ミー・グリュナイゼンの状態方程式

**ミー・グリュナイゼンの状態方程式**（ミー・グリュナイゼンのじょうたいほうていしき、）は、固体の圧力と体積を特定の温度において関連付ける状態方程式である。この方程式は、衝撃により圧縮された固体内の圧力を決定するために使用される。ミー・グリュナイゼンの関係は、結晶格子の体積変化がその振動特性に与える影響を記述するグリュナイゼン定数モデルの特別な形式である。この状態方程式にはいくつかの種類が存在する。グリュナイゼンモデルは以下のように表せる。

:\Gamma = V \left(\frac{dp}{de}\right)_V

ここで、Vおよびは体積、pは圧力、eは内部エネルギー、は振動する原子群からの熱圧力を表すグリュナイゼン定数である。もしがpおよびeに依存しないと仮定する場合、グリュナイゼンモデルを積分して次の式を得ることができる。

:p - p_0 = \frac{\Gamma}{V} (e - e_0)

ここで、p_0およびe_0は参照状態での圧力および内部エネルギーで、通常は温度が0ケルビンである状態と仮定される。この場合、p_0とe_0は温度に依存せず、これらの値はランキン・ユゴニオの式に基づいて推定できる。ミー・グリュナイゼンの状態方程式は、この式の特別な形式として知られている。

## 歴史
は、1903年に高温における固体の状態方程式を導出するための分子間ポテンシャルを開発した。1912年には、がミーのモデルを量子効果が重要になるデバイ模型以下の温度に拡張した。グリュナイゼンによる式の形式はより扱いやすく、ミー・グリュナイゼン状態方程式を導出する際の一般的な出発点として用いられる。

## ミー・グリュナイゼンの状態方程式の式
計算力学で使用される温度補正された形式は以下の通りである。

:
   p = \frac{\rho_0 C_0^2 \chi
              \left[1 - \frac{\Gamma_0}{2}\,\chi\right]}
             {\left(1 - s\chi\right)^2} + \Gamma_0 E;\quad
   \chi := 1-\cfrac{\rho_0}{\rho}
  

ここで、C_0は体積弾性波速度、\rho_0は初期密度、\rhoは電流密度、\Gamma_0は基準状態でのグリュナイゼン定数、s = dU_s/dU_pは線形ユゴニオ傾斜係数、U_sは衝撃波速度、U_pは粒子速度、Eは単位基準体積あたりの内部エネルギーである。また、別の形式として以下が挙げられる。

:
   p = \frac{\rho_0 C_0^2 (\eta -1)
              \left[\eta - \frac{\Gamma_0}{2}(\eta-1)\right]}
             {\left[\eta - s(\eta-1)\right]^2} + \Gamma_0 E;\quad
   \eta := \cfrac{\rho}{\rho_0} \,
  

内部エネルギーの概算は以下の式で計算できる。

:
    E = \frac{1}{V_0} \int C_v dT \approx \frac{C_v (T-T_0)}{V_0} = \rho_0 c_v (T-T_0)
  

ここで、V_0は温度T = T_0での基準体積、C_vは熱容量（定積条件での熱容量）、c_vは単位体積あたりの定積熱容量である。多くのシミュレーションでは、C_p（定圧比熱）とC_vが等しいと仮定される。

### 各種素材のパラメータ

## ミー・グリュナイゼンの状態方程式の導出
グリュナイゼンモデルから次のようになる。

p_0およびe_0は基準状態での圧力と内部エネルギーを表す。質量、運動量、エネルギー保存のためのランキン・ユゴニオの式は、次のように表される。

: \begin{align}
\rho_0 U_s &= \rho (U_s - U_p) \, \\[1ex]
p_H - p_{H0} &= \rho_0 U_s U_p \, \\[1ex]
p_H U_p &= \rho_0 U_s \left(\frac{U_p^2}{2} + E_H - E_{H0}\right)
\end{align} 

ここで、\rho_0は基準密度、\rhoは衝撃圧縮による密度、p_Hはユゴニオでの圧力、E_Hはユゴニオでの単位質量あたりの内部エネルギー、U_sは衝撃速度、U_pは粒子速度を表す。質量保存の法則から、次式が得られる。

:
   \frac{U_p}{U_s} = 1 - \frac{\rho_0}{\rho} = 1 - \frac{V}{V_0} =: \chi \,
 

ここで、V = 1/\rhoを定義し、これは単位質量あたりの体積（比体積）を表す。多くの材料では、U_sとU_pは線形関係にあり、以下のように表される。

: 1 = U_s = C_0 + sU_p 

ここで、C_0とsは材料に依存する。これにより、次式が得られる。

:
   U_s = C_0 + s\chi U_s \quad 


: \quad U_s = \frac{C_0}{1 - s\chi} \,
 

運動量の方程式は、（主にユゴニオでは、p_H0 = 0とする。）次のようになる。

:
   p_H = \rho_0 \chi U_s^2 = \frac{\rho_0 C_0^2 \chi}{(1 - s\chi)^2} \,
 

同様に、エネルギー方程式は、次のようになる。

:
  p_H \chi U_s = \tfrac{1}{2} \rho \chi^2 U_s^3 + \rho_0 U_s E_H = \tfrac{1}{2} p_H \chi U_s + \rho_0 U_s E_H \,
 

e_Hを解くと次のようになる。

:
   E_H = \tfrac{1}{2} \frac{p_H \chi}{\rho_0} = \tfrac{1}{2} p_H (V_0 - V)
 

