Эффекты поступательной неравновесности во фронте ударной волны

Эффекты поступательной
неравновесности во фронте
ударной волны
Великодный В.Ю., Московский физико –
технический институт (технический
университет), Долгопрудный, Россия
E-mail: Vvelikodny@mail.ru
Постановка задачи
Система кинетических уравнений Больцмана:
 Xi
f i
     ...( f i ' f j'  f i f j ) | g ji |  (| g ji |,  )d 2d 3 j
X
j
Функция распределения:
3
3
i
i 2
i
i 2


2
2

m
v

u
m
v

u
 mi 
mi 
 i
 i
s 
 
i 
f i  nsi 
exp


n
exp





 
i 
i
i 
i
2

kT
2
kT
2

kT
2
kT
s 
s
 











Граничные условия:
nsi ( )  n1i , nsi ( )  0, Tsi ( )  T1,
nsi ()  n1i , nsi ()  0, Ti ()  T2 ,
ni ( )  0, ni ( )  n2i , usi ( )  u1,
ni ()  0, ni ()  n2i , ui ()  u2 ,
Ti ( X )  T2 , ui ( X )  u2
Tsi ( X )  T1 , usi ( X )  u1
Соотношения Рэнкина-Гюгонио:
T2 (5M 12  1)( M 12  3) u2
4M 12
3 u12 1i  1j  1k
2

,
 2
, M1 
2
T1
16M 1
u1 M 1  3
5 kT1 n1i  n1j  n1k
Система уравнений
i  1, mi vxi , mi vi 2 , mi viX2
-
моменты функции распределения
Конечная система уравнений:
d
i i
i i
n
u

n

s s
 u   0,
dX
d
i i2
i i2
i
i
i
i
i

u


u

n
kT

n
kT

Q
(
m
v

s s
 
s
s


i X ),
dX
d
i i3
i i3
i i i
i i i
i2

u


u

5
k
(
n
u
T

n
u
T
)

Q
(
m
v
),

s s
 
s s s
   
i
dX
d
i i i
i i i
i 2
2k ( ns usTs  n u T )  Q (mi v X ),

dX
Система уравнений (2)
i
j
i
j
ij
(1,1) ij
ik
Q i (mV
 mik  n ip nrk (u ip  urk ) prik (1,1)
i i )   mij  n p nr (u p  ur ) pr  pr
pr
p ,r
p ,r
i
j



3
k
(
T

T

p
r ) ij
i2
i i (1,1) ij
i
j
i
ji
j ij
ij 
Q (mi v )  2mij  n p nr  pr 
1 pr  (u p  ur )(u p  rp  ur  pr ) pr   
p ,r 
 mi  m j
 


i
k


 i k (1,1)ik  3k (Tp  Tr ) ik
i
k
k ki
k ik
ik 
2mik  n p nr  pr 
1 pr  (u p  ur )(u p  rp  ur  pr ) pr  
p ,r 
 mi  mk



ii
Q (mi v iX2 )  mii (usi  ui ) 2 11ii s nsi ni (1,1)

s
 i j (1,1)ij  4k (Tpi  Tr j ) ij
 
1
i
j 2 ij
2 n p nr  pr  
 2 pr   ji (u p  ur ) 11 pr   
mi  m j
2
p ,r 

 

