杨美霞[1]2005年在《疏松铁冲击卸载声速与铁的高压熔化线研究》文中进行了进一步梳理铁是构成地球内外核的主要元素。地球固态内核与液态外核边界处(10B)压力为330GPa,其温度应该对应该压力状态下铁的熔化温度。因此,确定铁的高压熔化线一直是地球物理和高压物理研究领域中重要课题之一。在实验室,利用冲击波或金刚石压砧加载手段可以将铁压缩到较高的压力状态,并通过直接测量或间接计算熔化温度可以在一定压力范围内确定出铁的熔化温度。将高压熔化线外推至地球IOB压力,可以得到IOB温度。然而,人们采用冲击波方法和DAC技术得到的熔化线之间存在系统偏差,其外推所得IOB压力下温度值相差甚远。由此引发人们对两种实验测量方法的合理性以及高压熔化机制的讨论。解决上述系统偏差,继而确定铁的高压熔化线成为近年来备受关注研究方向。围绕该问题,本文在以下几个方面取得了一些新数据和新认识: (1)采用冲击波声速测量技术,确定出两种具有不同疏松度的铁样品的冲击熔化压力点,它们分别发生在1 34GPa和87GPa处。这是本文最重要的创新点。利用本文结果,并结合Brown and McQueen和Nuygen andHolmes确定的密实铁冲击熔化压力值(260GPa),可以直接根据冲击高压数据限定铁的高压熔化线,而不必依赖静高压(DAC)实验测量结果。 (2)利用冲击温度与铁样品初始密度之间的相关性,本文在比较宽的温度和压力区域获得了8个冲击卸载声速新数据点。对于平均初始密度为6.9g/cm~3的样品,获得四个声速数据点,冲击压力在100-135GPa之间;对于平均初始密度为6.3g/cm~3的样品,同样得到四个声速数据点,冲击压力在75-90GPa之间。这批新数据对限定铁的高压状态方程以及高压本构方程都具有重要意义 (3)本文成功尝试了一种新的声速测量技术,即反向碰撞方法。该技术可当作对传统多台阶光分析技术的补充。对于疏松度较大的铁样品,反向碰撞方法得到的声速测量信号特征更明显,在一定程度上提高了声速的测量精度。
李西军[2]2000年在《铁高压熔化线研究》文中进行了进一步梳理近年来，在地球深部物质物性研究领域出现的一个重要课题是：用冲击波法测量的铁的高压熔化线（p_H＞200GPa范围）比用金刚石压砧装置测得的数据（p＜200GPa范围）系统地偏高（在同一压力下，温度偏高）。由于这些数据对界定地核的热结构至关重要，因而引起了广泛关注。本文试图利用多孔材料冲击温度高于密实材料冲击温度（在相同的冲击压力下）的特性，直接测量较低压力下铁的熔化温度，以进一步验证上述的系统偏离程度，并结合新近发展的固体熔化理论，以求对上述系统偏离现象作出澄清和解释。 通过研究和分析，取得以下新数据和新认识： （1）对冲击温度测量数据处理中涉及到的重要问题—界面温度解，本文作了较为系统 的讨论和评述。目前常用的解是Gover和Urtiew从傅立叶热传导模型出发导出的， 有较好的近似性和适用性。但也存在两个问题：一是物理上的不自洽性（热波速度 无限大和击波速度远大于热传导速度）；二是求解中需要用到的一个目前无法实测 的在高温高压条件下的介质的热导率数据。为此，我们回顾了非傅立叶热传导模型 解、热阻模型解及汤文辉等人提出的由金属透光性（光学厚度）引起界面温度初期 表观热辐射峰状结构问题。尽管这三个模型的物理本质不一样，但它们的界面温度 解都有一个共同点—界面温度解中有一个初始温度峰值，只是，大约经过10ns后， 它要弛豫到由傅立叶热传导模型导出的界面温度。这个结果正是傅立叶热传导模型 近似性的所在，在目前用于测量界面温度的辐射高温计系统的时间分辨率约为10— 20ns的情况下，上述的初始峰值难以被记录下来，因而傅立叶热传导解的近似性被 视为是可以“容忍”的，并得以广泛应用。“坏事可以变为好事”，后三个模型为 我们带来了新机遇，即记录中的辐射峰值对应着金属的卸载温度（误差约5%）。