Кубота Н. Твердые ракетные топлива и взрывчатые вещества

Подождите немного. Документ загружается.

Наминосуке Кубота

ТВЕРДЫЕ РАКЕТНЫЕ ТОПЛИВА

И ВЗРЫВЧАТЫЕ ВЕЩЕСТВА

Термохимические аспекты горения

Второе, полностью отредактированное

и расширенное издание

г. Пермь

2009 г.

Введение

Второе издание монографии "Твердые ракетные топлива и взрывчатые ве-

щества" является фундаментальным трудом, посвященным проблемам горения

широкого класса твердых ракетных топлив и взрывчатых веществ, в котором за-

служивает внимания появление таких глав как "Образование энергетических пи-

ролантов", "Эмиссии из продуктов сгорания", "Переходные процессы при горении

топлив и пиролантов", "Модуляция тяги ракет

", "Ракетное движение с прямоточ-

ными двигателями". В работе появилась ярко выраженная практическая состав-

ляющая. В монографии собраны почти все достижения, связанные с исследовани-

ем процессов горения различных классов химических веществ, поднят ряд про-

блемных вопросов.

К сожалению, в известных российских литературных источниках не прово-

дилось такой систематизации исследований, которые имеют

большое теоретиче-

ское и практическое значение.

Данное издание имеет несомненную энциклопедическую ценность и может

успешно использоваться в исследованиях, проводимых российскими учеными.

Кроме того, эта монография выглядит как классическое учебное пособие для под-

готовки инженеров и научных кадров в области порохов, твердых ракетных топ-

лив и взрывчатых веществ. Автор монографии профессор, доктор

Наминосуке

Кубота работает в лаборатории горения твердого топлива (Propellant Combustion

Laboratory) в компании Асахи Казей Кемикалс и является одним из наиболее ци-

тируемых авторов в области теории и практики горения твердых ракетных топлив

и взрывчатых веществ.

Перевод отдельных глав на правах рукописи выполнен в Пермском научно-

исследовательском институте полимерных материалов.

Профессор, доктор

технических наук Г.В. Куценко

Предисловие ко второму изданию

Явления горения твердых ракетных топлив и взрывчатых веществ описы-

ваются на основе пиродинамики, которая рассматривает термодинамические из-

менения, генерирующие тепло и продукты реакции. Высокотемпературные про-

дукты горения, генерируемые ТРТ и ВВ, превращаются в движущие силы, разру-

шительные силы и различные типы механических сил. Подобно ТРТ и ВВ пиро-

ланты также являются

энергетическими материалами, состоящими из окислителя

и компонентов горючего. Пироланты реагируют, чтобы генерировать высокотем-

пературные конденсированные и/или газообразные продукты при их горении.

ТРТ используются для ракет и орудий, чтобы создать движущие силы за счет яв-

лений дефлаграции, а ВВ применяются в боеголовках, бомбах, минах, чтобы ге-

нерировать разрушительные силы за

счет явления детонации. С другой стороны,

пироланты используются в пиротехнических системах, таких как прямоточные

ракетные двигатели, газогибридные ракеты, воспламенители и трассеры. Второе

издание включает термохимические процессы пиролантов, чтобы расширить их

применение потенциально в качестве ТРТ и ВВ.

Характеристики горения ТРТ, ВВ и пиролантов в значительной степени за-

висят от различных физико

-химических параметров, таких как энергетика, соот-

ношения горючего и окислителя в смеси, размера частиц кристаллических окис-

лителей и процесса разложения компонентов горючего. Хотя частицы металлов

являются высокоэнергетическими компонентами горючего и важными ингреди-

ентами пиролантов, их процессы окисления и горения с окислителями являются

сложными и трудными для понимания. Подобно первому изданию,

первая поло-

вина второго издания составляет введение в пиродинамику, описывающую фун-

даментальные аспекты горения энергетических материалов. Вторая половина по-

священа применению энергетических материалов в качестве ТРТ, ВВ и пиролан-

тов. В частности, представлены и обсуждены неустановившееся горение, колеба-

тельное (осцилляторное) горение, изменения при воспламенении, явления эрози-

онного горения, происходящие в РДТТ

. Ракеты с прямоточными двигателями

представляют новую ракетную систему, в которой характеристики горения значи-

тельно увеличиваются за счет использования пиролантов.

Тепло- и массопередача через течение пограничного слоя над поверхностью

горения ТРТ являются доминирующими для процесса горения при эффективной

работе ракетного двигателя. Образование ударной волны на входном потоке ракет

с прямоточными двигателями

является важным процессом для достижения высо-

кого совершенства.

Таким образом, краткий обзор фундаментальных основ аэродинамики и те-

плопередачи дается в приложениях В-D в качестве предпосылки для изучения пи-

родинамики.

Токио, Япония Наминосуке Кубота

Сентябрь, 2006 год

Книга издана в 2007 году издательством Wiley-VCH Verlag GmbH.

