Режимы стационарной детонации в прессованном TNETB

РЕЖИМЫ СТАЦИОНАРНОЙ ДЕТОНАЦИИ В ПРЕССОВАННОМ TNETB
С. А.КОЛЕСНИКОВ, А. В.УТКИН, В. М. МОЧАЛОВА, А. В. АНАНЬИН
Институт проблем химической физики РАН, Черноголовка, Россия
Введение
Согласно классической теории [1], детонационное превращение взрывчатых веществ (ВВ) осуществляется
под действием ударной волны, возбуждающей экзотермическую химическую реакцию. Поэтому стационарная
детонационная волна состоит из ударного скачка и следующей за ним зоны химического превращения, в которой давление падает и вещество расширяется, т.е. формируется так называемый «химический пик» (химпик).
Многочисленные экспериментальные исследования подтвердили применимость этой модели для описания детонации гетерогенных ВВ. В то же время предыдущие наши исследования показали [2,3], что в ряде некоторых
мощных прессованных ВВ (гексоген, октоген, TNETB, ZOX) наблюдаются явления, не укладывающиеся в
рамки классических представлений. Так, например, в работе [2] показано, что в прессованном 2’,2’,2’тринитроэтил-4,4,4-тринитробутирате (TNETB, вещество «О») при пористости Π0 ниже 15% (что соответствует начальной плотности заряда ρ0=1.56 г/см3) вместо классического волнового профиля с химпиком регистрируется монотонный рост параметров в зоне реакции, причем наблюдаются признаки того, что данный режим
может являться стационарным недосжатым детонационным режимом. Это ставит целый ряд вопросов, связанных с границами применимости классической модели детонации для описания детонации гетерогенных ВВ. С
целью поиска ответов на эти вопросы, а также подходов к описанию процессов детонации за пределами этих
границ было проведено детальное экспериментальное исследование структуры стационарных детонационных
волн в 2’,2’,2’-тринитроэтил-4,4,4-тринитробутирате (TNETB, ρМНК=1.84 г/см3) при различной дисперсности
исходного порошка ВВ, начальной плотности и пористости зарядов.
Эксперименты и их результаты
TNETB – мощное ВВ, сходное по своим детонационным характеристикам с гексогеном. Исследовались два
порошка ВВ: крупнодисперсный, со средним размером частиц δ ~ 80 мкм, и мелкодисперсный (δ ~ 5 мкм), полученный путем перекристаллизации крупнодисперсного порошка в горячем спирте. Образцы ВВ прессовались на гидравлическом прессе без добавления растворителей, диапазон полученных при прессовании плотностей составляет от 1.23 до 1.79 г/см3, что соответствует значениям пористости зарядов от 2.7 до 33.2%.
Схема экспериментальной сборки представлена на рис. 1. Детонация инициировалась ударной волной с амплитудой более 4 ГПа, создаваемой плосковолновым генератором 1. Диаметр заряда 2 был равен 30 мм, заряд
компоновался из нескольких (в разных опытах от 3 до 7) таблеток прессованного порошка ВВ. Суммарная
длина заряда в разных опытах составляла от 35 до 90 мм, что в данном ВВ во много раз превышает расстояние
выхода детонации на стационарный режим, т.е. можно с уверенностью говорить о стационарности наблюдавшихся в опытах режимов детонации. Регистрация волновых профилей осуществлялась лазерным допплеровским интерферометром VISAR с временным разрешением порядка 2-3 нс и точностью измерения скорости ±5
м/с. Зондирующее излучение отражалось от алюминиевой фольги 3 толщиной 50-200 мкм, расположенной между торцом заряда и диагностическим окном 4. В качестве материала окна использовались вода и LiF. Экспериментальные данные представляют собой профили скорости движения поверхности фольги, граничащей с
материалом окна. Кроме того, в ряде опытов одновременно с регистрацией профилей массовой скорости проводилось измерение скорости детонации. С этой целью внутрь зарядов на расстоянии примерно 10 мм от плосковолнового генератора помещался медный ионизационный датчик 5, задающий первую метку времени; вторая метка времени регистрировалась интерферометром в момент выхода ударной волны на поверхность раздела фольга - материал окна. Погрешность измерения скорости детонации в данной постановке составила величину, не превышающую ±0.25%.
Рис.1. Схема экспериментальной сборки.
