Глава 1

ДЕТОНАЦИЯ

.L МОЩНЫЕ ВВ

Введение

Изучение мощных взрывчатых веществ (ВВ) — одно, из важных направлений научных исследований, и уровень разработки взрывной техники является показателем промышленного развития передовых в техническом отношении стран.

Широкое использование стали и других металлов, цемента, камня и бетона, добыча угля и выработка электроэнергии, эффективность транспортной системы характеризуют уровень технического развития страны. В немалой степени уровень технической оснащенности страны зависит от степени разработки мощных ВВ и передовых методов их использования. Мощные ВВ необходимы для добычи руды и угля в шахтах, извести и щебня в карьерах, строительства дорог, железнодорожных путей, аэродромов, каналов и плотин, прокладки подземных коммуникаций и метро, создания гидростанций с необходимыми дамбами, подземными, залами для оборудования и тоннелями.

Мощность бризантных ВВ действительно очень велика. Работа взрыва 1 кг В В эквивалентна работе, совершаемой электромотором мощностью один киловатт в течение одного часа. Когда 1 кг динамита детонирует в шпуре длиной 1 м, средняя мощность взрыва составляет около 5000 МВт, в то время как объем этого заряда меньше 1 л. Его можно поставить в положение готовности и сохранять в течение какого-то определенного периода времени, после чего привести в действие легким нажатием кнопки пуска.

Мы можем предсказывать и заранее рассчитывать эффекты, сопровождающие взрыв, и уже подошли к тому уровню знаний, когда мощные ВВ могут широко использоваться в виде точного инструмента для обработки материалов, если необходимы высокие давления или высокие скорости обработки, как, например, при высокоскоростной деформации металлов.

Задача настоящей монографии — дать представление о физических основах современных знаний о ВВ, на которых можно базировать основные расчеты эффектов взрыва. Большое внимание в монографии уделено промышленным ВВ, хотя наиболее важные результаты были получены с мощными ВВ, предназначенными для военных целей. Эти результаты явились ценным источником информации для характеристики промышленных ВВ.

Б. Исторический обзор

Открытию нитроглицерина предшествовали многочисленные исследования различных более или менее объединенных групп европейских ученых. Окончательный шаг в этом направлении был сделан в 1846 г. итальянским ученым Аскарио Собреро, бывшим студентом Пелуза и Либиха. В 50-х годах XIX века швед Иммануил Нобель, неутомимый изобретатель, надолго опередивший свой век, владел промышленным предприятием в Петербурге. Русские ученые Зииин и Трапп обратили его внимание иа это новое мощное жидкое взрывчатое вещество. Нобель попытался повысить мощность изготавливаемых на его заводе снарядов, снаряжаемых черным порохом, добавляя к нему нитроглицерин. Однако эти попытки так и не вышли за пределы лабораторных экспериментов и были прерваны после окончания Крымской войны в 1856 г. Возвратившись в Швецию, Нобель возобновил эксперименты и в 1862 г. разработал простой метод промышленного производства нитроглицерина. В 1863 г. его сын Альфред Нобель изобрел воспламенитель, состоящий из деревянного капсюля, который содержал черный порох, и применил нитроглицерин в горном деле. Двумя годами позднее он изобрел детонатор — металлическую гильзу, снаряженную гремучей ртутью. В детонаторе Нобеля впервые инициирование взрыва осуществлялось в результате сильного удара, а не иагрева. Изобретение капсюля-детоиатора открыло новую страницу в летописи взрывного дела. Черный порох, который господствовал во взрывной технике в течение нескольких столетий, теперь заменялся более мощным взрывчатым веществом.

Вследствие высокой чувствительности нитроглицерина при использовании его нередки были несчастные случаи. Даже в настоящее время мы располагаем всего лишь качественными объяснениями характера поведения нитроглицерина при механических воздействиях, количественные закономерности еще не найдены. Несмотря иа отсутствие фундаментальных знаний в данной области исследований, Альфред Нобель тем не менее шаг за шагом повышал безопасность работ и делал новые открытия. В 1867г. он предложил пропитывать нитроглицерином кизельгур и в 1875 г. изобрел желатин-динамит — гель нитроглицерина и целлюлозы. Добавляя к нитроглицерину аммиачную селитру (АС) и горючие материалы, он создавал пластичные и полупластичные динамиты различной мощности. Исследования Наукхоффа (1905) и Пропаха (1905) способствовали внедрению низкотемпературного динамита, который оставался пластичным в холодную^погоду (Наукхофф и Бергштрём, 1959).

Безопасность работ значительно повысилась при частичной или полной замене нитроглицерина иитрогликолем.

В 1929 г. Шмид разработал новый способ нитрования, и промышленный метод получения нитроглицерина был значительно улучшен, что позволило снизить массу нитроглицерина и иитрогли- коля на заводах с 1000 до 50—60 кг. Дальнейший шаг в этом направлении был сделан после разработки инжекторного метода нитрования и непрерывного процесса разделения на центрифуге. Весь комплекс методов был освоен в 1950 г. предприятием «Нитроглицерин АВ» (ныне «Нитро Нобель АВ»).

Непрерывный метод нитрования был разработан Нильссоном и Бруинбергом. Нитрование происходит в быстром турбулентном потоке в сопловой части инжектора, через который с помощью насоса подается кислота. Смесь глицерина с гликолем прогоняется через сопло вместе с потоком кислоты, а ее количество регулируется контрольным клапаном. Благодаря быстрому перемешиванию кислоты со смесью глицерина и гликоля процесс нитрования заканчивается за короткий отрезок времени, когда смесь проходит через сопло. Такой процесс можно считать близким к адиабатическому. Повышение температуры смеси иа выходе из сопла, а точнее изменение разности температур смеси до входа в сопло и иа выходе, после соответствующего преобразования используется как входной сигнал в простой автоматизированной системе, управляющей контрольным клапаном подачи смеси глицерина и гликоля. Таким образом можно поддерживать постоянным требуемый избыток кислоты, что необходимо для ведения стабильного и безопасного процесса. Непрерывный поток эмульгированного нитроглицерина и нитрогликоля вместе с кислотой через короткий отрезок прямой трубы поступает в холодильник, а из него — в центробежный сепаратор для отделения кислоты. После промывки в содовом растворе смесь поступает в следующий центробежный сепаратор. Благодаря применению инжектора и двух центробежных сепараторов общее количество взрывчатого вещества на предприятии минимально. Это позволяет, соблюдая правила техники безопасности, разместить все оборудование для нитрования, сепарации и промывки в пределах одного здания. Этот метод обладает еще одним преимуществом: если по каким-либо причинам прекращается поступление смеси глицерина и гликоля, то те небольшие количества готового продукта (нитроглицерина и нитрогликоля), которые обычно имеются в инжекторе, холодильнике и трубах, можно за короткое время удалить, так что в цехе нитрации не остается ВВ. После этого аппаратура автоматически промывается кислым нитрационным раствором.

Жидкое взрывчатое вещество в эмульгированном виде транспортируется в другое здание (динамитный цех) по трубам с помощью водяных инжекторов. Таким образом общее количество взрывча-

той жидкости, способной к детонации, поддерживается на минимальном уровне и распространение взрыва от одного здания к другому исключается. На большинстве новых нитроглицериновых заводов во всем мире ныие используется описанный инжекторный процесс нитрации.

Значительно позднее динамитов в горном деле стали применяться порошкообразные ВВ на основе аммиачной селитры и горючего, сенсибилизированных добавкой небольшого количества мощного В В (нитроглицерина или тротила). Все эти взрывчатые вещества использовались главным образом в виде обвернутых в бумагу цилиндрических зарядов, которые забивались в шпуры с помощью уплотняющего стержня. В начале 50-х годов в Швеции было сконструировано пневматическое устройство для патронирования скважин; в результате плотность заряжания ВВ в шпуры увеличилась на 50% по сравнению с той плотностью, которая достигалась с применением уплотняющих стержней. Соответственно уменьшился свободный объем шпуров.

В конце 50-х годов в США стали применяться порошкообразные ВВ типа АСЖГ (аммиачная селитра -г жидкое топливо). Следует заметить, что ВВ этого типа были впервые предложены и запатентованы в 1867 г. шведами Ольссоном и Норрбином. Однако эти ВВ не нашли тогда применения, поскольку их не могли долго хранить: гигроскопичные зерна аммиачной селитры слеживались. Позднее, когда успешно стало развиваться производство минеральных удобрений, были разработаны методы, позволяющие предотвратить слеживание селитры. Аналогичные методы начали применяться и при производстве ВВ: обработанная поверхностно-активными веществами кристаллическая селитра сохраняла сыпучесть. Вскоре появились взрывчатые вещества, часто порошкообразные, которые загружались в шпуры с помощью сжатого воздуха. Наконец, Кук ввел в употребление водонаполненные ВВ, содержащие аммиачную селитру, воду, мощное ВВ (например, тротил) и желатинирующую добавку; оии использовались главным образом для взрывов в больших вертикальных скважинах. Независимо от Кука Веттер- хольм предложил использовать водонаполненные ВВ того же типа и разработал метод помещения этого ВВ в шпуры. Для увеличения чувствительности водонаполненных ВВ к инициированию Веттерхольм ввел в состав синтезированное им новое мощное ВВ — бистринитроэтилмочевину, по своим свойствам напоминающее тэн.

Очевидно, в будущем наиболее широко будут применяться водонаполнеиные ВВ, не содержащие мощных ВВ, например смеси селитры с алюминием.

В военных целях с 80-х годов XIX века применяется пикриновая кислота, а с конца прошлого столетия —тротил. Во время первой мировой войны в больших масштабах использовались тротил, тетрил и гексил, а во время второй мировой войны — также тэн и гексоген в смесях с тротилом. Эти мощные ВВ производятся в виде чешуек, маленьких крис-

таллов или зерен. Чтобы повысить плотность ВВ, заряды прессуют. Этот процесс требует дорогостоящего прессового оборудования и тщательно отработанной системы устройств, обеспечивающих безопасность работы. Он используется главным образом для изготовления

601—।—।—।—।।। — I -1 JО 20406080 tooТэн,%601—।—।—।—।।। — I -1 JО 20406080 tooТэн,%Рис. 1. Кривые плавления для составов тэн — тетрил и тэн—ТНТ.Рис. 1. Кривые плавления для составов тэн — тетрил и тэн—ТНТ.большого числа зарядов сравнительно простой формы и среднего размера. При давлении порядка 1 кбар плотность образцов составляет 90—95% кристаллической плотности.

601—।—।—।—।।। — I -1 J

О 20406080 too

Тэн,%

601—।—।—।—।।। — I -1 J

О 20406080 too

Тэн,%

Рис. 1. Кривые плавления для составов тэн — тетрил и тэн—ТНТ.

Рис. 1. Кривые плавления для составов тэн — тетрил и тэн—ТНТ.

Образцы более высокой плотности получаются прессованием при повышенной температуре и с добавками небольших количеств растворителя.

С твердыми мощными ВВ, как правило, невозможно проводить операцию отливки. Обычно их точки плавления так близки к области температур, при которых наблюдается быстрое разложение, что это создает опасность взрыва при проведении подобной операции. Исключение составляет тротил, плавящийся при температуре 81° С. Плотность литого тротила очень близка к плотности монокристалла; однако он обладает очень низкой чувствительностью, и, чтобы инициировать детонацию в литом тротиле, необходимо применить мощный промежуточный детонатор, изготовленный из чувствительного мощного ВВ.

Методом литья можно получать заряды из тротила с добавкой 15—25% тэна, гексогена, октогеиа, тетрила, гексила и аммиачной селитры. Температуры плавления эвтектических смесей некоторых из этих веществ гораздо ниже температуры плавления тротила (рис.1). Все эти составы, за исключением сплава тротила с селитрой, облададот значительно более высокой чувствительностью, чем литой тротил, и, как правило, вызвать их инициирование можно с помощью только капсюля-детонатора без промежуточного детонатора.

Взрывчатые вещества

Так как слова горение, детонация, взрыв и взрывчатые вещества будут наиболее часто встречаться в данной монографии, то, с нашей точки зрения, наиболее уместно разъяснить их смысл в настоящем параграфе.

Горение конденсированного ВВ рассматривается как экзотермическая реакция, протекающая в поверхностном слое вещества; поддерживается она за счет теплоотдачи от газообразных продуктов реакции. Под сжиганием обычно понимают реакцию между топливом и атмосферным воздухом. При горении ВВ атмосферный воздух практически не принимает участия в реакции. Мы не считаем целесообразным пользоваться таким специфическим термином, как дефлаграция; этот термин применяют для определения медленного разложения или другой медленной реакции во взрывчатом веществе, чтобы подчеркнуть отлнчне ее от быстрой реакции, связанной с процессом детонации.

Детонация является особым типом экзотермической реакции, которая всегда вводится ударной волной. При детонации химическая реакция начинается в результате нагрева, который создается при ударном сжатии вещества, а затем протекает так быстро, что вся энергия, заключенная в ВВ, освобождается до того, как наступает какое-либо заметное расширение вещества. Выделяющейся энергии достаточно, чтобы воспрепятствовать затуханию фронта ударной волны. Отсюда следует, что прн детонации в отлнчне от горения плотность продуктов реакции вначале выше плотности ВВ. Направление потока продуктов реакции совпадает с направлением движения фронта реакции. Передача энергии от прореагировавшего вещества к непрореагировавшему осуществляется волнами сжатия, а не теплопередачей, как при горении.

Взрыв — быстрое расширение вещества до объема, во много раз большего его начального объема. Таким образом, под термином взрыв можно понимать совокупность эффектов, включающих горение и детонацию, так же как и чисто физические процессы, такие, как быстрое расширение сжатого газа. Мы не смогли отыскать какие-либо пределы, которые позволили бы ограничить употребление столь широко известного слова.

В настоящей монографии рассматриваются главным образом физические проявления взрыва, вызываемые протеканием быстрых химических реакций в различных веществах нлн нх смесях. Однако мы ограничимся исследованиями тех взрывчатых веществ, которые способны к горению и детонации без взаимодействия с атмосферным воздухом.

Мы сознательно не сделали различия между ВВ, используемыми в детонирующих зарядах и применяемыми как ракетные топлива или артиллерийские пороха. Многие ракетные топлива можно

заставить детонировать даже в том виде, в каком они обычно используются (монолитное состояние), если воздействовать на иих достаточно эффективным инициирующим импульсом. Другие топлива легко детонируют в виде тонкоизмельчеиных порошков прн плотности, меньшей плотности монолита. (Это необходимо учитывать прн планировании производственных процессов.) Некоторые топлива способны детонировать, даже если из них уже получены очень -большие ракетные заряды.

Эту группу химических ВВ иногда называют «скрытыми взрывчатыми веществами» (Тэйлор, 1959). Это меткое выражение указывает на тот важный факт, что многие химические соединения н смеси, которые обычно не считают опасными, в определенных условиях (масса вещества, наличие оболочки, величина инициирующего импульса) могут взрываться. Мрачной иллюстрацией к сказанному служит серия крупномасштабных взрывов аммиачной селитры.

Аммиачная селитра в небольших количествах считается очень нечувствительным окислителем, хотя, согласно приведенному выше определению, она является скрытым ВВ. В больших количествах, и особенно если кислородный баланс селитры улучшен за счет добавки различных топлив, таких, как углеводороды, уголь, дерево и т. п., она может взрываться по типу быстрого гореиня нлн детонации прн благоприятном влияния больших масс самого материала, выполняющего роль оболочки.

Если расположить все взрывчатые вещества в один ряд по признаку понижения чувствительности к какому-либо частному виду воздействия, можно получить некую последовательность. Такое расположение часто используется для установления различия между тремя типами взрывчатых веществ, первые два из которых составляют первичные, или инициирующие, и вторичные, или бризантные (мощные), ВВ. Третий тип веществ,, которые Тэйлор (1959) назвал «третичными ВВ», содержит такие вещества, как аммиачная селитра. Чувствительность у ннх ниже, чем у ВВ первого н второго типа.

В своей великолепной монографии «Современные взрывчатые вещества», изданной в 1959 г., Унлфрид Тэйлор дает характеристики ВВ этих трех типов.

Он пишет: «Первичные, или инициирующие, ВВ являются самыми опасными для ручных операций веществами, н прн работе с ними необходима чрезвычайная осторожность. Слабый удар, пламя илн искра практически всегда приводят к детонации образца. Известная степень безопасности достигается в том случае, когда инициирующее ВВ запрессовано в тонкостенную металлическую оболочку илн капсюль, как в выпускаемых промышленностью детонаторах. Но н в таком виде это ВВ очень чувствительно даже £ слабому удару или наколу. Хотя вес ВВ в детонаторе составляет всего 1 г, если такой капсюль взорвется в руке, то рука, безуслов-

но, будет изувечена. Промышленное производство инициирующих ВВ проводится в соответствии со специально разработанным технологическим процессом с тщательным соблюдением всех правил техники безопасности. Первичные ВВ, употребляемые в инициирующих устройствах, должны вызывать устойчивую детонацию на расстоянии нескольких миллиметров вдоль заряда детонатора, считая от места воздействия пламени поджигающего элемента. Само собой разумеется, что применяемые на практике первичные ВВ должны удовлетворять очень жестким требованиям в отношении их химической стабильности и чувствительности, поэтому неудивительно, что только очень немногие вещества обладают такими свойствами. Типичным представителем этого класса веществ обычно считают фульминат ртути (гремучую ртуть), который был впервые использован Нобелем в детонаторах, хотя правильнее было бы прежде всего назвать азид свинца — основное современное инициирующее ВВ.

Вторичные, или бризантные, ВВ, детонация в которых возникает труднее, чем в первичных, менее опасны в обращении. Однако в связи со спецификой их использования мощные ВВ производят в значительно больших количествах. Кроме того, одно из широко применяемых ВВ — нитроглицерин — является жидкостью, что также затрудняет обращение с ним.

Технологические процессы и требования техники безопасности в производстве бризантных ВВ имеют несколько иной характер, чем в производстве инициирующих ВВ. Инициирование большинства бризантных ВВ может быть вызвано механическим ударом, когда, например, небольшое количество ВВ сдавливается двумя прочными металлическими поверхностями. Самораспространяющая- ся реакция может вызвать детонацию всей массы вещества. Наиболее типичным представителем этого класса ВВ является тротил.

Третичные ВВ, наиболее типичным представителем которых можно считать аммиачную селитру, наиболее безопасны в обращении, и их чрезвычайно трудно взорвать. Их справедливо классифицируют как невзрывчатые вещества, если, конечно, в обращении с ними соблюдаются определенные правила, например не допускается смешивание с горючими элементами или сенсибилизаторами. Тем не менее, как показали такие трагические события, как взрыв в Оппау в 1921 г. или взрыв в Техас Сити в 1947 г., аммиачную селитру в больших количествах можно в определенных условиях заставить детонировать со всеми вытекающими отсюда последствиями.

В табл. 1 представлены свойства некоторых индивидуальных химических ВВ, порядок расположения которых, насколько это удалось выяснить, отвечает убывающей степени их чувствительности. В таблице приведены те вещества, которые производятся промышленностью в достаточных количествах или по тем или иным

Некоторые детонационные характеристики индивидуальных ВВ

j/gK3 Л

Й 29 ио г- со со о "22 — СОСО СЧ ОО СО тГ СО b- b- СО b-

jx/жуя

? соо соо ем

t\*“!OСОООтГСО —

— — —со СОtOOto

dpg.

•?d

см S5 coо

ОCO1Л

coU5g

О о

V

X °145из соS соот

из из изtG СО*СО*<иЗ*<

сГ

X

*° ^'из

еиэ/л .3MBWj

QCOU3Q со <rCDt~m

" Г4-со ту со S — из осо cd г~

Tf СО ту

1

а

^^Г-^СО^СОO1 СЧ "О""ОО—-.О — "СЧ"^СЧСЧ

" to " о изеч ^ао to to

260Г^М1ДфиЗбФ1ЛОиз

—СЧ-#С4 — — DiСЧ — — ——D1 — СОСО

zz 95S^2z^zz Zz ox x£S<Jo оиооЗиои^ JuVuu

и -

5 S

e<

03 03

s s x .So?55ocgob;o®a,^OESo'5^ aROH^SSSHXSx^'-^H^XHSQCiHSspEtJ

a « Q.f-«n5sgkxjCJBB5sXS®»Q.S‘go<S4;x

Я Xин ^R Ssif-s^x^swEORsEo

Sюн

ВВ

Сокращеннее наименование

Состав

Мол, BSC

D., км/с

cT <

Ck

S

СУ 6?

^Sl

I Г/СМ*

^макс

тетрил

C7H5N(NOa)4

287,2

1,70

5,60

7,56

3,22

нитрокрахмал (пента)

С1дН16Об(НО3)5

549,2

нитрат гидразина

H6NBNO3

95,1

1,63

8,69

гексоген

С3Н6МЭ(МО2)Э

222,1

1,80

6,08

8,75

3,59

347

5,46

908

октоген

c4h8n4(N02)4

296,2

1,90

9,10

393

5,46

908

диаминотринитробензол

ДТБ

CeHaN2(NO2)3

243,2

1,79

7,52

259

триаминотринитробензол

ТТБ

CGHeN3(NO2)3

258,2

1,90

7,9

гексил

CGNaOe

252,1

тринитротриазидобензол

ТАБ

C6Ne(NO2)3

336,2

1,74

8,58

ди аминоди нитробензол

СяНвН2(МО2)3

пикриновая кислота

ПК

C»H9O(NO2)3

229

1,80

5,26

3,05

4,40

675

пикрат аммония

CeHeNO(NOB)3

246

4,99

3,44

нитрогуанидин

нд

CH5N3NO3

105

1,70

5,46

8,20

4,02

тринитробензол

ТНБ

WHO,'.

213

тротил

ТНТ

C7H5(NO2)3

227

1,64

5,01

6,95

3,23

190

4,10

690

ди нитротолуол

ДНТ

CeH6(NO2'2

182

Третичные ВВ

мононитротолуол

мнт

Cj H7NO2

137,1

1,16

перхлорат аммония

ПА

nh4cio4

117,5

1,95

аммиачная селитра

АС

nh4no3

80,1

1.73

а Пределы изменения плотности 1 4 р< ?макс’ бл:=12.

Таблица 2

Мощные многокомпонентные ВВ

Наименование

Состав

D^, км/с

Р-.

г/сма

р=1 г/см*

рмакс

Д£^/Дра

кбар

Состав A-3 Состав В

Состав В-3 Состав В-3 Состав С-3 Гексотол Циклотол Октол РВХ-9404 РВХ-9010 Пентолит РТХ-2

НВХ Баратол Торпеке Тритонал Аматол Голтекс Пентринит DBX

91 гсксоген/9 воск

ТГ 36/64

ТГ 40/60

ТГ 36/64 77 гексоген 6

ТГ 40/60

ТГ 23/77

ТО 24/76

94 октоген/3 НК/3 ТХЭФ"

90 гексоген/10 KEL-F

10—50 тэн/90—50 ТНТ

27 тэн/43 гексоген/30 ТНТ

40 гексоген/38 ТНТ/17А1/5 воск

60 Ba(NO3)2/40 ТНТ

41 гексоген/41 ТНТ/18А1

80 ТНТ/20 А1

60—20 ТНТ/40—80 АС

40 НК/36 НГЦ/20 тэн/4 с

10—70 тэн/90—30 НГЦ

2] гексоген/40 ТНТ/21АС/18А1

1,59■

1,7

1,72 1,71 1,60 1,69 1,74 1,81 1,84 1,78

1,67г 1,70

2,6

1,81 1,72 1,50д

5,48г

5,10д

8,1 8,0

8,03 7,60 7,90 8,25 8,48 8,80 8,37 7,47’' 8,06

5,20 7,49

6,70 5,76Д

4,00

3,08

3,1 3,10г

4,15д

292 287

294

282

313

343

370

328

140

а б в г д еа б в г д еПределы изменения плотности 1<Р<Рмакс-

а б в г д е

а б в г д е

Состав С-3: 77 гексогеп/3 тетрил/4 ТНТ/10 ДНТ/5 МНТ/1 НК.

/при с - 3 - X лор эт и лфо с фат.

50 тэн/50 ТНТ.

50 ТНТ/50 АС. Пластификатор,

Состав и свойства типичных промышленных ВВ ШвецииСостав и свойства типичных промышленных ВВ ШвецииСостав и свойства типичных промышленных ВВ Франции, ФРГ, Англии и СШАСостав и свойства типичных промышленных ВВ Франции, ФРГ, Англии и США

Состав и свойства типичных промышленных ВВ Швеции

Состав и свойства типичных промышленных ВВ Швеции

Состав и свойства типичных промышленных ВВ Франции, ФРГ, Англии и США

Состав и свойства типичных промышленных ВВ Франции, ФРГ, Англии и США

ВВ

Состав3 (основные компоненты)

г/см3

^е‘ кДж/кг

V k газ • л/кг

D, м/с

[в соответствии с уравн. (37)]

Чувствительность к удару . осколком, м/с

Физическое состояние

Швеция

Гуммидинамит

94,5 НГЦ/5,5 НК

1,40

6750

732

7400

100

79

Резиноподобный гель

LF60 Динамит

57 НГЦ/2,9 НК/2 СНТ/

36 АС/2,1 ТГ

1,45

5300

810

6600

85

67

Пластичный

LFIV Динамит

45НГЦ/1,6 НК/2СНТ/48 АС/3,4 ТГ

1,45

5200

836

6500

81

67

То же

LFB Динамит

35 НГЦ/1,5 НК/4 СНТ/58АС/],5ТГ

1,45

5000

848

6100

79

71

(35%-ный динамит)

Диксдинамит

51 НГЦ/0.9 НК/38 АС/10ТГ

<50

Боронит

25 НГЦ/.1 НК/9 СНТ/53 Ас/

11 NaNO3/lTT

1,47

4525

890

5700

75

130

» »

Нитролит

12 ТНТ/6 НГЦ/76 АС/2 А1/4ТГ

1,15

4480

866

5200

7]

175

Порошок

Набит

Приллит (грану-

6 НГЦ/86 АС/3 А1 /5ТГ

94,4 АС/5,6 ЖГ

1,12

0,9

4420

3920

904

4500

70

66

210

>1300

То же

» »

лит)

Аммонит

Реолит А1

92 АС/4 уголь/1 ЖГ/3 Fe-порошок

23 ТНТ/28 АС/25 NaNO3/7,5 А1/

15 вода/1,5 ТГ

0,90

1,60

3950

890

2500

4900

66

79

> 1300

> 1300

» »

Водонаполненное вещество

Рсолит Р

25 ТНТ/35 АС/25 NaNQ^U вода/ 1ТГ

1,55

3560

760

5000

63

> 1300

То же

Таблица 3

— начальная плотность, Qe—теплота взрыва, Кгаз—объем газообразных продуктов взрыва, D—скорость детонации

а СНТ — смесь нитротолуолов; ТГ — твердое горючее; ЖГ — жидкое горючее. Индексом НГЦ в таблице обозначена смесь нитроглицерина и нитрогликоля 60/50.

ВВ

Состав

Ро.

г/см3

О . кДж/кг

к газ’ л/кг

D, м/ск

Фазическое состояние

Франции

Гомма А

92 НГЦ/8 НК

1,59

6500

752

7800

Пластичный

Гомма В Атп.

60 НГЦ/3 НК/34АС/ЗТГ

1,65

5500

795

7000

То же

Нобелит

20 НГЦ/1,6 НК/60 NaNO3/]4AHCa/4,4 ТГ

1,32

4200

459

6200

» »

Стабилит

2] НГЦ/0,5 НК/68 АС/8 АНС/2.5ТГ

1,26

4300

883

6300

Порошок

Нитрат № 30

]] ТНТ/80 АС/9 А1

1,00

5500

791

4300

То же

Нитрат № 0

21 ТНТ/79 АС

1,10

4400

893

4900

» »

ФРГ

Гремучий студень

93 НГЦ/7 НК

1,60

6500

712

7800

Пластичный

Динамит 1

62 НГЦ/3 НК/27 NaNO3/8 ТГ

1,52

5300

600

6500

То же

Аммонжелит 1 -

38 НГЦ/2 НК/4 АНС/52АС/4 ТГ

1,50

4900

850

6500

» »

Аммонжелит 2

29 НГЦ/1 НК/60 АС/8 АНС/2 ТГ

1,55

4700

860

6000

» в

Аммонжелит 3

22 НГЦ/1 НК/55 АС/10 NaNO3 /И АНС

1,55

4300

800

5500

» »

Донарит ]

6 НГЦ/78 АС/12 АНС/4 ТГ

1,00

4000

900

4500

Порошок

Аммонит 1

16 АНС/82 АС/2 ТГ

1,05

4000

900

4000

То же

Англия

Полярный динамит

92 НГЦ/8 НК

1,55

6500

715

7900

Пластичный

Таблица 4

вв

Состав

Ро. . г/см*

кДж/кг

V .

газ' л/кг

D,

Физическое состояние

Полярный желатнндина-

50 НГЦ/2,5 НК/42,5 АС/5 ТГ

1,50

5100

825

6850

Пластичный

МИТ

Полярный аммонжелиг-

26 НГЦ/1 НК/52 АС/12 NaNO3/9TF

1,45

4000

825

6400

»

нит

Скальный динамит

10 НГЦ/80 АС/Ю ТГ

1,0

3800

930

4250

Порошок

Желигноль

15 НГЦ/0,3 НК/78,7 АС/6 ТГ

1,2

3800

930

5150

Липкий пластик

Аммонал

12 ТНТ/83 АС/5 А1

1,1

4600

850

4900

Порошок

Тротил

18 ТНТ/82 АС

1,1

4000

905

4850

То же

США

Динамит

50 НГЦ/0,2 НК/34 NaNO3/15,8

1,40

5044

5829

» »

Аммиачный динамит

16УИГЦ/0,1 НК/60 АС/15

NaNO3/8,9 уголь

1,33

3985

4770

» »

Полужелатин

18 НГЦ/0,3 НК/66 АС/7 NaNO3/8,7 уголь

1,28

3700

5215

Полугель

60%-ный динамит

50 НГЦ/1,3 НК/39 NaNO3/9,7

УГОЛЬ

1,33

5031

5467

Желатина

60%-ный аммиачный динамит

26 НГЦ/0,65 НК/34 АС/28 NaNO3/11,3 уголь

1,46

3813

5457

То же

Предохранительный динамит

9 НГЦ/67 АС/5 NaNO3/10 неорганическая добавка/9 уголь

1,18

2821

4982

Порошок

АСЖГ

94% гранулированная АС/6 ЖГ

0,85

3717

4757

Гранулы

Плотноупакованный АСЖГ

87 гранулированная АС/7,5 FeP6/ /4ЖТ

1,02

3713

4777

То же

Водонаполненное ВВ

25 ТНТ/18 NaNO3/39,2 АС/17,8Н3О

1,40

3064

6048

Желатина или вспененный гель

а АНС — ароматические нитросоедиисния. ® Fep — феррофосфор.

измеряется количество разло жившегося вещества в зависимо-

я х> о я У л о § л ГВ

я

я X)

я

я X?

я 2 ГВ я ГВ я я я

СС О я

■о о

л

■о Е л о о я to О я о

Я

л Г) ГВ

CQ§

ГВ У

S

to н to 2

to ы

Я Л я Е

ОУ Е

я

to Ж

to

ег1 Я Е 2 я

Я

Я

X Я

со

■о Е о о о а

я

8

Е я

Л х> ГВ о

Детонация

to

со

сти от времени нагрева при различных температурах. Они представляют большой интерес для производства ВВ. Их результаты также используют для проверки стабильности топлив и смесевых взрывчатых составов при длительном хранении. Для большинства же штатных ВВ опасность разложения, по-видимому, очень мала, разумеется, в нормальных условиях хранения.

Наиболее простым способом определения степени безопасности к какому-либо виду воздействия является измерение критического значения такого параметра, который определяет величину вероятности взрыва в 50% при проведении опытов с получением взрывов и отказов. Например, при копровых испытаниях таким параметром является высота сбрасывания груза, прн которой вероятность взрыва составляет 50%. Однако удобнее было определить вероятность нннциировання в зависимости от высоты вплоть до величии вероятности порядка 10”3 и менее. Путем прямого эксперимента столь малые величины вероятности определить практически невозможно. Их можно вывести из закона уменьшения величины вероятности взрыва с уменьшением высоты сбрасывания груза, если бы такой закон был известен. Кроме того, неупорядоченный разброс в величинах при копровых испытаниях настолько велик, что экстраполировать экспериментальные данные на очень малые вероятности взрыва весьма рискованно. Правда, с образцами, имеющими форму прессованных таблеток, Тэйлор и Уилу (1932) получили такое распределение экспериментальных величин, характеризующих взрыв, которое в значительной степени напоминало гауссовское. Однако даже с такими точными величинами весьма трудно производить экстраполяцию на вероятность меиее 2%.

Наиболее прямое доказательство очень низкой вероятности инициирования существует для таких ВВ, которые изготавливаются и применяются продолжительное время и в большом количестве. Если годовое производство определенного вида динамита в виде патронов среднего веса 0,2 кг составляет 20 000 т, то вероятность инициирования во время процесса патронирования составляет менее 10-8. Есть основания полагать, что этой величиной можно пренебречь, даже если бы указанный процесс велся бесконечно долго. Если бы произошел несчастный случай, то он, вероятно, был бы вызван изменением состава ВВ или был следствием нового, заранее не предусмотренного воздействия, например случайного попадания металлического предмета в прессовый инструмент.

Очень часто трудно оценивать полученные в опытах величины частостей взрывов как меру вероятности инициирования в производственных процессах и специальных видах ручных операций с ВВ. Тем ие менее они необходимы как опорные величины для составления правил техники безопасности на предприятиях. Для различных классов ВВ —• инициирующих и бризантных ВВ, твердых топлив и пиротехнических смесей — используются различные

виды испытаний. В Швеции результаты копровых испытаний играют важную роль при составлении условий безопасной транспортировки промышленных ВВ по железной дороге и морю. Методы метания осколков и трення в гранитном желобе пока не учитываются при разработке правил транспортировки ВВ, но считаются неоценимыми в производственной практике.

Часто высказываются сомнения в целесообразности введения стандартных методов испытаний ВВ, поскольку существует мнение, что такие методы могут быть использованы недостаточно грамотно при оценке опасности всех ВВ, в том числе и вновь синтезированных. Одаако стандартные методы все же совершенно необходимы, и там, где это возможно, нх надо использовать. Желательно применять несколько методов испытаний, чтобы получить всестороннюю информацию. Схематичная и механическая обработка экспериментальных результатов нлн, как это часто имеет место в действительности, использование некоторых усредненных величин, полученных нз ряда различных опытов, не. только не дает никакой гарантии безопасности, ио даже не определяет степень самой опасности. Порядок расположения ВВ по степени убывания чувствительности часто не совпадает, если применяются различные методы испытаний, где ВВ испытывает воздействие различного характера, и в итоге какой-то усредненный показатель чувствительности может маскировать чрезвычайно большую чувствительность к наиболее опасному воздействию, которое может встретиться в практике.

Гораздо лучше при выяснении вопроса о безопасности использования ВВ в каких-либо новых условиях провести тщательный анализ такого воздействия, к которому данное ВВ будет наиболее чувствительно, н затем применять такие методы испытаний, которые возможно ближе напоминали бы характер указанного воздействия. Если стандартные методы испытаний недостаточно эффективны, следует разработать новые методы. Наиболее успешно такая задача может быть решена рабочей группой, состоящей нз представителей соответствующих ведомств, ответственных за четкое выполнение иОрм безопасного обращения с ВВ, и экспертов нз исследовательских и промышленных предприятий.

Примером такого типа сотрудничества являются исследовательские работы «Нитро Нобель АВ» совместно с Шведской комиссией по безопасности работ в промышленности, выполненные в начале 50-х годов. Объектом исследований был пневматический зарядчик патронов, снабженный металлической трубой для заряжания динамита в шпуры.

Первый тип зарядчика, прошедший испытания, состоял из металлической трубы с соплом; которая вводилась почти до конца Шпура. Труба состояла нз отдельных звеньев длиной 1,8 м, которые соединялись вместе, образуя участок нужной длины. Требуемое Кисло динамитных патронов помещалось в трубу через заслонку,

которая закрывалась перед напуском сжатого воздуха. Так как диаметр патронов на 0,5—1 мм меньше внутреннего диаметра трубы, то поток воздуха мог свободно проталкивать патроны. Диаметр сопла равнялся диаметру патронов. Поэтому, когда патрон достигал сопла, он перекрывал трубу, давление воздуха возрастало н под его действием патрон выдавливался в шпур. Установленные в конце сопла три ножа срезали бумажную оболочку вдоль всей длины патрона. Если затем труба с усилием вдвигалась в шпур, то патрон деформировался, целиком заполняя пространство шпура. Таким образом, труба осуществляла двойную функцию: служила для транспортировки патронов и выполняла роль уплотняющего стержня. Согласно практическим рекомендациям, во многих странах применялись только деревянные уплотняющие стержни при заряжании динамитных патронов/Поэтому прежде всего было необходимо выяснить, насколько безопасно использование металлической трубы. Далее необходимо было установить, возможно ли инициирование взрыва в динамите при ударе заряда о дно шпура. Необходимо было также решить, какое воздействие является наиболее опасным — удар или трение.

Обычная скорость подачн динамитных патронов не превышает 10 м/с. Когда патрон застревает в сопле и затем внезапно проталкивается, скорость его перемещения может быть гораздо больше. Прн определении чувствительности к удару патроны разгонялись с помощью сжатого воздуха в аэродинамической трубе и направлялись на стальную пластину; для каждой скорости удара проводилось 10—15 параллельных опытов. Для обычного динамита критическая скорость инициирования составляла 80 м/с при длине трубы 7,5 м. Перепад давлений составлял 2 бар. С более короткой трубой 0,5 м), с которой при перепаде давлений 6 бар достигалась скорость 50 м/с, критическая скорость инициирования патронов того Же динамита составила-52 м/с. Было сделано предположение, что вероятность инициирования прн скорости патрона 40 м/с будет ничтожна. Это предположение подтвердилось серией опытов, которая насчитывала 10 000 экспериментов. При указанной скорости перемещения патрона не было зарегистрировано ни одного взрыва, вследствие чего был сделан вывод, что вероятность инициирования меньше 10~4.

С 1963 г. рассмотренный метод испытаний чувствительности ВВ с применением аэродинамической трубы был -заменен методом мёта’ния осколков (гл. 2, 4).

Опасность инициирования взрыва при трении возникает в результате движения трубы зарядчика вдоль шпура, поскольку при этом динамит может выдавиться в зазор между трубой и породой. Для исследования необходимых условий инициирования в подобной ситуации были ■ разработаны соответствующие методы испытаний ВВ на тренне. В этих опытах металлический ползун

перемещается вдоль желоба в гранитном блоке (гл. 3, 2) и на взрывчатое вещество осуществляется воздействие, подобное тому, которое возникает в реальной ситуации. В результате многочисленных опытов было обнаружено, что нагрузки, необходимые для инициирования динамита, не могут возникнуть во время операции заряжания шпура. На основании полученных результатов Шведским ведомством в 1950 г. был одобрен первый вариант пневматического зарядчика, пригодного для работы с 35%-ным дннамнтомдаже в условиях сухих шпуров; трубы зарядчика изготавливались из алюминиевых сплавов, сопло и соединительные элементы — из латуни. Зарядчик такого типа широко использовался в Швеции и других странах без каких-либо несчастных случаев. С 1959 г. трубы начали изготавливать нз полимерных материалов. Такне трубы оказались более удобными в работе (только не в самых узких шпурах), кроме того, опасность инициирования треннем была, таким образом, полностью устранена.

Этот пример наглядно показывает путь решения трудной проблемы создания условий безопасной работы, для которой были разработаны продуманные методы испытаний, и по результатам последних можно было сделать четкие выводы.

Этот пример еще важен н по той причине, что он подчеркивает, насколько необходим во всех работах, связанных с созданием условий безопасности, тщательный анализ всех процессов. Особенно внимательно,нужно рассмотреть, каким критическим воздействиям или напряжениям подвергаются ВВ. Затем следует провести соответствующие испытания или по существующей стандартной методике, или с привлечением методов, специально разрабатываемых для этих целей. Этн испытания должны дать надежную информацию о способности данного ВВ выдержать воздействия, которым оно подвергается в реальной ситуации. В конечном итоге условия работы с ВВ можно пересмотреть в соответствии с требованиями техники безопасности.

ДЕТОНАЦИЯ

Стационарная детонация вдоль цилиндрического заряда взрывчатого вещества считается самораспространяющимся процессом. При сжатии во фронте ударной волны происходит скачкообразное изменение состояния вещества и в нем возбуждается химическая реакция, протекающая с определенной скоростью. В однородных жидких ВВ, таких, как нитроглицерин, подъем давления, температуры и плотности прн ударном сжатии осуществляется за время порядка 10~12 с. Химическая реакция разложения молекулы нитроглицерина на молекулы СО2, Н2О и N2 сопровождается выделени- ^1 тепла. Тепловыделение прн детонации происходит в некоторой

зоне конечной ширины (зона химической реакции), составляющей приблизительно 0,2 мм. В конце этой зоны давление составляет ~220 кбар, температура выше 3000 К, а плотность вещества на 30% превышает плотность исходного вещества.

В поликристаллическнх твердых ВВ, таких, как прессованный тротил, давление, а следовательно, и энергия сжатия распределяются по сечению образца неравномерно. В некоторых участках заряда происходит особенно высокий подъем температуры вследствие трения между кристаллами и пластической деформации вещества. Из этих участков (центров инициирования) реакция распространяется на окружающее вещество в виде горения! скорость которого очень велика, поскольку велики давление н температура в зоне реакции детонационной волны.

В смесевых ВВ, содержащих окислитель и горючее, полное химическое превращение вещества часто не заканчивается в той части зоны реакции, которая определяет величину скорости детонации. Дополнительное тепловыделение может происходить при догорании вещества за детонационным фронтом, однако эта энергия уже ие влияет на распространение детонации, и потому скорость волны не соответствует максимально возможной. Но в ряде случаев используется вся энергия взрыва. Например, при детонации зарядов в шпурах реакция между продуктами взрыва завершается до того, как начнется их расширение.

Аммиачноселитренные желатин-динамиты могут детонировать со скоростью порядка 6000 и примерно 2500 м/с. В последнем случае реакция происходит в зоне, близкой к ударному фронту; тепловыделение составляет лишь небольшую часть от теплоты взрыва при детонации с большой скоростью, а давление во фронте детонации мало по сравнению с давлением во фронте нормальной детонации. Стационарное распространение детонации с малой скоростью возможно ввиду существования в заряде ВВ участков, в которых реакция возбуждается особенно легко. Такими центрами инициирования могут являться пузырьки воздуха.

А. Процесс детонации

В идеальном случае распространения одномерной стационарной детонации любая частица взрывчатого вещества проходит последовательный путь превращений, аналогичный для других частиц на пути волны. После резкого возрастания давления на ударном фронте в дальнейшем происходит его спад, вызванный протеканием химического процесса (в это время частица взрывчатого вещества проходит свой путь в зоне реакции). В конце зоны реакции происходит расширение продуктов взрыва в сторону, противоположную направлению распространения фронта волны, и их одновременное ускорение, величина которого определяется давлением в рассматрн-

ваемом участке зоны реакции. Когда тепловыделение вследствие протекания химического процесса становится незначительным, картина течения вещества принимает нестационарный характер. В этой области потока скорость распространения слабых возмущений в среде меньше разности между скоростью детонации и массовой скоростью вещества, т. е. фронт детонации и зона химической реакции как бы стремятся покинуть нестационарную область потока. Позади зоны реакции профиль давления становится более пологим, чем в самой зоне.

В начальном участке зоны реакции скорость распространения слабых возмущений больше разности между скоростью детонации и массовой скоростью вещества. В этом случае возмущения в виде волн сжатия догоняют ударный фронт, осуществляя его поддержку за счет энергии, которая выделяется при реакции. Картина течения стационарна, поскольку в любой точке рассматриваемой области потока профиль давлений соответствует режиму тепловыделения.

Граница между стационарной и нестационарной областями потока вещества, т. е.та плоскость, в которой скорость распространения слабых возмущений равна разности между скоростью детонации и массовой скоростью вещества, называется плоскостью Чепмена—Жуге. Одномерная детонационная волна, в которой химическая реакция завершается в плоскости Чепмена—Жуге, считается идеальной. Состояние вещества в плоскости Чепмена—Жуге можно определить, если известны уравнение состояния продуктов детонации и теплота реакции или скорость детонационной волны.

В случае стационарного распространения плоской детонационной волны можно записать следующие уравнения сохранения массы, импульса и энергии вещества при переходе через фронт волны:

и = (1— рЛ)^, (1)

Р — Ро = РоuD- (2)

pu^PoD^/^H-^ —f^]. (3)

В этих уравнениях р, р, и, D и Е — давление, плотность, массовая скорость; скорость детонации и внутренняя энергия; р0, р0 и £0— начальные величины указанных параметров. Из уравнений (1) и (2) получаем

Р — Ро^Ро(! — РоЛ0)^2- (4)

Для уравнения (4) зависимость р от V (К=1/р) представляет прямую линию с наклоном —р2о02. Ее часто называют прямой Релея или прямой Михельсона. Она является геометрическим местом точек, указывающих состояния, через которые проходит вещество

в стационарной зоне течения. Состояние в плоскости Чепмена—Жуге можно определить из уравнений (1)—(4), приняв р=рп р=р^ и=иг и E=EV Величина начальной внутренней энергии Ео в уравнении (3) равна сумме внутренней энергии вещества, не вступившего в реакцию, £00 и теплоты взрыва ф

50 = £№+Q.

Запишем уравнение (3) в несколько другой форме:

^i Ео = — (рг + р0) f.

2Л Ро р /

Из уравнений (1) и (2) находим кинетическую энергию газа

1 ,21 ,х/ 1

= Т(Р1 — Ро) “

22\ Ро

2р2ркоторая приблизительно равна Ет—Е0, если po<<Pi (разд. 7. 2). В таком случае приближенно можем записать

2р

2р

^i — ^оо — Q + ~ “1 »

т. е. разность между внутренними энергиями продуктов реакции н исходного ВВ приблизительно равна сумме теплоты взрыва и кинетической энергии продуктов реакции в плоскости Чепмена— Жуге.

Для идеальной детонационной волны, согласно сформулированному выше определению, скорость распространения слабых возмущений в среде (которая совпадает со скоростью звука с) равна разности между скоростью детонаций D и массовой скоростью вещества т. е.

c = D — ub (5) Согласно (1) и (5),

В соответствии с законами термодинамики скорость звука с определяется найлоном касательной к изэнтропе вещества:

_ р2с2 = / _др\\ ди )s

или в точке Чепмена—Жуге

сз =1 / -Зр \

Р? \ ди /st

Ро^ = -Ро^ = -др \ди $х’др \ди $х’(7)(8)(9)(7)(8)(9)Из уравнений (6) и (8) находим

Ро^ = -

Ро^ = -

др \

ди $х’

др \

ди $х’

(7)

(8)

(9)

(7)

(8)

(9)

т. е. прямая Релея касается изэнтропы продуктов реакции в точке Чепмена—Жуге.

Уравнение (6) можно переписать следующим образом:

D2=^-^—(Ю) о0 — U1

В нестационарной области потока за плоскостью Чепмена—Жуге расширение продуктов реакции происходит вдоль изэнтропы.

Рис. 2. (р — У)-Диаграмма для детонации нитроглицерина.

Взрывчатое вещество непосредственно во фронте ударной волны, вероятно, еще не вступает в химическую реакцию. Состояние сжатого непрореагировавшего вещества во фронте ударной волны находится в точке пересечения ударной адиабаты (кривой Гюго- иио) с прямой Релея. Указанную точку пересечения часто называют точкой Неймана. Давление в точке1 Неймана гораздо выше, чем в точке Чепмеиа—Жуге. Наличие повышенного давления в начале зоны реакции (химпик) независимо друг от друга в 1940 г. предсказали Дёринг, Зельдович и Нейман. Экспериментальное доказательство существования хнмпика было получено с помощью откольного метода. Опыты проводились с тонкими пластинами из инертных материалов, которые плотно прижимались к торцам зарядов исследуемых ВВ. Измерялись скорость ударной волны в пластинке и скорость движения ее свободной поверхности. С помощью указанных экспериментов удалось определить профиль Давления в зоне химической реакции некоторых конденсированных

ВВ (Дафф и Хаустон, 1955; Крейг, 1965; Персон и сотр., 1966).

Расчет (р—У)-диаграммы для детонации нитроглицерина выполнил Сельберг (рис. 2). Ударная адиабата не вступившего в реакцию ВВ (кривая Гюгонио) обозначена равенством Q=0; проходящая через точку Чепмена—Жуге изэнтропа продуктов реакции обозначена какфе=6300 Дж/г, и, наконец, равенством Q=Qe!2 обозначен примерный ход изэнтропы продуктов реакции в случае.

Рис. 3. (р — У)-Диаграмма для детонации состава ТГ 40.

/ударная адиаэата продуктов взрыва; 2—изэнтропа при идеальной детонации; 3 —ударная адиаЗата исходного вещества; 4— ориентировочные расчетные состояния продуктов взрыва при неидеальной детонации; 5 —9 —прямые Релзя для зарядов различного диаметра (5 — 6,2; 6—10; 7 — 20; 8 —40 мм; 9 — <»). На диаграмме также показаны (о) рассчитанные состояния продуктов детонации для зарядов различных диаметров.

если тепловыделение достигло только половины максимальной величины. Тангенс угла наклона касательной к ударной адиабате исходного вещества в точке ро, V0 (на начальном участке ход ударной адиабаты совпадает с нзэнтропой) соответствует скорости звука в непрореагировавшем веществе. Кривая Гюгонио для состава ТГ 40 (40% тротнла+60% гексогена) показана на рис. 3. На том же рисунке показаны ударная адиабата н изэнтропа продуктов реакции при идеальной детонации н прямые Релея для стационарной неидеальной детонации при четырех различных диаметрах зарядов. На рис. 4 показана (р—V)- диаграмма для детонации тротила. Кривые Гюгонио, ударная адиабата продуктов взрыва и точки

Чепмена—Жуге нанесены по данным Илюхина нсотр. (1960), Коле- бурна и Лиддиарда (1966), а также Мадера (1963).

Если отбросить условие, выраженное уравнением (5), т. е. включить в рассмотрение нестационарные детонационные волны, то одна из переменных, например скорость детонации, будет произвольна. Для любой величины скорости детонации можно найтн решение системы уравнений (1), (2) и (9). На (р—V)- диаграмме точка, отвечающая этому решению, будет соответствовать состоянию, продуктов детонации с полностью завершенной реакцией. Кривая,

Рис. 4. (р — У)-Диаграмма для детонации тротила.Рис. 4. (р — У)-Диаграмма для детонации тротила.данные Илюхина и сотр. (1950); данные Колебурна и Лиддиарда (1966); ударная адиабата продуктов взрыва построена в соответствии с данными Мадера (1963); ® точки Чепмена — Жуге.данные Илюхина и сотр. (1950); данные Колебурна и Лиддиарда (1966); ударная адиабата продуктов взрыва построена в соответствии с данными Мадера (1963); ® точки Чепмена — Жуге.

Рис. 4. (р — У)-Диаграмма для детонации тротила.

Рис. 4. (р — У)-Диаграмма для детонации тротила.

данные Илюхина и сотр. (1950); данные Колебурна и Лиддиарда (1966); ударная адиабата продуктов взрыва построена в соответствии с данными Мадера (1963); ® точки Чепмена — Жуге.

данные Илюхина и сотр. (1950); данные Колебурна и Лиддиарда (1966); ударная адиабата продуктов взрыва построена в соответствии с данными Мадера (1963); ® точки Чепмена — Жуге.

построенная по нескольким таким точкам, проходит через точку Чемпена—Жуге для стационарной детонации. Эту кривую часто' называют кривой Гюгонио продуктов реакции. Долгое время она рассматривалась в качестве основной характеристики продуктов реакции. Продукты детонации в состояниях, изображенных точками, лежащими на кривой Гюгонио выше точки Чепмена—Жуге, возникают при детонации, которая поддерживается неким внешним источником, например движущимся поршнем (пересжатая детонация). Скорость поршня должна быть выше массовой скорости вещества внутри и за зоной химической реакции при стационарной. 2—555

детонации (Сельберг, 1960, 1962). Состояния продуктов взрыва, определяемые точками, располагающимися на кривой Гюгонио ниже точки Чепмена—Жуге, обычно не реализуются. Они были бы возможны, если бы существовал некий источник непрерывного инициирования вещества и фронт детонации мог распространяться быстрее стационарной детонации. Следует отметить, что кривая, проведенная через состояния в точке Чепмена — Жуге при различных начальных плотностях вещества, не совпадает с вышеупомянутой кривой Гюгонио. В действительности каждой величине начальной плотности ВВ соответствует своя кривая Гюгонио (рис.4).

Б. Уравнение состояния продуктов детонации

Уравнение состояния продуктов реакции является сложной функцией давления, плотности и температуры. При сравнительно низких плотностях вещества удовлетворительные результаты получают при применении уравнения состояния идеального газа. При более высоких плотностях собственный объем молекул, т. е. коволюм Ь, составляет довольно значительную часть общего объема /. В этом случае давление в веществе возрастает обратно пропорционально величине свободного объема V — Ь. В этом состоит одна нз главных причин отклонения состояния газа от идеального в рассматриваемом диапазоне плотностей вещества. При очень высоких давлениях молекулы настолько сближаются одна с другой, что становится необходимым учитывать силы взаимодействия между ними.

Коволюмное уравнение состояния было впервые сформулировано Абелем:

p(V — b) = nRT

или p = pnRT/^\ — b^,(11)

где b — коволюм; п=1/М— обратная величина среднего молекулярного веса продуктов реакции, если все продукты реакции газообразные, и R — газовая постоянная.

Уравнение состояния Ван-дер-Ваальса содержит дополнительный член, учитывающий поправку на силы притяжения между молекулами:

p=pnRT/0—bp)— tip2.(12)

Кук (1947, 1958) предположил, что коволюм зависит только от плотности вещества. В результате он получил следующее уравнение состояния вещества:

p = p/z№[l-p6(p)].(13)

На рис. 5 представлена кривая зависимости b от V (У=1/р); при построении кривой использованы экспериментальные значения b

для большого числа инициирующих и бризантных ВВ. Эту кривую можно аппроксимировать следующей экспонентой:

6 (р) = ехр (— 0,4р). (14) Тэйлор (1952) при выводе уравнения состояния использовал результаты кинетической теории газов Максвелла—Больцмана, согласно которой молекулы являются жесткими сферами с гладкой поверхностью, а также теорему вириала Больцмана (разложение

Рис. 5. Зависимость коволюма b экспериментальные данные (Кук, 1958)';Рис. 5. Зависимость коволюма b экспериментальные данные (Кук, 1958)';от удельного объема V.

Рис. 5. Зависимость коволюма b экспериментальные данные (Кук, 1958)';

Рис. 5. Зависимость коволюма b экспериментальные данные (Кук, 1958)';

расчетные данные; 6=ехр(—0,4V).

функции состояния вещества в ряд по малым степеням плотности). В окончательном виде уравнение состояния Тэйлора записывается так:

р = pnRT (1 + Ьр + 0,625 bV + 0,287 i>3p3 + 0,193 ЬУ), (15) где 6 — второй вириальный коэффициент в разложении Больцмана. Он рассчитывается путем суммирования величин Ь$ для различных компонентов продуктов взрыва.

Это уравнение, дающее зависимость внутренней энергии газа только от температуры, является особенно простым в случае расчетов работы, совершаемой газами при расширении. Оно будет использовано в разд. 1. 7 и 6. 7, где в силу неопределенности некоторых параметров, характеризующих рассматриваемые процессы, не требуется знания более точного уравнения состояиня.

Беккер (1922а и б) предложил использовать уравнение состояния, в котором коволюм является экспоненциальной функцией плотности:

p^p/z^T^l Ч-^рехр^р) —ар2 4-^рт]. (16) 2»

Два последних члена учитывают дальнее взаимодействие между молекулами. Позднее в работах Кнстяковского н Вильсона (1941), а также Бринкли н Вильсона (1942) были учтены температурные поправки в выражении для потенциала взаимодействия между молекулами:

р = pn/?T [1-Ь х ехр (рх)Ь (17) где х = рй(Т + 6)-“; k = 1; 6 = 0; а = 0,25 и р = 0,3.

Кован н Фнкет (1956) обнаружили, что хорошее согласие расчетов с экспериментальными данными получается при к=11,85; 6=400; а=0,5 и 0=0,09.

Уравнение (17) было использовано Мадером (1963) в ряде работ, посвященных численным расчетам характеристик идеальной детонации в некоторых взрывчатых веществах. Он сравнивал полученные результаты с экспериментальными данными по давлениям и скоростям детонации для гексогена при р0 = 1,8 н тротила при р о=1,0 и 1,64 г/см3. Чтобы расчет хорошо совпадал с экспериментом; было необходимо использовать различные константы: для гексогена к= 10,90 и 0=0,16 н тротила к= 12,69 и 0=0,096. В обоих случаях использовались величины 9=400 и а=0,5. При использовании констант, полученных для гексогена, наблюдалось удовлетворительное соответствие теоретических н экспериментальных данных по давлениям и скоростям детонации для ряда других ВВ, которые в своем составе содержат только атомы углерода, водорода, азота и кислорода (общая формула СдН^О^).

В разд. 1.4 мы вернемся к обсуждению зависимости давления и скорости детонации от начальной плотности и используем результаты, полученные Мадером.

Нетрудно заметить, что вид уравнений состояния изменяется по мере того, как плотность вещества возрастает от плотности газов, молекулы которых имеют возможность свободно двигаться в пространстве, до плотности находящейся под высоким давлением конденсированной среды с тесным расположением молекул. Эти изменения можно наглядно проследить на линейной модели упругих стержней, совершающих колебательные движения.

Рассмотрим систему равномерно распределенных в пространстве упругих стержней длиной Ьо с плоскими торцами, которые двигаются попарно один к другому со скоростью и (рис. 6). При одновременном столкновении всех пар стержней возникает ударное давление

p — ^uw, (18) где р — плотность материала стержней; w — скорость ударной волны в стержне. После того как ударные волны пробегут вдоль цилиндров в противоположные стороны и, отразившись от торцов,

возвратятся к точке соударения, контакт между стержнями нарушится, и они отлетят один от другого со скоростью и. В следующий момент времени произойдет столкновение этих стержней с нх ближайшими соседями, также двигающимися к ним навстречу со скоростью и. Если расстояние между точками столкновения двух пар стержней равно 2/, время контакта 2^ н время движения

Рис. 6. Линейная модель колеблющихся упругих стержней.Рис. 6. Линейная модель колеблющихся упругих стержней.

Рис. 6. Линейная модель колеблющихся упругих стержней.

Рис. 6. Линейная модель колеблющихся упругих стержней.

стержней без столкновения 2/^, то можно записать следующие соотношения:

t5 = bjw(19)

(20)(20)tf = iy-b>.

(20)

(20)

На рис. 7 схематически показано колебательное движение стержней. Во время удара длина стержней убывает от Ьо до Ьъ причем

(21)(21)№ = b0 — b^ = uts, так что Sb = bou/w.

(21)

(21)

Среднее по времени значение ^Ь

Д 6 = ДМЛ2^-Н/).(22)

Используя (22), (19) и (20) и учитывая, что b-b()—Д6, находим b/b0 = \V№0 - (1 - ulwfVWIb,- (1 - 2и/^)].(23)

Уравнение (23) действительно прн V/bo^-1. Когда V=bQ> контакт на одном торце стержня возникает в момент потерн контакта на другом торце. В этом случае Д6/Д6=1/2.

V/bD

Рис, 5. Зависимость коволюма от удельного объема в линейной модели колеблющихся стержней.

Когда система испытывает сжатие, свободное пространство постепенно уменьшается, и, наконец, когда оно полностью исчезает, ударные процессы уже не приводят к уменьшению величины Ь. При дальнейшем сжатии можно считать ДЬ/dV= 1. На рис. 8 кривая abc построена по уравнению (23) для «/^=0,6. Она пересекает коволюмную кривую Кука (рис. 5) в точке У/&0=1,15. Наклон прямой линнн de составляет db'dV=L Эта прямая проведена с таким расчетом, чтобы лучше аппроксимировать кривую Кука прн малых значениях величины V. Таким образом, найденная кривая abe'd описывает зависимость b от V для рассмотренной линейной модели. Среднее по времени значение давления р определяется следующим выражением:

p^pi^+i/).(24)

Используя уравнения (18)—(20), можно преобразовать уравнение (24) следующим образом:

р = рн2/[У760 —(1 —-2ы/ву)]. (25)

Уравнение (25) действительно прн V/b0>L Повышение плотности с увеличением давления приводит к возрастанию частоты соударений стержней. Когда плотность возрастает настолько, что dbidV= 1, дальнейшее повышение давления, которое определяется кинетической энергией частиц, прекращается. С этого момента увеличение давления происходит уже за счет сжатия стержней, каждый из которых теперь находится в непрерывном контакте со своими соседями. Такой вид сжатия можно образно уподобить «холодному сжатию» твердых тел.

СТРУКТУРА ЗОНЫ РЕАКЦИИ

Наши знания о процессах, происходящих внутри зоны реакции, еще очень ограниченны, так как реакции эти протекают с чрезвычайно высокими скоростями, а мы еще не располагаем достаточно надежными методами регистрации параметров состояния вещества внутри зоны реакции.

Для некоторых ВВ, плотность которых равна нли близка к максимальной, удалось определить профиль давлении внутри зоны реакции с помощью откольного метода. Проводились указанные выше эксперименты с тонкими пластинками из инертных материалов, находившихся в контакте с торцевой поверхностью заряда (Дафф и Хаустон, 1955; Крейг, 1965; Берг и Персон, 1963). На рнс. 9 приведены полученные Крейгом профили давлений вблизи фронта детонации в зарядах тротила и нитрометана. Во всех опытах нннцннрованне детонации осуществлялось с помощью линзы нз баратола, которая создавала пересжатую детонацию в нитрометане. В длинных зарядах цилиндрической формы (кривые 4—6) такое пересжатне исчезало к моменту измерений вследствие эффектов боковой разгрузки. Однако в зарядах со сравнительно небольшим отношением длины к диаметру (кривая 5) оно оставалось, именно этим объясняется отрицательный наклон профиля давлений. Рассмотренная картина наглядно демонстрирует, насколько трудно определить точку Чепмена—Жуге на профиле давлений. Вне зависимости от этого для обоих взрывчатых веществ характерно наличие зоны быстрого спада давления вблизи ударного фронта. Для тротила толщина указанной зоны составляет величину порядка 0,1 мм, для нитрометана, согласно этой н другим оценкам, она на порядок (нли более) меньше. Полученные величины имеют тот же порядок, что и величины параметра а в выражении, характеризующем зависимость скорости детонации от диаметра заряда [уравнение (30)]. Для прессованного тротилапрнр0=1,63г/см3 а=0,01мм

(Уризар и corp., 1961), для нитрометана ц=0,014 мм (Малин и corp., 1956). Разумеется, нельзя считать, что между константой а и формой профиля давлений в зоне реакции существует простая связь.

Экспериментальных данных по распределению температур внутри зоны реакции практически не существует. Это связано с тем обстоятельством, что передняя часть тонкой реакционной зоны неполностью прозрачна для света, излучаемого самой зоной. В то

Рис. 9. Приближенный вид профилей давлений вблизи фронта детонации (по данным Крейга, 1965).

Кривая

ВЗ

ре. Г/см3

d, мм

Ljd

Инициирование

/

тнт

1,63

76,45

8

Одномерная ударная волна

2

ТНТ

1.63

41.66

8

3

НМ

J J3

203,2

0 5

>

4

НМ

из

76,2

16

5

НМ

1.13

38.1

10

6

НМ

из

38.1

16

>

же время задняя часть зоны реакции непрозрачна, по крайней мере в веществах, содержащих избыток углерода. Это ставит под сомнение радиационные методы измерения температуры в точке Чепмена—Жуге для конденсированных веществ. В однородных ВВ температура на ударном фронте, согласно оценкам, составляет величину порядка 1500—3000° С, в то время как в точке Чепмена— Жуге она лежит в пределах 2500—5000° С.

Еще более сложной представляется картина детонации неоднородных ВВ, таких, как жидкости с воздушными пузырьками или

прессованные порошкообразные кристаллические ВВ. Кэмпбелл и сотр. (1961) исследовали ударное инициирование- однородных жидких ВВ, в которые искусственно вводились воздушные пузырьки определенного размера. В свободном от воздушных пузырьков нитрометане детонация возбуждается плоской ударной волной с амплитудой давления свыше 85 кбар. Установлено, что при значительно меньших давлениях ударных воли воздушные пузырьки диаметром более 0,6 мм являются центрами инициирования детонации. Еще более очевидна роль пузырьков как центров инициирования детонации в более чувствительных ВВ, таких, как нитроглицерин. Частицы инородных материалов, помещенные в ВВи имеющие другую, чем у рассматриваемого ВВ, плотность, также являются центрами инициирования детонации (Мадер, 1963; Кэмпбедл и сотр., 1961).

Все рассмотренные виды центров инициирования взрыва при воздействии ударной волны также играют роль очагов возбуждения реакции, протекающей с высокой скоростью при распространении установившейся детонационной волны. В качестве примера сошлемся на большое различие в величинах критических диаметров детонации литого и прессованного тротила при одинаковой плотности (соответственно 20 и 2—3 мм при p0=l,63 г/см3).

В порошкообразных ВВ с низкой начальной плотностью имеются дополнительные источники инициирования реакции: горячие газообразные продукты взрыва, движущиеся между зернами ВВ, быстрая деформация зерен, треиие между зернами ВВ. Их совместное действие, видимо, приводит к неоднородному распределению температуры и возникновению локальных участков с различной скоростью протекания реакции в пределах реакционной зоны ВВ. Вполне вероятно, что действие указанных факторов может привести к исчезновению пика давления иа переднем участке зоны реакции. Кроме того, в порошкообразных ВВ скорость детонации и давление, вероятно, могут зависеть не только от плотности вещества. Форма зерен ВВ и характер распределения их по размерам определенно влияют на скорость детонации порошков (Шаль, 1952; Фикет и Дэвис, 1968) даже в том случае, когда размеры заряда достаточно велики и величина скорости детонации ие должна была бы зависеть от диаметра. Эти эффекты можно проиллюстрировать с помощью некоторого гипотетического эксперимента, в котором берутся два заряда с одинаковой средней плотностью. Один из зарядов состоит из пучка трубок, изготовленных из сплошного мощного ВВ, такого, как тэн. Другой состоит из мелкодисперсного кристаллического порошка и имеет такую же среднюю плотность, как и указанный трубчатый заряд. С учетом канального эффекта (разд. 1.5) детонация в трубчатом заряде будет распространяться со средней скоростью (8,6 км/с), более высокой, чем в сплошном веществе (7,9 км/с), в то время как в заряде порошкообразного вещества той же средней

плотности скорость детонации (<7,0 км/с) значительно меньше, чем в сплошном.

Течение газообразных продуктов детонации нередко отклоняется от чисто одномерного, в результате чего во фронте детонации появляется большое число поперечных волн или пульсаций.

Взаимодействие волн генерирует в веществе локальные участки с повышенными давлением и температурой. Эти участки действуют как центры инициирования реакции, из которых расходятся новые поперечные волны. Так называемая спиновая детонация в трубах считается частным случаем рассмотренного явления. Во фронте спиновой детонации с повышенной скоростью распространяются одна нли несколько тройных ударных конфигураций (изломов), в которых происходит воспламенение газа.

Как было показано Дремнным (1962), подобные явления могут иметь место и при детонации однородных конденсированных ВВ. Волнообразные изменения («темновые волны») светового потока, излучаемого в направлении распространения детонации, наблюдались в зарядах нитрометана с ацетоном, диаметр которых выбирался близким к критическому диаметру детонации (Р. Уотсон, 1968, частное сообщение). В жидких ВВ, детонирующих в нормальном режиме, длина поперечных волн, вероятно, очень мала. Единственное экспериментальное доказательство их существования получено в опытах по отражению света от детонационного фронта. В экспериментах Дремина и Саврова (1966) оно имело нерегулярный, диффузный характер.

ЗАВИСИМОСТЬ СКОРОСТИ ДЕТОНАЦИИ И ПАРАМЕТРОВ СОСТОЯНИЯ ВЕЩЕСТВА ВО ФРОНТЕ ДЕТОНАЦИОННОЙ ВОЛНЫ ОТ ПЛОТНОСТИ ЗАРЯДА

Уменьшение скорости детонации цилиндрических зарядов ВВ с уменьшением диаметра связано с радиальным расширением вещества и энергетическими потерями. Предельная величина скорости детонации при бесконечно большом диаметре называется идеальной скоростью детонации Dv Она уменьшается с уменьшением начальной плотности заряда р0 и, вероятно, достигает своего нижнего предела, когда плотность заряда приближается к нулю. На рис. 10 приведены кривые зависимости Dt от р0 для ряда веществ: тэна (Фридрих, 1933), пикриновой кислоты (Андреев и Беляев, I960) и состава ТГ40 (Петриии, 1967). Кривая для тэна описывается приближенным соотношением 0=2,84-2,8 ро'3, где D имеет размер-

ность км/с, если р0 измеряется в г/см3. На рисунке приведены также скорости детонации для зарядов гексогена и тротила, начиная с плотности ро—1 г/см3, которые взяты из работы Кука (1958). Для однокомпонентных ВВ характерно увеличение скорости детонации с ростом плотности заряда вплоть до плотности монокристалла. Практический интерес представляет та область, где р0> 1г/см3.

Рис. 10. Зависимость О/ от р0 для некоторых бризантных ВВ.

/ — гексоген (Кук, 1958); 2 — тэя (Фридрих, 1933); 3 — ТГ 40 (Петрини, 1967); 4 — пикриноваякислота (Андреев и Беляев, 1960); 5 — ТНТ (Кук, 1958).

В этом диапазоне плотностей D приблизительно линейно возрастает с плотностью ВВ. На рис. 11 показаны результаты измерения скоростей детонации ряда инициирующих ВВ в зависимости от их начальной плотности (Мнцушима, 1964).

Для многокомпонентных ВВ, представляющих собой механическую смесь- окислителя и горючего материала, первоначально наблюдается увеличение скорости детонации с плотностью заряда. С дальнейшим возрастанием плотности происходит снижение скорости. При плотности выше некоторой критической — последняя зависит от диаметра заряда d— стационарная детонация невозможна. Это явление обычно называют перепрессовкой. Кривые зависимости D отро для зарядов смесевых ВВ, содержащих 90% аммиачной селитры и 10% дннитротолуола или алюминия, приведены иа рис. 12, диаметр зарядов d=10 см. Согласно Куку, уменьшение величины D с ростом плотности вызвано уменьшением скорости протекания процессов диффузии компонентов продуктов взрыва.

На рис. 13 показаны полученные Прайс (1967) для перхлората аммония кривые зависимости" D от величины Ро/рмакс при различных диаметрах зарядов.

Мадер (1963) рассчитал величины идеальных скоростей детонации при различных плотностях зарядов для ряда бризантных ВВ.

Рис. 11. Зависимость D от ро Для некоторых инициирующих ВВ (Мицушима, 1964)Рис. 11. Зависимость D от ро Для некоторых инициирующих ВВ (Мицушима, 1964)Инициирующее ВВ. диаметр заряда: 1а— диазодинитрофенол, 2 мм; /6 — диазодинитрофанол. 1 мм; 2а—азид свинца. по данным Кука: 26 —азид свинца. 0.5 — 3 мм; Л^— азид серэбра. 0,5 — 3 мм; 4 — гремучая ртуть; 5 — гремучая ртуть-f-хлорат ртутя, 1 —2 мм;'6 — азид<кад- мия, 1мм; 7 —тетразен; За — трицинат. 3 мм; 86— трнцкнат, 2 мм; 9— азид таллия. 2 мм;10 — AgaCg + AgNO3, 2 мм.Инициирующее ВВ. диаметр заряда: 1а— диазодинитрофенол, 2 мм; /6 — диазодинитрофанол. 1 мм; 2а—азид свинца. по данным Кука: 26 —азид свинца. 0.5 — 3 мм; Л^— азид серэбра. 0,5 — 3 мм; 4 — гремучая ртуть; 5 — гремучая ртуть-f-хлорат ртутя, 1 —2 мм;'6 — азид<кад- мия, 1мм; 7 —тетразен; За — трицинат. 3 мм; 86— трнцкнат, 2 мм; 9— азид таллия. 2 мм;10 — AgaCg + AgNO3, 2 мм.

Рис. 11. Зависимость D от ро Для некоторых инициирующих ВВ (Мицушима, 1964)

Рис. 11. Зависимость D от ро Для некоторых инициирующих ВВ (Мицушима, 1964)

Инициирующее ВВ. диаметр заряда: 1а— диазодинитрофенол, 2 мм; /6 — диазодинитрофанол. 1 мм; 2а—азид свинца. по данным Кука: 26 —азид свинца. 0.5 — 3 мм; Л^— азид серэбра. 0,5 — 3 мм; 4 — гремучая ртуть; 5 — гремучая ртуть-f-хлорат ртутя, 1 —2 мм;'6 — азид<кад- мия, 1мм; 7 —тетразен; За — трицинат. 3 мм; 86— трнцкнат, 2 мм; 9— азид таллия. 2 мм;

10 — AgaCg + AgNO3, 2 мм.

Инициирующее ВВ. диаметр заряда: 1а— диазодинитрофенол, 2 мм; /6 — диазодинитрофанол. 1 мм; 2а—азид свинца. по данным Кука: 26 —азид свинца. 0.5 — 3 мм; Л^— азид серэбра. 0,5 — 3 мм; 4 — гремучая ртуть; 5 — гремучая ртуть-f-хлорат ртутя, 1 —2 мм;'6 — азид<кад- мия, 1мм; 7 —тетразен; За — трицинат. 3 мм; 86— трнцкнат, 2 мм; 9— азид таллия. 2 мм;

10 — AgaCg + AgNO3, 2 мм.

Он использовал уравнение состояния вещества в форме, предложенной Беккером—Кнстяковскнм—Вильсоном, причем некоторые параметры уравнения были выбраны таким образом, чтобы результаты расчета наилучшим образом совпали с измеренными скоростью детонации и давлением в плоскости Чепмена—Жуге для гексогена при плотности монокристалла.

Анализ результатов Мадера (Юхансон и Персон, 1966) показывает, что зависимость плотности вещества в плоскости Чепмена— Жуге (р^ от начальной плотности (Ро) можно выразить простым линейным соотношением

(26).(26).Р1 = 0,14 + 1,26Ро,

(26).

(26).

Рис.

Рис.

0,8 05 у ц у ура,8/см3

12. Зависимость D от ро для двух ВВ, содержащих АС с добавками(Кук, 1958).

/ - 90% АС+10 ДНТ; 2 - 90% АС + 10%:А1.

5

4 и Хз

2

/ d-*-oc» У <1=16.2 JANI

'Затухание Зетонациа

IIIII

оо,го$ о,б о,8 i,o

Ро!Рмакс

13. Уменьшение скорости детонации перхлората аммония с увеличениемплотности (Прайс, 1967).

(28)(28)

(28)

(28)

Таблица 5

Значения (pi—0,140)/ро для ряда твердых ВВ при различных начальных плотностях, равных или превышающих 1 г/см3

ВВ

Плотность монокристалла, г/см3

(pt—0,14О)/ро при

?о=1,0

1,2

1,4

' 1,6

ПЛОТНОСТИ монокристалла

тнт .

1,64

1,262.

1,263

1,263

1,266

1,266

Гексоген

1,80

1,263

1,265

1,265

1,261

1,252

Октоген

1,90

1,263

1,265

1,265

1,259

1,256

Тэн

1,77

1,263

1,265

1,273

—

1,261

Тетрил

1,70

1,258

1,262

1,261

1,259

1,258

Пикриновая кислота ,

1,76

1,260

1,265

1,267

1 266

1,264

ДТБ

1,79

1,262

1,267

1,267

1,269

1,272

Средние значения

1,261

1,264

1,265

1,262

1,263

В ’ соответствии с уравнением (26) соотношение (pi — О,14О)/ро должно быть постоянно и равно 1,260.

Таблица 6

Значения (рг—0,140)/ро для ряда жидких ВВ

ВВ

р0, Г/сМ3

(Pl-0,140)/p,

НГЦ

1,59

1,264

нм

1,128

1,259

тнм

1,64

1,232

HNO3/CH3NO3

1,29

1,256

CeHe/THM

1,362

1,274

Расплав ТНТ

1,447

1,261

Среднее значение

1,258

которое является общим для большинства исследованных ВВ. В табл. 5и 6 приведены величины{рх—О,14)/ро для семи твердых ВВ при р0 от 1 г/см3 до монокристаллической, а также шести жидких ВВ при нормальной начальной плотности. На рис. 14 показаны результаты расчета рх в завнсимостн от р0, а также усредненные значения величин, вычисленных Мадером для ВВ, приведенных в табл. 5. Камлет и Джекобс (1968) предложили следующее выражение для расчета рх:

Ро = Р1/(1,470 — 0,05625Р1). (26а)

Рассчитанные по уравнениям (26) и (26а) величины рх хорошо совпадают в интервале р0 от 1,0 до 1,8 г/см3.

Используя данные Фридриха по величинам скоростей детонации тэна, Зельдович и Компанеец (1955) рассчитали значения pL для ряда начальных плотностей от ро~О,4 до 1,9 г/см3. Их результаты можно интерполировать линейной зависимостью р1=0,09+1,31 р0* Расхождение в значениях констант в данном уравнении и уравнении (26) может быть вызвано различными видами уравнений состояния, использованных в расчетах.

Рис. 14. Зависимость плотности продуктов взрыва в точке Чепмена — Жуге от начальной плотности ВВ. Расчеты выполнены Мадером.О средние величины для восьми ВВ: + при плотности монокристалла; уравнение (26);— — —урав" некие (26а).Рис. 14. Зависимость плотности продуктов взрыва в точке Чепмена — Жуге от начальной плотности ВВ. Расчеты выполнены Мадером.О средние величины для восьми ВВ: + при плотности монокристалла; уравнение (26);— — —урав" некие (26а).

Рис. 14. Зависимость плотности продуктов взрыва в точке Чепмена — Жуге от начальной плотности ВВ. Расчеты выполнены Мадером.

О средние величины для восьми ВВ: + при плотности монокристалла; уравнение (26);— — —урав" некие (26а).

Рис. 14. Зависимость плотности продуктов взрыва в точке Чепмена — Жуге от начальной плотности ВВ. Расчеты выполнены Мадером.

О средние величины для восьми ВВ: + при плотности монокристалла; уравнение (26);— — —урав" некие (26а).

