Содержание к диссертации
Введение
Глава 1. Теоретические модели детонации. Экспериментальные методы исследования структуры детонационной волны 9
1.1. История открытия явления детонации. Гидродинамическая теория детонации Чепмена-Жуге 9
1.2. Классическая теория детонации 11
1.3. Структура детонационной волны в модели ЗНД. Нормальный режим детонации 15
1.4. Обоснование правила отбора скорости детонации в модели ЗНД. Пересжатый и недосжатый режимы детонации 18
1.5. Детонация реальных ВВ. Обобщение классической теории детонации на случай конденсированных ВВ 22
1.6. Модели детонации, учитывающие конечную ширину фронта ударной волны . 26
1.7. Экспериментальные методы исследования структуры детонационной волны 37
1.8. Задачи исследования 51
Глава 2. Объекты и методы экспериментального исследования 53
2.1. Объекты исследования 53
2.2. Регистрация профилей массовой скорости 56
2.3. Измерение скорости детонационной волны 65
Глава 3. Результаты экспериментов 67
3.1. TNETB 67
3.2. Крупнодисперсный гексоген 75
3.3. Мелкодисперсный гексоген 81
3.4. Октоген 87
Глава 4. Обсунедение результатов 92
4.1. Границы применимости модели ЗНД для описания детонации гетерогенных ВВ 92
4.2. Особенности разложения гетерогенных ВВ.
«Горячие точки» 94
4.3. Зависимость удельного объема эффективных очагов реакции от начальной плотности заряда 100
4.4. Зависимость доли ВВ, реагирующего во фронте ударной волны, от начальной плотности заряда 104
4.5. Объяснение полученных экспериментальных результатов с точки зрения моделей детонации, учитывающих
конечную ширину фронта ударной волны 107
Основные результаты диссертации 112
Заключение 113
Список литературы 114
- Структура детонационной волны в модели ЗНД. Нормальный режим детонации
- Измерение скорости детонационной волны
- Крупнодисперсный гексоген
- Зависимость удельного объема эффективных очагов реакции от начальной плотности заряда
Введение к работе
Актуальность, Согласно классической теории, детонационное превращение взрывчатых веществ (ВВ) осуществляется под действием ударной волны, возбуждающей экзотермическую химическую реакцию. Поэтому стационарная детонационная волна состоит из ударного скачка и следующей за ним зоны химического превращения, в которой давление падает и вещество расширяется, т.е. формируется так называемый «химический пик» (химпик). Многочисленные экспериментальные * исследования подтвердили применимость этой модели для гетерогенных ВВ.
В то же время в последние годы появился ряд работ, в которых показано, что в некоторых мощных прессованных ВВ при некоторой критической, как правило, высокой начальной плотности исходного заряда в зоне реакции вместо химпика регистрируется рост давления. Возможность * распространения стационарной детонационной волны без химпика не соответствует классическим представлениям, что ставит целый ряд вопросов, связанных с границами применимости классической модели. В частности, неясно, реализуется ли в этом случае режим Чепмена-Жуге, каким образом осуществляется правило отбора скорости детонации, обязательным ли г является наличие области повышенных давлений в зоне реакции, и т.д. Без знания ответов на эти ключевые вопросы теории, невозможно корректно прогнозировать (в том числе и посредством современных вычислительных методов) такие практически значимые с точки зрения эксплуатации и безопасности свойства взрывчатых веществ, как пределы инициирования и распространения детонации, чувствительность ВВ к внешним воздействиям, и другие аспекты воздействии ударных волн на ВВ. В связи с этим актуальным представляется экспериментальное и теоретическое исследование границ применимости классической модели детонации, а также поиск подходов к описанию процессов детонации за пределами этих границ.
Цель работы. Экспериментальное и теоретическое исследование структуры зоны реакции стационарных детонационных волн, в частности, закономерностей возникновения стационарных режимов без химпика, в прессованных гексогене, октогене и 2\2\2'-тринитроэтил-4,4,4-тринитробутирате (TNETB) при различной дисперности исходного порошка ВВ и начальной плотности зарядов.
Структура работы. Диссертация состоит из введения, четырех глав, заключения и списка цитированной литературы.
