Уравнение состояния - Википедия - Equation of state

В физика и термодинамика, уравнение состояния это термодинамическое уравнение относящийся переменные состояния которые описывают состояние вещества при заданном наборе физических условий, таких как давление, объем, температура (PVT), или же внутренняя энергия.^[1] Уравнения состояния полезны для описания свойств жидкости, смеси жидкостей, твердые вещества, и интерьер звезды.

Термодинамика
Классический Тепловой двигатель Карно
ветви Классический Статистический Химическая Квантовая термодинамика Равновесие  / Неравновесный
Законы Zeroth Первый Второй В третьих
Системы Состояние Уравнение состояния Идеальный газ Настоящий газ Состояние вопроса Равновесие Контрольный объем Инструменты Процессы Изобарический Изохорический Изотермический Адиабатический Изэнтропический Изентальпический Квазистатический Политропный Бесплатное расширение Обратимость Необратимость Необратимость Циклы Тепловые двигатели Тепловые насосы Тепловая эффективность
Свойства системы Примечание: Сопряженные переменные в курсив Диаграммы свойств Интенсивные и обширные свойства Функции процесса Работа Высокая температура Функции государства Температура  / Энтропия  (вступление ) Давление  / Объем Химический потенциал  / Номер частицы Качество пара Сниженные свойства
Свойства материала Базы данных недвижимости Удельная теплоемкость   ${ displaystyle c =}$ ${ displaystyle T}$ ${ displaystyle partial S}$ ${ displaystyle N}$ ${ displaystyle partial T}$ Сжимаемость   ${ displaystyle beta = -}$ ${ displaystyle 1}$ ${ displaystyle partial V}$ ${ displaystyle V}$ ${ displaystyle partial p}$ Тепловое расширение   ${ Displaystyle альфа =}$ ${ displaystyle 1}$ ${ displaystyle partial V}$ ${ displaystyle V}$ ${ displaystyle partial T}$
Уравнения Теорема Карно Теорема Клаузиуса Фундаментальное отношение Закон идеального газа Максвелл отношения Взаимные отношения Онзагера Уравнения Бриджмена Таблица термодинамических уравнений
Потенциал Свободная энергия Свободная энтропия Внутренняя энергия ${ Displaystyle U (S, V)}$ Энтальпия ${ Displaystyle H (S, p) = U + pV}$ Свободная энергия Гельмгольца ${ Displaystyle А (Т, В) = U-TS}$ Свободная энергия Гиббса ${ Displaystyle G (T, p) = H-TS}$
История Культура История Общий Энтропия Газовые законы Машины "вечный двигатель" Философия Энтропия и время Энтропия и жизнь Броуновская трещотка Демон Максвелла Парадокс тепловой смерти Парадокс лошмидта Синергетика Теории Теория калорийности Теория тепла Vis viva («живая сила») Механический эквивалент тепла Сила мотивации Ключевые публикации "Экспериментальное расследование Относительно ... тепла " "О равновесии Гетерогенные вещества " "Размышления о Движущая сила огня " Сроки Термодинамика Тепловые двигатели Изобразительное искусство Образование Термодинамическая поверхность Максвелла Энтропия как рассеивание энергии
Ученые Бернулли Больцман Карно Клапейрон Клаузиус Каратеодори Duhem Гиббс фон Гельмгольц Джоуль Максвелл фон Майер Онсагер Ренкин Смитон Шталь Томпсон Томсон ван дер Ваальс Waterston
Книга Категория

Обзор

В настоящее время не существует единого уравнения состояния, которое точно предсказывало бы свойства всех веществ при любых условиях. Пример уравнения состояния коррелирует плотности газов и жидкостей с температурами и давлениями, известное как закон идеального газа, что примерно соответствует точности для слабополярных газов при низких давлениях и умеренных температурах. Это уравнение становится все более неточным при более высоких давлениях и более низких температурах и не может предсказать конденсацию из газа в жидкость.

Другое распространенное использование - моделирование интерьера звезд, в том числе нейтронные звезды, плотное вещество (кварк-глюонная плазма ) и поля излучения. Связанная концепция - это идеальная жидкость уравнение состояния, используемое в космологии.

Уравнения состояния могут также описывать твердые тела, включая переход твердых тел из одного кристаллического состояния в другое.

В практическом контексте уравнения состояния служат инструментом для расчета PVT в технологический процесс проблемы, такие как расчеты равновесия нефтяной газ / жидкость. Успешная модель PVT, основанная на подобранном уравнении состояния, может быть полезной для определения состояния режима потока, параметров для обработки пластовые жидкости, и размер трубы.

Измерения параметров уравнения состояния, особенно при высоких давлениях, можно проводить с помощью лазеров.^[2][3][4]

Исторический

Закон Бойля (1662 г.)

Закон Бойля было, возможно, первым выражением уравнения состояния.^{[нужна цитата ]} В 1662 году ирландский физик и химик Роберт Бойл провели серию экспериментов с использованием J-образной стеклянной трубки, запаянной с одного конца. Меркурий был добавлен в трубку, удерживая фиксированное количество воздуха в коротком герметичном конце трубки. Затем объем газа измеряли по мере добавления в трубку дополнительной ртути. Давление газа можно определить по разнице между уровнем ртути в коротком конце трубки и в длинном открытом конце. В ходе этих экспериментов Бойль заметил, что объем газа изменяется обратно пропорционально давлению. В математической форме это можно сформулировать так:

${ Displaystyle pV = mathrm {константа}. , !}$

Вышеупомянутые отношения также были приписаны Эдме Мариотт и иногда его называют законом Мариотта. Однако работа Мариотта не была опубликована до 1676 года.

Закон Шарля или Закон Шарля и Гей-Люссака (1787 г.)

В 1787 г. французский физик Жак Шарль обнаружили, что кислород, азот, водород, углекислый газ и воздух расширяются примерно в одинаковой степени в течение того же интервала 80 кельвинов. Позже, в 1802 году, Жозеф Луи Гей-Люссак опубликованные результаты аналогичных экспериментов, указывающие на линейную зависимость между объемом и температурой (Закон Чарльза ):

${ displaystyle { frac {V_ {1}} {T_ {1}}} = { frac {V_ {2}} {T_ {2}}}.}$

Закон парциальных давлений Дальтона (1801 г.)

Закон Дальтона парциального давления утверждает, что давление смеси газов равно сумме давлений всех составляющих газов.

