Адиабата детонационная

Таким образом, мы приходим к важному результату, что детонации отвечает не вся кривая детонационной адиабаты, а лишь ее верхняя часть, лежащая над точкой О, в которой адиабата касается прямой, проведенной из начальной точки а. [c.673]

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]

Два знака перед корнем соответствуют и данном случае тому, что из точки а можно провести две касательные к детонационной адиабате — одну вверх, как это изображено на рисунке, а другую вниз. Интересующая нас верхняя касательная является более крутой и соответственно этому mii. выбираем знак плюс перед корнем. [c.675]

Теперь уже легко видеть, что реальная передняя граница области рассматриваемого движения должна совпадать с точкой, где выполняются условия (130,8). Для этого замечаем, что разность г It — V, где г—координата границы, есть не что иное, как скорость перемещения этой границы относительно остающегося за ней газа. Но поверхность, на которой гЦ — v> , не может быть поверхностью детонационной волны (на которой должно быть r/t — и с). Поэтому мы приходим к результату, что передней границей рассматриваемой области может быть только точка, в которой имеет место (130,8). На этой границе v падает скачком до нуля, а скорость ее распространения относительно остающегося непосредственно за нею газа равна местной скорости звука. Это значит, что детонационная волна должна соответствовать точке Чепмена — Жуге детонационной адиабаты ). [c.682]

Участок АО адиабаты отвечает не детонационному режиму горения, распространяющемуся со сверхзвуковой скоростью. Оно [c.688]

Множество состояний (при разных скоростях волны D), удовлетворяющих уравнениям (3.1.27), образует детонационную адиабату рассматриваемого ВВ. [c.261]

Найдем параметры газа за детонационной волной в случае детонации Чепмена—Жуге. Будем считать, что в исходном газе и в продуктах детонации показатель адиабаты у один и тот [c.95]

Многочисленные экспериментальные данные показывают, что основные особенности механизма взрывчатого превращения в ударных волнах обусловлены исходной неоднородностью твердых ВВ. Локализация энергии ударных волн на неоднородностях приводит к образованию так называемых горячих точек , в которых и происходит первоначальное инициирование реакции. Образование горячих точек —существенно неравновесный эффект, присущий только динамическим условиям нагружения. Хотя в экспериментах с ударными волнами пока не удается выявить все детали механизма образования и эволюции очагов реакции, полученная информация допускает усредненное эмпирическое описание кинетики процесса. Измерения ударных и детонационных адиабат, а также кривых изэнтропической разгрузки, дают основу для построения уравнений состояния ВВ и продуктов взрыва. [c.271]

Рис.8.1. Структура стационарной детонационной волны, а ОЛ Л—ударная адиабата ВВ, 05—детонационная адиабата, О—точка Чепмена—Жуге б ОА С—зона реакции, 05—зона разлета.

Коэффициент Грюнайзена определяется из эмпирической зависимости скорости детонации от начальной плотности ВВ. Используя условие касания прямой Михельсона и детонационной адиабаты в точке Чепмена—Жуге, находим производную D по рр [1] [c.327]

Рассмотрим осесимметричное затупленное тело, помещенное в равномерный сверхзвуковой поток горючей смеси газов. Примем, что смесь воспламеняется при прохождении через головную ударную волну и сгорает в прилегающем к ней тонком слое. Предположим, что возникающая детонационная волна бесконечно тонкая и тепловыделение при сгорании смеси одинаково во всех ее точках. Исходную смесь и продукты сгорания будем считать совершенными газами с показателями адиабаты 71 и 72. В сформулированной постановке рассматриваемая задача подобна хорошо изученной задаче о сверхзвуковом обтекании тела адиабатическим потоком, и для ее решения можно использовать методы, разработанные для таких потоков. Для примера рассмотрим обтекание горючей смесью сферы и цилиндра со сферической головной частью. Численное решение этой задачи производится в два этапа. [c.55]

Нестационарное течение в камере сгорания и в сопле находится численным интегрированием по распад ной, монотонной, консервативной разностной схеме второго порядка аппроксимации уравнений одномерной нестационарной газовой динамики с выделяемыми явно главными разрывами - детонационной волной и контактными разрывами, разделяющими зоны продуктов сгорания богатой и бедной смесей. Процедуры выделения опираются на заранее рассчитываемые детонационные адиабаты и на запоминаемые в процессе [c.105]