Первая глава посвящена обзору существующих моделей детонации и экспериментальных методов исследования структуры детонационных волн. В обзоре подробно рассмотрены как классическая теория детонации, так и более сложные математические модели явления, а также вопросы возможности существования стационарных пересжатых и недосжатых детонационных режимов. Обзор экспериментальных методик ограничивается теми из них, что применяются при исследовании ударно-волновых и детонационных процессов в конденсированных средах.
Вторая глава посвящена описанию объектов исследования и использованных экспериментальных методик, а именно, регистрации волновых профилей лазерным доплеровским интерферометром VISAR и измерению скорости детонации при помощи ионизационных датчиков.
В третьей главе изложены результаты экспериментов по регистрации волновых профилей в прессованных TNETB, гексогене и октогене с различной дисперсностью исходного порошка ВВ при различной начальной плотности образцов, а также представлена полученная экспериментальная зависимость скорости детонации TNETB от начальной плотности.
Четвертая глава посвящена обсуждению полученных результатов; в частности, сформулированы теоретические подходы к их объяснению на основе модели очагового механизма разложения гетерогенных ВВ и б рассмотренных в первой главе моделей детонации, учитывающих реакцию ВВ во фронте ударной волны.
В заключении изложены основные результаты и выводы работы.
Основные положения, выносимые на защиту.
Результаты исследования структуры зоны реакции в гексогене, октогене и TNETB при различной начальной плотности образцов.
Результаты исследования влияния внутренней структуры образцов гексогена и октогена на структуру зоны реакции.
Результаты исследования зависимости скорости детонации TNETB от начальной плотности образцов.
Соотношение для зависимости доли гетерогенного взрывчатого вещества, реагирующего во фронте ударной волны, от начальной плотности образца.
Механизм реализации в гетерогенных взрывчатых веществах стационарных детонационных волн без химпика, в том числе стационарного недосжатого детонационного режима.
Научная новизна. Впервые экспериментально показано существование в гексогене, октогене и TNETB диапазонов начальных плотностей, внутри которых наблюдаются стационарные детонационные режимы без химпика. Впервые обнаружены в TNETB особенности на зависимости скорости детонации от начальной плотности, которые могут свидетельствовать о реализации стационарного недосжатого детонационного режима. Предложен оригинальный подход к интерпретации обнаруженных явлений, основанный на учете разложения взрывчатого вещества во фронте ударной волны. Впервые получено соотношение для зависимости доли гетерогенного взрывчатого вещества, реагирующего во фронте ударной волны, от начальной плотности образца.
Практическая ценность. Обнаруженный факт существования границ применимости классической модели детонации должен учитываться при прогнозировании (в том числе и современными вычислительными методами) практически значимых с' точки зрения эксплуатации и безопасности свойств ВВ, таких как пределы инициирования и распространения детонации, чувствительность ВВ к внешним воздействиям. Предложен механизм, позволяющий учесть обнаруженное явление в соответствующих численных расчетах. Полученные результаты могут быть использованы для решения прикладных задач в Институте проблем химической физики РАН * (Черноголовка), Институте структурной макрокинетики и проблем материаловедения РАН (Черноголовка), Институте химической физики им. Н.Н. Семенова РАН (Москва), Институте гидродинамики им. М.А. Лаврентьева СО РАН (Новосибирск), РФЯЦ-ВНИИЭФ (Саров), РФЯЦ-ВНИИТФ (Снежинск).
Апробация работы. Результаты исследований докладывались и обсуждались на Международной конференции «Воздействие интенсивных потоков энергии на вещество» (Приэльбрусье, 2001), Научной конференции Московского физико-технического института (Москва-Долгопрудный, 2001 и 2003), Международной конференции «Харитоновские тематические научные чтения» (Саров, 2002, 2003 и 2005), Международной конференции «Новые проблемы химической физики» (Армения, Ереван, 2002), Международной конференции «Уравнения состояния вещества» (Приэльбрусье, 2002 и 2004), Международной конференции «Shock Compression of Condensed Matter» (США, 2001 и 2003), Научно-координационном совещании-симпозиуме «Проблемы физики ультракоротких процессов в сильнонеравновесных средах» (Новый Афон, 2004 и 2005), Международной конференции по горению и детонации «Мемориал Зельдовича» (Москва, 2004), Всероссийской конференции «Энергетические конденсированные системы» (Черноголовка, 2004), Международной конференции «ХШ Симпозиум по горению и взрыву» (Черноголовка, 2005), а также на научных семинарах и конкурсах научных работ в ИПХФ РАН. По теме диссертации опубликовано 22 научных работы, в том числе 7 статей [89-95] и 15 тезисов докладов на конференциях.
