Содержание к диссертации
Введение
Глава 1. Взрывные гидродинамические методы генерации и методы исследования высокоэнергетических состояний 9
1.1. Введение 9
1.2. Взрывной генератор «прямоугольного» импульса давления 11
1.3. Методика оптической диагностики. Скоростной многоканальный оптический пирометр. 16
1.4.. Исследование термодинамических свойств бромоформа при ударно-волновом воздействии 22
1.5. Экспериментальные методы 25
1.6. Результаты измерений 29
1.7. Использование бромоформа в качестве датчика давления 37
Глава 2. Определение термодинамических и газодинамических свойств металлов . 48
2.1. Оценка критической температуры с использованием метода термодинамического подобия 48
2.2. Полуэмпирические оценки критических Т, Р, р перехода жидкость - газ 53
Глава 3. Пирометрия процесса расширения из состояний с большой концентрацией тепловой энергии (свинец, олово, литий, натрий, пористые никель и молибден). Нагрев с передней стороны при помощи нагретого ударно-сжатого газа . 67
3.1. Свинец 70
3.2. Результаты экспериментов. 73
3.3. Изучение околокритических состояний
перехода жидкость-пар олова 77
3.4. Определение параметров критической точки перехода жидкость-пар лития и натрия 84
3.5. Определение параметров критической точки перехода жидкость-пар никеля и молибдена. Эксперименты с
пористыми образцами. 96
Глава 4. Определение параметров критической точки перехода жидкость-пар тантала. Газотермический метод . 111
Основные результаты и выводы. 117
Литература
- Взрывной генератор «прямоугольного» импульса давления
- Результаты измерений
- Полуэмпирические оценки критических Т, Р, р перехода жидкость - газ
- Определение параметров критической точки перехода жидкость-пар лития и натрия
Введение к работе
Многие современные разработки - решение проблемы импульсного термоядерного синтеза, создание магнитногидродинамических и магнитнокумулятивных генераторов, противометеоритная защита космических аппаратов, решение оптимизационных проблем плазмохимии, лазерной и взрывной обработки материалов - требуют для своей реализации информации о термодинамических и переносных свойствах конструкционных материалов и рабочих сред в широком диапазоне изменения термодинамических параметров. Уравнение состояния и переносные свойства на современном этапе развития численного моделирования являются параметром, определяющим не только точность, но и саму адекватность результатов моделирования физической реальности.
Из рассмотрения условной фазовой диаграммы вещества [1] видно, что наиболее важная в практическом приложении внутренняя часть фазовой диаграммы - область жидкого, двухфазного состояния, состояния плотной плазмы - является областью, где не применимо строгое теоретическое рассмотрение без учета сильного межчастичного взаимодействия в квантово-механической задаче многих тел с отсутствием малого параметра для применения теории возмущения. Общих способов построения строгого теоретического уравнения состояния не существует. Это может быть сказано и относительно процессов переноса.
При конкретных расчетах приходится вводить упрощенные модели, точность которых и область применимости можно найти, лишь сравнивая их результаты с априори более точными расчетами, либо с результатами экспериментов. Другой подход описания теплофизических свойств использует результаты экспериментов в области моделирования для выбора численных
5 параметров в функциональных зависимостях, опирающихся при своем создании на строгие асимптотические решения, справедливые для анализа слабонеидеальных ситуаций. При таком рассмотрении эксперимент в исследуемой области требуется не только как критерий применимости развиваемой модели, но и как ее корректирующий элемент.
Генерация и исследование свойств веществ в этой области фазовой диаграммы связаны с необходимостью высокой концентрации энергии в среде с повышенной плотностью. Это ограничивает возможности применения здесь методов статических исследований. В настоящее время максимально достижимые давления при использовании алмазных наковален ограничены 5 Мбар при нормальной и пониженной температурах [2]. Температура же при проведении статических экспериментов ограничена 3000 К - температурой плавления конструкционных материалов установок. Заметим, что шкала давлений в этих экспериментах определяется на основе ударно-волновых данных [3].
Данные обстоятельства заставляют обратиться к динамическим методам генерации высокоэнергетических состояний.
В настоящее время, после принятия моратория на проведение ядерных испытаний, интенсивно развиваются методы мощного прямого и с конверсией в рентгеновское излучение лазерного воздействия для генерации мощных ударных волн [4,5]; используется также конверсия в рентгеновское излучение энергии выделяющаяся при пропускании мегаамперных токов через трубчатые проводники [6] и, уже ставший традиционным, омический изобарический [7-11] и динамический [12, 13] нагрев проводников; интенсивно развиваются направления с использованием электронных и ионных пучков [14-16] для получения теплофизической информации.
