Околокритические режимы газовой детонации тема автореферата и диссертации по физике, 01.04.17 ВАК РФ

м« о»

2 9 ^^ российская академия наук

СИБИРСКОЕ ОТДЕЛЕНИЕ ИНСТИТУТ ГВДРОДШАМИКИ им. М.А.ЛАВРЕНТЬЕВА .

на правах рукописи УДК 534.222.2 + 662.215

ВАСИЛЬЕВ Анатолий Александрович

ОКОЛОКРИТЙЧЕСКИЕ РЕЖИМЫ ГАЗОВОЙ ДЕТОНАЦИИ

01.04.17 - химическая физика, в том числе физика горения и взрыва

Автореферат диссертации на соискание ученой степени доктора физико-математических наук

Новосибирск - 1995

Работа выполнена в Институте гидродинамики им. Сибирского Отделения Российской Академии наук.

М.А.Лавренты

Официальные оппоненты

член-корреспондент РАН, профессор А.К.Ребров

доктор физико-математических наук, профессор А.А.Борисов

доктор физико-математических наук, профессор А.В.Федоров

Ведущая организация -Институт химической физики (Черноголовка) РАН

Защита диссертации состоится " " и _ 1995

в часов на заседании Специализированного совета Д002.55,

Института гидродинамики им. М.А.Лаврентьева Сибирского Отделе! Российской Академии наук (630090 Новосибирск, пр. Лаврентьева-П

О диссертацией можно ознакомиться в библиотеке ИГиЛ СО РАН

1

Автореферат разослан "_" _ 1995 г.

Ученый секретарь Специализированного совета доктор технических наук .

И.В.Яковле!

ОБЩАЯ ХАРАКТЕРИСТИКА РАБОТЫ

^туальность провлоиы. Классические представления о детонационной волне (ДВ) как о стационарно распространяющемся со сверхзвуковой скоростью газодинамическом комплексе из бесконечно тонкой ударной золны (УВ) и одномерных зон индукции и химической реакции являются з достаточной степени идеализированными при рассмотрении газовой цетонации. Сложная наодномерная и нестационарная структура фронта ЦВ оказалась присущей не только чисто газовым системам, но и ряду кидких и твердых взрывчатых веществ (ВВ), а также гетерогенным мест. Околокритические ситуации, когда механизм химического превращения вещества и характер последующего (детонация - горение) юведения системы становится весьма чувствительным к малейшим ва-зиациям внутренних или внешних воздействий, возникают во многих шдачах газодинамики химически реагирующих сред. Например, проблэ-ш возникновения упорядоченной структуры ДВ и определение ее ха-шктерного масштаба - размера элементарной ячейки через физико-мнетические характеристики смеси является актуальной не только [ля газовой детонации, но и для интенсивно развивающейся математи-[еской теории катастроф. Актуальными являются исследования около-фитических реяимов, моделирущиэ распространение детонации в кайлах сложной геометрии или в открытом пространстве (свободные га-овые заряды). Актуальность детальных исследований околокритичес-ш. реетмов при инициировании многофронтовой детонации или при подходе горения в детонацию (ПГД) обусловлена тем, что без четких изических представлений об этих процессах трудно надеяться на декватное их описание при численном моделировании. Актуальность аких исследований диктуется не только чисто научным интересом, но огромной практической важностью. Проблема безопасности населе-ия, народно-хозяйственных объектов и окружающей среда при возкик-овенйи крупномасштабных природных или несанкционированных техно-энных катастроф превратились в одну из вазнейших в программах кологии многих стран мира.

тема В-591Н тесно связана с планами научно-

сследовательских работ Института гидродинамики им. М.А.Лаврентьев в период 1977-1995 гг. Работа является обобщением результатов зоретических и экспериментальных исследований, выполненных непо-зедстввнно автором шп: под его руководством, по заданиям коорди-

национных. планов Академии наук, ГКНГ, Государственным программам..

цель» работы является разработка и развитие концепции о базовой роли основного масштаба структуры детонационного фронта - размера ячейки, позволяющего объединить и рассмотреть с единых позиций большую совокупность околокритических ситуаций, возникающих, при распространении многофронтовой детонационной волны.

Основные задачи исследования:

- разработка математической модели для описания базового объекта многофронтовой детонации - элементарной ячейки;

- разработка приближенной модели для определения критической энергии инициирования многофронтовой детонации для различных случаев симметрии;

- разработка универсальной методики определения энергии инициирования, пригодной для различных типов инициаторов;

- получение новых экспериментальных данных об околокритическом поведении ДВ при дифракции: на выпуклом угле, при пересжатии волны, на границе раздела взрывчатых смесей;

- получение новых данных о роли пространственного фактора при возбуждении ДВ; разработка путей оптимизации инициирования;

- получение новых экспериментальных данных о параметрах быст-ролетящего тела, способного возбудить ДВ в горючей смеси; выработка критерия инициирования;

- получение новых экспериментальных данных об околопредельных режимах детонации в каналах произвольного сечения; выработка критерия пределов;

- разработка и реализация методов создания свободных газовых зарядов; получение экспериментальных данных о распространении ДВ е зарядах критического диаметра;

- комплексный анализ и обобщение экспериментальных и расчетных результатов.

Научная новизна работы.

Разработана математическая модель элементарной ячейки, наиболее полно и корректно описывающая ее характерные параметры. Модел! позволила впервые с единых позиций провести комплексный анали: большого количества экспериментальной и расчетной информации до различных топливо-кислородных и топливо-воздушных смесей в широко» диапазоне изменения начальных условий.

На основе модели ячейки впервые предложен метод оценки крити-

ческой энергии инициирования многофронтовой детонации через энергию газа в области соударения поперечных волн и параметры дифракции, т.е. с учетом реальной неодномерной и нестационарной структуры детонационного фронта.

Предложена простая экспериментальная методика определения эффективной энергии инициатора, позволившая впервые с единой точки зрения проанализировать пространственно-временные характеристики энерговыделения для наиболее распространенных типов инициаторов. С помощью данной методики получены новые данные для неисследованных ранее смесей.

Впервые выполнены комплексные экспериментальные исследования и получен большой объем новой информации об околокритических режимах инициирования, при дифракции многофронтовой детонации, при распространении в каналах слоеной геометрии и т.д., что позволило ^формулировать основные требования, необходимые для корректного определения критической энергии инициирования. Результаты исследо-ганий позволили впервые установить функциональную зависимость дифракционных характерней® от определяхщих параметров и завершить гостроениэ "дифракционной" модели инициирования.

Впервые выполнен комплексный анализ экспериментальных и рас-:етных данных по энергия?,! инициирования различных газовых смесей в ироком диапазоне изменения начальных параметров (эксперимент - в .абораторных и полигонных услоктях, расчеты - практически по всем риближенннм моделям, известным из литературы).

Впервые выполнены исследования, посвященные роли" пространсг-енного распределения вводимой в смесь энергии на критические ус-овия инициирования. Разработаны рекомендации к оптимизации иницн-ровання.

Впервые получены экспериментальные данные по инициированию зрывчатой смеси с помощью быстролетяодэго тела в широком диапазоне заметров' (5+250 ш) и скоростей тела (800+3500 м/с), а такхе со-савов смесей: от активных топливо-кислородных до трудновозбуздае-IX топливо-воздушнх.

Обнаружен неизвестный ранее эффект струйного формирования да-ягации перед быстролетящим телом с плоским передним торцем.

Предложен критерий инициирования, объединяющий аэродинамичес-18 характеристики быстролетяцего тела и физико-кинетические пара->тры смеси и позволивший с единой точки зрения впервые однозначно

объяснить весь известный экспериментальный материал.

Впервые предложен критерий определения геометрических пределов самоподдерживающегося режима распространения детонации в каналах произвольного сечения, устанавливающий взаимосвязь основных размеров канала с базовым параметром многофронтовой детонации -размером элементарной ячейки.

Впервые проведены детальные исследования и получены новые данные об околопредельных режимах детонации в каналах прямоугольного сечения. Вблизи пределов обнаружен квазистационарный режим распространения с продольными пульсациями - аналог галопирующему режиму для труб. Обнаружены и детально изучены квазистационарные режимы высокоскоростного горения, представляющие собой новый класс сверхзвуковых режимов, практически не зависящих от мелкомасштабной шероховатости стенок и способа возбуждения .(сверху от детонация или снизу от ламинарного пламени). Получен большой объем информации о распространении околопредельной детонации в каналах с пористыми стенками.