Если выражение (26) подставить в уравнение сохранения импульса

Pi Ро — Ро (1 Pt/Pi) О2,(27)

где Po^Pi, р измеряется в кбар, D — в км/с, то можно прийти к следующему соотношению:

Pi = 10r0-^^-±-^^ D2.° 0,140 + 1,26Оро

Если р0 изменяется в пределах 0,8—1,8 г/см3, уравнение (28) можно записать следующим образом:

р± = 2,1 (0,36 + Ро) Z^.

Рис. 15. Давление в точках Чепмена — Жуге в начальной плотности ВВ (см.Рис. 15. Давление в точках Чепмена — Жуге в начальной плотности ВВ (см.

Рис. 15. Давление в точках Чепмена — Жуге в начальной плотности ВВ (см.

Рис. 15. Давление в точках Чепмена — Жуге в начальной плотности ВВ (см.

Подставив рассчитанные Мадером величины D в уравнение (28), мы получим зависимость р^ от р 20, которая показана на рис. 15. В практически важной области плотностей ВВ 1,0<р0<1,6 г/см3 соотношение

Pi = яро

выполняется достаточно хорошо. Значения константы пропорциональности а кбар/(г/см3)2 составляют 75 для тротила, 85 для тетри-

зависимости от квадрата рис. 14).

ла и пикриновой кислоты, 99 для тэна и 103 для гексогена и октогена. Жидкие ВВ — нитрометан, смесь азотиой кислоты с нитрометаном и нитроглицерин — имеют величины константы а такие же, как гексоген и тэи. Кривая, полученная для расплавленного тротила, совпадает с кривой для твердого тротила. Кривая, полученная для тетраиитрометана, лежит значительно ниже кривых, найденных для других исследованных ВВ.

В вышеупомянутом исследовании Камлета и Джекобса (1968) показано, что давление и скорость детонации для ВВ со структурной формулой С—Н—N—О при начальных плотностях выше 1 г/см3 можно рассчитать с помощью следующих простых эмпирических уравнений:

Р^ = 15,58^,

D2- 1,02ф(1 + 1,ЗОРо)3,

QVe.

В этих уравнениях pi — давление, кбар; D —скорость детонации, км/с; N —• число молей газообразных продуктов детонации иа 1 г ВВ; М —средний вес этих газов, г/моль; Q — теплота химической реакции, кал/г. Величины N, М и Q можно оценить, предположив определенную схему разложения ВВ при взрыве, так что для проведения указанных расчетов не требуется никакой другой информации, кроме сведений об элементарном составе, теплоте образования и плотности заряда.

Следует заметить, что все перечисленные эмпирические выражения, связывающие давление, скорость детонации и плотность заряда, полностью базируются на знании теоретически рассчитанных данных о параметрах идеальнойдетонацни Чепмена—Жуге; Последние получены при тех или иных предположениях относительно вида уравнения состояния вещества. В свою очередь уравнения состояния в некоторых случаях имеют эмпирический характер, и их константы находят из экспериментальных данных по скоростям детонации н давлениям. При этом совершается произвольная экстраполяция экспериментальных величии, полученных для зарядов конечного диаметра, на идеальный режим детонации Чепмеиа —Жуге, который имеет место только в зарядах бесконечно большого диаметра. В других случаях уравнения состояния полученье теоретически на основании предположения о химическом равновесии и идеальной детонации.

В настоящее время мы точно не знаем, являются ли детоиацнои- иые режимы, которые мы наблюдаем в экспериментах, наиболее близкими по своим свойствам к идеальным детонациям Чемпена — Жуге, прн которых химическое равновесие устанавливается в любой выбранной точке заряда. Также мы ие располагаем достаточно четкими доказательствами того (кроме не очень полезного наблюдения, что величнна'скорости детонации сохраняется постоянной на очень больших расстояниях по длине заряда), что в конце зоны реакции имеется точка, в которой выполняется звуковое условие D=c+^p, основанное иа теории Чемпена —Жуге*.

. * Экспериментальное доказательство существования условия D = Up-Vc во фронте детонационной волны получено Зайцевым и сотр. (1960) при помощи электромагнитного метода. — Прим, перев.

Поэтому можно прийти к выводу, что указанные эмпирические соотношения являются лишь иаилучшим (которым мы располагаем в настоящее время) приближением, описывающим параметры идеальной детонации. Они позволяют предсказать с достаточно хорошей точностью параметры детонации ВВ с высокой плотностью,.

имеющих небольшой критический диаметр детонации. Однако эти соотношения мало полезны при исследовании ВВ, детонирующих в режиме, далеком от идеального; например, при изучении детонации ВВ, применяющихся в горном деле.

На рис. 16 показаны кривые зависимости скорости детонации от состава смесевых ВВ, содержащих тротил и гексоген. Плотность зарядов выбрана как параметр. Кривые построены по данным расчетов Мадера.

Между измеренными и рассчитанными зависимостями скоростей детонации от плотности зарядов наблюдается хорошее соответствие. Экспериментальных данных относительно давлений детонации очень мало, особенно в области малых плотностей ВВ. Кроме того, мы не располагаем достаточно надежными данными, которые позволили бы иапнсать уравнение состояния и уравнение равновесия продуктов детонации. Это обстоятельство делает указанные оценки, особенно температуры, очень ненадежными.

Гибсон и сотр. (1958) измерили температуры детонации при помощи спектрографического метода. Они провели анализ оптического излучения, исходящего из внутренних областей детонирующих зарядов твердых ВВ через плексигласовый стержень. Заряды предварительно вакуумировали и помещали в атмосферу пропана, который заполнял промежутки между зернами ВВ. Это делалось с целью исключить возможность излучения от сжатого воздуха. На рис. 17 для сравнения приведены измеренные

и рассчитанные по Мадеру (1963) и Куку (1958) температуры детонации для гексогена и тэна. Расхождение между значениями температур детонации, рассчитанными различными методами, для одного и того же ВВ превышает 2000° С. Даже сам характер предсказанных изменений температуры с плотностью у названных авторов

1000

00,51,01,5

р0,г/сма

Рис. 17. Сравнение рассчитанных (сплошные линии) и экспериментально найденных (кружки) температур во фронте детонации. Экспериментальные данные получены Гибсоном и сотр. (1958).

О тэя; ф гексоген.

существенно различен. Сравнение измеренных и рассчитанных температур детонации для двух жидких ВВ — нитроглицерина и нитрометана — проведено в табл. 7. Теплота взрына Q, т. е. энергия, выделяющаяся в зоне реакции вследствие протекания химических процессов, также зависит от начальной плотности ВВ из-за изменений в характере химического равновесия. С уменьшением плотности заряда равновесие между С, СО н СОг в веществах с избытком углерода смещается в сторону образования СО за

счет С02. Это в свою очередь вызывает уменьшение величины тепловыделения.

Таблица 7

Экспериментальные и рассчитанные значения температур во фронте детонации жидких ВВ

ВВ

Начальнаях плотность, г/см

Температур» детонации, К

экспериментальная

рассчитанная

Горное бюро

Лос-Аламос

Кук

Мадер

НГЦ . . .

1,60

4025

3470

6170

3216

НМ.

1,13

3800

3380

3120

1.5. ВЛИЯНИЕ ДИАМЕТРА ЗАРЯДА; КРИТИЧЕСКИЙ ДИАМЕТР И КРИТИЧЕСКАЯ ПЛОТНОСТЬ

Из геометрических соображений н условия стационарности можно получить

D =Dcosa = D 1 —— \ Я2.D =Dcosa = D 1 —— \ Я2.= о(1 — — \2= о(1 — — \2(29)(29)

D =Dcosa = D 1 —— \ Я2.

D =Dcosa = D 1 —— \ Я2.

= о(1 — — \2

= о(1 — — \2

(29)

(29)

Для случая почти идеальной детонации R/d=3,5, а локальная скорость детонации Ьх вблизи поверхности заряда составляет О, 99 D.

Рис. 18. Распространение детонациис искривленным фронтом.

Скорость детонации D возрастает с увеличением диаметра заряда. Закон изменения скорости, по крайней мере для детонационных режимов вблизи идеальных условий, выражается соотношением

0 = 0^1 —(30) \ d /

где а — константа.

На рис. 19 показана экспериментально найденная зависимость скорости детонации от диаметра зарядов для ряда ВВ. Гексоген и пикриновая кислота (ро=О,9 г/см3) изучались Паризо и Лаффитом (1938), состав ТГ 35 (ро=1,71 г/см3) —Малином и сотр. (1957), состав ТГ40(р0=0,9нО^ г/см3)—Персоном и Петринн (1967). Для каждого из перечисленных ВВ при указанных плотностях можно определить величины Dl и а путем линейной экстраполяции зависимости D от l/d. На рис. 20, полученном в соответствии с данными, приведенными на рис. 19, выполнено графическое построение величины D/Dt как функции aid.

Для всех указанных ВВ, плотности которых изменяются от 0,5 до 0,9 г/см3, скорости детонации находятся в пределах от 4,26 до 5,90 км/с, а величины а лежат между 0,85 и 3,2 мм. Прн этом все точки на рис. 20 располагаются вдоль одной общей прямой вплоть до a/d=0,35.

Рис. 19. Зависимость скорости детонации от диаметра заряда.

I — ТГ 40, ро = 0,5 г/см8; 2 — пикриновая кислота, р„ = 0,9 г/см3; 3 — ТГ40, р0 = 0,9 г/ем1- 4 — гексоген, рд = 0,9 г/см3; 5 — ТГ 35, pfl = 1,71 г/см3.

Для состава ТГ 35 при р0= 1,71 г/см3 Dt — 8,04 км/с и а = =0,16 мм. Кривая зависимости D/DL от aid. располагается ниже указанной прямой, начиная с a/d=0,016, н стремится к нулю при a/d=0,04, соответствующей величине критического диаметра 4 мм. Для азида свинца начальный участок кривой также совпадает с прямой линией, но для больших значений aid указанная кривая отклоняется вверх от прямой лннни (рис. 21).

Персон и Петринн (1967) определили зависимость скорости детонации состава 60% гексогена плюс 40% тротила от диаметра прн различных плотностях зарядов. В табл. 8 приведены результаты экспериментов, а иа рнс. 22 показана зависимость а от р0.

Рис. 20. Зависимость D/D; от обратного диаметра заряда (см. рис. 19). □ гексоген: ро = О,9 г/см3, 73^ = 5,90 км/с, а = 0,85 мм; + ТГ 40: ре = 0,9, О^ = 5,60, а = ],55; х ТГ 40: р0 = 0,5, D = 4,26, а = 3,19; Q пикриновая кислота; р0 = 0,9, D. = 5,30, а = 2,17; Д ТГ 35; р0 = 1,71, 0^ = 8,04, а = 0,16.

Таблица 8

Значения идеальных скоростей детонации и параметра а = d (1 —D^D^ для ТГ 40/60 при различных плотностях

ро- г/см3

D, км/с

а, мм

0,50

4,26

3,19

0,74

5,10

1,96

0,90

5,60

1,55

1,10

6,20

1,02

1,40

7,15

0,49

Для зарядов, помещенных в оболочку, Эйринг н corp, предлагают следующее соотношение:

DID, = 1 — 8,7 (WJW^ (a/d)2,(31)

где We/Wc —отношение веса ВВ к весу оболочки на единицу длины заряда. На рнс. 23 показана зависимость D от WelWe d2 для состава 60% ТНТ + 40% АС прнр0=1,5 г/см3.

a[da[d

a[d

a[d

Используя различные гидродинамические модели, Эйрннг и сотр. (1949), а также Вуд и Кнрквуд (1949) пытались связать параметр а в уравнении (30) с длиной зоны реакции р. Результаты обеих работ говорят о том, что должно выполняться приблизительное соотношение а=р.

Рис. 21. Зависимость DjD^ от обратного диаметра заряда (см. рис. 20). Азид свинца (по данным Стрем- эе, 1960): монокристаллы, Р = 4,4 г/см3, 0/=5600 м/с, с = 0,20 мм; порошок с Р = 2,0 г/см3, Dt = 3400 м/с, а = 0,45 мм.

Как уже указывалось в разд. 1.3, посвященном анализу структуры зоны реакции, мы располагаем слишком скудными экспериментальными данными, чтобы быть уверенными в правильности приведенного выше соотношения. Весьма возможно, например, что величина скорости, определяющая характер протекания химических процессов в некотором участке зоны реакции, а не длина всей зоны реакции может в конечном итоге быть главным фактором, ответственным за величину константы а. Тем не менее сама величина а и ее зависимость от начальной плотности дают нам некоторые сведения относительно воздействия различных возмущений, например боковых и осевых волн разрежения, на характер протекания химических процессов в детонационной волне.

В индивидуальных ВВ и их смесях критический диаметр детонации уменьшается с уменьшением размера зерна и увеличением начальной плотности вплоть до монокристаллической. При плотности монокристалла или вблизи нее критический диаметр детонации, как правило, возрастает. Это хорошо видно на примере порошкообразного, прессованного и литого тротила (рис. 24). С увеличением плотности прессованных зарядов тротила критический диаметр снижается до нескольких миллиметров, а затем внезапно возрастает до нескольких десятков миллиметров при плотности литого образца. Такое изменение величины dKp можно качественно сравнить с зависимостью константы а от начальной плотности

Рис. 22. Зависимость параметра а = d(l—D(D^ от начальной плотности ВВ.

Рис. 23. Зависимость скорости детонации состава 60% ТНТ+40% АС (р = 1 5 г/см3) от обратного диаметра заряда, помещенного в стальную трубку.

(рнс. 22). Объяснить это явление можно, по-внднмому, следующим образом. Порошкообразные нлн прессованные ВВ содержат большое количество «горячих точек», нлн центров инициирования реакции (см. ниже). Предполагается, что их число настолько велико, что скорость взрывчатого превращения при детонации определяется процессами распространения реакции от горячей точки.

I2-

3030Рис. 24. Зависимость критического диаметра детонации тротила от начальной плотности.,

30

30

/ — прессованные и порошкообразные заряды по данным Андреева и Беляева (1960). Размер зерна: а — 0,01—0,05мм; б —0,07—0,2 мм: 2 — литые заряды по Д’ булъского и сотр. (194 . а—без пор; б — шимозированный ТИТ; в — шимозированный ТИТ с добав- ко I' % порошка.

Бели допустить, что скорость реакции в каждом таком центре тем больше, чем больше давление во фронте ударной волны, то это значит, что концентрация энергии в каждом центре реакции также возрастает с давлением во фронте волны. Отсюда следует, что начальная температура горячей точки также будет тем выше, чем -больше давление в ударной волне, даже независимо от того, какая конечная равновесная температура установится в результате протекания всех химических процессов. Хорошо известно, что скорость детонации и давление продуктов взрыва увеличиваются с ростом начальной плотности- ВВ, нз этого следует, что начальная скорость реакции в порошкообразных и прессованных зарядах

также возрастает с увеличением плотности. Вероятно, с увеличением плотности вещества повышается устойчивость детонационного фронта к таким возмущениям, как волны разрежения, которые проникают в продукты взрыва от боковой поверхности в зарядах ВВ цилиндрической формы. Таким образом, можно ожидать, что с увеличением плотности будут уменьшаться величина критического диаметра и константа а.

Положение меняется, когда плотность ВВ приближается к плотности монокристалла. Этот факт можно объяснить переходом к такому процессу инициирования, в котором ведущая роль отводится объемному разогреву. Безусловно, число центров инициирования уменьшается с возрастанием плотности отливки заряда. Интересно отметить, что, используя методы отливки тротила, способствующие появлению большого числа центров кристаллизации (шнмозацня тротила или добавление в расплав порошкообразного вещества), можно получать заряды, критический диаметр которых меньше, чем у зарядов, полученных в условиях медленной кристаллизации чистого расплава.

Отмеченный эффект наблюдается не только в зарядах тротила. Как было обнаружено Боболевым (1947), тэн прн плотности 1,0 г/см3 и размере зерен 0,025—0,10 мм имеет критический диаметр детонации в пределах 0,7—0,86 мм, тогда как, по данным Голланда н сотр. (1957), критический диаметр монокристалла тэна превышает 8,5 мм.

Основные черты рассмотренного явления, по-внднмому, можно наблюдать н прн детонации смесей мощных ВВ, однако процесс взаимодействия ударных волн на границах между зернами различной плотности, или ударным импедансом, например, в литых зарядах тротила с гексогеном нлн октогеном, сохраняет работоспособность механизма горячих точек даже прн наиболее высоких плотностях ВВ. Границы между зернами действуют как центры инициирования реакции, поэтому в смесевых ВВ наблюдается сравнительно слабое возрастание величины критического диаметра, когда плотность заряда возрастает до плотности монокристалла.

Гораздо сложнее объяснить поведение тех смесевых ВВ, при детонации которых полное (нли частичное) тепловыделение происходит в результате сгорания одного из компонентов прн взаимодействии с кислородом окислителя, например такого, как аммиачная селитра (АСЖТ или тротил с селитрой).

На рис. 25 показано, как возрастает критический диаметр с увеличением начальной плотности и размера зерна для зарядов смесевого ВВ, содержащего торф н аммиачную селитру (Андреев н Беляев, 1960). По данным Боболева (Андреев н Беляев, 1960), критический диаметр для смеси тротила и селитры 50/50 имеет максимальную величину прн начальной плотности заряда около 1,2 г/см3 (рнс. 26). Например, заряд диаметром 8 мм способен

11-1 J ))

о 0,10,80,91,01,1t,2

р0,г/см3

Рис. 25. Зависимость иости для смесей АСРис. 25. Зависимость иости для смесей АСкритического диаметра детонации от начальной плот- с торфом при различных размерах частиц (Андреев и Беляев, 1960).р

Рис. 25. Зависимость иости для смесей АС

Рис. 25. Зависимость иости для смесей АС

гонкодксперсный порошок; 2 - порошок с частицами среднего размера; 3 - грубодиспеп.

СНЫЙ порошок.р

Рис. 26. Зависимость критического диаметра детонации < «ости для состава ТНТ/АС 50/50 по данным Боболева ( I960).Рис. 26. Зависимость критического диаметра детонации < «ости для состава ТНТ/АС 50/50 по данным Боболева ( I960).начальной плот-$реев и Беляев,

Рис. 26. Зависимость критического диаметра детонации < «ости для состава ТНТ/АС 50/50 по данным Боболева ( I960).

Рис. 26. Зависимость критического диаметра детонации < «ости для состава ТНТ/АС 50/50 по данным Боболева ( I960).

детонировать при плотностях ниже 1,0 и выше 1,3 г/см3. В промежуточном интервале плотностей детонация затухает.

Прайс (1967) в обзоре экспериментальных данных по критическим диаметрам и инициированию различных ВВ приводит результаты, свидетельствующие о возрастании величины критического диаметра заряда порошкообразного перхлората аммония с увеличением начальной плотности (рис. 27). В опытах с этим веществом также был обнаружен максимум на кривой зависимости скорости

8080Рис. 27. Зависимость критического диаметра детонации перхлората аммония от начальной плотности. Средний размер частиц 10 мкм (Прайс, 1967).■ детонация; □ отказ; о гранич-ная кр1вая.Рис. 27. Зависимость критического диаметра детонации перхлората аммония от начальной плотности. Средний размер частиц 10 мкм (Прайс, 1967).■ детонация; □ отказ; о гранич-ная кр1вая.88202060604040I— . - IIII5060706090I— . - IIII5060706090

80

80

Рис. 27. Зависимость критического диаметра детонации перхлората аммония от начальной плотности. Средний размер частиц 10 мкм (Прайс, 1967).

■ детонация; □ отказ; о гранич-ная кр1вая.

Рис. 27. Зависимость критического диаметра детонации перхлората аммония от начальной плотности. Средний размер частиц 10 мкм (Прайс, 1967).

■ детонация; □ отказ; о гранич-ная кр1вая.

8

8

20

20

60

60

40

40

I— . - IIII

5060706090

I— . - IIII

5060706090

Относительная плотность(% от плотности монокристалла)

детонации от начальной плотности при постоянном диаметре заряда (рис. 13). Оказалось, что подобное поведение перхлората аммония, не имеющее ничего общего с поведением прочих индивидуальных ВВ, таких, как тротил, гексоген или тэн, является типичным для целой группы других взрывчатых веществ. Кроме перхлората аммония, к этой группе ВВ относятся такие индивидуальные ВВ, как нитрогуанидин и нитрат гидразина, смесевые ВВ, такие, как АСЖГ и тротил с селитрой. Для всех перечисленных ВВ характерна четко выраженная зависимость способности к распространению детонации от наличия центров инициирования; это свидетельствует о том, что в детонирующих зарядах процесс взрывчатого превращения вещества протекает по механизму взрывного горения. У них наблюдается постепенное снижение скорости детонации, по мере того как диаметр заряда уменьшается до критической величины, н существование режимов с малой скоростью детонации, в то время как для тротила, гексогена, тэна и некоторых других ВВ характерно внезапное прекращение детонации с большой скоростью при критическом.диаметре заряда. Важную информацию о поведении ВВ

Рис. 28. Критический диаметр детонации НГЦ в зависимости от начальной температуры; заряды помещены в стеклянные трубки (Беляев, 1968). + стационарная детонация (с большой скоростью); — отказ.

Рис. 29.. Критический диаметр детонации расплава ТНТ в зависимости от начальной температуры (Беляев, 1968).

+ стационарная детонация (с большой скоростью'; — отказ.

можно получить, сравнивая давления в стационарной детонационной волне при данном диаметре заряда и ударной волне, необходимой для инициирования детонации. Если разность давлений довольно велика, как в мощных ВВ относительно высокой плотности (гексоген, тротил или тэн), то исследуемое ВВ будет вести себя так же, как указанные ВВ. Если разность мала, то исследуемое ВВ скорее всего можно отнести ко второй группе веществ. Вполне бозможно, что при малых плотностях заряжания, когда детонационные давления становятся достаточно низкими, поведение порошкообразных тротила или гексогена будет подобно поведению веществ второй группы.

При диаметрах зарядов значительно выше критического начальная температура ВВ оказывает слабое влияние на величину скорости детонации. Это влияние, по-видимому, сводится лишь к изменению начальной плотности ВВ с температурой вследствие теплового расширения. Кэмпбелл и сотр. (1961) установили, что скорость детонации нитрометана в диапазоне температур от —5 до —33° С подчиняется уравнению

D = 6,3521 — 0,004235/ — (0,01541 — 0,0003105/) (1/d), (32) где / — начальная температура, °C н d— диаметр заряда.

Гораздо более сильной является зависимость критического диаметра детонации от начальной температуры ВВ.

На рнс. 28 н 29 показана зависимость величин критических диаметров от начальной температуры для нитроглицерина и жидкого тротила (Беляев, 1968); испытуемые ВВ помещались в тонкостенные стеклянные трубки. Обнаружено, что для нитроглицерина критический диаметр уменьшается от 4 мм при—20° С до~1 мм при 80° С. Для тротила критический диаметр при температуре, немного отличающейся от температуры плавления, находится в интервале между 50 и 60 мм (для литого тротила, согласно рнс. 24, критический диаметр лежит в пределах 31—33 мм). При увеличении температуры до 240° С величина критического диаметра снижается до 6 мм. Вероятно, такое сильное изменение вряд лн вызвано только

Таблица 9

Скорость детонации жидкого ТНТ в стеклянных трубках, диаметр которых близок к критическому

(Беляев, 1968)

Начальная температура, °C

Диаметр заряда, мм

Скорость детонации, км/с

260

6,2

6100

150

16,0

6300

90

60,0

6500

изменением плотности вещества. В качестве доказательства сошлемся на слабую зависимость скорости детонации тротила от начальной температуры при диаметре заряда, равном критическому (табл. 9). В качестве вероятного механизма, ответственного за указанное изменение критического диаметра, Беляев (1968) указывает на воз-

Рис. 30. Зависимость критического диаметра детонации порошкообразного ТНТ от начальной температуры (Беляев, 1968).

+ стационарная детонация, — отказ.

растание скорости реакции с температурой вещества. На рнс. 30 показана зависимость критического диаметра порошкообразного тротила при плотности 1,0 г/см3 от начальной температуры; при этом наблюдается возрастание диаметра от 5,5 мм при 75° С до 10 мм при —193° С.

ДЕТОНАЦИЯ с МАЛОЙ И НОРМАЛЬНОЙ СКОРОСТЯМИ

В ДИНАМИТЕ И ДРУГИХ НЕОДНОРОДНЫХ ВВ

Взрывчатые вещества на основе нитроглицерина в зарядах диаметром меньше некоторой критической величины способны детонировать как с нормальной скоростью 6000—8000 м/с, так н со значительно меньшей скоростью 2000—3000 м/с (детонация с малой скоростью). Для распространения малой скорости детонации необходимо, чтобы в веществе находились участки, в которых легко возбуждается реакция. В роли таких участков обычно выступают пузырьки воздуха. Они являются центрами, в которых разложение ВВ возникает под действием ударной волны сравнительно низкой амплитуды. При малой скорости детонации только небольшая часть энергии, освобождаемой прн разложении ВВ, идет на поддержку ударного фронта. Остальная энергия выделяется за фронтом детонации в процессе догорания вещества. Жидкие ВВ, которые в обычном состоянии не содержат пузырьков, также могут детонировать с малой скоростью, если их поместить в трубки. Уотсон и сотр. (1966) показали, что детонация распространяется благодаря возник-

новенню в жидкости кавитационных пузырьков под действием предварительной ударной волиы, движущейся в оболочке заряда. Очевидно, скорость звука в материале оболочки должна превышать скорость звука в жидком ВВ. Таким образом, кавитационные пузырьки возникают впереди фронта детонации и являются центрами инициирования реакции при воздействии ударной волны даже со сравнительно низким давлением. Поскольку в этом случае существенную роль играет материал оболочки заряда, мы/рассмотрим этот вопрос отдельно в разд. 3.5, а в настоящий момент ограничимся обсуждением малой скорости детонации в динамитах. На рис. 31 показаны две фотографии, полученные с помощью аппарата с открытым затвором, на которых видны детонирующие заряды динамита, погруженные в воду. На левом снимке заряд детонирует с малой скоростью, на правом — с большой (нормальной). На снимке детонации с нормальной скоростью контуры заряда выделяются очень четко, поскольку свечение детонации происходит из сравнительно узкой зоны реакции, как показано на фотографии, помещенной на рис. 147. При тех же условиях фотографирования никакого свечения при детонации с малой скоростью зарегистрировать не удается. То интенсивное свечение, которое можно зафиксировать с помэщью аппарата с открытым затвором, вызвано догоранием

вещества, которое длится в течение заметного интервала времени после завершения детонации.

Четыре фотографии заряда динамита диаметром 29 мм, который детонирует со скоростью 5400 м/с, приведены на рнс. 32а.

На рис. 326 показаны четыре фотографии заряда желатин-дн- намита диаметром 25 мм в бумажной оболочке, который детонирует со скоростью 2000 м/с. Инициирование осуществлялось капсюлем- детонатором № 8. В состав динамита входило 35% желатинированной смесн нитроглицерина и нитрогликоля. Интервал времени между снимками составляет 7 мкс. Последовательные положения фронта детонации в заряде ВВ и начальное расположение капсюля показаны в виде схемы на рис. 33 для четырех различных моментов времени.

При инициировании ВВ величина скорости детонации зависит как от мощности инициирующего импульса, так и от размеров заряда и его оболочки. Ниже излагаются результаты исследований инициирования детонации в 35%-ном желатин-дннамите, имеющем следующий состав: 35% смеси нитроглицерина с ннтрогликолем (1:1), 5% нитроклетчатки, 58% нитрата аммония и 2% древесной муки. Поскольку опыты проводились в 1946—1947 гг., большая часть измерений скорости детонации выполнена по методу Дотрнша (Юхансон и сотр., 1946, 1947).

В рассматриваемом взрывчатом веществе детонация с малой скоростью возникает от капсюля № 8. Однако, если диаметр заряда больше некоторого предельного, наблюдаются переходы от 3—555

Рис. 31. Снимки, сделанные камерой с открытым затвором на фоне яркого экрана. Детонация желатин-динамит а (35% НГЦ+АС) в стеклянных трубках, помещенных в воду (d = 23 мм).и — детонация с малой скоростью; б — детонация с большей скоростью.Рис. 31. Снимки, сделанные камерой с открытым затвором на фоне яркого экрана. Детонация желатин-динамит а (35% НГЦ+АС) в стеклянных трубках, помещенных в воду (d = 23 мм).и — детонация с малой скоростью; б — детонация с большей скоростью.не. 32а. Фотографии детонирующего заряда динамита детонации 5400 м/с). Интервал между кадрами 5 мкс, 0,1 мкс.не. 32а. Фотографии детонирующего заряда динамита детонации 5400 м/с). Интервал между кадрами 5 мкс, 0,1 мкс.(большая скорость время экспозиции(большая скорость время экспозиции

Рис. 31. Снимки, сделанные камерой с открытым затвором на фоне яркого экрана. Детонация желатин-динамит а (35% НГЦ+АС) в стеклянных трубках, помещенных в воду (d = 23 мм).

и — детонация с малой скоростью; б — детонация с большей скоростью.

Рис. 31. Снимки, сделанные камерой с открытым затвором на фоне яркого экрана. Детонация желатин-динамит а (35% НГЦ+АС) в стеклянных трубках, помещенных в воду (d = 23 мм).

и — детонация с малой скоростью; б — детонация с большей скоростью.

не. 32а. Фотографии детонирующего заряда динамита детонации 5400 м/с). Интервал между кадрами 5 мкс, 0,1 мкс.

не. 32а. Фотографии детонирующего заряда динамита детонации 5400 м/с). Интервал между кадрами 5 мкс, 0,1 мкс.

(большая скорость время экспозиции

(большая скорость время экспозиции

детонации с малой скоростью к нормальной детонации, которая обычно возникает после сравнительно короткого пробега малой скорости детонации по заряду. Для зарядов в картонной оболочке указанные переходы наблюдались в том случае, когда диаметр заряда превышал ~32 мм. При более мощном инициировании.

т. е. при применении промежуточного детонатора — прессованной таблетки тэна или тротила весом 1—2 г, которая помещается между капсюлем и зарядом, — возникает детонация с большой скоростью. Минимальный диаметр заряда, в котором возможно стационарное распространение детонации (критический диаметр), меньше для малой скорости детонации, чем для большой. Для зарядов в стеклянной оболочке величина критического диаметра при детонации с малой скоростью составляет ~ 14 мм и при детонации с большой скоростью 18 мм. Если диаметр заряда лежит в указанных пределах, то при инициировании капсюлем № 8 происходит детонация с малой скоростью. Если применить промежуточный детонатор, возникает детонация с большой скоростью; однако она распространяется неустойчиво и спустя некоторое время затухает. В этом случае диаметр заряда слишком мал, чтобы детонация могла ста

Рис. 326. Фотографии детонирующего заряда динамита (малая скорость детонации 2000 м/с). Интервал между кадрами 7 мкс, время экспозиции 0,1 мкс.

ционарно распространяться с большой скоростью, а обратные переходы от детонации с большой скоростью к детонации с малой скоростью, видимо, невозможны. В табл. 10 приведены некоторые

Таблица 10

Инициирование зарядов 35%-ного динамита в стеклянных труоках

г г

га

Капсюль-детонатор + промежуточный детонатор

Результаты экспериментов (в скобках указано число опытов)

10

№8

Детонация затухает (2)

№8 + 15 X 25 ТНТ

Детонация затухает (2)

14

№8

Детонация с малой скоростью (3)

№8 + 15 X 25 ТНТ

Детонация затухает (4)

№8 4- 14 X 25 ТНТ + 14 X 25 тэн

Детонация затухает (1)

15

№8 4- 15 X 25 ТНТ

Детонация затухает (1)

18,5

№8 4- 15 X 25 ТНТ

Детонация с нормальной скоростью (1)

результаты неопубликованных исследований Лундборга относительно устойчивости детонационных волн.

Измерения скорости детонации в зарядах 35%-ного динамита, помещенных в картонные трубки диаметром 25 мм, дали следующие

Рис. 33. Последовательные положения фронта детонации и расширение газообразных продуктов взрыва (см. рис. 326).

результаты: при инициировании капсюлем № 8 скорость детонации D составляет 2535 + 22 м/с (14 опытов); при инициировании капсюлем № 8 и промежуточным детонатором — таблетка тэна весом 2 г — D равна 5890 + 22 м/с (17 опытов). Скорость измерялась на базовом расстоянии 30 см, которое начиналось в 10 см от точки инициирования. Разброс величин скорости относительно велик в случае детонации с малой скоростью, однако он уменьшается, если испытываются заряды одной партии. Для динамитов различных партий разброс величин скорости при низкоскоростной детонации может быть довольно значительным.

В табл. 11 приведены результаты измерений скоростей детонации в зарядах 35%-ного динамита, которые помещались в картонные трубки диаметром 25 мм и длиной 100 см. Измерения проводились

на различных расстояниях от точки инициирования, базовое расстояние составляло 30 см.

Таблица И

Скорость детонации 35%-ного динамита в картонных трубкахдиаметром 25 мм

Расстояние от начала заряда, см

В эс промежуточ loro детонатора из ТНТ, г

0,65

2460

—

2340

0,95

6000

5970

5920

6010

2,0

(5080)

5920

5900

5940

В рассмотренных условиях распространение детонации с малой скоростью происходило стационарно. Если часть заряда динамита помещали в стальную оболочку, то при распространении детонации

СтальСтальтаиввиибхтаиввиибхДинамитДинамитаа5050

Сталь

Сталь

таиввиибх

таиввиибх

Динамит

Динамит

а

а

50

50

Рис. 34. Переход от малой к большой скорости детонации вследствие наличия короткой оболочки у заряда динамита (размеры даны в миллиметрах).

в этой части заряда наблюдались переходы от малой к большой скорости детонации. Схема опытов показана на рис. 34. Переходы происходили в тех случаях, когда длина стальной оболочки / составляла примерно 25 мм. Это расстояние практически не зависело от длины заряда а, вплоть до а=0.

При добавлении в динамит мелкодисперсного инертного порошка наблюдались переходы от малой скорости детонации к большой. В опытах использовались заряды динамита диаметром 25 мм, помещенные в картонные трубки. Схема опытов показана на рис. 35, а. Скорости детонации D' и D" измерялись на участках длиной по 100 мм. На ближнем к точке инициирования первом участке D' находился динамит с добавкой порошка, на втором участке D" был динамит без добавки. Результаты исследований

детонации динамита с добавкой стеклянного порошка приведены на рис. 35, б. При содержании добавки порошка с размером частиц 0,085 мм в количестве 0,2% на участке D" скорость детонации составила 3000 м/с. Увеличение количества добавки от 0,5% и выше

Рис. 35. Переход от малой к большой скорости детонации в динамите, содержащем стеклянный порошок (размеры даны в миллиметрах).

о —схема опыта; б — результаты эксперимента.

приводило к повышению скорости детонации до 6000 м/с. Скорость детонации на участке D' непрерывно возрастала при увеличении содержания добавки и достигала предельного значения 6000 м/с при добавлении 10% порошка.

Ход указанной зависимости можно объяснить тем, что переходы от малой к большой скоростям детонации происходили в пределах участка D'. Как показывают приведенные на рис. 36 данные, переход от малой скорости детонации к большой в зарядах динамита без добавки имеет скачкообразный характер. Переходы к детонации с большой скоростью также наблюдались в тех случаях, когда размеры частиц порошка составляли 0,085—0,125 и 0,125—0,250 мм. В то же время при добавлении порошка с размером зерен 0,25—0,50 мм (рис. 35, б) увеличения скорости детонации не наблюдалось. При старении динамита, содержащего добавку порошка, скорость детонации на участке D' уменьшалась. Добавка порошка железа с размером частиц 0,02—0,06 мм приводила к тому

же эффекту, что и добавка стеклянного порошка с размером частиц менее 0,085 мм. Аналогично влияют порошки окиси свинца и окиси урана. В то же время добавление 2,5% порошка А1гО3 не влияло на характер детонации динамита. Замена порошка А12О8 на порошки алюминия и угля не изменила результата опытов.

Аналогичные исследования проводились Демпстером (1956),

§ 4§ 4ОО2040601-а/2,мм2040601-а/2,ммРис. 36. Инициирование нормальной детонации в динамите с помощью промежуточного детонатора из заряда динамита (размеры даны в миллиметрах).Рис. 36. Инициирование нормальной детонации в динамите с помощью промежуточного детонатора из заряда динамита (размеры даны в миллиметрах).бб

§ 4

§ 4

О

О

204060

1-а/2,мм

204060

1-а/2,мм

Рис. 36. Инициирование нормальной детонации в динамите с помощью промежуточного детонатора из заряда динамита (размеры даны в миллиметрах).

Рис. 36. Инициирование нормальной детонации в динамите с помощью промежуточного детонатора из заряда динамита (размеры даны в миллиметрах).

б

б

который получил такие же результаты. Детонация с большой скоростью в заряде 35%-ного динамита, помещенного в картонную оболочку диаметром 25 мм, может возникнуть от промежуточного детонатора, если в качестве последнего взять заряд того же динамита большего диаметра (рис. 36, я). Инициирование осуществляется от капсюля№8, который слегка заглублен в промежуточныйдетона- тор диаметром 44 мм, а исследуемый заряд вплотную прижат к детонатору. Измерительный участок длиной 100 мм был расположен на расстоянии 50 мм от торца заряда. Из приведенной на рис. 36, б диаграммы видно, что переход от малой к большой скорости детонации возможен, если длина промежуточного детонатора превышает некоторую величину.

Влияние соотношения между диаметром и массой оболочки заряда 35%-ного динамита на переход малой скорости детонации в большую было исследовано Сельбергом и Сьёлииом (1961). Ука-

занные переходы при детонации зарядов в цилиндрических „оболочках из алюминия, меди, латуни и картона происходили при

(33)(33)т>26,8— 8,4d,

(33)

(33)

где m — масса оболочки в расчете на единицу длины, г/см; d — диаметр оболочки, см. Согласно (33), предельная величина заряда без оболочки, в котором может стационарно распространяться

Рнс. 37. Области стабильной детонации с большой и малой скоростями для 35%-ного динамита в зависимости от массы и диаметра оболочки.Рнс. 37. Области стабильной детонации с большой и малой скоростями для 35%-ного динамита в зависимости от массы и диаметра оболочки.□ алюминий; о медь или латунь; сталь; v жалезо; д картон. Светлые значки — малая скорость детонацчи, темные — большая. Сплошные линии представляют границу между сбла- стямх с малой и большой скоростями детонации.□ алюминий; о медь или латунь; сталь; v жалезо; д картон. Светлые значки — малая скорость детонацчи, темные — большая. Сплошные линии представляют границу между сбла- стямх с малой и большой скоростями детонации.

Рнс. 37. Области стабильной детонации с большой и малой скоростями для 35%-ного динамита в зависимости от массы и диаметра оболочки.

Рнс. 37. Области стабильной детонации с большой и малой скоростями для 35%-ного динамита в зависимости от массы и диаметра оболочки.

□ алюминий; о медь или латунь; сталь; v жалезо; д картон. Светлые значки — малая скорость детонацчи, темные — большая. Сплошные линии представляют границу между сбла- стямх с малой и большой скоростями детонации.

□ алюминий; о медь или латунь; сталь; v жалезо; д картон. Светлые значки — малая скорость детонацчи, темные — большая. Сплошные линии представляют границу между сбла- стямх с малой и большой скоростями детонации.

детонация с малой скоростью, составляет d=3,2 см. Для стальных оболочек граничная кривая между областями с большой и малой скоростью детонации имеет куполообразный вид (рис. 37). Такой вид кривой объясняется влиянием прочности оболочки иа характер распространения детонации. Когда d приближается к 3,2 см, указанная кривая сближается с прямой линией, построенной по уравнению (33).

Детонация с малой скоростью может также распространяться в зарядах твердых ВВ, находящихся в порошкообразном состоянии, н жидких ВВ, содержащих воздушные пузырьки. Некоторые результаты, полученные Парфеновым н Апиным (1965), показаны на рис. 38. Заряды порошкообразных гексогена, тетрила и тротила с плотностью ~1 г/см3 могут детонировать с малой скоростью

(0^2000 м/с), если их диаметр не превышает некоторой предельной величины: 15 мм для гексогена, 30 мм для тротила при размере частиц 1,0—1,6 мм.

В зарядах жидкого нитроглицерина с воздушными пузырьками также может распространяться детонация с малой скоростью.

ГексогенГексогенТетрилТетрилJI[L102030Й0Диаметр заряда, ммJI[L102030Й0Диаметр заряда, мм

Гексоген

Гексоген

Тетрил

Тетрил

JI[L

102030Й0

Диаметр заряда, мм

JI[L

102030Й0

Диаметр заряда, мм

Рис. 38. Детонация с малой и большой скоростями в порошкообразных ВВ (Парфенов и Апин, 1965).

Тетр чл: 0.9 г/сма; размер частиц, мм: а—1,0—1,6;. б — 0.63—1,0; в — 0,4—0,63; гексоген:1,0 г/см8, 1,0—1,6 мм; тротил: 0.95 г/см3. 1,0—1,6 мм.

Гертон (1955) наблюдал малую скорость детонации в зарядах со стеклянными оболочками диаметром 11 мм, когда давление окружающей атмосферы составляло 1 бар. Разброс в величинах скоростей оказался значительным. При инициировании капсюлем- детонатором № 1 скорости детонации составляли 1410, 1160 и 950 м/с. При применении капсюля № 4 наблюдались и малая (1250 м/с), и большая (7690 м/с) скорости детонации. Когда опыты проводились с тем же капсюлем-детонатором № 4 в атмосфере метана при давлении 14,3 бар, скорость детонации составила 6670 м/с. При более высоких давлениях газа вплоть до 677 бар детонация в нитроглицерине распространялась только с малой скоростью. При давлении газа 18—20 бар скорости детонации составляли 1100—1200 м/с, а при давлении 50—70 бар они снижались до 800—900 м/с.

В монографии Тэйлора (1952) изложены результаты проведенного Клафамом исследования зависимости скорости детонации от диаметра заряда нитроглицерина с воздушными пузырьками.

При использовании капсюлей-детонаторов №2, 6 и 8 (активный заряд — фульминат ртути) в зарядах диаметром от 6 до 38 мм распространялась детонация с малой скоростью, тогда как с капсюлем Бриска № 8 детонация распространялась с нормальной скоростью. В детонаторе Бриска имеется заряд вторичного ВВ, плотность которого неоднородна по длине детонатора. Верхняя часть заряда, расположенная вблизи источника инициирования,

88Рис. 39. Малая и большая скоростидетонации в НГЦ с воздушными пу-зырьками по данным Клафама /Тэй-лор, 1952).Капсюли-детонаторы: О № 1; 4-№ 6; х № 8;С капсюль-детонатор Бриска № 8.Рис. 39. Малая и большая скоростидетонации в НГЦ с воздушными пу-зырьками по данным Клафама /Тэй-лор, 1952).Капсюли-детонаторы: О № 1; 4-№ 6; х № 8;С капсюль-детонатор Бриска № 8.■Ви

8

8

Рис. 39. Малая и большая скоростидетонации в НГЦ с воздушными пу-зырьками по данным Клафама /Тэй-лор, 1952).

Капсюли-детонаторы: О № 1; 4-№ 6; х № 8;С капсюль-детонатор Бриска № 8.

Рис. 39. Малая и большая скоростидетонации в НГЦ с воздушными пу-зырьками по данным Клафама /Тэй-лор, 1952).

Капсюли-детонаторы: О № 1; 4-№ 6; х № 8;С капсюль-детонатор Бриска № 8.

2 -Л—?-^—4—+-

о io го" зб to

Диаметр заряЗа,мм

спрессована под давлением 30 бар, нижняя часть заряда спрессована под давлением 2000 бар. Результаты исследований представлены на графике, помещенном иа рис. 39. Особенный интерес представляет тот факт, что величина малой скорости детонации (2000 м/с), так же как и величина скорости нормальной детонации (8300 м/с) практически не зависят от диаметра заряда. Исключение составляет область самых малых диаметров (~6 мм), где скорость детонации составляет 1000 м/с.

Бризантное действие продуктов взрыва 35%-ного динамята при детонации с малой скоростью очень незначительно. О характере воздействия продуктов взрыва судили по деформации латунных и стальных пластин, к которым прижимался заряд динамита. На рис. 40 схематячно показаны результаты воздействия продуктов взрыва заряда 35%-ного динамита диаметром 25 мм в картонной оболочке на стальную пластину толщиной 15 мм. В заряде, показанном иа рис. 40, а, детонация распространялась с малой скоростью; в заряде, показанном на рис. 40, б, —с большой. На рис. 41 показан заряд динамита диаметром 25 мм в картонной оболочке, который помещен на стальную пластину сечением Юх 10 мм. Под действием продуктов взрыва при детонации с большой скоростью произошла деформация пластины, при этом ее ширина увеличилась до 15 мм, а высота уменьшилась до 7 мм. При

детонации с малой скоростью никакой заметной деформации пластины не происходило.

Вследствие протекания химических процессов, связанных с дореагированием вещества после прохождения волны детонации с малой скоростью, длительность спада давления в продуктах взрыва оказывается более высокой при малой скорости детонации, чем при Детонации с большой скоростью. По этой причине в опытах по измерению импульса взрыва с помощью баллистического маятника расхождение результатов измерений при малой и большой скоростях детонации в 35%-ном динамите оказалось незначительным.

150150ДинамитДинамит^Капсюль г| №8^Капсюль г| №8Рис. 40. Воздействие продуктов взрыва с торца заряда 35%-ного динамита диаметром 25 мм на стальную пластину толщиной 15 мм. а —детонация с малой скоростью: 6 —детонация с большой скоростью.Рис. 40. Воздействие продуктов взрыва с торца заряда 35%-ного динамита диаметром 25 мм на стальную пластину толщиной 15 мм. а —детонация с малой скоростью: 6 —детонация с большой скоростью.

150

150

Динамит

Динамит

^Капсюль г| №8

^Капсюль г| №8

Рис. 40. Воздействие продуктов взрыва с торца заряда 35%-ного динамита диаметром 25 мм на стальную пластину толщиной 15 мм. а —детонация с малой скоростью: 6 —детонация с большой скоростью.

Рис. 40. Воздействие продуктов взрыва с торца заряда 35%-ного динамита диаметром 25 мм на стальную пластину толщиной 15 мм. а —детонация с малой скоростью: 6 —детонация с большой скоростью.

Опыты проводились с зарядами динамита диаметром 25 мм в картонной оболочке, которые торцевой поверхностью прижимались к стальному болту диаметром 90 мм, соединенному с маятником. Схема опытов показана на рнс. 42, а. Кривая зависимости момента количества движения маятника от длины зарядов динамита представлена на рис. 42, б. С увеличением длины заряда импульс монотонно возрастает, достигая предельного значения 1,87-10* кГ-м/с при малой скорости детонации и 2,04• 10* кГ-м/с при детонации динамита с большой скоростью.

В практике взрывных работ в горной промышленности часто используется динамит. Если заряд динамита полностью заполняет взрывную камеру (шпур), то он детонирует с большой скоростью. Если в шпур загружается деформированный патрон или между патронами имеется большой воздушный зазор, динамит нередко детонирует с малой скоростью. Опыт работ, однако, показывает, что разрушительная способность зарядов динамита в шпурах, проходящих параллельно свободной поверхности породы, примерно одинакова при детонации с малой и большой скоростями. Этот эффект объясняется особым расположением зарядов

ВВ. При таком способе подрыва дореагирование вещества успевает произойти раньше, чем начинается разлет породы, поэтому основная часть энергии разложения ВВ остается в продуктах взрыва.

В 1967 г. Браун н Коллинс опубликовали обзор работ по исследованию детонации, распространяющейся с малой скоростью. Этот обзор показал, что в настоящее время не имеется общепринятой точки зрения на механизм распространения детонации с малой скоростью. Можно только считать очевидным тот факт, что лишь небольшая часть энергии ВВ идет на поддержку движения фронта ударной волны.

ЗаряЗ динамита, d=2S«M

№8№8ДетонацияДетонацияНормальнаяНормальная—j с малой скоростью |. | детонацияJ у/Улу/^/////^/^///?//^^^^Железная пластина «ИОммТзн—j с малой скоростью |. | детонацияJ у/Улу/^/////^/^///?//^^^^Железная пластина «ИОммТзндетонациядетонация

№8

№8

Детонация

Детонация

Нормальная

Нормальная

—j с малой скоростью |. | детонацияJ у/Улу/^/////^/^///?//^^^^

Железная пластина «ИОммТзн

—j с малой скоростью |. | детонацияJ у/Улу/^/////^/^///?//^^^^

Железная пластина «ИОммТзн

детонация

детонация

Рис. 41. Регистрация режима детонации.

Общей характеристикой всех ВВ, в которых наблюдается малая скорость детонации, является их физико-хнмнческая неоднородность и наличие участков, особенно чувствительных к воздействию ударной волны. Примером такого ВВ является динамит; он обладает неоднородной структурой, а наличие воздушных пузырьков делает его чувствительным к воздействию ударной волны. В качестве другого примера можно привести жидкий нитроглицерин, содержащий воздушные пузырьки. Некоторые порошкообразные ВВ, такие, как смеси аммиачной селитры с кристаллическим мощным ВВ, детонируют с двумя различными скоростями нли по крайней мере имеют очень широкий диапазон скоростей детонации: от 2000 м/с и выше. Важной характеристикой детонации с малой скоростью является существование некоторого предельного диаметра заряда ВВ. В зарядах диаметром выше предельного может стационарно распространяться только детонация с большой скоростью.

На основании всех, указанных закономерностей можно сделать вывод об аналогии между распространением низкоскоростной детонационной волны и распространением ударной волны, которая поддерживается энергией, выделяющейся прн химической реакция за ее фронтом, что наблюдается в опытах по ударному инициированию ВВ. Эта аналогия подтверждается тем, что при детонации с малой скоростью, так же как и при распространении

ударной волны с реакцией за фронтом, в химический процесс вовлекается только небольшая часть вещества. Важно отметить, что эта реакция происходит в зоне, достаточно близкой к ударному фронту, поэтому протекающие в ней процессы могут оказывать влияние на величину давления в ударной волне н скорость ее распространения. Боковые потери энергии вследствие движе-

кий маятник -^кий маятник -^ДинамитQ/ 2гТНТДинамитQ/ 2гТНТ

кий маятник -^

кий маятник -^

ДинамитQ

/ 2гТНТ

ДинамитQ

/ 2гТНТ

IIl(dl(d

I

I

l(d

l(d

Рис. 42. Момент количества движения, сообщенный баллистическому маятнику, находящемуся в контакте с торцом заряда 35%-ного динамита (диаметр 25 мм) при детонации с нормальной и малой скоростями.

а — схема опыта; б — результаты определения.

ния волн разрежения являются фактором, препятствующим переходу к нормальной детонации.

Наиболее удивительно, что опыты по измерению малой скорости детонации дают хорошо воспроизводимые результаты. Выше упоминалось, что при измерении скорости детонации в 35%-ном динамите средний разброс величин в 14 опытах был менее 1%. Это обстоятельство четко указывает, что только строго определенная доля ВВ способна участвовать в быстрой химической реакции, тогда как оставшаяся часть вещества ведет себя иначе.

Удовлетворительное объяснение характера протекания рассмотренных процессов можно получить с помощью концепции «горячих точек?. Вблизи горячей точки химическая реакция охватывает только небольшую часть вещества. Эта реакция не всегда имеет возможность достаточно быстро распространиться на окружающее ВВ. В качестве примера можно сослаться на поведение

пузырьков сравнительно малого размера в нитрометане (разд. 2.2.6).

В 1954 г. Шаль одним нз первых попытался проанализировать, как распространяется детонация с малой скоростью. Он предположил, что при малой скорости детонации длина зоны реакции обратно пропорциональна скорости детонации и что расстояние от ударного фронта до плоскости Чепмена — Жуге не зависит от скорости детонации; он также предположил, что реакция имеет первый порядок и, наконец, что прн возрастании скорости детонации на некоторую величину необходима дополнительная энергия, идущая на поддержку фронта волны, причем количество этой энергии больше того тепла, которое выделяется в результате протекания химической реакции с повышенной скоростью.

В итоге Шаль показал, что существуют два стационарных режима детонации; при этом меньшей скорости детонации, которая отождествлялась с малой скоростью детонации, отвечает не дискретная величина, а непрерывный набор значений скоростей.

Сельберг (1957) рассматривал детонацию ВВ, химическая реакция в котором протекает в две различные стадии. На первой стадии реакция происходит в горячих точках, прн этом количество реагирующего вещества составляет небольшую часть 9 всей массы ВВ. На второй стадии реакция протекает с относительно небольшой скоростью в расширяющейся смеси исходного вещества и продуктов взрыва. Расширение происходит в радиальном направлении вследствие проиикновення боковых волн разрежения в реагирующее вещество. На этой второй стадии происходит разложение ВВ, не вступившего в реакцию на первой стадии. Сельберг ввел предположение, что большая часть энергии, которая выделялась на первой стадии реакции, идет иа увеличение внутренней энергия газообразных продуктов реакции. Увеличение внутренней энергии вещества, не вступившего в реакцию, происходит только за счет адиабатического сжатия до того же самого давления, под которым находятся газообразные продукты реакции. Вследствие этого температура в сжатом веществе много ниже температуры в прореагировавшей доле ВВ. Дальнейшее предположение состоит в том, что первая стадия реакции происходит в непосредственной близости от ударного фронта н заканчивается до того, как наступает боковой разброс.

Используя разумные предположения относительно вида уравнений состояния двух обсуждаемых компонент вещества, Сельберг рассчитал зависимость скорости ударной волны и скорости детонации D от параметра 9. Две указанные кривые пересекаются в двух точках (А и Б, рис. 43). Для малых величин параметра 9 н сравнительно небольшого объема, занимаемого воздушными пузырьками (полостями), массовая скорость вещества в состояниях, которые на рисунке изображаются точками, лежащими на

сплошной кривой ниже точки Б, очень невелика, поэтому us<_D. В таком случае точка Б соответствует стационарной малой скорости детонации. В состояниях, которые изображаются точками, расположенными на кривой ниже точки А, волновые возмущения либо затухают, либо трансформируются в волны, соответствующие стационарной точке Б. Волновые возмущения в состояниях, изображаемых точками на кривой выше точки А, переходят в стационарную детонацию с большой скоростью. Ход кривых на рис. 43

Рис. 43. Расчет скорости ударной волны (и5) и скорости детонации (D) в зависимости от доли ВВ, .реагирующего на первой стадии (6).

Л^—нестабильная детонация; Б — стабальная малая скорость детонации.

изменяется вместе с изменением относительного объема полостей в данном веществе. При относительном объеме полостей 5% скорости детонации 2500 м/с в точке 5 соответствует 9=0,07, т. е. только 7% исходного ВВ вступает в реакцию на первой стадии.

Несмотря на то что расчеты Сельберга основаны на весьма упрощенной физической модели, они тем не менее в какой-то. степени характеризуют рассматриваемое явление.

При скорости ударной волны менее ~2500 м/с ударный разогрев вещества и скорость химической реакции в однородном материале настолько малы, что ими можно пренебречь и рассматривать ВВ как инертное вещество, Если же ВВ содержит пузырьки газа, то интенсивность ударной волны может оказаться достаточной, чтобы вызвать значительный разогрев вещества в окрестности пузырька. Он может быть следствием либо вязкой диссипации энергии, либо сильного формоизменения пузырька при его схлопывании. Доля общего объема ВВ, вступающего в реакцию в результате разогрева, зависит, таким образом, от геометрии участ-

ков разогрева, и ее можно определить, зная распределение пузырьков в заряде ВВ. Согласно гидродинамической теории, можно рассчитать скорость детонации взрывчатого вещества, в котором известная доля вещества принимает участие в реакции, а оставшаяся доля рассматривается как инертный материал. Возможно, именно этим объясняется различие в скоростях детонации в зарядах динамита, взятых из различных партий (от 2000 до 3000 м/с). Напомним, что динамитные заряды, взятые из одной партии, детонируют со скоростями, мало отличающимися от средней скорости детонации.

РАСШИРЕНИЕ ГАЗООБРАЗНЫХ ПРОДУКТОВ ДЕТОНАЦИИ

Рассчитать расширение газообразных продуктов взрыва проще всего для взрывчатых веществ с нулевым или положительным кислородным балансом, так как в этом случае состав газообразных продуктов практически не изменяется. Уравнеине разложения для нитроглицерина записывается следующим образом:

СЭН5 (NO3)3 = ЗСО2 4- .% Н3О + ч О2 4- 3/2 N2.(34)

Молекулярный вес нитроглицерина составляет 227 кг/кмоль, а, согласно уравнению (34), молекулярный вес продуктов взрыва 44=31,3 кг/кмоль. Теплота образования нитроглицерина составляет 84,6, СО2— 94,3 и Н2О в виде газа — 57,47 ккал/моль. Отсюда находим теплоту взрыва для нитроглицерина 5г=1500 ккал/кг=6280 Дж/кг. Запишем теперь уравнение состояния газообразных продуктов детонации [см. уравнеине (15)] рЦУ) = RTM(35)

где /(У)=у/(14-0,834/ИЧ-0,435/И2Ч-0,167/У3+0,093/У4) и V — объем продуктов взрыва в см3/г.

На рис. 44 приведен график зависимости внутренней энергии Е продуктов детонации от температуры, заимствованный из монографии Тэйлора (1952). Зная энергию взрыва нитроглицерина (Ро=1,6О г/см5), можно рассчитать температуру взрыва 7^—4850 К. Зависимость теплоемкости су от температуры представлена на рнс. 45.

(36)(36)При изэнтропическом законе расширения газа pdV = — c^dT, где сщ=Су/М. Из (35) и (36) находим

(36)

(36)

Рис. 44. Зависимость внутренней энергии продуктов взрыва нитроглицерина от температуры.

Cv является средним значением Ст в интервале температур Г,—Тг. Интегрирование (37) дает зависимость Т от V. Используя уравнение (35), можно рассчитать для любого состояния давление р.

Если некоторый объем (взрывную камеру) заполнить нитроглицерином, то изэнтропическое расширение продуктов взрыва начинается сразу же при их образовании. Если камера запол

няется нитроглицерином, содержащим воздушные пузырьки, или

вспененной жидкостью, то продукты взрыва, занимая объем камеры, по-видимо- му, не теряют в этом процессе своей энергии.

Когда давление и температура в продуктах взрыва выравниваются по всему объему камеры, наступает их изэнтропическое расширение. На рис. 46 в логарифмических координатах Igp — IgV показана диаграмма процесса изэнтропического расширения продуктов детонации нитроглицерина для разных величин параметра заряда VoiVc, где

Рис. 46. (Igp— IgV)-Диаграмма для продуктов взрыва нитроглицерина (р, кбар; V, см3/кг).

изэнгропы;изотерма.

У о—удельный объем нитроглицерина во взрывной камере (величина, обратная плотности заряжания) и Vc — удельный объем жидкого нитроглицерина. V — удельный объем газообразных продуктов детонации во время их расширения. Показанная пунктиром верхняя граничная кривая является изотермой продуктов взрыва. С увеличением удельного объема процесс расширения продуктов взрыва по своему характеру напоминает расширение идеального газа. Наклон изэнтропы расширения идеального газа, как известно, равен —у=—CJCV, а наклон изотермы равен —1 (см. рис. 46). Cv=Cv-\-R и /^=8314 Дж/кмоль- К.

Для продуктов взрыва большинства конденсированных ВВ, обладающих сравнительно высокой плотностью, величина у близка к 3 при давлениях выше 100 Кбар. При снижении давления до 100 бар и ииже величина у стремится к зиачеиню, характерному для идеального газа.

Во время изэнтропического расширения внутренняя энергий продуктов взрыва зависит только от объема, поэтому уменьшение внутренней энергии равно работе, совершаемой газом. На рис. 47 показана зависимость Q/Qe от величины V/Vc для ряда значений параметра заряда VofVc. В наших обозначениях Q— энергия.

Рис. 47. Доля энергии взрывалитроглицерина, используемая для совершения работы над окружающей средой, при различных значениях Ио/^; рассчитана по уравнению (36).Рис. 47. Доля энергии взрывалитроглицерина, используемая для совершения работы над окружающей средой, при различных значениях Ио/^; рассчитана по уравнению (36).

Рис. 47. Доля энергии взрывалитроглицерина, используемая для совершения работы над окружающей средой, при различных значениях Ио/^; рассчитана по уравнению (36).

Рис. 47. Доля энергии взрывалитроглицерина, используемая для совершения работы над окружающей средой, при различных значениях Ио/^; рассчитана по уравнению (36).

отдаваемая продуктами взрыва, и Q6 — теплота взрыва нитроглицерина. Приведенные иа рис. 47 кривые показывают, что с увели- чеиием плотности заряжания возрастает скорость, с которой продукты взрыва теряют свою энергию. Большая часть этой энергии расходуется иа увеличение кинетической энергии окружающего вещества. Для больших величин V(JVC расширение продуктов взрыва с известным приближением подчиняется закону расширения идеального газа. В этом случае

QQRTeVt-XWRTeVt-XW(38)(38)

Q

Q

RTe

Vt-XW

RTe

Vt-XW

(38)

(38)

При испытании работоспособности ВВ в свинцовой бомбе или с помощью мортиры Аренса величина V q!Vc =1. При этом условии, одиако, можно испытывать вещества со скоростью детонации ие

более 2000 м/с. Для мощных ВВ испытание можно проводить при величине V0/Vc значительно большей единицы, чтобы предохранить взрывную камеру от сильной деформации. В экспериментах с обычной баллистической мортирой величина V(JVC составляет около 50. Когда поршень-снаряд ие выбрасывается из камеры, VJVC повышают до ~300,

КАНАЛЬНЫЙ ЭФФЕКТ

А. Внутренний канал

Если в цилиндрическом заряде ВВ имеется полость (каиал), проходящая вдоль его оси, то при детонации газ перемещается внутри канала, что оказывает заметное влияние иа характер протекания детонационного процесса. Воздух приводится в движение расширяющимися продуктами детонации заряда ВВ. В результате по каналу распространяется воздушная ударная волна с крутым фронтом, за которым воздух сжат и сильно нагрет. В свою очередь газ сжимает взрывчатое вещество впереди фронта детонации, его плотность соответственно возрастает, что приводит к увеличению скорости детонации. По этой причине скорость детонации в зарядах с внутренним каналом может превышать скорость детонации в зарядах без канала при той же начальной плотности. Указанный эффект имеет особенное значение в зарядах мощных ВВ с низкой начальной плотностью (р0<1 г/см3). В веществах, обладающих повышенной чувствительностью, например в тэие, возрастание скорости детонации вследствие наличия газового потока оказывается существенно выше того, которого можно было бы ожидать за счет простого увеличения плотности.

В табл. 12 приведены параметры детоиацни и газового потока для зарядов тетрила с каналом при плотности 0,93 г/см3 (Вудхед и Титмаи, 1965).

Эти данные подтверждают предположение о том, что расширяющиеся продукты детонации, играя роль своеобразного поршня, толкают воздух в каиале, сообщая ему скорость u=D (рис. 48). Давление в сжатом, воздухе составляет от 730 до 1140 бар, а его температура находится в пределах от 10 000 до 16 000 К-

На рис. 49 представлена полученная Аренсом (1965) зависимость скорости детонации тротила, тетрила и тэиа от плотности зарядов.

Анализ приведенных кривых показывает, что для зарядов тротила величина Dt меньше предельного значения скорости Dc. Для зарядов тетрила и особенно тэна величина Dt превышает Dc. Поскольку Dc является наибольшей величиной скорости стационарной детонации, неравенство Dt>Dc означает, что наличие газового потока приводит к устаиовлеиию нестационарного дето-

Таблица 12

Скорость детонации в зарядах тетрила (ро = О,93 г/смэ) с каналом вдоль оси (Вудхед и Титман, 1965)а

d..

dlt мм

D, м/с

О’, м/с

pl/po

м/с

Р. кбар

Т, К

и—D, м/с

0

5175

6

7790

8840

12,5

8100

960

12 000

+310

32

10

7770

8690

12,4

8000

940

11 600

+270

13

7640

8350

12,1

7600

850

10 900

-+о

0

5320

■«

.—,

-

10

7710

8840

12,5

8100

960

12 000

+390

51

13

7770

8470

12,2

7800

890

11200

+30

25

7580

7840

11,8

7200

760

10 000

—380

36

6470

7050

11,6

6500

620

9 000

+30

В таблице приняты следующие обозиаче шя; d1. d^ — внешний и внутренний диаметры заряда; и — скорость детонации; и? — скорость ударной вол 1Ы в газе; pt/pa — отношение плотностей воздуха за и перед фронтом ударной волны; и — массовая скорость газа которая определяется соотношением

и = (I - po/pi) су. (39)

национного режима с повышенной скоростью вследствие возникновения очагов реакции впереди фронта детонации. Это вызывает соответствующее изменение кривизны детонационного фронта. Тротил является веществом, слишком нечувствительным к такому эффекту. Разница в чувствительности тротила и тэна проявляется и в опытах по передаче детонации через воду (гл. 5).

Таблица 13

Скорость детонации в литых зарядах некоторых ВВ с каналом вдоль оси (Вудхед и Титман, 1965)

Литые ВВ

Ро. г/см3

dz.

мм

d,, мм

D, км/с

оу, км/с

0

7,13

-

6

7,41

12,5

Тетритол 40/60

1,62

32

9

7,38

12,2

11

7,33

12,2

16

7,22

11,8

0

6,80

—

3

6,91

12,8

Тротил

1,60

32

6

7,00

11,9

9

6,99

11,7

0

7,26

Пикриновая кислота

1,705

32

3

7,74

12,9

В табл. 13 представлены величины скоростей детонации и воздушных ударных воли в литых трубчатых зарядах пикриновой кислоты, тротила и сплава тетрила с тротилом 40/60, измеренные Вудхедом и Титманом. Измеренные величины ш лежат в интервале от 11,7 до 12,9 км/с. Подобные значения да значительно выше рассчитанных по уравнению (39) при условии, что роль толкающего поршня выполняют расширяющиеся продукты детонации, т. е. u—D. Этот факт можно объяснить тем, что сжатый воздух, имеющий скорость -—7000 м/с, воздействует на стенки канала, создавая

Рис, 48. Движение воздуха в канале вследствие расширения продуктов детонации. Скорость переднего фронта сжатого воздуха tu = О^Д! po/pi).

D^kmIc

Рис. 49. Скорость детонации цилиндрических зарядов некоторых ВВ (Аренс, 1965).

О скорости детонацич О цилиндрических зарядов диаметром d = 21 мм; 4- скорости детонации Dt зарядов диаметром d2 = 21 мм с каналом диаметром dt = 4 мм;скорость дето

нации Dc данного ВВ при плотности монокристалла.

в них давление ~7000 бар. В результате в частицах ВВ на стенках возникает быстрая химическая реакция, энергия которой идет на увеличение параметров воздушной ударной волны в канале. По-видимому, описанный эффект не зависит от чувствительности взрывчатого вещества. Измерения показывают, что скорость перед* него фронта газового потока одинакова для литых зарядов тротила, пикриновой кислоты и сплава тротила с тетрилом 60/40. Длина столба газа, обладающего высокими давлением и температурой

Рис. 50. Диаграмма расстояние — время для детонации заряда тэн+па- рафин (90/10). помещенного в латунную трубку с толщиной стенок 1 мм; ау = 45 мм; d i= 11 мм, р = 1,54 г/см3 (Дженнергрен, 1948).

возрастает по мере распространения детонации. При этом его энергия уменьшается за счет радиального расширения. Поэтому скорость переднего фронта газа и его массовая скорость будут также уменьшаться. Когда скорость газа вблизи детонационного фронта станет ниже скорости детонации ВВ, продукты взрыва снова окажут воздействие иа газ и создадут в нем новую ударную волну. Вторая ударная волна догоняет первую и проходит через нее, если, конечно, длина заряда достаточна, чтобы указанный эффект мог произойти. На рис. 50 показана фоторазвертка опыта с прессованным зарядом (р0=1,6 г/см3) флегматизированного тэна (10% парафина) длиной 3,1 м с d2=45 и di —11 мм. В данном опыте внутри заряда находилась латунная трубка'с толщиной стенок 1 мм. Вероятно, величина давления газового потока оказалась достаточной чтобы создавать трещины в трубке на уровне фронта ударной

волны. По этой причине удалось избежать экранирующего влияния трубки. Свечеине указанных волновых фронтов выводилось на объектив фотокамеры через систему отверстий диаметром 1,5 мм, которые высверливались в заряде ВВ н латуииой трубке.

Рис. 51. Распространение детонации в цилиндрическом заряде с замкнутым внутренним каналом (Вудхед и Титман, 1965).

а

4 мм

Рис. 52. Заряд тэна р = 1,50 г/см8 с каналом, который периодически перекрывается пластинками из фольги (Аренс, 1965).

а —схема опыта; б — диаграмма распространения детонации. 6 — толщина фольги, см: р — плотность материала фольги, г/см’.

Если канал заканчивается внутри заряда ВВ, как показано на рис. 51, то достаточно чувствительное ВВ взрывается в момент удара газового потока по диу канала. От точки инициирования распространяются две детонационные волиы в противоположных иаправлеииях, одна из которых движется назад и встречается с основной детонационной волной в сечении заряда а — а. Подобный эффект не наблюдается в зарядах сравнительно нечувствительных ВВ, таких, как тротил. В зарядах относительно маломощных ВВ, детонационная способность которых снижается с возрастанием плотности вещества, нередко наблюдается затухание детонационной волны в момент подхода к концу канала.

Весьма интересные исследования провел Аренс (1965) с зарядами тэна плотностью 1,50 г/см3. В канале заряда, схематически показанного на рис. 52, а, помещены инертные преграды в виде кусочков фольги или пластинок. Скорость детонации зарядов вычислялась как частное от деления длины заряда на время, необходимое для прохождения детонации от одного до другого конца заряда. Зависимость скорости детонации от логарифма ор, где о — толщина фольги или пластинки (см) и р — плотность материала преграды (г/см3), приведена на рис. 52, б. Когда в заряд помещались кусочки фольги небольшой толщины (ор<0,004 г/см2), скорость детонации была такой же, как и для зарядов с каналом, но без преград, т. е. 8600 м/с. При несколько большей толщине преград наблюдалось резкое возрастание скорости детонации. Были зарегистрированы значения скорости —10 000 м/с. С дальнейшим увеличением ор скорость линейно уменьшалась до величины 8000 м/с при §р=0,4 г/см2 и затем плавно снижалась до нормальных значений скорости детонации для сплошных зарядов без канала Ds =7500 м/с. Внезапное возрастание скорости детонации происходит в тех случаях, когда преграда тормозит движение газа и газ задерживается вблизи преграды на время, достаточное для инициирования ВВ. При увеличении массы преграды задержка все более возрастает, вследствие чего средняя скорость движения фронта газового потока уменьшается. Это обстоятельство в свою очередь снижает способность газового потока вызывать увеличение скорости детонации от величины Ds до Dt для зарядов с каналом. Наконец, при значительном увеличении массы преграды указанная способность газового потока полностью исчезает. В этом случае скорость детонации зарядов D становится равной величине

Б. Внешний канал

Существование продольного канала между зарядом и стенкой трубы или шпура оказывает на распространение детонации примерно такой же эффект, как и внутренний канал (Юхансон н сотр.,

1958; Гольбиндер и Тышевич, 1957). Расширяющиеся продукты детонации воздействуют на воздух в канале таким образом, что впереди детонационного фронта движется слой сжатого воздуха, под действием которого плотность ВВ повышается задолго до прибытия детонационного фронта. Этот эффект может вызвать затухание детонации в тех ВВ, у которых детонационная способность уменьшается при увеличении плотности. Так обстоит дело с детонирующим с малой скоростью динамитом, а также с зарядами порошкообразных промышленных ВВ, содержащими аммиачную селитру, которые детонируют с пониженными скоростями. Замечено, что если скорость детонации заряда без оболочки превышает 3000— 3500 м/с, то детонация в таком заряде еще способна распространяться при наличии канала, хотя и с несколько меньшей скоростью.

Типичные примеры, иллюстрирующие существование канального эффекта, можно получить в опытах с зарядами 35%-иого же- латин-динамита диаметром 25 мм при нницинровании капсюлем- детоиатором № 8. Детонация начинается с малой скоростью, а затем обрывается, и реакция прекращается на расстоянии 32—48 см (длина двух-трех патронов) от точки инициирования, если выполняется условие

0,25<7<с 13,6,

где q=^At —^рУ^р —отношение площади канала к площади заряда; At и Ар — площади поперечного сечения трубы и заряда соответственно. Заряды 35%-ного динамита без оболочки детонируют со скоростью 2100—2200 м/с. Устойчивая детонация наблюдалась в зарядах длиной до 5 м.

На рис. 53—56 представлены диаграммы расстояние — время, полученные с помощью фоторазверток детонации зарядов 35%-ного динамита диаметром 25 мм в полиэтиленовых трубах длиной 1 м. Свечение слоя сжатого воздуха регистрировалось через отверстия в стенках трубы, первое из которых было расположено на расстоянии 4 см от начала трубы, а последующие — на расстоянии 8 см одно от другого. Свечение детонационного фронта фиксировалось с помощью латунных трубочек диаметром 1 мм. Они помещались непосредственно в динамит через отверстия в стенках трубы, которые создавались в промежутках между вышеупомянутыми отверстиями.

На рис. 53 представлены результаты, полученные для зарядов динамита в полиэтиленовой трубе с отношением внутреннего диаметра к наружному 27/33 мм и 7=0,17. Детонация прошла по всей длине заряда, а ее фронт отставал от передней границы слоя сжатого воздуха на 3,5 см. Скорость обоих фронтов составляла 2150 м/с. Это значит, что динамит подвергался воздействию волны

сжатия с давлением 48 бар в течение 16 мкс до подхода детонационного фронта.

На рис. 54 показаны результаты экспериментов с зарядами в полиэтиленовой трубке диаметром 40/48 мм и 9=1,6. В этих опытах свечение детонационного фронта регистрировалось только из первого отверстия, в 8 см от точки инициирования. Скорость фронта воздушного слоя в начальный момент составляла 3300 м/с, и после затухания детонации она быстро уменьшалась. Трубка на длине двух зарядов разрывалась. В оставшейся части трубки на последующей длине двух зарядов имелись вздутия и трещины,

Рис. 53. Заряд 35%-ного динамита диаметром 25 мм в полиэтиленовой трубке 27/33 мм (7 = 0,17).

Рис. 54. Заряд 35%-ного динамита диаметром 25 мм в полиэтиленовой трубке 40/48 мм (7 = 1,6).

которые, очевидно, были вызваны возмущениями потока сжатого воздуха в зазоре между зарядами (рис. 55). Когда детонация затухала, динамит подвергался сжатию с давлением 65 бар в течение 58 мкс.

На рис. 56 также представлены результаты опытов с зарядом в полиэтиленовой трубке диаметром 40/48 мм и </=1,6. При использовании промежуточного детонатора (шашка прессованного

Рис. 5). Полиэтиленовая трубка 40/48 мм со вздутиями и трещинами от прорвавшихся газов.

тротила плотностью 1,55 г/см3 и весом 6 г) детонация в динамите проходила с большой скоростью и распространялась по всему заряду, длина которого составляла 3 м. На противоположном от точки инициирования конце трубки скорость детонации составляла 5800 м/с, а скорость газового фронта, опережавшего на 3,5 см фронт детонации, равнялась 6000 м/с. В этом случае до подхода детонационного фронта динамит в течение 6 мкс подвергался давлению 375 бар.

Проверка детонационных свойств зарядов 35%-ного динамита диаметром 25 мм, которые подвергались статическому сжатию в замкнутых полиэтиленовых трубках диаметром 26/34 мм (<7=0,08), показала, что при давлении 4 бар детонация с малой скоростью, возникшая в динамите от капсюля-детонатора № 8, прекращается на расстоянии 15—20 см от точки инициирования. При давлении 10 бар наблюдаются отказы инициирования динамита от капсюля № 8. Отказы наблюдались и в тех случаях, когда в качестве промежуточного детонатора использовалась тротиловая шишка весом 6 г, но если детонация возникала, то весь заряд детонировал с большой скоростью. При давлении 12 бар детонация не возникала при 6-граммовом тротиловом промежуточном детонаторе; если же,

помимо тротиловой шашки, использовалась и 18-граммовая шашка из тэна, то возникала детонация, которая распространялась по всему заряду с большой скоростью.На рис. 57 показаны результаты опытов со стальной трубой диаметром 56/64 мм и ^=4,0. В этом случае стальная труба былапомимо тротиловой шашки, использовалась и 18-граммовая шашка из тэна, то возникала детонация, которая распространялась по всему заряду с большой скоростью.На рис. 57 показаны результаты опытов со стальной трубой диаметром 56/64 мм и ^=4,0. В этом случае стальная труба былаРис. 56. Заряд 35%-ного динамита диаметром 25 мм в полиэтиленовой трубке 40/48 мм (^ = 1,6).О детонационный фронт, D = 2400 м/с; ф воздушная ударная волна.Рис. 56. Заряд 35%-ного динамита диаметром 25 мм в полиэтиленовой трубке 40/48 мм (^ = 1,6).О детонационный фронт, D = 2400 м/с; ф воздушная ударная волна.Рис. 57. Заряд 35%-ного динамита диаметром 25 мм в железной трубке 56/64 мм (^ = 4,0).

помимо тротиловой шашки, использовалась и 18-граммовая шашка из тэна, то возникала детонация, которая распространялась по всему заряду с большой скоростью.

На рис. 57 показаны результаты опытов со стальной трубой диаметром 56/64 мм и ^=4,0. В этом случае стальная труба была

помимо тротиловой шашки, использовалась и 18-граммовая шашка из тэна, то возникала детонация, которая распространялась по всему заряду с большой скоростью.

На рис. 57 показаны результаты опытов со стальной трубой диаметром 56/64 мм и ^=4,0. В этом случае стальная труба была

Рис. 56. Заряд 35%-ного динамита диаметром 25 мм в полиэтиленовой трубке 40/48 мм (^ = 1,6).

О детонационный фронт, D = 2400 м/с; ф воздушная ударная волна.

Рис. 56. Заряд 35%-ного динамита диаметром 25 мм в полиэтиленовой трубке 40/48 мм (^ = 1,6).

О детонационный фронт, D = 2400 м/с; ф воздушная ударная волна.

О детонационный фронт. 0 = 2400 м/с; Ф воздушная ударная волна.

фронта прекратилось. Произошло ли при этом затухание детонации, сказать трудно, поскольку воздушная ударная волна распространялась по всей длине трубы с постоянной скоростью ~ 3200 м/с. Контрольные опыты показали, что детонация действительно затухала. Следовательно, воздушная ударная волна поддерживалась в результате взаимодействия горячих газов с поверхностью заряда.

