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 .. 65 66 67 68 69 70 < 71 > 72 73 74 75 76 77 .. 394 >> Следующая


H (T1P) = H (Т,р°) = AHlTo + (H7- НТо),

где АЩТо — энтальпия образования вещества при стандартном давлении р°и

температуре T0; (Нт — НТо) — изменение энтальпии вещества при повышении температуры от T0, до Т.

В случае конденсированных BB, ПД которых описываются уравнениями состояния реальных газов, энтальпию, внутреннюю энергию и энтропию термодинамической системы вычисляют с учетом поправок на неидеальность, определяемых термическими уравнениями состояния. Также необходимо отметить, что в случае записи адиабат Гюгонио в полных E или Н, теплота взрывчатого превращения Q, под которой обычно понимают тепловые эффекты реакций при постоянных объеме и температуре Qvt или при постоянных давлении и температуре Qpt

QvT = - ( E (ДЯ/,То)пд - (ЛЯ/Ль)вв

6.3. Термодинамический расчет

145

не выносится в правой части уравнения (6.35а) в виде отдельного слагаемого, в отличие от выражения (6.35Ь), где E не включает химическую составляющую внутренней энергии. С физической точки зрения использование записи E — E0 = 1/2(р + Po)(v0 — v) + Q применительно к явлениям взрыва и детонации формально противоречит второму началу термодинамики для адиабатических процессов: dE = —pdv + 6Q,6Q -» 0, а взрыв по определению — процесс адиабатический. В случае же широко распространенного (и по сути формального) разделения тепловой и химической составляющих внутренней энергии, согласно современным представлениям о детонации конденсированных BB [6.4], в качестве Q необходимо использовать удельную теплоту взрыва при постоянном давлении и объеме Qpv которая совпадает с Qpt, QvT и другими (см. 6.1. ) встречающимися формами записи для теплоты взрыва лишь в случае идеальных газовых систем с постоянным (одинаковым для BB и ПД) показателем адиабаты. Во избежание неоднозначности трактовок при дальнейшем изложении термодинамической методики расчета нами будет использоваться запись уравнения адиабаты Гюгонио в виде (6.33).

Для построения уравнения состояния смеси ПД полагаем, что продукты детонации BB, состоящего из m химических элементов, включают пд газообразных компонентов и ns конденсированных веществ, каждое из которых следует рассматривать как отдельную конденсированную фазу. Причем наличие газовой фазы обязательно, в то время как конденсированные вещества могут отсутствовать.

Уравнение состояния газовой фазы можно записать в общем виде:

¦ a(V9,T,Xi(i = 1,2,...,пд)), (6.36)

(РУ9)

RT ~"к'9'

где V9 — молярный объем смеси газообразных ПД; R — универсальная газовая постоянная; T — термодинамическая температура; = N? /N9 — мольная доля г-го газообразного компонента смеси; Nf и N9 — число молей г-го газообразного компонента и суммарное количество молей пд газообразных компонентов ПД.

Для г-й конденсированной фазы также можно записать

p = pf(V?, Tf), і = 1,2,...,ns, (6.37)

где vf и Tf — удельный объем и температура г-го конденсированного компонента смеси ПД; а и pf — соответствующие функции обозначенных переменных.

Представленные в общем виде уравнения состояния (6.36) и (6.37) являются термическими, однако для полного описания термодинамической системы необходимы также калорические уравнения состояния фаз, определяемые с использованием термических уравнений состояния в предположении неизменности вклада внутренних степеней свободы молекул в термодинамические функции системы при переходе от идеального состояния к неидеальному. В этом случае удельная энтальпия H и энтропия S термодинамической системы слагаются из вклада внутренних степеней свободы молекул и атомов в идеальном состоянии (соответственно H(T, р°) и S(T, р°) и вклада межмолекулярного взаимодействия (т.е. поправки на

146

6. Термохимия и термодинамика

неидеальность, которая определяется термическим уравнением состояния):

р

Н(Т,р) = H (T1P0) + J{v - dp;

p0 р

p d

S(T1P) = S(Ty)-J (J?) Op = S(Ty)+J (Л) dv.

ро р v0 v

Для расчета отдельных фаз удобно использовать мольные величины: для газовой фазы

Ho(T1P) = ^(Н°Т- Н°). + ^АН1 + J Iv9-Tl^jL) ур (6.38)

S9(Tp) =+^iSf-r (^xanXi+ 1^j+ J (?-(|^)р)ф; (6-39)

для г-й конденсированной фазы (г = 1,2,... ,ns)

Hf (Т,р) = (Я° - Я°). + AH°U + MiJ (vf - T dp (6.40)

Sf(T1P) = SP + M4 I (?j ф, (6.41)

где АЯ°і — энтальпия образования г-го компонента из простых веществ при стандартных давлении р0= 101325 Па и температуре T0 = 298,15 К, которым соответствует удельный объем и0); (Нт — Я°)і — изменение энтальпии при повышении температуры от T0 до Т; Sf — энтропия г-го компонента при температуре T и стандартном давлении.

Таким образом, если известны термические уравнения состояния (6.36) и (6.37), можно получить уравнения для H(T,р) и S(T,р) с точностью до произвольной функции Т. Для описания термодинамических функций индивидуальных веществ в идеальном состоянии (при p0, T) используют данные фундаментального справочного издания [6.11]. В настоящее время термодинамические свойства более 2500 индивидуальных веществ сведены в банк термоданных ИВТАНТЕРМО и аппроксимированы в виде полиномов как функции от температуры.
Предыдущая << 1 .. 65 66 67 68 69 70 < 71 > 72 73 74 75 76 77 .. 394 >> Следующая
Реклама
 
 
Авторские права © 2010 PiroChem. Все права защищены.