Детонация сферическое

Мы приходим к следующей картине движения газа при сферическом распространении детонации. Детонационная волна, как и при детонации в трубе, соответствует точке Чепмена — Жуге. Непосредственно за нею начинается область сферической автомодельной волны разрежения, в которой скорость газа падает до нуля. Падение происходит монотонно, так как согласно [c.682]

Таким образом, во всех рассмотренных типичных случаях самопроизвольного одномерного и сферического распространения детонации Рис. 134 граничные условия в области позади [c.683]

Рис. 5.11. Временная развертка взрыва сферического заряда УВ — ударная волна, УВг — вторичная ударная волна, ПД — продукты детонации, КП — контактная поверхность

При взрыве сосредоточенного заряда в грунте вдали от свободной поверхности действие взрыва также определяется расширением ПД до предельных объемов. Ударная волна в грунте по своим свойствам близка к ударной волне в воде. Действие взрыва в неограниченной металлической среде проявляется в объемах, определяемых величиной давления продуктов детонации, еще производящих заметные пластические деформации в металле. На рис. 5.17 показаны профили давления в воде и песке при взрыве сферического заряда тротила весом 100 кг на различных расстояниях от центра взрыва [36]. В этом диапазоне давлений в грунте распространяются волны сжатия. [c.127]

Распространение фронта пламени или детонации. Горючая смесь, заполняющая пространство, поджигается в момент = 0 вдоль плоскости (плоский случай), прямой (цилиндрическая симметрия) или в точке (сферическая симметрия). По смеси будет распространяться плоский, цилиндрический или сферический фронт пламени или детонации. [c.171]

Рис. 36. Интегральные кривые в плоскости (г, У), соответствующие сферической детонации.

Рис. 37. Картина течения при сферической детонации.

Рис. 38. Результаты расчёта для распределения скорости v продуктов детонации тринитротолуола за фронтом детонации в случаях плоской и сферической детонации с — скорость распространения фронта детонации.

На рис. 38 и 39 приведено распределение скорости и давления в продуктах детонации за плоской (сплошная линия) и сферической [c.185]

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]

Пусть в бесконечном однородном и изотропном пространстве имеется сферическая полость радиуса R, заполненная зарядам В В, который после детонации превращается в газ с начальным давлением роо. Горное давление для простоты будем считать гидростатическим и равным ро. [c.459]

Класс точных решений уравнений газовой динамики удалось получить, применяя методы теории размерностей и подобия. Основная заслуга в этом принадлежит Л. И. Седову. В 1944 г. он дал общий прием для нахождения решений линейных и нелинейных дифференциальных уравнений в частных производных. Для одномерных неустановившихся течений (которые описы- 331 ваются нелинейными уравнениями) он рассмотрел случаи, когда искомые функции содержат постоянные, среди которых одна или две постоянные с независимыми размерностями. Седов доказал, что если среди размерных параметров, определяющих движение совершенного газа, кроме координаты г и времени t имеются лишь два постоянных физических параметра с независимыми размерностями, то уравнения в частных производных могут быть сведены к обыкновенным дифференциальным уравнениям. Движения газа, определяемые этими условиями, были названы автомодельными. Такими решениями были течения Прандтля — Майера, сверхзвуковые течения около кругового конуса с присоединенным скачком. В 1945 г. Седов нашел точные решения уравнений одномерного неустановившегося движения в случае плоских, цилиндрических и сферических волн (движение поршня в цилиндрической трубе, задача детонации, движение газа от центра и к центру) . [c.331]

Скорость распространения плазменного фронта оценивается известной формулой для модели сферической световой детонации [c.163]

По сравнению со сферическими камерами Г-образные камеры меиее компактны (стенки камеры слишком удалены от свечи зажигания), что способствует возникновению детонации. Для уменьшения детонации свечу зажигания, как правило, располагают вблизи выпускного клапана, чтобы обеспечить сгорание в первую очередь наиболее нагретой смеси, активной к образованию пероксидов. С этой же целью зазор S (фиг. 109, г) между днищем поршня и головкой делают минимальным, что снижает количество и температуру рабочей смеси, сгорающей в последнюю очередь. [c.152]

