ударна хвиля

ВИБУХОВА ХВИЛЯ - рухома по речовині поверхню розриву безперервності швидкості течії, тиску, щільності і ін. величин. У. в. виникають при вибухах, детонації, при надзвукових рухах тіл (див. надзвукове протягом ), При потужних елект. розрядах і т. д. Напр., при повітряному вибуху вибухових речовин (BB) утворюються високонагретие продукти, що знаходяться під великим тиском. Продукти вибуху під дією тиску розширюються, приводячи в рух і стискаючи спочатку найближчі, а потім все більш далекі шари повітря. Поверхня, до-раю відділяє стисле повітря від необуреного, являє собою У. в.

Найпростіший приклад виникнення і поширення В. ст.- стиснення газу в трубі поршнем. Якщо спочатку покоївся поршень миттєво починає рухатися з пост. швидкістю і, то відразу ж безпосередньо перед ним виникає ударна. Швидкість її поширення D по необуреному газу постійна і більше і. Тому відстань між поршнем і У. в. збільшується пропорц. часу руху. Швидкість газу за У. в. збігається зі швидкістю поршня (рис. 1). Якщо поршень розганяється до швидкості і поступово, то У. в. утворюється не відразу. Спочатку виникає хвиля стиснення з безперервним розподілом щільності і тиску. З плином часу крутизна хвилі стиснення наростає, т. К. Обурення від прискорюється поршня наздоганяють її і підсилюють, приводячи в результаті до розриву безперервності всіх гидродинамич. величин і до утворення ударної хвилі. (див. базова динаміка).

Мал. 1. Розподілу щільності r в послідовні моменти часу t = 0, t 1, t 2 в ударній хвилі, збуджуючи емой поршнем, що рухається з постійною швидкістю і (D-швидкість ударної хвилі; D> u).

Існують п р я м и е У. в., В к-які речовина втікає по нормалі до поверхні, і к о з и е У. в. Останні виникають, напр., При надзвуковому русі тіл - ракет, що спускаються космічних. апаратів, снарядів і ін., коли перед тілом рухається У. в. Геометрія У. в. залежить від форми тіла і від ін. параметрів. Тому в системі координат, де У. в. спочиває, газ втікає в кожен елемент її поверхні під своїм кутом. Якщо цей кут не прямий, то елемент поверхні являє собою косу У. в. На косою У. в. зазнає розрив нормальна складова швидкості речовини, але тангенціальна складова неперервна. Отже, на косою У. в. лінії струму переломлюються (про косих У. в. см. ущільнення стрибок ) .Путём переходу до нової системи координат, що рухається паралельно поверхні розриву, косу У. в. завжди можна звести до прямої. Тому першорядний інтерес представляють прямі У. в., І далі мова йде тільки про них.

Закони ударного стиснення. Стану речовини по обидва боки У. ст .: тиск р, щільність r, швидкість течії щодо У. в. u і уд. внутр. енергія e пов'язані т. н. з про про тн про ш е н і я м і Р е н к і н а - Г ю г о н ь о:

к-які висловлюють закони збереження маси, імпульсу і енергії. Індекси 1 і 2 відносяться відповідно до величинам перед У. в. і за нею. Крім того, величини Е, р і пов'язані рівнянням стану . Швидкість поширення В. ст. по необуреному речовини дорівнює Т. о., При заданих параметрах речовини перед хвилею Р 1 і шість величин: пов'язані п'ятьма ур-нями, т. е. У. в. при заданих р 1 і r1 характеризується всього одним незалежним параметром, напр. D або р 2, через к-рий можуть бути виражені всі інші величини.

Інтенсивність У. в. зазвичай характеризують відносним стрибком тиску або Маха числом де a 1 швидкість звуку в речовині перед У. в. Для У. в. малої і великої інтенсивності відповідно якщо

Із системи (1) виходять такі вирази для і і для швидкості течії і щодо речовини перед У. в. (Швидкість газу в лаб. Системі координат на рис. 1):

(де -уд. обсяг), а також співвідношення

доорої зв. рівнянням ударної адіабати (УА) або адіабати Гюгоньо. Др. форма записи ур-ня УА еквівалентна (3):

де -уд. ентальпія Разом з рівнянням стану у вигляді ур-ня (3) висловлює залежність р2 від V2 і від властивостей речовини перед У. ст.- p l, V 1, т. е. є ф-цію доурую також називають УА або адіабати Гюгоньо.