Благодарности
Автор выражает глубокую признательность своему научному руководителю, Уткину Александру Васильевичу, за терпеливое и чуткое руководство и всевозможную поддержку; Манелису Георгию Борисовичу и Дремину Анатолию Николаевичу за советы и поддержку на всем протяжении работы; Ананьину А.В., Рогачевой А.И., Мочаловой В.М. за помощь при выполнении работы; и всему коллективу Отдела экстремальных состояний вещества ИПХФ РАН за доброжелательное отношение и многочисленные и плодотворные обсуждения результатов диссертации.
Структура детонационной волны в модели ЗНД. Нормальный режим детонации
Одним из ключевых моментов в теории ЗНД является предположение о том, что сжатие исходного ВВ ударной волной происходит практически мгновенно, т.е. процессами вязкости, теплопроводности и диффузии можно пренебречь. В этом случае за время сжатия химический состав вещества не успевает измениться. Химическая реакция начинается и происходит в уже сжатом и термодинамически равновесном веществе и сопровождается выделением энергии, что обусловливает подъем температуры и последующее расширение продуктов реакции, притом расширение настолько значительное, что давление падает. Таким образом, получается, что стационарная детонационная волна представляет собой комплекс из ударного скачка и следующей за ним зоной химической реакции постоянной ширины. Протекание реакции сопровождается изменением состояния вещества по своеобразному закону: реакция идет не при постоянном объеме или давлении, а при постоянной скорости распространения, что и приводит к линейной связи давления и объема (5). Существенно и то, что во всей зоне реакции скорость передачи акустического возмущения (и 4- с) превышает скорость детонации: расширение одного слоя, вызванное выделением тепла реакции, передается другому, и так от слоя к слою. При этом выражение для скорости детонационной волны задается формулой 4), которая вытекает только из уравнения сохранения массы и количества движения, и поэтому не зависит от Q.
Поскольку в зоне реакции детонационной волны в соответствии с еще одним начальным предположением модели ЗНД можно пренебречь силами вязкости, уравнение (4) непосредственно применимо не только к конечным продуктам реакции, но и к любому промежуточному их состоянию, когда выделилась лишь часть теплоты реакции Q; в равной мере оно применимо и к начальному состоянию, отвечающему только сжатию исходного вещества ударной волной.
Условие стационарности детонационного процесса требует, чтобы вся зона реакции и все промежуточные её состояния перемещались по веществу с одной и той же скоростью. Если бы такое постоянство скоростей не наблюдалось, то детонационная волна в ходе своего распространения деформировалась бы, что привело бы к нарушению устойчивости и стационарного характера процесса в целом. Такой режим, при котором D = const, может быть реализован лишь в том случае, если все параметры состояния в ходе протекания химической реакции или после её завершения будут изменяться вдоль прямой Михельсона (5). Процесс формирования детонационной волны можно проследить на диаграмме давление - удельный объем (рис. 2). Пусть исходное ВВ сжато ударной волной, обладающей скоростью D, равной скорости детонации, до состояния В, требуемого для возбуждения химической реакции. По мере протекания реакции и выделения тепла вещество переходит в состояния, промежуточные между исходным веществом и конечными продуктами взрыва. Переход из состояния В в конечное состояние Н, лежащее на детонационной адиабате, совершается по отрезку ВН прямой Михельсона при соблюдении постоянства скорости, и обусловлен расширением продуктов реакции вследствие выделения тепла. Точка Н, как уже было сказано выше, является особой точкой, в которой dS = О и D = ин + см, и, таким образом, характеризует параметры состояния стационарной детонационной волны.
Зона химической реакции Н d » В Соответствующее распределение давления и плотности за фронтом детонационной волны показано на рис. 3. Точка Н на этом рисунке соответствует параметрам состояния особой точки Н (точки Чепмена-Жуге) на детонационной адиабате. Как можно видеть, сразу же за ударным скачком в зоне реакции давление падает, и вещество расширяется, т.е. формируется так называемый пик
Неймана, или химический пик, сокращенно - «химпик» (участок ВН). Следует отметить, что за плоскостью Чепмена Распределение давления (а) и плотности (б) в детонационной Жуге располагается нестационарная волне; структура одномерной детонационной волны (в), область расширяющихся продуктов взрыва.
