Автор: Юхансон К.   Персон П.  

Теги: химия   взрывчатые вещества  

Год: 1973

Похожие

Физика взрыва

Физика высоких плотностей энергии

Основные опасности химических производств

Сверхсильные импульсные магнитные поля

Текст
                    DETONICS
OF HIGH
EXPLOSIVES
С. H. Johansson
and
P. A. Persson
Swedish Detonic Research Foundation
Vinterviken, Stockholm, Sweden
1970
ACADEMIC PRESS. LONDON and NEW YORK

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, 1973

УДК 541.427.6
В книге крупных шведских специалистов в области взрывча-
тых веществ (ВВ) представлен важный и интересный материал по
современным мощным В В, процессам горения и детонации, чув-
ствительности В В к механическим воздействиям, разрушению
горных пород взрывом и т. п. Глава, посвященная физике вы-
соких давлений и ударных волн в конденсированной среде,
несомненно, заинтересует тех, кто занимается превращением
вещества при высоких давлениях. Книга явится полезным до-
полнением к монографии советских авторов Андреева и Беляева
«Теория взрывчатых веществ» (Оборонгиз, 1960).
Предназначена для инженеров и научных работников, име-
ющих дело с взрывчатыми веществами и твердыми ракетными
топливами, а также для студентов и аспирантов соответствую-
щих 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. Алюлииа. Корректор Е. Г. Литвак.
Сдано в набор 11/VIII 1972 г. Подписано к печати 14/11 1973 г. Бумага № 2. 6DX9Wie —
— И бум. л. Печ. л. 22. Уч.-изд. л. 20,76. Изд. № 3/6368. Цена 2 р. 28 к. Зак. 555.
ИЗДАТЕЛЬСТВО <МИР» Москва, 1-й Рижский пер., 2
Ярославский полиграфкомбинат «Союзполнграфпрома» при Государственном комитете
Совета Министров СССР по делам, издательств, полиграфии и книжной торговли.
Ярославль, ул. Свободы, 97

ПРЕДИСЛОВИЕ
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. Пер-
сон известны советским специалистам своими исследованиями в
области физики взрыва. Их наиболее важные работы посвящены
изучению чувствительности взрывчатых веществ к удару, разработ-
ке методов испытания промышленных взрывчатых веществ и дето-
наторов, 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 закономер-
ностей взрывчатых процессов дано в едином плане. Авторы книги
основное внимание уделяют подробному рассмотрению экспери-
ментального материала и физической сущности вопроса; математи-
ческая 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 мате-
риала. 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, облегчаю-
щими 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.

6
Предисловие
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 сочли 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 взрывча-
тых веществ, а также для студентов вузов.
Перевод был осуществлен А. В. Дубовиком (главы 1—3)
и А. П. Глазковой (главы 4, 5 и 7), гл.-6 переведена ими сов-
местно.
В. Боболев

ИЗ ПРЕДИСЛОВИЯ АВТОРОВ
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 лабора-
торией. Вопросы инициирования, чувствительности н 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» н др. Авторы настоящей монографии являются сотруд-
никами Физической лаборатории.
В этой книге авторы попытались дать систематическое изложе-
ние экспериментальных данных, полученных при исследовании ини-
циирования 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 исполь-
зования необходимо уметь рассчитывать размер заряда, предска-
зывать 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 или научный работник
могут почерпнуть из данной книги необходимые сведения по боль-
шинству интересующих их вопросов. Студенты могут использо-
вать книгу как справочник по взрывчатым веществам н физике
взрыва.
В первых трех главах идет речь о механизме детонации и иниции-
ровании взрыва ударными волнами или при механических воздейст-
виях. 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

8
Из предисловия авторов
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 распро-
страненных взрывчатых веществ. Теоретические сведения поэтому
изложены очень скупо, лишь в том количестве, которое необходимо
для понимания 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, приведе-
ны результаты исследований иностранных ученых. Авторы хорошо
понимают, что весьма трудно в рамках одной книги опубликовать
результаты всех работ большого числа ученых многих стран, рабо-
тающих 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 ве-
ществ, часть работ проводилась начиная с 1960 г. в Шведском
институте национальной обороиы.
ТС Юхансон
П. Персон
Июль 1970 г.

Глава 1
ДЕТОНАЦИЯ
1.1. МОЩНЫЕ ВВ
А.	Введение
Изучение мощных взрывчатых веществ (ВВ) - - одно, из важных
направлений научных исследований, и уровень разработки взрыв-
ной техники является показателем промышленного развития пере-
довых в техническом отношении стран.
Широкое использование стали и других металлов, цемента,
камня и бетона, добыча угля и выработка электроэнергии, эффек-
тивность транспортной системы характеризуют уровень техническо-
го развития страны. В немалой степени уровень технической осна-
щенности 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, кана-
лов и плотин, прокладки подземных коммуникаций и метро, созда-
ния гидростанций с необходимыми дамбами, подземными; залами
для оборудования и тоннелями.
Мощность бризантных ВВ действительно очень велика. Рабо-
та взрыва 1 кг ВВ эквивалентна работе, совершаемой электромото-
ром 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, соп-
ровождающие взрыв, и уже подошли к тому уровню знаний, когда
мощные ВВ могут широко использоваться в виде точного инстру-
мента для обработки материалов, если необходимы высокие давле-
ния или высокие скорости обработки, как, например, при высоко-
скоростной деформации металлов.
Задача настоящей монографии —• дать представление о физи-
ческих основах современных знаний о ВВ, на которых можно ба-
зировать 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 инфор-
мации для характеристики промышленных ВВ.

10
Глава 1
Б. Исторический обзор
Открытию нитроглицерина предшествовали многочисленные ис-
следования различных более или менее объединенных групп евро-
пейских 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 изго-
тавливаемых 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 рту-
тью. В детонаторе Нобеля впервые инициирование взрыва осуще-
ствлялось в результате сильного удара, а не иагрева. Изобретение
капсюля-детоиатора открыло новую страницу в летописи взрывно-
го дела. Черный порох, который господствовал во взрывной техни-
ке в течение нескольких столетий, теперь заменялся более мощным
взрывчатым веществом.
Вследствие высокой чувствительности нитроглицерина при
использовании его нередки были несчастные случаи. Даже в настоя-
щее время мы располагаем всего лишь качественными объяснения-
ми характера поведения нитроглицерина при механических воздей-
ствиях, количественные закономерности еще не найдены*. Несмотря
иа отсутствие фундаментальных знаний в данной области исследова-
ний, Альфред Нобель тем не менее шаг за шагом повышал безопас-
ность работ и делал новые открытия. В 1867 г. он предложил пропи-
тывать нитроглицерином кизельгур и в 1875 г. изобрел желатин-ди-
намит — гель нитроглицерина и целлюлозы. Добавляя к нитро-
глицерину аммиачную селитру (АС) и горючие материалы, он
создавал пластичные и пол у пластичные динамиты различной мощ-
ности. Исследования Наукхоффа (1905) и Пропаха (1905) способст-
вовали внедрению низкотемпературного динамита, который оставал-
ся пластичным в холоди у кЛпогоду (Наукхофф и Бергштрём, 1959).
* Советские ученые в н астоящее время получили новые данные о при-
чинах взрыва нитроглицерина. См. работы Воскобойникова и др. (1965),
Гордеева и др. (1967), Дубовика и др. (1970). — Прим. ред.

Детонация
II
Безопасность работ значительно повысилась при частичной или
полной замене нитроглицерина иитрогликолем.
В 1929 г. Шмид разработал новый способ нитрования, и про-
мышленный 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 нап-
равлении был сделан после разработки инжекторного метода нитро-
вания и непрерывного процесса разделения на центрифуге. Весь
комплекс методов был освоен в 1950 г. предприятием «Нитроглице-
рин 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 регулирует-
ся контрольным клапаном. Благодаря быстрому перемешиванию
кислоты со смесью глицерина и гликоля процесс нитрования закан-
чивается за короткий отрезок времени, когда смесь проходит
через сопло. Такой процесс можно считать близким к адиабати-
ческому. 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, управ-
ляющей контрольным клапаном подачи смеси глицерина й глико-
ля. Таким образом можно поддерживать постоянным требуемый
избыток кислоты, что необходимо для ведения стабильного и бе-
зопасного процесса. Непрерывный поток эмульгированного нитро-
глицерина и нитрогликоля вместе с кислотой через короткий отре-
зок прямой трубы поступает в холодильник, а из него — в центро-
бежный сепаратор для отделения кислоты. После промывки в содо-
вом растворе смесь поступает в следующий центробежный сепара-
тор. Благодаря применению инжектора и двух центробежных сепа-
раторов общее количество взрывчатого вещества на предприятии
минимально. Это позволяет, соблюдая правила техники безопас-
ности, 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 количест-
ва 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 нитра-
ционным раствором.
Жидкое взрывчатое вещество в эмульгированном виде транспор-
тируется в другое здание (динамитный цех) по трубам с помощью
водяных инжекторов. Таким образом общее количество взрывча-

12
Глава 1
той жидкости, способной к детонации, поддерживается на мини-
мальном уровне и распространение взрыва от одного здания к
другому исключается. На большинстве новых нитроглицериновых
заводов во всем мире ныие используется опис:нный инжекторный
процесс нитрации.
Значительно позднее динамитов в горном деле стали применять-
ся порошкообразные ВВ на основе аммиачной селитры и горючего,
сенсибилизированных добавкой небольшого количества мощного ВВ
(нитроглицерина или тротила). Все эти взрывчатые вещества исполь-
зовались главным образом в виде обвернутых в бумагу цилиндри-
ческих зарядов, которые забивались в шпуры с помощью уплотняю-
щего стержня. В начале 50-х годов в Швеции было сконструиро-
вано 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 порошкообраз-
ные ВВ типа АСЖТ (аммиачная селитра 4 жидкое топливо)*.
Следует заметить, что В В этого типа были впервые предложены и
запатентованы в 1867 г. шведами Ольссоном и Норрбином. Однако
эти В В не нашли тогда применения, поскольку их не могли долго
хранить: гигроскопичные зерна аммиачной селитры слеживались.
Позднее, когда успешно стало развиваться производство минераль-
ных удобрений, были разработаны методы, позволяющие предотвра-
тить 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 В В (например, тротил) и желатинирующую
добавку; они использовались главным образом для взрывов в
больших вертикальных скважинах. Независимо от Кука Веттер-
хольм предложил использовать во до наполненные ВВ того же
типа и разработал метод помещения этого ВВ в шпуры. Для уве-
личения 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 В В, не содержащие мощных ВВ, например смеси
селитры с алюминием.
* В отечественной литературе часто используется термин АСДТ — амми
ачная селитра с дизельным топливом. —Прим, перев.

Детонация
13
Рис. 1. Кривые плавления для составов
тэи — тетрил и тэн—ТНТ.
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 дорогосто-
ящего прессового обору-
дования и тщательно от-
работанной системы уст-
ройств, обеспечивающих
безопасность работы. Он
используется главным об-
разом для изготовления
большого числа зарядов
сравнительно простой фор-
мы и среднего размера.
При давлении порядка
1 кбар плотность образцов
составляет 90—95% крис-
таллической плотности.
Образцы более высокой
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 опера-
ции. Исключение составляет тротил, плавящийся при температуре
81° С. Плотность литого тротила очень близка к плотности моно-
кристалла; 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 добав-
кой 15—25% тэна, гексогена, октогеиа, тетрила, гексила и аммиач-
ной 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 чувствитель-
ностью, чем литой тротил, и, как правило, вызвать их иниции-
рование можно с помощью только капсюля-детонатора без про-
межуточного детонатора.
плотности получаются прессованием

14
Глава I
В.	Взрывчатые вещества
Так как слова горение, детонация, взрыв и взрывчатые вещест-
ва будут наиболее часто встречаться в данной монографии, то, с
нашей точки зрения, наиболее уместно разъяснить их смысл в
настоящем параграфе.
Горение конденсированного В В рассматривается как экзотерми-
ческая реакция, протекающая в поверхностном слое вещества;
поддерживается она за счет теплоотдачи от газообразных продуктов
реакции. Под сжиганием обычно понимают реакцию между топли-
вом и атмосферным воздухом. При горении ВВ атмосферный воздух
практически не принимает участия в реакции. Мы не считаем целе-
сообразным пользоваться таким специфическим термином, как
дефлаграция; этот термин применяют для определения медленного
разложения или другой медленной реакции во взрывчатом веществе,
чтобы подчеркнуть отличие 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. Направ-
ление потока продуктов реакции совпадает с направлением движе-
ния 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 горе-
ние н детонацию, так же как и чисто физические процессы, такие,
как быстрое расширение сжатого газа. Мы не смогли отыскать ка-
кие-либо пределы, которые позволили бы ограничить употребле-
ние столь широко известного слова.
В настоящей монографии рассматриваются главным образом
физические проявления взрыва, вызываемые протеканием быстрых
химических реакций в различных веществах или их смесях. Однако
мы ограничимся исследованиями тех взрывчатых веществ, кото-
рые способны к горению и детонации без взаимодействия с атмос-
ферным воздухом.
Мы сознательно не сделали различия между ВВ, используемыми
в детонирующих зарядах и применяемыми как ракетные топлива
илн артиллерийские пороха. Многие ракетные топлива можно

Детонация
15
заставить детонировать даже в том виде, в каком они обычно исполь-
зуются (монолитное состояние), если воздействовать на иих доста-
точно эффективным инициирующим импульсом. Другие топлива
легко детонируют в виде тонкоизмельчеиных порошков прн плот-
ности, 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 взрыв-
чатыми веществами» (Тэйлор, 1959). Это меткое выражение указыва-
ет на тот важный факт, что многие химические соединения и смеси,
которые обычно не считают опасными, в определенных условиях
(масса вещества, наличие оболочки, величина инициирующего им-
пульса) 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 горения
или детонации прн благоприятном влиянии болыцнх 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 раз-
личия между тремя типами взрывчатых веществ, первые два из
которых составляют первичные, илн инициирующие, и вторичные,
или бризантные (мощные), ВВ. Третий тип веществ,, которые
Тэйлор (1959) назвал «третичными ВВ», содержит такие вещества,
как аммиачная селитра. Чувствительность у них ниже, чем у ВВ
первого и второго типа.
В своей великолепной монографии «Современные взрывчатые
вещества», изданной в 1959 г., Унлфрид Тэйлор дает характеристи-
ки ВВ этих трех типов.
Он пишет: «Первичные, или инициирующие, ВВ являются самы-
ми опасными для ручных операций веществами, и прн работе с
ними необходима чрезвычайная осторожность. Слабый удар, пламя
или искра практически всегда приводят к детонации образца.
Известная степень безопасности достигается в том случае, когда
инициирующее ВВ запрессовано в тонкостенную металлическую
оболочку или капсюль, как в выпускаемых промышленностью
детонаторах. Но и в таком виде это В В очень чувствительно даже
ЗЕ слабому удару или наколу. Хотя вес ВВ в детонаторе составляет
Моего 1 г, если такой капсюль взорвется в руке, то рука, безуслов-

16
Глава I
но, будет изувечена. Промышленное производство инициирующих
В В проводится в соответствии со специально разработанным
технологическим процессом с тщательным соблюдением всех правил
техники безопасности. Первичные ВВ, употребляемые в инициирую-
щих устройствах, должны вызывать устойчивую детонацию на
расстоянии нескольких миллиметров вдоль заряда детонатора,
считая от места воздействия пламени поджигающего элемента.
Само собой разумеется, что применяемые и а практике первичные
ВВ должны удовлетворять очень жестким требованиям в отношении
их химической стабильности и чувствительности, поэтому неудиви-
тельно, что только очень немногие вещества обладают такими свой-
ствами. 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 иниции-
рующее 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 бризайтиых ВВ имеют несколько иной характер,
чем в производстве инициирующих ВВ. Инициирование большинст-
ва 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. Наибо-
лее типичным представителем этого класса В В является тротил.
Третичные ВВ, наиболее типичным представителем которых
можно считать аммиачную селитру, наиболее безопасны в обраще-
нии, и их чрезвычайно трудно взорвать. Их справедливо классифи-
цируют как невзрывчатые вещества, если, конечно, в обращении
с ними соблюдаются определенные правила, например не допуска-
ется 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 последст-
виями,
В табл, 1 представлены свойства некоторых индивидуальных
химических ВВ, порядок расположения которых, насколько это
удалось выяснить, отвечает убывающей степени их чувствительно-
сти. В таблице приведены те вещества, которые производятся про-
мышленностью в достаточных количествах или по тем нли иным

Некоторые детонационные характеристики индивидуальных ВВ
J	евл. Л	Ш Г'- 00	>П	Г--СО	СО	о — ОО	—	СО ОО	М	QO СО тр СП	О	г~- со	г~-	г~-
		ОТ СО	ОСО	ом 15-сП 1П	СО ОО	тр	СО— — — —	COCO	to	ОСО
dpgj	‘?d	й	ОТ	—	Ш	О У	in	Tf	ОО	О 1	"	”
BdV/?(7v		от	со	m ОО	1П	От о	о	со"
Е	Рцакс	оо со	ОТ —	оо чр М СО	1П СО	<М со -Ф	ОТ in 1П L0	О- СО	COr^-in	г--.
о“	1 г/ем®	ш	Щ о	—	Щ in	1П	in
еИЭ/j		МО—	ООО сП О	СО чР	CDI5-OT ср — Г—	СО тр CO СО — ШО	СО со 15- гр СО тр	— — ^-. ^1	. — —
Мол.	CJ tfl	СО О	«5-СО СО ОТ М —	О——ОО—О——	М — О М М г-со	-р	со — от со о	15- о-	м со — со — от	м -too со со чр гр	со	со от't оо —	15- м	т от in о о т о	ттоо-ос —	М-ФМ-— М	М — — — —	——	-t М — СОСО
Состав		03 о _	Z «0	ф»	Ф сч	сч	©»	Л	« 2	о	«	5	i о z « ° еч'—* -ч—и'	о	n>-rU чо	„оо	„е^1 ое юо 'w	zx //	2вв,xc“z9/:z	ez sex х^Х2:хххЕК xx^xx “	W_Q _Q OX gq «Ю	iX, Л CQ-^ZI-Uf l-Uf |d_{ (N ft	«О « « iQ Ю ox XB.O.CUU	UUQOUUQUU	UOQUU
Сокращен- ное нам* мепавание		G	< X	„X	.-XS	X	< «=1	X(-(-X X		5>XXH	X(T)X	g	Хню
Щ й		6	,	га 4	га	и °	2	s s	£•	a W	—	BE 41 1-	Й ® О га	§	a	2 a TO S M.	а	ж	® f-1 a [— о E* t? 5 a ra	oj	„га	SS.ras'ora^s Q HP	Л	Д н	ra P" н н O a! u u a 2- t- s ra a &	Й	2 f3 ^ЕЙ.-слкгаыо fcT J? Q-ajJ'o н	2^.Яо>«Й®кЕ^5мааЕ.р» >, ii 2 янйу.ЙвЗи-чЧяйОЙЧВ S н о. о, х & й б •?Йс?отс£ЕЭ5иЙК’ё*&*??®0а;?5£2^’гг a a J*’® ио&!,!е»ооЗоЬо®о.чОвйояо1 S ЕСня E-&<^S.ra® к( S р,о.ьья е-ч к 3 о. а «Р-Н Н Эйт в.Еап5я2^2®к5®К®рвая«О1Я(ук grara ьГбсЗганЧ	ЕххнХ^Япа^вОнХсо ХЮ	Н

Продолжение таблицы I
ВВ	Сокращен- юе наиме- нование	Состав	Мол.	®макс’ г/см’	D., км/с		cd cT <5	p.. кбар	Q , i кДж/кг	v газ’ сма/г
					l Г/СМ*	Рмакс				
тетрил		C7H5N(NO2)4	287,2	1,70	5,60	7,56	3,22			
нитрокрахмал (пента)		С1аН15Об(МО3)5	549,2							
нитрат гидразина		H6NaNO3	95,1	1,63		8,69				
гексоген		C3HeN3(NO2)3	222,1	1,80	6,08	8,75	3,59	347	5,46	908
октоген		C4HeN4(NO2)4	296,2	1,90		9,10		393	5,46	908
диаминотринитробензол	ДТБ	CeH&N2(NO2)3	243,2	1,79		7,52		259		
триаминотринитробензол	ТТБ	C6HeN3(NO2)3	258,2	1,90		7,9				
гексил		CeNgOe	252,1							
тринитротриазидобензол	ТАБ	CeHeCNO^g	336,2	1,74		8,58				
ди аминод и нитробензол		CflHeN2(NO2)2								
пикриновая кислота	ПК	CeH3O(NO2)3	229	1,80	5,26		3,05		4,40	675
пикрат аммония		CeHeNO(NOs)3	246		4,99		3,44			
нитрогуанидин	нд	ch5n3no3	105	1,70	5,46	8,20	4,02			
тринитробензол	ТНБ	CeHa'NO2x3	213							
тротил	ТНТ	C7H5(NO2)3	227	1,64	5,01	6,95	3,23	190	4,10	690
динитротолуол	ДНТ	CeHfi(NO2\	182							
Третичные ВВ										
мононитротолуол	мнт	C7 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< Рмакс’
6 *=12.
Мощные многокомпонентные ВВ
Таблица 2
Наименование	Состав	Рмакс* г/см*	км/с		Д£уДра	кбар
			р=1 г/см*	рмакс		
Состав А-3	91 гсксоген/9 воск	1,59	1		8,1	4,00	292
Состав В	ТГ 36/64	1,7		8,0	3,08	
Состав В-3	ТГ 40/60	1 ,72		8,03		287
Состав В-3	ТГ 36/64	1,71				294
Состав С-3	77 гексоген 6	1,60		7,60		282
Г ексотол	ТГ 40/60	1,69		7,90		
Циклотол	ТГ 23/77	1,74		8,25		313
Октол	ТО 24/76	1,81		8,48		343
РВХ-9404	94 октоген/3 НК/3 ТХЭФВ	1,84		8,80	3,1	370
РВХ-9010	90 гексоген/10 KEL-F	1,78		8,37		328
Пентолит	10—50 тэн/90—50 ТНТ	1,67г	5,48г	7.471'	3,10г	
РТХ-2	27 тэн/43 гексоген/30 ТНТ	1,70		8,06		
НВХ	40 гексоген/38 ТНТ/17А1/5 воск	2,6		5,20		140
Баратол	60 Ba(NO3)2/40 ТНТ					
Торпеке	41 гексоген/41 ТНТ/18А1	1,81		7,49		
Тритонал	80 ТНТ/20 А1	1,72	5,10Д	6,70	4,15Д	
Аматол	60—20 ТНТ/40—80 АС	1,50д		5,76Д		
Голтекс	40 НК/36 НГЦ/20 тэн/4 с					
Пентринит	10—70 тэн/90—30 НГЦ					
DBX	2] гексоген/40 ТНТ/21АС/18А1					
а Пределы изменения плотности 1<°<Рмакс-
® Состав С-3: 77 гексоген/3 тетрил/4 ТНТ/10 ДНТ/5 МНТ/1 НК.
в лгркс-р-Хлорэтилфосфат.
г 50 тэн/50 ТНТ.
д 50 ТНТ/50 АС.
е Пластификатор,

Таблица 3
Состав и свойства типичных промышленных ВВ Швеции
— начальная плотность, —теплота взрыва, Кгаз—объем газообразных продуктов взрыва, D—скорость детонации
ВВ	Состав3 (основные компоненты)	Pd- f'/см3	*е- кДж/кг	V k газ • л/кг	D, м/с	S [в соответ- ствии с уравн.(37)]	Чувстви- тельность к удару . осколком, м/с	Физическое состояние
Швеция								
Гуммидинамит	94,5 НГЦ/5,5 НК	1,40	6750	732	7400	100	79	Резинопо- добный гель
LF60 Динамит	57 НГЦ/2,9 НК/2 СНТ/ ЗбАС/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 NaNOg/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 >]300	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	» » Водонапол- ненное ве- щество
Рсолит Р	25 ТНТ/35 АС/25 NaNOfc/14 во- да/ 1ТГ	1,55	3560	760	5000	63	> 1300	То же
3 СНТ — смесь нитротолуолов; ТГ — твердое горючее; ЖГ — жидкое горючее. Индексом НГЦ в таблице обозначена смесь нитроглицерина
и нитрогликоля 50/50.
Таблица 4
Состав и свойства типичных промышленных ВВ Франции, ФРГ, Англии и США
ВВ	Состав	Ро- г/см3	О . кДж/кг	V k газ’ л/кг	D, м/ск	Физическое состояние
Франции						
Гомма А	92 НГЦ/8 НК	1,59	6500	752	7800	Пласт. ,чный
Гомма В Атп.	60 НГЦ/3 НК/34АС/ЗТГ	1,65	5500	795	7000	То же
Нобелит	20 НГЦ/1,6 НК/60	1,32	4200	459	6200	» в
	NaNO3/]4AHCa/4,4 ТГ					
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 NaNOa/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	» »
Аммонжелит 3	22 НГЦ/1 НК/55 АС/10 NaNO3	1,55	4300	800	5500	» »
	/11 АНС					
Донарит ]	6 НГЦ/78 АС/]2 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	9.2 НГЦ/8 НК	1,55	6500	715	7900	Пластичный

Продолжение таблицы 4
АНС — ароматические иитросоедиисния.
Fep — феррофосфор.

Детонация
23
причинам исследованы достаточно подробно. В табл. 2 перечислены
свойства смесевых ВВ, которые содержат по два или более компо-
нента, каждый из которых сам по себе может быть ВВ или может
совсем не обладать взрывчатыми свойствами. Данные о величинах
скоростей детонации, давлениях и коэффициентах пропорциональ-
ности для зависимости скорости детонации от плотности ВВ находи-
лись из экспериментов. Для экстраполяции параметров детонации
к пределу при бесконечном диаметре заряда отбирались только
тщательно проверенные экспериментальные данные.
В табл. 3 и 4 представлены основные свойства и составы про-
мышленных ВВ, используемых во Франции, ФРГ, Англии, Шве-
ции и США.
Г. Взрывоопасность
Вопросы взрывоопасности всегда были актуальными и при
производстве и при применении ВВ. По результатам различных
испытаний можно получить представление о величине воздействия
того или иного вида, которое может выдержать ВВ, не подверга-
ясь инициированию. Примерами методов испытаний с механическим
воздействием, которые используются для промышленных ВВ,
являются копровой метод (разд. 3.3), удар осколком (разд. 2.5)
и испытание на трение в гранитном желобе (разд. 3.2). Метод
передачи детонации через инертную преграду, или метод инертных
прослоек (разд. 2.3), по своему характеру близок к методу удара
осколком. Он часто используется для испытания чувствительности
ВВ к ударной волне. Подобные методы также используются как
стандартные при испытании способности промышленных В В к
передаче детонации от одного заряда к другому в шпурах или
между большими массами ВВ в хранилищах.
По результатам термических испытаний можно судить об опас-
ности взрыва при случайном загорании или хранении ВВ при
повышенной температуре. Опыты с быстрым разогревом, предложен-
ные Кененом и Иде (разд. 4.4), служат примером простейших
тепловых испытаний. ВВ помещают в стальной цилиндр с соплом
и определяют степень механического разрушения цилиндра (де-
формация, растрескивание, дробление) при быстром нагреве в
зависимости от диаметра сопла. Несколько ранее германские
железнодорожные ведомства рекомендовали проводить испытания
чувствительности к нагреву; с этой целью ВВ помещалось в тонко-
стенный металлический бокс кубической формы со стороной ребра
8 см. Метод имел тот недостаток, что по мере разрушения бокса
Падало давление, вследствие чего скорость реакции уменьшалась
Й ВВ сгорало без детонации.
Очень важны эксперименты по изучению стойкости ВВ, в кото-
рых измеряется количество разло жившегося вещества в зависимо-

24
Глава 1
сти от времени нагрева при различных температурах. Они представ-
ляют большой интерес для производства ВВ. Их результаты также
используют для проверки стабильности топлив и смесевых взрыв-
чатых 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 вероят-
ности взрыва в 50% при проведении опытов с получением взрывов
и отказов. Например, при копровых испытаниях таким параметром
является высота сбрасывания груза, при которой вероятность
взрыва составляет 50%. Однако удобнее было определить вероят-
ность инициирования в зависимости от высоты вплоть до величии
вероятности порядка 10 -5 и менее. Путем прямого эксперимента
столь малые величины вероятности определить практически невоз-
можно. Их можно вывести из закона уменьшения величины вероят-
ности взрыва с уменьшением высоты сбрасывания груза, если
бы такой закон был известен. Кроме того, неупорядоченный раз-
брос в величинах при копровых испытаниях настолько велик,
что экстраполировать экспериментальные данные на очень малые
вероятности взрыва весьма рискованно. Правда, с образцами, имею-
щими форму прессованных таблеток, Тэйлор и Уилу (1932) получи-
ли такое распределение экспериментальных величин, характери-
зующих взрыв, которое в значительной степени напоминало гауссов-
ское. 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 изготавливают-
ся 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 произ-
водственных 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, твер-
дых топлив и пиротехнических смесей — используются различные

Детонация
25
виды испытаний. В Швеции результаты копровых испытаний игра-
ют важную роль при составлении условий безопасной транспорти-
ровки промышленных ВВ по железной дороге и морю. Методы
метания осколков и трення в гранитном желобе пока не учитыва-
ются 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.
Однако стандартные методы все же совершенно необходимы, и там,
где это возможно, их надо использовать. Желательно применять
несколько методов испытаний, чтобы получить всестороннюю ин-
формацию. Схематичная и механическая обработка эксперимен-
тальных результатов или, как это часто имеет место в действитель-
ности, использование некоторых усредненных величин, полученных
из ряда различных опытов, не только не дает никакой гарантии
безопасиостн, ио даже не определяет степень самой опасности.
Порядок расположения ВВ по степени убывания чувствительности
часто не совпадает, если применяются различные методы испыта-
ний, 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 прн выяснении вопроса о безопасности исполь-
зования ВВ в каких-либо новых условиях провести тщательный
анализ такого воздействия, к которому данное В В будет наиболее
чувствительно, и затем применять такие методы испытании, 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 из представителей
соответствующих ведомств, ответственных за четкое выполнение
ибрм безопасного обращения с ВВ, и экспертов из исследователь-
ских и промышленных предприятий.
Примером такого типа сотрудничества являются исследователь-
ские работы «Нитро Нобель АВ» совместно с Шведской комиссией
по безопасности работ в промышленности, выполненные в начале
50-х годов. Объектом исследований был пневматический заряд-
чик 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 из отдельных звеньев длиной 1,8 м, которые
соединялись вместе, образуя участок нужной длины. Требуемое
Шисло динамитных патронов помещалось в трубу через заслонку,

26
Глава 1
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 дости-
гал сопла, он перекрывал трубу, давление воздуха возрастало
н под его действием патрон выдавливался в шпур. Установ-
ленные в конце сопла три ножа срезали бумажную оболочку
вдоль всей длины патрона. Если затем труба с усилием вдвига-
лась в шпур, то патрон деформировался, целиком заполняя про-
странство шпура. Таким образом, труба осуществляла двойную
функцию: служила для транспортировки патронов и выполняла
роль уплотняющего стержня. Согласно практическим рекоменда-
циям, во многих странах применялись только деревянные уплот-
няющие стержни прн заряжаннн 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 подачи динамитных патронов не превышает
10 м/с. Когда патрон застревает в сопле и затем внезапно протал-
кивается, скорость его перемещения может быть гораздо больше.
Прн определении чувствительности к удару патроны разгонялись
с помощью сжатого воздуха в аэродинамической трубе и направля-
лись на стальную пластину; для каждой скорости удара проводилось
10—15 параллельных опытов. Для обычного динамита критиче-
ская скорость инициирования составляла 80 м/с при длине трубы
7,5 м. Перепад давлений составлял 2 бар. С более короткой трубой
{1,5 м), с которой при перепаде давлений 6 бар достигалась ско-
рость 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 ско-
рости перемещения патрона не было зарегистрировано ни одного
взрыва, вследствие чего был сделан вывод, что вероятность иници-
ирования 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 ре-
зультате движения трубы зарядчика вдоль шпура, поскольку
при этом динамит может выдавиться в зазор между трубой и поро-
дой. Для исследования необходимых условий инициирования в
подобной ситуации были . разработаны соответствующие методы
испытаний ВВ на трение. В этих опытах металлический ползун

Детонация
27
перемещается вдоль желоба в гранитном блоке (гл. 3, 2) и на взрыв-
чатое вещество осуществляется воздействие, подобное тому, кото-
рое возникает в реальной ситуации. В результате многочисленных
опытов было обнаружено, что нагрузки, необходимые для иницииро-
вания динамита, не могут возникнуть во время операции заряжа-
ния шпура. На основан и и полученных результатов Шведским
ведомством в 1950 г. был одобрен первый вариант пневматического за-
рядчика, пригодного для работы с 35%-ным динамитом даже в усло-
виях сухих шпуров; трубы зарядчика изготавливались из алюминие-
вых 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 про-
блемы 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 тон причине, что он подчеркивает,
насколько необходим во всех работах, связанных с созданием
условий безопасности, тщательный анализ всех процессов. Особен-
но внимательнонужно рассмотреть, каким критическим воздей-
ствиям или напряжениям подвергаются ВВ. Затем следует провести
соответствующие испытания или по существующей стандартной мето-
дике, 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.
1.2. ДЕТОНАЦИЯ
Стационарная детонация вдоль цилиндрического заряда взрыв-
чатого вещества считается самораспространяющимся процессом.
Прн сжатия 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, темпе-
ратуры и плотности прн ударном сжатии осуществляется за время
Порядка 10-12 с. Химическая реакция разложения молекулы нитро-
глицерина на молекулы СО2, Н2О и N2 сопровождается выделени-
ём тепла. Тепловыделение прн детонации происходит в некоторой

28
Глава 1
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 распределя-
ются по сечению образца неравномерно. В некоторых участках
заряда происходит особенно высокий подъем температуры вслед-
ствие 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 дето-
нации. Дополнительное тепловыделение может происходить прн
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 заря-
дов 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 ско-
ростью 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 после-
довательный 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 проис-
ходит расширение продуктов взрыва в сторону, противоположную
направлению распространения фронта волны, и их одновременное
ускорение, величина которого определяется давлением в рассматрн-

Детонация
29
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 возмуще-
ний в среде меньше разности между скоростью детонации и массо-
вой скоростью вещества, т. е. фронт детонации и зона химической
реакции как бы стремятся покинуть нестационарную область пото-
ка. 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 поддерж-
ку за счет энергии, которая выделяется при реакции. Картина
течения стационарна, поскольку в любой точке рассматриваемой
области потока профиль давлений соответствует режиму тепловыде-
ления.
Граница между стационарной и нестационарной областями
потока вещества, т. е.та плоскость, в которой скорость распростра-
нения слабых возмущений равна разности между скоростью детона-
ции и массовой скоростью вещества, называется плоскостью Чеп-
мена—Жуге*. Одномерная детонационная волна, в которой хими-
ческая 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 детонацион-
ной волны можно записать следующие уравнения сохранения массы,
импульса и энергии вещества при переходе через фронт волны:
« = (1 — Ро/р) £>,	(1)
Р — Ро = Ро uD,	(2)
ри = р0 D [и2/2 + (£ — £0)].	(3)
В этих уравнениях р, р, и, D и Е — давление, плотность, массо-
вая скорость; скорость детонации и внутренняя энергия; р0, р0
и So — начальные величины указанных параметров. Из уравнений
(1) и (2) получаем
Р — Po^PoO — Po''p)D'2-	(4)
Для уравнения (4) зависимость р от V (7=1/р) представляет
прямую линию с наклоном —р20О2. Ее часто называют прямой
Релея или прямой Михельсона. Она является геометрическим местом
точек, указывающих состояния, через которые проходит вещество
* Открыта Чемпеном (1899) и Жуге (1905).

30
Глава 1
в стационарной зоне течения. Состояние в плоскости Чепмена—Жу-
ге можно определить из уравнений (1)—(4), приняв р=р!, р=рп
u-ut и-£=£х. Величина начальной внутренней энергии Ео в
уравнении (3) равна сумме внутренней энергии вещества, не всту-
пившего в реакцию, £00 и теплоты взрыва Q:
Запишем уравнение (3) в несколько другой форме:
£i — £о = ~"(Р1 + А) р---Ч •
2	Л ро р /
Из уравнений (1) и (2) находим кинетическую энергию газа
I 2	1 ,	. / 1	1 \
V“1 =Т(Р1—Ро)—'----------’
2	2	\ Ро Р /
которая приблизительно равна ЕА-Е{], если	(разд. 7. 2).
В таком случае приближенно можем записать
^00 “Qi ~ U\ >
т. е. разность между внутренними энергиями продуктов реакции
и исхода ого В В приблизительно равна сумме теплоты взрыва и
кинетической энергии продуктов реакции в плоскости Чепмена—
Жуге.
Для идеальной детонационной волны, согласно сформулирован-
ному выше определению, скорость распространения слабых возму-
щений в среде (которая совпадает со скоростью звука с) равна
разности между скоростью детонаций D и массовой скоростью веще-
ства т. е.
с — D — «ь	(5)
Согласно (I) и (5),
V = —•	(6)
D рх
В соответствии с законами термодинамики скорость звука с опреде-
ляется найлоном касательной к изэнтропе вещества:
\ dv /s
или в точке Чепмена - Жуге
с3 —
___ 1	{ др \
pf \ dv Jsi
Из уравнений (6) и (8) находим
Ро^2
(П
(8)
(9)
др \
Эу /si’

Детонация
31
т. е. прямая Релея касается изэнтропы продуктов реакции в точке
Чепмена--Жуге.
Уравнение (6) можно переписать следующим образом:
Dt=v2Pl—(Ю)
— 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 ие вступает в химическую реакцию. Состояние сжа-
того непрореагировавшего вещества во фронте ударной волны
находится в точке пересечения ударной адиабаты (кривой Гюго-
иио) с прямой Релея. Указанную точку пересечения часто называ-
ют точкой Неймана. Давление в точке' 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

32
Глава 1
ВВ (Дафф и Хаустон, 1955; Крейг, 1965; Персон и сотр., 1966).
Расчет (р—Г)-диаграммы для детонации нитроглицерина вы-
полнил Сельберг (рис. 2). Ударная адиабата не вступившего в
реакцию ВВ (кривая Гюгонио) обозначена равенством Q=0; про-
ходящая через точку Чепмена—Жуге изэнтропа продуктов реакции
обозначена как^й=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.
i — ударная аднаэага продуктов взрыва; 2—изэнтропа при идеальной детонации; 3 — удар-
ная адиаэата исходного вещества; 4— ориентировочные расчетные состояния продуктов взры-
ва при неидеальной детонации; 5 — 9 — прямые Ре лея для зарядов различного диаметра
(5 — 6,2; 6—10; 7 — 20; 8 — 40 мм; 9 — со). 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 р0, V0 (на начальном участке ход удар-
ной адиабаты совпадает с нзэнтропой) соответствует скорости звука
в непрореагировавшем веществе. Кривая Гюгонио для состава ТГ
40 (40% тротила+60% гексогена) показана на рис. 3. На том же
рисунке показаны ударная адиабата и изэнтропа продуктов реак-
ции при идеальной детонации и прямые Релея для стационарной
неидеальной детонации при четырех различных диаметрах заря-
дов. На рис. 4 показана (р—К)- диаграмма для детонации тротила.
Кривые Гюгонио, ударная адиабата продуктов взрыва и точки

Детонация
33
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. вклю-
чить в рассмотрение нестационарные детонационные волны, то
одна из переменных, например скорость детонации, будет произ-
вольна. 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.
--------данные Илюхина и сотр. (t95O); ----- данные Колебурна и Лиддиарда (1966);
ударная адиабата продуктов взрыва построена в соответствии с данными Мадера (1963);
ф точки Чепмена — Жуге.
построенная по нескольким таким точкам, проходят 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 точка-
ми, лежащими на кривой Гюгонио выше точки Чепмена—Жуге,
возникают при детонации, которая поддерживается неким внешним
источником, например движущимся поршнем (пересжатая детона-
ция). Скорость поршня должна быть выше массовой скорости ве-
щества внутри и за зоной химической реакции при стационарной.
2—555

34
Глава 1
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 раз-
личных начальных плотностях вещества, не совпадает с вышеупо-
мянутой кривой Гюгонио. В действительности каждой величине
начальной плотности ВВ соответствует своя кривая Гюгонио (рнс.4).
Б. Уравнение состояния продуктов детонации
Уравнение состояния продуктов реакции является сложной
функцией давления, плотности и температуры. При сравнительно
низких плотностях вещества удовлетворительные результаты по-
лучают при применении уравнения состояния идеального газа.
При более высоких плотностях собственный объем молекул, т. е.
коволюм составляет довольно значительную часть общего объе-
ма V. В этом случае давление в веществе возрастает обратно про-
порционально 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 сформулирова-
но Абелем:
р(К — b)-~nRT
или
р = рпЯТ/(1 —&р),	(11)
где b — коволюм; п~1/М — обратная величина среднего молеку-
лярного веса продуктов реакции, если все продукты реакции
газообразные, и R — газовая постоянная.
Уравнение состояния Ван-дер-Ваальса содержит дополнитель-
ный член, учитывающий поправку на силы притяжения между
молекулами:
p = ?nRT/(l— &р) — ар2.	(12)
Кук (1947, 1958) предположил, что коволюм зависит только от
плотности вещества. В результате он получил следующее уравнение
состояния вещества:
р = раЯ77[1 - pb(p)].	(13)
На рис. 5 представлена кривая зависимости b от V (У= 1/р); при
построении кривой использованы экспериментальные значения b

Детонация
35
для большого числа инициирующих и бризантных ВВ. Эту
кривую можно аппроксимировать следующей экспонентой:
&’(р) = ехр(—0,4р).	(14)
Тэйлор (1952) при выводе уравнения состояния использовал ре-
зультаты кинетической теории газов Максвелла—Больцмана, соглас-
но которой молекулы являются жесткими сферами с гладкой по-
верхностью, а также теорему вириала Больцмана (разложение
Рис. 5. Зависимость коволюма b от удельного объема V.
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 = рпЯТ (1 + 6р + 0,625 62ра + 0,287 £3р3 + 0,193 &У), (15)
где b — второй вириальный коэффициент в разложении Больцма-
на. Он рассчитывается путем суммирования величин Ьг для различ-
ных компонентов продуктов взрыва.
Это уравнение, дающее зависимость внутренней энергии газа
только от температуры, является особенно простым в случае рас-
четов работы, совершаемой газами при расширении. Оно будет
использовано в разд. 1. 7 и 6. 7, где в силу неопределенности неко-
торых параметров, характеризующих рассматриваемые процессы,
не требуется знания более точного уравнения состояния.
Беккер (1922а и б) предложил использовать уравнение состоя-
ния, в котором коволюм является экспоненциальной функцией
плотности:
р = рпЯТ[ 1 4-Ьрехр(Ьр) —ар2 4-£р7].	(16)
2*

36
Глава 1
Два последних члена учитывают дальнее взаимодействие между
молекулами. Позднее в работах Кнстяковского и Вильсона (1941),
а также Бринкли и Вильсона (1942) были учтены температурные
поправки в выражении для потенциала взаимодействия между
молекулами:
р = рп7?Г[1 + хехрфх)],	(17)
где х = рА (Т + 0)-“; k = 1; 6 = 0; а = 0,25 и р = 0,3.
Кован н Фнкет (1956) обнаружили, что хорошее согласие расче-
тов с экспериментальными данными получается прн k=11,85;
0=400; а=0,5 и 0=0,09.
Уравнение (17) было использовано Мадером (1963) в ряде работ,
посвященных численным расчетам характеристик идеальной дето-
нации в некоторых взрывчатых веществах. Он сравнивал получен-
ные результаты с экспериментальными данными по давлениям и
скоростям детонации для гексогена прн р0 = 1,8 и тротила прн
р о=1,0 и 1,64 г/см3. Чтобы расчет хорошо совпадал с эксперимен-
том; было необходимо использовать различные константы: для
гексогена k= 10,90 н 0=0,16 н тротила k= 12,69 н 0=0,096. В
обоих случаях использовались величины 0=400 и а=0,5. Прн ис-
пользовании констант,- полученных для гексогена, наблюдалось
удовлетворительное соответствие теоретических н эксперименталь-
ных данных по давлениям н скоростям детонации для ряда дру-
гих В В, которые в своем составе содержат только атомы угле-
рода, водорода, азота н кислорода (общая формула CaH6NcOd).
В разд. 1.4 мы вернемся к обсуждению зависимости давления
н скорости детонации от начальной плотности н используем резуль-
таты, полученные Мадером.
Нетрудно заметить, что внд 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 иа линейной модели упру-
гих стержней, совершающих колебательные движения.
Рассмотрим систему равномерно распределенных в пространстве
упругих стержней длиной Ьо с плоскими торцами, которые двигают-
ся попарно один к другому со скоростью и (рис. 6). При одновре-
менном столкновении всех пар стержней возникает ударное давле-
ние
р = р«ш,	(18)
где р — плотность материала стержней; w — скорость ударной
волны в стержне. После трго как ударные волны пробегут вдоль
цилиндров в противоположные стороны и, отразившись от торцов,

Детонация
37
возвратятся к точке соударения, контакт между стержнями нару-
шится, и онн отлетят один от другого со скоростью и. В следую-
щий момент времени произойдет столкновение этих стержней с нх
ближайшими соседями, также двигающимися к ним навстречу со
скоростью «. Если расстояние между точками столкновения двух
пар стержней равно 27, время контакта 2^ и время движения
Рис. 6. Линейная модель колеблющихся упругих стержней.
стержней без столкновения 2/у, то можно записать следующие
соотношения:
ts = b0/w	(19)
н
tf = (V — b0)fu.	(20)
На рнс. 7 схематически показано колебательное движение стерж-
ней. Во время удара длина стержней убывает от Ь9 до Ьъ причем
Д6 =	= uts,	(21)
так что Дб = &ои/ш.
Рис. 7. Диаграмма движения колеблющихся стержней.