Разом зі стрибком тиску і щільності в У. в. терплять розрив і ін. термодинамич. величини, в т. ч. ентропія .s. Закони збереження (1) формально допускають існування У. в. як стиснення, так і розрідження. Однак, згідно з до другого початку термодинаміки , Реально можна здійснити тільки такі У. в., В яких брало ентропія зростає. Цій вимозі задовольняють У. в. стиснення і не задовольняє У. в. розрідження, якщо всюди на УА друга ізентропіч. похідна уд. обсягу по тиску існує і позитивна:

Мал. 2. Ударна адіабата (УА) з зламом або з перегином (штрихова лінія в точці 2); р, V-тиск і обсяг речовини. Точка 1 відповідає стану речовини перед ударною хвилею.

Порушення цих умов зустрічається рідко і пов'язано з наявністю на УА зламів або перегинів (рис. 2), можливих при фазових переходах в твердих тілах ( плавлення , Поліморфні перетворення і ін.) Або при їх пластич. деформаціях, а також в газах в околицях критич. точки (Я. Б. Зельдович, 1946). З точністю до існування таких «аномалій» УА справедлива теорема Цемплена (1905), згідно якої можливі тільки У. в. стиснення. При зазначених «аномаліях» УА відповідно до теоретич. передбаченнями У. в. розрідження були отримані експериментально.

У. в. рухається по вихідній речовині з надзвуковою швидкістю Тому газодинамич. обурення з області за У. в. не проникають в речовину перед нею і не впливають, отже, на його стан. Швидкість ударної хвилі. щодо речовини за нею дозвукова, завдяки чому просторовий розподіл газодинамич. величин за У. в. впливає на залежність її інтенсивності від часу. Напр., Обурення від прискореного поршня, к-рий стискає в трубі газ і створює У. в., Наздоганяють і підсилюють У. в. Приріст ентропії в У. в. малої інтенсивності - величина третього порядку малості, тому таку У. в. можна вважати ізентропічной. При неогранич. зростанні інтенсивності У. у. стиснення, т. е. ставлення залишається обмеженим.

Стійкість У. в. як гидродинамич. розриву порушується у випадках ур-ний стану дуже спеціального виду, що призводять до таких аномалій форми УА (С. П. Дьяков, 1954), к-які виражаються у вигляді нерівностей

де -проізводная уздовж УА. У разі першого з нерівностей (5), що виконується на УА з зламами і перегинами типу зображених на рис. 2, У. в. розщеплюється на конфігурацію з двох або більшого числа хвиль. Речовин з такими ур-нями стану, при яких УА задовольняла б другому з нерівностей (5), по-видимому, не існує, хоча відповідні ур-ня стану і не заборонені термодинамічно.

У. в. в газах. Формули для У. в. мають особливо простий вигляд в разі газу з пост, теплоємністю, т. е. коли

-Відношення теплоємностей при пост, тиску і об'ємі (показник адіабати), R - газова постійна ; m0 - відносить, мовляв. маса, Т-темп-pa. В цьому випадку ур-ня УА виражається в явному вигляді:

У порівнянні зі звичайною адіабати (адіабати Пуассона), для якої УА характеризується великим зростанням тиску при стисненні (рис. 3).

Мал. 3. Ударна адіабата H і адіабата Пуассона Р, що проходять через спільну точку А початкового стану (В - точка кінцевого стану УА).

Це є наслідком безповоротності нагрівання газу в У. в. Параметри газу за У. в., Віднесені до їх значень перед У. в., Виражаються через М 1:

У межі великих інтенсивностей, т. Е. При

T. о., Як завгодно інтенсивна У.В. не може стиснути газ більш ніж в h = (g + 1) / (g- 1) раз. Граничне стиснення h тим вище, чим більше теплоємність cV (менше g). Напр., Для одноатомного газу g = 5/3, h = 4, для двоатомних, напр. для повітря, g = 7/5, h = 6. Однак ф-ли (6) - (8) мають обмежену застосовність навіть для ідеального, т. е. досить розрідженого газу (хоча і дуже корисні при оцінках і виявленні якісних закономірностей) . У газі при високих темп-pax відбуваються дисоціація молекул , Хім. реакції, іонізація , Що пов'язано з витратами енергії, зміною теплоємності і числа частинок. При цьому e складним чином залежить від р і V. Якщо ця залежність (ур-ня стану) відома, то параметри газу за У. в. можна знайти шляхом чисельного рішення ур-ний (1) - (3).