Покажем теперь, что в отличие от течений с плоскими волнами при распространении по покоящемуся газу цилиндрической или сферической детонационных волн переход к режиму детонации Чепмена-Жуге может происходить на конечном расстоянии. [c.67]

Все последующие коэффициенты рядов (13) будут тоже постоянными, так что течение за волной Чепмена-Жуге обязательно автомо-дельно - такое, как если бы волна детонации была волной Чепмена-Жуге всюду, начиная с момента = 0. При этом в соответствии с выбором знака в выражении для возможно два разных автомодельных течения с волной детонации Чепмена-Жуге. При знаке плюс получаем за волной детонации течение сжатия такое течение возникает при расширении цилиндрического или сферического поршня с соответствующей постоянной скоростью. При знаке минус в выражении [c.70]

Важным случаем течения газа является течение, возникающее в результате возбуждения в небольшом объеме волны детонации, которая распространяется по взрывчатому веществу во всех направлениях от места ее возникновения. Схематизация этой проблемы естественно приводит к рассмотрению сферически симметричного движения газа внутри области, ограниченной сферическим фронтом детонации, которая возникла в центре и распространяется по однородному взрывчатому веществу с постоянной скоростью (О. Е. Власов, 1937 Я. Б. Зельдович, 1942). Волна детонации [c.288]

Характерной особенностью описываемого течения является существование внутренней сферы, расширяющейся с постоянной скоростью, в пределах которой газ неподвижен, а скорость звука, давление, плотность и другие термодинамические параметры постоянны. В области, примыкающей непосредственно к фронту волны функции изменяются довольно резко, причем на самом фронте R = производные функций, описывающих движение, обращаются в бесконечность. На рис. 7 приведены распределения скорости и давления при сферической детонации для Y = 3. Полученные таким способом распределения являются асимптотическими и описывают течение,, когда t оо, поскольку в реальных условиях зона химического превращения имеет конечную ширину. Очевидно, что сферическая расходимость течения приведет к снижению скорости волны по сравнению с ее предельным значением о [c.289]

Рис. 7. Автомодельные распределения до г скорости газа 1), давления (2) и плотности (3) при сферической детонации (7 = 3),

В связи с описанной выше задачей о сферической детонации укажем что автомодельные решения могут быть получены и для детонации, распространяющейся по взрывчатому веществу с переменной по г начальной плотностью (Л. И. Седов, 1956 И. М. Яворская, 1956). [c.290]

Одна из особенностей сферического течения состоит в том, что в расширяющихся продуктах детонации возникает вторичная ударная волна, обращенная к центру. Вторичная ударная волна образуется на задней границе волны расширения, движущейся к центру по продуктам химической реакции. Через определенный промежуток времени эта ударная волна отражается в центре и, как результат этого отражения, образуется вторая расходящаяся ударная волна. [c.290]

Камеры сгорания могут иметь различную форму, в зависимости от расположения клапанов и требуемой степени сжатия. Основные требования, предъявляемые к форме камеры сгорания, это минимальная поверхность камеры и обеспечение быстрого сгорания в ней топлива при высоких степенях сжатия без возникновения детонации. Этим требованиям в наибольшей мере отвечают камеры сгорания сферической и шатровой формы (при верхнем расположении клапанов) и вихревые камеры (при нижнем расположении). Все карбюраторные двигатели современных отечественных автомобилей имеют вихревые камеры, обеспечивающие быстрое сгорание смеси и уменьшающие возможность возникновения детонации. [c.22]

Принципиальную важность имели адекватное понимание и конкретные измерения процессов, происходящих при сферически сходящейся детонации ВВ, а также отработка соответствующих элементов конструкции и разработка технологии их изготовления. В итоге в сжатые сроки была создана практически новая технология прецизионного конструирования крупногабаритных конструкций, содержащих ВВ. [c.78]

Работа фокусирующего элемента основана на разнице скоростей детонации его составных частей. Устройство элемента обеспечивает одинаковое время прохождения детонации от точки инициирования до любой точки его внутренней сферической поверхности, несмотря на разные пути. В качестве составных частей элемента использовались два типа ВВ с разными скоростями детонации. [c.82]

