слабой детонации, при этом плотность среды при прохождении волны почти не изменяется. Распространение зоны тепловыделения по веществу обеспечивается в первую очередь механизмом электронной теплопроводности, при этом скорость распространения волны имеет порядок 10 см/с а скорость движения вещества в волне — 10 см/с. Такие же порядки величин имеют скорость волны и скорость вещества в ней и в рассчитанных в [4] случаях распространения углеродной термоядерной нормальной детонации по сверхплотному веществу [c.123]

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]

Уравнения (2.19) дают уравнения движения фронта детонации при г = а, г (7 1)/2 = D значение г = О соответствует линии слабого разрыва. Начальное поло жение фронта детонации задаем при t = 1. В данном случае также нельзя утверждать, что линии слабого разрыва и детонационной волны совпадали в некоторый момент вре мени t < 1. Аналогично сказанному в п. 1, следует ожидать, что после инициирования детонационной волны вдоль некоторой криволинейной цилиндрической поверхности течение в начальный момент времени не будет принадлежать к рассматриваемому клас-су движений с прямолинейными образующими, а лишь через некоторое время выйдет на соответствующий режим. [c.62]

Так же, как и в п. 1, форма детонационной волны и слабого разрыва для построенного примера незначительно отличается от круговой. Расстояния крайних точек детонаци онной волны и слабого разрыва до начала координат соответственно равны 1.895 (на линии Х2 = 0) и 1.845 для детонационной волны и 0.846 (на линии Х2 = 0) и 0.905 для точек слабого разрыва. [c.63]

Здесь а — некоторая скалярная функция, символ [/ф] соответствует в случае слабого разрыва разности выводящих производных функции /, взятых с двух сторон разрыва (в случае примыкания к покою [/ф] = /ф в возмущенном течении). В случае же нор мальной детонационной волны будем различать две возможности. Вначале рассмотрим случай, когда производные функций щ и с на фронте волны конечны (этот случай не основной — течения такого рода могут осуществляться лишь за плоскими детонационными волнами). Положим [/ф] = Дф /2ф, где Дф и Дф — выводящие производные, соответствующие двум произвольным течениям за детонационной волной при задан ной ее форме. Скачки [/ф] для основных функций удовлетворяют (2.6), и рассмотрение нормальной детонации в случае конечности производных производится аналогично случаю слабого разрыва. [c.118]

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]

При работе в сухих атмосферных условиях найдут дучшее применение наиболее слабые из аммонитов № 9 и 10, содержащие наименьшее количество тротила (5—8%) и имеющие пониженную скорость детонации даже по сравнению с аммонитом № 7 ЖВ. [c.72]

Изучение иницийрования детонации серией ударных волн возрастающей амплитуды [39] показало, что предварительное воздействие слабым импульсом сжатия приводит к уменьшению скорости разложения вещества в более мощной инициирующей ударной волне. Эффект объясняется повышением однородности вещества при его уплотнении в слабых волнах сжатия, дезактивацией части очагов и, как результат, снижением температуры и размеров горячих точек , образующихся в инициирующей ударной волне. [c.286]

В работе [7] выведено уравнение, которое при известной скорости набегающего потока и заданном отношении температур торможения газа за волной детонации и перед ней связывает компоненты скорости за детонационной волной (уравнение детонационной поляры). На детонационной поляре (рис. 1) участок РГ соответствует сильным (или нересжатым) детонационным волнам, у которых нормальная составляющая скорости газа за волной меньше скорости звука, участок JQ соответствует слабым (или недосжатым) детонационным волнам. [c.27]

Как и в случае обычной ударной волны, для точек скорость газа за детонационной волной сверхзвуковая (исключая весьма малую окрестность точки В), а для точек N - дозвуковая. При обтекании клина свободным потоком детонирующего газа будут осуществляться режимы детонации, соответствующие точкам т.е. более слабым детонационным волнам. При уменьшении угла клина в до совпадения точки М с точкой 7, т.е. при в = вJ, как уже говорилось, детонация является детонацией Ченмена-Жуге, в которой нормальная к волне составляющая скорости сгоревшего газа равна скорости звука, так что волна совпадает с прямолинейной характеристикой сверхзвукового течения за ней. Если и дальше уменьшать угол клина, то волна детонации остается прежней, соответствующей детонации Ченмена-Жуге, а от прямолинейной характеристики, совпадающей с волной детонации, начнется течение разрежения Прандтля-Майера, в котором поток поворачивается от угла вJ до направления в < всоответствующего обтеканию стенки клина. В предельном случае, когда = О, [c.28]

Из точки А, характеризующей начальное состояние, можно пров,ести к адиабате Гюгоньо Г две касательные АВ и АР. Все детонации, состояния которых лежат на адиабате Гюгоньо выше точки касания В, называют сильными (или пересжатыми), а ниже ее — слабыми (или недосжатыми). Соответственно дефлаграции, описываемые участком ЕР, называют слабыми, а участком, лежащим ниже точки касания Р,— сильными. Точка касания В соответствует минимально возможной скорости детонации, точка Р — максимально возможной скорости дефлаграции. [c.376]