Табл. 1.

* 1 атм = 101325 Па.

У табл. 1 наведені параметри за У. в. в повітрі (перед У. ст .: p 1 = 1 атм, T 1 = 288 К, r1 = 1,29.10-3 г / см3).

Структура У. в. У. в., Що розглядається в гідродинаміки як розрив, в дійсності представляє собою перехідний шар кінцевої протяжності, доурую називають ш и р і-н о м У. в. У ньому відбуваються незворотні процеси переходу речовини з поч. стану перед У. в. в кінцевий стан за нею. У щільних газах ширина У. в. зазвичай дуже мала в порівнянні з характерними розмірами областей безперервного перебігу по обидва боки У. в. Але в розріджених газах нерідкі випадки, коли це не так. Напр., На великих висотах в атмосфері У. в., Що рухається перед надзвуковим літальним апаратом, може мати ширину, порівнянну з відстанню від початку перехідного шару до поверхні апарату. Це необхідно враховувати при розрахунках аеродинаміки і температурного режиму на поверхні.

У структурі У. в. стиснення існують дві області - т. зв. в я з к і й с ь к а ч о к у п л о т н е н і я (СУ), к-рий утворюється під дією в'язкості і теплопровідності , І наступна за ним р е л ак з а ц іо н н а я з о н а, обумовлена ​​іншими, відносно повільними релаксації. процесами (якщо такі є). Залежно від природи середовища, від її стану перед У. в. і від інтенсивності У. у. це може бути релаксація молекулярних коливань , Встановлення хім. і іонізації. рівноваги, в конденсується. середовищах - фазові переходи і ін. В У. в. досить малої інтенсивності, що поширюється по холодному газу (T 1 << 1000 K), збудження коливань і зміна складу газу незначні і структура У. в. визначається тільки СУ.

Структура СУ. Найпростіша теорія структури СУ заснована на ур-нях динаміки в'язкого теплопровідного газу. Ур-ня в системі координат, в якій У. в. спочиває, мають вигляд

де m і коеф. в'язкості і теплопровідності. Граничні умови: зникнення градієнтів перед У. в. при х = - і за нею при х = + . Крім того, r = r1, p = p 1, u = u1 = -D при x = - . Перетворення третього ур-ня за допомогою термодинамич. тотожності Tds = dw- Vdp і інтегрування дають перші інтеграли системи:

в якості початку координат можна вибрати будь-яку точку всередині СУ. Для зв'язку параметрів на кордонах x = + виходять співвідношення (1). Приклад структури СУ для випадку m (cV + R) / = 3/4, к-рий допускає аналитич. рішення системи (10), представлений на рис. 4. Величини r, p, u, T монотонно змінюються від своїх поч. значень до кінцевих, ентропія ж проходить через максимум. Наявність максимуму пов'язано з дією теплопровідності, т. К. Обумовлене нею приріст ентропії менше нагрітих шарів позитивно, а більш нагрітих - негативно. В'яз-кість призводить тільки до зростання ентропії. Завдяки в'язкості частина кінетичної. енергії набігаючого на У. в. потоку речовини перетворюється в енергію хаотичний. руху, т. е. в тепло. СУ не має різких меж, але практично все зміна величин в ньому відбувається в шарі кінцевої протяжності d, к-рую і називають умовно шириною (або еф. Шириною) У. в. Один по одному величини в У. в. малої інтенсивності d = l 1 p 2 / (p 2 p 1) >> l 1. де l 1 довжина вільного пробігу молекул. В У. в. великої інтенсивності величина d дуже мала, d ~ l 1, і структуру СУ теоретично досліджують на основі кінетичного рівняння Бол'цмана або шляхом чисельного моделювання У. в. на ЕОМ молекулярної динаміки методом.

Мал. 4. Розподілу швидкості (а), тиску (б), ентропії (в) у в'язкому стрибку ущільнення (СУ) з числом M 1 = 2 в газі з g = 7/5 і коефіцієнтом в'язкості, що не зави сящім від температури; l 1 - довжина вільного пробігу молекул.

