Содержание к диссертации
Введение
Глава 1. Постановка задачи исследования 10
1.1. Обзор литературных данных 10
1.2. Схема эксперимента и параметры инициирующего воздействия 20
1.3. Основные итоги главы 1 25
Глава 2. Использование лучевых методов для диагностики взрыв ных процессов 26
2.1. Многокадровые лучевые методы исследования быстропротека-ющих процессов 27
2.2. Станция исследования быстропротекающих процессов с использованием синхротронного излучения 33
2.3. Взаимодействие излучения с веществом и оптимизация параметров эксперимента 37
2.4. Калибровка детектора 39
2.5. Основные итоги главы 2 40
Глава 3. Синхротронная диагностика плотности во взрывных процессах 43
3.1. Схема эксперимента 43
3.2. Определение средней плотности в продольной постановке 45
3.3. Определение средней плотности в поперечной постановке 52
3.4. Основные результаты и выводы к главе 3 54
Глава 4. Обработка экспериментальных данных 56
4.1. Постановка задачи томографии плотности 56
4.2. Метод Абеля 57
4.3. Итерационный метод 61
4.4. Основные результаты главы 4 66
Глава 5. Массовая скорость и давление за фронтом инициирования 68
5.1. Определение газодинамических параметров в переходном процессе 68
5.2. Основные результаты и выводы к главе 5 71
Глава 6. Сравнение с численным экспериментом 72
6.1. Двухфазная, двухскоростная, двухтемпературная модель детонации с ускорением регрессии конденсированной фазы А.П. Ершова 72
6.2. Основные итоги главы 6 77
Заключение 78
Литература
- Схема эксперимента и параметры инициирующего воздействия
- Станция исследования быстропротекающих процессов с использованием синхротронного излучения
- Определение средней плотности в поперечной постановке
- Итерационный метод
Схема эксперимента и параметры инициирующего воздействия
Для реализующихся в эксперименте значениях и,р, р, /г, выбирая их за начальные в уравнениях (1.3), строятся равновесные адиабаты вторичного сжатия вплоть до полной остановки потока на границе воздух-пассивный заряд.
Описанный метод вычисления газодинамических параметров реализован в виде программного кода и онлайн-интерфейса к нему совместно с соавторами Э.Р. Прууэлом и Т.А. Бондаренко, он доступен по адресу http: //ancient.hydro.nsc.ru/chem/, режим доступа свободный.
На пористой преграде, которой является исследуемый насыпной заряд, не происходит полной остановки потока, но полученные данные по давлению указывают диапазон воздействия, а давление остановки - максимальную интенсивность инициирующей ударной волны. На рис. 1.5 представлена равновесная ударная адиабата воздуха и адиабаты вторичного сжатия для ряда начальных параметров падающих ударных волн, которые были отобраны для проведения экспериментов.
Было установлено, что при скорости падающей воздушной ударной волны 2.4 км/с детонация не развивалась, большая часть ВВ оставалась непроре 8000
Равновесные ударная и вторичного сжатия адиабаты. агировавшей. Уже при скорости 2.6 км/с наблюдался стабильный переход к детонации. Можно заключить, что критическое значение скорости воздушной ударной волны, необходимой для инициирования насыпного заряда штатного тэпа, лежит в этих пределах. При более высоком значении скорости ударной волны 5.0 км/с так же наблюдался стабильный переход к детонации. Таким образом, для инициирования детонации в исследуемом заряде достаточно давления около 8 КПа в падающей воздушной ударной волне рассчитанному по равновесной ударной адиабате воздуха, при этом давление в отраженной волне составляет 10 — 90 МПа. Верхний предел означает полную остановку потока па жесткой стенке, что в случае пористого заряда не реализуется.
Характеристики критической ударной волны хорошо согласуются с полученными для тэпа ранее в работе [14], в которой указано что для рассматриваемого диапазона плотности инициируемого заряда давление в падающей волне 80 — 120 атм достаточно для развития детонации в 50% случаев. 1.3. Основные итоги главы 1
В главе представлен обзор ряда экспериментальных работ в которых показано существование режима быстрого переходного процесса в различных насыпных взрывчатых веществах, инициируемого относительно слабым воздействием воздушной ударной волной, давление в которой является недостаточным для реализации режима инициирования только волной сжатия.
Показано, что наблюдаемый режим не описывается в рамках механизма нормального горения отдельных гранул насыпного ВВ. Приведены две гипотезы о возможном механизме ускорения горения частиц, которые могут объяснить экспериментально наблюдаемые факты.