38
Глава 1
Среднее по времени значение Д6
ДЗ = &btj(2ts	(22)
Используя (22), (19) и (20) н учитывая, что b-b0—\Ь, находим
blbQ = [VlbQ — (1 — u!wf]!\V!bQ— (1 — 2u!w)}.	(23)
Уравнение (23) действительно при V7feo>-1. Когда V b(h контакт
на одном торце стержня возникает в момент потерн контакта на
другом торце. В этом случае Дд/А6= 1/2.
Рис. 8. Зависимость коволюма от удельного объема в линейной модели
колеблющихся стержней.
Когда система испытывает сжатие, свободное пространство
постепенно уменьшается, и, наконец, когда оно полностью исче-
зает, ударные процессы уже не приводят к уменьшению величины Ь.
При дальнейшем сжатии можно считать\b/dV= 1. На рнс. 8 кри-
вая abc построена по уравнению (23) для и/и>=0,6. Она пересекает
коволюмную кривую Кука (рис. 5) в точке У/6О=1,15. Наклон
прямой линнн de составляет db'dV=\. Эта прямая проведена с
таким расчетом, чтобы лучше аппроксимировать кривую Кука
при 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 опреде-
ляется следующим выражением:
Р pij{2is	(24)

Детонация
39
Используя уравнения (18)—(20), можно преобразовать уравнение
(24) следующим образом:
р = pu2/[V760 — (1 —2u/w)],	(25)
Уравнение (25) действительно прн У/й0>-1. Повышение плотности
с увеличением давления приводит к возрастанию частоты соударе-
ний стержней. Когда плотность возрастает настолько, что dbldV— 1,
дальнейшее повышение давления, которое определяется кинетиче-
ской энергией частиц, прекращается. С этого момента увеличение
давления происходит уже за счет сжатия стержней, каждый из ко-
торых теперь находится в непрерывном контакте со своими соседя-
ми. Такой вид сжатия можно образно уподобить «холодному сжа-
тию» твердых тел.
1.3. СТРУКТУРА ЗОНЫ РЕАКЦИИ
Наши знания о процессах, происходящих внутри зоны реакции,
еще очень ограниченны, так как реакции эти протекают с чрезвычай-
но 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 материа-
лов, находившихся в контакте с торцевой поверхностью заряда
(Дафф и Хаус’тон, 1955; Крейг, 1965; Берг и Персон, 1963). На
рнс. 9 приведены полученные Крейгом профили давлений вблизи
фронта детонации в зарядах тротила н 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. Рас-
смотренная картина наглядно демонстрирует, насколько трудно
определить точку Чепмена—Жуге на профиле давлений. Вне за-
висимости от этого для обоих взрывчатых веществ характерно
наличие зоны быстрого спада давления вблизи ударного фронта.
Для тротила толщина указанной зоны составляет величину поряд-
ка 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, характери-
зующем зависимость скорости детонации от диаметра заряда [урав-
нение (30)]. Для прессованного тротила прн р0= 1,63 г/см3 а=0,01мм

40
Глава 1
(Уризар и corp., 1961), для нитрометана а=0,014 мм (Малин и
сотр., 1956). Разумеется, нельзя считать, что между константой а
и формой профиля давлений в зоне реакции существует простая
связь.
Экспериментальных данных по распределению температур внут-
ри 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	р0. г/см3	d, мм	Lfd	Инициирование
1	тнт	1,63	76,45	8	Одномерная ударная волна
2	тнт	1.63	41.66	8	
3	нм	1,13	203,2	0,5	>
4	нм	1,13	.	76,2	16	»
5	нм	1.13	38.1	10	>
6	нм	1,13	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 неодно-
родных ВВ, таких, как жидкости с воздушными пузырьками или

Детонация
41
прессованные порошкообразные кристаллические ВВ. Кэмпбелл
и сотр. (1961) исследовали ударное инициирование’ однородных
жидких ВВ, в которые искусственно вводились воздушные пузырь-
ки определенного размера. В свободном от воздушных пузырьков
нитрометане детонация возбуждается плоской ударной волной
с амплитудой давления свыше 85 кбар. Установлено, что при зна-
чительно меньших давлениях ударных воли воздушные пузырьки
диаметром более 0,6 мм являются центрами инициирования детона-
ции. Еще более очевидна роль пузырьков как центров инициирова-
ния детонации в более чувствительных ВВ, таких, каК нитроглице-
рин. Частицы инородных материалов, помещенные в ВВи имеющие
другую, чем у рассматриваемого ВВ, плотность, также являют-
ся центрами инициирования детонации (Мадер, 1963; Кэмпбелл
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 сошлем-
ся на большое различие в величинах Критических диаметров дето-
нации литого и прессованного тротила при одинаковой плотности
(соответственно 20 и 2—3 мм при р0=1,63 г/см3).
В порошкообразных ВВ с низкой начальной плотностью имеют-
ся дополнительные источники инициирования реакции: горячие
газообразные продукты взрыва, движущиеся между зернами ВВ,
быстрая деформация зерен, треиие между зернами ВВ. Их совмест-
ное 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) детона-
ция в трубчатом заряде будет распространяться со средней скоро-
стью (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

42
Глава 1
плотности скорость детонации (<7,0 км/с) значительно меньше»
чем в сплошном.
Течение газообразных продуктов детонации нередко отклоняет-
ся от чисто одномерного, в результате чего во фронте детонации
появляется большое число поперечных волн илй пульсаций.
Взаимодействие волн генерирует в веществе локальные
участки с повышенными давлением и температурой. Эти участки
Действуют как центры инициирования реакции, из которых расхо-
дятся новые поперечные волны. Так называемая спиновая детона-
ция в трубах считается частным случаем рассмотренного явления.
Во фронте спиновой детонации с повышенной скоростью распрост-
раняются 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, наблюда-
лись в зарядах нитрометана с ацетоном, диаметр которых выбирал-
ся близким к критическому диаметру детонации (Р. Уотсон, 1968,
частное сообщение). В жидких ВВ, детонирующих в нормальном
режиме, длина поперечных волн, вероятно, очень мала. Единствен-
ное экспериментальное доказательство их существования получено
в опытах по отражению света от детонационного фронта. В экспе-
риментах Дремина и Саврова (1966) оно имело нерегулярный,
диффузный характер.
1.4. ЗАВИСИМОСТЬ СКОРОСТИ ДЕТОНАЦИИ
И ПАРАМЕТРОВ СОСТОЯНИЯ ВЕЩЕСТВА
ВО ФРОНТЕ ДЕТОНАЦИОННОЙ ВОЛНЫ
ОТ ПЛОТНОСТИ ЗАРЯДА
Уменьшение скорости детонации цилиндрических зарядов В В
с уменьшением диаметра связано с радиальным расширением ве-
щества и энергетическими потерями. Предельная величина скорости
детонации при бесконечно большом диаметре называется идеальной
скоростью детонации DL. Она уменьшается с уменьшением началь-
ной плотности заряда р0 и, вероятно, достигает своего нижнего
предела, когда плотность заряда приближается к нулю. На рис. 10
приведены кривые зависимости Of 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-
* Имеются в виду данные, полученные Боболевым (1947). — Прим,
перев.

Детонация
43
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 от р0 для некоторых бризантных ВВ.
1—гексоген (Кук, 1958); 2 — тэн (Фридрих, 1933); 3— ТГ 40 (Нетрини, 1967); 4— пикриновая
кислота (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 ско-
ростей детонации ряда инициирующих ВВ в зависимости от их
начальной плотности (Мнцушима, 1964).
Для многокомпонентных ВВ, представляющих собой механиче-
скую смесь окислителя и горючего материала, первоначально на-
блюдается увеличение скорости детонации с плотностью заряда.
С дальнейшим возрастанием плотности происходит снижение ско-
рости. При плотности выше некоторой критической — последняя
зависит от диаметра заряда d — стационарная детонация невозмож-
на. Это явление обычно называют перепрессовкой. Кривые зависи-
мости D отр0 для зарядов смесевых ВВ, содержащих 90% аммиач-
ной селитры и 10% дннитротолуола или алюминия, приведены и а
рис. 12, диаметр зарядов d=10 см. Согласно КУКУ, уменьшение
величины D с ростом плотности вызвано уменьшением скорости
протекания процессов диффузии компонентов продуктов взрыва.

44
Глава 1
На рис. 13 показаны полученные Прайс (1967) для перхлората аммо-
ния кривые зависимости' D от величины Ро/рмакс при различных
диаметрах зарядов.
Мадер (1963) рассчитал величины идеальных скоростей детона-
ции при различных плотностях зарядов для ряда бризантных ВВ.
Рис. 11. Зависимость D от р0 для некоторых инициирующих ВВ (Мицушима,
1964)
Инициирующее ВВ. диаметр заряда; /а — диазо ди нитрофенол, 2 мм; 16 — диазодинитрофзнол.
1 мм; 2о~ азид свинца, по данным Кука: 26 — азид свинца. 0.5 — 3 мм; 3?— азид серзбра,
0,5 — 3 мм; 4 — гремучая ртуть; 5 — гремучая ртуть -f- хлорат ртуга, 1 — 2 мм;'5 — азид*кад-
мия, 1мм; 7 —тетразен; 8а— трицинат. 3 мм; 86 — трнцкнат, 2 мм; 9 — азид таллия. 2 мм;
10 — Ag2C2 + AgNO3, 2 мм.
Он использовал уравнение состояния вещества в форме, предло-
женной Беккером—Кнстяковскнм—Вильсоном, причем некоторые
параметры уравнения были выбраны таким образом, чтобы резуль-
таты 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) показы-
вает, что зависимость плотности вещества в плоскости Чепмена—
Жуге (pi) от начальной плотности (Ро) можно выразить простым
линейным соотношением
Р1 = 0,14+ 1,26Ро,
(26).

Рис.
12. Зависимость D от р0 для двух ВВ, содержащих АС с добавками
(Кук, 1958).
1 - 90% АС4-10 ДНТ; 2 - 90% АС + 10%2А1.
5

и
CJ
5
'Затухание
детонациа
4
2
f
________[________।_______।_______|________I
0	0,2	0,4	0,6	0,8	1,0
Ро/Рмакс
Рис.
13. Уменьшение скорости детонации перхлората аммония с увеличением
плотности (Прайс, 1967).

46
Глава 1
Таблица 5
Значения (pi—0,140)/ро для ряда твердых ВВ при различных начальных
плотностях, равных или превышающих 1 г/см3
ВВ	Плотность монокрис- талла, г/см3	(pi~0,14О)/Ро при				
		Ро=1 .0	1,2	1,4	' 1,6	плотности монокри- сталла
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
должно
В ’ соответствии с уравнением (26) соотношение (рг — О,14О)/ро
быть постоянно и равно 1,260.
Таблица 6
Значения (рг—0,140)/ро для ряда жидких ВВ
ВВ	Ре, г/см3	(Pi-O,14O)/?o
НГЦ	1,59	1,264
нм	1,128	1,259
тнм	1,64	1,232
HNO3/CH3NO2	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—ОД4)/р0 для семи твердых ВВ
прн р0 от 1 г/см3 до монокристаллической, а также шести жидких
ВВ прн нормальной начальной плотности. На рис. 14 показаны
результаты расчета рх в зависимости от р0, а также усредненные
значения величин, вычисленных Мадером для ВВ, приведенных
в табл. 5. Камлет и Джекобс (1968) предложили следующее выраже-
ние для расчета pt:
Ро = Р1/(1,470 — 0,05625Р1).	(26а)
Рассчитанные по уравнениям (26) н (26а) величины рх хорошо совпа-
дают в интервале р0 от 1,0 до 1,8 г/см3.

Детонация
47
Используя данные Фридриха по величинам скоростей детонации
тэна, Зельдович н 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 уравне-
нии (26) может быть вызвано различными видами уравнений состоя-
ния, использованных в расчетах.
Рис. 14. Зависимость плот-
ности продуктов взрыва в точ-
ке Чепмена — Жуге от на-
чальной плотности ВВ. Рас-
четы выполнены Мадером.
О средние величины для восьми ВВ:
-j- прн плотности монокристалла;
----уравнение (26);------ — — урав"
нение (26а).
Если выражение (26) подставить в уравнение сохранения импуль-
са
Pi Ро — Ро (1	Рс/Р i)
(27)
где	Р измеряется в кбар, D — в км/с, то можно прийти к
следующему соотношению:
Pi = Юр0- °-140 + °>26О?о D2
° 0,140 + 1,260 р0
(28)
Если р0 изменяется в пределах 0,8—1,8 г/см3, уравнение (28)
можно записать следующим образом:
Pi = 2,1 (0,36 + р0)£>3.

48
Глава 1
Подставив рассчитанные Мадером величины D в уравнение (28),
мы получим зависимость /ч от р 20, которая показана на рис. 15.
В практически важной области плотностей ВВ 1,О<ро< 1,6 г/см3
соотношение
Pi = «Ро
выполняется достаточно хорошо. Значения константы пропорцио-
нальности а кбар/(г/см3)2 составляют 75 для тротила, 85 для тетри-
Рис. 15. Давление в точках Чепмена — Жуге в
начальной плотности ВВ (см.
зависимости от квадрата
рис. 14).
ла и пикриновой кислоты, 99 для тэна и 103 для гексогена и окто-
гена. Жидкие ВВ — нитрометан, смесь азотиой кислоты с нитро-
метаном и нитроглицерин — имеют величины константы а такие
же, как гексоген и тэи. Кривая, полученная для расплавленного
тротила, совпадает с кривой для твердого тротила. Кривая, полу-
ченная для тетраиитрометана, лежит значительно ниже кривых,
найденных для других исследованных ВВ.

Детонация
49
В вышеупомянутом исследовании Камлета и Джекобса (1968)
показано, что давление и скорость детонации для ВВ со структур-
ной формулой С--Н—N—О при начальных плотностях выше
1 г/см3 можно рассчитать с помощью следующих простых эмпири-
ческих уравнений:
Pi= 15,58<рр2,
D* = 1,02<р(1 + 1,ЗОРо)3,
Qt/s.
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 хими-
ческой реакции, кал/г. Величины ЛГ, М и Q можно оценить, предпо-
ложив 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 выраже-
ния, связывающие давление, скорость детонации и плотность заряда,
полностью базируются на знании теоретически рассчитанных данных
о параметрах идеальнойдетонацни Чепмена—Жуге; Последние полу-
чены прн тех или иных предположениях относительно вида уравне-
ния состояния вещества. В свою очередь уравнения состояния в неко-
торых случаях имеют эмпирический характер, и их константы нахо-
дят из экспериментальных данных по скоростям детонации и дав-
лениям. При этом совершается произвольная экстраполяция экспе-
риментальных величии, полученных для зарядов конечного диамет-
ра, на идеальный режим детонации Чепмена- -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 детонацион-
ные 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 не располагаем доста-
точно четкими доказательствами того (кроме не очень полезного
наблюдения, что величнна скорости детонации сохраняется постоян-
ной на очень больших расстояниях по длине заряда), что в конце
зоны реакции имеется точка, в которой выполняется звуковое
условие D=c~hup, основанное иа теории Чемпена —Жуге*.
. * Экспериментальное доказательство существования условия D — ир-{-с
во фронте детонационной волны получено Зайцевым и сотр. (1960) при помощи
электромагнитного метода. — Прим, перев.

50
Глава 1
Поэтому можно прийти к выводу, что указанные эмпирические
соотношения являются лишь иаилучшим (которым мы располага-
ем 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 дето-
нации ВВ, применяющихся в горном деле.
На рис. 16 показаны кривые зависимости скорости детонации
от состава смесевых ВВ, содержащих тротил и гексоген. Плот-
ность 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 позволи-
ли 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 опти-
ческого излучения, исходящего из внутренних областей детони-
рующих 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 сжа-
того воздуха. На рис. 17 для сравнения приведены измеренные

Детонация
51
и рассчитанные по Мадеру (1963) и Куку (1958) температуры дето-
нации для гексогена и тэна. Расхождение между значениями темпе-
ратур детонации, рассчитанными различными методами, для одно-
го и того же ВВ превышает 2000° С. Даже сам характер предсказан-
ных изменений температуры с плотностью у названных авторов
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 В В — 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 В В
из-за изменений в характере химического равновесия. С уменьше-
нием плотности заряда равновесие между С, СО н СО2 в вещест-
вах с избытком углерода смещается в сторону образования СО за
* Воскобойников и Апин (Воскобойников и сотр., 1960) измерили тем-
пературы детонации ряда ВВ электронно-оптическим методом. — Прис-
яг рев.

52
Глава 1
счет С02. Это в свою очередь вызывает уменьшение величины
тепловыделения.
Таблица 7
Экспериментальные и рассчитанные значения температур во
фронте детонации жидких ВВ
Температура детонации, К
ВВ	Начальная плотность, г/см3	экс пер иментал ьна я		рассчитанная	
		Горное бюро	Лос-Аламос	Кук	Мадер
НГЦ . . . НМ ... .	1,60 1,13	4025 3800	3470 3380	6170	3216 3120
1.5. ВЛИЯНИЕ; ДИАМЕТРА ЗАРЯДА: КРИТИЧЕСКИЙ ДИАМЕТР
И КРИТИЧЕСКАЯ ПЛОТНОСТЬ
В зарядах ВВ цилиндрической формы радиальное расширение
вещества с боковой поверхности вызывает уменьшение давления
в зоне реакции и в продуктах детонации. Этот эффект наиболее
выражен вблизи поверхности заряда- и постепенно ослабляется
в направлении его осн. Вследствие указанного эффекта поверх-
ность фронта при стационарной детонации имеет выпуклую форму
в направлении распространения волны, т, е. величина локальной
скорости детонации постепенно уменьшается в направлении от
осн заряда.
Поверхность фронта часто имеет форму сферической оболочки;
исключение составляет лишь сравнительно небольшой участок
вблизи поверхности заряда, где радиус кривизны фронта быстро
убывает. В цилиндрических зарядах большого диаметра, в кото-
рых скорость детонации вдоль оси мало отличается от идеальной
скорости, радиус кривизны поверхности фронта R достигает вели-
чины 3,5 диаметра заряда d. С уменьшением диаметра заряда
отношение RJd убывает и стремится к единице при диаметре, близ-
ком к критическому, т. е. к тому наименьшему диаметру, при кото-
ром еще возможно стационарное распространение детонационного
режима.
На рис. 18 показано расположение фронта детонации в цилинд-
рическом заряде ВВ в два различных момента времени; символом D
обозначена скорость детонации вдоль оси заряда, a Dx — локаль-
ная скорость детонации на расстоянии х от оси.

Детонация
53
Из геометрических соображений н условия стационарности
можно получить
(у 2 \ 1 / -	/	1	у2 \
1 — —	= D 11 — — —).	(29)
R2 }	\	2 R'1 }
Для случая почти идеальной детонации 7?Л/=3,5, а локальная
скорость детонации Dx вблизи поверхности заряда составляет
О, 99 D.
Рис. 18. Распространение детонации
с искривленным фронтом.
Скорость детонации D возрастает с увеличением диаметра заря-
да. Закон изменения скорости, по крайней мере для детонационных
режимов вблизи идеальных условий, выражается соотношением
0 = 041-4-),	(30)
где а — константа.
На рис. 19 показана экспериментально найденная зависимость ско-
рости детонации от диаметра зарядов для ряда ВВ. Гексоген и пикри-
новая кислота (ро=О,9 г/см3) изучались Паризо и Лаффитом (1938),
состав ТГ 35 (р0=1,71 г/см3) —Малином и сртр. (1957), состав
ТГ40 (р0=0,9 и 0,5 г/см3)—Персоном и Петринн (1967). Для каждого
из перечисленных В В при указанных плотностях можно определить
величины Di н а путем линейной экстраполяции зависимости D
от 1/d. На рис. 20, полученном в соответствии с данными, приведен-
ными на рис. 19, выполнено графическое построение величины
D/Di как функции a/d.

54
Глава 1
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 н 3,2 мм. Прн этом
все точки на рис. 20 располагаются вдоль одной общей прямой
вплоть до a/J=0,35.
Рис. 19. Зависимость скорости детонации от диаметра заряда.
1 — ТГ 40, р0 = 0,5 г/см1; 2 — пикриновая кислота, р„ = 0,9 г/см3; 3 — ТГ40, р0 = 0,9 г/ем3;
4 — гексоген, pi, = 0,9 г/см3; J — ТГ 35, рв = ] ,71 г/см3.
Для состава ТГ 35 при р()г: 1,71 г/см3 Dt ~ 8,04 км/с и а ~
=0,16 мм. Кривая зависимости D/Dt от a/d располагается ниже
указанной прямой, начиная с aid— 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 линии (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 результа-
ты экспериментов, а на рнс. 22 показана зависимость а от р0.

Детонация
55
а/d
Рис. 20. Зависимость DjDi от обратного диаметра заряда (см. рис. 19).
□ гексоген; ро = 0,9 г/см’, £^ = 5,90 км/с, а = 0,85 мм; ТГ 40; рй = 0,9,	= 5,60,
а = 1,55; X ТГ 40: р0 = 0,5, D =4,26, а = 3,|9; Q пикриновая кислота; р0 = 0,9, D . = 5,30,
а = 2,17; д ТГ 35; р0 = 1,71, D; = 8,04, a = 0,16.	'
Таблица 8
Значения идеальных скоростей детонации
и параметра а = d (1 —
для ТГ 40/60 при различных плотностях
Ро, г/см®	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 сотр. предла-
гают следующее соотношение:
Е)Ю. = 1 — 8,7 (Ге/И%) (a/d)2,	(31)
где We/Wc —отношение веса ВВ к весу оболочки на единицу
длины заряда. На рнс. 23 показана зависимость D от We/Wc d2 для
состава 60% ТНТ 4- 40% АС прнр0=4,5 г/см3.

56
Глава 1
Используя различные гидродинамические модели, Эйрииг и
сотр. (1949), а также Вуд и Кнрквуд (1949) пытались связать пара-
метр 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 D{Dt
от обратного диаметра за-
ряда (см. рис. 20). Азид
свинца (по данным Стрем-
эе, I960): монокристаллы,
р = 4,4 г/см3, Dj—5600 м/с,
о = 0,20 мм; порошок с
р = 2,0 г/см3, — 3400 м/с,
а — 0,45 мм.
Как уже указывалось в разд. 1.3, посвященном анализу струк-
туры зоны реакции, мы располагаем слишком скудными экспери-
ментальными 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, ответствен-
ным 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 боко-
вых и осевых волн разрежения, на характер протекания химиче-
ских процессов в детонационной волне.
В индивидуальных ВВ и их смесях критический диаметр дето-
нации уменьшается с уменьшением размера зерна н увеличением
начальной плотности вплоть до монокристаллической. Прн плот-
ности монокристалла или вблизи нее критический диаметр детона-
ции, как правило, возрастает. Это хорошо видно на примере порош-
кообразного, прессованного и литого тротила (рнс. 24). С увели-
чением плотности прессованных зарядов тротила критический
диаметр снижается до нескольких миллиметров, а затем внезап-
но 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/Df) от начальной плотности ВВ.
Рис. 23. Зависимость скорости детонации состава 60% ТНТ+40% АС
(р = 1,5г/см3) от обратного диаметра заряда, помещенного в стальную
Трубку.

58
Глава 1
(рнс. 22). Объяснить это явление можно, по-внднмому, следующим
образом. Порошкообразные или прессованные В В содержат боль-
шое количество «горячих точек», или центров инициирования
реакции (см. ниже). Предполагается, что их число настолько вели-
ко, что скорость взрывчатого превращения прн детонации опреде-
ляется процессами распространения реакции от горячей точки.
Рис. 24. Зависимость кри-
тического диаметра детона-
ции тротила от начальной
плотности..
1 — прессованные и порошкообраз-
ные заряды по данным Андреева и
Беляева (1960). Размер зерна: а —
0,01—0,05 мм; 6 — 0,07—0,2 мм:
2 — литые заряды по Д3
булъского и сотр. (194 .а — без
пор; б — шимозированный ТИТ;
в — шимозированный ТИТ с добав-
ко I' % порошка.
Если 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 про-
текания всех химических процессов. Хорошо известно, что ско-
рость детонации и давление продуктов взрыва увеличиваются с
ростом начальной плотности ВВ, из этого следует, что начальная
скорость реакции в порошкообразных и прессованных зарядах

Детонация
59
также возрастает с увеличением плотности. Вероятно, с увеличени-
ем 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 критическо-
го диаметра н 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 отливкн заряда. Интересно
отметить, что, используя методы отливки тротила, способствующие
появлению большого числа центров кристаллизации (шнмозацня
тротила нлн 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 н размере зерен 0,025—0,10 мм имеет критический диаметр
детонации в пределах 0,7—0,86 мм, тогда как, по данным Роллан-
да и сотр. (1957), критический диаметр монокристалла тэна пре-
вышает 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 различ-
ной плотности, нлн 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 инициирован ня
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 проис-
ходит в результате сгорания одного нз компонентов прн взаимо-
действии с кислородом окислителя, например такого, как амми-
ачная селитра (АСЖТ илн тротил с селитрой).
На рнс. 25 показано, как возрастает критический диаметр с
увеличением начальной плотности и размера зерна для зарядов
смесевого ВВ, содержащего торф н аммиачную селитру (Андреев
и Беляев, 1960). По данным Боболева (Андреев н Беляев, 1960),
критический диаметр для смесн 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

р0,г/с№
Рис. 25. Зависимость критического диаметра детонации от начальной плот-
ности для смесей АС с торфом при различных размерах частиц (Андреев
и Беляев, I960).
1 — гонкодисперсный порошок; 2 — порошок с частицами среднего размера; 3 — грубодиспер-
сный порошок.
Рис. 26. Зависимость критического диаметра детонации с начальной плот-
ности для состава ТНТ/АС 50/50 по данным Боболева ( цтеев и Беляев,
1960).

Детонации
61
детонировать при плотностях ниже 1,0 и выше 1,3 г/см3. В проме-
жуточном интервале плотностей детонация затухает.
Прайс (1967) в обзоре экспериментальных данных по критиче-
ским диаметрам и инициированию различных ВВ приводит резуль-
таты, свидетельствующие о возрастании величины критического
диаметра заряда порошкообразного перхлората аммония с увеличе-
нием начальной плотности (рис. 27). В опытах с этим веществом
также был обнаружен максимум на кривой зависимости скорости
Рис. 27. Зависимость кри-
тического диаметра детона-
ции перхлората аммония от
начальной плотности. Сред-
ний размер частиц 10 мкм
(Прайс, 1967).
 детонация; □ отказ; Q гранич-
ная кр1вая.
Относительная плотность
(°/оот плотности монокристалла)
детонации от начальной плотности при постоянном диаметре заря-
да (рис. 13). Оказалось, что подобное поведение перхлората аммо-
ния, не имеющее ничего общего с поведением прочих индивидуаль-
ных 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 характер-
на четко выраженная зависимость способности к распространению
детонации от наличия центров инициирования; это свидетельствует
о том, что в детонирующих зарядах процесс взрывчатого превраще-
ния 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 характер-
но внезапное прекращение детонации с большой скоростью прн
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).
4- стационарная детонация (с большой скоростью’'; — отказ.

Детонация
63
можно получить, сравнивая давления в стационарной детонацион-
ной волне при данном диаметре заряда н ударной волне, необходи-
мой для инициирования детонации. Если разность давлений доволь-
но велика, как в мощных В В относительно высокой плотности
(гексоген, тротил илн тэн), то исследуемое В В будет вести себя
так же, как указанные ВВ. Если разность мала, то исследуемое
ВВ скорее всего можно отнести ко второй группе веществ. Вполне
возможно, что при малых плотностях заряжания, когда детонацион-
ные давления становятся достаточно низкими, поведение порошко-
образных тротила или гексогена будет подобно поведению веществ
второй группы.
При диаметрах зарядов значительно выше критического началь-
ная температура ВВ оказывает слабое влияние на величину скоро-
сти детонации. Это влияние, по-видимому, сводится лишь к измене-
нию начальной плотности ВВ с температурой вследствие теплового
расширения. Кэмпбелл н сотр. (1961) установили, что скорость
детонации нитрометана в диапазоне температур от —5 до —33° С
подчиняется уравнению
О - 6,3521 — 0,004235/— (0,01541 — 0,0003105/) (1/d), (32)
где t -—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 жидко-
го тротила (Беляев, 1968); испытуемые ВВ помещались в тонкостен-
ные 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
Таблица9
Скорость детонации жидкого ТНТ в стеклянных
трубках, диаметр которых близок к критическому
(Беляев, 1968)
Начальная температура, °C	Диаметр заряда, мм	Скорость детона- ции , км/с
260	6,2	6100
150	16,0	6300
90	60,0	6500

64
Глава 1
изменением плотности вещества. В качестве доказательства сошлем-
ся на слабую зависимость скорости детонации тротила от начальной
температуры при диаметре заряда, равном критическому (табл. 9).
В качестве вероятного механизма, ответственного за указанное из-
менение 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 по-
казана зависимость критического диаметра порошкообразного тро-
тила 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.
1.6. 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 и
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 поддерж-
ку ударного фронта. Остальная энергия выделяется за фронтом
детонации в процессе догорания вещества. Жидкие ВВ, которые в
обычном состоянии не содержат пузырьков, также могут детониро-
вать с малой скоростью, если их поместить в трубки. Уотсон и сотр.
(1966) показали, что детонация распространяется благодаря возник-

Детонация
65
новенню в жидкости кавитационных пузырьков под действием
предварительной ударной волны, 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 центра-
ми инициирования реакции при воздействии ударной волны даже
со сравнительно низким давлением. Поскольку в этом случае
существенную роль играет материал оболочки заряда, мы-рассмот-
рим этот вопрос отдельно в разд. 3.5, а в настоящий момент ограни-
чимся обсуждением малой скорости детонации в динамитах. На
рис. 31 показаны две фотографии, полученные с помощью аппара-
та 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 сним-
ке детонации с нормальной скоростью контуры заряда выделяются
очень четко, поскольку свечение детонации происходит из сравни-
тельно узкой зоны реакции, как показано на фотографии, помещен-
ной 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 помощью аппарата с открытым затвором, вызвано догоранием
вещества, которое длится в течение заметного интервала временя
после]завершения детонации.
Четыре фотографии заряда динамита диаметром 29 мм, который
детонирует со скоростью 5400 м/с, приведены на рис. 32а.
На рис. 326 показаны четыре фотографии заряда желатин-ди-
намита диаметром 25 мм в бумажной оболочке, который детонирует
со скоростью 2000 м/с. Инициирован не осуществлялось капсюлем-
детонатором № 8. В состав динамита входило 35% желатинирован-
ной смесн нитроглицерина и нитрогликоля. Интервал времени
между снимками составляет 7 мкс. Последовательные положе-
ния 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 нитро гликолем
(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 за-
ряда больше некоторого предельного, наблюдаются переходы от
3—555

66
Глава 1
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,
Рис. 31. Снимки, сделанные камерой с открытым затвором на фоне яркого
экрана. Детонация желатин-дипамита (35% НГЦ+АС) в стеклянных труб-
ках, помещенных в воду (d — 23 мм).
а— детонация с малой скоростью; б— детонация с большей скоростью.
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 стек-
лянной 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 преде-
лах, то при инициировании капсюлем № 8 происходит детонация
с малой скоростью. Если применить промежуточный детонатор,
возникает детонация с большой скоростью; однако она распростра-
няется неустойчиво и спустя некоторое время затухает. В этом
случае диаметр заряда слишком мал, чтобы детонация могла ста-

Рис. 32а. Фотографии детонирующего заряда динамита (большая скорость
детонации 5400 м/с). Интервал между кадрами 5 мкс, время экспозиции
0,1 мкс.
3*

68
Глава I
Рис. 326. Фотографии детонирующего заряда динамита (малая скорость
детонации 2000 м/с). Интервал между кадрами 7 мкс, время экспозиции
0,1 мкс.
У
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 трубках
Диаметр заря- да, мм	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 + 14 X 25 ТНТ + 14 X 25 тэн	Детонация затухает (1)
15	№8 4- 15 X 25 ТНТ	Детонация затухает (1)
18,5	№8 + 15 X 25 ТНТ	Детонация с нормальной ско-
		ростыо (1)

Детонация
69
результаты неопубликованных исследований Лундборга относитель-
но 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 капсю-
лем № 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 слу-
чае 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

70
Глава 1
на различных расстояниях от точки инициирования, базовое рассто-
яние составляло 30 см.
Таблица И
Скорость детонации 35%-ного динамита в картонных трубках
диаметром 25 мм
Вэс промежуточно детонато- ра из ТНТ, г	Расстояние от начала заряда, см			
	25	45	65	85
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
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 I
составляла примерно 25 мм. Это расстояние практически не зави-
село 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 иа
рис. 35, а. Скорости детонации D' и £>" 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

Детонация
71
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
Диаметр
частиц
0,085М М
0,25-0,50мм
. ।___।	|-|____। J____।___।	।	।
0	2	4	6	8	10
Содержание порошка, %
Рис. 35. Переход от малой к большой скорости детонации н динамите,
содержащем стеклянный порошок (размеры даны в миллиметрах).
а —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 преде-
лах 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 дето-
нации 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

72
Глава 1
же эффекту, что и добавка стеклянного порошка с размером час-
тиц менее 0,085 мм. Аналогично влияют порошки окиси свинца и
окиси урана. В то же время добавление 2,5% порошка А12О3 не
влияло на характер детонации динамита. Замена порошка А12О3
на порошки алюминия и угля не изменила результата опытов.
Аналогичные исследования проводились Демпстером (1956),
50
а
О 20	40	60
Га/2,мм
Рис. 36. Инициирование нормальной детонации в динамите с помощью прг-
межуточного детонатора из заряда динамита (размеры даны в миллиметрах).
б
который получил такие же результаты. Детонация с большой ско-
ростью 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 дина-
мита большего диаметра (рис. 36, а). Инициирование осуществляется
от капсюля №8, который слегка заглублен в промежуточный детона-
тор диаметром 44 мм, а исследуемый заряд вплотную прижат к
детонатору. Измерительный участок длиной 100 мм был располо-
жен 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 дето-
натора 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-

Детонация
73
занные переходы при детонации зарядов в цилиндрических оболоч-
ках из алюминия, меди, латуни и картона происходили при
26,8 —8,4d,	(33)
где m — масса оболочки в расчете на единицу длины, г/см; d — диа-
метр 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.
□ алюминий; о медь или латунь; - сталь; v жалезо; д картон. Светлые значки — малая
скорость детонации, темные — большая. Сплошные линии представляют границу между обла-
стями с малой и большой скоростями детонации.
детонация с малой скоростью, составляет J-‘-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, ука-
занная кривая сближается с прямой линией, построенной по урав-
нению (33).
Детонация с малой скоростью может также распространяться
в зарядах твердых ВВ, находящихся в порошкообразном состоянии,
н жидких ВВ, содержащих воздушные пузырьки. Некоторые ре-
зультаты, полученные Парфеновым н Апиным (1965), показаны
на рис. 38. Заряды порошкообразных гексогена, тетрила и тротила
с плотностью г/см3 могут детонировать с малой скоростью

74
Глава 1
(0^2000 м/с), если их диаметр не превышает некоторой предель-
ной 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.
Рис. 38. Детонация с малой и большой скоростями в порошкообразных ВВ
(Парфенов и Апин, 1965).
Тетрчл; 0.9 г/см’; размер частиц, мм: а— 1,0—1,6;. б — 0.63—1,0; в — 0,4—0,63; гексоген:
1,0 г/см3, 1,0—1,6 мм; тротил: 0.95 г/с№, 1,0—1,6 мм.
Гер тон (1955) наблюдал малую скорость детонации в зарядах со
стеклянными оболочками диаметром 11 мм, когда давление окру-
жающей атмосферы составляло 1 бар. Разброс в величинах ско-
ростей 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 де-
тонация в нитроглицерине распространялась только с малой ско-
ростью. При давлении газа 18—20 бар скорости детонации состав-
ляли 1100—1200 м/с, а при давлении 50—70 бар они снижались
до 800 -900 м/с.
В монографии Тэйлора (1952) изложены результаты проведен-
ного Клафамом исследования зависимости скорости детонации
от диаметра заряда нитроглицерина с воздушными пузырьками.

Детонация
75
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 кап-
сюлем 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,
Рис. 39. Малая и большая скорости
детонации в НГЦ с воздушными пу-
зырьками по данным Клафама (Тэй-
лор, 1952).
Капсюли-детонаторы: О № 1; 4-№ 6; X № 8;
□ к ап с to ль-детонатор Бриска № 8.
спрессована под давлением 30 бар, нижняя часть заряда спрессова-
на под давлением 2000 бар. Результаты исследований представле-
ны на графике, помещенном иа рис. 39. Особенный интерес пред-
ставляет 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 со-
ставляет 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 характе-
ре воздействия продуктов взрыва судили по деформации латунных
и стальных пластин, к которым прижимался заряд динамита.
На рис. 40 схематично показаны результаты воздействия продук-
тов взрыва заряда 35%-ного динамита диаметром 25 мм в картон-
ной 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
10 х 10 мм. Под действием продуктов взрыва при детонации с боль-
шой скоростью произошла деформация пластины, при этом ее ши-
рина увеличилась до 15 мм, а высота уменьшилась до 7 мм. При

76
Глава 1
детонации с малой скоростью никакой заметной деформации пласти-
ны не происходило.
Вследствие п ротекания 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 маятни-
ка расхождение результатов измерений при малой и большой ско-
ростях детонации в 35%-ном динамите оказалось незначительным.
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; б — детонация с большой скоростью.
Опыты проводились с зарядами динамита диаметром 25 мм в кар-
тонной оболочке, которые торцевой поверхностью прижимались
к стальному болту диаметром 90 мм, соединенному с маятником.
Схема опытов показана на рнс. 42, а. Кривая зависимости момен-
та количества движения маятника от длины зарядов динамита
представлена на рис. 42, б. С увеличением длины заряда им-
пульс монотонно возрастает, достигая предельного значения
1,87 • 104 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 запол-
няет взрывную камеру (шпур), то он детонирует с большой ско-
ростью. Если в шпур загружается деформированный патрон или
между патронами имеется большой воздушный зазор, динамит
нередко детонирует с малой скоростью. Опыт работ, однако, пока-
зывает, что разрушительная способность зарядов динамита в
шпурах, проходящих параллельно свободной поверхности поро-
ды, примерно одинакова при детонации с малой и большой ско-
ростями. Этот эффект объясняется особым расположением зарядов

Детонация
77
ВВ. При таком способе подрыва дореагирование вещества успевает
произойти раньше, чем начинается разлет породы, поэтому основ-
ная часть энергии разложения ВВ остается в продуктах взрыва.
В 1967 г. Браун н Коллинс опубликовали обзор работ по иссле-
дованию детонации, распространяющейся с малой скоростью.
Этот обзор показал, что в настоящее время не имеется общеприня-
той 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.
Заряд динамита, а=25мм
№8
Нормальная
детонация
С-------1 Детонация
--------j смолой скоростью---->
|—J---------------------------L^.-----------------------------1
Рис, 41. Регистрация режима детонации.
Общей характеристикой всех В В, в которых наблюдается ма-
лая скорость детонации, является их физико-химическая неодно-
родность и наличие участков, особенно чувствительных к воздей-
ствию 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 нитро-
глицерин, содержащий воздушные пузырьки. Некоторые порошко-
образные ВВ, такие, как смеси аммиачной селитры с кристалли-
ческим мощным ВВ, детонируют с двумя различными скоростями
или по крайней мере имеют очень широкий диапазон скоростей
детонации: от 2000 м/с и выше. Важной характеристикой детона-
ции с малой скоростью является существование некоторого пре-
дельного диаметра заряда ВВ. В зарядах диаметром выше Пре-
дельного может стационарно распространяться только детонация
с большой скоростью.
На основании всех, указанных закономерностей можно сде-
лать вывод об аналогии между распространением низкоскоростной
детонационной волны и распространением ударной волны, кото-
рая поддерживается энергией, выделяющейся прн химической
реакции 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

78
Глава J
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 ударно-
му фронту, поэтому протекающие в ней процессы могут оказы-
вать влияние на величину давления в ударной волне н скорость
ее распространения. Боковые потери энергии вследствие движе-
Z/tf
Рис. 42. Момент количест-
ва движения, сообщен-
ный баллистическому ма-
ятнику, находящемуся в
контакте с торцом заряда
35%-ного динамита (диа-
метр 25 мм) при детонации
с нормальной и малой ско-
ростями.
а — схема опыта; б — результаты
определения.
ния волн разрежения являются фактором, препятствующим пере-
ходу к нормальной детонации.
Наиболее удивительно, что опыты по измерению малой ско-
рости 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 опреде-
ленная доля ВВ способна участвовать в быстрой химической реак-
ции, тогда как оставшаяся часть вещества ведет себя иначе.
Удовлетворительное объяснение характера протекания рас-
смотренных процессов можно получить с помощью концепции
«горячих точек?. Вблизи горячей точки химическая реакция охва-
тывает только небольшую часть вещества. Эта реакция не всегда
имеет возможность достаточно быстро распространиться на окру-
жающее ВВ. В качестве примера можно сослаться на поведение

Детонация
79
пузырьков сравнительно малого размера в нитрометане
(разд. 2.2.6).
В 1954 г. Шаль одним из первых попытался проанализировать,
как распространяется детонация с малой скоростью. Он предполо-
жил, что при малой скорости детонации длина зоны реакции об-
ратно 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 детона-
ции на некоторую величину необходима дополнительная энергия,
идущая на поддержку фронта волны, причем количество этой
энергии больше того тепла, которое выделяется в результате про-
текания химической реакции с повышенной скоростью.
В итоге Шаль показал, что существуют два стационарных
режима детонации; при этом меньшей скорости детонации, кото-
рая отождествлялась с малой скоростью детонации, отвечает не
дискретная величина, а непрерывный набор значений скоростей.
Сельберг (1957) рассматривал детонацию ВВ, химическая реак-
ция в котором протекает в две различные стадии. На первой ста-
дии реакция происходит в горячих точках, прн этом количество
реагирующего вещества составляет небольшую часть 9 всей мас-
сы ВВ. На второй стадии реакция протекает с относительно неболь-
шой скоростью в расширяющейся смеси исходного вещества и про-
дуктов взрыва. Расширение происходит в радиальном направле-
нии вследствие проникновения боковых волн разрежения в
реагирующее вещество. На этой второй стадии происходит разложе-
ние ВВ, не вступившего в реакцию на первой стадии. Сельберг
ввел предположение, что большая часть энергии, которая выде-
лялась на первой стадии реакции, идет иа увеличение внутренней
энергии 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 состо-
ит в том, что первая стадия реакции происходит в непосредст-
венной близости от ударного фронта и заканчивается до того, как
наступает боковой разброс.
Используя разумные предположения относительно вида урав-
нений состояния двух обсуждаемых компонент вещества, Сельберг
рассчитал зависимость скорости ударной волны и скорости дето-
нации D от параметра 0. Две указанные кривые пересекаются в
двух точках (Л н Б, рнс. 43). Для малых величин параметра 0
и сравнительно небольшого объема, занимаемого воздушными
пузырьками (полостями), массовая скорость вещества в состоя-
ниях, которые на рисунке изображаются точками, лежащими на

80
Глава 1
сплошной кривой ниже точки Б, очень невелика, поэтому us<cD.
В таком случае точка Б соответствует стационарной малой скоро-
сти 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, изо-
бражаемых точками на кривой выше точки А, переходят в стацио-
нарную детонацию с большой скоростью. Ход кривых на рис. 43
Рис. 43. Расчет скорости удар-
ной волны (ws) и скорости
детонации (D) в зависимости
от доли ВВ, .реагирующего на
первой стадии (0).
Д'*—нестабильная детонация; Б — ста
бильная малая скорость детонации.
изменяется вместе с изменением относительного объема полостей
в данном веществе. При относительном объеме полостей 5% ско-
рости детонации 2500 м/с в точке Б соответствует 0=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. сте-
пени характеризуют рассматриваемое явление.
При скорости ударной волны менее ~2500 м/с ударный разо-
грев вещества и скорость химической реакции в однородном мате-
риале 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 фор мо измен ей ня пузырька при его схло-
пывании, Доля общего объема ВВ, вступающего в реакцию в ре-
зультате разогрева, зависит, таким образом, от геометрии участ-

Детонация
81
ков разогрева, и ее можно определить, зная распределение пузырь-
ков в заряде ВВ. Согласно гидродинамической теории, можно
рассчитать скорость детонации взрывчатого вещества, в котором
известная доля вещества принимает участие в реакции, а остав-
шаяся доля рассматривается как инертный материал. Возможно,
именно этим объясняется различие в скоростях детонации в заря-
дах динамита, взятых из различных партий (от 2000 до 3000 м/с).
Напомним, что динамитные заряды, взятые из одной партии, дето-
нируют со скоростями, мало отличающимися от средней скорости
детонации.
1.7. РАСШИРЕНИЕ ГАЗООБРАЗНЫХ ПРОДУКТОВ
ДЕТОНАЦИИ
Рассчитать расширение газообразных продуктов взрыва проще
всего для взрывчатых веществ с нулевым или положительным кис-
лородным балансом, так как в этом случае состав газообразных
продуктов практически не изменяется. Уравнение разложения
для нитроглицерина записывается следующим образом:
С3Н5 (NO3)3 - ЗСО2 +,% Н3О + V4 О2 + 3/2 N2.	(34)
Молекулярный вес нитроглицерина составляет 227 кг/кмоль, а,
согласно уравнению (34), молекулярный вес продуктов взрыва
Л1=31,3 кг/кмоль. Теплота образования нитроглицерина состав-
ляет 84,6, СО2 — 94,3 и Н2О в виде газа — 57,47 ккал/моль.
Отсюда находим теплоту взрыва для нитроглицерина
1500 ккал/кг=6280 Дж/кг. Запишем теперь уравнение со-
стояния газообразных продуктов детонации [см. уравнение (15)]
pf(V) = RT/M,	(35)
где f(V) = V/(H-0,834/V+0,435/V2+0,167/V3+0,093/V4) и V — объ-
ем продуктов взрыва в см3/г.
На рис. 44 приведен график зависимости внутренней энергии Е
продуктов детонации от температуры, заимствованный из моно-
графии Тэйлора (1952). Зная энергию взрыва нитроглицерина
(р0 — 1,60 г/см3), можно рассчитать температуру взрыва 7\~4850 К.
Зависимость теплоемкости cv от температуры представлена на
рнс. 45.
При изэнтропическом законе расширения газа
pdV = —cvdT,
где cv~C,v/M. Из (35) и (36) находим
vt
г dV	г	Л
I -----— in
1 /(V)	R	Т2 *
(36)
(37)

Рис. 44. Зависимость внутренней энергии продуктов взрыва нитроглицерина
от температуры.
Рис. 45. Зависимость Cv от температуры.

Детонация
83
Cv является средним значением Cv в интервале температур 7\—Т2.
Интегрирование (37) дает зависимость Т от V, Используя уравне-
ние (35), можно рассчитать для любого состояния давление р.
Если некоторый объем (взрывную камеру) заполнить нитро-
глицерином, 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 про-
цессе своей энергии.
Когда давление и тем-
пература в продуктах
взрыва выравниваются по
всему объему камеры,
наступает их изэнтропи-
ческое расширение. На
рис. 46 в логарифмичес-
ких координатах Igp — IgV
показана диаграмма про-
цесса изэнтропического
расширения продуктов де-
тонации нитроглицерина
для разных величин пара-
метра заряда VQ/VC, где
Рис. 46. (Igp— IgV)-Диаграмма
для продуктов взрыва нит-
роглицерина (р? кбар; V,
см3/кг).
------изэнгропы;------- изотерма.
V о — удельный объем нитроглицерина во взрывной камере
(величина, обратная плотности заряжания) и Ус —
удельный объем жидкого нитроглицерина. V — удельный объем
газообразных продуктов детонации во время их расширения. По-
казанная пунктиром верхняя граничная кривая является изо-
термой продуктов взрыва. С увеличением удельного объема про-
цесс расширения продуктов взрыва по своему характеру напоми-
нает расширение идеального газа. Наклон изэнтропы расширения
идеального газа, как известно, равен —у=—Cp/Cv> а наклон
изотермы равен —1 (см. рис. 46). CO=CV+R и 7?=8314 Дж/кмоль- К.

