1612727554-7422b28b59adffe5b22446310d759047 (828458), страница 95
Текст из файла (страница 95)
196. Кумулятивный тя заряд: 1 — детонатор, где иа и ра — скорость и плотность КС, р„и р„, — давление и плотность на лятивная облицовка. фронте возникшей ударной волны. Очевидно, что давление р „будет минимальным при ц = !. Величина а определяется уравнением состояния данного мате- риала. Если в диапазоне интересуюших нас высоких давлений для материала струи принять уравнение состояния вида р = Ар", то предельная плотность рт, будет определяться соотношением р„и+1 Ра а — 1 При этом 2 И+1 2 ЯЯР = и+! ~ Ртл = 2 Раца (78,45) Уравнение (78,45) дает максимальное давление р я, возникающее при ударе. Прн очень больших давлениях (порядка !О' кг/слтт) любая среда превращается в электронный газ, при этом Видимо, выгодно оболочку выбирать вся же прямолинейной формы, но несколько наклоняя ее к оси симметрии в сторону, обратную обжиму (рис.
196). Перейдем к определению давлений и температур при ударе КС о твердую преграду. При соударении двух КС, обладающих скоростями порядка 100 км/сек, должны возникать чрезвычайно высокие давления и весьма значительные температуры, существенно превосходящие таковые при соударениях обычных КС. Для того чтобы выяснить, каким уравнениям состояния надо в данном -г случае воспользоваться для описания процессов соударения, сначала сделаем грубую оценку возникающих при этом давлений.
Задача о соударении двух КС эквивалентна задаче об ударе об абсолютно жесткую преграду. При ударе о преграду в КС возникнет ударная волна, идущая от стенки, начальное давление в которой, как известно, определяется соотно- шением 552 1гл.
хп кумуляция уравнение состояния р = Ар" действительно имеет место, 3 причем и = — (как для одноатомного газа) и соотношение з (78,45) принимает вид 4 о Рго= З Роиь (78,46) (78,47) где и — статистический вес частиц, й/ — число частиц в одном моле, т, — масса электрона, й — постоянная Планка, равная 6,558 ° 10 ог эргсек, Р— молярный обвем вещества при давлении р. Для рассматриваемого случая я= 2, У = Уй/„где й/,— число Авогардо и 2 — число электронов в атоме данного металла (для бериллия Я = 4), У = —, где и — атомный вес металла, р — его плотность при давлении р (для бериллия р=9 г/моло).
Таким образом, для бериллия (78,48) Вычислим теперь температуру, возникающую.в процессе удара кумулятивной струи о преграду. Первую, весьма грубую оценку температуры можно произвести, исходя из следующих соображений. Внутренняя энергия среды на фронте ударной волны Е= — (оо о)= Р ,Оо 2 л — 1 (78,49) 5 Для вырожденного электронного газа, поскольку а = —, будем иметь Е = — Рп. 3 2 (78,50) Перепишем теперь уравнение (78,50) в виде Е=с 7= — р —. 2 р ' (78,51) При ио =100 км/сек ро = 1,5 г/см' (бериллий) нз соотношения (78,46) получаем рта=1,5 ° 10о кг/см', что подтверждает правильность сделанной нами оценки давления и дает основание рассматривать материал струи как вырожденный электрон.
ный газ. Как известно из статистической физики, уравнение состояния этого газа есть а 781 553 свеехскоеостнгя кемтляция Как известно, при высоких температурах атомная теплоемкость каа твердых тел стремится к 6 „Если в данном слукаа чае для материала струи принять с, = 6, „ , то грамм-атом град ' 3 ° 9 ° 135 ° 10п г,34 10 Т= ' 9 0 0™ 10 ж1,1 ° 10"К. (78,52) г,= рч ТЯ', (78,53) где (9г)г тгlР4гг и й — константа Больцмана, равная 1,38.
10 'г кол/град, Для рассматриваемого нами здесь случая соотношение (78,53) примет вид г,=Я' ' „, 4г1.Т( д 1'. Подставив в это выражение численные значения соответствующих величин, получим с = 2,87Т ггм град ' Исходя из этого, преобразуем (78,51). Получим 4 13 ° 1О 3 9 9 отк да У Т = 3,25 ° 10г 'К. Эту температуру мы определили, исходя из предположения, что материал струи в условиях удара ведет себя как вырожденный электронный газ. Проверим теперь справедливость этого предположения.
Как известно, критерием сильного вырождения является 9« 1, где ь г зггт Ф$гг т г (78,54) Эту температуру следует, однако, признать явно завышенной-, так как теплоемкость веществ, находящихся в состоянии электронного газа является возрастающей функцией температуры. В соответствии с этим в целях более точной оценки интересующей нас температуры будем исходить нз формулы тепло- емкости для вырожденного электронного газа г 554 [гл.