Р8Р8dt1dt18а= р, гп8а= р, гп(40)(40)Опыты с трубами из различных материалов показывают, что реакция во взрывчатом веществе может завершиться, если трубка обладает достаточной прочностью. Решающим фактором при этом является способность трубки удерживать от разлета горячие газообразные продукты в течение длительного времени. Составим уравнение, описывающее расширение трубки под действием сжатого воздушного слоя:

Р8

Р8

dt1

dt1

8а

= р, гп

8а

= р, гп

(40)

(40)

здесь р — давление; г — радиус; / — время; г0 — начальный радиус трубки; 8 —толщина стенок; р — плотность материала трубки и о — прочность его на разрыв.

Рис. 58. Влияние веса и прочности трубы на канальный эффект. С взрыв затух; * полное разрушенче трубы; Р —картонная труба.Рис. 58. Влияние веса и прочности трубы на канальный эффект. С взрыв затух; * полное разрушенче трубы; Р —картонная труба.

Рис. 58. Влияние веса и прочности трубы на канальный эффект. С взрыв затух; * полное разрушенче трубы; Р —картонная труба.

Рис. 58. Влияние веса и прочности трубы на канальный эффект. С взрыв затух; * полное разрушенче трубы; Р —картонная труба.

Предположим, что ВВ сможет полностью прореагировать за время /ь в течение которого радиус трубки возрастет на величину Ar=rt—г0. Тогда при интегрировании (40) можно получить следующее условие:

р<рл +

В этом выражении ps =Wr0 — статическое давление, разрывающее трубу; т=2 пг05р — масса трубки в расчете н^ единицу длины и а^Дг/г». ।

На рис. 58 представлены экспериментальные дйииые, полученные для труб различного радиуса и толщины стенок, изготовленных из различных материалов. Граничная кривая, разделяющая данные, соответствующие завершенной и незавершенной реакциям, дается уравнением

Р5 + 4,5m =113 (42)

pt/p0 = 2Mw, /(7 + Wo.pt/p0 = 2Mw, /(7 + Wo.(43)(43)(m, г/см и ps , бар). При m->0 ps = р=113 бар. Давление в сжатом воздушном слое находим из условия (см., например, Юхаисон, 1946)

pt/p0 = 2Mw, /(7 + Wo.

pt/p0 = 2Mw, /(7 + Wo.

(43)

(43)

Подставляя Л1=29 кг/кмоль, у=1,30, /?=8314 Дж/кмоль-К и 7'о=2ЭЗ К, получим pjpti~ 10,4 су?, если ы,^ имеет размерность км/с. Экспериментально найденные значения скорости 3200—3300 м/с соответствуют давлению газа около НО бар, что согласуется с величиной давления, полученной из уравнения (42).

Если стенки трубы достаточно тонки, то можно считать, что заряд практически не имеет оболочки. Это объясняет существование на рис. 58 нижней граничной линии (показана пунктиром), которая разделяет области отказов и детонации.

Для относительно слабых подрывов в скальных породах широко применяются заряды гурита, помещенные в жесткие тонкостен-

Рис. 59. Комбинированное соединение и стопорная втулка.

ные оболочки из пластика. Диаметр последних значительно меньше диаметра шпура. Гурит — сравнительно маломощное порошкообразное ВВ, содержащее 50% кизельгура. Диаметр зарядов составляет 11 или 17 мм, а заряды применяются в шпурах диаметром 48 мм и более. Иногда такие заряды выбрасываются из шпура непродетонировавшими. Одной из причин этого является прорыв продуктов детонации из соседнего шпура в данный через существующие в породе трещины. Отчасти это объясняется также задержкой реакции во взрывчатом веществе вследствие канального эффекта.

Значительно снизить вероятность выброса зарядов удалось при использовании стопорных втулок, которые крепятся к заряду ВВ, как показано на рис. 59. Опыты, которые проводились с зарядами гурита в полиэтиленовых и железных трубках, показали, что стопорные втулки не только предотвращают выброс зарядов,

но также нейтрализуют действие канального эффекта, так что обрыва детонации не происходит. Центровка заряда в трубе также, по-видимому, является важным элементом во всей рассмотренной операции.

Другой причиной выброса заряда может быть расширение продуктов взрыва тех зарядов, которые детонируют с некоторым опережением (короткозамедленное взрывание). Расширение газообразных продуктов взрыва создает область пониженного давления

Рис. 60. Зависимость скорости детонации смеси АС с составом В от содержания состава В.z

заряды в стальной трубе, — заряды без оболочек. Детонация затухала в стальной трубе диаметром 29 мм при р= 18 и 20% и в трубе диаметром 22 мм при р = 25%.

вблизи поверхности породы, под влиянием которой происходит выброс узких зарядов. Для предотвращения этого явления применяют забойку вдоль контура шпура.

Опыты с цилиндрическими зарядами гурита диаметром 17 мм в полиэтиленовых трубах диаметром 41/50 мм показывают, что при асимметричном расположении зарядов в трубе детонация происходила только в 4 из 11 патронов (4/11) и в 6 из 10,5 (6/10,5). Если же применялись стопорные втулки, при асимметричном расположении заряда детонировали Ю+/10, а при симметричном расположении 4—555

11~/11. Знак плюс указывает, что помещенный вплотную к последнему патрону отрезок детонирующего шнура взрывается под действием продуктов взрыва исследуемого заряда, знак минус обозначает обратную картину. В последнем случае никаких следов ВВ, однако, не оставалось. В железных трубах диаметром 34/42 и 40/48 мм и длиной 5—6 м наблюдалась детонация зарядов гурита диаметром 17 мм даже в случае, когда заряды располагались асимметрично относительно контура трубы. Однако процесс распространения детонации имел периодический характер: деформированные и неразрушенные участки трубы чередуются. С применением стопорных втулок разрывы трубы происходят чаще, а в отрезке детонирующего шнура (наполнитель — тэн), находившегося в контакте с последним зарядом, всегда возникала детонация.

Дальнейшей иллюстрацией механизма канального эффекта явились опыты с порошкообразными зарядами аммиачной селитры с добавками смеси тротил/гсксоген 40/60. На рис. 60 показаны скорости детонации таких зарядов, помещенных в тонкостенные (0,3 мм) оболочки из поливинилхлорида и стальные трубы диаметром 40/48 мм. Для заряда каждого диаметра имеется минимальное содержание сенсибилизирующей добавки (60/40 гексоген/тротил); при более низком содержании этой добавки происходит затухание детонации в стальных трубах, при более высоком заряды детонируют стационарно со скоростью, заметно превышающей скорость детонации в зарядах, практически не имеющих оболочки. Для зарядов диаметром 29 мм с добавкой 32% смеси гексоген/тротил (60/40) скорость детонации, например, возрастает с 4,3 при отсутствии оболочки до 4,8 км/с при проведении опытов в железных трубах.

СПИСОК ЛИТЕРАТУРЫ

Ahrens Н. (1961), Detonationsverhalten von Ladungen mil axialer Hohlung aus Bergbausprengstoffen, Nobel Hefte, 27, 159, 182.

Ahrens fl. (1965), Uber den Dctonationsforgang bei zylindrischen Sprengstof- fladungen mil axialer Hohlung, Explosivstoffe, 13, 124, 155, 180, 267, 295.

Андреев К- K-, Беляев А. Ф. (1960), Теория взрывчатых веществ, Оборон- гиз, .Москва.

Becker R. (1922а), Stosswelle und Detonation. Zs. Phys., 8, 321.

Becker R. (19226), Physikalisches uber festc und gasformige sprengstoffe, Z. techn: Phys., 3, 152, 244.

Беляев А. Ф. (1968), Горение, детонация и работа взрыва конденсированных систем, изд-во «Наука», Москва.

Berg U., Persson Р. А. (1963), Some recent shock initiation experiments using the multiple flash-gap technique. Proceedings of the Internationale Conference on Sensitivity and Hazards of Explosives, London. E. R. D. E., Ministry of Aviation, Waltham Abbey, England.

Bergengren E. (i960), Alfred Nobel, the man and his work, Thomas Nelson and Sons Ltd., London. .

Боболев В. К. (1947), в кн. «Теории взрывчатых веществ», Оборонгиз, Москва.

Боболев В. К., Дубовик А. В. (1965), О низкоскоростном распространении взрыва в твердых веществах, ПМТФ, № 2, 150.

Brinkley S. R., Wilson Е. В. (1942), Revised method of predicting the detonation velocity of solid explosives, O. S. R. D. Report № 905.

Brown J. A., Collins M. (1967), Explosion phenomena intermediate between deflagration and detonation, Scientific and Technical Application Forcast, O. S. R. D., Department of the Army, Washington D. C.

Campbell A. It7., Davis U7. C., Travis J. R. (1961), Shock initiation of detonation in liquid expiosives, Physics Fluids, 4, 498.

Chapman D. L. (1899), On the rate of explosion in gases, Lond. Edinb. Dubl. Phil. Mag., 47, 90.

Coleburn N. L., Liddiard T. P., Jr. (1966) The un-reacted Hugoniot equations of state of several explosives. J. Chern. Phys., 44, 1929.

Cook M. A. (1947), An equation of state for gases at extremale high pressure and temperature for the hydrodynamic theory of detonation. J. Chern. Phys., 15, 518.1b;

Cook M. A. (1958), The Science of High Explosives, Reinhold Publishing Corp., New York.

Cook M. A., Farnam H. E. (1960), Канадск. пат. 597177.

Cowan R. D., Picket W. (1956), Calculation of the detonation properties of solid explosives with the Kistiakowsky—Wilson equation of state, J. Chern. Phys., 24, 932.

Craig B. G. (1965), Measurements of the detonation front structure in condensed phase explosives. Proceedings, 10th Symp. on Combustion, Cambridge, England, 1964. Combustion Institute, Pittsburgh, U. S. A. '

Cybulski U7. B., Payman U7., Woodhead D. U7. (1949), Proc. Rov. Soc., A 197, 51.

Dempster P. B. (1956), The effect of inert components in the detonation of gelatinous explosives, Discuss. Faraday Soc., 22, 196.

Doring W., Burkhardt G. (1949), Contributions to the theory of detonation. Air Material Command Technical Report № F-TS-1227-IA (GDAM A9-T46).

Дремин A. H. (1962), Критический диаметр детонации жидких ВВ, ДАН СССР, 147, 870.

Дремин А. Н., Савров С. Д. (1966), Об устойчивости детонационного фронта в жидких ВВ, Физика горения и взрыва, 2, 36.

Дремин А. Н., Колдунов С. А., Шведов К. К. (1963), Инициирование детонации ударной волной в литом тротиле, ПМТФ, № 6, 131.

Дремин А. Н.. Колдунов С. А. (1967), Инициирование детонации ударными волнами в литом и прессованном тротиле, Взрывное дело, сб. № 63/20, изд-во «Недра», Москва.

Dremin A. N., Trofimov I7. S. (1965), On the nature of the critical diameter. Proc., 10th Symp. on Combustion, Cambridge, England, 1964, p. 838, Combustion Institute, Pittsburgh, U. S. A. /

Dremin A. N., Rosanov О. K-, Trofimov V. S. (1964), On the combustion of nitromethane, Combust. Flame, 7, 153.

Duff R. E., Houston E. J. (1955), Measurement of the Chapman—Jouguet pressure and reaction zone lenght in a detonating high explosive, J. Chern. Phys., 23. 126.

Eyring H., Powell R. E., Duffey G. H., Parlin R. B. (1949), The stability of detonation, Chem. Rev., 45, 69.

Pickett W. (1962), Detonation properties of condensed explosives calculated with an equation of state based on intermolecular potentials, Los Alamos Scientific Laboratory Report LA-2712.

Pickett W. (1963), Calculation of detonation properties of condensed explosives, Physics Fluids, 6, 997.

Pickett U7., Davis W. C. (1968), Detonation theory and experiment, IUTAM Symposium on High Dynamic Pressures, Paris, 1967, C. R. L. Dunod, Paris; Gordon and Breach, New York.

Fickett W., Wood W. W. (1958), A detonation-product equation of state obtained from hydrodynamic data, Physics Fluids, 1, 528.

Friedrich W. (1933), Ober die Detonation der Sprengstoffe, Z. ges. Schiess-u. Sprengstofiw, 28, 2, 51, 80, 113, 213, 244.

Fukada H., Sima Y. (1956), Detonation of charges with an internal cylindrical channel, J. Ind. Explos. Soc. Japan, 17, 207.

Garn W. B. (1959), Determination of the unreacted Hugoniot for liquid TNT, J. Chem. Phys., 30, 819.

Gibson F. C., Bowser M. L., Summers C. R., Scott F. H., Mason С. M. (1958), Use of an electro-optical method to determine detonation temperatures in high explosives, J. Appl. Phys., 29, 628.

Гольбиндер А. И., Тышевич В. Ф. (1967), Дальнейшие исследования канального эффекта, в кн. «Теории взрывчатых веществ» (ред. К. К. Андреев), изд-во «Высшая школа», Москва.

(1957), J. Appl. Phys.,(1957), J. Appl. Phys.,Gurton А. 1. (1955), The role of gas pockets in the propagation of low velocity detonation, 2nd ONR Symposium on Detonation, Washington D. C.

(1957), J. Appl. Phys.,

(1957), J. Appl. Phys.,

Malin M. E.Malin M. E.Holland. T. E., Campbell A. W., ”m,...

Malin M. E.

Malin M. E.

du movement dans les corps., J. Ec. poly- du movement dans les corps., J. Ec. poly- Розанов О. К., Шведова H. С. (1960),du movement dans les corps., J. Ec. poly- du movement dans les corps., J. Ec. poly- Розанов О. К., Шведова H. С. (1960),Hugoniot H. (1887), Propagation techn., 57, 3.Hugoniot H. (1889), PropagationHugoniot H. (1887), Propagation techn., 57, 3.Hugoniot H. (1889), Propagation1217.

du movement dans les corps., J. Ec. poly- du movement dans les corps., J. Ec. poly- Розанов О. К., Шведова H. С. (1960),

du movement dans les corps., J. Ec. poly- du movement dans les corps., J. Ec. poly- Розанов О. К., Шведова H. С. (1960),

Hugoniot H. (1887), Propagation techn., 57, 3.

Hugoniot H. (1889), Propagation

Hugoniot H. (1887), Propagation techn., 57, 3.

Hugoniot H. (1889), Propagation

"techn. 58, 1.

Илюхин В. С., Похид П. Ф., Измерение ударных адиабат литого тротила, кристаллического гексогена и нитрометана, ДАН СССР, 131, 1060.

Jaffe J., Price D. (1962), Determination of the critical diameter of explosive materials, A. R.S. JL, 32, 1060.

Jennergren C. G. (1948), private communication.

Johansson С. H. (1947), Influence of diameter confinement and admixture of fine grained material on the detonation velocity of LFB-dynamite. Internal report, Nitroglycerin ABs Detoniclaboratorium, Stockholm.

Johansson С. H. (1946), Shock waves in gases at the detonation of the brisant explosives, Ark. Mat. Astr. Fys., Stockholm, 33A, 1.

Johansson С. H., Ljungberg S., Lundborg N. (1946), Influence of the initia-. tion on the detonation velocity and impulse of LFB-dynamite, Internal report, Nitroglycerin ABs Detoniklaboratorjum, Stockholm.

Johansson С. H., Persson P. A. (1966), Density and pressure in the Chapman — Jouget plane as functions of initiate density of explosives, Nature,

Lond., 212," 1230.

Johansson С. Н., Selberg Н. L., Persson Л., Sjdlin Т. (1958), Channel effect in detonation tubes with an open space between the charge and the tube wall. Proceedings, 31st Congress for Industrial Chemistry, Liege, Vol. 11, p. 258.

Jones E., Cummings L G. (1955), Sensitiveness to detonation. 2nd Symposium on Detonation, Washington D. C.

Jones E., Mitchell. D. (1948), Spread of detonation in high explosives, Nature, Lond, 161, 98.

Jones H., Miller Л. R. (1948), The detonation of solid explosives, Proc. R. Soc., A. 194, 486.

Jougef E. (1905), Sur la propagation des reactions chimiques dans la gaze, J. Math, pures. appl., 60, 347; 61, 1.

Kamlet M. J., JacobsS.J. (1968), Chemistry of detonation: simple method for calculating detonation properties of C—H— N — О explosives, J. Chem. Phys., 48, 23.

Kistiakowsky G. B., WilsonE. B. (1941), The hydrodynamic theory of detonation and shock waves, OSRD Report № Ц4.

Ladegaard-Pedersen A., Persson P. A., Petrini M. (1967), The detonation

velocity of tubular charges of AN/RDX/TNT mixtures in steel tubes, Swedish Detonic Research Foundation Report 1967, 28.

LeeE. L., Hornig H. C., Kury J. W. (1968), Adiabatic expansion of high explosive reaction products, Lawrence Radiation Laboratory, University of California, UCRL-50422.

Mader C. L. (1963), Detonation properties of condensed explosives using the BKW equation of state, Los Alamos Scientific Laboratory Report LA-2900.

Mader C. L. (1965), Initiation of detonation by the interaction of shocks with density discontinuities, Physics Fluids, 8, 1811.

Miles F. D. (1955), A history of research in the Nobel Division of I. С. I., I. C. 1. Ltd., Nobel Division.

Malin M. E., Campbell A. W., Holland, T. E. Ц956), Temperature effects in the liquid explosive nitromethane, J. Appl. Phys., 27, 963.

Malin, M. E., Campbell A. W., Mautz C. W. (1957), Particle size effects in explosives at finite and infinite diameters, J. Appl. Phys., 28, 63.

Mizushima Y. (1964), Measurement of detonation velocities by image converter tube. Rep. Govt. chem. ind. Res. Inst., Tokyo, 59, 204.

NauckhoffS. (1905), Z. Angew. Chemie, 18.

Nauckhoff S., Bergstrom O. (1959), Nitroglycerine and dynamite. (A contri- butuon to the history of manufacture.) Nitroglycerin Aktiobolaget, Gyttorp, Sweden. Nitroglycerin Aktiobolaget, 1864—1964 (1964) (Erik Andren), Gyttorp, Sweden.

Парфенов А. К., Апин А. Я- (1965), О детонации с малой скоростью в порошкообразных ВВ, НТПГВ, 1, 109.

Parisot A., Leffitte Р. (1938), Detonation velocity of picric acid and RDX. Proceedings of the 18th Internationale Congress of Industrial Chemistry, Nancy, p. 930.

Persson P. A., Petrini M. (1967), The detonation velocity of 60/40 RDX/TNT with varying density and charge diameter. Swedish Detonik Research Foundation Report DL 1967, 20.

Persson P. A., Andersson B., Stahl S. 0. (1966), A technique for detailed time-resolved radiation measurements in the reaction zone of condensed explosives. Proceedings, 4th Internationale Symposium on Detonation, U. S. Naval Ordnance Laboratory, Silver Spring, Maryland, 1965. Office of Naval Research, Department of the Navy, Washington D. C.,U. S. A., ACR-126.

Petrini M. (1967), See: Ladegaard-Pedersen et al. (1967) and Persson, Petrini

Price D. (1967), Contrasting patterns in the behavior of high explosives. Ilth International Symposium on Combustion, Berkeley, California, 1966, p.693. Combustion Institute, Pittsburgh.

Propach HP. (1905), German patent application. See: Nauckhoff and Bergstrom (1959), p. 271.

Rayleigh (1910), Aerial plane waves of finite amplitude, Proc. R^Soc., A. 84,247.

Schall R. (1954), Stability of slow detonations, Z. angewZPhys., 6, 470.

Schall R. (1952), Detonation velocity of PETN determin^ from X-ray photography for various grain sizes up to 1,0 mm, Z. angew. Phys. 4, 291.

Schall R. (1967), Detonationphysik. In "Kurzzeitphysik” (Vollrafh K-, Thomer G., eds.), pp. 849—907, Springer, Vienna and New York.

Schmidt A. (1935), Uber die Detonation von Sprengstoffen und die Bezichung zwischen Dichte und Detonationgeschwindichkeit. Z. ges. Schiess-und Sprengstoffw., 30, 364.

Schmidt A. (1936). Uber die Detonation von Sprengstoffen und die Bezichung zwischen Dichte und Detonationgeschwindichkeit. Z. ges. Scheiss-u. Sprengstoffw., 31, 8, 37, 80, Ц4, 149, 183, 218, 248, 284, 322.

Selberg H. L. (1957), Theoretical treatment of low velocity detonation. Nitroglycerin ABs Detoniklaboratorium, Stockholm.

Selberg H. (1960), Normal and supernormal detonation velocity, Ark. Fys., 18, 353.

Selberg H. (1962), The dependence of the detonation velocity on the shape of the front at initiation to normal or supernormal level, Ark. Fys., 23, 129.

Selberg H. L., Sjolin T. (1961), Low and high velocity detonation in metal tubes, Explosivstoffe, 9, 150.

Slresau R. H.F. (1952), Low velocity detonation of.certain primary explo sives, NAVORD Report 2460.

Stromsoe E. (I960), Reaction zone length and failure of detonation in azides, Research, London, 13, 101.

Taylor J., (1952), Detonation in Condensed Explosives, Clarendon Press, Oxford.

Taylor W. (1959), Modern explosives, The Royal Institute of Chemistry, London, Monographs, № 5.

Taylor W., Weale A. (1932),-The mechanism of the initiation and propagation of detonation of solid explosives, Proc. R. Soc., A 138, 92.

Trauis J. R. (1966), Experimental observation of initiation of nitromethane by shock interactions at discontinuities. Proceedings 4th International Symposium on Detonation. U. S. Naval Ordnance Laboratory, Silver Spring, Maryland, 1965. Office of Naval Research, Department of the Navy, Washington, D.C., U.S. A., ACR-126.

Urizar M. J., James E., Jr., Smith. L. (1961), Detonation velocity of pressed TNT, Physics Fluids, 4, 262.

Von Neumann V. (1942), Progress report on the theory of detonation waves, OSRD Report № 549.

Watson R. W., Summers C. R., Gibson F. C., Van Dolah R. W. (1966), Detonations in liquid explosives — the low velocity regime. Proceedings, 4th Symposium on Detonation, U. S. Naval Ordnance Laboratory, Silver Spring, Maryland, 1965. Office of Naval Research, Department of the Navy, Washington, D. C., U. S. A. ACR-126.

Wetterholm A. (1958), Some properties of a new type of gelatinized, oxygen balanced safety explosive. Proceedings, 31st Congress for Industrial Chemistry, Liege, Industrie Chemique Beige, Vol. Il, p. 226.

Wetterholm A. (1964), N1N1'-bis-(^2^2p2-trinitroetyl)-urinamne. Ett nytt hdgbrisant Sprangamne. Svensk Kem. Tidskrift, 76, 628.

Воскобойников И. M., Апин А. Я- (1960), Измерение температуры детонационного фронта в жидком взрывчатом веществе, ДАН СССР, т. 130 № 4.

Wood W. W., Kirkwood J. G. (1949), Diameter effect in condensed explosives, J. Chem. Phys., 45, 69.

Woodhead D. W., Titman H. (1965), Detonation phenomena in a tubular charge of explosive, Explosivstoffe, 13, 113, 141.

Зайцев В. M., Похил П. Ф„ Шведов К- К. (1960), Измерение скорости звука в продуктах детонации, ДАН СССР, т. 133, № 1.

Зельдович Я- Б. (1940), К теории распространения детонации в газообразных системах, ЖЭТФ, 10, 542.

Зельдович Я- Б., Компанеец А. С. (1955), Теория детонации, Гостехиздат, Москва.

Воскобойников И. М., Дубовик А. В., Боболев В. К- (1965), Детонация нитроглицерина с малыми скоростями, ДАН СССР, 161, № 5, стр. 1152.

Гордеев В. Е., Сербинов А. И., Трошин Я- К. (1967). Возбуждение взрыва при захлопывании кавитационных пузырьков в жидких взрывчатых веществах, ДАН СССР, 172, № 2, стр. 383.

Дубовик А. В., Боболев В. К. (1970), Об эффекте «Поднятого ролика» при возбуждении взрыва в жидкостях ударом, физика горения и взрыва, № 2, стр. 205.

Глава 2

ИНИЦИИРОВАНИЕ ВЗРЫВА

УДАРНЫМИ ВОЛНАМИ

В предыдущей главе мы рассматривали детонационную волну и охарактеризовали ее как самораспространяющийся комплекс, состоящий из ударной волны и зоны химической реакции, тепловыделение в которой поддерживает ударный фронт. Быстрая химическая реакция при ударном сжатии вещества возникает илн по всему фронту (объемный разогрев), или в локально разогретых участках, являющихся центрами инициирования реакции (горячие точки). Скорость ударной волны, во фронте которой не возникает реакция, полностью зависит от условий на границе заряда. В отличие от последней детонационная волна всегда стремится достичь определенной скорости распространения. Эта скорость, как правило, но не всегда, не зависит от граничных условий. Например, мы видели, что детонация может быть пересжатой, т.е. может обладать скоростью, величина которой больше нормальной для данного вещества. Пересжатая детонация поддерживается неким поршнем, движущимся со скоростью большей, чем массовая скорость во фронте стационарной детонационной волны.

Мы отмечали также, что в зарядах конечного диаметра с боковой поверхности распространяются волны разрежения, которые могут снизить скорость детонации. Мы показали также, каким образом указанный процесс является ответственным за изменение скорости детонации с диаметром заряда.

При отсутствии перечисленных граничных эффектов стабильность детонации просто поразительна.- Не удивительно поэтому, что кратковременное ударное сжатие вещества на поверхности заряда до давления несколько большего или меньшего, чем давление во фронте стационарной детонационной волны, вызывает появление самоподдерживающейся волны в заряде ВВ.

Такая нестационарная волна либо затухает, либо переходит в стационарную детонационную волну. Изучение переходного процесса имеет важное практическое значение,, поскольку инициирование детонации с помощью сильных ударных волн является в большинстве случаев наиболее предпочтительным методом инициирования. Основные вопросы, которые необходимо при этом решить, сходны между собой. Прежде всего следует установить, возможно Ли инициирование детонации в заряде данного ВВ при подрыве

капсюля-детонатора, промежуточного детонатора, летящей с высокой скоростью пулей или пластинкой, а также при переходе ударной волны из инертной преграды, разделяющей два заряда. При любом из перечисленных способов инициирования в исследуемом (пассивном) заряде ВВ возникает довольно сложная трехмерная ударноволновая конфигурация, за фронтом которой происходит тепловыделение вследствие протекания реакции. Количественная обработка возникающей картины течения довольно трудна, особенно если исследуются критические условия инициирования детонации. Поэтому в настоящей главе мы рассмотрим основные черты процесса инициирования на примере наиболее простой ударноволновой конфигурации — инициирование плоской ударной волной с прямоугольным профилем давлений. Затем мы последовательно рассмотрим некоторые способы инициирования. При этом мы будем постоянно напоминать о близком сходстве явлений, которые, с одной стороны, определяют величину критического диаметра заряда ВВ, а с другой — значение критического давления инициирования детонации в каждом из рассмотренных способов.

При анализе различных способов инициирования детонации не менее важно каждый раз устанавливать баланс между тепловыделением вследствие протекания химической реакции при ударном сжатии вещества н потерями энергии при охлаждении вещества в волнах разрежения. На состояние этого баланса чрезвычайно сильное влияние оказывает та зависимость, которой связаны между собой давление, температура и скорость химической реакции во фронте ударной волны.

ДАВЛЕНИЕ ИНИЦИИРУЮЩЕЙ УДАРНОЙ ВОЛНЫ МЕНЬШЕ ДАВЛЕНИЯ ВО ФРОНТЕ ДЕТОНАЦИИ

А. Однородные жидкости и монокристаллы

Если поверхность заряда ВВ подвергается воздействию ударного импульса, давление в котором равно давлению во фронте стационарной детонационной волны и изменяется во времени таким же образом, есть основания полагать, что возникновение детонации происходит без задержки. В большинстве однородных ВВ при инициировании ударной волной с давлением, составляющим менее половины давления во фронте стационарной детонационной волны, возникновение детонации происходит с некоторой задержкой. Кэмпбелл и corp. (1961а) подробно изучили такое явление инициирования. Основная часть исследований была выполнена с нитрометаном. Генераторами плоских ударных волн служили заряды мощных ВВ большого диаметра, которые отделялись от исследуемого вещества преградами различной толщины. Входящая в нитро-

метан ударная волна первое время распространяется, как по инертному веществу. После некоторой задержки, возрастающей с уменьшением начальной амплитуды ударной волны, на поверхности преграды илн в непосредственной близости от нее возникает детонационная волна. Эта детонационная волна образуется внутри ударносжатого вещества и распространяется со скоростью, значительно превышающей скорость нормальной детонации. На определенном расстоянии, от преграды детонационная волна догоняет фронт ударной волны, после чего скорость детонации резко уменьшается до величины, несколько превышающей скорость нормальной детонационной волны, и затем плавно снижается до нормальной скорости детонации.

Непосредственно перед моментом появления свечения Жидкость вблизи поверхности преграды становится непрозрачной. Это является первым признаком возникновения быстрой химической реакции. Поскольку на начальной стадии распространения детонационная волна движется в уже сжатом, а потому менее сжимаемом веществе, то давление во фронте выше, а температура ниже, чем во фронте стационарной волны. Поэтому свечение детонационного фронта на первом этапе менее интенсивно, чем в состоянии нормального распространения. После того как детонационная волна догонит ударную волну, возникающая в невозмущенном нитрометане детонационная волна становится пересжатой вследствие осевого подпора продуктов взрыва, обладающих повышенным давлением и потому действующих подобно поршню. По этой причине давление, скорость детонации и особенно температура сразу резко возрастают. На рис. 61 показана пространственно-временная диаграмма движения ударной волны, преграды и детонационной волны в эксперименте по инициированию нитрометана плоской ударной волной (Кэмпбелл и corp., 1961а). Начальное давление в ударной волне 82 кбар, массовая скорость 1,62 км/с и волновая скорость 4,50 км/с (начальная плотность нитрометана 1,125 г/см3).

Относительно невозмущенного нитрометана скорость детонации в ударносжатом веществе составляет 10,0 км/с. Полагая, что эта скорость определяется главным образом изменением плотности и скоростью движения ударносжатой жидкости, Кэмпбелл и corp, получили следующее выражение:

Dc — 6,30 + 3,2 (р — р0) + «р, (1) где коэффициент зависимости скорости от плотности о (3,2 км/с/1 г/см3) был найден нз экспериментов, проведенных при различных начальных температурах окружающей среды. Скорости, рассчитанные по (1), совпадают с экспериментальными величинами, найденными для различных значений амплитуды инициирующих ударных волн.

Как показали эксперименты, индукционный период, измеряемый с момента входа ударной волны в нитрометан до возникновения детонации на границе с преградой, зависит от изменения амплитуды инициирующей ударной волны, начальной температуры и степени чистоты нитрометана, а также от шероховатости поверхности преграды. Увеличение давления в ударной волне с 86 до 89 кбар приводит к уменьшению индукционного периода с 2,26

Рис. 61. (х— ^-Диаграмма ударного инициирования нитрометана.

р = 81 кбар; и = 1.60 км/с; и = = 4,50км/с; О^ = Ю.О км/с; D = = 6.29 км/с.

до 1,74 мкс; повышение начальной температуры с 1,6 до 26,8 °C вызывает снижение индукционного периода с 5,0 до 1,8 мкс.

Таблица 14

Зависимость глубины возникновения детонации в НМ от толщины преграды. Активный заряд: ТГ 40 диаметром 75 мм и длиной 140 мм.

Заряд НМ помещен в трубку из плексигласа диаметром 53 мм

Толщина плексигласовой преграды, мм

Скорость ударной волны в плексигласе на границе с НМ, км/с

Давление во фрочте ударной волны, кбар

Глубина инициирования. мм

Скорость детонации, км/с

плексиглас

нм

5

6,00

156

140

0

12

5,75

138

123

0

6,34

17

5,55

124

110

0

6,38

25

5,28

107

95

7

29

5,13

98

86

10

—

30

5,10

96

84

19

6,39

35

4,90

84

74

Отказ

Аналогичные явления прн инициировании ВВ наблюдали Берг (1964) н Берг н Персон (1964), которые использовали цилиндрические заряды в своих опытах, проведенных по схеме активный заряд — преграда — пассивный заряд. В табл. 14 приведены результаты экспериментов, показывающие зависимость глубины возникновения детонации (расстояние от границы преграды до точки в заряде невозмущенного нитрометана, где впервые появляется яркое свечение детонационного фронта) от толщины преграды. Давление на поверхности раздела нитрометан — плексиглас (преграда) оценивалось в независимых опытах, в которых измерялась скорость ударной волны в плексигласе на различных расстояниях от активного заряда. Согласно полученным данным, критическое давление инициирования нитрометана составило 84 кбар, т. е. вполне удовлетворительно согласуется с величиной 81 кбар, полученной Кэмпбеллом и сотрудниками. В расчетах использовались следующие выражения для ударных адиабат плексигласа:

^ = 2,75 + М8и„ (2) и нитрометана (Илюхин н сотр., 1960):

Us = 2,00+ 1,38^. (3)

Вывод Кэмпбелла и сотр. (1961а) о возникновении детонации на границе с преградой н ее распространение по ударносжатому веществу был проверен в экспериментах, схематически показанных на рис. 62. Цилиндрический заряд нитрометана помещался между преградой и набором плексигласовых пластин, разделенных узкими воздушными зазорами. Варьируя длину заряда нитрометана, можно сделать ее короче глубины возникновения детонации. Средняя скорость ударной волны в каждой плексигласовой пластине довольно точно определяется по вспышкам света в зазорах, которые записываются сверхскоростной камерой, направленной иа торец заряда. Зависимость скорости ударной волны от длины пробега в плексигласовой сборке показана на графиках, приведенных на рис. 62, а, 62, б и 62, в.

Характер затухания скорости ударной волны в опыте без заряда нитрометана виден из рис. 62, а; на рис. 62, в показано уменьшение скорости ударной волны, возникшей от детонации заряда нитрометана длиной 100 мм. На рис. 62, б показано внезапное увеличение скорости ударной волиы после того, как она прошла примерно 4 мм в плексигласовой сборке; такое внезапное увеличение скорости говорит о том, что первоначально возникшую ударную волну в нитрометане догнала детонационная волна с давлением во фронте, превышающим давление в стационарной детонационной волне. Пространственно-временная диаграмма, представленная на рнс. 63, иллюстрирует результаты описанного эксперимента (рис. 62, б).

Рис. 62. Распространение ударной волны в наборе плексигласовых пластин |с воздушными зазорами, на границе с которой расположены пассивные заряды различной длины.

Используя фотоумножитель с высокой разрешающей способностью, Персон и сотр. (1966) получили записи излучения света из участка заряда нитрометана вблизи границы с преградой. Оказалось, что обрыв стационарной детонации вызывается преградами толщиной до 27 мкм. Перешедшая из преграды ударная волна вновь инициирует жидкость, причем последовательность происходящих явлений такая же, как и с широкими преградами.

Устройство заряда, используемого в рассматриваемом эксперименте, показано иа рис. 64. Когда плексигласовую преграду заме-

нили на преграду, состоящую из полиэтиленовой и двух стеклянных пластин, разделенных воздушными зазорами, получили запись, приведенную на рис. 65. На записи видны две вспышки в воздушных зазорах и последующее двухступенчатое возрастание интенсивности свечения в нитрометане. Впервые свечение в нитрометане появляется через 75 нс после входа ударной волны.

Рис. 63. (х— Q-Диаграмма процесса инициирования, показанного на рис. 62.

Ряд записей свечения нитрометана, полученных в опытах с одиночными полиэтиленовыми преградами различной толщины, показан иа рис. 66. В экспериментах применялся осциллограф, запускавшийся сигналом от вспышки в нитрометане. Записываемый сигнал проходил через линию задержки, использование которой диктовалось необходимостью регистрации начальной картины явления. Осциллограммы записей показывают такое же двухступенчатое возрастание интенсивности свечения, которое фиксируется фотокамерой. Появление первого плато на записи объясняется, по-видимому, слабым свечением, излучаемым детонацией в ударио- сжатом иитрометаие; последующее внезапное увеличение интенсивности свечения соответствует тому моменту, когда детонационная волна догоняет ударную волну. Далее следует постепенно уменьшающийся сигнал от пересжатой детонационной волны в невозмущеиной жидкости.

Основные особенности рассмотренных явлений наблюдаются и при детонации других однородных жидких или твердых ВВ. В табл. 15 приведены значения критических давлений ииициирова-

Нитрометан 2

НитрометанНитрометан\ Стеклянная пластина\ Непрозрачнаяполиэтиленовая преграда

Нитрометан

Нитрометан

К фотоумножителю

Рис. 64. Схема опыта по изучению детонации в нитрометане

Активный заряд „ , нитрометана Воздушные

зазоры: ——полиэтилен, 75мк 75мк—

75 мн—►

Пассивный заряд нитрометана

/о в]у 7

0,1МКС

Рис. 65. Схема опыта и осциллограмма, на которой видны две интенсивные вспышки света из воздушных зазоров и начало излучения света из пассивного заряда нитрометана.

Таблица 15

Значения критических параметров инициирования детонациидля различных однородных ВВ

ВВ

Агрегатное состояние

Р, к^ар

То. сс

Dc, км/с

НМ

Жидкость

81

25

10,0

тнт

»

125

85

11,0

Дизекайт-13а

»

85

25

12,2

Тэн

Кристаллы

112

25

10,9

а Азотная кислота/иитробе:13зл/вода (63/24/13).

ння и некоторых других параметров для нитрометана, расплавленного тротила, состава дизекайт 13 и монокристалла тэна. Глубина инициирования в этих опытах составляет величину порядка одного или нескольких сантиметров. Как следует из приведенных в табл. 15

0,1 мкс

Рис. 66. Осциллограммы записей излучения света при возникновении детонации от ударной волны в зарядах нитрометана диаметром 32 мм при различных толщинах полиэтиленовых преград.

данных, с уменьшением давления во фронте инициирующей ударной волны происходит быстрое и непрерывное увеличение глубины возникновения детонации.

Б. Неоднородные ВВ

Картина инициирования полностью изменяется, когда химически однородное ВВ является физически неоднородным. Фоторазвертка процесса возбуждения взрыва плоской ударной волной в нитрометане, содержавшем наполненные аргоном пузырьки различного размера, показана на рис. 67. Наличие слабо светящейся зоны сверху и снизу записи, за которой следует иитеисивиая вспышка, типично для картины инициирования однородных ВВ. Присутствие двух сравнительно больших пузырьков явилось причиной возникновения сильного свечения, связанного с реакцией, которое быстро распространилось в глубь ВВ. Оно продолжалось более микросекунды, прежде чем появилось свечение реакции, возникшей в объеме ВВ. Более мелкие пузырьки светились несколько микросекунд, однако так и не вызвали инициирования в течение всего времени записи. Инициирующая способность пузырьков с аргоном и бутаном почти одинакова, тогда как можно ожидать, что температуры ударного сжатия названных газов заметно отличаются. На основании этого можно сделать вывод, что механизмом,

ответственным за инициирование, не является адиабатический разогрев газа. Как показали эксперименты, центрами инициирования реакции могут также быть маленькие цилиндры из вольфрама или плексигласа. Выводы экспериментов подкрепляются расчетами Мадера (1965), исследовавшего закономерности поведения двумерного потока способного к реакции вещества вблизи от стержней или полостей круглого или прямоугольного сечения, расположенных параллельно фронту ударной волны. По всей видимости,

Рис. 67. Фоторазвертка записи инициирования нитрометана, содержащего пузырьки воздуха (Кэмпбелл и сотр., 19616).Рис. 67. Фоторазвертка записи инициирования нитрометана, содержащего пузырьки воздуха (Кэмпбелл и сотр., 19616).реакция возникает в непосредственной близости от этих стержней или полостей при взаимодействии ударных волн, которое приводит к созданию в жидкости локальных участков с повышенными температурой и давлением. В зависимости от размера разогретого участка реакция может распространяться далее в глубь вещества или затухать.

Рис. 67. Фоторазвертка записи инициирования нитрометана, содержащего пузырьки воздуха (Кэмпбелл и сотр., 19616).

Рис. 67. Фоторазвертка записи инициирования нитрометана, содержащего пузырьки воздуха (Кэмпбелл и сотр., 19616).

Таким образом, мы пришли к выводу, что если в веществе имеются посторонние включения, нарушающие однородность структуры (газовые пузырьки, полости, твердые частицы, границы зерен и даже частицы одного ВВ, заключенные между частицами другого ВВ), то его инициирование о,т ударной волны заданной амплитуды происходит быстрее, чем инициирование однородного вещества,

реакция в котором возникает вследствие объемного разогрева. По этой причине детонация в неоднородных В В возникает при более низких давлениях инициирования, чем в однородных.

Действительно, поведение неоднородных прессованных ВВ в условиях ударного сжатия сильно отличается от поведения однородных веществ. На основании результатов тщательно проведенных экспериментов Кэмпбелл и сотр. (19616) обнаружили следующие различия в поведении рассматриваемых двух типов ВВ:

Скорость инициирующей ударной волны в однородных В В — величина постоянная или незначительно уменьшающаяся со временем; в неоднородных ВВ скорость инициирующей ударной волны увеличивается по мере распространения.

В однородных ВВ переход к стационарной детонации совершается внезапно; в неоднородных В В он осуществляется более плавно.

Стационарной детонации в однородных В В предшествует пересжатая детонация, скорость которой в случае нитрометана примерно на 10% превышает скорость нормальной детонации; в неоднородных ВВ режимов пересжатой детонации не наблюдалось.

Имеются доказательства, что в однородных В В детонация возникает па границе раздела с преградой; наиболее вероятно, что в неоднородных В В детонация возникает в самом ударном фронте пли в непосредственной близости от него. Возможно, последующие эксперименты позволят окончательно решить этот вопрос.

Эксперименты со смесями нитрометан — частицы карборунда показали, что смеси имеют большую чувствительность, чем чистый нитрометан. Вблизи неоднородных участков смеси происходит взаимодействие ударных волн, что приводит к локальным разогре- вам вещества. Для процесса инициирования детонации упругоакустические свойства ВВ имеют более важное значение, чем его термохимические характеристики.

В однородных ВВ до возникновения детонации вещество, находящееся позади инициирующей ударной волны, не обладает проводимостью; в неоднородных В В это же вещество является проводником, причем проводимость вещества нарастает по мере перехода к нормальной детонации.

Процесс инициирования в однородных ВВ более чувствителен к изменениям начальной температуры или давления в ударной волне, чем в неоднородных веществах.

Разница в давлениях инициирования детонации и зависимость глубины возникновения детонации от давления в ударных волнах для прессованных зарядов тротила с гексогеном, состава В и чистого нитрометана отчетливо видны из графиков, приведенных на рис. 68. Постепенное возрастание давления во фронте ударной волны, по мере того как ударная волна распространяется от пре-

грады до точки возникновения стационарной детонации в литом составе В, показано на рис. 69. Давление в точке Чепмена — Жу- ге для состава В равно 283 кбар, давление во фронте ударной волны — 382 кбар. При начальном давлении во фронте ударной волны 95 кбар глубина инициирования составляет 2,7 мм, при 77 кбар — 4,4 мм и при 67 кбар — 6,0 мм.

Рис. 68. Зависимость глубины возникновения детонации от амплитуды инициирующей ударной волны.

( - ГГ 35/65; 2 — нитрометан, О и □ данные Кэмпбелла и corp. (1961а и б); 4- данные Джекобса и corp. (1963).

Рис. 69. Повышение давления во фронте ударной волны при инициировании детонации в литом составе В [гексоген (59%)+тротил (40%)*рвоск (1%)]; ро — 1,72 (Джекобс и сотр., 1963).

Дальнейшие сведения о механизме постепенного возрастания давления в инициирующей ударной волне и механизме перехода в детонацию были получены в экспериментах (Берг и Персон, 1964), в которых применялся метод многочисленных воздушных зазоров,

Рис. 70. Зависимость скорости ударной волны в плексигласе от толщины (О—30 мм) пассивного заряда литого ТГ 40,Рис. 70. Зависимость скорости ударной волны в плексигласе от толщины (О—30 мм) пассивного заряда литого ТГ 40,Кфото- региструКфото- регистру

Рис. 70. Зависимость скорости ударной волны в плексигласе от толщины (О—30 мм) пассивного заряда литого ТГ 40,

Рис. 70. Зависимость скорости ударной волны в плексигласе от толщины (О—30 мм) пассивного заряда литого ТГ 40,

Кфото- регистру

Кфото- регистру

уже использовавшийся в опытах с нитрометаном. Заряды литого состава В (ТГ 40) различной толщины помещались между преградой и набором плексигласовых пластин (рнс. 70). Характер изменения скорости ударной волны по мере распространения ее по плексигласовой сборке определялся с помощью фоторегистрации последовательных вспышек в воздушных зазорах. Результаты опытов показаны на рис. 70, б. Когда пассивный заряд ВВ отсутствовал /г 0), в сборке распространялась затухающая ударная волна,

перешедшая из преграды. Ее начальная скорость составляла 3,4 км/с. При наличии пассивного заряда толщиной 12 мм скорость ударной волны, входящей в сборку, повышалась до 3,5 км/с и в дальнейшем возрастала до 4 км/с. Этот рост свидетельствует о том, что за фронтом ударной волны в заряде происходило тепловыделение и давление в ВВ возрастало с увеличением расстояния за ударным фронтом.

Рис. 71. Схема опыта по измерению массовой скорости продуктов взрыва с помощью электромагнитного метода.

ф направление магнитного поля.

При толщине пассивного заряда 18 мм начальная скорость ударной волны в плексигласовой сборке составляла 4,6 км/с, и далее она возрастала до максимальной величины 4,8 км/с. При толщине пассивного заряда 23 мм начальная скорость волны составляла примерно 6 км/с. По мере дальнейшего распространения волны по сборке ее скорость оставалась постоянной и затем быстро уменьшалась. Этот факт указывает, что зона максимального тепловыделения подтянулась ближе к фронту инициирующей ударной волны. Наконец, эксперимент с зарядом толщиной 30 мм показывает затухающую ударную волну. Подобная картина типична для зарядов, детонирующих с нормальной скоростью, н является свидетельством протекания реакции вблизи фронта ударной волны. Напомним, что эти эксперименты проводились с литыми зарядами ТГ 40, в то время как большая часть опытов Кэмпбелла и corp. (19616) была проведена с прессованными зарядами с высокой плотностью. Результаты опытов совпадают, в силу чего имеются основания полагать, что в неоднородных ВВ амплитуда ударной волны постепенно нарастает и детонация возникает на ударном фронте или в непосредственной близости от него.

Используя электромагнитный метод, Дремнн (частное сообщение, 1967) измерил профили массовой скорости за фронтом инн-

циирующей ударной волны в различных ВВ. Принцип метода показан на рис. 71. Параллельно фронту ударной волны располагается металлическая фольга, которая является проводником, движущимся в магнитном поле. На концах проводника наводится ЭДС, пропорциональная скорости потока вещества.

На основании результатов этих экспериментов Дремин установил различие между следующими тремя типами ВВ: однородными — например жидкости без пузырьков; почти однородными — литые

Рис. 72. Профили массовой скорости на различных стадиях возникновения детонации.

а — жидкое- ВВ (нитрометан, НГЦ); б — прессованное ВВ с высокой плотностью (THT, ро = =1,60 г/см3); в — литое ВВ с высокой плотностью (шимозированный THT, р0 = 1,63—1,64 г/см8).

ВВ высокой плотности н, наконец, неоднородными — прессованные ВВ. На рис. 72 схематически показаны полученные профили давлений на различных стадиях инициирования. Картина поведения литых ВВ совпадает с обнаруженной в экспериментах с использованием плексигласовых сборок.

Различие в картинах инициирования между прессованными и литыми ВВ для случаев, показанных на рис. 72, б и 72, в, вызвано присутствием в литых зарядах гораздо большего числа центров инициирования (в виде пор), чем в прессованных веществах.

ДАВЛЕНИЯ ИНИЦИИРУЮЩИХ УДАРНЫХ ВОЛН БОЛЬШЕ ДАВЛЕНИЙ ДЕТОНАЦИИ ВВ

Для инициирования детонации промышленных ВВ, содержащих аммиачную селитру с жидким горючим (АСЖГ), или водонаполиен- ных ВВ иа основе селитры, тротила и воды необходимы промежуточные детонаторы из мощных ВВ, которые создают давления, превышающие детонационные для рассматриваемых веществ. По этой причине детонация возникает без задержки на поверхности ВВ. Для надежного инициирования стационарной детонации диаметр промежуточного заряда ВВ должен превышать некоторую критическую величину. При меиьших диаметрах потери при боковом разлете вещества из очага инициирования будут настолько велики, что детонация затухнет, даже если в начальный момент поверхность детонационного фронта будет со временем несколько возрастать (Юхансон и Сьёлин, 1966). Последовательные положения фронта ударной волны в различные моменты времени показаны на рис. 73 на примере инициирования зарядов водонаполненного ВВ, содержащего 25% тротила, 12% воды, 0,4% гуара и аммиачную селитру (реолит 25), помещенных в плексигласовые оболочки. Заряды инициировались с помощью промежуточных детонаторов конической формы. Диаметр зарядов d' составлял 10 см, а критический диаметр детонации данного ВВ — 6 см. При диаметре промежуточного детонатора ^=3—4 см детонация затухала, однако при диаметре промежуточного детонатора 5 см она была стабильной. Промежуточный детонатор изготавливался из пластичного ВВ (стартекс), имеющего плотность 1,5 г/см3 и скорость детонации 7100 м/с. Вершина детонатора помещалась в плексигласовую трубку с отношением внутреннего и внешнего диаметров 20/30 мм. Полученные результаты согласуются с теоретическими расчетами Эн ига (1965).

Положения ударного фронта в зарядах ВВ были найдены в результате обработки фотографических записей выхода фронта ударной волны на торец укороченных зарядов, устройство которых показано на рис. 74. Для получения достаточно четкого изображения, требующего хорошей освещенности объекта съемки, торец заряда прикрывался плексигласовой пластиной, в которой имелось множество круглых отверстий, заполненных воздухом. Между пластиной н ВВ помещалась тонкая пленка из пластика. Пример фотозаписи для заряда длиной 4,8 см с промежуточным детонатором диаметром 4 см показан на рис. 75.

Точки на графиках, приведенных иа рис. 76, показывают положение фронта детонации вдоль оси зарядов реолита 25 в различные моменты времени. Заряды длиной 40 см помещались в трубки из картона и испытывались при различных значениях параметров d' и d. При ^/==6см н d=5,9 и 4,9 см возникала детонация, скорость

Рис. 73. Распространение сильной ударной волны и детонации в зарядах сравнительно малочувствительного ВВ (реолит 25) при инициировании промежуточными детонаторами различного диаметра.

Рис. 74. Схема опыта для регистрации момента прибытия фронта ударной волны на торец заряда маломощного ВВ.

/ — детонатор; 2 — трубки из плексигласа d.= 10 см; 8 — промежуточный детонатор; 4 —рео- лит 25; 5 — пленка из пластика; 6 — непрозрачный плексиглас с круглыми отверстиями; 7 — прозрачный плексиглас; 8—плексиглас; 9 — к фоторегистру.

которой оставалась приблизительно постоянной с момента инициирования. При использовании промежуточного детонатора с d=5,9 см в одном случае была зарегистрирована скорость 4500 м/с, во втором случае — 4300 м/с. Причина указанного различия скоростей неясна. При г/=4,7 см на участке длиной 10 см происходило заметное затухание детонации, затем скорость стабилизировалась па уровне 3600 м/с и детонация распространялась еще на участок длиной 27 см, после чего быстро затухала, так что на расстоянии

Рис. 75. Фоторазвертка опыта, показанного на рис. 73 (d = 4,0 см, L = 4,8 см).

33 см всякое свечение исчезало. Когда б/=4,5 см, уменьшение скорости наблюдалось уже на расстоянии 6 см, а свечение пропадало на расстоянии 18 см. В трубке диаметром 8,7 см при d=4,7 см детонация распространялась с постоянной скоростью 3500 м/с на участке длиной 20 см, после чего она резко возрастала до опять-таки постоянного значения 4600 м/с. В трубке диаметром 10 см при d=9,9 см с самого начала скорость детонации составляла 5000 м/с.

Кривые, приведенные на рис. 76, были построены по результатам фотографирования свечения фронта детонации в зарядах длиной 40 см, помещенных в оболочки из картона, в стенках которых высверливались отверстия диаметром 6 мм на расстоянии 3 см одно

Рис. 76. (х — ^-Диаграмма положения фронта чувствительного В В (реолит

Номера кривых

детонации в зарядах мало* 25).

23456

Диаметр заряда, см

Диаметр промежуточного детонатора, см

10,08.76.06.0

9,94,75,94,9

6,0

4,7

6,0

4,5

Экран со щелью

Рис. 77. Схема опыта для регистрации распространения детонационной волны в малочувствительном ВВ.

от другого. На рис. 78 показана характерная запись, полученная с помощью скоростного фоторегистра для заряда с d'=6 см и d=4,7 см. Чтобы свечение, исходящее из отверстий, получалось достаточно интенсивным во время прохождения фронта детонационной волны, в них помещались капсюли-детонаторы № 4 таким образом, что участок капсюля с инициирующим зарядом был обращен к исследуемому ВВ (рис. 77). Какого-либо заметного влияния на процесс распространения детонации отверстия в оболочке

Рис. 78. Фоторазвертка опыта, показанного на рис. 77.

и капсюли, по-видимому, не оказывали. Например, критический диаметр промежуточного детонатора для заряда диаметром 6 см оказался равным 4,6 и 4,8 см, в последнем случае в оболочке были сделаны отверстия и туда были помещены капсюли. По этой причине приведенная на рис. 76 зависимость скорости детонации реолита 25 от диаметра промежуточного детонатора дает удовлетворительное представление о картине реального процесса.

В заключение необходимо заметить, что рассмотренное выше условие инициирования, согласно которому инициирующая поверхность промежуточного детонатора должна превышать некоторую определенную для данного В В величину, следует из того, что тепловыделение в результате протекания реакции должно превышать потери, связанные с боковым разбросом вещества. В условиях, близких к критическим условиям инициирования, детонация

IIРис. 79. Схема опыта для определения ини-циирующей способности "промежуточных де-тонаторов при контактном подрыве./-капсюль-детонатор; 2 - промежуточный детонатор;3 — алюминиевая пластина; 4 — полихлорвиниловаятрубка; 5— ТНТ/глицсрин; 6 — свинец.Рис. 79. Схема опыта для определения ини-циирующей способности "промежуточных де-тонаторов при контактном подрыве./-капсюль-детонатор; 2 - промежуточный детонатор;3 — алюминиевая пластина; 4 — полихлорвиниловаятрубка; 5— ТНТ/глицсрин; 6 — свинец.

I

I

Рис. 79. Схема опыта для определения ини-циирующей способности "промежуточных де-тонаторов при контактном подрыве.

/-капсюль-детонатор; 2 - промежуточный детонатор;3 — алюминиевая пластина; 4 — полихлорвиниловаятрубка; 5— ТНТ/глицсрин; 6 — свинец.

Рис. 79. Схема опыта для определения ини-циирующей способности "промежуточных де-тонаторов при контактном подрыве.

/-капсюль-детонатор; 2 - промежуточный детонатор;3 — алюминиевая пластина; 4 — полихлорвиниловаятрубка; 5— ТНТ/глицсрин; 6 — свинец.

Рис 80. Деформация свинцового цилиндра (z?) в зависимости от содержания глицерина (г); схема опыта представлена на рис. /У.

может распространяться на сравнительно большие расстояния до тех пор, пока нарушение баланса между тепловыделением н теплопотерями ие приведет к затуханию детонации или к переходу на нормальный режим распространения.

Для измерения инициирующей способности промежуточных детонаторов Юхансон и Альфредсон (1964) использовали пассивные заряды из мелкодисперсного тротила (размер зерна «0,01 мм) в глицерине. Тротил тщательно смешивали с глицерином, полученную массу помещали в тонкостенные трубки из полихлорвинила и устанавливали заряды на свинцовые цилиндры диаметром 30 мм.

Рис. 81. Инициирующая способность промежуточных детонаторов различных диаметров.

гт — содержание глицерина в смеси THT/глицерин для q ■ 0.5. Толщина алюминиевой пластины (см. рис. 79) t, мм: О °; + 1; О 2.

Упаковка массы в трубки производилась с помощью разборных латуииых прессформ. Длина зарядов составляла 50 мм, а высота свинцовых цилиндров — 30 мм. О полноте детонации судили по уменьшению высоты свинцового цилиндра (величина q равна отношению высоты цилиндра после подрыва к его начальной высоте). Из опытов с зарядами с различным содержанием глицерина (г) была найдена величина 7=0,5, которой соответствовало некоторое значение rm; эта величина гт и принималась за меру инициирующей способности промежуточного детонатора. Схема опыта показана на рис. 79. Между зарядом и промежуточным детонатором помещалась алюминиевая пластинка. На рис. 80 показан примерный вид зависимостей q от г для промежуточных детонаторов из прессованного тротила плотностью 1,55 г/см3, диаметром 25 мм и алюминиевых пластинок различной толщины. Величину гт можно определить

с точностью ±1%. Из графиков, приведенных на рис. 81, видно, что величина гт для промежуточных детонаторов цилиндрической формы начинает быстро падать с уменьшением диаметра, если р<15 см.

Рис. 82. Инициирование реолита 25 с помощью промежуточного детонатора конической формы из стартекса. Зависимость критической массы и диаметра основания детонатора от угла при вершине конуса.

+ нормальная детонация; Q отказ.

При фиксированном весе промежуточного детонатора инициирующий эффект у детонаторов конической формы оказывается более высоким по сравнению с цилиндрическими детонаторами, если инициирование осуществляется при Непосредственном контакте о пассивным зарядом. На рис. 82 показаны зависимости величии критического веса и критического диаметра основания детонатора от; угла при вершине конуса для детонаторов из стартекса при инициировании реолита 25. Угол конуса 2а изменялся от 20 до

Рис. 83. Схема опыта для определения критического детонатора.

1 ~" Д^1”РУЧЩИЙ шчур: 2 — п°Дложка из пластика; 3 — реолит 25- жуточный детонатор; б — капсюль-детонатор №8; 7— влажный

диаметра основания

4 — бакелит; 5 — проме- песок; 8 —картон.

Рис. 84. Зависимость длины разрушенного участка трубы, содержащей водонаполненное ЙВ, от диаметра детонатора.

1 — бакелит, d’ = 6 см; 2 — сталь, d' = 6 см; 3 — бакелит, d’, = d 4- 0,1 см.

128°, т. е. промежуточные детонаторы имели самую различную форму: от конуса с высотой, вдвое превышающей диаметр основания, до конуса с высотой, составляющей 20% диаметра.

В соответствии с графиком, приведенным на рис. 82, критический диаметр основания детонатора линейно возрастал от значения 3 см, когда tga->0 (цилиндр с высотой 4 см), до приблизительно 4 см, когда tga=2. Критический вес детонатора быстро уменьшается с увеличением угла конуса и стремится к предельной величине около 8 г. Для зарядов аммонита (состав с аммиачной селитрой и жидким топливом) с 0=3100 м/с при плотности 1,06 г/см3, помещенных в железную трубку диаметром 2,5 см, получены аналогичные зависимости с той лишь разницей, что кривая критического диаметра основания промежуточного детонатора располагается несколько ниже, чем на рис. 82, а ннжний предел величины критического веса составляет около 7 г. Эти исследования были проведены с пассивными зарядами по схеме, представленной на рис. 83. Чтобы удержать заряды от самопроизвольного разрушения, им придали коническую.форму. Для снижения шума при подрыве заряды снаружи окружали влажным песком. Контрольные опыты без песчаной оболочки и с зарядами цилиндрической формы диаметром 10 см дали приблизительно одинаковые результаты как для реолита, так и для аммонита.

Критический диаметр промежуточного детонатора d также определяли путем измерения длины участка трубы L цилиндрического заряда, разрушаемой при детонации. На рис. 84 приведена зависимость L от d при различных диаметрах зарядов для промышленного ВВ типа реолита. Из графика видно, что прн малых d наблюдается линейный рост L для зарядов в бакелитовых трубках с d=6 см (толщина стенок 0,1 см). При больших d кривая круто загибается вверх и, по-видимому, асимптотически возрастает к очень большим L по мере приближения d к величине критического диаметра промежуточного детонатора dk=^,6 см. Соответствующие опыты с зарядами в стальных трубках с толщиной стенки 0,2 см и диаметром 6 см дали величину критического диаметра детонатора 4ft=4,l см.

Чтобы определить критический диаметр детонации исследуемых зарядов, их инициирование осуществлялось по всей торцевой поверхности. Для удобства работы диаметр промежуточного детонатора был на 1 мм меньше диаметра плексигласовой трубки, в которую помещали заряд. Результаты опытов показывают, что наблюдается интенсивный рост L при значениях диаметра, близких к критическому диаметру трубки d/=5,4 см.

Когда промежуточный детонатор цилиндрической формы полностью погружен в исследуемое ВВ, расширяющиеся продукты взрыва с его боковой поверхности начинают воздействовать на окружающее вещество задолго до момента выхода детонации иа

СхемаопытаСхемаопытаРаспространение ударной волныРаспространение ударной волныD=2A0Q mIcD=2A0Q mIc• из=А500 м/с• из=А500 м/с0=6600 м/с0=6600 м/с

Схемаопыта

Схемаопыта

Распространение ударной волны

Распространение ударной волны

D=2A0Q mIc

D=2A0Q mIc

• из=А500 м/с

• из=А500 м/с

0=6600 м/с

0=6600 м/с

Капсюль-Зешонатор №8

Рис. 85. Инициирование 35%-ного дннамнта с помощью шашки тротиладиаметром 7 мм.

Рис. 86. Характер детонации, возникающей в зарядах 35%-ного динамита различной плотности, под воздействием промежуточных детонаторов различного диаметра.О детонация с малой скоростью; ф детонация с большой скоростью.Рис. 86. Характер детонации, возникающей в зарядах 35%-ного динамита различной плотности, под воздействием промежуточных детонаторов различного диаметра.О детонация с малой скоростью; ф детонация с большой скоростью.

Рис. 86. Характер детонации, возникающей в зарядах 35%-ного динамита различной плотности, под воздействием промежуточных детонаторов различного диаметра.

О детонация с малой скоростью; ф детонация с большой скоростью.

Рис. 86. Характер детонации, возникающей в зарядах 35%-ного динамита различной плотности, под воздействием промежуточных детонаторов различного диаметра.

О детонация с малой скоростью; ф детонация с большой скоростью.

торец детонатора. Если давление иа боковой поверхности окажется достаточным для инициирования, то к моменту прекращения детонации в промежуточном детонаторе она уже возникнет в окружающем веществе. В этом случае эффективная поверхность инициирования промежуточного детонатора цилиндрической формы превосходит поверхность инициирования такого же детонатора, просто прижатого торцевой поверхностью к исследуемому веществу. Если же боковое давление продуктов взрыва детонатора недостаточно для инициирования детонации, то эффективность действия детонатора уже не будет зависеть от того, прижат ли он просто к торцу заряда или погружен в него. Для примера рассмотрим инициирование детонации с малой и нормальной скоростями в аммиач- носелитренном желатин-динамите (35% нитроглицерина) от промежуточного детонатора — шашки прессованного тротила. Схема опытов и полученные результаты показаны иа рис. 85 и 86. Рис. 85 иллюстрирует процесс инициирования детонации в помещенном в плексигласовые трубки динамите под воздействием промежуточного детонатора длиной 50 и диаметром 7 мм. Фоторегистрация процесса инициирования осуществлялась скоростной кинокамерой. Давление продуктов детонации иа торцевой поверхности промежуточного детонатора из ТНТ достаточно для инициирования нормальной детонации в динамите, однако с боковой поверхности давление очень мало. По этой причине ударная волна конической формы не возбуждает нормальную детонацию в динамите. Скорость детонации быстро уменьшается до 2400 м/с. Критический диаметр промежуточного детонатора, вызывающего нормальную детонацию, зависит от плотности динамита. Для промежуточных детонаторов из прессованного тротила с плотностью 1,55 г/см3 зависимость критического диаметра от плотности заряда аммиачноселитренного желатин-динамита с 35% НГЦ приведена на рис. 86.

ПЕРЕДАЧА ДЕТОНАЦИИ ЧЕРЕЗ ПРЕГРАДУ

Между двумя соосными цилиндрическими зарядами ВВ, разделенными инертной преградой, детонация может передаваться от одного заряда к другому, если толщина преграды меньше некоторой критической. Критическая толщина преграды зависит от свойств ВВ, диаметра зарядов и материала преграды.

В соответствии с получающимися в эксперименте характерными фотозаписями на рис. 87 схематически воспроизведен процесс передачи детонации от активного заряда тэиа с плотностью 1,55 г/см3 к пассивному заряду цилиндрической формы диаметром 20 мм через алюминиевую преграду. Линия АВ показывае/свечение детонационного фронта на поверхности активного заряда, а линия CEF — пассивного. Если пассивным зарядам является прессованный ТНТ, то записывается только линия EF; на участке заряда вблизи 5-555

Рис. 89. Последовательные положения фронта детонации в пассивных зарядах тэна и тротила.

/ — фронт детонации: 2 — зона инициирования; 3— отсутствие детонации.

Рис 87 Передача детонации через инертную преграду между двумяцилиндрическими зарядами.

Рис. 90. Последовательные положения фронтадетонации в полуцилиндрическом заряде ТНТбольшого диаметра.

/ — фронт детонации; 2 — зона инициирования; 3 — отсут-ствие детонации.

1^88 Фоторазвертка записи передачи детонации через преграду(см. рис. 87).

Рис. 91. Излучение света из зоны реакции в пассивных зарядах, помещенныхв воду (схема опыта представлена на pile. 90).

5*

алюминиевой преграды свечение отсутствует. На приведенной диаграмме пунктирная линия A'B'C'E'F' изображает траекторию движения фронта ударной волны вдоль оси зарядов; А'В'— траектория фронта детонации в активном заряде; В'С—фронт ударной волны в алюминиевой преграде; С'Е'—фронт ускоряющейся ударной волны в пассивном заряде и E'F' — фронт установившейся детонации в пассивном заряде (Юхансон и сотр., 1962; Юхансон, 1962).

Форма кривой CEF позволяет установить, что фронт детонации выходит на поверхность из внутреннего участка заряда, расположенного на некотором расстоянии от оси (^/2) и на расстоянии /г от торца заряда.

На рис. 88 показаны фотограммы записей передачи детонации между зарядами тэна и тротила, разделенных алюминиевыми преградами и помещенных в воду. Схема опытов представлена на рис. 87. Экспериментальные результаты, полученные Юхансоиом и Сьели- ном (1962), дают возможность наглядно представить картину начальной стадии распространения фронта детонации на внутренних участках пассивных зарядов тэна и тротила (рис. 89). Если диаметр пассивного заряда достаточно большой, то и в тротиле удается наблюдать движение фронта детонации в сторону преграды. Схематичная картина возникающего в данном случае процесса показана на рис. 90. Хорошей иллюстрацией к сказанному являются фотографии на рис. 91, на которых показано возникновение и развитие детонации в пассивном заряде полуцилиндрической формы. Съемка производилась со стороны плоского участка заряда, который был погружен в воду. Можно с уверенностью сказать, что форма детонационного фронта, видимая на фотографиях детонации полуцилиидрнческого заряда, приблизительно совпадает с формой фронта во внутренней части пассивного цилиндрического заряда. Это утверждение подтверждается тем фактом, что траектории движения светящихся участков детонационных фронтов в обоих опытах приблизительно совпадают.

В опытах, поставленных по схеме, приведенной иа рис. 87, получены значения критической толщины преграды из алюминия и свинца для передачи детонации между зарядами тэна и тротила. Результаты опытов представлены в табл. 16. Когда опыты проводились с зарядами, погруженными в воду, вода в некоторых случаях являлась преградой. Во всех опытах критическая толщина преграды для зарядов тэна оказалась больше, чем для тротила, поскольку тэн обладает большим давлением во" фронте детонационной волны и более чувствителен к ударной волне. В большинстве случаев критические толщины преград, определенных в опытах на воздухе и в воде, совпадают. Исключение составляет результат опыта по передаче детонации в тэнечерез свинцовую преграду, критическая Толщина которой в воде составила 32 мм и в воздухе — 23 мм. В этом случае ударная волна, образовавшаяся в воде при подрыве

Критическая толщина преграды

Таблица 16

ВВ

Диаметр заряда, мм

Материал преграды

Критическая толщина преграды, мм

в воде

в воздухе

Алюминий

29

29

Тэн

20

Свинец

32

23

Вода

29

Алюминий

21

20

ТНТ

21

Свинец

15

14

Вода

18

—

активного заряда, также участвует в инициировании. Заряды ТНТ имеют более низкую чувствительность к ударной волне, и в опытах с ТНТ такой эффект ие наблюдался. Он также отсутствовал и в опытах по передаче детонации между зарядами тэна через алюминиевую преграду. Ударная волна проходила через алюминий так быстро, что детонация в пассивном заряде возникала задолго до того, как подходила ударная волна по воде.

ИНИЦИИРОВАНИЕ ДЕТОНАЦИИ УДАРОМ ОСКОЛКА

В основу этого раздела положена экспериментальная работа Элда н corp. (1963). Применявшиеся методы исследования и полученные результаты аналогичны методам и результатам, рассмотренным в работе Вейсса и Лнтчфнльда (1967), которые приводят обширную библиографию по данному вопросу.

(4)(4)Допустим, что осколок и заряд исследуемого ВВ являются телами цилиндрической формы с плоскими торцами и осколок наносит удар по ВВ. Считая соударение соосным, найдем начальное давление при ударе:

(4)

(4)

1 + Ре We!^p Wp

где у — скорость осколка до удара; р — плотность и w — скорость ударной волны, причем индекс е относится к ВВ н индекс р — к ■осколку.

Если критические скорости инициирования детонации данного ВВ осколками из различных материалов соответствуют одному и тому же ударному давлению, то из уравнения (4) следует, что

Ui 1 + ре СУ^/pl tVi *

Индексами 1 и 2 обозначены осколки из разных материалов. Ини-

I?I?Образец ВВОбразец ВВРис. 92. Образец испытываемого ВВ и осколок я момент перед соударением.Рис. 92. Образец испытываемого ВВ и осколок я момент перед соударением.ОсколокОсколок

I

?

I

?

Образец ВВ

Образец ВВ

Рис. 92. Образец испытываемого ВВ и осколок я момент перед соударением.

Рис. 92. Образец испытываемого ВВ и осколок я момент перед соударением.

Осколок

Осколок

циирование при ударе осколком используется как стандартный метод определения чувствительности взрывчатых веществ.

Экспериментально найденные значения критических скоростей осколков, необходимых для инициирования ряда штатных ВВ, приведены в табл. 17. Критические скорости инициирования колеблются в пределах от 100 до 1700 м/с для осколков из алюминия и вплоть до 1150 м/с для осколков из меди. Для осколков из одного

и того же материала в таблице приведены верхний и нижний пределы изменения критической скорости. Величину верхнего предела скорости определяли в серии из четырех опытов, дававших взрывы, а иижний предел находили из четырех параллельных опытов, приводивших к отказам.

Эксперименты проводились с осколками длиной 15 мм и диаметром 15 мм; испытываемые образцы твердых ВВ имели диаметр 20 мм и длину 20 мм, а длина и диаметр образцов пластичных ВВ изменялись от 25 до 30 мм (рис. 92).

Об инициирующих способностях осколков судили по величине местного действия взрыва образца исследуемого ВВ, которая регистрировалась с помощью баллистического маятника, обычно располагавшегося иа некотором расстоянии сбоку от образца. Кроме того, детонация образца подтверждалась взрывом начиненного тэном детонирующего шнура, который плотно прижимался к противоположной от подвергавшейся удару поверхности образца.

Для прессованного тэна с плотностью 1,51 г/см3 в опытах по передаче детонации через алюминиевую преграду критическая скорость ударной волны, вызывающей детонацию, we составляет 3400 м/с. Скорость ударной волны в осколке приблизительно равна скорости звука в безграничной среде. Полагая для алюминия ai=6260 м/с, р=2,7 г/см3идля меди ^=4700 м/с и р=8,9 г/см3, по уравнению (5) находим, что fAi/^cu =1,16. Экспериментально найденная величина отношения критических скоростей осколков равна 1,19 (табл. 17). На рис. 93 показаны результаты, полученные

400450500550600чж/с

11111—

фФИР --аю ОтказфФИР --аю ОтказФ. ф ДетонацияФ. ф Детонация■ее® Детонация■ее® ДетонацияОтказОтказ

фФИР -

-аю Отказ

фФИР -

-аю Отказ

Ф. ф Детонация

Ф. ф Детонация

■ее® Детонация

■ее® Детонация

Отказ

Отказ

SOO 450500550600 м/с

Рис. 93. Критические скорости стальных (/) и алюминиевых (2) осколков. Исследуемое ВВ — прессованный гексоген с 5% воска (р = 1,59 г/см3, d = 25 мм и / = 25 мм).Рис. 93. Критические скорости стальных (/) и алюминиевых (2) осколков. Исследуемое ВВ — прессованный гексоген с 5% воска (р = 1,59 г/см3, d = 25 мм и / = 25 мм).ааО, м/сО, м/сРис. 94. Критические скорости осколков, полученные при подрыве зарядов прессованного ТНТ различного размера (р = 1,54 г/см8).а — d — Z = 22 мм; б — d ~ I = 34 мм.Рис. 94. Критические скорости осколков, полученные при подрыве зарядов прессованного ТНТ различного размера (р = 1,54 г/см8).а — d — Z = 22 мм; б — d ~ I = 34 мм.

Рис. 93. Критические скорости стальных (/) и алюминиевых (2) осколков. Исследуемое ВВ — прессованный гексоген с 5% воска (р = 1,59 г/см3, d = 25 мм и / = 25 мм).

Рис. 93. Критические скорости стальных (/) и алюминиевых (2) осколков. Исследуемое ВВ — прессованный гексоген с 5% воска (р = 1,59 г/см3, d = 25 мм и / = 25 мм).

а

а

О, м/с

О, м/с

Рис. 94. Критические скорости осколков, полученные при подрыве зарядов прессованного ТНТ различного размера (р = 1,54 г/см8).

а — d — Z = 22 мм; б — d ~ I = 34 мм.

Рис. 94. Критические скорости осколков, полученные при подрыве зарядов прессованного ТНТ различного размера (р = 1,54 г/см8).

а — d — Z = 22 мм; б — d ~ I = 34 мм.

при инициировании взрыва в зарядах прессованного гексогена ударом осколков нз стали н алюминия.

Для пластичных ВВ критические скорости приблизительно одинаковы для осколков из различных материалов. Так, экспериментальные величины критических скоростей для аммиачноселит- реиного желатин-динамнта с 35% сенсибилизатора (50/50 интро- глицерин/нитроглнколь) составляют 85 и 90 м/с для осколков из алюминия и стали соответственно.

05101520d,MM05101520d,MM

05101520

d,MM

05101520

d,MM

Рис. 95. Зависимость критической скорости осколков от площади соударения. Испытания проводились с зарядами прессованного тэна и ТНТ (Р^= 1,54 г/см®, d — I — 22 мм).

Влияние размеров ВВ на инициирующую способность медных осколков показано на рис. 94 для образцов прессованного тротила (р0= 1,54 г/см3) диаметром 22 мм и длиной 22 мм, а также диаметром 34 мм и длиной 34 мм. Величина Е/Ет обозначает отношение энергии баллистического маятника к ее максимальному значению. В обеих сериях этих экспериментов максимальные скорости осколков, не вызывающие детонацию ВВ, оказались приблизительно одинаковыми: 542 м/с для меньшего и 540 м/с для большего из образцов. Однако вероятность возбуждения детонации осколками, скорость которых ниже приведенной предельной величины, была более высокой для образцов большего размера. Согласно показаниям баллистического маятника, в этом случае за величину критической скорости осколка следует принять 514 м/с, тогда как соответствующая величина скорости для меньшего из испытываемых образцов ВВ составила 540 м/с.

Для исследования влияния размера ударяющей поверхности осколков на величину критической скорости проводились опыты с медными осколками диаметром 15 мм, форма которых показана На рис. 95. Диаметр ударяющей поверхности изменялся от 3 до

15 мм. Образец испытываемого ВВ имел форму цилиндра диаметром 22 мм и длиной 25 мм.

На рис. 95 приведены зависимости критических скоростей от диаметра ударяющих поверхностей осколков для зарядов из прессованных тэна с плотностью 1,53 г/см3 и тротила с плотностью 1,54 г/см3. С увеличением диаметра критическая скорость осколков убывает до некоторой предельной величины и, начиная с 15 мм, скорость практически не зависит от диаметра.

620

600

580с^ 560580с^ 560540,540,5209-5209-■ Г500- 0■ Г500- 0Угол, градУгол, градРис. 96. Зависимость критической скорости инициирования от угла между направлением движения стального осколка и осью заряда прессованного ТНТ (р = =1,57 г/см3, d=23 мм, /=25мм).Рис. 96. Зависимость критической скорости инициирования от угла между направлением движения стального осколка и осью заряда прессованного ТНТ (р = =1,57 г/см3, d=23 мм, /=25мм).

580

с^ 560

580

с^ 560

540,

540,

5209-

5209-

■ Г

500- 0

■ Г

500- 0

Угол, град

Угол, град

Рис. 96. Зависимость критической скорости инициирования от угла между направлением движения стального осколка и осью заряда прессованного ТНТ (р = =1,57 г/см3, d=23 мм, /=25мм).

Рис. 96. Зависимость критической скорости инициирования от угла между направлением движения стального осколка и осью заряда прессованного ТНТ (р = =1,57 г/см3, d=23 мм, /=25мм).

Проводились также измерения критических скоростей стальных осколков диаметром 15 мм, ударяющие поверхности которых в одном случае полировались, а в другом не подвергались никакой специальной обработке. Для образцов прессованного тротила (1,55 г/см3) диаметром 20 мм и длиной 20 мм критические скорости осколков в обоих случаях оказались равными 500±5 м/с.

На рис. 96 показаны результаты, полученные при косом соударении осколков с образцом ВВ (между осями осколка и ВВ имелся некоторый угол). Осколками служили стальные ролики диаметром 15 мм и длиной 15 мм; испытания проводились с шашками прессованного тротила (1,57 г/см3) диаметром 22 мм и длиной 25 мм. Пока угол не превышал 4°, никакого увеличения критической скорости осколков не наблюдалось; при увеличении угла до 8° происходило сравнительно небольшое возрастание скорости, но при углах около 10° скорость резко возрастала, стремясь к бесконечности.