これらのp_HとE_Hの式を用いると、ユゴニオでのグリュナイゼンモデルは次のようになる。

:
   p_H - p_0 = \frac{\Gamma}{V} \left(\frac{p_H \chi V_0}{2} - e_0\right) \quad \text{or} \quad
   \frac{\rho_0 C_0^2 \chi}{(1 - s\chi)^2}\left(1 - \frac{\chi}{2}\,\frac{\Gamma}{V}\,V_0\right) - p_0 = -\frac{\Gamma}{V} e_0 \,
 

さらに、 1 = \Gamma /V = \Gamma _0/V_0と仮定し、p_0 = -d e_0/d Vとすると、次式が得られる。

上記の常微分方程式は、V = V_0（\chi = 0）のとき、e_0 = 0という初期条件を用いて解くことができる。正確な解は次の通りである。

:
  \begin{align}
   e_0 =  \frac{\rho C_0^2 V_0}{2 s^4} \Biggl[
       &\exp(\Gamma_0\chi) \left(\tfrac{\Gamma_0}{s} - 3 \right) s^2 - \frac{ \left[\tfrac{\Gamma_0}{s} - (3 - s\chi)\right]s^2}{1 - s\chi} + \\
       & \exp\left[-\tfrac{\Gamma_0}{s} (1-s\chi)\right] \left(\Gamma_0^2 - 4 \Gamma_0 s + 2 s^2\right) \left(\text{Ei}\left[\tfrac{\Gamma_0}{s} (1-s\chi )\right] - \text{Ei}\left[\tfrac{\Gamma_0}{s}\right]\right)
\Biggr]
  \end{align}
 

ここで、Ei[z]は指数積分を表し、p_0の式は次のようになる。

:
  \begin{align}
  p_0 = -\frac{de_0}{dV} = \frac{\rho C_0^2}{2s^4(1-\chi)} \Biggl[
  & \frac{s}{(1 - s\chi)^2} \Bigl (- \Gamma_0^2(1 - \chi)(1 -s\chi)
   + \Gamma_0 [s \{4 (\chi-1) \chi s-2 \chi+3\}-1] \\
    & \qquad\qquad\quad - \exp(\Gamma_0\chi)[\Gamma_0(\chi-1) -1](1-s\chi)^2(\Gamma_0-3s) + s [3-\chi s \{(\chi-2) s+4\}]\Bigr) \\
    & - \exp\left[-\tfrac{\Gamma_0}{s} (1-s\chi)\right] \left[\Gamma_0(\chi-1) - 1\right] \left(\Gamma_0^2 - 4 \Gamma_0 s + 2 s^2\right) \left(\text{Ei}\left[\tfrac{\Gamma_0}{s} (1-s\chi )\right] - \text{Ei}\left[\tfrac{\Gamma_0}{s}\right]\right)
    \Biggr] \,
   \end{align}
 

一般的な圧縮問題において、厳密解の近似として次のような冪級数解が使用される。

:
   e_0(V) = A + B \chi(V) + C \chi^2(V) + D \chi^3(V) + \cdots
 

:
  p_0(V) = -\frac{de_0}{dV} = -\frac{de_0}{d\chi}\,\frac{d\chi}{dV} = \frac{1}{V_0}\,(B + 2C\chi + 3D\chi^2 + \cdots) \,
 

これをグリュナイゼンモデルに代入すると、次のようなミー・グリュナイゼンの状態方程式が得られる。

:
   p = \frac{1}{V_0}\,(B + 2C\chi + 3D\chi^2 + \cdots) + \frac{\Gamma_0}{V_0} \left[e - (A + B \chi + C \chi^2 + D \chi^3 + \cdots ) \right] \,
 

内部エネルギーe_0が、V = V_0（\chi = 0）のときに0であると仮定すると、A = 0となる。同様に、p_0がV = V_0のときに0であると仮定すると、B = 0となる。その結果、ミー・グリュナイゼンの状態方程式は次のように書き表せる。

:
   p = \frac{1}{V_0}\left[2C\chi \left(1-\tfrac{\Gamma_0}{2}\chi\right) + 3D\chi^2\left(1 -\tfrac{\Gamma_0}{3}\chi\right) + \cdots\right] + \Gamma_0 E
 

ここで、Eは単位基準体積あたりの内部エネルギーを表す。この状態方程式にはいくつかの形式が存在する。

一次項を方程式（）に代入し、Cを解くと次のようになる。

:
   C = \frac{\rho_0 C_0^2 V_0}{2(1-s\chi)^2} \,
 

これにより、pの式は次のようになる。

:
   p = \frac{\rho_0 C_0^2 \chi}{(1-s\chi)^2} \left(1-\tfrac{\Gamma_0}{2}\chi\right) + \Gamma_0 E \,
 

これが、一般的に使用される一次のミー・グリュナイゼンの状態方程式である。

## 脚注

## 関連項目
* 衝撃波
* 衝撃波管
* 
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