Математически это можно представить для п виды как:

${ displaystyle p _ { text {total}} = p_ {1} + p_ {2} + cdots + p_ {n} = p _ { text {total}} = sum _ {i = 1} ^ {n }число Пи}.}$

Закон идеального газа (1834 г.)

В 1834 г. Эмиль Клапейрон объединил закон Бойля и закон Чарльза в первое утверждение закон идеального газа. Первоначально закон был сформулирован как pV_м = р(Т_C + 267) (с температурой, выраженной в градусах Цельсия), где р это газовая постоянная. Однако более поздняя работа показала, что на самом деле это число должно быть ближе к 273,2, а затем шкала Цельсия была определена с 0. ° С = 273,15 K, что дает:

${ displaystyle pV_ {m} = R left (T_ {C} +273.15 {} ^ { circ} { text {C}} right).}$

Уравнение состояния Ван-дер-Ваальса (1873 г.)

В 1873 г. Дж. Д. ван дер Ваальс представил первый уравнение состояния выводится из предположения о конечном объеме, занимаемом составляющими молекулами.^[5] Его новая формула произвела революцию в изучении уравнений состояния и получила наиболее известное продолжение через Уравнение состояния Редлиха – Квонга.^[6] и Соаве модификация Redlich-Kwong.^[7]

Общий вид уравнения состояния

Для данного количества вещества, содержащегося в системе, температура, объем и давление не являются независимыми величинами; они связаны отношениями общего вида

${ displaystyle f (p, V, T) = 0}$

Уравнение, используемое для моделирования этой взаимосвязи, называется уравнением состояния. В следующих разделах описаны основные уравнения состояния, а используемые здесь переменные определены следующим образом. Может использоваться любой согласованный набор единиц, хотя SI единицы являются предпочтительными. Абсолютная температура относится к использованию Кельвин (K) или Ренкин (° R) температурные шкалы, где ноль соответствует абсолютному нулю.

${ displaystyle p}$, давление (абсолютное)

${ Displaystyle V}$, объем

${ displaystyle n}$, количество молей вещества

${ displaystyle V_ {m}}$, ${ displaystyle { frac {V} {n}}}$, молярный объем, объем 1 моль газа или жидкости

${ Displaystyle T}$, абсолютная температура

${ Displaystyle R}$, постоянная идеального газа ≈ 8.3144621 Дж / моль · К

${ displaystyle p_ {c}}$, давление в критической точке

${ displaystyle V_ {c}}$, молярный объем в критической точке

${ displaystyle T_ {c}}$, абсолютная температура в критической точке

Классический закон идеального газа

Классический закон идеального газа может быть написано

${ displaystyle pV = nRT.}$

Таким образом, в приведенной выше форме уравнение состояния выглядит следующим образом:

${ Displaystyle f (p, V, T) = pV-nRT = 0}$.

Если калорийно идеально Если используется приближение газа, то закон идеального газа также может быть выражен следующим образом

${ Displaystyle р = ро ( гамма -1) е}$

куда ${ displaystyle rho}$ это плотность, ${ Displaystyle gamma = C_ {p} / C_ {v}}$ - показатель адиабаты (соотношение удельных теплоемкостей ), ${ displaystyle e = C_ {v} T}$ внутренняя энергия на единицу массы («удельная внутренняя энергия»), ${ displaystyle C_ {v}}$ - удельная теплоемкость при постоянном объеме, а ${ displaystyle C_ {p}}$ - удельная теплоемкость при постоянном давлении.

Квантовый закон идеального газа

Поскольку для атомарных и молекулярных газов в большинстве случаев хорошо подходит классический закон идеального газа, опишем уравнение состояния элементарных частиц с массой ${ displaystyle m}$ и вращать ${ displaystyle s}$ который учитывает квантовые эффекты. В дальнейшем верхний знак всегда будет соответствовать Статистика Ферми-Дирака и нижний знак Статистика Бозе-Эйнштейна. Уравнение состояния таких газов с ${ displaystyle N}$ частицы занимающие объем ${ displaystyle V}$ с температурой ${ displaystyle T}$ и давление ${ displaystyle p}$ дан кем-то^[8]

${ displaystyle p = { frac {(2s + 1) { sqrt {2m ^ {3} k_ {B} ^ {5} T ^ {5}}}} {3 pi ^ {2} hbar ^ {3}}} int _ {0} ^ { infty} { frac {z ^ {3/2} , mathrm {d} z} {e ^ {z- mu / (k_ {B}) T)} pm 1}}}$

куда ${ displaystyle k_ {B}}$ это Постоянная Больцмана и ${ Displaystyle му (Т, Н / В)}$ то химический потенциал задается следующей неявной функцией

${ displaystyle { frac {N} {V}} = { frac {(2s + 1) (mk_ {B} T) ^ {3/2}} {{ sqrt {2}} pi ^ {2 } hbar ^ {3}}} int _ {0} ^ { infty} { frac {z ^ {1/2} , mathrm {d} z} {e ^ {z- mu / ( k_ {B} T)} pm 1}}.}$

В предельном случае, когда ${ Displaystyle е ^ { му / (к_ {B} T)} ll 1}$, это уравнение состояния сведется к уравнению классического идеального газа. Можно показать, что указанное выше уравнение состояния в пределе ${ Displaystyle е ^ { му / (к_ {B} T)} ll 1}$ сводится к

${ displaystyle pV = Nk_ {B} T left [1 pm { frac { pi ^ {3/2}} {2 (2s + 1)}} { frac {N hbar ^ {3}} {V (mk_ {B} T) ^ {3/2}}} + cdots right]}$

С фиксированной числовой плотностью ${ Displaystyle N / V}$, снижение температуры вызывает Ферми газ, увеличение значения давления по сравнению с его классическим значением, подразумевающее эффективное отталкивание между частицами (это кажущееся отталкивание из-за эффектов квантового обмена, а не из-за реальных взаимодействий между частицами, поскольку в идеальном газе силами взаимодействия пренебрегают) и в Бозе-газ, уменьшение давления от его классического значения, подразумевающее эффективное притяжение.

Кубические уравнения состояния

Кубические уравнения состояния называются таковыми, потому что их можно переписать как кубическая функция из V_м.