Измерение скорости детонационной волны
Проблему составляет также учет отраженной от алюминия во взрывчатое вещество ударной волны. Согласно рис. 24, это приводит к дополнительному росту давления в зоне, где еще не закончилась химическая реакция, что может исказить форму химпика. Возможный экспериментальный способ решения данной проблемы - применение фолы из разных материалов. Впрочем, проведенное в работах [45, 62] на основе простейшей эмпирической макрокинетики [63] численное моделирование, результаты которого показали хорошее согласие с экспериментом [45], позволяет сделать вывод, что, тем не менее, ни этот фактор, ни снижение амплитуды пика скорости, обусловленное затуханием волны по мере прохождения по инертному веществу фольги, никак не влияют на его длительность, отвечающую ширине зоны реакции, т.е. качественно структура волны не претерпевает изменений. Иллюстрирующие этот вывод результаты соответствующего расчета для TNETB представлены на рис. 27. Подробнее этот вопрос будет рассмотрен ниже, в параграфе 3.1.
Следует учесть также, что дифференциальный характер методики в общем случае не позволяет определять абсолютные значения измеряемых скоростей, если во фронте ударной волны укладывается большое число интерференционных биений и ширина фронта не разрешается методикой. Эти значения находятся дополнительно из имеющейся информации об ударных адиабатах алюминия, ВВ и воды (см., например, [7]).
Итак, используемая в настоящей работе экспериментальная методика позволяет с высоким временным разрешением проводить регистрацию общего вида волнового профиля, в частности, исследовать структуру химпика. Возникающие при этом некоторые проблемы могут быть решены либо проведением дополнительных экспериментов, либо являются второстепенными для решения поставленной задачи - исследования закономерностей возникновения стационарных детонационных режимов без химпика в зоне реакции выбранных прессованных ВВ.
В TNETB одновременно с регистрацией волновых профилей методикой электроконтактных (ионизационных) датчиков [45] проводилось измерение скорости детонации с целью исследования ее зависимости от начальной плотности образцов.
Схема модифицированной соответствующим образом экспериментальной сборки представлена на рис. 28. Обозначения 1-4 соответствуют обозначениям на рис. 19. Единственным отличием от обычной сборки является здесь наличие помещенного внутрь сборки на ее оси на достаточном для установления стационарного режима детонации расстоянии от инициирующего взрывного плосковолнового генератора 1 датчика 5, представляющего собой две тонкие медные фольги с зазором 1 мм между ними. Датчик включен в простую электрическую схему, в которой при прохождении детонационной волны и замыкании датчика продуктами детонации вырабатывается импульс тока, регистрируемый электронным осциллографом; таким образом получается первая метка времени. Вторая метка времени - момент прихода волны на границу раздела А1-фольга - вода, регистрируемый лазерным интерферометром VISAR. По измеренному интервалу времени прохождения детонационной волны между первой и второй метками (за вычетом времени прохождения волны по фольге) и известному расстоянию между ними легко определяется скорость детонации. Основной источник погрешности определения скорости в данной схеме - это неточность определения проходимого волной расстояния (за счет возможного неплотного прилегания таблеток ВВ, составляющих образец, друг к другу), поэтому измерения скорости детонации проводились на возможно большей длине заряда. Другие, существенно менее значимые источники погрешности: разброс времени срабатывания датчика, составляющий 1...10 не [45]; затухание волны в фольге. Учет всех этих источников погрешности дает ее величину, не превышающую ±0.25%, т.е. измерение скорости детонации проводится с высокой точностью.
Перейдем теперь к рассмотрению результатов, полученных посредством описанных в данной главе методик.
Крупнодисперсный гексоген
Полученные данные некорректно аппроксимировать единой зависимостью (такой, как, например, представленная на рис. 31 черным пунктиром прямая, построенная методом среднеквадратичного отклонения), поскольку отклонение многих точек от нее существенно превышает допустимое. При этом при р0 1.60 - 1.77 г/см , т.е. тех начальных плотностях, при которых отсутствует химпик (синяя пунктирная прямая на рис. 31), скорость детонации оказывается выше той зависимости, на которой лежат данные, полученные в опытах с химпиком (красная пунктирная прямая на рис. 31), причем скачок при переходе с одной зависимости на другую составляет около 100 м/с, что в значительно превосходит погрешность измерения скорости детонации (+ 20 м/с). Следует отметить, что точка при р0 = 1.58 г/см3, в которой не наблюдается химпика, лежит, тем не менее, на нижней зависимости. Это может быть объяснено реализацией при этой и более низких плотностях переходного режима с «горбом» в зоне реакции (профиль 2 на рис. 29).