Общий анализ, объяснение наблюдаемого на опыте физического процесса, который возникает при поглощении лазерного луча в области фокуса, и вычисление температуры были даны Ю, П, Райзером (1965), который рассмотрел наряду с гидродинамическим ( детонационным ) и другие возможные механизмы распространения волны, построил общую схему волны поглощения света и нагревания газа и вывел ударную адиабату такой волны (рис. 44), Гидродинамический механизм соответствует точке Жуге / этой адиабаты и минимальной скорости распространения волны (пере-Уа р ход О — А — /). Возможны и другие. механизмы распространения нагрев и ионизация газа перед фронтом тепловым излучением, выходящим из высокотемпературной области за волной, или возникновение последовательных пробоев под действием самого лазерного луча. Механизм последовательных пробоев обсуждался также в цитированной работе Р. В. Амбарцумяна и др. (1965). [c.264]

Проследим теперь (следуя Я. Б. Зельдовичу, 1940) за ходом изменения состояния вещества вдоль слоя конечной ширины, которым в действительности является детонационная волна. Передний фронт детонационной волны представляет собой истинную ударную волну в газе / (исходной горючей смеси). В ней вещество подвергается сжатию и нагреванию, приводящему его в состояние, изображающееся точкой d (рис. 132) на ударной адиабате газа I. В сжатом веществе начинается химическая реакция, по мере протекания которой состояние вещества изображается точкой, передвигающейся вниз по хорде da при этом выделяется тепло, вещество расширяется, а его давление падает. Так продолжается до тех пор, пока не закончится горение и не выделится все тепло реакции. Этому моменту соответствует точка с, лежащая на детонационной адиабате, изображающей конечные состояния продуктов горения. Что же касается нижней точки Ь пересечения хорды ad с детонационной адиабатой, то [c.672]

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]

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]

Если же и > VI, то детонационная волна уже не может соответствовать точке Жуге (поршень обгонял бы ее). В этом случае возникает пересжа-тая детонационная волна, соответствующая точке на адиабате, расположенной выше точки Жуге. Она определяется тем, что скачок скорости в ней должен быть равен как раз скорости поршня v, — Во всей об- [c.685]

В 129 было показано, что детонации соответствуют точки на верхней части детонационной адиабаты для данного процесса горения. Поскольку уравнение этой адиабаты есть следствие одних лишь необходимых законов сохранения массы, импульса и энергии (иримененных к начальному и конечному состояниям [c.686]

Все эти сообрал<ения можно применить и к рассматриваемым здесь поверхностям разрыва . В частности, остается в силе и произведенный в 88 подсчет числа параметров возмущения для каждого из четырех случаев (131,1), представленный на рис. 57. Для детонационного режима (адиабата над точкой О) число граничных условий такое же, как и для обычной ударной волны, и условие эволюционности остается прежним. Для недетонационного же режима (адиабата под точкой О) ситуация меняется ввиду изменения числа граничных условий. Дело в том, что в таком режиме горения скорость его распространения целиком определяется свойствами самой химической реакции и условиями теплопередачи из зоны горения в находящуюся перед ней ненагретую газовую смесь. Это значит, что поток вещества / через зону горения равен определенной заданной величине (точнее, определенной функции состояния исходного газа I), между тем как в ударной или детонационной волне / может иметь произвольное значение. Отсюда следует, что на разрыве, представляющем зону недетонационного горения, число граничных условий на единицу больше, чем на ударной волне, — добавляется условие определенного значения /. Всего, таким образом, оказывается четыре условия, и тем же образом, как это было сделано в 87, заключаем теперь, что абсолютная неустойчивость разрыва имеет место лишь в случае V < С, 02 > Са, изображающемся точками на участке адиабаты под точкой О. Мы приходим к выводу, что этот участок кривой не соответствует каким бы то ни было реально осуществляющимся режимам горения. [c.687]

Детонационная адиабата ВВ на диаграмме p V) лежит выше ударной адиабаты непрореагировавшего ВВ по крайней мере в области удельных объемов V, близких к начальному (t o). На рис. 3.1.6, а приведена характерная для ВВ диаграмма p V), где 0 1 — ударная адиабата непрореагировавшего ВВ, а В В" — детонационная адиабата, соответствующая начальнол1у состоянию О. Аналогично (3.1.23) квадрат скорости детонационной [c.262]