Уравнение состояния Ван-дер-Ваальса

В Уравнение Ван-дер-Ваальса состояния можно написать:

${ displaystyle left (p + { frac {a} {V_ {m} ^ {2}}} right) left (V_ {m} -b right) = RT}$

куда ${ displaystyle V_ {m}}$ является молярный объем. Константы для конкретных веществ ${ displaystyle a}$ и ${ displaystyle b}$ можно рассчитать из критические свойства ${ displaystyle p_ {c}, T_ {c}}$ и ${ displaystyle V_ {c}}$ (отмечая, что ${ displaystyle V_ {c}}$ - молярный объем в критической точке) как:

${ displaystyle a = 3p_ {c} , V_ {c} ^ {2}}$

${ displaystyle b = { frac {V_ {c}} {3}}.}$

Также записывается как

${ displaystyle a = { frac {27 (R , T_ {c}) ^ {2}} {64p_ {c}}}}$

${ displaystyle b = { frac {R , T_ {c}} {8p_ {c}}}.}$

Предложенное в 1873 году уравнение состояния Ван-дер-Ваальса было одним из первых, которое работало заметно лучше, чем закон идеального газа. В этом знаковом уравнении ${ displaystyle a}$ называется параметром притяжения и ${ displaystyle b}$ параметр отталкивания или эффективный молекулярный объем. Хотя уравнение определенно превосходит закон идеального газа и действительно предсказывает образование жидкой фазы, согласие с экспериментальными данными ограничено для условий, при которых жидкость образуется. Хотя уравнение Ван-дер-Ваальса часто упоминается в учебниках и статьях по историческим причинам, в настоящее время оно устарело. Другие современные уравнения лишь немного большей сложности намного точнее.

Уравнение Ван-дер-Ваальса можно рассматривать как закон идеального газа, «улучшенный» по двум независимым причинам:

1. Молекулы считаются объемными частицами, а не материальными точками. Таким образом ${ displaystyle V_ {m}}$ не может быть слишком мало, меньше некоторой постоянной. Так получаем (${ displaystyle V_ {m} -b}$) вместо ${ displaystyle V_ {m}}$.
2. Хотя молекулы идеального газа не взаимодействуют, мы рассматриваем молекулы, которые притягивают друг друга на расстоянии радиуса нескольких молекул. Внутри материала он не действует, но поверхностные молекулы притягиваются к материалу с поверхности. Мы видим в этом уменьшение давления на внешнюю оболочку (которое используется в законе идеального газа), поэтому мы пишем (${ displaystyle p +}$ что-то) вместо ${ displaystyle p}$. Чтобы оценить это «что-то», рассмотрим дополнительную силу, действующую на элемент поверхности газа. В то время как сила, действующая на каждую поверхностную молекулу, равна ~${ displaystyle rho}$, сила, действующая на весь элемент, равна ~${ displaystyle rho ^ {2}}$~${ displaystyle { frac {1} {V_ {m} ^ {2}}}}$.

С приведенными переменными состояния, т.е. ${ Displaystyle V_ {r} = V_ {m} / V_ {c}}$, ${ Displaystyle P_ {r} = P / P_ {c}}$ и ${ displaystyle T_ {r} = T / T_ {c}}$, приведенную форму уравнения Ван-дер-Ваальса можно сформулировать:

${ displaystyle left (P_ {r} + { frac {3} {V_ {r} ^ {2}}} right) left (3V_ {r} -1 right) = 8T_ {r}}$

Преимущество этой формы в том, что для данной ${ displaystyle T_ {r}}$ и ${ displaystyle P_ {r}}$, приведенный объем жидкости и газа можно рассчитать напрямую, используя Кардано метод для приведенной кубической формы:

${ displaystyle V_ {r} ^ {3} - left ({ frac {1} {3}} + { frac {8T_ {r}} {3P_ {r}}} right) V_ {r} ^ {2} + { frac {3V_ {r}} {P_ {r}}} - { frac {1} {P_ {r}}} = 0}$

За ${ Displaystyle P_ {r} <1}$ и ${ displaystyle T_ {r} <1}$, система находится в состоянии парожидкостного равновесия. Приведенное кубическое уравнение состояния дает в этом случае 3 решения. Самое большое и самое низкое решение - это уменьшение объема газа и жидкости.

Уравнение состояния Редлиха-Квонга^[6]

${ displaystyle { begin {align} p & = { frac {R , T} {V_ {m} -b}} - { frac {a} {{ sqrt {T}} , V_ {m} left (V_ {m} + b right)}} [3pt] a & приблизительно 0,42748 { frac {R ^ {2} , T_ {c} ^ { frac {5} {2}}} {p_ {c}}} [3pt] b & приблизительно 0,08664 { frac {R , T_ {c}} {p_ {c}}} end {выровнено}}}$

Представленный в 1949 году, Уравнение состояния Редлиха-Квонга было значительным улучшением по сравнению с другими уравнениями того времени. Он до сих пор вызывает интерес, прежде всего, благодаря своей относительно простой форме. Хотя оно превосходит уравнение состояния Ван-дер-Ваальса, оно плохо работает по отношению к жидкой фазе и, следовательно, не может использоваться для точного расчета парожидкостное равновесие. Однако для этой цели его можно использовать вместе с отдельными жидкофазными корреляциями.

Уравнение Редлиха-Квонга подходит для расчета свойств газовой фазы, когда отношение давления к критическое давление (пониженное давление) составляет менее половины отношения температуры к критическая температура (пониженная температура):

${ displaystyle { frac {p} {p_ {c}}} <{ frac {T} {2T_ {c}}}.}$

Соаве модификация Redlich-Kwong^[7]

${ displaystyle p = { frac {R , T} {V_ {m} -b}} - { frac {a , alpha} {V_ {m} left (V_ {m} + b right )}}}$

${ displaystyle a = { frac {0.42747 , R ^ {2} , T_ {c} ^ {2}} {P_ {c}}}}$

${ displaystyle b = { frac {0,08664 , R , T_ {c}} {P_ {c}}}}$

${ displaystyle alpha = left (1+ left (0,48508 + 1,55171 , omega -0,15613 , omega ^ {2} right) left (1-T_ {r} ^ {, 0,5} вправо) вправо) ^ {2}}$

${ displaystyle T_ {r} = { frac {T} {T_ {c}}}}$

Где ω - ацентрический фактор для вида.