Стандартные методики исследования взрывных процессов позволяют определить кинематику развития послесвечения всего процесса, а так же измерить давление и массовую скорость как функцию времени в ограниченном числе точек. Такие методики реализованы, например, в работах [16, 17, 27], но они не привели к получению ответа на ключевой вопрос о механизме регрессии конденсированной фазы.
Диссертантом воспроизведён режим инициирования воздушной ударной волной с возможностью управления её скоростью. Параметры, полученные для критического режима инициирования тэна, соответствуют ранее определённым.
Поставленная задача исследования состоит в детальном изучении наблюдаемого процесса инициирования детонации в насыпных зарядах ВВ в непрочной оболочке за микросекундные времена при относительно слабом воздействии.
Станция исследования быстропротекающих процессов с использованием синхротронного излучения
Исследования детонации с помощью 800 МэВ протонного ускорителя проводились так же в Лос-Аламосском нейтронном научном центре (Los Alamos Neutron Science Center). В работе [33] представлены результаты по стационарной детонации в цилиндрических зарядах прессованного РВХ9502 (95% ТАТБ и 5% пластификатора Kel-F(3M)) диаметром 12 мм рис. 2.2(a). На рис. 2.2 приводится сравнение профиля плотности получаемого из одного эксперимента с полученным осреднением по нескольким в случае стационарной детонации, условие стационарности достигалось за счёт прохождения фронтом
Внедрение поршня из нержавеющей стали в преграду из стеклоуглерода по данным работы [35]. а - статическое изображение, б - динамическое. 1 - зона деформации поршня, 2 - выбросы вещества со свободной поверхности, 3 - откол. расстояния более 100 мм до момента входа в область наблюдения. В случае существенно нестационарного процесса проведения подобного осреднения невозможно. В работе указано, что для снижения уровня шума может проводится пространственное усреднение с уменьшением разрешения. В более ранней работе этого коллектива авторов [34] указано, что получаемое разрешение изображения не хуже 0.2 мм. При подавлении шума усреднением по соседним точкам итоговое разрешение будет как минимум в два раза ухудшено. Кроме того, в нецентральной части видимой области шум на изображении может быть значительно выше.
В работе [35] в качестве источника использовалось синхротронное излучение в Advanced Photon Source (APS) Аргоннской национальной лаборатории США (Argonne National Laboratory). На станции достигнуты условия позволяющие регистрировать прошедшее излучение через образец и рассеянное на большие углы при времени экспозиции менее 100 пс, с повторяемостью импульсов от 153 не. Видимая область составляет примерно 1.6 х 1.6 мм. Разрешающая способность до 2 мкм. 1.5 0.5 —
На рис. 2.4 представлена полученная рентгенограмма для процесса внедрения стержня в преграду. На изображении хорошо различима деформация поршня, разрушение свободной границы преграды и возникновение явления откола в ней. Низкая энергия пучка 9 — 13 кэВ не позволяет просвечивать плотные образцы, поэтому у поршня можно различать лишь границы. Так же, входное и выходное окна экспериментальной камеры должны быть достаточно тонкие во избежание существенного ослабления пучка, поэтому в настоящем состоянии проведение экспериментов связанных со взрывом даже нескольких грамм ВВ на этой станции представляется невозможным.
Первые результаты по исследованию инициирования детонации в насыпном заряде с помощью синхротронного излучения на ускорительном комплексе ВЭПП-3 ИЯФ СО РАН представлены в работах [24, 36]. Прошедшее через заряд излучение регистрировалось полупроводниковым детектором состоящим из трёх каналов на расстоянии 0.6 мм друг от друга в плоскости вдоль заряда. Частота кадров 0.25 мкс, длительность экспозиции 1 не. Энергия фотонов в пучке 10 — 30 кэВ. В настоящих технических условиях на станции можно исследовать взрывные процессы в зарядах до 20-ти грамм ВВ.
В предположении о плоском фронте по этим данным восстановлены профили плотности при инициировании зарядов насыпного тэна диаметром 7 мм в оболочке из оргстекла толщиной 1.5 мм рис. 2.5.
Экспериментальные результаты настоящей работы получены на этом же источнике синхротронного излучения, использование нового детектора позволило учесть радиальную неоднородность возникающего течения и избавиться от прочной оболочки заряда. Так же, существенно увеличена область наблюдения до более чем ста каналов детектора с шагом между ними 0.1 мм. водились в Сибирском центре синхротронного и терагерцового излучения (СЦСТИ) на станции "Взрыв" [37, 38] рис. 2.6. На этой станции проводятся работы по исследованию быстропротекающих процессов с использованием синхротронного излучения (СИ) от ускорительного комплекса ВЭПП-3. Син-хротронное излучение возникает при движении с релятивистскими скоростями электронов по криволинейным траекториям, в частности, при прохождении в ускорителе пучком электронов поворотного магнита или специального устройства - вигглера, и направлено по касательной к направлению движения.
