Шемякин Е.И., Смирнов Н.Н., Нигматулин Р.И., Натяганов В.Л. (редакторы) Газовая и волновая динамика

Подождите немного. Документ загружается.

в области зажигания сокращает преддетонационное расстояние для смесей углево-

дородов с воздухом и стабилизирует переход к детонации.

Увеличение числа одинаковых камер, равномерно расположенных вдоль трубы,

блокирует переход к детонации; для высоких значений параметра расширения уста-

навливался режим галопирующего горения, для меньших – режим галопирующей

низкоскоростной детонации. При этом средняя скорость фронта реакции вдоль оси

трубы возрастает при увеличении концентрации углеводородного горючего в диапа-

зоне 0.010 ÷ 0.015. В диапазоне значений параметра расширения 0.4 ÷ 0.6 уве-

личение концентрации горючего может приводить к смене режима галопирующего

горения и установлению режима низкоскоростной детонации.

Увеличение числа камер турбулизаторов, расположенных в начальной секции тру-

бы, способствует ПГД, пока скорость турбулентного пламени при выходе из послед-

ней не превышает скорость звука. Дальнейшее увеличение числа камер препятствует

ПГД.

Повышение начальной температуры смеси в трубах с форкамерами большего диа-

метра способствует ПГД и сокращает преддетонационное расстояние, в то время как

в трубах постоянного сечения эффект от повышения температуры может быть строго

обратным.

Литература

[1] Зельдович Я. Б., Либрович В. Б., Махвиладзе Г. М., Сивашинский Г. И. Опе-

реходе к детонации в неравномерно нагретом газе. — Прикладная Математика

и Техническая Физика, 2, 76, 1970.

[2] Саламандра Г. Д. О взаимодействии пламени с ударной волной. — В: Физи-

ческая Гидродинамика, изд-во АН СССР, 1959.

[3] Смирнов Н. Н., Бойченко А. П. Переход горения в детонацию в бензиново-

воздушных смесях. — Физика Горения и Взрыва, 22, 2, 1986.

[4] Смирнов Н. Н., Демьянов Ан. Ю., Панфилов И. И. Переход горения в детона-

цию. Химическая Физика Горения и Взрыва: Детонация. — Изд-во АН СССР,

1989.

[5] Солоухин Р. И. Методы измерений и основные результаты в ударных трубах.

— Изд-во Новосибирского Государственного университета, 1969.

[6] Bollinger L. E., Fong M. C., Edse R. Experimental measurements and theoretical

analysis of detonation induction distance. — ARSJ, 31, 1961.

[7] Borisov A. A. Acta Astronautica. — 1, 1974.

[8] Brown C. J., Thomas G. O. Experimental studies of shock-induced ignition and

transition to detonation in ethylene and propane mixtures. — Combustion and

Flame, 117, 1999.

[9] Kailasanath K. and Oran E. S. Ignition of flamelets behind incident shock waves

and the transition to detonation. — Combustion Science Technology, 34, 1983.

154

[10] Khohlov A. M., Oran E. S. Numerical simulation of detonation initiation in a

flame brush: the role of hot spots. — Combustion and Flame, 119, 1999.

[11] Laffitte P. Influence of temperature on the formation of explosive waves. — Comp.

Rendu, 186.

[12] Merzhanov A. G. — Combustion and Flame, 10, 1966.

[13] Oppenheim A. K., Urtiew P. A. Experimental observations of the transition to

detonation in an explosive gas. — Proc. Roy. Soc., A295, 13, 1966.

[14] Philip M. Dissertation «Experimentelle und theoretische Untersuchungen

zum Stabilitatsverhalten von Drallflammen mit zentraler Ruckstromzone». —

Karlsruhe University, 1991.

[15] Smirnov N. N., Tyurnikov M. V. Experimental Investigation of Deflagration

to Detonation transition Hydrocarbon-air gaseous mixtures. — Combustion and

Flame, 100, 1995.

