1612727554-7422b28b59adffe5b22446310d759047 (828458), страница 81
Текст из файла (страница 81)
Пользуясь уравнением (59,2), представляется таким образом возможность определить значения импульса, действующего на крешер по данным о его обжатии. При вычислениях следует базироваться на результатах испытания бризантности, установленных по методу Хайда и Зелле или Беляева. гг аха ада ДЗЯ 4лтсвт/сн' Рис. 155. Зависимость оажатиа свинцовых цилинд- ров от удельного импульса длн тротила. Выше было установлено, что в условиях стандартного оформления пробы (постоянство размеров пластины) обжатие свинцовых цилиндров линейно меняется с плотностью заряда: и =йР. Ь'гт' (59,3) На С другой стороны, связь между удельным импульсом н плотностью заряда (при постоянстве его массы) определяется соотношением (59,4) а=ааР ~ где л с..1, а для тротила л = 0,70.
Из (59,3) и (59,4) следует, что (59,5) т. е., что с увеличением плотности заряда обжатие свинцовых цилиндров должно возрастать несколько сильнее, чем удельный импульс, что подтверждается опытными данными. На рис. 155 л 591 методы экспееимзнтлльиого опеелеления ееизлнтности ве 451 показана зависимость обжатия от удельного импульса для тротиловых зарядов весом 50 г. Из рисунка видно, что обжатие растет с импульсом более круто, чем по линейному закону, Кроме описанных методов, о бризантности ВВ часто судят по результатам практических испытаний снаряженных ими боеприпасов (снарядов, мин), причем критерием бризантности служит интенсивность и характер дробления оболочки боеприпаса.
При этих испытаниях боеприпасы подрываются обычно в броневой яме, осколки оболочки собираются и распределяются по весу на определенные группы. В каждой группе производится подсчет числа осколков и делением на общий вес всех собранных осколков в килограммах получают ряд чисел аь ам ам... Величина этих чисел и их сумма А=а,+аз+а,+ ...
дают полную картину характера и интенсивности дробления оболочки. Чем больше число А, тем больше бризантность ВВ. При этом нужно, однако, учитывать, что дробление оболочки зависит не только от разрывного заряда, но еще в большей степени от веса оболочки, формы и механических качеств ее. Вследствие неизбежных колебаний в этих данных описываемый метод определения бризантности является весьма приближенным, Кроме того, описанный метод оценки бризантности нельзя признать достаточным, так как бризантное действие разрыв ного заряда определяется не только интенсивностью дробления оболочки, но и кинетической энергией, приобретаемой осколками под действием взрыва.
Вследствие этого иногда производят дополнительное испытание боеприпасов путем подрыва их в кругу мишеней (секторов). Метод этот заключается в следующем: вокруг подрываемого боеприпаса по концентрическим окружностям, радиусы которых равны 1О, 20, 30, 40, 50 и 60 м, располагают, соблюдая определенные правила, ряд деревянных щитов.
После подрыва боеприпасов определяют число осколков, пробивших шиты, и число засевших в них осколков. Бризантность ВВ считается тем большей, чем больше радиус поражения осколками. Отметим, что результаты испытания в кругу мишеней в большей степени характеризуют осколочное действие боеприпаса в целом, чем бризантный эффект его разрывного заряда, так как в ряде случаев (например при недостаточно толстой и недостаточно прочной оболочке) для более бризантного ВВ радиус поражения вследствие слишком интенсивного дробления оболочки может оказаться меньшим, чем для менее бризантного ВВ, а 601 453 еьсчет нмптльсов Произвольные функции Р~ и Рз могут быть определены из тсловия, что при х=1 От= 6 При этом г=(4 П+ 4 О) д+Р,(и+ с), 1= (и — с) — + Рз(и — с), 1 откуда Р,=0 и Рз= ~ Для второй волны, следовательно, имеем: х х — 1 и+ с = —, и — с = ь) тн — ~ (60,7) х Ох — 1 Е)(х х — 1' 2т+ й и — ~' '= 2 (в~ и — г)' Давление в ней определяется соотношением Эта волна распространяется по газу переменной плотности н фронт ее движется по закону: з вс х= — С вЂ”вЂ” 2 2 (60,10) который определяется из условий совместного решения уравнений (60,1) и (60,7).