Эта формулировка для ${ displaystyle alpha}$ принадлежит Грабоски и Доберу. Оригинальная формула Соаве:

${ displaystyle alpha = left (1+ left (0,480 + 1,574 , omega -0,176 , omega ^ {2} right) left (1-T_ {r} ^ {, 0,5} вправо) вправо) ^ {2}}$

для водорода:

${ displaystyle alpha = 1.202 exp left (-0.30288 , T_ {r} right).}$

Мы также можем записать его в полиномиальной форме:

${ displaystyle A = { frac {a , alpha , P} {R ^ {2} , T ^ {2}}}}$

${ displaystyle B = { frac {b , P} {R , T}}}$

тогда у нас есть:

${ displaystyle 0 = Z ^ {3} -Z ^ {2} + Z left (A-B-B ^ {2} right) -AB ;}$

куда ${ displaystyle R}$ это универсальная газовая постоянная а Z = PV / (RT) - коэффициент сжимаемости.

В 1972 г. Г. Соаве^[9] заменил 1 /√Т член уравнения Редлиха-Квонга с функцией α (T, ω), включающей температуру и ацентрический фактор (Полученное уравнение также известно как уравнение состояния Соаве-Редлиха-Квонга; SRK EOS). Функция α была разработана для соответствия данным о давлении паров углеводородов, и уравнение достаточно хорошо подходит для этих материалов.

Обратите особое внимание на то, что эта замена изменяет определение а немного, как ${ displaystyle T_ {c}}$ теперь во второй степени.

Объемный перевод Peneloux et al. (1982)

SRK EOS можно записать как

${ displaystyle p = { frac {R , T} {V_ {m, { text {SRK}}} - b}} - { frac {a} {V_ {m, { text {SRK}} } left (V_ {m, { text {SRK}}} + b right)}}}$

куда

${ displaystyle { begin {align} a & = a_ {c} , alpha a_ {c} & приблизительно 0,42747 { frac {R ^ {2} , T_ {c} ^ {2}} { P_ {c}}} b & приблизительно 0,08664 { frac {R , T_ {c}} {P_ {c}}} end {align}}}$

куда ${ displaystyle alpha}$ и другие части SRK EOS определены в разделе SRK EOS.

Обратной стороной SRK EOS и других кубических EOS является то, что молярный объем жидкости значительно менее точен, чем молярный объем газа. Пенелу и другие (1982)^[10] предложил простую поправку, введя объемный перевод

${ displaystyle V_ {m, { text {SRK}}} = V_ {m} + c}$

куда ${ displaystyle c}$ является дополнительным параметром компонента жидкости, который немного переводит молярный объем. На жидкой ветви УС небольшое изменение молярного объема соответствует большому изменению давления. На газовой ветви УС небольшое изменение молярного объема соответствует гораздо меньшему изменению давления, чем для жидкостной ветви. Таким образом, возмущение молярного объема газа невелико. К сожалению, в науке и промышленности встречаются две версии.

Только в первой версии ${ displaystyle V_ {m, { text {SRK}}}}$ переводится,^[11][12] и EOS становится

${ displaystyle p = { frac {R , T} {V_ {m} + cb}} - { frac {a} { left (V_ {m} + c right) left (V_ {m} + c + b right)}}}$

Во второй версии оба ${ displaystyle V_ {m, { text {SRK}}}}$ и ${ displaystyle b _ { text {SRK}}}$ переведены, или перевод ${ displaystyle V_ {m, { text {SRK}}}}$ следует переименование составного параметра б - в.^[13] Это дает

${ displaystyle { begin {align} b _ { text {SRK}} & = b + c quad { text {or}} quad bc curvearrowright b p & = { frac {R , T} {V_ {m} -b}} - { frac {a} { left (V_ {m} + c right) left (V_ {m} + 2c + b right)}} end {выровнено} }}$

Параметр c жидкой смеси рассчитывается по формуле

${ Displaystyle с = сумма _ {я = 1} ^ {п} z_ {я} с_ {я}}$

Параметр c отдельных компонентов флюида в нефтяном газе и нефти можно оценить с помощью корреляции

${ displaystyle c_ {i} приблизительно 0,40768 { frac {RT_ {ci}} {P_ {ci}}} left (0,29441-Z _ {{ text {RA}}, i} right)}$

где коэффициент сжимаемости Ракетта ${ displaystyle Z _ {{ text {RA}}, i}}$ можно оценить по

${ displaystyle Z _ {{ text {RA}}, i} приблизительно 0,29056-0,08775 omega _ {i}}$

Приятная особенность метода объемного перевода Peneloux et al. (1982) заключается в том, что это не влияет на расчеты парожидкостного равновесия.^[14] Этот метод преобразования объема также может быть применен к другим кубическим EOS, если корреляция c-параметра настроена для соответствия выбранному EOS.

Уравнение состояния Пенга – Робинсона.

${ displaystyle { begin {align} p & = { frac {R , T} {V_ {m} -b}} - { frac {a , alpha} {V_ {m} ^ {2} + 2bV_ {m} -b ^ {2}}} [3pt] a & приблизительно 0,45724 { frac {R ^ {2} , T_ {c} ^ {2}} {p_ {c}}} [3pt] b & приблизительно 0,07780 { frac {R , T_ {c}} {p_ {c}}} [3pt] alpha & = left (1+ kappa left (1-T_ {r } ^ { frac {1} {2}} right) right) ^ {2} [3pt] kappa & приблизительно 0,37464 + 1,54226 , omega -0,26992 , omega ^ {2} [3pt] T_ {r} & = { frac {T} {T_ {c}}} end {align}}}$

В полиномиальной форме:

${ displaystyle A = { frac { alpha ap} {R ^ {2} , T ^ {2}}}}$

${ displaystyle B = { frac {bp} {RT}}}$

${ Displaystyle Z ^ {3} - (1-B) Z ^ {2} + left (A-2B-3B ^ {2} right) Z- left (AB-B ^ {2} -B ^ {3} right) = 0}$

куда ${ displaystyle omega}$ это ацентрический фактор вида, ${ displaystyle R}$ это универсальная газовая постоянная и ${ Displaystyle Z = PV / nRT}$ является коэффициент сжимаемости.

Уравнение состояния Пенга – Робинсона (PR EOS) было разработано в 1976 г. Университет Альберты к Дин-Юй Пэн и Дональда Робинсона для достижения следующих целей:^[15]

1. Параметры должны быть выражены в терминах критические свойства и ацентрический фактор.
2. Модель должна обеспечивать разумную точность вблизи критической точки, особенно для расчетов коэффициент сжимаемости и плотность жидкости.
3. Правила смешивания не должны использовать более одного параметра бинарного взаимодействия, который не должен зависеть от температуры, давления и состава.
4. Уравнение должно применяться ко всем расчетам всех свойств жидкости в процессах с природным газом.

