1612727554-7422b28b59adffe5b22446310d759047 (828458), страница 78
Текст из файла (страница 78)
$ 80). Редль считал более правильным характеризовать бризантность величиной тП, т. е. количеством движения газообразных продуктов взрыва. Допуская при этом те же ошибки, что и Бихель, он, кроме того, не учитывал, что прн встрече с преградой, вследствие отражения, импульс взрыва существенно возрастает.
Гесс и Каст считали, что бризантность должна характеризоваться мощностью взрывчатого вещества. При этом Гесс, пе учитывая значение плотности ВВ, относил мощность к единице веса ВВ. Каст, наоборот, придавая большое значение плотносги, предлагал оценивать брнзантность как мощность единицы объема ВВ. а 561 спосовы твогвтяческоя оценки згнзлнтности 431 Каст предложил характеризовать мощность выражением В— (56,1) где А — максимальная работа продуктов взрыва, т — время, в течение которого она производится, ро — плотность ВВ.
По Касту, т обратно пропорционально скорости детонации, а работа А пропорциональна «силе» Р. В результате им была предложена следующая формула для оценки бризантности ВВ: (56,2) Во = Рллро. К. К. Снитко, учитывая отсутствие строгой пропорциональности между А (равной потенциальной энергии В — Я,) и Р, а также принимая т= —, где 1 — длина заряда, считает более правильным оценивать мощность зависимостью В = '2»~" кал/л .
сек. (56,3) Эту величину он называет энергетическим напряжением при взрыве. Рассчитанные по формуле (56,3) значения В для некоторых ВВ приведены в табл. 93. Таблица 93 Энергетические напряженна некоторых ВВ Формулы (56,2) и (56,3) нашли некоторое применение для количественной оценки брнзантностн ВВ и в общем дают удовлетворительное согласие с практикой. Так, в соответствии с данными табл. 93 бризантность должна возрастать прн последовательном переходе от аммотола к тэну, что действительно подтверждается результатами опытов.
Тем не менее формулы (56,2) и (56,3) в значительной мере носят условный характер. Объясняется это прежде всего тем, что в указанных формулах время т, в течение которого продукты взрыва производят работу, принимается пропорциональным ВРИВАнтносгь ВВРНВчАтых ВещвстВ [Гл. х$ илн равным времени прохождения детонации по заряду, что неверно. Так, например, в условиях одновременного двухстороннего инициирования заряда ВВ время его детонации уменьшается в два раза. Однако очевидно, что это обстоятельство не может повлечь за собой ни повышения мощности, ни бризантного эффекта взрывчатого вещества. Продолжительность работы продуктов взрыва не опреде.
ляется однозначно скоростью детонации, но зависит также от характера преграды и некоторых других факторов и не поддается точному количественному определению. Из всего изложенного выше следует, что формулы (56,2) и (56,3) не могут быть положены в основу каких-либо расчетов, связанных с.количественной оценкой местного бризантного действия взрыва. Беккер, Рюденберг и Шмидт при толковании понятия бризантности исходили нз правильных гидродинамических представлений о процессе детонации. При этом Беккер и Шмидт считали, что бризантность ВВ должна характеризоваться скачком давления на фронте детонационной волны, который, как известно, определяется выражением др,= э,рп. (56,4) Рюденберг, исходя из принципиально правильного предположения, что при встрече с преградой, вследствие движения продуктов детонации к стенке, они будут уплотняться, а давление возрастать, предложил характеризовать брнзантность суммарной величиной р, = бр+ р,ив, (56,5) названной им импульсивной силой.
р!ив — количество движения продуктов детонации в зоне детонационной волны. Для сильной детонационной волны ! пР Рв = ~+ ! Рв[)в в РЗО' р'и' = «(«+ П = » откуда + Рввв = «Рви что при й = 3 дает 4 Р цю = — Рв. Выражение, предложенное Рюденбергом, ие является достаТОчно точным. Истинное давление, испытываемое стенкой в ме- Лз 571 ИМПУЛЬС ПРИ ОРРЛЖЕННИ ДЕТОНАЦИОННОй ВОЛНЫ 433 сте встречи с детонационной волной, определяется условиями ее отражения от стенки и легко поддается теоретическому подсчету (см. $ 48). й 57.
Импульс при отражении детонационной волны от стенки Теоретический расчет импульса при отражении детонацион- ной волны от стенки дан Зельдовичем и Станюковичем. Рас- смотрим эту задачу. Пусть плоская детонационная волна начинается у левого открытого конца заряда ВВ (в начале координат). Длина за- ряда 1; у правого конца при х=1 помещена недеформируемая стенка (рис. 141). Уравнения газовой динамики для одномерного изэнтропиче.