Отсюда очевидно, что встреча обеих волн разрежения в сечении х произойдет в момент времени ~а= ~з (60,11) Удельный импульс в произвольном сечении 0 <х < 1 боковой поверхности заряда будет ь СО '=1 "+1 ' (60,12) ь где 1~ — — — ",, р~ и р2 определяются из (60,5) и (60,9). При янтегрировании получим: ь СО Ц 454 егнзонтность взеывчлтых веществ [гл. х~ х . 32 Ри~ 8 где а = — и [о= — — = — ро!Р— улельныя импульс на торцозо» т =й о 27 поверхности заряда. Отсюда ю'= — '"!1+ ба(1 — а)+ —,а!и ' + 8! 2 + ба (1 — а) (2а — 1)!п ) ~.
(60,13) зличных сечений боковой поверхно- Произведя расчет для ра сти заряда, получим: а=О 1= — = 0 125[о* 1о 1 а=— 1 ! = 0,34[о 1= 0,43[о, ю' =- 0,44[о, 1 а=— 2 з 4 а=1,0 1=0125[о. и — с=- —— 2 ' откуда х В х О и= 21 4' 2Г+ 4 (60,15) Назовем эту волну первой. Для этой волны В интервале 0(х ( — (см.
$42) Рг В ижО с=— (60,16) (60,17) Анализируя эти результаты, можно придти к выводу, что наибольший импульс получается в сечении х =0,7[, т. е. там, где приблизительно происходит встреча двух волн разрежения. Задача П. Пусть детонация начинается в среднем сечении цилиндрического заряда, помещенного в бесконечно прочную грубу с открытыми концамн. Рассмотрим импульсы, которые будут действовать на единицу боковой поверхности трубы на различных расстояниях от места детонации. Эта задача эквивалентна случаю, когда в среднем сечении имеется стенка, причем у стенки х= О. 01 Детонационная волна в интервале -~- ( х ( Р! характеризуется уравнениями и+с= —, (60,14) 466 а 60) влечет импульсов назовем эту волну второй.
Для этой волны, как известно, (60,18) 1 В момент времени 1 = — (1 в расстояние от стенки до торца В заряда) в сечении х =! начинается истечение продуктов детонации. Возникающая при этом волна разрежения, как было показано выше, описывается уравнениями х — 1 и — с=с) Х и+с= —, (60,19) откуда х О х — 1 131х х — 1 и= 31+2 131 1, с= 2 ') гт1 — 1т» 1~. (60~20) Назовем эту волну третьей. Для этой волны (60,21) Волна движется по закону 3 Р1 х= — 1 — —.
2 2 (60,22) Слабый разрыв в детонационной волне движется по закону (60,23) х — 1 и и — с=с) й1 — 1 (60,24) В точке сопряжения втой волны со слабым разрывом имеем: В О и=О, с= 3 или О+ — =сопз1, откуда и+с= —, (60,25) следовательно, " = 2 Ь + 131 — 11' с = ф [1 — щ~ 1 ~. (60>26) 3 1 3 В момент времени 1= — — в сечении х= 41 волна разрежения встречает слабый разрыв, отделяющий два различных режима детонационной волны. Это устанавливается из совместного рассмотрения (60,22) и (60,23). Возникает новая, четвертая волна, являющаяся римановской (р= сопз(). Эта волна описывается уравнениями: и+ с = сопят [гл. х~ 456 вгизлнтиость взгывчлтых вещвстз Правый фронт ее движется по закону Р1 х= —.