По большей части уравнение Пенга-Робинсона демонстрирует характеристики, аналогичные уравнению Соаве, хотя в целом оно лучше при прогнозировании плотности жидкости многих материалов, особенно неполярных.^[16] В функции вылета уравнения Пенга – Робинсона вынесены в отдельную статью.

Аналитические значения его характеристических констант:

${ displaystyle Z_ {c} = { frac {1} {32}} left (11-2 { sqrt {7}} sinh ({ frac {1} {3}} operatorname {asinh} ( { frac {13} {7 { sqrt {7}}}})) right) приблизительно 0,307401}$

${ displaystyle b '= { frac {b} {V_ {m, c}}} = { frac {1} {3}} left ({ sqrt {8}} sinh ({ frac {1 } {3}} operatorname {asinh} ({ sqrt {8}})) - 1 right) приблизительно 0,253077 приблизительно { frac {0,07780} {Z_ {c}}}}$

${ displaystyle { frac {P_ {c} V_ {m, c} ^ {2}} {a , b '}} = { frac {3} {8}} left (1+ cosh ({ frac {1} {3}} operatorname {acosh} (3)) right) приблизительно 0,816619 приблизительно { frac {Z_ {c} ^ {2}} {0.45724 , b '}}}$

Уравнения состояния Пенга – Робинсона-Стрыека-Веры.

PRSV1

Модификация члена притяжения в уравнении состояния Пенга – Робинсона, опубликованном Стриеком и Верой в 1986 г. (PRSV), значительно повысила точность модели за счет введения настраиваемого параметра чистой компоненты и изменения полиномиальной аппроксимации ацентрический фактор.^[17]

Модификация такая:

${ displaystyle { begin {align} kappa & = kappa _ {0} + kappa _ {1} left (1 + T_ {r} ^ { frac {1} {2}} right) слева (0,7-T_ {r} right) каппа _ {0} & = 0,378893 + 1,4897153 , omega -0,17131848 , omega ^ {2} +0,0196554 , omega ^ {3} end {выровнено}}}$

куда ${ displaystyle , kappa _ {1}}$ является регулируемым параметром чистого компонента. Стрыйек и Вера опубликовали параметры чистых компонентов для многих соединений, представляющих промышленный интерес, в своей оригинальной журнальной статье. При пониженных температурах выше 0,7 рекомендуют устанавливать ${ displaystyle , kappa _ {1} = 0}$ и просто используйте ${ displaystyle kappa = kappa _ {0}}$. Для спиртов и воды значение ${ displaystyle , kappa _ {1}}$ может использоваться до критической температуры и обнуляться при более высоких температурах.^[17]

PRSV2

Последующая модификация, опубликованная в 1986 году (PRSV2), дополнительно повысила точность модели, добавив два дополнительных параметра чистых компонентов к предыдущей модификации члена притяжения.^[18]

Модификация такая:

${ displaystyle { begin {align} kappa & = kappa _ {0} + left [ kappa _ {1} + kappa _ {2} left ( kappa _ {3} -T_ {r} right) left (1-T_ {r} ^ { frac {1} {2}} right) right] left (1 + T_ {r} ^ { frac {1} {2}} вправо) влево (0,7-T_ {r} right) каппа _ {0} & = 0,378893 + 1,4897153 , omega -0,17131848 , omega ^ {2} +0,0196554 , omega ^ {3 } конец {выровнено}}}$

куда ${ displaystyle , kappa _ {1}}$, ${ displaystyle , kappa _ {2}}$, и ${ displaystyle , kappa _ {3}}$ являются настраиваемыми параметрами чистых компонентов.

PRSV2 особенно полезен для VLE расчеты. Хотя PRSV1 действительно предлагает преимущество перед моделью Пенга – Робинсона для описания термодинамического поведения, в целом он все еще недостаточно точен для расчетов фазового равновесия.^[17] Сильно нелинейное поведение методов расчета фазового равновесия имеет тенденцию усиливать то, что в противном случае было бы приемлемо малыми ошибками. Поэтому рекомендуется использовать PRSV2 для расчетов равновесия при применении этих моделей к проекту. Однако после определения состояния равновесия термодинамические значения фаз в состоянии равновесия можно определить с помощью одной из нескольких более простых моделей с разумной степенью точности.^[18]

Следует отметить, что в уравнении PRSV подгонка параметров выполняется в определенном диапазоне температур, который обычно ниже критической температуры. Выше критической температуры альфа-функция PRSV имеет тенденцию расходиться и становиться произвольно большой вместо стремления к нулю. Из-за этого следует использовать альтернативные уравнения для альфа выше критической точки. Это особенно важно для систем, содержащих водород, который часто находится при температурах намного выше критической точки. Было предложено несколько альтернативных формулировок. Некоторые из них хорошо известны Twu et all или Mathias и Copeman.

Пэн, -Уравнение состояния Робинсона-Бабалолы: (PRB)

Бабалола [] модифицировал уравнение состояния Пенга – Робинсона следующим образом:

${ displaystyle P = left ({ frac {RT} {vb}} right) - left [{ frac {(a_ {1} P + a_ {2}) alpha} {v (v + b ) + b (vb)}} right]}$

Параметр силы притяжения «a», который считался постоянным по отношению к давлению в EOS Пенга – Робинсона, а также в других EOS, был модифицирован Бабалолой. Модификация, в которой параметр «а» трактовался как переменная относительно давления для многокомпонентных многофазных систем коллектора высокой плотности, была направлена ​​на повышение точности прогнозирования свойств сложных пластовых флюидов для моделирования PVT. Вариация была представлена ​​линейным уравнением:

а = а₁П + а₂

где₁ и₂ представляют наклон и точку пересечения, соответственно, прямой линии, полученной, когда значения параметра «а» нанесены на график в зависимости от давления.

Эта модификация увеличивает точность уравнения состояния Пенга – Робинсона для более тяжелых жидкостей, особенно в диапазонах давления (> 30 МПа), и устраняет необходимость настройки уравнения состояния перед использованием, тем самым минимизируя стоимость использования EOS в нефтяной промышленности.