Впервые получены и'изучены самоподдерживающиеся режимы детонации в свободных газовых зарядах в виде осесимметричной струи шп плоского слоя. Впервые определены критические диаметры детонацш для ряда смесей. Впервые исследованы околокритические режимы детонации в свободных газовых зарядах.

Практическая ценность работы.

Предложенные в работе модели ячейки и инициирования могу1 быть использованы в качестве основы для создания базы данных ■ взрывоопасности различных газовых систем.

Модель ячейки имеет практическую ценность для определения ки нетичесних констант, используемых при "усредненном" описании ин дукционного периода, поскольку позволяет определить эти констант с большей точностью и именно для условий, типичных для детонации.

Результаты исследований позволяют оптимизировать условия инк циирования детонации настолько, что становится возможным Оольшин ство полигонных исследований перевести в лабораторные условия.

Результаты исследований уже используются или могут быть поле жены в основу новых технологических устройств, применяемых в pas личных отраслях народного хозяйства: детонационные пушки для нан« сения покрытий, импульсные системы очистки технологического оборз дования от пылевых отложений, безопасный газодетонатор для подры!

ВВ, импульсные малогабаритные камеры с детонационным режимом сгорания, устройства типа НЕМ-ассе1ега1;ог и многое другое, где используются газообразные топлива. Результаты исследований имеют практическую ценность при оптимизации таких, устройств. Основные положения, представляемые к зашита:

1. Концепция о базовой роли размера ячейки, с помощью которого объединяется в единый комплекс большая совокупность различных

■ явлений, связанных с многофронтовой детонацией.

2. Математическая модель элементарной ячейки.

3. "Дифракционная" модель инициирования многофронтовой детонации.

4. Критерий инициирования детонации быстролетящим телом.

5. Критерий геометрических пределов детонации для каналов произвольного сечения.

6. Экспериментальная методика определения эффективной энергии различных инициаторов.'

7. Результаты исследований околокритических рекимов детонации при инициировании электроразрядом, взрывающейся проволочкой, зарядами ВВ, быстролетящим телом.

8. Результаты исследований по инициированию детонации кольцевыми и линейными зарядами, по многоточечной схеме, зарядами промежуточной симметрии.

9. Результаты исследований по дифракции многофронтовой детонации, моделирующей наиболее интересные ситуации.

ю. Результаты исследований околопредельных ренинов в каналах произвольного сечения и в каналах с пористыми стенками, п. Результаты исследований детонации в свободных газовых зарядах. [2. Анализ совокупности экспериментальных и расчетных данных о характерных параметрах многофронтовой детонации, ¿проекция работы и ^блккации. Основные положения дассартаци-)ННОй работы и результаты исследований опубликованы в 44 статьях, 5ыли приняты и докладывались на Международных коллоквиумах по га-гадинамике взрыва и реагируших систем (Швеция - 1977, ФРГ - 1979, йшск - 1981, Франция - 1983, Польша - 1987, Япония - 1991), на ¡сесоюзных симпозиумах по горению и взрыву (Одесса - 1977, Алкала - 1980, Черноголовка - 1983, Ташкент - 1986, Суздаль - 1989), ¡а Всесоюзных иколах-семинарах по физике .взрыва (Новосибирск -980, Красноярск - 1984), на Всесоюзных совещаниях по детонации Черноголовка - 1983, 1986, Таллинн - 1935, Дзержинск - 1988), на

Всесоюзном семинаре "Фундаментальные' проблемы физики ударных волн' (Азау - 1987), на XI Международном симпозиуме по процессам горенш (Польша - 1989), на Международной конференции "Лаврентьевские чтения по математике, механике и физике" (Новосибирск - 1990), н; Всесоюзной школе-семинаре "Современные проблемы механики жидкосп и газа (Иркутск - 1990), на Всесоюзном симпозиуме по газодинамик< взрывных и ударных волн, детонационного и сверхзвукового гореши (Алма-Ата - 1991), на Международной школе-семинаре. "Физика и газодинамика ударных волн" (Минск, 1992), на Международных семинара: по структуре пламен (Новосибирск - 1989, 1992), на Международно] конференции по горению, посвященной 80-летия Я.Б.Зельдовича (Москва - 1994), на научных семинарах в Институте теоретической и прикладной механики, Институте теплофизики и Институте гидродинамики личное участие автора. Практически все экспериментальные результаты диссертационной работы получены автором самостоятель» (или под его руководством). В других случаях - автору принадлежа1 основные идеи в постановке задач, выборе методов решения и анализ! полученных результатов,

структура и овьем работы. Диссертация состоит из Предисловия Введения, семи глав с основными выводами, Заключения и списка ни тируемой литературы (348 наименований). В диссертации приведен 152 рисунка, общий объем - 386 страниц.

КРАТКОЕ СОДЕРЖАНИЕ РАБОТЫ

В Предисловии обосновывается выбор околокритических режимо как объекта исследований. Хотя эти режимы требуют существенн больших затрат времени и материально-технических ресурсов при экс периментальных исследованиях, компенсацией этому может служит уникальная информация о глубинных физических процессах, которые обычных условиях обнаружить не удается.

В Предисловии формулируются основные направления современны исследований и проблемы многофронтовой детонации, обосновываете их актуальность и практическая ценность. Сформулированы основны задачи диссертационной работы: моделирование ячеистых структур различные аспекты инициирования, пределы распространения.

Во Введении изложены современное состояние каждой из рассмат риваемых проблем и указаны пути их решения в данной работе.

лава I. Ячейка как важнейший объект структуры многофронтовой газовой детонации.

В начале главы изложен литературный обзор работ по моделиро-анию как ячеистых структур многофронтовой детонации, так и проте-ающих внутри ячейки процессов. Модели классифицированы по лежащим их основе базовым постулатам: "акустические" (по интенсивности озмущений во фронте ДВ), одномерные (по представлению ДВ в виде тационарного двухфронтового комплекса), двумерные (численные рас-еты по неустойчивости плоской ДВ), узкоспециализированные (моде-ирование какого-то одного характерного параметра ячейки). Итого-ый вывод обзора - некоторые (наиболее физически оправданные) мо-ели в лучшем случае позволяют провести лишь качественное описание тдельного параметра.

Комплексный подход к описанию ячейки и ее характерных пара-етров был реализован автором диссертационной работы в замкнутой атематической модели ячейки (в соавторстве с Ю.А.Николаевым). Ос-овные этапы распространения ДВ в отдельной ячейке (схема пред-тавлена на рис.1) выглядят следующим образом: соударение попереч-ых волн в области I, нестационарное распространение волны с мгно-енной химической реакцией на фронте, срыв химического энерговыде-:ения, разделение ударной волны и фронта горения и накопление в оне индукции сжатой и нагретой взрывчатой смеси, очередное столк-овение поперечных волн из соседних ячеек и повтор цикла. Распро транение многофронтовой газовой детонации поддерживается такики

периодически повторяющимися соударениями.

При математическом моделировании ячейки, проводя аналогию между соударением поперечных волн и локальным микровзрывом, вид решения для скорости волны Б выбирался совпадающим с автомодельным для линейного взрыва (двумерное движение):

Б = /Е/р^ / (2г),

а энергетическая характеристика Е1 представлялась в виде линейной комбинации внутренней энергии газа в области соударения поперечных волн I Ех и энергии химического тепловыделения Ец(г) в волне по мере ее распространения -

Е, = а1 Ех + а2 Ед(г).

Для определения коэффициентов а1 и а2 использованы два известных асимптотических решения теории подобия (например, Л.И.Седов): 1) -отсутствие тепловыделения - модель сильного взрыва в инертной среде; 2) - мгновенное тепловыделение на фронте - распространение детонационной волны с постоянной скоростью.

Вблизи области соударения I взрывная волна сильно пересжата и задержки воспламенения смеси столь малы, что это позволяет при моделировании химического тепловыделения смеси рассматривать реакцию как мгновенно протекающую на фронте волны на начальной стадии движения вплоть до некоторого радиуса г# (или соответствующего момента времени 1;^), а после г^ - считать реакцию сорванной из-за очень быстрого нарастания задержек воспламенения в затухащей волне.

