WWW.DISSERS.RU

БЕСПЛАТНАЯ ЭЛЕКТРОННАЯ БИБЛИОТЕКА

загрузка...
   Добро пожаловать!

Pages:     | 1 | 2 || 4 |

1 – лучистым потоком тепла, 2 – горячей поверхностью, 3 – П – образным очагом, 40 4 – очагом с экспоненциальным распределения температуры, 5 – телом с конечным запасом тепла 5 10 15 20 25 30 35 W,W 10-1(кал/см2) s sl повышающим коэффициентом tih102, запас тепла при зажигании РВ горячим инертным слоем взят с понижающим коэффициентом: Wsl10-1). Анализ этих зависимостей показывает, что при зажигании лучистым потоком требуется большее времени, чем при зажигании горячей поверхностью при одной и той же запасенной в системе энергии, что связанно с большим отводом тепла вглубь слоя при таком механизме воздействия. Но для фиксированного времени зажигания требуется меньший запас тепла при зажигании лучистым потоком, чем при зажигании горячей поверхностью. При увеличении запасенной в РВ энергии от внешнего теплового воздействия время зажигания увеличивается при зажигании горячей поверхностью и лучистым потоком тепла и уменьшается для очага разогрева и при зажигании телом с конечным запасом тепла. Это объясняется тем, что при зажигании горячей поверхностью и лучистым потоком тепла запас внешней энергии идет в процессе прогрева и бльшая запасенная энергия в теле от внешнего источника к моменту зажигания будет при меньших температурах горячей поверхности и интенсивности внешнего теплового потока, что приводит к росту времени зажигания.

В четвертой главе с помощью численного интегрирования исследуется динамика зажигания прозрачного РВ импульсом излучения при его поглощении оптическими неоднородностями, находящимися в РВ, изучаются закономерности параметры и пределы такого механизма зажигания в широком диапазоне длительности импульса излучения. Анализируются закономерности изменения температуры и глубины превращения при взаимодействии тепловых полей, создаваемых соседними частицами, определяются параметры и пределы зажигания.

В п. IV.1 описывается модель зажигания от одиночной поглощающей излучение частицы. Рассматривается неограниченное конденсированное РВ, внутри которого находятся инертные включения. На РВ действует импульс излучения, для которого оно абсолютно прозрачно, но поток излучения может поглощаться инертными включениями. В результате разогрева инертных включений и кондуктивной теплопередачи происходит разогрев РВ, который может привести к зажиганию. Используется простая кинетика экзотермических химических реакций с аррениусовской зависимостью скорости от температуры, однородные свойства вещества. Полагается, что все поглощающие лучистую энергию инертные частицы сферической формы, тепловой контакт на поверхности частицы с РВ идеален, и частицы находятся в РВ на достаточно большом расстоянии друг от друга, что позволяет в процессе зажигания не учитывать разогрев соседних частиц и считать, что зажигание происходит от каждой частицы отдельно. Также рассматриваются инертные частицы достаточно малого радиуса R0 и высокой теплопроводности, что позволяет использовать при описании процесса среднюю температуру частицы.

Математическая постановка задачи в размерных переменных имеет вид:

T 2T 2 T c Qa0, (8) t r2 r r t E m m 1 a0 exp, (9) t RT r R0, t 0, dT1t 3 TR0,t 3qt c11, T1(t) T(R0,t), (10) dt R0 r 4RТ1(0) = Tr,0 Tb, r,0 0, (11) T,t 0. (12) r Рассматривается импульсный поток излучения постоянной плотности q0, 0 t tizl мощности: qt 0, t tizl., где tizl – время излучения.

Приближенно - аналитически проанализирована возможность зажигания при длительном импульсе, когда время излучения много больше характерного времени установления температурного профиля в РВ:

2 tizl t1 R0 c11 /(c). (13) В этом случае критическое условие зажигания определяется наименьшей плотностью мощности потока излучения q0*R0, определяемой выражением:

4Tb E q0* m R0 1 RTb lnR0Qza0 /4q0*, которое качественно и количественно хорошо согласуется с результатами численного решения (8) – (12).

В п. IV.2 приводится численное исследование задачи (8) – (12). Метод численного интегрирования аналогичен используемому в главе II. Точность численного решения по параметрам процесса 5 %.

В расчетах использовались теплофизические и формально-кинетические параметры азида свинца, поглощающие излучение частицы полагались свинцовыми. Размер частиц характеризовался по отношению к величине зоны химических реакций при характерной температуре зажигания Тч = 1000 К.

Частицы считались малыми, если они соизмеримы с зоной химической реакции (частица радиуса 10-7 м), и большими, если они много больше зоны химических реакций (частица радиуса 10-4 м). Длительность импульса характеризовалась по отношению к характерному времени (13) установления профиля температуры при инертном прогреве от поглощающей излучение частицы. Если характерное время установления профиля температуры больше времени излучения, то время воздействия импульса короткое, в противном случае – длинное. Основываясь на данной терминологии, было проведено исследование динамики изменения температуры и глубины превращения на частице и в РВ для частиц больших и малых размеров при действии на РВ коротких и длинных импульсов излучения при различной мощности излучения.