[16] Smirnov N. N., Nikitin V. F., Boichenko A. P., Tyurnikov M. V., Baskakov

V. V. Deflagration to detonation transition in gases and its application to pulse

detonation devices. — In: Gaseous and Heterogeneous Detonations: Science to

Applications (Ed. Roy G. D. et. al.), Moscow, ENAS Publ, 1999.

[17] Smirnov N. N., Nikitin V. F., Tyurnikov M. V., Boichenko A. P., Legros J. C.,

Shevtsova V. M. Control of detonation onset in combustible gases. — In: High

Speed Deflagration and Detonation (Ed. Roy G. D. et al.), Moscow, Elex-KM

Publ, 2001.

[18] Smirnov N. N., Panfilov I. I. Deflagration to detonation transition in combustible

gas mixtures. — Comb. And Flame, 101, 1995.

[19] Zeldovich Ya.B., Gelfand B. E., Tsyganov S. A., Frolov S. M., Polenov A. N.

Concentration and temperature non-uniformities of combustible mixture as a

reason of pressure waves generation. — In: Dynamics of Explosions (Eds. A

Kuhl et al.) AIAA Inc., New York, 114, 1988.

155

Математическое моделирование процессов

необратимого динамического деформирования,

микро- и макроразрушения твердых тел

Киселев А. Б.

Термомеханические процессы, которые происходят в твердых телах под действи-

ем интенсивных динамических нагрузок, состоят из взаимосвязанных между собой

механических, тепловых и структурных превращений. Последние включают фор-

мирование, движение и взаимодействие дефектов в кристаллах металлов, фазовые

переходы, разрывы связей между молекулами в полимерах, накопление микрострук-

турных повреждений (пор, трещин) и т.п. Эти процессы проявляются как необрати-

мые деформации, полосы адиабатического сдвига, микроразрушения. Динамическое

разрушение является сложным многостадийным процессом, включающим появле-

ние, развитие и слияние микродефектов, формирование зародышевых микротрещин,

которые растут, объединяются, образуя макротрещины. В конечном счете тело рас-

падается на отдельные фрагменты.

Настоящая работа затрагивает довольно широкий круг вопросов, связанных как

с построением математических моделей деформируемых твердых тел, их разрушения

от стадии накопления рассеянных по телу микроповреждений до появления макро-

трещин, разработке методов расчета «нестандартных» констант моделей сред, связан-

ных с параметрами поврежденности, моделям фрагментации тонкостенных конструк-

ций и компактных элементов, так и методам численного моделирования процессов

деформирования и разрушения, которые рассматривались в последние двадцать лет

на кафедре газовой и волновой динамики МГУ им. М. В. Ломоносова.

1. Модели механики континуального разрушения

Принято выделять три основных типа динамического разрушения твердых тел: вяз-

кое, хрупкое и с образованием полос адиабатического сдвига.

Вязкое разрушение, наблюдаемое в таких металлах как алюминий и медь, твер-

дых топливах и взрывчатых веществах, характеризуется образованием и развитием

в процессе пластического деформирования пор, близким к сферическим.

Для хрупкого разрушения характерно образование в теле большого числа произ-

вольно ориентированных монетообразных микротрещин, способных расти в течение

всего времени протекания процесса деформирования. Разрушения такого типа отме-

чены в бериллии, ряде сталей, армко-железе.

При высоких скоростях деформирования процесс пластического течения является

адиабатическим. В ряде случаев выделенное тепло концентрируется в тонких обла-

стях толщиной до нескольких десятков микрон, расположенных вдоль поверхностей

максимальных касательных напряжений, что приводит к значительному увеличе-

нию пластического течения вдоль этих поверхностей. Подобные разрушения путем

156

образования полос адиабатического сдвига наблюдаются, в частности, в стальных

цилиндрах, нагруженных взрывом, при пробивании преград ударниками с плоским

передним срезом (выбивание «пробки» из преграды).