Каждая из этих величин определяется наблюдаемой скоростью-пламени и по отношению к неподвижным продуктам сгорания Ып = Ыг/ц. По значениям л, и Un, кинематической вязкости исходной смеси и диаметров пламенной сферы, отвечающих началу ускорения di и концу сгорания dr, можно вычислить соответствующие значения критерия Рейнольдса Rei и Кег. Величина Rei характеризует нижнюю границу области, в которой появляются возмущения фронта пламени, Re2 — нижнюю границу области возникновения самопроизвольной сферической детонации. [c.47]

Таким образом, во всех рассмотренных нами типичных случаях самопроизвольного одномерного и сферического распространения детонации граничные условия в области позади детонационной волны приводят к однозначному отбору скорости последней, соответствующей точке Жуге (после того как вся область детонационной адиабаты ниже этой точки была исключена по соображениям, изложенным в 120). Осуществление в трубе постоянного сечения детонации, соответствующей расположенной выше точки Жуге части адиабаты 1), требовало бы искусственного поджатия продуктов горения движущимся со сверхзвуковой скоростью поршнем (см. задачу 3 этого параграфа). [c.597]

Структура потока газа за ударной волной на небольших расстояниях от центра взрыва видна на рис. 5.14, где показаны две последовательные интерферограммы падения взрывной ударной волны на сферическую поверхность, находящуюся на расстоянии 20 о от центра сферического заряда. Ударная волна уже отошла от границы продуктов детонации на заметное расстояние и имеет гладкую сферическую ( )орму. Б области между ударной волной и границей ПД наблюдается большой Градиент плотности. Хорошо заметен скачок плотности на вторичной ударной волне (УВг). В области продуктов детонации поток сильно турбулизован. Граница -ПД — воздух не является гладкой. На снимках видно регулярное (рис. 5.14, а) и махов-ское отражения ударной волны (рис. 5.14,6). В области ПД отраженная ударная волна имеет негладкую форму, и на отдельных участках плотность на фронте не терпит разрыва. В области, где в потоке перед отраженной ударной волной пульсации отсутствуют, фронт волны имеет гладкую форму. Таким образом, отраженные ударные волны можно использовать как зонд для исследования структуры потока. Рис. 5.15 соответствует более позднему моменту (расстояние от центра взрыва равно 357 о). [c.121]

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]

На рис. 17 и 18 показаны фотографии ячеистого пламени и отпечаток на плоской пластине, покрытой сажей, сферической детонации в ацетилено-кислородной смеси при начальном давлении ро = 6.7 кПа. В случае ячеистого пламени характерный размер ячейки имеет порядок 10 толгцин одномерной зоны реакции, при ячеистой детонации характерный размер ячейки имеет также порядок 10 толгцин одномерной зоны реакции. [c.133]

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]

Предположим, что при > 0 ударная волна поддерживается пор гинем (плоским, цилиндрическим или сферическим), скорость которого 1 (0, t) задана или известно оказываемое им на газ давление р(0, t). В частном случае, когда г (0, t) = 0, будем иметь режим самоподдер-живаюгцейся химической реакции. Если р(0, t) = 0, то около центра образуется пустота. В работе [4] показано, что в случае идеальной сферической детонации (без учета конечной скорости химических реакций) пустота образуется в центре при / > 3(7 -h 1)/(37 — 1). [c.612]

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]

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]

Детонационному горению газовых смесей посвящено много теоретических и экспериментальных работ. Вследствие большой скорости распространения волн детонации (порядка нескольких км/с) в эксне-эиментальных работах изучались лишь неустановившиеся движения газа, возникающие при распространении детонации в покоящейся среде. Теоретические решения также относились главным образом к случаям распространения плоских, цилиндрических и сферических детонационных волн по покоящемуся газу с постоянной или изменяющейся по определенному закону плотностью [1-4. [c.27]