Динамика изменения температуры и глубины превращения в РВ в * различные моменты времени в критических условиях q0 = 1.25*1011 Дж/м2с для мелких частиц при действии на РВ короткого импульса tizl = 4*10-9с представлена на рис. 5 а – г. Из рисунка видно, что в начале за время действия импульса происходит прогрев и выгорание РВ на частице (рис. 5 а, б, кривые 1 – 7). К моменту воспламенения (отмечен точками на рис. 5 в, г) образуется максимум профиля температуры и выгорания вблизи поверхности частицы (рис. 5 а, б, кривая 8), после чего по РВ распространяется волна горения (рис. а, б, кривая 10). После отключения импульса температура частицы остается постоянной на короткий промежуток времени, и в момент воспламенения равна Тi = 2090 К (рис. 5 в, кривая 1). Повышение температуры после воспламенения обусловлено теплоприходом из зоны воспламенения в частицу, тогда частица становится стоком тепла (понижение кривой 2 на рис. 5 г).

Анализ исследования зажигания РВ мелкими частицами показало, что при приближении к предельной плотности излучения в случае коротких импульсов точка воспламенения отдаляется от поверхности частицы, а при зажигании длинными импульсами – приближается к поверхности. Температура зажигания частицы на пределе зажигания уменьшается и будет иметь наименьшее значение, а время зажигания наибольшее при длинных импульсах излучения. К моменту зажигания отношение тепла, поступившего в РВ от частицы к поглощенной энергии излучения возрастает с увеличением длительности импульса и достигает наибольшего значения на пределе зажигания, то есть возрастает к.п.д. зажигания лучистой энергией. Теплоприход от химических реакций к моменту зажигания мал по сравнению с теплоприходом от лучистой энергии (меньше на два порядка). Его отношение к теплоприходу от лучистой энергии уменьшается с ростом длительности импульса. Критические плотность мощности потока излучения убывает, а плотность энергии излучения возрастает с ростом длительности импульса излучения.

Из сравнения параметров зажигания при поглощении лучистой энергии крупной частицей следует, что на пределе зажигания при коротких и средних длительностях импульса точка воспламенения находится от поверхности крупной частицы на расстоянии ~ (0.030.05)R0. В случае малых частиц это расстояние по отношению к радиусу частицы было значительно больше ~ (0.10.15)R0. При длинных импульсах точка воспламенения на пределе зажигания отдалятся от поверхности крупной частицы, в случае мелких частиц она приближается к поверхности частицы. Это связано с тем, что при зажигании крупной частицей ее температура значительно ниже, чем для мелкой частицей. В результате время зажигания крупной частицей значительно возрастает, увеличивается выгорание вблизи частицы и максимум скорости химического процесса смещается от поверхности. Как и для мелких частиц к.п.д. импульса излучения для зажигания возрастает с ростом длительности импульса, а энергетический вклад химического процесса к моменту зажигания остается на два порядка меньше кондуктивного теплоприхода от частицы.

6xT(К) T1(К) а) 4,0x1,5x в) 3,5x11 0,4x3,0x3x103 2,5x103 0,2,0x2x103 6 0,1,5x1x0,1,0x0 5,0xx(м) 0,0,1,0x10-71,2x10-71,4x10-71,6x10-71,8x10-72,0x10-7 0,0 2,0x10-9 4,0x10-9 6,0x10-9 8,0x10-t(c) 1,0 2,0x10-12 Wizl, W, W (Дж/cтер) cf ch г) 0,б) 1,5x10-0,1,0x10-0,4 5,0x10-0, 0,0 0,1,2 x(м) t(c) 1,0x10-71,2x10-71,4x10-71,6x10-71,8x10-72,0x10-7 0,2,0x10-9 4,0x10-9 6,0x10-9 8,0x10-Рис. 5. Динамика изменения профилей температуры (а) и глубины превращения в РВ (б), температуры и глубины превращения на частице (в), энергетических характеристик (г, кривые: 1 – Wizl – поглощенная частицей энергия излучения, 2 – Wcf – энергия перешедшая от частицы в РВ за счет теплопроводности, 3 – Wch – тепло поступившее в РВ от химического процесса) для маленькой частицы R0 = 10-7м xch = 1.11*10-7м при действии короткого импульса tizl = 4*10-9 с < t1 = 0.746*10-7c в критическом случае E* = 4.98*102 Дж/м2;

izl моменты времени: t (с) *10+9 = 1 – 1.52, 2 - 2.29, 3 – 3.05, 4 – 3.81, 5 - 4.58, 6 – 5.34, 7 – 5.80, 8 - 6.05, 9 – 6.10, 10 - 6.86, 9 – 7.Из анализа зависимостей предельной плотности энергии излучения и плотности мощности излучения от длительности импульса при различных радиусах частицы, следует, что при коротких импульсах предел зажигания определяет плотность энергии импульса, а при длинных импульсах излучения – плотность мощности. Для каждой длительности импульса излучения можно определить размер частицы, которому будут соответствовать наименьшее значение предела зажигания. При наличии в РВ ансамбля поглощающих поток излучения частиц разных размеров на пределе зажигания при коротких импульсах зажигают частицы меньших размеров (требуется меньше энергии).