Размер к индукционной зоны к моменту очередного соударения поперечных волн (движение после г„) определяет размер области I -

ть

\ = X (Б - и) 41;,

г

*

продольная Бц и поперечная Вх. компоненты скорости сталкивающихся поперечных волн - давление Р , а в совокупности - энергию Е1 в области соударения:

\ = Рх /Лг/(7Х -'1),

и - массовая скорость смеси в зоне индукции, - полное время движения волны по отдельной ячейке, 71 - показатель адиабаты, к -

созффициент (h = тс/4 для области I с сечением в виде круга).

Средняя на длине ячейки Ъ скорость распространения ДВ

_ 1 Л Т& 1 Ь

D =" JDQ(t) « + /D(t) dt f =-

b ^ о t J Lb

*

характеризует уровень потерь для самоподдерживающегося режима или ¡тепень пересжатия волны при искусственной подцерже, например, с гомощыо поршня. Ее значение либо задается формально в виде некото-юй постоянной величины, либо определяется из решения дополнитель-юй задачи, моделирующей различные внешние воздействия. Базовой рш сравнения служит скорость DQ идеальной детонации Чепмена-Нуге.

По зависимостям D(t) определяются уравнения движения волны •(t) в отдельной ячейке (до г„ и после), а из совместного решения •£(t) для соседних ячеек (с учетом повторяемости всех событий со ¡двигом на Tj/2) - параметрические зависимости £(t) и г|(t) коорди-1ат поперечной волни (как точек пересечения двух цилиндрических галн с радиусами R(t) и r(t) - рис. 1). Скорости Dj и D^ определялся дифференцированием T](t) п С(t)- Расчет Рх ведется по класси-геским формулам отражения волн от идеальной стенки.

Самовоспламенение частицы, попавшей во фронт волны в момент :рыва за ней химической реакции (г^, t^), к моменту очередного со-■дарения поперечных волн слукит подстраховочным механизмом возоб-гавлекия ячеистой структуры. Время индукции для этой "граничной" [астицы определяется из интегрального равенства

ТЕ

Il 'j

щоль траектории этой частицы, х - задерша воспламенения при пос-■оянных температуре и плотности. Переходя к безразмерным переменим Ç = г/Ь, х = г^/Ь, у = ÔA,/Ь получаем выражение для размера :чейки через физико-кинетические характеристики взрывчатой смеси

1+У

Ь-. Г-5.

J D т

X

Завершающий этап - выбор кинетических данных. Кинетика пре-

Lb b+QX dt г clr

1

D г

вращения исходных компонент горючей смеси в конечные продукты может быть описана с помощью полной (или "укороченной") системы кинетических уравнений для всех элементарных реакций (прямых и обратных) или с помощью одной "усредненной" реакции. Обычно задержвд воспламенения в рамках "усредненного" описания индукционного периода представляют в виде формулы Аррениуса

А ехр(Е/RT)

х =- ,

Г К

■{[топливо] [окислитель] [инертная добавка] °v

где Е - энергия активации "лимитирующей" (ведущей) реакции индукционного периода, R - универсальная газовая постоянная, Т - температура смеси в зоне индукции, в квадратных скобках - концентрация компонент смеси, А и - численные коэффициенты. Довольно чаете на практике ограничиваются случаем = &3 = 0, кг = 1.

К сожалению, "усредненные" кинетические данные для задерже* воспламенения, приводимые различными авторами, при экстраполяцш на детонационные условия, дают заметный разброс в величинах т. Повторное "усреднение и переаппроксимация" совокупности данных о задержках воспламенения из различных работ позволяет получить новые обобщенные кинетические константы в уравнении Аррениуса и, тем самым, частично "оптимизировать" т, но не снимает вопроса о степеш достоверности новых констант при экстраполяции. Все это создаеч дополнительные трудности при решении главной задачи первой главы -определения размера ячейки в различных взрывчатых смесях при варьировании в широком диапазоне исходных параметров смеси: давления, температуры, плотности, степени разбавления инертными газами, соотношения горючего и окислителя (от нижнего до верхнего концентрационных пределов), типа окислителя (кислород, воздух,...), степею перескатия или ослабления многофронтовой детонации и т.д.

Поставленная задача решалась с помощью экспериментальных исследований и численного моделирования ячейки. Рассмотрены различные смеси на основе 4-х характерных топлив: водорода, ацетилена, этилена и метана. В свою очередь экспериментальные исследованш стали возможными после решения дополнительной чрезвычайно важно! задачи: реализации самоподдерживающегося режима распространения Д1 на масштабах лабораторного оборудования. Исследования позволил! выявить необычное влияние азота (по сравнению с другими инертным

газами), проявляющееся в аномальном увеличении характерных размеров по мере разбавления смеси (рис. 2), и скорректировать формулы френиуса для т с помощью переменного коэффициента перед концентрацией кислорода, характеризующего долю "чистой" смеси в смеси, разбавленной азотом (для правильной асимптотики): пунктир - расчет га традиционной формуле, сплошная линия - по скорректированной.

Большой объем полученной информации в совокупности с.экспери-лентальными данными других авторов (Войцеховский, Трошин, Денисов, Strehlow, Манжалей, Митрофанов, Bull, Elsworth, Lee, Knystautas, luirao, Matsul, Murray, Борисов, Desbordes...) был описан с единой сочки зрения с помощью.скорректированной модели ячейки. Для иллю-зтрации представлены некоторые интересные результаты: рис. з - за-

Рис.6.

Рис.7.

висимость поперечного размера ячейки а от начального давления Р0; рис. 4 - влияние на о начальной температуры смеси Т0 при сохранении давления (верхние линии) или плотности (нижние); рис. 5 - поведение а от степени пересжатия (нормировка на величины, соответствующие идеальной ДВ Чепмена-Жуге); рис. 6 - зависимость а oi концентрации топлива в смеси с воздухом; рис. 7 - сводные данные об а для исследованных тошшв в смеси с кислородом и воздухом.

Несомненным достоинством модели ячейки является возможное^ определения энергии газа Ех в области соударения поперечных волн ■ это прямой выход на проблему инициирования многофронтовой детонации. Ячейка открывает еще одно направление - определение эффективной энергии активации Е и других кинетических констант индукцион ного периода по достаточно просто измеряемым в эксперименте вели чинам а (обратная задача) и именно для условий, соответствущи детонационным температурам и плотностям. Переход от многопарамет рической и недостаточно надежной величины ч к более точно опреде ляемой величине а имеет принципиальный характер еще и потому, чт измерение а в противовес t не имеет каких-либо ограничений на сос тав взрывчатой смеси - от бедных до богатых (включая чисто стехис метрические). Уже только эти возможности выдвигают размер ячей-на роль базового параметра, с помощью которого можно успешно ocj ществить комплексный подход к определению важнейших характерней многофронтовой детонации. Развитие этой концепции демонстрирует! в последующих главах диссертационной работы.

глава Ii. Околокритические режима многофронтовой детонации при инициировании.

Определение критической энергии инициирования детонации - о на из важнейшх проблем как с теоретической, так и с прантическ точек зрения. В начале главы изложен обзор и анализ практичес всех известных моделей инициирования (Зельдович-Когарко-Симонс Черный-Коробейников-Левин-Марков, различные варианты моделей I« Nicholls, Sichel, Трошин-Борисов-..., Щуленин-Бохон, Ульяницю Urtiew-Westbrook, Ждан-Митрофанов и т.д., а также работы автора

Согласно современной классификации возбуадение многофронто] ДВ осуществляется 2-мя основными способами: 1) - сильное иниции] вание, когда самоподдерживающаяся ДВ формируется в непосредств1

ной близости от точки возбуждения (мерой взрывоопасности выступает критическая энергия инициирования Е^: чем меньше тем более

взрывоопасна горючая смесь); 2) - слабое, когда инициатор вначале лишь воспламеняет смесь, а последующий переход горения в детонацию (ПГД) осуществляется за счет естественного или искусственного ускорения фронта пламени.

Среди основных задач сильного инициирования следует выделить: 1) - проблему энергетической эквивалентности различных инициаторов (заряды ВВ, быстролетящее тело, взрывающаяся проволочка, электрический или лазерный пробой и т.д.); 2) - определение критической энергии инициирования Е^ для исследуемой смеси и классификацию различных смесей по степени взрывоопасности; з) - выявление роли временных и пространственных характеристик энерговвода; 4) - пути оптимизации Е^ с точки зрения вопросов взрыво- и экологической безопасности.

