Пиротехническая химия
Главная Начинающим пиротехникам Статьи Добавить статью Добавить материалы на сайт Поиск по сайту Карта книг Карта сайта
Книги в помощь
Военная история Изготовление и применение ВВ Пиротехника в военном деле Разное по пиротехнике Физика в пиротехнике Химия ВВ и составов
Новые книги
Яковлев Г.П. "122 мм самоходная пушка образца 1944 г." (Военное дело)

Суворов С. "Бронированная машина пехоты БМП -3 часть 1" (Военное дело)

Суарес Г. "Тактическое преимущество " (Военное дело)

Стодеревский И.Ю. "Автобиография записки офицера спецназа ГРУ " (Военное дело)

Соколов А.Н. "Альтернатива. Непостроенные корабли Российского императорского флота" (Военное дело)
Физика взрыва - Орленко Л.П.
Орленко Л.П. Физика взрыва. Под редакцией Орленко Л.П. — M.: ФИЗМАТЛИТ, 2002. — 832 c.
ISBN 5-9221-0219-2
Скачать (прямая ссылка): orlfizvzr2002.djvu
Предыдущая << 1 .. 44 45 46 47 48 49 < 50 > 51 52 53 54 55 56 .. 394 >> Следующая


Вириальное уравнение состояния с коэффициентами Bi, Ci, Di, Еі, (i = 1... пд), для каждого г-го газообразного компонента ПД, использовалось в [5.104] для расчета параметров детонации низкоплотных взрывчатых составов при давлениях ПДдо ЮГПа.

102

5. Теория детонационной волны.

При низких давлениях и температурах вероятность одновременного взаимодействия для более чем трех молекул мала, поэтому свойства газа достаточно точно описываются с помощью двух членов (см. уравнение (5.57)). При этом второй вириальный коэффициент B(T) может быть вычислен согласно [5.105] с использованием потенциала межмолекулярного взаимодействия Леннарда-Джонса:

о

где Na — число Авогадро; «в — постоянная Больцмана; г — расстояние между молекулами; U(r) — потенциальная энергия межмолекулярного взаимодействия.

При больших значениях р и T взаимодействием нескольких молекул уже нельзя пренебречь, поэтому должны рассматриваться более высокие вириальные коэффициенты.

Дж. Гиршфельдер показал, что третий вириальный коэффициент имеет простую форму и выражается через второй коэффициент (5.58). По аналогии, W. Xiong [5.106] распространил данное предположение на более высокие вириальные коэффициенты и подучил выражение для вириального уравнения состояния VLW с четырьмя коэффициентами:

РЩ=1 + В(Т) , C(T) , D(T) ^ , 60

RT ~„ ~д „д

C(T) D(T) bp . В* (Ъ0У В* (Ъоу 1

Vj ^ Vl ' Vg +T*V4\Vg) +T*W\Vg) 16 '

(5.59)

где в' = ? (-^г (І - J) т*(-W), т* = E Y^?-, Ttj = (TtTjf2,

Т* = ——, D0 = E -=-, х = E^». boi = -nNAaf.

Єі і X і о

Уравнение (5.59) может быть использовано согласно [5.106] в области 20 < Т* < 100 (в случае детонации Т* изменяется от 25 до 40) при заданных значениях глубины потенциальной ямы є, и молярного коволюма 6пі Для рассматриваемых компонентов ПД.

Вириальное уравнение, построенное в соответствии с теорией Больцмана и кинетической теорией газов для жестких сферических молекул, имеет вид

= 1 + X + 0,625х2 + 0,2869z3 + 0,1928х4, (5.60)

где х = Е —~"> х*> bi — молярная доля и молярный коволюм г-го продукта

і щ

соответственно.

Коволюм Oj учитывает радиус столкновения молекул при высоких температурах и равен учетверенному объему молекулы, умноженному на число Авогадро. Последний член в уравнении (5.60) добавлен для высоких температур. Несмотря на то, что эта модель имеет строгое теоретическое обоснование, уравнение (5.60) не пригодно для описания реального состояния продуктов детонации конденсированных BB с начальной плотностью более 500кг/м3.

Для коволюмных и вириальных уравнений состояния реального газа характерно, что при T —> 0, также и р —»0, т.е. давление полностью имеет тепловое происхождение.

5.5. Уравнения состояния и изоэнтропы ПД

103

Таблица 5.4

Параметры потенциала взаимодействия LJ и молярные коволюмы основных компонентов ПД уравнения состояния VLW

Вещества
Потенциал LG (6-12)
Коволюм bo, см3/моль

г,А
е/кв , К

H2O
2.889
1S0.00
30.42

H2
2.868
29.20
29.76

O2
3.575
117.5
57.75

CO2
4.070
205.00
85.05

СО
3.763
100.20
67.22

NH3
3.814
138.00
70.00

NO
3.165
131.00
40.00

N2
3.698
95.05
63.78

CH4
3.817
148.20
70.16

HF
2.843
100.00
29.00

CF4
4.700
152.50
131.00

Принципиально другой подход к определению уравнения состояния ПД конденсированных BB заложен Ландау и Станюковичем [5.1]. Он заключается в том, что характер теплового движения молекул ПД ближе к колебательным движениям атомов кристаллических решеток и молекул жидкости, чем к свободному движению частиц в разреженных газах.

При таком рассмотрении уравнение состояния реального газа можно получить на основе потенциалов межмолекулярного взаимодействия с использованием методов статистической механики. При этом, как правило, предполагается парная аддитивность энергий взаимодействия [5.105]:

N N-I i>j J=I

где Uij — энергия взаимодействия г-ой и j-ой частиц, зависящая от расстояния тц между ними, называется потенциальной энергией взаимодействия.

Поскольку точный вид функции Uij(r) определить невозможно, ее заменяют какой-либо приближенной аналитической зависимостью, т.е. модельным потенциалом взаимодействия.

Рассмотрим некоторые типы потенциалов, представленные на рис. 5.8:

а — Леннарда-Джонса (LJ)

где є — характеристическое значение глубины потенциальной ямы; а — расстояние между молекулами, при котором потенциал равен нулю; т* — характерный размер молекулы г* = <тл/_ (параметры потенциала LJ и молярные коволюмы основных компонентов ПД для уравнения состояния VLW приведены в табл. 5.4);

жестких сфер

(где er кул;

„,, ч Г оо при г < а ,

U(r) = <n н (5.62)

w [ 0 при т > a, v '

диаметр сферической молекулы) позволяет учитывать объем моле-

104

5. Теория детонационной волны.

г д

Рис. 5.8. Типы модельных потенциалов парного межмолекулярного взаимодействия

В — мягких сфер

(5.63)
Предыдущая << 1 .. 44 45 46 47 48 49 < 50 > 51 52 53 54 55 56 .. 394 >> Следующая
Реклама
 
 
Авторские права © 2010 PiroChem. Все права защищены.