Детонация Чепмена Жуге

Рис. 8. Схема иллюстрирующая различие между замороженной и равновесной детонацией Чепмена — Жуге. 1 — семейство замороженных адиабат Гюгонио (состав газа фиксирован в точке пересечения с равновесной адиабатой) 2 — линии Рэлея (наклоны пропорциональны взятому (со знаком минус квадратному корню из скорости детонации), з — равновесная адиабата Гюгонио 4 — равновесная точка Чепмена — Жуге 5 — замороженная точка Чепмена — Жуге в — началь-ное состояние.

Методы расчета скоростей детонации Чепмена — Жуге излагаются, например, в работах [c.58]

Вопрос о том, будет ли при данной величине наблюдаться сильная детонация, детонация Чепмена — Жуге, [c.51]

Маха для течения перед волной всегда превышает единицу для детонации Чепмена — Жуге и заключено между нулем и единицей для волны горения Чепмена — Жуге. Волнам Чепмена — Жуге соответствует минимальная скорость распространения в случае детонации и максимальная скорость распространения в случае горения. Следовательно, детонация всегда распространяется со сверхзвуковыми скоростями, а волна горения с дозвуковыми скоростями. [c.56]

Используя условие Чепмена — Жуге, получают следующее выражение для скорости детонации [c.410]

При помощи аналогичных качественных рассуждений нельзя исключить возможности распространения слабых детонационных волн. Бринкли и Кирквуд I ] предложили кинематические соображения, рассмотрев модель, в которой детонационная волна является бесконечно тонкой и давление за волной сначала монотонно уменьшается (с конечным наклоном) по направлению к закрытому концу трубы. Они установили, что скорость увеличения давления во времени непосредственно за детонационной волной отрицательна для сильных детонационных волн, положительна для слабых и равна нулю для волн Чепмена — Жуге. Следовательно (ср. рис. 5 из главы 2), в модели Бринкли — Кирквуда слабые детонационные волны (так же, как и сильные) с течением времени приближаются к детонации Чепмена — Жуге. [c.214]

Пути построения более совершенной теории детонации в настоящее время только еще намечаются [539]. Однако во многих случаях классическая детонационная волна Чепмена—Жуге оказывается в достаточной мере адекватной наблюдаемым фактам, что имеет место при оперировании средними величинами (благодаря чему остается правильной теория скорости детонации и ряд других положений классической теории) [c.242]

Усовершенствованные экспериментальные методы позволили подробно исследовать переход горения в детонацию Установлено, что этот процесс включает ускорение волны горения, вызванное расширением горячих газов за волной, образование волн Маха перед пламенем, слияние волн Маха с последующим образованием ударных волн, развитие турбулентности впереди волны горения и внутри нее, обусловленное увеличением скоростей потока, и сложное взаимодействие многочисленных волн в образовавшемся турбулентном потоке, приводящее в конце концов к возникновению детонации Чепмена — Жуге. [c.222]

Было установлено также, что существуют так называемые сильная и слабая детонации, распространяющиеся со скоростями, отличными от скорости классических детонационных волн Чепмена—Жуге, что имеет место взаимосвязь между интенсивностью инициирующей ударной волны и кинетикой химической роакции и т. д. [c.242]

Прямая линия, проходящая через точку (1,1), не может пересекать дефлаграционную ветвь, если ее наклон превышает наклон касательной, и пересекает дефлаграционную ветвь в двух точках (один раз на ОЕ и один раз на ЕР), если ее наклон меньше наклона касательной. Следовательно, волна горения Чепмена — Жуге имеет максимальную скорость распространения ([х = д. ) среди всех волн обычного горения. Рис. 5 с очевидностью показывает, что максимальная скорость волны горения меньше, чем минимальная скорость детонации ( х < х ) этот результат может быть получен также из уравнения (26). [c.52]

Верхняя точка Чепмена-Жуге Точка В Р = Р+ (Р+ > 1) V = У + К<1) Мо - Мо, (Мо+ > 1) Моо = 1 Наблюдаются при детонации в трубах. [c.60]