Релаксаційна зона. В релаксації. зоні величини р, r, T, u змінюються тільки тому, що змінюється ур-ня стану, т. к. нек-риє його параметри "релаксує", в результаті чого уд. внутр. енергія залежить від часу t явно:

Напр., При колебат. релаксації ідеального газу e = p / r (g0 - 1) + e V (t), де g0-значення g для газу з незбудженими молекулярними коливаннями, e V - уд. колебат. енергія. Її залежність від часу визначається рівнянням колебат. релаксації. При хім. реакціях і іонізації роль "релаксирующих" параметрів грають концентрації компонент газу. При завершенні релаксації явна залежність e від t зникає і (11) переходить в звичайне ур-ня стану. Залежність r, r і u від t або від координати x (пов'язаної з t співвідношенням обчислюється за ф-лам (1), в яких брало участь р 2, u 2 грають поточні значення ф-ций р (х) і т. д., і ф-ле (11). "Релаксирующие" параметри визначаються відповідними ур-нями релаксації. З перших двох ур-ний (1) випливає, що p і V в релаксації. зоні пов'язані лінійним співвідношенням

де р 3 і V 3 значення p і V на початку релаксації. зони. Точка, що описує стан газу на площині р, V (рис. 5), рухається внаслідок релаксації уздовж продовження променя 3, 1 від точки 3 до точки 2, к-раю відповідає завершенню релаксації і розташована на уa II. Точка 3 належить УА I, обчисленої в припущенні, що релаксація. процеси не відбуваються зовсім. Луч, на к-ром розташовані точки 7, 2, 3, задовольняє співвідношенню (11) і зв. п р я м о й М і х е л ь с о н а-Р е л е я. Якісний характер зміни r, r, u і T в релаксації. зоні показаний на рис. 6. Темп-pa поступат. руху молекул в релаксації. зоні зменшується, т. к. енергія цього руху витрачається на збудження ін. ступенів свободи. Внаслідок зменшення T відносне збільшення тиску менше, ніж щільності. Напр., Розрахунки ширини релаксації. зони D x і зміни Т і r, обумовленого колебат. релаксацією і дисоціацією молекул в повітрі при p 1 = 1 мм рт. ст. (1,33 · 102 Па), T = 300 К і D = 4,7 км / с (M 1 = 14,2): T 3 10700 К, T 2 пр. = 6200 К, Явище релаксації в У. в. широко використовується для експери. вивчення кінетики збудження коливань, дисоціації, хім. реакцій, іонізації та ін., до-рої зазвичай проводиться в дослідах з ударними трубами.

Рис.5. Діаграма тиск (р) - обсяг (V) для ударної хвилі, що розповсюджується по газу з уповільненим (релаксаційним) збудженням частини ступенів свободи.

Мал. 6. Розподіл тиску р, плотносгі r, швидкості газу u і температури T в релаксационной зоні ударної хвилі, що розповсюджується по газу з уповільненим віз спонуканням частини ступенів свободи.

Одномірне стаціонарне протягом в релаксації. зоні може бути нестійкий щодо турбулізації, подібно процесам в структурі детонації. хвилі (див. детонація ) .Однак для цього необхідне поєднання рідко (на відміну від детонації. Хвиль) виконуваних в У. в. умов-наявності великого періоду індукції в релаксації. зоні і потім швидкої релаксації.

У. в. в плазмі. Коли У. в. великої інтенсивності поширюється по іонізованному газу, в СУ електронний газ сам по собі (т. е. при електрон-електронних зіткненнях) нагрівається значно слабкіше іонного, т. к. в системі координат, де У. в. спочиває, втікає в неї електрони володіють незначною кинетич. енергією. Більший, але теж малий по відношенню до іонів нагрів електронного газу в СУ відбувається за рахунок його адіабатіч. стиснення кулоновскими силами, що не допускають відмінності в ступені стиснення іонів і електронів (до-рої призвело б до сильного просторового розділення зарядів). Релаксація в У. в. пов'язана з обміном енергією при зіткненнях електронів з іонами, що призводить до вирівнювання темп-р електронного та іонного газів. Релаксація відбувається дуже повільно (в порівнянні з процесами в СУ), т. К. Частка енергії, що передається при одному зіткненні частинок, сильно розрізняються по масі, дуже мала. У формуванні структури У. в. важливу роль відіграє електронна теплопровідність, к-раю набагато більше іонної і призводить до помітного прогріванню електронного газу перед СУ (рис. 7)

Мал. 7. Розподілу іонної Тi (суцільна лінія) та електронної Ті (штрихова лінія) температур і щільності газу r у фронті ударної хвилі, поширюючись ющейся по плазмі.