Поскольку в процессе динамического деформирования образуется большое число

несплошностей указанных выше типов, трудно рассматривать каждое такое микро-

повреждение отдельно. Поэтому в последние годы для описания процессов микрораз-

рушения развиваются подходы, согласно которым в определяющие уравнения вводят

некоторые внутренние переменные, характеризующие развитие микроповреждений.

Это направление получило название механики континуального (или рассеянного)

разрушения.

Развитие механики континуального разрушения началось с работ Качанова

Л. М. [1] и Работнова Ю. Н. [2], посвященных теории ползучести материалов, в

которых впервые был введен скалярный параметр поврежденности. Вскоре А. А.

Ильюшиным было предложено рассматривать тензорные меры поврежденности [3]

и попытки введения тензоров поврежденности предпринимаются до сих пор (см.,

например, [4]).

Введение параметров поврежденности в систему внутренних переменных и ис-

пользование термодинамических принципов механики сплошной среды делает воз-

можным построение термодинамически корректных связанных моделей повреждае-

мых твердых тел (см. [4] – [22] и приведенную там библиографию).

В частности, построена термоупруговязкопластическая модель с двумя парамет-

рами поврежденности, которая позволяет описывать микроразрушение как накопле-

нием микродефектов типа пор в областях интенсивного растяжения, их залечивания

при сжатии, так и разрушение сдвигом [19, 20]. При этом был введен симметричный

тензор поврежденности ω

. Поскольку модель была предназначена для описания

микроразрушений двух типов: вязкого с образованием микропор сферической формы

и с образованием полос адиабатического сдвига, то в качестве параметров повре-

жденности были выбраны два инварианта тензора ω

: скаляры ω = ω

/3 –объем-

ную поврежденность и α =





- интенсивность девиатора тензора поврежден-

ности ω



= ω

− ωδ

. При этом считалось, что параметр ω описывает накопление

повреждений типа микропор в областях интенсивного растяжения, которые могут

залечиваться при сжатии, а параметр α описывает сдвиговое разрушение. Будем ин-

терпретировать параметр ω,какивклассическихтеориях[1,2],какотносительное

сокращение эффективной несущей нагрузку площади площадки вследствие появле-

ния распределенных внутри образца микропор. Параметр ω можно считать объем-

ным содержанием микропор в материале. В неповрежденном материале ω = α =0,с

накоплением повреждений ω и α растут, оставаясь меньшими 1.

Система определяющих уравнений модели среды имеет следующий вид [19, 20]:

+ α

(T − T

)+Λ



∂ϕ

∂σ

dω, e

2µ

+ A



∂ψ

∂σ

dα,

157

˙ε

2η

−



H(S

−



Y ),

˙ω = ϕ(ω, σ)=B(

1 − ω

−σ

∗

)H(

1 − ω

−σ

∗

)+ω

σ − σ

4η

H(σ −σ

)+ω

σ − σ

−

4η

H(σ

−

−σ),

= −

ln ω, σ

−

ln ω,

˙α = ψ(ω, α,S

)=C(

(1 − ω)(1 − α)

− S

∗

)H(

(1 − ω)(1 − α)

− S

∗

K = K

(1 −ω),µ= µ

(1 −ω)(1 −α),η= η

(1 −ω)(1 −α),Y= Y

(1 −ω)(1 −α),

ρc

T + α

˙σT = τ

˙ε

+Λ˙ω

+ A ˙α

− divq, q = −κ gradT,



,τ

= S

+Γε

Здесь приняты следующие обозначения: σ

, ε

и ε

– напряжения, упругие и неупру-

гие (вязкопластические) деформации соответственно (σ

= σδ

,σ= σ

/3); при

этом полные деформации ε

складываются из упругих ε

и неупругих ε

ивязкопла-

стическое течение несжимаемо: ε

= ε

+ ε

, ε

=0; T – абсолютная температура;

q – тепловой поток; ρ – плотность; Γ ≥ 0 – параметр деформационной анизотро-

пии материала; A, D, C, Λ,σ

∗

– константы материала, связанные с параметрами

поврежденностями; K

,µ

,η

- объемный модуль, модуль сдвига, динамическая

вязкость и статический предел текучести при простом растяжении для неповрежден-

ного материала соответственно; c

– тепломкость при постоянных напряжениях; α

– коэффициент объемного расширения; κ – коэффициент теплопроводности; H(x) –

единичная функция Хевисайда; точка над символом означает материальную произ-

водную по времени.