Вернемся к эксперименту, описанному в начале пункта а 2 главы 5. Если труба, содержащая горючую газовую смесь, достаточно длинная, то пламя, пройдя расстояние, равное (весьма приблизительно) пяти — десяти диаметрам трубы, начинает заметно ускоряться. Наблюдается переходная область с неустановившимся движением, затем появляется высокоскоростная ( 3-10 сде/сек) плоская волна горения, распространяющаяся с постоянной скоростью в оставшейся горючей смеси к концу трубы. Эта высокоскоростная волна является волной детонации, которая, как твердо установлено, распространяется со скоростью, соответствующей верхней точке Чепмена — Жуге (см. главу 2). [c.193]

Точки ф (0) и ф (1) являются узлами, поэтому на рис. 3 эти две точки соединены бесконечным числом интегральных кривых. Следовательно, для целой области значений параметров будут существовать приемлемые решения, проходящие через обе эти точки. Таким образом, независимо от скорости реакции сильная детонация имеет место при любой скорости распространения, большей, чем скорость, соответствующая верхней точке Чепмена — Жуге. С другой стороны, между точками ф (0) и ф+ (1) не рис. 3 проходит лишь одна интегральная кривая (обозначенная через /),т. е. при любой заданной скорости волны слабая детонация может существовать лишь для некоторых функций скорости реакции. Аналогично, между точками ф (0) и ф (1) проходит лишь одна интегральная кривая (обозначенная через Ь), следовательно, слабая волна обычного горения распространяется с определенной скоростью волны, зависящей от скорости реакции. На-ррнец, на рис. 3 отсутствуют интегральные кривые, сое- [c.202]

Уточнения, сделанные Фэем. Вскоре после того, как была улучшена техника экспериментального исследования детонации в трубах, стало очевидно, что детонационные волны не распространяются со скоростью, в точности равной скорости волн Чепмена — Жуге. Так, при фиксированных начальных условиях скорости детонационных волн растут приблизительно линейно с ростом обратной величины диаметра трубы. При обработке результатов эксперимента обычно строят график скорости детонации как функции обратной величины диаметра трубы и затем, чтобы получить истинную экспериментальную скорость детонации, экстраполируют кривую до нулевого значения обратного диаметра (см., например, работу [2 ]). Наблюдалось также, что при фиксированном диаметре скорость детонации растет приблизительно линейно с ростом величины, обратной начальному давлению в трубе. Первое удовлетворительное объяснение этих результатов было недавно предложено Фэем [2 ], который учел влияние пограничного слоя за фронтом ударной волны [c.215]

Расчет скорости детонации из уравнений квазиодномерного течения значительно более труден, чем расчеты, о которых шла речь в главе 2. Так, скорость волны теперь зависит от профилей статического и динамического давлений в зоне реакции, т. е. структура волны в данном случае влияет на величину скорости детонации. Еще одна трудность связана с определением той точки за волной, в которой следует использовать условие Чепмена — Жуге Моо = 1. Это условие нельзя использовать в точке х = оо, так как при некотором конечном значении координаты х пограничный слой будет заполнять все сечение трубы. Фэй преодолел эту трудность, воспользовавшись тем, что увеличение площади и подвод тепла оказывают противоположное действие на квазиодномерное течение (в дозвуковом режиме подвод тепла приводит к увеличению, а увеличение площади — к уменьшению числа М). Здесь может наблюдаться явление, подобное тому, какое имеет место в горле сопла Лаваля. В некоторой точке сопла, где скорость роста площади реакционной зоны соответствующим образом связана со скоростью увеличения энтальпии торможения потока, может наблюдаться плавный переход через М = 1отМ< 1кМ 1. Следовательно, условие Чепмена — Жуге нужно использовать в точке х, где скорость роста пограничного слоя соответствующим образом связана со скоростью химической реакции. При этом характеристики течения в области, расположенной вниз по потоку от этой плоскости (М = 1), не могут влиять па детонационную волну, так как в этой области скорость газа относительно волны превышает скорость звука как внутри, так и вне пограничного слоя. [c.217]

Дальнейшие уточнения. Полагают, что максимальная ошибка в недавних экспериментальных измерениях скорости детонации больше, чем порядок величины относительного уменьшения скорости Auq/vq, полученного Фэем. Результаты этих точных экспериментов дают возможность определить, какая из скоростей звука, равновесная или замороженная, фигурирует в условии Чепмена — Жуге V = (см. 4 главы 2). Влияние выбора скорости звука на скорость детонации показано на диаграмме Гюгонио на рис. 8. Результаты, полученные в пункте в 4 главы 2 не обязательно означают, что в случае стационарно распространяющейся в трубе детонации Veo = а ,со, поскольку в пункте в 4 главы 2 не рассматривалось влияние условий эксперимента на волну. [c.218]