如 果它能被记录下来，就可以免去难以精确测定高温高压下介质热导率数据的烦恼， 因为这个数据是傅立叶热传导模型中从界面温度计算卸载温度时必不可少的。显然， 实现这个新希望的关键技术是要把高温计系统的时间分辨率提高到1ns。 （2）测量铁高压熔化线的技术基础是冲击温度的测量。冲击温度测量实验中，数据处 理要用到另一个重要的材料参数是Grüneisen系数γ。为此，我们对多孔铁（ρ_00=6.904 g/cm~3，以后不再注明）的Hugoniot物态方程作了精密测量，得到的冲击波速度关系 式：D=2.997+1.603u_p（km/s），式中D和u_p分别是冲击波速度和波后粒子速度。然后， 通过Grüneisen物态方程，得到了铁的Grüneisen系数γ，它可以用经验公式：γ/V~n=γ_0/(V~n)_0 γ_0=1.945，n=1，ρ_0=7.856g/cm~3表示，式中v为比容。本文计算γ时首次引入了多孔 铁样品熔化的修正。 （3）用光分析法测量了冲击压缩状态下多孔铁的声速。实验结果是：在p_H＜122GPa区 卜李西军 铁高压熔化线研究2000．4 测得的是纵波声速；其经验拟合式是：c；＝5．951＋1二24！up。－0口349In‘p。，p。的 单位是＊比，c．的单位是Ms，表明在该压力区，多孔铁具有固体性质：在阶157 GPGP。 区测得的是体声速C旷 表明该压力区多孔铁己转变为液体。因此，可以把该多孔铁 的冲击熔化压力限制在122157GPa范围内。结合冲击温度计算，在THh平面上 划出了铁的一个熔化线范围，并发现，这个范围大致位于Williams等人和YOo等人 用冲击波法测得的铁的高压熔化线向低压方向的外推上。 ＊）根据 Tan等人提出的金属样品发生熔化情况下的界面温度模型，用模型计算和实 验测量相结合的方法，借助多孔铁样品，确定了铁的两个熔化温度，它们分别是 （171．4GPa，5550—5730K）和（98GPa，4470－4610K）。这两个点基本落在前人用 冲击波法测得的铁的高压熔化线向低压方向的外推线上。高压声速和冲击温度测量 结果都支持了前人发表的用冲击波法测得的铁的高压熔化线的合理性。换句话说， 用冲击波方法和用金刚石压砧技术测得的铁的高压熔化线之间的系统偏差确属客观 存在。 （5）根据冲击波和金刚石压砧技术的加温加压方式和判定熔化的准则，经过分析，本 文选用表面预熔化模型修正用金刚石压砧技术测得的熔化数据，选用卢柯等人提出 的晶格过热熔化的各向同性成核灾变模型修正冲击波法的测量数据。修正后的两组 数据基本是相互吻合的。因此，物理上，真实的高压熔化线大致位于两条原始熔化 线之间。看来，我们已经找到了造成两条熔化线数据之间系统偏差的物理原因、初 步化解了一个物理疑难。下一步的工作目标应是对铁高压熔化线数据的精密化，工 作量还是很大的。
孙峪怀[3]2009年在《铁的高压物态方程与熔化线研究》文中研究指明铁的高压物态方程与熔化线研究具有重要的科学意义和广泛的应用背景,近20多年来一直是高压科学研究领域中的重要热点课题之一。国内外学者对此进行了大量的实验和理论研究,取得了一系列进展,但还存在诸多值得进一步研究的问题,主要有：(1)通过静高压实验技术取得的熔化温度数据(在压力<105 GPa区)与动高压实验技术(在压力>200 GPa区)取得的熔化数据分布在不同的压力区,两者无法进行直接比较,若用外推法比较,发现两者存在约1000 K的系统偏差；(2)即使采用相同的实验技术或理论计算模型,不同研究者所得铁的高压物态方程与熔化线的结果差异较大,外推到地球内外核边界(p=330GPa)处的熔化温度值的差别亦相当大。为了澄清和解决上述问题,设法构建一条能在动、静高压测量的熔化数据共同约束和得到某些理论计算结果支持下的铁的高压熔化线是十分必要的。