Таким образом, зависимость скорости детонации от начальной плотности в TNETB имеет две ветви: одну для случая детонации с химпиком, с уравнением D = 3,84 + 3.57(ро-0.545), и другую, лежащую выше на 100 м/с, для случая детонации без химпика, с уравнением D=3.84+3.62(p0-0.535). Наличие скачков скорости при переходе с одной ветви зависимости на другую по мере увеличения начальной плотности, в соответствии с вышесказанным, может свидетельствовать о том, что зафиксированный в TNETB в интервале начальных плотностей 1.61 — 1.77 г/см детонационный режим с монотонным ростом параметров в зоне реакции является стационарным недосжатым детонационным режимом, т.е. в TNETB наблюдается явление, принципиально необъяснимое с точки зрения модели детонации ЗНД.
Образцы различной начальной плотности крупнодисперсного гексогена были приготовлены из порошка со средним размером частиц 80 мкм. Гексоген довольно плохо прессуется, при больших плотностях расслаиваясь при выпрессовке. Поэтому для получения ро от 1.60 до 1.74 г/см3 в прессуемый порошок добавлялось небольшое количество ацетона, менее 1% по массе (образцы RDX . Более высокую плотность, от 1.75 до 1.78 г/см , удалось получить только путем увеличения количества ацетона до 10% по массе и выдержки образцов под давлением (агатированный гексоген RDX2). Алюминиевая фольга крепилась к исследуемому заряду посредством наклеивания эпоксидным клеем. Диаметр зарядов составлял 30 мм. Прочие характеристики образцов и зарегистрированные в опытах с ними структуры зоны реакции перечислены в таблице 5.
Результаты экспериментов для образцов гексогена RDX і приведены на рис. 32-34. При плотности менее 1.72 г/см регистрируется типичная для гетерогенных ВВ картина (рис. 32): после ударного скачка наблюдается спад скорости на границе фольга-вода, длительность и амплитуда которого определяются параметрами химпика в гексогене. Видно, что по мере распространения по фольге пик скорости затухает, и увеличение толщины фольги от 200 до 400 мкм приводит к уменьшению его амплитуды примерно на 100 - 200 м/с Поэтому, как было сказано выше, для точного определения амплитуды химпика необходимо проведение экспериментов с более тонкими фольгами и последующая экстраполяция к нулевой толщине. Но это не являлось целью работы, поскольку основной интерес для нас представляла эволюция качественной структуры зоны реакции по мере роста начальной плотности, информация о которой не теряется при использовании относительно толстых фолы.
С увеличением начальной плотности длительность пика скорости изменяется незначительно, а вот его амплитуда заметно падает, примерно от 250 м/с при 1.61 г/см3 до 200 м/с при 1.69 г/см3. Когда р0 превышает 1.72 г/см , химпик исчезает, и ситуация меняется принципиально: после ударного скачка вместо спада наблюдается монотонное увеличение скорости (профиль 7 на рис. 33; рис. 346). К сожалению, получить путем прессования в тех же условиях более высокие плотности оказалось невозможно, поэтому предполагаемая верхняя граничная плотность, при превышении которой и приближении к максимально возможной, монокристаллической плотности рМнк, предположительно, вновь будет регистрироваться химпик в зоне реакции, не была достигнута.