ского течения имеют вид — (и ~ —, с~+ (и ~ с) д — — О. (57,1) Запишем (57,1) для случая А=З: е)+( ) д( ~ е) (57,2) дх Решение (57,2) согласно $25 будет х=(и+с)С+с,(и+с), х = (и — с) С+ се (и — к), где Р~ и сз — произвольные функции. Для отраженной волны решение определено прн (57,3) хим С. При этом и имО, с=Р„; из этого следует, что СУ лол = 1 — ~)У. 1 = О, (57,4) следовательно, Рис. 141. К выводу зависимости длв х = (и+ с) С. (57,5) импульса при отражении детонацнонной волны от недеформируемой степин.
Функция сз определяется из условия, что на стенке при х =1 и — 0 при любом значении С. Тогда 1= (Π— с) 1+ сз(0 — с). 23 Флиала аармзз 434 [гл. Хг ВРИЗАНТНОСТЬ ВЗРЫВЧАТЫХ ВВЩВСТВ 1 Учитывая, что при У= — с Р„получим 1 — — + т"-т (Π— с), т. е. т.т = 21.
Р1 (57,6) Следовательно, х=(и — с) 4+И. Из (57,5) и (57,7) определим и и с: — 1 1 и= — с=-. 1 ' г' (57.7) (57,8) Рис. 142. Падение давления, действующего на стенку ири отражении детовациовиой волны. Из уравнения изэнтропы р=Ар' следует, что Р ~Р~в (57,9) поскольку при й = 8 с р, то (57,10) Подставляя в (57,10) значение с нз (57,8) н учитывая, что 3 са — — О, получим р( ) (57,11) Уравнение (57,1!) дает закон изменения давления у стенки. Графически эта зависимость представлена на рнс. 142.
Полный Последняя зависимость позволяет легко установить закон изме- нения давления, действующего на стенку во времени. 4 571 нмптльс пеи отглженин детонлционноя волны 435 импульс при отражении детонационной волны от стенки (О ОЭ 1= ~РАН = л 5Р. ~ в) ~ е = ~ ~Р в (57.12) 64 / ! тз Г кг 82 где 5 — площадь поперечного сечения заряда ВВ. Поскольку 1 Ра = 4 Ро~)' то окончательно будем иметь 8 8 27 оРо И = 27 гпО (57,13) где т =Зрз1 — масса заряда.
Как видно из рис. 142, давление у стенки падает чрезвы- ' чайно резко. Из этого следует, что импульс, обусловливающий местное действие взрыва (изображен на графике заштрихованной площадью), сообщается преграде в основном за весьма 2г короткий промежуток времени т= —, равный времени пробега О ' В волны разрежения по заряду. — — скорость волны разрежения. 2 В случае Р = 8000 м/сея и 1=20 см 1= 5 1О ' сея. 8 За это время давление падает до значения р,= — р„которое все же еще достаточно велико и обычно превосходит предел упругих деформаций соответствующих материалов.
При расчетах необходимо учитывать, что местное действие взрыва в условиях непосредственного контакта заряда с преградой в ряде случаев обусловлено не полным импульсом, а лишь некоторой его частью, за время действия которой давление не упадет ниже некоторого критического предела, зависящего от конструкции и механических характеристик материала преграды. Кроме того, при подобных расчетах следует учитывать истинное максимальное давление, возникающее на границе раздела сред при отражении, которое существенно зависит от соотношения между плотностью и сжимаемостью продуктов детонации и самой среды.
Методы теоретического вычисления этих давлений подробно рассмотрены в главе 1Х. Однако в ряде случаев для общей оценки бризантного действия зарядов достаточно знать детонационное давление ВВ и удельный импульс при отражении продуктов детонации от абсолютно недеформируемой стенки. Обе эти величины легко поддаются теоретическому расчету. ВРИЗАНТНОСТЬ ВЗРЫВЧАТЫХ ВЕЩЕСТВ [гл. х~ Из выражения (57,13) следует, что удельный импульс, обусловливающий (в первом приближении) местное, бризантное действие взрыва, зависит не только от скорости детонации и плотности ВВ, но также от веса и геометрических параметров заряда. Из (57,13) также вытекает, что импульс, при прочих равных условиях, должен линейно расти с увеличением скорости детонации. Отсюда следует, что импульс заряда данного ВВ может быть заметно увеличен за счет увеличения плотности заряда; поскольку 0 =Аров, то, следовательно, должна выполняться следующая завнсимостьл 7= Крр.
(57,14) Уравнение (57,!3) предполагает линейную зависимость ме. жду импульсом и длиной заряда, что в действительности не наблюдается. Объясняется это тем, что на практике не представляется возможным реализовать строго одномерное движение продуктов детонации и полностью исключить боковой их разлет даже при заключении заряда в достаточно прочную оболочку.
Однако зависимость (57,13) может быть использована не только для одномерного, но и для трехмерного случая. Для этого необходимо вместо полной массы заряда подставить массу активной его части, которая может быть в каждом частном случае рассчитана с достаточной точностью, Теория активной части заряда разрабатывалась Рис. [Чз Разлет продуктов детонации О. Е. Власовым, Г. И.
![](https://s.studizba.com/z.php?f=/templates/si/i/noavatar.png&w=100&h=100&t=1"){kind=avatar}
