WikiDer > Условие Чепмена – Жуге - Википедия

В Условие Чепмена – Жуге держится примерно в детонация волны в взрывчатые вещества. В нем говорится, что детонация распространяется на скорость при котором реагирующие газы просто достигают скорость звука (в кадре ведущего ударная волна) по мере прекращения реакции.^[1][2]

Дэвид Чепмен^[3] и Эмиль Жуге^[4] первоначально (около 1900 г.) излагалось условие для бесконечно мало тонкая детонация. Физическая интерпретация состояния обычно основана на более позднем моделировании (1943 г.) Яков Борисович Зельдович,^[5] Джон фон Нейман,^[6] и Вернер Деринг^[7] (так называемой Модель детонации ЗНД).

Более подробно (в модели ZND) в рамках головного скачка детонационной волны газы входят со сверхзвуковой скоростью и сжимаются через скачок уплотнения до дозвукового потока высокой плотности. Это внезапное изменение давления инициирует действие химического вещества (или иногда, как в паровые взрывы, физическое) высвобождение энергии. Высвобождение энергии повторно ускоряет поток до локальной скорости звука. Из одномерных уравнений газа для стационарного потока можно довольно просто показать, что реакция должна прекратиться в звуковой плоскости («CJ»), иначе возникнет скачкообразно большое давление градиенты в таком случае.

Звуковая плоскость образует так называемую дроссельную точку, которая позволяет свинцовому толчку и зоне реакции перемещаться с постоянной скоростью, не нарушая расширения газов в разрежение область за плоскостью CJ.

Эта простая одномерная модель вполне успешно объясняет детонации. Однако наблюдения за структурой реальных химических взрывов показывают сложную трехмерную структуру, в которой части волны движутся быстрее, чем в среднем, а другие - медленнее. Действительно, такие волны гасятся, поскольку их структура разрушается.^[8][9] Теория детонации Вуда-Кирквуда может исправить некоторые из этих ограничений.^[10]

Математическое описание^[11]

В Линия Рэлея уравнение и Кривая Гюгонио уравнение, полученное из Отношения Ренкина – Гюгонио для идеальный газ, в предположении постоянной теплоемкости и постоянной молекулярной массы соответственно равны

${ displaystyle { begin {align} { frac {{ tilde {p}} - 1} {{ tilde {v}} - 1}} & = - mu { tilde {p}} & = { frac {[2 alpha + ( gamma +1) / ( gamma -1)] - { tilde {v}}} {[( gamma +1) / ( gamma -1)] { tilde {v}} - 1}}, end {выровнено}}}$

куда ${ displaystyle gamma}$ это коэффициент удельной теплоемкости и

${ displaystyle { tilde {p}} = { frac {p_ {2}} {p_ {1}}}, quad { tilde {v}} = { frac { rho _ {1}} { rho _ {2}}}, quad alpha = { frac {q rho _ {1}} {p_ {1}}}, quad mu = { frac {m ^ {2}} { p_ {1} rho _ {1}}}.}$

Здесь индексы 1 и 2 обозначают свойства потока (давление ${ displaystyle p}$, плотность ${ displaystyle rho}$) до и после волны и ${ displaystyle m}$ - постоянный поток массы и ${ displaystyle q}$ это тепло, выделяемое в волне. Наклоны линии Рэлея и кривой Гюгонио равны

${ displaystyle { begin {align} { frac {d { tilde {p}}} {d { tilde {v}}}} & = { frac {{ tilde {p}} - 1} { { tilde {v}} - 1}}, [3pt] { frac {d { tilde {p}}} {d { tilde {v}}}} & = - { frac {[( gamma +1) / ( gamma -1)] { tilde {p}} + 1} {[( gamma +1) / ( gamma -1)] { tilde {v}} - 1}} . end {выравнивается}}}$⋅

В точке Чепмена-Жуге оба склона равны, что приводит к условию, что

${ displaystyle { tilde {p}} = { frac { tilde {v}} {( gamma +1) { tilde {v}} - gamma}}.}$

Подставляя это обратно в уравнение Рэлея, находим

${ displaystyle mu = gamma { frac { tilde {p}} { tilde {v}}}.}$

Используя определение массового потока ${ Displaystyle м экв ро _ {1} и_ {1} = ро _ {2} и_ {2}}$, куда ${ displaystyle u}$ обозначает скорость потока, находим

${ displaystyle M_ {2} = { frac {u_ {2}} {c_ {2}}} = 1}$

куда ${ displaystyle M}$ это число Маха и ${ displaystyle c}$ это скорость звукадругими словами, течение вниз по потоку является звуковым по отношению к волне Чепмена-Жуге. Явное выражение для переменных может быть получено,

${ displaystyle { begin {align} { tilde {p}} _ { pm} & = 1+ alpha ( gamma -1) left {1 pm left [1 + { frac {2 gamma} { alpha left ( gamma ^ {2} -1 right)}} right] ^ { frac {1} {2}} right }, { tilde {v}} _ { pm} & = 1 + { frac { alpha left ( gamma -1 right)} { gamma}} left {1 mp left [1 + { frac {2 gamma] } { alpha left ( gamma ^ {2} -1 right)}} right] ^ { frac {1} {2}} right }, mu _ { pm} & = gamma + alpha ( gamma ^ {2} -1) left {1 pm left [1 + { frac {2 gamma} { alpha left ( gamma ^ {2} -1 right)}} right] ^ { frac {1} {2}} right }. end {выравнивается}}}$

Верхний знак относится к Аппер Чепмен-Жуге точка (детонация), а нижний знак относится к Нижний Чапман-Жуге точка (дефлаграция). Точно так же число Маха восходящего потока можно найти из

${ Displaystyle M_ {1 pm} = left [1 + { frac { alpha left ( gamma ^ {2} -1 right)} {2 gamma}} right] ^ { frac { 1} {2}} pm left [{ frac { alpha left ( gamma ^ {2} -1 right)} {2 gamma}} right] ^ { frac {1} {2 }}}$

и соотношение температур ${ Displaystyle { тильда {T}} = T_ {2} / T_ {1}}$ можно найти из соотношения ${ displaystyle { tilde {T}} = { tilde {p}} { tilde {v}}}$.

Рекомендации

дальнейшее чтение

• Боуэн, Э. Дж. (1958). «Дэвид Леонард Чепмен 1869–1958». Биографические воспоминания членов Королевского общества. 4: 34–44. Дои:10.1098 / рсбм.1958.0004.
• Жак Шарль Эмиль Жуге (1871–1943) (на французском языке), annales.org
• Гинзбург, В.Л. (1994). "Яков Борисович Зельдович. 8 марта 1914 г. - 2 декабря 1987 г.". Биографические воспоминания членов Королевского общества. 40: 430–441. Дои:10.1098 / rsbm.1994.0049.