Отдельно можно выделить гидродинамические методы создания сильных ударных волн при соударении пластины, имеющей гиперзвуковую скорость, со слоем исследуемого вещества. Существует четыре основных способа
гидродинамической генерации плотной плазмы: однократное ударное, многократное ударное и адиабатическое сжатие, а также метод адиабатического расширения ударно-сжатого вещества [1].
Способ плоского однократного и многократного ударного сжатия привлекателен по ряду важных причин. Он позволяет создавать в изучаемом материале однородные и достаточно протяженные по пространству состояния с высокой плотностью тепловой энергии, а законы сохранения, используемые для определения термодинамических свойств ударно-сжатых состояний, представимы в простейшем алгебраическом виде уравнений Гюгонио [1]. Достигаемые при этом плотности превосходят исходную плотность жидкости (водород) более чем на порядок. Используемая кинетическая энергия разогнанной пластины является достаточно чистым источником энергии, свободным от сильных электромагнитных полей, наличие которых приводит к изменению исходного состояния исследуемого материала и может сопровождаться развитием неустойчивости газодинамического течения, что затрудняет диагностику генерируемых состояний. Адиабатическое расширение из состояний сильного ударного сжатия позволяет изучить поведение вещества (висмут, свинец, олово, никель, молибден, вольфрам) в области околокритических состояний перехода жидкость-пар и определить его термодинамические, газодинамические, оптические свойства при плотностях меньших нормальной плотности в 1.5 - 1000 раз.
Предлагаемая работа посвящена решению ряда задач экспериментального определения теплофизических свойств веществ в условиях сильного межчастичного взаимодействия при использовании энергии продуктов детонации конденсированных взрывчатых веществ для генерации таких состояний.
Целью работы являлись разработка взрывных методов генерации состояний с сильным межчастичным взаимодействием в плоской геометрии и
7 методик оптической и электрической диагностики; определение термодинамических свойств вещества в этих условиях;.
Диссертация состоит из введения, четырех глав и заключения. В выполненной работе впервые:
Созданы взрывные слоистые метательные системы с массой ВВ до 5 кг, позволяющие осуществлять разгон стальных пластин толщиной 1 мм до 9.5 км/с, молибденовых пластин толщиной 0.1 мм - до скоростей 13 км/с.
Отработана методика использования бромоформа в качестве датчика параметров ударноволнового воздействия при давлениях в нем от 40 до 200 ГПа.
Методом оптической пирометрии с наносекундным временным разрешением получены экспериментальные данные о свойствах ряда металлов и бромоформа в разогретых ударно-сжатых и расширенных состояниях в неисследованной ранее области фазовой диаграммы. Полученные данные использованы для построения и калибровки полуэмпирических широкодиапазонных уравнений состояния.
Предложена методика интенсификации нагрева металлической жидкости контактирующим более горячим ударно-сжатым газом.
Предложен газотермический способ генерации околокритических давлений и температур, когда быстрый изобарический нагрев изучаемого вещества происходит в процессе плоского высокоскоростного метания его фольги в гелиевой атмосфере.
По результатам пирометрических измерений при адиабатическом расширении сплошных и пористых образцов определены параметры критической точки на кривой кипения свинца, молибдена, никеля, олова, лития натрия и тантала.
Таким образом, в диссертации приведены новые экспериментальные данные о физических свойствах вещества в широкой и ранее экспериментально слабоизученной области фазовой диаграммы, где реализуются состояния с
8 различного рода сильным межчастичным взаимодействием. Эти результаты существенно расширяют представления о фундаментальных проблемах в области физики высоких плотностей энергии, а предложенные методы являются основой для развития экспериментального подхода изучения перспективных материалов для современной технологии в таких условиях.
Взрывной генератор «прямоугольного» импульса давления
Для получения прямоугольных импульсов давления мегабарного диапазона используется идея Е.И.Забабахина об одномерной кумуляции энергии ВВ, воздействующей на образец, за счет ускорения продуктами детонации металлических пластин [17] и последующего взаимодействия этих пластин и образцов.