84
Глава 1
Для продуктов взрыва большинства конденсированных ВВ,
обладающих сравнительно высокой плотностью, величина у близ-
ка к 3 при давлениях выше 100 Кбар. При снижении давления
до 100 бар и ниже величина у стремится к значению, характер-
ному 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 р7|/с для ряда значений
параметра заряда V0/Vc. В наших обозначениях Q — энергия,
Рис. 47. Доля энергии взрыва .нитроглицерина, используемая для совершения
работы над окружающей средой, при различных значениях Vo/Vc't
рассчитана по уравнению (36).
отдаваемая продуктами взрыва, и Q,, — теплота взрыва нитрогли-
церина. Приведенные иа рис. 47 кривые показывают, что с увели-
чением плотности заряжания возрастает скорость, с которой про-
дукты взрыва теряют свою энергию. Большая часть этой энергии
расходуется иа увеличение кинетической энергии окружающего
вещества. Для больших величин V с расширение продуктов
взрыва с известным приближением подчиняется закону расшире-
ния идеального газа. В этом случае
_ RTe Гд / Vo y-t
(у — 1)Л1[ V у )
(38)
При испытании работоспособности ВВ в свинцовой бомбе или
с помощью мортиры Аренса величина V $/Vc =1. При этом условии,
одиако, можно испытывать вещества со скоростью детонации ие

Детонация
85
более 2000 м/с. Для мощных ВВ испытание можно проводить при
величине V O/Vc значительно большей единицы, чтобы предохра-
нить взрывную камеру от сильной деформации, В экспериментах
с обычной баллистической мортирой величина Vo/Vc составляет
около 50. Когда поршень-снаряд не выбрасывается из камеры,
V(/Vc повышают до —300.
1.8.	КАНАЛЬНЫЙ ЭФФЕКТ
А. Внутренний канал
Если в цилиндрическом заряде В В имеется полость (канал),
проходящая вдоль его оси, то при детонации газ перемещается
внутри канала, что оказывает заметное влияние иа характер про-
текания детойациоииого 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 заря-
дах 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 (р1 г/см3). В веществах, обладающих
повышенной чувствительностью, например в тэие, возрастание
скорости детонации вследствие наличия газового потока оказы-
вается существенно выше того, которого можно было бы ожидать
за счет простого увеличения плотности.
В табл. 12 приведены параметры детонации 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 расширяю-
щиеся продукты детонации, играя роль своеобразного поршня,
толкают воздух в канале, сообщая ему скорость u=D (рис. 48).
Давление в сжатомщоздухе 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) зависи-
мость 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 стацио-
нарной детонации, неравенство Dt>Dc означает, что наличие
газового потока приводит к установлению нестационарного дето-

86
Глава 1
Таблица 12
Скорость детонации в зарядах тетрила (р0 = 0,93 г/смэ)
с каналом вдоль оси (Вудхед и Татиан, 1965)а
d*. ММ	dt, мм	D, м/с	О’. м/с	р1/ро	Ut м/с	Р, кбар	Т, К	и—D, м/с
	0	5175												__
	6	7790	8840	12,5	8100	960	12 000	тзю
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
а В таблице приняты следующие обозяачешя; йг. dx — внешний и внутренний диаметры
заряда; D — скорость детонации; w — скорость ударной вол!Ы в газе; pt/pa—отношение
плотностей воздуха за и перед фронтом ударной волны; и — массовая скорость газа, которая
определяется соотношением
« = (I - po/pi) ш.	(39)
национного режима с повышенной скоростью вследствие возник-
новения очагов реакции впереди фронта детонации. Это вызывает
соответствующее изменение кривизны детонационного фронта. Тро-
тил 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 детонация в литых зарядах некоторых ВВ с каналом
вдоль оси (Вудхед и Титман, 1965)
Литые ВВ	ро. г/см3	di  мм	dt, мм	D. км/с	W, 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

Детонация
87
В табл. 13 представлены величины скоростей детонации и воздуш-
ных ударных воли в литых трубчатых зарядах пикриновой кисло-
ты, тротила и сплава тетрила с тротилом 40/60, измеренные Вуд-
хедом и Титманом. Измеренные величины ш лежат в интервале
от 11,7 до 12,9 км/с. Подобные значения vd значительно выше
рассчитанных по уравнению (39) при условии, что роль толкающе-
го поршня выполняют расширяющиеся продукты детонации, т. е.
п-D. Этот факт можно объяснить тем, что сжатый воздух, имею-
щий скорость ~7000 м/с, воздействует на стенки канала, создавая
Рис, 48. Движение воздуха в канале вследствие расширения продуктов де-
тонации. Скорость переднего фронта сжатого воздуха Р(/(1 — po/pi).
П,км/с
Рис. 49. Скорость детонации цилиндрических зарядов некоторых ВВ
(Аренс, 1965).
О скорости де то наци i D цилиндрических зарядов диаметром d = 21 мм; скорости детонации
зарядов диаметром d2 = 21 мм с каналом диаметром = 4 мм;-----------скорость дето-
нации Dc данного ВВ при плотности монокристалла.

88
Глава /
в них давление —7000 бар. В результате в частицах ВВ на стен-
ках 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 троти-
ла, 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-f-na-
рафин (90/10), помещенного в латунную трубку с толщиной стенок 1 мм;
а? = 45 мм; d i= 11 мм, р — 1,54 г/см3 (Дженнергрен, 1948).
возрастает по мере распространения детонации. При этом его энер-
гия уменьшается за счет радиального расширения. Поэтому ско-
рость переднего фронта газа и его массовая скорость будут также
уменьшаться. Когда скорость газа вблизи детонационного фронта
станет ниже скорости детонации ВВ, продукты взрыва снова ока-
жут 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 прес-
сованным зарядом (р 0-=1,6 г/см3) флегматизированного тэна (10%
парафина) длиной 3,1 м с d2=45 и d{= 11 мм. В данном опыте внут-
ри заряда находилась латунная трубка’с толщиной стенок 1 мм.
Вероятно, величина давления газового потока оказалась достаточ-
ной чтобы создавать трещины в трубке на уровне фронта ударной

Детонация
89
волны. По этой причине удалось избежать экранирующего влия-
ния трубки. Свечеине указанных волновых фронтов выводилось
на объектив фотокамеры через систему отверстий диаметром 1,5 мм,
которые высверливались в заряде ВВ н латунной трубке.
Рис. 51, Распространение детонации в цилиндрическом заряде с замкнутым
внутренним каналом (Вудхед и Титман, 1965).
а
-z-*-	"I	ZJmm 4мм
О*	40мм
Рис. 52. Заряд тэна р = 1,50 г/см3 с каналом, который периодически
перекрывается пластинками из фольги (Аренс, 1965).
а —схема опыта; б — диаграмма распространения детонации, 3 — толщина фольги, см;
р— плотность материала фольги, г/см’.


90
Глава 1
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 волны в противоположных
направлениях, одна из которых движется назад и встречается с
основной детонационной волной в сечении заряда а — а. Подоб-
ный эффект не наблюдается в зарядах сравнительно нечувствитель-
ных 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 заряда-
ми 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 вы-
числялась как частное от деления длины заряда на время, необхо-
димое для прохождения детонации от одного до другого конца за-
ряда. 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 помеща-
лись кусочки фольги небольшой толщины (8р<0,004 г/см2), ско-
рость 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. Бы-
ли зарегистрированы значения скорости ~ 10 000 м/с. С дальней-
шим увеличением ор скорость линейно уменьшалась до величины
8000 м/с при ор =0,4 г/см2 и затем плавно снижалась до нормаль-
ных значений скорости детонации для сплошных зарядов без кана-
ла Ds =7500 м/с. Внезапное возрастание скорости детонации про-
исходит 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 фрон-
та газового потока уменьшается. Это обстоятельство в свою очередь
снижает способность газового потока вызывать увеличение ско-
рости детонации от величины Ds до Dt для зарядов с каналом.
Наконец, при значительном увеличении массы преграды ука-
занная 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 при-
мерно такой же эффект, как и внутренний канал (Юхансон н сотр.,

Детонация
91
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 В В повышается задолго до при-
бытия детонационного фронта. Этот эффект может вызвать зату-
хание детонации в тех ВВ, у которых детонационная способность
уменьшается при увеличении плотности. Так обстоит дело с дето-
нирующим с малой скоростью динамитом, а также с зарядами по-
рошкообразных промышленных ВВ, содержащими аммиачную се-
литру, 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 распро-
страняться при наличии канала, хотя и с несколько меньшей ско-
ростью.
Типичные примеры, иллюстрирующие существование каналь-
ного эффекта, можно получить в опытах с зарядами 35%-иого же-
латин-динамита диаметром 25 мм при инициировании капсюлем-
детонатором № 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 выпол-
няется условие
0,25<</< 13,6,
где q=(Ai — Ар)/Ар —отношение площади канала к площади за-
ряда; At и Ар — площади поперечного сечения трубы и заряда
соответственно. Заряды 35%-ного динамита без оболочки детони-
руют со скоростью 2100—2200 м/с. Устойчивая детонация наблю-
далась 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 рас-
стоянии 4 см от начала трубы, а последующие — на расстоянии
8 см одно от другого. Свечение детонационного фронта фиксирова-
лось с помощью латунных трубочек диаметром 1 мм. Они помеща-
лись непосредственно в динамит через отверстия в стенках трубы,
которые создавались в промежутках между вышеупомянутыми от-
верстиями.
На рис. 53 представлены результаты, полученные для зарядов
динамита в полиэтиленовой трубе с отношением внутреннего диа-
метра к наружному 27/33 мм и ^=0,17. Детонация прошла по всей
длине заряда, а ее фронт отставал от передней границы слоя сжа-
того воздуха на 3,5 см. Скорость обоих фронтов составляла
2150 м/с. Это значит, что динамит подвергался воздействию волны

92
Глава 1
сжатия с давлением 48 бар в течение 16 мкс до подхода детонацион-
ного фронта.
На рис. 54 показаны результаты экспериментов с зарядами в
полиэтиленовой трубке диаметром 40/48 мм и 7=1,6. В этих опы-
тах свечение детонационного фронта регистрировалось только из
первого отверстия, в 8 см от точки инициирования. Скорость фрон-
та 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 (q = 0,17).
Рис. 54. Заряд 35%-ного динамита диаметром 25 мм в полиэтиленовой трубке
40/48 мм (<7 — 1,6).

Детонация
93
которые, очевидно, были вызваны возмущениями потока сжатого воз-
духа в зазоре между зарядами (рис. 55). Когда детонация затуха-
ла, 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 q~ 1,6. При ис-
пользовании промежуточного детонатора (шашка прессованного
Рис. 55. 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 состав-
ляла 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 дав-
лению 375 бар.
Проверка детонационных свойств зарядов 35%-ного динамита
диаметром 25 мм, которые подвергались статическому сжатию в
замкнутых полиэтиленовых трубках диаметром 26/34 мм (^=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 про-
межуточного 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,

94
Глава 1
помимо тротиловой шашки, использовалась и 18-граммовая птяпт-
ка 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 7= 4,0. В этом случае стальная труба была
Рис. 56. Заряд 35%-ного динамита диа-
метром 25 мм в полиэтиленовой трубке
40/48 мм (q ~ 1,6).
О детонационный фронт, D -= 2400 м/с; ф воз-
душная ударная волна.
Рис. 57. Заряд 35%-ного динами-
та диаметром 25 мм в железной
трубке 56/64 мм (q ~ 4,0).
О детонационный фронт, 0 = 2400 м/с;
Ф воздушная ударная волна.
фронта прекратилось. Произошло ли при этом затухание детона-
ции, сказать трудно, поскольку воздушная ударная волна распро-
странялась по всей длине трубы с постоянной скоростью ~ 3200 м/с.
Контрольные опыты показали, что детонация действительно зату-
хала, Следовательно, воздушная ударная волна поддерживалась
в результате взаимодействия горячих газов с поверхностью заряда.
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 дей-
ствием сжатого воздушного слоя:
рЧг = р-~ >	(4°)
dt*	гп

Детонация
95
здесь р — давление; г — радиус; t — время; г0 — начальный ра-
диус трубки; о — толщина стенок; р — плотность материала труб-
ки и а — прочность его на разрыв.
Ряс. 58. Влияние веса и прочности трубы на канальный эффект.
С взрыв затух; ф полное разрушение трубы; Р —картонная труба.
Предположим, что ВВ сможет полностью прореагировать за
время в течение которого радиус трубки возрастет на вели-
чину &г=!\—rQ. Тогда при интегрировании (40) можно получить
следующее условие:
р<Рх+ — (аХ V	(41)
В этом выражении ps =Wr0 — статическое давление, разрываю-
щее трубу; пг==2 nr0Sp —масса трубки в расчете наединицу дли-
ны и O1 ~ Дг/г».	;
На рис. 58 представлены экспериментальные дйииые, получен-
ные для труб различного радиуса и толщины стенок, изготовлен-
ных из различных материалов. Граничная кривая, разделяющая
данные, соответствующие завершенной и незавершенной реакци-
ям, дается уравнением
р£ 4- 4,5m -113	(42)
(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)
Pi/p0 =	/(?+ 1)ЯТ0.
(43)

96
Глава 1
Подставляя Л1=29 кг/кмоль, у = 1,30, 7?=8314 Дж/кмоль-К и
7\=293 К, получим pJpQ~\ti,$ w\, если имеет размерность
км/с. Экспериментально найденные значения скорости
3200—3300 м/с соответствуют давлению газа около 110 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 существова-
ние на рис. 58 нижней граничной линии (показана пунктиром),
которая разделяет области отказов и детонации.
Для относительно слабых подрывов в скальных породах широ-
ко 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 порошкооб-
разное ВВ, содержащее 50% кизельгура. Диаметр зарядов состав-
ляет 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 сущест-
вующие в породе трещины. Отчасти это объясняется также задерж-
кой реакции во взрывчатом веществе вследствие канального эф-
фекта.
Значительно снизить вероятность выброса зарядов удалось
при использовании стопорных втулок, которые крепятся к заряду
ВВ, как показано на рис. 59. Опыты, которые проводились с заря-
дами гурита в полиэтиленовых и железных трубках, показали,
что стопорные втулки не только предотвращают выброс зарядов,

Детонация
97
но также нейтрализуют действие канального эффекта, так что об-
рыва детонации не происходит. Центровка заряда в трубе также,
по-видимому, является важным элементом во всей рассмотренной
операции.
Другой причиной выброса заряда может быть расширение про-
дуктов взрыва тех зарядов, которые детонируют с некоторым опе-
режением (короткозамедленное взрывание). Расширение газооб-
разных продуктов взрыва создает область пониженного давления
Рис. 60. Зависимость скорости детонации смеси АС с составом В от
содержания состава В.	7
----- заряды в стальной трубе,---- — заряды без оболочек. Детонация затухала в сталь-
ной 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 приме-
няют 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 проис-
ходила только в 4 из 11 патронов (4/11) и в 6 из 10,5 (6/10,5). Если
же применялись стопорные втулки, при асимметричном расположе-
нии заряда детонировали 10+/10, а при симметричном расположении
4—555

98
Глава 1
1 l~/l 1. Знак плюс указывает, что помещенный вплотную к послед-
нему патрону отрезок детонирующего шнура взрывается под дейст-
вием продуктов взрыва исследуемого заряда, знак минус обозна-
чает 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 диамет-
ром 17 мм даже в случае, когда заряды располагались асимметрич-
но относительно контура трубы. Однако процесс распространения
детонации имей периодический характер: деформированные и не-
разрушенные участки трубы чередуются. С применением стопорных
втулок разрывы трубы происходят чаще, а в отрезке детонирующего
шнура (наполнитель — тэн), находившегося в контакте с послед-
ним зарядом, всегда возникала детонация.
Дальнейшей иллюстрацией механизма канального эффекта яви-
лись 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 диамет-
ром 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 детониру-
ют 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 отсут-
ствии 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 II. (1965), Uber den Dctonationsforgang bei zylindrischen Sprengstof-
fladungen mit 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 Ober feste und gasformige sprengstoffe, Z.
techn: Phys., 3, 152, 244.
Беляев А. Ф. (1968), Горение, детонация и работа взрыва конденсирован-
ных 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. (1960), Alfred Nobel, the man and his work, Thomas Nelson
and Sons Ltd., London. .
Боболев В. R. (1947), в кн. «Теории взрывчатых веществ», Оборонгиз, Москва.

Литература
99
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 de-
tonation velocity of solid explosives, O. S. R. D. Report № 905.
Brown J. A., Collins M. (1967), Explosion phenomena intermediate bet-
ween deflagration and detonation, Scientific and Technical Application
Forcast, O. S. R. D., Department of the Army, Washington D. C.
Campbell A. U7., Davis IF. C., Travis J. R. (1961), Shock initiation of
detonation in liquid explosives, 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 equa-
tions of state of several explosives. J. Chem. Phys., 44, 1929.
Cook AL A. (1947), An equation of state for gases at extremale high pressure
and temperature for the hydrodynamic theory of detonation. J. Chem.
Phys., 15, 518.
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. Chem.
Phys., 24, 932.
Craig B. G. (1965), Measurements of the detonation front structure in conden-
sed phase explosives. Proceedings, 10th Symp. on Combustion, Cambridge,
England, 1964. Combustion Institute, Pittsburgh, U. S. A. '
Cybulski IF. B., Payman IF., Woodhead D. IF. (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 IF., 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 фрон-
та в жидких В В, Физика горения и взрыва, 2, 36.
Дремин А. И., Колдунов С. А., Шведов К- К. (1963), Инициирование
детонации ударной волной в литом тротиле, ПМТФ № 6, 131.
Дремин А. И., Колдунов С. А. (1967), Инициирование детонации ударны-
ми волнами в литом и прессованном тротиле, Взрывное дело, сб.
№ 63/20, изд-во «Недра», Москва.
Dremin А. /V., Trofimov V. 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. Д., 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. Chem.
Phys., 23. 126.
Eyring H., Powell R. E., Duffey G. H., Parlin R. B. (1949), The stability
of detonation, Chem. Rev., 45, 69.
Fickett IF. (1962), Detonation properties of condensed explosives calculated
with an equation of state based on intermolecular potentials, Los
Alamos Scientific Laboratory Report LA-2712.
Fickett IF. (1963), Calculation of detonation properties of condensed explosi-
ves, Physics Fluids, 6, 997.
Fickett IF., 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.
4*

100
Глава 1
Pickett W., Wood W. IF. (1958), A detonation-product equation of state obtai-
ned from hydrodynamic data, Physics Fluids, 1, 528.
Friedrich IF. (1933), Uber die Detonation der Sprengstoffe, Z. ges. Schiess-u.
Sprengstoffw, 28, 2, 51, 80, 113, 213, 244.
Fukada H., Sima Y. (1956), Detonation of charges with an internal cylind-
rical channel, J. Ind. Explos. Soc. Japan, 17, 207.
Garn IF. B. (1959), Determination of the unreacted Hugoniot for liquid TNT,
J. Chem. Phys., 30, 819.
Gibson F. C., Bowser M. L., Summers C. R., Scoff F. H.t Mason С. M.
(1958), Use of an electro-optical method to determine detonation tempe-
ratures in high explosives, J. Appl. Phys., 29, 628.
Голъбиндер А. И., Тышевич В. Ф. (1967), Дальнейшие исследования ка-
нального эффекта, в кн. «Теории взрывчатых веществ» (ред. К. К. Анд-
реев), изд-во «Высшая школа», Москва.
Gurton А. 1. (1955), The role of gas pockets in the propagation of low velocity
detonation, 2nd ONR Symposium on Detonation, Washington D. C.
HollandT.E., Campbell A. IF., Malin M. E. (1957), J. Appl. Phys.,
28, 1217.
Hugoniot H. (1887), Propagation du movement dans les corps., J. Ec. poly-
techn., 57, 3.
Hugoniot H. (1889), Propagation du movement dans les corps., J. Ec. poly-
techn. 58, 1.
Илюхин В. С., Похил П. Ф., Розанов О. К., Шведова Н. С. (1960),
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. JI., 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. Inter-
nal 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., Lfungberg S., Lundborg N. (1946), Influence of the initia-
tion on the detonation velocity and impulse of LFB-dynamite, Internal
report, Nitroglycerin ABs Detoniklaboratorium, Stockholm.
Johansson С. H., Persson P. A. (1966), Density and pressure in the Chap-
man — Jouget plane as functions of initiale density of explosives, Nature,
Loud., 212, 1230.
Johansson С. H., Selberg H. L.t Persson A., Sfolin T. (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 1. G. (1955), Sensitiveness to detonation. 2nd Symposium
on Detonation, Washington D. C.
Jones E., Mitchell. D. (1948), Spread of detonation in high explosives, Na-
ture, Lond, 161, 98.
Jones H., Miller A. R. (1948), The detonation of solid explosives, Proc. R.
Soc., A. 194, 486.
Jouget 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., Wilson E. B. (1941), The hydrodynamic theory of
detonation and shock waves, OSRD Report 114.
Ladegaard-Pedersen A., Persson P. A., Petrind M. (1967), The detonation

Литература
101
velocity of tubular charges of AN/RDX/TNT mixtures in steel tubes,
Swedish Detonic Research Foundation Report 1967, 28.
Lee E. L.t Hornig H. С., Kury J. 117. (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.
Afader C. L. (1965), Initiation of detonation by the interaction of shocks
with density discontinuities, Physics Fluids, 8, 18Ц.
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. IF., Holland T. E. П956), Temperature effects
in the liquid explosive nitromethane, J. Appl. Phys., 27, 963.
Malin M. E., Campbell A. IF., 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 con-
verter tube. Rep. Govt. chem. ind. Res. Inst., Tokyo, 59, 204.
Nauckhoff S. (1905), Z. Angew. Chemie, 18.
NauckhoffS., Bergstrdm 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 A. (1965), О детонации с малой скоростью в по-
рошкообразных ВВ, НТПГВ, 1, 109.
Parisot A., Lejfitte 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
(1967).
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 W. (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. angew/Phys., 6, 470.
Schall R. (1952), Detonation velocity of PETN determined from X-ray pho-
tography for various grain sizes up to 1,0 mm, Z. angew. Phys. 4, 291.
Schall R. (1967), Detonationphysik. In "Kurzzeitphysis” (Vollrath K-,
Thotner 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. Nit-
roglycerin ABs Detoniklaboratorium, Stockholm.

102
Глава I
Selberg H. (1960), Normal and supernormal detonation velocity, Ark. Fys., 18,
353.
Selberg ll. (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.
Stresau R. H. F. (1952), Low velocity detonation of .certain primary explo
sives, NAVORD Report 2460.
Stromsde 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, Lon-
don, Monographs, № 5.
Taylor W., Weale A. (1932),r-The mechanism of the initiation and propaga-
tion of detonation of solid explosives, Proc. R. Soc., A 138, 92.
Travis 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 pres-
sed TNT, Physics Fluids, 4, 262.
Von Neumann V. (1942), Progress report on the theory of detonation waves,
OSRD Report № 549.
Watson R. IF., Summers C. R., Gibson F. C., Van Dolah R. IF. (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 Che-
mistry, Liege, Industrie Chemique Beige, Vol. Il, p. 226.
Wetterholm A. (1964), N1N1'-bis-(^a[32p2-trinitroety])-urinamne. Ett nytt
hogbrisant Sprangamne. Svensk Rem. Tidskrift, 76, 628.
Воскобойников И. M., Апин А. Я- (I960), Измерение температуры детона-
ционного фронта в жидком взрывчатом веществе, ДАН СССР, т. 130
№ 4.
Wood W. IF., Kirkwood J. (?. (1949), Diameter effect in condensed explosi-
ves, J. Chem. Phys., 45, 69.
Woodhead D. IF., 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 Д. Б. (1940), К, теории распространения детонации в газообраз-
ных системах, ЖЭТФ, 10, 542.
Зельдович Д. Б., Домпанеец А. С. (1955), Теория детонации, Гостехиздат,
Москва.
Воскобойников И. М., Дубовик А. В., Бобэлев В. К. (1965), Детонация нит-
роглицерина с малыми скоростями, ДАН СССР, 161, № 5, стр. 1152.
Гордеев В. Е., Сербинов А. И., Трошин Д. К. (1967), Возбуждение взрыва
при захлопывании кавитационных пузырьков в жидких взрывчатых вещест-
вах, 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, тепловы-
деление в которой поддерживает ударный фронт. Быстрая хими-
ческая 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 отли-
чие от последней детонационная волна всегда стремится достичь
определенной скорости распространения. Эта скорость, как правило,
но не всегда, не зависит от граничных условий. Например, мы виде-
ли, что детонация может быть пересжатой, т. е. может обладать
скоростью, величина которой больше нормальной для данного ве-
щества. 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 боко-
вой 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 стабиль-
ность детонации просто поразительна.- Не удивительно поэтому,
что кратковременное ударное сжатие вещества на поверхности
заряда до давления несколько большего или меньшего, чем давле-
ние во фронте стационарной детонационной волны, вызывает появ-
ление самоподдерживающейся волны в заряде ВВ.
Такая нестационарная волна либо затухает, либо переходит
в стационарную детонационную волну. Изучение переходного про-
цесса имеет важное практическое значение,, поскольку иницииро-
вание детонации с помощью сильных ударных волн является в
большинстве случаев наиболее предпочтительным методом иниции-
рования. Основные вопросы, которые необходимо при этом решить,
сходны между собой. Прежде всего следует установить, возможно
Ди инициирование детонации в заряде данного ВВ прн подрыве

104
Глава 2
капсюля-детонатора, промежуточного детонатора, летящей с вы-
сокой скоростью пулей или пластинкой, а также при переходе
ударной волны из инертной преграды, разделяющей два заряда.
При любом из перечисленных способов инициирования в исследуе-
мом (пассивном) заряде В В возникает довольно сложная трехмер-
ная ударноволновая конфигурация, за фронтом которой происхо-
дит тепловыделение вследствие протекания реакции. Количествен-
ная 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 удар-
ной волной с прямоугольным профилем давлений. Затем мы после-
довательно 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
иницинрования детонации в каждом нз рассмотренных способов.
При анализе различных способов инициирования детонации
не менее важно каждый раз устанавливать баланс между тепловы-
делением 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.
2.1.	ДАВЛЕНИЕ ИНИЦИИРУЮЩЕЙ УДАРНОЙ ВОЛНЫ
МЕНЬШЕ ДАВЛЕНИЯ ВО ФРОНТЕ ДЕТОНАЦИИ
А. Однородные жидкости и монокристаллы
Если поверхность заряда ВВ подвергается воздействию ударно-
го импульса, давление в котором равно давлению во фронте стацио-
нарной детонационной волны и изменяется во времени таким же
образом, есть основания полагать, что возникновение детонации
происходит без задержки. В большинстве однородных В В при ини-
циировании ударной волной с давлением, составляющим менее
половины давления во фронте стационарной детонационной волны,
возникновение детонации происходит с некоторой задержкой.
Кэмпбелл и сотр. (1961а) подробно изучили такое явление иниции-
рования. Основная часть исследований была выполнена с нитроме-
таном. Генераторами плоских ударных волн служили заряды
мощных ВВ большого диаметра, которые отделялись от исследуе-
мого вещества преградами различной толщины. Входящая в нитро-

Инициирование взрыва ударными волнами
105
метан ударная волна первое время распространяется, как по инерт-
ному веществу. После некоторой задержки, возрастающей с умень-
шением начальной амплитуды ударной волны, на поверхности
преграды илн в непосредственной близости от нее возникает детона-
ционная волна. Эта детонационная волна образуется внутри удар-
носжатого 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 дето-
национной волны, и затем плавно снижается до нормальной ско-
рости детонации.
Непосредственно перед моментом появления свечения Жидкость
вблизи поверхности преграды становится непрозрачной. Это явля-
ется первым признаком возникновения быстрой химической реак-
ции. Поскольку на начальной стадии распространения детонацион-
ная волна движется в уже сжатом, а потому менее сжимаемом веще-
стве, то давление во фронте выше, а температура ниже, чем во фрон-
те 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 дето-
национная волна становится пересжатой вследствие осевого под-
пора 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 сотр.
получили следующее выражение:
Dc -6,30 + 3,2 (Р-Ро) + цр,	(1)
где коэффициент зависимости скорости от плотности р
(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.

106
Глава 2
Как показали эксперименты, индукционный период, измеряе-
мый с момента входа ударной волны в нитрометан до возникнове-
ния детонации на границе с преградой, зависит от изменения ам-
плитуды инициирующей ударной волны, начальной температуры и
степени чистоты нитрометана, а также от шероховатости поверхно-
сти преграды. Увеличение давления в ударной волне с 86 до
89 кбар приводит к уменьшению индукционного периода с 2,26
Рис. 61. (х— t)'Диаграм-
ма ударного инициирова-
ния нитрометана.
р = 81 кбар; и = 1.60 км/с; и$ =
= 4,50км/с; Dc = 10,0 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 плексигласо- вой преграды» мм	Скорость ударной волны в плекси- гласе на границе с НМ, км/с	Давление во фронте ударной волгы, кбар		Глубина инициирова- ния, 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	НО	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	

Инициирование взрыва ударными волнами
107
Аналогичные явления прн инициировании ВВ наблюдали Берг
(1964) н Берг н Персон (1964), которые использовали цилиндриче-
ские заряды в своих опытах, проведенных по схеме активный за-
ряд — преграда — пассивный заряд. В табл. 14 приведены резуль-
таты экспериментов, показывающие зависимость глубины возник-
новения 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 (прегра-
да) 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, полу-
ченной Кэмпбеллом и сотрудниками. В расчетах использовались
следующие выражения для ударных адиабат плексигласа:
«^2,75+ 1,48ир	(2)
и нитрометана (Илюхин и сотр., 1960):
us = 2,00 4- l,38up.	(3)
Вывод Кэмпбелла и сотр. (1961а) о возникновении детонации на
границе с преградой и 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, мож-
но сделать ее короче глубины возникновения детонации. Средняя
скорость ударной волны в каждой плексигласовой пластине до-
вольно 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 рнс. 62, а; на рис. 62, в показано уменьшение
скорости ударной волны, возникшей от детонации заряда нитроме-
тана длиной 100 мм. На рис. 62, б показано внезапное увеличение
скорости ударной волны 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).

108
Глава 2
62. Распространение
эй волны в наборе
Власовых пластин |с
иными зазорами, на
ie с которой распо-
ы пассивные заряды
13ЛИЧНОЙ 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 иниции-
рует жидкость, причем последовательность происходящих явлений
такая же, как и с широкими преградами.
Устройство заряда, используемого в рассматриваемом экспери-
менте, показано иа рис. 64. Когда плексигласовую преграду заме-

Инициирование взрыва ударными волнами
109
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 воздуш-
ных зазорах и последующее двухступенчатое возрастание интенсив-
ности свечения в нитрометане. Впервые свечение в нитрометане
появляется через 75 нс после входа ударной волны.
Рис. 63. (х — /^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. Записывае-
мый сигнал проходил через линию задержки, использование кото-
рой диктовалось необходимостью регистрации начальной картины
явления. Осциллограммы записей показывают такое же двухсту-
пенчатое 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 интен-
сивности свечения соответствует тому моменту, когда детона-
ционная 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-

по
Глава 2
Нитрометан
'Стеклянная пластина
' Непрозрачная
полиэтиленовая преграда
Л
К фотоумножителю
Рис. 64. Схема опыта по изучению детонации в нитрометане
Активный заряд
„ п нитрометана
Воздушные
зазоры: ШШШ^^^^^-полиэтилен,75мк
75мк
75 мн—*
гав]
Яассивный заряд
нитрометана
0,1 мкс
Рис. 65. Схема опыта и осциллограмма, на которой видны две интенсивные
вспышки света из воздушных зазоров и начало излучения света из пассив-
ного заряда нитрометана.
Таблица 15
Значения критических параметров инициирования детонации
для различных однородных ВВ
ВВ	Агрегатное состояние	Р, к5ар	Та. сс	£>с, 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
Азотная кислота/литробеззэл/вэда (63/24/13).

Инициирование взрыва ударными волнами
111
ння и некоторых других параметров для нитрометана, расплавлен-
ного тротила, состава дизекайт 13 и монокристалла тэна. Глубина
инициирования в этих опытах составляет величину порядка одного
нлн нескольких сантиметров. Как следует из приведенных в табл. 15
Полиэтиленовая преграда
27мк
65
10В |
W0
450
0,1 мкс
Рис. 66. Осциллограммы записей излучения света при возникновении дето-
нации от ударной волны в зарядах нитрометана диаметром 32 мм при различ-
ных толщинах полиэтиленовых преград.
данных, с уменьшением давления во фронте инициирующей удар-
ной волны происходит быстрое и непрерывное увеличение глубины
возникновения детонации.
Б. Неоднородные В В
Картина инициирования полностью изменяется, когда химиче-
ски однородное ВВ является физически неоднородным. Фотораз-
вертка процесса возбуждения взрыва плоской ударной волной
в нитрометане, содержавшем наполненные аргоном пузырьки
различного размера, показана на рис. 67. Наличие слабо светящей-
ся зоны сверху и снизу записи, за которой следует интенсивная
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 несколь-
ко 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 отли-
чаются. На основании этого можно сделать вывод, что механизмом,

112
Глава 2
ответственным за инициирование, не является адиабатический
разогрев газа. Как показали эксперименты, центрами инициирова-
ния реакции могут также быть маленькие цилиндры из вольфрама
или плексигласа. Выводы экспериментов подкрепляются расчетами
Мадера (1965), исследовавшего закономерности поведения двумер-
ного потока способного к реакции вещества вблизи от стержней
или полостей круглого или прямоугольного сечения, расположен-
ных параллельно фронту ударной волны. По всей видимости,
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 темпе-
ратурой и давлением. В зависимости от размера разогретого участ-
ка реакция может распространяться далее в глубь вещества или
затухать.
Таким образом, мы пришли к выводу, что если в веществе имеют-
ся 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,

Инициирование взрыва ударными волнами
113
реакция в котором возникает вследствие объемного разогрева.
По этой причине детонация в неоднородных ВВ возникает при более
низких давлениях инициирования, чем в однородных.
Действительно, поведение неоднородных прессованных ВВ в
условиях ударного сжатия сильно отличается от поведения однород-
ных веществ. На основании результатов тщательно проведенных
экспериментов Кэмпбелл и сотр. (19616) обнаружили следующие
различия в поведении рассматриваемых двух типов ВВ:
а.	Скорость инициирующей ударной волны в однородных ВВ —
величина постоянная или незначительно уменьшающаяся со вре-
менем; в неоднородных ВВ скорость инициирующей ударной
волны увеличивается по мере распространения.
б.	В однородных ВВ переход к стационарной детонации совер-
шается внезапно; в неоднородных В В он осуществляется более
плавно.
в.	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 наблюда-
лось.
г.	Имеются доказательства, что в однородных ВВ детонация
возникает па границе раздела с преградой; наиболее вероятно,
что в неоднородных ВВ детонация возникает в самом ударном
фронте пли в непосредственной близости от него. Возможно, после-
дующие эксперименты позволят окончательно решить этот вопрос.
д.	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-
вай вещества. Для процесса инициирования детонации упругоаку-
стические свойства ВВ имеют более важное значение, чем его термо-
химические характеристики.
е.	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.
ж.	Процесс инициирования в однородных ВВ более чувствителен
к измененияхМ начальной температуры или давления в ударной вол-
не, 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 чисто-
го 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-

114
Глава 2
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.
t - 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%)4-воск (1%)];
ро — 1,72 (Джекобс и сотр., 1963).

Инициирование взрыва ударными волнами
115
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,
уже использовавшийся в опытах с нитрометаном. Заряды литого
состава В (ТГ 40) различной толщины помещались между прегра-
дой и набором плексигласовых пластин (рнс. 70). Характер измене-
ния скорости ударной волны по мере распространения ее по плексиг-
ласовой сборке определялся с помощью фоторегистрации последо-
вательных вспышек в воздушных зазорах. Результаты опытов
показаны на рис. 70, б. Когда пассивный заряд ВВ отсутствовал
/г 0), в сборке распространялась затухающая ударная волна,

116
Глава 2
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 состав-
ляла примерно 6 км/с. По мере дальнейшего распространения вол-
ны по сборке ее скорость оставалась постоянной и затем быстро
уменьшалась. Этот факт указывает, что зона максимального тепло-
выделения подтянулась ближе к фронту инициирующей ударной
волны. Наконец, эксперимент с зарядом толщиной 30 мм показыва-
ет затухающую ударную волну. Подобная картина типична для
зарядов, детонирующих с нормальной скоростью, и является сви-
детельством 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 плот-
ностью. Результаты опытов совпадают, в силу чего имеются осно-
вания полагать, что в неоднородных В В амплитуда ударной волны
постепенно нарастает и детонация возникает на ударном фронте
или в непосредственной близости от него.
Используя электромагнитный метод, Дремин (частное сообще-
ние, 1967)* измерил профили массовой скорости за фронтом инн-
* Дремин А. Н., Колдунов С. А., Шведов К К. (1963), Инициирование дето-
нации ударной волной в литом тротиле, ПМТФ, № 6, 131. Дремин А. И., Кол-
дунов С. А. (1967), Инициирование детонации ударными волнами в литом и
прессованном тротиле. Взрывное дело, сб. № 63/20, изд-во «Недра», Москва —
Прим, ред.

Инициирование взрыва ударными волнами
117
циирующей ударной волны в различных ВВ. Принцип метода пока-
зан на рис. 71. Параллельно фронту ударной волны располагается
металлическая фольга, которая является проводником, движущим-
ся в магнитном поле. На концах проводника наводится ЭДС, пропор-
циональная скорости потока вещества.
На основании результатов этих экспериментов Дремин устано-
вил 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 (ТНТ, р0 —
=1,60 г/см8); в — литое ВВ с высокой плотностью (шимозированный ТНТ, р0 = 1,63—1,64 г/см8).
ВВ высокой плотности н, наконец, неоднородными — прессованные
В В. На рис. 72 схематически показаны полученные профили давле-
ний на различных стадиях инициирования. Картина поведения
литых В В совпадает с обнаруженной в экспериментах с использо-
ванием 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.

118
Глава 2
2.2.	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 промежуточ-
ные детонаторы из мощных ВВ, которые создают давления, превы-
шающие 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 крити-
ческую величину. При меньших 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, содержа-
щего 25% тротила, 12% воды, 0,4% гуара и аммиачную селитру
(реолит 25), помещенных в плексигласовые оболочки. Заряды ини-
циировались с помощью промежуточных детонаторов конической
формы. Диаметр зарядов df составлял 10 см, а критический диаметр
детонации данного ВВ — 6 см. При диаметре промежуточного дето-
натора d=3—4 см детонация затухала, однако при диамет-
ре 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 труб-
ку 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 изображе-
ния, 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 поло-
жение 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
dr и d. При бГ = 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 про-
межуточными 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; 3 — промежуточный детонатор; 4 — рео-
лит 25; 5 — пленка из пластика; 6 — непрозрачный плексиглас с круглыми отверстиями; 7 —
прозрачный плексиглас; 8~ плексиглас; 9— к фоторегистру.

120
Глава 2
которой оставалась приблизительно постоянной с момента иниции-
рования. 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 ско-
ростей неясна. При d=4,7 см на участке длиной 10 см происходило
заметное затухание детонации, затем скорость стабилизировалась
на 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 d=4,5 см, уменьшение ско-
рости наблюдалось уже на расстоянии 6 см, а свечение пропадало
на расстоянии 18 см. В трубке диаметром 8,7 см при d=4,7 см де-
тонация распространялась с постоянной скоростью 3500 м/с на
участке длиной 20 см, после чего она резко возрастала до опять-та-
ки 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 результа-
там фотографирования свечения фронта детонации в зарядах дли-
ной 40 см, помещенных в оболочки из картона, в стенках которых
высверливались отверстия диаметром 6 мм на расстоянии 3 см одно

1	3 4
Рис. 76. (х — /)-Диаграмма положения фронта детонации в зарядах мало-
чувствительного В В (реолит 25).
Номера кривых	1	2	3	4	5	6
Диаметр заряда, см	10,0	8,7	6.0	6,0	6,0	6,0
Диаметр промежуточного детонатора,	см	9,9	4,7	5,9	4,9	4,7	4,5
Экран
со щелью
Рис. 77. Схема опыта для регистрации распространения детонационной
волны в малочувствительном ВВ.

122
Глава 2
от другого. На рис. 78 показана характерная запись, полученная
с помощью скоростного фоторегистра для заряда с сГ=6 см и
d=4,7 см. Чтобы свечение, исходящее из отверстий, получалось
достаточно интенсивным во время прохождения фронта детонацион-
ной 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 влия-
ния 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 причи-
не приведенная на рис. 76 зависимость скорости детонации реолита
25 от диаметра промежуточного детонатора дает удовлетворитель-
ное представление о картине реального процесса.
В заключение необходимо заметить, что рассмотренное выше
условие инициирования, согласно которому инициирующая поверх-
ность промежуточного детонатора должна превышать некоторую
определенную для данного ВВ величину, следует из того, что тепло-
выделение в результате протекания реакции должно превышать
потери, связанные с боковым разбросом вещества. В условиях,
близких к критическим Условиям инициирования, детонация

л
Рис. 79. Схема опыта для определения ини-
циирующей способности промежуточных де-
тонаторов при контактном подрыве.
/ — капсюль-детонатор; 2 — промежуточный детонатор;
3 — алюминиевая пластина; 4— полнхлорвиниловая
трубка; 5— ТНТ/глицерин; 6— свинец.
Рис 80. Деформация свинцового цилиндра (q) в зависимости от содержания
глицерина (г); схема опыта представлена на рис. 79.

124
Глава 2
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, получен-
ную массу помещали в тонкостенные трубки из полихлорвинила и
устанавливали заряды на свинцовые цилиндры диаметром 30 мм.
Рис. 81. Инициирующая способность промежуточных детонаторов различных
диаметров.
— содержание глицерина в смеси ТНТ/глицернн для q » 0.5. Толщина алюминиевой пласти-
ны (см. рис. 79) tr мм: О °; + И □ 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 отно-
шению высоты цилиндра после подрыва к его начальной высоте).
Из опытов с зарядами с различным содержанием глицерина (г)
была найдена величина <?=0,5, которой соответствовало некоторое
значение гт\ эта величина гт и принималась за меру инициирующей
способности промежуточного детонатора. Схема опыта показана
на рис. 79. Между зарядом и промежуточным детонатором помеща-
лась алюминиевая пластинка. На рис. 80 показан примерный вид
зависимостей q от г для промежуточных детонаторов из прессован-
ного тротила плотностью 1,55 г/см3, диаметром 25 мм и алюминие-
вых пластинок различной толщины. Величину гт можно определить

Инициирование взрыва ударными волнами
(25
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.
О 0,25 0,50 0,75 Ц7 /,25	'1J50 1,75 Zfl
Рис. 82. Инициирование реолита 25 с помощью промежуточного детонатора
конической формы из стартекса. Зависимость критической массы и диамет-
ра основания детонатора от угла при вершине конуса.
-J-нормальная детонация; Q отказ.
При фиксированном весе промежуточного детонатора иниции-
рующий эффект у детонаторов конической формы оказывается более
высоким по сравнению с цилиндрическими детонаторами, если
инициирование осуществляется при Непосредственном контакте
с 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 диаметра основания
детонатора.
1 — детонирующий шчур; 2 — подложка из пластика; 3 — реолит 25; # —бакелит; 5— проме-
жуточный детонатор; 6 — капсюль-детонатор №8; 7 — влажный песок; 8 — картон.
Рис. 84. Зависимость длины разрушенного участка трубы, содержащей
водонаполненное ВВ, от диаметра детонатора.
1 — бакелит, d' = 6 см; 2 — сталь, d' = 6 см; 3 — бакелит, d'_ = d 4- 0,1 см.

Инициирование взрыва ударными волнами
127
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, критиче-
ский диаметр основания детонатора линейно возрастал от значения
3 см, когда tgcc->0 (цилиндр с высотой 4 см), до приблизительно
4 см, когда tga=2. Критический вес детонатора быстро уменьшает-
ся 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, помещен-
ных в железную трубку диаметром 2,5 см, получены аналогичные
зависимости с той лишь разницей, что кривая критического диамет-
ра 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 пас-
сивными зарядами по схеме, представленной на рис. 83. Чтобы
удержать заряды от самопроизвольного разрушения, им придали
коническую форму. Для снижения шума при подрыве заряды сна-
ружи окружали влажным песком. Контрольные опыты без песча-
ной 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 цилиндриче-
ского заряда, разрушаемой при детонации. На рис. 84 приведена
зависимость L от d при различных диаметрах зарядов для промыш-
ленного ВВ типа реолита. Из графика видно, что прн малых d
наблюдается линейный рост L для зарядов в бакелитовых трубках
с d=Q 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 rfft=4,6 см. Соответствующие
опыты с зарядами в стальных трубках с толщиной стенки 0,2 см
и диаметром 6 см дали величину критического диаметра детонатора
4Й=4,1 см.
Чтобы определить критический диаметр детонации исследуемых
зарядов, их инициирование осуществлялось по всей торцевой по-
верхности. Для удобства работы диаметр промежуточного детона-
тора был на 1 мм меньше диаметра плексигласовой трубки, в кото-
рую помещали заряд. Результаты опытов показывают, что наблю-
дается интенсивный рост L при значениях диаметра, близких к
критическому диаметру трубки dkf=5,4 см.
Когда промежуточный детонатор цилиндрической формы пол-
ностью погружен в исследуемое ВВ, расширяющиеся продукты
взрыва с его боковой поверхности начинают воздействовать на
окружающее вещество задолго до момента выхода детонации иа

Схема
опыта
Распространение
1$арной волны
0=2400 м 1с
ш=4500 М/с
ш=4100 м/с
0 = 6800 М/С
Капсюль-дешонатор №8
Рис. 85. Инициирование 35%-ного дниамнта с помощью шашки тротила
диаметром 7 мм.
I
Ol......................................
W4 tt46 1,48	1,50 t,S2 1^54
р,г/см3
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.

Инициирование взрыва ударными волнами
129
торец детонатора. Если давление иа боковой поверхности окажет-
ся достаточным для инициирования, то к моменту прекращения
детонации в промежуточном детонаторе она уже возникнет в окру-
жающем веществе. В этом случае эффективная поверхность иниции-
рования промежуточного детонатора цилиндрической формы пре-
восходит поверхность инициирования такого же детонатора, просто
прижатого торцевой поверхностью к исследуемому веществу.
Если же боковое давление продуктов взрыва детонатора недоста-
точно 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 ини-
циирование детонации с малой и нормальной скоростями в аммиач-
носелитренном желатин-динамите (35% нитроглицерина) от про-
межуточного детонатора — шашки прессованного тротила. Схема
опытов и полученные результаты показаны иа рир. 85 и 86. Рис. 85
иллюстрирует процесс инициирования детонации в помещенном
в плексигласовые трубки динамите под воздействием промежуточно-
го детонатора длиной 50 и диаметром 7 мм. Фото регистрация про-
цесса инициирования осуществлялась скоростной кинокамерой.
Давление продуктов детонации иа торцевой поверхности промежу-
точного детонатора из ТНТ достаточно для инициирования нормаль-
ной детонации в динамите, однако с боковой поверхности давление
очень мало. По этой причине ударная волна конической формы
не возбуждает нормальную детонацию в динамите. Скорость дето-
нации быстро уменьшается до 2400 м/с. Критический диаметр про-
межуточного детонатора, вызывающего нормальную детонацию,
зависит от плотности динамита. Для промежуточных детонаторов
из прессованного тротила с плотностью 1,55 г/см3 зависимость кри-
тического диаметра от плотности заряда аммиачноселитренного
желатин-динамита с 35% НГЦ приведена на рис. 86.
2.3.	ПЕРЕДАЧА ДЕТОНАЦИИ ЧЕРЕЗ ПРЕГРАДУ
Между двумя соосными цилиндрическими зарядами ВВ, раз-
деленными инертной преградой, детонация может передаваться от
одного заряда к другому, если толщина преграды меньше некото-
рой 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 пере-
дачи детонации от активного заряда тэиа с плотностью 1,55 г/см3
к пассивному заряду цилиндрической формы диаметром 20 мм че-
рез алюминиевую преграду. Линия АВ показываем свечение детона-
ционного фронта на поверхности активного заряда, а линия CEF —
пассивного. Если пассивным зарядом является прессованный
ТНТ, то записывается только линия EF‘, на участке заряда вблизи
5-555

Рис. 87 Передача детонации через инертную преграду между двумя
цилиндрическими зарядами.
Рис. 88. Фоторазвертка записи передачи детонации через преграду
(см. рис. 87).