Эллиотт, Суреш, уравнение состояния Донохью

Уравнение состояния Эллиотта, Суреша и Донохью (ESD) было предложено в 1990 году.^[19] Уравнение направлено на исправление недостатка в уравнении состояния Пенга – Робинсона, заключающегося в неточности в члене отталкивания Ван-дер-Ваальса. EOS учитывает эффект формы неполярной молекулы и может быть распространен на полимеры с добавлением дополнительного члена (не показан). Сама EOS была разработана путем компьютерного моделирования и должна отражать основную физику размера, формы и водородных связей.

${ displaystyle { frac {pV_ {m}} {RT}} = Z = 1 + Z ^ { rm {rep}} + Z ^ { rm {att}}}$

куда:

${ displaystyle Z ^ { rm {rep}} = { frac {4c eta} {1–1.9 eta}}}$

${ displaystyle Z ^ { rm {att}} = - { frac {z_ {m} q eta Y} {1 + k_ {1} eta Y}}}$

и

${ displaystyle c}$ "коэффициент формы", с ${ displaystyle c = 1}$ для сферических молекул

Для несферических молекул предлагается следующее соотношение:

${ displaystyle c = 1 + 3.535 omega +0.533 omega ^ {2}}$ куда ${ displaystyle omega}$ это ацентрический фактор

Приведенная числовая плотность ${ displaystyle eta}$ определяется как ${ displaystyle eta = { frac {v ^ {*} n} {V}}}$

куда

${ displaystyle v ^ {*}}$ - параметр характерного размера

${ displaystyle n}$ это количество молекул

${ displaystyle V}$ объем контейнера

Параметр характерного размера связан с параметром формы ${ displaystyle c}$ через

${ displaystyle v ^ {*} = { frac {kT_ {c}} {P_ {c}}} Phi}$

куда

${ displaystyle Phi = { frac {0,0312 + 0,087 (с-1) +0,008 (с-1) ^ {2}} {1.000 + 2,455 (с-1) +0,732 (с-1) ^ {2}) }}}$ и ${ displaystyle k}$ является Постоянная Больцмана.

Отмечая связь между постоянной Больцмана и Универсальная газовая постоянная, и заметив, что количество молекул может быть выражено через Число Авогадро и молярная масса, приведенная числовая плотность ${ displaystyle eta}$ можно выразить через молярный объем как

${ displaystyle eta = { frac {RT_ {c}} {P_ {c}}} Phi { frac {1} {V_ {m}}}.}$

Параметр формы ${ displaystyle q}$ фигурирующий в сроке привлечения и в сроке ${ displaystyle Y}$ даны

${ Displaystyle д = 1 + к_ {3} (с-1)}$ (и, следовательно, также равен 1 для сферических молекул).

${ displaystyle Y = exp left ({ frac { epsilon} {kT}} right) -k_ {2}}$

куда ${ displaystyle epsilon}$ - глубина потенциала прямоугольной ямы и определяется выражением

${ displaystyle { frac { epsilon} {k}} = { frac {1.000 + 0.945 (c-1) +0.134 (c-1) ^ {2}} {1.023 + 2.225 (c-1) +0.478 (c-1) ^ {2}}}}$

${ displaystyle z_ {m}}$, ${ displaystyle k_ {1}}$, ${ displaystyle k_ {2}}$ и ${ displaystyle k_ {3}}$ - константы в уравнении состояния:

${ displaystyle z_ {m} = 9,49}$ для сферических молекул (c = 1)

${ displaystyle k_ {1} = 1,7745}$ для сферических молекул (c = 1)

${ displaystyle k_ {2} = 1,0617}$ для сферических молекул (c = 1)

${ displaystyle k_ {3} = 1,90476.}$

Модель может быть расширена на ассоциативные компоненты и смеси неассоциированных компонентов. Подробности можно найти в статье Дж. Р. Эллиотта-младшего. и другие. (1990).^[19]

Кубик-Плюс-Ассоциация

Уравнение состояния Cubic-Plus-Association (CPA) объединяет уравнение Соаве-Редлиха-Квонга с членом ассоциации из теории Вертхайма.^[20] Разработка уравнения началась в 1995 году как исследовательский проект, финансируемый Shell, а в 1996 году была опубликована статья, в которой было представлено уравнение состояния CPA.^[20][21]

${ displaystyle P = { frac {RT} {(Vb)}} - { frac {a} {V (V + b)}} + { frac {RT} {V}} rho sum _ { A} left [{ frac {1} {X ^ {A}}} - { frac {1} {2}} right] { frac { partial X ^ {A}} { partial rho }}}$

В термине ассоциации ${ displaystyle X ^ {A}}$ - мольная доля молекул, не связанных в позиции A.

Некубические уравнения состояния

Уравнение состояния Дитеричи

${ displaystyle p (V-b) = RTe ^ {- { frac {a} {RTV}}}}$

куда а связано с взаимодействием между молекулами и б учитывает конечный размер молекул, аналогично уравнению Ван-дер-Ваальса.

Приведенные координаты:

${ displaystyle T_ {c} = { frac {a} {4Rb}}, p_ {c} = { frac {a} {4b ^ {2} e ^ {2}}}, V_ {c} = 2b.}$

Вириальные уравнения состояния

Вириальное уравнение состояния

${ displaystyle { frac {pV_ {m}} {RT}} = A + { frac {B} {V_ {m}}} + { frac {C} {V_ {m} ^ {2}}} + { frac {D} {V_ {m} ^ {3}}} + точки}$

Хотя обычно это не самое удобное уравнение состояния, вириальное уравнение важно, потому что оно может быть получено непосредственно из статистическая механика. Это уравнение также называют Камерлинг-Оннес уравнение. Если соответствующие предположения сделаны относительно математической формы межмолекулярных сил, теоретические выражения могут быть разработаны для каждого из коэффициенты. А - это первый вириальный коэффициент, который имеет постоянное значение 1 и утверждает, что при большом объеме все жидкости ведут себя как идеальные газы. Второй вириальный коэффициент B соответствует взаимодействиям между парами молекул, C тройняшкам и так далее. Точность можно увеличивать до бесконечности, учитывая условия более высокого порядка. Коэффициенты B, C, Dи т.д. зависят только от температуры.