Напечатана в Федеративной Республике Германии

Гл а в а 1

Основы пиродинамики

Пиродинамика описывает процесс превращения энергии из химической в

механическую через явление горения, включая термодинамические и газодинами-

ческие изменения. ТРТ и ВВ являются энергетическими конденсированными ма-

териалами, состоящими из компонентов окислитель-горючее, которые производят

молекулы с высокой температурой. ТРТ используются, чтобы генерировать высо-

котемпературные и молекулярные продукты сгорания, которые превращаются в

движущие

силы. ВВ используются, чтобы генерировать при высоком давлении

продукты сгорания, сопровождая процесс образованием ударной волны, которая

создает разрушительные силы. Эта глава представляет основы термодинамики и

динамики жидкости, необходимые для понимания пиродинамики ТРТ и ВВ.

1.1 Теплота и давление

1.1.1 Первый закон термодинамики

Первый закон термодинамики связан с описанием превращения энергии,

выделяющейся в результате химической реакции энергетического материала, в

работу, выполняемую при реактивном движении или при взрыве. Теплота, полу-

чаемая при химической реакции (q), превращается во внутреннюю энергию про-

дуктов реакции (е) и работу, выполняемую системой (w):

dq = de + dw (1.1)

Работа выполняется

за счет расширения продуктов реакции:

dw = pdv или dw = pd(1/ρ) , (1.2)

где р – давление, v – удельный объем продуктов реакции, ρ – плотность, опре-

деляемая как v = 1/ρ.

Энтальпия h определяется как

dh = de + d(ρv) (1.3)

Подставляя уравнения (1.1) и (1.2) в уравнение (1.3), получаем:

dh = dq + vdp (1.4)

Уравнение состояния одного моля идеального газа записывается:

pv = R

T или p = ρR

T , (1.5)

где Т – абсолютная температура, R

– газовая постоянная.

Газовая постоянная определяется:

= R/M

, (1.6)

где M

– молекулярная масса, R – универсальная газовая постоянная,

R = 8,314472 Дж моль

–1

В случае n молей идеального газа и их объема V уравнение состояния запи-

сывается

pV = nR

T или р = n

T (1.5a)

1.1.2 Удельная теплоемкость

Удельная теплоемкость определяется как

⎟

⎠

⎞

⎜

⎝

⎛

⎟

⎠

⎞

⎜

⎝

⎛

, (1.7)

где

– удельная теплоемкость при постоянном объеме, c

– удельная теплоем-

кость при постоянном давлении.

Оба вида теплоемкостей характеризуют изменения содержания энергии с

температурой. Используя уравнения (1.3) и (1.5), получаем зависимость

– c

= R

(1.8)

Отношение теплоемкостей

γ определяется как

γ = c

(1.9)

Используя уравнение (1.9), получаем зависимости:

;

1−

с (1.10)

Удельная теплоемкость является важным параметром превращения энергии

из тепловой энергии в механическую через температуру, как определено уравне-

ниями (1.7) и (1.4). Следовательно, удельная теплоемкость газов обсуждается с

целью понимания основ физики энергии молекул, связанной с кинетической тео-

рией молекул [1-2]. Энергия одной молекулы ε

равна сумме внутренних энергий,

включающих энергию поступательного движения ε

, энергию вращательного

движения ε

, колебательную энергию ε

, энергию электронов ε

и энергию их

взаимодействия ε

= ε

+ ε

Молекула, содержащая n атомов, имеет 3n степеней свободы движения в

пространстве.

Молекулярная

структура

Степень свободы

Поступа-

тельное

Враща-

тельное

Колеба-

тельное

Одноатомная 3 = 3

Двухатомная 6 = 3 + 2 + 1

Многоатомная

линейная

3n = 3 + 2 + (3n–5)

Многоатомная

нелинейная

3n = 3 + 3 + (3n–6)

Статистическая теорема по выравниванию энергии показывает, что энергия,

равная kТ/2, задается каждой степени свободы поступательной и вращательной

мод, а энергия каждой степени свободы колебательной моды составляет kТ. По-

стоянная Больцмана k равна 1,38065х

–23

джоуль/молекула К. Универсальная га-

зовая постоянная R, определяемая уравнением (1.6), составляет

= , где

–

число Авогадро и составляет 6,02214x10

молекул/моль.

При повышении температуры молекулы вращательная и колебательная мо-

ды возбуждаются и внутренняя энергия увеличивается. Возбуждение каждой сте-

пени свободы рассчитывается с помощью статистической механики как функция

температуры. Хотя поступательная и вращательная моды молекулы полностью

возбуждены при низкой температуре, колебательные моды становятся возбуж-

денными при температурах выше комнатных. Возбуждение электронов и форм

взаимодействия происходит при намного более высоких температурах, чем тем-

пературы горения. Диссоциация и ионизация молекул имеют место, когда темпе-

ратура горения очень высока.

Когда поступательные, вращательные и колебательные формы движения

одно-, двух- и многоатомных молекул являются полностью возбужденными, то

энергии молекул могут быть записаны следующим образом:

vrtm

++=

2/32/3 kTkT

=×=ε

для одноатомных молекул

2/712/22/3 kTkTkTkT

×+×+×=

для двухатомных молекул

()

(

)

2/56532/22/3 kTnkTnkTkT

−

−+×+×=

для линейных молекул

()

(

)

kTnkTnkTkT

13632/32/3

−

−+×+×=

для нелинейных молекул.