В настоящей работе изучены асимптотические законы распространения детонационных волн для таких движений газа за волной, при которых сильная детонационная волна ослабевает и превращается в волну Чепмена-Жуге. Показано, что в отличие от асимптотического поведения ударных волн плоская сильная волна детонации стремится в бесконечности к асимптоте г — j t — to) = onst ( j - скорость распространения волны детонации Чепмена-Жуге), переход же цилиндрической или сферической сильной детонационной волны в волну Чепмена-Жуге может происходить на конечном расстоянии. Для цилиндрической и сферической волн изучено также поведение течения после наступления режима Чепмена-Жуге. Краткое изложение результатов настоящей работы о плоских волнах содержится в заметке [1]. [c.63]

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]

Новый принцип пробил дорогу в жизнь в процессе интенсивных работ по другим направлениям исследований и конструирования термоядерного оружия, которым отдавался приоритет. Этими направлениями были, как ясно из предыдущего изложения, исследования необжимаемой цилиндрической системы с жидким дейтерием, в которой ожидалось возникновение ядерной детонации дейтерия под действием ядерного взрыва, и разработка сферического слоистого термоядерного заряда РДС-бс, обжимаемого взрывом химического взрывчатого вещества. [c.94]

Первая группа вопросов относилась к самому понятию ядерной имплозии . Хорошо изученная к тому времени схема работы ядерного заряда предполагала обжатие ядерного (или ядерного и термоядерного, как в РДС-бс) материала сферическим взрывом химических ВВ, в котором процесс сферической симметрии имплозии определялся исходной сферически-симметричной детонацией взрывчатки. Было очевидно, что в гетерогенной структзфс из первичного источника (источников) и обжимаемого вторичного модуля аналогичные первоначальные возможности для реализации сферически-симметричной ядерной имплозии отсутствуют. Этот вопрос был тесно связан с другим вопросом что является носителем энергии взрыва первичного источника и как осуществляется этот перенос энергии ко вторичному модулю [c.95]

Рикардо на основании опытов полагал, что наиболее выгодная в отношении детонации камера должна быть компактной, а расстояние от свечи до наиболее удаленной части камеры наименьшим, чтобы путь пламени был также наименьшим. Завихрения внутри камеры, переносящие очаги пламени, улучшают антидетонационные свойства камеры. Таким образом по мнению Рикардо, наилучшей является сферическая камера с подвеснымиклапанами. [c.264]

След распространения ударной волны на фоторегистрации пересекает линию распространения фронта пламени с противоположной стороны, на которой в этой точке виден излом. Дальнейшее распространение пламени в этом направлении происходит со скоростью порядка 1100—1400 м1сек. Таким образом, самопроизвольное возникновение сферической детонации и в этом случае констатировать не удалось. [c.51]

Рассмотрим, далее, сферически симметричную детонационную волну, расходящуюся от точки начального воспламенения газа как из центра. Поскольку газ должен быть неподвижным как впереди детонационной волны, так и вблизи центра, то и здесь скорость газа должна падать по направлению от волны к центру. Как и в случае движения в трубе, здесь также нет никаких заданных характеристических параметров размерности длины. Поэтому возникающее движение газа должно быть автомодельным, с той разницей, что роль координаты л играет теперь расстояние г от центра таким образом, все величины должны быть функциями только отношения гЦ. Этот важный случай распространения детонации был исследован Я. Б. Зельдовичем (1942). [c.593]

Мы приходим к следующей картине движения газа при сферическом распространении детонации. Детонационная волна, как и при детонации в трубе, непременно соответствует точке Жуге. Непосредственно за нею начинается область сферической автомодельной волны разрежения, в которой скорость газа падает до нуля. Падение происходит монотонно, так как согласно (121,5) производная может обратиться в нуль лишь в той точке, где одновременно v = 0. Вместе со скоростью монотонно убывают также и давление и плотность газа (согласно (121,4) и (121,10) производная р имеет везде тот же знак, что и v ). Кривая зависимости v от rjt имеет на передней границе вертикальную (согласно (121,9)), а на внутренней — горизонтальную касательную (рис. 117). Внутренняя граница является слабым разрывом, вблизи которого зависимость v от rjt определяется уравнением (121,7). Внутри сферы, ограниченной поверхностью слабого разрыва, газ неподвижен. 06niee количество (по массе) неподвижного вещества, однако, весьма незначительно (ср. соображения, приведённые в конце 99). [c.596]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...