По мнению тех же авторов, в нитроглицерине детонация с малой скоростью распространяется аналогичным способом — горение в ее фронте происходит на поверхности кавитационных пор, которые могут образовываться двумя способами. Если заряд заключен в жесткую оболочку, скорость звука в которой больше 2 км сек (больше скорости звука в нитроглицерине 1500 м сек), то ударная волна, идущая по оболочке, опережает фронт детонации и, разгружаясь в нитроглицерин, создает в нем кавитационные поры, подготавливая тем самым условия для медленного горения во фронте детонации. Если же оболочка настолько тонка или не обладает необходимой жесткостью, что по ней не распространяется опережающая ударная волна, то малая скорость детонации будет всегда меньше скорости звука в невозмущенном нитроглицерине. Кавитации в этом случае образуются вследствие распространения по невозмущенному нитроглицерину слабой ударной волны, имеющей скорость, близкую к скорости звука в нем. Малая скорость детонации, будучи меньше скорости звука в невозмущенном веществе, имеет скорость более высокую или равную скорости звука в веществе, имеюшем кавитационные поры. Она составляет примерно 800— 1000 м1сек. [c.379]

Возможность распространения детонации в газовой смеси и взрывчатых веществах существенна для техники взрывобезопасности. С. М. Когарко (1958) впервые доказал возможность распространения детонации в метано-воздушных смесях, встречающихся в каменноугольных шахтах и считавшихся до этого неспособными поддерживать детонацию. Ранее детонация исследовалась в узких трубах, зажигание производилось сравнительно слабым источником. Отсюда и возникло заблуждение о детонационной безопасности этих смесей. [c.379]

Б общем случае это предположение может и не осуществляться. Например, состояния, лежащие на нижней ветви кривой Гюгоньо, могут осуществляться (Я. Б. Зельдович и С. Б. Ратнер, 1941) при специфическом протекании реакции, когда она сначала проходит экзотермически, а на последней стадии эндотермически. В момент перехода скорость реакции меняет знак. В этом случае тепловыделение в результате реакции переходит через максимум. Этому максимальному тепловыделению соответствует адиабата Гюгоньо, лежащая выше адиабаты, отвечающей конечному выделению тепла. Максимальному тепловому эффекту реакции соответствует некая скорость детонации Чепмена — Жуге (состояние В на рис. 5), более высокая, чем скорость детонации Чепмена — Жуге для конечного тепловыделения. После окончания эндотермической реакции состояние продуктов сгорания, если нет потерь, перейдет в точку В на адиабату Гюгоньо для конечного тепловыделения. Таким образом, за фронтом детонации Чепмена — Жуге для максимального тепловыделения будут наблюдаться состояния В , отвечающие слабой детонации, если расслштривать конечный тепловой эффект. Эндотермическая стадия реакции эквивалентна неким потерям, происходящим за плоскостью Чепмена — Жуге В и поэтому не влияющим на скорость детонации. В целом такую детонацию, конечно, нельзя назвать слабой детонацией. [c.381]

В заключение кратко рассмотрим дефлаграционную ветвь кривой Гюгоньо (рис. 7). Слабые дефлаграции (участок ЕР) осуществляются (помимо горения в детонационной волне) при медленном горении. Нормальное горение термодинамически является дефлаграцией. Скорость его, как было видно в 2, служит физико-химической константой смеси. Состояние продуктов нормального горения близко к точке Е. Приближенно дефлаграцией (или детонацией) можно считать и горение в ракетном двигателе (Ю. Н. Денисов, Я. К. Трошин и К. И. Щелкин, 1959), скорость которого зависит от степени турбулентности или от скорости смешения горючего с окислителем. В двигателе, как и в других технических устройствах, скорость дефлаграции определяется конструктивными соображениями. [c.383]

Ряс. 19. Все возможные случаи распада произвольного теплового разрыва но Г. М. БаМ Зеликовичу (слева без волны разрежения за фронтом горения — слабая дефлаграция и сильная детонация справа с волной разрежения — дефлаграция и дето-нация Чепмена — Жуге случаи 1 — 4 относятся к дефлаграции, 5 и 5 — к детонации). [c.408]

Точки J и Jj называются точками Чепмена—Жуге, а соответствующий им режим тепловыделения называется нормальным или режимом Чепмена—Жуге. На детонационной ветви кривой Гюгонио различают режимы сильной (пересжатой) детонации—вверх от точки J, и режимы слабой детонации быстрого или сверхзвукового горения)—вниз от нее. На дефлаграционной ветви точка /х отделяет режимы слабой дефлаграции (или медленного горения)—вверх от нее, от режимов сильной дефлаграции. [c.114]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...