Іонізующей У. в. Якщо за У. в., Що розповсюджується по неіонізованному газу, темп-pa , Газ в У. в. ионизуется на десяті частки і більш. (Відносить. Концентрація іонів різко зростає зі збільшенням темп-ри і значно слабкіше - зі зменшенням щільності газу.) Осн. механізмом є іонізація атомів електронним ударом. Необхідну для цього енергію електронний газ отримує при пружних зіткненнях електронів з атомами і іонами. розвивається лавина електронна починається з відносно невеликого кол-ва початкових, затравочних електронів. Вони можуть з'являтися при зіткненнях атомів (хоча еф. Перетин іонізації атомами дуже мало), в результаті реакції асоціативної іонізації типу (Такий процес йде в повітрі), шляхом фотоионизации атомів перед СУ УФ-випромінюванням, що випускаються нагрітим газом за У. в. Неясність щодо конкретного механізму поч. накопичення електронів часто ускладнює інтерпретацію експери. результатів за структурою ионизационной хвилі не дуже великий інтенсивності. В релаксації. зоні темп-pa електронів Ті менше темп-ри атомів і іонів T, т. к. електронний газ витрачає більшу в порівнянні з kTe енергію на іонізацію атома. Залежність Ті від T в релаксації. зоні визначається балансом енергії, що витрачається електронами на іонізацію і одержуваної при пружних зіткненнях з атомами і іонами. Чим інтенсивніша У.В., тим більше різниця T- Ті в релаксації. зоні. У тій її частині, де склад газу близький до рівноважного, стає істотним процес, зворотний іонізації, т. Е. Електрон-іонна рекомбінація. При досягненні іонізації. рівноваги вирівнюються і темп-ри Ті, T. Ширина релаксації. зони обернено пропорційна р 1.

В У. в. з темп-рами в десятки и сотні тисяч До відбувається багаторазове іонізація атомів. Достатньо поч. накопичення електронів, за к-рим слід лавиноподібний іонізація, забезпечується Фотоіонізація газу перед СУ УФ-випромінюванням, що приходять з-за У. в. Внаслідок сильного теплопровідного прогріву електронного газу вже перед СУ досягається значить. ступінь іонізації і від гарячого електронного газу кілька нагрівається і іонний. На рис. 8 показані результати розрахунку структури, подібної У. в., Що розповсюджується в сильно розрідженій атмосфері, коли променистий теплообмін (див. Нижче) не грає ролі. Щільно. r 1 відповідає висоті ~ 70 км над рівнем моря.

Випромінювання У. в. При збільшенні інтенсивності У. у. зростає роль ел - магн. випромінювання в формуванні її структури. Якщо темп-pa вище дек. десятків тисяч До і газ досить щільний для того, щоб випромінювання за У. в. було термодинамічно рівноважним, ширина У. в. визначається променистим теплообміном. Всі гази непрозорі в більш-менш далекій УФ-області спектра, до до-рій відноситься б. ч. всієї енергії рівноважного випромінювання при розглянутих високих темп-pax. Ця енергія, яку випромінює газом за У. в., Поглинається перед СУ і сильно прогріває нестислий газ. При цьому зона прогріву простягається набагато далі перед СУ, ніж це було б у разі тільки електронної теплопровідності. Внаслідок прогріву газу перед СУ темп-pa безпосередньо за ним вище T 2, т. Е. Темп-pa в структурі У. в. проходить через максимум. В повітрі з нормальною щільністю перед У. в. ширина У. в., що визначається променистим теплообміном, має порядок 10-1 см, тоді як іонізація. структура, аналогічна показаної на рис. 8, при такій щільності займала б всього 10-3 см. Чим вище T 2, тим інтенсивніше потік рівноважного випромінювання s T 4 (де s-постійна Стефана-Больцмана) і тим більше ширина прогрітого шару і його темп-pa T-. Напр., В повітрі, що має перед хвилею нормальну щільність, при значеннях T 2, рівних 25000 К, 50000 До і 150000 К, темп-pa T _ відповідно дорівнює 1400 К, 4000 К і 50000 К. При T 2 300000 До темп-ра T_ досягає T 2 і залишається рівною їй в більш інтенсивних У. в. При дуже великій інтенсивності У. у. поряд з променистим теплообміном стають істотними щільність енергії і тиск випромінювання. Розглянута вище роль випромінювання в формуванні структури У. в. відноситься до випадку, коли за У. в. випромінювання знаходиться в термодинамич. рівновазі з газом. Для цього розміри області нагрітого газу за У. в. повинні бути багато більше довжин пробігів випромінювання. У розріджених газах ця умова зазвичай не виконується. У таких випадках інтенсивність випромінювання може бути занадто мала, щоб вплинути на У. в. (Див. також випромінювання плазми ).