 i k (1,1)ik  4k (Tpi  Trk ) ik
 
1
i
k 2 ik
2 n p nr  pr  
 2 pr  ki (u p  ur ) 11 pr  
m

m
2
p. r 
i
k


 
Результаты (1)
Сравнение скоростей и температур компонент смеси с данными, полученными в работе
Куликов С.В. Поступательная неравновесность трехкомпонентного газа во фронте
ударной волны// МЖГ. 1997. №4. С. 171-178
1.2
V̂
T̂ i
i
1,4
1
1,2
0.8
1
Ряд1
Ряд2
0.6
0,8
Ряд3
Ряд4
Ряд3
Ряд4
0,6
Ряд5
0.4
Ряд1
Ряд2
Ряд6
Ряд5
Ряд6
0,4
0.2
0,2
0
-10
0
10
20
30
Ряд 1, 3, 5 – работа Куликова С.В.
Ряд 2, 4, 6 – данная работа
Параметры:
X /
0
40
-20
-10
0
10
20
30
40
50
Ряд 1, 2, 3 – данная работа
Ряд 4, 5, 6 – работа Куликова С.В.
M = 4, m2 / m1  20, m3 / m2  4,
n1 / n2  100, n3 / n2  1,
потенциал – «твердые сферы», d 2 / d1  2, d3 / d 2  1
X /
Результаты (2)
Сравнение скоростей и температур компонент смеси с данными, полученными в работе
Ruyev G.A., Fomin V.M., Shavaliev M. Sh. Shock – Wave Structure in a Ternary Disparate –
Mass Mixture. : In. Rarefied Gas Dynamics. Weinheim, New York, Basel, Cambrige.: VCH
Verlagsgesellshaft mbH., Ed. By Alfred E. Beylich. 1991. Vol. 1., pp. 183-190.
1.2
i
1.4
i
T̂ 1.2
V̂1.0
Ряд1
Ряд2
Ряд3
Ряд4
Ряд5
Ряд6
0.8
0.6
0.4
0.2
0.8
0.6
0.4
0.2
0.0
-10
Ряд1
Ряд2
Ряд3
Ряд4
Ряд5
Ряд6
1.0
0.0
10
30
50
70
Ряд 1, 2, 3 – данная работа
Ряд 4, 5, 6 – работа Шавалиева М.
Параметры:
90
X /
-10
10
30
50
70
90
Ряд 1, 2, 3 – данная работа
Ряд 4, 5, 6 – работа Шавалиева М.
M = 3, m2 / m1  100, m3 / m2  2, n1 / n2  300, n3 / n2  1,
потенциал – «твердые сферы», d 2 / d1  2,
d3 / d 2  1
X /
Результаты (3)
Сравнение изменения профилей парциальных концентраций компонент смеси Gmurczyk
A. S., Tarczynski M., Walenta Z.A. Shock wave structure in the binary mixtures of gases with
disparate molecular masses: In. Rarefied Gas Dynamics.
nˆ
i
 