СРАВНИТЕЛЬНЫЕ РЕЗУЛЬТАТЫ ОПЫТОВ

ПО ПЕРЕДАЧЕ ДЕТОНАЦИИ ЧЕРЕЗ ПРЕГРАДУ

И ИНИЦИИРОВАНИЮ УДАРОМ осколков

В описанных опытах по соосному соударению цилиндрических тел сравнительно небольшой длины с плоскими торцами давление в плоскости контакта постоянно до тех пор, пока с тыльной поверхности осколка не прибывает волна разрежения. На рис. 97 показан график зависимости давления при ударе от времени для случая столкновения алюминиевого осколка, летящего со скоростью 650 м/с, с образцом прессованного ТНТ плотностью р0 = 1,55 г/см3. Для обоих сталкивающихся тел d=/=15 мм. По данным Брауна и Уайтбреда (1962), длина стальных осколков не влияет на результаты испытаний, если она превышает 2 мм. При указанной длине осколка задержка инициирования детонации составляет около 1 мкс. Под действием осколка большей длины детонация начинается до начала спада давления.

В опытах по передаче детонации через преграду (рис. 98) активный заряд создает в преграде ударную волну, которая в свою очередь генерирует ударное давление иа поверхности раздела преграды с образцом исследуемого ВВ. График показывает изменение ударного давления во времени для передачи детонации между образцами прессованного тротила через алюминиевую преграду диаметром 21 мм и критической толщиной 21 мм. Давление не постоянно и быстро падает со временем. Рассмотренная зависимость рассчитана по экспериментальным данным Броберга (1956).

Сравнив результаты двух видов опытов для ряда взрывчатых веществ, Браун и Уайтбред (1962) обнаружили линейную зависимость между критическими толщинами латунных преград и критическими скоростями стальных осколков диаметром 12,7 мм (рис. 99, а). Линейную зависимость этих величии подтверждают результаты опытов, проведенных с образцами литого и прессованного тротила и прессованного флегматизированного тэна, содержавшего 10% воска (табл. 18, рис. 99, б). Опыты по передаче детонации проводились с активными зарядами из прессованного тротила и преградами из алюминия диаметром 21 мм (Юхансон и Сьёлин, 1961). Данные по критическим скоростям осколков были взяты из работы Элда и сотр. (1963), которые проводили эксперименты по метанию латунных осколков диаметром 15 мм и длиной 15 мм на образцы ВВ диаметром 30 мм. На рис. 99, б показаны данные, полученные для алюминиевых осколков размером 15 мм.

Критические скорости осколков можно сравнить со скоростью движения свободной поверхности преграды известной критической толщины. При определении этой скорости пассивные заряды отсут-

Рис. 97. Профиль давлений в образце при ударе осколка. Заряд — прессованный ТНТ, р = 1,55 г/см3, у = 650 м/с, d = I = 15 мм.

Рис. 99. Сопоставление критической скорости осколка и критической толщины преграды.

а — стальной осколок, d = 12,7 мм, латунная преграда, d = 12,7 мм (Браун и Уайтбред, 1962); б — алюминиевый осколок, d = 15 мм, .алюминиевая преграда, </ = 21 мм (Лундборг, 1964). 1 — литой ТНТ, р = 1,61 г/см’; 2 — прессованный ТНТ, р = 1,55 г/см3; 3 — прессованный тэн> р = 1,53 г/см3.

Таблица 18

Сравнение значений критической толщины алюминиевой преградыдиаметром 21 мм .и критической скорости удара алюминиевых осколковдиаметром 15 мм (образец ВВ диаметром 25 мм)

Рис. 98. Профиль давлений в веществе при передаче детонации через преграду.

1 — детонатор; 2, 4 — заряд прессованного ТНТ, р = 1,55 г/см’, d = /Крит = / = 15 мм; 3 — алюминиевый цилиндр, / =d = 2I мм.

вв

Способ снаряжения

Плотность, г/см3

Толщина преграды, мм

Скорость осколка, м/с

ТНТ

Литой

1,60

3—4

150С—1720

ТНТ

Прессованный

1,54

20—21

540—650

Тэн + 10% воска

В

1,33

28—29

290—340

ствовали. Скорость движения свободной поверхности была установлена в опытах с алюминиевыми пластинками толщиной 1 мм и диаметром 17,3 мм, которые помещались на алюминиевую преграду (рис. 100). В эксперименте регистрировалось время между замыканиями двух контактных датчиков, расположенных на " расстоянии 100 мм. Оказалось, что скорость пластинки убывает приблизительно по логарифмическому закону с возрастанием толщины преграды (табл. 19, рис. 100). Экстраполяция к толщине преграды 2 мм дает скорость 2400 м/с. Когда иа боковую поверхность активного заряда наносили слой клейкого вещества (Юхаисон и Сьёлин, 1961), скорость увеличивалась до 2600—2700 м/с. Увеличение скорости пластинки объясняется возрастанием скорости детонации.

Толщина преграды, ммТолщина преграды, мм56111621315611162131Рис. 100. Скорость отлета алюминиевой пластинки толщиной 1 мм от поверхности преграды в зависимости от толщины преграды./ — детонатор; 2— заряд прэссованного THT; 3— алюминиевая преграда; 4—алюминиевая пластинка толщиной 1 мм.Рис. 100. Скорость отлета алюминиевой пластинки толщиной 1 мм от поверхности преграды в зависимости от толщины преграды./ — детонатор; 2— заряд прэссованного THT; 3— алюминиевая преграда; 4—алюминиевая пластинка толщиной 1 мм.

Толщина преграды, мм

Толщина преграды, мм

5

6

11

16

21

31

5

6

11

16

21

31

Рис. 100. Скорость отлета алюминиевой пластинки толщиной 1 мм от поверхности преграды в зависимости от толщины преграды.

/ — детонатор; 2— заряд прэссованного THT; 3— алюминиевая преграда; 4—алюминиевая пластинка толщиной 1 мм.

Рис. 100. Скорость отлета алюминиевой пластинки толщиной 1 мм от поверхности преграды в зависимости от толщины преграды.

/ — детонатор; 2— заряд прэссованного THT; 3— алюминиевая преграда; 4—алюминиевая пластинка толщиной 1 мм.

Таблица 19

Скорость свободной поверхности алюминиевойпреграды диаметром 21 мм. Толщина алюминиевойпластинки (1 мм) учитывается в общей толщинепреграды

Скорость свободной поверхности,м/с

1890

1820

1320

960

650, 700

410

На рис. 101 приведена зависимость критической скорости алюминиевых осколков от скорости движения свободной поверхности алюминиевых преград критической толщины, соответствующей

результатам экспериментов, которые графически представлены на рис. 99,5 и 100. Экспериментальные точки на рис. 101 приближенно ложатся на биссектрисе угла между осями. Следует отметить, что необходимая для инициирования скорость осколка все же несколько меньше скорости преграды. Это может быть вызвано

Рис. 101. Зависимость между критической скоростью осколка и критической скоростью движения свободной поверхности преграды.

/ — ТНТ литой; 2 — ТНТ прессованный; 3 — тэн прессованный.

как различием между диаметрами осколка и образца ВВ в опытах по метанию осколков, так и различием в ходе кривых, изображающих зависимость давления удара от времени (рис. 97 и 98).

ИНИЦИИРУЮЩИЕ СВОЙСТВА ДЕТОНАТОРОВ

Технически удовлетворительное решение проблемы инициирования взрывчатых веществ было дано Нобелем, который изобрел капсюль-детонатор. Он использовал свойство первичных (инициирующих) ВВ детонировать от нагрева и их способность передавать детонацию в окружающую массу вторичного ВВ. Инициирующая способность обычных капсюлей-детонаторов сравнительно мала, однако все же достаточна для возбуждения детонации в пластичных, по луп ластичных и порошкообразных ВВ на основе нитроглицерина, которые во времена Нобеля широко применялись для дробления горных пород. Следует заметить, что обычно в таких зарядах детонация распространяется с малой скоростью, одиако и этого оказалось достаточным, чтобы удовлетворить основным требованиям горной технологии.

В связи с широким использованием промышленных ВВ типа АСЖГ (аммиачная селитра+ жидкое горючее), а также водонаполненных ВВ на основе тротила, селитры и воды, которые были предложены Куком (1958), к детонаторам стали предъявлять повышенные требования. В настоящее время капсюль-детонатор применяют в комбинации с промежуточным детонатором из мощного ВВ, который легко детонирует от капсюля и в свою очередь усиливает его инициирующее действие.

0681044180681044182222

068104418

068104418

22

22

Рис.. 102. Взрыв алюминиевого капсюля-детонатора №8 с вогнутым торцом. Цифры под кадрами показывают время (микросекунды) после замыкания цепи подрыва детонатора (Персон, 1965).

Об инициирующей способности выпускаемых в настоящее время промышленностью капсюлей-детонаторов можно судить по их номерам. Диаметр капсюлей всех номеров равен примерно 7 мм; он, вероятно, выбирался из расчета возможности проведения совместной работы капсюля с огнепроводным шнуром. В настоящее время капсюли-детонаторы, срабатывающие от огнепроводных шнуров, повсеместно заменяются электродетонаторами мгновенного Действия или электродетонаторами с короткозамедленным взрыванием, в корпус которых помещают пороховой элемент, обеспечивающий задержку взрыва в 1 или V2 мс, но диаметр капсюлей остался тем же.

При взрыве капсюля-детонатора происходит разбрасывание металлических осколков в радиальном направлении с боковой поверхности и в осевом направлении со дна гильзы. На рис. 102 приведены фотографии взрывающегося в воздухе капсюля-детонатора № 8, имеющего в донной части полусферическое углубление.

Рис. 103. (х — ^-Диаграмма движения струи и расширения боковой поверхности оболочки капсюля (см. рис. 102).

/ — основ гой заряд ВВ; 2 — заряд иницпнруюдего ВВ; 3 — ко гоц дегазирующего шнура.

Взрыв капсюля производится от детонирующего шнура. Время экспозиции кадров 0,3 мкс. Через 6 мкс после начала съемки на том участке капсюля, где кончается детонирующий шнур, наблюдается вздутие; через 8 мкс становятся заметны еще два вздутия (выше первого), которые вызваны взрывом инициирующего вещества капсюля и началом детонации основного заряда ВВ. Через 10 мкс детонация основного заряда заканчивается, и на следующем кадре (14 мкс) видно разрушение гильзы и разлет осколков с большой скоростью в радиальном направлении. Через 10 мкс после подрыва на фотографии отчетливо видна металлическая струя, выбрасываемая из углубления на торце капсюля.

Рис. 104. Капсюль-детонатор JV° 8 с плоским торцом через 30 мкс после включения тока (Персон, 1965).

Капсюль - детонатор №8

ТНТ

ат

Рис. 105. Схема опытов по измерению

критических

вания детонации ВВ.

расстояний иницииро-

а торцевой эффект; б— боковой эффект кап-ютел.

Из приведенных на рис. 103 графиков можно получить представление о характере движения осколков и струи. Радиальная скорость разлета осколков составляет 2600 м/с, а скорость движения головной части струи — 3300 м/с. Рис. 104 показывает разлет осколков при взрыве капсюля-детонатора с плоской торцевой поверхностью. В этом случае осевая скорость осколков составляет 3000 м/с.

Для определения инициирующей способности капсюлей-детонаторов измерялись максимальные расстояния между капсюлями и зарядами ВВ, на которых еще проявляется их инициирующий эффект; заряды ВВ располагались соосно с капсюлями или сбоку от них. Схема опытов показана на рис. 105. Эксперименты проводились с четырьмя видами капсюлей-детонаторов № 8 с алюминиевыми гильзами и капсюлем-детонатором повышенной мощности, который также помещался в алюминиевую гильзу и снаряжался зарядом тэна весом 1,25 г. Испытания проводились с зарядами В В в виде шашек прессованного тэна плотностью 1,55 г/см3, патронов 35%-но- го желатин-динамита и порошкообразного смесевого ВВ, в состав которого входит 76% аммиачной селитры, 12% тротила, 6% нитроглицерина и 6% различных добавок (нитролит).

Таблица 20

Максимальное расстояние (мм), на котором происходит инициирование зарядов некоторых В В от капе юля-детонатора № 8

ms- г

Форма торца капсюля

ТНТ, р0=1,55

Динамит

Нигролит

с торца

сбоку

с торца

сбоку

с торца

сбоку

0,70 Ра

Вогнутый

3

8

4000

70

3500

60

0,62 Т

»

2

2

0,85 Т

»

5

8

0,61 Р

»

35

10

40

1250

80

1,25 Рб

Плоский

60

16

а Р — тэн, Т — тетрил.

б Капсюль-детонатор № 8 повышенной мощности.

Результаты опытов представлены в табл. 20. Наибольшее различие в эффектах инициирования проявляется при соосном расположении заряда и капсюлей с плоскими вогнутым дном. Для тротила максимальное расстояние между капсюлем и зарядом, на котором происходит инициирование, составляет только 2—3 мм для капсюлей с вогнутым дном и примерно 35 мм для капсюлей с плоским дном. Картины внедрения осколков, летящих с торцов капсюлей,

в лист железа толщиной 0,5 мм, расположенный на расстоянии 0—100 см, оказались одинаковыми в обеих сериях опытов. Быстрое уменьшение инициирующего эффекта с расстоянием для капсюля с вогнутым дном, вероятно, связано с образованием струи, ударное воздействие которой по заряду ВВ постепенно растягивается во времени, по мере того как расстояние до заряда возрастает. В случае 35%-ного динамита инициирование от капсюля с выемкой на торце происходило на расстоянии около 4 м, а от капсюля с плоским торцом — не более 0,1 м. Для порошкообразного нитролита соответствующие расстояния составили 3,5 и 1,2 м.

Рис. 106. Зависимость величины скорости детонации 35%-ного динамита от диаметра заряда (картонная оболочка) при инициировании обычным детонатором (С) и детонатором повышенной мощности диаметром 8,5 мм с 3,3 г ВВ (+).

В 35%-ном динамите детонация может распространяться с двумя скоростями: большой —около 6000 м/с и малой — около 2500 м/с. Вероятность возникновения того или иного режима детонации зависит от мощности инициирования, размеров заряда и оболочки. В качестве примера рассмотрим результаты исследований возбуждения детонации в зарядах 35%-ного динамита различного диаметра (рис. 106). В некотором интервале диаметров зарядов динамита (в картонных оболочках) величина скорости детонации зависит как от размера заряда, так и от мощности капсюля-детонатора. В зарядах диаметром до 2,7 см при инициировании обычным капсюлем-детонатором распространялась детонация с малой скоростью. В зарядах диаметром 3,4 см через какой-то интервал времени происходил переход от детонации с малой скоростью к детонации с большой скоростью. Если же применялись капсюли повышенной мощности диаметром 8,5 мм, содержащие 3,3 г мощного ВВ, переход к детонации с большой скоростью происходил в зарядах диаметром 2,3 см. На рис. 107 показаны типичные фоторазвертки процессов инициирования и распространения детонации в зарядах 35%-ного динамита в стеклянных трубках. В заряде диаметром 35 мм при ииициирова-

Рис. 107. Фоторазвертка детонации в 35%-ном динамите (35% НГЦ/НГ) в стеклянных трубках.^

а— d. = 15 мм, капсюль №8, D = 2000 м/с; б — £/.=Зомм, капсюль №8, D = = 2900/6000 м/с; в — d. =23 мм, большой капсюль с 3,3 г ВВ. D = 6000 м/с; г— <^=27 мм. большой капсюль, D =6000 м/с, за воздушным промежутком длиной 30 см (в пассивном заряде) В = 2.03 м/с.

нии капсюлем №8 детонация сначала распространялась со скоростью 2900 м/с, а на расстоянии 15 см от места инициирования скорость резко возрастала до 6000 м/с. Под воздействием мощного инициирующего импульса в зарядах диаметром 23 мм детонация распространялась сразу со скоростью 6000 м/с. Если два заряда диаметром 27 мм разделялись воздушным зазором в 30 мм и в одном из зарядов при мощном инициировании скорость детонации достигала 6000 м/с, то в другом скорость детонации составляла 2300 м/с.

БЕЗОПАСНЫЕ РАССТОЯНИЯ МЕЖДУ ЗАРЯДАМИ ПРИ ПЕРЕДАЧЕ ДЕТОНАЦИИ ЧЕРЕЗ ВОЗДУХ

Обширные исследования по устанавлению предельных расстояний при передаче детонации через воздух между соосными зарядами пикриновой кислоты провел Бюрло (1930). Результаты исследований Бюрло, проведенных им на цилиндрических зарядах диаметром от 2,5 до 50 см, можно представить в виде следующей зависимости:

I - 0,25 (р, - 0,25) (1,7 - Ра) (d/2,9)s/i, (6) где / — расстояние (м), на котором вероятность инициирования детонации в пассивном заряде равна 50%; pd и ра — плотности активного и пассивного зарядов, г/см3; d — диаметр активного заряда, см. Во всех опытах диаметры активного и пассивного зарядов были одинаковы. Оказалось, что расстояние Z, на которое передается детонация, почти не зависит от диаметра пассивного заряда, если только его величина превышает некоторую критическую.

При выполнении условия подобия для процесса передачи детонации Z, вероятно, было бы пропорционально d. Однако это не так, поскольку в экспериментах расстояния до поверхности земли не увеличивались пропорционально диаметру заряда. Поэтому относительная интенсивность ударных волн, отраженных от поверхности земли, возрастала с величиной зарядов.

Для определения безопасных расстояний при хранении зарядов ВВ Ван Дола с corp. (1966) провели серию опытов с активными зарядами из селитры с жидким горючим (АСЖГ) плотностью 0,88 кг/дм3 и весом до 2460 кг. Зависимость IgZ от lg m (Z — расстояние между зарядами, м; т — вес активного заряда, кг) показана на рис. 108. В опытах измерялось расстояние, на котором происходит инициирование с вероятностью 50% пассивных зарядов из аммиачной селитры, составов АСЖГ плотностью 0,88" кг/дм3 (5,6), и динамитных патронов (4), помещенных в ящики (объемный вес 0,74 кг/дм3). Во всех опытах пассивные заряды располагались на одной оси с активными, причем заряды имели одинаковый вес. На рис. 108 приведены также рассчитанные по уравнению (6) кривые для пикриновой кислоты; полученная зависимость рассчитана для пассивных зарядов плотностью 0,88 г/см3 и активных зарядов плотностью 0,88 (7в), 1,2 (76) и 1,5 (7 а) г/см3. На этом же рисунке показана зависимость IgZ от Igm, рассчитанная в соответствии с данными «Американских таблиц расстояний для хранения ВВ» (АТР) для открытых зарядов и хранилищ. Если заряды и хранилища защищены бруствером или стенкой, то АТР рекомендует уменьшать безопасные расстояния примерно вдвое. Наконец, на рисунке приведены кривые, рассчитанные по «Справочнику взрывника», составленному фирмой «Дюпон». В справочнике приведены экспери-

ментально определенные расстояния между зарядами динамита, при которых инициирование детонации происходит с вероятностью О (2а) и 50% (26), и также экспериментально найденные расстояния между зарядами нитрамона (5) при вероятности инициирования 0%. Согласно этим данным, 1^тх^ (поданнымАТР 1~тХ!г вплоть

Рис. 108. Зависимость критического расстояния (/) передачи детонации от веса активного заряда (т).

1— по дачным «Американских таблиц расстояний»; 2. 3 — по данным «Справочник взрывника» (США); 4— б — по данным Горного Бюро (США); 7 — данные Бюрло (1930).

до т=2 т, однако для зарядов большего веса расстояние возрастает сильнее и для зарядов весом 100 т ^т^^у Кривая для аммиачной селитры, построенная по данным Ван Долы и corp. (1966), пересекает кривую, построенную по данным «Справочника взрывника» («Дюпон») для ннтрамона при т=1000 кг, а при малых т кривая имеет значительно больший наклон и больше похожа на кривую Бюрло (1930), согласно которой 1--тх^. Кривые Бюрло для пикри-

новой кислоты пересекаются с кривыми, построенными по данным справочника фирмы «Дюпои» для динамита в области m 100—1000 кг. На графике в этой области имеется одна точка для пассивного заряда динамита, полученная по данным Ван Долы и сотр.

СПИСОК ЛИТЕРАТУРЫ

Berg U. (1964), Detonation in nitromethane. Research Institute of Nationale Defence. Report FOA2, С21ОЗ.

Berg U., Persson P. A. (1964), Some recent shock initiation experiments using the multiple flash-gap technique. Proceedings of the International Conference on Sensitivity and Hazards of Explosives, London, 1963. E. R. D. E. Ministry of Aviation, Waltham. Abbey, England.'

Berthmann A., Kaujer H. (1953), Uber das Auftreten von Detonation beim Aufprall von Sprengstoffpatronen. Nobel Hefte, 19, 105.

Blaster’s Handbook (1966), 15th Edition. Dd Pont de Nemours, Washington Delaware, U. S. A.

Broberg B. (1956), Shock waves in elastic-plastic media. Kuhgl. Fort.-Forv., Stockholm. Report 109 : 12.

Brown S. M., Whitebread E. G. (1962), The initiation of detonation by shock waves of known duration and intensity. Comptes rendu CNRS Colloque. “Les Ondes de Detonation.” Gif-sur-Yvette, France, 1961, Centre National de Recherche Scientifique, Paris.

Burlot M. E, (1930), Meml. l’Artill., 9, 799,

Cachia S. P., Whitebread E. G. (1958), The initiation of explosives by shock, Proc. R. Soc., A. 246, 268.

Campbell A. W., Davis W. C., Travis J. R. (1961a), Shock initiation of detonation in liquid explosives, Physics Fluids, 4, 498.

Campbell A. W., Davis W. C., Ramsay J. B., Travis J. R. (19616), Shock initiation of solid explosives, Physics Fluids, 4, 511.

Cook M. A. (1958), The Science of High Explosives, Reinhold Publishing Corp., New York.

Cook M. A., Pack D. H. (1958), Deflagration to detonation transition in solid and liquid explosives, Proc. R. Soc., A. 246, 281.

Eichelberger R. J., Sultanov Ai. (1958), Sympathetic detonation and initiation by impact. Proc. R. Soc., A. 246, 274.

Eldh D., Persson B., Ohlin B., Johansson С. H., Ljungberg S., Sjdlin T. (1963), Shooting test with plane impact surface tor determining the sensi- tivity of explosives, Explosivstoffe, 11, 97.

Favier J., Fauquignon C. (i960), Initiation et transmition de la detonation, Mem. Poudres, 42, 65.

Илюхин В. С., Поход П. Ф., Розанов О. К., Шведова Н. С. (I960), Измерение ударных адиабат литого тротила, кристаллического гексогена и нитрометана, ДАН СССР, 131, 793.

Institute of Makers of Explosives (1955), American table of distances, Pamphlet № 2, p. 4.

Jacobs S. J., Liddiard T. P., Drimmer В. E. (1963), The shock to detonation transition in solid explosives, 9thSymposium (International) on Combustion (Cornell University, 1962), p. 517, Academic Press, London and New York.

Johansson С. H. (1961), Apparent intermediate supervelocity of detonation, Nature, bond., 190, 709.

Johansson С. H. (1962), L’initiaiion du TNT et du PETN par ondes de chock, Explosifs, 15, 29.

Johansson С. Н. (1965), Initiierungseigenschatten . von Sprengkapsefn und Verstarkerladungen, Explosivstoffe, 13, 327.

Johansson С. H., Alfredsson S. (1964), Eine Methode zur Bestimmung der Initiierungstarke von Verstarkerladungen (Boosters), Explosivstoffe, 12, 200.

Johansson С. H., Sfolin T. (1961), Light emission from detonating charges with an enclosing casing, Explosivstoffe, 9, 165.

Johansson C., Sjolin T. (1962k The initiation ol PETN and TNT by shock waves from aluminium, Агк. Fys., 21, 185.

Johansson С. H., Sjolin T. (1963), Luminosity at the transmission of detonation in water, Ark. Fys., 24, 559.

Johansson С. H., Sjolin T. (1966), The initiation properties of boosters in explosives with low sensitivity, Proceedings, 4th International Symposium on Detonation, U. S. Naval Ordnance Laboratory, Silver Spring, Maryland, 1965. Office of Naval Research, Department of the Navy, Washington D. C., U. S. A., ACR-126.

Johansson С. H., Lundberg N., Sjolin T. (1962), The initiation of solid explosives by shock waves. Proceedings, 8th Symposium on Combustion, Pasadena, California, 1960, p. 842. Williams and Wilkins, Baltimore, Maryland.

Le Roux A. (1949), Detonation des explosives par le choc de corps solid lances a grand vitesse, Mem. L’Artill., 23, 185.

Lundborg N. (1964), Comparison between shooting and barrier test, Explosiw- stoffe, 12, 269.

Mader C. L. (1964, 1965, 1966, 1967), The two-dimensional hydrodynamic hotspot. Los Alamos Scientific Laboratories Reports, Vol. 1, LA-3077, 1964; Vol. 2, LA-3235, 1965; Vol. 3, LA-3450, 1966; Vol. 4, LA.3771, 1967.

Persson A. (1965), A multiple Kerr-cell camera, Proceedings of the 7th Congress on Hign-speed photography, Zurich, Switzerland, p. 123, Verlag Dr. Othman Hellwig, Dormstadt and Vienna.

Persson P. A., Andersson B., Stahl S. 0. (1966), A technique for detailed time-resolved radiation measurements in the reaction zone of condensed explosives. Proceedings, 4th International Symposium on Detonation, U. S. Naval Ordnance Laboratory, Silver Spring, Maryland, 1965. Office of Naval Research, Department of the Navy, Washington D. C., U. S. A. ACR-126.

Robinson C. S. (1944), Explosions, their anatomy and destructiveness, McGraw-Hill, New York.

Slade D. C., Dewey J. (1957), High order initiation of two military explosives by projectile impact. Ballistics Research Laboratory, Aberdeen Proving Ground Md. Report № 1021.

Spells R. E., Woodhead D. W. (1957), Initiation of detonation by projectile impact, Nature, Lond., 179, 251.

Van Dolah R. W., Gibson F. C., Murphy J. N. (1966), Symphathetic detonation of ammonium nitrate and ammonium nitrate-fuel oil, U. S. Bureau of Mines, Report of Investigations 6986.

Weiss M. L., Litchfield E. L. (1967k Projectile impact initiation of condensed explosives, U. S. Bureau or Mines, Report of Investigations 6986.

Winning С. H. (1954), Etude photographique de i’amoreage de la pentolite a travers 1’eau, Proceedings, 27th International Congress on Industrial Chemistry, Brussels.

Winning С. H. (1956), Enhanced initiating effect of multiple shock intersections. Nature, Lond., 177, 33.

Winning G. H. (1958), The underwater shock wave initiation of cast pentolite, Proc. R. Soc., A. 246, 288.

Глава 3

ИНИЦИИРОВАНИЕ ВЗРЫВА ПРИ МЕХАНИЧЕСКИХ ВОЗДЕЙСТВИЯХ

До сих пор мы рассматривали тепловыделение при протекании реакции в стационарной детонационной волне и при инициировании ВВ мощной ударной воли,ой, когда большие давления и температуры, обеспечивающие высокую скорость распада ВВ, сохранялись в нем благодаря инерционным свойствам самого вещества. В настоящей главе рассматривается явление инициирования, которое характеризуется значениями скоростей удара в десятки раз более низкими, при этом давление в образце генерируется и поддерживается за счет механических свойств ударного устройства.

В дальнейшем будет показано, что быстрая химическая реакция всегда возникает при локальном или объемном разогреве ВВ и что различие в поведении взрывчатых веществ при самых разнообразных воздействиях объясняется главным образом тем, по какому механизму происходит генерирование тепла в ВВ.

БОУДЕНОВСКАЯ КОНЦЕПЦИЯ ГОРЯЧИХ ТОЧЕК

По мнению Боудеиа и сотр. (1947 а и б), взрывчатое превращение при механических воздействиях первоначально возникает в микроскопических очагах разогрева (горячих точках), температура которых намного превышает температуру остального вещества.

Боуден показал, что химическая реакция обычно инициируется в тех случаях, когда в ВВ образуются горячие точки следующих трех видов: а) газонаполненные или воздушные полости внутри ВВ; б) области разогрева ВВ за счет вязкого течения или пластической деформации; в) участки ВВ, разогретые при треиии.

В этом разделе мы рассмотрим первые два вида горячих точек, помня о различии между твердыми и жидкими веществами. Горячие точки, возникающие при треиии, рассматриваются в следующем параграфе, целиком посвященном вопросу инициирования трением.

О степени влияния полостей на чувствительность жидких ВВ к удару на копре можно судить по данным, приведенным в табл. 21. В ней представлены значения частости взрывов (число взрывов в процентном отношении к общему числу экспериментов) нитроглицерина в зависимости от скорости и энергии удара. В одной серии опытов жидкость располагалась в виде сплошного слоя на полиро-

Таблица 21

Зависимость частости взрывов (/) НГЦ от высоты сбрасывания (й) груза массой Ш (Боуден и сотр., 19476)

Л, см

Vo. м/с

т, г

№а, мДж

Г. %

однородный

с пузырьками

разделен на капли

58

3,4

1030

5900

65

—

48

3,1

290

1400

57

—

—

21

2,0

850

1750

26

—

—

20

2,0

380

750

10

100

—

20

2,0

180

350

о-

100

—

15

1,7

180

270

—

•—

100

15

1,7

40

60

. 0

94

12

10

1,4

180

180

—

62

——

а^=т _энергия груза, мДж; V» — скорость груза при ударе.

ванной латунной наковальне, в другой серии опытов в жидкости присутствовали пузырьки воздуха, и, наконец, в третьей серии опытов жидкость на наковальне помещалась в виде отдельных капель. Ударник диаметром 2,5 см имел плоскую поверхность, параллельную наковальне.

Приведенные в табл. 21 даииые показывают, что частость взрывов нитроглицерина при атмосферном давлении минимальна в тех случаях, когда слой жидкости не содержит воздушных пузырьков. Когда проводились опыты с нитроглицерином в виде капель, которые сливались во время удара, его чувствительность оказалась сравнимой с чувствительностью жидкости с воздушными пузырьками.

Объясняется это следующим образом: газ, замыкаемый в пузырьке, нагревается до высокой температуры вследствие адиабатического сжатия и отдает свое тепло поверхности пузырька, на которой начинается быстрая химическая реакция.

Опыты по инициированию взрыва при ударе по нитроглицерину, помещенному в виде кольцевого слоя между плоскими поверхностями двух роликов, показали, что с возрастанием начального давления газа (выше атмосферного) чувствительность жидкости уменьшается (табл. 22).

Очень высокая чувствительность наблюдалась в тех опытах, когда на каплю нитроглицерина, помещенную на плоской латунной наковальне, сбрасывался боек с полусферическим наконечником, в котором имелась выемка диаметром 1 мм. Результаты опытов приведены в табл. 23 (Боуден и сотр., 19476).

ВоздухАзотр, бар1, %р, барf.%/2=3698 см/г = 3698 см1901001831002520.—1030—300362001033—025—0ВоздухАзотр, бар1, %р, барf.%/2=3698 см/г = 3698 см1901001831002520.—1030—300362001033—025—0Таблица 22Таблица 22Влияние начального давления газа на частость взрывов НГЦ. Вес груза 112 г (Боуден и corp., 19476)Влияние начального давления газа на частость взрывов НГЦ. Вес груза 112 г (Боуден и corp., 19476)/1, сми0. М/сU7, мДжпаf, %101,4398510051,020418530,8121817/1, сми0. М/сU7, мДжпаf, %101,4398510051,020418530,8121817Таблица 23Таблица 23Чувствительность НГЦ к удару грузом с углублением на ударяющей поверхности (вес груза 40 г)Чувствительность НГЦ к удару грузом с углублением на ударяющей поверхности (вес груза 40 г)а п — число опытов.а п — число опытов.Рис 109. Разрушение поверхности пузырька при быстром сжатия (по данным Люнгоерга).Резиновый клей: а - до удара; б - спустя 350 мкс посла начала удара.Рис 109. Разрушение поверхности пузырька при быстром сжатия (по данным Люнгоерга).Резиновый клей: а - до удара; б - спустя 350 мкс посла начала удара.

Воздух

Азот

р, бар

1, %

р, бар

f.

%

/2=36

98 см

/г = 36

98 см

1

90

100

1

83

100

25

20

.—

10

30

—

30

0

36

20

0

10

33

—

0

25

—

0

Воздух

Азот

р, бар

1, %

р, бар

f.

%

/2=36

98 см

/г = 36

98 см

1

90

100

1

83

100

25

20

.—

10

30

—

30

0

36

20

0

10

33

—

0

25

—

0

Таблица 22

Таблица 22

Влияние начального давления газа на частость взрывов НГЦ. Вес груза 112 г (Боуден и corp., 19476)

Влияние начального давления газа на частость взрывов НГЦ. Вес груза 112 г (Боуден и corp., 19476)

/1, см

и0. М/с

U7, мДж

па

f, %

10

1,4

39

85

100

5

1,0

20

41

85

3

0,8

12

18

17

/1, см

и0. М/с

U7, мДж

па

f, %

10

1,4

39

85

100

5

1,0

20

41

85

3

0,8

12

18

17

Таблица 23

Таблица 23

Чувствительность НГЦ к удару грузом с углублением на ударяющей поверхности (вес груза 40 г)

Чувствительность НГЦ к удару грузом с углублением на ударяющей поверхности (вес груза 40 г)

а п — число опытов.

а п — число опытов.

Рис 109. Разрушение поверхности пузырька при быстром сжатия (по данным Люнгоерга).

Резиновый клей: а - до удара; б - спустя 350 мкс посла начала удара.

Рис 109. Разрушение поверхности пузырька при быстром сжатия (по данным Люнгоерга).

Резиновый клей: а - до удара; б - спустя 350 мкс посла начала удара.

В указанных экспериментах (табл. 23) наконечник ударника до опыта слегка погружался в нитроглицерин, и в выемке замыкался маленький пузырек воздуха. Оказалось, что пузырьки диаметром всего 5-Ю-3 см инициируют взрыв. Если удалить пузырек и заполнить выемку нитроглицерином, взрыва не наблюдается даже при сбрасывании скругленного бойка весом 4 кг с высоты 150 см. С уменьшением начального давления воздуха в пузырьке чувствительность нитроглицерина падает. Результат последнего эксперимента противоречит выводам, сделанным на основании результатов опытов с каплями нитроглицерина кольцевой формы при давлениях газа выше атмосферного и с плоскими ударниками (табл. 22). Рот (1967) описал интересный метод определения чувствительности жидких ВВ, содержащих воздушные пузырьки. Жидкость помещают в герметично запаянную подушечку из пластика и погружают внутрь стальной трубки с водой. Трубка снабжена поршнем, по которому производится удар падающим грузом; во время удара давле-

иие в жидкости резко возрастает. Критические давления инициирования составляют величину в несколько сотен бар и уменьшаются с возрастанием размера пузыря, диаметр которого можно было увеличить до 10 мм.

Количество тепла, выделяющегося при адиабатическом разогреве воздуха в экспериментах с ударниками с выемкой, составляет величину порядка 10~7 кал. Оказывается, трудно сопоставить столь малую величину энергии с полученной путем кинетических расчетов, для которых использовались достоверные значения коэффициента теплопроводности, энергии активации и предэкспонента

Рис, ПО, Эффект вбрасывания капель в сжатый пузырек воздуха в нитроглицерине.

Vi — объем сжатого воздуха; V* — общий объем капель; G — температура воздуха и капель до зажигания; ta — температура внутри пузырька после сгорания капель; t3 — температура на поверхности нитроглицерина после сгорания капель.

в константе скорости реакции, подчиняющейся закону Аррениуса (гл. 5.3). Проведенные расчеты позволяют при любой заданной температуре оценить минимальный размер горячей точки, в которой скорость тепловыделения благодаря протеканию химической реакции больше скорости теплопотерь из-за теплопроводности в окружающую массу относительно холодного вещества. Если предположить, что схлопывающийся пузырек обладает гладкой поверхностью, то трудно объяснить, каким образом теплопередача от нагретого газа к поверхности жидкости может оказаться достаточно эффективной в процессе разогрева ВВ (Юхансон и Сельберг, 1956). Поскольку давления паров большинства ВВ сравнительно невелики, предположение о возникновении реакции в паровой фазе мало помогает в решении данного вопроса.

Как правило, схлопывание сферического пузырька не обладает пространственной симметрией. В реальных условиях в жидкости имеется градиент давления, существование которого приводит к образованию струй и диспергированию поверхности пузырька. Свойственная вогнутой поверхности нестабильность в процессе

схлопывания облегчает протекание указанных явлений. Рис. 109 (Люнгберг, см. Юхаисони corp., 1958) показывает, что поверхность схлопывающегося пузырька в капле резинового клея, помещенной на стеклянной наковальне, при ударе распадается. Резиновый клей был взят в качестве исследуемой жидкости, поскольку по своим физическим характеристикам он напоминает гремучий студень. На основании полученных результатов Юхансон пришел к выводу о необходимости детально рассмотреть подъем температуры в быстро сжимающейся смеси капель нитроглицерина с воздухом. Вследствие большой поверхности капель их сгорание происходит весьма быстро, если возникает воспламенение. В то же время образование новой поверхности требует определенной затраты энергии, что приводит к значительному охлаждению капель. Капли отбирают тепло у воздуха, охлаждая его, так что, если общая масса капель и их поверхность велики по сравнению с массой воздуха, эффект охлаждения сможет предотвратить зажигание. В противном случае, если масса капель слишком мала, возрастание температуры газа из-за сгорания окажется недостаточным для воспламенения поверхности окружающей жидкости. На рис. ПО показаны рассчитанные температуры для пузырька воздуха в нитроглицерине, адиабатически сжатого до 1000 °C. Предполагается, что мелкие капли, имеющие общий объем /2, вбрасываются внутрь воздушного пузырька объемом Vv Воздух охлаждается, а капли нагреваются, после чего устанавливается температура смеси tv Если капли загораются, то выделяющаяся при горении энергия повышает температуру газа до ^ вследствие чего температура поверхности пузырька t3 возрастает. Если оиа поднимается достаточно высоко, то горение перекинется в жидкость. Таким образом, чтобы горение началось и продолжилось, температуры ^ и t2 должны быть достаточно высоки. Это обстоятельство указывает на существование некоторых предельных значений величины отношения V^Ep

Юхансон и сотр. (Юхансон и Сельберг; 1956; Юхансон и сотр., 1957, 1958) поставили ряд экспериментов для подтверждения выводов о сравнительно низкой величине температуры поверхности пузырька в процессе сжатия.

Повышение температуры на внутренней поверхности испытательной камеры, нагреваемой при быстром сжатии воздуха, оказалось незначительным по сравнению с повышением температуры в воздухе. Был измерен разогрев серебряной фольги толщиной 0,4 мкм, помещенной иа стеклянной пластинке, который составил 30 °C. Эта величина достаточно мала по сравнению с разогревом воздуха, его температура достигает 410 °C. Температура тонких проволочек и маленьких частичек, помещенных в камеру, достигает температуры сжатого воздуха, когда их размеры достаточно малы. При нагреве воздуха до 500 °C в течение 150 мс температура платиновой проволочки диаметром 0,1 мм повышалась до 400 °C за 100 мс.

Расчет показывает, что температура на поверхности частиц диаметром I—10 мкм достигает температуры сжатого воздуха с задержкой несколько микросекунд (Сельберг, частное сообщение). Когда порошок тэна вбрасывался в компрессионную камеру с температурой воздуха от 370 до 440 °C, то воспламенялись лишь самые мелкие частицы, а крупные зерна лишь оплавлялись без разложения; когда температура повышалась до 460 °C, сгорал весь тэн.

В связи со сказанным выше интересно рассмотреть один частный пример нестабильного сжатия пузырька с образованием высокоскоростной струи жидкости, когда на пузырек воздействует ударная волна. Этот эффект впервые наблюдал Мунро (1888), и поатому его часто называют эффектом Мунро. Он применяется в кумулятивных снарядах, широко используемых в военных целях (Бирк- гоф и corp., 1948). Когда плоский илн слегка выпуклый фронт ударной волны достигает пузырька, поверхность пузырька приходит в движение. Участки пузырька, первыми испытавшие воздействие ударной волны, прогибаются внутрь и в дальнейшем ускоряются другими порциями втекающего в пузырь вещества, которые вовлекаются в движение с некоторой задержкой; величина последней определяется скоростью обтекания пузыря ударной волной. В результате возникает струя жидкости, обладающая высокой скоростью. Скорость струн в два-трн раза превышает скорость движения свободной поверхности того же вещества при воздействии ударной волны равной амплитуды.

При соударении струн нитроглицерина, движущейся со скоростью 2500 м/с, с преградой ударное давление превышает 100 кбар. Такая струя, легко образующаяся под действием ударной волны с амплитудой менее 50 кбар, немедленно приводит к взрыву нитроглицерина (Уотсон и Гибсон, 1964).

Вполне возможно, что, когда на вещество, содержащее пузырьки воздуха, воздействует достаточно мощная ударная волна, инициирование взрыва объясняется именно кумулятивным эффектом. При использовании ударных волн сравнительно низкой амплитуда скорость струи недостаточна для немедленного инициирования взрыва прн столкновении с противоположной стороной поверхности пузырька, инициирование все же сможет возникнуть, хотя и произойдет со значительной задержкой (Ван Дола и сотр., 1965), В этом случае, вероятно, важную роль играют механизм диспергирования поверхности пузырька, а также вязкий разогрев вещества, но в этом направлении необходимы дальнейшие исследования. В недавно опубликованных работах Боудена и Макони (1965 и 1967) показана роль схлопывания пузырьков в процессах возникновения и развития взрыва.

Обращаясь к разогреву вещества при вязком течении как возможному механизму инициирования жидких ВВ, мы видим, что жидкое или пластичное ВВ может быть взорвано при ударе иа копре, даже если оно не содержит воздушных пузырьков. Анализ приведенных в разд. 3.3. данных показывает, что давление инициирования в этом случае составляет несколько кбар. В то время как для инициирования нитроглицерина с воздушными пузырьками, который располагается в виде слоя между плоскими соударяющимися поверхностями, необходимо давление 20—100 атм, а при инициировании ударом бойка с выемкой — 400 атм (Боуден и Иоффе, 1952). Согласно уравнению (5), радиальная скорость течения жидкости сравнительно велика, если сжимается достаточно тонкий слой. Подъем температуры прн вязком разогреве жидкости, выдавливающейся нз зазора между соударяющимися поверхностями, в ряде случаев может оказаться достаточным для инициирования взрыва. Соответствующие оценки температуры (Боуден и Иоффе, 1952) показывают, что это в действительности может происходить, особенно если принять во внимание возможное увеличение вязкости с давлением.

Мы уже говорили о поведении твердых кристаллических веществ при трении и рассматривали условия образования горячих очагов между зернами ВВ и внутри зерен вследствие пластической деформации. Такие условия, безусловно, встречаются в практике обращения с ВВ и создаются в испытательных устройствах, однако в подавляющем большинстве случаев, главным образом при иии- цнировании порошкообразных ВВ ударом, присутствие воздушных включений нлн пустот является необходимым условием воспламенения. Следует отметить, что фундаментальную роль в выяснении этого вопроса сыграли работы Боудена и Иоффе (1955, 1962). На рис. 111 показана кривая частости взрывов тэна при копровых испытаниях, в которых вещество располагалось на наковальне в виде сплошного тонкого слоя (кривая а") или в виде кольца (кривая 6). В случае кольцевого расположения слоя, когда в центре оказывался замкнутый воздушный объем, наблюдалась повышенная чувствительность ВВ. В условиях высоких давлений прн. ударе вещество пластически деформируется и течет, подобно жидкому телу. Разумеется, не следует слишком переоценивать влияние адиабатического разогрева газа, считая его единственно ответственным за процесс инициирования. По этой причине также необходимо принимать во внимание диспергирование поверхности полости и эффекты столкновения частиц, с высокой скоростью устремляющихся в полость.

Кинетическая энергия удара, вызывающего взрыв порошка тэна, расположенного в виде кольца на наковальне, примерно в десять раз больше соответствующей величины для нитроглицерина (порядка 5-103 г-см).

6—555

При анализе разогрева при трении или пластической деформации твердых ВВ следует учитывать соотношение между температурой плавления и температурой вспышки. Все вторичные ВВ плавятся при температуре, более низкой по сравнению^ с температурой, при которой происходит быстрый химический распад. Среди прочих твердых ВВ наиболее высокой разницей между температурами плавления и вспышки обладает ТНТ. Он меньше других трердых ВВ чувствителен к инициированию трением и при

Зависимость частоты взрывов от высоты сбрасывания груза весом 1860 г.

- сплош гая пленка; б — кольцевой слой.

деформаций ударом. Вследствие заметного разупрочнения вещества при наступлении плавления повышение температуры ограничено его точкой плавления. В то же время инициирующие вещества, по-видимому, бурно разлагаются уже в твердой фазе. Повышение температуры в горячих точках этих веществ, вызванное трением кристаллов между собой или частицами другого материала, может оказаться достаточным для инициирования реакции. В этом, по-видимому, заключается основное различие между бризантными и инициирующими ВВ.

Кроме того, по мнению Беляева (1938), для этих двух классов ВВ характерно различное соотношение между теплотами испарения и энергиями активации при разложении этих веществ. Судя по имеющимся в литературе данным, энергия активации термического распада инициирующих ВВ меньше величины теплоты испарения, так что разложение вещества действительно должно происходить в твердойфазе, в то время как для вторичных ВВ при отсутствии давления со стороны окружающей среды испарение происходит до начала распада. Эти вопросы будут обсуждаться в следующей главе, посвященной инициированию взрыва при нагреве.

ИНИЦИИРОВАНИЕ ВЗРЫВА ТРЕНИЕМ

Механизм разогрева вещества при треиии подробно исследовался Боуденом и сотр. (Боуден и Тэйбор, 1960, 1968; Боудеи и Иоффе, 1955). При сжатии твердых тел контакт между ними возникает

Рис. 112. Инициирование нитроглицерина трением. Влияние нагрузки, скорости скольжения и теплопроводности материала ползуна.

только по вершинам неровностей. Истинная площадь контакта составляет лишь небольшую часть от площади соприкасающихся тел (табл. 24).

Таблица 24

Площадь контакта (Ас) двух стальных пластинс площадью поверхности А = 21 см2 при различныхусилиях сжатия (F) (Боуден и Тэйбор, 1960)

F, кГ

F/A, бар

F/Ac. кбар

А/Ас

2

0,1

10

100 000

5

0,2

10

40 000

100

4,8

10

2 000

500

24

10

400

6е

Когда такие тела скользят друг относительно друга, тепло, выделяющееся при трении, концентрируется в областях контакта. Температура образующихся в результате горячих точек зависит от давления, скорости скольжения и теплопроводности материалов фрикционной пары. Скольжение металлического ползуна по стеклу вызывает появление светящихся точек, если скорость превышает некоторую критическую величину, значение которой уменьшается с давлением и возрастает с теплопроводностью материала ползуна. Когда между трущимися поверхностями помещали жидкое ВВ, которое выполняло роль смазки и поглощало тепло трения, наблюдались взрывы, причем условия инициирования были аналогичны условиям образования светящихся пятен. На рис. 112 показана зависимость критической нагрузки инициирования нитроглицерина от теплопроводности трущихся материалов для разных значений скоростей скольжения ползуна.

Наименьшая температура плавления материала фрикционной пары определяет максимальную величину температуры горячей точки. Когда достигается температура плавления, теряется несущая способность контактной точки, которая приобретается другой неровностью поверхности. Таким образом, контактные точки на поверхности металла с низкой температурой плавления постоянно блуждают.

Боуден считает, что существует некоторая критическая температура горячей точки, инициирующей взрыв, и если температура плавления материала ползуна ниже этой величины, то взрыв не наступает даже при очень высоких нагрузках и скоростях скольжения. Светящиеся пятна образуются в подобных же условиях. В табл. 25 приведены результаты экспериментов с нитроглицерином, покрывающим неподвижный стеклянный диск, к которому прижимались ползуны из металлов с постепенно возрастающей температурой плавления. По-видимому, твердость материала не имеет существенного значения, кроме тех случаев, когда твердость материала очень высока. При температуре ниже 450° С взрывы не наблюдались, в интервале 480—520° С фиксировались одиночные взрывы, а при температуре плавления выше 570° С взрывы происходили регулярно. Температурная граница, соответствующая появлению светящихся точек, лежит между 520 и 570° С.

Юхансон и Люнгберг (Юхансон, 1955, 1962) разработали метод определения чувствительности ВВ к трению, в котором исследуемое вещество подвергается воздействию, подобному тому, какое оно испытывает при заряжании в шпуры. Цель этого метода —установить условия безопасной работы пневматического устройства для патронирования скважин, которое было создано в Швеции и нашло широкое применение (Юхансон, 1962).

Экспериментальная установка состоит из гранитного блока, в котором имеется полуцилиндрическая выемка (желоб) диаметром

Таблица 25

Возникновение горячих точек и взрывов в НГЦ при трении по стеклуметаллических ползунов с различными температурами плавления(Боуден и Иоффе, 1955)

Металл (сплав)

Ь

£ ё

fl

hi

Видимые очаги разогрева в НГЦ

Взрывы в НГЦ

80 Au/20 Sn

300

230

Нет

Нет

80 Аи/20 РЬ

420

108

»

»

75 Аи/25 Ти

450

120

»

»

73 Ag/27 Sn

480

93

»

Изредка

70 Ag/30 Sb

480

120

»

»

80 Ag/20 As

500

170

»

»

50 Au/50 Cd

520

.—.

»

»

92 Au/8 Al

570

221

Отчетливы

Perулярно

Константан

1200

130

»

»

Ki

1450

170

»

»

Fe

1500

130

»

»

W

3000

—

»

»

Рис. 113. Устройство для испытания чувствительности В В к трению.

30 мм и длиной 50 см. В исходном состоянии ползун цилиндрической формы (диаметр 25 мм, длина 8 см) плотно прижимается к дну выемки поршнем, на который оказывает давление сжатый воздух. С помощью другого поршня, соединенного с автоматически действующим устройством, ползун совершает возвратно-поступательное движение (рис. 113). Амплитуда смещений ползуна составляет 12 см, частота — 3 Гц и максимальная скорость — 2,2 м/с. Диапазон изменений нагрузки иа ползун составляет 10—200 кг. Исследуемое ВВ в виде тонкого слоя помещается на дио тщательно очищенной выемки. Кроме результатов «взрыв» и отказ», в работе были получены промежуточные случаи, которые квалифицировались как потрескивание.

О степени влияния материала ползуна на чувствительность к трению можно судить по данным (табл. 26) для трех типов аммиачио-

Таблица 26

Результаты опытов по трению на установке с выемкой в гранитном блоке

Материал ползуна

Нагрузка, кг

9

17

29

41

55

Медь (98,5Cu, 1,5РЬ)

OOOa

ООО

ООО

ООО

ООО

Бронза (93Cu, 7Zn)

Латунь

ООО

ООО

ООП

ООО

ООО

71Cu, 28Zn, 1РЬ

ООО

ООО

ООО

ООО

ООО

60Cu, 39Zn, IPb

ООО

ООО

ООО

ООО

ООО

76Cu, 22Zn, 2A1

ООО

ООО

ООО

ООП

ООО

63Cu, 37Zn

ООО

ООО

опо

ООП

ООО

60Cu. 36Zn, 4A1 .

ООО

ООО

ООП

ООП

опо

Хромированная латунь

О

О

О

п

О

Никелированная латунь

в

в

в

в

в

Немецкое серебро

ппп

ппп

ппп

ппв

пвв

Алюминий, 99%

ппп

пвв

ввв

ввв

97А1, Si, Mg, Мп, Fe

ООО

оов

оов

ввв

97.2А1, 2,5Hg, Сг

ОПП

ппп

пвв

ввв

97.5А1, Si, Mg, Мп

ООО

ввв

ввв

ввв

94.4A1, 4,5Cu, Mg, Mn ..........

ООО

овв

овв

пвв

а О — отказ, П — потрескивание или отдельные вспышки. В — взрыв. Тремя знаками в каждой колонке показаны результаты опытов с тремя марками аммиачноселитренных динамитов (35 , 50 и 60% НГ11/НГ), которые расположены в порядке возрастания содержания НГЦ/НГ в динамите (слева направо).

селитреииых желатин-дииамитов, содержащих соответственно 35, 50 и 60% сенсибилизатора — смеси нитроглицерина с нитрогликолем 50/50. При шероховатой поверхности гранитного блока теплопроводность материала ползуна играет второстепенную роль. Ползуны из меди и некоторых сортов латуни не вызывали воспламене-

иий даже при нагрузке 55 кг. В опытах с ползунами из других сортов латуни и бронзы регистрировались отдельные потрескивания при испытании 50%-ных и 60%-иых динамитов, в то время как с 35%-иыми динамитами при использовании ползунов из бронзы или латуни любого сорта наблюдались только отказы. Никель, по-видимому, оказывает каталитическое воздействие на химические реакции, поэтому никелированные латунные ползуны вызывают взрыв 60%-ного динамита даже при небольших нагрузках. Ползуны из немецкого серебра вызывали потрескивания у всех испытанных динамитов при любых нагрузках. Испытания с ползунами из алюминия и его сплавов показали сравнительно высокую чувствительность ВВ. При нагрузке 40 кг происходила заметная деформация этих ползунов, так что увеличить нагрузку до 50 кг ие удалось. По всей видимости, алюминий вступает в химическое взаимодействие с испытываемыми веществами, содержащими активные окислители, такие, как нитраты аммония или натрия. Возможно, горячие точки возникали в момент удаления с поверхности металла защитной окисной пленки.

Если гранитная поверхность была влажной, ни взрывов ни потрескиваний не наблюдалось при испытаниях различных- марок динамитов и гремучих> студней с содержанием сенсибилизатора до 95%; причем в этих опытах использовались ползуны не только из латуни или алюминиевых сплавов, но и изготовленные из сталей различных марок и гранита. В некоторых экспериментах перед испытанием динамита поверхность гранита протиралась куском материи. Обнаружено, что остающийся слой влаги способен препятствовать возникновению взрывов и потрескиваний в динамитах с содержанием сенсибилизатора 35, 50 и 60%, если используются ползуны из алюминиевых сплавов и нагрузки не превышают 40 кг.

В табл. 27 приведены результаты опытов по определению чувствительности к треиию при использовании ползунов из стали. В этом случае нагрузку можно было увеличивать до 200 кг, так что оказалось возможным испытать даже некоторые чувствительные бризантные ВВ и составы иа их основе.

В опытах с ВВ, чувствительность к треиию которых была ие меньше, чем у тэна или гремучего студия, взрывы наблюдались даже при самых низких нагрузках. Эксперименты выявили существенное различие в чувствительности тэна, гексогена и тетрила. Несколько неожиданной оказалась низкая чувствительность нитроклетчатки, которая обычно считается очень чувствительным веществом — таким же, как азида.

В равной степени представляет интерес очень низкая чувствительность гурита — типичного динамита, содержащего нитроглицерин и кизельгур. Причина подобного поведения состоит, по-видимому, в том, что нитроглицерин в указанном составе прочно удерживается поверхностными силами в чрезвычайно развитой сети мел-

а В — взрыв, П — потрескивание или слабая вспышка, О — отказ.а В — взрыв, П — потрескивание или слабая вспышка, О — отказ.Рис. 114. Копер для испытания чувствительности ВВ к удару.Рис. 114. Копер для испытания чувствительности ВВ к удару.Рис. 115. Схематическое изображение приборов для определения чувствительности В В к удару.а — прибор без канавки; б — прибор с канавкой.Рис. 115. Схематическое изображение приборов для определения чувствительности В В к удару.а — прибор без канавки; б — прибор с канавкой.

а В — взрыв, П — потрескивание или слабая вспышка, О — отказ.

а В — взрыв, П — потрескивание или слабая вспышка, О — отказ.

Рис. 114. Копер для испытания чувствительности ВВ к удару.

Рис. 114. Копер для испытания чувствительности ВВ к удару.

Рис. 115. Схематическое изображение приборов для определения чувствительности В В к удару.

а — прибор без канавки; б — прибор с канавкой.

Рис. 115. Схематическое изображение приборов для определения чувствительности В В к удару.

а — прибор без канавки; б — прибор с канавкой.

ких пор кизельгура, роль которого, таким образом, сводится к охлаждению очагов разогрева, возникающих в нитроглицерине.

МЕХАНИЗМ КОПРОВЫХ ИСПЫТАНИЙ

Копровой метод определения чувствительности ВВ используется с начала нашего столетия. Наиболее простой вариант этого метода состоит в следующем: на навеску ВВ, помещенную на наковальню, сбрасывается груз. В Европе и СССР применяется копер Каста в той или иной модификации. В качестве инструмента для исследований он был предложен Международными конгрессами по прикладной химии в 1906 и 1909 г. Примерно в то же самое время в Англии стал широко применяться копер Роттера. В Горном Бюро в США используется большой копер, на котором можно испытывать шашки весом 80 г; максимальная высота падения груза весом 200 кг составляет 7,5 м. Для жидких ВВ специально создан копер Олииа — Матьисена. В основу его конструкции положены идеи, вытекающие из результатов работ Боудена и сотр. Бояре и Левин (1968) недавно опубликовали обзор различных методов испытаний, в котором привели большое число ссылок на оригинальную литературу.

В настоящей главе мы обсудим механические процессы, происходящие при ударе на копре, при этом мы будем основываться на ре-

мощью защелки удерживается намощью защелки удерживается наНаковальняНаковальня

мощью защелки удерживается на

мощью защелки удерживается на

Наковальня

Наковальня

зультатах работ Люнгберга (1958). Для упрощения процедуры расчета он предположил, что груз и наковальня являются стальными цилиндрами весом 2 кг. Наковальня в исходном положении с по

некоторой высоте от основания копра. При ударе груза по наковальне срабатывает защелка и груз сообщает наковальне некоторую скорость, после этого защелка останавливает груз. Испытываемое ВВ помещается между двумя цилиндрическими роликами диаметром 8 мм и высотой 12 мм; такие же самые ролики впрессованы в наковальню и груз. На рис. 114 показаны детали описанной аппаратуры, а на рис. 115 — расположение роликов, слоя ВВ и муфты, которая снабжена канавкой, отсутствующей в случае испытания легкотекучих веществ. На рис. 116 показано расположение тензодатчика, приклеенного к одному из роликов для записи давления при ударе. Для защиты тензодатчи-

Рис. 116. Измерительное устройство для регистрации давления при ударе.

ка от воздействия газообразных продуктов взрыва под муфтой располагается специальная обойма с отверстиями для вывода газов в атмосферу. При повышении давления во время удара груза по роликам без ВВ движение груза замедляется, а наковальня ускоряется. Когда давление достигает максимальной величины, скорости груза и наковальни сравниваются, а их общая кинетическая энергия равна потенциальной энергии упруго сжатых роликов. Из этого условия можно получить следующие соотношения:

р = pm Sin 7z///$,(1)

Pm= У0Кт^/2Л/(1 + 9)(2)

и

/5 = тг^т/(1 + 9)/2АЕ,(3)

где д=(10Г1/к/) (1—v2); р —давление; рт— максимальное давление; t — время; ts — время удара; у0 — скорость груза до удара; m — приведенная масса груза и наковальни; Л=тГ1~ площадь контакта; / — суммарная длина роликов; Е — модуль Юнга

i.MKC

Рис. 117. Осциллограммы записей давлений при ударе.

и v— коэффициент Пуассона материала роликов. Если массы груза mt и наковальни /п2 различны, то /n=2^i1/n2/(/nJ+/n2)- Если m^m^, то m=mi, а в случае удара груза по очень тяжелой наковальне /п2->оо и m=2mv

В соответствии с (2) и (3) произведение

(4)

ие зависит от длины роликов и их упругих свойств. Если принять, что /п, = щ2—2 кг, г<=0,4 см, А=б,5О см3, Z=6,0 см, у0=4,4 м/с, Е=2-106 бар и v=0,28, то получим рт=9,9 кбар н ts =300 мкс. Рассчитанные параметры удара хорошо совпадают с экспериментально найденными. На рис. 117 приведены осциллограммы записей давлений при ударе по роликам без ВВ (холостой удар) и по снаряженному прибору с гремучим студнем в виде слоя толщиной 0,4 мм. В последнем случае муфта прибора была снабжена канав-

кой, наличие которой в данном опыте воспрепятствовало возникновению взрыва. Кривая холостого удара представляет собой синусоиду, оборванную на полуволне, с параметрами рт=10,5 кбар и ts =305 мкс. Характерные особенности записи вызваны циркуляцией ударных волн по роликам. Расчет для удара груза по трем роликам вместо пяти дает рт = 13 кбар [уравнение (2)] и /5=230 мкс [уравнение (3)].

В эксперименте с приборчиком, снаряженным гремучим студнем, на осциллограмме удара вначале наблюдается подъем давления до 0,9 кбар, а затем спад до 0,7 кбар. Дальнейший ход кривой на осциллограмме совпадает с кривой холостого удара с такими же максимумом давления и длительностью удара. Повышение давления на начальной стадии удара связано с радиальным истечением вязкого вещества. Величина средней скорости радиального течения ВВ на расстоянии г от центра составляет

u — rv/2h, (5)

где у — скорость перемещения верхней ударяющей поверхности к нижней, между которыми заключен слой ВВ толщиной И.. Давление быстро возрастает с увеличением скорости радиального истечения вещества, которая достигает 100 м/с при уменьшении слоя до 0,1 мм при условии, что груз сбрасывается с высоты 1 м. Спад давления после максимума 0,9 кбар связан, вероятно, с вязким разогревом слоя ВВ.

Момент возникновения взрыва при испытании динамита можно установить по наличию резкого спада давления на осциллограмме удара (рис. 118). Контрольные опыты с применением фотоумножителя, направленного на слой ВВ, показали, что взрыв сопровождается вспышкой света, момент появления которой совпадает с моментом возникновения острого минимума иа кривой записи давления при ударе.

Характерный начальный период на осциллограмме удара наблюдается и при испытании порошкообразных ВВ. В последнем случае, однако, вещество не выдавливается, а спрессовывается в прочный диск. Взрыв также фиксируется в момент появления острого минимума на кривой давления. Иногда взрыв происходит на спадающем участке кривой давление — время (рис. 119).

При анализе осциллограмм удара трудно отличить повышение давления, вызванное взрывом, от случайных подъемов давления, связанных с влиянием различных возмущений. Это объясняется тем, что в реакцию взрывчатого превращения вступает только незначительная часть навески ВВ. На рис. 120 показаны ожоги, появляющиеся иа полированных торцах роликов вследствие такой неполной реакции. В любом конкретном случае на обоих поверхностях роликов картины ожогов одинаковы и обладают зеркальной симметрией. В рассмотренных опытах гремучий студень помещался

на бумажку, обрезанную по контуру ролика. Без нее взрывчатое вещество, как правило, выдавливалось за пределы роликов в канавку, и взрыва не происходило. Как показано на рис. 121, а, частость взрыва в этом случае очень мала вплоть до высот сбрасывания груза 140 см. При отсутствии канавок муфта предотвращала выдавливание вещества, в результате чего частость взрывов возрастала с 16% при высоте 50 см до 80% при высоте 100 см, а с использованием фильтровальных бумажек частость взрывов возрастала еще больше. Уменьшение зазора между муфтой и роликами также (рис. 120, 6) приводит к увеличению частости взрывов. Однако

Рис. 118. Запись давления при ударе по слою желатин-динамита толщиной 0,4 мм. Удар сопровождается взрывом.

Рис. 119. Запись давлений при ударе по слою порошкообразного тэна.

/ — холостой удар; 2, 3 — слой тэна толщиной 0,2 мм; удар сопровождается взрывом.

в обеих сериях опытов число взрывов, в которых фиксировались ожоги иа торцевых поверхностях роликов, не менялось. Частость взрывов, возникавших в зазорах, возрастала с уменьшением его величины.

"0ОО

Рис. 120. Ожоги на полированных поверхностях роликов от взрывов различных ВВ. Высота сбрасывания груза 0,5 м.

стйр^го^0^ гр^его сгУДня толщиной 0,4 мм на фильтровальной бумаге- 16 — с отвео-Ж’Ж* 2 ™ ЦеНТре бумаги: V ™эй 0,4 мм 60%-ного желатин-динамита (30% НГЦ0^ НГ) с примесью кристаллов Nad; 3 — слой 0,2 мм порошкообразного тэна”

ббРис. 121. Частость взрывов гремучего студня толщиной 0,4 мм; поверхности роликов полированы.Рис. 121. Частость взрывов гремучего студня толщиной 0,4 мм; поверхности роликов полированы.а

б

б

Рис. 121. Частость взрывов гремучего студня толщиной 0,4 мм; поверхности роликов полированы.

Рис. 121. Частость взрывов гремучего студня толщиной 0,4 мм; поверхности роликов полированы.

s - мям™ м£ж™ Ж 5 каяавкой- 1 - с двумя и 2 - с одной фильтровальной бумажками- 8 00^ ИГ яР£Умм -Л’0 “' каждой Т0Чке соответствует 25 опытов; б: 1 - диаметр муфты . ( ) и 8,0э мм (2). взрывы; —взрывы, возникающие между соударяющимися поверхностями, каждой точке соответствует 100 опытов.Р

ИНИЦИИРОВАНИЕ ЖИДКОСТЕЙ В ТРУБЧАТЫХ

КОНТЕЙНЕРАХ ПРИ УДАРЕ

Опыты с жидкими ВВ в вертикально подвешенных трубчатых контейнерах, сбрасываемых на наковальню, демонстрируют интересный случай инициирования взрыва, который вызывается взаимодействием упругих волн в стенках трубок с волнами сжатия, распространяющимися в жидкости.

Рис. 122. Схема опытов по сбрасыванию стальных трубок с жидким ВВ.

Циппермайер (1955) изучал причины случайных взрывов раствора динитробензола в азотной кислоте (50/50), используемого в горном деле. Он показал, что сбрасывание контейнера, содержащего 12 кг указанной жидкости, с высоты 10 м не приводит к детонации. Контейнеры изготавливались из мягкой стали, толщина стеиок составляла 0,4 мм. Темне менее известен случай взрыва контейнера весом 300 кг, упавшего с грузовика с высоты всего 0,5 м от земли.

Циппермайер обнаружил, что критическая высота сбрасывания трубок с ВВ, выше которой наблюдались взрывы, обратно пропорциональна их длине. Стенки трубок должны быть достаточно жесткими, чтобы удар о преграду вызывал в иих упругие колебания. Детонация не возникала, если сбрасывались тонкостенные трубки или трубки, изготовленные из мягкой стали, которые сильно деформировались при ударе.

Рис. 123. Критическая высота сбрасывания, при которой возникает детонация.

/а — толщина воздушного промежутка; 1е —длина столба жидкости. Трубки длиной 0,5 м показаны квадратами, длиной I м — кружками. Зачерненные квадраты и кружки — взрывы, незачерченные — отказы.

Рис, 124. Движение ударных воли вдоль стенок стальных трубки (---•)и столба жидкости() в экспериментах по сбрасыванию.

Луидборг (1960) показал, что значительное влияние на инициирование взрыва оказывает воздушный промежуток между поверхностью жидкости и крышкой контейнера (рис. 122). Если через 1а обозначить толщину воздушного промежутка, а через 1е — длину столба жидкости, то критическая высота сбрасывания возрастает с 1,3 м при ljle=^ до 5 м при ljle —0,010 независимо от длины трубок, которая изменялась с 0,5 до 1 м (рис. 123).

На рис. 124 схематически показаны траектории движения упругих волн в стейках трубки и воли сжатия в жидкости для случая /^=0,5 м, ljle =0,010 и высоты сбрасывания 5 м. На диаграмме также показаны перемещения торцов стальной трубки и столба жидкости (Юхансон, 1968).

При столкновении падающего со скоростью у0 контейнера с наковальней в стенках трубки возникает упругая волна, распространяющаяся вверх со скоростью wb а в жидкости возникает волна сжатия, распространяющаяся со скоростью w2. Напряжение в стенках трубки составляет з1=р1 ^Уо, давление в жидкости Р2=Р2^2Уо- Когда упругая волна достигает верхнего торца трубки, движение крышки вниз прекращается, а поверхность жидкости, продолжающая перемещаться вниз со скоростью у0, попадает в область поиижеииого давления, до тех пор пока поднимающаяся вверх по жидкости волна сжатия ие достигнет верхнего торца трубки. Толщина воздушного промежутка возрастает на величину 2 Уо(М^2—V^), а давление уменьшается с 1 бар на величину

Др, = 1/ 1 +Др, = 1/ 1 +O's1аO's1а(1-(1-w^w;.w^w;.(6)(6)

Др, = 1/ 1 +

Др, = 1/ 1 +

O's1а

O's1а

(1-

(1-

w^w;.

w^w;.

(6)

(6)

В распространяющейся вниз по жидкости волне разгрузки отрицательный перепад давления составляет (1—Apt) бар.

В табл. 28, взятой из работыЛуидборга, приведены значения критических высот сбрасывания контейнеров для 1аЦе=й —0,010 и перепадов давлений в жидкости, рассчитанных по (6) в предположении, что ^=5000 и да2=1250 м/с, так что 1—ау^ш^О.Тб.

Таблица 28

Значения критической высоты сбрасывания К стальных трубок с НГЦ и рассчитанные по формуле (6) величины перепадов давлений ^р\ при различной относительной длине воздушных зазоров 1а/1е

^а^е

h, м

Vo, м/с

Weiwtia

бар

0

1,3

5,1

0

0,006

2,5

7,1

1,90

0,41

0,008

3,5

8,4

1,68

0,44

0,010

5,0

10,0

1,60

0,45

Распространяющаяся вниз по трубке волна разрежения снимает напряжения в стенках. Массовая скорость в волне составляет —у0. Когда она достигает нижиего конца трубки, столб жидкости испытывает толчок вверх со скоростью ^, которая несколько меньше, чем Од- Приближенно можно записать

P№.(to —^W2^W (7)

При р4=7800 и р2=1500 кг/м3, ^=5000 и ш2=1250 м/с по формуле (7) находим 04=0,95уо» Если и0= 10 м/с, давление в жидкости во второй поднимающейся вверх волне сжатия составляет 1,95рг= =360 бар. Ее взаимодействие с распространяющейся вниз по жидкости волной разгрузки происходит на расстоянии lewa/^=0,2516 от верхнего конца трубки, т. е. спустя 500 мкс после удара о наковальню. С этого момента в жидкости в обоих направлениях распространяются волны сжатия с давлением р2 и массовой скоростью ■—у0. Волна, двигающаяся вверх, достигает поверхности жидкости через 600 мкс и затем возвращается назад с отрицательным перепадом давления 1 —&pt и массовой скоростью —Зуо- В волне, распространяющейся вниз, давление на фронте ра и массовая скорость —2у0. Когда оиа достигает дна трубки, давление падает до нуля, а скорость вещества в отраженной волне, распространяющейся вверх, составляет'—уг Эта волна встречается с двигающейся вниз волной разрежения на расстоянии /е/4 от дна трубки. В этом месте столб жидкости разрывается: верхняя часть смещается вверх со скоростью—Зу0, а нижняя часть двигается (тоже вверх) со скоростью —у0. Верхний участок жидкости столкнется с крышкой спустя 1,15 мс после удара трубки о наковальню, если только к тому времени взрывчатое вещество не сдетонирует.

В соответствии с приведенным выше анализом опасность возникновения детонации в обсуждаемых опытах велика вследствие взаимодействия упругих волн в стенках контейнера н волн сжатия в жидком ВВ. Жидкость фактически подвергается двойному удару со стороны нижиего конца трубки. Второй удар вызывает в жидкости волну сжатия с давлением несколько сот бар, которая, прежде чем достичь верхнего конца трубки, встречается с распространяющейся вниз волной разгрузки с отрицательной амплитудой давления. Наиболее вероятно, что жидкость за второй волной находится в состоянии кавитации. Согласно представлениям, развиваемым в работах Уотсона и сотр. (1966) и Рота (1967), такой случай таит в себе опасность возникновения детонации даже при взаимодействии весьма слабых волн. Циппермайер (1955) отмечал, что для возникновения детонации необходимо, чтобы стенки трубок были достаточно жесткими. Действительно, в противном случае второй удар по дну трубки был бы заметно ослаблен или вообще отсутствовал. Рассмотренные значения момента возникновения взрыва и его место-

положения по длине трубки хорошо совпадают с экспериментом. Усреднив результаты по нескольким опытам со стеклянными трубками длиной 0,5 м, Луидборг нашел, что детонация возникает вблизи верхнего конца трубки через 615 мкс после начала удара.

ДЕТОНАЦИЯ С МАЛОЙ СКОРОСТЬЮ В ЖИДКИХ ВВ

Еще со времен Нобеля специалисты по технологии ВВ испытывали известные трудности при интерпретации противоречивых данных по чувствительности нитроглицерина. С одной стороны, самые, казалось бы, слабые механические воздействия вызывали детонацию нитроглицерина, а с другой — подрыв мощного капсюля часто не приводил к его инициированию.

Толчком для глубоких исследований механизма взрывной чувствительности жидких В В послужили работы Боудена и сотр. (19476),изучавшего сенсибилизирующую роль воздушных пузырьков при инициировании взрыва. Следующий шаг в выяснении этого вопроса был сделан Уиннингом (1963). С помощью фотографических методов он обнаружил, что кавитационные пузырьки, возникающие в жидкости при отражении ударной волны от тонких стенок контейнера или от ее свободной поверхности, могут являться очень чувствительными центрами инициирования реакции.

На фотографиях (рис. 125), взятых из работы Уиннинга, показан эффект, вызываемый подрывом капсюля, содержащего 0,91 г прессованного тэна, в жидкой смеси нитроглицерин — нитрогликоль 70/30. Жидкость помещалась в деревянный ящик, внутренние стенки которого покрывались парафином, чтобы исключить контакт жидкости с деревянной поверхностью, на которой имеется множество пор, заполненных воздухом. Две противоположные стенки ящика были прозрачными, их изготавливали из люцита. С помощью высокоскоростной камеры, осуществляя подсветку через одну из прозрачных стенок, можно было фотографировать процесс подрыва капсюля и сопровождающие его эффекты. Детонатор располагался иа расстоянии 2,5 см от нижнего угла ящика (на равном расстоянии от стенок). Волны разрежения, отражавшиеся от деревянных стенок ящика, вызывали в жидкости кавитацию. Начало кавитации происходило в углу ящика вследствие взаимодействия двух волн разрежения. Интенсивная кавитация жидкости наблюдалась также в узкой зоне вблизи стенок. Из фотографий видно, что детонационная вспышка в нитроглицерине впервые возникала в кавитациоииой зоне между детонатором и углом ящика. Вероятно, расширяющиеся продукты взрыва капсюля, наблюдаемые на фотографиях в виде газового шара, адиабатически сжимали и схлопывали многочисленные кавитационные пузырьки, в которых возбуждалась реакция. Возникавшее горение быстро Йереходило в детонацию.

Рис. 125. Инициирование однородного нитроглицерина кавитацией. Вокруг взрывающегося капсюля-детонатора признаков реакции в НГЦ нет. Инициирование произошло в углах контейнера после возникновения кавитации (Уиниинг, 1963).Рис. 125. Инициирование однородного нитроглицерина кавитацией. Вокруг взрывающегося капсюля-детонатора признаков реакции в НГЦ нет. Инициирование произошло в углах контейнера после возникновения кавитации (Уиниинг, 1963).

Рис. 125. Инициирование однородного нитроглицерина кавитацией. Вокруг взрывающегося капсюля-детонатора признаков реакции в НГЦ нет. Инициирование произошло в углах контейнера после возникновения кавитации (Уиниинг, 1963).

Рис. 125. Инициирование однородного нитроглицерина кавитацией. Вокруг взрывающегося капсюля-детонатора признаков реакции в НГЦ нет. Инициирование произошло в углах контейнера после возникновения кавитации (Уиниинг, 1963).

Ван Дола и сотр. (Уотсон и сотр., 1966) провели серию экспериментов, которые помогли объяснить, каким образом слабая ударная волна вызывает инициирование взрыва в нитроглицерине, свободном от воздушных пузырьков, и как в результате возникает детонация с малой скоростью, распространяющаяся при поддержке предварительной ударной волны в стенках контейнера, содержащего жидкость.

На рис. 126 показано инициирование детонации с малой скоростью в жидком ВВ (нитроглицерин+нитрогликоль), помещенном

Ill

в плексигласовую трубку, при воздействии слабой ударной волны. Исследуемое ВВ отделялось от активного заряда (небольшая тетриловая шашка) плексигласовым стержнем. Спустя 15 мкс после входа ударной волны в жидкости появлялись кавитационные пузырьки, возникшие вследствие радиального расширения стенок трубки и самой жидкости. В последующие 15—30 мкс появлялось свечение — в точке, соответствующей первому кавитационному пузырьку, начиналась химическая реакция. Фронт реакции распространяется очень быстро, так что спустя еще 15 мкс наблюдалась картина, типичная для детонации с малой скоростью. В это же время зона кавитации распространялась далее вдоль трубки (рис. 127). Предполагается, что инициирование химической реакции во фронте самораспространяющейся волны в этом случае происходит точно так же, как и в описанных выше экспериментах Уиннинга, т. е. путем схлопывания кавитационных пузырьков. Однако механизм, согласно которому осуществляется схлопывание, в данном случае не так ясен, как в опытах Уиннинга. Возможно, один из расширяющихся кавитационных пузырьков посылает в окружающую жидкость волну сжатия, давление в которой достаточно, чтобы захлопнуть соседний пузырек, который уже достиг своего предельного размера.

В табл. 29 приведены результаты, показывающие влияние материала стенок оболочки заряда на стабильность малой скорости детонации в описанных экспериментах. Они показывают, что величина скорости звука в материале оболочки и толщина ее стенок оказывают влияние на стабильность детонации. В свинцовых трубках, в которых скорость звука ниже, чем в жидкости (1,48 км/с), стабильную детонацию с малой скоростью получить не удается.

Очевидно, оболочка заряда играет существенную роль в распространении малой скорости детонации в жидких ВВ. Дальнейшие подтверждения этого вывода получены с помощью эксперимента, показанного на рис. 128. Участок трубки с нитроглицерином, в котором стационарно распространялась детонация с малой скоростью, был помещен в стеклянный аквариум с водой. На фотографиях, полученных с подсветкой, можно наблюдать, что ударная волна в оболочке на значительное расстояние обгоняет фронт реакции. По характеру перемещения торца трубки на рис. 127 можно судить, что давление в этой упругой волне довольно велико. Распространение волны поддерживается за счет процессов, протекающих в зоне реакции. Возможно, боковые перемещения стенок трубки создают ударные волны, распространяющиеся по радиусу внутрь ВВ. При отражении волн от центра, а также вследствие радиального расширения жидкости создаются условия для возникновения кавитационных пузырьков. Пузырьки в свою очередь схлопываются под действием осевой ударной волны, возникающей в зоне реакции и распространяющейся непосредственно по жидко-

Толщина, ммМатериал оболочкиСкорость звука, км/саДетонация с малой скоростьюустойчивостьскорость, км/с1,59Свинец1,21Неустойчивая—.3,18»»—6,35»»—■1,59Плексиглас1,84».—.3,18»Стационарная2,146,35»»1,871,59Сталь5,20»1,963,18»»1,886,35»2,111,59Алюминий5,00Неустойчивая—6,35»Стационарная2,04Толщина, ммМатериал оболочкиСкорость звука, км/саДетонация с малой скоростьюустойчивостьскорость, км/с1,59Свинец1,21Неустойчивая—.3,18»»—6,35»»—■1,59Плексиглас1,84».—.3,18»Стационарная2,146,35»»1,871,59Сталь5,20»1,963,18»»1,886,35»2,111,59Алюминий5,00Неустойчивая—6,35»Стационарная2,04а Приведенные значения скоростей звука являются скоростями звука в тонких стержнях.а Приведенные значения скоростей звука являются скоростями звука в тонких стержнях.