хп кумуляцяя Подставляя в (78,54) численные значения соответствующих величин, получим 0=4,73 ° 10 'Т, (78,55) откуда видно, что при температурах порядка 10' — 106 'К 8((1, т. е. материал струи в момент удара действительно следует рассматривать как вырожденный электронный газ.' Таким образом, второй вариант, приводящий при иа= = 100 км/сан к температуре удара порядка 300000' К, по-видимому, является достаточно точным. Из этого следует, что при скоростях удара порядка нескольких десятков км/сек кумулятивная струя будет обладать не только бронепробивным, но и сильным бронепрожигающим действием. При скоростях удара струи порядка 100 км/сак можно ожидать появления не только обычной, но и более жесткой радиации. ГЛАВА Х!11 ВЗРЫВ В ВОЗДУХЕ й 79. Основные физические явления, происходящие при взрыве В подавляющем большинстве случаев взрывы производятся с целью определенного воздействия на среду, окружающую источник взрыва.
Наиболее подробно мы разберем действие взрыва в воздухе. Заряды ВВ могут иметь различную форму. Трудно описать действие зарядов сложной формы, однако, исключая области непосредственной близости от заряда, всегда можно с достаточной точностью для практического использования свести действие взрыва подобного заряда к действию сферического, цилиндрического или плоского (одномерного) заряда. Действие взрыва в непосредственной близости от заряда может быть всегда рассмотрено особо. Из опыта известно, что взрыв заряда, не имеющего большого различия в размерах по всем измерениям на расстояниях порядка среднего размера заряда, эквивалентен по действию взрыву сферического заряда того же веса. В случае, когда размеры заряда в одном измерении значительно превосходят его размеры в двух других измерениях, действие взрыва на расстоянии порядка среднего значения меньших размеров эквивалентно взрыву цилиндрического заряда того же веса, а на расстоянии в несколько наибольших размеров заряда становится эквивалентным взрыву сферического заряда того же веса.
При этом, в областях, лежащих от торца на расстояниях порядка меньшего размера заряда, действие взрыва эквивалентно взрыву заряда некоторой массы меньшей, чем масса заряда, происходящему в трубе (одномерному взрыву). Выясним основные физические закономерности, происходя. щие при взрыве. Если бы взрыв происходил в вакууме (например, на поверхности Луны), то продукты взрыва, обладая определенным давлением (вследствие того, что в определенном объеме выделилось тепло) начнут беспрепятственно расширяться, подчиняясь законам нестационарного движения. При 556 (гл.
хш взвыв в воздэхе где й — средний показатель адиабаты процесса расширения. Для типичных ВВ: 9=! «ал/г, Х = 4, и „=11000 лг/сел. При гипотезе мгновенной детонации ~Г„ что для типичных ВВ дает и = 9000 лг)сел. (79,2) этом в каждый заданный момент времени распределение давления, плотности и скорости расширяющихся продуктов взрыва на различных расстояниях от места взрыва будет различным. Давление и плотность наименьшими будут во внешних областях и наибольшими во внутренних областях продуктов взрыва, а скорость газа, наоборот, будет наибольшей во внешних областях и наименьшей во внутренних.
В случае сферического заряда в центре взрыва скорость будет, очевидно, равна нулю; в случае взрыва произвольного заряда во внутренних областях также всегда найдется множество точек нулевой скорости. Расширение продуктов взрыва в неограниченном «пустом» пространстве будет происходить неограниченно. Для аналитического описания расширяюшихся продуктов взрыва введем понятие поля взрыва.
Под полем взрыва будем понимать область пространства, в каждой точке которого можно однозначно определить все параметры, характеризуюшие продукты взрыва (давление, плотность, температуру, скорость и т. д.). Поле взрыва будет неустановившимся (нестационарным), поскольку в каждой точке его все параметры будут меняться со временем. Существенно здесь также отметить, что наибольшая скорость разлета продуктов взрыва будет отвечать скорости распространения границы продуктов взрыва, причем при разлете продуктов взрыва в пустоту плотность и давление на границе продуктов взрыва будут равны нулю. Эта наибольшая скорость и истечения газов зависит от формы взрывающегося заряда, от закономерностей протекания самого процесса взрыва, а также от энергии взрывчатого пре.
вращения Я. Между и „и энергией взрыва в случае сферического заряда, когда продукты взрыва представляют собою газ, существует простая зависимость: „, (З-. )~Г,0, (79,1) $79) основныв еизичвскне явления, п»оисходяшиа пги вз»ыве 557 В случае взрыва конденсированных ВВ, когда в начальной стадии продукты взрыва не являются идеальным газом, эти простые формулы заменяются несколько более сложными. Величины же наибольших скоростей истечения остаются почти неизменными (см.
главу 1Х); так, при реальной детонации и „ = 12 000 м/сек; при мгновенной детонации и „ = = 1О 000 м/сек, При детонации наиболее мощных ВВ (например, гексогена), предельные скорости истечения достигают 18000 м/сек. В случае взрыва в какой-либо среде процесс разлета про- дуктов взрыва будет происходить несколько иначе« чем при раз- лете в пустоту. Могут возникнуть два принципиально различных режима разлета. Прн разлете продукты взрыва на границе заряда нач- нут взаимодействовать со средой, окружающей заряд. В слу- чае очень плотной среды граница раздела между зарядом н средой начнет медленно двигаться от центра заряда. Если процесс взрыва протекал детонационно, то продукты детонации, дви- жущиеся за фронтом детонационной волны, будут двигаться~ быстрее, чем граница раздела, и, набегая на нее, будут сжи- маться.
![](https://s.studizba.com/z.php?f=/templates/si/i/noavatar.png&w=100&h=100&t=1"){kind=avatar}