Принципиальная схема станции исследования быстропротекающих процессов "Взрыв" состоит из 4-х блоков рис. 2.7. Пучок электронов отклоняется магнитным полем, что сопровождается магнитотормозным излучением фотонов в конус с углом раствора І/7 в направлении касательной к траектории электронов. Для увеличения интенсивности излучения отклонение луча производится не поворотным магнитом, а вигглером, состоящим из линейки магнитов с противоположно ориентированными полюсами. При этом пучок движется по более крутой траектории, чем возле поворотного магнита. Источником излучения для настоящей станции является трёхполюсный вигглер, два магнита из которых служат для направления пучка по нужной траекто рий, а, собственно, полезный пучок СИ генерируется одним магнитом. Увеличение интенсивности пучка СИ с использованием вигглера по сравнению с поворотным магнитом даётся более высоким магнитным полем.
На пути излучения установлен коллиматор, вырезающий из пучка узкую область наивысшей интенсивности. Далее, полученный узкий пучок проникает во взрывную камеру через специальное окно и падает на исследуемый объект. Прошедшее сквозь образец ослабленное излучение выводится из камеры и его интенсивность регистрируется линейным однокоординатным детектором.
При проведении экспериментов с использованием СИ ускоритель ВЭПП-3 работает в импульсном режиме, при котором электроны вращаются по накопительному кольцу в виде сгустка (банча) с частотой обращения 4030.0 кГц и, соответственно, периодом обращения 248 не. Продолжительность импульса синхротронного излучения определяется временем прохождения банча через область генерации СИ и в основном определяется размерами банча. В настоящих условиях это время составляет около 1 не.
Таким образом, источник СИ представляет собой участок дуги траектории пучка, излучение от которого попадает в экспериментальную станцию.
Горизонтальный размер источника излучения, связанный с кривизной траектории и геометрией коллиматора, в настоящем режиме работы ускорителя и вигглера составляет примерно 0.2 см. Объект исследования устанавливается на расстоянии 18 м от источника, а ещё через метр находится экран, плоскость детектора. Тогда, разрешающая способность источника излучения составляет около 0.1 мм по горизонтали.
Вертикальный размер определяется поперечным размером банча, расчётное значение которого 0.154 мм, так что на разрешающую способность практически не влияет.
Определение средней плотности в поперечной постановке
В этой постановке заряда относительно пучка СИ устанавливается таким образом, чтобы в зону наблюдения попадала значительная область вне заряда для регистрации бокового разлета. Из-за этого получается видимой лишь часть заряда, несколько большая чем его половина. В силу предположения об осесимметричности возникающего течения, получаемая рентгеновская тень достраивается до симметричного вида.
Кривизна серпа уплотнения здесь показывает время за которое фронт процесса пересекает фиксированное сечение заряда. Так как его скорость составляет единицы километров в секунду, то можно утверждать что его пространственная неплоскостность в обоих случаях сравнима с радиусом заряда. Соответственно, имеет место быть существенная радиальная неоднородность течения, это подтверждает необходимость получения данных из поперечных постановок помимо продольных для корректного определения сжатия вещества за фронтом процесса.
В то же время, эти данные не позволяют определить скорость фронта в сечении, более того, по мере прохождения серпом уплотнения фиксирован ного экспериментального сечения, она может значительно меняться. Отсюда следует, что величина пространственной неплоскостности фронта так же не может быть определена лишь данными из поперечной постановки. Нельзя достоверно утверждать, что неплоскостность фронта на приведённых сечениях различна либо одинакова.
Для корректного определения пространственной неплоскостности фронта требуются данные о скорости его центральной части, получаемые из продольных постановок. Дополнительно проводится синхронизация времени кадров в различных сечениях по моменту срабатывания контактного датчика установленного в генераторе инициирующего воздействия. Так как момент пересечения фронтом экспериментального сечения не может быть определён точнее чем скважность кадров съемки, точность привязки кадров из разных экспериментов к глобальному времени получается около 0.5 мкс. Совместное использование большого количества данных из различных сечений заряда, а так же результатов продольной постановки, позволяет уточнять синхронизацию.
Измерена степень поглощения луча синхротронного излучения потоком вещества, возникающим при нагружении образцов воздушной ударной волной, при общей длительности регистрации менее 20 мкс.