Толщина, мм

Материал оболочки

Скорость звука, км/са

Детонация с малой скоростью

устойчивость

скорость, км/с

1,59

Свинец

1,21

Неустойчивая

—.

3,18

»

»

—

6,35

»

»

—■

1,59

Плексиглас

1,84

»

.—.

3,18

»

Стационарная

2,14

6,35

»

»

1,87

1,59

Сталь

5,20

»

1,96

3,18

»

»

1,88

6,35

»

2,11

1,59

Алюминий

5,00

Неустойчивая

—

6,35

»

Стационарная

2,04

Толщина, мм

Материал оболочки

Скорость звука, км/са

Детонация с малой скоростью

устойчивость

скорость, км/с

1,59

Свинец

1,21

Неустойчивая

—.

3,18

»

»

—

6,35

»

»

—■

1,59

Плексиглас

1,84

»

.—.

3,18

»

Стационарная

2,14

6,35

»

»

1,87

1,59

Сталь

5,20

»

1,96

3,18

»

»

1,88

6,35

»

2,11

1,59

Алюминий

5,00

Неустойчивая

—

6,35

»

Стационарная

2,04

а Приведенные значения скоростей звука являются скоростями звука в тонких стержнях.

а Приведенные значения скоростей звука являются скоростями звука в тонких стержнях.

Таблица 29

Устойчивость фронта малой скорости детонации в смесиНГЦ/НГ (50/50) в трубках диаметром 25 мм с различной толщиной стенок,изготовленных из различных материалов. Исследования проведеныВан Дола (Уотсон и сотр., 1966)

Рис. 129. Схема, поясняющая механизм распространения стационарной детонации с малой скоростью.а — невозмущенная жидкость и стенки оболочки; b — фронт предварительной ударной волны в оболочке; с—жидкость, сжатая ударной волной, перешедшей из оболочки; d — возникновение кавитации вследствие расшире шя жидкости и оболочки; е — ударные волны в жидкости, прибывающие в зону кавитации; f — зона реакции.Рис. 129. Схема, поясняющая механизм распространения стационарной детонации с малой скоростью.а — невозмущенная жидкость и стенки оболочки; b — фронт предварительной ударной волны в оболочке; с—жидкость, сжатая ударной волной, перешедшей из оболочки; d — возникновение кавитации вследствие расшире шя жидкости и оболочки; е — ударные волны в жидкости, прибывающие в зону кавитации; f — зона реакции.

Рис. 129. Схема, поясняющая механизм распространения стационарной детонации с малой скоростью.

а — невозмущенная жидкость и стенки оболочки; b — фронт предварительной ударной волны в оболочке; с—жидкость, сжатая ударной волной, перешедшей из оболочки; d — возникновение кавитации вследствие расшире шя жидкости и оболочки; е — ударные волны в жидкости, прибывающие в зону кавитации; f — зона реакции.

Рис. 129. Схема, поясняющая механизм распространения стационарной детонации с малой скоростью.

а — невозмущенная жидкость и стенки оболочки; b — фронт предварительной ударной волны в оболочке; с—жидкость, сжатая ударной волной, перешедшей из оболочки; d — возникновение кавитации вследствие расшире шя жидкости и оболочки; е — ударные волны в жидкости, прибывающие в зону кавитации; f — зона реакции.

му ВВ; в результате создаются новые центры реакции. На рис. 129 приведена схематическая картина, качественно иллюстрирующая характер течения рассмотренных процессов.

186186Глава 3

186

186

Измерение параметров малой скорости детонации связано со значительными трудностями, которые превосходят трудности, встречающиеся при измерении параметров нормальной детонации.

hl,5 ммhl,5 ммРис. 130а. Схема опыта и расположение датчиков для измерения скорости детонации и давления (Уотсон и сотр., 1966)./ — капсюль-детонатор №8; 2 — корковая пробка; 3 — вывод к осциллографу; 4 — активный заряд тетрила; 5 — плексигласовая пластина; 6— оболочка заряда; 7 — исследуемое жидкое ВВ; 8 — датчик для записи скорости детонации; 9 —датчик давления; 10 — корковая шайба толщиной 6,35 мм; 11 — пластина-свидетель.Рис. 130а. Схема опыта и расположение датчиков для измерения скорости детонации и давления (Уотсон и сотр., 1966)./ — капсюль-детонатор №8; 2 — корковая пробка; 3 — вывод к осциллографу; 4 — активный заряд тетрила; 5 — плексигласовая пластина; 6— оболочка заряда; 7 — исследуемое жидкое ВВ; 8 — датчик для записи скорости детонации; 9 —датчик давления; 10 — корковая шайба толщиной 6,35 мм; 11 — пластина-свидетель.

hl,5 мм

hl,5 мм

Рис. 130а. Схема опыта и расположение датчиков для измерения скорости детонации и давления (Уотсон и сотр., 1966).

/ — капсюль-детонатор №8; 2 — корковая пробка; 3 — вывод к осциллографу; 4 — активный заряд тетрила; 5 — плексигласовая пластина; 6— оболочка заряда; 7 — исследуемое жидкое ВВ; 8 — датчик для записи скорости детонации; 9 —датчик давления; 10 — корковая шайба толщиной 6,35 мм; 11 — пластина-свидетель.

Рис. 130а. Схема опыта и расположение датчиков для измерения скорости детонации и давления (Уотсон и сотр., 1966).

/ — капсюль-детонатор №8; 2 — корковая пробка; 3 — вывод к осциллографу; 4 — активный заряд тетрила; 5 — плексигласовая пластина; 6— оболочка заряда; 7 — исследуемое жидкое ВВ; 8 — датчик для записи скорости детонации; 9 —датчик давления; 10 — корковая шайба толщиной 6,35 мм; 11 — пластина-свидетель.

Фронту малой скорости детонации предшествуют волновые возмущения от стенок оболочки. Кроме того, во фронте волны отсутствует резкий скачок давления. Пик давления в зоне реакции составляет 5—10 кбар. Ионизация и проводимость продуктов взрыва в зоне реакции малой скорости детонации очень малы по сравнению с теми же параметрами в зоне реакции при нормальной детонации. В результате оказываются неприменимыми удобные методы детектирования момента прихода зоны реакции в данную точку заряда,

CD ~I

X S

CD Qj

e; су

2^o

широко используемые при исследовании нормальной детонации, в частности, при этом нельзя использовать ионизационные датчики.

Уотсон и сотр. (1966), однако, разработали ряд технических методов проведения измерений. В одном из них для измерения скорости детонации используется сминающийся датчик. Параллельно оси заряда натягивается тонкая проволочка, на которую намотана хлопчатобумажная нить. Проволочка помещается в тонкостенную алюминиевую трубочку. Давление в зоне реакции оказывается достаточным для схлопывания алюминиевой трубочки, в результате чего возникает ее электрический контакт с проволочкой. Датчик включается в соответствующую электрическую схему. При последовательном уменьшении сопротивления датчика, вызванным прохождением детонационной волны, получается непрерывная запись распространения волны. Для измерения давлений в слабых ударных волнах и регистрации прибытия зоны реакции используется миниатюрный датчик давления. Он состоит из небольшого угольного сопротивления мощностью 0,5 Вт, помещенного в отверстие в полиэтиленовом стержне. Изменение сопротивления датчика в зависимости от давления в ударной волне можно легко прокалибровать в диапазоне давлений 1—10 кбар. На рис. 130а и 1306 показаны схемы опытов и типичные записи скоростей детонации и давлений, получаемых в экспериментах по инициированию жидких ВВ ударными волнами.

СПИСОК ЛИТЕРАТУРЫ

Amster А. В., McEachern D. М., Jr., Pressman В. (1966), Detonation of Nitromethane and Tetranitromethane mixtures: low and high velocity waves, Proceedings, 4th International Symposium on Detonation, U. S. Naval Ordnance Laboratory, Silver Spring, Maryland, 1965, Office of Naval Research, Department of the Navy, Washington D. C., U. S. A. ACR-126.

Беляев А. Ф. (1938), О горении взрывчатых веществ, ЖФХ, 12, 38; см. также ЖФХ, 14, 1009 (1940).

Birkhoff G., Dougall D. Р., Pugh Е. М., Taylor G. (1948), Explosives with lined cavities, J. Appl. Phys., 19, 563.

Bowden F. P. (1963), The initiation and growth of explosion in the condensed explosives. In “9th Symposium (International) on Combustion” (Cornell University, 1962), Academic Press, New York and London.

Bowden F. P., Garton O. A. (1949), Birth and growth of explosion in liquids and solids initiated by impact and friction, Proc. R. Soc., A. 198, 350.

Bowden F. P., McOnie M. P. (1965), .Cavities and micro Munroe jets in liquids: their role in explosion, Nature, Lond., 206, 380.

Bowden F. P., McOnie M. P. (1967), Formation of cavities and micro jets in liquids and their role in initiation and growth of explosion, Proc. R. Soc., A. 298, 38.

Боуден Ф. П., Тейбор Д. (19^0), Трение и смазка твердых тел, Машгиз, Москва.

Боуден Ф. П., Тейбор Д. (1968), Трение и смазка твердых тел, изд-во «Машиностроение», Москва.

Боуден Ф. П., Иоффе А. Д. (1955), Возбуждение и развитие взрыва в твердых и жидких веществах, ИЛ, Москва.

Боуден Ф. П., Иоффе А. Д. (1962), Быстрые реакции в твердых веществах, ИЛ, Москва.

Bowden F. Р., Stone М. A., Tudor G. К. (1947а), Hot spots on rubbing surfaces and the detonation of explosives by friction, Proc. R. Soc., A. 188, 329.

Bowden F. P., Mulcahy M. F. R., Vines R. G., Yoffe A. D. (19476), The detonation of liquid explosives by gentle impact: the effect of minute gas spaces. Proc. R. Soc., A. 188, 291.

Boyars C., Levine D. (1958), Drop-weight impact sensitivity testing explosives, Pyrodynamics, 6, 53.

Dserhkovich A. A., Andreev К- K- (1930), Uber die Eigenschaften der Nitroglycerin-lsomeren, Z. ges. Scheiss-Sprengstoffe, 25, 353.

Дубовик. А. В., Воскобойников И. M., Боболев В. К. (1966), Роль опережающей ударной волны в распространении малой скорости детонации в зарядах жидкого нитроглицерина, Физика горения и взрыва, 2, 105.

Дубовик А. В., Боболев В. К. (1967), Возбуждение и распространение детонационных процессов при слабом инициировании жидких ВВ, Физика горения и взрыва, 3, 493.

Evans М. W., Harlow F. И., Maixner В, D. (1962), Interaction of shock or rarefaction with a bubble. Physics Fluids, 5, 651.

Gibson F. C., Summers C. R., Mason С. M., Van Dolah R. W. (1960), Initiation and growth detonation in liquid explosives. 3rd Symposium on Detonation. Princeton University, Vol., 2, p. 436, Office of Naval Research, Department of the Navy, Washington D. C., U. S. A.

Johansson С. H. (1958), The initiation of liquid explosives by shock and the importance of liquid break up. Proc. R. Soc., A. 246, 160.

Johansson С. H. (1962), The use of pneumatic cartridge loader for rock blasting. International Symposium on Mining Research at Rolla, Missouri, U. S. A. Pergamon Press, Oxford, New York and Paris.

Johansson С. H. (1968), Initiation by impact of liquid explosives'in tubular steel containers, Explosivstoffe, 16, 197.

Johansson С. H., Selberg H. L. (1956), The ignition mechanism of high explosives. Appl. Sci. Res., A, 5, 439.

Johansson С. H. et al (1955), Charging of drill holes, Mine Quarry Engng, 21, 236.

Johansson С. H., Persson P. A., Selberg H. L. (1957), Ignition of explosives. Proceedings, 6th Symposium on Combustion, Yale University, New Haven, Connecticut, 1956. Reinhold Publishing Corp., New York.

Kast H. (1909). Uber die Prufung von Sprengstoffen auf Schlagempfindlich- keit nach der Fallhammermethode, Z. ges. Schiess-u. Sprengstoffw, 4, 263.

Koetten H., J de К. H. (1956), Ermittlung der Reibempfindlichkeit von Zundsprengstoffen und anderer sehr reibempfindlichen explosiven Stof- fen, Explosivstoffe, 4, 1.

Koenen H., Ide К. H., Haupt W. (1958), Ermittlung der Schlagempfind- lichkeit explosiver Stoffe von fester flussiger und gelatinoser Beschaffenheit, Explosivstoffe, 6, 178, 202, 223.

Lenze F. (1906), Ober Erfahrungen mit Fallhammermethode bei Versuchen Bestimmung der Empfindlichkeit von Sprengstoffen gegen mechanische Einwirkungen. Z. ges. Schiess-u. Sprengstoffw, 1, 287.

Ljungberg S. (1958), Der Initialverlauf bei Fallhammerprufungen. Nobel Hefte, 24, 40.

Lundborg N. (1960), Initiation of liquid explosives in steel tubes exposed to impact. K. tek. Hogsk. Handl. № 163.

Munroe С. Е. (1888), Wave-like effects produced by the detonation ol gan- cotton., Am. J. Sei., 36, 48.

Rideal E. K., Robertson A, J. B. (1948), The sensitiveness of solid high explosives to impact, Proc. R. Soc., A. 195, 92.

Roth J. F. (1967), Printing der Empfindlichkeit von flussiger und plastischen Sprengstoffen gegen die Implosion von Luftblasen. Proceedings, 36th International Congress on Industrial Chemistry, Brussels. Sections III, p. 519.

Schall R. (1954), The stability of slow detonations, Z. angew. Phys., 6, 470.

Соснова Г. С., Воскобойников И. М., Дубовик А. В. (1963), Свечение фронта малой скорости детонации в нитроглицерине, ДАН СССР, 149, 642.

Stettbacher А. (1919), Zundung und Detonation. Z. ges. Schiess-und Spreng- Stoffe, 14, 137,

Taylor W., Weale A. (1932), The mechanism of the initiation and propagation of detonation of solid explosives, Proc. R. Soc., A. 138, 92.

Воскобойников И. M., Дубовик А. В., Боболев В. К. (1965), Детонация нитроглицерина с малыми скоростями, ДАН СССР, 161, (152.

Watson R. W., Summers С. R., Gibson F. С., Van Dolan R. W. (1966), Detonation in liquid explosives-low velocity regime. Proceedings, 4th Symposium on Detonation, U. S. Naval Ordnance Laboratory, Silver Spring, Maryland, 1965., p. 117. Office of Naval Research, Department of the Navy, Washington D. C., U. S. A. ACR-126.

Winning С. H. (I960), Initiation characteristics of mildly confined bubble- free Nitroglycerin. 3rd Symposium on Detonation, Princeton University, p. 455.

Winning С. H. (1963), Initiation of nitroglycerin, Explosivstoffe, 11, 2.

УоДе A. D. (1949), Influence of entrapped gas on initiation in liquids and solids, Proc. R. Soc., A. 198, 373.

Zippermayer M. (1955), Untersuchungen uber die Vorgange bei der Initierung flussiger Sprengstoffe, Explosivstoffe 3, 25.

Харитон Ю. Б. (1940), К вопросу детонации от удара, «Сборник статей по теории ВВ», Оборонгиз, Москва.

Глава 4

ВЛИЯНИЕ ТЕМПЕРАТУРЫ

ТЕПЛОТА И СКОРОСТЬ ГОРЕНИЯ

Многие бризантные взрывчатые вещества способны к горению при атмосферном давлении без доступа воздуха. Оии горят с постоянной скоростью, если исключено распространение горения по боковой поверхности (жидкие и желатинированные ВВ — в трубках, твердые — в зарядах с покрытием). Скорость горения у примерно пропорциональна давлению. При атмосферном давлении горение является неполным и теплота горения Qy составляет лишь незначительную часть энергии взрывчатого вещества Qe) но по мере роста давления Qy приближается KQe. На рис. 131а и 1316 представлены результаты опытов Персона (1962), исследовавшего зависимость скорости горения и и отношения Qf!Qe от давления для гремучего студня, состоящего из равных по весу частей нитроглицерина и нитрогликоля и 5% нитроцеллюлозы. ВВ помещалось в стеклянные трубки внутренним диаметром 5, 12 и 19 мм. В трубках наибольшего диаметра при увеличении давления с 3 до 6,5 бар Q^!Qe резко возрастает с 35 до 96%. В трубках меньшего диаметра зависимость Qj!Qe от давления имеет тот же характер, но чем меньше диаметр трубки, тем при более высоком давлении начинается увеличение Q$!Qe и тем медленнее оно происходит. Для всех трех диаметров трубки зависимость скорости горения от давления примерно одинакова и увеличение отношения Qy/ Qe на нее ие влияет. Это свидетельствует о том, что при горении гремучего студия химические реакции (или выделение тепла иа поверхности ВВ) не играют существенной роли. Неполнота горения при атмосферном" давлении подтвержда-

Таблица 30

Состав продуктов, образующихся при горении ВВ при атмосферном давлении

Взрывчатое вещество

Состав продуктов, %

NO

СО

со$

н.

N,

сн.

о$

Нитрогликоль

Нитроглицерин 4-5% нитроцел-

45,2

39,6

8,4

4,1

2,4

0,4

—

люлозы

45,4

36,8

14,0

1,5

1,8

0,2

0,3

Нитроглицерин 4- кизельгур

48,2

35,9

12,7

1,6

1,3

0,3

0,3

Рис.

1316.

Рис. 131а. Зависимость скорости горения гремучего студни от давления.

Отношение теплоты давления

горения к теплоте взрыва как функция для гремучего студня.

ется данными анализа газов. Согласно полученным Андреевым данным (1964), образующиеся при горении газы содержат 45—48% NO, 36—39% СО и несколько процентов Н2 (табл. 30).

На рис. 132 представлена зависимость скорости горения от давления для некоторых жидких н твердых ВВ по данным

Рис. 132. Зависимость скорости горения от дав^мюкв ^Авдреее,■• 1964).Рис. 132. Зависимость скорости горения от дав^мюкв ^Авдреее,■• 1964).а; / — нитроглицерин; 2—метилнитрат; 3 —тетрил, р = 0.9 г/см*; 4 — гексоген, р = » 0,9 г/см’; 5 — литой тетрил, р=1,5г/см*; 6—нитрогликоль.б: / — 97% нитроглицерина + 3% нитроцеллюлозы; 2—47,5% нитроглицерина + 47,5% нитрогликоля 4- 5% нитроцеллюлозы (Персон, 1962); 3— нитрогликоль; 4 — 97% нитрогликоля + + 3% нитроцеллюлозы; 5—тэн, р» 1,25 г/см*.а; / — нитроглицерин; 2—метилнитрат; 3 —тетрил, р = 0.9 г/см*; 4 — гексоген, р = » 0,9 г/см’; 5 — литой тетрил, р=1,5г/см*; 6—нитрогликоль.б: / — 97% нитроглицерина + 3% нитроцеллюлозы; 2—47,5% нитроглицерина + 47,5% нитрогликоля 4- 5% нитроцеллюлозы (Персон, 1962); 3— нитрогликоль; 4 — 97% нитрогликоля + + 3% нитроцеллюлозы; 5—тэн, р» 1,25 г/см*.

Рис. 132. Зависимость скорости горения от дав^мюкв ^Авдреее,■• 1964).

Рис. 132. Зависимость скорости горения от дав^мюкв ^Авдреее,■• 1964).

а; / — нитроглицерин; 2—метилнитрат; 3 —тетрил, р = 0.9 г/см*; 4 — гексоген, р = » 0,9 г/см’; 5 — литой тетрил, р=1,5г/см*; 6—нитрогликоль.

б: / — 97% нитроглицерина + 3% нитроцеллюлозы; 2—47,5% нитроглицерина + 47,5% нитрогликоля 4- 5% нитроцеллюлозы (Персон, 1962); 3— нитрогликоль; 4 — 97% нитрогликоля + + 3% нитроцеллюлозы; 5—тэн, р» 1,25 г/см*.

а; / — нитроглицерин; 2—метилнитрат; 3 —тетрил, р = 0.9 г/см*; 4 — гексоген, р = » 0,9 г/см’; 5 — литой тетрил, р=1,5г/см*; 6—нитрогликоль.

б: / — 97% нитроглицерина + 3% нитроцеллюлозы; 2—47,5% нитроглицерина + 47,5% нитрогликоля 4- 5% нитроцеллюлозы (Персон, 1962); 3— нитрогликоль; 4 — 97% нитрогликоля + + 3% нитроцеллюлозы; 5—тэн, р» 1,25 г/см*.

Андреева (1964), показывающая, что жидкие и желатинированные ВВ могут гореть при давлении ниже атмосферного. Нижиий предел горения по давлению ~1 бар для гексогена н тетрила и ^20 бар для тэиа.

По мере увеличения начальной температуры ВВ обратная скорость горения уменьшается приблизительно линейно, пока температура не достигнет критического значения, после чего скорость горения начинает резко возрастать (рис. 133).

7-555

Рис. 133. Зависимость обратной скорости горения от температуры (Андреев, 1964)

а: ! — нитрогликоль; 2 — гексоген, р = 0.9 г/см*; 3 — тетрил, р = 0,9 г/см*; 4 — метилнятрат. 6: 1 — 97% нитрогликоля -j-3% нитроцеллюлозы; 2 — 47,5 % нитроглицерина -j- 47,5% нитрогликоля + 5% нитроцеллюлозы (Персон и Юхансон, 1953); 3 — 97 % нитроглицерина-j-3% нитроцеллюлозы.

УПРУГОСТЬ ПАРА, ТЕМПЕРАТУРА КИПЕНИЯ И ТЕПЛОТА ИСПАРЕНИЯ*

Зависимость упругости насыщенного пара от температуры дается выражением

dpM = ^RT^dT,(1)

ле температур, где q можно рассматривать как постоянную величину, получаем

lgp„ = ^^(l-r6/T).(2)

“ > OU 4\ J д

В этом выражении р —давление, бар; Ть —температура кипения при атмосферном давлении; qb — значение q при Ть. В коорднна-

Рис. 134. Диаграмма упругости пара для жидких ВВ.

/— HjO; 2 — нитроглчколь; 3 — нитроглицерин; 4 — нитрометан; 5—ртуть, • Маршалл (1904); 4" Маршалл и Пиз (1916); Д Кратер ([929); V Наум и Мейер (192 ); О Вранднер (1938); □ Беляев (1939); ■ Ривкенбах (1926); X Смен н Лоренц (1936); Q Хальёан (1913);

® Вильямс (1925),

где q — теплота испарения, ккал/кмоль; R — газовая постоянная, ккал/кмоль-К- Интегрируя (1) в некотором ограничеииом интерва-где q — теплота испарения, ккал/кмоль; R — газовая постоянная, ккал/кмоль-К- Интегрируя (1) в некотором ограничеииом интерва-* По данным Лундборга (1961).* По данным Лундборга (1961).

где q — теплота испарения, ккал/кмоль; R — газовая постоянная, ккал/кмоль-К- Интегрируя (1) в некотором ограничеииом интерва-

где q — теплота испарения, ккал/кмоль; R — газовая постоянная, ккал/кмоль-К- Интегрируя (1) в некотором ограничеииом интерва-

* По данным Лундборга (1961).

* По данным Лундборга (1961).

тах Igp — 1/7 уравнение (2) определяет тангенс угла наклона кривой упругости пара при 7=77; коэффициент —^/2,30/? пропорционален теплоте испарения. Согласно правилу Трутона, KTV—qb'Th приблизительно одинаков для всех жидкостей. Значение коэф- ^ЕЕиента Трутона для многих жидкостей лежит в пределах 20—23, 7>

вода является исключением, для нее Ктр = 26,5, а для спирта значение Ктр еще больше. Прямая, описываемая уравнением (2), пересекает ось ординат в точке Ктр/4,57, т. е. при постоянном значении КТр кривые упругости пара различных веществ сходятся в одной точке иа осн ординат

Рис. 135. Диаграмма упругости пара для твердых ВВ. THT: О Мензис (1920): □ Бэляев (1939); + Робертсон (1948). тэн: X Беляев и Юзефовчч (1940).

На рнс. 134 представлена зависимость упругости пара от 1/Т для нитроглицерина, ннтрогликоля и нитрометана, а также для НЮ и Hg, хорошо изученных в широком диапазоне температур. В соответствии с приведенными данными Ктр равен ~ 23 для ртутн н нитрометана и 26,5 для воды, нитроглицерина и ннтрогликоля. На рнс. 135 показана зависимость упругости пара от обратной температуры для тротила, для которого Ктр равен 23; прямая, проведенная через две точки, измеренные Беляевым н Юзефовичем (1940) для тэна, имеет значительно больший наклон. Лундборг (1961) показал недавно, что это обусловлено разложением ВВ, снижающим точку кипения при высоких температурах и потому наклон

прямой упругости пара в этом случае пропорционален сумме теплоты испарения н энергии активации. В результате разложения давление газа и пара над ВВ равно

P = Pv-^Pd.(3)

где pd — давление продуктов разложения. Количество пара, образующегося при кипении в 1 с, равно

ge = Piqb,(4)

где Р — количество тепла, выделяемое в 1 с.

Скорость разложения может быть представлена уравнением Аррениуса

gd = mB exp (— E/RT),(5)

в котором gd — количество вещества, разложившееся в единицу времени, кмоль/с; пг — количество жидкости, кмоль; В — частотный фактор, 1/с; Е — энергия активации, ккал/кмоль. При низкой температуре, когда gdQ4^P>

=+(6)

Ki ьKi\ iVld /

Уравнение (6) выражается прямой линией с наклоном —(р6+£)//?. При изменении Р!т происходит смещение указанной прямой, но наклон ее остается прежним. Температуру, соответствующую точке пересечения прямых, выражаемых уравнениями (4) и (6), можно получить из выражения

^-In^q.mBIM^(7) i 1 в

На рис. 136 показана зависимость lgpy, \gpd и lgp=lg(Pt,+pd) от величины 1000/Т. Прямая Igp ниже точки пересечения совпадает с прямой lgpv, а выше точки пересечения — с прямой lgpd, отклонения наблюдаются только в непосредственной близости от точки пересечения.

Для проверки теории Лундборг определил давление насыщения как функцию температуры для ннтроглнколя, измеряя упругость пара в интервале 10—160° С и температуру кипения в интервале 95—193° С. Температура кипения тэна была определена в интервале 188—205° С. Согласно первому методу, рост давления во времени обусловлен химическим разложением, а упругость пара можно определить экстраполяцией линейного участка кривой к нулевому времени.

На рнс. 137 показана зависимость Igp от обратной температуры. Для ннтроглнколя экспериментальные точки лежат на кривой с наклоном прн Т=ТЬ, равном <^=13 000 ккал/кмоль. Если пред-

положить, что первичное разложение иитроглнколя соответствует уравнению

C2H4(NO3)2 = 2СН2О + 2NO2,

то MO=152, Md=38 кг/кмоль и MJMd =4. По данным Андреева (1958), S=10l4i3c-1, £=36 000 ккал/кмоль, Р/т«90 ккал/кмоль-с.

Рис. 136. Переход от упругости пара к давлению, определенному по ско- ростиЗразложения при увеличении температуры.

Если подставить эти значения в уравнение (7) н изобразить полученную зависимость графически, то мы получим прямую [уравнение (6)] со значением 1000/74=2,18, удовлетворительно совпадающую с экспериментальной.

Теплота испарения тэна при атмосферном давлении, по данным Чайкина и Шнейдера (1960), равна 7^ = 17 840 ккал/кмоль. Пунктирная линия на рис. 137 нанесена с использованием этой величины в предположении, что коэффициент Трутона для тэна и нитроглн- коля имеет одну и ту же величину.

Эдвардс (1950, 1952) измерил давление пара для твердого тэна от 97° С вплоть до точки плавления 138° С. Теплота сублимации, полученная из наклона прямой линии, проведенной через эти точки, составляет 35 000 ккал/кмоль. При температуре плавления, согласно данным Персона (1959), теплота плавления составляет 10 000 ккал/кмоль, что дает значение 7^=25 000 ккал/кмоль. Поскольку упругость пара и наклон кривой давления пара в точке, соответствующей температуре плавления, известны, на диаграмме проведена полученная экстраполяцией штриховая линия. По данным Робертсона (1948), В=1019-8 с и £=47 000 ккал/кмоль. Предположив, что при разложении тэна и нитрогликоля образуются один и те же продукты, получим MJMd =8,3. Для отношения Р/т

найденное значение составляло 650 ккал/кмоль. Подставив эти величины в уравнение (7), можно построить кривую, изображенную на рис. 137 сплошной линией, и определить значение 1000/^=2,17,

Рис.- 137. Зависимость упругости пара и давления разложения от обратной температуры.

Точки кипения: 4-Лундборг (|96|); X Бэляев (1939). Упругость пара: О Лундборг (1961); □ Эдвардс (1953).

что хорошо согласуется с экспериментальными данными. Прямая, Построенная по данным Беляева и Юзефовича (1940), идет параллельно и соответствует меньшему значению Pim.

ВОСПЛАМЕНЕНИЕ НАКАЛЕННОЙ ПРОВОЛОКОЙ

Если к взрывчатому веществу, скорость разложения которого является функцией температуры, приблизить источник тепла, например раскаленную проволоку, то либо может установиться стационарное распределение температуры, при котором температура будет слишком низка, чтобы началось заметное разложение, либо нестационарное распределение температуры приведет к тому, что выделяющееся при разложении тепло приобретает доминирующее влияние. Такое нестационарное распределение температуры с быстропротекающей реакцией используется, например, в детонаторах с перегорающей проволокой, ио в ряде других случаев, например при хранении ВВ# оио может привести к взрыву.

Дифференциальные уравнения, описывающие выделение тепла во взрывчатом веществе, могут быть решены аналитически, если граничные условия достаточно просты.

Франк-Каменецкому (1939) удалось успешно оценить критическую температуру взрыва. Ои рассчитал максимальную температуру стенкн, при которой возможно стационарное распределение температуры, предположив, что разложение подчиняется закону Аррениуса и что соблюдается пропорциональность между скоростью разложения и выделением тепла в результате химической реакции. Для того чтобы произошел взрыв внутри небольшого объема, необходим мгновенный подъем температуры. Одиако этот случай нельзя рассматривать, основываясь на приведенных предположениях. Он более сложен, н.'по-видимому, имеется лишь одни путь его решения — числеиноеиитегрирование на вычислительной машине. Этим способом Кук (1957) рассчитал время задержки воспламенения в том случае, когда поверхность ВВ находится в контакте с горячей баней при постоянной, температуре.

Ниже приведены результаты расчетов (Сельберг и corp., 1958) температуры . способного взрываться вещества, расположенного вокруг проволоки,. температура которой внезапно повышается благодаря подводу определенного количества энергии. Предполагается, что взрывчатая среда разлагается в соответствии с законом Аррениуса, а температура проволоки одна и та же в продольном и поперечном сечениях. Ошибки, вызванные таким упрощением, незначительны и уменьшаются по мере уменьшения радиуса проволоки. Концевыми. эффектами также пренебрегают, т. е.. предполагается, что проволока бесконечно длинная.

Распределение температуры вокруг проволоки Определяется таким выражением:

— =—пВе~Е,втdt

Граничные условия:

Т = То для г = оо,

Т — Тй и n = 1 для / = 0 н г > а,

71 = 7\ для / = 0 и г < а.

Обозначения:

t — время, с;

г — расстояние по оси проволоки, см;

а — радиус проволоки, см;

Т— температура, К;

Tq — температура проволоки и заряда при t < 0 К;

Ti — температура проволоки при / = 0 К;

В — частотная постоянная, с-1;

Е—энергия активации, кал/моль;

R— газовая постоянная, кал/моль-град;

Q — теплота взрыва, кал/г;

п — неразложившаяся фракция взрывчатой среды;

Pt — плотность проволоки, г/см3;

С{ — теплоемкость проволоки, кал/г-град;

р — плотность ВВ, г/см3;

с — теплоемкость ВВ, кал/г-град;

К — теплопроводность ВВ, кал/см-град;

U — энергия, необходимая для взрыва, в расчете на единицу длины проволоки, кал/см.

^о-О “ ЛнО Для

Г дТ \ ар/ Ct / дТ X

\ дг )r=a-V-0 2Х у dt }г=а

Расчет был выполнен для платиновой проволоки диаметром 0,015, 0,030, 0,060 и 0,120 мм, окруженной составом с такой же чувствительностью к воздействию тепла, как у гремучей ртути. При проведении расчета были использованы следующие численные значения параметров: То = 293 К', Р/ =21,4 г/см3; ct = 0,033 кал/г-град; р = 2,5 г/см3; с = 0,1 кал/г-град; X — 8-10"5 кал/см-град; В = 1011-05 с-1; £ = 25 400 кал/моль; Q=400 кал/г. Значения В и Е взяты из работы Вогана и Филлипса (1949).

Ответ иа вопрос, произойдет ли взрыв или же тепло, передаваемое от накаленной проволоки, рассеется прежде, чем наступит заметное разложение, можно получить из температурных кривых.

На рис. 138 представлено изменение температуры во взрывчатом веществе для шести эквидистантных температур (от 420 до 470° С) при условии, что а=15 мкм, г=15,6 мкм. Быстрый подъем температуры наблюдается для 7\=470° С через 0,7—0,8 мс. На рис. 139, а приведена зависимость температура — время для 711=470° С в семи точках взрывчатой среды между г=15,6 и /*=19,2 мкм при интервале 0,6 мкм. Взрыв наступает через

0,8—0,9 мс. На рис. 139, б показана температура (те же величины, что и на рис. 139, а) как функция расстояния от поверхности, в качестве параметра выбрано время. На рис. 140 дана зависимость количества неразложившегося вещества от длительности нагрева в условиях, соответствующих рис. 139, а. Интересно отметить, что температура вблизи поверхности проволоки вначале быстро поднимается, а затем может оставаться практически постоянной в течение длительного времени, после чего виовь начинается подъем

Рис. 138. Зависимость температура—время для проволоки диаметром 30 мкм, находящейся на расстоянии 0,6 мкм от поверхности ВВ. На рисунке показана начальная температура проволоки.

температуры, уже ведущий к взрыву. Такого рода «индукционный период» отчетливо виден на рис. 141. Приведенная на этом рисунке кривая свидетельствует, что во время «индукционного периода» не наблюдается признаков какой-либо специфической задержки в разложении, а что она обусловлена балансом между разложением в соответствии с законом Аррениуса, теплоемкостью и теплопередачей.

Если через Те обозначить наименьшую температуру проволоки Tv при которой наступает взрыв, тогда Те можно представить как функцию радиуса проволоки а.

При этом была получена следующая зависимость:

а, мм Те, К 6е=Тг—273(°С)

0,06683410

0,03703430

0,015743470

0,0075823550

aa66Рис. 139. Температура во взрывчатом веществе, окружающем проволоку диаметром 30 мкм. В начальный период температура внезапно поднимается до 470° С.a _ числа показывают радиальные расстояния с интервалом в 0,6 мкм; б — зависимость температура — расстояние от поверхности проволоки.Рис. 139. Температура во взрывчатом веществе, окружающем проволоку диаметром 30 мкм. В начальный период температура внезапно поднимается до 470° С.a _ числа показывают радиальные расстояния с интервалом в 0,6 мкм; б — зависимость температура — расстояние от поверхности проволоки.

a

a

6

6

Рис. 139. Температура во взрывчатом веществе, окружающем проволоку диаметром 30 мкм. В начальный период температура внезапно поднимается до 470° С.

a _ числа показывают радиальные расстояния с интервалом в 0,6 мкм; б — зависимость температура — расстояние от поверхности проволоки.

Рис. 139. Температура во взрывчатом веществе, окружающем проволоку диаметром 30 мкм. В начальный период температура внезапно поднимается до 470° С.

a _ числа показывают радиальные расстояния с интервалом в 0,6 мкм; б — зависимость температура — расстояние от поверхности проволоки.

МО

Рис. 140. Зависимость количества неразложившегося ВВ от времени в соответствии с условиями, представленными на рис. 139,с.

600 И/

500 -/

о * /^

^Г 300 f

200 г

100 - । I । 1 JIIl_

00,20,40,60,8

MC

^ис. 141. Зависимость температура—время на расстоянии 0,4 мкм от Поверхности проволоки диаметром 30 мкм с начальной температурой 470°С.

Рис. 142. 6f =(Te — 273)° С

как функция величины обратного радиуса.

Рис. 143. Зависимость минимальной энергии, соответствующей единице длины, от квадрата радиуса.

Приведенная зависимость рассчитана: —■■ ■ по уравнению (8);по уравнению

(9); . ... по уравнению (10); Q экспериментальные данные, полученные Джонсом для мо- норезорцината.

Приведенная на рис. 142 зависимость 8е =Те — 273 от 1/а показывает, что экспериментальные точки лежат на прямой линии 6^—390 + 0,02/а. В соответствии с этим взрыв наступает в тот момент, когда подводимая к проволоке энергия (в расчете на единицу длины) превышает

U = (1,11а + 3620а2)Дж/см. (8)

Сплошная линия на рис. 143 воспроизводит зависимость U от аа в соответствии с уравнением (8). Джойс (1949) исследовал экспериментально условия воспламенения горячей проволокой. Он измерял минимальную энергию на сантиметр длины проволоки при различной силе тока и затем экстраполировал данные к моменту мгновенного нагревания нихромовыми проволочками диаметром от 1,26 до 4,22 мкм. Исследуемое вещество представляло смесь монорезорцината (80%) и хлората калия (20%). Точки, измеренные Джонсом (они изображены на рис. 143 кружочками), лежат на прямой, описываемой уравнением

U = (0,0022 + 4630а2) Дж/см. (9)

Основываясь на этом факте, Джойс пришел к заключению о существовании положительной минимальной энергетической характеристики ВВ, определяющей возможность воспламенения. Однако точность измерений недостаточна, чтобы решить, описывается ли функциональная связь уравнением (8) или (9). Нам кажется более вероятным, что U стремится к нулю по мере изменения радиуса. Точки Джойса хорошо соответствуют уравнению

[/ = (3,81а + 3190а2) Дж/см, (10)

которое аналогично уравнению (8).

ИНИЦИИРОВАНИЕ НАГРЕВАНИЕМ

Бризантные ВВ с трудом можно заставить детонировать, нагревая их. Если ВВ поместить в закрытый сосуд, давление в нем будет повышаться и скорость горения будет возрастать до тех пор, пока сосуд не разорвет. В результате внезапного падения давления за счет расширения продуктов горение затухнет и реакция остановится.

Лундборг (1953) измерил рост давления при воспламенении гремучего студня в закрытой стальной трубке диаметром 16/10 мм и длиной 200 мм. Крышка была слабее, чем трубка, и разрывалась при давлении примерно 2000 бар. Использованное Лундборгом устройство схематически представлено на рис. 144, а. При поджигании ВВ давление в начальный период (длительность которого изменялась от 10 до 50 мс) возрастало медленно. На рис. 144, б

даиа осциллограмма записи процесса, где видно, что максимальное давление составляло 2000 бар. Горение не вызвало детонацию. Трубка во всех опытах не была повреждена, и в ней, как правило, оставалось некоторое количество иесгоревшего динамита.

Рис. 144. Горение гремучего студня в закрытой стальной трубке, а—схема опыта: / — воздух; 2 — стальная трубка, di = 10 мм; 3 — воспламенитель; 4 — гремучий студень; 5 — забойка из глины; 6 — тензометр.б —данные опыта; зависимость давление — время.Рис. 144. Горение гремучего студня в закрытой стальной трубке, а—схема опыта: / — воздух; 2 — стальная трубка, di = 10 мм; 3 — воспламенитель; 4 — гремучий студень; 5 — забойка из глины; 6 — тензометр.б —данные опыта; зависимость давление — время.

Рис. 144. Горение гремучего студня в закрытой стальной трубке, а—схема опыта: / — воздух; 2 — стальная трубка, di = 10 мм; 3 — воспламенитель; 4 — гремучий студень; 5 — забойка из глины; 6 — тензометр.

б —данные опыта; зависимость давление — время.

Рис. 144. Горение гремучего студня в закрытой стальной трубке, а—схема опыта: / — воздух; 2 — стальная трубка, di = 10 мм; 3 — воспламенитель; 4 — гремучий студень; 5 — забойка из глины; 6 — тензометр.

б —данные опыта; зависимость давление — время.

Чтобы избежать затухания горения при разрыве трубки, Кенен и Иде (1956) применили устройство с клапаном для определения чувствительности ВВ к нагреванию. Приспособление (рис. 145) состоит из стальной трубки (3) длиной 75 мм с внутренним диаметром 24 и внешним диаметром 25 мм. Круглая крышка (/) изготавливалась нз 6-миллиметрового толстого листа жаропрочной хром-маг- ниевой стали; по оси крышки высверливалось отверстие диаметром от 1 до 20 мм. Средний вес исследуемого образца 30 г; ВВ заполняет трубку иа высоту 60 см. Нагревание осуществляется четырьмя мощными бунзеиовскими горелками с трех сторон и снизу. Когда в трубку был помещен кварцевый песок, подъем температуры на дне трубки составлял 15 град/с. Трубка выдерживала давление 200 бар при комнатной температуре и 40 бар при 700° С.

Опыты показывают, что, за исключением некоторых ВВ, которые не взрываются при минимальном диаметре отверстия, для каждого ВВ имеется критический диаметр (dm), прн котором оно

разлагается так быстро, что трубка рвется, в то время как уже при несколько большем диаметре взрыва ие наступает. Для большинства обычных бризантных ВВ взрыв был таким сильным, что трубка разрывалась иа мелкие куски.* Тэн и гексоген разрывали также и завинчивающуюся крышку. После того как были установлены критические диаметры отверстий для ряда ВВ, были определены

Рис. 145. Испытание на чувствительность к нагреванию по методу Кенена и Иде (1956).

Время нагрева (/J от момента поджигания до того момента, когда выделяющиеся газы начинали гореть ярким пламенем, а также время горения (/^ до наступления взрыва. В табл. 31 приведены для штатных ВВ температура вспышки, dm, tt и /2- Кроме того, там показаны значения величины V tJdm-Vt^dm, которую Кёнен и Иде считают хорошей мерой трудности воспламенения взрывчатого вещества. Из таблицы видно, что эта временная функция особенно мала для нитроцеллюлозы с 13,4% азота, азидов и черного пороха. Затем "следуют тэн и гексоген, а за перхлоратом аммония идет тетрил. Примерно на порядок выше эта характеристика у пикриновой кислоты и ТНТ и еще выше она для дииитротолуола и нитрата аммония. Такая последовательность соответствует установленной в практике опасности воспламенения этих ВВ при хранении. Температура вспышки, которая определяется медленным нагреванием, имеет ту же последовательность. Важным исключением является, однако, черный порох, который имеет более высокую температуру вспышки, но тем не менее очень опасен и воспламеняется от очень маленьких раскаленных частиц. В этом случае

Таблица 31

Температура воспламенения, критический диаметр соила, время воспламенения и время горения по данным Кёнена и Иде (1956)

Взрывчатое вещество

Температура воспламенения, °C

мм

^i- с

G. с

Нитроцеллюлоза с 13,4% N

180

20

3

0

0,4

Азиды (Са, Ba, Sr) . . . .

178—200

16—24

8-12

0

0,6—0,8

Черный порох

300

20

12

0

0,8 '

Тэн

200

6

7

0

1,1

Гексоген

222

8

8

5

1.6

Перхлорат аммония

>360

8

21

0

1,6

Тетрил

190

6

12

4

2.1

Пикриновая кислота . . . .

300

4

37

16

7,0

ТНТ

295

5

52

29

9,0

Ди нитротолуол

360

1

49

21

28,0

Нитрат аммония

>360

1

43

29

35,6

временная функция Кёнена и Иде дает лучшую характеристику опасности, чем температура вспышки.

^Исследования Персона (1959) показали, что 1 г тэиа в алюминиевой гильзе длииою 50 мм с внутренним диаметром 10,5, внешним диаметром 11,5 мм и с отверстием в крышке длиной 10 мм можно заставить детонировать при нагревании трубки электрической спиралью, окружающей ее. Горение с пламенем наблюдалось при диаметре отверстия 5,8 мм, если мощность тока составляла Р=5,4 Вт, дым с пламенем наблюдался при Р=7,4 Вт, взрыв — при Р=9,8 Вт и, наконец, трубка разрывалась на кусочки при Р=12,2 и 13,2 Вт соответствен ио (0,9 Вт/см2). Аналогичные результаты получены и при погружении трубки в отверстие нагреваемого медного блока. Горение с пламенем имело место при диаметре отверстия 4,5 мм, когда температура блока составляла /=217 °C (2 опыта), взрыв — при /=232—242° С (3 опыта) и разрыв трубки — при /=260—288° С (2 опыта).

Интересные опыты по возбуждению детонации горением были поставлены Луидборгом. Медный капсюль диаметром 6 мм, длиной 28 мм, с толщиной стенок 0,2 мм заполняли гремучим студнем и помещали по оси в 25-миллиметровый заряд гремучего студия в бумажной оболочке (рис. 146, а). Конец медного капсюля был защемлен, ио ие плотно. Скорость горения гремучего студня при атмосферном давлении составляет 0,6 мм/с, и после воспламенения с одного конца заряд сгорал полностью, как обычно, без звукового

эффекта, затем наступал взрыв, и, поскольку детонирующий шиур инициировался, горение возбуждало детонацию в гремучем студне.

Рис. 146. Устройство для возбуждения детонации горением в гремучем студне./ —гремучий студень; 2—медный капсюль, толщина стенки 0,2 мм; 3 — детонирующий шнур; 4 — алюминиевый капсюль, толщина стенки 0,3 мм.Рис. 146. Устройство для возбуждения детонации горением в гремучем студне./ —гремучий студень; 2—медный капсюль, толщина стенки 0,2 мм; 3 — детонирующий шнур; 4 — алюминиевый капсюль, толщина стенки 0,3 мм.

Рис. 146. Устройство для возбуждения детонации горением в гремучем студне.

/ —гремучий студень; 2—медный капсюль, толщина стенки 0,2 мм; 3 — детонирующий шнур; 4 — алюминиевый капсюль, толщина стенки 0,3 мм.

Рис. 146. Устройство для возбуждения детонации горением в гремучем студне.

/ —гремучий студень; 2—медный капсюль, толщина стенки 0,2 мм; 3 — детонирующий шнур; 4 — алюминиевый капсюль, толщина стенки 0,3 мм.

В табл. 32 приведены различные случаи горения ВВ в капсюле и указано, какой заряд применялся. Детонация наступала лишь в том случае, когда оба заряда были нз гремучего студня. Для

Таблица 32

Устройство типа, показанного на рис. 146,а

РезультатыРезультатыа. Гремучий студень в медном капсюле

Результаты

Результаты

Террит35%-ный аммиачноселитренный динамитГремучий студеньТеррит35%-ный аммиачноселитренный динамитГремучий студеньОкружающий заряд

Террит

35%-ный аммиачноселитренный динамит

Гремучий студень

Террит

35%-ный аммиачноселитренный динамит

Гремучий студень

б. Окружающий заряд из гремучего студня

ЗВ, заполняющее медный капсюль

Результаты

Террит

Нет хлопка; гремучий студень сгорел полностью

Нитролит тнт

То же

Хлопок; гремучий студень сгорел пол-

35%-ный аммиачноселитренный динамит

Тэн

ностью

Слабый хлопок; гремучий студень сгорел полностью

Слабый хлопок; часть гремучего студия

Гремучий студень

осталась

Инициирование детонирующего шнура

других ВВ, включая тэн, наблюдался лишь слабый хлопок. Если капсюль был пустым или заполнялся медной стружкой, детонации не наступало. Взрыв был более сильным для террнта или 35-процентного аммиачноселитренного динамита во внешнем заряде, когда капсюль был заполнен гремучим студнем.

Детонация наступала также после воспламенения гремучего студня в алюминиевом капсюле диаметром 6,8 мм с толщиной стенок 0,3 мм и длиной 90 мм, который был помещен в заряд гремучего студня, как это показано иа рис. 146, б.

СПИСОК ЛИТЕРАТУРЫ

Андреев К. К. '(1958), О разложении нитроглицерина при повышенных температурах, ЖПХ, 31, 484.

Андреев К. К. (1964), Термическое разложение и горение взрывчатых веществ, Госэнергоиздат, М., 1957.

Беляев А. Ф. (1939), О горении кипящих взрывчатых веществ, ДАН СССР, 24, 254.

Беляев А. Ф., Юзефович Н. А. (1940), Влияние температуры кипения ВВ на характер тепловой вспышки, ДАН СССР, 27, 131.

Bowden F. Р., Yoffe A. D. (1958), Fast reactions in solids, Chapter HI, Butterworths, London.

Brandner J. D. (1938), Nitroglycerine and ethylene glycol dinitrate vapor pressure of binary solutions, Ind. Eng. Chem., 30, 681.

Chaiken R. F., Schneider K. J. (I960), Aerojet, General Report 1772.

Cook G. B. (1957), Some developments in the theory of thermal explosions. 6-th International Symposium on Combustion at Yale University, 1956, p. 626, Reinhold Publishing Corp., New York.

Cook G. B. (1958), The initiation of explosion in solid secondary explosives, Proc. R. Soc., A. 246, 154.

Crater IT, de C. (1929), The vapor pressure of glycerol trinitrate and certain Glycerol-Dinitrates, Ind. Eng. Chem., 21, 674.

Crawford B. L., Jr., Hugget C., McBrady J. J. (1950), The mechanism of the burning of double-base propellants, J. Phys. Coll. Chem., 54, 584.

Edwards G. (1950), Vapor pressure of 2,4,6-trinitrotoluene, Trans. Faraday Soc., 46, 723.

Edwards G. (1952), Vapor pressure of tetranitromethane, Trans. Faraday Soc., 48, 513.

Edwards G. (1953k Vapor pressure of cyclonite and pentaerythritol tetranitrate, Trans. Faraday Soc., 49, 152.

Frank-Kamenetsky D. A. (1939), Calculation of thermal explosion limits, Acta phys.-chim., URSS., 10, 365.

Halban J. (1913), Vapor pressure of nitromethane, Z. Phys. Chern., 84, 129.

Johansson С. H. (1952), Vapor pressure, boiling temperature and heat of evaporation for some secondary explosives, Nitroglycerin AB Internal Report No 38.

Jones E. (1949), The ignition of solid explosive media by hot wires, Proc. R. Soc., A. 198, 522.

Koenen H., Ide К- H. (1956), Ermitting der Empfindlichkeit explosiver Stoffe gegen thermische Beanspruchung (Stahlhulsenverfahren), Explosives- toffe, 4, 119, 143.

Landborg N. (1953), Measurement of the pressure at combustion of blasting gelatine in a closed steel tube (in Swedish), Nitroglycerin AB Internal Report.

Landborg N. (1961), Lowering of boiling point of explosives on thermal decomposition, Ark. Fys., 20, 499.

Marshall J., Peace G. (1916), Vapour pressure of nitroglicerine, J. Soc. Chem. Ind., 109, 298.

Marshall A. (1904), Vapour pressure of nitroglycerine and nitroglycol, J. Soc.

Chem. Ind., 23, 158.

Menzies A IT. C. (1920), Vapour pressure of TNT, J. Am. Chem. Soc., 42, 2218.

Naoum P., Meyer K. F. (1929), Dampfdruck of Nitroglicerin und Nitroglycol, ,, Z. ges. Schiess-u. Sprengstoffw, 24, 88, 177, 423.

Ghman V., Laurent G. (1936), Der Dampfdruck von Nitroglycol. Svensk. kem Tidskr., 48, 243.

Persson A. (1959), Temperature change at exothermal decomposition. Nitroglycerin AB Report Dh 1959; 47 (in Swedish).

Persson A. (1962), Heat of combustion and burning rate of blasting gelatine at pressures between land 11 kg/cma, Ark. Fys., 23, 229.

Persson A., Johansson С. H. (1953), The rate of burning of blasting gelatine at different temperatures and .pressures, Appl. Sci. Res., A. 4, 295.

Rinkenbach W. H. (1926), Vapour pressure of nitroglycerol, Ind. Eng. Chem., 18,, 1195.

Robertson A. J. B. (1948), The decomposition, boiling and explosion of TNT at high temperatures, Trans. Faraday Soc., 44, 977.

Selberg H. L. Johansson С. H. (1958), Numerical calculation of the temperature rise in ignition by hot wires, Ark. Fys., 13, 423.

Vaughan J., Phillips L. (1949), Thermal decomposition of explosives in the solid phase, J. Chem. Soc., Part IV, pp. 2737—2741.

Williams J. w. (1925), Vapour pressure of nitromethane, J. Am. Chem. Soc., 47, 2644.

Глава 5

ИЗЛУЧЕНИЕ СВЕТА ПРИ ДЕТОНАЦИИ

ВВЕДЕНИЕ

Детонация заряда бризантного ВВ без оболочки сопровождается интенсивным свечением. Причина этого явления вызывала большой интерес в течение многих лет. Источником света, во-первых, являются газообразные продукты детонации, температура которых достигает, по-видимому, 4500 °C, а давление 300 кбар. В раииих исследованиях предполагалось, однако, что источником света может быть также и окружающая атмосфера. При расширении газообразных продуктов детонации образуется сжатый слой воздуха, внешней границей которого служит фронт ударной волны. Слой имеет очень высокую температуру (до 10 000 К в воздухе и 30 000 К в аргоне) и излучает интенсивный свет, поэтому его часто называют светящейся ударной волной. Если ВВ детонирует неполностью и с малой скоростью, температура сжатого слоя сравнительно невелика, видимое излучение слабое или вообще отсутствует, хотя последующее догорание продуктов взрыва часто сопровождается свечением.

Ниже дается составленный Эрикссоном (1954, 1956) краткий перечень работ, посвященных этой проблеме. В 1900 г. Гесс установил, что свечение зависит от степени сжатия воздуха. Лаффит (1925) показал, что излучение света зависит от скорости фронта ударной волны, а также от свойств и давления окружающего газа. Госорп (1932) нашел, что несветящиеся ударные волны в газе излучают свет при отражении от твердого тела. Когда скорость ударной волны падает ниже критического значения, излучение света, как было показано Мюрауром и Мишель-Леви, прекращается, а причиной продолжающегося послесвечения является сжатие слоя воздуха ударной волной.

Госорп и corp. (1931) с помощью шлиреи-метода получили фотохронограммы зарядов в целлофановых трубках. В 1939 г. Паризо опубликовал исчерпывающую библиографию спектрографических исследований. Фокс (1945) констатировал, что свечение от заряда без оболочки в воздухе складывается из свечения детонации, ударной волны и свечения догорающих продуктов вярьтя, а свечение от заряда, помещенного в воду, зависит не только от химической реакции, но частично и от воздушных включений;

свечение в атмосфере пропана определяется только свечением детонации. Коттер и Джэкобс (1946) и Джэкобс (1947) продолжили работы Фокса. Эльдридж и corp. (1947) и Фай (1947) показали, что свечение от зарядов, помещенных в воду, в значительной степени зависит от структуры тонких поверхностных слоев ВВ. Они использовали взрывной аргоновый источник света (аргоновую вспышку) для подводного фотографирования. Траверс (1950) указал, что при проведении таких исследований важно знать коэффициент испускания при излучении. Эванс (1950) показал, что свечение ударной вол- иыподавляется в воде и пропане. Патерсон (1951, 1964) установил, что детонация слоевых зарядов гранулированных ВВ или ударное сжатие слоёв хлорида натрия сопровождается более интенсивным излучением, чем детонация, плотного ВВ, и указал, что ширину зоны реакции нельзя рассчитать, зная только размеры светящейся полосы, которая появляется за фронтом детонации в воде. Буркхардт (1951) рассчитал энергию излучения от сжатого слоя воздуха, предположив, что характеристики во фронте ударной волны зависят от температуры, толщины слоя и длины волны.

Виннииг и Эгертон (1952) определили характер изменения излучения света во времени при сжатии аргона ударной волной. Тейлор (1952) изучил различные причины излучения света при детонации. В 1963 г. Юхаисои опубликовал обзор работ по излучению света при детонации. Блекбори и Сили (1962, 1964) исследовали характер излучения, наблюдаемого при подрыве порошкообразных ВВ или воздействии ударных воли иа инертные гранулированные материалы, исследовалась зависимость излучения от плотности вещества, поры которого заполнялись инертными газами или вакуумировались. Виннииг и corp. (1954, 1958) провели широкие исследования светового излучения в воде.

Шепард и Гримшоу (1949), Деффе и ваидеВувер (1950, 1953), а также Арене (1952) исследовали специально аитигризутиые ВВ, применяемые в угольных шахтах, при детонации которых послесвечение может быть значительным. Распространение фронта ударной волны в вакуумированных сосудах изучалось Бекером (1922), Селле (1927, 1960), Юхансоном (1950), Юхансоном и Люнгбергом (1952), Аренсом (1952), Эрикссоном (1955) и Луидбрргом (1964).

Кук и corp. (1958) объяснили интенсивное излучение при подрыве бризантных ВВ образованием плазмы, появляющейся в тот момент, когда фронт детонации ВВ выходит на торец заряда.

Расчет уравнения состояния газа в ударносжатом слое проведен Бекером (1922), Жуге (1936), Бес и Теллером (1940), Бес (1942), Фугом и сотр. (1942), Бринкли и corp. (1944), Буркхардтом (1948, 1951), Шах (1946), Юхансоном (1946), Хиршфельдером и Маги (1947), Дэви (1948), Дёрингом (1949), Пенни и Пайком (1950), Реслером и corp. (1952, 1955) и Сэболом (1953).

Рис. 147. Фотографии цилиндрических зарядов тэна диаметром 20 мм, детонирующих в воде. Фотографирование производилось с помощью ячейки Керра (0,03 мкс).Подсветка на фотографии справа осуществлена от взрыва сферического заряда ТНТ.Рис. 147. Фотографии цилиндрических зарядов тэна диаметром 20 мм, детонирующих в воде. Фотографирование производилось с помощью ячейки Керра (0,03 мкс).Подсветка на фотографии справа осуществлена от взрыва сферического заряда ТНТ.Рис. 148. Фотография детонирующего в воде квадратного заряда ТНТ (15X15 мм). Фотографирование производилось открытой камерой; подсветка взрывным аргоновым источником света (1 мкс).Рис. 148. Фотография детонирующего в воде квадратного заряда ТНТ (15X15 мм). Фотографирование производилось открытой камерой; подсветка взрывным аргоновым источником света (1 мкс).Рис. 149. Мгновенные фотографии (как на рис. 147) 25-миллиметрового цилиндрического заряда гремучего студня.Рис. 149. Мгновенные фотографии (как на рис. 147) 25-миллиметрового цилиндрического заряда гремучего студня.

Рис. 147. Фотографии цилиндрических зарядов тэна диаметром 20 мм, детонирующих в воде. Фотографирование производилось с помощью ячейки Керра (0,03 мкс).

Подсветка на фотографии справа осуществлена от взрыва сферического заряда ТНТ.

Рис. 147. Фотографии цилиндрических зарядов тэна диаметром 20 мм, детонирующих в воде. Фотографирование производилось с помощью ячейки Керра (0,03 мкс).

Подсветка на фотографии справа осуществлена от взрыва сферического заряда ТНТ.

Рис. 148. Фотография детонирующего в воде квадратного заряда ТНТ (15X15 мм). Фотографирование производилось открытой камерой; подсветка взрывным аргоновым источником света (1 мкс).

Рис. 148. Фотография детонирующего в воде квадратного заряда ТНТ (15X15 мм). Фотографирование производилось открытой камерой; подсветка взрывным аргоновым источником света (1 мкс).

Рис. 149. Мгновенные фотографии (как на рис. 147) 25-миллиметрового цилиндрического заряда гремучего студня.

Рис. 149. Мгновенные фотографии (как на рис. 147) 25-миллиметрового цилиндрического заряда гремучего студня.

СВЕЧЕНИЕ ПРОДУКТОВ ДЕТОНАЦИИ

Проще всего устранить свечение окружающей атмосферы, поместив заряд в воду или атмосферу газообразных углеводородов, таких, как пропан или бутан. На рис. 147 воспроизведены фотографии, сделанные с выдержкой в 0,03 мкс для цилиндрического заряда диаметром 25 мм, детонирующего в воде. (Здесь и дальше, если не будет оговорено особо, имеются в виду прессованные заряды тэна

и ТНТ плотностью 1,50—1,55 г/см3.) Фотография свечения при детонации сферического заряда ТНТ справа сделана с подсветкой. Излучение света сосредоточено в узкой зоне за фронтом детонации до начала бокового расширения, поэтому при фотографировании открытой камерой отчетливо виден детонирующий заряд.

Рис. 148 воспроизводит фотографию квадратного стержня ТНТ в воде, сделанную открытой камерой на фоне рассеянного света от аргоновой вспышки (экспозиция ~1 мкс). Для зарядов круглого сечения, как это видно из рис. 147, получаются преломляющие эффекты, обусловленные тем, что фронт ударной волны в прозрачной воде также экранирует подсветку; преломляющие эффекты

не наблюдаются при использовании зарядов квадратной формы (рис. 148). Черные поверхности, которые образуют с обеих сторон заряда расширяющиеся продукты детонации, показывают, что продукты детонации тротила непрозрачны. Охлаждение газа ведет, вероятно, к поглощению света поверхностными слоями, которые экранируют излучение от продуктов, находящихся внутри. Таким образом, видимое излучение наблюдается только в узкой зоне за фронтом детонации.

Гремучий студень, продукты детонации которого не содержат твердых частиц, дает свечение далеко за фронтом детонации (рис. 149).

Если на заряд с отрицательным кислородным балансом нанести слой гремучего студня, то последний принимает участие в детонации и предотвращает охлаждение на поверхности заряда. Мгновенная фотография такого заряда с оболочкой толщиной 1 мм (Юхан- сон и Сьёлин, 1960) показана на рис. 150. Характер излучения при детонации прессованного ВВ виден на фотографиях, сделанных в воде открытой камерой. Одна из фотографий приведена на рис. 148, а судя по фотографии на рис. 150 справа, можно прийти к выводу, что заряд ТНТ был крупнокристаллическим. Структура излучения имеет некоторое сходство с кристаллической структурой конденсированной фазы, но не является ее точной копией. Воздушные включения в конденсированной фазе ВВ вблизи поверхности, вероятно, влияют на световое излучение. Заряды литого ТНТ не имеют таких особенностей (рис. 151).

Если заряд ТНТ, детонирующий в воде, находится в зоне давления ударной волны от другого заряда, свечение в узкой зоне за фронтом детонации также подавляется (Юхансон и Стернхофф, 1959). Рис. 151 является иллюстрацией этого эффекта. В аквариум помещают сферический заряд, инициируемый в центре, и цилиндрический литой заряд ТНТ, инициируемый несколько позднее с нижнего конца. Позади аквариума за экраном из листа бумаги находился взрывной аргоновый источник света, рассеянный свет вспышки которого равномерно распределялся над поверхностью. Фотография ясно показывает, что излучение света прекращается над линией, где происходит встреча детонационного фронта с фронтом ударной волны в воде. Давление в этом случае составляло 2500 бар. Для литого пентолита (60% тэна + 40% ТНТ) излучение света было ослабленным, хотя и в меньшей степени, чем для ТНТ; для тэна же снижения интенсивности излучения не наблюдалось.

На рис. 152 показан иной эффект усиления свечения от заряда, детонирующего в воде, под воздействием ударной волны от соседнего заряда. В этом случае ударная волна от цилиндрического заряда литого ТНТ (см. среднюю часть снимка) была слишком слабой, чтобы инициировать пентолит, расположенный ниже, но приводила к возбуждению химической реакции с выделением газа

Рис. 150. Мгновенные фотографии детонирующих в воде цилиндрических зарядов в оболочке из гремучего студня толщиной 1 мм. Слева заряд тэна, диаметр 20 мм; справа заряд крупнокристаллического ТНТ, диаметр 20 мм.

Рис. 151. Фотография, сделанная открытой камерой с подсветкой. Излучение света от детонирующего в воде литого стержневого заряда ТНТ подавляется ударной волной от сферического заряда ТНТ (d = 50 мм), который виден

в середине снимка.

на верхнем конце заряда пентолита (рис. 152, а). Если такой заряд инициировать с нижнего конца, верхний конец будет излучать интенсивный свет, когда газ будет сжат ударной волной детонации (рис. 152, б).

Следует подчеркнуть, что свечение зарядов не зависит от наложения света от взрывной подсветки.

Рис. 152. Фотография, сделанная открытой камерой с подсветкой вспышкой, полученная Стернхофом (Юхапсоп, 1963).

а — ударная волна от цчлинлрчческого заряга ТНТ (в середине) не ипицчирует цилиндрический заряд пентолита (внизу), но вызывает х im вескую реакцию с выделением газообразных продуктов на верхнем конце; б — то же. чго и на р с. а, но стержень пентолита ин цтирован детонатором с нижнего конца. Газ на верхнем конце интенсивно светится после сжатия ударной волной.

На рис. 152, б положение фронта ударной волны в воде показывает, что ударный фронт от цилиндрического заряда ТНТ достиг верхнего конца стержня из пентолита значительно раньше, чем туда дошел фронт детонации, распространяющийся с нижнего конца заряда пентолита.

Когда реакция является незавершенной, т. е. динамит детонирует с малой скоростью, значительное излучение света сопровождает последующую реакцию. Это видно из рис. 31, на котором показано свечение 35%-ного аммиачноселитренного динамита в стеклянной трубке в воде, когда фотографирование осуществлялось открытой камерой и с подсветкой сзади. Интенсивное свечение при малой скорости детонации (рис. 31, о) длится довольно долго, и оно не видно на мгновенной фотографии, сделанной с помощью ячейки Керра.

При передаче детонации в аквариуме между двумя цилиндрическими зарядами ТНТ и пентолита, разделенными цилиндром из

Из umrwe сгета при детонации

Рис. 153. Общее излучение света, при передаче детонации в воде, детонация распространяется вверх.Рис. 153. Общее излучение света, при передаче детонации в воде, детонация распространяется вверх.а) тэн — 29 мм А1 — тэн; б) тэн — 32 мм РЬ — тэн; в) тэн — 29 мм Н,0 — тэн; г) ТИГ — 21 мм А1 - ТНТ; д) ТНТ — 14 мм РЬ — ТНТ; е) ТНТ — 15 мм" Н3О—ТНГ.а) тэн — 29 мм А1 — тэн; б) тэн — 32 мм РЬ — тэн; в) тэн — 29 мм Н,0 — тэн; г) ТИГ — 21 мм А1 - ТНТ; д) ТНТ — 14 мм РЬ — ТНТ; е) ТНТ — 15 мм" Н3О—ТНГ.

Рис. 153. Общее излучение света, при передаче детонации в воде, детонация распространяется вверх.

Рис. 153. Общее излучение света, при передаче детонации в воде, детонация распространяется вверх.

а) тэн — 29 мм А1 — тэн; б) тэн — 32 мм РЬ — тэн; в) тэн — 29 мм Н,0 — тэн; г) ТИГ — 21 мм А1 - ТНТ; д) ТНТ — 14 мм РЬ — ТНТ; е) ТНТ — 15 мм" Н3О—ТНГ.

а) тэн — 29 мм А1 — тэн; б) тэн — 32 мм РЬ — тэн; в) тэн — 29 мм Н,0 — тэн; г) ТИГ — 21 мм А1 - ТНТ; д) ТНТ — 14 мм РЬ — ТНТ; е) ТНТ — 15 мм" Н3О—ТНГ.

инертною материала, характер светового излучения пассивного заряда сильно зависит от чувствительности ВВ и свойств инертного материала. Это иллюстрируется рис. 153, который воспроизводит суммарное свечение в воде зарядов ТНТ, разделенных цилиндра-

-W11111—|i ।।।

"S -404810

мкс

Рис. 154. Диаграмма расстояние — время для заряда тэн — 29 мм А1 — тэн. Сплошная-Линия показывает распространение детонации вдоль поверхности заряда; пунктирная — по оси заряда.

Рис. 155. Скоростная развертка передачи детонации вдоль двух щелей в заряде тэн — 31 мм РЬ — тэн.

ми из алюминия, свинца или воды (Юхансон и Сьелин, 1963). Длина инертных цилиндров была предельной для передачи детонации. Чтобы облегчить сравнение, фотографии разделены вдоль оси распространения симметрично и правая половина показывает устройство до детонации.

На рис. 154 приведена диаграмма расстояние—-время для заряда тэн — 29 мм А1 — тэн. Ударная волна распространяется через алюминиевый цилиндр (bd1) настолько быстрее ударной волны в воде (Ьс), вызванной детонацией активного заряда (ab), что пассивный заряд детонирует прежде, чем подвергнется воздействию ударной волны в воде. Параболический световой трек на поверхности пассивного заряда (ifH) показывает, что фронт детонации выходит на поверхность из внутренней части заряда на некотором расстоянии от оси и торца заряда (разд. 2.4). Появление серой зоны на конце пассивного заряда может быть обусловлено воздействием ударной волны (d^ на пассивный заряд прежде, чем он встретит фронт детонации (ff).

На рис. 155 показано распространение детонации в заряде тэн — 32 мм РЬ — тэн; фотография получена методом скоростной съемки. В свинце скорость ударной волны значительно меньше, чем в алюминии, и для свинцового цилиндра длиной 32 мм ударная волна в воде, генерируемая детонацией активного заряда, распространяется на 29 мм вдоль пассивного заряда прежде, чем детонация достигнет поверхности. Поскольку тэн является высокочувствительным ВВ, распространяющаяся в воде ударная волна вызывает в заряде химическую реакцию, которая сопровождается образованием газов. Когда фронт детонации в пассивном заряде достигает слоя газа, последний сжимается и начинает излучать свет, как это видно из рис. 152, б.

Ступенчатая форма свечения конца пассивного заряда показывает влияние двух ударных волн в воде. Первая волна возникает под действием осевой ударной волны, передаваемой через свинцовый цилиндр, она воздействует на нижнюю часть пассивного заряда до тех пор, пока на него не начнет влиять более сильная ударная волна в воде, создаваемая детонационным фронтом активного заряда.

Для зарядов тэна, разделенных 20 мм свинцовым цилиндром, ступенчатая форма свечения не обнаруживается, поскольку осевой фронт ударной волны в свинцовом цилиндре лежит за фронтом ударной волны в воде, создаваемой активным зарядом. Заряды тэна, разделенные цилиндрическим слоем воды длиной 29 мм, ведут себя аналогично: они дают светящееся газовое облако на конце пассивного заряда.

Световое излучение пассивных зарядов из ТНТ имеет совсем иной характер. Одна из причин этого заключается в том, что у ТНТ низкая чувствительность, в результате чего на поверхности пассивного заряда не возникает заметной химической реак-

ции от ударной волны, распространяющейся в воде. В системе заряд ТНТ — 21 мм А1 — заряд ТНТ малая чувствительность ТНТ не имеет значения, поскольку пассивный заряд детонирует раньше, чем до него дойдет ударная волна в воде, тротил в отличие от тэна не детонирует за поверхностью инициирования (разд. 2.4) и соответственно световое излучение ниже этого уровня не видно. Слабый рассеянный свет обусловлен последующей реакцией того же характера, как и яркое свечение на рис. 31, а. Излучение света от заряда ТНТ — 14 мм РЬ — ТНТ имеет аналогичный характер. Темная линия ниже яркой части пассивного заряда лежит, вероятно, над уровнем инициирования и ниже уровня ударной волны, распространяющейся в воде, когда детонация достигает поверхности. Подавление свечения, как это было показано на рнс. 151, обусловлено распределением давления ударной волны в воде. В системе ТНТ — 15 мм воды — ТНТ пассивный заряд детонирует, по-видимому, также позади уровня инициирования, по крайней мере на внешней поверхности, но пониженное свечение внутренней части обусловлено, вероятно, распределением давления ударной волны в воде.

Большой интерес представляет световое излучение гранулированных материалов, подвергаемых сжатию ударной волной. Блек- борн и Снлн (1962, 1964) показали, что излучение на торце заряда ВВ почти не зависит от того, заполнены ли поры в ВВ воздухом, метаном или пропаном или же ВВ предварительно вакуумировано до давления 10~4 мм рт. ст. и меньше. По мере увеличения плотности ВВ интенсивность свечения снижается. Свечение ударносжи- маемого слоя гранулированного материала, например хлорида натрия, имеет сравнимую интенсивность н очень слабо зависит от природы газа, заполняющего поры. Интенсивность свечения практически не изменяется, если инертный материал вакуумирован..

Блекборн и Сили пришли к выводу, что существенную роль в возникновении свечения в подвергаемом сжатию ВВ играет наличие свободного пространства. Можно предполагать, что и зерна гранулированного ВВ и зерна хлорида натрия нагреваются локально до высокой температуры благодаря пластической деформации в точках контакта под воздействием ударной волны.

СЖАТИЕ ГАЗОВ УДАРНОЙ ВОЛНОЙ

Продукты детонации, расширяясь на торце цилиндрического заряда в трубке, действуют подобно поршню, двигающемуся со сверхзвуковой скоростью. Газ в трубке формируется перед поршнем в ударносжатый слой. Скорость газа в соответствии с обозначениями, представленными на рис. 156, равна

^=«/(1—Po/pi)- (О

По мере увеличения скорости поршня значение р^0 в сжатом

Рис. 156. Сжатие ударной волной. Скорость фронта и5 равна массовой скорости ир плюс увеличение скорости сжатого слоя.

Рис, 157. Зависимость температуры (а), давления (б) и плотности . (в) в ударносжатых газах от массовой скорости. Пунктирными линиями показаны соотношения, полученные без учета диссоциации (/) и ионизации (2) соответственно.

слое приближается к верхнему предельному значению. Для идеального газа pi/po приближается к значению (у+1)/(?—0» гДе Y— =cp!cv — отношение теплоемкостей. Предельное значение равно 4 для одноатомных газов с у=1,67 н 7 для молекул газа с у=1,33. Из-за диссоциации н ноннзацнн отношение р/ро достигает -^6 для водорода, 8 для аргона н 12 для азота при скорости ир = 10 км/с.

Рис. 158. Работа расширения (В7) в сжатом от 1 до 85 бар аргоне.

Обраи мая адиабата W = А + В; адиабата Гюгонио или ударная адиабата W=C -{- В; р — дав-ление, Pi—начально? давление, бар; V — объем.

На рис. 157 показана зависимость температуры, давления и плотности от скорости поршня для трех удариосжатых газов (Юхансон, 1946 и 1963; Хильшфельдер и Маги, 1947). Эта зависимость показывает, что предельная скорость ударной волны на 10—20% выше, чем скорость продуктов детонации и массовая скорость. Работа сжатия ударной волной значительно больше, чем работа обратимого адиабатического сжатия, поскольку на поршень с самого начала действует высокое давление (адиабата Гюгоиио или ударная адиабата). При постоянной скорости поршня давление постоянно и равно конечному. Температура также гораздо выше, чем при обратимом адиабатическом сжатии, хотя половина внешней работы превращается в кинетическую энергию. На рис. 158 представлен наглядный пример сжатия аргона от 1 до 85 бар (Юхан- сои, 1960). В этом случае внешняя работа при сжатия ударной волной в 8 раз больше, чем при обратимом адиабатическом сжатии, и это соотношение растет с давлением.

СВЕЧЕНИЕ ОКРУЖАЮЩИХ ГАЗОВ

Если короткий цилиндрический заряд бризантного ВВ инициировать в центре, газообразные продукты детонации расширяются примерно под прямым углом к поверхности заряда и прилегающие слон атмосферы образуют ударносжатый светящийся слой. На рис. 159 показано свечение цилиндрического заряда ТНТ диаметром 25 мм и длиной 30 мм в три различных момента времени после инициирования в центре (детонатор погружен в заряд). Сферическая симметрия газового облака при /=3 мкс не является симметрией сферического движения. Скорость продуктов детонаций еще направлена примерно под прямым углом к первоначальной границе заряда; позже возникает характерный крестообразный профиль.

На рис. 160 приведена мгновенная фотография трех стеклянных трубок, заполненных аргоном, воздухом и. пропаном; в верхнем конце каждой из трубок расположен заряд тротила. Фотографирование производилось через 25 мкс после инициирования. Светящийся сжатый слой ясно виден в трубке с воздухом.

Интенсивность свечения сжатого слоя аргона так велика, что она вызывала заметный фотографический эффект даже тогда, когда затвор был закрыт. Это связано с тем фактом, что время экспозиции слоя, когда затвор был закрыт, t—1/v Ц •—длина н и — массовая скорость слоя) примерно в 100 раз больше, чем время экспозиции ячейки Керра (0,03 мкс).

Следует отметить также, что, сравнивая снимки в аргоне н воздухе (рис. 160), можно переоценить разницу в интенсивности света. Измерения, проведенные с помощью фотоумножителя (см. ниже), показывают, что интенсивность свечения аргона лишь в 5 раз больше, чем воздуха. От сжатого слоя пропана свечения ие видно.

При распространении детонации по осн цилиндрического заряда ТНТ в трубках с воздухом начальная скорость фронта продуктов детонации составляет --«-'6500 м/с. Это соответствует температуре 9000 К в интенсивно светящемся слое воздуха. Скорость фронта, а следовательно, температура и давление во фронте уменьшаются со временем главным образом в результате роста слоя сжатия. На рис. 161 показаны сделанные с помощью скоростного фоторегистра снимки светящегося сжатого слоя в трех заполненных воздухом плексигласовых трубках длиной 25, 50 и 100 см. На дне каждой нз трубок помещен цилиндрический заряд ТНТ диаметром 30 мм и длиной 53 мм, и все трубки закрыты пробками из глины» Когда ударная волна отражается от пробки, вся кинетическая энергия превращается в тепло, при этом происходит значительное увеличение температуры и светового излучения.

Если температура начальной ударной волны ниже критическо- 8—555

a—t< 1.5 мкс; б - t =3 мкс; в - t = 5 мкс

Рис. 160. Мгновенная фотография слоя газа, сжатого ударной волной в стеклянной трубке с аргоном, воздухом и пропаном слева направо. Фотография сделана через 25 мкс после инициирования заряда ТНТ, помещенного в верхнем конце трубки.

го значения, которое, согласно данным Буркхардта (1951), составляет ~10 000 К для слоя воздуха в 1 см, можно ожидать, что при торможении газа интенсивность излучения возрастет на три-четыре порядка главным образом вследствие увеличения коэффициента излучения с температурой. Чтобы продемонстрировать этот эффект.

