Энтропии поток

В связи с указанным увеличением полного давления р это значение q(X) оказывается меньшим, чем ранее найденное. Это значит, что средняя скорость в дозвуковом потоке будет меньшей, а в сверхзвуковом — большей соответствующих величин, полученных при первом способе осреднения. В обоих случаях это означает, что импульс осредненного ио энтропии потока, пропорциональный значению функции z( i), будет большим, чем суммарный импульс исходного неравномерного потока. [c.272]

Речь идет об адиабатной системе лишь в смысле взаимодействия с внешней средой внутренняя необратимость имеет место всегда, так что удельная энтропия потока возрастает по длине. [c.288]

Полностью исключить потери энергии на трение не удается. Поэтому, хотя процесс истечения по-прежнему считается протекающим адиабатно, т. е. без теплообмена с окружающей средой, он необратим, поскольку выделяющаяся теплота трения сообщается рабочему телу. Энтропия потока возрастает [c.115]

Чтобы ответить на этот вопрос, составим энтропийный и эксергетический балансы нуль-мотора . С энтропийным балансом дело обстоит хуже, чем с энергетическим с теплотой вносится некоторая энтропия Qo.JTo. , а с работой энтропия не выносится, так как энтропия потока работы равна нулю. Следовательно, энтропия не только уменьшается, а даже исчезает. Это явное нарушение второго закона. [c.181]

Процесс течения по-прежнему считаем происходящим адиабатно, т. е. при отсутствии теплообмена с внешней средой. Вместе с тем очевидно, что этот процесс необратим — при течении выделяется тепло трения (д ) и энтропия потока увеличивается в соответствии с соотношением [c.288]

Из газодинамики однофазных сред известно, что при подводе тепла энтропия потока растет, а давление полного торможения падает независимо от соотношения скорости потока и скорости звука. Таким образом, подвод тепла к движущемуся газу приводит к дополнительному тепловому сопротивлению. Отвод тепла от потока приводит к уменьшению энтропии и росту полного давления. Эти выводы, однако, нельзя перенести на течение двухфазной среды при наличии в ней фазовых переходов. Так, например, при движении пара в трубе с внешним отводом тепла на стенках происходит конденсация и образование пленки жидкости, скорость которой может быть на несколько порядков меньше скорости пара. Таким образом, кинетическая энергия и количество движения потока уменьшаются. Такую трубу с конденсацией пара и теплообменом можно рассматривать как расходное сопло. Действительно, при низких давлениях, среды уменьшением плошади сечения трубы F из-за наличия пленки можно пренебречь, и тогда уравнение неразрывности для пара можно записать так [c.255]

Уравнение (5.8а) выражает условие плоского безвихревого течения при обтекании угловой точки А поток остается потенциальным и безвихревым, а следовательно, и энтропия потока, пересекающего волну разрежения, сохраняется неизменной. Подставим в (5.86) производную давления [c.118]

Гипотеза о локальном термодинамическом равновесии. Общая связь между энтропией, внутренней энергией, плотностью и концентрациями. Соотношение Гиббса, эквивалентное определению новых термодинамических переменных для движуш,ейся частицы. Обоснование принятой гипотезы опытные данные, простейшие микроскопические модели. Уравнение производства энтропии. Поток и источник энтропии. Термодинамические силы и термодинамические потоки, линейная связь между ними. [c.22]

Если допустить, что смешение происходит обратимым путем (Авц = 0), то энтропия после смешения равна сумме энтропий потоков до смешения. Пусть энтропия смеси овр, тогда [c.329]

Определение топологической энтропии потока /г,ор(Ф) для Ф = , полностью аналогично определению для случая дискретного времени. Аналогом (3.1.9) служит следующее семейство неубывающих метрик [c.124]

Типичный отрезок орбиты очень большой длины Т остается в в течение длительного времени, затем в течение времени, не превосходящего Т(е), находится в К а остальное время пребывает в 5 . Конечно, все отрезки орбиты внутри и будут е-близки друг к другу, в то время как часть, содержащаяся в К, будет е-близка к одному из фиксированного числа выбранных отрезков орбит. Таким образом, расхождение отрезков орбит может происходить только благодаря различию времен входа орбит в множество К. С другой стороны, в силу компактности для любого данного потока Ф = 9г и для каждого е > О существует такое <5(е) > О, что для всех Т мы имеем d (x, (р х) < е, если О s Таким образом, каждый отрезок орбиты длины Т будет е-близок к сдвигу одного из М(е) выбранных отрезков в К, где сдвиги производятся на числа, кратные 5(е), Количество всех таких сдвигов растет линейно с ростом Т, и, следовательно, топологическая энтропия потока равна нулю. Это в известном смысле [c.130]

Замечание 12.34. По определению, энтропия потока (pt в непрерывном случае равна h (pt). Если (М, /i, pt) — К-поток (см. определение 11.1), то (М, /г, pi) — ii-система. Следовательно (теорема 12.31), энтропия h((pi) ii-потока положительна. [c.51]