1.2
1.0
0.8
nˆ i
0.4
Ряд2
Ряд3
0.6
Ряд4
0.4
0.0
0
10
20
30
40
X /
 8
1.2
nˆ i 1.0
0.8
Ряд1
Ряд2
Ряд3
0.6
Ряд4
0.4
0.2
0.0
-10
Ряд1
Ряд2
Ряд3
Ряд4
0.2
0.2
-10
1.0
0.8
Ряд1
0.6
  14
1.2
0
10
20
30
40
X /
0.0
-10
0
10
20
30
40
X /
Ряд 1, 2 – данная работа
Ряд 3, 4 – эксперимент
Параметры: M = 3,61,
m2 / m1  32,75,
6
m3 / m2  37,5, n1 / n2  65,667, n3 / n1  10 ,
 2 /  1  1,582,  3 /  2  1,
потенциал –
  1 / r
Результаты (4)
Зависимость скачка температуры
T i
i
 Tmax
 T2 от числа Маха
0.4
T
0.3
Ряд1
Ряд2
0.2
0.1
0
0
2
4
6
8
10
12
M0
Ряд 1 – компонент 1, Ряд 2 – компонент 2
Параметры:
m2 / m1  100, m3 / m2  2, n1 / n2  300, n3 / n2  1,
потенциал – «твердые сферы»,  2 /  1  2,  3 /  2  1
Результаты (5)
Изменение параллельных составляющих температур компонент смеси в
системе координат, связанной с собственной скоростью компонентов смеси
Ti
1.4
1.2
1.0
0.8
1
0.6
2
3
0.4
0.2
0.0
-20
0
20
40
60
80
X /
Ряд 1 – компонент 1, Ряд 2 – компонент 2, Ряд 3 – компонент 3
Параметры: М = 3, m2 / m1  100, m3 / m2  2, n1 / n2  300, n3 / n2  1,
потенциал – «твердые сферы»,  2 /  1  2,
3 /2  1
Результаты (6)
Изменение параллельных составляющих температур компонент смеси в
системе координат, связанной с центром масс компонент
T0i
4
3
1
2
3
T0
2
1
0
-20
0
20
40
60
X /
Ряд 1 – компонент 1, Ряд 2 – компонент 2, Ряд 3 – компонент 3
Параметры: М = 3, m2 / m1  100, m3 / m2  2, n1 / n2  300, n3 / n2  1,
потенциал – «твердые сферы»,  2 /  1  2,
3 /2  1
Результаты (7)
Изменение параллельных составляющих температур компонент смеси в
системе координат связанной с центром масс компонент
T i0
-20
13
12
11
10
9
8
7
6
5
4
3
2
1
0
1
2
3
T0P
0
20
40
60
X /
Ряд 1 – компонент 1, Ряд 2 – компонент 2, Ряд 3 – компонент 3
Параметры: М = 3, m2 / m1  100, m3 / m2  2, n1 / n2  300, n3 / n2  1,
потенциал – «твердые сферы»,  2 /  1  2,
3 /2  1
Результаты (8)
Изменение перпендикулярных составляющих температур компонент смеси
Ti
1.0
0.8
1
0.6
2
0.4
3
T0N
0.2
0.0
-20
0
20
40
60
X /
Ряд 1 – компонент 1, Ряд 2 – компонент 2, Ряд 3 – компонент 3
Параметры: М = 3, m2 / m1  100, m3 / m2  2, n1 / n2  300, n3 / n2  1,
потенциал – «твердые сферы»,  2 /  1  2,
3 /2  1
Результаты (9)
Изменение тензора напряжений компонент смеси в собственных системах
координат компонент
0.00
-40
0
-20
20
40
60
80
X /
-0.02
-0.04
1
-0.06
2
3
-0.08
-0.10
Si
-0.12
Ряд 1 – компонент 1, Ряд 2 – компонент 2, Ряд 3 – компонент 3
Параметры: М = 3, m2 / m1  100, m3 / m2  2, n1 / n2  300, n3 / n2  1,
потенциал – «твердые сферы»,  2 /  1  2,
3 /2  1
Результаты (10)
Изменение тензора напряжений компонент смеси в системе координат
центра масс смеси
0.1
-20
-0.1
0
20
40
60
80
X /
-0.2
-0.3
-0.4
1
2
3
S0
-0.5
-0.6
S
i
0
-0.7
Ряд 1 – компонент 1, Ряд 2 – компонент 2, Ряд 3 – компонент 3
Параметры: М = 3, m2 / m1  100, m3 / m2  2, n1 / n2  300, n3 / n2  1,
потенциал – «твердые сферы»,  2 /  1  2,
3 /2  1
Результаты (11)
Изменение теплового потока компонент смеси в собственных системах
координат компонент
0.0
-40
-20
0
20
40
60
80
X /
-40
0.0000
-20
0
-0.0005
-0.1
20
40
60
80
X /
-0.0010
-0.0015
-0.2
-0.0020
-0.3
1
2
3
-0.0025
-0.0030
-0.4
-0.0035
-0.0040
-0.5
Qi
-0.6
Q
i
-0.0045
-0.0050
Ряд 1 – компонент 1, Ряд 2 – компонент 2, Ряд 3 – компонент 3
Параметры: М = 3, m2 / m1  100, m3 / m2  2, n1 / n2  300, n3 / n2  1,
потенциал – «твердые сферы»,  2 /  1  2,
3 /2  1
Результаты (12)
Изменение теплового потока компонент смеси в системах координат центра
масс смеси
0.05
0.0
-40
-20
0
-0.5
20
40
60
80
Q
X /
i
0
0.04
-1.0
0.03
-1.5
1
2
0.02
Q0
3
-2.0
0.01
-2.5
-3.0
Q
i
0
-3.5
0.00
-40
-20
0
20
40
60
80
-0.01
Ряд 1 – компонент 1, Ряд 2 – компонент 2, Ряд 3 – компонент 3
Параметры: М = 3, m2 / m1  100, m3 / m2  2, n1 / n2  300, n3 / n2  1,
потенциал – «твердые сферы»,  2 /  1  2,
3 /2  1
X /
Заключение
1. Разработана методика решения системы кинетических уравнений Больцмана,
основанная на обобщении методов Тамма – Мотт- Смита, позволяющая
учитывать высокоскоростные хвосты функции распределения и описывать
высокопороговые физико – химические процессы в ударных волнах при учете в
правой столкновительной части кинетических уравнений неупругих членов.
2. Проведено тестирование методики решения системы уравнений Больцмана для
трехкомпонентных смесей путем сравнения с известными теоретическими
расчетами на основе различных подходов и в вырожденном случае – с
экспериментом ( для исчезающее малой концентрации третьего компонента).
Проведена сравнительная характеристика результатов.
3. Проведены расчеты высших моментов от функции распределения,
параллельных и перпендикулярных парциальных температур, парциальных
тепловых потоков, вязких напряжений. Проведен анализ поведения профилей
этих величин во фронте ударной волны.
4. Проведены расчеты различных характеристик, характеризующих
поступательную неравновесность во фронте ударной волны в
трехкомпонентной газовой смеси, при разных числах Маха и потенциалах
взаимодействия частиц. Проведен анализ результатов.
Эффекты поступательной
неравновесности
ЭФФЕКТЫ ПОСТУПАТЕЛЬНОЙ
НЕРАВНОВЕСНОСИ
Выводы:

объяснить «аномально» малые времена индукции цепной реакции H2 +O2 в случае инициации
этой смеси слабой ударной волной, наблюдаемые в ряде экспериментов [6,8,9],





неравновесное излучение в смесях CS2, SO2/Kr, Xe (компоненты близкие по массе) [11],
« аномально» высокая ионизация Ar во фронте ударной волны умеренной интенсивности
(М=4.4-7), описанная в работах [12,13].
В результате теоретических исследований показана возможность влияния эффекта
поступательной неравновесности на время задержки ( индукции) цепных реакций на рис. 1
приведено сравнение с экспериментом [8].
Анализировались так же и другие эксперименты и теоретические модели [9]. Например,
время индукции цепной реакции H2 /O2 + инертные примеси в диапазоне температуры за
фронтом ударной волны 720-780К и давлении 10-100 атм. в присутствии радикалов O (1%) по
модели [9] совпадает со случаем присутствия 0,2% молекулы O2(b1Σg+) в состоянии с
возбужденным электроном по расчетам данной работы. Однако для получения радикала О
необходимо потратить энергию ~6 ev, а для получения O2(b1Σg+) – только ~1.6 эВ.
Спрашивается откуда взять такое количество радикалов O при столь малых интенсивностях
ударной волны? С позиций эффектов поступательной неравновесности во фронте слабой
ударной волны можно объяснить «аномальную» задержку воспламенения смеси H2 + O2 +
инертные примеси , наблюдаемую в работе [9].
литература














1. Bird G.A. Collisdion rates and collisional energy distributions within shock waves//Proc. Of Tenth. Int. Shoch
Tuybe Symp. Japan. 1975. P 284-287.
2.
Колышкин И.Н., Эндер А.Я., Эндер И.А. Разложение по максвеллианам в задачах монотонной и
немонотоннй релаксации: Москва, Наука Молекулярная газодинамика и механика неоднородных сред.1990.
С 75-82..
3.
Velikodniy V.Yu., Emel’yanov A.V., Eremin A.V. Nonadiabatic iodine molecule excitation in the shock wave
translational nonequilibrium a region .// Zhurnal Technicheskoi Fiziki. 1999. V.89. №10. P. 23-33.
4.
Velikodniy V.Yu. Decision of Boltzmann equation for task of structure of shock wave front// XII International
conference on the computing mechanics and modern applied program systems, theses of reports. V.1, 2003.
P.144-145.
5.
Velikodniy V.Yu. The effect of translational nonequilibrium in a shock wave on initiation of the H2 +Cl2
reaction// Chem.Phys. Reports 2001. Vol.19(4). P.787-792.
6.
Divakov O.G., Velikodnyi V.Yu., Eremin A. V., Ziborov V. S. Nonequilibrium ignition of H2/O2 deluter
mixtures in the weak shock wave front// IV Int. Schol-Seminar. Nonequilibrium processes and their Application.
1998. Minsk. Belarus. P. 155-160.
7.
Velikodniy V. Yu., Bityurin V.A. The effect of translational nonequilibrium on the kinetic of physicochemical
conversion in the shock wave front// Chem. Phys. Reports. 1997. Vol.16(9). P. 1521-1531.
8.
Divakov O. G., Eremin A.V., Ziborov V.S., Fortov V.E. Non-equilibrium ignition oxygen -hydrogen mixtures
in front of a weak shock wave // Dokl. RAS. 2000. V.373, № 4. p.487-490.
9.
Gel'fand B.E., Medvedev S.P., Homik S.V., Popov O.E., Kusharin A.J., Agafonov G.L. Spontaneous
ignition of mixtures hydrogen-oxygen at high initial pressure // Dokl. RAS, 1996, v.349, №4. p.482-485
11.
Genich A.P., Kulikov S.V., Manelis G.B., Chereshnev S.L. Thermophysiucs of translational relaxation in
shock waves in Gases // Sov. Tech. Rev. B Therm. Phys. 1992. v.4. P. 1-69.
12.
Bazhenova T.V., Gvozdeva L.G., Lobastov J.S., Naboko I.M., Nemkov R.G., Predvoditeleva O.A. Shock
waves in real gases. M.: Nauka, 1968, p.189
13.
Kozlov P.V., Losev S.A., Romanenko J.V. Translational non–equlibrium in front of shock wave in a mixtuer
of argon and helium // Letters in Zhurnal Technicheskoi Fiziki 2000, v.26. Issue 22. p.69-75.
14.
Bird G.A. The velocity distribution function within a shock wave// J. Fluid Mech. 1967. vol. 30. Part.3. P.
479 –487.
15.
Kogan M. N. Rarefied Gas Dynamics. M.: Nauka. 1967. 440 p.
КЛАСТЕРНЫЙ ТЕРМОЯДЕРНЫЙ СИНТЕЗ
(КРИТИЧЕСКИЙ АНАЛИЗ ПУБЛИКАЦИЙ)
ПРИНЦИПИАЛЬНАЯ СХЕМА ДВИГАТЕЛЬНОЙ
УСТАНОВКИ И ЭЛЕМЕНТОВ ЕЕ КОНСТРУКЦИИ
СХЕМА РАБОТЫ УСТРОЙСТВА ПРИ СРАБЫТАВАНИИ
ЗАРЯДА
lolock - guillotine -
collimated beam of neutrons
blasting blasting charge
charge
mechanism of blasting charge
supply
porous iceice
Cf252
ice
nozz
Bbarrel of
Проведение предварительных испытаний
Крепления для проволочки
Взрыв проволочки из
молибдена. Одно из тестовых
испытаний.
ПРИНЦИПИАЛЬНАЯ СХЕМА КОСМИЧЕСКОГО КОРАБЛЯ
equipment for production
of porous ice
water
shield
people, load
engine
equipment for production
of blasting charge
ВЫВОДЫ