Рис. 161. Фотографии (сделанные с помощью скоростного фоторегистра) трех стеклянных трубок, заполненных воздухом. Длина трубок 25, 50 и 100 мм, заряд ТНТ помещен внизу, верхний конец трубки закрыт глиной.

были поставлены эксперименты в плексигласовых трубках с внутренней нарезкой (рис. 162).

На рис. 163 показана скоростная развертка свечения слоя сжатого воздуха. Нижняя часть трубки с нарезкой излучает свет впереди светящегося фронта благодаря вторичному отражению света. После прохождения фронта детонации также наблюдается свечение, но оно зависит, вероятно, от свечения первоначальных газовых включений в трубке, которые собираются в спиральных карманах нарезки. Интенсивность излучения, направленного под прямым углом к трубке, была измерена в относительных единицах с помощью фотоумножителя для заполненных воздухом и аргоном гладких трубок и трубе к с нарезками (рис. 164).

Интенсивность излучения быстрее увеличивается для трубок с нарезкой, но максимальное значение, которое в обоих случаях достигалось через ~20 мкс, для трубки с нарезкой лишь в 2 раза 8*

нарезкой.3 — сжатый воздух;нарезкой.3 — сжатый воздух;Рис. 163. Скоростная фоторазвертка гласовой трубке,Слева — гладкая трубка; справа —Рис. 163. Скоростная фоторазвертка гласовой трубке,Слева — гладкая трубка; справа —

нарезкой.

3 — сжатый воздух;

нарезкой.

3 — сжатый воздух;

Рис. 163. Скоростная фоторазвертка гласовой трубке,

Слева — гладкая трубка; справа —

Рис. 163. Скоростная фоторазвертка гласовой трубке,

Слева — гладкая трубка; справа —

Рис. 162. Плексигласовая трубка с внутренней / — фронт ударной волны; 2 — воздух, оставшийся неподвижным;

4 — продукты детонации.

светящегося сжатого слоя в плекси заполненной воздухом.

трубка с нарезкой, как на рис. 162.

больше. Фронт ударной волны в этот момент был удален на 13—15 см от торца заряда (Юхансон и Сьёлин, 1963 б и в).

Более точные измерения, проведенные для гладких трубок, показали, что максимум интенсивности примерно в 1000 раз больше, чем величина, которую можно получить для слоя воздуха толщиной 1 см с остаточной кинетической энергией, и составляет 1/5 максимума интенсивности для слоя в отраженной ударной волне (рис. 165). В оценке температур имеется большая неопределенность, но тем не менее можно сделать вывод, что источником излучения является тот слой, в котором значительная часть кинетической энергии превратилась в тепло. В пользу этого заключения свидетельствует также сравнительно небольшая разница между результатами опытов, проведенных в гладких трубках и трубках с нарезкой, заполненных аргоном и воздухом.

Одна из возможных причин высокой интенсивности излучения заключается в уменьшении кинетической энергии в пограничном слое на стенке трубки, даже если трубка гладкая. Следует подчеркнуть, что тормозящийся объем газа сохраняет свою температуру даже в том случае, когда он покидает пограничный слой в результате турбулентности и вновь приобретает высокую скорость.

Мгновенные фотографии зарядов (рис. 166) в трубках с открытым концом, направленным на камеру, показывают, что интенсивность светового излучения обусловлена влиянием стенки трубки. На рис. 167, а приведена фотография заряда, изображенного на рис. 166, а в тот момент, когда фронт прошел ~30 мм (позиция /), а на рис. 167, б — когда фронт прошел 60 мм (позиция 2).

На рис. 167, е дана фотография заряда с вогнутой поверхностью (166, б) в тот момент, когда фронт прошел ~55 мм. На рис. 167, г показана фотография заряда в трубке с нарезкой (рис. 162), условия те же, что и на рис. 167, в. В обоих случаях интенсивное свечение от газа образует кольцо, которое отражается внутрь стенкой трубки за счет вогнутости поверхности заряда. На рис. 167, д показана фотография заряда с вогнутой поверхностью (166, в), когда фронт прошел 55 мм. В этом случае основная часть продуктов детонации сходится в одной точке, но газ, имеющийся на стенке трубки, излучает интенсивный свет. Если условия опыта (рис. 166, в) оставить такими же, но удалить плексигласовую трубку, интенсивное излучение света, как это видно из рис. 167, е, прекращается.

Если температура сжатого слоя значительно ниже критической, так что он не излучает видимого света, интенсивное свечение слоя может все же происходить, если слой содержит мелкие частицы (Юхансон и Сьёлин, 1961).

На рис. 168 показан заряд ТНТ, окруженный глиной, со стеклянной пластинкой толщиной 2 мм на верхнем конце. В соответствии с данными скоростной съемки при детонации заряда стеклянная пластинка приобретает скорость ~2600 м/с, что соответствует

Рис 164. Излучение света из гладкой трубки (?) и трубки с «арезгой (2),заполненных воздухом или аргоном (в относительных единицах).

волной.

О гладкая трубка; • Трубка с нарезкой.

температуре воздуха ^3000 К. На рис, 168 показаны также две «фотографии, сделанные открытой камерой.

Если стеклянная пластинка была чистой (слева), сжатый слой не излучал света, но если на пластинку наносились частички сажи (справа), начиналось интенсивное свечение. В последнем случае температура частичек размером 1—10 мкм возрастала до температуры газа в течение нескольких микросекунд. Свечение было слабым (левый снимок), если детонационные газы проникали через преграду, образуемую раздробленной стеклянной пластинкой.

Рис. 166. Заряды с плоской (а), выпуклой (б) и вогнутой (в) поверхностью торца. Положение сжатого слоя воздуха показано на рис. 167.

Контрольные испытания с трубками (рис. 161) показали, что излучение примерно одинаково для трубок с пылью на стенках и в воздухе и для трубок с тщательно очищенными стенками и с воздухом без пыли.

По мере того как начальное давление газа в трубке падает, скорость расширения продуктов детонации на поверхности заряда возрастает.

Однако для цилиндрических зарядов в трубках с низким давлением наблюдаемые скорости примерно вдвое выше рассчитанных. При расчете предполагалось, что значение длины свободного пробега молекул мало по сравнению с размерами трубки. В этом случае u5=Up/(l—po/pi), где us — скорость фронта, ир—массовая скорость, р0 и pi — плотность газа в трубке до и после сжатия. Если трубку вакуумировать до такого низкого давления, что средняя длина свободного пробега будет соизмерима с размерами трубки,

Рис. 167. Мгновенные фотографии светящегося сжатого слоя, сделанные с открытых концов трубок (рис. 166), направленных к камере.

а — оис. 166, а, положение I; б — рис. 166, а. положение 2; в — рис. 166, б; г —рис. 166, б. но у трубки такая же нарезка, как на рис. 162; д — pi с. 166, в; е заряд такой же, как на рис. 166, в, но без трубки.

Рис. 168. Фотографии, сделанные сбоку (со стороны) открытой камерой при детонации заряда, показанного внизу. Слева — чистая стеклянная пластина; «права — стеклянная пластина, покрытая мелкими частицами углерода.

Рис. 169. Диаграмма расстояние — время для сжатого воздуха впередипродуктов детонации.

а) р > 1 мм рт. ст.$ w^ — Wp/(1—p0/fi); б) р < 0,01 мм рт. ст., us=2u .

Рис. 170.Вакуумированная стеклянная реторта с зарядом ТНТ.Рис. 170.Вакуумированная стеклянная реторта с зарядом ТНТ.Рис. 171. Скоростная фоторазвертка светящегося фронта в реторте (изображенной на рис. 170) при р = 0,001 мм рт. ст.Рис. 171. Скоростная фоторазвертка светящегося фронта в реторте (изображенной на рис. 170) при р = 0,001 мм рт. ст.

Рис. 170.

Вакуумированная стеклянная реторта с зарядом ТНТ.

Рис. 170.

Вакуумированная стеклянная реторта с зарядом ТНТ.

Рис. 171. Скоростная фоторазвертка светящегося фронта в реторте (изображенной на рис. 170) при р = 0,001 мм рт. ст.

Рис. 171. Скоростная фоторазвертка светящегося фронта в реторте (изображенной на рис. 170) при р = 0,001 мм рт. ст.

скорость фронта будет определяться скоростью легких молекул газа в трубке, которые при упругом соударении с тяжелыми молекулами детонационных газов удваивают свою скорость, так что ^=2 ир.

Рис. 172. Зависимость рассчитанной и экспериментальной скорости фронта (гу) от давления воздуха; расстояния от конца заряда (/) и длины свободного пробега (X).

Два случая этого процесса иллюстрируются рис. 169 (Юхансон иСельберг, 1959). Лундборг (1964) подтвердил эту гипотезу экспериментально. Устройство для проведения опытов показано на рис. 170. Рисунок 171 воспроизводит снятый методом скоростной съемки светящийся фронт при давлении 0,001 мм рт. ст., а на рис. 172 представлена зависимость расчетных и экспериментальных значений скорости фронта от давления.

СПИСОК ЛИТЕРАТУРЫ

Ahrens Н. (1952), Untersuchung der Faktoren, die Schlagwettersicherkeit der Wettersprengstoffe beeinflussen, Sprengtechnick, 1, 31.

Becker R. (1922), Stosswelle und Detonation, Z. Phys., 8, 321.

Bethe H. A. (1942), The specific heat of air up to 25 000 °K. OSRD 2307, PB 27307.

Bethe H. A., Teller E. (1940), Deviation from thermal equilibrium in shock waves. BRL, Aberdeen Mnd., Rep. X-117.

Blackburn J. H., Seely L. B. (1962), Source of the light recorded in photographs of shocked granular pressings, Nature, bond., 194, 370.

Blackborn J. H., Seely L. B. (1964), Light intensity from detonating PETN pressings filled with butane, Nature, bond., 202, 382.

Brinkley S., Kirkwood. J., Richardson J. (1944), Tables of the properties of air along the Hugoniot curve and the adiabatics terminating in the Hu- goniot curve, OSRD 3550, PB 32194.

Burkhardt G. (1948), Zusammensetzung innere Energie und Specifische War- me der Luft bei hohen Temperaturen, Z. Naturforschung, 30, 603.

Burkhardt G. (1951), Das Leuchten von Luftstosswellen. Conf. Lab. Rech.

Techn., Saint-Louis, France, p. 178.

Christian R_, Shreffler R. (1954), Equation of state of argon, J. appl. Phys., 25, 1341.

Cook M. A. (1958), The Science of High Explosives, Reinhold Publishing Corp., New York.

Cotter T. P., Jacobs S. J. (1946), Studies pertaining to the measurement of temperatures in a detonating explosive, PB 24910.

Davies R. D. (1948), Shock waves in air at very high pressures, Proc, R. Soc., 61, 105.

Deffet L., Vande Wouter P. J. (1950), Le rapport entre les luminosjtes dues a la detonation et qkelques grandeurs characteristiques des explosifs, Explo- sifs, 3, 119.

Deffet L., Vande Wouwer P. J. (1953), Les luminosites produites par les ondes de choc des explosifs. Explosifs, 6, 9.

Dohring W. (1949), Energie, Entropie und Dissociationskonstante des Stick- stoffmolekuls zwischen 5000 und 20 000 °K, Z. Electrochemie, 53, 133.

Dohring W., Burkhardt G. (1944), Beitrage zur Theorie der Detonation ZWB 1936, Berlin (also PB 70632).

Eldridge J. E., Fye P. M., Spitzer R. W. (1947), Photography of Underwater Explosions, OSRD 6246, PB 96667.

Ericsson U. (1954, 1956), Literature on luminous shock waves, (in Swedish), ' FOA, Stockholm, Dnr. 2381-2053, 2487-2053;(1954), 2697-2053

(1956).

Ericsson U. (1955), Explosive shock travel times at different ambient densities, Appl. ScL, Res., A. 5, 309.

Evans № Л4. (1950), Some characteristics of detonation, Proc. R. Soc., A. 204, 12.

Fox J. G. (1945), Spectrographic measurement of detonation temperatures, PB 36957.

Fushs K.. Kynch G. J., Peierls R. (1942), The equation of state of air at high temperatures, Los Alamos Rep., BM-83.

Fye P. 44. (1947), Underwater photography of explosion phenomena, Phys. Rev., 72, 170.

Gawthorp D. B. (1932), Photography of the disturbance which propagates detonation to a charge of explosive, J, Franklin Inst., 213, 401,

Gawthorp D. B., Shepherd W. C. F., Perrot G. (1931), The photography of wavesand vortices produced by the discharge of an explosives, J. Franklin Inst., 211, 67, 401.

Hess P. (1900), Zur Theorie der Sicheihertssprengstoffe Mitt. Gegenstande Artill. und Geniew., 31, 26.

Hirschfelder J. 0., Magee J. L. (1947), Thermodynamic properties of air at high temperatures, Los Alamos, MDDC 590, P. B. 63823.

Jacobs S. J. (1947), Studies pertaining to the measurements in a detonating explosive, Phys. Rev., 72, 176.

Johansson С. H. (1946), Shock waves in gases at -the detonation of brisant explosives, Ark. Mat, Astr. Fys., 33 A.

Johansson С. H. (1950), The state of detonating explosive and the velocity of the ejected gases, Ark. Fys., 1, 563.

Johansson С. H. (1963), Lightemission bei Detonation brisanter Sprengstoffe, Explosivstoffe, 11, 251.

Johansson С. H., Ljungberg S. (1952), Influence of air pressure on the velocity of ejected explosion gases, Ark. Fys. 6, 369.

Johansson С. H., Selberg H. L. (1959), Transient high temperature gas layers in detonation, Proceedings, 4th International Conference Ionization Phenomena in Gases, Upsala, 1VD, 114.

Johansson С. Н., Sjolin Т. (I960), Emission and absorption of light behind the detonation front. Nature, Lond., 185, 523.

Johansson С. H., Sjolin T. (1961a), Light emission from detonating charges with an enclosing casing, Explosivstoffe, 9, 165.

Johansson С. H., Sjolin T. (19616), The initiation of PETN and TNT by shock waves from aluminium, Ark. Fys., 21, 135.

Johansson С. H., Sjolin T. (1962), Recording of the propagation of axial shock waves in cylinders. 6th international Congress of High-Speed Photography in the Hague, p. 492.

Johansson С. H., Sjolin T. (1963a), Luminosity at the transmission of detonation in water, Ark. Fys., 24, 559.

Johansson С. H., Sjolin T. (19636), Light emission from shock-front compressed air layers in tubes, Nature, Lond., 200, 352.

Johansson С. H., Sjolin T. (1963b), Light emission from shock—front compressed gas layers, Ark. Fys., 26, 75.

Johansson С. H., Strenhoff L. (1959), Suppressed light emission of the reaction zone in detonation. Nature, Lond., 183, 247,

Johansson С. H., Lundborg N.. Sjolin T. (1962), The initiating of solid explosives by shock waves. Sth Symposium on Combustion, Cal. Tech. Pasadena, California, 1960. William and Wilkins, Baltimore, Md.

Jouget E. (1936), Commentaries sur la theori des ondes dekhoc. C. r. hebd. Seanc. Acad. Sei,, Paris, 202, 796, 1255, 1320.

Laffite P. (1925), Recherches experimentales sur Londes explosive et Londe de choc., Annis. Phys., 4, 295, 587.

Lundborg N. (1964), Front and mass velocity at detonation in evacuated chambers, Ark. Fys., 25, 541; (1966), Proceedings 4th International Symposium on Detonation, U. S. Naval Ordnance Laboratory, Silver Spring, Maryland, 1965, p. 175, Office of Naval Research, Department of the Navy, Washington, D. C., U. S. A.

Michel-Levy A., Muraour H. (1934—1939), C. r. hebd. Seanc. Acad. Sci. Paris. (1934), 198, 825, 1499, 1760, 2091; (1935), 200, 543, 924; (1935), 201, 828; (1936), 202, 949; (1936), 203, 316; (1937), 204, 576; (1937), 205 1054; (1938), 206, 1566; (1939), 208, 508.

Michel-Levy A., Muraour H. (1935—1940), J. Phys. Radium, Paris. (1935),

496; (1940), 11, 260..

Michel-Levy A., Muraour H. (1935)', Meml. Poud., 26, 171.

Michel-Levy A., Muraour H., Burloi E. (1937), J. Phys" Radium, Paris,

Muraour H. (1942), Z. ges Schiess-u. Sprengstoffw., 37 166.

Muraour H. (1939, 1942), Chim. Ind. (1939), 42, 604; (1942), 47 3.

Muraour H. (1946, 1947), Meml. Artill. fr. (1946), 20 141 405- (1947), 21, 235, 250, 263.k '

Parisot A. (1939), Recherches experimentales sur la vitesse de detonation des materieres explosives, Meml. AriU. fr., 18, 499.

Paterson S. (1951), Source of the light recorded in photographs of detonating explosives, Nature, Lond,, 167, 479.

Paterson S. (1964), Light from shocked and detonating powders, Nature, Lond., 203, 1057.P

Penny W. G., Pike H. M. (1950), Shock waves'and the propagation of finite pulses in liquides, Rep. Prog. Phys., 13, 46.

Resler E. L., Lin E., Rantrowiiz A. (1952), The production of high temperature gases and shock tubes, J. Appl. Phys., 23, 1390.

Resler E. L., Lin S., Rantrowitz A. (1955), Electric conductivity of highly ionized argon produced by shock waves, J. Appl. Phys., 26, 95.

Sabol A. P. (1953), Flow properties of strong shock waves in xenon gas as determined for thermal equilibrium conditions, NACA TN 3091.

Sachs R. G. (1946), Some properties of very intense shock waves, Phys. Rev ,

Selle Н. (1927), Versuche zur Ermitlung der Schwadengeschwindigkeit von Sprengstoffen. Jber. chem.-tech., Reichsanst, 6, 95.

Selle H. (I960), Untersuchungen tiber Filammenerscheinungen bei explosiven Umsetzungen, Explosivstoffe, 8, 195.

Shepard W. C. F., Grimshaw H. C. (1949), Recent advances toward safer shotfiring in coal-mines, Trans. Inst. Min. Engrs., 109, 889.

Taylor L. (1952), Detonation in condenced explosives, Clarendon Press, Oxford.

Travers S. (1950), Etat actuel et valeur de la theorie hidrothermodynamique des explosions et chocs, Meml. Artill. fr., 24, 487.

Turner E. B. (1955), Radiation from a strong shock front in krypton. Bull. Am. Phys. Soc., 30, 33.

Winning С. H. (1958), The underwater shock-wave initiation of cast pentolite. Proc. R. Soc., A. 288.

Winning С. H., Edgerton H. E. (1952), Explosive argon flashlamp, J. Soc. Motion Pict. Telev. Engrs,, 59, 178.

Winning С. H., Sterling E. (1954), Etude photographique de 1’amorcage de la pentolite a travers 1’eau. Proceedings, 27th International Congress on Industrial Chemistry, Brussels, Vol. Ill, p. 331,

Глава 6

ВОЗДЕЙСТВИЕ УДАРНЫХ ВОЛН НА ОКРУЖАЮЩУЮ СРЕДУ

В настоящей главе рассматривается механическое воздействие продуктов взрыва на окружающую среду. Знание этих процессов важно для практического использования ВВ, в частности при разрушении горных пород взрывом.

Широкое применение бризантных ВВ обусловлено тем, что они являются очень удобными и емкими источниками механической энергии, которая может быть реализована в нужный момент. Это свойство ВВ часто используется, особенно в горном деле. При короткозамедленном взрывании большое количество зарядов в отдельно высверленных шпурах инициируется через определенные интервалы времени, порядка нескольких миллисекунд, в соответствии с заранее предусмотренной последовательностью.

УДАРНЫЕ ВОЛНЫ В ВОЗДУХЕ ОТ ЗАРЯДОВ БЕЗ ОБОЛОЧКИ

При взрыве сферического заряда без оболочки в воздухе возникает ударная волна, распространяющаяся со сверхзвуковой скоростью. На рис. 173—177 воспроизведены • данные из работы Грэнстрёма (1956) для зарядов ТНТ.

На рис. 173 в логарифмических координатах представлена зависимость скорости ударной волны и скорости воздуха от приведенного расстояния R'=R!wU3 для заряда ТНТ. В этом уравнении R — расстояние, м; ш — вес заряда, кг. Зависимость скорости фронта расширяющихся продуктов детонации также представлена на этом рисунке. На рис. 174 показана зависимость давления за фронтом ударной волны от времени на расстоянии 5 м от места взрыва заряда ТНТ весом 1 кг. Давление падает со временем линейно, начиная с величины pf =0,27 бар на фронте волны, и достигает нулевого значения через 3,2 мс. Последующая отрицательная фаза давления длится в течение ~10 мс; минимальная величина разрежения составляет р=0,06 бар и регистрируется примерно через 6 мс после прибытия фронта.

Диаграмма расстояние — время, на которой показаны траектория фронта волны и изобары, для заряда ТНТ весом 1 кг с плотностью 1,52 г/см3 представлена на рис. 175.

Рис. 173. Зависимость скорости фронта ударной волны, скорости массового потока и скорости фронта продуктов детонации от приведенного расстояния для заряда ТНТ при взрыве в воздухе (Вейбулл, 1947; Грэнстрём, 1956).

Рис. 175. (^ — /)-Диаграмма для ударной волны взрыве заряда ТНТ весом

и изобары при воздушном I кг.

Рис. 174. Зависимость величины давления за фронтом ударной волны от времени на расстоянии 5 м от заряда ТНТ весом 1 кг; взрыв производится в воздухе.

Рис. 176. Зависимость' давления (р, бар) во фронте и минимального давления в воздухе от приведенного расстояния при воздушном взрыве заряда ТНТ для свободно распространяющейся (р/,_р~) и отраженной ударных волн (ру,

Р-У

На диаграмме также изображена траектория фронта продуктов детонации.

На рис. 176 в логарифмическом масштабе показано изменение давления во фронте ударной волны pf и максимальной амплитуды отрицательной фазы давления р_ для свободно распространяющейся ударной волны, а также давления р^ и отрицательной фазы давления р при отражении волны от жесткой стенки в зависимости от приведенного расстояния для заряда ТНТ. На рис. 177

lg(R/wV3)

Рис. 177. Приведенные импульсы положительной и отрицательной фаз (с+, С) свободно распространяющейся ударной волны и приведенные импульсы положительной и отрицательной фаз (i+, t_) для отраженной ударной волны, а также суммарный приведенный импульс (с) при отражении ударной волны от жесткой преграды в зависимости от приведенного расстояния при воздушном взрыве ТНТ (р, бар; t, мс; су, кг; R, м; I, бар.мс/кг /=).

в логарифмических координатах представлено изменение приведенного импульса волны (^(Y/w'^pdt (бар • мс/кг’/3) в зависимости от приведенного расстояния для заряда ТНТ. Символами i+ и L обозначены соответственно значения импульса положительной и отрицательной фаз свободно распространяющейся ударной волны; i — общий импульс; i+, i_ — импульсы положительной и отрицательной фаз ударной волны после отражения от. жесткой преграды.

Для /?'^100 с достаточной точностью применимы следующие аппроксимированные соотношения: pf=Q,HR' бар; pf=\AiR' бар; i+=5/R' (бар • мс/кг1/3) и 7=5,5/R'2 (бар-мс/кг1/3).

Воздействие ударных волн на окружающую среду243

ВОЛНЫ НАПРЯЖЕНИЙ И УДАРНЫЕ ВОЛНЫ

В УПРУГИХ ТВЕРДЫХ ВЕЩЕСТВАХ

Распространение осевой волны напряжения в цилиндрическом стержне можно представить как распространение волны сжатия в -одном направлении и волны растяжения в обратном. Петерсон (1953)

70807080

7080

7080

fc LJtI- I III I jtL4.4....1..LL..1,11.4.1

Рис. 178. стальномРис. 178. стальномHI. * Q __JiOO__ 800M№0 :, 400 ...„800 mkcJK

Рис. 178. стальном

Рис. 178. стальном

Осциллограммы записи продольных колебаний в цилиндрическом стержне. Число периодов обозначено внизу каждой фотографии.

зафиксировал движение волны напряжения с помощью тензодатчиков, наклеенных на поверхность цилиндрического стального стержня диаметром 25 мм и длиной 1 м. Сталь содержала 0,35 ?6 С„ 1,2?6 Сг и 2,5?6 Ni, а ее предел текучести составлял 9—10 кбар.

Рис. 179. Осциллограмма, показывающая прохождение волны напряжения в стержне и возвращение ее.

Два датчика, соединенные в мостовую схему, располагались перпендикулярно один другому. Записанная с их помощью величина деформации стержня оказалась примерно равной з/Е вплоть до частот порядка 105 Гц (□—средняя величина напряжения, действующего в поперечном сечении стержня; Е — модуль Юнга для стали).

Волны напряжения создавались взрывом заряда 35%-ного аммиачноселитренного динамита; заряд динамита диаметром 25 мм и длиной 20 мм был подвешен таким образом, что оставался 10-миллиметровый воздушный зазор между торцом стального стержня и зарядом ВВ. Инициирование детонации осуществлялось капсюлем- детонатором № 8; скорость детонации составляла примерно 2500 м/с.

На рис. 178 приведены осциллограммы записи сигналов от тензодатчиков, показывающие колебательные процессы в стержне (до восьмого колебания включительно), а на рис. 179 показан отрезок

Рис. 180. Зависимость величии трех главных упругих напряжений в среде вокруг цилиндрического заряда от времени.

t' — t/t0 — «.Г-ГоИГо". <0 = г/с.

осциллограммы для короткого интервала времениЛ Уменьшение амплитуды колебаний со временем обусловлено частично дисперсией волн, частично внутренним трением в стали.

Если небольшой заряд детонирует в полости, имеющейся в упругой твердой среде, быстрый подъем давления создает в ней ударную волну, скорость которой определяется свойствами исследуемого ве-

щества. Сельберг (1951) выполнил расчеты для цилиндрической и сферической полостей.

На рис. 180 показано, как изменяются во времени величины трех главных напряжений, действующих вокруг цилиндрической полости, в точках г=г0, т. е. на стенке полости,г=2гои г—^содля случая, когда давление в полости внезапно возрастает до значения р0 и затем остается постоянным.

^1—в

Рис. 181. Профили радиального упругого напряжения в различные моменты времени.

•а — цилиндрический заряд; р= р0; б — цилиндрический заряд, р = р»ехр (—f/4); в — сферический заряд, р = р0.

На рис. 181, а показано распределение радиальных напряжений в среде за ударной волной для различных моментов времени в соответствии с данными, приведенными на рис. 180. ПосЛе прохождения ударной волны, скорость которой равна скорости звука, в непосредственной близости от полости наблюдается стационарная картина распределения напряжений, обусловленная постоянством давления р0 в полости.

Если давление в полости внезапно возрастает до р0, а затем уменьшается по закону р=рое~°'25/ (рис. 181, б), понижение давления в полости слабо изменяет форму профиля давлений за ударной волной. На рис. 181, в показано распределение давления за ударной волной в различные моменты времени для сферического случая, когда р^рц.

Если пренебречь потерями, связанными с диссипативными процессами во фронте ударной волны, то соотношение между энергией ударной волны и радиусом можно представить в виде функции некоторого параметра, величина которого сохраняется для ударной волны, распространяющейся (после начальной стадии) со скоростью звука. Сельберг вывел это соотношение для взрыва заряда в сферической полости; в этом случае произведение г (ar+2at) остается без изменения.

ФОРМЫ РАБОТЫ ВЗРЫВА В ПЛОТНОЙ СРЕДЕ

Введение

При взрыве в горной породе заряда помещают в шпуры. Окружающая среда сравнительно прочна, так что большая часть энергии ВВ используется на полезную работу даже в том случае, когда значительная ее часть освобождается в процессе догорания заряда. Опыты показывают, что нитроглицериисодержащие ВВ, которые могут детонировать и как мощные ВВ со скоростью 6000—8000 м/с и как слабые ВВ со скоростью 2000—3000 м/с и последующим: догоранием, приблизительно одинаково эффективны в обоих случаях.

Только при так называемом взрыве иа выброс, когда шпур расположен под прямым углом к свободной поверхности, необходимо применять мощные ВВ, поскольку дробление горной породы производится ударной волной. Взрыв на выброс, однако, является частным случаем, не имеющим большого значения, так как расход. ВВ на 1 м3 породы в 5—10 раз больше, чем при террасном способе взрывания. Чаще всего шпуры располагают параллельно свободной поверхности породы.

При туннельном взрывании происходит вырубание порода под действием продуктов взрыва, которые действуют как клин. По отношению к объему выброшенной породы взрывание с использованием шпуров, располагаемых параллельно свободной поверхности, является наиболее эффективным.

Ладегаард-Педерсен и Персон с помощью модельных взрывов в плексигласе (рис. 242) убедительно показали, какое большое

значение имеет расположение шпуров по отношению к свободной поверхности. В проведенных ими опытах заряды одинакового веса помещались на дне шпуров, расстояние от свободной поверхности до центров зарядов в обоих случаях было одинаковым. Шпуры располагались параллельно свободной поверхности и под прямым углом к ней. В первом случае разрыхлялся больший объем. Причина этого заключается в том, что первичные трещины распространяются в радиальном направлении от шпура даже в случае использования сосредоточенных зарядов.

Для измерения способности ВВ к разрушению горных пород различного типа существует ряд методов. Определяется работа, совершаемая расширяющимися газообразными продуктами детонации при подрыве заряда, помещенного в воду, свинцовый блок или баллистическую мортиру. Анализ показывает (Юхансон, 1968), что процесс расширения газов неодинаков в различных методах и заметно отличается от такового при взрывании породы.

Прежде чем перейти к обсуждению каждого мётода в отдельности, целесообразно сделать краткое замечание. КогДа заряд, полностью заполняющий взрывную камеру, детонирует, стенки камеры подвергаются сильному сжатию и радиальному ускорению. Давление на стенки является сложной функцией положения точки инициирования и геометрии заряда и зависит прежде всего от неустановивше- гося движения газа, связанного с процессом детонации. Это давление быстро снижается (в течение ~2 мкс для заряда весом 10 г) и поэтому для приближенного расчета в качестве начального давления разумно принимать давление, создаваемое продуктами детонации в недеформируемой камере.

Такое равновесное давление газа составляет для нитроглицерина 100 кбар при температуре 3000—4000° С. Затем в окружающем материале формируется ударная волна. За ее фронтом давление падает примерно по экспоненциальному закону, и большая часть энергии ударной волны сосредоточена в сферической оболочке вблизи фронта. Волна сначала распространяется со сверхзвуковой скоростью, а затем ее скорость уменьшается до величины скорости звука. Процесс образования ударной волны в воде, свинцовом блоке и горной породе аналогичен, но при последующем изэнтропическом расширении пути использования работы, совершаемой продуктами детонации, существенно различны.

В воде происходит отделение ударной волны от продуктов взрыва, диссипативные потери малы и работа, совершаемая газами, используется в основном на увеличение кинетической энергии объема вода вокруг газового пузыря. Затрачивая энергию иа совершение работы против сил гидростатического давления, вода постепенно теряет скорость. Если глубина водоема достаточна, чтобы предотвратить всплытие газового пузыря, он совершает колебания, амплитуда которых медленно уменьшается из-за вязкости воды.

Во время начальной стадии изэнтропического расширения продуктов взрыва в свинцовом блоке (после прохождения ударной волны) основная часть энергии идет на увеличение кинетической энергии свинца. Однако в этом случае движение массы свинца сопровождается значительной деформацией, и расширение объема свинцового блока прекращается, когда вся энергия израсходуется на пластическую деформацию блока. Работой, совершаемой против сил атмосферного давления, пренебрегают. Если при взрывании горной породы шпуры расположены параллельно свободной поверхности, после прохождения ударной волны процесс развития радиальных трещин под влиянием квазистационарного поля напряжений является доминирующим; он обусловлен остаточным давлением газа в трещинах.

На этой стадии энергия газа расходуется главным образом на деформацию и сжатие породы и образование трещин. Кинетическая энергия породы, находящейся между шпуром и свободной поверхностью, не возрастает заметно до тех пор, пока эта порода не отделится от основной массы породы.

Если заряд не заполняет полностью объем шпура или состоит из ВВ малой плотности, можно предполагать, что продукты детонации расширяются изотермически до тех пор, пока газ не распределится равномерно в объеме взрывной камеры.

Прн последующем изэнтропическом расширении газа максимальная величина кинетической энергии Обмане) радиального потока как в воде, так и в объеме свинцового блока падает, если при постоянном весе заряда начальный объем полости возрастает. Однако при возрастании величины объема начальной полости энергия ударной волны падает, что в воде приводит к увеличению №ftMaKC с последующим переходом через экстремум, а в свинцовом блоке — к увеличению деформации камеры, объем которой стремится к предельной величине.

В горной породе значение линии наименьшего сопротивления (ЛНС) при постоянном весе заряда возрастает в зависимости от величины удельного объема шпура и затем проходит через максимум, даже если энергия, переходящая в ударную волну, остается постоянной. Этот максимум становится четко выраженным прн уменьшении энергии ударной волны, когда объем взрывной камеры увеличивается.

В баллистической мортире величина объема взрывной камеры выбирается таким образом, чтобы мортира и снаряд не подвергались пластической деформации прн воздействии продуктов детонации. В этом случае эффектами, связанными с распространением ударной волны, можно пренебречь, а изотермическое расширение продуктов взрыва исследуемого образца примерно в 40 раз означает, что только1^ их энергии сообщается снаряду и мортире, прежде чем произойдет выброс снаряда.

В «прыгающей» мортире Аренса, как и в свинцовом блоке, ВВ заполняет всю полость. Для того чтобы мортира выдержала давление продуктов детонации без чрезмерной деформации, необходимо ограничить ее применение использованием маломощных ВВ, детонирующих со скоростью меньше 2500 м/с.

В дальнейшем различные метода измерения энергии, освобождаемой при взрыве заряда в сжимаемой среде, рассматриваются в деталях. Остальная часть главы посвящена механизму взрывания горных пород и связанным с этим проблемам.

Б. Ударная волна и газовая полость в воде

В этом разделе мы используем расчеты подводных взрывов, выполненных Коулом (1948) и Энхамером (1954).

При детонации сферического заряда бризантного ВВ высокой плотности, как уже говорилось, быстрый подъем давления приводит к сильному радиальному ускорению вода, сопровождающемуся сжатием, в результате чего возникает ударная волна с крутым передним фронтом. Скорость радиального-Движения фронта ударной волны вначале превышает 5000 м/с, но с ростом радиуса быстро падает до величины скорости звука в воде (примерно 1500 м/с). Энергия ударной волны уменьшается с увеличением радиуса, но в то же время размер области, охваченной ударной волной, возрастает. -

После того как ударная волна оторвется от газового пузыря, он продолжает расширяться и сообщает окружающей массе воды кинетическую энергию, которая возрастает до тех пор, пока давление продуктов детонации ие упадет до гидростатического давления среды. Затем радиальная скорость жидкости начинает уменьшаться и, когда движение воды прекращается, в объеме газа наступает значительное разрежение. Под его влиянием вода перемещается назад, по направлению к центру, и в результате образуется колеблющаяся газовая полость, которая займет приблизительно начальный объем, если пренебречь потерями энергии из-за вязкости и теплопроводности.

Для заряда нитроглицерина весом 1 кг с плотностью 1,6 г/см? были сделаны следующие расчеты, которые справедливы также для зарядов весом w кг, если изменение энергии разделить на w, а расстояние и время — на еу1/3.

Из-за ограниченной протяженности ударной волны во времени и пространстве и ее-большой радиальной скорости удовлетворительную картину процесса можно получить, предположив, что определенная часть (<?) энергии ВВ (Qe) переходит в ударную волну:

»s = qQe. (О

В этом выражении W5 — энергия ударной волны.

Рис. 182 Зависимость энергии от радиуса газового пузыря при детонации заряда нитроглицерина в воде.

1 го давления; ^ — кинетическая энергия воды, обусловленная радиальным движением.

Рис. 183. Изменение радиуса колеблющегося газового пузыря во времени , (приведенные переменные).

Рис. 184. Радиальная скорость движения поверхности пузыря в зависимости от приведенного радиуса пузыря.

Рис. 185. Давление газа в пузыре как функция приведенного радиуса пузыряе Радйус и давление в пузыре: /) р = р0 = 5 бар; 2) р = р6 = 2 бар; 3) Я =/?макс для р0 = = 5 бар; 4) R = ₽макс для р» = 2 бар,

Рис. 186. Распределение энергии в радиальном потоке для различных. моментов времени при ро = 5 бар.

1g*'

Рис. 187. Зависимость времени, в течение которого давление за фронтом ударной волны уменьшается до половины величины давления во фронте, от приведенного расстояния (Г, мс/кг*^1; R', м/кг*^).

Во время фазы изэнтропического расширения радиус газового пузыря RL увеличивается от Ro до Rv После того как первая фаза закончилась, предполагается, что воздействие ударной волны на окружающий материал прекратилось и оиа не влияет на последующий процесс. В этом случае сжатием воды можно пренебречь и получить, таким образом, условие

№ = ^ иь(2)

где и — радиальная скорость воды на расстоянии R, индекс / относится к границе пузыря.

Дальнейшее предположение состоит в том, что потерями за счет вязкости и теплопроводности можно пренебречь.

Если предположить, что в начальный момент, когда объем тазового пузыря К1=4тс/^/3, масса воды находится в состоянии покоя, то ее кинетическая энергия после увеличения объема газа до V=4tcZ?z/3 составит

w^v^utvo-u^-p^v-vo. (3)

В этом выражении U(V^—U(V^— уменьшение внутренней энергии продуктов детонации, p0(V—KJ— работа, совершаемая газом против сил гидростатического давления. На рис. 182 указанные параметры представлены в зависимости от радиуса пузыря для значений р0=2 н 5 бар, что соответствует взрыву на глубине 10 и 40 м. Далее предполагается, что <7=0,5; это соответствует изэнтропическому расширению от ^о=О,О53 до /?t—0,081 м. Уравнение ■состояния продуктов взрыва нитроглицерина, используемое для расчета U, дается в гл. 1, уравнение (35). На рис. 183 показано изменение радиуса колеблющейся сферы во времени для р0=2 и 5 бар. Общая кинетическая энергия равна

Гй = 2^<,(4)

где р — плотность воды.

Зависимость wf от радиуса Rt' для р0=2 и 5 бар показана на рис. 184, а зависимость давления продуктов детонации от радиуса Ri — на рис. 185. Когда радиальное движение массы воды прекращается, давление в газовом пузыре составляет 0,20 и 0,06 бар при Ро=5 и 2 бар соответственно.

С учетом уравнения (2) распределение энергии вдоль радиуса будет следующим:

dwb№ = 2^ «? <№)2-(5)

На рис. 186 приведена зависимость величины <$Wkl<iR от радиуса прн р0=5 бар для четырех различных моментов времени.

Рис. 188. Распределение энергии в ударной волне и радиальном потоке воды через 1,5 мс после детонации заряда (до = 5 бар).

Рнс. 189. Радиусы фронта ударной волны и поверхности газового пузыряв логарифмических координатах (R — /)-диаграммы (р0 = 5 бар).

Рис. 190. Отношение энергии ударной волны к энергии взрыва как функция отношения радиуса фронта ударной волны к радиусу заряда, / рассчитана Кирквудом и Бринкли (1945); 2 — экспериментальные данные.

На рис. 187 показана зависимость от радиуса фронта времени, в течение которого давление в дайной точке среды уменьшается вдвое по сравнению с давлением во фронте ударной волны, в на рис. 188 для <7=0,5 представлена рассчитанная зависимость распределения энергии вдоль радиуса спустя 1,5 мс после взрыва -сферического заряда нитроглицерина иа глубине 40 м (р0—5 бар). В правой части рисунка показано распределение энергии за ударной волной, движущейся со скоростью 1500 м/с. Его вид незначительно изменяется со временем. Слева видно распределение энергии в радиальном потоке жидкости; характерно наличие скачка энергии на границе пузыря, обращенного в сторону газа. Форма кривой все время изменяется, а площадь под ней, т. е. общая энергия, проходит через максимум, а затем падает до нуля.

На рис. 189 показано, как ударная волна покидает газовый пузырь. В соответствии с теорией Кирквуда и Бринкли (1945) величина отношения энергии ударной волны к теплоте взрыва ВВ является функцией величины отношения радиуса фронта ударной волны к радиусу заряда ТНТ с плотностью 1,5 г/см3 (рис. 190). Приведенные данные показывают, что ударная волна уносит с собой 53% энергии ВВ; быстрое уменьшение энергии ударной волны в начале процесса связано с переходом кинетической энергии в тепловую энергию воды.

По мере увеличения радиуса U7^ убывает все медленнее и медленнее, и спустя 1,5 мс, когда R=2,7 м, a R/Ro=51, энергия ударной волны становится приблизительно постоянной. Пунктирная кривая на рис. 190, полученная из экспериментов по измерению давления для R!R^\Q, расположена значительно ниже теоретической. Следовательно, значение <7, используемое в расчетах, результаты которых представлены на рис. 182—186 и 188 для заряда нитроглицерина с плотностью 1,6 г/см3, является завышенным и более вероятно значение 0,4, а не 0,5.

Если взрывчатое вещество содержит равномерно распределенный воздух или полости, предполагается, что продукты детонации расширяются, не совершая внешней работы до тех пор, пока весь объем не заполнится газом с равномерным распределением давления и температуры. На рис. 191 показано изменение максимальной величины кинетической энергии воды, т. е. максимума Wk из рис. 192, в зависимости от объема полости ^ для нескольких значений <7 от 0 до 0,5. Вероятно, <7 уменьшается с ростом Vv Если это действительно так, на кривой зависимости Wk от Vt будет максимум, как это показано пунктирной линией (рис. 191),

Зависимость давления во фронте ударной волны pm от приведенного расстояния R'=R/w}/3 для ТНТ дана в логарифмических координатах на рис. 192. Здесь R — радиальное расстояние от цент-

6

Рис. 191. Зависимость величины максимума кинетической энергии радиального потока от объема начальной полости (д — часть энергии взрыва, передаваемая ударной волне, ро = 5 бар).

Рис. 192. Давление во фронте ударной волны в воде как функция приведенного радиуса для ТНТ.

рассчитано Кирквудом к Бете <19421;

—экспериментальные данные, полученные (/) Вудом (1942) и (2) Кейлом (1945) (рт, бар; R', м/кг'/э).

Рис. 193. Зависимость величины приведенного импульса при подводном взрыве от приведенного радиуса для ТНТ.

расчетная кривая (Кирквуд и Вете, 1942);экспериментальная кривая,

взятая из работы Вудхола (1942); О данные Вейбулла (1944).

ра заряда, a w— вес заряда в килограммах. На рис. 193 показана зависимость величины приведенного импульса от расстояния Rf для ТНТ (/, бар-мс):

i = w-^1 $pdV.

Вязкая и пластическая деформация в свинцовом блоке

Для характеристики мощности взрывчатых веществ, совершающих работу при взрывании породы, на Европейском континенте принято испытание в свинцовом блоке. Это испытание было предложено Трауцлем и стандартизировано на II Международном конгрессе по прикладной химии в 1903 г. В связи со стандартизацией ряда методов испытания ВВ, которые были предложены Деффе (1958), Аренс (1964) опубликовал обзор результатов, полученных при использовании различных методов. Кроме того, следует указать на работы Хейда и Кенена (1933, 1934), Гордона н сотр. (1955), Беляева и Курбангалиной (1956), Медара (1959) и Шмидта (1959, I960).

При испытании в свинцовом блоке взрывчатое вещество помещается в канал, проходящий вдоль оси цилиндрического блока, отлитого из чистого свинца. Диаметр и высота блока составляют 200 мм, диаметр канала 25 мм, а его глубина 125 мм. Поверх образца ВВ насыпают слой сухого кварцевого песка. Вес образца в соответствии с различными нормами колеблется от 10 до 15 г.

Гордон и сотр. (1955) использовали сферический блок диаметром 204 мм (8 дюймов), образец ВВ помещали в центре сферы в радиальном отверстии диаметром 25 мм, глубиной 115 см (4,5 дюйма) и поверх В В также насыпали сухой песок.

При испытании бризантных ВВ с высокой плотностью картина взрыва в начальный момент приблизительно такая же, как для заряда, детонирующего в воде. Быстрое увеличение давления в канале вызывает сильное радиальное ускорение его стеиок, сопровождаемое сжатием свинца, что является причиной появления ударной волны в свинцовом блоке. Как ив случае подводного взрыва, предполагается, что некоторая часть энергии (^) взрывчатого вещества передается в ударную волну. Продукты детонации расширяются изэнтропически от начального объема уо=4тсг3о/3 до. объема .u1=4w?/3. Для данного образца взрывчатого вещества ц зависит от иси q. Предполагается, что энергия ударной волны быстро рассеивается в окружающем свинце и этим эффектом можно пренебречь при анализе процесса деформации.свинцового блока.

Далее вводится предположение, что при последующем изэнтропическом расширении продуктов реакции сжимаемостью свинца, как и при рассмотрении подводного взрыва, можно пренебречь. Из этого следует, что 9—555

гйи ~г]и1(6)

и

4ти(яэ —г^/з = А(7)

Здесь и—массовая скорость свинца на расстоянии г, а индекс i показывает, что данная величина относится к границе раздела продукты детонации — свинец; R — внешний радиус свинцового сферического блока; А — постоянная блока, равная 4it(^o—r^o)/3, где индекс нуль указывает на начальные значения параметров.

Рис. 194. Зависимость энергии от объема продуктов детонации нитроглицерина при расширении в свинцовом блоке.

Предполагается, что 20% энергии взрыва передается ударной волне (<? = 0,2). ДУ — уменьшение внутренней энергии газа; iF^ — энергия, затрачиваемая на пластическую деформацию;

iF^ — кинетическая эзергия свинца.

При расширении продукты детонации совершают работу, пластически деформируя свинцовый блок. Кинетическая энергия свинца равна

^ = ДУ-^,(8)

где Д[/=(/(у1) —(/(у)— уменьшение внутренней энергии продуктов детонации, обусловленное изэнтропическим расширением от ^ до у; Wpl — работа, совершаемая продуктами взрыва при деформации свинца. Ее величина рассчитана Гордоном, Ридом и Леппером (1955, стр. 1798):

Wpl = -£- тс[и(1пД/у 4-1 + о/24) — у^ЬД/у, + 1)1-(9)

На рис. 194 показана зависимость MJ и 1ГА от vn=v—у0 для заряда 10 г нитроглицерина при плотности 1,60 г/см3 (у0=6,25 см8) и при условии, что 9=0,2 (yt=8,2 см3).

Параметры уравнения состояния продуктов взрыва нитроглицерина и значение внутренней энергии продуктов взрыва взяты из данных, приведенных в разд. 1.7.

На рис. 194 приведены также значения Wpl при тс =170 бар; постоянную материала получают, сравнивая рассчитанные и экспериментально найденные значения объема свинцового блока (см. ниже). Из рисунка видно, что максимум кинетической энергии составляет 21,5 кДж при у=4кг|/3=70 см3. Кинетическая энергия равна

ws = -| ^ [1 —(Л/у -irV1b (10)

Подставляя Л=4184 см3, р=11,34 г/см3 и 1ГЙ =21,5 кДж, получим максимальную скорость «,= 156 м/с. После того как максимум макс Достигнут, кинетическая энергия расходуется на последующую пластическую деформацию свинца, а, когда движение материала прекратится, конечный объем у2 определяется в соответствии с уравнением (8) следующим образом:

(/ (У1) _ и (у3) — Wpl (оа) = 0.(И)

Постоянная материала \ определяется по данным измерений объема ип свинцового сферического блока, которые получены Гордоном, Ридом и Леппером в экспериментах с рядом ВВ при изменении веса образцов w от 6 до 18 г. Экспериментальные значения ложатся иа общую кривую на диаграмме зависимости уя от wlk, где к— некоторая постоянная для каждого ВВ.

На рис. 195 приведены экспериментальные данные для гексогена (^=1), октогеиа (£=1,02), медины (£=1,20), тетрила (£=1,20) и ТНТ (£=1,50). Постоянная к для нитроглицерина была найдена при использовании формулы Лаигефора — Кильстрёма для определения относительной способности (s) взрывчатого вещества производить разрушение горной порода (см. стр. 313):

где е — относительная энергия взрыва ВВ (QJ, g — относительный объем газа (V^); оба параметра масштабированы на гексоген. Подставляя Qf=5460 кВт/с/кг для гексогена и 6280 для нитроглицерина и и„=908 л/кг для гексогена и 725 для нитроглицерина, находим s=l,08.

Предполагая, что £=s=l,08, получим (в соответствии с рис, 195) уя=610 см3 для и=10 г. Если обратиться к рис. 194, то можно увидеть, что кривые Д(/ (для заряда в 10 г) и Wpl пересекаются в точке у„—610 см8, если тс=170 бар. На рис. 194 имеются также кривые Д(/ для зарядов ВВ весом 5, 7,5 и 12,5 г. Пересечений этих 9*

кривых с кривой Wpl для тс=170 бар дает зависимость ип от to. Сплошная кривая на рис. 195 рассчитана тем же способом. Она хорошо согласуется с выражением

wlk = (0,0638 — 0,165 lg у„)у„, (13)

выведенным Гордоном и corp, в предположении, что работа пластической деформации блока пропорциональна количеству ВВ. Физи-

Рис. 195. Объем свинцового блока как функция приведенного веса заряда. Экспериментальные значения: д гексоген. <6=1; V окгоген. А = 1,02; 4- медина, к = 0,95; □ тетрил, к = 1,20; О THT, к= 1,50; расчетная зависимость.

ческий смысл постоянной & состоит в том, что к граммов ВВ вызывает такое же расширение свинцового блока, что и 1 г гексогена.

При расчете объема свинцового блока, выполненного при использовании рис. 194 и 195, предполагалось, что <7=0,2. Хорошее соответствие с экспериментальными данными наблюдается при <7=0,1 и тс=185 бар или <7=0,3 и хс =155 бар.

Если плотность заряда (1/и0) ниже максимальной для твердого или жидкого (1/^) ВВ, можно предполагать, что продукты детонации будут расширяться в объеме полости, не совершая работы. Предполагается, что последующее расширение происходит по изэит- ропе. На рис. 196 пунктирными линиями показаны зависимости расчетных значений ут от у</ус для значений q от 0 до 0,3 и зарядов нитроглицерина весом 10 г.

Точки соответствуют значениям, полученным экспериментально для зарядов тэна весом 10 г (данные Медара, полученные для зарядов весом 10,3 г, пересчитаны на заряды в 10 г). Приведенные иа рис. 196 данные хорошо согласуются с предположением, что значение q уменьшается с увеличением объема полости.

Рис. 196. Зависимость объема свинцового блока от отношения объема взрывной камеры к объему взрывчатого вещества при плотности монокристалла.

Экспериментальные значения, полученные для заряда тэна весом 10 г: О Хейд и Кёне» (1934); □ Наум (1932); + Медар (1959).расчетные данные, полученные для заряда НГЦ,

весом 10 г; 9 — доля энергии взрывчатого вещества, передаваемая ударной волне.

Г. Модель разрушения породы

При террасном взрывании, когда используется такое количество ВВ, которое необходимо для разрушения породы, энергия ударной волны слишком мала, чтобы вызвать образование отколов иа свободной поверхности при отражении. Вблизи шпура ударная волна образует систему коротких радиальных трещин. Под воздействием продуктов детонации благоприятно расположенные трещины растут до тех пор, пока не достигнут свободной поверхности. Такая очень упрощенная картина процесса взрывания породы описана Юхансоиом и Лаигефором (1951) и Юхансоном (1952), а также Фишем и Хенкоком (1949). Она подтверждает объяснение, данное Лаигефором и Кильстрёмом (1963), которые показали-, что способность ВВ производить разрушение породы, согласно уравнению (37), зависит главным образом от энергии ВВ и в меньшей степени от эффекта, вносимого газообразованием при детонации (см. также Персон и сотр., 19696). Недавняя работа Филда и Ладегаарда-Педерсена (1969) значительно дополняет рассмотренную картину (см. стр. 306).

В то же время прн взрыве на выброс, чтобы добиться такого же эффекта, как и при террасном взрывании, требуется заряд, вес которого в 5 или 10 раз превосходит вес заряда, предназначенного для террасного подрыва (при условии, что заряды в обоих случаях располагаются на одинаковой глубине). Разрушение породы производится мощной ударной волной, которая вызывает дробление и

отколы при отражении от свободной поверхности (см. Дюваль и Атчисон, 1957 и Хино, 1954).

Об основных различиях между взрывом на. выброс и террасным взрыванием говорится в разд. 6.9, где рассматривается механизм дробления породы при взрыве. В данном разделе мы ограничимся обсуждением (Юхансон, 1966, 1968) механизма разрушения породы при террасном методе взрывания (см. рис. 239). Более того, это будет довольно упрощенное объяснение, так как мы остановимся лишь иа некоторых аспектах очень сложной картины взрывания породы.

Рис. 197. Дробление и выброс породы.

Мы полагаем, однако, что приведенные экспериментальные данные позволят выявить наиболее важные эффекты, тем более что представленные результаты положены в основу успешно применяемых на практике методов расчета зарядов и расположения шпуров, развитых Лангефором (1953), и надеемся, что эти результаты будут использованы как исходные при разработке более точных методов расчета.

Движение высвобождаемой массы породы рассчитывают, исходя из предположения, что главные трещины, направленные от шпура к свободной поверхности, образуют между собой угол 90°. Согласно принятому методу расчета, объем, занимаемый трещинами, равен уменьшению объема породы, вызванному сжатием под действием давления газа в трещинах, и на основании этого предположения давление газа и произведенная им работа рассчитываются в зависимости от объема трещины.

Расчетные данные удовлетворительно совпадают с экспериментальными данными, полученными Нореном (1956) при определении движения скальной массы.

Расчет критической величины линии наименьшего сопротивления в зависимости от диаметра шпура при постоянном весе заряда на единицу длины шпура показывает, что ее значение максимально, когда пшур лишь частично заполнен взрывчатым веществом. Резуль-

таты расчета согласуются с данными экспериментов, выполненных Персоном и сотр. (19696).

Предполагается, что разрушение породы происходит так, как показано иа рис. 197. Если порода имеет более или менее связанную внутреннюю систему трещин (показано пунктирными линиями на рисунке), высвобождаемая масса породы в первый момент оказывается частично сжатой со всех сторон. Оиа образует своеобразную балку с большим сопротивлением иа изгиб, и это объясняет, почему в экспериментах Норена не наблюдалось заметного движения породы до тех пор, пока трещины не достигали свободной поверхности.

Степень уплотнения породы и уменьшение объема трещин за счет сжатия в расчете иа единицу длины шпура можно определить, используя следующее выражение:

ДУ —ах2хр.(14)

Не внося заметной погрешности в определение ДУ, можно принять а=1, * — коэффициент сжимаемости, р — давление газа в трещинах- С помощью анализа, учитывающего характер распределения напряжений непосредственно перед трещинами, направленными к свободной поверхности, можно сделать более правильные оценки. Одиако наш результат будет удовлетворительным даже в том случае, когда постоянная а значительно изменяется (см. ниже).

Если объем шпура обозначить Vd, общий объем газа в шпуре и трещинах составит

У = УДДУ.(15)

Зиая энергию взрыва ВВ и уравнение состояния продуктов детонации, можно определить давление в зависимости от объема газообразных продуктов:

Р = Р^.(16)

Искомые значения р и V для данной величины х можно определить графически по точкам пересечения кривой р = р(У) и прямой линией, выражаемой уравнением

V — Vd-rax^xp.

Когда трещины достигли свободной поверхности (х = хй) V = И о и р = ро)» разобщенная масса породы начинает двигаться вдоль оси у (по ЛНС) под влиянием давления газа. Газ начинает просачиваться через щели, и его давление падает. С помощью численных методов моЖио рассчитать давление газа, просачивающегося в трещину, в зависимости от величины у. Объем трещины равен

Мы оценим давление, подставляя значение объема из уравнения (17) в уравнение (16) и вводя постоянную s2, учитывающую падение давления, вызванное просачиванием газообразных продуктов через трещины, и ошибку, возникшую при оценке объема трещины

Скорость движения свободной поверхности можно описать выражением

, 8

j р^йу- (18)

0=0

Значение o/s = ^(у) получают графическим интегрированием уравнения (18). Длину пути, пройденного поверхностью породы в зависимости от времени, определяют с помощью графического интегрирования выражения

(19>

У»

Время от момента детонации ВВ до момента, когда трещина достигнет свободной поверхности (£0), зависит от скорости распростра- йеиия трещины ^usY Для угла воронки выброса 90°

^ = К2х0-Ч- (20)

Для взрывчатых веществ с примерно нулевым кислородным балансом можно предположить, что состав продуктов детонации при расширении не изменяется.

В разд. 1.7 на примере нитроглицерина показано, как можно рассчитать состояние продуктов детонации в процессе их изэнтропического расширения.

Если шпур заполнен неполностью, то газ, по-видимому, расширяется, ие совершая работы до тех пор, пока не заполнит объем шпура. Во время этого процесса внутренняя энергия н температура газа постоянны. На рис. 46 показана зависимость Igp от IgV для различных значений параметра KV^, где /0— объем шпура, а Vc — объем ВВ на единицу длины шпура.

Нореи (1956) измерил скорость смещения свободной поверхности породы в направлении под прямым углом к шпуру при различных значениях величины линии наименьшего сопротивления (см. рис. 197). Шпур диаметром 38 мм был снаряжен динамитными патронами диаметром 32 мм. Значения ЛНС менялись от 0,18 до 0,54 м.

В табл. 33 приведены значения величины смещения поверхности породы в различные моменты времени (^о+0 после детонации заряда. При всех значениях у время примерно пропорционально величине х0. В последней колонке таблицы даны усредненные значе-

ния / для х0 = 0,54 м, которые рассчитывались по всем экспериментальным данным.

Таблица 33

у, мм

t0 +t, мс

(to 4-1), мс t, мс, рассчитанные для х» = 0.54 м

xQ = 0,18 м

х» = 0,23 м

х6 = 0,28 м

х6 = 0,54 ы

0

0,25

0,31

0,42

0,83

0,77

0

12,7

0,46

0,67

0,79

1,55

1,48

0,71

25,5

0,64

0,95

1,05

2,03

2,02

1'25

38,2

0,79

1,22

1,32

2,47

2,54

1,77

51,0

0,93

1,44

1,57

2,86

2,97

2^20

63,7

1,04

1,63

1,82

3,25

3,37

2,60

76,5

1,16

1,80

2,07

3,64

3,77

3,00

В рассмотренных экспериментах смещение свободной поверхности в результате отражения ударной волны нельзя было измерить. Скорость ударной волны примерно 5000 м/с, если х0 = 0,54 м, ударная волна достигает поверхности через 0,11 мс. Регистрируемое движение свободной поверхности начиналось не раньше чем спустя 0,83 мс. Предполагая, что время до начала движения поверхности — это время, необходимое для того, чтобы трещина прошла путь от шпура до свободной поверхности, по уравнению (20) можно рассчитать величину скорости роста трещин, которая равна примерно 1000 м/с для всех значений ЛИС (табл. 34).

Таблица 34

х0, м

0,18

0,23

0,28

0,54

0,54а

t9, мс

0,25

0,31

0,42

0,83

0,77а

1?2 хйЦ9, мс

1000

1040

940

910

1000

а Средние значения.

Объем шпура составлял 1130 см3/м, а объем динамита 800 см3/м, что дает V^VC =1/^27Если плотность ВВ 1,45 г/см3, вес егосоставит 1,16 кг/м. В отношении энерговыделеиия взрыв такого заряда эквивалентен взрыву заряда нитроглицерина, погонный метр которого весит 0,93 кг.

Если в уравнения (14) и (15) подставить значения х0 — 0,54 м, х = 2 ЛО-6 1/бар, то в единицах р. кбар и V см3/м получим

у = Н30-ЬЮ80ар.(21)

На рис. 198 показаны кривая У — У(р)для продуктов детонации и прямые линии, построенные по уравнению (21) для значений а = О.,5, 1 и 2. В точках пересечения находим

Уо 3860 см3/м и р0 = 2,35 кбар для а = 2;

Уо = 3080 см3/м и ро = 3,32 кбар для а = 1 и, наконец, Уо = = 2500 см3/м, ро = 4,65 кбар для а = 0,5.

Рис. 199. Зависимость давления газа в трещинах от величины раскрытия трещины в соответствии с уравнением (22).Рис. 199. Зависимость давления газа в трещинах от величины раскрытия трещины в соответствии с уравнением (22).Рис. 198. Определение значении ро и Vo для х0 = 0,54 м и а = 0,5, 1 и |2.

Рис. 199. Зависимость давления газа в трещинах от величины раскрытия трещины в соответствии с уравнением (22).

Рис. 199. Зависимость давления газа в трещинах от величины раскрытия трещины в соответствии с уравнением (22).

Подставляя х0 = 0,54 м и р = 2700 кг/м3 в уравнение (18), получим

У

2,71 10-3 J p(y)dy.(22)

Уо

На рис. 199 показана зависимость р = р(у) при а = 0,5; 1 и 2.

Интегрируя графически уравнение (22), найдем зависимость u/s как функцию у, а при графическом интегрировании уравнения (19) можем определить fspaC4 в зависимости от величины у.

Зависимость (is) от у для а = 1 и хй = 0,54 и 0,18 м соответственно показана в табл. 35, в двух последних колонках которой приводятся значения s, полученные делением величины (^)расч на соответствующие экспериментальные значения / (табл. 33). Для х6 = = 0,54 ms— 0,414 ±0,01, а длях0 =0,18 s = 0,434 ±0,02. В дальнейшем значение s = 0,42 использовалось для обеих величин параметра х0.

В табл. 36 показана зависимость р, а и ^04-^ от У для а = 1 и х0 = 0,54 и 0,18 м соответственно. Зависимость величины смещения свободной поверхности породы от времени для различных ЛНС

Таблица 35

у. мм

Wpacs, мкс

хв = 0,54 м

Хе =0,18 м

хе = 0,54 м

хв =0,18 м

0

0

0

12,7

300

97

0,422

0,462

25,5

520

165

0,417

0,424

38,2

710

225

0,402

0,417

51,0

900

288

0,408

0,425

63,7

1080

345

0,415

0,437

76,5

1268

402

0,423

0,440

0,414а

0,434а

а Средние значения.

(0,54 и 0,18 м) приведена на рис. 200. Сплошными линиями показаны расчетные данные для значений а = 1 и s = 0,42, а точки нанесены по экспериментальным данным Норена. Хорошее совпадение расчетных и экспериментальных данных наблюдается даже в том случае, если коэффициент а сильно изменяется. Приблизительно такие же результаты получены н для а = 0,5, s = 0,39 и а = 2, s = 0,45.

Таблица 36

у, мм

р, бар

и, м/с

(6 + О, мкс

хе = 0,54 м

Хе = 0,18 и

хе = 0,54 м

Хе = 0,18 м

хе =0,54 м

хе = 0,18 м

0

3350

9000

0

0

0,77

0,25

0,5

2650

7600

8,5

24,7

0,83

0,265

1

2140

6500

11,4

33,5

0,88

0,285

2

1530

4900

14,2

43,9

0,96

0,31

4

1000

3200

18,4

55,7 -

1,10

0,35

6

690

2350

20,4

62,2

1,18

0,38

8

540

1850

21,8

67,2

1,28

0,415

10

430

1500

22,8

70,5

1,37

0,44

15

280

1020

24,5

76,8

1,58

0,51

20

210

750

25,7

80,7

1,78

0,57

30

131

500

27,2

88,1

2,16

0,68

40

100

370

28,2

89,5

2,59

0,81

50

80

280

29,0

92,0

2,88

0,92

60

60

220

29,6

94,1

3,22

1,03

80

45

150

30,3

96,6

3,89

1,24

В ходе изэнтропического расширения продукты детонации совершают работу над окружающей средой и их внутренняя энергия уменьшается. Прежде чем трещины достигнут поверхности породы и газ сможет прорваться в атмосферу, вся энергия поглощается окружающей породой. Непосредственно после детонации быстрое повы-

Рис. 200. Диаграмма расстояние — времядля фронта разрушения породы.

— —' расчетные датые; о экспериментальные дан-ные (Норен. 1956).

шение давления в шпуре порождает ударную волну со ступенчатым фронтом и быстро спадающим давлением, которая движется со сверхзвуковой скоростью. Ударная волна создает радиальные трещины вокруг шпура, цо болЫная часть энергии рассенвается в окружающей среде.

Предполагается, что продукты детонации втекают в радиальные трещины. Порода деформируется и сжимается давлением газа в трещинах, и они начинают расти под влиянием концентрации напряжений во фронте трещин. Работа, необходимая для этого про.- цесса, почти не зависит от геометрии системы трещин и пропорциональна объему перемещаемой породы. Ее величина может соответствовать объемному члену, стоящему в выражении для расчета количества ВВ, необходимого при террасном взрывании, по данным Лангефора (1953).

Изменение внутренней энергии продуктов детонации для нитроглицерина в зависимости от занимаемого объема для х0 = 0,54 м показано на рнс. 201. Когда трещины достигают свободной поверхности, газ теряет ~40% энергии взрыва (а = 1). Эта энергия расходуется на образование ударной волны и соответствующую деформацию и сжатие породы. Энергия изэнтропического сжатия объема породы х02 на единицу длины шпура до давления р0 составляет

W^xp^. (23>

При х0 = 0,54 м, х = 2 • 10"6 1/бар и р0 = 1000 бар Wk = 30 кДж/м, что составляет меньше L% энергии взрывчатого разложения вещества (0,93 кг НГЦ/м).

Однако работа, производимая продуктами детонации при сжатии породы, значительно больше по той причине, что сжатие имеет место при переменном давлении, которое уменьшается от очень высокого начального значения. Как только порода высвобождается, ~10% остающейся внутренней энергии газа используется на ее ускорение.

ПотериПотери6060Ударная волна Деформация Сжатие Трещины20 30 АО 50 60 70МО^мУмУдарная волна Деформация Сжатие Трещины20 30 АО 50 60 70МО^мУмЕсли количество использованного взрывчатого вещества слишком мало, чтобы обеспечить выход трещин на свободную поверхность, предполагается, что развитие трещин может прекратиться,

Потери

Потери

60

60

Ударная волна Деформация Сжатие Трещины

20 30 АО 50 60 70

МО^мУм

Ударная волна Деформация Сжатие Трещины

20 30 АО 50 60 70

МО^мУм

Рис. 201. Работа, совершаемая продуктами детонации при взрывании породы в соответствии с рис. 197.

когда давление упадет до некоторого критического значения pv Если соответствующий объем газа обозначить Кь то л^ — = Vr(Vi+Vd)/axp1 можно рассматривать как критическую величину лнс.

На рис. 202 показана зависимость xt от VJVC при pi = 1 бар для случая, о котором уже упоминалось (0,93 кг НГЦ/м).

Кривая имеет максимум ^ = 1,2 м при VJVC = 4. Часть энергии сжатия рассеивается в окружающей породе вместе с ударной волной, не оказывая влияния на величину объема трещин. Это означает, что величина х1 будет меньше рассчитанной. Энергия, переходящая в ударную волну, уменьшается с ростом Vd/Vc; пунктирная кривая соответствует случаю, когда затрата энергии иа создание ударной волны принимается во внимание. Данные, представленные на рис. 202, качественно согласуются с результатами экспериментов, выполненных Персоном и сотр. (1969а) при взрывании в шпурах различного диаметра в граинте (рис. 203).

Д. Баллистическая мортира

В течение длительного времени во многих странах для оценки «силы» или «мощности?1 взрывчатого вещества по сравнению со стандартным ВВ использовали баллистическую мортиру. Изучением этого метода испытания ВВ занимались Тейлор и Моррис (1932), Тейлор и Кук (1949), Кук (1958), Рот (1957) н Шмидт (1962).

Влияние различных факторов на энергию мортиры исследовали недавно Юхансон и Сьёлин (1968). Прн сравнительно простом

Рис. 202. Критическое значение ЛНС породы как функция отношения объема шпура к объему ВВ.

Сплошная кривая получена без учета ударной волны; пунктирная.кривая качественно характеризует влияние ударной волны.

Рис. 203. Критическое значение ЛНС породы в зависимости от диаметра шпура при постоянном весе заряда, приходящегося на единицу длины диаметра шпура (сплошная линия), и при постоянной плотности заряжения (пунктирная линия). Взрывчатое вещество: стартекс, ро = 1,42, диаметр заряда 10,4 мм (Персон и сотр., 19696).

переустройстве обычной мортиры ее энергия возрастала примерно на 30% при том же количестве ВВ.

Баллистическая мортира состоит из стальной болванки весом 360 кг, подвешенной на алюминиевых штангах длиной ~3 м. В отверстие мортнры помещается стальной поршень-сиаряд весом ~18 кг. Взрывная камера образует замкнутый объем величиной 295 см3. Общий объем мортиры, когда снаряд покидает отверстие, 1913 см3 (рис. 204).

Энергия мортиры находится из выражения

аксп — Gg ^ 1 +аксп — Gg ^ 1 +GgT»\пи^т^;GgT»\пи^т^;(1 — cos а),(1 — cos а),(24)(24)

аксп — Gg ^ 1 +

аксп — Gg ^ 1 +

GgT»\пи^т^;

GgT»\пи^т^;

(1 — cos а),

(1 — cos а),

(24)

(24)

где G = 1160 кгм — произведение массы маятника на расстояние между центром тяжести и центром вращения; g = 9,81 м/с2 — ускорение силы тяжести; Т = 1,71 с — период свободных колебаний маятника; m = 17,78 кг — масса снаряда; г = 3,05 м — расстояние между осью снаряда и точкой подвеса на — максимальный угол отклонения.

При подстановке этих данных в уравнение (24) для энергии мортиры, выраженной в килоджоулях, получаем выражение

raKcn = 243(l — cosa). (24а)

При этом предполагается, что продукты взрыва расширяются н заполняют взрывную камеру, не совершая никакой работы, и тепло не теряется, т. е. температура газа ие меняется. При последующем расширении газ можно рассматривать как идеальный. Он расши-

ряется приблизительно изэитропически и совершает работу, равную

<25)

Здесь w — Масса заряда ВВ; М — молекулярный вес продуктов взрыва; R — газовая постоянная; 7\ —температура продуктов взрыва до совершения ими работы; Vt — объем взрывной камеры; У2 — объем мортиры, когда снаряд вылетает из ее отверстия; у = =Cp/Cv; Ср = C.—R; Cv = dE/dT и Е — внутренняя энергия газа.

Рис. 205. Внутренняя энергия продуктов детонации.Рис. 205. Внутренняя энергия продуктов детонации.Рис. 206. Зависимость длительности выстрела, давления и температуры газа от объема, занимаемого снарядом в мортире.Рис. 206. Зависимость длительности выстрела, давления и температуры газа от объема, занимаемого снарядом в мортире.

Рис. 205. Внутренняя энергия продуктов детонации.

Рис. 205. Внутренняя энергия продуктов детонации.

Рис. 206. Зависимость длительности выстрела, давления и температуры газа от объема, занимаемого снарядом в мортире.

Рис. 206. Зависимость длительности выстрела, давления и температуры газа от объема, занимаемого снарядом в мортире.

Расчетная энергия 1Грасч определяет величину кинетической энергии, сообщаемой снаряду и мортире; она примерно равна энергии мортиры в уравнении (24а).

На рис. 205 показана зависимость величины Е в килоджоулях на грамм (кДж/г) от температуры Т ° С для нитроглицерина. Подстановка в уравнение (25) параметров, найденных из рис. 205, дает 1Грасч/9вв = 0,33. Если принять во внимание неучитываемые потери энергии, наблюдаемое значение будет еще меньше. Зависимости времени выстрела снаряда, давления и температуры газа от объема, занятого снарядом в мортире при использовании заряда нитроглицерина весом 5 г, представлена на рис. 206. Анализ температурной зависимости показывает, что газ теряет лишь незначительную часть внутренней энергии, когда снаряд покидает отверстие мортиры.

Изучение влияния различных факторов на энергию мортиры и возможностей ее увеличения осуществлялось экспериментально с зарядами промышленных и мощных взрывчатых веществ весом 5 г; инициирование производилось капсюлем-детоиатором № 8 в алюминиевой оболочке. С помощью усовершенствованной мортиры измерялась работоспособность зарядов весом 10 г с капсюлем-детоиатором № 8 в медиой оболочке. Величины, представленные в таблицах и на графиках, за исключением специально отмеченных случаев,—среднее 6 или 12 опытов. Все испытания проводились с электродетоиаторами. В каждой серии опытов величина энергии, вносимой взрывом детонатора, вычиталась из измеренной энергии мортиры Ц7Э££СП. В последующем это уменьшенное значение обозначается IFm.

Рис. 207. Зависимость энергии мортирыот веса заряда взрывчатого вещества.

О тэн; ф стартекс.

В соответствии с уравнением (25) энергия мортиры должна быть пропорциональна весу заряда ВВ. Эго подтверждено экспериментально. На рис. 207 показаны результаты опытов с зарядами порошкообразного тэиа весом до 15 г и пластичного ВВ стартекс весом до 20 г. Стартекс содержит 60% бистрииитроэтйлмочевииы. Его скорость детонации составляет 7100 м/с в зарядах, помещенных в плексигласовые трубки с внутренним диаметром 20 мм. Рис. 208 иллюстрирует влияние формы заряда и расположения детонатора. Различия в энергии мортиры могут быть обусловлены неполной детонацией заряда. Если продукты взрыва содержат твердые частицы, которые осаждаются на стейках камеры, их кинетическую энергию следует добавить к потерям, вызванным уменьшением теплоты реакции.

В табл. 37 суммированы результаты проведенных исследований влияния оболочки заряда иа энергию мортиры.

Влияние оболочки заряда, которая состояла из одного или двух слоев полимерной пленки толщиной 0,02 мм или одного слоя алюминиевой фольги толщиной 0,009 мм, было пренебрежимо малым. Результат был совершенно иным, если ВВ помещалось в латунную

Таблица 37

Влияние оболочки (образец: 5 г ВВ)

Взрывчатое вещество

Материал оболочки

Толщина оболочки, мм

Вес оболочки, г

IV , т Дж

Число' испытаний

Тэи + 10% воска, прессован-

Нет

—

6550

6

ный

Тэн + 10% воска, прессованный

Полимерная пленка, фольга

0,02

0,22

6510

6

Тэн чистый, порошкообразный

Тэн чистый, порошкообразный

0,02

0,22

7680

6

Алюминиевая фольга

0,009

0,22

7730

6

Тэи чистый, порошкообраз-

Латунная трубка

0,5

11,1

5330а

1

ный

Тэн чистый, порошкообразный

Полимерная, пленка, фольга1

0,02

0,22

6810»

1

Набит, порошкообразный

»

0,02

0,22

6800

12

Набит, порошкообразный

2x0,02

0,44

6840

12

а Во взрывную камеру помещался латунный вкладыш.

трубку с толщиной стенок 0,5 мм. Для заряда порошкообразного тэна весом 5 г энергия мортиры составляла 6810 Дж при использовании обычной полимерной оболочки и 5330 Дж с латунной трубкой. Чтобы защитить стенки взрывной камеры от осколков трубки, в обеих сериях испытаний в камеру помещался латунный вкладыш. Это может объяснить, почему значение первой из указанных величин ниже нормального.

Большое снижение энергии мортиры из-за применения латунной трубки (22%) обусловлено работой, производимой продуктами детонации при пластической деформации и разрушении трубки, a также потерями энергии на ускорение осколков, большая часть которых проникала в защитную оболочку и уносила с собой часть энергии газа.

Тейлор и Моррис (1932) измерили величину угла отклонения (а) баллистической мортиры при да = 10 г для различных значений объема взрывной камеры Vt и мортиры 72. На рис. 209 представлены полученные ими значения величины (1 —cosa), которая пропорциональна энергии мортиры, в зависимости от ^ для различных значений V\ = 588, 270 и 115 см3. Сплошные линии получены расчетом в соответствии с уравнением (25) при у = 1,18 (вводился такой постоянный множитель, чтобы кривая проходила как можно ближе к измеренным точкам при Vt =588 см3). Результаты показывают, что расчет по уравнению (25) приводит к результатам, хорошо совпадающим с экспериментальными значениями. Из этого же

уравнения следует, что увеличение энергии мортиры наблюдается в том случае, когда объем взрывной камеры уменьшается до 270 см3, что находится в хорошем согласии с экспериментальными данными. Однако при дальнейшем уменьшении Hi наблюдаемые значения энергии становятся значительно меньше рассчитанных, вероятно, потому, что давление на стенкн взрывной камеры в этом случае яачинает превышать предел прочности материала и часть энергии

v| V |vV VV V V!v vV V Vv| V |vV VV V V!v vV V VwvV VVV V Vv vVV VVV VVwvV VVV V Vv vVV VVV VV88Рис. 208. Энергия мортиры при подрыве зарядов порошкообразного ТНТ в оболочке из полимерного материала толщиной 0,02 мм (а) и прессованного ТНТ с р = 1,5 г/см3 (б —г)./ — обмотка; 2 — КД № 8. Энергия мортиры, Дж: а — 4550; б —4785; в — 8105; г — 5495.Рис. 208. Энергия мортиры при подрыве зарядов порошкообразного ТНТ в оболочке из полимерного материала толщиной 0,02 мм (а) и прессованного ТНТ с р = 1,5 г/см3 (б —г)./ — обмотка; 2 — КД № 8. Энергия мортиры, Дж: а — 4550; б —4785; в — 8105; г — 5495.Рнс. 209. Относительная энергия мортиры как функция Кг.Рнс. 209. Относительная энергия мортиры как функция Кг.

v| V |vV V

V V V

!v v

V V V

v| V |vV V

V V V

!v v

V V V

wv

V VV

V V V

v vV

V VV

V VV

wv

V VV

V V V

v vV

V VV

V VV

8

8

Рис. 208. Энергия мортиры при подрыве зарядов порошкообразного ТНТ в оболочке из полимерного материала толщиной 0,02 мм (а) и прессованного ТНТ с р = 1,5 г/см3 (б —г).

/ — обмотка; 2 — КД № 8. Энергия мортиры, Дж: а — 4550; б —4785; в — 8105; г — 5495.

Рис. 208. Энергия мортиры при подрыве зарядов порошкообразного ТНТ в оболочке из полимерного материала толщиной 0,02 мм (а) и прессованного ТНТ с р = 1,5 г/см3 (б —г).

/ — обмотка; 2 — КД № 8. Энергия мортиры, Дж: а — 4550; б —4785; в — 8105; г — 5495.

Рнс. 209. Относительная энергия мортиры как функция Кг.

Рнс. 209. Относительная энергия мортиры как функция Кг.

затрачивается на пластическую деформацию стеиок взрывной камеры.

В табл. 38 показано влияние утечки газа в случаях, когда величина промежутка между отверстием и корпусом снаряда составляла е = 76 и 116.лш2, а также, когда этот промежуток заполнялся вазелином или закрывался кольцевым уплотнением (е = 0).