2 ' Левый фронт — по закону З Рг Х= — 1 — —. 2 2 ' Для этой волны имеем (60,27) (60,28) (60,29) З В сечении «=0 в момент времени г= — возникает отражен- =Р ная от стенки волна разрежения, которая описывается уравне- ниями х=(и+с)й+Г,(и+с), х=(и — с)Ф+Г,(и — с). (60,30) Функция Рз определяется выражением Р1 — (и — е) 1 Р вследствие чего можно написать, что х=(и — с) г+ (60,31) откуда к — 1 и — с=О Р1 — 1 (60,32) Подобным образом для левого конца, заменяя в (60,32) к на — к и и на — и, получим и+с= О, ~ (60,33) Уравнения (60,32) и (60,33) для волны, отраженной от стенки, дают к . 1 И=В Рг, ' —— В (60,34) Назовем эту волну пятой.
Она движется по закону Х 2 2~Э Р1 3 (60,35) что устанавливается из сравнений уравнений (60,33) и (60,25). Для этой волны имеем: 45Т 5 601 эасчат нмптльсов З Рассмотрим теперь область 0 <х < 4 !. Лля произвольного значения х в этой области импульс давления вычисляется по формуле ь Ф» »О !> = ~Р, й! + ) Р г)г+ ~Р гу!+ ~ р Н> (60,37) и и где = — = — = — > ! = . (60,38) х 2х З вЂ” 2х ЗГ+ 2х З В области — ! < х <! импульс определяется по формуле ь ь ь » > !з= ~РА!+ ~РМ+ ~Рог)!+ ~ Р,г)!, (60,39) и и где !~ = 1> !э = И !> = г> ° !б = 0 ° (60>40) х 3! — 2х. 2х. И+ 2х Производя вычисления, которые мы здесь опускаем, оконча- тельно получим (>= — '~ +3(1 — а)1п +" +За!ай~ (6041) что дает при а=О 1= 1„ а= 4 1=0,94(э, 1 а= — 1=0 81г . 2 а= — 1=0 ба .
3 4 Выражение (60,39) дает: при а = 1 ! = 0,25(, Анализируя полученные результаты, мы видим, что импульс начинает падать по направлению от стенки к торцу заряда, при- чем сначала падение будет медленным, затем становится более быстрым. Стенка дает возможность при заданной массе ВВ увеличить импульс вдвое (поскольку стенка эквивалентна удвоению массы ВВ). На рис. 156 показано распределение удельных импульсов вдоль поверхности заряда, получающееся при различных спо- собна инициирования. Кривая ! изображает ! =((а) для случая детонации от стенки. Кривая 2 соответствует случаю, рассмо- тренному в задаче 1. При этом импульс пересчитандля удобства (гл.
х~ 458 вгнзьнтность взвывчдтых веществ сравнения на удвоенную массу (истннное значение ! в два раза меньше). Кривая 3 относится к случаю детонации, идущей от открытого конца заряда к стенке. Полный импульс (!), действующий на всю боковую поверхность заряда, 1 ! = 2п7со ~' ! 4(х = 2п)со! ~ Ып (60,42) о о где )св — радиус заряда.
Если принять 2п)7в=1, то соответствующие расчеты дают для случая детонации, идущей от стенки, ! = 0,75!з(, для мгноь венной детонации при наличии 10 ! l стенки 7=0,77(в1, для детона- 00 ции заряда в открытой тру- бе ! =0;66(з! и для детонации, йб идущей к стенке, ! = 0,54!в!. 84 Последний случай эквиваог лентен двухстороннему нници- 0 ированию заряда, так как ю йз йб 04 45 00 чу 40 40 (Осе столкновение двух встречных Рпс. 15Гь Распределение импульсов Детонационных волн эквивавдодь боковой поверхности заряда. лентно отражению бегущейде- тонационной волны от стенки.
Этот способ инициирования является, таким образом, наименее выгодным вариантом из всех рассмотренных. ф 61. Определение скорости осколков, разлетающихся с боковой поверхности заряда В условиях нормальной детонации заряда часть полной энергии системы находится в виде кинетической энергии продуктов детонации. После окончания процесса отношение кинетической Ев энергии Ев к полной энергии Ез равно ч = — =0,(02.
![](https://s.studizba.com/z.php?f=/templates/si/i/noavatar.png&w=100&h=100&t=1"){kind=avatar}