Кинетическое уравнение для объемной поврежденности ω состоит из трех слага-

емых. Первое имеет вид уравнения Тулера – Бучера и описывает стадию зарожде-

ния и начального роста объемной поврежденности ω.Затем,померенакопленияω,

включается второй член, который описывает вязкий рост пор в областях растяже-

ния материала. Последний третий член описывает вязкопластическое затекание пор

при сжатии материала [12]. Отметим, что кинетическое уравнение для ω без первого

члена получается из решения задачи динамики одной сферической поры внутреннего

радиуса a и внешнего радиуса b в вязкопластическом несжимаемом материале при

ω =(a/b)

Предел текучести Y

, модуль сдвига µ

и динамическая вязкость η

могут зависеть

от температуры, давления, других параметров состояния, например, как в модели

Штейнберга – Гуинана [9, 12].

Представленная выше модель является развитием модели упруговязкопластиче-

ской среды типа Соколовского – Пэжины и учитывает появление и накопление повре-

ждений в областях интенсивного растяжения и их залечивание при сжатии, а также

накопление повреждений при сдвиге, тепловые эффекты. Механические, структур-

ные и тепловые процессы являются взаимосвязанными.

158

Выпишем другой вариант модели повреждаемой среды – модели повреждаемой

термоупругопластической среды, в основу которой положена модель течения типа

Прандтля – Рейса с условием пластичности Мизеса. В этом случае третье уравнение

из выше выписанной системы заменяется на следующие:

(τ



)

∇

+ λτ



=2µ

˙e

,τ



≤

а остальные уравнения такие же, как в первой модели. Значком ∇ обозначена Яу-

мановская производная по времени.

2. Критерий начала макроразрушения

Развитие интенсивного пластического течения, накопление микроструктурных по-

вреждений является предразрушением материала. В качестве начала макроразруше-

ния (появления трещин в материале - новых свободных поверхностей) предлагается

энтропийный критерий предельной удельной диссипации [9, 23]:

D =

∗



+ d

)dt = D

∗

;

= τ

˙ε

=Λ˙ω

+ A ˙α

= κ(gradT )

/T,

где t

∗

– время начала разрушения, D

∗

– константа материала (предельная удель-

ная диссипация); d

– механическая диссипация, d

– диссипация континуального

разрушения, d

– термическая диссипация (в случае использования классического

уравнения теплопроводности Фурье).

В случае появления в теле зон больших растягивающих напряжений, как, напри-

мер, в задаче плоского соударения пластин с откольным разрушением [9], основной

вклад в диссипацию D дает член Λ˙ω

из d

и d

. В случае развитого сдвигово-

го пластического течения по типу образования полос адиабатического сдвига, как

в задаче выбивания «пробки» из преграды ударником с плоским передним срезом,

основной вклад в диссипацию D дают члены A ˙α

из d

, d

и d

. Когда критерий

разрушения выполняется в некоторой точке материала, там должна зародиться мак-

ротрещина, новая свободная поверхность, которая будет распространяться по телу,

и задача расчета дальнейщего деформирования и разрушения становится самостоя-

тельной проблемой вычислительной механики деформируемого твердого тела.

3. Методы расчета констант моделей повреждаемых сред

В модели таких сред [8] – [22] входят «нестандартные» константы, связанные с

параметрами поврежденности и подлежащие экспериментальному определению. В

моделях с одним параметром поврежденности [9, 12] таких констант три. Кроме

того, четвертой неизвестной константой является предельная удельная диссипация

159

∗

. Для их определения использовался метод, основанный на численном и физиче-

ском моделировании процесса плоского соударения пластин с откольным разруше-

нием [9, 12, 23]. Для модели пористой среды [12], предназначенной для описания

динамики твердых топлив и ВВ, привлекалась также задача об ударном сжатии

газонаполненной микропоры [24].