Мал. 8. Розподілу відносної щільності іонів n = N / N 0, ступеня іонізації a, безрозмірних електрон ної і іонної температур q e = kTe / MAD2, q i = kTi / MAD 2 (MА - маса атома) в ударній хвилі в повітрі при D = 58 км / с; щільність атомів перед ударною хвилею r1 = 3,5.1015 см-3.

Вимірювання яскравості У. в. дозволяє судити про темп-ре T 2. При T2 10000 До прогрітий шар повітря частково екранує видиме випромінювання газу, що йде через У. в., До-рої в холодному повітрі поширювалося б практично без поглинання. Ефект екранування не дозволяє реєструвати дуже високі значення T 2. У повітрі нормальної щільності яскравості темп-pa ніколи не перевищує 50000 К, хоч би велика не була темп-pa T 2.

Експериментальні (в осн. В дослідах з ударними трубами) і теоретич. дослідження випромінювання У. в. мають велике практич. значення в зв'язку з проблемами захисту надзвукових літальних апаратів від радиац. перегріву, створення потужних імпульсних джерел ел - магн. випромінювання та ін.

Магнітогідродинамічні У. в. поширюються в електропровідному (ионизованном) газі в присутності зовн. магн. поля. Їх теорія будується на основі ур-ний магнітної гідродинаміки . Співвідношення типу (1) з урахуванням магн. сил доповнюється такими умовами, до-рим підкоряються електричні. и магн. поля на кордоні двох середовищ. Магн. ефекти проявляються тим сильніше, чим більше відношення магн. тиску H2 / 8p до тиску газу, де H -напряжённость магн. поля. Завдяки доповнить. параметрам і змінним, що характеризує величину і напрям магнітного. поля з обох боків розриву, магнітогідродінаміч. У. в. відрізняються великою різноманітністю властивостей в порівнянні зі звичайними У. в.

Бесстолкновітельние У. в. У надзвичайно розрідженій плазмі (лабораторної, космічної), де частки практично не стикаються між собою, також можливі У. в. При цьому ширина У. в. виявляється набагато менше довжин пробігу частинок. Механізм дисипації, що приводить до перетворення частини кінетичної. енергії спрямованого руху необуреного газу (в системі координат, що рухається разом з У. в.) в енергію теплового руху, пов'язаний з колективними взаємодіями в плазмі і порушенням плазмових коливань. У присутності магн. поля в бесстолкновітельних ударних хвилях істотні також ефекти закручування іонів і індукування електричні. полів при витісненні магн. поля рухається плазмою. Масштабом ширини бесстолкновітельних У. в. служить величина з / w р, де с - швидкість світла, w p = = (4 p е 2 пе / т) 1/2 плазмова частота.

У. в. в газосуспензії. При пошіренні У. в. по газу з малою об'ємною концентрацією пилу в СУ прискорюється, стискається і нагрівається тільки газова компонента, т. к. макроскопіч. частинки пилу дуже рідко стикаються між собою, а при взаємодії з газом їх швидкість і темп-pa змінюються порівняно повільно, і за СУ в релаксації. зоні відбувається поступове вирівнювання швидкостей течії і темп-р компонент. При цьому відносна масова концентрація пилу проходить через максимум, т. К. В СУ вона була знижена, а в середньому по всьому об'єму повинна бути такою ж, як перед У. в. Часто пил буває горючою (у вугільних шахтах, на млинах, елеваторах і т. Д.). Вивчення умов загоряння пилу в У. в. з можливим переходом горіння в детонацію - одна з важливих наукових і прикладних проблем.