Рис. 2. Затухание треугольного импульса сжатия длительностью 20 нм в Al фольге (200 мкм): 1 - массовая скорость в ВВ; 2
- скорость границы Al / водяное окно без учета затухания; 3 - расчет.
Следует отметить, что в ранних экспериментах [2,3] были использованы относительно толстые (200-400
мкм) фольги и водяные диагностические окна, что создало определенные трудности при интерпретации полученных профилей. Первая трудность состоит в том, что создаваемый детонационной волной импульс сжатия
затухает по мере распространения по фольге, поэтому данная методика не позволяет напрямую определять
количественные характеристики химпика, что может поставить под вопрос её применимость для определения
действительной структуры зоны реакции в исследуемом ВВ (например, по причине возможного полного затухания химпика в фольге). Вторая трудность обусловлена разницей в величине динамической жесткости алюминия и воды, приводящей к переотражению ударной волны от границы их раздела, последующим циркуляциям волн сжатия и разрежения в фольге и появлением вследствие этого дополнительных скачков массовой скорости на волновых профилях, осложняющих интерпретацию полученных таким образом экспериментальных
данных.
Вопросы, связанные с первой трудностью, удалось разрешить при помощи одномерного численного моделирования процесса затухания гипотетического треугольного пика скорости длительностью 20 нс, созданного
детонацией заряда TNETB, при его прохождении по фольге толщиной 200 мкм. Моделирование проводилось
по описанной в [4] методике с привлечением эмпирической макрокинетики [5] (рис. 2). Оно показало, что качественно структура волны при данной толщине фольги не меняется, и все отличия носят только лишь количественный характер. Это означает, что получаемые данной методикой экспериментальные данные адекватным
образом отражают все качественные детали структуры зоны реакции в исследуемом ВВ.
Трудности, возникающие в связи с различием динамической жесткости материалов фольги и окна, можно
преодолеть путем использования в качестве материала окна вещества с примерно равной алюминию динамической жесткостью: LiF. В этом случае отсутствует граница Al - окно, следовательно, при прохождении ударной волны не происходит ее отражения от этой границы, благодаря чему в фольге не наблюдаются волновые
циркуляции, и регистрируемая в экспериментах картина течения оказывается существенно более наглядной,
чем в случае водяных окон (рис. 3).
а)
б)
Рис. 3. Скорость движения границы алюминиевая фольга – окно в прессованном крупнодисперсном TNETB: а) в области
регистрации химпика, окно - LiF; б) в области отсутствия химпика, окно - LiF, H2O.
Еще одно достоинство окон из LiF – то, что большая по сравнению с водой динамическая жесткость данного материала позволяет использовать более тонкие алюминиевые фольги. Проведенные с LiF-окнами эксперименты c образцами крупнодисперсного TNETB уже исследованных ранее в работе [2] начальных плотностей
показали, что в этом случае надёжная регистрация осуществляется не только с фольгой 200 мкм, как это имело
место с водяным окном, но и с фольгой 50 мкм. В этом случае при пористости П0=23.9%, при которой ранее
наблюдался [2] спад скорости на границе фольга-окно, соответствущий химпику в зоне реакции, регистрируется аналогичная картина при использовании фольг толщиной как 50, так и 200 мкм (рис. 3, а). Аналогия повторяется и при П0=12.5% (рис. 3, б): на границе фольги и окна наблюдается плавный рост скорости в области,
соответствующей зоне реакции в исследуемом образце ВВ, при использовании и водяного окна с фольгой 200
мкм с, и LiF-окна с фольгой 50 мкм; существенное отличие численных значений массовых скоростей на зарегистрированных волновых профилях в этом случае обусловлено разницей в динамической жесткости воды и
LiF. Наблюдение данной аналогии можно считать дополнительным подтверждением того, что используемая
нами методика позволяет регистрировать действительную качественную картину структуры зоны реакции в
исследуемом ВВ.
Поскольку результаты проведенных с LiF-окнами экспериментов не показали принципиальных отличий от
предыдущих опытов, а их применение с интерферометром VISAR сопряжено с определенными технологическими трудностями, для основного массива опытов мы отказались от использования LiF и проводили их по
традиционной схеме с водяными окнами.