В ходе экспериментов было зарегистрировано два режима инициирования насыпного заряда потоком газа, критический и нормальный. Определены критические условия инициирования потоком газов для зарядов штатного тэна в непрочной оболочке с диаметром много большим критического диаметра детонации. Определена динамика скорости фронта для каждого из режимов. Полученные результаты по количеству массы на луче в продольной постановке качественно показывают различие возникающих течений при критическом и нормальном инициировании.
Дополнительные эксперименты с отсечением газового потока в заряд показали, что в этом случае появляется медленная стадия с образованием существенного уплотнения в ближней зоне заряда. Общее время перехода к детонации при этом возрастает незначительно.
Результаты третьей главы докладывались на международных и всероссийских научных конференциях. Различные части представленных материалов опубликованы ранее в статье [4] и трудах конференций [6, 7]. В предположении об осевой симметрии возникающего течения на данных поперечной постановки эксперимента можно поставить томографическую задачу восстановления плотности в наблюдаемом сечении заряда на основе информации, полученной при просвечивании только с одного ракурса.
Пусть имеется цилиндрическая область радиусом RQ С осесимметричным распределением плотности рис. 4.1. Интеграл плотности вдоль луча!/ занятому продуктами взрыва дает величину F(x), получаемое в эксперименте после калибровки теневой рентгеновской картины распределение массы на луче.
Томографическая задача состоит в том чтобы по известной величине F(x) найти распределение р{г). Данная задача относится к классу некорректных задач математической физики. Положение осложняется тем, что в экспериментах функция F(x) измеряется в конечном дискретном наборе точек, каналах детектора. Рис. 4.1. Постановка задачи томографии осесимметричного объекта.
К решению поставленной задачи можно подойти двумя путями, первый - это интерполяция дискретной функции F(x) на всю область, в этом случае можно аналитически выразить р{г) через F(x), второй - нахождение решения в параметрическом виде методом итераций. В работе задача решена используя оба метода, в первом случае используя преобразование Абеля, а для второго был разработан параметрический вид распределения плотности исходя из общих представлений о структуре течения при детонационных процессах.
Преобразование Абеля есть частный случай преобразования Радона при осевой симметрии объекта. Преобразованием Радона некоторой функциир(ж, у) называется интеграл этой функции вдоль некоторой прямой. Если эта функция является распределением плотности в некотором объекте, то значение интеграла это количество массы вещества находящейся на этой прямой. В общем виде в случае двух переменных преобразование Радона функции р(х, у) вдоль прямой с вектором нормали n(cosa, sina) имеет вид: где s - расстояние от центра координат до прямой, вдоль которой идет интегрирование. Основное свойство преобразования Радона используемое здесь - это его обратимость. Таким образом, зная распредение массы на луче некоторого объекта в зависимости от угла его наблюдения можно восстановить распределение плотности внутри этого объекта.
В настоящей постановке имеется только один ракурс съёмки, но в предположении об осесимметричности объекта плотность будет зависеть только от радиуса, а от бесконечных пределов интегрирования можно избавиться введя некоторый радиус RQ, считая что за его пределы продукты не вылетают за время эксперимента и плотность вещества там всюду равна нулю. Тем самым преобразование Радона для частного случая осевой симметрии сводится к уравнению (4.1), или, при замене переменных и переходу к интегрированию по радиусу, к уравнению (4.2). Этот частный случай преобразования Радона является преобразованием Абеля, которое, очевидно, так же обратимо.
Итерационный метод
В предположениях сделанных о механизме о развитии переходного процесса в критическом режиме и в указанной экспериментальной постановке проведён численный эксперимент, а его результаты представлены автором кода А.П. Ершовым в соавторстве с диссертантом в работе [5]. Экспериментально было определено, что интенсивности возникающей ударной волны в критическом режиме инициирования не достаточно для возбуждения ударного механизма переходного процесса, и сначала реакция ведётся за счёт взаимодействия газовой фазы падающего потока с пористой конденсированной, поэтому для моделирования процесса была выбрана двухфазная, двухскоростная, двухтемпературная модель. А.П. Ершовым была реализована одномерная модель с дополнительными параметрами, которая, учитывая малую боковую разгрузку, должна качественно описывать течение вблизи оси заряда.
Уравнения движения такой среды так же описываются законами сохранения для каждой из фаз, а замыкающими уравнениями являются уравнения состояния и межфазного взаимодействия, уравнения обмена энергией и массой. Именно в этих уравнениях и заключается механизм влияния межфазного взаимодействия на развитие процесса инициирования.
