Волна детонационная прямая

Геометрически условия при в = означают, что интегральная кривая должна выходить из точки Q детонационной поляры (рис. 7) по нормали к фронту волны - вдоль прямой AQ, где А - точка, соответствующая скорости набегающего потока. В точках Q, лежащих левее точки 7, скорость Уп < а, и интегральная кривая обращена, следовательно, выпуклостью к оси и. Условие однозначности решения требует, чтобы при движении вдоль интегральной кривой от точки Q нормаль к кривой поворачивалась по часовой стрелке, т.е. из точки Q интегральная кривая должна выходить влево. При заданном угле конуса точка Q (и, следовательно, угол во) выбирается так, чтобы интегральная кривая подходила к лучу О = 0 под прямым углом. [c.46]

Рис. 6. Развертка отражения детонационной волны при прямом падении на границу

При встрече газов, следующих непосредственно за фронтом детонационной волны, с остроносым препятствием может возникнуть вместо прямого косой скачок уплотнения. В последнем случае повышение давления при торможении газов оказывается меньшим. [c.233]

После проделанного анализа легко дать решение задачи о сверхзвуковом обтекании горючей смесью клина. Пусть прямая, соответствующая направлению стенки клина, пересекает детонационную поляру в двух точках в точке В на участке М7 и в точке В (рис. 2). Тогда, согласно сказанному выше, около клина возникает поступательный поток со скоростью О В или ОВ1, отделенный от набегающего потока плоским фронтом детонационной волны. Как и при сверхзвуковом обтекании клина нереагирующим газом, в действительности будет осуществляться режим обтекания, соответствующий более слабой волне, т.е. соответствующий точке В. [c.40]

Для детонационной волны условие Чепмена-Жуге налагает ограничение на параметр q а именно он не должен превышать предельного значения, соответствующего детонации Чепмена-Жуге за прямым скачком [c.87]

Для расчёта изменения состояния газа в первом слое плоской детонационной волны мы можем воспользоваться соотношениями прямого скачка уплотнения. Вводя ради удобства безразмерную величину коэффициента скорости, получим соотношение (16) главы III [c.168]

Рассматривается плоская детонационная волна, падающая на прямую границу. Предполагается, что процесс отражения удовлетворяет следующим условиям [c.157]

На рис. 2 приведен типичный снимок отражения детонационной волны при малых углах падения. Угол падения равен 25°. Давление атмосферное. Волна двигается слева направо. На третьем сверху снимке видно образование отраженной волны. На четвертом снимке существует только отраженная волна. У точки пересечения с падающей волной отраженная волна прямая. Дальше волна ослабляется, загибается в сторону, противоположную движению. За отраженной волной темные полоски— волны сжатия заполняют все пространство между волной и стенкой. Время экспозиции каждого кадра 0,5 мксек. Мы видим, что в первом приближении отражение можно назвать регулярным. Отражение происходит примерно так, как на схеме (рис. 5). [c.160]

Отражение при нормальном падении на жесткую стенку является одним из случаев регулярного отражения. Развертка отражения детонационной волны приведена на рис. 6. Отраженная волна идет с постоянной скоростью. Бифуркации не наблюдалось. Отраженная волна прямая, доходит до стенок. [c.162]

При меньшей эффективности других механизмов ионизации (поджигания) по сравнению с ионизацией ударной волной осуществляется именно этот гидродинамический (детонационный) режим. Газ при этом сжимается и нагревается ударной волной до состояния А, а затем, получая дополнительно энергию за счет поглощения света, расширяется вдоль прямой АЖ, достигая точки Жуге к моменту окончания энерговыделения. [c.295]

При расчете изменения состояния газа в первом слое плоской детонационной волны мы можем воспользоваться сотноше-ния ми для прямого скачка уплотнеиия. [c.219]

Прямой теневой метод предложен В. Д. Дворжаком в 1880 г. Он используется в основном для обнаружения и качественного исследования оптических неоднородностей. Ввиду того что прямой теневой метод дает возможность определять вторую производную показателя преломления, он нащел щирокое применение при изучении ударных явлений, связанных с резким изменением п, таких как ударные волны, зона горения предварительно перемешанной горючей смеси, детонационные волны и т. п. [c.217]

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]

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]

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]

При детонационном режиме газ сжимается и нагревается ударной волной до состояния А, лежащего на ударной адиабате. Затем газ за ударной волной, получая дополнительную энергию за счет поглощения потока излучения Р, расширяется вдоль прямой А2 и достигает точки Жуге к моменту окончания знерговыделения. Переход от состояния А к состоянию 2 может быть исследован только с учетом внутренней структуры разрыва . [c.109]

Поскольку реакция протекает необратимо, вдоль прямой Михельсона в направлении от точки 1 к точке 2 энтропия продуктов взрыва (ПВ) возрастает, достигая своего максимума в точке 2. В точке 2, где прямая Михельсона" касается адиабаты полного выделения энергии химических превращений 324, реакции завершаются. Точка касания прямой Михельсона и адиабаты полного выделения энергии есть точка Жуге. Она обладает примечательным свойством скорость распространения детонационной волны, отвечающегй состоянию в этой точке, имеет наименьшее из возможных значений. Такая детонационная волна называется нормальной. [c.123]

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]

Каждой паре значений ра г соответствует определенная скорость детонации —О согласно ф-ле (4). Какая же из возможных скоростей соответствует действительной наблюдаемой скорости детонации Чепмен предположил, что таковой является минимально возможная скорость, соответствующая наименьшему значению а, т. е. той точке I кривой, в к-роЙ прямая, проведенная иа А, касается кривой. Чепмен считал, что, поскольку такая скорость будет достигнута, нет основания для ее возрастания. Беккер дал более точные доказательства этого положения. Он ука- 4 зал, что состояние, соответствующее любой точке, лежащей выше /, неустойчиво, так как в каждой точке скорость звука продуктов взрыва больше скорости детонационной волны, и поэтому разрежение, возникающее позади волны, б.чагодаря охлаждению продуктов взрыва, скорость распространения к-рого равна распространению звука, должно нагнать волну и изменить ее. В точке 1 скорости одинаковы. Поэтому изменения состояния продуктов взрыва здесь уже не могут повлиять "на детонационную волну. Точки, лежащие ниже точки 1, напр, в В, соответствуют меньшим значениям энтропии процесса и поэтому по Беккеру мало вероятны. Для точки 1 Беккер вывел следующее соотношение [c.274]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...