Одно из самых точных уравнений состояния - уравнение Бенедикта-Уэбба-Рубина-Старлинга.^[22] показано далее. Это было очень близко к вириальному уравнению состояния. Если экспоненциальный член в нем разложить до двух членов Тейлора, можно вывести вириальное уравнение:

${ displaystyle p = rho RT + left (B_ {0} RT-A_ {0} - { frac {C_ {0}} {T ^ {2}}} + { frac {D_ {0}} { T ^ {3}}} - { frac {E_ {0}} {T ^ {4}}} right) rho ^ {2} + left (bRT-a - { frac {d} {T }} + { frac {c} {T ^ {2}}} right) rho ^ {3} + alpha left (a + { frac {d} {T}} right) rho ^ { 6}}$

Обратите внимание, что в этом вириальном уравнении четвертый и пятый вириальные члены равны нулю. Второй вириальный коэффициент монотонно убывает при понижении температуры. Третий вириальный коэффициент монотонно увеличивается с понижением температуры.

Уравнение состояния BWR

${ displaystyle p = rho RT + left (B_ {0} RT-A_ {0} - { frac {C_ {0}} {T ^ {2}}} + { frac {D_ {0}} { T ^ {3}}} - { frac {E_ {0}} {T ^ {4}}} right) rho ^ {2} + left (bRT-a - { frac {d} {T }} right) rho ^ {3} + alpha left (a + { frac {d} {T}} right) rho ^ {6} + { frac {c rho ^ {3}} {T ^ {2}}} left (1+ gamma rho ^ {2} right) exp left (- gamma rho ^ {2} right)}$

куда

п давление

ρ молярная плотность

Значения различных параметров для 15 веществ можно найти в К.Э. Скворец (1973). Свойства жидкостей для легких нефтяных систем. Издательская компания "Галф".

Уравнение состояния Ли-Кеслера

Уравнение состояния Ли-Кеслера основано на принципе соответствующих состояний и является модификацией уравнения состояния BWR.^[23]

SAFT уравнения состояния

Статистическая ассоциативная теория жидкости (SAFT) уравнения состояния предсказывают влияние размера и формы молекул, а также водородных связей на свойства жидкости и фазовое поведение. Уравнение состояния SAFT было разработано с использованием статистический механический методы (в частности теория возмущений ) для описания взаимодействия между молекулами в системе.^[24][25][26] Идея уравнения состояния SAFT была впервые предложена Чепмен и другие. в 1988 и 1989 гг.^[24][25][26] Было предложено множество различных версий уравнения состояния SAFT, но все они используют одни и те же термины цепочки и ассоциации, полученные Чепменом.^[24][27][28] Уравнения состояния SAFT представляют молекулы как цепочки типично сферических частиц, которые взаимодействуют друг с другом посредством отталкивания на короткие расстояния, притяжения на большие расстояния и водородных связей между определенными участками.^[26] Одна популярная версия уравнения состояния SAFT включает влияние длины цепи на экранирование дисперсионных взаимодействий между молекулами (PC-SAFT ).^[29] В общем, уравнения SAFT дают более точные результаты, чем традиционные кубические уравнения состояния, особенно для систем, содержащих жидкости или твердые тела.^[30][31]

Многопараметрические уравнения состояния

Форма функции Гельмгольца

Многопараметрические уравнения состояния (MEOS) могут использоваться для представления чистых жидкостей с высокой точностью как в жидком, так и в газообразном состояниях. MEOS представляют функцию Гельмгольца жидкости как сумму идеального газа и остаточных членов. Оба термина явно относятся к пониженной температуре и пониженной плотности - таким образом:

${ displaystyle { frac {a (T, rho)} {RT}} = { frac {a ^ {o} (T, rho) + a ^ {r} (T, rho)} {RT }} = alpha ^ {o} ( tau, delta) + alpha ^ {r} ( tau, delta)}$

куда:

${ displaystyle tau = { frac {T_ {r}} {T}}, delta = { frac { rho} { rho _ {r}}}}$

Пониженные плотность и температура обычно, хотя и не всегда, являются критическими значениями для чистой жидкости.

Другие термодинамические функции могут быть получены из MEOS, используя соответствующие производные функции Гельмгольца; следовательно, поскольку интеграция MEOS не требуется, существует несколько ограничений в отношении функциональной формы идеальных или остаточных членов. Типичный MEOS использует более 50 параметров жидкости, но может отображать свойства жидкости с высокой точностью. В настоящее время MEOS доступны примерно для 50 наиболее распространенных промышленных жидкостей, включая хладагенты. Также существуют модели смесей.

Другие уравнения состояния интереса

Уравнение состояния с жесткостью

При рассмотрении воды под очень высоким давлением, в таких ситуациях, как подводные ядерные взрывы, акустическая шоковая литотрипсия, и сонолюминесценция, часто используется усиленное уравнение состояния:

${ Displaystyle р = ро ( гамма -1) е- гамма р ^ {0} ,}$

куда ${ displaystyle e}$ - внутренняя энергия на единицу массы, ${ displaystyle gamma}$ is an empirically determined constant typically taken to be about 6.1, and ${displaystyle p^{0}}$ is another constant, representing the molecular attraction between water molecules. The magnitude of the correction is about 2 gigapascals (20,000 atmospheres).

The equation is stated in this form because the speed of sound in water is given by ${displaystyle c^{2}=gamma left(p+p^{0} ight)/ ho }$.

Thus water behaves as though it is an ideal gas that is уже under about 20,000 atmospheres (2 GPa) pressure, and explains why water is commonly assumed to be incompressible: when the external pressure changes from 1 atmosphere to 2 atmospheres (100 kPa to 200 kPa), the water behaves as an ideal gas would when changing from 20,001 to 20,002 atmospheres (2000.1 MPa to 2000.2 MPa).

This equation mispredicts the удельная теплоемкость of water but few simple alternatives are available for severely nonisentropic processes such as strong shocks.

Ultrarelativistic equation of state

An ultrarelativistic fluid has equation of state

${displaystyle p= ho _{m}c_{s}^{2}}$

куда ${ displaystyle p}$ давление, ${displaystyle ho _{m}}$ - массовая плотность, а ${ displaystyle c_ {s}}$ это скорость звука.

Ideal Bose equation of state

The equation of state for an ideal Бозе-газ является

${displaystyle pV_{m}=RT~{frac {{ ext{Li}}_{alpha +1}(z)}{zeta (alpha )}}left({frac {T}{T_{c}}} ight)^{alpha }}$

where α is an exponent specific to the system (e.g. in the absence of a potential field, α = 3/2), z is exp(μ/kT) куда μ это химический потенциал, Li is the полилогарифм, ζ is the Дзета-функция Римана, и Т_c is the critical temperature at which a Конденсат Бозе – Эйнштейна begins to form.