Таблица 38

Влияние утечки газа (образец: 5 г чистого порошкообразного тэна)

Условия испытаний

Число опытов

Дж

А. Имеется промежуток (г = 76 мм2) Центральное отверстие открыто

4

6970

Центральное отверстие закрыто детонатором

12

7680

Б. Центральное отверстие закрыто Имеется промежуток (е = 116 мм2)

6

6560

Имеется промежуток (е = 76 мм2)

12

7680

Промежуток закрыт вазелином (е = 0)

6

8560

Промежуток закрыт кольцевым уплотнением

6

8560

(е = 0)

Если ие принимаются специальные меры, то из-за изнашивания снаряда и отверстия мортиры измеренные значения энергии уменьшаются по мере увеличения числа испытаний.

Отложение иа стейках взрывной камеры частичек углерода, твердых окислов и остатков детонатор а влияет иа характер теплопередачи от продуктов детонации к стейкам камеры, и поэтому после каждого выстрела необходимо проводить тщательную очистку камеры. Опыты с расположением порошка А12О8 весом 3 г иа дие взрывной камеры показали, что значение энергии мортиры для заряда тэиа весом 5 г снижалось иа 11 % (среднее из 6 испытаний).

Если давление ударной волны, воздействующей иа стенки взрывной камеры, превышает предел прочности материала, то стенки пластически деформируются, на что затрачивается часть энергии продуктов взрыва. Этот эффект сильно возрастает, если взрывная камера частично заполнена легко деформируемым материалом.

В табл. 39 приводятся примеры последствия таких потерь, а на рис. 210 зависимость энергии мортиры от величины отношения VV^i показана в сравнении со значением 100%, когда отношение PV^i = 6,5, т. е. имеет свое нормальное значение.

Очень сильное влияние пластической деформации было получено при заложении в камеру 635,4 г свинцовой дроби размером 1,55 мм (приблизительно 25 000 штук); дробь помещалась в тонкостенную перфорированную латунную трубку, выложенную внутри латунной сеткой (VWi = 8,7). Дробинки были спрессованы продуктами де-

Таблица 39

Влияние пластической деформации во взрывной камере (образец: 5 г чистого порошкообразного тэна)

Вставка

см8

Vi/V!

^пг Дж

Без вставки

295

6,5

7680

24,9

Латунный цилиндр, d = 50 мм

221

8,7

7590

24,8

Латунный цилиндр, d=50 мм

177

10,8

7780

25,4

Стальной цилиндр, d = 50 мм

Стальной контейнер, d = 50 мм

177

10,8

8170

26,7

177

10,8

8500

27,8

Стальной открытый контейнер, d — = 50. мм

— 25 000 свинцовых шариков, d —

= 1,5 мм

177

10,8

8190

26,7.

в латунной трубе

177

10,8

5180

16,9"

в стальной трубе

— 134 000 латунных шариков, d = = 0,7 мм

177

10,8

6660

21,6

в стальной трубе

177

10,8

6940

22,7

тоиации в комок, который был частично оплавлен благодаря тепловыделению при пластической деформации; энергия мортиры снизилась иа 32%. Если в стальную трубку помещали примерно 134 000 латунных шариков, то их деформации обнаружить не удалось. Энергия мортиры была в этом случае иа 9% ниже нормальной величины и иа 18% ниже величины, рассчитанной из уравнения (25). Поверхность шариков составляла ~24 дм2, что в 5 раз больше поверхности нормальной взрывной камеры. Большая часть потерь, в этом случае происходила из-за теплопередачи от продуктов взрыва.

Сакюраи (1959) предложил проводить испытания в такой мортире, где свободное пространство между испытуемым зарядом и стенками взрывной камеры полностью заполнено. Причина снижения энергии мортиры в этом случае так завуалирована, что результаты трудно интерпретировать.

Чтобы облегчить очистку взрывной камеры и уменьшить тепло- потери продуктов детонации из-за теплопроводности и пластической деформации стенок, в нее помещают прочный стальной вкладыш, с толщиной стеики 15 мм, как показано иа рис. 211. Наши эксперименты были выполнены с впрессованным стальным вкладышем. Однако было бы лучше использовать вкладыш, который в случае необходимости можно удалять и обтачивать иа токарном станке, как это делается в Горном Бюро (США).

Чтобы избежать утечки газа, зазор между снарядом и отверстием: ликвидировался с помощью вышеупомянутого кольцевого уплотнения.

Табл. 40 показывает, что энергия мортиры в этом случае увеличивалась примерно на 30% (от 22 до 43%).

(26)(26)

(26)

(26)

Энергия мортиры до и после реконструкции

Таблица 40

Взрывчатое вещество

^т* Дж/г

AQm, %

до реконструкции

после реконструкции

Аммонит

1300

1674

29

Тэи

1540

2030

32

Пикриновая кислота

990

1415

43

Гексогеи

1580

2040

29

ТНТ

915

1162

22

Зависимость измеренной энергии мрртиры в расчете на 1 г ВВ {Qm) от энергии взрывчатого вещества Qs для опытного заряда ВВ весом 10 г и медного детонатора показана на рис. 212 и в табл. 41.

Таблица 41

Энергия мортиры после реконструкции — 10 г взрывчатого вещества,капсюль-детонатор в медной оболочке

Взрывчатое вещество

Состояние

Дж/г

Ч' см3

850

Дж/г

±%

v

Дж/г

Гремучий студень

Пластичн.

6700

723

1729

2,14

2030

Октогеи

Порошок

5460

908

1726

0,93'

1605

Гексоген

»

5480

908

1716

0,82

1605

Тэи

»

6120

780

1701

0,88

1854

Динамит3, 35 НГЦ

Пластичн.

.5050

806

1592

0,88

1680

L№, 35 НГЦ

Дииамекс, 28 НГЦ

»

5020

855

1587

0,63

1577

»

4440

873

1546

0,45

1505

Набит, 6 НГЦ/ /88NH4NOs/3A1

Порошок

4420

904

1473

1,02

1385

Нитролит

»

4480

866

1467

0,41

1440

ТГ 40

»

4840

841

1454

2,13

1470

Стартекс, 60 БЭМ

Пластичн.

4210

936

1336

2,17

1213

Аммонит, 92 NH^NOg

Порошок

3950

890

1216

3,29

1162

Пикриновая кислота ТНТ

»

4400

675

1184

0,68

1490

»

4100

690

1062

0,94

1308

Нитрат аммония

»

1580

980

818

+6,01

—23,1/

710

Гур динамит, 50 НГЦ

»

3280

363

692

2,46

1620

а Желатинированный аммиачноселитренный динамит. ® ВЭМ — бистринитроэтилмочевин а.

Справедливо следующее соотношение: Qm = (0,295 ± 0,04) Qe.

Как-упоминалось выше, рассчитанное значение QJQe для нитроглицерина составляет 0,33. Наблюдаемое значение той же величины для гремучего студия, который содержит 95% нитроглицерина с нитрогликолем, составило 0,22 (применялся алюминиевый

Рис. 210. Энергия мортиры с деформируемой вставкой во взрывной камере. О данные Тейлора и Морриса (1932);— — данные, рассчитанные по уравнению (25); +

данные Юхансона и Сьёлнна (1968): 1 — стальная вставка; 2 — латунная вставка; 3 — ~ 134 000 латунных шариков в стальной трубе; 4 — ~ 25 000 свинцовых дробинок в стальной трубе; 5 — ~ 25 000 свинцовых дробинок в латунной трубе.

Рис. 211. Усовершенствованная мортнра с взрывной камерой из упрочненной стали. Снаряд с уплотнительным кольцом и пробкой в центральном отверстии.

Рис. 212. Зависимость энергии мортиры (в расчете на 1 г ВВ) от энергии взрывчатого вещества. В опытах применялось усовершен- ствоваиная мортира, инициирование производилось детонатором в медной оболочке.

1 — ТНТ; 2 — пикриновая кислота; 3 — АСДТ; 4 — нитролит; 5 — 35%-ный динамит; б —гексоген; 7 — тэн; S—гурдина- . МИТ.

Рис. 213. Энергия мортиры (в расчете иа 1 г ВВ), приведенная к объему газа при нормальных условиях, как функция энергии взрыва. В опытах применялась усовершенствованная мортира, инициирование производилось детонатором в медной оболочке. / — АСДТ; 2 — ТНТ; 3 — набит; 4 — нит- ролит; 5 — пикриновая кислота: о —35%- ный динамит; 7 —гексоген; 8 — тэн; 9 — гремучий студень.

детонатор) до реконструкции мортиры и 0,26 (медиый детонатор} после реконструкции соответственно. Из рис. 213 можно видеть, что в этом случае значения параметра Qm— (850/Vg)Qm в зависимости от величины Q^ группируются вокруг прямой линии, проходящей через начало координат и удовлетворяющей уравнению

(850/^)Qm = 0,31^. (27}

После реконструкции мортиры и при использовании медных: детонаторов разброс величии стал значительно меньше, чем до реконструкции и при использовании алюминиевых детонаторов. Сред-

Рис. 214. Сравнение энергии обычной и усовершенствованной мортиры при использовании детонаторов в алюминиевой и медной оболочках.

ияя величина разброса для всех взрывчатых веществ составила ±4,2% до реконструкции и лишь 1,45% после.

На рис. 214 показаны значения QmB зависимости от Qe для трех исследованных случаев. Из рисунка видно, что энергия мортиры при использовании алюминиевых детонаторов на 15—20% больше. Это говорит о том, что алюминий реагирует с продуктами детонации и подтверждает тот факт, что испытания в мортире должны проводиться с детонаторами в медной оболочке в соответствии с существующей практикой.

При определении энергии мортиры в случае испытания реолита (водонаполнениое ВВ, содержащее 55% NH4NO3-rNaNO3, 25% ТНТ и 14% воды) был обнаружен очень большой разброс измеренных величин при инициировании детонатором в медной оболочке (от 380 до 1160 Дж/г). Это .показывает, что инициирование таким детонатором не приводит к полноценному взрыву. Одна из возможностей заключается в увеличении мощности инициирования с помощью

промежуточного детонатора из вторичного ВВ. Здесь возникает, ■однако, трудность при оценке вклада промежуточного детонатора в энергию мортиры в связи с протеканием реакции между продуктами детонации заряда и детонатора. Применение детонаторов в алюминиевой оболочке дает удовлетворительное инициирование реолита, •с обычными отклонениями от среднего значения энергии мортиры.

При испытаниях зарядов из чистого нитрата аммония, содержащего избыток кислорода и имеющего небольшую теплоту взрывчатого превращения, отношение энергии мортиры к энергии взрыва •составляло 80% при использовании алюминиевых детонаторов и 52% — при использовании медных. Это подтверждает вывод о значительном дополнительном выделении энергии из-за реакции продуктов взрыва нитрата аммония ие только с алюминиевой оболочкой капсюля, но также и с продуктами реакции взрывчатого вещества детонатора.

«.4. ЧИСЛЕННЫЙ РАСЧЁТ ДВИЖЕНИЯ УДАРНОЙ ВОЛНЫ И ПОЛЯ НАПРЯЖЕНИЙ В ПОРОДЕ ВБЛИЗИ ШПУРА

Основные характеристики слабой ударной волны в идеально упругом твердом теле вокруг заряда рассматривались в разд. 6.2 на основании точного решения уравнений движения и соотношений напряжение — деформация.

Решение было получено при простых предположениях об идеально упругом поведении породы, небольших амплитудах волны и малых деформациях. Ни одно из этих предположений не выполняется в действительности, кроме как при очень низких плотностях заряжания. При разложении нитроглицерина при постоянном объеме равновесное давление продуктов реакции составляет 100 кбар, и начальное давление во фронте ударной волны (создаваемой расширением газа) в граните вблизи шпура будет порядка 50 кбар.

Для получения более реальной картины явления Асклёф и Ниландер (1968) разработали программу для одномерного гидродинамического расчета на ЭВМ процесса распространения ударных волн с большой амплитудой давления в жидких веществах, в которую ввели соотношение между напряжением и деформацией для твердых тел. Уравнение состояния для гранита взято изданных МакКуина и Марша, приведенных в работе ваи Тиеля (1966). Критерий разрушения, в котором предполагается, что прочность не зависит •от величины промежуточного главного напряжения, основан иа ■статических измерениях Луидборга (разд. 6.5).

Программа была написана в общей форме, что позволяло делать расчеты как для одномерного, так и для цилиндрического и сферического случаев. В качестве первого приближения рассматривался гипотетический случай ищура или полости, объем которых в начальный момент времени заполнен покоящимися продуктами реакции.

Это было сделано частично в силу необходимости, поскольку достаточно детальная двумерная трактовка невозможна при имевшихся емкости памяти ЭВМ (ИБМ 7090) и машинном времени, а частично по той причине, что, как следует изэксперимеита по взрыванию породы, величина скорости детонации не оказывает заметного влияния на работоспособность взрывчатого вещества.

Рис. 215. Давление продуктов взрыва в шпуре н значения главных напряжений в граните в зависимости от радиуса. Начальное давление в шпуре 100 кбар.

Верхние кривые — радиальные; промежуточные кривые — осевое и нижние кривые — тангенциальное напряжения, Время после начала движения, мкс: а — I; б — 2; в — 7- в — 13,9- д — 15,4; в — 20; ас — 28; э — 39;

Уравнение (15), гл. 1, использовалось в качестве уравнения состояния продуктов реакции взрывчатого вещества.

Было сделано дополнительное упрощающее предположение относительно поведения материала после разрушения. Поскольку •одномерное представление не позволяет учесть влияния отдельных ■трещин, предполагалось, что материал расширяется равномерно под .действием давления так, как это допускается критерием разрушения даже при такой ситуации, когда в действительности появились

^Рис, 216. Распределение энергии во времени (f, — внутренняя энергия, Ek — кинетическая энергия).

бы открытые трещины. Это означает, что расчеты могут быть неточными, если растрескивание оказывает заметное влияние на движение. Профили трех главных напряжений на различных стадиях распространения волны в случае цилиндрической симметрии показаны на рис. 215. Предполагалось, что шпур был заполнен нитроглицерином.

Чтобы получить данные о состоянии параметров иа фронте ударной волны, вычисление велось с помощью ^-метода Неймана—Рихт- майера, согласно которому в уравнения вводится дополнительный член (искусственная вязкость); в результате фронт ударной волны можно разложить на достаточное число ячеек. Несмотря на это (разд. 7.6), удалось отчетливо установить наличие упругого предвестника.

Наибольшим главным напряжением повсюду является радиальное, наименьшим — тангенциальное. Вблизи ударного фронта, где поперечное расширение материала, вызванное радиальным течением наружу, пренебрежимо мало, тангенциальное и осевое напряжения равны. За шпуром промежуточное (осевое) напря-

жение примерно равно среднему между тангенциальным и радиальным напряжениями, что вызвано пластическим течением материала.

Результаты показывают, что дробление материала, включающее образование открытых трещин, возникает сначала под действием тангенциального напряжения, величина которого становится отрицательной на расстоянии 3—4 радиусов шпура. На расстоянии 1 или 2 радиусов шпура материал находится в состоянии пластического течения, вызванного действием больших радиальных и осевых напряжений. В промежуточной зоне предпочтительным видом

Рис. 217. Изменение радиальной скорости U и положения границы шпура R во времени.

дробления будет сдвиговое, сопровождающееся появлением открытых трещин, направленных под углом к радиальному направлению. Этот результат согласуется с данными, полученными при модельном взрыве в стекле и плексигласе (рис. 218), когда радиальные трещины всегда появлялись не на стенках шпура, а на некотором расстоянии от него; На фотографии легко обнаружить промежуточную зону со сдвиговыми трещинами. Из-за упрощающих предположений об идеально упругих свойствах породы, сделанных в расчете Сельберга (рис. 181), эти эффекты нельзя предсказать методом расчета.

Другой важный вывод состоит в том, что после того, как фронт ударной волны покидает окрестность шпура, в шпуре остается газ, сжатый до достаточно высокого давления.

На рис. 216 показано распределение начальной внутренней энергии газа между внутренней и кинетической энергией породы и распределение внутренней энергии оставшегося газа во времени. На рис. 217 представлено, как изменяется радиус и скорость стенок шпура во времени.

Можно видеть, что через 40 мкс, когда расширение шпура по существу прекращается, газ в шпуре содержит 60% начальной вну-

Рис. 218. Фотография, показывающая зоны, охваченные радиальными и сдвиговыми трещинами, и зоны пластического течения, создаваемые взрывом, заряда тэна (р0 — 1,0 г/см3) в шпуре (d = 2,7 мм), в большом блоке плексигласа.

тренней энергии. Этот результат подтверждает объяснение, данное в разд. 6.2, Г, где говорилось о решающем влиянии давления остающегося в шпуре газа на характер разрушения породы.

Аналогичная трактовка, примененная для расчета эффектов, возникающих при распространении интенсивных ударных волн от подземных ядерных взрывов, была разработана недавно Черри (1967). Он использовал менее строгий критерий разрушения, который включает условие текучести, аналогичное кулоновскому.

ПРОЧНОСТЬ ГОРНЫХ ПОРОД

При детонации заряда в шпуре окружающая порода подвергается нагрузкам, которые имеют ряд особенностей. Во-первых, распространение ударной волны по сжимаемой породе приводит к появлению напряжений, распределение которых вначале очень похоже на их распределение при одномерном сжатии. Следовательно, необходимо знать сжимаемость и прочность породы при высоких гидростатических давлениях.

Во-вторых, скорость нагружения так велика, а время пребывания вещества под нагрузкой так мало, что прочностные свойства материала значительно изменяются. В настоящее время имеются экспериментальные данные по сжимаемости (ударные адиабаты) различных пород, такие, например, как описанные в гл. 7. Однако часто возникают осложнения из-за того, что горные породы имеют очень сложную структуру и часто подвержены при высоких давлениях фазовым переходам, которые сопровождаются изменениями объема.

Лундборг (1965,1966, 1968) выполнил измерения пределов прочности при сдвиге и сжатии в статических условиях для различных торных пород при повышенных гидростатических давлениях. На рис. 219 и 220 показаны использованные им установки. Результаты опытов хорошо воспроизводятся. Сопротивление сдвигу при испытании на двойной сдвиг всегда на 10% выше, чем при испытании на сдвиг в камере давления объемного сжатия. Это обусловлено, по-видимому, тем, что плоскость разрушения в установке первого типа предопределена условиями опыта; во втором случае место, где наступит разрушение, соответствует самой слабой точке в пределах испытуемого объема.

На рис. 221 показаны кривые изменения предела прочности при .двойном сдвиге для гранита, стали-серебрянки, плексигласа, ■свинца и песка. Гранит обнаруживает самое большое увеличение прочности с ростом нормального давления, что типично для большинства хрупких материалов. Лундборг полагает, что прочность хрупких материалов стремится к верхнему предельному значению т£ при очень высоких нормальных давлениях, и предлагает еле-

Рис. 219. Камера для определения прочности породы при объемном нагружении.

/ — поошэнъ- 2 — образец; 3 — к ручному насосу; 4 — мультипликатор давления; 5 — кольце- ’вое уплотнение; 6 — датчик давления.

Рис. 220. Испытание ’на двойной сдвиг в замкнутом объеме.

дующее выражение для расчета сдвиговой прочности тп в зависимости от нормального давления рп:

тптпРРпРРп^+lJ-Pnlbi— ^о)^+lJ-Pnlbi— ^о)(28)(28)

тп

тп

РРп

РРп

^+lJ-Pnlbi— ^о)

^+lJ-Pnlbi— ^о)

(28)

(28)

Это выражение, где -:0 — предел прочности на сдвиг при атмосферном давлении, определяемый экспериментально, а у. можно рассматривать как коэффициент внутреннего трения, дает удовлетво-

Рис. 221. Зависимость предела прочности на сдвиг тп от величины нормального давления рп, измеренная с помощью установки двойного сдвига.

ригельное согласие с экспериментом для большого числа горных пород.

В табл. 42 представлены константы у., т0 и т£ для некоторых шведских пород и руд; большинство этих материалов при достаточно высоких давлениях обладает значительно большей прочностью, чем закаленная сталь.

В обоих типах испытаний нормальное (осевое) давление совпадает с наибольшим главным напряжением, а два наименьших главных напряжения равны. При подстановке результатов в критерий объемного разрушения мы предположили, что величина промежуточного главного напряжения не влияет на разрушение, поскольку убедительные экспериментальные доказательства противного отсутствуют. Таким образом, предполагалось, что разрушение зависит лишь от величины наибольшего главного напряжения и разницы между ним и наименьшим главным напряжением. На рис. 222 показана зависимость предела прочности на сдвиг от нормального давления в соответствии с уравнением (28) для гранита, а на рис. 223 показано соотношение между наименьшим и наибольшим главными 10-555

Таблица 42

Константы ц, т0, tt для различных видов пород и руд

Материал

Место добычи

и.

То. кбар

Тр кбар

Гранит I

Пегматит гнейсовый Гранит II Гнейсовый гранит Кварцит Серый сланец Скарновая брекчия Слюдяной гнейсе Известняк I Черный сланец Свинцовая руда Магнетит Лептит Железный пирит Гранит III Известняк II Песчаник Кремнезем Стекло

Бохуслён Вальдемарсвик Бредселефорсен Вальдемарсвик Готожор Гранбофорсен Мальмбергет Виндельфорсен Гранбофорсен Готожор Лейсвалл Грёнгесберг »

Рутьёбёкен Рихьо БоргхамН Готланд Скане

2,0

2,5

2,0

2,5

2,0

1,8

1,5

1,2

1,2

1,0

2,5

1,8

2,4

1,7

1,8

1,0

0,7

1,5

2,5

0.6

0,5 0,4 0,6 0,6 0,3 0,4 0,5

0,3 0,6 0,6 0,3

0,3 0,2 0,3 0,2 0,2

1.4 0,5

9,7

11,7

10,2

6.8

6,1

5,7

20,4

7,6

8,7

4,8

8,1

8,3

6,3

5,5

11,9

10,2 9,0

21,4 12,0

напряжениями при разрушении, полученное с использованием указанных предположений.

В дальнейшей серии экспериментов Лундборг (рис, 224—226) измерил предел прочности породы на сжатие в зависимости от температуры и времени нагружения при линейном увеличении напряжения во времени в каждом эксперименте. Давление разрушения для гранита (рис. 224) при комнатной температуре увеличивается в два раза, если длительность нагружения уменьшается от 1 месяца до 0,3 мс.

В ударной волне давление во фронте, как показали опыты, возрастаете течение 10~и— Ю-Х2с. Однако его величина быстро изменяется под влиянием разгрузки за фронтом, обусловленной релаксацией напряжения, так что на давление во фронте упругого предвестника влияют различные эффекты, которые связаны с зависимостью предела прочности от времени нагружения и проявляются за время прохождения упругой волны через рассматриваемый участок материала.

В экспериментах с ударными волнами измерительные участки составляют примерно I см и меньше. При таких условиях интервал времени между упругой волной и последующим пластическим ударным фронтом составляет примерно 0,2 мкс.Таким образом, если при

Рис. 222. Статическое сопротивление сдвигу для гранита в зависимости от нормального давления.Рис. 222. Статическое сопротивление сдвигу для гранита в зависимости от нормального давления.Рис. 223.. Соотношение между наименьшим главным напряжением р3 и наибольшим главным напряжением pi для гранита при статическом разрушении, полученное из данных, представленных на рис. 222.Рис. 223.. Соотношение между наименьшим главным напряжением р3 и наибольшим главным напряжением pi для гранита при статическом разрушении, полученное из данных, представленных на рис. 222.

Рис. 222. Статическое сопротивление сдвигу для гранита в зависимости от нормального давления.

Рис. 222. Статическое сопротивление сдвигу для гранита в зависимости от нормального давления.

Рис. 223.. Соотношение между наименьшим главным напряжением р3 и наибольшим главным напряжением pi для гранита при статическом разрушении, полученное из данных, представленных на рис. 222.

Рис. 223.. Соотношение между наименьшим главным напряжением р3 и наибольшим главным напряжением pi для гранита при статическом разрушении, полученное из данных, представленных на рис. 222.

экстраполяции предположить (рис. 224), что предел прочности возрастает с уменьшением времени нагружения с той же скоростью, как и в экспериментах Лундборга, можно ожидать, что прочность породы, как это вытекает из соответствующих измерений, проведенных с ударными волнами, вдвое больше той, которую мы находим при статических экспериментах с временами нагружения 100 с.

Если мы увеличим значения -п в соответствии с рис. 222 в 2 раза, при каждом значении рп мы можем вывести аппроксимированное

Рис. 224. Зависимость предела прочности на сжатие гранита от времени нагружения.Рис. 224. Зависимость предела прочности на сжатие гранита от времени нагружения.Рис. 225. Зависимость предела прочности на сжатие известняка от времени нагружения,Рис. 225. Зависимость предела прочности на сжатие известняка от времени нагружения,

Рис. 224. Зависимость предела прочности на сжатие гранита от времени нагружения.

Рис. 224. Зависимость предела прочности на сжатие гранита от времени нагружения.

Рис. 225. Зависимость предела прочности на сжатие известняка от времени нагружения,

Рис. 225. Зависимость предела прочности на сжатие известняка от времени нагружения,

соотношение (рис. 227) между, наименьшим и наибольшим главными напряжениями при динамическом разрушении в экспериментах по нагружению ударной волной, используя те же предположения относительно критерия разрушения, что и-прежде. На рис. 228 показано такое соотношение для гранита.

Рис. 226. Зависимость прочности плексигласа от временя нагружения.

Рис. 227. Оценка зависимости динамического предела сдвиговой прочности гранита от величины нормального давлении. Время нагружения 1—10 мкс.

В плоской ударной волне наибольшее главное напряжение р4 равио нормальному напряжению иа ударном фронте (давление в ударной волне), а два наименьших главных напряжения р2 — Рз равны боковому давлению. Эти давления связаны друг с другом коэффициентом Пуассона ч так, р3 = р<*/(1—v). Если предположить, что v не зависит от давления, можно найти предельное давление в упругом предвестнике из пересечения кривой зависимости р3 от pi в условиях разрушения с прямой линией, имеющей наклон V(1—v) (рис. 228). Это давление часто называют динамическим пределом текучести (прочности) вещества. Значение его для гранита равио

60 кбар. Экспериментально определенные значения составляют примерно 30—40 кбар.

Эта разница не столь велика, если учесть, что мы экстраполировали время нагружения в область, очень далекую от области измерений. В пределах этой области логарифм величины прочности

Рис. 228. Оценка динамического соотношении между наибольшим и наименьшим главными напряжениями при разрушения граната. Время нагружения 1—10 мкс.

Прямая линия — одноосная деформация, v = 0,-33; О динамический предел текучести.

линейно уменьшается с ростом логарифма величины времени нагружения. При низких температурах для известняка и для плексигласа во всем интервале температур указанная зависимость ие является линейной, причем кривая иногда оказывается выпуклой, иногда вогнутой к оси абсцисс (см. рис. 226).

РАСПРОСТРАНЕНИЕ ТРЕЩИН

По данным Шардина и Стро (1938), Эджертона и Барстоу (1941), Шардииа (1950, 1959), Смекала (1950) и др., скорость распространения трещин в большинстве сортов стекла достигает величины порядка 1500—1600м/с. Для плавленого кварца она равна 2200 м/с. С помощью скоростной съемки Филд (1962) Измерял скорость распространения трещин в дисках из кристаллов сапфира диаметром 2,54 см и толщиной 1 и 2 мм. Ударная нагрузка создавалась взрывом детонатора, отделенного от образца тонкой металлической преградой. Испытания были выполнены с нагружением по краям, а также перпендикулярно диску в центре. Измеренные скорости составили 3600—4400м/с. В двух образцах алмаза размером 6x4x1 мм были получены скорости ^7200 м/с.

В табл. 43 приведены результаты экспериментов Филда (см. Боуден и сотр., 1967). Скорость распространения трещины Vf по сравнению со скоростями распространения продольной волны напряжения Ci или волны Релея CR достигает больших значений в

Таблица 43

Измерения скоростей волн разрушения (Филд, 1968)

Материал

VF , м/с

VF jCx

VF /CR

Примечания

Стекло (коммерческое с натриевой глиной)

1580

0,27

0,51

Изотропное твердое вещество, разветвление с большой скоростью

Окись магния

5100

0,56

0,88

Слоистое раскалывание,

разветвление подавле-

но

Алмаз

7200

0,4

0,6

Ограниченное число образчиков; Vp должно быть

выше

Сапфир

4500

0,4

0,8

VF для скола в направлении {1010}

Вольфрам (прокатанный, поликристал- лический)

2200

0,43

0,85

Прокатывание вызывает не которую ориентацию трещин, разветвление частично подавлено

кристаллических твердых веществах, чем в изотропных твердых веществах, подобных стеклу. Это объясняется тем, что разветвление трещин сильно ограничивает скорость их распространения в твердых веществах, подобных стеклу. В кристаллических веществах с четко определенными плоскостями скольжения ветвление трещин затруднено, поэтому их скорость достигает значения, приближающегося к скорости волны напряжения Релея.

Эго интересное явление ветвления (иногда говорят раздваивания или бифуркации) трещин рассматривается в работе Иоффе (1951). Анализ показывает, что поле напряжений, связанное с вершиной трещины, изменяется с ростом скорости и что наибольшие растягивающие напряжения действуют в участках небольшого размера (по одному на каждой стороне от вершины трещины) и направлены под некоторым углом к главному направлению трещины. В результате, когда скорость распространения трещины достигает большой величины, она имеет тенденцию к разветвлению. Разветвление трещин объясняет, почему термически обработанные стекла разбиваются на множество мелких осколков. У этих стекол внешние слои находятся в состоянии сжатия, в то время как внутри действуют растягивающие напряжения; именно они способствуют развитию трещин и распространению их с большой скоростью.

Для стеклянных пластинок размером 75 х 25 х 1,25 мм, разрушаемых в тензометре Боудена и сотр. (1967), найдено, что длина

трещины перед раздваиванием X обратно пропорциональна квадрату напряжения в образце перед разрушением су, т. е.

Ха* = const. (29) Чтобы получить различные значения су, на пластинках были сделаны надрезы различных размеров в середине одного края пластинки.

Рассматривая движение трещин в телах конечного размера, нельзя пренебрегать влиянием распространения воли напряжений. Некоторые характерные отметки на стеклянных поверхностях, как считает Волнер (1939), являются участками взаимодействия поперечных волн напряжений и продвигающегося фронта разрушения. Волны напряжений возникают, когда волна разрушения проходит через дефект.

Для измерения скорости трещины в материале иногда можно использовать метод «линий Волнера».

Экспериментально доказано также, что волны напряжений, появляющиеся при возникновении трещины, могут быть достаточно интенсивными и оказывать влияние иа рост самой трещины. Филд (1968) считает, что именно эти волны оставляют иа поверхности стекла характерные отметки.

Карлссон (1962, 1963), исследуя распространение трещин хрупкого разрыва в образцах стали (0,11% С, 0,6% Мп, 0,08% Р), находящихся в условиях одноосного напряженного состояния, обнаружил весьма интересные эффекты. В его опытах разрушающие напряжения возрастали от 380 до 670 кг/мм2, что обеспечивалось путем создания различных предварительных нагрузок. Независимо от этого всегда наблюдалась средняя скорость разрушения 760 ± ±10 м/с. Имеющие место значительные вариации скоростей, носившие локальный характер, можно объяснить влиянием волновых возмущений, которые возникали в начале разрушения и впоследствии отражались от границ образца и вновь взаимодействовали с трещинами.

Продольные и поперечные волны напряжений в стали имеют скорости распространения 5400 и 3200 м/с соответственно. Карлссон считает, что отраженные от границ образца волны разрежения вызывают появление микротрещин впереди фронта трещины, облегчая таким образом проникновение в эту область основной трещины. В результате скорость распространения трещины в указанной области возрастает. Карлссон исследовал также образцы стали (в форме пластин) с остаточными напряжениями. В этих пластинах всегда образовывались разветвляющиеся трещины (рис. 229), которые никогда не возникали в образцах без остаточных напряжений. Возможно, что важным условием разветвления трещин в стали является наличие остаточных напряжений.

Филд (1965, 1968) также показал, что разветвление трещины может быть вызвано волнами напряжений. На рис. 230 показано

распространение трещин в образце термонапряженного стекла (секурит) размером 5x5x1 см. Растрескивание было вызвано ударом свинцовой пули в средней части верхнего края стекла. На первом кадре видно, как из точки удара возникает несколько трещин. Фронт разрушения, образуемый вершинами трещин, является частью окружности, а это означает, что все трещины распространяются с одинаковой скоростью; максимальная скорость (1460 м/с) достигается быстро и далее сохраняется постоянной. Некоторое время спустя (восьмой и девятый кадры) наступает заметное изменение в картине разрушения, поскольку в результате разветвления трещин (см. также десятый кадр) образуются небольшие вторичные трещины, распространяющиеся в поперечном направлении к первоначальным трещинам. Это обусловлено распространением вызванной

Рис. 229. Разветвления в стальной пластинке с остаточными напряжениями (Карлссон, 1962).

Воздействие ударных волн на окружающую среду 297 ударом продольной волны напряжения, которая отразилась от дна и боковых сторон образца в виде волны разгрузки и затем встретилась с распространяющимися трещинами. Скорость этой волны 5700 м/с, т. е. примерно втрое больше скорости волны разрушения. Отраженная волна разрежения начинает взаимодействовать с трещинами, когда они находятся на пол пути в нижнюю часть образца; в результате начинается разветвление, поскольку к основному растягивающему напряжению, обеспечивающему раскрытие трещин, добавляется растягивающее напряжение, вводимое волной разрежения.

Рис. 230. Распространение волны разрушения в образце упрочненного стекла размером 5x5x1 см. Интервал времени между кадрами 2,0 мкс. Заметное изменение в картине разрушения наступает после 8-го кадра (конец второго ряда), оно вызывается взаимодействием трещин с отраженной волной разрежения (Филд, 1968).

Луидборг и Юхаисои (1951) измерили скорость распространения трещин (и) в стеклянных пластинках в зависимости от величины максимального растягивающего напряжения при их изгибе (рис. 231). Величина изгибающего момента между сечениями а и б поддерживалась постоянной. Чтобы направить трещину в нужном направлении, под нижней стороной пластинки в точке А была нанесена царапина длиной в несколько миллиметров. Затем пластинка толщиной 2 мм разбивалась под напряжением а

Рис. 231. Распространение трещины в стеклянной пластинке (начинаются в точке А) при изгибе.

= 33 60+0 15 кг/мм2. В случае больших значений напряжении пластинка подпиралась в точке А в момент нагружения, и растрескивание начиналось, когда подпорка удалялась. При малых нагрузках растрескивание начиналось при мягком постукивании по стеклян- Н°ИЧтобы определтГскорость распространения трещин в стеклянных пластинка^, обратные стороны пластин покрывались тонким проводящим слоем (зеркальное стекло). С помощью щелей покрытие разделялось на полосы, перпендикулярные направлению распрост- ранения Трещины. Последовательное разрушение полос регистри- ровалось катодно-лучевым осциллографом.ЧЯригит от

Р Оказалось, что скорость распространения трещин зависит от величины растягивающего напряжения (рис ОД Пред“ьная величина скорости получается при т>44 кг/мм .При малы з чениях о кривая и — ° пересекает ось абсцисс в точке о И,/ 13 1 кг/мм2. Тот факт, что величина скорости разрушения даже при малых значениях а сохраняется постоянной вдоль всей длины тр - щиньц обусловлен низкой собственной частотой изгибных колебаний системы.

Работа Луидборга и Юхансона заслуживает внимания.еще н потому, что она является одним из немногих исследований по распространению трещин в твердых телах, разрушающихся при изгибе. Результаты работы ясно показывают, что распространение трещины происходит с постоянной скоростью почти по всей длине образца. Совсем иная картина наблюдается в том случае, когда стекло разрушается при постоянном уровне растягивающего напряжения, которое прикладывается к зажимам; в этом случае скорость распространения трещины увеличивается по мере роста ее длины.

Рис. 232. Зависимость скорости распространения трещин в стекле от величины максимального растягивающего напряжения при изгибе.

Бинявский (1967, 1968) изучил распространение волны разрушения в норите — твердой породе вулканического происхождения. Образцы норита представляли собой поликристаллическне пластинки размером 150 x150 мм и толщиной 6 мм. Рост трещин записывался с помощью лупы времеци с частотой съемки 1,59 х 10е с-1 для регистрации коротких интервалов времени и кинокамеры для исследования начального движения трещины. На рис. 233 показана зависимость скорости распространения трещины от величины отношения половины длины трещины к начальной половине длины трещины Гриффитса. По мнению Бинявского, точка перегиба на рассматриваемой кривой отражает переход от стабильного разрушения к нестабильному. В табл. 44 представлены экспериментальные значения величин предельной скорости разрушения, а также скоростей распространения продольной, поперечной и релеевской волн напряжений. В таблице даны, кроме того, значения отношений скорости разрушения к скоростям поперечной волны, продольной волны и волны релея соответственно.

Экспериментально наблюдаемая скорость разрушения норита составляет 1875 м/с. Это значение хорошо согласуется с данными Филда (табл. 43), который предположил, что в тех материалах,

где наблюдается ветвление трещин, отношение скорости распространения трещины к скорости распространения продольной волны напряжения должно быть равно —0,27. Экспериментальное значение, полученное Бииявским (табл. 44), очень близко к этой величине. Одиако, по данным Нореиа (1956), указанная скорость разрушения

Половина Элины трецины,мм

Рис. 233. Данные по скорости дробления, определенные экспериментально для норита Бинявским (1967).

Таблица 44

Скорости волн разрушения для вулканической твердой породы (норит) по данным Бннявского (1968)

Волновое возмущение

Скорость, м/с

Отношение скоростей

тип

экспериментальное

расчетное

Волна разрушения с максимальной скоростью

VF = 1875

—

—

—

Продольная волна напря-

Ci = 6480

VF!Ct

0,289

0,38

жеиия

Поперечная волна напря-

С2 = 3663

VF jC2

0,512

0,50

жен ия

Волна напряжения Релея

CR = 2759

0,679

1,00

больше, чем «эффективная скорость дробления» в гнейсовом граните, иайдеииая в экспериментах при взрыве в породе. Его данные по измерению зависимости скорости движения породы от времени показывают, что оно происходит с задержкой, примерно пропорциональной длине ЛНС породы (х<> иа рис. 197). Причина этого может заключаться в том, что движение породы незаметно, пока не наступит момент, когда порода разрушится, т. е. когда трещины достигнут свободной поверхности.

Глубина зоны растрескивания, достаточная для высвобождений породы, составляет L = xVcosa, где 2а— угол воронки выброса. Величина этого угла составляла 100°. В табл. 45 приведены зиа-

Таблица 45

Эффективная скорость волны разрушения в гнейсовом граните при взрывании породы

Хо» м

L. м

Задержка f, мс

L/t, м/с

0,18

0,28

0,26

1080

0,23

0,36

0,28

1280

0,28

0,44

0,44

1000

0,53

0,83

0,87

950

Среднее 980 значение

чеиия времени задержки выброса для четырех значений параметра х0. Предполагая, что путь трещины является прямой линией, начинающейся от шпура и заканчивающейся иа поверхности породы, можно рассчитать «эффективную скорость дробления», которая оказалась равной ~1000 м/с.

Для хрупкого разрушения можно записать баланс энергииdWe dW, | dWkdede de *

где We — упругая энергия, освобождающаяся при разрушении; Ws — поверхностная энергия; Wk — кинетическая энергия; с — половина длины трещины.

Бинявский (1968) показал, что ^растет с увеличением скорости разрушения, но по мере приближения последней к своему предельному значению эта величина становится примерно постоянной. Однако освобождаемая энергия упруго деформированной породы We продолжает возрастать по мере роста трещины. Поскольку Wk увеличивается лишь до определенного предела, то, как следует из уравнения (30), поверхность трещины будет расти, что и приведет к разветвлению. Пример разветвления трещин, взятый из работы Бииявского, показан на рис. 234. Ранее упоминалось, что разветвление трещин объясняется изменением распределения напряжений в вершине трещины. Поэтому не удивительно, что энергетический подход также оказался плодотворным.

По всей видимости, наиболее правильно для объяснения разветвления трещин рассматривать подход, связанный с изменением напряженного состояния, а энергетический подход привлекать лишь

Рис. 234. Распространение трещин в горной породе (норит). Время между кадрами 1 мкс (Бинявский, 1967).

для подтверждения справедливости того, что упомянутый механизм энергетически возможен. Не вполне корректно основывать обсуждение разветвления трещин только на базе энергетического подхода, поскольку даже в том случае, когда имеется некоторый избыток энергии в вершине трещины, еще не ясно, как эта энергия рассеивается в окружающей среде.

МЕХАНИЗМ ДРОБЛЕНИЯ ПОРОДЫ ВЗРЫВОМ

Чтобы знать, какое количество энергии необходимо для дробления породы взрывом, необходимо определить тип породы. Вполне понятно, что для разрушения поверхностного слоя галечника и дробления гранита в карьере применяются совершенно различные ВВ. Это два крайних случая; известен и целый ряд промежуточных случаев, когда учитывается расположение, число и направление шпуров в связи с объемом и геометрией породы, которую необходимо выбросить, расположением свободных поверхностей и степенью требуемого дробления породы.

Если бы можно было описать и детально рассчитать физические процессы, происходящие при взрыве в каждом конкретном случае применения ВВ, оказалось бы возможным сравнивать полезное действие ВВ, используя такие простые количественные меры, как давление и скорость детонации, состав и объем продуктов взрыва или химическая энергия, освобождаемая при реакции. К сожалению, мы далеки от этого.

В предыдущих параграфах этой главы мы рассматривали наиболее простые схемы воздействия детонирующего заряда на окружающую сжимаемую среду, начиная от взрыва зарядов в воздухе и воде, свинцовом блоке и однородной породе и кончая взрывом в баллистической мортире. Мы видели, что энергия взрыва в каждом случае по-разному распределяется между различными формами действия взрыва. Мы рассмотрели также некоторые важные процессы, происходящие при взрыве в породе, такие, как движение ударной волны и появление поля напряжений вблизи детонирующего заряда в породе, распространение трещин и роль прочностных характеристик породы. Это те аспекты взрыва в породе, которые сравнительно хорошо известны и просты.

В случае реального взрыва в породе картина гораздо сложнее. Мы сталкиваемся не только с различными проявлениями воздействия взрыва на породу, в которых преобладают те или иные простые механизмы, но имеем также дело со средой, свойства которой далеки от свойств однородного изотропного пространства (которое подробно рассмотрели). Реальная порода обычно очень неоднородна и анизотропна.

Около шпура порода, которую необходимо разрушить, разделяется на участки с высокой и низкой прочностью. Обычно ее объем пронизан сложной сетью трещин и расщелин, часть которых по размеру велика, а часть мала. Некоторые из них могут возникнуть в предыдущем подрыве или от взрыва соседнего заряда при групповом подрыве. Другие могут появиться при бурении шпура. Порода может иметь плоскости легкого разрушения, которые произвольно ориентировать! по отношению к осям шпура. Свободная поверхность обычно неровная, и в завершение картины мы можем столкнуться

с комбинированным эффектом и взаимодействием зарядов в нескольких шпурах.

Совершенно ясно, что знания некоторых закономерностей, установленных в этой главе, далеко недостаточно для полного и детального расчета основных процессов при нормальном взрывании породы. Поскольку такой расчет затруднен, усилия исследователей были направлены на разработку эмпирических соотношений, основанных на экспериментах при реальном взрыве в породе и включающих те характеристики процессов, которые наиболее важны. Теория взрыва на выброс, развитая Дювалем и Атчисоном (1957), позволяет предсказать вес заряда при взрыве, когда шпур неглубокий и сверлится перпендикулярно свободной поверхности.

Лангефор и Кильстрем (1963) предложили уравнения для расчета расположения шпуров и распределения зарядов при взрыве породы наиболее распространенным способом, когда длинные шпуры располагаются параллельно свободной поверхности или наклонно под углом меньше 90°. Краткое описание последнего случая будет дано в разд. 6.8.

Метод расчета способности взрывчатого вещества производить дробление породы, развитый аналогичным путем, будет дан в разд. 6.9.

В последующем мы качественно обобщим, насколько это возможно, основные характеристики механизма взрыва в породе и представим также результаты некоторых новейших экспериментов, которые проливают дополнительный свет на этот механизм.

А. Однородная порода

Когда заряд детонирует в шпуре, детонационная волна распространяется вдоль шпура со скоростью от 2000 до 7000 м/с, или обычно от 4003 до 6000 м/с. Во фронте детонационной волны давление колеблется от 5 до 500 кбар, а в среднем составляет ~200 кбардля шпура, полностью заполненного взрывчатым веществом, детонирующим с нормальной скоростью.

Если весь шпур заполнен взрывчатым веществом, то давление на стенке шпура составляет около половины давления во фронте детонационной волны. Если заряд частично заполняет шпур, продукты взрыва будут расширяться в радиальном направлении и, достигнув стенки, создадут на ней гораздо меньшее давление. В любом случае скачок давления будет распространяться из шпура в породу в виде ударной волны, фронт которой образует поверхность конусообразной формы. Вследствие одновременного осевого и радиального расширения продуктов взрыва давление на стенке будет падать очень быстро, так что давление на фронте ударной волны будет уменьшаться даже с большей скоростью, чем в случае только радиального расширения фронта. Угол наклона фронта ударной

волны к оси шпура, величина которого определяется отношением скорости ударной волны к скорости детонации, будет поэтому уменьшаться с увеличением радиуса из-за постепенного снижения давления во фронте волны.

Благодаря радиальному движению материала за фронтом ударной волны поперечное давление уменьшается быстрее радиального и осевого давления, что приводит к появлению радиальных трещин.

Рис. 235. Детонация заряда в плексигласовом шпуре.

К этому времени материал между шпуром и фронтом ударной волны сильно сжат и находится в состоянии упругой или пластической деформации в зависимости от давления и прочности породы. Рис. 235 воспроизводит детонацию заряда в шпуре, сделанном в плексигласовом блоке. Мы видим расширение шпура и движение ударного фронта, причем материал между ними еще полностью прозрачен. На некотором расстоянии за детонационным фронтом плексиглас становится непрозрачным из-за возникающих радиальных трещин. Они появляются не на стенке шпура, а на расстоянии одного или двух радиусов шпура и затем распространяются радиально внутрь и наружу.

Этот результат вытекает из расчетов, приведенных в разд. 6.4, которые показывают, что тангенциальное напряжение достигает критического значения приблизительно в указанном районе, в то же время оно еще остается положительным на стенке шпура и несколько дальше.

Сначала число трещин очень велико, но лишь немногие из них распространяются иа большие расстояния из-за ослабления напряжений, которое вызывается распространением самой длинной из них. В отсутствие свободной поверхности небольшое число трещии становятся более длинными, чем другие. Это число часто оказывается равным ~7. Скорость радиального распространения трещин сначала порядка 1000 м/с и даже больше, но со временем постепенно уменьшается.

Поскольку скорость ударной волны порядка 4000—5000 м/с, длина радиальной трещины к тому времени, когда ударная волна достигает свободной поверхности, параллельной шпуру, на 25% меньше расстояния до свободной поверхности. Ударная волна отражается от поверхности в виде водны разрежения. Если вес заряда на единицу длины шпура, отнесенный к квадрату длины линии наименьшего сопротивления породы, составляет для гранита величину порядка 5 кг/м3 или более, волна разрежения достаточно сильна и способна производить дробление. Поверхности разрушения в этом случае параллельны свободной поверхности. Заряда меньшего веса порядка 0,5—1 кг/м3, которые применяются обычно при террасном взрывании, не вызывают разрушений такого характера в граните.

Филд и Ладегаард-Педерсеи (1969) исследовали характер взаимодействия между системой радиальных трещин и отраженной волной разрежения в серии модельных испытаний в плексигласе. Взаимодействие придает этим трещинам большую скорость распространения, которая близка к скорости трещин, ориентированных параллельно фронту волны, т. е. к тем, которые распространяются в направлении к свободной поверхности под углом 40—10 °. Эти трещины, продвигаясь вперед, ослабляют окружающий материал, вследствие чего снижается в дальнейшем скорость распространения соседних трещин. Возможно, этот механизм определяет окончательную величину угла воронки выброса.

В то же время вступает в игру и другой механизм. Самые длинные трещины расширяются и в итсге достигают стенок шпура. Это следует из двух наблюдений. Во-первых, в экспериментах в плексигласе видно, как газообразные продукты реакции взрыва вырываются из трещин, достигающих свободной поверхности на ранней стадии процесса. Во-вторых, когда применяется взрывчатое вещество с избытком углерода в продуктах реакции, сажа осаждается на поверхности самых больших трещии вблизи шпура (в пределах расстояния 10—20 радиусов шпура). Как видно из расчета в разд. 6.4,

остаточное давление газа в шпуре велико и может составлять величину порядка 1—5 кбар для полностью заполненного шпура. Под действием этого давления газовый поток устремляется в трещины. Его скорость может оказаться достаточно высокой, и в этом случае газ достигнет вершины трещины. Течение газа в узкой трещине, связано с заметными гидродинамическими и тепловыми потерями, поэтому только вначале его скорость немного превышает скорость распространения трещины. Даже если давление газа в трещине из- за этого быстро уменьшается, его роль как рычага или раскалывающего клина, воздействующего на поверхность трещины в области, ближней к шпуру, будет сводиться к повышению величины растягивающих напряжений в вершине трещины. Этот эффект будет иметь большее значение для длинных трещин. В дополнение к сказанному имеется объемное сжатие породы, детально описанное в разд. 6.3,Г.

Все рассмотренные факторы будут, по-видимому, оказывать влияние на предпочтительное развитие тех трещин, которые возникли благодаря взаимодействию с отраженной от свободной поверхности волной разрежения. Как было показано в разд. 6.3,Г, наблюдается очень небольшое смещение породы до этого момента времени. Это вытекает из экспериментов в граните, выполненных Нореном (1956), а также из экспериментов в плексигласе, проведенных Ладегаардом-Педерсеном и Персоном (1968). После того как трещины достигнут свободной поверхности, порода ускоряется остаточным давлением газа в течение короткого периода времени так, как описано в разд. 6.3,Г.

Б. Неоднородная порода

Среди неоднородных пород в первую очередь следует отметить породу с уже существующими трещинами и расщелинами. Большие расщелины, проходящие сквозь шпур, будут, вероятно, заметно изменять порядок событий, описанных выше. Поток газов с очень высоким давлением, проникая в такую расщелину, действуют как клин и заставляет ее расширяться; утечка газа в расщелину приведет к снижению давления, которое необходимо для осуществления нормального процесса дробления. Расщелины такого рода, горизонтально расположенные вблизи шпура, часто ответственны за неожиданно большие расстояния выброса при террасном способе взрыва породы. Узкие расщелины в стенках шпура не обязательно вызовут такой эффект, поскольку они могут схлопнуться благодаря большому осевому и поперечному давлениям на ранних стадиях распространения ударной волны.

Большие расщелины, расположенные параллельно оси шпура, могут вызвать отражение ударной волны прежде, чем она достигнет свободной поверхности. В результате произойдет интенсивное дро-

блеиие материала, примыкающего к шпуру. Радиальные трещины ие будут прорезаться через расщелины. Вместо этого газ под давлением будет расширяться в расщелины и приводить к неожиданному дроблению породы иа крупные куски, что в большинстве случаев нежелательно.

Узкие расщелины, параллельные шпуру, слишком незаметны, чтобы от них отражалась ударная волна, ио оии являются очагами разветвления трещин, которое происходит под действием возвращающейся от свободной поверхности волны разрежения; в результате снижается эффект взаимодействия волны разрежения с радиальными трещинами и выброс породы уменьшается.

Аналогичным образом наличие развитой сети произвольно ориентированных трещин будет увеличивать степень разрушения и обусловит поведение твердой породы по аналогии с поведением мало- прочного материала. Материалы со слоевой структурой, трещины в которых расположены параллельно одна другой, как в сланцах, являются, вероятно, наиболее трудными для дробления взрывом вследствие рассмотренных эффектов.

Влияние плоскостей предпочтительного разрушения в однородной породе может дать аналогичный результат, но это влияние ие следует переоценивать. Как отмечалось выше, направление трещин и угол вороики выброса определяются главным образом геометрическими факторами, такими, как направление шпура по отношению к свободной поверхности. Направления движения трещин могут незначительно изменяться из-за наличия слабых плоскостей в породе, одиако напряжения, вызывающие разрушение в других плоскостях, очень велики.

РАСЧЕТ ЗАРЯДА ПРИ ВЗРЫВЕ В ПОРОДЕ

Лангефор (1953) предложил метод расчета величины заряда при террасном способе взрывания, рассматривая отдельно действие его инжией части, которое используется для сдвига породы иа дие шпура, и верхней части, называемой удлиненным зарядом; его величина пропорциональна длине шпура. Функциональные соотношения между различными параметрами и значения отдельных коэффициентов были определены нз экспериментов при взрывах в однородном граните (Лаигефор и Кильстрём, 1951, 1963). Для изучения воздействия нижней части заряда проводились эксперименты со взрывами сосредоточенных зарядов весом Q, помещаемых иа дно шпуров, пробуренных в геометрически подобных уступах, высота которых равнялась ЛНС (У)> как показано иа рис. 236. Было найдено, что экспериментальные результаты удовлетворительно описываются следующей формулой:

Рис. 237. Удлиненный заряд, помещенный в верхней части шпура при террасном взрывании.Рис. 237. Удлиненный заряд, помещенный в верхней части шпура при террасном взрывании.Величины этого заряда достаточно, чтобы срезать уступ иа уровне его дна и раздробить со стороны боковых поверхностей до высоты V над дном. Показано, что полученное соотношение, содержащее объемный и поверхностный члены, выполняется в широком диапазоне изменения параметров, т. е. от модельных взрывов в блоке плексигласа размером в сантиметр до крупномасштабных взрывов в

Рис. 237. Удлиненный заряд, помещенный в верхней части шпура при террасном взрывании.

Рис. 237. Удлиненный заряд, помещенный в верхней части шпура при террасном взрывании.

К

Рис. 236. Террасное взрывание с зарядом, помещенным иа дне вертикального шпура.

уступах с линейными размерами более 10 м. Это соотношение было предложено еще в 1725 г. Белидором, ио позже было забыто. Для очень больших взрывов при размере ЛНС 100 м или более, например при ядериых взрывах, должен быть добавлен член с четвертой степенью, который учитывает влияние силы тяжести на движение породы (Лаигефор и Кильстрём, 1963).

С помощью аналогичных экспериментов в плитах гранита с расщелиной иа дие (рис. 237) было получено следующее соотношение, пригодное для расчета величины удлиненного заряда 1р, отнесенного к единице высоты плиты:

/р — 0,4 (a2V + а31/2). (32) Эффективность действия сосредоточенных зарядов по существу ие изменялась, когда шпур сужали таким образом, что высота зарядов Qo достигала 25 или 30% V.

При дальнейшем увеличении длины заряда эффективность его действия в пересчете иа единицу веса заряда начинает уменьшаться так, что при h = V оиа составляет лишь 60% эффективности действия сосредоточенного заряда.

При бурении и снаряжении шпура, глубина которого иа 0,3V ниже предполагаемого диа уступа (рис. 238), сосредоточенный заряд весом Qb = 1,3 Qo создает эффект вблизи дна, который лишь иа 10% меньше такового для сосредоточенного заряда весом Qo.

Подстановка в уравнение (31) дает приближенное соотношение

Q6 = 1,45(л3У3 + а3У3).

Общий вес заряда дается выражением

Qt^Qb-kK-^lp,(34)

где К — высота уступа. На практике иеснаряженной остается верхняя часть шпура, как показано на рис. 239, но этот результат не меняет вид выражения (34) для общего веса заряда.

Рис. 238. Террасное взрывание перебуром.Рис. 238. Террасное взрывание перебуром.Рис. 239. Террасное взрывание зарядом в перебуре и удлиненным зарядом.Рис. 239. Террасное взрывание зарядом в перебуре и удлиненным зарядом.

Рис. 238. Террасное взрывание перебуром.

Рис. 238. Террасное взрывание перебуром.

Рис. 239. Террасное взрывание зарядом в перебуре и удлиненным зарядом.

Рис. 239. Террасное взрывание зарядом в перебуре и удлиненным зарядом.

При взрывах с 1<У<10 м найдено, что постоянная а3 = с зависит главным образом от параметров, характеризующих свойства породы. Постоянная, называемая константой породы и обозначаемая с0, характеризует величину предельного заряда с и представляет параметр, в котором учитывается технически необходимый запас для удовлетворительного дробления породы, например с = 1,2 с0. Лангефор и Кильстрём показали, что сй = 17 кг/м3 для взрывания в однородном граните и с0 = 0,28 — 0,35 кг/м3 для подрывов практически во всех других породах, в которых отсутствует четко выраженная ориентация трещин и расщелин. Приведенные числа получены в экспериментах с взрывами желатнн-динамита, содержащего 35% смеси нитроглицерина с нитрогликолем (динамит LFB).

При размерах ЛНС уступа от 1 до 10 м постоянная а2 ответственна лишь за 20—2% величины веса заряда. В практике константу

а2 можно принимать равной 0,07 кг/м2. Вариация этой величины очень слабо влияет иа окончательную величину веса заряда. Подстановка с = c+0,07/V в уравнение (33) дает значение величины сосредоточенного заряда

(35)(35)Рис. 240. Сосредоточенный заряд в уступе, не имеющем дна.Рис. 240. Сосредоточенный заряд в уступе, не имеющем дна.Рис. 241. Взрыв уступа, имеющего наклон 2 :1.Рис. 241. Взрыв уступа, имеющего наклон 2 :1.Qb = 1,45сУ3,

(35)

(35)

Рис. 240. Сосредоточенный заряд в уступе, не имеющем дна.

Рис. 240. Сосредоточенный заряд в уступе, не имеющем дна.

Рис. 241. Взрыв уступа, имеющего наклон 2 :1.

Рис. 241. Взрыв уступа, имеющего наклон 2 :1.

а подстановка в уравнение (32) приводит к следующему выражению для расчета удельной величины удлиненного заряда:

;p = 0,4^V2.(36)

При взрывах вертикального уступа, ие имеющего дна (рис. 240), требуется заряд, вес которого иа 75% меньше величины заряда, который необходим для эффективного разрушения уступа конечной высоты. Соответствующая величина для пологого уступа, наклон которого характеризуется отношением 2:1, составляет 85% (рис. 241).

СПОСОБНОСТЬ ВЗРЫВЧАТЫХ ВЕЩЕСТВ

ПРОИЗВОДИТЬ РАЗРУШЕНИЕ ПОРОДЫ

Для определения способности различных взрывчатых веществ производить разрушение породы Лангефор и сотр. (1952) провели подрывы в уступах гранита с трещинами. Пробуренные шпуры имели диаметр 32 мм вблизи диа, длину 7 м и угол наклона 30°. ЛНС составляла 1,8 м. расстояние между шпурами было 1,8 — 2,3 м,

снаряжение осуществлялось зарядами взрывчатого вещества весом 1,0—1,4 кг на метр шпура, которые помещались на дне шпуров. В каждом опыте подрывалось 5—10 шпуров. В качестве эталонного ВВ применялся аммиачноселитренный динамит LFB (35% нитрогликоля), характеристики которого сравнивались с желатин-динамитом LFIV (50% нитрогликоля), полупластичным взрывчатым веществом, содержащим 25% нитрогликоля, 52,5% NH4NO3, 13% NaNO3, 9,1% нитротолуола (боренит), и порошкообразным аммиачиосели- тренным взрывчатым веществом с 6 % нитрогликоля и 12% ТНТ (нитролит). В дополнение было испытано специально изготовленное взрывчатое вещество 304 с высокой энергией взрывчатого превращения и чрезвычайно малым газовыделеиием (300 л/кг), что составляет 35% той же величины для динамита LFB.

Способность ВВ к разрушению породы определялась по его способности создавать котловую полость на дне высверленного отверстия. Результаты суммированы в табл. 46; для всех взрывчатых веществ, за исключением 304, относительная величина способности

Таблица 46

Способность ВВ производить разрушение горной породы

Взрывчатое вещество

Наблюдаемая способность к разрушению, ®эксп

Энергия взрыва на кг, е

Объем газа на кг, g

5 5расч;

— е+ — g 66

Число взрывов

LFB

1

1

1

1

LFIV

1,04 + 0,05

1,06

0,98

1,04

Боренит

0,96±0,07

0,94

0,71

0,90

Нитролит

0,80+0,06

0,80

0,98

0,83

304

1,30+0,07

1,52

0,36

1,33

LFBa

1

1

1

15

Гурдинамит

1,23

1,35

0,84

1,27

2

Секурит

0,93±0,03

0,85

1,01

0,88

4

Набит

0,88+0,04

0,90

0,77

0,88

3

Набит 2

0,91

0,89

1,02

0,91

1

Амматол

-0,90

0,86

1,05

0,88

2

Na 01

-0,88

0,88

0,70

0,85

1

Na 12

1,00±0,05

1,02

0,81

0,99

2

Иматрекс

(0,62±0,02)

0,98

0,37

0,89

8

а Применялся как стандартное ВВ (Vo = 850 л/кг, Qe = 5000 кДж/кг).

производить разрушения $эксп примерно пропорциональна энергии взрыва. Если предположить, что относительная способность к разрушению зависит только от относительной энергии взрыва е и газовыделеиия при взрыве g, то результат опыта с взрывчатым веществом 304 показывает, что влияние эиерговыделеиия на раз-

рушительную способность в 4—5 раз больше, чем влияние газо- выделения. Относительная величина способности ВВ производить разрушения может быть рассчитана, таким образом, в соответствии с формулой (Юхансон и Лангефор, 1966)

= <37> О и

Недавно Лангефор и Кильстрём (1955) провели взрывные эксперименты в однородном граните, свободном от трещин, с девятью видами различных взрывчатых веществ. Результаты представлены в иижней части табл. 46. За исключением хлоратного взрывчатого вещества, детонирующего с небольшим газовыделением (иматрекс), ясно выраженная пропорциональность получается между s9Kcn и энергией взрыва, но оиа еще лучше выражена между s9Kcn и spac4, найденной по уравнению (37). Однако для иматрекса экспериментально полученное значение s несколько мало.

Интересный и важный вывод из обсуждаемых экспериментов заключается в том, что влияния скорости детонации не обнаружилось. Это подтверждают выводы, сделанные ранее при практических испытаниях работоспособности динамитов.

В зависимости от степени уплотнения и диаметра шпура динамиты могут детонировать с малой или нормальной скоростями. Однако, несмотря на широкое использование динамитов, не было найдено фактов, показывающих, что их способность к разрушению зависит от того, протекает ли детонация с малой или высокой скоростями.

Для измерения способности ВВ производить разрушение породы в Соединенных Штатах широко применяются различные методы, и особенно так называемый кратерный ;!метод. Шпуры сверлятся под прямым углом к горизонтально расположенной поверхности породы; заряд ВВ помещается на дне шпура, занимая небольшую часть его длины. Остальная часть шпура забивается сухим песком. Изменяя глубину шпура, получают воронки различного объема. Построив график зависимости объема воронки от глубины заложения заряда (при постоянном весе заряда IT), получают некоторую кривую, которая обычно имеет куполообразную форму. Глубина, соответствующая максимуму объема воронки, называется оптимальной глубиной; наибольшая глубина заложения заряда, дающая воронку, называется критической глубиной N. Фактор механического действия взрыва Е берется за меру работоспособности взрывчатого вещества, отнесенной к единице веса заряда, и определяется выражением

Константа подобия при образовании воронок к, которая берется

к =к =за меру работоспособности ВВ, отнесенной к единице объема заряда у, определяется формулой

к =

к =

(39)

Для расчета условий максимального разрушения используется величина, равная отношению оптимальной и критической глубины, определения которых давались выше.

Рис. 242. Объем выброшенной породы и система трещин (а) при террасномвзрывании и (б) при взрыве на выброс.

Дюваль и Атчисон (1957) убедительно показали, что разрушение породы в подобных экспериментах обусловлено отражением ударной волны от свободной поверхности. Было найдено хорошее соответствие между фактором механического действия взрыва и измеренными значениями амплитуды ударной волны иа больших расстояниях от заряда.

Важным пунктом при сравнении результатов взрывов иа выброс с результатами при террасном способе взрывания является учет системы трещин, начинающихся от шпура. Даже с зарядами, более короткими, чем диаметр шпура, совершенно ошибочно рассматривать заряд в шпуре как точечный. Как бы хорошо шпур ни был забит, граница между породой и забойкой будет не в со-

стоянии выдержать интенсивные растягивающие напряжения. В результате этого газ под давлением быстро расширяется вдоль шпура и способствует появлению радиальных трещин, параллельных оси шпура. Как показано схематически на рис. 242, эти трещины достигают поверхности (в экспериментах по террасному взрыванию) н в результате ослабляется большой объем породы, тогда как в экспериментах по взрыву иа выброс радиальные трещины перпендикулярны трещинам поперечного сдвига- и не всегда помогают ослаблению породы. В экспериментах по террасному взрыванию самый большой объем породы всегда удаляется при некотором критическом значении ЛНС.

Таблица 47

Сравнение данных по взрыву на выброс и террасному взрыванию

Глубина заложения заряда или ЛНС. м

Взрывы на выброс. (Дюваль и Атчисон)

Террасное взрывание (Лангефор)

Q (вес заряда), кг

V(объем ворозки). м3

Q/V. кг/м3

Q

(взс заряда). кг

V .

(объем воронки), м3

Q/V. кг/м3

0,21

2,82

0,62

4,56

0,004

0,009

0,44

0,54

2,82

1,48

1,90

0,036

0,165

0,22

0,90

2,82

1,22

2,31

0,153

0,85

0,18

1,26

2,82

0,23

12,3

0,360

2,10

0,17

1,59

2,82

0,01

282

0,670

4,22

0,16

1,74

14,5

1,70

8,53

0,810

5,43

0,15

В табл. 47 показано сравнение результатов Лаигефора (1953) по взрыванию в одиночном шпуре террасным способом в однородном шведском граните с результатами Дюваля и Атчисона (1957) при взрывах на выброс в граните Литоиии.

Оба типа породы и применяемые взрывчатые вещества были совершенно аналогичными. Самое низкое значение величины веса заряда взрывчатого вещества на единицу объема воронки в экспериментах со взрывами на выброс было 1,9 кг/м3. Такой же объем выброса получался в экспериментах по террасному способу взрывания с зарядами весом от 0,18 до 0,17 кг/м3, т. е. составлял меиее 1/10 веса заряда при взрывах на выброс.

СПИСОК ЛИТЕРАТУРЫ

Ahrens Н. (1964), Verschiedene Verfahren der Ermittlung von Bleiblockaus- bauchungen, Explosivstoffe, 12, 247.

Ahrens H. (1966), Der geteilte Motser („Springmdrser”) das Hilfsmittel zur vergleichenden Bestimmung des Arbeitsvermogens und anderer Eigenschaf- ten von Sprengstoffen, Explosivstoffe, 14, 197. (In French: in С. г. 36е Congr. Chimie Industrielle, Bruxelles, Vol. Ill, p. 557.)

Андреев К. К., Беляев А. Ф. (1960), Теория взрывчатых веществ, Оборон* гиз, Москва.

Asklof С. A., Nylander А. (1968), Cylindrical and spherical wave expansion processes in rock materials. Swedish Research Institute of National Defence, Report FOA 2 C 2286-44 (in Swedish).

Atchinson T. C., Tournay W. E. (1959), Comparative studies of explosives in Granite. U. S. Bureau of Mines, Report of Investigations № 5509.

Bauer A. (1961), Application of the Livingston theory, Colo. Sch. Mines, Q. 56, 171, № 1.

Belidor B. F. (1725), Nouveau cours mathematique in 1’usage de l’artillerie et du genie, Paris, p. 505.

Беляев А. Ф., Курбангалина P. X. (1956), Определение работоспособности взрывчатых веществ в свинцовом блоке, сб. «Физика взрыва», № 5, АН СССР, Москва, стр. 35.

Bieniawski Z. Т. (1967), Mechanism of brittle fractire rock, Int. J. Rock Meeh, and Mining Sci., 1, 395, 407, 425.

Bieniawski Z. T. (1968), An• application of high-speed photography to the determination of fracture velocity in rock, Proceedings of the 8th International Congress of High-Speed Photography, Stockholm, p. 440.

Bowden F. P., Brunton" J. n.. Field J. Ё., Heyes A. D. (1967), Controlled fracture of brittle solids and interruption of electric current, Nature, bond., 216, 38.

Bridgmen P; W. (1937), Shearing phenomena at high pressures, particularly in inorganic compounds, Proc. Am. Acad. Arts Sci., 71, 387.

Brinkley S. R., Jr., Kirkwood J. J. (1945), Tables and graphs of the theoretical peak pressures, energies and impulses of shock waves from explosive sources in sea water, OSRD 5649, Pb 33254.

Brinkley S. R., Jr., Kirkwood J. G. (1947), Theory of the propagation of shock waves, Phys. Rev., 71, 606, 72, 1109.

Bur T. R_, Colburn L. C., Nickoils H. R., Slykhouse T. E. (1967), Comparison of two methods for studing relative performance of explosives in Rock, U. S. Bureau of.Mines Report of Investigations, 6888.

Carlsson A. J. (1962), Experimental studies of brittle fracture propagation, K* tek..H6gsk._yandl., № 189 (See also Nos. 205 and 207).

Carlsson A. J. (1963), On the mechanism of brittle fracture propagation, K. tek. Hogsk. Handl., № 205 (see also № 207).

Cherry T. (1967), Computer calculations of explosion-produced craters, Int. J. Rock Meeh. Mining Sci., 4, 1.

Cole R. H. (1948), Underwater Explosions, Princeton University Press, Princeton, N. Y..

Cook M. A. (1958), The Science of High Explosives, Reinhold Publishing Corporation, N. Y.

Davis R. M. (1948), A critical study of the Hopkinson Bar., Phil. Trans. R. Soc., A. 240, 375.

Deffet L. (1958), La normalisation des essais d'explosifs, Proceedings, 31st International Congress on Industrial Chemistry, Liege.

Deffet L. (1962), С. г. 3е Reunion de la Comission Europeene de Normalisation des Essais d’Explosifs, Explosifs, 15, 41.

Duvall W. J., Atchinson T. C. (1957), Rock breakage by explosives, U. S. Bureau of Mines, Report of Investigations, 5356.

Edgerton H. E., Barstow F. E. (1941), Further studies of glass fractures with high speed photography, J. Am. Ceram. Soc., 24, 131.

Enharme E. (1954), Effects of underwater explosions on elastic structures under water, K. tek, Hogsk. Handl., № 82.

Field J. E. (1962), The high-speed photography of fracture in sapphire and diamond, Proceedings of the 6th International Congress on High-Speed Photography, The Hague,' p. 517.

Field J. E. (1968), The nature and topography of surface produced by fracture, Proc. Inst. Meeh. Engrs.

Field J. E., Heyes A. D. (1965), The fracture of materials of high elastic moduli, Proceedings of the 7th International Congress on High-Speed Photography, Zurich, p._ 391.

Field J. E., Ladegaard-Pedersen A, (1969), The importance of the reflected shock wave in rock blusting, Swedish Detonic Research Foundation Report DL 1969,7.

Fish. B. G., Handcock J. (1949), Short delay blasting, Mine Quarry Engng,

Friedman M. B., Bleich H. H., Parnes R. (1965), Spherical elastic plastic shock propagation, J. Engng Meeh. Div. Am. Soc. civ. Engrs, 91, 189.

Gordon W. E., Reed F. E., Lepper B. A. (1955), Lead block test for explosives, Ind. Eng. Chem., 47, 1794.

Granstrom S. A. (1956), Loading characteristics of air blasts from detonating charges, K. tek. Hogsk. Handl. № 100 (Also Acta Polytech., № 196).

Haid А., Кбепеп H. (1933, 1934), Ober die Sprengkraft und ihre Ermittung III, Z. ges. Schiess-u. Sprengstoffw., 28, 369; 29, 102, 168.

Haid D., Schmidt A. (1935), Uber Unterwasserexplosjonen und ihre Wirkung, Z. ges. Schiess-u. Sprengstoffw., 30, 229,

Handin J., Heard H. C., Magouric J. N. (1967), Effects of the intermediate principal stress on the failure of limestone, dolomite and glass at different temperatures and strain rates, J. geophys. Res., 72, 611.

Hino K. (1954), Theory of blasting with concentrated charge, J. Ind, Expl. Soc. Japan, 15, № 4.

Hino K. (1956), Fragmentation of rock through blasting, Colo. Sch. Mines., Q 51, 191, № 3.

Hino K- (1959), Theory and practice of blasting, Nippon Kayaky Co. Ltd.

Johansson С. H. (1952), The breaking mechanism in the blasting of rock, I. V. A. Stockholm, 23, 293.

Johansson С. H. (1955), Plastic deformation and the formation of cracks by detonation charges, I. V. A. Stockholm, 26, 16.

Johansson С. H. (1966, 1968), The work of explosives in water, DL4. The work of explosives in the lead block, DL 16. Calculation of the movement of the rock at bench blasting DL 19 and 27. Report of the Swedish Detonics Research Foundation (in Swedish).

Johansson С. H., Languors U. (1951), Short delay blasting in Sweden, Mine Quarry Engng, 17, 287.

Johansson С. H., Langefor U. (1966), Methods of physical characterization of explosives, Proceedings the 36th International Congress on Industrial Chemistry, Bruxelles, Vol. Ill, p. 610.

Johansson С. H., Sjdlin T. (1968), Measurement of the “strength” of explosives by the ballistic mortar, Rev. scient, Instrum., 39, 1173.

Keil A. (1945), Membrane pressure-box gauges, Chem. Phys. Versuchsanstalt, Kiel. (Translated from German) PB 86093.

Kihlstrom B., Ladegaard-Pedersen A., Persson P. A. (1968), Sprangings- resultatens beroende av halosattning vid pallsprangning, Rappart Nitro Nobel AB DL 17.

Kinney G. F. (1962), Explosive Shocks in Air, MacMillan, N. Y.

Kirkwood G. B., Bethe H. A. (1942), The pressure wave produced by an underwater explosion. Part 1, Progress Report, OSRD, Rep. 588, PB

Kirkwood G. B., Brinkley S. R., Jr., (1945), Theory of propagation of shock waves from explosive sources in air and water. OSRD 4814, PB 32198.

Kirkwood J. G., Montroll E. IV., (1942), The pressure wave produced by an underwater explosion, Part II, Progress Report. OSRD, Rep. 676, PB

Kirkwood J. G., Richardson J. M. (1942)", The pressure wave produced by an underwater explosion. Part III. Progress Report. OSRD, Rep. 813, PB 32184.P

Kirkwood J. G., Brinkley S. R., Jr., Richardson J; M. (1942), The pressure wave produced by an underwater explosion. Part V. OSRD Rep 2022, PB 32186.

Kirpwood J. G., Montroll E. W.. Richardson J. M., The pressure wave produced by an underwater explosion. Part IV. Progress Report, OSRD, Rep. 1030, PB 32185.

Ladegaard-Pedersen A., Persson A. (1968), Photographic recording of the material motion in model blasting. DL 34 (in Swedish). Report, Swedish Detonjc Research Foundation, Stockholm.

Langefors U. (1953), Charge calculations in Blasting. Nitroglycerin Aktiebo- laget, TM 1.

Langefors U. (1954), The calculations of charges for bench blasting and stooping. Manuel on rock blasting 6 : 05. AB Atlas Diesel and Sandvikens Jern- verks AB, Stockholm.

Langefors-U. (1955a), Charge calculations in bench blasting and stoping. Handbook on rock blasting technique (Fraenkel, К- H., ed), Atlas Diesel and Sandvikens Jernverk, Stockholm.

Langefors U. (19556), Principles of tunnel blasting, Wat. Pwr., 7, 9.

Langefors U., Kihlstrom B. (1955), Blasting experiments with Securit (in Swedish), Internal Report, Nitroglycerin Aktiebolaget DL 1955 : 2.

Langefors U., Kihlstrom B. (1963), The Modern Technique of Rock Blasting, John Wiley, New York; Almqvist and Wiksell, Stockholm.

Langefors U., Kihlstrom B., Ahrenfeldt F. (1952), Blasting experiments in Fogdo, Internal Report, Nitroglycerin Aktiebolaget TM 36 (in Swedish).

Larsen E. S., Bridgmen P. IF. (1938), Shearing experiments on some selected minerals and mineral combinations, Am. J. Sci., 36, 81.

Larson D. B., Rapp E. G., Cherry T. (1968), Computer calculations of the gasbuggy event, Lawrence Radiation Laboratory Report UCRL 50419. Livingston C. IT. (1956a), Fundamental concepts of rock failure, Colo. Sch. Mines, Q. 51, 1, № 3.

Livingston C. W. (19566), Theory of fragmentation in blasting. 6th Annual Drilling and Blasting Symposium, University of Minesota.

Lundborg N. (1965), A test method for the shearing strength of solids under lateral pressure. Jerkont. Annlr., 149, 84.

Lundborg N. (1966), Tri-axial shear strength of some Swedish rocks and ores. Proceedings of the 1st International Congress of the International Society of Rock Mechanics, Lisbon, Vol. f, p. 111.

Lundborg N. (1968), Strength of rock-like materials Int. J. Rock Meeh. Min. Sci., 5, 427.

Lundborg N., Johansson С. H. (1951), Experimental determination of the speed of propagation of cracks in glass as a function of the stress, Ark. Fys„ 4, 555.

Maurer IF. C. (1965), Shear failure of rock under compression. Soc. Petrol. Engrs, 5, 167.

Maurer IT. C. (1966), Shear failure of rock under axial and Hydrostatic Pressure. Proceedings of the 1st International Congress of the International Society of Rock Mechanics, Lisbon, Vol. 1, 337.

Medard L. (1959), Recherches experimental et theoretique sur 1’epreuve des explosifs dans le block de plomb, Meml. Artill. fr., 33, 337.

Naoum P. (1932), Die Bedeutung der Bleiblockausbauchung nach Trauzl, Zges Shjess-u. Sprengstoffw, 27, 181, 229, 267.

Noren^ ^#^(1956), ®^as^n^ exPeriments in granite rock, Colo. Sch. Mines,

Oppenheimer M. J. (1933), Sur la mecanique de choc sur 1’eau, Meml. Artill. fr., 12, 419.

Persson P. A., Lundborg N., Nylander A., Asklof C. A. (1969a), Calculation of tension processes around a borehole in rock blasting. Swedish Detonic Research Foundation Report DL 1969, 10 (in Swedish).

Persson Р. A., Rihlstrom В., Ladegaard-Pedersen -А. (19696), The influence of borehole diameter on the rock blasting capacity of an extended explosive charge, Int. J. Rock Meeh. Min. Set, 6, 277.

Persson P. A., Lundborg N., Johansson С. H. (1970), The basic mechanism in rock blasting (in French), Explosjfs, 23, 4.