Рис. 89. Последовательные положения фронта детонации в пассивных
зарядах тэна и тротила.
1 — фронт детонации; 2 — зона инициирования; 3—отсутствие детонации.
Рис. 90. Последовательные положения фронта
детонации в полуцилиндрическом заряде ТНТ
большого диаметра.
1—фронт детонации; 2—зона инициирования; 3—отсут-
ствие детонации.
Рис. 91. Излучение света из зоны реакции в пассивных зарядах, помещенных
в воду (схема опыта представлена на ptfc. 90).
5*	I

132
Глава 2
алюминиевой преграды свечение отсутствует. На приведенной диа-
грамме пунктирная линия A'B'C'E'F' изображает траекторию дви-
жения фронта ударной волны вдоль оси зарядов; А'В'— траектория
фронта детонации в активном заряде; В'С—фронт ударной вол-
ны в алюминиевой преграде; С'Е'—фронт ускоряющейся ударной
волны в пассивном заряде и E'F' — фронт установившейся дето-
нации в пассивном заряде (Юхансон и сотр., 1962; Юхансон, 1962).
Форма кривой CEF позволяет установить, что фронт детонации
выходит на поверхность из внутреннего участка заряда, располо-
женного на некотором расстоянии от оси (rf/2) и на расстоянии
от торца заряда.
На рис. 88 показаны фотограммы записей передачи детонации
между зарядами тэна и тротила, разделенных алюминиевыми пре-
градами и помещенных в воду. Схема опытов представлена на рис. 87.
Экспериментальные результаты, полученные Юхансоиом и Сьёли-
ном (1962), дают возможность наглядно представить картину на-
чальной 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. Схе-
матичная картина возникающего в данном случае процесса показа-
на на рис. 90. Хорошей иллюстрацией к сказанному являются
фотографии на рис. 91, на которых показано возникновение и раз-
витие детонации в пассивном заряде полуцилиндрической формы.
Съемка производилась со стороны плоского участка заряда, ко-
торый был погружен в воду^ Можно с уверенностью сказать, что
форма детонационного фронта, видимая на фотографиях детона-
ции полуцилиидрнческого заряда, приблизительно совпадает с
формой фронта во внутренней части пассивного цилиндрического
заряда. Это утверждение подтверждается тем фактом, что траек-
тории 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 проводи-
лись с зарядами, погруженными в воду, вода в некоторых случаях
являлась преградой. Во всех опытах критическая толщина прегра-
ды для зарядов тэна оказалась больше, чем для тротила, посколь-
ку тэн обладает большим давлением во фронте детонационной волны
и более чувствителен к ударной волне. В большинстве случаев кри-
тические толщины преград, определенных в опытах на воздухе и
в воде, совпадают. Исключение составляет результат опыта по
передаче детонации в тэне, через 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

Инициирование взрыва ударными волнами
133
Таблица 16
Критическая толщина преграды
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 отсутство-
вал и в опытах по передаче детонации между зарядами тэна через
алюминиевую преграду. Ударная волна проходила через алюми-
ний так быстро, что детонация в пассивном заряде возникала за-
долго до того, как подходила ударная волна по воде.
2.4.	ИНИЦИИРОВАНИЕ ДЕТОНАЦИИ УДАРОМ ОСКОЛКА
В основу этого раздела положена экспериментальная работа
Эл да н corp, (1963). Применявшиеся методы исследования и полу-
ченные результаты аналогичны методам и результатам, рассмот-
ренным в работе Вейсса и Лнтчфнльда (1967), которые приводят
обширную библиографию по данному вопросу.
Допустим, что осколок н заряд исследуемого ВВ являются те-
лами цилиндрической формы с плоскими торцами и осколок наносит
удар по ВВ. Считая соударение соосным, найдем начальное давле-
ние при ударе:
pfi We V	...
р — ----
1 + ре ®J?p ®р
где v — скорость осколка до удара; р — плотность и ш — скорость
ударной волны, причем индекс с 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
^2	= 1 +Ре ^е/ра	g.
Ui 1 + pe^e/pi^i *
Индексами 1 и 2 обозначены осколки из разных материалов. Ин и-

Инициирование взрыва ударными волнами
135
щ
щ
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 колеб-
лются 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
Рис. 92. Образец испытываемого ВВ и осколок в момент перед соударением.
и того же материала в таблице приведены верхний и нижний пре-
делы изменения критической скорости. Величину верхнего преде-
ла скорости определяли в серии из четырех опытов, дававших
взрывы, а нижний предел находили из четырех параллельных
опытов, приводивших к отказам.
Эксперименты проводились с осколками длиной 15 мм и диамет-
ром 15 мм; испытываемые образцы твердых ВВ имели диаметр
20 мм и длину 20 мм, а длина и диаметр образцов пластичных В В
изменялись от 25 до 30 мм (рис. 92).
Об инициирующих способностях осколков судили по величине
местного действия взрыва образца исследуемого ВВ, которая реги-
стрировалась с помощью баллистического маятника, обычно распо-
лагавшегося иа некотором расстоянии сбоку от образца. Кроме
того, детонация образца подтверждалась взрывом начиненного
тэном детонирующего шнура, который плотно прижимался к про-
тивоположной 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, составляет
3400 м/с. Скорость ударной волны в осколке приблизительно рав-
на скорости звука в безграничной среде. Полагая для алюминия
10=6260 м/с, р=2,7 г/см3идля меди и>=4700 м/с и р=8,9 г/см3,
по уравнению (5) находим, что рд/оси =1,16. Экспериментально
найденная величина отношения критических скоростей осколков
равна 1,19 (табл. 17). На рис. 93 показаны результаты, полученные

too 450	500	550	600. м/с
“I---------1-------1--------1--------1—
ФДХХВ—
i I!
Il
—cab Отказ
-®—Ф------Детонация
фф® Детонация
Отказ
_д______________I______1_______L_
400	450	500	550	600 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 I — 25 мм).
500	520	540	560
Dj м/с
Рис. 94. Критические скорости осколков, полученные при подрыве зарядов
прессованного ТНТ различного размера (р = 1,54 г/см3).
а — Й = / = 22мм; б—c/ = J = 34mm.

Инициирование взрыва ударными волнами
137
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, экспери-
ментальные величины критических скоростей для аммиачноселит-
реиного желатин-динамита с 35% сенсибилизатора (50/50 интро-
глицерин/нитроглнколь) составляют 85 и 90 м/с для осколков из
алюминия и стали соответственно.
Рис. 95. Зависимость критической скорости осколков от площади соударе-
ния. 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 энер-
гии баллистического маятника к ее максимальному значению.
В обеих сериях этих экспериментов максимальные скорости ос-
колков, не вызывающие детонацию ВВ, оказались приблизительно
одинаковыми: 542 м/с для меньшего и 540 м/с для большего из об-
разцов. Однако вероятность возбуждения детонации осколками,
скорость которых ниже приведенной предельной величины, была
более высокой для образцов большего размера. Согласно показани-
ям баллистического маятника, в этом случае за величину крити-
ческой скорости осколка следует принять 514 м/с, тогда как соот-
ветствующая 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

138
Глава 2
15 мм. Образец испытываемого ВВ имел форму цилиндра диаметром
22 мм и длиной 25 мм.
На рис. 95 приведены зависимости критических скоростей от диа-
метра ударяющих поверхностей осколков для зарядов из прессо-
ванных 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.
Рис. 96. Зависимость критичес-
кой скорости инициирования от
угла между направлением движе-
ния стального осколка и осью за-
ряда 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 соуда-
рении осколков с образцом ВВ (между осями осколка и ВВ имелся
некоторый угол). Осколками служили стальные ролики диамет-
ром 15 мм и длиной 15 мм; испытания проводились с шашками прес-
сованного тротила (1,57 г/см3) диаметром 22 мм и длиной 25 мм.
Пока угол не превышал 4°, никакого увеличения критической ско-
рости осколков не наблюдалось; при увеличении угла до 8° проис-
ходило сравнительно небольшое возрастание скорости, но при
углах около 10° скорость резко возрастала, стремясь к бесконеч-
ности.

Инициирование взрыва ударными волнами	139
2.5.	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 поверх-
ности 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 резуль-
таты испытаний, если она превышает 2 мм. При указанной длине
осколка задержка инициирования детонации составляет около
1 мкс. Под действием осколка большей длины детонация начинает-
ся до начала спада давления.
В опытах по передаче детонации через преграду (рис. 98) актив-
ный заряд создает в преграде ударную волну, которая в свою оче-
редь генерирует ударное давление иа поверхности раздела пре-
грады 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 зависи-
мость между критическими толщинами латунных преград и кри-
тическими скоростями стальных осколков диаметром 12,7 мм
(рис. 99, а). Линейную зависимость этих величии подтверждают
результаты опытов, проведенных с образцами литого и прессованно-
го тротила и прессованного флегматизированного тэна, содержав-
шего 10% воска (табл. 18, рис. 99, б). Опыты по передаче детона-
ции 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-
* Раздел написан по результатам работы Лундборга (1964).

Рнс. 97. Профиль давлений в образце при ударе осколка. Заряд — прес-
сованный ТНТ, р = 1,55 r/см3, v = 650 м/с, d = I = 15 мм.
Рис. 98. Профиль давлений в веществе при передаче детонации через пре-
граду.
1 — детонатор; 2, 4 — заряд прессованного ТНТ, р = 1 ,55 г/см®, d = ^Крит = / = 15 мм; 3 —
алюминиевый цилиндр, I =d = 21 мм.

Инициирование взрыва ударными волнами
141
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, d = 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 преграды
диаметром 21 мм _и критической скорости удара алюминиевых осколков
диаметром 15 мм (образец ВВ диаметром 25 мм)
вв	Способ снаряжения	Плотность, г/см3	Толщина преграды, мм	Скорость осколка, м/с
ТНТ	Литой	1,60	3—4	1 БОС—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 уста-
новлена 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 замыка-
ниями двух контактных датчиков, расположенных на 'расстоянии
100 мм. Оказалось, что скорость пластинки убывает приблизитель-
но по логарифмическому закону с возрастанием толщины преграды
(табл. 19, рис. 100). Экстраполяция к толщине преграды 2 мм дает
скорость 2400 м/с. Когда и а боковую поверхность активного заря-
да наносили слой клейкого вещества (Юхаисон и Сьёлин, 1961),
скорость увеличивалась до 2600—2700 м/с. Увеличение скорости
пластинки объясняется возрастанием скорости детонации.

142
Глава 2
Таблица 19
Скорость свободной поверхности алюминиевой
преграды диаметром 21 мм. Толщина алюминиевой
пластинки (1 мм) учитывается в общей толщине
преграды
Толщина преграды, мм
5
6
11
16
21
31
Скорость свободной поверхности,
м/с
1890
1820
1320
960
650, 700
410
На рис. 101 приведена зависимость критической скорости алю-
миниевых осколков от скорости движения свободной поверхности
алюминиевых преград критической толщины, соответствующей
Рис. 100. Скорость отлета алюминиевой пластинки толщиной 1 мм от по-
верхности преграды в зависимости от толщины преграды.
/ — детонатор; 2 — заряд прессованного ТНТ; 3 — алюминиевая преграда; 4 — алюминиевая
пластинка толщиной 1 мм.
результатам экспериментов, которые графически представлены
на рис. 99,б и 100. Экспериментальные точки на рис. 101 приближен-
но ложатся на биссектрисе угла между осями. Следует отметить,
что необходимая для инициирования скорость осколка все же
несколько меньше скорости преграды. Это может быть вызвано

Инициирование взрыва ударными волнами
143
Рис. 101. Зависимость между критической скоростью осколка и критической
скоростью движения свободной поверхности преграды.
1 — 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, изображаю-
щих зависимость давления удара от времени (рис. 97 и 98).
2.6.	ИНИЦИИРУЮЩИЕ СВОЙСТВА ДЕТОНАТОРОВ
Технически удовлетворительное решение проблемы инициирова-
ния взрывчатых веществ было дано Нобелем, который изобрел
капсюль-детонатор. Он использовал свойство первичных (иниции-
рующих) 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 пластич-
ных, по луп ластичных и порошкообразных ВВ на основе нитрогли-
церина, которые во времена Нобеля широко применялись для дроб-
ления горных пород. Следует заметить, что обычно в таких зарядах
детонация распространяется с малой скоростью, одиако и этого
оказалось достаточным, чтобы удовлетворить основным требовани-
ям горной технологии.
В связи с широким использованием промышленных ВВ типа
АСЖГ (аммиачная селитра-1- жидкое горючее), а также водонапол-
ненных ВВ на основе тротила, селитры и воды, которые были пред-
ложены Куком (1958), к детонаторам стали предъявлять повышен-
ные требования. В настоящее время капсюль-детонатор применяют
в комбинации с промежуточным детонатором из мощного В В, кото-
рый легко детонирует от капсюля и в свою очередь усиливает его
инициирующее действие.

144
Глава 2
О 8	8 Ю	Я	18-
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 сов-
местной работы капсюля с огнепроводным шнуром. В настоящее
время капсюли-детонаторы, срабатывающие от огнепроводных шну-
ров, повсеместно заменяются электродетонаторами мгновенного
действия или электродетонаторами с короткозамедленным взры-
ванием, в корпус которых помещают пороховой элемент, обеспечи-
вающий задержку взрыва в 1 или V2 мс, но диаметр капсюлей ос-
тался тем же.

Инициирование взрыва ударными волнами
145
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-детона-
тора № 8, имеющего в донной части полусферическое углубление.
Рис. 103. (х — ^-Диаграмма движения струи и расширения боковой по-
верхности оболочки капсюля (см. рис. 102).
1 — основ гой заряд ВВ; 2 — заряд иннцинруюздего ВВ; 3 — ко <ец детонирую цсго 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, выбрасывае-
мая из углубления на торце капсюля.

Рис. 104. Капсюль-детонатор J\° 8 с плоским торцом через 30 мкс после
включения тока (Персон, 1965).
Капсюль -
детонатор №8
а
Рис. 105. Схема опытов по измерению критических расстояний иницииро-
вания детонации ВВ.
а — торцевой эффект; б — боковой эффект каст клеи.

Инициирование взрыва ударными волнами
147
Из приведенных на рис. 103 графиков можно получить представ-
ление о характере движения осколков и струи. Радиальная ско-
рость разлета осколков составляет 2600 м/с, а скорость движения
головной части струи — 3300 м/с. Рис. 104 показывает разлет ос-
колков при взрыве капсюля-детонатора с плоской торцевой поверх-
ностью. В этом случае осевая скорость осколков составляет 3000 м/с.
Для определения инициирующей способности капсюлей-дето-
наторов измерялись максимальные расстояния между капсюлями
и зарядами ВВ, на которых еще проявляется их инициирующий
эффект; заряды ВВ располагались соосно с капсюлями или сбо-
ку от них. Схема опытов показана на рис. 105. Эксперименты про-
водились с четырьмя видами капсюлей-детонаторов 8 с алюминие-
выми гильзами и капсюлем-детонатором повышенной мощности, кото-
рый также помещался в алюминиевую гильзу и снаряжался зарядом
тэна весом 1,25 г. Испытания проводились с зарядами ВВ 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% нитро-
глицерина и 6% различных добавок (нитролит).
Таблица 20
Максимальное расстояние (мм), на котором происходит инициирование
зарядов некоторых В В от капсюля-детонатора № 8
ms< г	Форма торца капсюля	ТНТ, р0=1,55		Динамит		Ни гролит	
		с торца	сбоку	с торца	сбоку	с торца	сбоку
0,70 Ра 0,62 Т 0,85 Т	Вогнутый » »	3 2 5	8 2 8	4000	70	3500	60
0,61 Р 1,25 Рб	» Плоский	35 60	10 16		40	1250	80
а Р — тэн, Т — тетрил.
6 Капсюль-детонатор № 8 повышенной мощности.
Результаты опытов представлены в табл. 20. Наибольшее раз-
личие в эффектах инициирования проявляется при соосном распо-
ложении заряда и капсюлей с плоским и вогнутым дном. Для троти-
ла максимальное расстояние между капсюлем и зарядом, на кото-
ром 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,

148
Глава 2
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 слу-
чае 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 соот-
ветствующие расстояния составили 3,5 и 1,2 м.
Рис. 106. Зависимость величины
скорости детонации 35%-иого ди-
намита от диаметра заряда (кар-
тонная оболочка) при инициирова-
нии обычным детонатором (С) и
детонатором повышенной мощности
диаметром 8,5 мм с 3,3 г ВВ (+).
В 35%-ном динамите детонация может распространяться с дву-
мя скоростями: большой — около 6000 м/с и малой — около
2500 м/с. Вероятность возникновения того или иного режима дето-
нации зависит от мощности инициирования, размеров заряда и
оболочки. В качестве примера рассмотрим результаты исследований
возбуждения детонации в зарядах 35%-ного динамита различного ди-
аметра (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-дето-
натором 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 детона-
ции с большой скоростью происходил в зарядах диаметром 2,3 см.
На рис. 107 показаны типичные фоторазвертки процессов иницииро-
вания и распространения детонации в зарядах 35%-ного динамита
в стеклянных трубках. В заряде диаметром 35 мм при ипициирова-

Инициирование взрыва ударными волнами
149
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 — </.=35 мм, капсюль №8, D =
= 2000/6000 м/с; в — d. = 23 мм, большой капсюль с 3,3 г ВВ. £> = 6000 м/с; г — d^—27 мм.
большой капсюль, D =6000 м/с, за воздушным промежутком длиной 30 см (в пассивюм заря-
де) 0 = 2-03 м/с.
нии капсюлем №8 детонация сначала распространялась со скоро-
стью 2900 м/с, а на расстоянии 15 см от места инициирования скорость
резко возрастала до 6000 м/с. Под воздействием мощного инициирую-
щего импульса в зарядах диаметром 23 мм детонация распространя-
лась 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.

150
Глава 2
2.7.	БЕЗОПАСНЫЕ РАССТОЯНИЯ МЕЖДУ ЗАРЯДАМИ
ПРИ ПЕРЕДАЧЕ ДЕТОНАЦИИ ЧЕРЕЗ ВОЗДУХ
Обширные исследования по устанавлению предельных расстоя-
ний 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 (Prf - 0,25) (1,7 - Ра) (d/2,9)#/‘,	(6)
где I — расстояние (м), на котором вероятность инициирования
детонации в пассивном заряде равна 50%;prf и ра — плотности ак-
тивного и пассивного зарядов, г/см3; d — диаметр активного заря-
да, см. Во всех опытах диаметры активного и пассивного зарядов
были одинаковы. Оказалось, что расстояние Z, на которое переда-
ется детонация, почти не зависит от диаметра пассивного заряда,
если только его величина превышает некоторую критическую.
При выполнении условия подобия для процесса передачи дето-
нации 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 поверх-
ности земли, возрастала с величиной зарядов.
Для определения безопасных расстояний при хранении зарядов
В В 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 lgт (Z — расстоя-
ние между зарядами, м; т — вес активного заряда, кг) показана
на рис. 108. В опытах измерялось расстояние, на котором происхо-
дит 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) кри-
вые 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 (7а) 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 хранили-
ща защищены бруствером или стенкой, то АТР рекомендует умень-
шать безопасные расстояния примерно вдвое. Наконец, на рисун-
ке приведены кривые, рассчитанные по «Справочнику взрывника»,
составленному фирмой «Дюпон». В справочнике приведены экс пер и-

Инициирование взрыва ударными волнами
.151
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 (3) при вероятности инициирования
0%*. Согласно этим данным, l~tnxv (по данным АТР l~tnxri килтъ
Рис. 108. Зависимость критического расстояния (/) передачи детонации
от веса активного заряда (ш).
1—по данным «Американских таблиц, расстояний»; 2, 3—по данным «Справочник взрыв-
ника» (США);	по данным Горного Бюро (США); 7 — данные Бюрло (1930).
до ??г =2 т, однако для зарядов большего веса расстояние возрастает
сильнее и для зарядов весом 100 т 1~т3^). Кривая для аммиачной
селитры, построенная по данным Ван Долы и corp. (1966), пересе-
кает кривую, построенную по данным «Справочника взрывника»
(«Дюпон») для ннтрамона при ??г ]000 кг, а при малых т кривая
имеет значительно больший наклон и больше похожа на кривую
Бюрло (1930), согласно которой Кривые Бюрло для пикри-
* При определении величины I изменялись размеры только активных за-
рядов. В качестве пассивных зарядов использовались ящики с патронами.
Это могло привести к завышению расстояний передачи детонации в случае
испытаний с активными зарядами больших размеров.

152
Глава 2
новой кислоты пересекаются с кривыми, построенными по
данным справочника фирмы «Дюпои» для динамита в области
т 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 ot Natiortale
Defence. Report FOA2, C2103.
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., Eaufer H. (1953), Uber das Auftreten von Detonation beim
Aufprall von Sprengstoffpatronen. Nobel Hefte, 19, 105.
Blaster’s Handbook (1966), 15th Edition. Du Pont de Nemours, Washington
Delaware, U. S. A.
Broberg B. (1956), Shock waves in elastic-plastic media. Kuiigl. 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. 1’Artjll._. 9, 799.
CachiaS. P., Whitebread E. G. (1958), The initiation of explosives by shock.
Proc. R. Soc., A. 246, 268.
Campbell A. IF., Davis W. C., Travis J. R. (1961a), Shock initiation of
detonation in liquid explosives, Physics Fluids, 4, 498.
Campbell A. IF., Davis IF. 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. И. (1958), Deflagration to detonation transition in
solid and liquid explosives, Proc. R. Soc., A. 246, 281.
Eichelberger R. J., Sultanov Л4, (1958), Sympathetic detonation and initia-
tion 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 for 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., /Гохил П. Ф., Розанов О. R., Шведова И. С. (i960),
Измерение ударных адиабат литого тротила, кристаллического гексоге-
на и нитрометана, ДАН СССР, 131, 793.
Institute of Makers of Explosives (1955), American table of distances, Pamph-
let № 2, p. 4.
Jacobs S. J., Liddiard T. P., Drimmer В. E. (1963), The shock to deto-
nation transition in solid explosives, 9th Symposium (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’initiation du TNT et du PETN par ondes de chock,
Explosifs, 15, 29.

Литература
153
Johansson С. Н. (1965), Initiierungseigenschaften , von Sprengkapseln und
Verstarkerladungen, Explosivstoffe, 13, 327.
Johansson С. H., Alfredsson S. (1964), Eine Methode zur Bestimmung der
Initiierungstarke von Verstarkerladungen (Boosters), Explosivstoffe, 12,
200.
Johansson C. H., Sjolin T. (1961), Light emission from detonating charges
with an enclosing casing, Explosivstoffe, 9, 165.
Johansson C., Sjolin T. (1962), The initiation of PETN and TNT by shock
waves from aluminium, Ark. Fys., 21, 185.
Johansson С. H., Siolin T. (1963), Luminosity at the transmission of detona-
tion in water, Ark. Fys., 24, 559.
Johansson С. H., Siolin 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, Mary-
land, 1965. Office of Naval Research, Department of the Navy, Washing-
ton D. C., U. S. A., ACR-126.
Johansson С. H., Lundborg 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 Cong-
ress on High-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 explo-
sives by projectile impact, Ballistics Research Laboratory, Aberdeen Pro-
ving Ground Md. Report № 1021.
Spells К. E., Wood head D. W. (1957), Initiation of detonation by projectile
impact, Nature, Lond., 179, 251.
Van Dolah R. IF., Gibson F. C., Murphy J. N. (1966), Symphathetic de-
tonation of ammonium nitrate and ammonium nitrate-fuel oil, U. S. Bu-
reau of Mines, Report of Investigations 6986.
IFeiss M. L.t Litchfield E. L. (1967), Projectile impact initiation of con-
densed explosives, U. S. Bureau of Mines, Report of Investigations 6986.
Winning С. H. (1954), Etude photographique de 1’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 inter-
sections. Nature, Lond., 177, 33.
Winning С. H. (1958), The underwater shock wave initiation of cast pento-
lite, 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
В В мощной ударной волирй, когда большие давления и температу-
ры, обеспечивающие высокую скорость распада ВВ, сохранялись в
нем благодаря инерционным свойствам самого вещества. В настоя-
щей главе рассматривается явление инициирования, которое харак-
теризуется значениями скоростей удара в десятки раз более низки-
ми, 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 разнооб-
разных воздействиях объясняется главным образом тем, по какому
механизму происходит генерирование тепла в ВВ.
3.1.	БОУДЕНОВСКАЯ КОНЦЕПЦИЯ ГОРЯЧИХ ТОЧЕК
По мнению Боудеиа и сотр. (1947 а и б), взрывчатое превраще-
ние при механических воздействиях первоначально возникает в
микроскопических очагах разогрева (горячих точках), температу-
ра которых намного превышает температуру остального вещества.
Боуден показал, что химическая реакция обычно инициирует-
ся 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. Горя-
чие точки, возникающие при треиии, рассматриваются в следующем
параграфе, целиком посвященном вопросу инициирования тре-
нием.
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) нитрогли-
церина в зависимости от скорости и энергии удара. В одной серии
опытов жидкость располагалась в виде сплошного слоя на полиро-

Инициирование взрыва при механических воздействиях
155
Таблица 21
Зависимость частости взрывов (/) НГЦ от высоты сбрасывания
(й) груза массой m (Боуден и сотр., 19476)
h, см	V0, м/с	tn, г	vra, мДж	L %		
				однородный	с пузырьками	разделен на капли
58	3,4	1030	5900	65	—		
48	3,1	290	1400	57	—	—
21	2,0	850	1750	26	—1	—
20	2,0	380	750	10	100	—
20	2,0	180	350	0-	100	
15	1,7	180	270	—	—	100
15	1,7	40	60	. 0	94	12
10	1,4	180	180	—	62	—
груза
W=tn —------ энергия груза, мДж; с» — скорость
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 ка-
пель. Ударник диаметром 2,5 см имел плоскую поверхность,
параллельную наковальне.
Приведенные в табл. 21 данные показывают, что частость взры-
вов нитроглицерина при атмосферном давлении минимальна в тех
случаях, когда слой жидкости не содержит воздушных пузырьков.
Когда проводились опыты с нитроглицерином в виде капель, кото-
рые сливались во время удара, его чувствительность оказалась
сравнимой с чувствительностью жидкости с воздушными пузырь-
ками.
Объясняется это следующим образом: газ, замыкаемый в пузырь-
ке, нагревается до высокой температуры вследствие адиабатическо-
го сжатия и отдает свое тепло поверхности пузырька, на которой
начинается быстрая химическая реакция.
Опыты по инициированию взрыва при ударе по нитроглицери-
ну, помещенному в виде кольцевого слоя между плоскими поверх-
ностями 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 латун-
ной наковальне, сбрасывался боек с полусферическим наконечни-
ком, в котором имелась выемка диаметром 1 мм. Результаты опытов
приведены в табл. 23 (Боуден и сотр., 19476).

156
Глава 3
Таблица 22
Влияние начального давления газа на частость взрывов НГЦ.
Вес груза 112 г (Боуден и сотр., 19476)
Воздух			Азэт		
Р, бар	f О/ I > /О		р, бар	Т > .о	
	ft=36	98 см		h =36	98 см
1	90	100	1	83	100
25	20	.—	10	30	—.
30	0	36	20	0	10
33	—.	0	25	—	0
Таблица 23
Чувствительность НГЦ к удару грузом с углублением на ударяющей
поверхности (вес груза 40 г)
h, см	Г'о. М/с	U7, мДж	па	6 %
10	1,4	39	85	100
5	1,0	20	41	85
3	0,8	12	18	17
п — число опытов.
В указанных экспериментах (табл. 23) наконечник ударника
до опыта слегка погружался в нитроглицерин, и в выемке замыкал-
ся маленький пузырек воздуха. Оказалось, что пузырьки диамет-
ром всего 5-10’3 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 чувстви-
тельность нитроглицерина падает. Результат последнего экспери-
мента 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 поме-
щают в герметично запаянную подушечку из пластика и погружают
внутрь стальной трубки с водой. Трубка снабжена поршнем, по кото-
рому производится удар падающим грузом; во время удара давле-

Рис. 109. Разрушение поверхности пузырька при быстром сжатии (по
данным Люнгберга).
Резиновый клей: а — до удара; б — спустя 3J0 мкс посла начала удара.

158
Глава 3
иие в жидкости резко возрастает. Критические давления иницииро-
вания 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 разо-
греве воздуха в экспериментах с ударниками с выемкой, составляет
величину порядка 10-7 кал. Оказывается, трудно сопоставить столь
малую величину энергии с полученной путем кинетических расче-
тов, для которых использовались достоверные значения коэффи-
циента теплопроводности, энергии активации и предэкспонента
Рис. ПО. Эффект вбрасывания капель
в сжатый пузырек воздуха в нитро-
глицерине.
Vt — объем сжатого воздуха; Vt — общий объем
капель; — температура воздуха и капель до за-
жиганий; — температура внутри пузырька пос-
ле сгорания капель; i3 температура на поверх-
ности 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 кото-
рой скорость тепловыделения благодаря протеканию химической
реакции больше скорости теплопотерь из-за теплопроводности в
окружающую массу относительно холодного вещества. Если пред-
положить, что схлопывающийся пузырек обладает гладкой поверх-
ностью, то трудно объяснить, каким образом теплопередача от
нагретого газа к поверхности жидкости может оказаться достаточ-
но эффективной в процессе разогрева В В (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

Инициирование взрыва при механических воздействиях
159
схлопывания облегчает протекание указанных явлений. Рис. 109
(Люнгберг, см, Юхаисони сотр., 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 сту-
день. На основании полученных результатов Юхансон пришел
к выводу о необходимости детально рассмотреть подъем температу-
ры в быстро сжимающейся смеси капель нитроглицерина с возду-
хом. Вследствие большой поверхности капель их сгорание проис-
ходит весьма быстро, если возникает воспламенение. В то же время
образование новой поверхности требует определенной затраты энер-
гии, 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 температу-
ры газа из-за сгорания окажется недостаточным для воспламенения
поверхности окружающей жидкости. На рис. НО показаны рассчи-
танные температуры для пузырька воздуха в нитроглицерине,
адиабатически сжатого до 1000 °C. Предполагается, что мелкие
капли, имеющие общий объем V2, вбрасываются внутрь воздушного
пузырька объемом Воздух охлаждается, а капли нагреваются,
после чего устанавливается температура смеси Если капли
загораются, то выделяющаяся при горении энергия повышает тем-
пературу газа до t2, 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 tx и t2 должны быть до-
статочно высоки. Это обстоятельство указывает на существование
некоторых предельных значений величины отношения
Юхансон и сотр. (Юхансон и Сельберг; 1956; Юхансон и сотр.,
1957, 1958) поставили ряд экспериментов для подтверждения выво-
дов о сравнительно низкой величине температуры поверхности
пузырька в процессе сжатия.
Повышение температуры на внутренней поверхности испыта-
тельной камеры, нагреваемой при быстром сжатии воздуха, оказа-
лось незначительным по сравнению с повышением температуры
в воздухе. Был измерен разогрев серебряной фольги толщиной
0,4 мкм, помещенной и а 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, достига-
ет температуры сжатого воздуха, когда их размеры достаточно малы.
При нагреве воздуха до 500 °C в течение 150 мс температура плати-
новой проволочки диаметром 0,1 мм повышалась до 400 °C за 100 мс.

160
Глава 3
Расчет показывает, что температура на поверхности частиц диамет-
ром 1—10 мкм достигает температуры сжатого воздуха с задержкой
несколько микросекунд (Сельберг, частное сообщение). Когда по-
рошок 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 част-
ный пример нестабильного сжатия пузырька с образованием высоко-
скоростной струи жидкости, когда на пузырек воздействует удар-
ная волна. Этот эффект впервые наблюдал Мунро (1888), и поэтому
его часто называют эффектом Мунро*. Он применяется в кумуля-
тивных 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 вовле-
каются в движение с некоторой задержкой; величина последней
определяется скоростью обтекания пузыря ударной волной. В ре-
зультате возникает струя жидкости, обладающая высокой ско-
ростью. Скорость струн в два-трн раза превышает скорость движе-
ния свободной поверхности того же вещества при воздействии
ударной волны равной амплитуды.
При соударении струн нитроглицерина, движущейся со скоро-
стью 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 нитро-
глицерина (Уотсон и Гибсон, 1964).
Вполне возможно, что, когда на вещество, содержащее пузырь-
ки воздуха, воздействует достаточно мощная ударная волна, ини-
циирование взрыва объясняется именно кумулятивным эффектом.
При использовании ударных волн сравнительно низкой амплитуды
скорость струи недостаточна для немедленного инициирования
взрыва прн столкновении с противоположной стороной поверх-
ности 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 дисперги-
рования 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 возник-
новения и развития взрыва.
* В отечественной литературе упомянутый эффект называют кумулятив-
ным. — Прим, перев.

Инициирование взрыва при механических воздействиях
161
Обращаясь к разогреву вещества при вязком течении как воз-
можному механизму инициирования жидких ВВ, мы видим, что
жидкое или пластичное ВВ может быть взорвано при ударе и а
копре, даже если оно не содержит воздушных пузырьков. Анализ
приведенных в разд. 3.3. данных показывает, что давление иниции-
рования в этом случае составляет несколько кбар. В то время как
для инициирования нитроглицерина с воздушными пузырьками,
который располагается в виде слоя между плоскими соударяющими-
ся поверхностями, необходимо давление 20—100 атм, а при иниции-
ровании ударом бойка с выемкой — 400 атм (Боуден и Иоффе,
1952). Согласно уравнению (5), радиальная скорость течения жид-
кости сравнительно велика, если сжимается достаточно тонкий
слой. Подъем температуры прн вязком разогреве жидкости, выдав-
ливающейся 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 вязко-
сти 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 дефор-
мации. Такие условия, безусловно, встречаются в практике обра-
щения с ВВ и создаются в испытательных устройствах, однако
в подавляющем большинстве случаев, главным образом при ини-
циировании порошкообразных ВВ ударом, присутствие воздушных
включений нлн пустот является необходимым условием воспламе-
нения. 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 ис-
пытаниях, в которых вещество располагалось на наковальне в виде
сплошного тонкого слоя (кривая а) или в виде кольца (кривая б).
В случае кольцевого расположения слоя, когда в центре оказы-
вался 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 ответствен-
ным за процесс инициирования. По этой причине также необходимо
принимать во внимание диспергирование поверхности полости
и эффекты столкновения частиц, с высокой скоростью устремляю-
щихся 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

162
Глава 3
При анализе разогрева при трении или пластической деформа-
ции твердых ВВ следует учитывать соотношение между темпера-
турой плавления и температурой вспышки. Все вторичные ВВ
плавятся при температуре, более низкой по сравнению с темпе-
ратурой, при которой происходит быстрый химический распад.
Среди прочих твердых В В наиболее высокой разницей между
температурами плавления и вспышки обладает ТНТ. Он меньше
других твердых ВВ чувствителен к инициированию трением и при
Рис. 111. Зависимость частоты взрывов
тэна от высоты сбрасывания груза весом
1860 г.
а — сплош гая пленка; б — кольцевой слой.
см
деформации ударом. Вследствие заметного разупрочнения веще-
ства при наступлении плавления повышение температуры ограни-
чено 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-ви-
димому, 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 гла-
ве, посвященной ииициироваиию взрыва при нагреве.

Инициирование взрыва при механических воздействиях
163
3.2.	ИНИЦИИРОВАНИЕ ВЗРЫВА ТРЕНИЕМ
Механизм разогрева вещества при треиии подробно исследовал-
ся Боуденом и сотр. (Боуден и Тэйбор, 1960, 1968; Боудеи и Иоффе,
1955). При сжатии твердых тел контакт между ними возникает
Рис. Ц2. 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 пластпн
с площадью поверхности Д — 21 см2 при различных
усилпях сжатия (F) (Боуден и Тэйбор, 1960)
F, кГ	F/А, бар	Д/Лс, кбар	Л/Лс
2	0,1	10	100 000
5	0,2	10	40 000
100	4,8	10	2 000
500	24	10	400
6*

164
Глава 3
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, наблю-
дались 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 несу-
щая 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 темпе-
ратура горячей точки, инициирующей взрыв, и если температура
плавления материала ползуна ниже этой величины, то взрыв не
наступает даже при очень высоких нагрузках и скоростях сколь-
жения. Светящиеся пятна образуются в подобных же условиях.
В табл. 25 приведены результаты экспериментов с нитроглицери-
ном, 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—520э С фиксировались одиночные
взрывы, а при температуре плавления выше 570° С взрывы проис-
ходили регулярно. Температурная граница, соответствующая появ-
лению 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 —устано-
вить 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

Инициирование взрыва при механических воздействиях
165
Таблица 25
Возникновение горячих точек и взрывов в НГЦ при трении по стеклу
металлических ползунов с различными температурами плавления
(Боуден и Иоффе, 1955)
Металл (сплав)	Точка плав- ления, °C	Твердость по Виккерсу	Видимые очаги разо- грева в НГЦ	Взрывы в НГЦ
80 Au/20 Sn.....................
80 Au/20 Pb.....................
75 Au/25 Tu.....................
73 Ag/27 Sn.....................
70 Ag/30 Sb.....................
80 Ag/20 As.....................
50 Au/50 Cd.....................
92 Au/8 Al .....................
Константан .....................
Ki..............................
Fe..............................
W ..............................
300	230	Нет	Нет
420	108	»	»
450	120	»	»
480	93	»	Изредка
480	120	»	»
500	170	»	»
520	.—.	»	»
570	221	Отчетливы	Регулярно
1200	130	»	»
1450	170	»	»
1500	130	»	»
3000	—	»	»
Рис. 113. Устройство для испытания чувствительности ВВ к трению.

166
Глава 3
30 мм и длиной 50 см. В исходном состоянии ползун цилиндриче-
ской формы (диаметр 25 мм, длина 8 см) плотно прижимается к
дну выемки поршнем, на который оказывает давление сжатый воз-
дух. С помощью другого поршня, соединенного с автоматически
действующим устройством, ползун совершает возвратно-поступа-
тельное движение (рис. 113). Амплитуда смещений ползуна состав-
ляет 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 квалифицирова-
лись 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 (98,5С11, 1,5РЬ)		000а	ООО	ООО	ООО	ООО
Бронза (93Cu, 7Zn) 	 Латунь 		ООО	ООО	ООП	ООО	ООО
71Cu, 28Zn, 1РЬ	 60Cu, 39Zn, IPb		ООО	ООО	ООО	ООО	ООО
	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, Мп .........	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 аммиачноселктренных динами-
тов (35, 50 и 60% НГЦ/НГ), которые расположены в порядке возрастания содержания НГЦ/НГ
в динамите (слева направо).
селитреииых желатин-динамитов, содержащих соответственно 35,
50 и 60% сенсибилизатора — смеси нитроглицерина с нитроглико-
лем 50/50. При шероховатой поверхности гранитного блока тепло-
проводность материала ползуна играет второстепенную роль. Пол-
зуны из меди и некоторых сортов латуни не вызывали воспламене-

Инициирование взрыва при механических воздействиях
167
иий даже при нагрузке 55 кг. В опытах с ползунами из других
сортов латуни и бронзы регистрировались отдельные потрескива-
ния при испытании 50%-ных и 60%-иых динамитов, в то время
как с 35%-иыми динамитами при использовании ползунов из брон-
зы 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. Ползу-
ны из немецкого серебра вызывали потрескивания у всех испытан-
ных динамитов при любых нагрузках. Испытания с ползунами из
алюминия и его сплавов показали сравнительно высокую чувстви-
тельность ВВ. При нагрузке 40 кг происходила заметная деформа-
ция этих ползунов, так что увеличить нагрузку до 50 кг не удалось.
По всей видимости, алюминий вступает в химическое взаимодей-
ствие с испытываемыми веществами, содержащими активные окис-
лители, такие, как нитраты аммония или натрия. Возможно, горя-
чие точки возникали в момент удаления с поверхности металла за-
щитной 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 ста-
лей различных марок и гранита. В некоторых экспериментах перед
испытанием динамита поверхность гранита протиралась куском
материи. Обнаружено, что остающийся слой влаги способен пре-
пятствовать 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 чувст-
вительности к трению 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 сущест-
венное различие в чувствительности тэна, гексогена и тетрила.
Несколько неожиданной оказалась низкая чувствительность нитро-
клетчатки, которая обычно считается очень чувствительным веще-
ством — таким же, как азиды.
В равной степени представляет интерес очень низкая чувстви-
тельность гурита — типичного динамита, содержащего нитроглице-
рин и кизельгур. Причина подобного поведения состоит, по-видимо-
му, в том, что нитроглицерин в указанном составе прочно удержи-
вается поверхностными силами в чрезвычайно развитой сети мел-

168
Глава 3
ких пор кизельгура, роль которого, таким образом, сводится к
охлаждению очагов разогрева, возникающих в нитроглицерине.
Таблица 27
Результаты опытов по трению на установке с выемкой
в гранитном блоке со стальным ползуном
Нагрузка, кг
Азид свинца . .
Тэн............
Гремучий студень
35% -ный динамит
Нитроклетчатка
Гексоген ....
Состав 688 . . .
Боренит ....
Состав 401 . . .
Тетрил ....
Гурит .........
Нитролит . . .
а В - взрыв, П - потрескивание или слабая вспышка, О — отказ.
3.3.	МЕХАНИЗМ КОПРОВЫХ ИСПЫТАНИЙ
Копровой метод определения чувствительности ВВ использует-
ся с начала нашего столетия. Наиболее простой вариант этого
метода состоит в следующем: на навеску ВВ, помещенную на нако-
вальню, сбрасывается груз. В Европе и СССР применяется копер
Каста в той или иной модификации. В качестве инструмента для
исследований ои 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 Гор-
ном Бюро в США используется большой копер, на котором можно
испытывать шашки весом 80 г; максимальная высота падения гру-
за весом 200 кг составляет 7,5 м. Для жидких ВВ специально создан
копер Одииа — 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 иа оригиналь-
ную литературу.
В настоящей главе мы обсудим механические процессы, происхо-
дящие при ударе на копре, при этом мы будем основываться на ре-

Рис. 114. Копер для испытания чувствительности ВВ к удару.
Рис. 115. Схематическое изображение приборов для определения чувстви-
тельности В В к удару.
а — прибор без канавки; б — прибор с канавкой.

170
Глава 3
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-
мощью защелки удерживается на
Груз
Наковальня
некоторой высоте от основания
копра. При ударе груза по
наковальне срабатывает за-
щелка и груз сообщает нако-
вальне некоторую скорость,
после этого защелка останав-
ливает груз. Испытываемое
ВВ помещается между двумя
цилиндрическими роликами
диаметром 8 мм и высотой
12 мм; такие же самые ро-
лики впрессованы в наковаль-
ню и груз. На рис. 114 пока-
заны детали описанной аппа-
ратуры, а на рис. 115 — рас-
положение роликов, слоя ВВ
и муфты, которая снабжена
канавкой, отсутствующей в
случае испытания легкотеку-
чих веществ. На рис. 11&
показано расположение тен-
зодатчика, приклеенного
к одному из роликов для
записи давления при ударе.
Для защиты	тензо датчи -
Рис. 116. Измерительное устрой-
ство для регистрации давления
при ударе.
ка от воздействия газообразных продуктов взрыва под муфтой рас-
полагается 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 ускоря-
ется. Когда давление достигает максимальной величины, скорости
груза и наковальни сравниваются, а их общая кинетическая энер-
гия равна потенциальной энергии упруго сжатых роликов.
Из этого условия можно получить следующие соотношения:
* Значительно раньше подобный анализ был выполнен Ю. Б. Харитоном
(1940). — Прим, перев.

Инициирование взрыва ripu механических воздействиях
171
Р = Pm sin ri/ts,
Pm = Щ V'mE/2Al(l + q)
(1)
(2)
и
ts = nyml(l-\-q)/2AE,	(3)
где Q=(10r1/'TcZ) (1 —v2); p —давление; pm — максимальное дав-
ление; t — время; ts — время удара; и0 — скорость груза до уда-
ра; т — приведенная масса груза и наковальни; 4=^ ™ пло-
щадь контакта; I — суммарная длина роликов; Е — модуль Юнга
Рис. 117. Осциллограммы записей давлений при ударе.
и v— коэффициент Пуассона материала роликов. Если массы гру-
за nil и наковальни т2 различны, то т= 2гп1т2/(/П1+ш2). Еслн
то /п=/п1, а в случае удара груза по очень тяжелой нако-
вальне	и т=2тР
В соответствии с (2) и (3) произведение
Рш ts = nnvflA	(4)
ие зависит от длины роликов и их упругих свойств. Если принять,
что /nJ = m2=2 кг, гА=0,4 см, А=0,50 cm2, 1-~6,0 см, z?0- 4,4 м/с,
£=2-106 бар и v =0,28, то получим р,„=9,9 кбар н ^=300 мкс.
Рассчитанные параметры удара хорошо совпадают с эксперименталь-
но найденными. На рис. 117 приведены осциллограммы записей
давлений при ударе по роликам без В В (холостой удар) и по сна-
ряженному прибору с гремучим студнем в виде слоя толщниой
0,4 мм. В последнем случае муфта прибора была снабжена канав-

172
Глава 3
кой, наличие которой в данном опыте воспрепятствовало возникно-
вению взрыва. Кривая холостого удара представляет собой сину-
соиду, оборванную на полуволне, с параметрами р,„=10,5 кбар и
t5 =305 мкс. Характерные особенности записи вызваны циркуля-
цией ударных волн по роликам. Расчет для удара груза по трем
роликам вместо пяти дает рт = 13 кбар [уравнение (2)] и
Zs=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. Повыше-
ние давления на начальной стадии удара связано с радиальным
истечением вязкого вещества. Величина средней скорости радиаль-
ного течения ВВ на расстоянии г от центра составляет
и = rv!2h,	(5)
где v — скорость перемещения верхней ударяющей поверхности
к нижней, между которыми заключен слой ВВ толщиной h . Давле-
ние быстро возрастает с увеличением скорости радиального исте-
чения 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 фотоумножи-
теля, направленного на слой ВВ, показали, что взрыв сопровож-
дается вспышкой света, момент появления которой совпадает с
моментом возникновения острого минимума иа кривой записи дав-
ления при ударе.
Характерный начальный период на осциллограмме удара наблю-
дается и при испытании порошкообразных ВВ. В последнем случае,
однако, вещество не выдавливается, а спрессовывается в прочный
диск. Взрыв также фиксируется в момент появления острого мини-
мума 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 иавески ВВ. На рис. 120 показаны ожоги,
появляющиеся иа полированных торцах роликов вследствие такой
неполной реакции. В любом конкретном случае на обоих поверх-
ностях роликов картины ожогов одинаковы и обладают зеркальной
симметрией. В рассмотренных опытах гремучий студень помещался

Инициирование взрыва при механических воздействиях
173
на бумажку, обрезанную по контуру ролика. Без нее взрывчатое
вещество, как правило, выдавливалось за пределы роликов в канав-
ку, и взрыва не происходило. Как показано на рис. 121, а, частость
взрыва в этом случае очень мала вплоть до высот сбрасывания гру-
за 140 см. При отсутствии канавок муфта предотвращала выдавли-
вание вещества, в результате чего частость взрывов возрастала
с 16% при высоте 50 см до 80% при высоте 100 см, а с использова-
нием фильтровальных бумажек частость взрывов возрастала еще
больше. Уменьшение зазора между муфтой и роликами также
(рис. 120, б) 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.
1 — холостой удар; 2, 3— слой тэна толщиной 0,2 Мм; удар сопровождается взрывом.

174
Глава 3
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.
•@(30
«ООО
Рис. 120. Ожоги на полированных поверхностях роликов от взрывов раз-
личных ВВ, Высота сбрасывания груза 0,5 м,
ia, 16 — слой гремучего студня толщиной 0,4 мм на фильтровальной бумаге; 16 — с отвер-
стием диаметром 3 мм в центре бумаги; 2 — слой 0,4 мм 60%-ного желатин-динамита (30% НГЦ
и 30% НГ) с примесью кристаллов NaCl; 3 — слой 0,2 мм порошкообразного тэна.
б
100
50
Рис. 121. Частость взрывов гремучего студня толщиной 0,4 мм; поверхности
роликов полированы.
а; 1. 2, 4 — приборчики с канавкой; 1 — с двуми и 2 — с одной фильтровальной бумажками;
3 — диаметр муфты 8,05 мм, каждой точке соответствует 25 опытов; 6: I — диаметр муфты
8,00 (/) и 8,05 мм (2). ------взрывы; -------взрывы, возникающие между соударяю-
щимися поверхностями, каждой точке соответствует 100 опытов.
о

Инициирование взрыва при механических воздействиях 175
3.4.	ИНИЦИИРОВАНИЕ ЖИДКОСТЕЙ В ТРУБЧАТЫХ
КОНТЕЙНЕРАХ ПРИ УДАРЕ
Опыты с жидкими ВВ в вертикально подвешенных трубчатых
контейнерах, сбрасываемых на наковальню, демонстрируют инте-
ресный случай инициирования взрыва, который вызывается взаи-
модействием упругих волн в стенках трубок с волнами сжатия, рас-
пространяющимися в жидкости.
Рис. 122. Схема опытов по сбрасыванию стальных трубок с жидким ВВ.
Циппермайер (1955) изучал причины случайных взрывов раство-
ра динитробензола в азотной кислоте (50/50), используемого в гор-
ном 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 пропор-
циональна их длине. Стенки трубок должны быть достаточно жест-
кими, чтобы удар о преграду вызывал в иих упругие колебания.
Детонация не возникала, если сбрасывались тонкостенные трубки
или трубки, изготовленные из мягкой стали, которые сильно де-
формировались при ударе.