Поскольку диапазон критических энергий для различных топливо-кислородных и топливо-воздушных смесей (ТКС и TBC) столь велик, что не может быть охвачен каким-либо одним инициатором, а каздый инициатор имеет свои специфические особенности энерговыделения, то первоочередной задачей становится разработка универсальной методики определения эффективной энергии источника, одинаково пригодной как к различным инициаторам, так и к различным ТКС и TBC.

Во второй главе для этих целей автором предложена и апробирована простая экспериментальная методика, основанная на обработке траектории взрывной волны с позиции модели сильного взрыва (Седов, Коробейников...):

r(t) = [V«4,Po>]1/(V+2) t2/«*2>. где Е0 - энергия взрыва, р0 - начальная плотность, v = 1,2,3 для плоской, цилиндрической и сферической симметрии, а^ - параметр, зависящий от v и показателя адиабаты 7. В данной методике величина

*о = Po frr2)/2 - 'Гг,/гМ' где и rj - координаты ударной волны в моменты, разделенные интервалом времэни Ai(j. Если, например, для взрывчатой смеси СгИг + г.502 критический режим инициирования (совместное влияние инициатора и химического энерговыделения смеси) наблюдается при некотором давлении , то эффективная энергия используемого инициатора

при данном Р,, определяется в инертной смеси С^ + 2.5Ы2> что обеспечивает одинаковость плотностей р0 и показателей адиабат 70 (условия подобия параметров смесей и их профилей в области формирования ДВ). Полученная величина Е0 представляет критическую энергию инициирования многофронтовой детонации

Данная методика позволяет с единых позиций определять эффективные энергии различных инициаторов и устанавливать между ними энергетические эквиваленты. Достоверность методики проверена для таких инициаторов как электроразряд, взрыващаяся проволочка, заряды ВВ: при одинаковых условиях (состав смеси и начальное давление, геометрия) результаты опытов хорошо коррелируют с достоверными данными других исследователей. Получены новые экспериментальные

-Рис.8.

данные для неисследованных ранее смесей (или в неисследованной об ласти характерных параметров).

Выполнены комплексные исследования околокритических режимов инициирования, выявившие их качественные особенности и количественные характеристики (рис. 8): пересжатие волны на начальной стадии, "провал" скорости волны ниже детонационной вплоть до некоторой минимальной величины, резкое размножение количества поперечных волн после минимума, стадия формирования самоподдерживающейся ДВ. Радиус формирования г характеризует минимальный размер газового заряда, необходимый для корректного определения критической энергии инициирования при <3 < 2г£огт полученные величины Е занижены по сравнению с ЕЛ. Экспериментально и расчетным (в соавторстве с С.А.Жданом) путем выявлено сильное влияние оболочки заряда ВВ на инициирование смеси, проявляющееся в изменении характера перераспределения энергии от продуктов детонации ВВ к ударной волне в ближней зоне заряда (наиболее критичной для инициирования).

глава ш. Околокритические режимы при дифракции многофронтовой детонации.

В многофронтовой ДВ в каждый фиксированный момент времени период (или протяженность) зоны индукции сильно различаются (до двух порядков) для различных участков фронта. В этих условиях использование единой задержки воспламенения для всего фронта может сильно исказить условие инициирования, поскольку факт зажигания определяется не средней, а локальной температурой в наиболее "горячей" точке. Такими точками в реальной волне являются области столкновения поперечных волн. В рамках двумерной (г>=2) модели ячейки энергия газа в области I столкновения ПВ определяется как

Е1 = 4 52 «2 Р0 Б0 Ь2'

е характеризует безразмерную энергию области I.

Естественным потому представляется предложенный автором способ определения критической энергии Е^ инициирования многофронтовой ДВ через энергию инициирования ДВ в отдельной ячейке Е^:

^г»* = ^от'

где п., - минимальное количество микроинициаторов, которые при од-

новременном "подрыве" способны возбудить многофронтовую ДВ.

Наиболее подходящим прототипом околокритической ситуации для оценки является дифракционное реинициирование многофронтовой .детонации (ДРВД) (ЬаГ£Ше, Зельдович-Когарко-Симонов, Войцеховс-кий, Солоухин-Митрофанов и многие другие последователи). Суть этой довольно простой (и потому широко используемой в лабораторных исследованиях) методики заключается в следующем: в исследуемый объем взрывчатой смеси "выпускается" предварительно -сформированная в прямолинейной трубке постоянного сечения квазиплоская ДВ и она либо трансформируется в сферическую детонацию, либо вырождается в затухающую взрывную волну. Количественно критерий рвинициирования (при фиксированном давлении смеси) формулируется через критический диаметр й^: при диаметре инициирующей трубки <3 > с1г1с - реинициирование ДВ, при й < - затухание. В данном способе выступает в качестве энергетического эквивалента Е3<1.

Дифракционная оценка п^ была предложена автором вначале для цилиндрической симметрии. При некоторых предположениях такая оценка затем была расширена на другие случаи симметрии и неидеальные (по времени и пространственному размеру) условия инициирования (в соавторстве с Ю.А.Николаевым и В.Ю.Ульяницким), а после экспериментальной проверки этих предположений - существенно переработана. Согласно последней версии (для у=1,2,3)

Еоз - 4 Ехха-Еог = 2 Е1-

Е01 = Еоз/(а2хЬ) У** = Е1*; _ р

"г* = Л 1„/а. п^ = тс/2 (в^/а)*,

- критический размер (ширина) канала для рвинициирования цилиндрической ДВ, У^ - толщина инициирующей "пробки" (от плоскости симметрии) для V-! (ниже - постановка и результаты экспериментов).

Используя принцип симметрии при переходе от сферического инициирования к цилиндрическому и от цилиндрического к плоскому в работе установлены взаимосвязи между характерными параметрами диф-т ракционного рвинициирования многофронтовой детонации:

г« = <*„/4,. • У« = 1*/8-

Таким образом, если известна, например, величина 1шш/а, то привле-

кая модель ячейки можно рассчитать Ех и все величины Е^.

Анализ функциональной зависимости Е^ от определяющих параметров (в рамках теории подобия) с учетом асимптотического поведения (Е^ - 0 при стремлении к нулю энергии активации Е и Е^ <*> при уменьшении химического энерговыделения смеси ф) позволяет сделать вывод о том, что пт ~ (Е/<3){, (>0. Следствиями подобной функциональной зависимости должны быть: различные величины г^/а для смесей с близкими Е, но неравными <2 (например, смеси водорода и ацетилена с кислородом); увеличение 1^/а при разбавлении смеси инертными газами; различные величины 1^/а для смесей с близкими Я, но неодинаковыми Е... Эти же выводы справедливы для с^/а и У^/Ь. Анализ совокупности экспериментальных и расчетных данных (см. ниже) показывает, что 1^/а может быть представлена в виде простейшей аппроксимационной формулы

1**/а = (7 -1)3 Я/Я,

что замыкает систему уравнений для "дифракциошой" модели инициирования многофронтовой детонации.

В Ш-ей главе изложены результаты экспериментальных исследований дифракционного реиннциирования детонационных волн различной симметрии - сферической, цилиндрической и плоской, основное внимание уделено околокриткческим рекимсм.

Например, при определении зависимости (Р0) (дифракция да на прямом угле, <2 = 2+80 мм) было выяснено, что критический рвяим реинициирования наблюдается при одинаковом давлении исследуемой смеси как при использовании классической схемы ДРМД (инициирующая трубка - ИТ - постоянного диаметра , так и модернизированной (ИТ с большим диаметром <30, в выходном сечении которой установлены тонкие металлические мембраны с осевым отверстием диаметра <

й0). Это означает, что определяющая роль в околокритическом реинициирования принадлежит не продуктам детонации, а физическим процессам, происходящим непосредственно на фронте ДВ, наиболее важными из которых являются столкновения поперечных волн. Данный результат служит экспериментальным доказательством справедливости "дифракционного" метода определения Е^.

При изменении угла дифракции а (переход инициирующей ДВ из ИТ з объем через конически расширяющиеся насадки, а = 0+90°, <2 = 8+40 им) установлено, что срывные явления в дифрагирующей ДВ усиливают-

ся по мере увеличения а (качественное согласие с данными Когарко, | Б1;геЫ.оу?-5а1т) вплоть до некоторого предельного а^ (например, для С^ + 2.50г аж«30° для 1>=з и 0^*45° для т=2): при а > а^ срывные эффекты практически не зависят от угла расширения детонационного фронта. В это же время дифрагирующая волна очень чувствительна к искусственному реинидаированию, например, за счет взаимодействия со всякого рода "шероховатостями" (зазорами, уступами...) экспериментального оборудования. Следствием искусственного реинициирова-ния является занижение критических параметров дифракции.