Было установлено также, что структура детонационной волны существенным образом влияет на скорость детонации, что существуют так называемые сильная и слабая детонации, распространяющиеся со скоростями, отличными от скорости классических детонационных волн Чепмена — Жуге, что имеет место взаимосвязь между интенсивностью инициирующей ударной волны и кинетикой химической реакции и т. д. [c.506]

Все эти особенности детонационных волн не были известны классической теории. Поэтому последняя ие в состоянии описать все многообразие реально существующих детонационных волн. Пути построения более совершенной теории. детонации в настоящее время только ещз намечаются [1554]. Однако во многих случаях классическая детонационная волна Чепмена — Жуге оказывается в достаточной мере адекватной наблюдаемым фактам, что имеет место при оперировании средними величинами (благодаря чему остается правильной теория скорости детонации и ряд других положений классической теории). [c.506]

В работах [35, 47] изучена детонация неразбавленных смесей Нг—Ог при низком давлении и измерено поглощение ОН (в области 3100 А) в зоне реакции с использованием непрерывного источника света. Период индукции образования ОН на ранних стадиях реакции обнаружить не удалось, но измерена сверхрав-новесная концентрация радикалов ОН, предшествующая равновесному состоянию Чепмена — Жуге. [c.139]

Гидродинамическая теория детонации применима и для изучения детонации конденсированных ВВ [3, 4]. Как и при детонации газов здесь остаются справедливыми законы сохранения массы, импульса, энергии, а также условие касания Чепмена — Жуге. Однако в случае детонации конденсированных веществ возникают значительные трудности при выборе уравнения состояния для продуктов детонации. Использовать в этом случае упрощенное уравнение Ван-дер-Ваальса р = /г7 /(7-б) (25) [c.70]

Рассчитанное таким образом значение ус принимали равным величине 7 в плоскости Чепмена—Жуге при детонации оксиликвита. [c.94]

При детонации зарядов в массивных оболочках энергия в основном переходит в кинетическую и внутреннюю энергию материала оболочки, а продукты расширяются вдоль изэнтропы Чепмена— Жуге, без сжатия ударной волной, что согласуется с выводами работы [134]. Экспериментальные калориметрические данные по теплотам взрыва могут дать не только определяющие сведения об энергетических возможностях конкретного ВВ, но и первостепенны для понимания самого процесса детонации. К сожалению, в литературе имеется незначительное число работ с количественными надежными измерениями теплот взрыва и состава продуктов ВВ в условиях закалки. Некоторые из этих данных представлены в табл. 30. [c.155]

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 о. Точки Bj и — точки Чепмена — Жуге для сплошного и пористого ВВ, определяемые с помощью прямых линий OBjA и O BjA (линий Рэлея — Михельсона), которые являются касательными, проведенными из точек О и О к соответствующим детонационным адиабатам. Здесь точки О ж О определяются исходным состоянием соответственно сплошного и пористого ВВ. При этом точки А ж А соответствуют состояниям за ударной волной (в химпике). [c.268]

Рис. 5.3.4. Распределение давления в разные моменты времени при переходе конвективного горения унитарного топлива в детонацию в аэровзвеси (воздух -Ь частицы пороха, ро = 0,1 МПа, рго = 11,5 кг/м , 2ао = 100 мкм) за счет повышения температуры газа до Г = 820 К в зоне (О а хо длиной Хо = 0,2 м. Числовые указатели на кривых соответствуют времени I (мс). Крестиками отмечены места воспламенения частпц, кружочками — места полного выгорания частиц, вертикальныл1и штрихами — положение плоскости Чепмена — Жуге

Другое приближение, которое использовалось большинством авторов со времени первой работы Чепмена и Жуге, состоит в том, что рассматриваются просто изменения по всему фронту детонации. В этом случае законы сохранения имеют вид [c.409]

В настоящее время общепринятой теорией детонации является теория Чепмена и Жуге, которая основывается на гидродинамической теории распространения ударов в идеальных газах. [c.101]

Справочник химика 21

Химия и химическая технология