Рис. 123. Критическая высота сбрасывания, при которой возникает детона-
ция.
[а ~ толщина воздушного промежутка; lg—длина столба жидкости. Трубки длиной 0,5 и
показаны квадратами, длиной I м — кружками. Зачерненные квадраты и кружки — взрывы.
незачерчениые — отказы.
Рис, 124. Движение ударных воли вдоль стенок стальных трубки (----)
и столба жидкости(------------) в экспериментах по сбрасыванию.

Инициирование взрыва при механических воздействиях
177
Луидборг (I960) показал, что значительное влияние иа иниции-
рование взрыва оказывает воздушный промежуток между поверх-
ностью 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 до 5 м при 1а/1е —0,010 независимо от длины
трубок, которая изменялась с 0,5 до 1 м (рис. 123).
На рис. 124 схематически показаны траектории движения упру-
гих 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, распрост-
раняющаяся вверх со скоростью wlf а в жидкости возникает волна
сжатия, распространяющаяся со скоростью w2. Напряжение в
стенках трубки составляет Oj=p4 давление в жидкости
p2=p2ay2yo- Когда упругая волна достигает верхнего торца трубки,
движение крышки вниз прекращается, а поверхность жидкости,
продолжающая перемещаться вниз со скоростью у0, попадает в
область пониженного давления, до тех пор пока поднимающаяся
вверх по жидкости волна сжатия не достигнет верхнего торца
трубки. Толщина воздушного промежутка возрастает и а величину
2 y0(Vw2—а давление уменьшается с 1 бар иа величину
=	+	(6)
L	J
В распространяющейся вниз по жидкости волне разгрузки
отрицательный перепад давления составляет (1—ApJ бар.
В табл. 28, взятой из работы Луидборга, приведены значения
критических высот сбрасывания контейнеров для /о//е=0 —0,010
и перепадов давлений в жидкости, рассчитанных по (6) в предполо-
жении, что 0^=5000 и йу3= 1250 м/с, так что 1—
Таблица 28
Значения критической высоты сбрасывания h стальных трубок с НГЦ и
рассчитанные по формуле (6) величины перепадов давлений Дрг при раз-
личной относительной длине воздушных зазоров 1а{1е
‘Л	h, м	и0, м/с	^ole/wxla	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

178
Глава 3
Распространяющаяся вниз по трубке волна разрежения снимает
напряжения в стенках. Массовая скорость в волне составляет
— vQ. Когда она достигает нижиего конца трубки, столб жидкости
испытывает толчок вверх со скоростью of, которая несколько
меньше, чем и0. Приближенно можно записать
— »i) = P«)-	(7)
При pi=7800 и р2=1500 кг/м3, щ\=5000 и ш2= 1250 м/с по формуле
(7) находим ^=0,95Если оо=10 м/с, давление в жидкости во
второй поднимающейся вверх волне сжатия составляет 1,95ро
=360 бар. Ее взаимодействие с распространяющейся вниз
по жидкости волной разгрузки происходит на расстоянии
/ew2^i~0,25/e 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 —v0. Волна, двигающаяся вверх, достигает
поверхности жидкости через 600 мкс и затем возвращается назад
с отрицательным перепадом давления 1 —и массовой скоростью
—Зн0- В волне, распространяющейся вниз, давление на фронте
р2 и массовая скорость —2н0. Когда она достигает дна трубки,
давление падает до нуля, а скорость вещества в отраженной волне,
распространяющейся вверх, составляет — Эта волна встречает-
ся 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 дви-
гается (тоже вверх) со скоростью —v0. Верхний участок жидкости
столкнется с крышкой спустя 1,15 мс после удара трубки о нако-
вальню, если только к тому времени взрывчатое вещество не сдето-
нирует.
В соответствии с приведенным выше анализом опасность возник-
новения детонации в обсуждаемых опытах велика вследствие взаи-
модействия 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 жид-
кости волну сжатия с давлением несколько сот бар, которая, преж-
де чем достичь верхнего конца трубки, встречается с распространяю-
щейся вниз волной разгрузки с отрицательной амплитудой давле-
ния. 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 возник-
новения детонации необходимо, чтобы стенки трубок были доста-
точно 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-

Инициирование взрыва при механических воздействиях
179
положения по длине трубки хорошо совпадают с экспериментом.
Усреднив результаты по нескольким опытам со стеклянными труб-
ками длиной 0,5 м, Луидборг нашел, что детонация возникает
вблизи верхнего конца трубки через 615 мкс после начала удара.
3.5.	ДЕТОНАЦИЯ С МАЛОЙ СКОРОСТЬЮ В ЖИДКИХ ВВ
Еще со времен Нобеля специалисты по технологии ВВ испыты-
вали 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 чув-
ствительности жидких ВВ послужили работы Боудена и сотр.
(19476),изучавшего сенсибилизирующую роль воздушных пузырь-
ков 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 контей-
нера или от ее свободной поверхности, могут являться очень чув-
ствительными центрами инициирования реакции.
На фотографиях (рис. 125), взятых из работы Уиннинга, пока-
зан эффект, вызываемый подрывом капсюля, содержащего 0,91 г
прессованного тэна, в жидкой смеси нитроглицерин — нитро-
гликоль 70/30. Жидкость помещалась в деревянный ящик, внут-
ренние 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. Дето-
натор располагался иа расстоянии 2,5 см от нижнего угла ящика
(на равном расстоянии от стенок). Волны разрежения, отражав-
шиеся от деревянных стенок ящика, вызывали в жидкости кавита-
цию. Начало кавитации происходило в углу ящика вследствие
взаимодействия двух волн разрежения. Интенсивная кавитация
жидкости наблюдалась также в узкой зоне вблизи стенок. Из фото-
графий видно, что детонационная вспышка в нитроглицерине впер-
вые возникала в кавитационной 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
Переходило в детонацию.

180
Глава 3
Рис. 125. Инициирование однородного нитроглицерина кавитацией. Вокруг
взрывающегося капсюля-детонатора признаков реакции в НГЦ нет. Иници-
ирование произошло в углах контейнера после возникновения кавитации
(Уинпинг, 1963).
Ван Дола и сотр. (Уотсон и сотр., 1966) провели серию экспери-
ментов, которые помогли объяснить, каким образом слабая ударная
волна вызывает инициирование взрыва в нитроглицерине, свобод-
ном от воздушных пузырьков, и как в результате возникает детона-
ция с малой скоростью, распространяющаяся при поддержке пред-
варительной ударной волны в стенках контейнера, содержащего
жидкость*.
На рис. 126 показано инициирование детонации с малой ско-
ростью в жидком ВВ (нитроглицерин+нитрогликоль), помещенном
* Независимо от американских исследователей сходные эксперименты и
результирующие выводы о механизме возникновения и распространения ма-
лой скорости детонации в жидких В В были сделаны Дубовиком, Воскобойни-
ковым и Боболевым (Воскобойников и сотр., 1965; Дубовик и сотр., 1966,

' I
1 — НГЦ/НГ; 2 — плексигласовчя трубка длиной 100 мм, с внутренним диаметром 22 мм и толщиной сте-
нок 1,59мм;	—хлорвиниловая иле п<а толщиной 0,01мм;	4 — плексигласовый стержень диаметром
9,5 мм; 5 -экри; 6 - тетриловая шашка диаметром 12,7 мм, высотой 12,7 мм; 7 - дего штор.

Рис. 127. Серия кадров, показывающая зону кавитации перед фронтом реакции при детонации с малой
скоростью; время между кадрами 10 мкс (Уотсон и сотр., 19G6).
I

Инициирование взрыва при механических воздействиях
183
в плексигласовую трубку, при воздействии слабой ударной волны.
Исследуемое ВВ отделялось от активного заряда (небольшая тетри-
ловая шашка) плексигласовым стержнем. Спустя 15 мкс после
входа ударной волны в жидкости появлялись кавитационные пузырь-
ки, возникшие вследствие радиального расширения стенок трубки
и самой жидкости. В последующие 15—30 мкс появлялось свече-
ние — в точке, соответствующей первому кавитационному пузырьку,
начиналась химическая реакция. Фронт реакции распространяет-
ся 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). Пред-
полагается, 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 расширяю-
щихся кавитационных пузырьков посылает в окружающую жид-
кость волну сжатия, давление в которой достаточно, чтобы за-
хлопнуть соседний пузырек, который уже достиг своего предельного
размера.
В табл. 29 приведены результаты, показывающие влияние ма-
териала стенок оболочки заряда на стабильность малой скорости
детонации в описанных экспериментах. Они показывают, что вели-
чина скорости звука в материале оболочки и толщина ее стенок
оказывают влияние на стабильность детонации. В свинцовых труб-
ках, 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 рас-
пространении малой скорости детонации в жидких ВВ. Дальней-
шие подтверждения этого вывода получены с помощью эксперимен-
та, показанного на рис. 128. Участок трубки с нитроглицерином,
в котором стационарно распространялась детонация с малой
скоростью, был помещен в стеклянный аквариум с водой. На фото-
графиях, полученных с подсветкой, можно наблюдать, что ударная
волна в оболочке на значительное расстояние обгоняет фронт реак-
ции. По характеру перемещения торца трубки па рис. 127 можно
судить, что давление в этой упругой волне довольно велико. Рас-
пространение волны поддерживается за счет процессов, протекаю-
щих 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 возник-
новения кавитационных пузырьков. Пузырьки в свою очередь
схлопываются под действием осевой ударной волны, возникающей
в зоне реакции и распространяющейся непосредственно по жидко-

128. Схема опыта и кинокадры, показывающие предварительную ударную волну в стейках контейнера
и зону реакции при малой скорости детонации (Уотсон и сотр., 1966).
1 — активный заряд; 2 — преграда; 3 — аквариум размером 100x100 Х100 мм.

Инициирование взрыва при механических воздействиях
185
Таблица 29
Устойчивость фронта малой скорости детонации в смеси
НГЦ/НГ (50/50) в трубках диаметром 25 мм с различной толщиной стенок,
изготовленных из различных материалов. Исследования проведены
Ван Дола (Уотсон и сотр., 1966)
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 стерж-
нях.
Рис. 129. Схема, поясняющая меха-
низм распространения стационарной де-
тонации с малой скоростью.
а — невозмущенная жидкость и стенки оболочки;
b — фронт предварительной ударной волны в обо-
лочке; с—жидкость, сжатая ударной волной,
перешедшей из оболочки; d — возникновение ка-
витации вследствие расширения жидкости и обо-
лочки; е — ударные волны в жидкости, прибы-
вающие 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.

186
Глава 3
Измерение параметров малой скорости детонации связано со
значительными трудностями, которые превосходят трудности, встре-
чающиеся при измерении параметров нормальной детонации.
Рис. 130а. Схема опыта и расположение датчиков для измерения скорости
детонации и давления (Уотсон и сотр., 1966).
1 — 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 возму-
щения от стенок оболочки. Кроме того, во фронте волны отсутству-
ет резкий скачок давления. Пик давления в зоне реакции составля-
ет 5—10 кбар. Ионизация и проводимость продуктов взрыва в зоне
реакции малой скорости детонации очень малы по сравнению с те-
ми же параметрами в зоне реакции при нормальной детонации.
В результате оказываются, неприменимыми удобные методы детек-
тирования момента прихода зоны реакции в данную точку заряда,

Рис. 1306. Типичные осциллограммы, полученные с использованием схемы, показанной па рис. 130а. (Данные
Уотсона и сотр., 1966.) Верхний луч — давление, нижний — скорость детонации 1980 м/с. Исследуемый
состав 90% (НГЦ/НГ) + 10% триацетин.

188
Глава 3
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 ско-
рости детонации используется сминающийся датчик. Параллельно
оси заряда натягивается тонкая проволочка, на которую намота-
на хлопчатобумажная нить. Проволочка помещается в тонкостен-
ную 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 после-
довательном уменьшении сопротивления датчика, вызванным про-
хождением детонационной волны, получается непрерывная запись
распространения волны. Для измерения давлений в слабых удар-
ных волнах и регистрации прибытия зоны реакции используется
миниатюрный датчик давления. Он состоит из небольшого угольно-
го сопротивления мощностью 0,5 Вт, помещенного в отверстие в
полиэтиленовом стержне. Изменение сопротивления датчика в
зависимости от давления в ударной волне можно легко прокалиб-
ровать в диапазоне давлений 1—10 кбар. На рис. 130а и 1306 пока-
заны схемы опытов и типичные записи скоростей детонации и дав-
лений, получаемых в экспериментах по инициированию жидких ВВ
ударными волнами.
СПИСОК ЛИТЕРАТУРЫ
Amster А. В., McEachern D. М., Jr.t Pressman В. (1966), Detonation of
Nitromethane and Tetr a nitro methane 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 0. A. (1949), Birth and growth of explosion in li-
quids 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.r 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. (I960), Трение и смазка твердых тел, Машгиз,
Москва.

Литература
189
Боуден Ф. П., Тейбор Д. (1968), Трение и смазка твердых тел, изд-во «Ма-
шиностроение», 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. Л., Tudor G. Д. (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 explo-
sives, Pyrodynamics, 6, 53.
Dserhkovich Л. Л., Andreev Д. Д. (1930), Uber die Eigenschaften der
Nitroglycerin-Isomeren, Z. ges. Scheiss-Sprengstoffe, 25, 353.
Дубовин Л. В., Воскобойников И. M.t Боболев В. К. (1966), Роль опе-
режающей 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 де-
тонационных процессов при слабом инициироваиии жидких-ВВ, Физика
горения и взрыва, 3, 493.
Evans М. W., Harlow F. Н., 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.t 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 bla-
sting. 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 C. H.t Persson P. A., Selberg H. L. (1957), Ignition of explosi-
ves. Proceedings, 6th Symposium on Combustion, Yale University, New
Haven, Connecticut, 1956. Reinhold Publishing Corp., New York.
Kast H. (1909). Uber die Priifung von Sprengstoffen auf Schlagempfindlich-
keit nach der Fall hammermethode, Z. ges. Schiess-u. Sprengstoffw, 4,
263.
Доепеп H.t Ide Д. H. (1956), Ermittlung der Reibempfindlichkeit von
Zundsprengstoffen und anderer sehr reibempfindlichen explosiven Stof-
fen, Explosivstoffe, 4, 1.
Доепеп H., Ide Д. H.t Haupt IF. (1958), Ermittlung der Schlagempfind-
1 ichkeit 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. Ns 163.

190
Глава 3
Munroe С. Е. (1888), Wave-like effects produced by the detonation of gan-
cotton., Am. J. Scj., 36, 48.
Rideal E. R., Robertson A, J. B. (1948), The sensitiveness of solid high
explosives to impact, Proc. R. Soc., A. 195, 92.
Roth J. F. (1967), Prfi[ung der Empfindlichkeit von fliissiger und plastischen
Sprengstoffen gegen die Implosion von Luftblasen. Proceedings, 36th Inter-
national 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, 1152.
Watson R. W., Summers С. R.t Gibson F. C., Van Dolan R. W. (1966),
Detonation jn 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. (1960), 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.
Yoffe A. D. (1949), Influence of entrapped gas on initiation in liquids and
solids, Proc. R. Soc., A. 198, 373.
Zipper mayer M. (1955), Untersuchungen uber die Vorgange bei der Initierung
fliissiger Sprengstoffe, Explosivstoffe 3, 25.
Харитон Ю. Б. (1940), К вопросу детонации от удара, «Сборник статей
по теории ВВ», Оборонгиз, Москва.

Глава 4
ВЛИЯНИЕ ТЕМПЕРАТУРЫ
4.1.	ТЕПЛОТА И СКОРОСТЬ ГОРЕНИЯ
Многие бризантные взрывчатые вещества способны к горению
при атмосферном давлении без доступа воздуха. Оии горят с постоян-
ной скоростью, если исключено распространение горения по боко-
вой поверхности (жидкие и желатинированные ВВ — в трубках,
твердые — в зарядах с покрытием). Скорость горения v примерно
пропорциональна давлению. При атмосферном давлении горение
является неполным и теплота горения Qf составляет лишь незначи-
тельную часть энергии взрывчатого вещества Qe, но по мере роста
давления приближается xQe. 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 нит-
рогликоля и 5% нитроцеллюлозы. ВВ помещалось в стеклянные труб-
ки внутренним диаметром 5, 12 и 19 мм. В трубках наибольшего
диаметра при увеличении давления с 3 до 6,5 бар Q// Qe резко воз-
растает 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/Q, и тем медленнее оно происходит. Для всех трех диаметров
трубки зависимость скорости горения от давления примерно одина-
кова и увеличение отношения Qf/ Qe на нее ие влияет. Это свидетель-
ствует о том, что при горении гремучего студия химические реакции
(нли выделение тепла иа поверхности ВВ) не играют существенной
роли. Неполнота горения при атмосферном давлении подтвержда-
Табмща 30
Состав продуктов, образующихся при горении ВВ при атмосферном давлении
Взрывчатое вещество	Состав продуктов, %						
	NO	СО	со.	н.	N,	сн4	os
Нитрогликоль	 Нитроглицерин ~{-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 -|- кизельгур	48,2	35,9	12,7	1,6	1,3	0,3	0,3

Рис. 131а. Зависимость скорости горения гремучего студни от давления.
Рис. 1316. Отношение теплоты горения к теплоте взрыва как функция
давления для гремучего студня.

Влияние температуры
193
ется данными анализа газов. Согласно полученным Андрее-
вым 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^изня {Авдреев,  1964).
а: / — нитроглицерин; 2 — мет нлн и трат; 3 — тетрил, р = 0,9 г/см*; 4 — гексоген, р =
™0,9 г/см*; 5 — литой тетрил, р= 1,5 г/см*; 6— нитрогликоль.
б: / —97% нитроглицерина3% нитроцеллюлозы; 2—47,5% нитроглицерина -}-47,5% нит-
рогликоля-[-5% нитроцеллюлозы (Персон, 1962); 3 — ннтрогликоль; 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. Нижний предел
горения по давлению ~1 бар для гексогена и тетрила и ~20 бар для
тэиа.
По мере увеличения начальной температуры ВВ обратная ско-
рость горения уменьшается приблизительно линейно, пока темпе-
ратура не достигнет критического значения, после чего скорость го-
рения начинает резко возрастать (рис. 133).
7-555

194
Глава 4
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.
б: 1 — 97% нитрогликоля -j-3% нитроцеллюлозы; 2 — 47,5 % нитроглицерина -J- 47,5% нитро-
гликоля 4-5% нитроцеллюлозы (Персон и Юхансон, 1953}; 3 — 97 % нитроглицерина -j- 3% нит-
роцеллюлозы.
4.2.	УПРУГОСТЬ ПАРА, ТЕМПЕРАТУРА КИПЕНИЯ
И ТЕПЛОТА ИСПАРЕНИЯ*
Зависимость упругости насыщенного пара от температуры дает-
ся выражением
dPv/Pv = (q/RT*)dT,	(1)
где q — теплота испарения, ккал/кмоль; — газовая постоянная,
ккал/кмоль-К- Интегрируя (1) в некотором ограниченном интерва-
* По данным Лундборга (1961).

Влияние температуры
[95
ле температур, где q можно рассматривать как постоянную величи-
ну, получаем
1g р„ =_________(1 — Т„/Т).
z 2,30RTf) V Ь f
(2)
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.
1 — HjO; 2 — нитроглчколь; 3 — нитроглицерин; 4 — нитрометан; 5—ртуть, • Маршалл
(1904); -р Маршалл н Пиз (1916); Д Кратер ([929); V Наум и Мейер (192 ); О Вранднер
(1938); □ Беляев (1939);  Ринкенбах (1926); X Смен и Лоренц (1936); Q Хальбан (1913);
® Вильямс (1925),
тах Igp — \!Т уравнение (2) определяет тангенс угла наклона кри-
вой упругости пара при Т= Ть, коэффициент —<^/2,30/? пропорцио-
нален теплоте испарения. Согласно правилу Трутона, K-^^qJTh
приблизительно одинаков для всех жидкостей. Значение коэф-
фициента Трутона для многих жидкостей лежит в пределах 20—23,
7*

196
Глава 4
вода является исключением, для нее /Стр = 26,5, а для спирта зна-
чение Хтр еще больше. Прямая, описываемая уравнением (2), пе-
ресекает ось ординат в точке 7Стр/4,57, т. е. при постоянном значе-
нии /<тр кривые упругости пара различных веществ сходятся в
одной точке иа осн ординат
Рис. 135. Диаграмма упругости пара для твердых ВВ.
ТНТ: О Мензис (1920}; □ Бзляев (1939}; + Робертсон (1948}.
тэн: X Беляев и Юзефовчч (1940}.
На рнс. 134 представлена зависимость упругости пара от 1/7
для нитроглицерина, ннтрогликоля и нитрометана, а также для
НзО и Hg, хорошо изученных в широком диапазоне температур.
В соответствии с приведенными данными Ктр равен ~ 23 для ртутн
и нитрометана и 26,5 для воды, нитроглицерина и ннтрогликоля.
На рнс. 135 показана зависимость упругости пара от обратной тем-
пературы для тротила, для которого Ктр равен 23; прямая, прове-
денная через две точки, измеренные Беляевым и Юзефовичем (1940)
для тэна, имеет значительно больший наклон. Лундборг (1961)
показал недавно, что это обусловлено разложением ВВ, снижаю-
щим точку кипения при высоких температурах и потому наклон

Влияние температуры
197
прямой упругости пара в этом случае пропорционален сумме теп-
лоты испарения н энергии активации. В результате разложения
давление газа и пара над ВВ равно
Р = Pv + Pd,	(3)
где pd — давление продуктов разложения. Количество пара, обра-
зующегося прн кипении в 1 с, равно
= P/q^	(4)
где Р— количество тепла, выделяемое в 1 с.
Скорость разложения может быть представлена уравнением Арре-
ниуса
gd = tnB exp (— E/RT),	(5)
в котором gd — количество вещества, разложившееся в единицу
времени, кмоль/с; m — количество жидкости, кмоль; В — частот-
ный фактор, 1/с; Е — энергия активации, ккал/кмоль. Прн низкой
температуре, когда gdQ<^P>
=	-----+	(6)
RTb RT \ Ма )
Уравнение (6) выражается прямой линией с наклоном —
Прн изменении Р/m происходит смещение указанной прямой, но
наклон ее остается прежним. Температуру, соответствующую
точке пересечения прямых, выражаемых уравнениями (4) и (6),
можно получить из выражения
-А-----(7)
11 Е
На рнс. 136 показана зависимость lgpd и Igp—
от величины 1000/Т. Прямая Igp ниже точки пересечения совпадает
с прямой lgpw, а выше точки пересечения — с прямой lgpd, откло-
нения наблюдаются только в непосредственной близости от точки
пересечения.
Для проверки теории Лундборг определил давление насыщения
как функцию температуры для ннтрогликоля, измеряя упругость
пара в интервале 10—160° С и температуру кипения в интервале
95—193° С. Температура кипения тэна была определена в интер-
вале 188—205° С. Согласно первому методу, рост давления во вре-
мени 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 ннтрогликоля экспериментальные точки лежат на кривой
с наклоном прн Т=ТЬ, равном g&=13 ООО ккал/кмоль. Если пред-

198
Глава 4
положить, что первичное разложение иитроглнколя соответствует
уравнению
C2H4(NO3)2 --- 2СН2О 4- 2NO2,
то —152, Afd=38 кг/кмоль и MJMd =4. По данным Андреева
(1958), В=10|4-3с“1, £--36 ООО ккал/кмоль, Р'т^ЭО ккал/кмоль-с.
Рис. 136. Переход от упругости пара
к давлению, определенному по ско-
рости|разложения при увеличении тем-
пературы.
Если подставить эти значения в уравнение (7) н изобразить полу-
ченную зависимость графически, то мы получим прямую [уравне-
ние (6)] со значением 1000/7\—2,18, удовлетворительно совпадаю-
щую с экспериментальной.
Теплота испарения тэна при атмосферном давлении, по данным
Чайкина и Шнейдера (1960), равна ^ = 17 840 ккал/кмоль. Пунк-
тирная 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 точ-
ки, составляет 35 000 ккал/кмоль. При температуре плавления,
согласно данным Персона (1959), теплота плавления составляет
10 000 ккал/кмоль, что дает значение £„=25 000 ккал/кмоль. По-
скольку упругость пара и наклон кривой давления пара в точке,
соответствующей температуре плавления, известны, на диаграмме
проведена полученная экстраполяцией штриховая линия. По дан-
ным Робертсона (1948),	1019-8 с и £=47 000 ккал/кмоль. Предпо-
ложив, что прн разложении тэна и нитрогликоля образуются один
и те же продукты, получим MJMd =8,3. Для отношения Р/т

Влияние температуры
199
найденное значение составляло 650 ккал/кмоль. Подставив эти
величины в уравнение (7), можно построить кривую, изображенную
на рис. 137 сплошной линией, и определить зиачеине 1000/7^=2,17,
Рис. 137. Зависимость упругости пара и давления разложения от обратной
температуры.
Точки кипения: Лундборг (196|); х Бэляев (1939). Упругость пара: О Лундберг (1961);
□ Эдвардс (1953).
что хорошо согласуется с экспериментальными данными. Прямая,
Построенная по данным Беляева п Юзефовича (1940), идет парал-
лельно и соответствует меньшему значению Р/т.

200
Глава 4
4.3.	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 темпера-
тура будет слишком низка, чтобы началось заметное разложение,
либо нестационарное распределение температуры приведет к тому,
что выделяющееся при разложении тепло приобретает доминирую-
щее влияние. Такое нестационарное распределение температуры
с бысгропротекающей реакцией используется, например, в детона-
торах с перегорающей проволокой, ио в ряде других случаев, напри-
мер при хранении ВВ? оно может привести к взрыву.
Дифференциальные уравнения, описывающие выделение тепла
во взрывчатом веществе, могут быть решены аналитически, если
граничные условия достаточно просты.
Фраи к-Каменецком у (1939) удалось успешно оценить крити-
ческую температуру взрыва. Ои рассчитал максимальную темпера-
туру стенки, 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, необ-
ходим мгновенный подъем температуры. Однако этот случай нельзя
рассматривать, основываясь иа приведенных предположениях.
Он более сложен, н,'по-видимому, имеется лишь один путь его реше-
ния — числеиное иитегрирование 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 сотр., 1958)
температуры , способного взрываться вещества, расположенного
вокруг проволоки,. температура которой внезапно повышается
благодаря подводу определенного количества энергии. Предпола-
гается, что взрывчатая среда разлагается в соответствии с законом
Аррениуса, а температура проволоки одна и та же в продольном и
поперечном сечени ях. Ошибки, вызванные таким упрощением,
незначительны и уменьшаются по мере уменьшения радиуса про-
волоки. Концевыми. эффектами также пренебрегают, т. е. пред-
полагается, что проволока бесконечно длинная.
Распределение температуры вокруг проволоки Определяется
таким выражением:
dt

Влияние температуры
201
Граничные условия:
Т = TQ для г = оо,
Т = Т0 и п = 1 для / — Он г ’> я,
Т — 7\ для / = 0 и г < а.
Обозначения:
t — время, с;
г — расстояние по оси проволоки, см;
а — радиус проволоки, см;
Т— температура, К;
То — температура проволоки и заряда при t < 0 К;
Ti — температура проволоки при t = 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;
— плотность проволоки, г/см3;
ct — теплоемкость проволоки, кал/г-град;
р — плотность ВВ, г/см3;
с — теплоемкость ВВ, кал/г-град;
X — теплопроводность ВВ, кал/см-град;
U — энергия, необходимая для взрыва, в расчете на единицу длины
проволоки, кал/см.
а-0 “ а+О ДЛЯ />0,
f дТ \	_ ар/ Ct ( дТ \
\ dr ]r-^a\C 2k \ dt Jr=a
Расчет был выполнен для платиновой проволоки диаметром 0,015,
0,030, 0,060 и 0,120 мм, окруженной составом с такой же чув-
ствительностью к воздействию тепла, как у гремучей рту-
ти. При проведении расчета были использованы следующие
численные значения параметров: 7’0 = 293 К', Р/ =21,4 г/см3;
ct = 0,033 кал/г-град; р = 2,5 г/см3; с = 0,1 кал/г-град;
к —8-10“5 кал/см-град; В — Ю11-05 с’1; £ = 25 400 кал/моль;
Q=400 кал/г. Значения В и Е взяты из работы Вогаиа и Филлипса
(1949).
Ответ иа вопрос, произойдет ли взрыв или же тепло, передавае-
мое от накаленной проволоки, рассеется прежде, чем наступит
заметное разложение, можно получить из температурных кривых.
На рис. 138 представлено изменение температуры во взрывча-
том веществе для шести эквидистантных температур (от 420 до 470° С)
при условии, что а=15 мкм, г=15,6 мкм. Быстрый подъем темпе-
ратуры наблюдается для 7\=470° С через 0,7—0,8 мс.
На рис. 139, а приведена зависимость температура — время для
7\=470°С в семи точках взрывчатой среды между г=15,6 и
*=19,2 мкм прн интервале 0,6 мкм. Взрыв наступает через

202
Глава 4
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 под-
нимается, а затем может оставаться практически постоянной в
течение длительного времени, после чего вновь 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 иа 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 теплопере-
дачей.
Если через Те обозначить наименьшую температуру проволоки 7\,
при которой наступает взрыв, тогда Те можно представить как
функцию радиуса проволоки а.
При этом была получена следующая зависимость:
а, мм Те, К 6е=Те—273(°С)
0,06	683	410
0,03	703	430
0,015	743	470
0,0075	823	550

б
a
..I_1__i_L
0	12 3 6
мкм
Рис. 139. Температура во взрывчатом веществе, окружающем проволоку
диаметром 30 мкм. В начальный период температура внезапно поднимается
до 470° С.
а — числа показывают радиальные расстояния с интервалом в 0,6 мкм; б — зависимость тем-
пература — расстояние от поверхности проволоки.
Рис. 140. Зависимость
соответствии с
количества неразложившегося ВВ от времени в
условиями, представленными на рис. 139,а.
£ис. 141. Зависимость температура—время на расстоянии 0,4 мкм от
?|рверхности проволоки диаметром 30 мкм с начальной температурой 470°С.

Рис. 142. 9е =(Те — 273)° С
как функция велнчкны 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); О экспериментальные данные, полученные Джонсом для мо-
но резорцината.

Влияние температуры
205
Приведенная на рис. 142 зависимость 0е =Те — 273 от 1/а пока-
зывает, что экспериментальные точки лежат на прямой линии
9е=390 + 0,02/а. В соответствии с этим взрыв наступает в тот
момент, когда подводимая к проволоке энергия (в расчете на едини-
цу 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 экспе-
риментально условия воспламенения горячей проволокой. Он
измерял минимальную энергию на сантиметр длины проволоки
при различной силе тока и затем экстраполировал данные к момен-
ту мгновенного нагревания нихромовыми проволочками диаметром
от 1,26 до 4,22 мкм. Исследуемое вещество представляло смесь
монорезорцината (80%) и хлората калия (20%). Точки, измерен-
ные Джонсом (они изображены на рис. 143 кружочками), ле-
жат на прямой, описываемой уравнением
U = (0,0022 + 4630а2) Дж/см.	(9)
Основываясь на этом факте, Джойс пришел к заключению о суще-
ствовании положительной минимальной энергетической характе-
ристики 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 радиу-
са. Точки Джойса хорошо соответствуют уравнению
U =	+ 3190а2) Дж/см,	(10)
которое аналогично уравнению (8).
4.4.	ИНИЦИИРОВАНИЕ НАГРЕВАНИЕМ
Бризантные ВВ с трудом можно заставить детонировать, нагре-
вая их. Если ВВ поместить в закрытый сосуд, давление в нем бу-
дет повышаться и скорость горения будет возрастать до тех пор,
пока сосуд не разорвет. В результате внезапного падения давления
за счёт расширения продуктов горение затухнет и реакция остано-
вится.
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 поджи-
гании ВВ давление в начальный период (длительность которого
изменялась от 10 до 50 мс) возрастало медленно. На рис. 144, б

206
Глава 4
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: 1 — возцух; 2 — стальная трубка, d^ в 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 (5) длиной 75 мм с внутренним диамет-
ром 24 и внешним диаметром 25 мм. Круглая крышка (/) изготавли-
валась 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 заполня-
ет 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, кото-
рые не взрываются при минимальном диаметре отверстия, для
каждого ВВ имеется критический диаметр (dm), прн котором оио

Влияние температуры
207
разлагается так быстро, что трубка рвется, в то время как уже
при несколько большем диаметре взрыва ие наступает. Для боль-
шинства 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 установле-
ны критические диаметры отверстий для ряда ВВ, были определены
Рис. 145. Испытание на чувствитель-
ность к нагреванию по методу Кенена
и Иде (1956).
время нагрева (/,) 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> и /2- Кроме того,
там показаны значения величины V tildm+tjdmt которую Кенен
и Иде считают хорошей мерой трудности воспламенения взрывча-
того вещества. Из таблицы видно, что эта временная функция
особенно мала для нитроцеллюлозы с 13,4% азота, азидов и черно-
го пороха. Затем следуюттэн и гексоген, а за перхлоратом аммония
идет тетрил. Примерно на порядок выше эта характеристика у
пикриновой кислоты и ТНТ и еще выше она для ди нитротолуол а
и нитрата аммония. Такая последовательность соответствует уста-
новленной в практике опасности воспламенения этих ВВ при хра-
нении. Температура вспышки, которая определяется медленным
нагреванием, имеет ту же последовательность. Важным исключени-
ем является, однако, черный порох, который имеет более высокую
температуру вспышки, но тем не менее очень опасен и воспламе-
няется от очень маленьких раскаленных частиц. В этом случае

20g
Глава 4
Таблица 31
Температура воспламенения, критический диаметр сои ла, время воспламене-
ния и время горения по данным Кенена и Иде (1956)
Взрывчатое вещество	Темпера- тура вос- пламене- ния, °C	</ , т мм	*1- с	6. 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
Т етрил 		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 Кенена и Иде дает лучшую характеристику
опасности, чем температура вспышки.
Исследования Персона (1959) показали, что 1 г тэна в алюминие-
вой гильзе .длиною 50 мм с внутренним диаметром 10,5, внешним диа-
метром 11,5 мм и с отверстием в крышке длиной 10 мм можно заста-
вить 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 иа кусочки при Р=12,2 и 13,2 Вт
соответственно (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 за-
щемлен, ио не 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
Частное сообщение.

Влияние температуры
209
эффекта, затем наступал взрыв, и, поскольку детонирующий шнур
инициировался, горение возбуждало детонацию в гремучем студие.
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 зарида были нз гремучего студня. Для
Таблица 32
Устройство типа, показанного на рнс. 146, а
а.	Гремучий студень н медном капсюле
Окружающий заряд
Результаты
Террит
35% -ный аммиачноселитренный
динамит
Гремучий студень
Интенсивный хлопок; детонирующий
шнур остался
То же
Инициирование детонирующего шну-
ра

210
Глава 4
б.	Окружающий заряд из гремучего студня
ЗВ, заполняющее медный капсюль
Результаты
Террит
Нитролит
ТНТ
35%-ный аммиачноселитренный
динамит
Тэн
Гремучий студень
Нет хлопка; гремучий студень сгорел
ПОЛНОСТЬЮ
То же
Хлопок; гремучий студень сгорел пол-
ностью
Слабый хлопок; гремучий студень
сгорел полностью
Слабый хлопок; часть гремучего студия
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-про-
центного 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 толщи-
ной 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. z(1958), О разложении нитроглицерина при повышенных
температурах, ЖПХ, 31, 484.
Андреев К. К. (1964), Термическое разложение и горение взрывчатых ве-
ществ, Госэнергоиздат, М., 1957.
Беляев А. Ф. (1939), О горения 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 III,
Butterworths, London.
Brandner ./. D. (1938), Nitroglycerine and ethylene glycol dinitrate vapor
pressure of binary solutions, Ind. Eng. Chem., 30, 681.
Chaiken R. F.t Schneider K. J. (1960), 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 IV. 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.

Литература
211
Edwards G. (1952), Vapor pressure of tetranitro methane, Trans, Faraday Soc,,
48, 513.
Edwards G. (1953k Vapor pressure of cyclonite and pentaerythritol tetrani-
trate, 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. Chem., 84, 129,
Johansson С. H. (1952), Vapor pressure, boiling temperature and heat of eva-
poration for some secondary explosives, Nitroglycerin AB Internal Report
Jones E. (1949), The ignition of solid explosive media by hot wires, Proc. R,
Soc., A. 198, 522.
Koenen 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 de-
composition, 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. IF. C. (1920), Vapour pressure of TNT, J. Am. Chem. Soc., 42,
2218.
Naoum P.t 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. Nitro-
glycerin 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. Sei. Res., A. 4, 295.
Rinkenbach IF. 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. Я. (1958), Numerical calculation of the tempe-
rature 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. IF. (1925), Vapour pressure of nitromethane, J. Am. Chem. Soc.,
47, 2644.

Глава 5
ИЗЛУЧЕНИЕ СВЕТА
ПРИ ДЕТОНАЦИИ
5.1.	ВВЕДЕНИЕ
Детонация заряда бризантного В В без Оболочки сопровождает-
ся интенсивным свечением. Причина этого явления вызывала
большой интерес в течение многих лет. Источником света, во-пер-
вых, являются газообразные продукты детонации, температура
которых достигает, по-видимому, 4500 °C, а давление 300 кбар.
В ранних исследованиях предполагалось, однако, что источником
света может быть также и окружающая атмосфера. При расширении
газообразных продуктов детонации образуется сжатый слой воз-
духа, 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 В В детонирует непол-
ностью и с малой скоростью, температура сжатого слоя сравнитель-
но невелика, видимое излучение слабое или вообще отсутствует,
хотя последующее догорание продуктов взрыва часто сопровожда-
ется свечением.
Ниже дается составленный Эрикссоном (1954, 1956) краткий
перечень работ, посвященных этой проблеме. В 1900 г. Гесс устано-
вил, 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) иашел, что несветящиеся ударные волны в газе из-
лучают свет при отражении от твердого тела. Когда скорость удар-
ной 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 шлир ей-метода получили
фотохронограммы зарядов в целлофановых трубках. В 1939 г.
Пар изо опубликовал исчерпывающую библиографию спектрогра-
фических исследований. Фокс (1945) констатировал, что свечение
от заряда без оболочки в воздухе складывается из свечения детона-
ции, ударной волны и свечения догорающих продуктов взрыва,
а свечение от заряда, помещенного в воду, зависит не только от
химической реакции, но частично и от воздушных включений;

Излучение света при детонации
213
свечение в атмосфере пропана определяется только свечением де-
тонации. Коттер и Джэкобс (1946) и Джэкобс (1947) продолжили
работы Фокса. Эльдридж и сотр. (1947) и Фай (1947) показали,
что свечение от зарядов, помещенных в воду, в значительной степени
зависит от структуры тонких поверхностных слоев ВВ. Они исполь-
зовали взрывной аргоновый источник света (аргоновую вспышку)
для подводного фотографирования. Траверс (1950) указал, что при
проведении таких исследований важно знать коэффициент испуска-
ния 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 слоев 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. Бурк-
хардт (1951) рассчитал энергию излучения от сжатого слоя воздуха,
предположив, что характеристики во фронте ударной волны за-
висят от температуры, толщины слоя и длины волны.
Виннииг и Этертон (1952) определили характер изменения из-
лучения света во времени при сжатии аргона ударной волной.
Тейлор (1952) изучил различные причины излучения света при
детонации. В 1963 г. Юхансон опубликовал обзор работ по излу-
чению света при детонации. Блекбори и Сили (1962, 1964) исследо-
вали характер излучения, наблюдаемого при подрыве порошкооб-
разных В В или воздействии ударных воли и а инертные гранулиро-
ванные материалы, исследовалась зависимость излучения от плот-
ности 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 Аренс (1952) исследовали специально аитигризутиые ВВ,
применяемые в угольных шахтах, при детонации которых послесве-
чение может быть значительным. Распространение фронта ударной
волны в вакуумированных сосудах изучалось Бекером (1922), Сел-
ле (1927, 1960), Юхансоном (1950), Юхансоном и Люнгбергом
(1952), Аренсом (1952), Эрикссоном (1955) и Луидбрргом (1964).
Кук и corp. (1958) объяснили интенсивное излучение при под-
рыве бризантных В В образованием плазмы, появляющейся в тот
момент, когда фронт детонации В В 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 сотр. (1944), Буркхардтом (1948,
1951), Шах (1946), Юхансоном (1946), Хиршфельдером и Маги (1947),
Дэви (1948), Дёрингом (1949), Пенни и Пайком (1950), Реслером
и сотр. (1952, 1955) и Сэболом (1953).

214
Глава 5
5.2.	СВЕЧЕНИЕ ПРОДУКТОВ ДЕТОНАЦИИ
Проще всего устранить свечение окружающей атмосферы, по-
местив заряд в воду или атмосферу газообразных углеводородов,
таких, как пропан или бутан. На рис. 147 воспроизведены фотогра-
фии, сделанные с выдержкой в 0,03 мкс для цилиндрического заря-
да диаметром 25 мм, детонирующего в воде. (Здесь и дальше, если не
будет оговорено особо, имеются в виду прессованные заряды тэна
Рис. 147. Фотографии цилиндрических зарядов тэна диаметром 20 мм, де-
тонирующих в воде. Фотографирование производилось с помощью ячейки
Керра (0,03 мкс).
Подсветка на фотографии справа осуществлена от взрыва сферического за-
ряда ТНТ.
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 кругло-
го сечения, как это видно из рис. 147, получаются преломляющие
эффекты, обусловленные тем, что фронт ударной волны в прозрач-
ной воде также экранирует подсветку; преломляющие эффекты

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.

216
Глава 5
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 детона-
ции и предотвращает охлаждение на поверхности заряда. Мгновен-
ная 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. Воздуш-
ные 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 давле-
ния 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 цилиндри-
ческий литой заряд ТНТ, инициируемый несколько позднее с нижне-
го конца. Позади аквариума за экраном из листа бумаги находил-
ся взрывной аргоновый источник света, рассеянный свет вспышки
которого равномерно распределялся над поверхностью. Фотогра-
фия ясно показывает, что излучение света прекращается над лини-
ей, где происходит встреча детонационного фронта с фронтом удар-
ной 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 сосед-
него заряда. В этом случае ударная волна от цилиндрического
заряда литого ТНТ (см. среднюю часть снимка) была слишком сла-
бой, 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.

218
Глава 5
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 нало-
жения света от взрывной подсветки.
Рис. 152. Фотография, сделанная открытой камерой с подсветкой вспышкой,
полученная Стернхофом (Юхансон, 1963).
а — ударная волна от цилиндрического заряга ТНТ (в середине) не инициирует цилиндрический
заряд пентолита (внизу), но вызывает х im шескую реакцию с выделением газообразных про-
дуктов на верхнем конце; б — то же, чго и на р с. а, но стержень пентолита ин щирован
детонатором с нижнего конца. Газ на верхнем конце интенсивно светится после сжатия удар-
ной волной.
На рис. 152, б положение фронта ударной волны в воде показы-
вает, что ударный фронт от цилиндрического заряда ТНТ достиг
верхнего конца стержня из пентолита значительно раньше, чем
туда дошел фронт детонации, распространяющийся с нижнего кон-
ца заряда пентолита.
Когда реакция является незавершенной, т. е. динамит детони-
рует с малой скоростью, значительное излучение света сопровождает
последующую реакцию. Это видно из рис. 31, на котором показа-
но свечение 35%-ного аммиачноселитренного динамита в стеклян-
ной трубке в воде, когда фотографирование осуществлялось откры-
той камерой и с подсветкой сзади. Интенсивное свечение при малой
скорости детонации (рис. 31, а) длится довольно долго, и оно не
видно на мгновенной фотографии, сделанной с помощью ячейки
Керра.
При передаче детонации в аквариуме между двумя цилиндри-
ческими зарядами ТНТ и пентолита, разделенными цилиндром из

//-? i учение сгета прн детонации
219
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 11,0 — тэн; г) ТНГ —
21 мм А1 - ТНТ; д) ТНТ — 14 мм РЬ — ТНТ; е) ТНТ — 15 мм" Н3О—ТНГ.
инертного материала, характер светового излучения пассивного
заряда сильно зависит от чувствительности ВВ и свойств инертно-
го материала. Это иллюстрируется рис. 153, который воспроизводит
суммарное свечение в воде зарядов ТНТ, разделенных цилиндра-

~40l--1---1--1----1--1---1---1--1--1---L
~B -4	0	4	8 Ю
мкс
Рис. 154. Диаграмма расстояние — время для заряда тэн — 29 мм А1 — тэн.
Сплошнаялииия показывает распространение детонации вдоль поверхности заряда; пунктир-
ная — по оси заряда.
Рис. 155. Скоростная развертка передачи детонации вдоль двух щелей в
заряде тэн — 31 мм РЬ — тэн.

Излучение света при детонации
221
ми из алюминия, свинца или воды (Юхансон и Съел ин, 1963). Дли-
на инертных цилиндров была предельной для передачи детонации.
Чтобы облегчить сравнение, фотографии разделены вдоль оси
распространения симметрично и правая половина показывает уст-
ройство до детонации.
На рис. 154 приведена диаграмма расстояние —• время для
заряда тэн — 29 мм А1 — тэн. Ударная волна распространяется
через алюминиевый цилиндр (bd) настолько быстрее ударной вол-
ны в воде (Ьс), вызванной детонацией активного заряда (ab), что
пассивный заряд детонирует прежде, чем подвергнется воздействию
ударной волны в воде. Параболический световой трек на поверх-
ности 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 (df) на пассивный заряд прежде, чем он встретит
фронт детонации (ft).
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, распро-
страняется на 29 мм вдоль пассивного заряда прежде, чем детонация
достигнет поверхности. Поскольку тэн является высокочувстви-
тельным ВВ, распространяющаяся в воде ударная волна вызывает
в заряде химическую реакцию, которая сопровождается образова-
нием 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 показы-
вает влияние двух ударных волн в воде. Первая волна возникает
под действием осевой ударной волны, передаваемой через свинцо-
вый цилиндр, она воздействует на нижнюю часть пассивного заря-
да 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 осе-
вой 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 поверх-
ности пассивного заряда не возникает заметной химической реак-

222
Глава 5
ции от ударной волны, распространяющейся в воде. В системе за-
ряд 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 соот-
ветственно световое излучение ниже этого уровня не видно. Слабый
рассеянный свет обусловлен последующей реакцией того же характе-
ра, 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, распростра-
няющейся в воде, когда детонация достигает поверхности. Подав-
ление 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 обусловле-
но, вероятно, распределением давления ударной волны в воде.
Большой интерес представляет световое излучение гранулиро-
ванных материалов, подвергаемых сжатию ударной волной. Блек-
борн и Сили (1962, 1964) показали, что излучение на торце заряда
ВВ почти не зависит от того, заполнены ли поры в ВВ воздухом,
метаном нлн пропаном или же ВВ предварительно вакуумировано
до давления 10~4 мм рт. ст. и меньше. По мере увеличения плотно-
сти 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 грану-
лированного ВВ и зерна хлорида натрия нагреваются локально
до высокой температуры благодаря пластической деформации в
точках контакта под воздействием ударной волны.
5.3.	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 порш-
нем в ударносжатый слой. Скорость газа в соответствии с обо-
значениями, представленными на рис. 156, равна
Р</р1)«	(О
По мере увеличения скорости поршня значение p*Zpq в сжатом

Рис. 156. Сжатие ударной
волной. Скорость фронта us
равна массовой скорости ир
плюс увеличение скорости
сжатого слоя.
Рис, 157. Зависимость темпе-
ратуры (а), давления (б) и
плотности , (а) в ударносжатых
газах от массовой скорости.
Пунктирными линиями пока-
заны соотношения, получен-
ные без учета диссоциации
(/) и ионизаций (2) соответст-
венно.