Результаты этих экспериментов представлены на рис. 4. При относительно высокой пористости (профиль
для Π0=21.2% на рис. 4, а) в крупнодисперсном TNETB регистрируется типичная для гетерогенных ВВ картина: после ударного скачка наблюдается спад скорости на границе фольга-вода, длительность и амплитуда которого определяются параметрами химпика в TNETB. При уменьшении пористости ниже некоторого критического значения Π0 ~ 15% в зоне реакции вместо химпика регистрируется относительно долгий монотонный
рост массовой скорости с последующим ее небольшим спадом, т.е. формируется своеобразный «горб» (профиль для Π0=14.1% на рис. 4, а). При дальнейшем снижении пористости за ударным скачком в зоне реакции
вместо спада наблюдается монотонный рост скорости, т.е. регистрируется отсутствие химпика (профиль для
Π0=7.6% на рис. 4, б). Эти результаты хорошо согласуются с данными [2], свидетельством чему могу служить
пунктирные профили для Π0 = 19.6 и 12.5 % на рис. 4, приведенные в [2]: в первом случае регистрируется химпик, а на втором профиле его нет.
В данной работе впервые удалось получить при прессовании заряды крупнодисперсного TNETB с низкой
пористостью; результаты соответствующих экспериментов приведены на рис. 4, б. Отсутствие химпика в зоне
реакции по мере уменьшения пористости заряда наблюдается везде вплоть до Π0~5.5%. Вблизи этого значения
вместо профилей с монотонным нарастанием скорости регистрируются аналогичные окрестности Π0~15%
профили с «горбом», причем время нарастания уменьшается по мере снижения пористости (профили для
Π0=5.4% и 3.3% на рис. 4, б). При еще меньшей пористости (профиль для Π0=2.7% на рис. 4, б) в зоне реакции
регистрируется резкий скачок скорости с последующим ее плавным спадом, т.е. здесь наблюдается обратный
переход к классическому детонационному режиму с химпиком. Таким образом, исчезновение химпика в зоне
реакции в TNETB наблюдается в относительно широком конечном диапазоне пористостей Π0 ~ 3÷15%, при
этом на границах этого диапазона (при 3%<Π0<5.5% и 12.5%<Π0<15%) наблюдаются своеобразные переходные режимы от течения с химпиком к течению с монотонным ростом параметров за ударным фронтом.
а)
б)
Рис. 4. Скорость движения алюминиевых фольг на границе ВВ – водяное окно: а) в высокопористом TNETB; б) в низкопористом TNETB.
а)
б)
Рис. 5. Скорость границы Al фольга толщиной 200 мкм – водяное окно в образцах: а) прессованного мелкодисперсного
TNETB высокой пористости; б) прессованного мелко- и крупнодисперсного TNETB низкой пористости.
Эксперименты по регистрации структуры зоны реакции были проведены также с мелкодисперсным
TNETB, их результаты представлены на рис. 5. Видно, что характер изменения параметров в зоне реакции стационарной детонационной волны оказывается существенно зависящим от микроструктуры заряда. Так, при
высокой пористости П0=33.2% наблюдается классическая картина детонации с химпиком. Однако уже при
П0=27.7%, соответствующей начальной плотности 1.33 г/см3, после ударного скачка регистрируется небольшой подъем скорости, в то время как как в крупнодисперсном составе в этом случае по-прежнему наблюдается
химпик (рис. 5, а). Т.е. верхняя граница интервала пористости, при которой химпик отсутствует, составлявшая
для крупнодисперсного TNETB величину ~15%, в мелкодисперсном TNETB повышается примерно до 28%.
Достигнуть низких пористостей при прессовании мелкодисперсного порошка, к сожалению, не удалось, но
уже при относительно высоких ее величинах – 8.7 и 12.5 %, т.е. тех значениях, при которых, как можно видеть
на рис. 5, б, в крупнодисперсном TNETB наблюдалось отсутствие химпика, регистрируется переходный режим
с «горбообразным» профилем в зоне реакции. Таким образом, можно предполагать, что химпик в зоне реакции
начнет вновь формироваться при достижении пористости ~ 7-8%, что означает, что в мелкодисперсном TNETB
по сравнению с крупнодисперсным сдвигается в сторону повышения не только верхняя, но и нижняя граница
интервала исчезновения химпика.