Эксперименты, моделирующие переход ДВ из узкой трубки й1 в широкую йг (уже упоминавшиеся работы Когарко, эггвЬЮи-БаХш), показали, что для корректного определения й^ (или для г>=2) необходимым условием является <32 ^ 5 <2,; при меньших йг реиницииро-вание происходит за счет соударения с боковой стенкой и тем эффективнее, чем меньше различие <3, и йг (<3^ 5*60 мм, йг - до 250 мм).

При исследованиях дифракции многофронтовой ДВ в сужающемся насадке (пересжатие волны в Тюнусе с углом а при фиксированном входном - <3 = 100 мм - и переменном выходном диаметре) с последующим расширением ДВ установлено, что эффективность реинициирования пересжатой волной максимальна при а « 20° и не отличается от самоподдерживающейся ДВ при а 2 60° (при слабой зависимости от соотношения площадей-на входе-выходе). Критериальный параметр реинициирования й^/а при использовании пересжатой волны не отличается от своего самоподдерживающегося аналога в области пересжатий (3 (по скорости) до 10%, при дальнейшем увеличении (3 - й^/а заметно возрастает (независимое подтвервдение - БебЬогйев-УасЬоп).

Комплексный вариант дифракции, когда плоскость резкого расширения сечения трубы одновременно является границей раздела различных по активности взрывчатых смесей, представляет не только практический интерес для задач взрывобезопасности больших объемов горючей смеси, но и чисто научный для выяснения роли различных процессов в реинициировании ДВ. В качестве модельных в исследованиях рассмотрены смеси 2^ + 02 я С^ + 2.50г в различных комбинациях.

, Результаты исследований подтверждают концепцию о ведущей роли соударений ПВ в реинициировании многофронтовой детонации.

Исследования дифракции ДВ при переходе из узкого канала в широкий (г>=2) показали, что критические режимы реинициирования зависят от обоих размеров инициирующего (узкого) канала - ширины ду =

I и высоты Ах (экспериментальный диапазон- Ау и Дг - 2+30 мм). Это опровергает универсальный характер отношения используемого

в качестве критериального параметра реинициирования цилиндрической ДВ для различных смесей и условий эксперимента (Солоухин-Митрофанов, Edwards-Nettle'ton-Thomas, цикл работ под руководством Lee). Влияние Ах исчезает при Ах/1 - 1, т.е. для многофронтовой ДВ строго цилиндрическому случаю дифракции (независимость от высоты "заряда" по аналогии с "гладкой" ДВ или ударной волной) отвечают эксперименты с квадратным сечением инициирующего канала и минимальной величиной 1^/а. При Дх/7 -» 0 параметр увеличивается.

Дифракционные опыты при разбавлении различных смесей аргоном или гелием (до 90%) показали, что параметры 1^/а и d^/a увеличиваются по мере возрастания концентрации инертного газа. Результаты именно этих двух серий экспериментов позволили получить аппрокси-мационную формулу для 1^/а = /(?, E/Q) (см. выше).

Исследования по плоскому (v=i) инициированию (в рамках ДРМД-методики) позволили выявить эффект независимости процессов восстановления многофронтовой ДВ от начального давления смеси при размере "пробки", инициирующего газа, превышающем размер химпика детонационной волны (при данном Р^). Зависимость проявляется в случае, когда "съедается" часть эффективной для инициирования зоны фронта ДВ, тогда для ее компенсации требуется повышение Р .

После объединения в единый расчетный комплекс термодинамических и кинетических данных исследуемых смесей, программ расчетов параметров ударных и детонационных волн, ячеек и критических энергий инициирования, критических параметров дифракции и т.д. были определены практически все наиболее интересные и ванные параметры многофронтовой детонации. Например, на рис. 9 представлены данные о d^ при разбавлении стехиометрических ТКС азотом, а на рис. 10 -зависимость d^ от концентрации топлива в TBC.

Проведено сравнение критических энергий инициирования для различных смесей: расчетных по "дифракционной" модели и экспериментальных (как полученных автором, так и практически всех известных из литературы, полученных в лабораторных и полигонных условиях). Па рис. 11 приведены данные о массах зарядов ВВ, необходимых для инициирования сферической детонации в TBC при различных концентрациях горючего. На рис.12 - данные о тш для метано-кислородной смеси при инициировании волн различной симметрии

г

Рис.9.

Рис.ю.

рис.12.

(v=3,2,l) (при разбавлении азотом). Рис.13 иллюстрирует сводные данные о Е3!(. (зависимости для E2i! иЕ(, качественно подобны ЕЗЧ(). Для стехиометрических TBC последовательность детонационной активности различных топлив выглядит следующим образом: ацетилен, водород, окись этилена, этилен, МАРР, этан, пропан, бутан, метан.

Выполнены расчеты Hvi. по приближенным моделям, предложенным другими авторами (при одинаковых кинетических константах). Сравнение полученных результатов между собой и в сопоставлении с экспериментом показало, что "дифракционная модель наиболее адекватно описывает весь экспериментальный материал по инициированию.

глава IV. Пространственное инициирование. Переход горения в детонацию и его оптимизация.

При инициировании взрывчатая смесь поглощает в течение некоторого конечного промежутка времени tQ в конечной области пространства VQ некоторое количество энергии Ev (часть т) от первоначально запасенной в инициаторе энергии Е0):

'о vo

Ег> = J" X e(i'v) dt 4V = т] Е0,

о о

где e(r,t) - пространственно-временной закон энерговыделения.

С формальной математической точки зрения это интегральное ра-

венство представляет типичный функционал в вариационной задаче о минимизации энергии Еу. Физическими следствиями оптимизации Еу должны быть условия минимальности e(r,t). При обоюдном влиянии пространственного и временного фактора энерговыделения требование минимизации вводимой энергии до величины Emln одновременно сводится к минимизации плотности мощности до emln = £(7%,^). При учете только временного фактора одновременно с Emln требуется оптимизировать мощность энерговыделения ет1п = e(i^). Последний вывод экспериментально годтвервден Lee-Knystautas-Guirao при исследованиях инициирования смеси при варьировании только времени электроразряда: каждая смесь при фиксированном давлении характеризуется определенным временным параметром tt таким, что если,время разряда tQ 4 то требуемая для инициирования энергия Е{ = const « Emln и принимается-за критическую энергию инициирования Е^, при tQ > t% ("затянутый" разряд) Et превышает Emln и растет с увеличением iQ.

Влияние пространственной компоненты энерговыделения Ег должно сводиться к оптимизации плотности вводимой энергии emin = £(?%) одновременно с Е 1п, т.е. существованием для каждой смеси наряду с t„ еще и характерного масштаба г^.

С этой точки зрения мгновенный сильный взрыв (как идеальный инициатор - i = 0, rQ = 0), не является оптимальным: его плотность энергии, мощность и плотность мощности равны бесконечности. Условия tQ ^ tm и rQ ^ г^ представляют для данной смеси критерии "мгновенности" и "точечности" используемого инициатора, лишь в этом случае возбуждение многофронтовой ДВ определяется только

В начале главы изложен обзор немногочисленных работ по инициированию ДВ неидеальными источниками: расчетных (Левин-Марков-Осинкин, Ульяницкий) и экспериментальных о влиянии Ej (Bach-Knys-tautas-Lee-Matsui). Влияние Ег было практически не исследовано.

В данной работе в качестве базовой (для исследования роли Ег) выбрана модифицированная ДРВД-методика, поскольку применительно к лабораторным исследованиям только эта экспериментальная методика позволяет относительно просто и в широких пределах варьировать геометрические размеры и форму зоны энерговвода (мембраны с отверстиями различной формы). В экспериментах по возбуждению ДВ в объеме (v=3) рассмотрены инициаторы, форма которых моделировала: а) заряд в виде тонкого диска радиусом R; б) кольцевой заряд с радиусами R1 и R2; в) многоочаговую схему, представляющую собой п от-

дельных зарядов радиуса г, расположенных по определенному закону друг относительно друга (например, на окружности радиуса R); г) одиночный плоский заряд в виде прямоугольника 1x1; д) систему линейных зарядов Lx.1, расположенных параллельно (на удалении z) или под углом друг к другу (в том числе по замкнутой схеме) и т.д.