224
Глава 5
слое приближается к верхнему предельному значению. Для идеаль-
ного газа pt/po приближается к значению (у-Н)/(у—1), где у—
=--cp!cv — отношение теплоемкостей. Предельное значение равно
4 для одноатомных газов с у= 1,67 и 7 для молекул газа с у ==1,33.
Из-за диссоциации и ионизации отношение р4/р0 достигает ~6 для
водорода, 8 для аргона и 12 для азота при скорости ир - 10 км/с.
Рис. 158. Работа расширения (1Г) в сжатом от 1 до 85 бар аргоне.
Обрат! мая адиабата = А + В; адиабата Гюгонио или ударная адиабата W=C -|- В; р — дав-
ление, начальное 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 зависи-
мость 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 сжатии ударной
волной в 8 раз больше, чем при обратимом адиабатическом сжатии,
и это соотношение растет с давлением.

Излучение света при детонации
225
5.4.	СВЕЧЕНИЕ ОКРУЖАЮЩИХ ГАЗОВ
Если короткий цилиндрический заряд бризантного ВВ иници-
ировать 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 диамет-
ром 25 мм и длиной 30 мм в три различных момента времени после
инициирования в центре (детонатор погружен в заряд). Сфериче-
ская симметрия газового облака при 1=3 мкс не является симмет-
рией сферического движения. Скорость продуктов детонаций еще
направлена примерно под прямым углом к первоначальной гра-
нице заряда; позже возникает характерный крестообразный
профиль.
На рис. 160 приведена мгновенная фотография трех стеклян-
ных трубок, заполненных аргоном, воздухом и. пропаном; в верх-
нем конце каждой из трубок расположен заряд тротила. Фотогра-
фирование 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 экспози-
ции слоя, когда затвор был закрыт, t=l/v (7- - длина и v — мас-
совая скорость слоя) примерно в 100 раз больше, чем время экспо-
зиции 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.
Прн распространении детонации по осн цилиндрического заря-
да ТНТ в трубках с воздухом начальная скорость фронта продук-
тов детонации составляет ~6500 м/с. Это соответствует температу-
ре 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 фоторе-
гистра снимки светящегося сжатого слоя в трех заполненных воз-
духом плексигласовых трубках длиной 25, 50 и 100 см. На дне
каждой нз трубок помещен цилиндрический заряд ТНТ диаметром
30 мм н 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

Рис. 159. Мгновенные фотографии детонирующего цилиндрического заряда
ТНТ диаметром 25 мм.
а — 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. Фотогра-
фия сделана через 25 мкс после инициирования заряда ТНТ, помещенного
в верхнем конце трубки.

Излучение света при детонации
227
го значения, которое, согласно данным Буркхардта (1951), состав-
ляет ~10 ООО 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 внутрен-
ней 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 трубск 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*

Рис. 162. Плексигласовая трубка с внутренней нарезкой.
/ — фронт ударной волны; 2— воздух, оставшийся неподвижным; 3— сжатый воздух;
4 — продукты детонации.
Рис. 163. Скоростная фоторазвертка светящегося сжатого слоя в плекси
гласовой трубке, заполненной воздухом.
Слева — гладкая трубка; справа — трубка с нарезкой, как на рис. 162.

Излучение света при детонации
229
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 толщи-
ной 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 неопределен-
ность, 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 подчерк-
нуть, что тормозящийся объем газа сохраняет свою температуру
даже в том случае, когда он покидает пограничный слой в результа-
те 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, в 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. 167,6 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, из-
лучает интенсивный свет. Если условия опыта (рис. 166, в) оставить
такими же, но удалить плексигласовую трубку, интенсивное излу-
чение 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 стек-
лянной пластинкой толщиной 2 мм на верхнем конце. В соответст-
вии с данными скоростной съемки при детонации заряда стеклян-
ная пластинка приобретает скорость —2600 м/с, что соответствует

2
Рис. 164. Излучение света из гладкой трубки (/) и трубки с нарезкой (2),
заполненных воздухом или аргоном (в относительных единицах).
Г,К
Рис: 165. Сравнение между экспериментальными и расчетными значениями
максимального светового излучения от слоя воздуха, сжатого ударной
волной.
О гладкая трубка; £ Трубка с нарезкой.

Излучение света при детонации
231
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 сажн
(справа), начиналось интенсивное свечение. В последнем случае
температура частичек размером 1—10 мкм возрастала до темпера-
туры газа в течение нескольких микросекунд. Свечение было сла-
бым (левый снимок), если детонационные газы проникали через
преграду, образуемую раздробленной стеклянной пластинкой.
Рис. 166. Заряды с плоской (а), выпуклой (б) и вогнутой (а) поверхностью
торца. Положение сжатого слоя воздуха показано иа рнс. 167.
Контрольные испытания с трубками (рнс. 161) показали, что излу-
чение примерно одинаково для трубок с пылью на стенках и в воз-
духе 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 давле-
нием наблюдаемые скорости примерно вдвое выше рассчитанных.
Прн расчете предполагалось, что значение длины свободного пробе-
га молекул мало по сравнению с размерами трубки. В этом случае
и5=Нр/(1—pt/pi), где и, — скорость фронта, ир—массовая ско-
рость, ро 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 — рис. 166, а, положение 1; б — рис. 166, а. положение 2\ в — рис. 166, б; г — рис. 166, б,
ио 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;
справа — стеклянная пластина, покрытая мелкими частицами углерода.

a
б
Рис. 169. Диаграмма расстояние — время для сжатого воздуха впереди
продуктов детонации.
а) р > 1 мм рт. ст.|	Ро/рх); б) р < 0,01 мм рт. ст., us — 2ир.
Рис. 170.
Вакуумирован-
ная стеклянная
реторта с заря-
дом ТНТ.
Рис. 171. Скоростная фоторазвертка светящегося
фронта в реторте (изображенной на рис. 170) при
р = 0,001 мм рт. ст.

Излучение света при детонации
235
скорость фронта будет определяться скоростью легких молекул га-
за в трубке, которые при упругом соударении с тяжелыми молеку-
лами детонационных газов удваивают свою скорость, так что
и =2 ип.
д	р
Рис. 172. Зависимость рассчитанной и экспериментальной скорости фронта
(и>) 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 экспе-
риментально. 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 значе-
ний скорости фронта от давления.
СПИСОК ЛИТЕРАТУРЫ
Ahrens И. (1952), L'ntersuchung 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 photo-
graphs 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, Lond., 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.

236
Глава 5
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 P., 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 P. D. (1948), Shock waves in air at very high pressures, Proc. R. Soc.,
61, 105.
Deffei L,, Vande Wouwer P. J. (1950), Le rapport entre les luminosites dues
a la detonation et quelques 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 IF., Burkhardt G. (1944), Beitrage zur Theorie der Detonation ZWB
1936, Berlin (also PB 70632).
Eldridge Л E., Fye P. M., Spitzer P. IF. (1947), Photography of Under-
water 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 den-
sities, Appl. Sci., Res., A, 5, 309.
Evans IF, M. (1950), Some characteristics of detonation, Proc. R. Soc.,
A. 204, 12.
Fox 7. G. (1945), Spectrographic measurement of detonation temperatures,
PB 36957.
Fushs K., Kynch G. J., Peierls P. (1942), The equation of state of air at
high temperatures, Los Alamos Rep., BM-83.
Fye P. Л4. (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 IF. C. F., Perrot G. (1931), The photography
of wavesand vortices produced by the discharge of an explosives, J. Fran-
klin Inst., 211, 67, 401.
Hess P. (1900), Zur Theorie der Sicheihertssprengstoffe Mitt. Gegenstande
Artill. und Geniew., 31, 26.
Hirschfelder J. 0., Magee /. 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 velo-
city 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 fonization
Phenomena in Gases, Upsala, 1VD, 114.

Литература
237
Johansson С. И., 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 Pho-
tography in the Hague, p. 492.
Johansson С. H., Sjolin T. (1963a), Luminosiiy at the transmission of
detonation in water, Ark. Fys., 24, 559.
Johansson С. H., Sjolin T. (19636), Light emission from shock-front com-
pressed air layers in tubes, Nature, Lond., 200, 352.
Johansson С. H., Sjolin T. (1963b), Light emission from shock—front com-
pressed gas layers, Ark. Fys., 26, 75.
Johansson С. H., Strenhoff L. (1959), Suppressed light emission of the re-
action zone in detonation. Nature, Lond., 183, 247.
Johansson С. H., Lundborg N., Sjolin T. (1962), The initiating of solid
explosives by shock waves. 8th Symposium on Combustion, Cal. Tech.
Pasadena, California, 1960. William and Wilkins, Baltimore, Md.
Jougei E. (1936), Commentaries sur la theori des ondes dejchoc. C. r. hebd.
Seanc. Acad. Set., Paris, 202, 796, 1255, 1320.
Laffile P. (1925), Recherches experimentales sur 1’ondes explosive et 1’onde
de choc., Annis. Phys., 4, 295, 587.
Lundborg N. (1964), Front and mass velocity at detonation in evacuated cham-
bers, 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, Washing-
ton, 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 Нл (1935—1940), J. Phys. Radium, Paris. (1935),
6, 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,
8, 330.
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.
Parisoi A. (1939), Recherches experimentales sur la vitesse de detonation des
materieres explosives, Meml. Arill. 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.
Penny IF. G., Pike H. M. (1950), Shock waves ‘and the propagation of fi-
nite pulses in liquides, Rep. Prog. Phys., 13, 46.
Rosier E. L.t Lin E., Ranirowiiz A. (1952),	The production	of high	tem-
perature gases and shock tubes, J. Appl. Phys., 23, 1390.
Rosier E. L., Lin S., Ranirowitz A. (1955), Electric conductivity of high-
ly 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 ,
69, 514.

238	Глава 5
Selle И. (1927), Versuche zur Ermitlung der Schwadengeschwindigkeit von
Sprengstoffen. J her. chem.-tcch., Reichsanst, 6, 95.
Selle H. (I960), Untersuch ungen fiber F ilammenerscheinungen bei explosiven
Umsetzungen, Explosivstoffe, 8, 195.
Shepard IT. C. F,, Grimshaw H. C. (1949), Recent advances toward safer
shotfiring in coal-mines, Trans. Inst. Min. Engrs., 109, 889.
Taylor L. (1952), Detonation tn 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 раз-
рушении 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 ко-
роткозамедленном взрывании большое количество зарядов в отдель-
но высверленных шпурах инициируется через определенные интер-
валы времени, порядка нескольких миллисекунд, в соответствии
с заранее предусмотренной последовательностью.
6.1.	УДАРНЫЕ ВОЛНЫ В ВОЗДУХЕ ОТ ЗАРЯДОВ БЕЗ ОБОЛОЧКИ
При взрыве сферического заряда без оболочки в воздухе возни-
кает ударная волна, распространяющаяся со сверхзвуковой ско-
ростью. На рис. 173—177 воспроизведены  данные из работы
Грэнстрёма (1956) для зарядов ТНТ.
На рис. 173 в логарифмических координатах представлена зави-
симость скорости ударной волны и скорости воздуха от приведенно-
го расстояния	для заряда ТНТ. В этом уравнении
7? — 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 взры-
ва 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 раз-
режения составляет р=0,06 бар и регистрируется примерно через
6 мс после прибытия фронта.
Диаграмма расстояние — время, на которой показаны траек-
тория фронта волны и изобары, для заряда ТНТ весом 1 кг с плот-
ностью 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. 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. 175. (7? — 7)-Диаграмма для ударной волны и изобары при воздушном
взрыве заряда ТНТ весом 1 кг.
Рис. 176. Зависимость’ давления (р, бар) во фронте и минимального давления
в воздухе от приведенного расстояния при воздушном взрыве заряда ТНТ
для свободно распространяющейся	и отраженной ударных волн (ру,
р_).

242
Глава 6
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 распространяющей-
ся ударной волны, а также давления р^ и отрицательной фазы
давления р при отражении волны от жесткой стенки в зави-
симости от приведенного расстояния для заряда ТНТ. На рис. 177
Рис. 177. Приведенные импульсы положительной и отрицательной фаз
(*’+, г_) свободно распространяющейся ударной волны и приведенные импульсы
положительной и отрицательной фаз (i+, i_) для отраженной ударной волны,
а также суммарный приведенный импульс (г) при отражении ударной волны
от жесткой преграды в зависимости от приведенного расстояния при воздуш-
ном взрыве ТНТ (р, бар; t, мс; сг», кг; R, м; i, бар-мс/кг ^3).
в логарифмических координатах представлено изменение приве-
денного импульса волны i=(!/&>'(бар • мс/кг /3) в зависимо-
сти от приведенного расстояния для заряда ТНТ. Символами i+ и
г_ обозначены соответственно значения импульса положительной
и отрицательной фаз свободно распространяющейся ударной волны;
i — общий импульс; i+, i_ — импульсы положительной и отрица-
тельной фаз ударной волны после отражения от-жесткой преграды.
Для /?'^100 с достаточной точностью применимы следующие
аппроксимированные соотношения: pf=Q,l/R' бар; р/=1,4//?Л бар;
г+=5//?' (бар • мс/кг1/3) и *=5,5//?'2 (бар-мс/кг1/3).

Воздействие ударных волн на окружающую среду
243
6.2.	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)
Рис. 178 Осциллограммы записи продольных колебаний в цилиндрическом
Стальном стержне. Число периодов обозначено внизу каждой фотографии.

244
Глава 6
зафиксировал движение волны напряжения с помощью тензодатчи-
ков, наклеенных на поверхность цилиндрического стального стерж-
ня диаметром 25 мм и длиной 1 м. Сталь содержала 0,35 ?6 С„
1,2?6 Сг и 2,5°о 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 величи-
на деформации стержня оказалась примерно равной о/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-мил-
лиметровый 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

Воздействие ударных волн на окружающую среду
245
Рис. 180. Зависимость величин трех главных упругих напряжений в среде
вокруг цилиндрического заряда от времени.
— tfto—(г—г0)/го; t0 = r/c.
осциллограммы для короткого интервала времениЛ Уменьшение
амплитуды колебаний со временем обусловлено частично дисперси-
ей волн, частично внутренним трением в стали.
Если небольшой заряд детонирует в полости, имеющейся в упру-
гой твердой среде, быстрый подъем давления создает в ней ударную
волну, скорость которой определяется свойствами исследуемого ве-

246
Глава 6
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=2г0и г->оодля
случая, когда давление в полости внезапно возрастает до значения
Ро и затем остается постоянным.
а
Рис. 181. Профили радиального упругого напряжения в различные моменты
времени.
а — цилиндрический заряд; р = р0\ б — цилиндрический заряд, р = р»ехр (—//4); в — сфери-
ческий заряд, р= ра.
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 прохож-
дения ударной волны, скорость которой равна скорости звука,
в непосредственной близости от полости наблюдается стационар-
ная картина распределения напряжений, обусловленная постоянст-
вом давления р0 в полости.

Воздействие ударных волн на окружающую среду
247
Если давление в полости внезапно возрастает до р0, а затем
уменьшается по закону р=рое“°-25/ (рис. 181, б), понижение давле-
ния в полости слабо изменяет форму профиля давлений за ударной
волной. На рис. 181, в показано распределение давления за удар-
ной волной в различные моменты времени для сферического случая,
когда р=р0-
Если пренебречь потерями, связанными с диссипативными про-
цессами 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 сфе-
рической полости; в этом случае произведение г (<3r-^-2ot) остается
без изменения.
6.3.	ФОРМЫ РАБОТЫ ВЗРЫВА В ПЛОТНОЙ СРЕДЕ
А. Введение
При взрыве в горной породе заряды помещают в шпуры. Окру-
жающая 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, необхо-
димо 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 свобод-
ной поверхности породы.
При туннельном взрывании происходит вырубание породы под
действием продуктов взрыва, которые действуют как клин. По
отношению к объему выброшенной порода взрывание с использо-
ванием шпуров, располагаемых параллельно свободной поверхности»
является наиболее эффективным.
Ладегаард-Педерсен и Персон с помощью модельных взрывов
в плексигласе (рис. 242) убедительно показали, какое большое
* Террасный способ взрывания породы в отечественной литературе чаще
называют уступным. — Прим, перев.

248
Глава 6
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. Причи-
на этого заключается в том, что первичные трещины распространя-
ются в радиальном направлении от шпура даже в случае использо-
вания сосредоточенных зарядов.
Для измерения способности ВВ к разрушению горных пород раз-
личного типа существует ряд методов. Определяется работа, совер-
шаемая 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 под-
вергаются сильному сжатию и радиальному ускорению. Давление
на стенки является сложной функцией положения точки иницииро-
вания и геометрии заряда и зависит прежде всего от неустановивше-
гося движения газа, связанного с процессом детонации. Это давле-
ние быстро снижается (в течение ~2 мкс для заряда весом 10 г)
и поэтому для приближенного расчета в качестве начального давле-
ния разумно принимать давление, создаваемое продуктами детона-
ции в недеформируемой камере.
Такое равновесное давление газа составляет для нитроглицери-
на 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 изэнтропи-
ческом расширении пути использования работы, совершаемой про-
дуктами 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 объ-
ема воды вокруг газового пузыря. Затрачивая энергию иа соверше-
ние работы против сил гидростатичсского давлсния, вода постепенно
теряет скорость. Если глубина водоема достаточна, чтобы
предотвратить всплытие газового пузыря, он совершает колебания,
амплитуда которых медленно уменьшается из-за вязкости воды.

Воздействие ударных волн на окружающую среду
243
Во время начальной стадии изэнтропического расширения про-
дуктов взрыва в свинцовом блоке (после прохождения ударной
волны) основная часть энергии идет на увеличение кинетической
энергии свинца. Однако в этом случае движение массы свинца соп-
ровождается 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 поверх-
ности, после прохождения ударной волны процесс развития ради-
альных 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. Кинетиче-
ская 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 состо-
ит 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 максималь-
ная величина кинетической энергии (Й\макс) радиального потока
как в воде, так и в объеме свинцового блока падает, если при пос-
тоянном весе заряда начальный объем полости возрастает. Однако
при возрастании величины объема начальной полости энергия удар-
ной волны падает, что в воде приводит к увеличению 1^ймакс с по-
следующим переходом через экстремум, а в свинцовом блоке — к
увеличению деформации камеры, объем которой стремится к пре-
дельной величине.
В горной породе значение линии наименьшего сопротивле-
ния (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 толь-
koV3hx энергии сообщается снаряду и мортире, прежде чем прои-
зойдет выброс снаряда.

250
Глава б
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 маломощ-
ных ВВ, детонирующих со скоростью меньше 2500 м/с.
В дальнейшем различные методы измерения энергии, освобож-
даемой 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 приво-
дит к сильному радиальному ускорению воды, сопровождающемуся
сжатием, в результате чего возникает ударная волна с крутым
передним фронтом. Скорость радиальноГО-Движения фронта удар-
ной 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, возра-
стает.	-
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 давле-
ние 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 колеб-
лющаяся газовая полость, которая займет приблизительно началь-
ный 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
Из-за ограниченной протяженности ударной волны во времени
и пространстве и ее большой радиальной скорости удовлетворитель-
ную картину процесса можно получить, предположив, что опреде-
ленная часть (q) энергии В В (Qe) переходит в ударную волну:
(>)
В этом выражении — энергия ударной волны.


(5fap)\
0	0,2 Qfi -Of 0,8 1p 1,Z Ip 1,6
8’,лг/кг'/3
Рис. 182. Зависимость энергии от радиуса газового пузыря при детонации
заряда нитроглицерина в воде.
Глубины заложения соответствуют гидростатическому давлению 2 и 5 бар; t7(Vi)— СЧУ)1—
уменьшение внутренней энергии газа; рУ$ — работа, совершаемая против сил гидростатическо-
го давления; W'^ — 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 пузыря.
Радиус и давление в пузыре: /) р = р0 = 5 бар; 2) р -~ра ^--2 бар; J) R — ^макс для “
= 5 бар; 4") R = ^макс Для р0 = 2 бар.
Рис. 186. Распределение энергии в радиальном потоке для различных, мо-
ментов времени при ро = 5 бар.
Рис. 187. Зависимость времени, в течение которого давление за фронтом
ударной волны уменьшается до половины величины давления во фронте,
от приведенного расстояния (t't мс/кг*^*; R', м/кг^8)-

Воздействие ударных волн на окружающую среду
253
Во время фазы изэнтропического расширения радиус газового
пузыря RL увеличивается от до После того как первая фаза
закончилась, предполагается, что воздействие ударной волны на
окружающий материал прекратилось и оиа не влияет на после-
дующий процесс. В этом случае сжатием воды можно пренебречь
и получить, таким образом, условие
R2u = uit	(2)
где и — радиальная скорость воды на расстоянии /?, индекс i отно-
сится 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 У1=4тс/??/3, масса воды находится в состоянии
покоя, то ее кинетическая энергия после увеличения объема газа
до V=4х/Й/3 составит
y4(V) = l/(V1)_l/(V)_Po(V-VI).	(3)
В этом выражении <7(V\)—U(V) — уменьшение внутренней энергии
продуктов детонации, р0(У—У\) — 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 #=0,5; это соответствует изэнт-
ропическому расширению от /?о=О,О53 до /^—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
1Г# = 2кр/?>’,	(4)
где р — плотность воды.
Зависимость щ от радиуса /?/ для р0=2 и 5 бар показана на
рис. 184, а зависимость давления продуктов детонации от радиуса
Rt — на рис. 185. Когда радиальное движение массы воды прекра-
щается, давление в газовом пузыре составляет 0,20 и 0,06 бар при
р0=5 и 2 бар соответственно.
С учетом уравнения (2) распределение энергии вдоль радиуса
будет следующим:
dW„/dR = 2трЯ* и“ (R,/R)\	(5)
На рис. 186 приведена зависимость величины dWk/dR от ра-
диуса 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 (ро — 5 бар).
1st'
Рнс. 189. Радиусы фронта ударной волны и поверхности газового пузыря
в логарифмических координатах (7? — /)-диаграммы (ро = 5 бар).
Рис. 190. Отношение энергии ударной волны к энергии взрыва как функция
отношения радиуса фронта ударной волны к радиусу заряда,
1 — рассчитана Кирквудом и Бринкли (1945); 2 — экспериментальные данные.

Воздействие ударных волн на окружающую среду
255
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,
л 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 распреде-
ление энергии в радиальном потоке жидкости; характерно
наличие скачка энергии на границе пузыря, обращенного в сто-
рону 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 В В
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!^ убывает все медленнее и медлен-
нее, и спустя 1,5 мс, когда 7?=2,7 м, а /?//?0=51, энергия ударной
волны становится приблизительно постоянной. Пунктирная кривая
на рис. 190, полученная из экспериментов по измерению давления
для /?//?в^>10, расположена значительно ниже теоретической.
Следовательно, значение <?, используемое в расчетах, результаты
которых представлены на рнс. 182—186 и 188 для заряда нитро-
глицерина с плотностью 1,6 г/см3, является завышенным и более
вероятно значение 0,4, а не 0,5.
Если взрывчатое вещество содержит равномерно распределен-
ный воздух или полости, предполагается, что продукты детонации
расширяются, не совершая внешней работы до тех пор, пока весь
объем не заполнится газом с равномерным распределением давле-
ния и температуры. На рис. 191 показано изменение максимальной
величины кинетической энергии воды, т. е. максимума из
рис. 192, в зависимости от объема полости Vf для нескольких зна-
чений q от 0 до 0,5. Вероятно, q уменьшается с ростом Vt. Если
это действительно так, на кривой зависимости Wk от будет
максимум, как это показано пунктирной линией (рис. 191),
Зависимость давления во фронте ударной волны рт от приве-
денного расстояния	для ТНТ дана в логарифмических
координатах на рис. 192. Здесь — радиальное расстояние от цент-

Рис. 191. Зависимость величины максимума кинетической энергии радиаль-
ного потока от объема начальной полости (д — часть энергии взрыва, пере-
даваемая ударной волне, ра ~ 5 бар).
Рис. 192. Давление во фронте удар-
ной волны в воде как функция при-
веденного радиуса для ТНТ.
-------рассчитано Кирквудом и Беге (1942);
—--------экспериментальные данные, полу-
ченные (/) Вудом (1942) и (2)
Кейлом (1945) {Рт- бар; R'. м/кг’А).
Рис. 193. Зависимость величины
приведенного импульса при под-
водном взрыве от приведенного ра-
диуса для ТНТ.
-------расчетная кривая (Кирквуд и Вете,
1942);-экспериментальная кривая,
взятая из работы Вудхола (1942); О данные
Вей булла (1944).

Воздействие ударных волн на окружающую среду
257
ра заряда, a w — вес заряда в килограммах. На рис. 193 показана
зависимость величины приведенного импульса от расстояния
для ТНТ (Л бар-мс):
i = w~4* \pdV.
В. Вязкая и пластическая деформация в свинцовом блоке
Для характеристики мощности взрывчатых веществ, совершаю-
щих работу при взрывании породы, на Европейском континенте
принято испытание в свинцовом блоке. Это испытание было предло-
жено Трауцлем и стандартизировано на II Международном конгрес-
се 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,
1960).
При испытании в свинцовом блоке взрывчатое вещество поме-
щается 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 образ-
ца 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 диамет-
ром 204 мм (8 дюймов), образец В В помещали в центре сферы в ра-
диальном отверстии диаметром 25 мм, глубиной 115 см (4,5 дюйма)
и поверх ВВ 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, сопро-
вождаемое сжатием свинца, что является причиной появления
ударной волны в свинцовом блоке. Как и в случае подводного взры-
ва, предполагается, что некоторая часть энергии (q) взрывчатого
вещества передается в ударную волну. Продукты детонации расши-
ряются изэнтропически от начального объема и0—4'гсг30/3 до. объема
Л'1=4тсГ1/3. Для данного образца взрывчатого вещества зависит
от иси q. Предполагается, что энергия ударной волны быстро рас-
сеивается в окружающем свинце и этим эффектом можно пренеб-
речь при анализе процесса деформации свинцового блока.
Далее вводится предположение, что при последующем изэнтро-
пическом расширении продуктов реакции сжимаемостью свинца,
как и при рассмотрении подводного взрыва, можно пренебречь.
Из этого следует, что
9—555

258	Глава 6
Г2« = г] Ut	(6)
И
4к (Я3 — )/ 3 = 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 4ic(#o—г?о)/3,
где индекс нуль указывает иа начальные значения параметров.
Рис. 194. Зависимость энергии от объема продуктов детонации нитроглице-
рина при расширении в свинцовом блоке.
Предполагается, что 20% энергии взрыва передается ударной волне (4 = 0,2). AU — уменьше-
ние внутренней энергии газа; — энергия, затрачиваемая на пластическую деформацию;
— кинетическая энергия свинца.
При расширении продукты детонации совершают работу, пла-
стически деформируя свинцовый блок. Кинетическая энергия
свинца равна
=	(8)
где &U=U(Vi) —U(v)— уменьшение внутренней энергии продуктов
детонации, обусловленное изэнтропическим расширением от до
и; Wp! — работа, совершаемая продуктами взрыва при деформации
свинца. Ее величина рассчитана Гордоном, Ридом и Леппером
(1955, стр. 1798):
Wpl = — тДц(1пД/и 4- 1 + &/2А) — Hi (In Д/4- 1)J.	(9)
3
На рис. 194 показана зависимость Д17 и от vn=v—для
заряда 10 г нитроглицерина при плотности 1,60 г/см3 (у0=6,25 см3)
и при условии, что 7=0,2 (сг-“8,2 см3).

Воздействие ударных волн на окружающую среду	259
Параметры уравнения состояния продуктов взрыва нитрогли-
церина и значение внутренней энергии продуктов взрыва взяты
из данных, приведенных в разд. 1.7.
На рис. 194 приведены также значения Wpi при тс =170 бар;
постоянную материала получают, сравнивая рассчитанные и экспе-
риментально найденные значения объема свинцового блока (см.
ниже). Из рисунка видно, что максимум кинетической энергии
составляет 21,5 кДж при. о=4тсг|/3=70 см3. Кинетическая энер-
гия равна
= А рои» [1 — (Д/В — 1)-'Л].	(10)
Подставляя А=4184 см3, р=11,34 г/см3 и W k =21,5 кДж, полу-
чим максимальную скорость 156 м/с. После того как максимум
макс достигнут, кинетическая энергия расходуется на последую-
щую пластическую деформацию свинца, а, когда движение материа-
ла прекратится, конечный объем определяется в соответствии с
уравнением (8) следующим образом:
У(И1)-У(Из)-1Гр1(Ва) = 0.	(11)
Постоянная материала определяется по данным измерений
объема vn свинцового сферического блока, которые получены Гор-
доном, Ридом и Леппером в экспериментах с рядом В В при измене-
нии веса образцов w от 6 до 18 г. Экспериментальные значения ло-
жатся иа общую кривую на диаграмме зависимости vn от w/б, где
k — некоторая постоянная для каждого ВВ.
На рис. 195 приведены экспериментальные данные для гексоге-
на (6=1), октогеиа (6=1,02), Медины (6=1,20), тетрила (6=1,20)
и ТНТ (6=1,50). Постоянная 6 для нитроглицерина была найдена
при использовании формулы Лаигефора — Кильстрема для опре-
деления относительной способности (s) взрывчатого вещества произ-
водить разрушение горной породы (см. стр. 313):
<12>
где е — относительная энергия взрыва ВВ (QJ, g — относительный
объем газа (V^); оба параметра масштабированы на гексоген. Под-
ставляя Qtf=5460 кВт/с/кг для гексогена и 6280 для нитроглицери-
на и I» =908 л/кг для гексогена и 725 для нитроглицерина, находим
5=1,08.
Предполагая, что 6=5=1,08, получим (в соответствии с рис, 195)
ол=610 см3 для г&г=10 г. Если обратиться к рис. 194, то можно
увидеть, что кривые АГ/ (для заряда в 10 г) и Wpl пересекаются в
точке ип=610 см8, если хс=170 бар. На рис. 194 имеются также
кривые АГ/для зарядов ВВ весом 5, 7,5 и 12.5 г. Пересечений этих
9*

260
Глава 6
кривых с кривой Wpl для tc=170 бар дает зависимость va от ш.
Сплошная кривая на рис. 195 рассчитана тем же способом. Она
хорошо согласуется с выражением
wlk = (0,0638 — 0,165 lg ue)u„,	(13)
выведенным Гордоном и сотр. в предположении, что работа пласти-
ческой деформации блока пропорциональна количеству ВВ. Физи-
Рис. 195. Объем свинцового блока как функция приведенного веса заряда.
Экспериментальные значения: Л гексоген. £=1; V окгоген. k = 1,02; + меднва, &=0,95;
□ тетрил, k = 1,20; О ТНТ, k— 1,50; -------------расчетная зависимость.
ческий смысл постоянной & состоит в том, что k граммов ВВ вызыва-
ет такое же расширение свинцового блока, что и 1 г гексогена.
При расчете объема свинцового блока, выполненного при исполь-
зовании рис. 194 и 195, предполагалось, что q~0,2. Хорошее соот-
ветствие с экспериментальными данными наблюдается при #=0,1
и 185 бар или ^=0,3 и хс =155 бар.
Если плотность заряда (1/и0) ниже максимальной ддя твердого
или жидкого (1/ос) ВВ, можно предполагать, что продукты детона-
ции 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 п^от v^vc 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
и а рис. 196 данные хорошо согласуются с предположением, что
значение q уменьшается с увеличением объема полости.

Воздействие ударных волн на окружающую среду
261
Рис. 196. Зависимость объема свинцового блока от отношения объема
взрывной камеры к объему взрывчатого вещества при плотности монокри-
сталла.
Экспериментальные значения, полученные для заряда тэна весом 10 г: О Хейд н Кенен (1934);
□ Наум (1932); -}- Медар (1959).-----расчетные данные, полученные для заряда НГЦ,
весом 10 г; q— 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 и а сво-
бодной 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 урав-
нению (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 произ-
водится мощной ударной волной, которая вызывает дробление и

262
Глава 6
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 при-
меняемых на практике методов расчета зарядов и расположения
шпуров, развитых Лангефором (1953), и надеемся, что эти резу-
льтаты 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 зави-
симости от объема трещины.
Расчетные данные удовлетворительно совпадают с эксперимен-
тальными данными, полученными Нореном (1956) при определении
движения скальной массы.
Расчет критической величины линии наименьшего сопротивле-
ния 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-

Воздействие ударных волн на окружающую среду
263
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 связан-
ную внутреннюю систему трещин (показано пунктирными линиями
на рисунке), высвобождаемая масса породы в первый момент оказы-
вается частично сжатой со всех сторон. Она 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 поверх-
ности.
Степень уплотнения породы и уменьшение объема трещин за
счет сжатия в расчете иа единицу длины шпура можно определить,
используя следующее выражение:
ДУ = ох2хр.	(14)
Не внося заметной погрешности в определение ДУ, можно принять
а=1, — коэффициент сжимаемости, р — давление газа в трещи-
нах. 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 слу-
чае, когда постоянная а значительно изменяется (см. ниже).
Если объем шпура обозначить Vd, общий объем газа в шпуре и
трещинах составит
У = У4 + ДК	(15)
Зиая энергию взрыва ВВ и уравнение состояния продуктов детона-
ции, можно определить давление в зависимости от объема газооб-
разных продуктов:
р = р(Ю-	(16)
Искомые значения р и V для данной величины х можно
определить графически по точкам пересечения кривой р — p(V) и
прямой линией, выражаемой уравнением
V +ах2 *р.
Когда трещины достигли свободной поверхности (х = х0,
V=V0Hp = pQ)t 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 чис-
ленных методов можно рассчитать давление газа, просачивающегося
в трещину, в зависимости от величины у. Объем трещины равен
V = V'0 + 2x0?.	(17)

264
Глава 6
Мы оценим давление, подставляя значение объема из уравне-
ния (17) в уравнение (16) и вводя постоянную s3, учитывающую па-
дение давления, вызванное просачиванием газообразных продуктов
через трещины, и ошибку, возникшую при оценке объема трещины
AV0.
Скорость движения свободной поверхности можно описать вы-
ражением
l/ax$ pu3 = sa2x0 j P(y)dy.	(18)
tf=O
Значение и/s = f(y) получают графическим интегрированием урав-
нения (18). Длину пути, пройденного поверхностью породы в за-
висимости от времени, определяют с помощью графического инте-
грирования выражения
Время от момента детонации ВВ до момента, когда трещина до-
стигнет свободной поверхности (£0), зависит от скорости распростра-
нения трещины (uj. Для угла вороики выброса 90°
=	(20)
Для взрывчатых веществ с примерно нулевым кислородным балан-
сом можно предположить, что состав продуктов детонации при рас-
ширении не изменяется.
В разд. 1.7 на примере нитроглицерина показано, как можно
рассчитать состояние продуктов детонации в процессе их изэнтропи-
ческого расширения.
Если шпур заполнен неполностью, то газ, по-видимому, расши-
ряется, ие совершая работы до тех пор, пока ие заполнит объем
шпура. Во время этого процесса внутренняя энергия н температура
газа постоянны. На рис. 46 показана зависимость Igp от lgV для
различных значений параметра где —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 пат-
ронами 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 (io+0 после детонации за-
ряда. При всех значениях у время примерно пропорционально ве-
личине х0. В последней колонке таблицы даны усредненные значе-

Воздействие ударных волн на окружающую среду	265
ния t для х0 = 0,54 м, которые рассчитывались по всем эксперимен-
тальным данным.
Таблица 33
yt мм	to + t, мс				+ О. мс t, мс, рассчитанные для х0 = 0.54 м	
	ха =0,18 м	= 0,23 м	Хо ~ 0,28 м	Хо = 0,54 м		
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 поверхнос-
ти 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 ие раньше чем спус-
тя 0,83 мс. Предполагая, что время до начала движения поверх-
ности — 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 при-
мерно 1000 м/с для всех значений ЛНС (табл. 34).
Таблица 34
х0, м	0,18	0,23	0,28	0,54	0,54а
ffl, мс	0,25	0,31	0,42	0,83	0,77а
]/2 х0//0, мс	1000	1040	940	910	1000
а Средние значения.
Объем шпура составлял 1130 см3/м, а объем динамита 800 см3/м,
что дает Уо/У^ ==У 2. Если плотность ВВ 1,45 г/см3, вес его составит
1,16 кг/м. В отношении энерговыделеиия взрыв такого заряда экви-
валентен взрыву заряда нитроглицерина, погоииый метр которого
весит 0,93 кг.
Если в уравнения (14) и (15) подставить значения х0 — 0,54 м,
х = 2 -10-в 1/бар, то в единицах рг кбар и V см3/м получим
V= 1130+ 1080ар.	(21)

266
Глава 6
На рис. 198 показаны кривая V — V(p) для продуктов детона-
ции и прямые линии, построенные по уравнению (21) для значений
а = Q,5, 1 и 2. В точках пересечения находим
Vo = 3860 см3/м и р0 = 2,35 кбар для а = 2;
Vo = 3080 см3/м и ро 3,32 кбар для а = 1 и, наконец, Vo =
= 2500 см3/м, ро = 4,65 кбар для а = 0,5.
Рис. 198. Определение значений ро
и Vo для х0 = 0,54 м и а = 0,5, 1
и (2.
Рис. 199. Зависимость давления
газа в трещинах от величины рас-
крытия трещины в соответствии
с уравнением (22).
Подставляя х0 = 0,54 м и р = 2700 кг/м3 в уравнение (18), по-
лучим
у
и2 = s2 • 2,74 - 1 er3 J* Р (^) dy.	(22)
Уч
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 р, а при графическом интегрировании уравне-
ния (19) можем определить /зрасч в зависимости от величины у.
Зависимость (/s) от у для а ~ 1 и х0 = 0,54 и 0,18 м соответствен-
но показана в табл. 35, в двух последних колонках которой при-
водятся значения s, полученные делением величины (/s)pac4 иа соот-
ветствующие экспериментальные значения / (табл. 33). Для х0 '~
= 0,54 м s '-0,414 ±0,01, адлях0 =0,18 s =0,434 ±0,02. В даль-
нейшем значение s = 0,42 использовалось для обеих величин па-
раметра х0.
В табл. 36 показана зависимость р, и и от у для а = 1 и
= 0,54 и 0,18 м соответственно. Зависимость величины смещения
свободной поверхности породы от времени для различных ЛНС

Воздействие ударных волн на окружающую среду
267
Таблица 35
у, мм	^®)расч,	МКС	S	
	х0 = 0,54 М	хв =0,18 м	х, =0,54 м	х, =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 по-
казаны расчетные данные для значений а ~ 1 и s = 0,42, а точки
нанесены по экспериментальным данным Норена. Хорошее совпа-
дение расчетных и экспериментальных данных наблюдается даже
в том случае, если коэффициент а сильно изменяется. Приблизитель-
но такие же результаты получены н для а = 0,5, s ~ 0,39 и а = 2,
s = 0,45.
Таблица 36
р, мм	р, бар		м/с		(*• + О. мкс	
	хв =0,54 м	хо = 0,18 м	Хд = 0,54 м	х0 = 0,18 м	х# =0,54 и	х0 = 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

268
Глава 6
В ходе изэнтропического расширения продукты детонации со-
вершают работу над окружающей средой и их внутренняя энергия
уменьшается. Прежде чем трещины достигнут поверхности породы
и газ сможет прорваться в атмосферу, вся энергия поглощается окру-
жающей породой. Непосредственно после детонации быстрое повы-
Рис. 200. Диаграмма расстояние — время
для фронта разрушения породы.
-------расчетные дашые; о экспериментальные дан-
ные (Норен, 1956).
шение давления в шпуре порождает ударную волну со ступенча-
тым фронтом и быстро спадающим давлением, которая движется со
сверхзвуковой скоростью. Ударная волна создает радиальные тре-
щины вокруг шпура, но болЫпая часть энергии рассеивается 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 на-
пряжений во фронте трещин. Работа, необходимая для этого про-
цесса, почти не зависит от геометрии системы трещин и пропорцио-
нальна объему перемещаемой породы. Ее величина может соответст-
вовать объемному члену, стоящему в выражении для расчета ко-
личества ВВ, необходимого при террасном взрывании, по данным
Лангефора (1953).
Изменение внутренней энергии продуктов детонации для нитро-
глицерина в зависимости от занимаемого объема для х0 = 0,54 м
показано иа рнс. 201. Когда трещины достигают свободной повер-
хности, газ теряет —40% энергии взрыва (а = 1). Эта энергия рас-
ходуется на образование ударной волны и соответствующую дефор-
мацию и сжатие породы. Энергия изэнтропического сжатия объема
породы х02 на единицу длины шпура до давления ра составляет
^ = ^х^/2.	(23)
При х0 = 0,54 м, х = 2 • 10"° 1/бар и р0 = 1000 бар Wk = 30 кДж/м,
что составляет меньше 1_% энергии взрывчатого разложения веще-
ства (0,93 кг НГЦ/м).

Воздействие ударных волн на окружающую среду
269
Одна ко работа, производимая продуктами детонации при сжа-
тии породы, значительно больше по той причине, что сжатие имеет
место при переменном давлении, которое уменьшается от очень вы-
сокого начального значения. Как только порода высвобождается,
~10% остающейся внутренней энергии газа используется на ее
ускорение.
Если количество использованного взрывчатого вещества слиш-
ком мало, чтобы обеспечить выход трещин на свободную поверх-
ность, предполагается, что развитие трещин может прекратиться,
Потери
Рис. 201. Работа, совершае-
мая продуктами детонации
при взрывании породы в со-
ответствии с рис. 197.
'Дйётлическдя энергия
Ударная волна
Деформация
Сжатие
Трещины
О W 20 30 40 50 60 70
р40\м*1м
когда давление упадет до некоторого критического значения р^.
Если соответствующий объем газа обозначить Vif то Xi ==
= V(Vi+VJ/axpi можно рассматривать как критическую величину
лнс.
На рис. 202 показана зависимость х, от Vd/Vc при pi = 1 бар
для случая, о котором уже упоминалось (0,93 кг НГЦ/м).
Кривая имеет максимум xt = 1,2 м при Vd/Vc == 4. Часть энер-
гии сжатия рассеивается в окружающей породе вместе с ударной
волной, не оказывая влияния на величину объема трещин. Это озна-
чает, что величина xt будет меньше рассчитанной. Энергия, пере-
ходящая в ударную волну, уменьшается с ростом Vd/Vc\ пунктир-
ная кривая соответствует случаю, когда затрата энергии иа созда-
ние ударной волны принимается во внимание. Данные, представ-
ленные 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? 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

1,2
0,4
0,2
4
vd/vc
Рис. 202. Критическое значение ЛНС породы как функция отношения объема
шпура к объему ВВ.
Сплошная кривая получена без учета ударной волны; пуиктириая.кравая качественно характе-
ризует 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 (пунктир-
ная линия). Взрывчатое вещество: стартекс, ро = 1,42, диаметр заряда
10,4 мм (Персон и сотр., 19696).

Воздействие ударных волн на окружающую среду
271
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 величи-
ной 295 см3. Общий объем мортиры, когда снаряд покидает отверс-
тие, 1913 см3 (рис. 204).
Энергия мортиры находится из выражения
= Gg (1 +	(1 - cos а),	(24)
где G ~ ИбОкгм — 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 колеба-
ний маятника; m = 17,78 кг — масса снаряда; г = 3,05 м — рас-
стояние между осью снаряда и точкой подвеса и а — максималь-
ный угол отклонения.
При подстановке этих данных в уравнение (24) для энергии мор-
тиры, выраженной в килоджоулях, получаем выражение
ГэКсп = 243(1 -cos а).	(24а)
При этом предполагается, что продукты взрыва расширяются н
заполняют взрывную камеру, не совершая никакой работы, и тепло
не теряется, т. е. температура газа не меняется. При последующем
расширении газ можно рассматривать как идеальный. Он расши-

212
Глава 6
ряется приблизительно изэитропически и совершает работу,
равную
1Е,,асч =  WRT1 - [ 1 —	| .	(25)
р ' М (7_____1) L	' J	4 1
Здесь ш — Масса заряда ВВ; Л1 — молекулярный вес продук-
тов взрыва; R — газовая постоянная; 1\ —температура продуктов
взрыва до совершения ими работы; Vt — объем взрывной камеры;
У2 — объем мортиры, когда снаряд вылетает из ее отверстия; у =
= Cp/Cv; Ср = Cv = dE/dT и Е — внутренняя энергия газа.
Рис. 205. Внутренняя энергия про-
дуктов детонации.
Рис. 206. Зависимость дли-
тельности выстрела, давления
и температуры газа от объема,
занимаемого снарядом в мор-
тире.
Расчетная энергия IFpac4 определяет величину кинетической энер-
гии, сообщаемой снаряду и мортире; она примерно равна энергии
мортиры в уравнении (24а).
На рис. 205 показана зависимость величины Е в килоджоулях
и а грамм (кДж/г) от температуры Г ° С для нитроглицерина. Под-
становка в уравнение (25) параметров, найденных из рис. 205,
дает 1Грасч/<2вв = 0,33. Если принять во внимание неучитываемые
потери энергии, наблюдаемое значение будет еще меньше. Зави-
симости времени выстрела снаряда, давления и температуры газа
от объема, занятого снарядом в мортире при использовании заряда
нитроглицерина весом 5 г, представлена иа рис. 206. Анализ тем-
пературной зависимости показывает, что газ теряет лишь незначи-
тельную часть внутренней энергии, когда снаряд покидает
отверстие мортиры.

Воздействие ударных волн на окружающую среду
27»
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-детонатором №8 в алюми-
ниевой оболочке. С помощью усовершеиствоваииой мортиры измеря-
лась работоспособность зарядов весом 10 г с капсюлем-детонатором
№ 8 в медиой оболочке. Величины, представленные в таблицах ина
графиках, за исключением специально отмеченных случаев,—среднее
€ или 12 опытов. Все испытания проводились с электродетойаторами.
В каждой серии опытов величина энергии, вносимой взрывом де-
тонатора, вычиталась из измеренной энергии мортиры №эхсп. В пос-
ледующем это уменьшенное значение обозначается
Рнс. 207. Зависимость энергии мортиры
от веса заряда взрывчатого вещества.
О тэт; • стартекс.
В соответствии с уравнением (25) энергия мортиры должна быть
пропорциональна весу заряда ВВ. Эго подтверждено эксперимен-
тально. На рис. 207 показаны результаты опытов с зарядами порош-
кообразного тэиа весом до 15 г и пластичного ВВ стартекс ве-
сом до 20 г. Стартекс содержит 60% бистрииитроэтйлмбчевииы.
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 де-
тонацией заряда. Если продукты взрыва содержат твердые частицы,
которые осаждаются на стейках камеры, их кинетическую энергию
следует добавить к потерям, вызванным уменьшением теплоты реак-
ции.
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 алю-
миниевой фольги толщиной 0,009 мм, было пренебрежимо малым.
Результат был совершенно иным, если ВВ помещалось в латунную

274
Глава 6
Таблица 37
Влияние оболочки (образец: 5 г ВВ)
Взрывчатое вещество	Материал оболочки	Толщина оболочки, мм	Вес оболоч- ки, г	IF , т Дж	Число испы- таний
Тэи 4- 10% воска, прессован-	Нет	—,		6550	6
ный Тэн 4- 10% воска, прессован-	Полимерная плен-	0,02	0,22	6510	6
ный	ка, фольга				
Тэн чистый, порошкообраз-	»	0,02	0,22	7680	6
Тэн чистый, порошкообраз-	Алюминиевая	0,009	0,22	7730	6
ный	фольга				
Тэи чистый, порошкообраз-	Латунная трубка	0,5	11,1	5330а	1
ный Тэн чистый, порошкообраз-	Полимерная, плен-	0,02	0,22	6810а	1
ный	ка, фольга1				
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 использо-
вании обычной полимерной оболочки и 5330 Дж с латунной труб-
кой. 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 ве-
личин ниже нормального.
Большое снижение Энергии мортиры из-за применения латунной
трубки (22%) обусловлено работой, производимой продуктами де-
тонации при пластической деформации и разрушении трубки, а
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 и - 10 г для различных значений
объема взрывной камеры Vi и мортиры V2. На рис. 209 представ-
лены полученные ими значения величины (1 —cosa), которая про-
порциональна энергии мортиры, в зависимости от У2 Для различных
значений V} = 588, 270 и 115 см3. Сплошные линии получены рас-
четом в соответствии с уравнением (25) при у = 1,18 (вводился
такой постоянный множитель, чтобы кривая проходила как можно
ближе к измеренным точкам при =588 см3). Результаты показы-
вают, что расчет по уравнению (25) приводит к результатам, хоро-
шо совпадающим с экспериментальными значениями. Из этого же

Воздействие ударных волн на окружающую среду
275
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 Vi наблюдаемые значения
-энергии становятся значительно меньше рассчитанных, вероятно,
потому, что давление на стенкн взрывной камеры в этом случае
начинает превышать предел прочности материала и часть энергии
v| V |v
V V
V V V
lv_5
V V V
V v
V
Vv
V
V V
V
V V
V
V V
V
V V
V
V V
V
г
Рис. 208. Энергия мортиры при подрыве зарядов порошкообразного ТНТ
о 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 — 5105; г — 5495.
Рнс. 209. Относительная энергия мортиры как функция Vz.