При длинных импульсах на пределе зажигания к зажиганию приводит разогрев более крупных частиц, поскольку при уменьшении мощности потока излучения частицы не достигают высоких температур, необходимых для зажигания мелкими частицами.

Влияние выгорания на предел зажигания более значимо в случае зажигания маленькими частицами. Это связано с более высокими температурами, которые достигаются в период прогрева при зажигании маленькими частицами.

Было проведено сравнение экспериментальных и теоретических предельных энергетических параметров зажигания для азида свинца, которое показало их удовлетворительное согласие, что подтверждает правомерность рассматриваемого теплового очагового механизма зажигания.

В п. IV.3 с помощью численного интегрирования исследуется влияние на зажигание прозрачного РВ импульсом излучения соседства находящихся в нем инертных поглощающих излучение частиц. Изучаются закономерности изменения температуры и глубины превращения в РВ при взаимодействии тепловых полей, создаваемых соседними частицами, параметры и пределы зажигания.

Физическая модель процесса такая же, как и в п.IV.1. Полагается, что все поглощающие лучистую энергию инертные частицы сферической формы одинакового радиуса R0 и равномерно распределены в РВ (рис. 6). Это позволяет рассматривать прохождение процесса в эффективной сферической ячейке, радиус которой равен R0+L (2L – расстояние между соседними частицами) и начало расположено в центре частицы. РВ находится в шаровом слое R0 < r < R0+L. Тепловой контакт на поверхности частицы с РВ идеален.

Рис. 6. Модель взаимного расположения поглощающих излучение частиц и эффективной ячейки: 1 – частица, 2 – область, занятая РВ На границе эффективной ячейки r = R0+L выполняется условие симметрии:

TR0 L,t 0. (14) r Математическую постановку задачи в области R0 < r < R0+L представляют уравнения (8)-(11) и условие (14). Исследование проводилось для азида свинца, содержащего совокупность свинцовых частиц (аналогично п.

IV.2). В качестве исходных данных использовались энергетические параметры импульса излучения, которые были критическими при зажигании системы в соответствующих условиях при прогреве РВ одиночной поглощающей излучение частицей. При таких параметрах влияние коллективного эффекта наиболее существенно. В надкритических условиях коллективный эффект влияет на прогрев и время зажигания только при еще больших концентрациях частиц.

Аналогично п.IV.2. задача решалась численно, исследовались мелкие и большие частицы при действии на РВ короткого и длинного импульса излучения. Были определены концентрации поглощающих частиц, начиная с которых их соседство влияет на зажигание, предельные плотность энергии излучения и время зажигания.

Влияние соседства мелких частиц при действии на РВ короткого импульса излучения проявляется при L* = R0, и приводит к некоторому уменьшению предельной плотности энергии излучения. Уменьшение энергии излучения до предельной сопровождается смещением точки воспламенения к границе эффективной ячейки и существенным возрастанием времени зажигания (на три порядка). Динамика развития процесса качественно изменяется и показана на рис. 7. Воспламенение (рис. 7 а, б, кривая 8) происходит в режиме теплового взрыва в центре между частицами xi = 0.2*10-6 м после прогрева всего вещества до однородной температуры (рис. 7 а, б, кривые 1 – 6). В рассматриваемых режимах в начальные моменты времени у поверхности частицы достигаются высокие температуры и происходит значительное выгорание РВ (рис. 7 б, кривая 3). Это сказывается на предельных энергетических и временных параметрах процесса, поэтому необходим учет выгорания при определении их количественных значений.

При дальнейшем уменьшении расстояния между частицами (L*

В результате исследования зажигания РВ крупными и мелкими частицами были получены следующие выводы.

T(K) a) 1,б) 0,0,0,2000 3 6 0,2 3, 4, 0,x(м) x(м) 1,0x10-7 1,2x10-7 1,4x10-7 1,6x10-7 1,8x10-7 2,0x10-1,0x10-7 1,2x10-7 1,4x10-7 1,6x10-7 1,8x10-7 2,0x10-Рис. 7. Изменение температуры (a) и глубины превращения (б) в РВ, R0 = 10-7м xch = 1.11*10-7м при действии короткого импульса tizl = 4*10-9 с < t1 = 0.746*10-7c при E* = 4.92*102 Дж/м2, L* = R0 в моменты izl времени: *106 (с)= 1 – 410-3; 2 – 10-2; 3 – 2 10-2; 4 – 3.48;

Pages:     | 1 | 2 || 4 |






© 2011 www.dissers.ru - «Бесплатная электронная библиотека»