На рис. 1 показана зависимость скорости металлической пластины (W) отнесенной к скорости детонации (D) в зависимости от отношения массы ВВ к массе ускоряемой пластины (R) при политропном уравнении состояния ВВ вида Р = А-р , к = 3, позволяющем получить аналитическое выражение для скорости пластины от пройденного расстояния х [34]: W = D .[l+1/rj -1 /(ті A)-(L/Dt) .A]; (1) x = D t (l + (A-l)/(r A)) (2)
Здесь L - длина заряда (при заданном диаметре (d) L 2.25d; rj = 16/27 R; A = (l+2t (l- L/Dt))" ". Учитывая, что D 9 км/с для штатных мощных КВВ (гексоген, октоген), видно, что в плоской геометрии и при нормальных режимах детонации при R 8 достигаются скорости 5-6 км/с [17,35] и давление в мишенях из железа 200 ГПа.
Простое увеличение R становится при R 8 неэффективным, так как приводит к нереально большим массам зарядов mBB L и не может дать увеличения скорости более 1.2 D (k = 2.7, гексоген) [34].
При толщине пластины порядка 0.1 мм на ее процесс ускорения оказывает существенное влияние наличие химпика, что может привести к его расслоению, а также к развитию неустойчивостей при разгоне на требуемой для достижения максимальной скорости большой базе ускорения.
При проведении экспериментов в газовой атмосфере возникает также проблема, связанная с воздействием на образец сжатого разогнанным ударником газа. Это явление может привести к смене режима сжатия плотного образца с ударного на близкий к изоэнтропическому.
Схемы взрывных генераторов «прямоугольных» импульсов давления показана на рис. 2а, 26 [17, 21].
Плоская детонационная волна в цилиндрическом заряде КВВ (4) создается с помощью плосковолновой конической взрывной линзой (2,3), инициируемой в вершине конусы капсюлем-детонатором (1).
Принцип действия таких линз основан на использовании элементов с различной скоростью детонации или ударных волн. Показанная на рисунке стандартная диаметром 100 мм взрывная линза состоит из внешнего конического заряда (2) (смесь тротил-гексоген, флегматизированный гексоген), имеющего коническую выемку (3). Эта выемка заполняется парафином, скорость ударной волны в котором меньше скорости детонации внешнего заряда. Изменением углов полураствора образующих внешнего и внутреннего конуса, а также толщины цилиндрической части парафинового блока добиваются одновременного выхода ударной волны на плоскость основания цилиндрического заряда. Масса используемого ВВ - 150 г.
Продукты детонации цилиндрического заряда, инициируемого по нижнему основанию, лишь частично расширяются в направлении движения фронта детонации. Как уже отмечалось, для заряда диаметром d величина активной части заряда ВВ с показателем политропы равным 3 не превосходит d. При меньшей высоте заряда в районе центральной части верхнего основания до прихода боковых волн разгрузки при расширении сохраняется с плоским спадающим профилем волны давления. Это обеспечивает близкий к плоскому профиль разогнанной пластины (5). Ускорение составной пластины из одного материала также обеспечивает сохранение плоскостности, так как центральная часть в конце процесса метания легко отделяется от движущейся с меньшей скоростью периферии. ударником газа. Это явление может привести к смене режима сжатия плотного образца с ударного на близкий к изоэнтропическому.
Схемы взрывных генераторов «прямоугольных» импульсов давления показана на рис. 2а, 26 [17, 21].
Плоская детонационная волна в цилиндрическом заряде КВВ (4) создается с помощью плосковолновой конической взрывной линзой (2,3), инициируемой в вершине конусы капсюлем-детонатором (1).
Принцип действия таких линз основан на использовании элементов с различной скоростью детонации или ударных волн. Показанная на рисунке стандартная диаметром 100 мм взрывная линза состоит из внешнего конического заряда (2) (смесь тротил-гексоген, флегматизированный гексоген), имеющего коническую выемку (3). Эта выемка заполняется парафином, скорость ударной волны в котором меньше скорости детонации внешнего заряда. Изменением углов полураствора образующих внешнего и внутреннего конуса, а также толщины цилиндрической части парафинового блока добиваются одновременного выхода ударной волны на плоскость основания цилиндрического заряда. Масса используемого ВВ - 150
Продукты детонации цилиндрического заряда, инициируемого по нижнему основанию, лишь частично расширяются в направлении движения фронта детонации. Как уже отмечалось, для заряда диаметром d величина активной части заряда ВВ с показателем политропы равным 3 не превосходит d. При меньшей высоте заряда в районе центральной части верхнего основания до прихода боковых волн разгрузки при расширении сохраняется с плоским спадающим профилем волны давления. Это обеспечивает близкий к плоскому профиль разогнанной пластины (5). Ускорение составной пластины из одного материала также обеспечивает сохранение плоскостности, так как центральная часть в конце процесса метания легко отделяется от движущейся с меньшей скоростью периферии.