Существуют косвенные свидетельства [2] того, что в определенных условиях режим с отсутствием химпика
в зоне реакции может быть стационарным недосжатым режимом. В соответствии с выводами из основных
уравнений гидродинамики, описывающих процессы детонации, при недосжатой детонации массовая скорость
продуктов взрыва должна быть меньше, чем при нормальной детонации (что и наблюдалось в работе [2]), а
скорость детонации – выше. Поэтому если в одном интервале начальных плотностей и пористостей в ВВ будет
наблюдаться нормальный детонационный режим с химпиком, а в другом – недосжатый режим, то на границе
этих интервалов на зависимости детонационных параметров от начальной плотности должен наблюдаться скачок. С целью проверки гипотезы о возможности реализации при исчезновении химпика недосжатой детонации
нами было проведено измерение зависимости скорости детонации D от начальной плотности ρ0 образцов
крупнодисперсного TNETB. Результаты этих измерений приведены на рис. 6.
Рис 6. Зависимость D(ρ0) в крупнодисперсном TNETB.
Полученная зависимость имеет две ветви: одну для случая детонации с химпиком и другую, лежащую выше примерно на 100 м/с (что существенно выше погрешности измерения скорости, составляющей не более 20
м/с), для случая детонации без химпика. Наличие скачков скорости при переходе с одной ветви зависимости на
другую может свидетельствовать о том, что зафиксированный нами детонационный режим с монотонным ростом параметров в зоне реакции в интервале начальных плотностей 1.61 – 1.77 г/см3 (что соответствует диапазону пористости 3.8 – 12.5%) действительно является стационарным недосжатым детонационным режимом.
Обсуждение результатов
Для обоснования обнаруженных фактов, не находящих убедительного объяснения с позиции классической
модели детонации, следует искать иные физические подходы. Прежде всего, следует обратить внимание на то,
что изучаемые нами вещества существенно гетерогенны. Ширина ударного скачка определяется в них характерным размером неоднородностей образца, а не процессами релаксации, вследствие чего ее отношение к ширине зоны реакции составляет существенно большую величину по сравнению с гомогенными ВВ. Те же самые
неоднородности отвечают за появление «горячих точек», в которых разложение ВВ начинается уже непосредственно при прохождении ударной волны. А, значит, неочевидно, что в общем случае в гетерогенных ВВ, к
числу которых относятся и изучаемые нами прессованные взрывчатые вещества, можно пренебречь протеканием реакции во фронте ударной волны, так, как это делается в классической модели. Как показали оценки,
сделанные на основе анализа модели образования «горячих точек», базирующейся на вязко-пластическом механизме схлопывания пор [6], с использованием закона распределения пор по размера [7], доля ВВ, реагирующего непосредственно в ударном фронте (а, соответственно, и начальная скорость реакции), меняется немонотонно с изменением начальной плотности и пористости, причем положение максимума этой величины и его
значение сильно зависит от различных характеристик внутренней структуры образца ВВ, таких, как дисперсность исходного порошка ВВ, параметры распределения пор по размерам. Это наглядно показано на рис. 7, где
приведен качественный вид зависимости доли ВВ, разлагающегося во фронте ударной волны V f от плотности
заряда ρ0. Конкретный вид этой функции, положение точки максимума и значение функции в этой точке сильно зависит сразу от нескольких параметров внутренней структуры образца, главным образом, от вида функции
распределения пор по размерам. При одних значениях этих параметров (т.е. для прессованного порошка ВВ
одного сорта) максимум может быть пренебрежимо малым, для других же значений (т.е. для других образцов
того же ВВ) значение функции Vf в интервале окрестности точки максимума может достигать заметных величин,. которыми нельзя пренебрегать так, как это делается в классической теории детонации; при этом следует
заметить, что за пределами окрестности точки максимума оно по-прежнему остается пренебрежимо малым.
Для разных распределений пор по размерам может отличаться не только значение максимума, но и его положение, т.е. для одного и того же ВВ в образцах различной внутренней структуры интервал максимального разложения ВВ во фронте ударной волны может сдвигаться по оси начальных плотностей. Как показано ниже, с
теми из этих интервалов, в которых значение функции Vf достигает значительных величин, мы связываем наблюдавшиеся в эксперименте интервалы начальных плотностей, в которых регистрируется исчезновение химпика в зоне реакции, а также обнаруженная зависимость этих интервалов от дисперсности исходного порошка
ВВ.