276
Глава 6
затрачивается на пластическую деформацию стеиок взрывной ка-
меры.
В табл. 38 показано влияние утечки газа в случаях, когда ве-
личина промежутка между отверстием и корпусом снаряда состав-
ляла е = 76 и Пб.льи2, а также, когда этот промежуток заполнял-
ся вазелином или закрывался кольцевым уплотнением (е ~ 0).
Таблица 3&
Влияние утечки газа (образец: 5 г чистого порошкообразного тэна)
Условия испытаний	Число опытов	Дж
А. Имеется промежуток {е — 76 мм3) Центральное отверстие открыто	4	6970
Центральное отверстие закрыто детонатором	12	7680
Б. Центральное отверстие закрыто Имеется промежуток (е — 116 мм3)	6	6560
Имеется промежуток (е = 76 мм3)	12	7680
Промежуток закрыт вазелином (е — 0)	6	8560
Промежуток закрыт кольцевым уплотнением	6	8560
(е = 0)		
Если не принимаются специальные меры, то из-за изнашивания
снаряда и отверстия мортиры измеренные значения энергии умень-
шаются по мере увеличения числа испытаний.
Отложение и а стейках взрывной камеры частичек углерода,
твердых окислов и остатков детонатора влияет иа характер тепло-
передачи от продуктов детонации к стейкам камеры, и поэтому пос-
ле каждого выстрела необходимо проводить тщательную очистку
камеры. Опыты с расположением порошка А12О3 весом 3 г иа дне
взрывной камеры показали, что значение энергии мортиры для за-
ряда тэиа весом 5 г снижалось иа 11 % (среднее из 6 испытаний).
Если давление ударной волны, воздействующей и а стенки взрыв-
ной камеры, превышает предел прочности материала, то стеики
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
показана в сравнении со значением 100%, когда отношение
VVVi ~ 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 (V2/V1 = 8,7). Дробинки были спрессованы продуктами де-

Воздействие ударных волн на окружающую среду
27Т
Таблица 39
Влияние пластической деформации во взрывной камере (образец: 5 г чнстого-
порошкообразного тэна)
Вставка	г15 см5	VtfVx	m 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	177	10,8	8170	26,7
Стальной контейнер, d — 50 мм	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	16Д
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 тепло-
выделению при пластической деформации; энергия мортиры снизи-
лась иа 32%. Если в стальную трубку помещали примерно 134 000
латунных шариков, то их деформации обнаружить ие удалось.
Энергия мортиры была в этом случае и а 9% ниже нормальной ве-
личины и иа 18% ниже величины, рассчитанной из уравнения (25).
Поверхность шариков составляла ~24 дм2, что в 5 раз больше по-
верхности нормальной взрывной камеры. Большая часть потерь
в этом случае происходила из-за теплопередачи от продуктов взрыва.
Сакюраи (1959) предложил проводить испытания в такой мор-
тире, 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 стенки 15 мм, как показано иа рис. 211. Наши экспе-
рименты были выполнены с впрессованным стальным вкладышем.
Однако было бы лучше использовать вкладыш, который в случае не-
обходимости можно удалять и обтачивать и а токарном станке, как
это делается в Горном Бюро (США).
Чтобы избежать утечки газа, зазор между снарядом и отверстием:
ликвидировался с помощью вышеупомянутого кольцевого уплот-
нения.
Табл. 40 показывает, что энергия мортиры в этом случае уве-
личивалась примерно на 30% (от 22 до 43%).

278
Глава 6
Энергия мортиры до и после реконструкции
Таблица 40
Взрывчатое вещество		Дж/г	AQm, т %
	до реконст- рукции	после рекон- струкции	
Аммонит	1300	1674	29
Тэн	1540	2030	32
Пикриновая кислота	990	1415	43
Гексоген	1580	2040	29
ТНТ	915	1162	22
Зависимость измеренной энергии мортиры в расчете на 1 г ВВ
{Qm) от энергии взрывчатого вещества Qe 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	см3	О		850
				Дж/г	±%	у К Дж/г
Гремучий студень	Пластичн.	6700	723	1729	2,14	2030
Октогеи	Порошок	5460	908	1726	0,93'	1605
Гексоген	в	5480	908	1716	0,82	1605
Тэи	»	6120	780	1701	0,88	1854
Динамит3, 35 НГЦ	Пластичн,	.5050	806	1592	0,88	1680
LFBa, 35 НГЦ	S	5020	855	1587	0,63	1577
Дииамекс, 28 НГЦ	»	4440	873	1546	0,45	1505
Набит, 6 НГЦ/ /88NH4NOs/3A1	Порошок	4420	904	1473	1,02	1385
Нитролит	i	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 ГШфМОз	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 динамят.
6 ВЭМ — бистринитроэтилмочевина.

Воздействие ударных волн на окружающую среду
Справедливо следующее соотношение:
Qm = (0,295 ± 0,04) Qe.	(26)
Как-упоминалось выше, рассчитанное значение Qm/Q,e для нит-
роглицерина составляет 0,33. Наблюдаемое значение той же ве-
личины для гремучего студия, который содержит 95% нитрогли-
церина с нитро гликолем, составило 0,22 (пр имен ял с я алюминиевый
Рис. 210. Энергия мортиры с деформируемой вставкой во взрывной камере.
О данные Тейлора и Морриса (1932);-— — данные, рассчитанные по уравнен ню (25); +
данные Юхансон а и Сьёлнна (1968): 1 — стальная вставка; 2 — латунная вставка; 3 — r-j 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-
ствованная мортира, инициирова-
ние производилось детонатором
в медной оболочке.
/ — ТНТ; 2 — пикриновая кислота; 3 —
АСДТ; 4 — нитролит; 3 — 35%-ный дина-
мит; 6 — гексоген; 7 — тэн; S—гурдина-
. мит.
Рис. 213. Энергия мортиры (в рас-
чете иа 1 г ВВ), приведенная к
объему газа при нормальных ус-
ловиях, 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; Й —тэн; 9 —
гремучий студень.

Воздействие ударных волн на окружающую среду
281-
детонатор) до реконструкции мортиры и 0,26 (медиый детонатор}
после реконструкции соответственно. Из рис. 213 можно видеть,
что в этом случае значения параметра (850/VA,) в зависи-
мости от величины Qe группируются вокруг прямой линии, прохо-
дящей через начало координат и удовлетворяющей уравнению
(850/rg)Qm - 0,31 Qe.	(27}
После реконструкции мортиры и при использовании медиых:
детонаторов разброс величии стал значительно меньше, чем до ре-
конструкции 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 фтв зависимости от Qe для трех
исследованных случаев. Из рисунка видно, что энергия мортиры при
использовании алюминиевых детонаторов иа 15—20% больше.
Это говорит о том, что алюминий реагирует с продуктами детона-
ции и подтверждает тот факт, что испытания в мортире должны про-
водиться с детонаторами в медной оболочке в соответствии с суще-
ствующей практикой.
При определении энергии мортиры в случае испытания реолита
(водонаполнениое ВВ, содержащее 55% NH4NO3n-NaNO3, 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 детона-
тором не приводит к полноценному взрыву. Одна из возможностей
заключается в увеличении мощности инициирования с помощью

282
Глава 6
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 алюми-
ниевой оболочке дает удовлетворительное инициирование реолита,
•с обычными отклонениями от среднего значения энергии мортиры.
При испытаниях зарядов из чистого нитрата аммония, содер-
жащего избыток кислорода и имеющего небольшую теплоту взрыв-
чатого превращения, отношение энергии мортиры к энергии взрыва
•составляло 80% при использовании алюминиевых детонаторов и
52% — при использовании медных. Это подтверждает вывод о зна-
чительном дополнительном выделении энергии из-за реакции про-
дуктов взрыва нитрата аммония ие только с алюминиевой оболочкой
капсюля, но также и с продуктами реакции взрывчатого вещества
детонатора.
<6.4. 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 иде-
ально упругом поведении породы, небольших амплитудах волны и
малых деформациях. Ни одно из этих предположений не выпол-
няется в действительности, кроме как при очень низких плотнос-
тях заряжания. При разложении нитроглицерина при постоянном
объеме равновесное давление продуктов реакции составляет 100 кбар,
я начальное давление во фронте ударной волны (создаваемой расши-
рением газа) в граните вблизи шпура будет порядка 50 кбар.
Для получения более реальной картины явления Асклёф и
Ниландер (1968) разработали программу для одномерного гидроди-
намического расчета на ЭВМ процесса распространения ударных
волн с большой амплитудой давления в жидких веществах, в кото-
рую ввели соотношение между напряжением и деформацией для твер-
дых тел. Уравнение состояния для гранита взято из данных Мак-
Куина 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 сфери-
ческого случаев. В качестве первого приближения рассматривался
гипотетический случай шцура или полости, объем которых в началь-
ный момент времени заполнен покоящимися продуктами реакции.

Воздействие ударных волн на окружающую среду	283
Это было сделано частично в силу необходимости, поскольку
достаточно детальная двумерная трактовка невозможна при имев-
шихся емкости памяти ЭВМ (ИБМ 7090) и машинном времени, а
частично по той причине, что, как следует из эксперимента по взры-
ванию породы, величина скорости детонации не оказывает заметного
влияния на работоспособность взрывчатого вещества.
100
30
80
10
Рнс. 215. Давление продуктов взрыва в шпуре н значения главных напря-
жений в граните в зависимости от радиуса. Начальное давление в шпуре
100 кбар.
Верхние кривые — радиальные; промежуточные кривые — осевое и нижние кривые — тангенци-
альное напряжения. Время после начала движения, мкс: а — 1; б — 2; в — 7; г — 13,9; д —
15,4; е — 20; лс —28; з —39.

284
Глава 6
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 разруше-
ния даже при такой ситуации, когда в действительности появились
Фис. 216. Распределение энергии во времени (Е/ — внутренняя энергия,
Eft — кинетическая энергия).
бы открытые трещины. Это означает, что расчеты могут быть неточ-
ными, если растрескивание оказывает заметное влияние на дви-
жение. Профили трех главных напряжений на различных стадиях
распространения волны в случае цилиндрической симметрии по-
казаны на рис. 215. Предполагалось, что шпур был заполнен нитро-
глицерином.
Чтобы получить данные о состоянии параметров и а фронте удар-
ной 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 радиаль-
ное, наименьшим — тангенциальное. Вблизи ударного фронта,
где поперечное расширение материала, вызванное радиальным те-
чением наружу, пренебрежимо мало, тангенциальное и осевое на-
пряжения равны. За шпуром промежуточное (осевое) напря-

Воздействие ударных волн на окружающую среду
285
жение примерно равно среднему между тангенциальным и радиаль-
ным напряжениями, что вызвано пластическим течением материала.
Результаты показывают, что дробление материала, включающее
образование открытых трещин, возникает сначала под действием
тангенциального напряжения, величина которого становится отри-
цательной на расстоянии 3—4 радиусов шпура. На расстоянии 1
или 2 радиусов шпура материал находится в состоянии пласти-
ческого течения, вызванного действием больших радиальных и осе-
вых напряжений. В промежуточной зоне предпочтительным видом
Рис. 217. Изменение радиальной скорости U и положения границы шпура R
во времени.
дробления будет сдвиговое, сопровождающееся появлением откры-
тых трещин, направленных под углом к радиальному направле-
нию. Этот результат согласуется с данными, полученными при мо-
дельном 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 промежу-
точную зону со сдвиговыми трещинами. Из-за упрощающих пред-
положений 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 плекси-
гласа.

Воздействие ударных волн на окружающую среду
287
тренней энергии. Этот результат подтверждает объяснение, данное
в разд. 6.2, Г, где говорилось о решающем влиянии давления оста-
ющегося 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, ко-
торый включает условие текучести, аналогичное кулоновскому.
В.5. ПРОЧНОСТЬ ГОРНЫХ ПОРОД
При детонации заряда в шпуре окружающая порода подвергает-
ся нагрузкам, которые имеют ряд особенностей. Во-первых, рас-
пространение ударной волны по сжимаемой породе приводит к
появлению напряжений, распределение которых вначале очень по-
хоже на их распределение при одномерном сжатии. Следовательно,
необходимо знать сжимаемость и прочность породы при высоких гид-
ростатических давлениях.
Во-вторых, скорость нагружения так велика, а время пребыва-
ния 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 дав-
лениях фазовым переходам, которые сопровождаются изменениями
объема.
Лундборг (1965,1966, 1968) выполнил измерения пределов проч-
ности при сдвиге и сжатии в статических условиях для различных
торных пород при повышенных гидростатических давлениях.
На рис. 219 и 220 показаны использованные им установки. Результа-
ты опытов хорошо воспроизводятся. Сопротивление сдвигу при
испытании на двойной сдвиг всегда на 10% выше, чем при испыта-
нии на сдвиг в камере давления объемного сжатия. Это обуслов-
лено, 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 боль-
шинства хрупких материалов. Лундборг полагает, что прочность
хрупких материалов стремится к верхнему предельному значению
Ъ при очень высоких нормальных давлениях, и предлагает еле-

Рис. 219. Камера для определения прочности породы при объемном
нагружении.
J — поршень; 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.

Воздействие ударных волн на окружающую среду
289
дующее выражение для расчета сдвиговой прочности хп в зави-
симости от нормального давления рп:
РРп


(28)
Это выражение, где -:0 — предел прочности на сдвиг при атмосфер-
ном давлении, определяемый экспериментально, а р. можно рас-
сматривать как коэффициент внутреннего трения, дает удовлетво-
Рис. 221. Зависимость предела
прочности на сдвиг от ве-
личины нормального давле-
ния рп, измеренная с помощью
установки двойного сдвига.
рительное согласие с экспериментом для большого числа горных
пород.
В табл. 42 представлены константы р., т0 и для некоторых
шведских пород и руд; большинство этих материалов при достаточ-
но высоких давлениях обладает значительно большей прочностью,
чем закаленная сталь.
В обоих типах испытаний нормальное (осевое) давление совпа-
дает с наибольшим главным напряжением, а два наименьших глав-
ных напряжения равны. При подстановке результатов в критерий
объемного разрушения мы предположили, что величина промежу-
точного главного напряжения не влияет на разрушение, поскольку
убедительные экспериментальные доказательства противного отсут-
ствуют. 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

290
Глава 6
Таблица 42
Константы ц, to, т( для различных видов пород и руд
Материал	Место добычи	и-	т0> кбар	Тр кбар
Гранит I	Бохуслён	2,0	0,6	9,7
Пегматит гнейсовый	Вальдемарсвик	2,5	0,5	11,7
Гранит II	Бредселефорсен	-2,0	0,4	10,2
Гнейсовый гранит	Вальдемарсвик	2,5	0,6	6,8
Кварцит	Готожор	2,0	0,6	6,1
Серый сланец	Г ранбофорсен	1,8	0,3	5,7
Скарновая брекчия	Мальмбергет	1,5	0,4	20,4
Слюдяной гнейсе	Ввндельфорсен	1,2	0,5	7,6
Известняк I	Гранбофорсен	1,2	ОД	8,7
Черный сланец	Готожор	1,0	0,6	4,8
Свинцовая руда	Лейсвалл	2,5	0,6	8,1
Магнетит	Грёнгесберг	1,8	0,3	8,3
Лептит	»	2,4	0,3	6,3
Железный пирит	Рутьёбёкен	1,7	0,2	5,5
Гранит III	Рихьо	1,8	0,3	11,9
Известняк II	Боргхамн	1,0	0,2	10,2
Песчаник	Готланд	0,7	0,2	9,0
Кремнезем	Скане	1,5	1,4	21,4
Стекло		2,5	0,5	12,0
напряжениями прн разрушении, полученное с использованием ука-
занных предположений.
В дальнейшей серии экспериментов Лундборг (рис, 224—226)
измерил предел прочности породы на сжатие в зависимости от тем-
пературы и времени нагружения при линейном увеличении напря-
жения 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,
возрастает в течение 10-и — 10-12 с. Однако его величина быстро
изменяется под влиянием разгрузки за фронтом, обусловленной ре-
лаксацией напряжения, так что на давление во фронте упругого
предвестника влияют различные эффекты, которые связаны с за-
висимостью предела прочности от времени нагружения и про-
являются за время прохождения упругой волны через рассматри-
ваемый участок материала.
В экспериментах с ударными волнами измерительные участки
составляют примерно 1 см и меньше. При таких условиях интервал
времени между упругой волной и последующим пластическим удар-
ным фронтом составляет примерно 0,2 мкс.Таким образом, если при

Воздействие ударных волн на окружающую среду
291
Рис. 222. Статическое сопротив-
ление сдвигу для гранита в
зависимости от нормального дав-
ления.
Рис. 223. Соотношение между наимень-
шим главным напряжением и наи-
большим главным напряжением pi для
гранита при статическом разрушении,
полученное из данных, представлен-
ных на рис. 222.
экстраполяции предположить (рис. 224), что предел прочности
возрастает с уменьшением времени нагружения с той же скоро-
стью, 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 ~я в соответствии с рис. 222 в 2 ра-
за, при каждом значении рп мы можем вывести аппроксимированное
Рис. 224. Зависимость предела проч-
ности на сжатие гранита от времени
нагружения.
Рис. 225. Зависимость предела
прочности на сжатие известняка
от времени нагружения,
10*

292
Глава 6
соотношение (рис. 227) между.наименьшим и наибольшим главны-
ми напряжениями при динамическом разрушении в экспериментах
по нагружению ударной волной, используя те же предположения
относительно критерия разрушения, что и- прежде. На рис. 228 по-
казано такое соотношение для гранита.
Рис. 226. Зависимость прочности
плексигласа от времени нагружения.
Рис. 227. Оценка зависимости дина-
мического предела сдвиговой проч-
ности гранита от величины нормаль-
ного давлении. Времи нагружения
1—10 яке.
В плоской ударной волне наибольшее главное напряжение pi
равно нормальному напряжению иа ударном фронте (давление в
ударной волие), а два наименьших главных напряжения р2 = Рз
равны боковому давлению. Эти давления связаны друг с другом ко-
эффициентом Пуассона так, р3 = р^/(1—у). Если предположить,
что v не зависит от давления, можно иайти предельное давление
в упругом предвестнике из пересечения кривой зависимости р3 от pi
в условиях разрушения с прямой линией, имеющей наклон у/(1—у)
(рис. 228). Это давление часто называют динамическим пределом
текучести (прочности) вещества. Значение его для гранита равно

Воздействие ударных волн на окружающую среду
293
60 кбар. Экспериментально определенные значения составляют при-
мерно 30—40 кбар.
Эта разница не столь велика, если учесть, что мы экстраполиро-
вали время нагружения в область, очень далекую от области изме-
рений. В пределах этой области логарифм величины прочности
Рис. 228. Оценка динамического соотношении между наибольшим и наи-
меньшим главными напряжениями при разрушении гранита. Время нагру-
жения 1—10 мкс.
Прямая линия — одноосная деформация, v = 0,-33; О динамический предел текучести.
линейно уменьшается с ростом логарифма величины времени нагру-
жения. При низких температурах для известняка и для плексигла-
са во всем интервале температур указанная зависимость не явля-
ется линейной, причем кривая иногда оказывается выпуклой, ино-
гда вогнутой к оси абсцисс (см. рис. 226).
6.6.	РАСПРОСТРАНЕНИЕ ТРЕЩИН
По данным Шар дина и Стро (1938), Эджертона и Барстоу (1941),
Шардииа (1950, 1959), Смекала (1950) и др., скорость распростра-
нения трещин в большинстве сортов стекла достигает величины
порядка 1500—1600 м/с. Для плавленого кварца она равна 2200 м/с.
С помощью скоростной съемки Филд (1962) измерял скорость рас-
пространения трещин в дисках из кристаллов сапфира диаметром
2,54 см и толщиной 1 и 2 мм. Ударная нагрузка создавалась взры-
вом детонатора, отделенного от образца тонкой металлической пре-
градой. Испытания были выполнены с нагружением по краям, а
также перпендикулярно диску в центре. Измеренные скорости со-
ставили 3600—4400 м/с. В двух образцах алмаза размером 6x4x1 мм
были получены скорости —'7200 м/с.
В табл. 43 приведены результаты экспериментов Филда (см.
Боудеи и сотр., 1967). Скорость распространения трещины Vf по
сравнению со скоростями распространения продольной волны на-
пряжения Ci или волны Релея CR достигает больших значений в

294
Глава 6
Таблица 43
Измерения скоростей воля разрушения (Филд, 1968)
Материал	Vp , м/с	Vp /С,	Vp /С/?	Примечания
Стекло (коммерческое с натриевой глиной)	1580	0,27	0,51	Изотропное твердое ве- щество, разветвление с большой скоростью
Окись магния	5100	0,56	0,88	Слоистое раскалывание, разветвление подавле- но
Алмаз	7200	0,4	0,6	Ограниченное число образ- чиков; Vp должно быть выше
Сапфир	4500	0,4	0,8	для скола в направ- лении {1010}
Вольфрам (прокатан- ный, поликристал- лический)	2200	0,43	0,85	Прокатывание вызывает ш которую ориентацию трещин, разветвление частично подавлено
кристаллических твердых веществах, чем в изотропных твердых ве-
ществах, подобных стеклу. Это объясняется тем, что разветвление
трещин сильно ограничивает скорость их распространения в твер-
дых веществах, подобных стеклу. В кристаллических веществах
с четко определенными плоскостями скольжения ветвление трещин
затруднено, поэтому их скорость достигает значения, приближа-
ющегося к скорости волны напряжения Релея.
Это интересное явление ветвления (иногда говорят раздваива-
ния или бифуркации) трещин рассматривается в работе Иоффе
(1951). Анализ показывает, что поле напряжений, связанное с вер-
шиной 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 тре-
щины. В результате, когда скорость распространения трещины до-
стигает 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 X 1,25 мм, разру-
шаемых в тензометре Боудена и сотр. (1967), найдено, что длина

Воздействие ударных волн на окружающую среду
295
трещины перед раздваиванием X обратно пропорциональна квадрату
напряжения в образце перед разрушением а^, т. е.
Xcj2 = const.	(29)
Чтобы получить различные значения оу, на пластинках были сдела-
ны 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 попе-
речных 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, по-
являющиеся 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 хруп-
кого 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, но-
сившие локальный характер, можно объяснить влиянием волновых
возмущений, которые возникали в начале разрушения и впоследст-
вии 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 вы-
зывают 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), ко-
торые никогда не возникали в образцах без остаточных напряжений.
Возможно, что важным условием разветвления трещин в стали явля-
ется наличие остаточных напряжений.
Филд (1965, 1968) также показал, что разветвление трещины
может быть вызвано волнами напряжений. На рис. 230 показано

296
Глава 6
распространение трещин в образце термонапряженного стекла (се-
курит) 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 окру-
жности, а это означает, что все трещины распространяются с оди-
наковой скоростью; максимальная скорость (1460 м/с) достигается
быстро и далее сохраняется постоянной. Некоторое время спустя
(восьмой и девятый кадры) наступает заметное изменение в кар-
тине разрушения, поскольку в результате разветвления трещин
(см. также десятый кадр) образуются небольшие вторичные тре-
щины, распространяющиеся в поперечном направлении к первона-
чальным 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 встре-
тилась с распространяющимися трещинами. Скорость этой волны
5700 м/с, т. е. примерно втрое больше скорости волны разрушения.
Отраженная волна разрежения начинает взаимодействовать с тре-
щинами, когда они находятся на полпути в нижнюю часть образца;
в результате начинается разветвление, поскольку к основному рас-
тягивающему напряжению, обеспечивающему раскрытие трещин,
добавляется растягивающее напряжение, вводимое волной разре-
жения.
Рис. 230. Распространение волны разрушения в образце упрочненного стек-
ла 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 раз-
режения (Филд, 1968).

298
Глава б
Лундборг и Юхаисои (1951) измерили скорость распространения
трещии (о) 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 о=
Рис. 231. Распространение трещины в
стеклянной пластинке (начинаются в точ-
ке А) при изгибе.
— 33,60±0,15 кг/мм2. В случае больших значений напряжений пла-
стинка подпиралась в точке А в момент нагружения, и растрески-
вание начиналось, когда подпорка удалялась. При малых нагрузках
растрескивание начиналось при мягком постукивании по стеклян-
ной пластинке в точке А.
Чтобы определить скорость распространения трещин в стеклян-
ных пластинках, 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.
Оказалось, что скорость распространения трещии зависит от
величины растягивающего напряжения (рис. 232). Предельная
величина скорости получается при з>44 кг/мм2. При малых зна-
чениях а кривая v — а пересекает ось абсцисс в точке а = 11,7 —
13,1 кг/мм2. Тот факт, что величина скорости разрушения даже при
малых значениях а сохраняется постоянной вдоль всей длины тр’е-
щины, обусловлен низкой собственной частотой изгибных колеба-
ний системы.

Воздействие ударных волн на окружающую среду	299
Работа Луидборга и Юхансона заслуживает внимания.еще н по-
тому, что она является одним из немногих исследований по распро-
странению 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 раз-
рушается при постоянном уровне растягивающего напряжения,
которое прикладывается к зажимам; в этом случае скорость рас-
пространения трещины увеличивается по мере роста ее длины.
Рис, 232. Зависимость скорости распространения трещин в стекле от ве-
личины максимального растягивающего напряжения при изгибе.
Бинявский (1967, 1968) изучил распространение волны разруше-
ния в иорите — твердой породе вулканического происхождения.
Образцы норита представляли собой поликристаллическне пластин-
ки размером 150 x150 мм и толщиной 6 мм. Рост трещин записы-
вался с помощью лупы времеци с частотой съемки 1,59 х 106 с-1 для
регистрации коротких интервалов времени и кинокамеры для иссле-
дования начального движения трещины. На рис. 233 показана зависи-
мость скорости распространения трещины от величины отношения
половины длины трещины к начальной половине длины трещины
Гриффитса. По мнению Бинявского, точка перегиба на рассматри-
ваемой кривой отражает Переход от стабильного разрушения к не-
стабильному. В табл. 44 представлены экспериментальные значе-
ния величин предельной скорости разрушения, а также скоростей
распространения продольной, поперечной и релеевской волн напря-
жений. 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,

300
Глава 6
где наблюдается ветвление трещин, отношение скорости распростра-
нения трещины к скорости распространения продольной волны на-
пряжения должно быть равно -—0,27. Экспериментальное значение»
полученное Бииявским (табл. 44), очень близко к этой величине.
Однако, по данным Нореиа (1956), указанная скорость разрушения
Половина длины трещины,мм
Рис. 233. Данные по скорости дробления, определенные экспериментально
для норита Бинявским (1967).
Таблаца 44
Скорости волн разрушения для вулканической твердой породы (морит)
по данным Бинявского (1968)
		Отношение скоростей		
Волновое возмущение	Скорость, м/с	тип	эксперимен- тальное	расчетное
Волна разрушения с мак- симальной скоростью Продольная волна напря- жения Поперечная волна напря- жения Волна напряжения Релея	VF = 1875 Сг -6480 С2 = 3663 Со = 2759	VР /С2 vp 1	0,289 0,512 0,679	0,38 0,50 1,00
больше, чем «эффективная скорость дробления» в гнейсовом грани-
те, найденная в экспериментах при взрыве в породе. Его данные по
измерению зависимости скорости движения породы от времени по-
казывают, что оно происходит с задержкой, примерно пропорцио-
нальной длине ЛНС породы (х0 на рис. 197). Причина этого может
заключаться в том, что движение породы незаметно, пока не на-
ступит момент, когда порода разрушится, т. е. когда трещины до-
стигнут свободной поверхности.

Воздействие ударных волн на окружающую среду
301
Глубина зоны растрескивания, достаточная для высвобождений
породы, составляет L — Xo/cosa, 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
Ха, М	L, м	Задержка t, 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 параметрах0.
Предполагая, что путь трещины является прямой линией, начина-
ющейся от шпура и заканчивающейся и а поверхности породы,
можно рассчитать «эффективную скорость дробления», которая
оказалась равной ~1000 м/с.
Для хрупкого разрушения можно записать баланс энергии
4Wе  dWs । dWfc	(30)
de de de
где We— упругая энергия, освобождающаяся при разрушении;
W7, — поверхностная энергия; Wk — кинетическая энергия; с —
половина длины трещины.
Бинявский (1968) показал, что Wk растет с увеличением скорости
разрушения, но по мере приближения последней к своему предель-
ному 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 трещии, взятый из работы
Бииявского, показан иа рис. 234. Ранее упоминалось, что раз-
ветвление трещин объясняется изменением распределения напря-
жений в вершине трещины. Поэтому не удивительно, что энерге-
тический подход также оказался плодотворным.
По всей видимости, наиболее правильно для объяснения раз-
ветвления трещии рассматривать подход, связанный с изменением
напряженного состояния, а энергетический подход привлекать лишь

302
Глава 6
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 обсу-
ждение 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.

Воздействие ударных волн на окружающую среду
303
6.7.	МЕХАНИЗМ ДРОБЛЕНИЯ ПОРОДЫ ВЗРЫВОМ
Чтобы знать, какое количество энергии необходимо для дроб-
ления 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 наи-
более простые схемы воздействия детонирующего заряда на окру-
жающую 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 каж-
дом случае по-разному распределяется между различными формами
действия взрыва. Мы расс.мотрели также некоторые важные про-
цессы, происходящие при взрыве в породе, такие, как движение
ударной волны и появление поля напряжений вблизи детонирующе-
го 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 воздейст-
вия взрыва на породу, в которых преобладают те или иные простые
механизмы, но имеем также дело со средой, свойства которой дале-
ки от свойств однородного изотропного пространства (которое под-
робно рассхмотрели). Реальная порода обычно очень неоднородна и
анизотропна.
Около шпура порода, которую необходимо разрушить, разделя-
ется 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 группо-
вом подрыве. Другие могут появиться при бурении шпура. Порода
может иметь плоскости легкого разрушения, которые произвольно
ориентированы по отношению к осям шпура. Свободная поверхность
обычно неровная, и в завершение картины мы можем столкнуться

304
Глава 6
с комбинированным эффектом и взаимодействием зарядов в несколь-
ких шпурах.
Совершенно ясно, что знания некоторых закономерностей, уста-
новленных в этой главе, далеко недостаточно для полного и деталь-
ного расчета основных процессов при нормальном взрывании по-
роды. Поскольку такой расчет затруднен, усилия исследователей
были направлены на разработку эмпирических соотношений, осно-
ванных на экспериментах при реальном взрыве в породе и вклю-
чающих те характеристики процессов, которые наиболее важны.
Теория взрыва на выброс, развитая Дювалем и Атчисоном (1957),
позволяет предсказать вес заряда при взрыве, когда шпур неглубо-
кий и сверлится перпендикулярно свободной поверхности.
Лангефор и Кильстрём (1963) предложили уравнения для рас-
чета расположения шпуров и распределения зарядов при взрыве
породы наиболее распространенным способом, когда длинные шпуры
располагаются параллельно свободной поверхности или наклонно
под утлом меньше 90э. 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 воз-
можно, основные характеристики механизма взрыва в породе и
представим также результаты некоторых новейших эксперимен-
тов, которые проливают дополнительный свет на этот механизм.
А. Однородная порода
Когда заряд детонирует в шпуре, детонационная волна распро-
страняется вдоль шпура со скоростью от 2000 до 7000 м/с, или обыч-
но от 4000 до 6000 м/с. Во фронте детонационной волны давление
колеблется от 5 до 500 кбар, а в среднем составляет-^200 кбар для
шпура, полностью заполненного взрывчатым веществом, детонирую-
щим 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, про-
дукты 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 ра-
диального 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

Воздействие ударных волн на окружающую среду
305
волны к оси шпура, величина которого определяется отношением
скорости ударной волны к скорости детонации, будет поэтому умень-
шаться с увеличением радиуса из-за постепенного снижения дав те-
ния во фронте волны.
Благодаря радиальному движению материала за фронтом удар-
ной 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 плексигласо-
вом блоке. Мы видим расширение шпура и движение ударного фрон-
та, причем материал между ними еще полностью прозрачен. На не-
котором расстоянии за детонационным фронтом плексиглас ста-
новится 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.

306
Глава 6
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 не-
сколько дальше.
Сначала число трещин очень велико, но лишь немногие из них
распространяются иа большие расстояния из-за ослабления на-
пряжений, которое вызывается распространением самой длинной из
них. В отсутствие свободной поверхности небольшое число трещин
становятся более длинными, чем другие. Это число часто оказы-
вается равным ~7. Скорость радиального распространения трещин
сначала порядка 1000 м/с и даже больше, но со временем постепен-
но 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 отра-
жается от поверхности в виде водны разрежения. Если вес заряда
на единицу длины шпура, отнесенный к квадрату длины линии
наименьшего сопротивления породы, составляет для гранита ве-
личину порядка 5 кг/м3 или более, волна разрежения достаточно
сильна и способна производить дробление. Поверхности разруше-
ния в этом случае параллельны свободной поверхности. Заряды
меньшего веса порядка 0,5—1 кг/м3, которые применяются обычно
при террасном взрывании, не вызывают разрушений такого харак-
тера в граните.
Филд и Ладегаард-Педерсеи (1969) исследовали характер вза-
имодействия между системой радиальных трещин и отраженной вол-
ной разрежения в серии модельных испытаний в плексигласе. Вза-
имодействие придает этим трещинам большую скорость распростра-
нения, которая близка к скорости трещин, ориентированных па-
раллельно фронту волны, т. е. к тем, которые распространяются в
направлении к свободной поверхности под углом 40—10 °. Эти тре-
щины, продвигаясь вперед, ослабляют окружающий материал,
вследствие чего снижается в дальнейшем скорость распространения
соседних трещин. Возможно, этот механизм определяет оконча-
тельную величину угла воронки выброса.
В то же время вступает в игру и другой механизм. Самые длин-
ные трещины расширяются и в итоге 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 трещин вблизи шпура (в пределах
расстояния 10—20 радиусов шпура). Как видно из расчета в разд. 6.4,

Воздействие ударных волн на окружающую среду
307
остаточное давление газа в шпуре велико и может составлять ве-
личину 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 раскалываю-
щего клина, воздействующего на поверхность трещины в области,
ближней к шпуру, будет сводиться к повышению величины растя-
гивающих напряжений в вершине трещины. Этот эффект будет
иметь большее значение для длинных трещин. В дополнение к ска-
занному 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 воз-
никли благодаря взаимодействию с отраженной от свободной по-
верхности 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, проведен-
ных Ладегаардом-Педерсеном и Персоном (1968). После того как
трещины достигнут свободной поверхности, порода ускоряется оста-
точным 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 при-
ведет к снижению давления, которое необходимо для осуществле-
ния 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-

308
Глава 6
блеиие материала, примыкающего к шпуру. Радиальные трещины ие
будут прорезаться через расщелины. Вместо этого газ под давле-
нием 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 они являются очагами
разветвления трещин, которое происходит под действием возвра-
щающейся от свободной поверхности волны разрежения; в результа-
те снижается эффект взаимодействия волны разрежения с радиаль-
ными трещинами и выброс породы уменьшается.
Аналогичным образом наличие развитой сети произвольно ориен-
тированных трещин будет увеличивать степень разрушения и обу-
словит поведение твердой породы по аналогии с поведением мало-
прочиого 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 однород-
ной породе может дать аналогичный результат, но это влияние ие
следует переоценивать. Как отмечалось выше, направление трещин
и угол воронки выброса определяются главным образом геометри-
ческими факторами, такими, как направление шпура по отношению
к свободной поверхности. Направления движения трещин могут
незначительно изменяться из-за наличия слабых плоскостей в по-
роде, однако напряжения, вызывающие разрушение в других
плоскостях, очень велики.
6.8.	РАСЧЕТ ЗАРЯДА ПРИ ВЗРЫВЕ В ПОРОДЕ
Лангефор (1953) предложил метод расчета величины заряда при
террасном способе взрывания, рассматривая отдельно действие
его нижней части, которое используется для сдвига породы иа дне
шпура, и верхней части, называемой удлиненным зарядом; его
величина пропорциональна длине шпура. Функциональные соот-
ношения между различными параметрами и значения отдельных
коэффициентов были определены из экспериментов при взрывах в
однородном граните (Лаигефор и Кильстрём, 1951, 1963). Для изу-
чения воздействия иижией части заряда проводились эксперименты
со взрывами сосредоточенных зарядов весом Q, помещаемых иа дно
шпуров, пробуренных в геометрически подобных уступах, высота
которых равнялась ЛНС (V)» как показано иа рис. 236. Было най-
дено, что экспериментальные результаты удовлетворительно опи-
сываются следующей формулой:
Q0 = a2V* + asVs.
(31)

Воздействие ударных волн на окружающую среду
309
Величины этого заряда достаточно, чтобы срезать уступ иа уровне
его дна и раздробить со стороны боковых поверхностей до высоты
V и ад дном. Показано, что полученное соотношение, содержащее
объемный и поверхностный члены, выполняется в широком диапазо-
не изменения параметров, т. е. от модельных взрывов в блоке плек-
сигласа размером в сантиметр до крупномасштабных взрывов в
Рис. 236. Террасное взрывание с
зарядом, помещенным иа дне вер-
тикального шпура.
Рис. 237. Удлиненный заряд,
помещенный в верхней части
шпура при террасном взрывании.
уступах с линейными размерами более Юм. 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 сте-
пенью, который учитывает влияние силы тяжести на движение
породы (Лаигефор и Кильстрём, 1963).
С помощью аналогичных экспериментов в плитах гранита с рас-
щелиной и а дие (рис. 237) было получено следующее соотношение,
пригодное для расчета величины удлииеииого заряда /р, отнесен-
ного к единице высоты плиты:
1р - 0,4 (a2V + а3У2).	(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 она составляет лишь 60% эффективности действия
сосредоточенного заряда.
При бурении и снаряжении шпура, глубина которого иа ОДУ
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-
* Шпур с перебуром. — Прим. перев.

310
Глава 6
Подстановка в уравнение (31) дает приближенное соотношение
Qb = 1,45 (aaV2 + osV3)-	(33)
Общий вес заряда дается выражением
Qt = Qb + (.K-2V)lp,	(34)
где К — высота уступа. На практике иеснаряженной остается верх-
няя 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. 239. Террасное взрывание
зарядом в перебуре и удлиненным
зарядом.
При взрывах с l<V<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 с0 = 17 кг/м3 для взрывания
в однородном граните и с0 — 0,28 - 0,35 кг/м3 для подрывов прак-
тически во всех других породах, в которых отсутствует четко вы-
раженная ориентация трещин и расщелин. Приведенные числа
получены в экспериментах с взрывами желатнн-динамита, содержа-
щего 35% смеси нитроглицерина с нитрогликолем (динамит LFB).
Прн размерах ЛНС уступа от 1 до 10 м постоянная а2 ответст-
венна лишь за 20—2% величины веса заряда. В практике константу

Воздействие ударных волн на окружающую среду
311
а2 можно принимать равной 0,07 кг/м2. Вариация этой величины
очень слабо влияет иа окончательную величину веса заряда. Под-
становка с = с+0,07/у в уравнение (33) дает значение величины
сосредоточенного заряда
Qb = 1,45cV3,
(35)
Рис. 240. Сосредоточенный заряд Рис. 241. Взрыв уступа, имею-
в уступе, не имеющем дна.	гцего наклон 2 :1.
а подстановка в уравнение (32) приводит к следующему выражению
для расчета удельной величины удлиненного заряда:
1р = 0,4 eV2.	(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).
6.9.	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 име-
ли 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,

312
Глава 6
снаряжение осуществлялось зарядами взрывчатого вещества ве-
сом 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% нитрогли-
коля), характеристики которого сравнивались с же латин-динамитом
LFIV (50% нитрогликоля), пол у пластичным 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 превра-
щения и чрезвычайно малым газовыделеиием (300 л/кг), что сос-
тавляет 35% той же величины для динамита LFB.
Способность ВВ к разрушению породы определялась по его спо-
собности создавать котловую полость на дне высверленного отвер-
стия. 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, а	Объем газа на кг, g	s T'+Ts	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 (Со — 850 л/кг, Це = 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-

Воздействие ударных волн на окружающую среду
313
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)
Spac4 = 4e+v^	(37)
и	и
Недавно Лангефор и Кильстрём (1955) провели, взрывные экспе-
рименты в однородном граните, свободном от трещин, с девятью ви-
дами различных взрывчатых веществ. Результаты представлены в
иижней части табл. 46. За исключением хлоратного взрывчатого ве-
щества, детонирующего с небольшим газовыделением (иматрекс),
ясно выраженная пропорциональность получается между $ЭКС|1 и
энергией взрыва, но она еще лучше выражена между зэксп и spac4, най-
денной по уравнению (37). Однако для иматрекса экспериментально
полученное значение s несколько мало.
Интересный и важный вывод из обсуждаемых экспериментов за-
ключается в том, что влияния скорости детонации не обнаружилось.
Это подтверждают выводы, сделанные ранее при практических испы-
таниях работоспособности динамитов.
В зависимости от степени уплотнения и диаметра шпура дина-
миты 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 ско-
ростями .
Для измерения способности ВВ производить разрушение по-
роды в Соединенных Штатах широко применяются различные ме-
тоды, и особенно так называемый кратерный ;!метод. Шпуры свер-
лятся под прямым углом к горизонтально расположенной поверх-
ности породы; заряд ВВ помещается на дне шпура, занимая
небольшую часть его длины. Остальная часть шпура забивается су-
хим песком. Изменяя глубину шпура, получают воронки различного
объема. Построив график зависимости объема воронки от глубины
заложения заряда (при постоянном весе заряда 1Г), получают не-
которую кривую, которая обычно имеет куполообразную форму.
Глубина, соответствующая максимуму объема воронки, называет-
ся оптимальной глубиной; наибольшая глубина заложения заряда,
дающая воронку, называется критической глубиной N. Фактор
механического действия взрыва Е берется за меру работоспособнос-
ти взрывчатого вещества, отнесенной к единице веса заряда, и
определяется выражением
Ё = -Аг-
Константа подобия при образовании воронок k, которая берется

314
Глава 6
за меру работоспособности ВВ,
ряда v, определяется формулой
отнесенной к единице объема за*
k =
pVa
(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 террасном
взрывании 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 соответст-
вие между фактором механического действия взрыва и измеренными
значениями амплитуды ударной волны и а больших расстояниях от
заряда.
Важным пунктом при сравнении результатов взрывов иа выб-
рос с результатами при террасном способе взрывания является
учет системы трещин, начинающихся от шпура. Даже с зарядами,
более короткими, чем диаметр шпура, совершенно ошибочно рас-
сматривать заряд в шпуре как точечный. Как бы хорошо шпур
ни был забит, граница между породой и забойкой будет не в со-

Воздействие ударных волн на окружающую среду
315
стоянии выдержать интенсивные растягивающие напряжения.
В результате этого газ под давлением быстро расшириется вдоль
шпура и способствует появлению радиальных трещин, парал-
лельных оси шпура. Как показано схематически на рис. 242, эти
трещины достигают поверхности (в экспериментах по террасно-
му взрыванию) н в результате ослабляется большой объем поро-
ды, тогда как в экспериментах по взрыву иа выброс радиальные
трещины перпендикулярны трещинам поперечного сдвига- и не
всегда помогают ослаблению породы. В экспериментах по тер-
расному взрыванию самый большой объем породы всегда уда-
ляется при некотором критическом значении ЛНС.
Таблица 47
Сравнение данных по взрыву на выброс и террасному взрыванию
Глубина зало- жения заряда или ЛНС. м	Взрывы на выброс (Дюваль и Атчисон)			Террасное взрывание (Лангефор)		
	Q (вес за- ряда), кг	V(объем воротки). мэ	<2/Г. кг/м3	Q (вес заря- да). кг	У . (объем ворон- ки), м*	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 однород-
ном шведском граните с результатами Дюваля и Атчисона (1957)
при взрывах на выброс в граните Литоиии.
Оба типа породы и применяемые взрывчатые вещества были со-
вершенно аналогичными. Самое низкое значение величины веса
заряда взрывчатого вещества на единицу объема воронки в экспе-
риментах со взрывами на выброс было 1,9 кг/м3. Такой же объем
выброса получался в экспериментах по террасному способу взрыва-
ния 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 Morser („Springmorser”) das Hilfsmittel zur
vergleichenden Bestimmung des Arbeiisvermogens und anderer Eigenschaf-
ten von Sprengstoffen, Explosivstoffe, 14, 197. (In French: in С. г. 36е
Congr. Chinlie Industrielle, Bruxelles, Vol. Ill, p. 557.)

316
Глава 6
Андреев К. К-, Беляев А. Ф. (1960), Теория взрывчатых веществ, Оборон-
гиз, Москва.
Asklof С. Л., Nylander А. (1968), Cylindrical and spherical wave expansion
processes in rock materials. Swedish Research Institute of National De-
fence, Report FOA 2 C 2286-44 (in Swedish).
Afchinson T. C., Tournay IT. 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, №].
Belldor B. F. (1725), Nouveau cours mathematique in 1’usage de 1’artillerie
et du genie, Paris, p. 505.
Беляев А. Ф., Курбангалина P. X. (1956), Определение работоспособнос-
ти взрывчатых веществ в свинцовом блоке, сб. «Физика взрыва», № 5,
АН СССР, Москва, стр. 35.
Bien law ski 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 Interna-
tional Congress of High-Speed Photography, Stockholm, p. 440.
Bowden. F. P.t Brunton J. n.t Field J. Ё., Heyes A. D. (1967), Control-
led fracture of brittle solids and interruption of electric current, Nature,
Lond., 216, 38.
Bridgmen P. IT. (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 theore-
tical 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.f Nicholls H. R., Slykhouse T. E. (1967), Com-
parison 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._FIandl., № 189 (See also Nos. 205 and 207).
Carlsson A. J. (1963'J, 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. Atchinson T. C. (1957), Rock breakage by explosives, U. S.
Bureau of Mines, Report of Investigations, 5356.
Edgerton H. E.t 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.