Результаты измерений
При регистрации интенсивности свечения ударных фронтов никакой существенной зависимости от длины волны отмечено не было, и это свидетельствует о том, что бромоформ излучает как серое тело. Для нахождения излучательной способности є и истинной температуры бромоформа были проведены эксперименты по методике отражающей полусферы [49]. В опытах использовались посеребренные полированные полусферы, для которых степень отличия от идеальной полусферы при условиях регистрации составляла 0.93. Сигналы на каналах с полусферой и без нее отличались не более чем на б %, что лежит в пределах погрешности эксперимента; таким образом, є можно оценить от 0.94 до 1, что практически не оказывает влияния на измеряемую температуру (отклонение не более 3 %). Полученные значения яркостной температуры Т приведены в табл. 1 и на рис.10. Погрешность измерений составляет ST = 0.2-1 кК и определяется разбросом регистрируемых яркостных температур на различных длинах волн. Результирующую зависимость температуры ударно-сжатого бромоформа от интенсивности . нагружения в диапазоне давлений Р = 50-200 ГПа можно указать в виде линейной аппроксимации
Всю совокупность известных ранее [37, 42, 43, 47] и вновь полученных температурных данных удобно представить в форме квадратичной зависимости от массовой скорости (рис. 10): Т = 0.293 + 0.4241 U + 0.4469 U2 (кК), (2) в интервале U = 1.3-6.5 км/с.
Согласно пространственно-временной диаграмме процесса (рис. 9) в системе координат Лагранжа [36, 35] лагранжева скорость звука в бромоформе Свг находится по известным промежуткам времени от момента входа ударной волны в бромоформ до выхода тыльной волны разгрузки на контактную границу экран-образец т\ (расчетная величина) и до момента догона ударного фронта волной разрежения г2 (экспериментальное значение): Свг-Е вг , (3) r2i где DBr — скорость ударного фронта в бромоформе.
Из диаграммы рис. 9 видно, что характеристика Ri тыльной волны разгрузки преломляется на веере характеристик волны разгрузки R2, распространяющейся назад от контактной границы экран-бромоформ. Влияние этого эффекта при определении значения т\ нетрудно учесть в квазиакустическом приближении, получив в результате: где См и DM — лагранжева скорость звука за фронтом и скорость фронта ударной волны в материале экрана и ударника; С2 — лагранжева скорость звука в области 2, где материал экрана разгрузился до параметров на контактной границе с бромоформом; d\ и йг — толщины ударника и экрана. Однако, следует также принять во внимание, что /j-ґ-диаграмма на Рис. соответствует случаю однородности параметров ударника по пространственной координате в момент соударения с экраном.
Как показывают результаты выполненного в настоящем исследовании одномерного гидродинамического расчета процесса ускорения металлической пластины в слоистой метательной системе [48], при больших скоростях разгона (для стали — выше 5 км/с) становится существенным эффект неравномерности распределения удельной кинетической энергии и плотности по толщине ударника. Пластина при ускорении подвергается воздействию сложной комбинации волн сжатия и разгрузки, и к моменту соударения ее более медленная тыльная часть становится чуть менее плотной, чем в исходном состоянии, а более быстрый слой вещества вблизи передней поверхности — значительно расширенным по сравнению с нормальной плотностью металла. Такой эффект неравномерного разлета (разогрева) ударника приводит к изменению характера наблюдаемого профиля нагружения — вместо быстрого установления стационарного уровня яркости свечения после выхода ударной волны из экрана в бромоформ (как в случае «холодного» ударника, рис. 8, а) наблюдается обусловленный воздействием компактной тыльной части ударяющей пластины продолжающийся рост интенсивности регистрируемого сигнала (температуры и давления) со временем (рис. 8, b—d)
Численное моделирование взаимодействия разогнанного в слоистой системе ударника с экспериментальной сборкой экран-образец позволяет найти величину т\, которая оказывается выше значения согласно оценке (4). Вычисленная поправка для т\ составила 5-15 % при разных скоростях ударника. Отметим, что использование в расчете различных уравнений состояния металлов [33, 50, 51], привело к разбросу момента прихода волны разгрузки на контактную границу не более 1-2 % в условиях выполненных экспериментов.
