Скорость детонации Чепмена Жуг

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]

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

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]

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]

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]

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]

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]

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 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]

Теорпя детонации Чепмена — Жугэ не указывает на какую-либо зависимость скорости детонации от диаметра трубы. Между тем, такая зависимость суш ествуег [15] скорость детонации линейно связана с обратной величиной диаметра трубы. Угол наклона этой зависимости одинаков для интервала концентраций ацетплена 8—65%, но для концентраций 75 и 80% он возрастает. Кривая, показанная на рис. 11.50, была построена для трубы бесконечного диаметра. Однако при расчете не вносились поправки па неидеальность газа, а эти поправки и учет конечного диаметра трубы действуют в противоположных направлениях и, таким образом, взаимно компенсируются. Измерения скорости детонации в трубах, диаметр которых изменяли в 13 раз, показали, что на [c.565]

Относительно высокая электропроводность при детонации в системе О2 — СгН2 в электромагнитном поле позволила получить текущий по проводящему газу ток, равный нескольким амперам [3 ]. Скорость детонации при наличии поля была заметно ниже скорости Чепмена — Жугэ. Эти исследования были проведены в связи с использованием детонации для МГД-генераторов.] [c.571]

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]

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]

Детонация может также инициироваться при прохождении ударной волны по горючей смеси в ударной трубе. Если изменение давления в ударной волне не слишком велико, то в этом случае детонационные волны также распространяются со скоростью Чепмена — Шуге. Недавно путем подбора условий течения воздушного потока в сопле Лаваля были получены стоячие детонационные волны, неподвижные относительно лабораторной системы координат ]. Условия течения подбирались так, что отраженный маховский прямой скачок уплотнения располагался за выходом сопла. Если воздух предварительно подогрет до достаточно высокой температуры и в поток добавлено горючее (водород), то ударная волна поджигает смесь, и последующее горение превращает скачок в стационарную плоскую сильную детонационную волну. Ниже будет рассмотрена структура и скорость распространения детонационных волн, полученных описанными выше методами. [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]

Согласно Сардженту, поскольку нормальное распространение пламени в трубке протекает со скоростью меньше звуковой, давление по всему объему газа устанавливается быстрее, чем распространяется взрыв. Поэтому к моменту, когда нормальное распространение взрыва переходит в детонационное, газ находится под давлением большим, чем начальное [34, 42]. Давлеше же в плоскости Чепмена — Жугэ превышает именно это повышенное по сравнению с начальным давление в 20 раз в падающей волне и в 40—50 раз в отраженной волне в конце трубы. Этим объясняется тот факт, что измеренные давления детонации в 100 и даже в 200 раз превышали начальное давление. [c.459]

При давлениях 90 мм рт. ст. и выше наблюдалось явление двойной детонации. В этом случае при 120 и 180 мм рт. ст. вращательные телптературы пэсле внесения поправок оказались равными 3715 и 3804° К. Скорость детонацин при 60 мм рт. ст. была 2560 м/сек, а при 180 мм рт. ст. — 2640 м/сек. При детонации стехиометрических кислородно-ацетиленовых смесей распределение но вращательным и колебательным степеням свободы для радикала ОН от фронта волны и до области за плоскостью Чепмена — Жугэ оставалось одним и тем же [36]. Это может свидетельствовать о наличии турбулентности. [c.569]

Справочник химика 21

Химия и химическая технология