У. в. в конденсованих середовищах. У конденсованих середовищах (твердих тілах і рідинах) в У. в., Одержуваних, в лаб. умовах, можна досягти надзвичайно широкий діапазон тисків. При детонації конденсованих BB виникають і потім переходять в контактує з BB досліджувана речовина - тверде тіло або рідина - У. в. з тиском до дек. сотень кбар. За допомогою кумулятивних зарядів досягаються тиску порядку мегабар. Для отримання У. в. дуже великої інтенсивності використовуються також спец. газові та ін. гармати, к-римі розганяються снаряди- пластини, вдаряють потім по перешкоді з досліджуваної речовини. Завдяки розробленим в 1940-50-х рр. методам отримання та діагностики У. в. стали могутнім і багато в чому незамінним засобом експери. дослідження фіз - хім. і ін. властивостей речовин в екстремальних умовах. Особливо широко У. в. використовуються для визначення ур-ний стану твердих тіл і рідин при високому тиску і темп-pax, що не досяжних в статич. експериментах. Вимірявши дві швидкості- D і та, можна обчислити p 2 і u 2 по ф-лам

к-які слідують з (2), і знайти потім e 2 з (3). (Швидкість і вимірюється ел - магн. Методом або т. Н. Методом откола- шляхом вимірювання швидкості відколюються пластини, що утворюється при виході У. в. На вільну поверхню досліджуваного зразка.) Провівши вимірювання і розрахунки при разл. интенсивностях У. в., знаходять залежність р2 і e 2 від u 2 на уa. Іноді замість або додатково до швидкості і вимірюють тиск (пьезодатчиком), щільність (рентген) або темп-ру (в прозорих речовинах). (Стосовно до конденсується. Середах такі вимірювання менш універсальні і зазвичай технічно більш складні.) У табл. 2 наведені дані для уa свинцю:

, .

Табл. 2.

* Значення T 2 обчислені за ур-нію стану.

УА рідин і (з точністю до порівняно малих відхилень, пов'язаних зі зміною характеру деформації при переході через межу пружності) твердих тіл при малих ступенях стиснення, , Мало відрізняються від ізоентропа і зазвичай добре апроксимуються ф-лій

де А і n -параметри, що визначаються при апроксимації. Напр., Для води А 3000 атм, n 7-8, для металів n 4, для заліза, міді і дюралюмінію значення А відповідно рівні 500, 250 і 200 кбар. Більш інформативні дані про ур-нях стану виходять в тих випадках, коли для одного і того ж речовини вдається виміряти не одну, а дві або дек. УА. Для цього потрібно змінювати параметри поч. стану речовини. Це досягається: а) шляхом відображення У. в. від жорсткої перепони. Відображена У. в. поширюється по речовині, стислому і нагрітого в падаючої ударної хвилі .; б) шляхом спец. приготування речовини в сильно пористому стані. Напр., Природним пористим станом води або льоду є пухкий сніг. При ударноволнового стисненні до одного і того ж уд. обсягу пористе речовина завжди нагрівається сильніше і тиск в ньому зазвичай більше. Оскільки ур-ня стану визначає зв'язок між e, p і V на площині р, V, а не тільки на отд. лініях, таким емпіріч. способом отримати ур-ня стану не можна. Але можна знайти або істотно уточнити "парамстри аналитич. Ур-ня стану, отриманого до - л. Ін. Наближеним способом. Це особливо важливо, оскільки теорія ур-ний стану кон-денсір. Середовищ базується на вельми наближених моделях і її можливості кількісних пророкувань ограниче-ни. Таким полуемпіріч. шляхом знайдені ур-ня стану MH. елементів і сполук - металів, сплавів, мінералів, гірських порід, полімерів, води та ін. рідин. Дані про ур-ванні стану елементів, мінералів і гірських порід, отримані в дослідах з У. в., знайшли шир дещо застосування в науці про Землю і ін. планетах Сонячної системи і дозволили перейти до вивчення внутр. будови планет і їх супутників на якісно новий щабель.