В модели с двумя параметрами поврежденности, представленной выше, таких

констант уже семь: B, Λ,σ

∗

,A,C,S

∗

. Для их определения разработан метод, ос-

нованный на численном и физическом моделировании процессов квазидинамического

кручения и растяжения тонкостенных трубчатых образцов с разрушением и последу-

ющей математической обработке результатов численных и физических эксперимен-

тов [25]. Однако, нам не известно опубликованных результатов таких экспериментов,

которые позволили бы рассчитать константы для реальных материалов. Поэтому

основным путем получения необходимых данных остаются уже отмеченные выше

эксперименты по соударению пластин с отколом, проведенные в широком диапа-

зоне скоростей соударения (многочисленные работы ученых ИВТАН, ВНИИЭФ

и др.) [26]. В частности, эти эксперименты были использованы в работе [27] для

определения всех семи констант модели [19, 20].

4. Численное моделирование макроразрушения

Разработанные методы численного расчета динамического деформирования тел в

одномерном, двумерном и трехмерном случаях с разрушением вплоть до разделе-

ния тел на отдельные фрагменты основаны на процедуре перестройки расчетных

лагранжевых сеток с явным выделением поверхностей разрушения [28] – [33]. По-

лучены численные решения задач откольного разрушения при взрывном и ударном

воздействиях [9, 16, 23, 43, 44], пробивания тонких преград, в том числе наклон-

ного пробивания [30] – [35]. Численно исследован в двумерной плоской постановке

процесс распространения криволинейных трещин в нефтеносном пласте, который мо-

делировался повреждаемой (микропористой) термоупруговязкопластической средой,

в процессе гидроразрыва пласта [36].

Особо отметим задачу нормального пробивания тонкой преграды деформируемым

телом вращения сложной конструкции, решенную еще в 1980 г. под руководством

академика Рахматулина Х. А. [34, 35]. Преграда представляет собой круглую пласти-

ну, а ударник является оболочкой вращения переменной толщины с заполнителем.

Типичная оболочка ударника состоит из головной части оживальной формы, пере-

ходящей вблизи носика в сферическую оболочку, и донной части, также оживаль-

ной формы, но малой кривизны, заканчивающейся жестким дном. Задача динамики

оболочки рассматривается как геометрически нелинейная в приближении Тимошен-

ко С. П. Поведение материала оболочки описывается уравнениями теории малых

упругопластических деформаций Ильюшина А. А. При этом учитывается разгрузка

материала, возможность появления областей вторичных пластических деформаций.

Заполнитель считается линейно упругим телом. Учитывается возможность сколь-

жения заполнителя вдоль внутренней поверхности оболочки, в том числе с трени-

160

ем, отрыва его от оболочки и восстановления контакта [37, 38, 39]. Пластина, по

которой производится удар, моделируется, как и корпус ударника, упругопластиче-

ской оболочкой вращения. На контактной поверхности ударник — преграда ставятся

граничные условия скольжения ударника вдоль преграды с трением. Учитывается

возможность разрушения тонкой преграды всех экспериментально наблюдаемых ти-

пов: прокол, выбивание пробки, лепестковое разрушение, отрыв лепестков. Задача

пробивания решается численно по явной конечно-разностной схеме типа Уилкинса.