Так как теплоемкость при постоянном объеме задается в виде производной

внутренней энергии по температуре, как определено уравнением (1.7), то удель-

ная теплоемкость молекулы

может быть записана в следующем виде:

dTddTddTddTddTddTdс

ievrtmv

//////

+== джоуль/молекул К

Таким образом, можно получить молярные теплоемкости газов, состоящих

из моно-, двух- и полиатомных молекул:

47,122/3

== Rс

джоуль/моль К – для одноатомных молекул

10,292/7 == Rс

джоуль/моль К – для двухатомных молекул

()

2/56 Rnс

−= джоуль/моль К – для линейных молекул

()

Rnс

13 −= джоуль/моль К – для нелинейных молекул.

Отношение удельных теплоемкостей, определенное уравнением (1.9), со-

ставляет 5/3 для моноатомных молекул и 9/7 для двухатомных молекул. Так как

возбуждения вращательной и колебательной свобод происходят только при опре-

деленных температурах, удельные теплоемкости, определенные с помощью кине-

тической теории, отличаются от удельных теплоемкостей, определенных экспе-

риментальным путем. Тем

не менее, результаты, полученные с помощью теории,

являются ценными для понимания поведения молекул и процесса превращения

энергии в термохимии процесса горения. На рис. 1.1 показано изменение удель-

ных теплоемкостей реальных газов, образующихся при горении как функция тем-

пературы [3]. Удельные теплоемкости одноатомных газов остаются постоянными

при увеличении температуры, как и определяется кинетической теорией

газов.

Удельные теплоемкости двухатомных и многоатомных газов увеличиваются по

мере того, как вращательные и колебательные формы движения возбуждаются

при увеличении температуры.

Рис. 1.1. Удельные теплоемкости газов при постоянном объеме

как функции температуры

1.1.3 Изменение энтропии

Энтропия s определяется как

ds ≡ (1.11)

Подставляя уравнения (1.4), (1.5) и (1.7) в уравнение (1.11), получаем:

сds

−=

(1.12)

В случае изоэнтропийного изменения

ds = 0. Уравнение (1.12) интегрирует-

ся следующим образом:

⎟

⎠

⎞

⎜

⎝

⎛

, (1.13)

где подстрочный индекс 1 обозначает исходное состояние 1. Используя уравнения

(1.10), (1.5) и (1.13), получаем:

ρρ

⎟

⎠

⎞

⎜

⎝

⎛

⎟

⎠

⎞

⎜

⎝

⎛

⎟

⎠

⎞

⎜

⎝

⎛

−

и pp

(1.14)

Если в системе имеют место диссипативные эффекты, такие как трение, вы-

званное молекулярными столкновениями и турбулентностью из-за неоднородного

молекулярного распределения даже при адиабатических условиях,

ds становится

положительной и тогда уравнения (1.13) и (1.14) уже не имеют силы. Однако, ко-

гда эти физические эффекты очень малы и тепловые потери системы или тепло-

приход в систему также невелик, то такая система подвергается изоэнтропийному

изменению.

1.2 Термодинамика в поле течения (потоке)

1.2.1 Одномерное стационарное течение

1.2.1.1 Скорость звука и число Маха

Скорость звука идеального газа a определяют:

()

pa ρ∂∂= / или

()

pa ρ∂∂= (1.15)

Используя уравнение состояния (1.8) и уравнение адиабатического измене-

ния (1.14), получаем:

TRa

γ= (1.16)

Число Маха

М определяется как

M =

(1.17)

где

u – локальная скорость потока в поле течения. Число Маха является важ-

ным параметром для характеризации поля течения.

1.2.1.2 Уравнения сохранения в поле течения

Давайте рассмотрим упрощенное течение, т.е. одномерное стационарное те-

чение без вязких напряжений или сил тяжести. Уравнения сохранения массы, ко-

личества движения и энергии могут быть представлены следующим образом:

Скорость массы на входе – скорость массы на выходе = 0

0)(

=ud

(1.18)

Изменения количества движения за счет конвекции + разность давлений,

действующих на поток = 0

=+ dpudu

(1.19)

Скорость изменения энергии за счет проводимости + скорость изменения

энергии за счет конвекции = 0

⎟

⎠

⎞

⎜

⎝

⎛

hd (1.20)

Комбинируя уравнения (1.20) и (1.4), получаем зависимость изменения эн-

тальпии от изменения скорости течения:

ududqdh −= (1.21)

1.2.1.3 Точка стагнации (застоя)

Если можно допустить, что процесс в поле течения является адиабатиче-

ским и диссипативные эффекты незначительны, то течение в системе становится

изоэнтропийным (

ds = 0) и уравнение (1.21) становится:

ududh −= (1.22)

Интегрируя уравнение (1.22), получаем:

hh +=

(1.23)

где

– энтальпия стагнации при u = 0 в точке стагнации потока. Подставляя

уравнение (1.7) в уравнение (1.23), получаем:

TcTc

(1.24)

где

T – температура стагнации при u = 0.