Полуэмпирические оценки критических Т, Р, р перехода жидкость - газ
Знание свойств индикаторной жидкости позволяет по наблюдаемой интенсивности свечения получить профиль давления на фронте ударной волны в индикаторе и затем восстановить профиль импульса нагружения на контактной границе ударник-индикатор или экран-индикатор [36, 38, 41, 56]. Действительно, скорость изменения давления вдоль траектории ударного фронта в индикаторе с учетом уравнения сохранения количества движения dU/dt = -V0 дР/dh, можно выразить как: (dP/dt)D = дР/dt+DdP/dh = 8P/dt-p0DdU/dt. (6) Учитывая, что рассматриваемое движение среды является простой волной [35], в которой величины Р и U для всех состояний за фронтом связаны единой зависимостью, соответствующей инварианту Римана, причем dP/dU = р0С, где С — лагранжева скорость звука, получим: dP/dt = (dP/dU)dU/dt = p0CdU/dt, откуда заменим dU/dt в (6): (dP/dt)D = dP/dt (С - D)/C (7)
Как видно, регистрируемые параметры на фронте ударной волны в индикаторной жидкости PD(t) изменяются в a = C/(C-D) раз медленнее, чем на контактной границе индикатора с ударником или преградой (дном сборки). Другими словами, профиль импульса нагружения есть P(t) = PD(at). Временное разрешение методики улучшается в а раз при пересчете к параметрам на контактной границе; для бромоформа в диапазоне давлений до Р = 100 ГПа это составляет а «2-4.
Такая методика была применена для изучения поведения сапфира как материала ударника, разогнанного под действием волны однократного ударного нагружения [54].
При торможении стальной пластины (скорость подлета 5.2 км/с) сапфир сжимался в ударной волне до давления Р = 130ГПа, а затем изоэнтропически разгружался и через вакуумный промежуток и пренебрежимо тонкую (6 мкм) алюминиевую фольгу воздействовал на бромоформ. Исходное расстояние между сапфировым образцом и поверхностью жидкости-индикатора варьировалось и составляло 1.45, 2.6 и 6.05 мм.
На рис. 12 показаны вычисленные по зафиксированному излучению зависимости давления P(t) на контактной границе сапфир-бромоформ.
Отмеченные профили импульсов сжатия вместо ступеньки с амплитудой Р = 81 ГПа (как в эксперименте с расширением сапфира в бромоформ без какого-либо промежутка) размываются пропорционально толщине вакуумного зазора, т. е. базы разгона сапфирового ударника. Только в эксперименте при базе разлета 1.45 мм через некоторое время после начала соударения давление достигает ожидаемого уровня, увеличение зазора ведет к падению интенсивности нагружающего импульса. Возможная причина этого явления — диспергирование сапфира в волне разгрузки и, как следствие, уменьшение его жесткости и плотности.
При торможении стальной пластины (скорость подлета 5.2 км/с) сапфир сжимался в ударной волне до давления Р = 130ГПа, а затем изоэнтропически разгружался и через вакуумный промежуток и пренебрежимо тонкую (6 мкм) алюминиевую фольгу воздействовал на бромоформ. Исходное расстояние между сапфировым образцом и поверхностью жидкости-индикатора варьировалось и составляло 1.45, 2.6 и 6.05 мм.
На рис. 12 показаны вычисленные по зафиксированному излучению зависимости давления P(t) на контактной границе сапфир-бромоформ.
Отмеченные профили импульсов сжатия вместо ступеньки с амплитудой Р = 81 ГПа (как в эксперименте с расширением сапфира в бромоформ без какого-либо промежутка) размываются пропорционально толщине вакуумного зазора, т. е. базы разгона сапфирового ударника. Только в эксперименте при базе разлета 1.45 мм через некоторое время после начала соударения давление достигает ожидаемого уровня, увеличение зазора ведет к падению интенсивности нагружающего импульса. Возможная причина этого явления — диспергирование сапфира в волне разгрузки и, как следствие, уменьшение его жесткости и плотности.
Определение параметров критической точки перехода жидкость-пар лития и натрия
Постановка эксперимента была аналогична экспериментам со свинцом и оловом. Ударные волны в литиевой или натриевой фольге толщиной 0,19 ± 0,01 мм (используемые для экспериментов литий и натрий имеют чистоту 99,99 %), закреплённой на внутренней стороне днища экспериментальной сборки (сталь 12Х18Н10Т) толщиной 2 мм, генерировались при ударе стального ударника толщиной 2 мм, летящего со скоростью 4.05 км/с. При этом достигалось давление и температура ударного сжатия натрия 23 Гпа, лития - 16 ГПа и 1080
К [33] (температура разгрузки - 580 К). После выхода ударной волны на свободную поверхность образца возникает волна разгрузки с конечным давлением, определяемым начальным давлением гелия и интенсивностью ударной волны, которая в условиях выполненных экспериментов соответствовала Us лития около 7 км/с.