Создание детонационного космического двигателя позволит в 5 10 раз
сократить время полета к Марсу, Юпитеру, Ио при существенно большей
полезной нагрузке (по сравнению с ЖРД).
Важное преимущество детонационного ядерного двигателя перед
ядерными двигателями других конструкций состоит в том, что в данном
случае не так остро стоит проблема сброса избыточного тепла в космос.
Последнее позволяет существенно уменьшить вес конструкции и
удешевить стоимость космического корабля
Предварительные расчеты показали, что можно получить тягу P = 400 т и
удельный импульс J = 5400 с. Это существенным образом превышает
параметры для ЖРД по J и электрореактивных ядерных двигателей по P
Важным преимуществом данного детонационного ядерного двигателя
перед ЖРД и ядерными двигателями других конструкций является то, что
вместо водорода и кислорода для ЖРД, водорода для целого ряда
ядерных двигателей традиционных конструкций в нем в качестве вещества
- движетеля предполагается использовать пористый лед. Это связано с
тем, что в детонационном двигателе такой конструкции удельный импульс
Isp~ ()-1/4, а не Isp~()-1/2 (где  - молекулярный вес) как в ЖРД и ядерных
двигателях традиционных конструкций [9]. Поэтому вместо жидкого
водорода, который имеет малую плотность =0.172 г/см3 возможно
использовать пористый лед, который можно готовить прямо на борту
летательного аппарата.
Возможен вариант двигателя для корабля с целью перевозки людей с
более высокой скоростью, но с меньшей полезной нагрузкой, и для
перевозки грузов с меньшей скоростью, но с большей полезной нагрузкой.
Крейсерская скорость в первом случае составляет V = 55 -120 км/c во
VA
df A
( 2 )'
   [ f AB
(rA , rA  k AB , V A' , VB' ) 
dX
B ( g k )0
( 2)
AB 2
 f AB
(rA , rA  k AB , V A , VB )]PAB
 AB ( g BA  k )d 2 kd 3VB 

1
( 2 )'
[ f CD
(rC , rD , VC , VD ) 


2 C , D , B ( g k ) g *BA
( 2)
CD 2
 f AB
(rA , rB , V A , VB )]PAB
 AB ( g BA  k )d 2 kd 3VB ,
f
( 2)
AB
(rA , rB ,VA ,VB )   (rA , rB ,| {n p }) f A (rA ,VA ) f B (rB ,VB ),
 AB (rA , rB | {n p })  1    V (rA , rB , | rp )n p (rp )d 3 rp 
p
1
V (rA , rB |rp , rs )n p (rp )ns (rs )d 3 rp d 3 rs  ...,