Jones–Wilkins–Lee equation of state for explosives (JWL equation)

В equation of state from Jones–Wilkins–Lee is used to describe the detonation products of explosives.

${displaystyle p=Aleft(1-{frac {omega }{R_{1}V}} ight)exp(-R_{1}V)+Bleft(1-{frac {omega }{R_{2}V}} ight)exp left(-R_{2}V ight)+{frac {omega e_{0}}{V}}}$

Соотношение ${displaystyle V= ho _{e}/ ho }$ is defined by using ${ displaystyle rho _ {e}}$ = density of the explosive (solid part) and ${ displaystyle rho}$ = density of the detonation products. Параметры ${ displaystyle A}$, ${ displaystyle B}$, ${ displaystyle R_ {1}}$, ${ displaystyle R_ {2}}$ и ${ displaystyle omega}$ are given by several references.^[32] In addition, the initial density (solid part) ${ displaystyle rho _ {0}}$, speed of detonation ${displaystyle V_{D}}$, Chapman–Jouguet pressure ${displaystyle P_{CJ}}$ and the chemical energy of the explosive ${ displaystyle e_ {0}}$ are given in such references. These parameters are obtained by fitting the JWL-EOS to experimental results. Typical parameters for some explosives are listed in the table below.

Материал	${displaystyle ho _{0},}$ (г / см3)	${displaystyle v_{D},}$ (РС)	${displaystyle p_{CJ},}$ (ГПа)	${ Displaystyle A ,}$ (ГПа)	${ Displaystyle B ,}$ (ГПа)	${displaystyle R_{1},}$	${displaystyle R_{2},}$	${ displaystyle omega ,}$	${displaystyle e_{0},}$ (ГПа)
TNT	1.630	6930	21.0	373.8	3.747	4.15	0.90	0.35	6.00
Состав B	1.717	7980	29.5	524.2	7.678	4.20	1.10	0.35	8.50
PBX 9501[33]	1.844		36.3	852.4	18.02	4.55	1.3	0.38	10.2

Equations of state for solids and liquids

Common abbreviations: ${displaystyle eta =left({frac {V}{V_{0}}} ight)^{frac {1}{3}}~,~~K_{0}^{prime }={frac {dK_{0}}{dp}}}$

• Уравнение Тэйта for water and other liquids. Several equations are referred to as the Уравнение Тэйта.
• Murnaghan equation of state

${displaystyle p(V)={frac {K_{0}}{K_{0}'}}left[eta ^{-3K_{0}'}-1 ight]}$

• Birch–Murnaghan equation of state

${displaystyle p(V)={frac {3K_{0}}{2}}left({frac {1-eta ^{2}}{eta ^{7}}} ight)left{1+{frac {3}{4}}left(K_{0}'-4 ight)left({frac {1-eta ^{2}}{eta ^{2}}} ight) ight}}$

• Stacey-Brennan-Irvine equation of state^[34] (falsely often refer to Rose-Vinet equation of state)

${displaystyle p(V)=3K_{0}left({frac {1-eta }{eta ^{2}}} ight)exp left[{frac {3}{2}}left(K_{0}'-1 ight)(1-eta ) ight]}$

• Modified Rydberg equation of state^[35][36][37] (more reasonable form for strong compression)

${displaystyle p(V)=3K_{0}left({frac {1-eta }{eta ^{5}}} ight)exp left[{frac {3}{2}}left(K_{0}'-3 ight)(1-eta ) ight]}$

• Adapted Polynomial equation of state^[38] (second order form = AP2, adapted for extreme compression)

${displaystyle p(V)=3K_{0}left({frac {1-eta }{eta ^{5}}} ight)exp left[c_{0}(1-eta ) ight]left{1+c_{2}eta (1-eta ) ight}}$

с

${displaystyle c_{0}=-ln left({frac {3K_{0}}{p_{ ext{FG0}}}} ight)~,~~p_{ ext{FG0}}=a_{0}left({frac {Z}{V_{0}}} ight)^{frac {5}{3}}~,~~c_{2}={frac {3}{2}}left(K_{0}'-3 ight)-c_{0}}$

куда ${displaystyle a_{0}}$ = 0.02337 GPa.nm⁵. The total number of electrons ${ displaystyle Z}$ in the initial volume ${displaystyle V_{0}}$ определяет Ферми газ давление ${displaystyle p_{ ext{FG0}}}$, which provides for the correct behavior at extreme compression. So far there are no known "simple" solids that require higher order terms.

• Adapted polynomial equation of state^[38] (third order form = AP3)

${displaystyle p(V)=3K_{0}left({frac {1-eta }{eta ^{5}}} ight)exp left[c_{0}(1-eta ) ight]left{1+c_{2}eta (1-eta )+c_{3}eta (1-eta )^{2} ight}}$

• Johnson–Holmquist equation of state

${displaystyle p(V)={egin{cases}k_{1}~xi +k_{2}~xi ^{2}+k_{3}~xi ^{3}+Delta p&qquad { ext{Compression}}k_{1}~xi &qquad { ext{Tension}}end{cases}}~;~~xi :={cfrac {V_{0}}{V}}-1}$

• Mie–Grüneisen equation of state (for a more detailed discussion see ref.^[39])

${displaystyle p(V)-p_{0}={frac {Gamma }{V}}left(e-e_{0} ight)}$

• Anton-Schmidt equation of state

${displaystyle p(V)=-eta left({frac {V}{V_{0}}} ight)^{n}ln left({frac {V}{V_{0}}} ight)}$

куда ${displaystyle eta =K_{0}}$ is the bulk modulus at equilibrium volume ${displaystyle V_{0}}$ и ${displaystyle n=-{frac {K'_{0}}{2}}}$ typically about −2 is often related to the Параметр Грюнайзена к ${displaystyle n=-{frac {1}{6}}-gamma _{G}}$

Смотрите также

• Газовые законы
• Departure function
• Таблица термодинамических уравнений
• Настоящий газ
• Cluster Expansion

Рекомендации

внешняя ссылка

• Elliott & Lira, (1999). Introductory Chemical Engineering Thermodynamics, Прентис Холл.