Из результатов решения задачи пробивания отметим один. Абсолютный максимум

интенсивности деформаций в оболочке ударника (ε

)

max

достигается вблизи носика

и с уменьшением скорости удара V

приближается к нему. При этом зависимость

(ε

)

max

от V

не носит мотононно возрастающего характера. В частности, имеет ме-

сто заметный всплеск функции (ε

)

max

=(ε

)

max

) в области малых скоростей V

(порядка 200 − 250м/с для рассмотренной конструкции). Объясняется это тем, что

при этих скоростях происходит значительное увеличение площади области контакта

ударника с преградой и продолжительности взаимодействия, хотя интегральная сила

взаимодействия и уменьшается. Поскольку в качестве критерия разрушения оболоч-

ки ударника можно принять интенсивность деформаций, отсюда следует следующий

вывод. При малых скоростях пробивания V

порядка 200 −250м/с должно произойти

разрушение конструкции ударника, которое при дальнейшем увеличении V

до ве-

личины порядка 450 −500м/с не будет наблюдаться. При дальнейшем увеличении V

разрушение неизбежно. Такой теоретический результат нашел и экспериментальное

подтверждение.

Идеи метода перестройки лагранжевых сеток были также успешно использова-

ны при построении расчетных сеток в двумерных областях сложной геометрии с

выделением внутренних контактных границ раздела различных сред [40, 41, 42].

Дано обоснование корректности известной процедуры «приведения напряжений

на поверхность текучести», используемой в численном методе Уилкинса, для упроч-

няющейся упругопластической среды в самом общем случае, когда предел текучести

является функцией давления, плотности, температуры, интенсивности пластических

деформаций и, возможно, некоторых других параметров, как в модели Штейнберга

– Гуинана [45]. Этим методом было получено решение большинства задач, затро-

нутых в настоящем обзоре. Метод Уилкинса для двумерного и трехмерного случаев

получил дальнейшее развитие и в направлении учета сложных граничных усло-

вий на контактных поверхностях взаимодействующих тел (отрыв тел друг от друга,

восстановление контакта, скольжение с трением), были введены специальные искус-

ственные вязкости (тензорная, угловая, контурная) [46, 47]. Кроме того, получены

корректные граничные условия для задач с центральной и осевой симметрией при

r =0, где уравнения механики деформируемых сред имеют устранимую особенность

типа 0/0, и предложены численные схемы для их реализации [48, 49].

161

5. Моделирование фрагментации тонкостенных конструкций и

компактных элементов

Предложены математические модели для расчета взрывного разрушения тонких

упруговязкопластических оболочек, в том числе композитных, типа контейнеров,

разгонных блоков космических ракет, топливных баков при взрыве в замкнутом

объеме конструкций, а также модель фрагментации частиц при столкновении [50]

– [58]. Фрагментация наступает при выполнении критерия разрушения предельной

удельнойдиссипации,какивпредставленных выше моделях повреждаемых сред, и

принимается, что на разрушение оболочки (или частицы) затрачивается накоплен-

ная в ней упругая энергия, а распределение осколков по массе описывается распре-

делением Вейбулла, в том числе двумодальным. Распределение Вейбулла является

частным случаем общих вероятностных представлений и используется в механике

деформируемого твердого тела также для описания усталостных испытаний материа-

лов. Модели позволяют рассчитать число фрагментов, их распределение по массам и

типам разрушения, скорости разлета. Результаты этих исследований нашли практи-

ческое применение при построении математических моделей образования и эволюции

техногенного «космического мусора» на околоземных орбитах [59] – [68].

Работа выполнена при поддержке РФФИ (грант № 02-01-00127), INTAS (грант

№ 00-0706) и гранта поддержки ведущих научных школ России НШ – 19.2003.1.

Литература

[1] КачановЛ.М.О времени разрушения в условиях ползучести. — Изв. АН

СССР, ОТН, Механика и машиностроение, 1958. № 8.

[2] РаботновЮ.Н.Механизм длительного разрушения. — Вопросы прочности

материалов и конструкций.М.: Изд-во АН СССР, 1959.

[3] Ильюшин А. А. Об одной теории длительной прочности. — Инж. журн. Ме-

ханика твердого тела, 1967, № 3.

[4] Астафьев В. И., Радаев Ю. Н., Степанова Л. В. Нелинейная механика раз-

рушения. — Самара: Изд-во «Самарский университет», 2001.