2 p ,s
f j (r   ij k ,V j )  f j (r ,V j )   ij k 

 ijc
k
CD
AA1
f j (r ,V j )
r
1
2

 ij (r , r   ij k | {ni })   ijc   ij k 
1 2
 
 ij kk :
f j (r ,V j )  ...,
2!
r r

3 ii jj
  ii jj
 Z 2 
ZZ 2  2
 
 ii   jj

jj
 ii

 erf ( E
s
r

1
 
  ij2 kk :
 ijc  ...,
8
r r




2

Z 22  / Z 3


CD
k AA


1
n2
1
n2
  ( g  k )   
2
s
s,
s,
s c
2
3
3
f s f PsCD
 d kd Vd V1 
( g k ) g *
 f  2 3 3
( g  k ) s3  sc PsCD
 k d kd Vd V1
 fs 
 r 
( g k ) g *
 
E s*
3 CD

1
 ns n  (1,1)
 p AA   2  s  sc {
[U s 

][erf ( E s*  U s ) 
4
4
2U s U s

s
  n
*
 ijc
E s*
1
2
*
*
 U s )]  exp( U s  E s )[ch(2U s E s ) 
sh(2U s E s* )]},
2
U s
Расчет развала молекулы
бензола
P
кбар
11
15
52,4
121
174
10600
11176
13200
14091
14300
1063,6
1236,2
2474,4
4638
6132,5
875
1004
1934
3561
4684,5
509,8
556,7
918,8
1552,3
1991
 /
0,0206
0,0217
0,0253
0,02704
0,0275
%
0,59
0,763
1,523
1,9922
2,15
 exp %
0,4
1
-
-
-
Tef (max) K
Trot K
Ttr K
Teq K
Ударная волна в воде
P
ГПа
10,1
12,2
13,1
14,7
17
8830
9490
9720
10100
10544
Trot K
2184,6
2475
2604
2820
3126,3
Ttr K
1472,6
1657
1734,6
1869,3
2003
953
1104,6
1151,5
1233
1362,5
863
1017
1074
1198
1367
0,0793
0,0807
0,0812
0,082
0,0829
1,5
1,87
2,01
2,2
2,52
Tef (max) K
Teq K
*
eq
T K
 /
%
Рис.3. Изменение отношения длины свободного пробега к толщине ударной волны
 /
в зависимости от числа Маха в плотном газе (b=0,8). Сравнение различных подходов.
ki
)
k2
констант скоростей реакции разрыва двойной связи в молекуле бензола, посчитанных по формуле (18)
Рис.5. Изменение логарифма отношения lg(
k neq
- кривая 1 и на основе закона Аррениусаk ar
- кривая 2, к константе скорости за зоной поступательной
неравновесности








ВЫВОДЫ
Получено решение задачи о структуре ударной волны в реагирующем газе
большой плотности и жидкости.
Получено аналитическое выражение для константы скорости физикохимических превращений в зоне поступательной неравновесности во фронте
ударной волны для плотных газов и жидкостей.
Показано, что аррениусовская кинетика не пригодна для описания процессов
физико-химических превращений в зоне поступательной неравновесности во
фронте ударной волны.
Предложен новый метод, обобщающий метод Мотт-Смита для решения задачи
о структуре ударной волны в реагирующих плотных газах и жидкостях.
Наиболее вероятным механизмом, по которому может реализоваться разрыв
двойной связи C=C в молекуле , является механизм сильных однократных
неадиабатических суперстолкновений.
В зависимости от молекулярной структуры, величины порогов энергии
активации, интенсивности ударных волн эффекты поступательной
неравновесности ( существенное превышение выхода продуктов реакции,
наработанных в зоне поступательной неравновесности, над выходом продуктов
за этой зоной) могут проявляться или отсутствовать.
Работа поддержана Российским Фондом Фундаментальных Исследованийгрант N 01-03-32729 a.
Внешний вид установки для обжатия микропористой среды при
взрыве проволочки кольцевой конфигурации
Гамма-спектры неактивированного и активированного индия
Совмещённый гамма-спектр. (Индий
ненаактивирован – спектры фона
и индия практически совпадают.) 28.10.2005.
Совмещённые гамма-спектры индия– синяя
кривая и фона
лиловая кривая. Жёлтым цветом
выделена энергетическая область
расположения
фотопика Е=417кэВ. Индий активирован.
Результаты расчета потока нейтронов
f [n/cm2 c]
8*105
1,2*107
Ф [n/имп.]
2,2*109
1,5*1010
f – плотность потока нейтронов,
Ф=4πR2f* - полный поток «в четыре пи»,
где R- расстояние от мишени до
эпицентра реакции