Определение Ps, Ts, Us проводилось с помощью двух 4-канальных оптических пирометров с использованием базисной методики. Для расчёта свойств гелия была использована плазменная модель [101]. Неопределённость в значении давления связана со случайной ошибкой измерения Us и предполагается менее 5%.
Вследствие высокой химической активности чистый литий и натрий весьма активно реагируют с парами воды, содержащимися в воздухе. Поэтому работа с металлами велась в боксе, заполненном инертным газом (аргоном). Чтобы удалить остатки паров воды из бокса, туда помещался порошок оксида фосфора (Р2О5), который эффективно поглощает пары воды до давления 10" Торр.
Детали сборки (корпус с наклееным окном и припаяной трубкой с краном) прогревались в сушильном шкафу при температуре около ПО С для максимально возможного удаления адсорбированной воды, после чего помещались в перчаточный бокс с инертным газом. Там на днище с помощью ножа наносился кусок исследуемого металла. И литий, и натрий оказались достаточно мягкими, чтобы было возможно намазать и раздавить образец до требуемой толщины (Рис. 26).
После того, как кусок прилипал к днищу, оно помещалось на стеклянную пластину таким образом, чтобы нанесённый металл находился внизу, соприкасаясь с ней. С помощью небольшого пресса металл прессовался до образования фольги необходимой толщины (Рис. 27). Чтобы задать толщину фольги, между днищем и стеклянной пластиной помещалась плоская шайба толщиной 0,19 мм: В результате этих действий к днищу прилипала металлическая фольга толщиной (0,19 ± 0,01) мм (Рис.28):
После этого днище устанавливалось в сборку. Герметичность сборки на этом этапе обеспечивалась слоем вакуумной замазки, уплотняющим посадочные места между сборкой и днищем. Затем сборка вынималась из бокса с инертной атмосферой, на днище наносилась эпоксидная смола, после чего оно фиксировалось гайкой. Эпоксидную смолу необходимо наносить вне бокса, так как при её полимеризации выделяется вода, которая загрязняет бокс приводит к коррозии образцов. Готовая экспериментальная сборка представлена на Рис.29. Кран на соединительной трубке необходим для сохранения в сборке атмосферы бокса. После установки сборки и взрывного метательного устройства во Результаты экспериментов
Ударное сжатие и последующее расширение металла (лития и натрия) приводит к начальному объемному нагреву его до температуры около 600 К. Последующий разогрев вызван теплообменом с ударно нагретым до 10700 К гелием. Интенсивность теплообмена за счет теплопроводности недостаточна, чтобы за характерное время эксперимента (200 - 400 не) достичь высоких температур, тогда как высокая скорость нагрева критична для достижения температуры жидкостной спинодали. Интенсивная передача тепла возможна благодаря созданию условий для развития гидродинамической неустойчивости границы металл - газ.
Благодаря большей ударной сжимаемости лития и натрия исследуемый слой металла отделяется от стального дна, когда волна разгрузки от свободной поверхности достигала границы литий - сталь. Металлическая фольга была достаточно тонкой (0,18 мм), поэтому за время, меньшее 40 не, вторая отраженная волна разрежения выходила на свободную поверхность металла, вызывая появление поверхностной неустойчивости.
Результаты измерений профиля яркостной температуры жидкого перегретого литиевого образца на длине волны 750 нм показаны на рис. 30 и 31. На обоих профилеях можно выделить несколько характерных интервалов поведения регистрируемой яркостной температуры со временем: Начальный участок почти линейного со временем быстрого роста температуры (0-1). Участок установления конечного значения температуры (1-2). Область установившихся значений температуры (2).
Значение температуры Ті, соответствующее границе участков 1 и 2, формально можно отнести к моменту времени 0. В этот момент происходит распад разрыва по температуре между расширившимся литием и ударно-сжатым гелием на свободной поверхности. На интервале времени (0-1) происходит нагрев лития до температур выше температур кипения, развитие гидродинамических неустойчивостей, связанных как с торможением литиевой фольги гелием, так и оттоком паров со свободной поверхности. При конечном давлении более 100 МПа на этом участке наблюдается спад, связанный с торможением фольги в процессе полета. Точка 3 соответствует моменту соударения волны в гелии со стеклянным окном.
