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 .. 49 50 51 52 53 54 < 55 > 56 57 58 59 60 61 .. 394 >> Следующая

0.207
-
0.022
22.16


[116]
0.810
1.430
-
-
19.92

Гексоген
BKW
-
-
-
-
6.71

ро-1800
LJD
0.036
0.032
-
0.842
6.26


VLW
-
0.104
-
0.153
6.49


BKW
-
-
-
-
3.01

Тэн
LJD
-
0.150
-
0.190
2.40

ро=1770
JCZ3
1.670
0.007
0.010
0.008
0


WCAl
1.470
0.050
0.020
0.130
0


VLW
0.022
0.032
-
0.760
1.98


BKW
0.012
0.160
0.005
0.040
0

Тэн
LJD
-
0.730
0.014
0.120
0

Po=IOOO
JCZ3
0.070
0.550
0.190
0.490
0


WCAl
0.060
0.530
0.230
0.580
0

ниже.

2. Уравнения состояния и изоэнтропы ПД конденсированных BB (без рассмотрения состава ПВ). В настоящее время известны и широко используются много форм приближенных уравнений состояния ПВ, в которых либо пренебрегается различием в составе BB, либо предполагается, что состав ПВ известен и постоянен, либо уравнение применимо только к конкретному BB (см. обзоры [5.88]-[5.90], [5.93, 5.94, 5.99, 5.127, 5.128] и др.). Первоначально для

5.5. Уравнения состояния и изоэнтропы ПД

113

построения таких уравнений (с усредненным описанием состава ПВ) также, как и в предыдущем случае, за базовые принимались уравнения, по форме совпадающие или близкие с обычно применяемыми для реальных газов [5.26, 5.47, 5.98] (для них, как уже отмечалось, характерно обращение в нуль давления при T —> 0, т.е. главная роль отводится тепловому движению молекул).

Однако более плодотворным, как для развития теории детонации в целом, так и для разработки способов построения уравнений состояния плотных ПВ, оказалось другое направление, основанное на идеях Ландау и Станюковича, предложивших задавать уравнения состояния ПД конденсированных BB р = р (р, T) и E = E (р, T) в таком же виде, как для твердых и жидких тел (см. гл. 19), т.е.

Р = Ру(р) + <р(р)рТ, (5.78)

Е = Еу(р) + Ет(р,Т), (5.79)

Заметим, что приведенные выше уравнения (5.78) и (5.79) связаны между собой дифференциальным уравнением (2.52), и если известно, например, уравнение состояния в форме р = р (р, T), то второе уравнение состояния в форме E = Е(р, T) можно получить только с точностью до произвольной функции от Т. Поэтому температурные члены уравнений (5.78) и (5.79) надо определять независимо друг от друга.

Удельная теплоёмкость при постоянном объёме равна cv = (dE/dT)v. Учитывая уравнение (5.79), получим cv = (дЕт/дТ)у.

т

Тепловая часть энергии равна Er = JcvdT. Уравнение (5.79) представим в

о

виде

E = Ev+ A + cvT, (5.80)

т

где Д = / CvdT — cvT. Если cv постоянно в диапазоне от 0 до Г, то Д = 0. о

Связь между ру и Ey определяется на основе первого начала термодинамики TdS = dE + pdv при T = 0°К:

р

dEy dEy 2 f dp

РУ = -"ST = Чр-Р ' ^=уру7, (5.81)

p*

где p = p*, если ру - 0.

Исключая из уравнений (5.78) и (5.80) температуру, получим уравнение состояния

P = Py + Pi(E-Ey + Д), (5.82)

где 7 = <р (р) Icv = <р (р, T). Если считать Д = 0, то это уравнение можно записать в виде р — ру = ру(р)(Е — Ey). Дифференцируя это уравнение по E при v = const, получим уравнение (5.38): (др/дЕ) = Р7(р). Интегрируя это последнее соотношение, будем иметь:

P с

Jdp = fyy J

E

dE, P-P1=PJiP)(E-E1). (5.83)

Ei

114

5. Теория детонационной волны.

Очевидно, что в качестве начальных данных р\ = р\ (v) и Е\ = Е\ (v) можно взять любую известную зависимость, например, нулевую изотерму (ру,Ёу), изоэнтропу (ps,Es), ударную адиабату (руд,.Еуд)-

Запишем уравнение (5.83) в следующем виде:

р = а(р) + Ь(р)Е (5.84)

и рассмотрим несколько случаев определения функции а = а(р) и b = Ь(р) с использованием экспериментальных данных.

Случай 1. Приближенное уравнение состояния конденсированных BB можно получить, если упругую часть давления представить в виде степенной зависимости, а тепловую часть давления считать линейной функцией от р и Т. Приняв: ру = В ((р/р)" — 1), или ру = Bv11, 7 = const, Д = 0 (где В, п — константы), с помощью уравнения (5.81) получим (прир, = 0) для ру = Bv":

(п — 1) vn 1

Теперь уравнения состояния ПД конденсированных BB (5.78) и (5.80) можно записать в виде

P = 4 + (5.86)

v" V

E =--^——r + cvT. (5.87)

(п - 1) и"-1

Исключим из этих уравнений с„Т, в результате получим калорическое уравнение состояния (см. (5.84))

P = 4 + 2^. (5-88)

V" V

где А = В (1 — 7) / (п — 1). Уравнение изоэнтропы, соответствующее уравнению состояния (5.88), имеет вид:

р = Врп + Со-*+1. (5.89)

Константа интегрирования С определяется из условия прохождения изоэнтропы через точку Жуге. Для данной изоэнтропы показатель к = dlnp/dlnp равен

к(р) - (Bp" +Cp^)J1 + I)+ (U-I)Ap« _ B(U-I-J)

Константы А (или В) vs. и могут быть определены, если известны параметры детонационной волны в точке Жуге. Величина 7 приближенно определяется из тех соображений, что при малой плотности уравнение состояния (5.88) должно обращаться в уравнение для идеального газа р = (к — 1) рЕ, где 7 = к — 1. Для идеального газа примем 7 = 73 + l/g. Используя уравнение (5.88) совместно с выражением для скорости звука
Предыдущая << 1 .. 49 50 51 52 53 54 < 55 > 56 57 58 59 60 61 .. 394 >> Следующая
Реклама
 
 
Авторские права © 2010 PiroChem. Все права защищены.