[5] Coleman B. D., Gurtin H. E. Thermodynamics with internal state variables. — J.

Chem. Phys, 1967, Vol. 47, № 2.

[6] Кондауров В. И., Мухамедиев Ш. А., Никитин Л. В., Рыжак Е. И. Механика

разрушения горных пород. — М.: ИФЗ АН СССР, 1987.

[7] Кондауров В. И., Никитин Л. В. Теоретические основы реологии геоматери-

алов. — М.: Наука, 1990.

[8] Киселев А. Б., Юмашев М. В. Математическое моделирование деформирова-

ния и разрушения упруговязкопластической сплошной среды в нестационар-

ных термомеханических условиях. Численное решение задач волновой дина-

мики. — Математические исследования, вып. 117, Кишинев: Штиинца, 1990.

162

[9] Киселев А. Б., Юмашев М. В. Деформирование и разрушение при ударном на-

гружении. Модель повреждаемой термоупругопластической среды. — ПМТФ,

1990, № 5.

[10] Киселев А. Б., Юмашев М. В. Математическая модель деформирования и

разрушения твердого ракетного топлива при ударном нагружении. — YII Всес.

съезд по теор. и прикл. механике, Аннот. докл., М., 1991.

[11] Киселев А. Б., Юмашев М. В. Уравнения состояния металлов при интенсивном

динамическом нагружении. Модель повреждаемой термоупругопластической

среды. Экстремальные уравнения состояния. — Сб. научн. трудов под ред.

Фортова В. Е. и Кузьменкова Е. А., М.: ИВТАН, 1991.

[12] Киселев А. Б., Юмашев М. В. Математическая модель деформирования и

разрушения твердого топлива при ударном нагружении. — ПМТФ, 1992, № 6.

[13] Киселев А. Б., Юмашев М. В. О модели динамического деформирования и

разрушения твердого топлива. Вопросы механики сплошных сред. — М.: Изд-

во МГУ, 1993.

[14] Kiselev A. B., Yumashev M. V. Mathematical modelling of dynamic processes of

deformation and microfracture of metals and solid fuels. — Proc. of the IMACS

Symp. on Mathematical Modelling (Febr. 2-4, 1994, Tech. Univ. Vienna, Austria),

Vol. 5, Vienna: TUV, 1994.

[15] Kiselev A. B. Thermomechanical model of dynamic deformation and combined

fracture of solids. — Proc. of Int. Conf. on Structure and Properties of the

Brittle and Quaziplastic Materials (June 14-16, 1994, Riga, Latvia), Riga: Inst. of

Inorganic Chemistry of the Latvia Academy of Sciences.

[16] Киселев А. Б., Юмашев М. В. Численное исследование динамических процес-

сов деформирования и микроразрушения повреждаемой термоупругопластиче-

ской среды. — Вестн. МГУ, Матем. Механ., 1994, № 1.

[17] Kiselev A. B. The model of thermoelastoplastic deformation and fracture of

materials under multiaxial loading. — Fourth Int. Conf. on Biaxial/Multiaxial

Fatigue (St. Germain en Laye, France, May 31 - June 3, 1994), Vol. 2.

[18] Kiselev A. B., Yumashev M. V., Zelensky A. S. Mathematical modelling of

dynamic processes of deformation and microfracture of thermoelastoplastic media.

— Advances in Fracture Resistance in Materials (Proc. of Eighth Int. Congress

of Fracture), Vol. 2, New Delhi: McGraw Hill, 1996.

[19] Kiselev A. B. Mathematical modelling of dynamical deforming and combined

microfracture of damageable thermoelastoviscoplastic medium. — Studies in

Applied Mechanics 45: Advanced Methods in Materials Processing Defects,

Amsterdam: Elsevier, 1997.

[20] Киселев А. Б. Математическое моделирование динамического деформиро-

вания и комбинированного микроразрушения термоупруговязкопластической

среды. — Вестн. МГУ, Матем. Механ., 1998, № 6.

163