Согласно развиваемой в данной работе концепции ведущая роль в инициировании и распространении детонации принадлежит столкновениям поперечных волн и возбуждение ДВ происходит за счет суммарной энергии соударения ПВ, сосредоточенных на поверхности 5 инициирующей волны, т.е. Езж ~ S. Сохранение S при варьировании формы инициатора и обеспечивает пространственное перераспределение вводимой энергии. Параметром эффективности g может выступать соотношение критических давлений Pti (g тем выше, чем меньше Рж) или площадей (при одинаковых Ptt): большей g отвечает меньшая S.

Результаты исследований однозначно свидетельствуют, что влияние пространственного фактора Ер неадекватно временному зависимость Ер имеет надежно фиксируемую U-образную форму (в то время как Et = const = Е^) с минимальным значением Em±n < Еж при некотором оптимальном соотношении геометрических размеров инициатора и физико-кинетических характеристик смеси (рис. 14). Наибольшей эффективностью g (по сравнению с сосредоточенным зарядом) обладают кольцевые инициаторы, линейные в виде замкнутого треугольника и многоочаговые: при оптимальном соотношении g увеличивается вплоть до порядка (снимок многоочагового возбуждения приведен на рис.15).

Важную роль в подобных схемах реинициирования играют коллек-

W

/ /г'

\ г У 1 X ' / * 1 ----- | 1 • \

Рис. 14

Рис. 15

тивные взаимодействия затухающих ударных волн от локальных микроинициаторов. Математическое моделирование газодинамики двумерного течения на примере кольцевого заряда (в соавторстве с В.В.Демченко) выявило эффект кумуляции энергии на оси заряда и образование своеобразного нового инициатора, "срабатывающего" с некоторым запаздыванием относительно первичного подрыва. При определенных условиях такая двухтактная схема инициирования оказывается эффективнее, чем однотактный подрыв сплошного заряда в виде диска. Расчет ные результаты качественно подтверждаются экспериментальными.

Выполнены исследования, подтверждающие возможность оптимизации инициирования за счет изменения размерности v.

Еще более существенный эффект пространственного влияния установлен для случая "слабого" инициирования: воспламенение смеси с последующим переходом горения в детонацию. Общепринятого критерия степени взрывоопасности при слабом инициировании до сих пор не выработано, что обусловлено стохастическим характером ПГД и многопа-раметричносгью физической картины явления. В данной работе приведены новые результаты исследований ускорения квазиплоских, цилиндрических и сферических пламен и перехода горения в детонацию для этих случаев симметрии.

Квазиплоские пламена исследовались в трубах постоянного сечения диаметром d = 20+250 мм для ацетилена, водорода, этилена, пропана, метана, паров ацетона, бензина... в смеси с кислородом или воздухом и при различных способах искусственной турбулизации фронта пламени: в зависимости от типов турбулизаторов, степени загромождения сечения трубы и законов распределения турбулизующих элементов по сечению трубы и вдоль нее. Анализ результатов исследований позволил разработать высокоэффективный многосекционный ускоритель ПГД для квазиплоских пламен и оптимизировать его конструкцию настолько, что на лабораторных масштабах удалось перевести горение в самоподдерживающуюся ДВ для такой трудноинициируемой смеси как метан с воздухом. Ускоритель ПГД позволяет отказаться от мощных зарядов ВВ в качестве инициатора и перевести исследования по тестированию ТВО и их классификации из полигонных условий в лабораторные (ускоритель использовался в исследованиях 1-ой главы, посвященных ячеистой структуре многофронтовой ДВ).

Интенсификация горения во фронте расширяющегося (v=2,3) пламени была осуществлена в данной работе не только за счет искусст-

венной турбулизации пламени при его распространении сквозь турбу-лизуадие устройства (Агафонов-Баратов-Румянцев, HJertager-Thomas-., Dorge-Pangritz-Wagner, Bjerketvedt-Moen-Thibault-. и др.), но и за счет пространственного перераспределения источников воспламенения смеси. Исследования показали, что ПГД для расширяющегося пламени может быть успешно реализован с помощью многоочаговой схемы воспламенения даже тогда, когда одиночный (суммарный) воспламенитель обеспечивает лишь распространение пламени без заметного ускорения (независимое подтверздение - Thibault-Lee-.). Пространственное варьирование очагов воспламенения позволяет при определенных условиях значительно (на порядки) сократить длину перехода. Исследованы простейшие схемы такого способа воспламенения и перевода горения в детонацию, приведена их сравнительная эффективность.

глава v. Инициирование взрывчатых газовых смесей быстролегящим телом.

В начале главы приведен анализ теоретических ■(Черный, Самозванцев, Гилинский, Левин...) и экспериментальных (Зельдович-Шляпинтох, Ruegg-Dorsey, brelwald-Koch, Behrens-Strath-Wecken, Al-pert-McVey-Toong, • Lehr, Черный-Чернявский-Баулин-Ыкртумов...) работ по инициированию взрывчатой смеси быстролетящим телом (БЛТ). К сожалению, экспериментальные результаты представляют собой набор разрозненных данных для различных смесей, различных условий эксперимента (скорость и диаметр БЛТ, его форма) и наблюдаемых эффектов, а расчетные - носят скорее качественный (хотя и весьма интересный) характер. Актуальность данной проблеш обусловлена быстро нарастающим интересом к проблемэ детонационного горения в ракетных двигателях (в том числе REM-acceleratcr).

В данной работе с единой точки зрения рассмотрен весь комплекс вопросов по возбуждению смеси с помощью БЛТ. Особый интерес вызывает проблема инициирования, когда полетная скорость тела заметно ниже детонационной. Пристальное внимание уделено БЛТ с плоским передним торцем, представляющзл уникальный пространственно распределенный инициатор, энергетические характеристики которого можно варьировать в очень широких пределах.

Используя известную из аэродинамики гипотезу о "плоских сечениях" (Илюшин, Черный) предложен критерий возбуждения детонации:

работа сил аэродинамического сопротивления на единице длины при движении быстролетящего тела по взрывчатой смеси должна превышать минимальную энергию цилиндрического инициирования многофронтовой детонации -

сх р0 ш2 х cf/Q > р Ен м2 Р0 ^ Ъг,

сх - коэффициент аэродинамического сопротивления БЛТ, р0 - плотность смеси, V) - относительная скорость БЛТ и смеси, d - диаметр миделева сечения (максимальное сечение тела в плоскости, перпендикулярной направлению полета), (3 - коэффициент эффективности пространственного возбуждения (глава IV), ^ = /(7, E/Q, е, аг) - коэффициент из "дифракционной" модели инициирования (глава ill). После преобразований получаем соотношение

d/Ъ > /8 Аг р/стс сх) D0/ш,

выражающее взаимосвязь аэродинамических характеристик БЛТ и физико-химических параметров взрывчатой смеси. Для конкретной смеси и фиксированного давления величины D0, А^ и Ъ постоянны, поэтому, если БЛТ во время полета не меняет своей формы и ориентации (с = const), то условие инициирования детонации имеет вид

d w 2 const.

Экспериментальные исследования в лабораторных условиях проведены с БЛТ цилиндрической формы (d = 7.62 мм) с головной частью в виде полусферы или плоского торца в диапазоне скоростей w = 800+1400 м/с. Для исследованных смесей С^ + 2.50г и ZH^ + 0г w примерно в 2-3 раза меньше скорости детонации. В крупномасштабных полигонных экспериментах по инициированию топливо-воздушных смесей применена методика метания тела с большими скоростями в режиме "обратной кумуляции" (В.М.Титов). Металлическая коническая облицовка с углом раскрытия при вершине 2а » тс/2 "прощелкивается" вдоль оси.под воздействием заряда мощного ВВ и летит затем как "вывернутое" коническое тело с тем же углом 2а . Диапазон размеров БЛТ - до 300 мм, скоростей - до 4 км/с.

Рис. 16 иллюстрирует практически все известные экспериментальные результаты по инициированию БЛТ с точки зрения предложенного критерия: во всем использованном диапазоне диаметров (5+250 мм) и скоростей БЛТ (800+3500 м/с), а также составов взрывчатых смесей (от активных топливо-кислородных до трудновозбуждаемых топ-

диво-воздушных (на примере топлива'"типа бензина")) критерий на дежно предсказывает параметры -БЛТ, способного возбудить детонацию в химически активной смеси.