Если за детонационной волной следует разгрузка из-за разлета ПД, то устанавливается стационарный самоподдерживаю-щийся режим Чепмена —Жуге (Ч—Ж), которому соответствует точка Bj на диаграмме p(V), где <95/— касательная к детона-пионной адиабате, проведенная из точки О. В этом режиме детонационная волна движется со скоростью звука относительно вещества за волной (Д = Уа + Сг), и поэтому волны разгрузки, распространяющиеся с той же скоростью, не ослабляют детонационную волну. [c.263]

Режимы пересн атой детонации, которым соответствуют точки на детонационной адиабате, расположенные выше точки Bj или точки Ч—Ш, и для которых имеет место дозвуковое движение детонационной волны относительно вещества (ПД) за волной D < V2 + i, возможны только или в нестационарном режиме, когда она постепенно ослабляется волной разгрузки, стремясь к режиму Ч—Ж (соответствующая волна показана на рис. 3.1.6, б в виде О А В Е ), или в стационарном режиме при отсутствии волны разгрузки, когда детонация поддерживается поршнем (соответствующая волна на рис. 3.1.6, б имеет вид 0 А[В В ). [c.263]

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]

Детонационная ударная адиабата смеси (ДУАС) характеризует состояние d среды за детонацпонной волной после полного выгорания частиц (рг = 0, р = Pi = Pi(i) + Рцз)), тогда [c.426]

Состояние среды за детонационной (с горением) или релаксационной ударной волной (без горения), распространяющейся по смеси со скоростью D, определяется как точка пересечения ЛРМ соответственно с адиабатой ДУАС или РУАС. [c.427]

Для аэровзвеси, которой соответствуют ударные адиабаты и интегральная кривая fjbgdj на рис. 5.3.1, структура стационарной детонационной волны в режиме Ч—Ж показана на рис. 5.3.3. Видно, что скорость газа в зоне горения (после точки воспламенения Ь) из-за вдува горячих продуктов реакции увеличивается, а скорость частиц за счет межфазного трения надает. В некоторый момент скорости фаз совпадают (точка h). При этом [c.429]

Рис. 5.2. рУ-днаграмма детонационных и дефлаграционных волн ВВ — ударная адиабата взрывчатого вещества, ПВ — адиабата Гюгонио продуктов взрыва [c.90]

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]

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]

В классической постановке регнена автомодельная задача о течениях самогравитирующего газа с детонационными волнами. За счет выбора показателя адиабаты показана возможность конструирования регнений с детонацией типа динамического взрыва равновесия без начального подвода энергии. [c.425]

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]

Не обращаясь к структуре детонационного фронта, будем считать, что химическое превращение происходит за пренебрежимо малый промежуток времени в узкой зоне, примыкающей к фронту волны. Используя законы сохранения в алгебраической форме, определим соотношения, связывающие кинематические и термодинамические величины перед и в конце этой зоны, шазываемой состоянием Шуге. Состояние перед фронтом волны считаем невозмущенным. Очевидно, что первые два закона — сохранение массы и импульса — будут точно такими же, как для ударной волны. Если количество энергии, выделяемой единицей массы ВВ в зоне химических реакций, равно Q, то уравнение ударной адиабаты, являющееся следствием законов сохранения массы, импульса и энергии, приобретает вид [c.122]

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]

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]

Задача о сверхзвуковом обтекании затупленного тела горючей смесью с образованием детонационного фронта репталась в работах [1, 2]. Исходная смесь и продукты сгорания считались соверпЕенными газами с разными показателями адиабаты 7. В этих работах изучено влияние величины теплового эффекта реакции и скорости потока на картину течения и распределение газодинамических функций за детонационной волной. В частности, расчеты показали, что сильная детонационная волна, образующаяся перед сферой, ослабевая, быстро переходит в волну Чепмена-Жуге. Для плоского течения на примере обтекания кругового цилиндра показано, что режим Чепмена-Жуге устанавливается липеь асимптотически. Это соответствует выводам работ [3, 4], в которых дан теоретический анализ поведения нестационарных течений с плоскими, сферическими и цилиндрическими волнами детонации при их ослаблении. [c.78]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...