Зависимость удельного объема эффективных очагов реакции от начальной плотности заряда
Зависимость F№(po), рассчитанная для гексогена. Подставляя выражения (30) и (35) в формулу (32) для VCT, мы и получим искомую зависимость Vcr(p0)- Анализ этой функции показывает, что она имеет ярко выраженный максимум, сильно "смещенный к нулевой плотности, и обращается в нуль при значениях, близких к p f=Q и ра=Рмнк-При приближении к этим граничным плотностям функция стремится в - х , но при таких значениях плотностей использованные нами приближенные зависимости перестают выполняться. К тому же вблизи максимальной плотности нельзя пренебречь прочностью пор рсо (т.к. поры принципиально невозможно сжать до полного схлопывания), а в области низких плотностей нельзя забывать о наличии некоторого порогового значения давления во фронте р/ор, ниже которого в принципе невозможна активизация потенциальной горячей точки [7,79,82-83]. Это означает, что вблизи максимальной и особенно вблизи нулевой плотностей функция Vcr(po) перестает быть физичной. Тем не менее, в достаточной удаленности от граничных плотностей она может вполне удовлетворительно качественно описывать реальную физическую картину. При Т=10 и других константах, входящих в выражение для Vcr(p0)y взятых для гексогена из [7] либо рассчитанных для него же в единицах системы СИ (рмнк=1800, це \00, /ге=10", В&2.5, 5 2-10" , откуда ЛГ 1500), график зависимости Vcr(p0) имеет вид, представленный на рис. 46.
Охлопывание пор под действием ударной волны никогда не приводит к их полному исчезновению, оно возможно только до некоторого конечного размера, определяемого упруго-пластическими свойствами вещества [72-74]. По мере приближения к этому размеру процесс схлопывания поры постепенно замедляется, а химическая реакция начинает все дальше и дальше распространяться из поры в объем матричного ВВ. На ранних стадиях процесса схлопывания пор ударной волной, тем не менее, эти процессы еще не имеют места, поэтому для них можно считать, что объем прореагировавшего ВВ равен объему ВВ, затекшего в пору. Время прохождения ударной волны через пору, которое можно оценить как где dcpedH и гсредн - соответственно средний диаметр и радиус пор в образце ВВ, оказывается существенно (до двух порядков) меньше времени схлопывания поры tr, поэтому, полагая, что схлопывание поры начинается сразу же при подходе к ней ударного фронта, можно считать, что предположение о равенстве объема ВВ, прореагировавшего за время tf ударно-водного сжатия, объему ВВ, затекшего в пору, также справедливо.
В этом случае объемную долю ВВ, прореагировавшего непосредственно во фронте ударной волны, можно считать равной той доле ВВ, которое успевает затечь в действующие поры за время прохождения волны, и которое в свою очередь можно оценить как СГ СҐ (37)
Подстановка в это выражение имеющихся формул (25) и (36) для оценки tT и {/, а также приближенной зависимости (33) и экспериментальной зависимости D=a+b Po, дает следующее выражение для зависимости объемной доли ВВ, прореагировавшей непосредственно во фронте ударной волны Vjy от начальной плотности образца ро:
Качественный вид этой зависимости представлен на рис. 47. Как можно видеть, график этой функции имеет куполообразный характер, с максимумом (т.е., напомним, максимумом доли ВВ, реагирующего во фронте ударной волны), смещенным в сторону верхнего предела плотностей. Напомним, что реальную физическую картину эта качественная зависимость описывает только вдали от нулевой и максимальной плотностей.
Анализ формул (30), (32), (35), (38) показывает, что конкретный вид функции Vj{po) положение точки максимума и значение функции в этой точке сильно зависит сразу от нескольких параметров внутренней структуры образца (в частности, гсредн, Вг), а также вида функции распределения пор по размерам /(/) в целом. При одних значениях этих параметров (т.е. для прессованного порошка ВВ одного сорта) максимум может быть пренебрежимо малым, для других же значений (т.е. для других образцов того же ВВ) значение функции Vc/(p0) в интервале окрестности точки максимума может достигать заметных величин: так, в некоторых из оценок, сделанных для гексогена, оно достигало 11 об. % от общего объема реагирующего ВВ, т.е. величину, которой нельзя пренебрегать так, как это делается в модели детонации ЗНД; при этом следует заметить, что за пределами окрестности точки максимума значение функции VJipo) по-прежнему можно считать пренебрежимо малым. Для разных распределений пор по размерам может отличаться не только значение максимума, но и его положение, т.е. для одного и того же ВВ в образцах различной внутренней структуры интервал максимального разложения ВВ во фронте ударной волны может сдвигаться по оси начальных плотностей. Как показано ниже, в параграфе 4.5, с теми из этих интервалов, в которых значение функции Vcf{po) достигает заметных величин, мы связываем наблюдавшиеся в эксперименте интервалы начальных плотностей, в которых регистрируется исчезновение химпика в зоне реакции.