Детально исследованы и классифицированы различные режимы инициирования смеси быстролетящим телом. Обнаружен неизвестный ранее эффект струйного формирования детонации перед телом с плоским носиком при ш < D (фотоснимок - рис. 17).

глава VI. Геометрические пределы детонации.

Пределы детонации - одна из важнейших задач газодинамики химически активных сред. Пределы (концентрационные, по давлению или температуре, геометрические...) традиционно связываются с конечной величиной допустимых потерь энергии и импульса из зоны химической реакции, превышение этого уровня делает невозможным самоподдерживающееся распространение ДВ и она затухает. Следует выделить два принципиально отличающихся случая: а) газовый заряд ограничен какими-либо стенками; б) полностью свободен от них. В данной главе рассмотрены околопредельные режимы 1-ого типа: для детонационных труб и каналов прямоугольного сечения.

Для фиксированного состава смеси и диаметра детонационной трубы с понижением начального давления PQ наблюдается укрупнение ячейки и переход от многофронтового режима к спиновому (в круглых трубах) с единственной поперечной волной, аксильно вращающейся по периферии детонационной трубы. Анализ спиральной траектории движения ПВ позволяет при фиксированном PQ объединить спиновый диаметр ds детонационной трубы и характерный размер ячейки многофронтовой детонации а (при этом же PQ, но при d » а) в виде критериального для предела существования спиновой ДВ соотношения:

а = % d .

3

По зависимости а(Р0) для исследуемой смеси (например, рассчитав ее с помощью модели ячейки) определяется и d3(PQ).

Многофронтовая ДВ при уменьшении PQ и количества ПВ на поверхности детонационного фронта в каналах прямоугольного сечения (глубина-ширина) преобразуется в marginal- детонацию: при небольшом различии х и у единственная оставшаяся поперечная волна движется мевду стенками канала по траектории, типичной для ячеис-

той структуры. Критерий геометрического предела для каналов прямоугольного сечения при наличии двух характерных параметров х и у с размерностью длины, а также каналов произвольного сечения формулируется в данной работе с привлечением "гидравлической "аналогии: равенство потерь в каналах с одинаковым гидравлическим диаметром

d0 = 2 хху/(х + у).

Считая, что предел распространения достигается при dQ = d , и вводя конструкционный параметр канала к = у/х получаем соотношение

у/а = (к + 1 )/2ir,

которое математически объединяет геометрические размеры канала с величиной размера ячейки о.

Основные следствия геометрического критерия пределов:

а) для квадратного (к=1) канала предел описывается соотношением ysq = а/%, характерным для спиновой ДВ в трубе - ds = а/%;

б) marginal-режим (одна ИВ на ширине канала - у = а/2) будет возможен лишь в каналах с к $ {% - 1), в том числе - при нецелочисленном соотношении размеров);

в) при к » 1 и у/а » 1, т.е. детонационная волна с единственной ПВ не реализуется, предельным оказывается режим с большим количеством поперечных волн, сам предел определяется лишь х.

Результаты экспериментальных исследований в каналах квадратного сечения (2+16 мм), в геометрически подобных каналах - k=const (у = 3+30 мм), в каналах с одинаковой шириной (j/=oonst) или глубиной (3>const) (с варьированием второго размера) полностью подтвердили основные выводы критерия геометрических пределов. В квадратном канале предельным фиксируется режим с единственной ПВ, совершающей сложное возвратно-поступательно-вращательное движение вдоль сторон квадцзата.

Вблизи пределов распространения самоподдерживающейся детонации в прямоугольных каналах (при давлениях смеси меньших спиновых величин) обнаружен квазистационарный пульсирующий режим с сильными продольными пульсациями - аналог галопирующему решму детонации в круглых трубах. Восстановление первсжатой ДВ происходит за счет возникновения мощного очага химической реакции вблизи стенок канала - в пограничном слое вблизи углов.

Ниже спинового и галопирующего (по давлению) обнаружены и

РИС.18.

изучены квазистационарные режимы высокоскоростного горения (со скоростью распространения фронта свечения на уровне В0/2), практически не зависящие от способа возбуждения (сверху от детонации или снизу от ламинарного пламени) и не связанные с мелкомасштабной шероховатостью стенок. Исследованы и классифицированы условия перехода такого скоростного горения к режиму галопирующей детонации. Предложена экспериментальная методика определения скорости пламени при соответствующих данным режимам параметрах (высокие давления и температуры) - по расширению слабого очага горения (рис. 18).

Определены условия околокритического распространения детонации в каналах с пористыми стенками, получены новые данные об эффективности гашения околопредельной детонации с помощью пористых материалов. Объектом исследований были также перфорированные каналы, в том числе - моделирующие разветвленные трубопроводы.

глава VII. Околокритические рекимы детонации в свободных газовых зарядах.

Корректное экспериментальное определение критического диаметра детонации <2^ (термин Ю.Б.Харитона) подразумевает отсутствие у газового заряда какой-либо оболочки: при <3 < сЗж детонация в свободном заряде затухает, даже если она первоначально была возбуждена мощным источником инициирования, при наличии же оболочки - квазистационарный режим может сохраниться на значительной длине заряда. Выполненный в начале главы анализ работ по определению йш (Ха-

ритон, Андреев-Беляев, Дремин-Савров-Трофимов-Шведов, БаЬога- Н1с-1ю11з-Могг1зоп, 31с1ю1, Твг^е-Еиги1саш-.., Иванов-Фортов-Борисов, Иебеко-Корольченко-Цариченко-..) показал, что несмотря на наличие отдельных оценочных формул (Харитон, Дрешш-...) задача о критик ческом диаметре и околопредельных режимах детонации в общей постановке (сильная локальная неоднородность и нестационарность энерговыделения, типичная для ВВ с многофронтовой структурой) до сих пор не решена. Анализ показал, что для газовых зарядов достоверных экспериментальных данных о й^ практически не было (из-за применения ограничивающих заряд оболочек).

В данной работе предложены и реализованы несколько экспериментальных методик создания свободных газовых зарядов: при одергивании тонких стенок или формирование заряда с помощью струйных течений - в виде осесимметричной струи или плоского слоя. Основное требование - минимальное размытие свободной границы заряда-струи на максимально возможной длине - достигалось с помощью ряда известных из аэродинамики приемов: применение мелкоячеистых сеток и хоннейкомбов для равномерности истечения, профилирование сопла и его выходных кромок ("безотрывные" углы), использование спутного потока (при равенстве скоростей) и т.д.

Создание четко работающих экспериментальных стендов позволило впервые получить самоподдерживающийся режим многофронтовой газовой детонации (рис. 19), определить критические диаметры в.^ для ряда взрывчатых смесей (С^ + 02 - 7 мм, Су^ + .2.50г - (10+12) мм, С2Н2 + 2.50г + 3.5Аг - (20-5-25) мм), изучить особенности распространения в зарядах околокритического размера.

Было выяснено, что предельный режим распространения ДВ в свободном заряде носит многофронтовый режим: типичные для труб и каналов спиновый и marginal-режимы в свободном заряде недостижимы, а предельная скорость распространения ДВ в свободном заряде выше, чем в заряде со стенками. Околокритические режимы в свободном газовом заряде выявили несколько масштабов пульсационных движений многофронтовой ДВ: а) мелкомасштабные, связанные с "классической" ячеистой структурой многофронтовой ДВ; б) продольно-радиальные пульсации фронтов ДВ и косой ударной волны вблизи свободной грани цы заряда, обусловленные особенностями энерговыделения и срывных процессов в этой области; в) продольные пульсации фронта с масштабом и 5-6 калибров, что существенно меньше масштаба пульсаций галопирующей детонации в трубах и каналах (сотни калибров). На коротких газовых зарядах (до 5 калибров) с d < d, обнаружен "кажущийся стационарным" (на некоторой базе измерения) режим распространения, когда ДВ в заряде поддерживается косой ударной волной и истекающими из инициирующей трубки продуктами детонации; прекращение этой поддержки фиксируется в виде резкого нетрадиционного излома на траектории волны вдоль заряда.

Выполнены исследования и получены неизвестные ранее данные о параметрах ударных волн в ближней зоне свободного газового заряда, об ускорении пламени (при слабом инициировании) в свободном заряде - зафиксировать ПГД на длине до 3000а не удалось...