这就是本文试图解决的的主要问题。为此目的,本文精心选定了两组不同孔隙度的多孔铁作实验样品(平均初始密度分别为6.275g／cm3和6.903g／cm3)采用冲击压缩技术,测量了它们的Hugoniont物态方程和高压声速曲线；直接测量另两种孔隙度铁样品(初始密度分别为6.175g／cm3和6.745g／cm3)的卸载熔化温度；并结合前人发表的密实铁的有关冲击压缩实验测量结果及Grover液态金属物态方程模型得到有创新意义的结果如下：1.为解决前人从密实铁Hugoniont高压声速测量结果计算260GPa处铁的熔化温度数据时存在的问题,如没有考虑过热熔化效应的影响,或过热熔化修正系数选择的合理性等问题,本文借助Grover液态金属物态方程模型,推导了一个新的计算方法,具体的计算结果是铁在260GPa的熔化温度为5362K。2.为突破过去采用密实铁样品,在动高压下声速测量技术只能取得一个压力点的铁的熔化温度数据的局限性,本文采用两种孔隙度铁样品(平均初始密度分别为6.275g／cm3和6.903g／cm3)进行声速测量,确定出另两个压力点处的熔化温度数据,它们分别是(135.7GPa,4062K)和(87.1GPa,3421K)。在声速测量的同一实验中,亦获得这两种孔隙度铁样品的的Hugoniont物态方程参数。这是熔化线测量技术的一大进步。3.为了在动高压测量中取得更多压力点处的熔化温度数据,我们借助谭华等人发展的卸载熔化温度测量技术,采用另两种孔隙度铁样品(初始密度分别为6.175g／cm3和6.745g／cm3)补充测得了两个压力点处的铁的熔化温度数据,它们是(72.8 GPa,3448K)和(127GPa,3918K)。4.由于用密实铁样品求得的熔化温度数据(260GPa,5362K)存在比较高的置信度,本文以此为参考点,借助Lindemann熔化定律,得到铁的高压熔化线,发现该熔化线能在实验误差范围内与2,3中给出的用多孔铁样品获得的四个熔化数据点、谭华测量的卸载熔化温度这些动高压熔化数据相符,亦能与Sheng和Ma的最新两个静压熔化数据相符,以及多位作者给出的理论计算结果相符。以上情况可参见图4-13和图4-14。总之,本文给出的铁的高压熔化线是一条首次得到的,可以与多个动、静高压测量数据,以及理论计算结果相互支持的铁的高压熔化线,从而完成了本学位论文既定目标,基本上解决了一个长期未能解决的基础物理问题。5.由此熔化线外推,得到地球内外核边界(ICB)压力处(330 GPa)的熔化温度为5885±500 K。这个数据可以做为分析地核中温度剖面时的一个重要参考,对深部地球物理研究有重要的科学意义。
李西军, 龚自正, 刘福生, 蔡灵仓, 经福谦[4]2001年在《铁高压熔化线的测量——熔化机理的影响》文中进行了进一步梳理铁的高压熔化线是高压物理和地球物理研究领域的一个重要课题。就目前的研究成果来看 ,存在一个公认的问题 :静高压实验测得的熔化温度系统地低于来自动态加载实验的熔化数据———在核 幔边界压力下 (330GPa) ,动压数据比静压数据高了近一倍 (30 0 0K)。从熔化相变的物理理论出发 ,对目前铁高压熔化线实验研究中的实验手段进行评述 ,并应用有关熔化相变理论的研究成果 ,对这一重要而未澄清的事实进行初步的探讨。结果表明 :在目前铁高压熔化线的实验研究中 ,计及预熔化和冲击过热在静压和动压实验中对铁熔化温度的影响 ,可以得到相对自洽的实验结果。这一结果表明 ,地球核 幔边界压力下铁的熔化温度为 385 0K ,外推可以得到铁在内核 外核边界压力下的熔化温度为 60 0 0K ,核心压力下的熔化温度为 630 0K。这一结果还表明 ,地球液态外核的温度在 35 0 0～ 5 10 0K之间 ,与Anderson(1998)等推荐的数据一致。