Petersson S. (1953) Investigations of stress waves in cilindrical steel bars, K. tek. Hogsk. Handl. № 62.

Robinson C. S. (1944), Explosions, their Anatomy and Destructivness, McGraw-Hill, New York.

Rinehart J. S. (i960), On fractures caused by explosion impacts, Colo. Sch. Mines, Q. 55, № 4.

Roth J. F. (1957), Ballistische Messverfahren zur Bestimmung der Sprengk- raft (Energie) und das Detonationsstasses (Brisanz), Explosivestoffe, 8, 161.

Sakurai T. (1959), J. Ind. Explos. Soc. Japan, 20, 57.

Schardin H. (1950), Ergebnisse der kinematographischen Untersuchung des Glasbruchvorganges, Glastech. Ber., 23, 1, 67, 325.

Schardin H. (1959), Velocity effects in fracture. Proceedings of the International Conference on Fracture, Swampscott.

Schardin H., Struth W. (1937), Neuere Ergebnisse der Funkenkinemato- graphie, Z. tech. Phys., 18, 471.

Schardin H., Struth W. (1938), Hochfrequenzkinematographische Untersuchung der Bruchvorgange in Glas, Glastech. Ber., 16, 219.

Schmidt A. (1959, 1960), Betrachtungen fiber die ublichen Methoden zur experimentalien Priifung der Sprengwirkung von Sprengstoffen, Explosjvestof- fe, 7, 255; (I960), 8, 7.

Schmidt A. (1962), Das ballistische Pendel und seine Anwendung zur Priifung der Sprengwirkung von Fxplosivstoffen, Explosivstoffe, 2, 23.

Selberg n. L. (1951), Transient compression waves from spherical and cylindrical cavities. Ark. Fys., 5, 97.

Smekal A. (1950), Uber den Aufaugsverlauf der Bruckgeschwindigkeit im Zerreitssversuch, Glastech. Ber., 23, 186.

Taylor J. (1952), Detonation in condensed explosives, Clarendon Press, Oxford.

Taylor J., Cook J. H. (1949), Improved operation of the ballistic mortar for determining the “power of high explosives”, J. Sci. Instrum. Phvs. Ind., 26, 266.

Taylor W., Morris G. (1932), The absolute measurement of the available energy of high explosives oy the ballistic mortar. Trans. Faraday Soc. 28, 545.

Van Thiel M. (ed.) (1966), Compendium on shock wave data, Lawrence Radiation Laboratory Report UCRL- 50108.

Von Neuman J., Richtmever R. D. (1950), A method for the numerical calculation of hydrodynamic shocks, J. appl. Phys., 21, 232.

Wallner H. (1939), Linienstrukturen an Bruckflacken, Z. Phys., 114, 368.

Weibull W. (1944), The mechanical effect of high explosives detonating in air and water (in Swedish), Tidskr. Kustartillerjet, 2, 8.

Weibull W. (1947), Detonation of spherical charges in air: travel time, front velocity, and wave length of emitted wave (in Swedish), Tidskr. Kustartilleriet, 5, 44.

Wilkins M. L. (1946), Calculation of elastic-plastic flow. In “Methods in Computational Physics” (A/der B., Fernbach S., Rotenberg M. eds.), Academic Press, New York and London.

Wilson E. B., Jr., Cole R. H., Progress report on measurement of underwater explosion pressure, OSRD Rep. 588, PB 32182.

Глава 7

ФИЗИКА ВЫСОКИХ ДАВЛЕНИЙ И УДАРНЫЕ ВОЛНЫ

В ТВЕРДЫХ ВЕЩЕСТВАХ

В течение нескольких десятилетий прогресс в физике высоких давлений был связан главным образом с работами Бриджмена в Гарвардском университете. Позднее в изучение этой проблемы внесли значительный вклад и другие лаборатории. Интерес к этой теме значительно возрос, во-первых, в связи с тем, что была разработана аппаратура для создания высокого статического давления, что позволило в середине пятидесятых годов получить синтетические алмазы (АСЕА, Швеция и Дженерэл Электрик в США), и, во-вторых, в связи с тем, что для усовершенствования ядерного оружия необходимо глубоко изучить эту область науки. Этот прогресс сделал возможным применение зарядов мощных взрывчатых веществ для генерирования в твердых веществах ударных волн с точно контролируемыми параметрами. Возросшее техническое значение физики твердого тела также привело к увеличению интереса к физике высоких давлений.

В настоящее время можно изучать различные свойства твердых веществ при очень высоких давлениях и плотностях, значительно превышающих нормальные.

В дальнейшем мы покажем, каких давлений можно достигнуть, используя различные экспериментальные методы, и рассмотрим теорию, описывающую процессы сжатия вещества ударной волной до давлений, достигающих 10 Мбар.

ДАВЛЕНИЯ И ТЕМПЕРАТУРЫ, ПОЛУЧАЕМЫЕ

ЭКСПЕРИМЕНТАЛЬНО

Высокие давления можно получить несколькими путями. В природе чрезвычайно высокие давления генерируются гравитационными силами внутри небесных тел большой массы. На диаграмме давление — температура (рис. 243) приведен интервал давлений, который нам удается получить в экспериментах, и для сравнения точками показано состояние в центре Земли (4 - 10е бар, 4000 К) и в центре Солнца (1у -10й бар, 2-107К).

В лаборатории высокие статические давления получают, остроумно используя прочность твердых тел в соответствии с «принципом

наковальни», сформулированным впервые Бриджменом. При применении поршня соответствующей формы и деформируемых прокладок толстостенный контейнер с испытуемым образцом и деформирующиеся прокладки подвергаются всестороннему сжатию, пока поддерживается увеличивающееся к центру давление. Таким способом в маленьком центральном объеме могут быть достигнуты давления, близкие к 600 кбар, или почти на два порядка больше, чем предел прочности стали. При более низких давлениях температуры в несколько тысяч градусов Кельвина могут быть достигнуты в ма-

Рис. 243. Экспериментальная зависимость температура — давление.

лые промежутки времени благодаря внутреннему нагреванию.

Если необходимы давления, более высокие, чем получаемые при статическом методе, используют силы инерции, возникающие в самом материале при ускорении, сопровождающем действие сильной ударной волны. Металлы, находящиеся в контакте с торцевой поверхностью блока детонирующего мощного взрывчатого вещества, подвергаются воздействию ударной волны с давлением 200— 500 кбар. Гораздо более высокие давления создаются в ударных волнах, образующихся при ударе быстро летящей пластины металла о неподвижный твердый образец. Самые высокие давления, полученные этим методом, близки к Ю.Мбар. Такое давление в стали или меди возникает при скоростях соударения, близких к 15 км/с. Это скорость лобового столкновения двух спутников Земли, движущихся навстречу друг другу.

В экспериментах с ударной волной в этом интервале давлений сферически сходящийся поток вещества, возникающий при ускорении сферической металлической оболочки взрывом, дает требуемую скорость соударения. Альтшулер и сотр. (1968) получили давление порядка 34,5 Мбар и 3—4-кратное сжатие в образцах И—555

стали, расположенных на небольшом расстоянии от эпицентра подземного ядерного взрыва.

Термическое возбуждение является неотъемлемым фактором в механизме сжатия ударной волной, оно возрастает с ростом давления в ударной волне. Так, давление ударной волны порядка 10 Мбар в стали сопровождается подъемом температуры примерно до 30 000 К. Еще более сильный разогрев (100 000 К и более) можно

Рис. 244. Экспериментальная зависимость температура — плотность.

О при давления ударной волны 9 М 5ар; тонко заштрихованный участок — статические экспе-рименты; грубо заштрихованный участок — область, не доступная при проведении эксперимен-тов с ударной волной.

наблюдать при сжатии ударной волной пористого образца металла. На рис. 243 область давлений, создаваемых ударными волнами, показана штриховкой в нижнем левом углу. Помимо зависимости от скорости столкновения, максимальное давление, получаемое в экспериментах с ударными волнами, зависит от начальной плотности й сжимаемости самого материала. В легких и легко сжимаемых веществах давления ниже, чем в более тяжелых и менее сжимаемых веществах.

На рис. 244 показаны полученные для ряда металлов кривые зависимости температура — плотность; требуемое давление достига-

лось статическим методом или под действием ударных воли. Конечные точки сплошных линий показывают самые высокие значения плотностей, которые удалось наблюдать при ударном сжатии. Для каждого металла имеется область (влево от кривых на рисунке), доступная для экспериментов с пористыми образцами. Как утверждалось выше, значительного увеличения плотности (большой заштрихованный участок на рисунке) не удается достигнуть при низкой температуре. Асимптота соответствует области очень быстрого возрастания температуры и давления при небольшом увеличении плотности (в 3—4 раза).

Очень высокие температуры и давления достигаются при ядер- ном взрыве.

УДАРНЫЕ ВОЛНЫ И СООТНОШЕНИЯ

НА УДАРНОМ ФРОНТЕ

Прежде всего мы ограничимся обсуждением устойчивых ударных волн, достаточно сильных, чтобы прочностью материала по сравнению с давлением в ударной волне можно было пренебречь. Предположим также, что мы имеем дело с состоянием термодинамического равновесия везде, кроме самого фронта. Обоснованность этих предположений обсуждается далее.

В этом случае сжатие можно рассматривать как одну из гидродинамических задач течения сжимаемой жидкости.

Для одномерного плоского потока уравнения сохранения массы, момента и внутренней энергии записываются в очень простом виде:

РА = Р(^ — %\(1)

P — Pe = VW^(2)

£ — £о = ~ +Ч *^

2\ Ро р /

Уравнения (1) — (3) были сформулированы независимо Рэнкиным и Гюгонио и названы уравнениями Рэнкина — Гюгонио. Если известна любая пара переменных р, р, us. и мр, то этого достаточно, чтобы определить другие. Геометрическим местом точек, характеризующих все состояния, которые могут быть достигнуты за фронтом ударных волн, начиная от р0, р 0, £0, является кривая зависимости р — р, которая служит характеристикой материала. Указанная кривая называется ударной адиабатой, или адиабатой Гюгонио> (рис. 245). Измерив скорость ударной волны и массовую скорость, можно затем определить давление, плотность и внутреннюю энергию вещества в точке на ударной адиабате.

И*

Из уравнений (1) и (2) находим увеличение кинетической энергии материала, обусловленное ударным сжатием:

12

И

2 р

(4)(4)оно приблизительно равно увеличению внутренней энергии, когда р^р. Как видно из рис. 245, ударная адиабата проходит выше изэитропы, проведенной через точку, определяющую начальное

(4)

(4)

Рис. 245. Диаграмма давление —плотность для меди.

Ру —ударная адиабата; Р.—изэнтропа (р„.?о); Рс — изотерма7 (О К).

состояние, т. е. ударное сжатие является необратимым процессом, и можно показать, что если р>р0» то обязательно S>S0.

В предельном случае, когда (р — ро)~О (очень слабая ударная нли звуковая волна), ударная адиабата, изэитропа и изотерма имеют одинаковый наклон и увеличение в энтропии исчезает. Физически увеличение энтропии связывается с влиянием теплопроводности и вязкости на ударном фронте. Во фронте волны происходит перестройка атомной решетки невозмущеииого материала с увеличением плотности отр0 дор. В плоской ударной волне при давлениях, значительно превышающих сопротивление материала одноосному сжатию, такая перестройка должна иметь место в тех случаях, когда ие может происходить большое изменение поперечных размеров и решетка материала не способна к достаточно большой упругой одноосиой деформации.

В процессе ударного сжатия часть внутренней энергии идет иа тепловое возбуждение решетки и в возникшем сжатом состоянии проявляется в виде теп,левой энергии. Эта часть энергии увеличивается с ростом давления ударной волны. При чрезмерно вы-

соких давлениях ударной волны тепловое возбуждение электронов начинает вносить заметный вклад в тепловую энергию. При давлении ударной волны 9 Мбар плотность меди увеличивается вдвое, а межатомные расстояния уменьшаются на 20%. Из всей внутренней энергии 50% расходуется иа тепловое движение решетки, 20% на тепловое движение электронов и только 30% составляет «холодная», или потенциальная, энергия сжатия решетки (энергия, необходимая для сжатия до той же плотности при 0 К).

Это быстрое увеличение в тепловом возбуждении с ростом давления в ударной волне является причиной того, что имеется предел увеличения плотности, получаемой при сжатии ударной волной. При интенсивности ударной волиы, вызывающей сжатие металла в 3 или 4 раза, дальнейшее возрастание интенсивности (ударной волны) будет лишь увеличивать тепловую часть энергии, а холодная энергия сжатия остается по существу постоянной.

В предыдущем обсуждении мы рассматривали лишь плоские стационарные ударные волны.

Точная трактовка нестационарных волн, или ударных воли с искривленным фронтом, является трудной математической проблемой, которая выходит за рамки этой книги. В общем такие проблемы должны решаться численными методами.

Профиль давления во фронте ударной волны определяется главным образом изменением скорости звука с давлением. Для большинства материалов скорость звука возрастает с ростом давления. В результате профиль имеет тенденцию становиться круче и круче, пока роль диффузионных процессов, таких, как теплопроводность и вязкость, не возрастет до такой степени, что устанавливается равновесный профиль. Для металлов в интервале давлений, получаемых в экспериментах с ударными волнами, толщина фронта, согласно оценкам, не превосходит нескольких десятков ангстрем. Поэтому на практике в большинстве случаев толщина фронта ударной волны чрезвычайно мала по сравнению с другими размерами.Время, необходимое для того, чтобы частичка материала перешла через ударный фроит, мало по сравнению с временем, требуемым для заметного изменения состояния в любой другой точке потока. Следовательно, ударный переход может трактоваться как устойчивый в любой данный момент. Более того, за исключением того случая, когда радиус кривизны фроита чрезвычайно мал, ударная волна может рассматриваться как разрыв с плоской поверхностью в любой данной точке на фронте. Уравнения (1) — (3) можно поэтому широко использовать при рассмотрении неустойчивых трехмерных ударных волн при условии, что они применяются в сочетании с соответствующей трехмерной нестационарной трактовкой остального потока.

В предшествующей части мы предполагали, что ударная волна стабильна. Это не всегда так. Устойчивость ударных волн исследовалась теоретически Бете и Релеем. Найдено, что стабильность

ударной волны зависит от второй производной изэнтропического соотношения давление — плотность. В частности, достаточным условием устойчивости в интервале давлений от начального до давления ударной волны является следующее:

Поскольку скорость звука определяется как

С = К(УМ^ (6) условие (5) эквивалентно тому, что скорость звука (т. е. скорость малых возмущений давления) при любом давлении должна возрастать с давлением. Для большого числа материалов это условие выполняется в широком интервале давлений. Для других модификаций изэнтропического соотношения давление — плотность устойчивость может существовать, хотя н необязательно. Так, в интервале давлений, где

—const, (7) \ /з

волновая система, включающая фронт волны, должна оставаться постоянной в отсутствие диссипативных процессов. Эго соотношение выполняется для идеальных упругих материалов, и в таком материале изэнтропическая упругая волна сжатия даже при высоком давлении будет распространяться неизменной (во времени) при условии, что фронт не крутой.

Как только фронт начнет становиться круче, так что диссипативными процессами, связанными с ударным переходом, пренебрегать больше нельзя, волна становится неустойчивой и вырождается в менее крутую изэнтропическую волну. В этом случае диссипативные процессы не уравновешиваются, так как возмущения давления при более высоком давлении стремятся догнать таковые прн более низком давлении. Наконец, в интервале давлений, где

/J^_\ <о, (8)

устойчивая волна сжатия невозможна, и структура фронта будет изменяться со временем, будь это ударная или изэнтропическая волна.

Выражение (8) приводит к интересному необычному случаю, когда изэнтропа имеет точку перегиба или разрыв, но тем не менее удовлетворяет условию (6) или (7). Фазовые перехода являются часто причиной такого поведения изэнтропы, и связанная с этим нестабильность ударной волны приводит к образованию двухволновой структуры в таких материалах. Дальнейшее обсуждение

этого явления будет даио в разделе, посвященном фазовым превращениям в ударных волнах.

Как уже говорилось, подобные условия для стабильности найдены для волн разрежения. Условие устойчивости ударной волны сжатия является одновременно условием нестабильности волны разгрузки, будь это ударная или изэнтропическая волна. В большинстве материалов поэтому разгрузка не может существовать в форме ударного перехода, и внезапное расширение, такое, например, которое наступает, когда волна сжатия выходит на свободную поверхность, будет вырождаться в нестационарную волну разрежения с постепенно уменьшающимся спадом давления.

В то же время, если выполняется условие (8) и ударная волна сжатия будет нестабильной, стабильная ударная волна расширения возможна. Такие ударные волны разрежения обнаружены в материалах с фазовыми переходами.

Наконец, как изэнтропические волны разрежения, так и изэнтропические волны сжатия являются стабильными при условии (7), например в идеально упругом материале. В этом случае и ударные волны сжатия и ударные волны разгрузки являются нестабильными.

ЭКСПЕРИМЕНТЫ С УДАРНЫМИ ВОЛНАМИ

Введение

В плоской устойчивой ударной волне давление и плотность можно рассчитать непосредственно по скорости ударной волны и массовой скорости. Это основная особенность, которая делает эксперименты с ударными волнами таким привлекательным методом для исследования свойств материалов при высоких давлениях.

Недостатком экспериментов с ударными волнами при высоких давлениях являются разрушительные силы заряда взрывчатого вещества и малые времена, в течение которых можно проводить измерения. Эти недостатки определяются высокими скоростями материала, необходимыми для получения высоких давлений, н требованием, чтобы генерировались приблизительно плоские и устойчивые волны. Последнее требование выполняется при применении больших зарядов взрывчатого вещества и малых баз намерения.

В Шведском исследовательском институте национальной обороны для измерений скоростей ударных волн и массовой скорости при давлениях в диапазоне 1—2 Мбар используется, установка, где важной частью заряда является конический плосковолновой генератор, который возбуждает детонацию в основном цилиндрическом заряде по поверхности диаметром 150 мм с одновременностью в пределах ±0,08 мкс. Возникший детонационный фронт имеет наименьший радиус кривизны 2 м.

При взрыве заряда взрывчатого вещества общим весом 12 кг металлическая пластинка толщиной 1,5 мм разгоняется до скорости 4 км/с. Ударная волна образуется при столкновении этой летящей пластины с плоским диском испытуемого материала толщиной 3 мм. Волна проходит через диск примерно за 0,5 мкс; это и есть то время, в течение которого можно проводить измерения скорости ударной волны.

В этих экспериментах выход ударной волны на свободную поверхность диска (конец измеряемого участка, равного толщине диска) отмечается с помощью кратковременных световых вспышек. Эти вспышки регистрируются оптическим методом с помощью скоростного фоторегистра, расположенного у окна бетонного бункера.

Рис. 246. Схематическое устройство для проведения измерений скорости (а) летящей пластины и (6) ударной волны в образце с помощью метода регистрации вспышек в воздушном зазоре.

/ — плексиглас; 2 — воздушный зазор; 3 — измеряемое расстояние; 4 — тонкая покровная пластинка; 5—исследуемый образец.

Световые вспышки возникают вследствие сжатия воздуха или аргона, заполняющего тонкий зазор между поверхностью плексигласового блока и свободной поверхностью испытуемого образца, который приводится в движение ударной волной. Скорость летящей пластинки в момент удара или скорость свободной поверхности образца измеряют так же (рис. 246).

При проведении экспериментов необходимо учитывать небольшие отклонения от плоскостности летящей пластинки в момент удара и небольшие изменения в скорости; обычно используется несколько испытательных дисков и ступенчатых плексигласовых блоков (рис. 247, б). Типовая запись показана на рис. 247, а. Скорость записи фоторегистра 5,4 мм/мкс. Характер световых вспышек и разрешающая способность камеры дают возможность измерять интервалы времени между световыми вспышками с ошибкой меньше ±4- 10~9 с.

Скорости соударения или скорости свободной поверхности и скорости ударной волны можно также измерять .'Электроконтакт-

Рис. 247. Фоторазвертка опытов со вспышкой в воздушном зазоре (о) и мгновенная фотография заряда (б).Рис. 247. Фоторазвертка опытов со вспышкой в воздушном зазоре (о) и мгновенная фотография заряда (б).

Рис. 247. Фоторазвертка опытов со вспышкой в воздушном зазоре (о) и мгновенная фотография заряда (б).

Рис. 247. Фоторазвертка опытов со вспышкой в воздушном зазоре (о) и мгновенная фотография заряда (б).

ным методом. Выход ударной волны на свободную поверхность образца регистрируется при замыкании электрического контакта между поверхностью и металлической нглой, заранее помещенной вблизи поверхности. Электрический разряд небольшого конденсатора через каждый контакт с нглой генерирует серию кратковременных импульсов, интервалы времени между которыми измеряются с помощью быстродействующего осциллоскопа. Скорости удара или скорости свободной поверхности измеряются таким же способом, только перед каждой иглой, чтобы предотвратить преждевременный разряд через воздушную ударную волну, предшествующую летящей пластинке, помещают тонкие металлические перегородки.

Электроконтактный метод имеет ряд недостатков. Так, чтобы уменьшить ошибки, вызванные отклонениями в плоскостности и скорости волны, необходимо большое число игл, а, чтобы уменьшить время нарастания импульса, разрядный контур устанавливают близко к образцу, и он разрушается в каждом эксперименте.

Очень высокие требования предъявляются к качеству и тщательности обработки заряда взрывчатого вещества и к установке образца. Поверхности ступенек плексигласовых блоков (применяемых в экспериментах со вспышкой в зазоре), относительное положение которых определяет измеряемые расстояния, должны быть плоскими и параллельными в пределах ±5 мк. При тщательно контролируемой заливке можно получать достаточно однородные заряды, так что разброс скорости в различных сериях экспериментов (подобных вышеописанному) не превышает ±1%. И поскольку эта установка разрушается в ходе измерения одной точки на ударной адиабате, то в целом она является очень дорогостоящей и с этой точки зрения неудачной.

Однако в экспериментах с ударными волнами получают результаты с хорошей точностью. Давление при данной плотности можно определить с точностью ±1% в интервале от 100 кбар до нескольких мегабар. Поскольку измерение является абсолютным безотносительно к свойствам других материалов, результаты опытов по ударной волне используются как калибровочные для статических методов, в которых всегда необходим эталонный материал.

Подробный обзор методики проведения экспериментов и измерительной аппаратуры, используемой для этих двух методов, сделан Дювалем н Фоулесом (1963).

Почти во всех методах с ударными волнами каждый эксперимент дает лишь одну-едннственную точку на ударной адиабате. Отработка системы зарядов, способных генерировать плоскую ударную волну и метать пластинку, включает большое число экспериментов, и каждую такую систему можно использовать в общем в пределах ограниченного интервала скоростей.

Чтобы получить близко расположенные экспериментальные точки, необходимо было бы иметь набор слишком дорогих систем за-

рядов. Но было установлено, что для большого числа материалов, металлов, сплавов, а также органических веществ скорость ударной волны линейно завнснт от массовой скорости при изменении амплитуды ударной волны:

(9)(9)us = С -Ь 8ир;

(9)

(9)

в этом уравнении постоянная С — так называемая пластическая скорость звука. Поэтому построить всю ударную адиабату можно,

получив лишь несколько достаточно удаленных друг от друга экспериментальных точек, если подтверждается близкое к линейному соотношение. Отклонения от линейности наблюдаются, в частности, прн наличии фазовых переходов; в этом случае на кривой зависимости us — ир появляются перегибы. Следует отметить, что небольшое, правда, отклонение от линейности для многих металлов проявляется при давления ударной волны 9 Мбар (рис. 248). Наличие линейного соотношения означает, что давление ударной волны должно быть простой функцией второго порядка от объема. Поскольку н «тепловое» и «холодное» давления зависят от объема, механизм сжатия ударной волной должен быть таким, чтобы сумма двух составляющих давления, удовлетворяла соотношению давление— объем на ударной адиабате. Детали этого механизма пока еще не ясны.

Не ясно также, какие физические факторы определяют 8. Значения S, которые были получены в экспериментах с различными элементами, лежат в пределах от 1,05 до.1,65. Исключение составляют ртуть (S = 2,4), палладий IS = 1,92) и цирконий (S = 0,93). Можно отметить связь между 8 и положением элемента в периодической системе, но она не так заметна, как зависимость между

плотностью или сжимаемостью при нормальных условиях. Если линейное соотношение [уравнение (9)) выполняется для произвольно больших скоростей ударной волны, максимальное сжатие, которое может быть получено под действием ударной волны, равно 5/(5—1) (5>1). Объем идеального газа, для которого 5 = 4/3, можно уменьшить, следовательно, в 4 раза. Значение 5 =4/3 является относительно хорошей средней величиной для определяемых экспериментально 5 и дает указание на причину линейности соотношения (9).

Б. Контактный метод

В идеальном случае для того, чтобы скорость ударной волны оставалась постоянной в пределах базы измерения, необходима ударная волна с прямоугольным профилем давления. Волна, сопровождающая нормальную детонацию с плоским фронтом, волна

Рис. 249. Зависимость скорости свободной поверхности от толщины металлической пластинки.

а: 1 — дюраль, ТГ 36/64; 2 —дюраль, THT; 3 — латунь, ТГ 36/64 ; 4 — уран, ТГ 36/64. б; / —генератор плоской волны; 2 —заряд; 3— металл.

Тэйлора, является волной разрежения, и поэтому фронт ударной волны, возникающий в металлическом блоке при воздействии такой волны на его поверхность, также сопровождается волной разгрузки. Вследствие этого скорость ударной волны в металле уменьшается. Падение скорости можно сделать меньше, увеличив размеры заряда взрывчатого вещества. При контактном методе часто применяются цилиндрические блоки взрывчатого вещества с отношением длины к диаметру, равным примерно единице. На рис. 249 показана зависимость скорости свободной поверхности металлических пластинок от их толщины для пластннкн, находящейся в контакте с блоком врывчатого вещества диаметром 250 мм. Ско-

рость свободной поверхности (будучи суммой массовой скорости и скорости, определяемой линейным изэнтропическим расширением) является мерой давления ударной волны, и рис. 249 дает поэтому хорошее представление о профилях ударных волн. В очень тонких пластинках на профиль ударной волны влияют высокие давления в реакционной зоне взрывчатого вещества.Поэтому между взрывчатым веществом и образцом помещают промежуточную пластинку толщиной по крайней мере в несколько миллиметров. Если такую пластинку нельзя сделать (по экономическим или другим причинам)

Рис. 250. (р — и)-Диаграмма для расчета массовой скорости контактным методом.

Л — ударная адиабата эталонного материала; В — экспериментальная ударная адиабата; С — изэнтропа расширения эталонного материала, выходящая из состояния /; D — ударная адиабата эталонного материала, выходящая из состояния /.

из того же материала, что и образец, интенсивность ударной волны по-прежнему определяют, измеряя скорости свободной поверхности промежуточной пластинки, которую изготовляют из эталонного материала с точно известными соотношениями us, и^ и и5, ир. Интенсивность ударной волны в образце находят тогда из условия равенства давления и массовой скорости по обе стороны границы раздела пластинка — образец. В координатах р — ир давление и массовая скорость ударной волны в образце определяются точкой пересечения линии Релея, выходящей из начала координат с наклоном poUs, с адиабатой двукратного сжатия или изэнтропой расширения эталонного материала, причем обе начинаются нз точки ударной адиабаты, соответствующей состоянию сжатого эталонного материала до отражения (рис. 250).

Применяя один из ранее описанных методов, измеряют скорость ударной волны us и скорость свободной поверхности и.5, причем последнюю получают измерением времени пролета свободной поверхности через базовое расстояние. Массовую скорость ир рассчитывают нз скорости свободной поверхности после установления соотношения us — ufs в исследуемом интервале давлений. Так как

скорость расширения ип где

РбРбди V?* j— ардр Лди V?* j— ардр Л(Ю)(Ю)

Р

б

Р

б

ди V?* j

— ар

др Л

ди V?* j

— ар

др Л

(Ю)

(Ю)

определяется ходом изэнтропы при всех давлениях, ниже, чем давление на ударном фронте, вычисления должны быть сделаны методом итерации с использованием параметров уравнения состояния металла. Достаточно точным приближением является простое уравнение в форме Грюнейзена (разд. 7.4). Для большинства металлов при сравнительно низких давлениях, которые можно получить, пользуясь этим методом, увеличение энтропии, обусловленное ударным переходом, достаточно мало, так что изэнтропа лишь немного отличается от ударной адиабаты, и в первом приближении массовая скорость равна половине скорости движения свободной поверхности:

ир = ип или up = ~uf5. (11)

Метод столкновения

Ударная волиа прямоугольного профиля очень легко получается при столкновении двух плоских металлических пластин. Чтобы ускорить метаемую пластину (ударник), следует применять достаточно длинный заряд взрывчатого вещества. В этом случае можно достичь высокой скорости и в то же время быть уверенным, что ударник не разрушится из-за градиентов скоростей во время ускорения вследствие слишком крутой волны Тэйлора. Для предотвращения разрушения можно использовать буферные слои легких твердых веществ или воздуха между зарядом и ударником; они уменьшают скорость ударника. На рис. 251 показана зависимость скорости удариика от отношения массы взрывчатого вещества к массе ударника для различных материалов, когда буферный слой не применялся. Когда ударник и образец сделаны из одного н того же материала, интенсивность ударной волны в образце ив ударнике одинаковы, а массовая скорость равна половине скорости соударения. Скорость ударной волны и скорость соударения измеряются с помощью методик, аналогичных применяемым в контактном методе.

Когда используются два различных материала, массовая скорость образца задается, как и в контактном методе, условиями равенства давления и массовой скорости на границе раздела при условии, что ударная адиабата материала ударника известна.

Максимальная толщина образца определяется из условия, что волна расширения, исходящая из тыльной поверхности ударника, не должна догнать ударную волну в образце прежде, чем последняя пройдет через весь образец. Если ударная волна не достаточно снль-

иая, чтобы расплавить материал, головная часть волны разрежения является упругой волной, которая распространяется с более высокой скоростью, чем пластическая волна (разд. 7.7).

Рис. 251. Экспериментально найденная зависимость скорости металлической пластинки от отношения (р) массы ВВ (ТГ 40) к массе металла.

L — генератор плоской волны (Л =40—80 мм); О латунь (Ниландер, Персон. 1965); д дюраль (Ниландер, Персон, 1965);расчетная кривая для случая жесткой преграды (Азисисотр., 1960);скорость свободной поверхности металлической пластинки, приобретенная под действием начальной ударной волны: / — дюраль; 2 — латунь; 3 — уран.

Г. Некоторые экспериментальные данные по ударной адиабате

Интенсивные измерения плотности при высоких давлениях ударных волн для большого числа веществ были выполнены в США и СССР, дополнительные измерения были проделаны в Англии, Франции, Швеции и других странах. Прекрасные обзоры методик и основных результатов даются Дювалем и Фоулесом (1963), Райсом и сотр. (1958), Альтшулером (1965) и Дораиом и Линдом (1966). Отличный обзор литературных данных по ударным волиам опубликован Ван Тнелем (1965).

Важные подробные результаты таких измерений по металлам приводятся в работах различных авторов (Райс и corp., 1958; Альтшулер, 1965; Альтшулер и corp., 1958а, 19586, 1960а, 19606, 1962; Кормер и corp., 1962; Мак-Куин, 1963; Мак-Куин и Марш, 1960; Вьярд, 1962; Скидмор и Моррис, 1962; Персон и Персои, 1964). Некоторые измерения были сделаны для хрупких материалов, таких, как кварц и некоторые горные породы (Вакерли, 1962; Фоулес, 1962; Аренс и Грегсон, 1964).

В табл. 48 даются для иллюстрации приближенные значения параметров в линейном соотношении us—ир уравнения (8) для ряда материалов с. сильно различающейся плотностью. На рис. 252 и 253 показаны ударные адиабаты этих материалов в координатах давление — массовая скорость.

Таблица 48

Параметры в соотношении as = С + 8ир

Материал

р0, г/см’

С, км/с

S

Уран

18,90

2,60

1,45

Палладий

12,0

4,05

1,50

Латунь .

8,41

3,75

1,45

Железо8

7.84

3,80

1,62

95% А1, 4,5% Си

2,79

5,25

1,40

Мрамор6

2,70

4,00

1,32

Гранит, Вестерлей3

2,63

2,10

1,63

Известняк, Соленхофен8

2,60

3,50

1,43

Плексиглас

1,18

2,75

1,30

Вода . . -'.. . .

1,00

1,70

1,70

а Для давлений 400 кбар.6 Для давлений 130 кбар.8 Для давлений 160 кбар.а Для давлений 400 кбар.6 Для давлений 130 кбар.8 Для давлений 160 кбар.Рис. 252. Экспериментальные ударные адиабаты (Персон и Персон, 1964, 1965).Рис. 252. Экспериментальные ударные адиабаты (Персон и Персон, 1964, 1965).Рис. 253. Экспериментальные ударные адиабаты для различных материалов./ — мрамор, 2.70 г/см3; 2 — известняк, 2,60 г/см’; 3 — гранит, 2,63 г/см3; 4 — плексиглас, 1,18 г/см3; 5 —вода, 1,0 г/см3.Рис. 253. Экспериментальные ударные адиабаты для различных материалов./ — мрамор, 2.70 г/см3; 2 — известняк, 2,60 г/см’; 3 — гранит, 2,63 г/см3; 4 — плексиглас, 1,18 г/см3; 5 —вода, 1,0 г/см3./ —U, 18.9 г/см3; 2 — Pd, 12.0 г/см’; 3 — латунь (62.5% Си + 36% Zn+t.5% Pb). 8.41 г/см3; 4 — Ее (0.1% С), 7.84 г/см’ (Альтшулер. 1965); 5 —95.5;/0 Al-f-4.5% Си, 2.79г/см3 (РаЙс и corp.. 1958); 6 — мрамор. 2.70 г/см*; 7 — плексиглас, 1,18 г/см’; 8 —И2О(РайСи corp., 1958).

а Для давлений 400 кбар.

6 Для давлений 130 кбар.

8 Для давлений 160 кбар.

а Для давлений 400 кбар.

6 Для давлений 130 кбар.

8 Для давлений 160 кбар.

Рис. 252. Экспериментальные ударные адиабаты (Персон и Персон, 1964, 1965).

Рис. 252. Экспериментальные ударные адиабаты (Персон и Персон, 1964, 1965).

Рис. 253. Экспериментальные ударные адиабаты для различных материалов.

/ — мрамор, 2.70 г/см3; 2 — известняк, 2,60 г/см’; 3 — гранит, 2,63 г/см3; 4 — плексиглас, 1,18 г/см3; 5 —вода, 1,0 г/см3.

Рис. 253. Экспериментальные ударные адиабаты для различных материалов.

/ — мрамор, 2.70 г/см3; 2 — известняк, 2,60 г/см’; 3 — гранит, 2,63 г/см3; 4 — плексиглас, 1,18 г/см3; 5 —вода, 1,0 г/см3.

УРАВНЕНИЕ СОСТОЯНИЯ КОНДЕНСИРОВАННОГО ВЕЩЕСТВА ПРИ ВЫСОКИХ ДАВЛЕНИЯХ

Изучение взаимодействия атомов в твердых и жидких веществах, которое определяет их состояние при высоких давлениях, представляет собой сложную квантовомехаиическую проблему. Точное решение этой проблемы должно учитывать ие только взаимодействие между ядрами и электронами соседних атомов, ио также ряд далеких взаимодействий и, кроме того, конфигурацию электронной оболочки, которая определяет структуру «холодной» решетки. Необходимо также учитывать возмущения, возникающие вследствие теплового движения. Чтобы избежать этих трудностей, были предприняты приближенные расчеты, основанные на упрощенных моделях атома, приложимые лишь в ограниченной области. Одним из примеров такого упрощения является статистическая трактовка Томаса — Ферми, которая была использована для оценки плотности холодных металлов при крайне высоких давлениях, значительно выше тех, что достигаются в экспериментах. Трактовка базируется на очень упрощающем предположении: при достаточно высокой плотности происходит полное разрушение структуры электронной оболочки. Для расчетов в области экспериментально достижимых давлений используются эмпирические и полуэмпирические уравнения состояния. В интервале давлений ударных воли, вплоть до или слегка превышающих 100 кбар, когда тепловые эффекты пренебрежимо малы, часто можно использовать простое соотношение давление — объем, предложенное Бирчем и Лоу (1935):

^"^[(v)*-1]-(12>

В этом уравнении К5 —модуль объемного сжатия.

Райс и corp. (1958), интерпретируя результаты своих многочисленных измерений скоростей ударной волны и свободной поверхности в металлах в диапазоне давлений до 2 Мбар, применили уравнение состояния Ми — Грюнейзена:

Р-Р» = ^-(Е — Е^,(13)

где у = у(и) — коэффициент Грюнейзеиа; причем зависимость его от объема была использована в форме уравнения Дугдаля — МакДональда:

и ^4pv,$WIмдх

т —— ,(14)

2 %(рУ*ОДи3

где производные вычислялись вдоль изотермы 0 К. Давление рк и энергии Ей вдоль этой изотермы были найдены численным интегрированием уравнений (13) и (14) с учетом экспериментальных

зависимостей р(а) и Е(и) иа ударной адиабате (табл. 49). Температура вдоль различных изэнтроп была затем рассчитана из термодинамического соотношения

Т = Тоехр/ — |. (15)

Альтшулер и сотр. (1962) уточнили уравнение состояния металлов, представив давление ударной волны как сумму трех составляющих,

Таблица 49

Соотношения давление — удельный объем вдоль изэнтропы О К и удельный объем — температура на ударной адиабате для меди (Райс и сотр., 1958)

р.

Мбар

Изотерма 0 К,

Ударная адиабата

»н1щ->

тн. °C

0

0,9903

1,0000

20

0,1

0,9337

0,9412

63

0,15

0,9109

0,9186

89

0,2

0,8908

0,8980

121

0,25

0,8732

0,8803

158

0,3

0,8571

0,8643

201

0,35

0,8424

0,8500

255

0,4

0,8290

0,8370

311

0,45

0,8165

0,8243

373

0,5

0,8049

0,8137

444

решетки, тепловой энергиейрешетки, тепловой энергиейобусловленных сжатием холодной

решетки, тепловой энергией

решетки, тепловой энергией

решетки и тепловой энергией электронов:

Р = Рк (Iх) + Т (Iх) ct> Ро (Р + О3" + уРоРо(р-Ь О*71 ^2>(16)

Е - Ек (,.) -VC.T-V-L ро ((Х 4- I)"1/* Т^ (17) где рй(ц) и Eft(p) = ^pfedu — давление и внутренняя энергия вдоль изотермы О К; у(р) — коэффициент Грюнейзена для решетки; Ст — удельная теплоемкость решетки при постоянном объеме; ро—начальная плотность металла (плотность при 7* = О К, р = 0); Ро — коэффициент, учитывающий вклад электронов в удельную теплоемкость; р = р/ро — 1— относительное увеличение плотности; Т — абсолютная температура. Применяя экспериментально определенные скорости ударной волны и массовой скорости, давление ударной волны, объемы и внутренние энергии, рассчитанные

из законов сохранения, можно определить рА и у как функции объема.

Экстраполируя экспериментальную кривую р = рь^ к изотерме О К Томаса — Ферми — Калиткииа (Калиткии, 1960) при давлениях выше 100 Мбар, Гильден и сотр. (1964) провели приближенный

Таблица 50

Давление рн и температура Тн на ударной адиабате, коэффициент Грюнейзена у и давление р^ вдоль изотермы 0 К для урана

Т

Рк, Мбар

РН. М5ар

ТЯ.К

0,05

2,02

0,0580

0,0582

4

0,10

2,21

0,127

0,1285

31

0,15

2,20

0,211

0,217

116

0,20

2,15

0,312

0,327

296

0,30

2,00

0,567

0,624

1070

0,40

1,86

0,905

1,020

2140

0,50

1,74

1,328

1,560

4300

0,60

1,65

1,85

2,31

7580

0,70

1,58

2,47

3,19

10960

0,80

1,51

3,18

4,22

14760

0,90

1,46

4,02

5,50

19200

1,00

1,42

4,96

7,00

24100

1,50

1,28

11,48

19,2

56400

2,00

1,21

21,25

44,1

104200

расчет ударносжатого состояния при давлениях выше полученных экспериментально. В табл. 50 показаны расчетные значения pfe, у, давления рн и температуры Тн иа ударной адиабате урана при различных значениях ц.

ФАЗОВЫЕ ПРЕВРАЩЕНИЯ В УДАРНЫХ ВОЛНАХ

Еще в 1956 г. Бэнкрофт и сотр. обнаружили перегиб иа ударной адиабате железа при давлениях примерно 130 кбар (рис. 254). Ударная волна выше этого перегиба нестабильна и вырождается в две отдельные волны с различными скоростями. Первоначально предполагали, что перегиб связан с а->у(Ьсс—1сс)-превращением. Позднее, однако, Джонсон и сотр. (1962) в серии изящных экспериментов с ударными волнами показали, что линия фазового равновесия имела перегиб, который указывал иа существование третьей, ранее неизвестной фазы. Эта фаза, как теперь установлено с помощью статических измерений дифракции рентгеновских лучей, имеет гексагональную плотиоупакованную структуру (рис. 255).

В связи с фазовыми превращениями в веществах, подвергающихся воздействию ударной волны, возникает вопрос: как может такой процесс, как фазовый переход первого рода, контролируемый

Рис. 254. Ударная адиабата и кривая гидростатического сжатия в координатах р — vi/vo для железа, показывающая фазовый переход a(bcc)-»$(hcp).

^а — ударная волна в а-фазе; 16 — двухфазная область a—s на ударной адиабате; 1в — ударная волна в е-фазе; 2 —статика, a-фаза (рентгеновские лучи); 3— статика, е-фаза (рентгеновские лучи); 4а —изотерма (ОК), «-фаза; 46 —изотерма (ОК), е-фаза.

диффузией, завершаться за время, не превышающее 10"7 с? Тем более, что, как мы знаем, многие фазовые переходы (и среди них фазовые переходы в железе) протекают очень медленно даже в экспериментах при высоких статических давлениях (рис. 253) и фаза низкого давления железа, например, может еще существовать при давлении 300 кбар.

Рис. 255. Фазовая диаграмма давление — температура для железа.

По-видимому, такие быстрые фазовые переходы возможны из-за больших градиентов температур и давлений во фронте ударной волиы. Предположим, что толщина фронта 50-КУ4 см и разность температур во фроите 25 °C. Если теплопроводность равна 0,4 Дж/см-с-° С, поток энергии составит примерно 2‘10’Дж/см2. Следует также учесть влияние вязкости; влияние вязкости и теплопроводности оцениваются как сравнимые величины. Очевидно, что скорости диффузии во фроите реальной ударной волны могут быть достаточно большими. Следует остановиться на еще одном важном моменте. Давление и температура, достигаемые в ударной волне сжатия, тесно связаны друг с другом, они возрастают вдоль ударной адиабаты. При давлениях на ударной адиабате фазы низкого давления, превышающих давление перехода, достигаются более высокие температуры, чем те при которых осуществляется переход. Кроме того, имеются убедительные экспериментальные данные, позволяющие заключить, что в ударной волне сжатия происходят резкие переходы.

УДАРНЫЕ ВОЛНЫ В УПРУГОПЛАСТНЧНЫХ МАТЕРИАЛАХ

В предыдущем разделе мы говорили о достаточно высоких давлениях ударных волн и поэтому могли пренебречь прочностью материала. При давлениях в ударной волие меиее 50 кбар в металлах и даже при более высоких давлениях в хрупких твердых материалах наблюдается другая картина. При сжатии металлов проявляются их прочностные и деформационные свойства, которые влияют иа процесс сжатия, в частности вызывают переход от упругой к пластической деформации. Мы рассмотрим этот переход для идеально упругопластического материала, для которого соотношение Пуассона не зависит от давления. Для реальных металлов отклонения от идеально упругопластического поведения, так же как релаксация и другие эффекты, зависящие от времени, усложняют процесс еще больше.

В плоской ударной волне сжатия в области упругости уменьшение объема происходит без перестройки атомной решетки. Поскольку деформация равна нулю в направлениях, параллельных фронту ударной волны, возникает напряженное состояние, которое характеризуется гидростатическим давлением и напряжением сжатия, направленным под прямым углом к фронту. Состояние вещества при одномерной деформации описывается уравнением

Pr — V-kPrA- Р^ = ^> используя которое получаем для среднего значения давления выражение

= Рх + ^Pr _ (1 + lOpx

Р 3(1-^)з’

где рх и рт — главные касательное и нормальное напряжения соответственно; р- — отношение Пуассона.

В области существования упругих волн сжатия вклад теплового давления обычно мал, а поэтому изэнтропа и адиабата близки Друг к другу. Возмущения давления в области упругости распространяются со звуковой скоростью:

где s 3(1—2^) — М°ДУЛЬЕG = S(T+S - МОДУЛЬЕ — модульгде s 3(1—2^) — М°ДУЛЬЕG = S(T+S - МОДУЛЬЕ — модульV — удельный объем, р = 1/и— плотность;V — удельный объем, р = 1/и— плотность;объемного сжатия;сдвига, упругости,объемного сжатия;сдвига, упругости,

где s 3(1—2^) — М°ДУЛЬЕ

G = S(T+S - МОДУЛЬ

Е — модуль

где s 3(1—2^) — М°ДУЛЬЕ

G = S(T+S - МОДУЛЬ

Е — модуль

V — удельный объем, р = 1/и— плотность;

V — удельный объем, р = 1/и— плотность;

объемного сжатия;

сдвига, упругости,

объемного сжатия;

сдвига, упругости,

рС=£рС=£1-^1-^(1-Ц1) (1-2,1)(1-Ц1) (1-2,1)(18)(18)

рС=£

рС=£

1-^

1-^

(1-Ц1) (1-2,1)

(1-Ц1) (1-2,1)

(18)

(18)

Возмущения давлений, которые сопровождаются пластической деформацией, распространяются со скоростью спл:

с2 плс2 плрг2* плрг2* плдрдуЕ 3(1-2,1)'дрдуЕ 3(1-2,1)'(19)(19)

с2 пл

с2 пл

рг2

* пл

рг2

* пл

дрду

Е 3(1-2,1)'

дрду

Е 3(1-2,1)'

(19)

(19)

Из уравнений (18) и (19) получаем соотношение между упругой и пластической скоростью звука

(20)(20)Суп У 3(1-И) спл /1 + И-

(20)

(20)

Для железа с Е = 2100 кбар, р = 7,81 г/см3 и р. — 0,28 при р = 0:

Суп = 5,87 км/с,ре^ = 2690 кбар,

спл — 4,5 км/с,рс^ = 1590 кбар,

суп/спл = 1,30-

Таким образом, упругие волны распространяются со значительно более высокой скоростью, чем пластические.

Ударная волна с давлением во фронте, несколько превышающим предел упругости в идеально упругопластичном материале, поэтому нестабильна и вырождается в две последовательные ударные волны с различными скоростями (рис. 256). Первая из них имеет скорость

р

Рис. 256. Уравнение состояния и структура ударной волны в упругопластичном твердом веществе.

а —линейное сжатие; б— структура ударной волны.

МКС

Рис. 257. Профиль давления для различных моментов времени в упругом предвестнике в железе Армко. Толщина образца 20 и 51 мм (Андерсон, 1962).

Рис. 258. Ударные адиабаты и из- энтропы расширения гранита в упруго-пластической области для плоских волн.

рх — продольное напряжение; рг — поперечное напряжение; р —среднее давление; о— удельный объем.

суп и давление во фронте, равное пределу упругости. Переход из упругой в пластическую область во многих отношениях аналогичен фазовому переходу первого рода.

В действительности ни упругая, ни пластическая волны не являются стабильными ударными волнами, н амплитуда первой волны имеет тенденцию к уменьшению при распространении волны в материале (рис. 257).

В хрупких и твердых материалах, таких, как стекло или скальные породы, часто обнаруживается заметное увеличение прочности с увеличением гидростатического давления, и поэтому в них наблюдаются упругие волны большой амплитуды.

На рис. 258 показаны зависимости рп рх, р на ударной адиабате (сплошные линии) и соответствующие напряжения на изэнтропе расширения, (пунктирные линии) от удельного объема для гранита.

СПИСОК ЛИТЕРАТУРЫ

Ahrens Т. J., Gregson V. G., Jr. (1964), Shock compression of crustal rocks: data for quarz, calcite and plagioclase rocks, J. Geophys. Res., 69, 4839.

Alder B. J. (1961), State of matter at high pressure, In ,,Progress in Very High Pressure Reseach (Bundy F. P., Hibbard W. R., Strong H. M., eds.), John Wiley, New York.

Альтшулер Л. В. (1965), Усп. физ. наук., 85, вып. 2, 197.

Альтшулер Л. В., Крупников К. К., Леденев Б. Н., Жучихин В. И., Бражник М. И. (1958). Динамическая сжимаемость и уравнение состояния железа при высоких давлениях, ЖЭТФ, 34, 874.

Альтшулер Л. В., Крупников К. К., Бражник М. И. (1958), Динамическая сжимаемость металлов при давлениях от 400 000 до 4 000 000 атмосфер, ЖЭТФ, 34, 886.

Альтшулер Л. В., Кормер С. Б., Баканова А. А., Трунин Р. Ф. (I960), Уравнение состояния алюминия, меди и свинца при высоких давлениях, ЖЭТФ, 38, 790.

Альтшулер Л. В., Кормер С. Б., Бражник М. И., Владимиров Л. А., Сперанская М. П., Фунтиков А. И. (I960), Изэнтропическая сжимаемость алюминия, меди, свинца и железа при высоких давлениях, ЖЭТФ, 38, 1061.

Альтшулер Л. В., Баканова А. А., Трунин Р. Ф. (1962), Ударные адиабаты и нулевые изотермы семи металлов при высоких давлениях, ЖЭТФ, 42, вып. 1. 91.

Альтшулер Л. В., Моисеев Б. Н., Попов Г. В., Симаков Г. В., Трунин Р. Ф. (1968), Сравнительная сжимаемость железа и свинца при давлениях 31—34 Мбар, ЖЭТФ, 54, вып. 3, 785.

Anderson G. W. (1962), Electrical and optical effects of shock waves in crystalline quartz. Comptes rendu CNRS Collogue. "Les Ondes de Detonation". Gif-sur-Yvette, France, 1961. Centre National de Recherches Scien- tifique, Paris.

Azis A. K., Hurwitz H., Sternberg H. M. (I960), Energy transfer to a rigid piston under detonation loading. 3-rd Symposium on Detonation, Princeton. Naval Ordnance Laboratory and Office of Naval Research. ACR-52, Vol. 1.

Bancroft D., Peterson E. L., Minshall S. (1956), Polymorphism of iron at high pressure, J. appl. Phys., 27, 291.

Berger J., Vlard J. (1962), Physique des explosifs solides, Dunod, Paris.

Berggren K. F., Froman A. (1965a), Compressed atoms. FOA Report A 4444-411.

Berggren K. F., Framan A. (19656), Semi-emperical equation of state for metals under high pressure. FOA Report A 4443-411.

Birch. F., Law R. R. (1935), The measurement of compressibility at high temperatures and high pressures, Bull. Geol. Soc. Am. 46, 1219.

Brush. S. E. (1964), Equation of state: a survey of the thermodynamic properties of matter at high pressures and temperatures. University of California Report, UCRL-7437.

Bundy F. P. (1965), Pressure—temperature phase diagram of iron to 200 kbar, 900 °C, J. appl. Phys., 36, 6]6.

Bundy F. P., Strong H. M. Г1962). Behavior of metals at high temperature and pressures, Solid St. Phys., 13, 81.

Clendenen R. L., Drickamer H. G. (1964a), The effect of pressure on the volume and lattice parameters of ruthenium and iron, J. Phys. Chern. Solids, 25, 865.

Clendenen R. L., Drickamer H. G. (19646), Effects of high pressure on the volume and lattice parameters of magnesium, Phys. Rev., 135, A, 1643.

Cowan G. R. (1965), Shock deformation and the limiting shear strength of metals, Trans. Met. Soc. AIME, 233, 1120.

Doran D. G., Linde R. K. (1966), Shock effects in solids, Solid St. Phys., 19, 230.

Drickamer H. G. (1964), Scientific research at very high pressure, Physics to-day, May 1964, p. 59.

Drickamer H. G., Zahner J. C. (1962), The effect of pressure on electronic structure. In “Advances in Chemical Physics” (Prigogine I., ed.), Vol. 4, p. 161, Interscience, New York.

Drickamer H. G., Lunch R. IV., Clendenen R. L., Perez-Albuerna E. A. (1966), X-ray diffraction studies of the lattice parameters of solids under very high pressure, Solid State Phys., 19, 135.

Duvall G. E., Fowles G. R. (1963), Shock waves. In ,,High Pressure Physics and Chemistry” (Bradley R. S., ed.), Vol. 2., Academic Press, London and New York.

Feynman R. P., Metropolis N., Teller E. (1949), Equations of state of elements based on the generalized Fermi—Thomas theory, Phys. Rev., 75, 1561.

Fowles G. R. (1962), Shock-wave compression of quartz, Ph. D. thesis, Department of Geophysics, Stanford University, California.

Froman A., Lundqvist S. 0. (1961), Some aspects of the pressure density relation for solids at high pressure, FOA 4 Report A 4201-413 (in Swedish).

Gylden N., Lundberg L., Persson P. A. (1964), Private communication.

Гандельман Г. M. (1962), Квантовомеханический расчет уравнения состояния железа, ЖЭТФ, 43, вып. 7, 131.

Hall Н. Т. (1960), Ultra-high pressure, high temperature apparatus: the ,,Belt”, Rev. scient. Instrum., 31, 125.

Hall H. T., Kistler S. S. (1958), High pressure developmets, A. Rev. phys. Chern., 9, 395.

Hall H. T., Merrill L., Barnett J. D. (1964), High pressure polymorphism in cesium, Science, N. Y., 146, 1297.

Hamann S. B. (1964), High pressure chemistry, A. Rev. Phys. Chern., 15, 349.

Hughes D. S., McQueen R. G. (1958), Density of basic rocks at very high pressures, Trans. Am. Geophys. Union, 39, 959.

Johnson P. C., Stein B. A., Davis R. S. (1962), Temperature dependence of shock induced phase transformations in iron, J. appl. Phys., 33, 557.

Калиткин H. H. (1960), Модель атома Томаса —Ферми с квантовыми и обменными поправками, ЖЭТФ, 38, 1534.

Кормер С. Б., Фунтиков А. И., Урлин В. Д., Колесникова А. Н. (1962)

Динамическое сжатие пористых металлов и уравнение состояния с переменной теплоемкостью прн высоких температурах, ЖЭТФ, 42, вып. 3, 686.

Lawson А. IV. (1956), The effect of hydrostatic pressure on electrical resistivity of metals. In “Progress in Metal Physics”, Vol. 6, p. I.

Lundblad E. (1962), Ultra-high pressure research, Svensk. Naturv., 15, 122 (in Swedish).

McQueen R. G. (1963), Laboratory technique for very high pressures and the behaviour of metals under dynamic loading. Los Alamos Scientific Laboratory Report LADC 5561.

McQueen R. G., Marsh S. P. (1960), Equation of state of nineteen metallic elements from shock wave measurements to two megabars, J. appl. Phys., 31, 1253.

Nylander A., Persson P. A. (1965), Determination of the throw-off velocity of a metal plate loaded with detonating explosive. Part II. Throw-off velocity in plan-wave geometry, Swedish Research Institute of National Defence, FOA 2 Report A 2388-222.

Perez-Albuerne E. A., Forsyen K. F., Drickamer H. G. (1964), Apparatus for X-ray measurements at very high pressures, Rev. Scient. Instrum., 35, 29.

Persson P. A., Persson I. (1964), Determination of equation of state data for uranium at high pressures by shock wave experiments, FOA 2 Report A 2299-222 (in Swedish).

Persson P. A.,. Persson P. (1965), Equation of state data for palladium, lead, lithium hydride^plexiglass and glass at high pressures by shock wave experiments, FOA 2 Report A 2395-222 (in Swedish).

Rice M. H., McQueen R. G., Walsh J. M. (1958), Compression of solids by strong shock waves, Solid St Phys., 6, I.

Skidmore 1. C., and Morris E. (1962), Experimental equation of state data for uranium and its interpretation in the critical region. Trans. I. E. A. E. Conf, on Thermodynamic Properties of Nuclear Materials, Vienna.

Swensson C. A. (I960), Physics at high pressure, Solid St. Phys., 11, 41

Taylor J. W., Rice M. H. (1963), Elastic-plastic properties of iron, J. appl. Phys., 34, 364.

Van Thiel M. (1965), Compendium of shock wave data. University of California. Lawrence Radiation Laboratory, Report UCRL-50108, Vols 1 and 2.

Верещагин Л. Ф., Зубова E. B. (1961), Измерение напряжений сдвига в различных веществах при давлениях до 100 000 атмосфер, ДАН СССР, 5, 1031.

Wa cker lee J. (1962), Shock-wave compression of quartz, J. appl. Phys., 33,

Whatley L. S., Lippincott E. R., Van Valkenburg A., Weir С. E. (1964), Optical studies at high pressures. Science, N. Y., 144, 968. Viard J. (1962). Adiabatique dynamique de Vuranium. In “Les ondes de detonation”. C. N. R. S., Paris.

Zeitlin A. (1965), High pressure technology, Scient., A. 65, 38.

МОНОГРАФИИ И ТРУДЫ КОНФЕРЕНЦИЙ

Чтобы облегчить подбор литературы, мы приводим ниже список монографий и обзорных статей, а также труды конференций, поскольку они стали справочными книгами в области детонации.

А. Монографии и обзорные статьи

Афанасьев Г. Т., Боболев В. К. (1968), Инициирование твердых взрывчатых веществ ударом, изд-во «Наука», Москва.

Альтшулер Л. В. (1965), Применение ударных волн в физике высоких давлений, Усп. физ. наук, вып. 2, 197.

Альтшулер Л. В., Баканова А. А. (1969), Электронная структура и сжимаемость металлов при высоких давлениях, Усп. физ. наук, И, 678.

Андреев К- К- (1957), Термическое разложение и горение взрывчатых веществ, Госэнергоиздат, Москва.

Андреев К- К. (1967), Теория взрывчатых веществ, изд-во «Высшая школа», Москва.

Андреев К- К-^ Беляев А. Ф. (1960), Теории взрывчатых веществ, Оборон- гиз, Москва.

Ascani D. С. (1968), The literature on explosives. Advances in Chemistry series № 76, “Literature of Chemical "Technology”, American Chemical Society.

Berger J., Viard J. (1962), Physique des explosifs solides, Dunod, Paris.

Blasters, Handbook (1966), E. I. du Pont de Memours et Co. Wilmington, Delaware (15-th Edition).

Blasting Practice (1956), I. С. I. Nobel Division, Glasgow (2nd Edition).

Bowden F. P., Yo^e A. D. (1952), Initiation and Growth of Explosion in Liquid and Solids, Cambridge University Press, London.

Bowden F. P., Yoffe A. D. (1958), Fast Reactions in Solids, Butterworth, London.

Bradley R. S., ed. (1963, 1969), High Pressure Physics and Chemistry, Vols 1 and 2 (1963); Vol. 3 (1969), Academic Press, New York and London.

Bridgman P. W. (1949), The Physics of High Pressures, G. Bell, London.

Bridgman P. IV. (1964), Collected Experimental papers, Harvard University Press, Cambridge, Mass.

Bandy F. P., Hibbard W. R., Strong H. M., eds. (1961), Progress in Very High Pressure Research, John Wiley and Sons, New York.

Cole R. H. (1948), Underwater Explosions, Princeton University Press, Princeton.

Cook M. A. (1958), The Science of High Explosives, Reinhold Publishing Corp., New York.

Deal IV. E. (1962), Dynamic high-pressure techniques. In “Modern Very High Pressure Techniques” (R. H. Wentworth, ed.), pp. 200—227, Butterworth, London.

Doran D. G. (1963), Measurement of shock pressures in solids. In “High-Pres-

sure Measurement” (Л. Л. Glardini, Е. С. Lloyd, eds) рр. 59—86, Butterworth, London.

Duvall G. E. (1962), Concepts of shock wave propagation. Bull, seism Soc Am., 52, 869—893.

Duvall G. E., Fowles G. R. (1963), Shock waves. In “High Pressure Physics and Chemistry” (R. S. Bradley, ed.), Vol. 2, pp. 209—291, Academic Press, New York and London.

Eyring H„ Powell R. E., Du^y G. A., Partin R. B. (1949), The Stability of Detonation, Chern. Rev., 45, 69.

Finkelstein R. J., Gamou G. (1947), Theory of Detonation Process, NAVORD Rep. 9046.

Greene E. F., Toennies J. P. (1964), Chemical Reactions in Shock Waves, Edward Arnold, London.

Hino R. (1959), Theory and Practice of Blasting, Nippon Kayaku.

/tterbeek S. van ed. (1965), Physics at High Pressure and the Condenced Phase, North-Holland, Amsterdam.

Jacobs S. J. (i960), Recent Advances in Condenced Media Detonation, ARS- Journal, 30, 15L

Кормер С. Б. (1968), Оптическое исследование свойств ударносжатых конденсированных диэлектриков, Усп. физ. наук, 94, № 4, 641. Breach, New York.

Ландау Л. Д., Лифшиц Е. М. (1951), Статистическая физика, Гостех- издат, Москва.

Langefors U., Kihlstrom. В. (1963), The Modern Technique of Rock Blasting, John Wiley, New York, and Almqvist and Wiksell, Stockholm.

Manual on Rock Blasting (1954), К. H. Fraankel (ed), Atlas Copco AB, Stockholm and Sandvikens Jernverk, Sandviken.

Marshall A. (1917, 1932), Explosives, J. and A. Churchill, London, 2nd edition, Vol. 1—2 (1917), Vol. 3 (1932).

McQueen R. G. (1963), Laboratory Techniques for very high pressures and the behavior of metals under dynamic loading. In “Metallurgy at High Pressures and Temperatures” (U. A. Gschneider, Jr., M. T. Hepworth, N. A. D. Parlee, eds), pp. 44—132, Gordon and Breach, New York.

McQueen R. G., Marsh S. P. (1960), Equation of state for nineteen metallic elements from shock-wave measurements to two megabars, J. Appl. Phvs. 31, 1253—1269.

Rice M. H„ McQueen r. G., Walsh J. M. (1958), Compression on solids by strong shock waves, Solid State Phys., 6, 1—63.

Paul W., Warschauer D. M., eds (1963), Solids under Pressure, McGraw- Hill, New York.

Rinehart J. S. (1960), On fractures caused by explosions and impact, Colo. Sch. Mines, Q. 55, № 4.

Rinehart J. S., Pearson J. (1954), Behavior of metals under explosive loads, American Society for Metals, Cleveland.

Rinehart J. S., Pearson J. (1963), Explosive Working Metals, Pergamon Press, Oxford.

Robinson C. S. (1944), A study of some notable explosions. In “Explosions, their Anatomy and Destructiveness”, McGraw-Hill, New York.

Schall R. (1967), Detonationsphysik. In “Kurzzeitphysik” (K- Vollrath, G. Phomer, eds), Springer, Vienna and New York.

Taylor J., (1952), Detonation in Condensed Explosives, Clarendon Press, Oxford.

Taylor J. (1959), Solid Propellant and Exothermic Compositions, George New- nes, London.

Taylor W. (1959), Modern Explosives, Royal Institute of Chemistry, Monographs, № 5.

Ubbelohde Л. R. (1956), Combustion Process, Part 5 (R. N. Pease, ed.), Oxford University Press, London.

Urbanski Т. (1964), Chemistry and Technology of Explosives, Pergamon Press, Oxford; PWN-Polish Scientific Publ., Warsaw, Vols 1—3.

WASAG-Chemie (1961), Explosivestoffe, WASAG, Essen.

Wentorf R. H., Jr. (ed.) (1962), Modern Very High Pressure Techniques, Butterworth, London.

Zeldovich В. B., Kompaneets A. S. (1955), Theory of Detonation, Academic Press, New York and London.

Зельдович Я- Б., Райзер Ю. П. (1963), Физика ударных волн и высокотемпературных гидродинамических явлений, Физматгиз, Москва; (1966), 2-е переработанное издание.

Б. Труды, международных симпозиумов по горению Симпозиумы организуются институтом горения, Питсбург, Пенсильвания, 3rd Univ. Wisconsin, Madison, Wise. USA, 1948, William and Wilkins, Baltimore, Md., 1949.

4th M. 1. T., Cambridge, Mass., USA, 1952, William and Wilkins, Baltimore, Md., 1953.

5th Univ. Pittsburg, Penn., USA, 1954, Reinhold Publ. Corp,, New York, 1955.

6th Yale Univ. New Haven, Conn., USA, 1956, Reinhold Publ. Corp., New York, 1957.

7th London and Oxford, England, 1958, Butterworth, London, 1959.

8th Cal. Inst. Techn., Pasadena, Cal., USA, 1960, William and Wilkins, Baltimore, Md., 1962.

9th Cornell Univ., Ithaca, N. Y., USA, 1962, Academic Press, New York and London, 1963.

10th Univ. Cambridge, England, 1964, Combustion Inst., Pittsburgh, Penn., 1965.

11th Univ. California, Berkley, Cal., USA, 1966, Combustion Inst., Pittsburgh, Penn., 1967.

12th Univ. Poitiers, Poitiers, France, 1968, Combustion Inst., Pittsburgh, Penn, 1969.

8. Труды международных конгрессов no промышленной химии

Труды международных конгрессов (секция, иа которой рассматривались вопросы, связанные с применением ВВ), происходивших в Бельгии, опубликованы издательством Industrie Chimique Beige в Брюсселе.

27th. Brussels, 1954. Section 19, Part Ill, p. 205—338.

31th. Liege, 1958. Section 18, Part 111, p. 181—309.

36th. Brussels, 1966. Section 24, Part 111, p. 502—675»

Г. Труды конференций и симпозиумов по детонации (США)

Организуются морской артиллерийской лабораторией и отделением военно-морских исследований в Вашингтоне (США) и публикуются Office of Naval Research, Department of the Navy, Washington, D. C., USA.

“Conference on the Chemistry and Physics of Detonation” (1951). This conference was classified but the proceedings have since been declassified, AD 127020.

“Second ONR Symposium on Detonation” (1955), Two volumes: Unclassified volume PB 128369, Confidential volume AD 52145.

“Third Symposium on Detonation”. James Forestal Research Center, Prin- cetoji University, 1960, Report ARC-52, vol. 1—unclassified, PB 181172 vol. 2 — unclassified PB 181173, vol. 3 — confidential, AD 322061

“Fourth Symposium (International) on Detonation”, U. S. Naval Ordnance Laboratory, Silver Spring, Maryland, 1965. ACR-126 (1966).

Д. Симпозиумы no инициированию, детонации и высоким давлениям {.Европа)

General Discussion on the Physical Chemistry of Processes at High Pressures, Chemistry Dept. University of Glasgow, 1956, Discussions of the Faraday Society, № 22 (1956).J

Discussion on the Initiation and Growth of Explosion on Solids. London, 1957 Proc. R. Soc., A.246, 145 (1958).

CNRS Colloque: Les ondes de detonation, Sponsored by Centre National de Recherche Scientifique (France), Gif-Sur-Yvette 1961, Editions du CNRS (1962).

International Conference on Sensitivity and Hazards of Explosives. Sponsored by the Explosives Research and Development Establishment, Ministry of Aviation, Waltham Abbey, Essex, England, London (1963).

Symposium H. P. D. International Colloqium on the Behavior of Dense Media under High Dynamic Pressures organized by the International Union of Theoretical and Applied Physics (IUTAM) Paris 1967, Dunod, Paris and Gordon and Breach, New York (1968).

содержание

Предисловие 5

Из предисловии авторов 7

Глава 1. Детонация 9

Мощные ВВ 9

Введение 9

Б.Исторический обзор 10

Взрывчатые вещества14

Взрывоопасность 23

Детонация27

А.Процесс детонации 28

Б.Уравнение состояния продуктов детонации34

Структура зоны реакции39

Зависимость скорости детонации и параметров состояния вещества во фронте детонационной волны от плотности заряда . . . .42

Влияние диаметра заряда: критический диаметр и критическая плотность 52

Детонация с малой и нормальной скоростями в динамите и других неоднородных ВВ 64

Расширение газообразныхпродуктов детонации81

Канальный эффект•85

Внутренний канал 85

Внешний канал90

Список литературы98

Глава 2. Инициирование взрыва ударными волнамиЮЗ

Давление инициирующей ударной волны меньше давления во фронте детонации104

А. Однородные жидкости и монокристаллы■. . 104

Б. Неоднородные В В111

Давление инициирующих ударных волн больше давлений детонации ВВ118

Передача детонации черезпреграду129

Инициирование детонации ударомосколка133

Сравнительные результаты опытов по передаче детонации через преграду и инициированию ударом осколков139

Инициирующие свойства детонаторов143

Безопасные расстояния между зарядами при передаче детонации через воздух150

Список литературы152

Глава 3. Инициирование взрыва при механических воздействиях 154

Боуденовская концепция горячих точек154

Инициирование взрыва трением163

Механизм копровых испытаний168

Инициирование жидкостей в трубчатых контейнерах при ударе 175

Детонация с малой скоростью в жидких ВВ179

Список литературы188

Глава 4. Влияние температуры 191

Теплота и скорость горения 191

Упругость пара, температура кипения итеплотаиспарения.194

Воспламенение накаленной проволокой 200

Инициирование нагреванием 205

Список литературы210

Глава 5. Излучение света при детонации212

Введение 212

Свечение продуктов детонации214

Сжатие газов ударной волной222

Свечение окружающих газов .............225

Список литературы 235

Глава 6. Воздействие ударных волн на окружающую среду . . . . 239

Ударные волны в воздухе от зарядов без оболочки239

Волны напряжений и ударные волны в упругих твердых веществах . . 243

Формы работы взрыва в плотной среде 247

Введение . . . . 247

Б. Ударная волна и газовая полость в воде250

Вязкая и пластическая деформация в свинцовом блоке . . . 257

Г. Модель разрушения породы 261

Д. Баллистическая мортира .......269

Численный расчет Движения ударной волны и поля напряжений в породе вблизи шпура 282

Прочность горных пород287

Распространение трещии 293

Механизм дробления породы взрывом . . 303

А. Однородная порода304

Б. Неоднородная порода .. . 307

Расчет заряда при взрыве в породе .. . 308

Способность взрывчатых веществ производить разрушение породы 311

Список литературы .315

Глава 7. Физика высоких давлений и ударные волны в твердых веществах ....320

Давленияи температуры, получаемые экспериментально...320

Ударные волны и соотношения на ударном фронте323

Эксперименты с ударными волнами327

Введение327

Б. Контактный метод332

Метод столкновения .............. 334

Некоторые экспериментальные данные по ударной адиабате 335

Уравнение состояния конденсированного вещества при высоких давлениях337

Фазовые превращения в ударных волнах339

Ударные волны в упругопластичных материалах ...... 341

Список литературы344

Монографии и труды конференций347

* Частное сообщение.

DETONICS

OF HIGH EXPLOSIVES

С. H. Johansson and

P. A. Persson

Swedish Detonic Research Foundation Vinterviken, Stockholm, Sweden 1970

К. ЮХАНСОН, П. ПЕРСОН

ДЕТОНАЦИЯ ВЗРЫВЧАТЫХ ВЕЩЕСТВ

Перевод с английского

канд. техн, наук А. П. Глазковой и канд. физ.-мат. наук А. В. Дубовика

Под редакцией

доктора техн, наук В* К. Боболева

ИЗДАТЕЛЬСТВО «МИР» МОСКВА, 1973ИЗДАТЕЛЬСТВО «МИР» МОСКВА, 1973

ИЗДАТЕЛЬСТВО «МИР» МОСКВА, 1973

ИЗДАТЕЛЬСТВО «МИР» МОСКВА, 1973

ACADEMIC PRESS. LONDON and NEW YORK

УДК 541.427.6

В книге крупных шведских специалистов в области взрывчатых веществ (ВВ) представлен важный и интересный материал по современным мощным ВВ, процессам горения и детонации, чувствительности ВВ к механическим воздействиям, разрушению горных пород взрывом и т. п. Глава, посвященная физике высоких давлений и ударных волн в конденсированной среде, несомненно, заинтересует тех, кто занимается превращением вещества при высоких давлениях. Книга явится полезным дополнением к монографии советских авторов Андреева и Беляева «Теория взрывчатых веществ» (Оборонгнз, 1960).

Предназначена для инженеров и научных работников, имеющих дело с взрывчатыми веществами и твердыми ракетными топливами, а также для студентов и аспирантов соответствующих специальностей высших учебных заведений.

Редакция литературы по химии

0254—020

Ю 041(01)—73

К- ЮХАНСОН, П- ПЕРСОН

ДЕТОНАЦИЯ ВЗРЫВЧАТЫХ ВЕЩЕСТВ

Редактор Р. И. Краснова.

Художник К. И. Мнлаев. Художественный редактор Н. Г. Блинов.Технический редактор Г. Б. Алюлина. Корректор Е. Г. Литвак.

Сдано в набор 11/V1II 1972 г. Подписано к печати 14/11 1973 г. Бумага № 2- 60X 90Vie —— 11 бум. л. Печ. л. 22. Уч,-изд. л, 20,76. Изд, № 3/6368. Нева 2 р. 28 к. Зак. 555.

ИЗДАТЕЛЬСТВО «МИР» Москва, 1й Рижский пер.. 2

Ярославский полиграфкомбинат «Союзполнграфпрома» при Государственном комитете Совета Министров СССР по делац издательств, полиграфии и книжной торговли.

Ярославль, ул. Свободы. 97

Явление взрыва издавна используется человечеством как для военных, так и для мирных целей, и поэтому понимание процессов, протекающих при взрыве, имеет большое значение. Авторы книги «Детонация взрывчатых веществ» профессор К. Юхансон и П. Персон известны советским специалистам своими исследованиями в области физики взрыва. Их наиболее важные работы посвящены изучению чувствительности взрывчатых веществ к удару, разработке методов испытания промышленных взрывчатых веществ и детонаторов, исследованию свечения фронта детонационной волны в твердых взрывчатых веществах, распространению взрывных волн в грунтах н горных породах и т. п.

В книге Юхансона и Персона изложение основных закономерностей взрывчатых процессов дано в едином плане. Авторы книги основное внимание уделяют подробному рассмотрению экспериментального материала и физической сущности вопроса; математическая теория приведена лишь для наиболее простых случаев и позволяет лучше понять данные экспериментов.

В связи с тем что круг затронутых вопросов оказался довольно широким, авторы предпочли принцип краткого изложения материала. Поэтому книга в основном имеет справочный характер, что и является ее основным достоинством, поскольку имеющиеся монографии или излишне перегружены материалом, или освещают лишь какую-либо узкую проблему. Книга богато иллюстрирована оригинальными фотографиями, графиками и таблицами, облегчающими понимание текста. Значительное место уделено описанию лабораторных установок для измерения параметров, необходимых для анализа различных процессов. В книге помещен подробный список монографий и обзорных статей.

Одним нз недостатков книги, на наш взгляд, является то, что авторы, излагая материал, в большинстве случаев использовали лишь результаты собственных исследований. В ряде случаев это кажется нам неоправданным; поэтому мы сочлн необходимым внести в список литературы по некоторым главам дополнительные ссылки на наиболее известные работы советских исследователей.

Знакомство с книгой позволит читателю получить представление о состоянии взрывного дела в Швеции, и она послужит хорошим справочным материалом для всех, работающих в области взрывчатых веществ, а также для студентов вузов.

Перевод был осуществлен А. В. Дубовнксм (главы 1—3) и А. П. Глазковой (главы 4, 5 и 7), гл. 6 переведена нми сов

местно.

В. Боболев

В 1946 г. акционерное общество «Нитро Нобель АВ» создало Физическую лабораторию на месте старого нитроглицеринового завода Альфреда Нобеля в местечке Винтервиккен под Стокгольмом. В 1953 г. там же в Винтервнккене было организовано Шведское ведомство по вопросам взрыва и взрывчатых веществ; оно взяло на себя решение ряда задач, поставленных перед Физической лабораторией. Вопросы инициирования, чувствительности и детонации взрывчатых веществ, а также вопросы, связанные с применением взрывчатых веществ, стали разрабатываться совместно обеими группами ученых. Этими работами руководили доктор Наукхофф и доктор Эдлунд. Широкую поддержку исследований осуществляли шведское правительство и фирмы «Нитро Нобель АВ», «Атлас Корко АВ» и др. Авторы настоящей монографии являются сотрудниками Физической лаборатории.

В этой книге авторы попытались дать систематическое изложение экспериментальных данных, полученных при исследовании инициирования и детонации взрывчатых веществ, а также физических эффектов, сопровождающих взрыв. Взрывчатые вещества сейчас применяются во все возрастающих количествах в горном деле и других отраслях промышленности, и для эффективного их использования необходимо уметь рассчитывать размер заряда, предсказывать эффекты взрыва, находить способ инициирования и решать вопросы техники безопасности. И хотя полностью разработанная теория взрывчатых веществ и взрывных явлений в настоящее время еще не создана, инженер-практик илн научный работник могут почерпнуть из данной книги необходимые сведения по большинству интересующих их вопросов. Студенты могут использовать книгу как справочник по взрывчатым веществам н физике взрыва.

В первых трех главах идет речь о механизме детонации и инициировании взрыва ударными волнами илн при механических воздействиях. Горение и эффекты, связанные с нагревом взрывчатых веществ, рассматриваются в гл. 4. В гл. 5 обсуждаются явления светового излучения при детонации взрывчатых веществ. Гл. 6 посвящена исследованиям механических эффектов, сопровождающих взрыв в плотной среде; там же проводится анализ работы, совершаемой

продуктами взрыва над окружающей средой. В последней главе рассматриваются методы и результаты исследований по физике высоких динамических давлений в конденсированной среде.

Авторы сочли необходимым уделить возможно больше внимания экспериментальным результатам исследований наиболее распространенных взрывчатых веществ. Теоретические сведения поэтому изложены очень скупо, лишь в том количестве, которое необходимо для поннмання экспериментальных результатов.

Подбор материала в основном осуществлялся по тем вопросам, в решение •'которых авторы внесли свой вклад и о которых они имеют ясное представление. Везде, где это было возможно, приведены результаты исследований иностранных ученых. Авторы хорошо понимают, что весьма трудно в рамках одной книги опубликовать результаты всех работ большого числа ученых многих стран, работающих в области взрывчатых веществ и физики высоких давлений.

Большая часть экспериментальной работы была проделана авторами с 1946 г. в Шведской физической лаборатории и с 1953 г. — в Шведском ведомстве по вопросам взрыва и взрывчатых веществ, часть работ проводилась начиная с 1960 г. в Шведском институте национальной обороиы.

К., Юхансон

П. Персон

Июль 1970 г.