На основе закономерностей критического инициирования предложена оценка критического диаметра газовых зарядов (через размер ячейки а), согласующаяся с экспериментальными данными.

В Заключении подчеркивается, что концепция о базовой роли размера ячейки и энергии соударения поперечных волн представляет новое направление в описании многофронтовой детонации. Концепция позволяет объединить и с единых позиций проанализировать большую совокупность различных явлений, связанных с детонационной волной.

Основные Результаты диссертации опубликованы в работах:

1. Васильев A.A., Николаев Ю.А. Модель ячейки многофронтовой газовой детонации//ФГВ. -1976. -12, ХБ. -с.744-754.

2. Васильев A.A., Николаев Ю.А. О модели ячейки многофронтовой газовой детонации//"Химическая физика процессов горения и взрыва. Детонация". Черноголовка. -1977. -с.49-52.

3. Васильев A.A., Николаев Ю.А., Ульяницкий В.Ю. Расчет параметров ячейки многофронтовой газовой детонации//ФГВ. -1977. -13, JG3. -с.404- 408.

4. Vaslljev A.A., Nikolaev Ju.A. Closed, theoretical model of a detonation cell//Acta Astr. -1978. -v.5- -p.983-996.

5. Васильев A.A. Оценка энергии инициирования цилиндрической детонации//ФГВ. -1978. -I4.J&3. -с.154-155.

6. Васильев A.A. Протяженность химпика в многофронтовой дето-нации//ФГВ. -1978. -I4.JÉ4. -с.138-140.

7. Васильев A.A., Николаев Ю.А., Ульяницкий В.Ю. Критическая энергия инициирования многофронтовой детонации//ФГВ. -1979. -15, JÉG. -с.94-104.

8. Васильев A.A., Топчиян М.Е., Ульяницкий В.Ю. Влияние начальной температуры на параметры газовой детонации//ФГВ. -1979. -I5.JÉ6. -с.149-152.

9. Васильев A.A., Григорьев В.В. Критические условия распространения газовой детонации в резкорасширяющихся каналах// ФГВ. -1980. -I6.JÉ5. -c.II7-I25.

10. Vasiljev A.A. Gaseous detonation of a free mixture co-lum/ZAbstracts of 8-th ICOGERS. USSR. -1981. -p.37.

11. Vasiljev A.A., Ul;Janitski V.Yu. Near-limit regimes of gaseous detonatlons//Abstracts of 8-th ICOGERS. USSR. -1981. -p.28.

12. Васильев A.A., Ждан С.А. Параметры ударной волны при взрыве цилиндрического заряда ВВ в воздухе//ФГВ. -I98I. -I7,JêS. ■ с.99-105.

13. Васильев A.A. О геометрических пределах распространения газовой детонации//ФГВ. -1982. -18,KZ. -с.132-136.

1'4. Васильев A.A. О критическом диаметре детонации газовых смесей// ФГВ. -1982. -I8.JS3. -с.98-104.

-15. Васильев A.A. Исследование критического инициирования газовой детонации//ФГВ. -1983. -I9.J6I. -с. 121-131.

16. Васильев. A.A., Субботин В.А. Экспериментальное исследование распространения детонации по цилиндрическому газовому заряду// "Динамика сплошной среды Ш2". Новосибирск. -1983. -с.32-38.

17. Васильев A.A. Распространение газовой детонации при одновременном изменении сечения трубы и состава смеси//ФГВ. -1984. -2Q.JÉS. -с. 142-147.

18. Васильев A.A., Зак Д.В. Критический диаметр многофронто-

вой детонацш//3-е Всесоюзное совещание по детонации. Таллин. -1985. -с.65.

19. Васильев A.A., Зак Д.В. Детонация газовых струй//ФГВ. -1986. -22,M. -с.82-88.

20. Васильев A.A. Ударная волна при детонации цилиндрического газового заряда//Динамика сплошной среды №78. Новосибирск. -1986. с.50-55.

21. Васильев A.A. Влияние формы инициатора на возбуждение детонации// "Динамика сплошной среда №80". Новосибирск. -1987. -с.41-51.

22. Васильев A.A. Использование пересжатых волн для инициирования детонации//"Динамика сплошной среды J£63". Новосибирск. -1987. -с.145-149.

23. Васильев A.A. Пространственное инициирование детонации//в "Фундаментальные проблемы физики ударных волн". Черноголовка. -1987. -с.142-143.

24. Васильев A.A. Околопредельные режимы газовой детонации// ФГВ. -1987. -23,ЯЗ. -c.I2I-I26.

25. Васильев A.A., Митрофанов В.В., Топчиян М.Е. Детонационные волны в газах//ФГВ. -1987. -23.JÊ5. -с.109-131.

26. Васильев A.A. Дифракция многофронтовой детонации//ФГВ. -1988. -24,Ш. -с.99-107.

27. Васильев A.A. Инициирование газовой детонации при пространственном распределении источников//ФГВ. -1988.-24,HZ.-с.118-124

28. Васильев A.A., Митрофанов В.В., Субботин В.А. Влияние состава смеси на параметры инициирования детонации в газах//"Динами-ка сплошной среды Л68". Новосибирск, -1988. -с.23-30.

29. Банников Н.В., Васильев A.A., Ждан O.A. Ударная волна, возбуждаемая при распространении детонации вдоль слоя взрывчатой смеси//"Динамика сплошной среды .№93-94". Новосибирск.-1989.-с.9-16.

30. Васильев A.A. Пространственное возбуждение многофронтовой детонации//ФГВ. -1989. -25,M. -C.II3-II9.

31. Vasiljev A.A. Detonation excitement by space-arranged inltiators//XI-th International Symp. on Combust. Processes. Poland. -1989. -p.101.

32. Васильев A.A. Критические режимы детонации и их моделирование// Всесоюзная шкоЛа-семинар "современные проблемы механики

жидкости и газа". Иркутск. -1990. -с.82-83.

33. Васильев А. А. Параметры ударных волн в газах (в 2-х частях)//Новосибирский Государственный университет. -1990.

34. Васильев А.А. Оптимизация условий перехода горения в детонацию для газовых смесей//Тезисы докладов Всесоюзного симпозиума "Газодинамика взрывных и ударных волн, детонационного и сверхзвукового горения". Алма-Ата. -1991. -с.36-37.

35. Vasiljev A.A. The limits oi stationary propagation of gaseous detonation//in "Dynamic structure oi detonation in gaseous and. dispersed media" ed. by Borisov: v.5 of "Fluid Mechanics and its applications". Kluwer Academic Publishers. -Dordrecht-Boston-London. -1991. -p.27-49.

36. Банников H.B., Васильев А.А. Многоочаговое воспламенение газовой смеси и его влияние на переход горения в детонацию//ФГВ. -1992. -28,J63. -с.65-69.

37. Васильев А.А. Экспериментальная оценка скорости горения взрывчатой газовой смеси при повышенных давлении и температуре// ФГВ. -1992. -28.JS4. -с.44-48.

38. Barmikov N.V., Vasiljev A.A. Investigation of low-velocity deflagration-to-detonation transition//IV International seminar on flame structure. Novosibirsk:. -1992. -p.140-141.

39- Банников H.B., Васильев А.А. Плоское инициирование дето-нации//ФГВ. -1993. -29,J63. -с. 164-170.

40. Aminallan И., Brossard J., Vasll^ev A.A. Cylindrical detonations in methane-oxygen-nitrogen mixtures//in "Dynamic Aspects of Explosion Phenomena" ed. by Kuhl, Leyer, Borisov and Sirignano; v.153 ol "Progress in Astronautics and Aeronautics". Washington. -1993. -p.203-230.

41. Васильев А.А., Демченко В.В. Геометрия инициатора и взры-вобезопасность горючих смесей/ХФ. -1993. -12,JC5. -с.709-711.

42. Васильев А.А. Распространение детонации в каналах с пористыми стенками//ФГВ. -1994. -30.J61. -с.101-106.

43. Vasiljev A.A. Initiation of gaseous detonation by a high speed body//Shock Waves. -1994. -3,JS4. -p.321-326.

44. Васильев А.А., Кулаков Б.К., Митрофанов В.В., Сильвестров В.В., Титов В.М. Инициирование взрывчатых газовых смесей быстроле-тящим телом//ДАН. -1994. -338,J62. -0.183-190.