张岱宇[5]2003年在《多孔铁高压物态方程研究》文中研究说明物态方程是指描述平衡态物质系统的压强、体积和温度三个热力学变量关系的等式。研究多孔铁的冲击压缩物态方程在地学领域有广泛的应用。本文利用多孔铁在冲击压缩过程中比密实铁具有更高温升的特性，对多孔铁的物态方程进行了比较深入的研究。 本文采用高精度的示波器作为时间间隔记录仪器，测量了初始密度为6.151-6.725g/cm~3多孔铁的冲击压缩数据。将测量的实验数据与李西军的实验数据修正到同一密度下作比较，比较结果发现两组数据具有很好的一致性，表明本文测量的实验数据是可靠的。同时本文的实验数据补充了初始密度为6.151g/cm~3的多孔铁冲击压缩实验数据点。利用密实铁P_H-V_H线和测量Hugoniot实验数据点，算出了Grüneisen参数与密度的乘积γρ=18.52g/cm~3，这个结果比较接近李西军拟合的值。 热力学数值计算表明吴-经方程与Grüneisen方程并非完全等价。本文考虑了热电子贡献之后，将吴-经方程拓展到更大的适用温度范围，与本文实验测量的Hugoniot数据比较发现，拓展后的吴-经方程在描述多孔铁的冲击压缩特性时具有更高的准确度。 为了研究多孔铁样品在冲击压缩后系统温度均匀性的问题，本文还采用Anderson的对势对多孔铁冲击压缩线进行了分子动力学模拟。模拟结果表明，本文选用的作用势比较准确地描述了铁在高压下以及一定温度范围内晶格原子间相互作用能随晶格原子间距离的变化关系。另外本文还对密实铁和多孔铁的冲击温度进行了分子动力学模拟和热力学计算，修正后的结果表明多孔铁冲击温度的MD模拟结果与热力学计算结果基本一致。这也间接说明了多孔铁冲击压缩过程中，多孔或晶界引起的非均匀温度效应可以忽略。多孔材料在一定的冲击压力下存在平衡的热力学温度。本文还运用分子动力学考察了本文实验数据与理论计算的一致性。 综上所述，本文采用冲击波实验、热力学理论方法和分子动力学方法对初始密度为6.151-6.725g/cm~3的多孔铁样品冲击压缩特性进行了研究。论证了多孔铁冲击平衡温度的存在。综合全文得到了这样的结论，本文测量的较低压力区的实验数据、拓展后吴-经方程计算的结果、分子动力学模拟多孔铁的压缩线，三者基本一致。
何源[6]2011年在《含能破片作用机制及其毁伤效应实验研究》文中研究说明本文采用理论分析、数值仿真和实验研究相结合的方法,根据含能破片作用机理及其毁伤目标效应的不同,将含能破片分为了爆炸型和燃烧型两种类型分别进行了研究,重点围绕含能破片受冲击加载后的动态响应行为、释能响应时间、反应物到生成物的转换过程、放热温度及其对易燃易爆类典型目标的毁伤效应进行了研究。全文开展的主要工作和主要结论如下：1对爆炸型含能破片冲击起爆过程进行了研究。基于冲击波和炸药起爆动力学理论,通过理论分析和数值模拟得到了破片内炸药的压力、能量随冲击速度、壳体材料、直径等参数变化关系,为定量研究含能破片的冲击起爆行为提供了理论模型；结合实验研究以及国内外学者研究成果新建立了考虑靶板、破片壳体、炸药材料、头部厚度、长径比和头部形状等影响因素的冲击起爆临界速度经验公式,并验证了其有效性。研究结果显示,增大破片的长径比、提高破片壳体材料阻抗以及降低破片壳体头部厚度均可降低爆炸型含能破片临界起爆速度。2对爆炸型含能破片冲击薄靶目标的释能毁伤时间进行了研究。基于冲击波传播理论、炸药冲击起爆响应时间、反应速率模型以及流阻运动模式理论提出了含能破片侵彻薄靶板过程中侵彻历程与释能时间的理论计算模型,并对影响爆炸型含能破片释能时间的几个关键因素进行了分析,根据理论和数值模拟结果给出了含能破片应对不同目标靶板时实现靶后反应的释能时间的控制方法。3对爆炸型含能破片对屏蔽炸药的毁伤效应进行了研究,并与普通惰性破片进行了对比。