Рассмотрим теперь существующие математические модели явления детонации, учитывающие конечную
ширину фронта ударной волны [8,9] (рис. 8). Этот учет принципиально меняет вид фазовой траектории по
сравнению с классической теорией: она носит непрерывный характер. При малой начальной скорости реакции
(а, значит, и малой доле ВВ, реагирующей во фронте ударной волны), впрочем, реализуется стационарный детонационный режим, качественно не отличающийся от классического (траектория а-b). Такая картина наблюдалась нами во всех тех опытах, в которых регистрировался химпик в зоне реакции.
Рис. 7. Качественный вид зависимости Vf(ρ0).
Рис. 8. Структура детонационной волны в переменных (давление - объем) [9]. 1 – ударная адиабата; 2 – детонационная
адиабата; 3 – химпик; 4 – конечное состояние в случае пересжатой детонации; 5 – прямая Михельсона; 6 – конечное состояние в случае недосжатой детонации; 7 – начальное состояние.
С увеличением доли ВВ, разлагающегося в ударном скачке (т.е. по мере приближения к точке максимума
функции Vf), фазовые траектории становятся все более и более пологими, а амплитуда химпика падает (траектории c и d). Соответствующие режимы с «горбообразными» профилями наблюдались нами в экспериментах с
крупнодисперным TNETB при 3%<Π0<5.5% и 12.5%<Π0<15% и в мелкодисперсном TNETB при 7-8% < Π0 <
13%.
При достижении и превышении некоторого критического значения доли ВВ, реагирующего во фронте (т.е.
вблизи точки максимума функции Vf), происходит качественное изменение структуры детонационного фронта:
конечное состояние на детонационной адиабате достигается в результате монотонного роста давления (траектория e). Наконец, при определенных условиях возможна также реализация принципиально невозможного в
классической модели стационарного недосжатого режима детонации (траектория f), признаки которого наблюдались нами в крупнодисперсном TNETB в интервале пористостей 3.3 – 12.5%. По всей видимости, это происходит в тех случаях, когда в силу специфической внутренней структуры заряда доля ВВ, реагирующего во
фронте ударной волны, достигает наибольших возможных величин.
Заключение
Показано, таким образом, что существование экспериментально обнаруженного в TNETB интервала начальных плотностей, в котором возможно распространение стационарной детонационной волны без химпика
и, в том числе, стационарной недосжатой детонационной волны, обусловлено гетерогенностью структуры исследуемых образцов, вследствие которой разложение в них носит очаговый характер и частично происходит во
фронте ударной волны.
Литература
1. Зельдович Я.Б., Компанеец А.С. Теория детонации. М.: Гостехиздат, 1955. 268 с.
2. Уткин А.В., Колесников С.А., Першин С.В. Влияние начальной плотности на структуру детонационных волн в гетерогенных взрывчатых веществах // Физика горения и взрыва, 2002. Т.38, №5. С.111-118.
3. Kolesnikov S.A., Utkin A.V., Ananin A.V., Pershin S.V., Fortov V.E. Reaction Zone of Steady-State Detonation Waves in Dinitrodiazapentane and RDX // Shock Compression of Condensed Matter – 2003. New York, Melville, 2004. P.851-854.
4. Канель Г.И., Разоренов С.В., Уткин А.В., Фортов В.Е. Ударно-волновые явления в конденсированных средах. М.: ЯнусК, 1996. 408 с.
5. Уткин А.В., Канель Г.И., Фортов В.Е. Эмпирическая макрокинетика разложения флегматизированного гексогена в ударных и детоннационных волнах // Физика горения и взрыва, 1989. №5. С.115-122.
6. Кобылкин И.Ф., Селиванов В.В., Соловьев В.С., Сысоев Н.Н. Ударные и детонационные волны. Методы исследования.
2-е изд., перераб. и доп. М.: ФИЗМАТЛИТ, 2004. 376 с.
7. Demol, G., Goutelle, J. C., Mazel, P. CHARME: A Reactive Model for Pressed Explosives Using Pore and Grain Size Distributions as Parameters // Shock Compression of Condensed Matter – 1997. New York, Woodbury, 1998. P.353-356.
8. Hirschfelder, J. O., Curtiss, C. F. Theory of Detonations. I. Irreversible Unimolecular Reaction. // J. Chem. Phys., 1958. Vol. 28,
No 6. P.1130-1147.
9. Вильямс Ф.М. Теория горения. М.: Наука, 1971. 616 с.