Ширина СУ в У. в. великої інтенсивності в конденсується. середовищах приблизно в 1000 разів менше, ніж в газах нормальної щільності. Настільки ж сильно скорочується зона колі-бат. релаксації в молекулярних рідинах і кристалах при однаковій темп-ре T 2. Плавлення відбувається настільки швидко, що в структурі У. в. дуже рідко вдається спостерігати тверде тіло в метастабільних, перегрітому стані. Швидкість поліморфних перетворень змінюється в надзвичайно широких межах залежно від механізму перебудови кристалічної. решітки та від інтенсивності У. у. Якщо нова кристалічної. модифікація може бути отримана шляхом упорядкованого малого зміщення атомів, обумовленого об'ємною і сдвиговой деформацією вихідної решітки (механізм т. н. мартенситного типу), то після деякого пересжатія (щодо термо-динамічний. кордону фаз) перетворення йде дуже швидко - за часи порядку 10-8 с-менш. Необхідна ступінь пересжатія залежить від кол-ва і розподілу дефектів вихідної решітки (початкових і виникають в процесі ударноволнового стиснення) і від концентрації нової фази. Тому діапазон тисків, в к-ром співіснують обидві кристалічні. модифікації, зазвичай великий у порівнянні з термодинамічно рівноважним. Швидка перебудова решітки спостерігається, напр., В залозі і галогенних-дах калію. Якщо для побудови нової кристалічної. решітки потрібні складні перестановки атомів, здійсненні шляхом термодифузії з подоланням величезних активації. бар'єрів від дек. еВ до десятків еВ, нова кристалічної. модифікація або не утвориться зовсім (аж до таких інтенсивностей В. у., при яких область її термодинамич. стійкості закінчується і утворюється ін. кристалічними. фаза більш високого тиску або речовина плавиться), або утворення нової кристалічної. модифікації відбувається шляхом термодифузії в місцях сильного неоднорідного розігріву вихідної решітки при пластич. течії (т. н. гетерогенний механізм фазового переходу). При цьому інша маса речовини знаходиться в метастабільних станів. Напр., При поширенні У. в. по кварциту не спостерігається утворення більш щільної фази високого тиску - коесіта, а перехід в ще більш щільну модифікацію - стишовит (або стішовітоподобную аморфну ​​фазу) триває аж до тисків ~ 400-450 кбар, тоді як в термодинамич. рівноважних умовах освіту стішовіта в У. в. починалося і закінчувалося б у відносно вузькому інтервалі тисків в околиці точки з тиском ~ 100 кбар. Чи не витерпить фазового перетворення кварцит втрачає стійкість і аморфізуется при тисках 230-300 кбар.

Утворилися в У. в. кристаллич. і аморфні структури нерідко зберігаються як завгодно довго в метаста-більних станах після зняття тиску. Вихідна речовина теж може бути в метастабільних станів. Таке різноманіття можливостей використовується для отримання в У. в. відомих і нових модифікацій речовин із заданими, часто унікальними фізико-хім. і механічні. властивостями, напр. техн. алмазу і високотвёрдой модифікації нітриду бору -боразона. Унікальність властивостей ме-тастабільних речовин, одержуваних в У. в., Обумовлена ​​тим, що вплив У. в. на конденсується. речовина не еквівалентно повільного стиску і нагрівання. Важлива кінетика процесів в У. в. і при подальшій розвантаження.

У. в. використовуються в наукомістких технол. процесах зміцнення машинобудівних деталей, різання і зварювання металів, пресування порошків і ін.

Літ .: 1) Ландау Л. Д., Ліфшиц EM, Гідродинаміка, 4 видавництва., M., 1988; 2) Зельдович Я. Б., Райзер Ю. П., Фізика ударних хвиль і високотемпературних гідродинамічних явищ, 2 изд., M., 1966; 3) Кузнецов HM, Термодинамічні функції і ударні адіабати повітря при високих температурах, M., 1965; 4) Ступоченко E. В., Лосєв С. А., Осипов А. І., Релаксаційні процеси в ударних хвилях, M., 1965; 5) Be-Ликович. Л., Ліберман M. А., Фізика ударних хвиль в газах і плазмі, M., 1987; 6) Арцимовіч Л. А., Сагдеев P. 3., Фізика плазми для фізиків, M ,, 1979; 7) Ландау Л. Д., Ліфшиц EM, Електродинаміка суцільних середовищ, 2 изд., M., 1982; 8) Кузнецов HM, Стійкість ударних хвиль, "УФН", 1989, т. 159, ст. 3, с. 493; 9) Альтшулер Л. В., Застосування ударних хвиль у фізиці високих тисків, "УФН", 1965, т. 85, ст. 2, с. 197; 10) Динамічні дослідження твердих тіл при високому тиску, Сб., Пер. з англ., M., 1965; 11) Аврорін EH [и др.], Потужні ударні хвилі і екстремальні стану речовини, "УФН", 1993, т. 163, № 5, с. 1.

HM Кузнецов, Ю. П. Райзер.

покажчик >>