研究了破片头部形状、直径以及材料等因素对冲击引爆屏蔽炸药过程的影响结果,利用有限元软件对爆炸型含能破片冲击引爆屏蔽炸药过程进行了仿真研究、阐明了其毁伤作用机理。进行了爆炸型含能破片冲击引爆屏蔽炸药实验研究,验证了理论分析和数值模拟所得结论：爆炸型含能破片与同质量惰性破片相比,能够在更低速度下引爆屏蔽炸药,这是由于爆炸型含能破片主要是利用冲击波能量引发含能物质的反应,再由化学反应能与冲击波能量叠加对目标进行毁伤,其能量输出方式主要为化学反应能。4对燃烧型含能破片材料的冲击压缩特性以及冲击温度进行了研究。基于描述固体物质冷能、冷压的Morse势,利用材料等熵线与绝热冲击压缩线二阶相切特性对已有的疏松混合材料冲击压缩曲线计算方法进行了改进和简化,并通过计算及与实验结果的对比验证了此模型的合理性。在此基础上结合密实材料的冲击温度曲线,利用等容外推法推导出了燃烧型含能破片材料冲击温度计算模型,并与已有计算模型以及实验结果进行了对比分析,结果显示本模型较其它模型能更好的描述疏松材料的冲击温度,误差在8%以内。进一步对疏松材料冲击温度的影响因素进行分析发现,电子比容系数、多孔度是影响疏松材料冲击温度的主要因素。5对燃烧型含能破片冲击诱发化学反应过程及其对油箱的毁伤效应进行了研究。在Arrhenius反应率模型的基础上加入了压力控制因子,得到了同时受时间、体系温度以及冲击压力控制的完整的反应率模型；并在此基础上结合初始反应物和最终生成物冲击压缩方程,通过等压法推导出了包含反应率、反应物、生成物物态方程以及反应能量的多功能含能结构材料(MESMs)材料冲击压缩模型。本模型综合考虑了反应物到生成物各物理参量的转变过程以及受时间、体系温度、冲击压力控制的化学反应率,是描述MESMs材料冲击诱发化学反应过程新的SICR理论计算模型。基于此模型的计算结果与已有实验测量曲线吻合较好,说明本模型可较好的展现MESMs材料冲击诱发化学反应整个过程中材料的动态响应行为及其化学反应进程。计算结果显示,压力、疏松度以及化学反应速率对反应的进行和反应的温度有很大影响,并且以上各影响因素之间亦是互相关联和制约的；进行了油箱类目标的冲击毁伤实验研究,比较了燃烧型含能破片和普通惰性破片毁伤效应的区别。定量的描述了毁伤不同的主要原因,并定性的给出了达到燃点未引燃或引燃后熄灭的可能原因以及战斗部优化设计方法。
张岱宇, 刘福生, 李西军, 经福谦[7]2003年在《多孔铁冲击温度的分子动力学模拟》文中进行了进一步梳理采用Matsui和Anderson提出的Morse型有效原子对势及导带电子热激发能贡献 ,通过分子动力学方法 (MD)对多孔铁的冲击温度进行了数值模拟。计算时 ,采用了在一定冲击压力下多孔铁样品已转变为均匀介质的近似。多孔铁冲击温度的模拟结果与经合理修正后的热力学计算结果相一致。这个结果表明 :在一定的冲击压力下 ,多孔材料样品确实存在一个热力学平衡状态下的温度值。以上结论可能也适用于更高孔隙率的样品 ,当然这一观点还需要更多的实验结果给予证实。
参考文献：
[1]. 疏松铁冲击卸载声速与铁的高压熔化线研究[D]. 杨美霞. 西南交通大学. 2005
[2]. 铁高压熔化线研究[D]. 李西军. 中国工程物理研究院北京研究生部. 2000
[3]. 铁的高压物态方程与熔化线研究[D]. 孙峪怀. 西南交通大学. 2009
[4]. 铁高压熔化线的测量——熔化机理的影响[J]. 李西军, 龚自正, 刘福生, 蔡灵仓, 经福谦. 高压物理学报. 2001
[5]. 多孔铁高压物态方程研究[D]. 张岱宇. 西南交通大学. 2003
[6]. 含能破片作用机制及其毁伤效应实验研究[D]. 何源. 南京理工大学. 2011
[7]. 多孔铁冲击温度的分子动力学模拟[J]. 张岱宇, 刘福生, 李西军, 经福谦. 高压物理学报. 2003