Ускорение регрессии конденсированной фазы играет важную роль при моделировании переходного процесса. С исключением S из уравнения (6.1), при численном эксперименте получается динамика плотности представленная на рис. 6.1. За 33 мкс численного эксперимента не наблюдается ускорения процесса и развития детонации. При сопоставлении с полученными экспери 2 g/cc
Ускорение регрессии конденсированной фазы за счёт введения параметра S, отвечающего за увеличение удельной поверхности частиц при дроблении, заметно ускоряет реакцию и в численном эксперименте наблюдается успешное инициирование рис. 6.2. Преддетонационное время составляет 9 мкс, что хорошо согласуется с наблюдаемым в эксперименте, однако имеет место существенная затянутость реакции в начале инициирования. Это обусловлено временем образования плотной "пробки" с высоким давлением для начала дробления. В эксперименте рис. 4.5(6) такого явления зафиксировано не было. Согласно профилям плотности для критического режима инициирования и данным из продольной постановки экспериментов "пробка" образуется, но за фронтом реакции и уже не влияет на его распространение. В постановке с отсечением газового потока от воздушной ударной волны в заряд ВВ, возникающая в численном эксперименте медленная затянутая стадия с повышенной плотностью имеет место.
Скорость развития реакции в модели определяется интенсивностью меж фазного потока (6.1), который, помимо изменению площади удельной поверхности, пропорционален скорости горения частиц. Для характерного давления порядка 100 МПа рис. 5.2(6) ип(р) = 11 см/с [41]. В работе [17] при экспериментальном исследовании инициирования насыпных зарядов тэна искровым разрядом получена оценка скорости горения частиц при давлении 100 МПа 1 м/с на порядок превышающая скорость нормального горения, что, как указано в работе, не может быть объяснено эффектами эрозионного горения. Авторами предложен механизм при котором образуется неустойчивый пограничный слой на поверхности частицы, обдуваемой интенсивным потоком. При высокой скорости обдува частицы этот слой отрывается от неё и горит отдельно от неё, такой механизм горения назван абляционным. Таким образом, для устойчивого горения по такому механизму, в отличии от нормального, не требуется прогрева частицы на толщину квазистационарного слоя до температуры зажигания. Для моделирования этого явления была предложена для использования в работе [5] зависимость: где к - коэффициент порядка 1, ра - кристаллическая плотность ВВ (считается постоянной), Л - теплопроводность газа, Сд - теплоёмкость газа, d - диаметр частиц, р - плотность газа, u — v- разность скоростей твердой и газовой фаз. Так, при скорости обтекания 1 км/с, давлении 100 МПа, которому соответствует р = 0.1 г/см3 скорость ип = 1 м/с.
Отдельное включение режима абляционного горения не приводит к развитию детонации при экспериментальном размере заряда в численном счёте за десятки микросекунд. Затруднённая фильтрация вызывает быстрое падение скорости газовой фазы, ослабление эффекта абляционного горения, как следствие падает градиент давления в напирающем потоке и происходит переход к стандартному механизму горения. 2g/cc
Совместный эффект абляции и дробления позволяет добиться согласования с экспериментом. Абляция, за счёт интенсивного выделения газа, обеспечивает более быстрое распространение волны на начальной стадии процесса. Уменьшаются сжимаемость среды и градиент давления, как следствие, происходит умеренное сжатие конденсированной фазы. В результате, образование «пробки» на начальной стадии может быть подавлено выбором степени влияния каждого механизма. Полученные профили давления представлены на рис. 6.3 и находятся в убедительном согласии с экспериментальными профилями критического режима инициирования рис. 4.5(6).
Сравнение профилей полученных в расчётах при учёте только дробления рис. 6.2 и с дополнительным учётом абляционного механизма горения рис. 6.3 позволяет выделить участок максимального различия структуры течения длиной около 5 мм. Далее профили имеют схожую форму ударного скачка, с чуть более меньшей скоростью у абляционного механизма. Следовательно, можно утверждать о ведущей роли абляционного механизма горения на этом участке. По полученным оценкам для массовой скорости рис. 5.1(6) и давления рис. 5.2(6) предельные параметры потока при которых этот ме ханизм является определяющим составляют и = 0.3 км/с и р = 0.8 ГПа. Граница снизу, по-видимому, определяется параметрами квазистационарного конвективного горения и согласно [42] и = 0.02 км/с и р = 0.04 ГПа.
Приведено применение экспериментально полученных профилей плотности на оси заряда для уточнении модели переходного процесса. Полученные данные позволяют определить область заряда и пределы параметров потока, где ведущая роль процесса переноса фронта химической реакции принадлежит явлению абляционного горения.
Показано, что отсечение газовой фазы от инициирующего воздействия приводит к качественной схожести возникающего течения с численной моделью, в которой ускорение горения происходит только за счёт дробления.