Литература
317
Field J. E., Heyes A. D. (1965), The fracture of materials of high elastic
moduli, Proceedings of the 7th International Congress on High-Speed Pho-
tography, Zurich, p._ 391,
Field J. E., Ladegaard-Pedersen Л, (1969), The importance of the reflected
shock wave in rock blusting, Swedish Detonic Research Foundation Re-
port DL 1969,7.
Fish B. G., Handcock J. (1949), Short delay blasting, Mine Quarry Engng,
15, 339,
Friedman M. В., В letch H. H.t Parries R. (1965), Spherical elastic plastic
shock propagation, J. Engng Meeh, Div. Am. Soc. civ. Engrs, 91, 189.
Gordon H7. E., Reed F. E., Lepper B. A. (1955), Lead block test for explo-
sives, 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),
HaidA.t Roenen H. (1933, 1934), Fiber die Sprengkraft und ihre Ermittung III,
Z, ges. Schiess-u, Sprengstoffw., 28, 369; 29, 102, 168.
Haid D., Schmidt A. (1935), Ober Unterwasserexplosionen und ihre Wirkung,
Z. ges. Schiess-u, Sprengstoffw., 30, 229.
Handin J., Heard H. C., Magouric J. H. (1967), Effects of the intermedia-
te principal stress on the failure of limestone, dolomite and glass at diffe-
rent temperatures and strain rates, J. geophys, Res., 72, 611,
Hino R. (1954), Theory of blasting with concentrated charge, J. Ind, Expl,
Soc. Japan, 15, № 4.
Hino R. (1956), Fragmentation of rock through blasting, Colo, Sch, Mines.,
Q 51, 191, № 3,
Hino R. (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 C. H., Langefors U. (1951), Short delay blasting in Sweden, Mine
Quarry Engng, 17, 287,
Johansson C. H.t 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., Sjalin T. (1968), Measurement of the “strength” of explo-
sives by the ballistic mortar, Rev. scient, Instrum,, 39, 1173.
Reil A. (1945), Membrane pressure-box gauges, Chem. Phys. Versuchsanstalt,
Kiel, (Translated from German) PB 86093.
Rihl&trom B., Ladegaard-Pedersen A., Persson P. A. (1968), Sprangings-
resultatens beroende av halosattning vid pallsprangning, Rappart Nitro
Nobel AB DL 17.
Rinney G. F. (1962), Explosive Shocks in Air, MacMillan, N. Y,
Rirkwood G. B., Bethe H. A. (1942), The pressure wave produced by an
underwater explosion. Part 1, Progress Report, OSRD, Rep, 588, PB
32182,
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.
Rirkwood J. G., Montroll E. h7., (1942), The pressure wave produced by an
underwater explosion, Part II, Progress Report. OSRD, Rep. 676, PB
32183,
Rirkwood J. G.t Richardson J. M. (1942), The pressure wave produced by
an underwater explosion. Part HI. Progress Report, OSRD, Rep, 813,
PB 32184.

318
Глава 6
Kirkwood J. G., Brinkley S. R., Jr., Richardson J: M. (1942), The pres-
sure wave produced by an underwater explosion. Part V. OSRD, Rep.
2022, PB 32186.
KRpwood J. G., Montroll E. W., Richardson J. AL, 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
Detonic 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 stoo-
ping. 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, K- LI., ed), Atlas Diesel
and Sandvikens Jernverk, Stockholm.
Langefors U. (19556), Principles of tunnel blasting, Wat. Pwr., 7, 9.
Langefors U., Klhlstrom 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 selec-
ted minerals and mineral combinations, Am. J. Sci., 36, 81.
Larson D. B.t Rapp E. G., Cherry T. (1968), Computer calculations of
the gasbuggy event, Lawrence Radiation Laboratory Report UCRL 50419.
Livingston C. IF. (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.
Landborg N. (1965), A test method for the shearing strength of solids under
lateral pressure. Jerkont. Annlr., 149, 84.
Landborg At. (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.
Landborg V. (1968), Strength of rock-like materials, Int. J. Rock Meeh. Min.
Sci., 5, 427.
Landborg JV., 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 IF. C. (1966), Shear failure of rock under axial and Hydrostatic Pre-
ssure. 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.
Naoam P. (1932), Die Bedeutung der Bleiblockausbauchung nach Trauzl,
Zges Shiess-u. Sprengstoffw, 27, 181, 229, 267.
Noren С. H. (1956), Blasting experiments in granite rock, Colo. Sch. Mines,
CL 51, 213,
Oppenheimer M. J. (1933), Sur la mecanique de choc sur 1’eau, Meml. Artill.
fr., 12, 419.
Persson P. A., Landborg N., Nylander A., Asklof 0. A. (1969a), Calcula-
tion of tension processes around a borehole in rock blasting. Swedish De-
tonic Research Foundation Report DL 1969, 10 (in Swedish).

Литература
319
Persson Р. A., Kihlstrbm В., Ladegaard-Pedersen ~А. (19696), The influen-
ce of borehole diameter on the rock blasting capacity of an extended explo-
sive charge, Int. J. Rock Meeh. Min. Sci., 6, 277.
Persson P. A., Landborg N., Johansson С. H. (1970), The basic mechanism
in rock blasting (in French), Explosils, 23, 4.
Petersson S. (1953), Investigations of stress waves in cylindrical 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-
ralt (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 Interna-
tional Conference on Fracture, Swampscott.
Schardin H., Struth U7. (1937), Neuere Ergebnisse der Funkenkinemato-
graphie, Z. tech. Phys., 18, 471.
Schardin H., Struth IF. (1938), Hochfrequenzkinematographische Unter-
suchung der Bruchvorgange in Gias, Glastech. Ber., 16, 219.
Schmidt A. (1959, 1960), Betrachtungen uber die ublichen Methoden zur expe-
rimentalien Priifung der Sprengwirkung von Sprengstoffen, Explosivestof-
fe, 7, 255; (1960), 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 cy-
lindrical 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.t Morris G. (1932), The absolute measurement of the available
energy of high explosives by the ballistic mortar. Trans. Faraday Soc. 28,
545.
Van Thiel M. (ed.) (1966), Compendium on shock wave data, Lawrence Ra-
diation Laboratory Report UCRL- 50108.
Von Neuman J., Richtmever R. D. (1950), A method for the numerical cal-
culation of hydrodynamic shocks, J. appl. Phys., 21, 232.
Wallner H. (1939), Linienstrukturen an Bruckflacken, Z. Phys., 114, 368.
Weibull IF. (1944), The mechanical effect of high explosives detonating in
air and water (in Swedish), Tidskr. Kustartilleriet, 2, 8.
Weibull IF. (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’’ (Alder B., Fembach S., Rotenberg M. eds.),
Academic Press, New York and London.
Wilson E. B., Jr., Cole R. H., Progress report on measurement of under-
water 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 раз-
работана аппаратура для создания высокого статического давления,
что позволило в середине пятидесятых годов получить синтетичес-
кие 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 про-
гресс сделал возможным применение зарядов мощных взрывчатых
веществ для генерирования в твердых веществах ударных волн
с точно контролируемыми параметрами. Возросшее техническое зна-
чение 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.
7.1. ДАВЛЕНИЯ И ТЕМПЕРАТУРЫ, ПОЛУЧАЕМЫЕ
Э КСП Ер ИМЕНТАЛ ЬНО
Высокие давления можно получить несколькими путями.
В природе чрезвычайно высокие давления генерируются гравита-
ционными силами внутри небесных тел большой массы. На диаграм-
ме 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, остро-
умно используя прочность твердых тел в соответствии с «принципом

Физика высоких давлений, и ударные волны в твердых веществах
321
наковальни», сформулированным впервые Бриджменом. При при-
менении поршия соответствующей формы и деформируемых про-
кладок толстостенный контейнер с испытуемым образцом и дефор-
мирующиеся прокладки подвергаются всестороннему сжатию, пока
поддерживается увеличивающееся к центру давление. Таким спо-
собом 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 силь-
ной ударной волны. Металлы, находящиеся в контакте с торцевой
поверхностью блока детонирующего мощного взрывчатого вещест-
ва, подвергаются воздействию ударной волны с давлением 200—
500 кбар. Гораздо более высокие давления создаются в ударных
волнах, образующихся при ударе быстро летящей пластины ме-
талла 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 уско-
рении сферической металлической оболочки взрывом, дает тре-
буемую скорость соударения. Альтшулер и сотр. (1968) получили
давление порядка 34,5 Мбар и 3—4-кратное сжатие в образцах
11—555

322
Глава 7
стали, расположенных на небольшом расстоянии от эпицентра под-
земного ядерного взрыва.
Термическое возбуждение является неотъемлемым фактором в
механизме сжатия ударной волной, оно возрастает с ростом давле-
ния 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 давлении ударной волны 9 М5ар; 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 плот-
ности 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-

Физика высоких давлений и ударные волны в твердых веществах
323
лось статическим методом или под действием ударных воли. Ко-
нечные 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 утвер-
ждалось выше, значительного увеличения плотности (большой за-
штрихованный участок на рисунке) не удается достигнуть при низ-
кой 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.
7.2. УДАРНЫЕ ВОЛНЫ И СООТНОШЕНИЯ
НА УДАРНОМ ФРОНТЕ
Прежде всего мы ограничимся обсуждением устойчивых ударных
волн, достаточно сильных, чтобы прочностью материала по сравне-
нию с давлением в ударной волне можно было пренебречь. Предпо-
ложим также, что мы имеем дело с состоянием термодинамического
равновесия везде, кроме самого фронта. Обоснованность этих пред-
положений обсуждается далее.
В этом случае сжатие можно рассматривать как одну из гидро-
динамических задач течения сжимаемой жидкости.
Для одномерного плоского потока уравнения сохранения массы,
момента и внутренней энергии записываются в очень простом
виде:
Ро^ = рК — ир)>	О)
р —Ро = Ро^«р.	(2)
£-£0-4-(р+р„)р—ц.	(3)
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 ир, то этого достаточно,
чтобы определить другие. Геометрическим местом точек, характе-
ризующих все состояния, которые могут быть достигнуты за фрон-
том ударных волн, начиная от р0, р 0, Ео, является кривая зависи-
мости р — р, которая служит характеристикой материала. Указан-
ная кривая называется ударной адиабатой, или адиабатой Гюгонио
(рис. 245). Измерив скорость ударной волны и массовую скорость,
можно затем определить давление, плотность и внутреннюю энер-
гию вещества в точке на ударной адиабате.
П*

324
Глава 7
Из уравнений (1) и (2) находим увеличение кинетической энергии
материала, обусловленное ударным сжатием:
1	2	1 л	х / 1	1\
v“p=v(₽_₽")h;—т ;	<4)
2 к 2	X Ро Р /
оно приблизительно равно увеличению внутренней энергии, когда
ро<^р. Как видно из рис. 245, ударная адиабата проходит выше
изэнтропы, проведенной через точку, определяющую начальное
Рис. 245. Диаграмма давление —
плотность для меди.
Рц — ударная адиабата; Р.— иаэитропа (р0.
Ро); Рс — изотерма (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 — р())~0 (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 теплопро-
водности и вязкости на ударном фронте. Во фронте волны происхо-
дит перестройка атомной решетки невозмущеииого материала с уве-
личением плотности отр0 дор. В плоской ударной волне при дав-
лениях, значительно превышающих сопротивление материала
одноосному сжатию, такая перестройка должна иметь место в тех
случаях, когда ие может происходить большое изменение попе-
речных размеров и решетка материала не способна к достаточно
большой упругой одноосной деформации.
В процессе ударного сжатия часть внутренней энергии идет
и а тепловое возбуждение решетки и в возникшем сжатом состо-
янии проявляется в виде тецловой энергии. Эта часть энергии уве-
личивается с ростом давления ударной волны. При чрезмерно вы-

Физика высоких давлений и ударные волны в твердых веществах 325
соких давлениях ударной волны тепловое возбуждение электронов
начинает вносить заметный вклад в тепловую энергию. При дав-
лении ударной волны 9 Мбар плотность меди увеличивается вдвое,
а межатомные расстояния уменьшаются на 20%. Из всей внутрен-
ней энергии 50% расходуется и а 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 дав-
ления в ударной волне является причиной того, что имеется пре-
дел увеличения плотности, получаемой при сжатии ударной
волной. При интенсивности ударной волны, вызывающей сжатие
металла в 3 или 4 раза, дальнейшее возрастание интенсивности (удар-
ной волны) будет лишь увеличивать тепловую часть энергии, а хо-
лодная 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 проб-
лемой, которая выходит за рамки этой книги. В общем такие проб-
лемы должны решаться численными методами.
Профиль давления во фронте ударной волны определяется глав-
ным образом изменением скорости звука с давлением. Для боль-
шинства 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 рав-
новесный профиль. Для металлов в интервале давлений, получае-
мых в экспериментах с ударными волнами, толщина фронта, соглас-
но оценкам, не превосходит нескольких десятков ангстрем. Поэтому
иа практике в большинстве случаев толщина фронта ударной волны
чрезвычайно мала по сравнению с другими размерами.Время, не-
обходимое для того, чтобы частичка материала перешла через удар-
ный фронт, 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 фронта чрезвычайно мал, ударная волна может
рассматриваться как разрыв с плоской поверхностью в любой дан-
ной точке на фронте. Уравнения (1) —(3) можно поэтому широко
использовать при рассмотрении неустойчивых трехмерных ударных
волн при условии, что они применяются в сочетании с соответст-
вующей трехмерной нестационарной трактовкой остального потока.
В предшествующей части мы предполагали, что ударная волна
стабильна. Это не всегда так. Устойчивость ударных волн исследо-
валась теоретически Бете и Релеем. Найдено, что стабильность

326
Глава 7
ударной волны зависит от второй производной изэнтропического
соотношения давление — плотность. В частности, достаточным усло-
вием устойчивости в интервале давлений от начального до давления
ударной волны является следующее:
Поскольку скорость звука определяется как
с =	(6)
условие (5) эквивалентно тому, что скорость звука (т. е. скорость
малых возмущений давления) при любом давлении должна возрас-
тать с давлением. Для большого числа материалов это условие вы-
полняется в широком интервале давлений. Для других модифика-
ций изэнтропического соотношения давление — плотность устой-
чивость может существовать, хотя н необязательно. Так, в интервале
давлений, где
——= const,	(7)
sPa Л
волновая система, включающая фронт волны, должна оставаться
постоянной в отсутствие диссипативных процессов. Это соотно-
шение выполняется для идеальных упругих материалов, и в таком
материале изэнтропическая упругая волна сжатия даже при вы-
соком давлении будет распространяться неизменной (во времени)
прн условии, что фронт не крутой.
Как только фронт начнет становиться круче, так что диссипа-
тивными процессами, связанными с ударным переходом, прене-
брегать больше нельзя, волна становится неустойчивой н вырож-
дается в менее крутую изэнтропическую волну. В этом случае дис-
сипативные процессы не уравновешиваются, так как возмущения
давления при более высоком давлении стремятся догнать таковые
прн более низком давлении. Наконец, в интервале давлений, где
—<0,	(8)
Sp2 j
r l s
устойчивая волна сжатия невозможна, и структура фронта будет
изменяться со временем, будь это ударная нли изэнтропическая
волна.
Выражение (8) приводит к интересному необычному случаю,
когда изэнтропа имеет точку перегиба или разрыв, но тем не менее
удовлетворяет условию (6) нли (7). Фазовые переходы являются
часто причиной такого поведения изэнтропы, и связанная с этим
нестабильность ударной волны приводит к образованию двухвол-
новой структуры в таких материалах. Дальнейшее обсуждение

Физика высоких давлений и ударные волны в твердых веществах
327
этого явления будет даио в разделе, посвященном фазовым превра-
щениям в ударных волнах.
Как уже говорилось, подобные условия для стабильности най-
дены для волн разрежения. Условие устойчивости ударной волны
сжатия является одновременно условием нестабильности волны
разгрузки, будь это ударная или изэнтропическая волна. В боль-
шинстве материалов поэтому разгрузка не может существовать в
форме ударного перехода, н Внезапное расширение, такое, напри-
мер, которое наступает, когда волна сжатия выходит на свободную
поверхность, будет вырождаться в нестационарную волну разреже-
ния с постепенно уменьшающимся спадом давления.
В то же время, если выполняется условие (8) н ударная волна
сжатия будет нестабильной, стабильная ударная волна расшире-
ния возможна. Такие ударные волны разрежения обнаружены в
материалах с фазовыми переходами.
Наконец, как изэнтропические волны разрежения, так и изэн-
тропические волны сжатия являются стабильными прн условии
(7), например в идеально упругом материале. В этом случае и удар-
ные волны сжатия и ударные волны разгрузки являются нестабиль-
ными.
7.3.	ЭКСПЕРИМЕНТЫ С УДАРНЫМИ ВОЛНАМИ
А. Введение
В плоской устойчивой ударной волне давление и плотность мож-
но рассчитать непосредственно по скорости ударной волны и мас-
совой скорости. Это основная особенность, которая делает экспе-
рименты с ударными волнами таким привлекательным методом для
нсследовання свойств материалов прн 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, и тре-
бованием, чтобы генерировались приблизительно плоские и устой-
чивые волны. Последнее требование выполняется при применении
больших зарядов взрывчатого вещества н малых баз измерения.
В Шведском исследовательском институте национальной обо-
роны для измерений скоростей ударных волн н массовой скорости
при давлениях в диапазоне 1—2 Мбар используется, установка,
где важной частью заряда является конический плосковолновой
генератор, который возбуждает детонацию в основном цилиндри-
ческом заряде по поверхности диаметром 150 мм с одновременностью
в пределах ±0,08 мкс. Возникший детонационный фронт имеет
наименьший радиус кривизны 2 м.

328
Глава 7
При взрыве заряда взрывчатого вещества общим весом 12 кг
металлическая пластинка толщиной 1,5 мм разгоняется до ско-
рости 4 км/с. Ударная волна образуется при столкновении этой ле-
тящей пластины с плоским диском испытуемого материала тол-
щиной 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 по-
верхность диска (конец измеряемого участка, равного толщине
диска) отмечается с помощью кратковременных световых вспышек.
Эти вспышки регистрируются оптическим методом с помощью ско-
ростного фоторегистра, расположенного у окна бетонного бункера.
Рис. 246. Схематическое устройство для проведения измерений скорости (а)
летящей пластины и (б) ударной волны в образце с помощью метода регистра-
ции вспышек в воздушном зазоре.
1 — плексиглас; 2 — воздушный зазор; 3 — измеряемое расстояние; 4 — тонкая покровная пла-
стинка; 5—исследуемый образец.
Световые вспышки возникают вследствие сжатия воздуха или
аргона, заполняющего топкий зазор между поверхностью плекси-
гласового 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 неболь-
шие 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. Ско-
рость 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 КГ9 с.
Скорости соударения или скорости свободной поверхности и
скорости ударной волны можно также измерять .'Электрокоитакт-

Рис. 247. Фоторазвертка опытов со вспышкой в воздушном зазоре (а) и мгновенная фотография заряда (б).

330
Глава 7
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 конден-
сатора через каждый контакт с нглой генерирует серию кратковре-
менных импульсов, интервалы времени между которыми измеряются
с помощью быстродействующего осциллоскопа. Скорости удара илн
скорости свободной поверхности измеряются таким же способом,
только перед каждой иглой, чтобы предотвратить преждевременный
разряд через воздушную ударную волну, предшествующую летя-
щей пластинке, помещают тонкие металлические перегородки.
Электроконтактный метод имеет ряд недостатков. Так, чтобы
уменьшить ошибки, вызванные отклонениями в плоскостности н
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 тщатель-
ности обработки заряда взрывчатого вещества и к установке образ-
ца. Поверхности ступенек плексигласовых блоков (применяемых в
экспериментах со вспышкой в зазоре), относительное положение
которых определяет измеряемые расстояния, должны быть плос-
кими н параллельными в пределах ±5 мк. Прн тщательно контро-
лируемой заливке можно получать достаточно однородные заряды,
так что разброс скорости в различных сериях экспериментов (по-
добных 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 ре-
зультаты 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 опы-
тов по ударной волне используются как калибровочные для стати-
ческих методов, в которых всегда необходим эталонный материал.
Подробный обзор методики проведения экспериментов н измери-
тельной аппаратуры, используемой для этих двух методов, сделан
Дювалем н Фоулесом (1963),
Почти во всех методах с ударными волнами каждый экспери-
мент дает лишь одну-еднветвенную точку на ударной адиабате.
Отработка системы зарядов, способных генерировать плоскую удар-
ную волну и метать пластинку, включает большое число экспери-
ментов, н каждую такую систему можно использовать в общем в
пределах ограниченного интервала скоростей.
Чтобы получить близко рас положенные экспериментальные точ-
ки, необходимо было бы иметь набор слишком дорогих систем за-

Физика высоких давлений и ударные волны в твердых веществах
331
рядов. Но было установлено, что для большого числа материалов,
металлов, сплавов, а также органических веществ скорость удар-
ной волны линейно зависит от массовой скорости при изменении
амплитуды ударной волны:
«j. = С -J- Sup;	(9)
в этом уравнении постоянная С — так называемая пластическая
скорость звука. Поэтому построить всю ударную адиабату можно,
Рис. 248. Близкое к линейному соотношение us — ир для Си, РЬ и Fe
(Альтшулер, 1965).
получив лишь несколько достаточно удаленных друг от друга
экспериментальных точек, если подтверждается близкое к линей-
ному соотношение. Отклонения от линейности наблюдаются, в
частности, прн наличии фазовых переходов; в этом случае на кри-
вой зависимости us — ир появляются перегибы. Следует отметить,
что небольшое, правда, отклонение от линейности для многих ме-
таллов проявляется при давлении 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 давле-
ние — объем на ударной адиабате. Детали этого механизма пока
еще не ясны.
Не ясно также, какие физические факторы определяют 5. Зна-
чения S, которые были получены в экспериментах с различными
элементами, лежат в пределах от 1,05 до, 1,65. Исключение состав-
ляют ртуть (5 = 2,4), палладий (5 = 1,92) и цирконий (5 = 0,93).
Можно отметить связь между S и положением элемента в периоди-
ческой системе, но она не так заметна, как зависимость между

332
Глава 1
плотностью или сжимаемостью при нормальных условиях. Если ли-
нейное 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 S = 4/3, можно умень-
шить, следовательно, в 4 раза. Значение S ~4/3 является относи-
тельно хорошей средней величиной для определяемых эксперимен-
тально 5 и дает указание иа 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, со-
провождающая нормальную детонацию с плоским фронтом, волна
Рис. 249. Зависимость скорости свободной поверхности от толщины ме-
таллической пластинки.
а; 1 — дюраль, ТГ 36/64; 2 — дюраль, ТНТ; 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 та-
кой волны на его поверхность, также сопровождается волной раз-
грузки. Вследствие этого скорость ударной волны в металле умень-
шается. Падение скорости можно сделать меньше, увеличив раз-
меры заряда взрывчатого вещества. При контактном методе часто
применяются цилиндрические блоки взрывчатого вещества с отно-
шением длины к диаметру, равным примерно единице. На рнс. 249
показана зависимость скорости свободной поверхности металли-
ческих пластинок от их толщины для пластинки, находящейся
в контакте с блоком врывчатого вещества диаметром 250 мм. Ско-

Физика высоких давлений и ударные волны в твердых веществах
333
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 тол-
щиной 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.
А — ударная адиабата эталонного материала; В — экспериментальная ударная адиабата; С —
изэнтропа расширения эталонного материала, выходящая из состояния /; D— ударная адиаба-
та эталонного материала, выходящая из состояния /.
из того же материала, что и образец, интенсивность ударной волны
по-прежнему определяют, измеряя скорости свободной поверхнос-
ти промежуточной пластинки, которую изготовляют из эталонного
материала с точно известными соотношениями as, ufs и us, 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 Реле я, выходящей из начала координат с нак-
лоном роц.;, с адиабатой двукратного сжатия или изэнтропой рас-
ширения 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 Ujs, причем
последнюю получают измерением времени пролета свободной по-
верхности через базовое расстояние. Массовую скорость ир рассчи-
тывают нз скорости свободной поверхности после установления со-
отношения us — ufs в исследуемом интервале давлений. Так как

334
Г лава 7
скорость расширения иг, где
«г= И—~У* dp	(10)
J \ /S
О
определяется ходом изэнтропы при всех давлениях, ниже, чем дав-
ление на ударном фронте, вычисления должны быть сделаны ме-
тодом итерации с использованием параметров уравнения состояния
металла. Достаточно точным приближением является простое урав-
нение в форме Грюнейзена (разд. 7.4). Для большинства металлов
при сравнительно низких давлениях, которые можно получить,
пользуясь этим методом, увеличение энтропии, обусловленное удар-
ным переходом, достаточно мало, так что изэнтропа лишь немного
отличается от ударной адиабаты, и в первом приближении мас-
совая скорость равна половине скорости движения свободной
поверхности:
В. Метод столкновения
Ударная волна прямоугольного профиля очень легко получается
при столкновении двух плоских металлических пластин. Чтобы уско-
рить метаемую пластину (ударник), следует применять достаточно
длинный заряд взрывчатого вещества. В этом случае можно дос-
тичь высокой скорости и в то же время быть уверенным, что удар-
ник ие 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
ударника от отношения массы взрывчатого вещества к массе удар-
ника для различных материалов, когда буферный слой не приме-
нялся. Когда ударник и образец сделаны из одного н того же ма-
териала, интенсивность ударной волны в образце ив ударнике оди-
наковы, а массовая скорость равна половине скорости соударения.
Скорость ударной волны и скорость соударения измеряются с по-
мощью методик, аналогичных применяемым в контактном методе.
Когда используются два различных материала, массовая ско-
рость образца задается, как и в контактном методе, условиями ра-
венства 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-

Физика высоких давлений и ударные волны в твердых веществах 335
иая, чтобы расплавить материал, головная часть волны разрежения
является упругой волной, которая распространяется с более вы-
сокой скоростью, чем пластическая волна (разд. 7.7).
Рис. 251. Экспериментально найденная зависимость скорости металлической
пластинки от отношения (р) массы В В (ТГ 40) к массе металла.
— генератор плоской волны (Л =40—80 мм); О латунь (Ниландер, Персон. 1965); д дюраль
(Ниландер, Персон, 1965);--расчетная кривая для случая жесткой преграды (Азисисогр.,
1960);-----скорость свободной поверхности металлической пластинки, приобретенная под
действием начальной ударной волны: / — дюраль; 2 — латунь; J — уран.
Г. Некоторые экспериментальные данные по ударной адиабате
Интенсивные измерения плотности при высоких давлениях удар-
ных волн для большого числа веществ были выполнены в США и
СССР, дополнительные измерения были проделаны в Англии, Фран-
ции, 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 волнам опуб-
ликован Ван Тнелем (1965).
Важные подробные результаты таких измерений по металлам
приводятся в работах различных авторов (Райс и сотр., 1958;
Альтшулер, 1965; Альтшулер и сотр., 1958а, 19586, 1960а, 19606,
1962; Кормер и сотр., 1962; Мак-Куин, 1963; Мак-Куин и Марш,
1960; Вьярд, 1962; Скидмор и Моррис, 1962; Персон и Персон, 1964).
Некоторые измерения были сделаны для хрупких материалов, та-
ких, как кварц и некоторые горные породы (Вакерли, 1962; Фоулес,
1962; Аренс и Грегсон, 1964).

336
Глава 7
В табл. 48 даются для иллюстрации приближенные значения па-
раметров 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 + Sup
Материал	ро, г/см3	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
Железо3 		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, Соленхофенв		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.
б Для давлений 130 кбар.
в Для давлений 160 кбар.
Рис. 253. Экспериментальные удар-
ные адиабаты для различных мате-
риалов.
/ — мрамор, 2.70 г/см3; 2 —известняк,
2,60 г/см3; 3 — гранит, 2,63 г/см3; 4 — плек-
сиглас, 1,18 г/см3; 5 — вода, 1,0 г/см3.
Рис. 252. Экспериментальные удар-
ные адиабаты (Персон и Персон,
1964, 1965).
J — U, 18.9 г/сма; 2 - Pd, 12.0 г/см3; 3 -
латунь (62,5% Си + 36% Zn-(-l.5% Pb). 8.41
г/см3; 4 — Fe (0.1% С), 7.84 г/см3 (Альтшу-
лер. 1965); 5 — 95.5/0 Al -f-4.5% Си, 2.79 г/см3
(Райс и сотр., 1958): 6 — мрамор. 2.70 г/см(;
7 — плексиглас, 1,18 г/см3; 8 — И20 (Paftt и
сотр., L9S8).

Физика высоких давлений и ударные волны в твердых веществах
337
7.4.	УРАВНЕНИЕ СОСТОЯНИЯ КОНДЕНСИРОВАННОГО
ВЕЩЕСТВА ПРИ ВЫСОКИХ ДАВЛЕНИЯХ
Изучение взаимодействия атомов в твердых и жидких вещест-
вах, которое определяет их состояние при высоких давлениях,
представляет собой сложную квантовомехаиическую проблему.
Точное решение этой проблемы должно учитывать ие только взаимо-
действие между ядрами и электронами соседних атомов, ио также ряд
далеких взаимодействий и, кроме того, конфигурацию электронной
оболочки, которая определяет структуру «холодной» решетки. Не-
обходимо также учитывать возмущения, возникающие вследствие
теплового движения. Чтобы избежать этих трудностей, были пред-
приняты приближенные расчеты, основанные на упрощенных моде-
лях атома, приложимые лишь в ограниченной области. Одним из
примеров такого упрощения является статистическая трактовка
Томаса — Ферми, которая была использована для оценки плот-
ности холодных металлов при крайне высоких давлениях, значи-
тельно выше тех, что достигаются в экспериментах. Трактовка ба-
зируется на очень упрощающем предположении: при достаточно
высокой плотности происходит полное разрушение структуры элек-
тронной оболочки. Для расчетов в области экспериментально дос-
тижимых давлений используются эмпирические и полуэмпирические
уравнения состояния. В интервале давлений ударных воли, вплоть
до или слегка превышающих 100 кбар, когда тепловые эффекты пре-
небрежимо малы, часто можно использовать простое соотиошеиие
давление — объем, предложенное Бирчем и Лоу (1935):
В этом уравнении	—модуль объемного сжатия.
Райс и сотр. (1958), интерпретируя результаты своих многочис-
ленных измерений скоростей ударной волны и свободной поверх-
ности в металлах в диапазоне давлений до 2 Мбар, применили урав-
нение состояния Ми — Грюнейзена:
p-pt = ±(E-Ek),	(13)
где у = у (у) — коэффициент Грюнейзеиа; причем зависимость его
от объема была использована в форме уравнения Дугдаля — Мак-
Дональда:
V Ъъ(рв1*)1ъ&	I	.....
7 ------------—-------—,	(14)
2 & (ри*^а)/&о	3
где производные вычислялись вдоль изотермы 0 К. Давление рк
и энергии Ek вдоль этой изотермы были найдены численным инте-
грированием уравнений (13) и (14) с учетом экспериментальных

338
Глава 7
зависимостей p(v) и Е(и) иа ударной адиабате (табл. 49). Температу-
ра вдоль различных изэнтроп была затем рассчитана из термодина-
мического соотношения
(У	\
-j-J-doj.	(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	
			’С
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
обусловленных сжатием холодной решетки, тепловой энергией
решетки и тепловой энергией электронов:
Р =	+	1)Г+ 4-РоРо^4-1),/,Т2>	(16)
£ = £s(Ii)4-Co74--Lp0 (ft + !)-'/• Л,	(17)
где р&(|л) и Eft(p) = ^Qpkdv — давление и внутренняя энергия вдоль
изотермы О К; у(р) — коэффициент Грюнейзена для решетки;
— удельная теплоемкость решетки при постоянном объеме;
ро—начальная плотность металла (плотность при Г = 0 К,
р = 0); Ро — коэффициент, учитывающий вклад электронов в удель-
ную теплоемкость; = р/р 0— 1— относительное увеличение плот-
ности; Т — абсолютная температура. Применяя экспериментально
определенные скорости ударной волны и массовой скорости, дав-
ление ударной волны, объемы и внутренние энергии, рассчитанные

Физика высоких давлений и ударные волны в твердых веществах 339
из законов сохранения, можно определить pk и у как функции
объема.
Экстраполируя экспериментальную кривую р = к изотерме
О К Томаса — Ферми — Калиткииа (Калиткии, I960) при давле-
ниях выше 100 Мбар, Гильден и сотр. (1964) провели приближенный
Таблица 50
Давление pf! и температура Тн на ударной адиабате,
коэффициент Грюнейзена у и давление рь вдоль изотермы 0 К
для урана
р-	7	Pk, Мбар	Рц, Мбар	ТН.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 pk, у,
давления рн и температуры Тн иа ударной адиабате урана при
различных значениях р.
7.5. 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 волиы с различными скоростями. Первоначально
предполагали, что перегиб связан с а->у(Ьсс—fee)-превращением.
Позднее, однако, Джоисои и сотр. (1962) в серии изящных экспери-
ментов с ударными волнами показали, что линия фазового равнове-
сия имела перегиб, который указывал и а существование третьей,
ранее неизвестной фазы. Эта фаза, как теперь установлено с помощью
статических измерений дифракции рентгеновских лучей, имеет
гексагональную плотиоупакованную структуру (рис. 255).

340
Глава 7
В связи с фазовыми превращениями в веществах, подверга-
ющихся 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 фа-
зовый переход a(bcc)->6(hcp).
— ударная волна в а-фазе; 16 — двухфазная об-
ласть <х—е на ударной адиабате; 1е — ударная волна в
е-фазе; 2 —статика, a-фаза (рентгеновские луча);
3 — статика, е-фаза (рентгеновские лучи); 4а — изо-
терма (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 дав-
ление — температура для железа.

Физика высоких давлений и ударные волны в твердых веществах
341
По-видимому, такие быстрые фазовые переходы возможны из-за
больших градиентов температур и давлений во фронте ударной
волны. Предположим, что толщина фронта 50- КГ8 см и разность
температур во фронте 25 °C. Если теплопроводность равна
0,4 Дж/см-с-° С, поток энергии составит примерно 2* 107 Дж/см2.
Следует также учесть влияние вязкости; влияние вязкости и тепло-
проводности оцениваются как сравнимые величины. Очевидно,
что скорости диффузии во фронте реальной ударной волны могут
быть достаточно большими. Следует остановиться на еще одном важ-
ном моменте. Давление и температура, достигаемые в ударной вол-
не сжатия, тесно связаны друг с другом, они возрастают вдоль удар-
ной 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.
7.6. УДАРНЫЕ ВОЛНЫ В УПРУГОПЛАСТНЧНЫХ
МАТЕРИАЛАХ
В предыдущем разделе мы говорили о достаточно высоких дав-
лениях ударных волн и поэтому могли пренебречь прочностью ма-
териала. При давлениях в ударной волне 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 плас-
тической деформации. Мы рассмотрим этот переход для идеально
упругопластического материала, для которого соотношение Пуас-
сона не зависит от давления. Для реальных металлов отклонения от
идеально упруго пластического поведения, так же как релаксация
и другие эффекты, зависящие от времени, усложняют процесс еще
больше.
В плоской ударной волне сжатия в области упругости умень-
шение объема происходит без перестройки атомной решетки. По-
скольку деформация равна нулю в направлениях, параллельных
фронту ударной волны, возникает напряженное состояние, которое
характеризуется гидростатическим давлением и напряжением сжа-
тия, направленным под прямым углом к фронту. Состояние вещест-
ва при одномерной деформации описывается уравнением
Рг — ?(Рг + Рх) = ®>
используя которое получаем для среднего значения давления вы-
ражение
= рх + 2р? „ (1 -|- &рх
Р 3	(1	3 *

342
Глава 7
где рх и рг — главные касательное и нормальное напряжения со-
ответственно; [ь — 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 распростра-
няются со звуковой скоростью:
где Ks = s
G =
Р
зц_2~) — модуль объемного сжатия;
V Е
+ — модуль сдвига,
Е — модуль упругости,
V — удельный объем,
= 1/о — плотность;
pcL, = Е------.	(18)
Возмущения давлений, которые сопровождаются пластической де-
формацией, распространяются со скоростью спл:
? =	- р-
пл dp	dv
pc* ----------.	(19)
лл 3(1—2fi)
Из уравнений (18) и (19) получаем соотношение между упругой и
пластической скоростью звука
/ суп у „ 3 (1 — н)	^20)
\ СПЛ /	1 + Iх
Для железа с Е == 2100 кбар, р == 7,81 г/см3 и [i = 0,28 при р — 0:
Суп = 5,87 км/с,	ре^н = 2690 кбар,
спл — 4,5 км/с,	р^ = 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

Ряс. 256. Уравнение состояния и структура ударной волны в упругоплас-
тичном твердом веществе.
а — линейное сжатие; б— структура ударной волны.
Рис. 257. Профиль давления для
различных моментов времени в упру-
гом предвестнике в железе Армко.
Толщина образца 20 и 51 мм (Андер-
сон, 1962).
Рис. 258. Ударные адиабаты и из-
энтропы расширения гранита в уп-
руго-пластической области для пло-
ских волн.
— продольное напряжение: рг ~ попереч-
ное напряжение; р — среднее давление; о —
удельный объем.

344
Глава 7
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 явля-
ются стабильными ударными волнами, н амплитуда первой волны
имеет тенденцию к уменьшению при распространении волны в ма-
териале (рис. 257).
В хрупких и твердых материалах, таких, как стекло или скаль-
ные породы, часто обнаруживается заметное увеличение прочности
с увеличением гидростатического давления, и поэтому в них наблю-
даются упругие волны большой амплитуды.
На рис. 258 показаны зависимости рг, 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 IV. 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., /Ку чих ин В. И., Браж-
ник М. И. (1958). Динамическая сжимаемость и уравнение состоя-
ния железа при высоких давлениях, ЖЭТФ, 34, 874.
Альтшулер Л. В., Крупников К. К., Бражник М. И. (1958), Динами-
ческая 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. (1960),
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 сжимае-
мость алюминия, меди, свинца и железа при высоких давлениях, ЖЭТФ,
38, 1061.
Альтшулер Л. В., Баканова А. А., Трунин Р. Ф. (1962), Ударные адиа-
баты 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., Тру-
нин Р. Ф. (1968), Сравнительная сжимаемость железа и свинца при
давлениях 31—34 Мбар, ЖЭТФ, 54, вып. 3, 785.
Anderson G. IV. (1962), Electrical and optical effects of shock waves in cry-
stalline quartz. Comptes rendu CNRS Colloque. “Les Ondes de Detona-
tion”. Gif-sur-Yvette, France, 1961. Centre National de Recherches Scien-
tifique, Paris.
Azts 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.

Литература
345
Berger J., Viard J. (1962), Physique des explosifs solides, Dunod, Paris.
Berggren, K. F., Froman A. (1965a), Compressed atoms. FOA Report A
4444-411.
Berggren K. F., Frdman 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 pro-
perties of matter at high pressures and temperatures. University of Cali-
fornia Report, UCRL-7437.
Bundy F. P. (1965), Pressure—temperature phase diagram of iron to 200
kbar, 900 °C, J. appl. Phys., 36, 616.
Bundy F. P., Strong H. M. (1962). 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. Chem. So-
lids, 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., Lynch 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 Phy-
sics and Chemistry” (Bradley R. S., ed.), Vol. 2., Academic Press, Lon-
don and New York.
Feynman R. P., Metropolis Teller E. (1949), Equations of state of ele-
ments based on the generalized Fermi—Thomas theory, Phys. Rev., 75,
1561.
Fowles G. R. (1962), Shock-wave compression of quartz, Ph, D. thesis, Depart-
ment 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 V., Lundberg L,, Persson P. A. (1964), Private communication.
Ганделъман Г. M. (1962), Квантовомеханический расчет уравнения состоя-
ния 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., Ristler S, S. (1958), High pressure developmets, A. Rev. phys.
Chem., 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. Chem., 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 в
обменными поправками, ЖЭТФ, 38, 1534.
Кормер С. Б., Фунтиков А. И., Урлин В. Д., Колесникова А. Н. (1962)

346
Глава 7
Динамическое сжатие пористых металлов и уравнение состояния с пе-
ременной теплоемкостью прн высоких температурах, ЖЭТФ, 42, вып. 3,
686.
Lawson A. W. (1956), The effect of hydrostatic pressure on electrical resisti-
vity 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. 6. (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.
Ry lander A., Persson P. A. (1965), Determination of the thrpw-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., Forsgren K. F., Drickamer H. G. (1964), Apparatus
for X-ray measurements at very high pressures, Rev. Scient. Instrum.,
35, 29.
Persson P. A., Persson /. (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 /. 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.
Swens son C. A. (1960), Physics at high pressure, Solid St. Phys., 11, 41
Taylor J. IT., Rice Af. FL (1963), Elastic-plastic properties of iron, J. appl.
Phys., 34, 364.
Van Thiel M. (1965), Compendium of shock wave data. University of Califor-
nia. Lawrence Radiation Laboratory, Report UCRL-50108, Vols 1 and 2.
Верещагин Л. Ф., Зубова E. В. (1961), Измерение напряжений сдвига в
различных веществах при давлениях до 100 000 атмосфер, ДАН СССР,
5, 1031.
Wacker lee J. (1962), Shock-wave compression of quartz, J. appl. Phys., 33,
922. .
Whatley L. S., Lippincott Ё. R., Van Valkenburg A,, Weir С. E, (1964),
Optical studies at high pressures. Science, N. Y., 144, 968. Viard J. (1962).
Adiabatique dynamique de 1’uranium. 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 моно-
графий и обзорных статей, а также труды конференций, поскольку они ста-
ли справочными книгами в области детонации,
А.	Монографии и обзорные статьи
Афанасьев Г. Т., Боболев В. К. (1968), Инициирование твердых взрывча-
тых 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 сжи-
маемость металлов при высоких давлениях, Усп. физ, наук, 11, 678.
Андреев К. К. (1957), Термическое разложение и горение взрывчатых ве-
ществ, 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., Vtard J. (1962), Physique des explosifs sol ides, 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., Yoffe 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. ed. (1963, 1969), High Pressure Physics and Chemistry, Vols 1
and 2 (1963); Vol. 3 (1969), Academic Press, New York and London.
Bridgman P. IF. (1949), The Physics of High Pressures, G. Bell, London.
Bridgman P. IF. (1964), Collected Experimental Papers, Harvard University
Press, Cambridge, Mass.
Bandy F. P., Hibbard IF. 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, Prin-
ceton.
Cook Af. A. (1958), The Science of High Explosives, Reinhold Publishing
Corp., New York.
Deal IF. E, (1962), Dynamic high-pressure techniques. In “Modern Very
High Pressure Techniques” (R. Я. Wentworth, ed.), pp. 200—227, But-
terworth, London.
Doran D. G. (1963), Measurement of shock pressures in solids. In “High-Pres-

348
Монографии и труды конференций
sure Measurement” (Л. Л. Glardini, Е. С. Lloyd, eds) рр. 59—86, But-
terworth, 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 Phy-
sics and Chemistry” (R. S. Bradley, ed.), Vol. 2, pp. 209—291, Academic
Press, New York and London.
Eyring H., Powell R. E., Duffy G. A., Purlin, R. B. (1949), The Stability
of Detonation, Chem. Rev., 45, 69.
Finkelstein R. J., Gamov 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 f(. (1959), Theory and Practice of Blasting, Nippon Rayaku.
Itterbeek S. van ed. (1965), Physics at High Pressure and theCondenced Phase,
North-Holland, Amsterdam.
Jacobs S. J. (1960), Recent Advances in Condenced Media Detonation, ARS-
Journal, 30, 151-
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), R. H. Fraankel (ed), Atlas Copco AB, Stock-
holm 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, eas), 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. Phys.,
31, 1253—1269.
Rice M. H,, McQueen R. G., Walsh J. M. (1958), Compression on so-
lids by strong shock waves, Solid State Phys., 6, 1—63.
Paul F., 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 “Rurzzeitphysik” (R. 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 F. (1959), Modern Explosives, Royal Institute of Chemistry, Mono-
graphs, № 5.
Vbbelohde A. R. (1956), Combustion Process, Part 5 (R. N. Pease, ed.),
Oxford University Press, London.

Монографии и труды конференций
349
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., Kpmpaneets A. S. (1955), Theory of Detonation, Academic
Press, New York and London.
Зельдович Я. Б., Райзер Ю. П. (1963), Физика ударных волн и высоко-
температурных 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, Bal-
timore, 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, i960, William and Wilkins, Bal-
timore, 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.
В.	Труды международных конгрессов no промышленной химии
Труды международных конгрессов (секция, иа которой рассматривались
вопросы, связанные с применением В В), происходивших в Бельгии, опубли-
кованы 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 con-
ference 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.

350
Монографии и труды конференций
“Third Symposium on Detonation’’. James Forestal Research Center, Prin-
ceton 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).
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
1.1.	Мощные ВВ................................................. 9
А.	Введение.............................................. 9
Б.	Исторический обзор ...................................10
В.	Взрывчатые вещества...................................14
Г.	Взрывоопасность ......................................23
1,2.	Детонация.................................................  27
А.	Процесс детонации ....................................28
Б.	Уравнение состояния продуктов детонации...............34
1.3.	Структура зоны реакция ....................................39
1.4.	Зависимость скорости детонации и параметров состояния вещест-
ва во фронте детонационной волны от плотности заряда ....	42
1.5.	Влияние диаметра заряда: критический диаметр и критическая
плотность .....................................................52
1-6. Детонация с малой и нормальной скоростями в динамите и других
неоднородных ВВ .........................................  64
1.7.	Расширение газообразных продуктов детонации................81
1.8.	Канальный эффект........................................  85
А.	Внутренний канал .................................  .	85
В.	Внешний канал..........................................90
Список литературы...............................................98
Глава 2. Инициирование взрыва ударными волнами..................ЮЗ
2.1.	Давление инициирующей ударной волны меньше давления во
фронте детонации...........................................104
А. Однородные жидкости и монокристаллы..............• . . 104
Б. Неоднородные ВВ......................................    111
2.2.	Давление инициирующих ударных волн больше давлений
детонации ВВ...................................................118
2.3.	Передача детонации через преграду........................129
2.4.	Инициирование детонации ударом осколка....................133
2.5.	Сравнительные результаты опытов по передаче детонация через
преграду и инициированию ударом осколков...................139
2.6.	Инициирующие свойства детонаторов.........................143
2.7.	Безопасные расстояния между зарядами при передаче детонации
через воздух...............................................150
Список литературы .............................................152
Глава 3. Инициирование взрыва при механических воздействиях 154
3.1.	Боуденовская концепция горячих точек......................154
3.2.	Инициирование взрыва трением..............................163

352
Содержание
3.3.	Механизм копровых испытаний.................................168
3.4.	Инициирование жидкостей в трубчатых контейнерах при ударе 175
3.5.	Детонация с малой скоростью в жидких ВВ.....................179
Список литературы..............................................  188
Глава 4. Влияние температуры ....................................191
4.1.	Теплота и скорость горения............................... 191
4.2.	Упругость пара, температура кипения и теплота испарения .	194
4.3.	Воспламенение накаленной проволокой ....................... 200
4.4.	Инициирование нагреванием.................................. 205
Список литературы................................................210
Глава 5. Излучение света при детонации...........................212
5,1.	Введение .................................................. 212
5.2.	Свечение продуктов детонации................................214
5.3.	Сжатие газов ударной волной.................................222
5.4,	Свечение окружающих газов.................................  225
Список литературы ............................................ 235
Глава 6. Воздействие ударных волн на окружающую среду .... 239
6.1.	Ударные волны в воздухе от зарядов без оболочки.............239
6.2.	Волны напряжений и ударные волны в упругих твердых вещест-
вах ........................................................ 243
6.3.	Формы работы взрыва в плотной среде.......................  247
А.	Введение ................................................247
Б. Ударная волна и газовая полость	в	воде.............. .	250
В.	Вязкая и пластическая деформация	в	свинцовом блоке . . .	257
Г. Модель разрушения породы ................................261
Д. Баллистическая мортира	 269
6.4,	Численный расчет движения ударной волны и поля напряжений
в породе вблизи шпура....................................    282
6.5.	Прочность горных пород......................................287
6.6.	Распространение трещин....................................  293
6.7.	Механизм дробления породы	взрывом ..........................303
А. Однородная порода........................................304
Б. Неоднородная порода......................................307
6.8.	Расчет заряда при взрыве	в породе...........................308
6.9.	Способность взрывчатых веществ производить разрушение по-
роды ........................................................311
Список литературы..............................................  315
Глава 7. Физика высоких давлений и ударные волны в твердых веще»
ствах ............................ .	............... 320
7.1.	Давления и температуры,	получаемые	экспериментально . . . 320
7.2.	Ударные волны и соотношения на ударном	фронте...............323
7.3.	Эксперименты с ударными	волнами..........................327
А.	Введение ................................................327
Б. Контактный метод .	 ...........................  332
В,	Метод столкновения	 .............................334
Г. Некоторые экспериментальные данные по ударной адиабате 335
7.4.	Уравнение состояния конденсированного вещества при высоких
давлениях....................................................337
7.5.	Фазовые превращения	в ударных волнах.....................  339
7.6.	Ударные волны	в	упругопластичных	материалах................341
Список литературы............................................    344
Монографии и труды конференций ............ 347