Это означает, что в условиях с минимальным производством энтропии потоки Jj, где i = f - -1,..., m, сопряженные свободно изменяющимся силам, исчезают. [c.58]

Введем теперь энтропию потока. [c.48]

Определение 2.3. Энтропией потока Г называется величина h(T ). [c.48]

Проанализируем энтропийный процесс работы двигателя. На входе энтропия потока энергии равна 5вх = Яо.с/То,с > 0. [c.105]

На выходе энтропия потока энергии равна [c.105]

НИИ и теоретической энтальпии за решеткой в предположении изоэнтропийного течения. Потери энергии в сопловой решетке составляют АН = — к ц, в рабочей решетке — АЯр = 2 - / 2 представляют собой затраты механической энергии потока на преодоление сил трения и других сопротивлений в решетке. Эта затраченная энергия превращается в теплоту и вновь возвращаются в поток при низком тепловом потенциале, повышая энтальпию и энтропию потока на выходе из решетки. [c.68]

Пусть в нашей модельной системе цена сделки ограничена снизу — это значит, что энтропия системы уже не может, как прежде, рассматриваться как сумма двух компонент, каждая из которых зависит только от одной переменной энтропии потока товара и энтропии потока денег. [c.65]

Прираш ение энтропии потока за скачком уплотнения равно [c.24]

Отсюда приходим к заключению, что при обтекании угловой точки Л поток остается потенциальным и безвихревым, а следовательно, и энтропия потока, пересекающего волну разрежения, сохраняется неизменной. [c.110]

Волны расширения в выходном сечении сопла. Если ре = ра, то сверхзвуковое истечение происходит во всем сопле вплоть до выходного сечения. Дальнейшее необходимое уменьшение давления происходит в результате внешних волн расширения, которые не являются скачками уплотнения, так как при этом не происходит изменения энтропии. Поток ускоряется вследствие наличия волн Маха ) (рис. 12.21, в). [c.433]

В неравенстве (4-4.10) первый член представляет собой скорость возрастания энергии в рассматриваемом элементе материала. Член, заключенный в квадратные скобки, можно рассматривать как скорость возрастания энтропии внешней среды, окружающей элемент материала действительно, V- q/T) есть поток энтропии из элемента вследствие теплопроводности, а —Q/T есть отток энтропии вследствие радиации. Неравенство (4-4.10) можно рассматривать как формализованную запись утверждения, что для любого процесса полная скорость возрастания энтропии неотрицательна. [c.151]

В реальных условиях вследствие трения потока о стенки канала процесс истечения оказывается неравновесным, т. е. при течении газа выделяется теплота трения и поэтому энтропия рабочего тела возрастает. [c.50]

Теплоемкость системы энтропия системы j Удельная теп лоемкость удельная энтропия Тепловой поток Коэффициент теплообмена, коэффициент теплопередачи Поверхностная плотность теплового потока [c.13]

И. Пригожин и И. Стенгерс [4] выделили три последовательных этапа в развитии термодинамики, связанные с областями, отвечающих равновесным, слаборавновесным и неравновесным процессам. В равновесной области производство энтропии, потоки I и силы X равны нулю. В слабо равновесной области (линейная термодинамика) потоки (I) линейно зависят от сил (X), а в сильнонеравновесной области эта зависимость сложная. Кроме того, все необратимые процессы сопровождаются производством энтропии. [c.17]

При расчете струи используются уравнения энергии, нераз-рыв1ности и количества движения. Поэтому необходимо, чтобы значения полной энергии, расхода и имгаульса газа в поперечном сечении, вычисленные по средним значениям параметров, были равны их действительным значениям в исходном неравномерном потоке. Кроме того, для расчета важно правильно оценить энтропию потока это дает возможность использовать условие сохранения полного давления па участках, где отсутствуют потери, а также определять действительную величину суммарных потерь по изменению среднего полного давления. [c.409]

Если в процессе дросселирования теплота не подводится к рабочему телу и не отводится от него, то уравнение (13.26). можно упростить. Такой процесс иосит название адиабатного дросселирования (q = 0). При дросселировании работа расширения рабочего тела от давления р до давления р., полностью затрачивается на образование турбулентных завихрений и преодоление сопротивления трению. Совершаемая потоком работа трения превращается в теплоту Q,p, которая полностью воспринимается самим потоком. В соответствии со вторым началом термодинамики это приводит к возрастанию энтропии потока, поэтому процесс дросселирования внутренне иеобра-т и м, так как теплоту трения нельзя преобразовать в работу. В случае адиабатного течения 0) без совершения техниче- [c.20]

Очевидно, что живая ткань растения более высоко структурно организована, чем поступающие из воздуха питательные вещества. Поэтому при образовании такой ткани (с массой ДМо) ее энтропия будет несомненно меньше, чем суммарная энтропия исходных веществ (СОз, Н2О и питательных веществ почвы). В этом смысле образование и накопление живой ткани растения и поддержание ее существования будет несомненно ан-тиэнтропийным процессом. Но никак нельзя забывать, что одновременно неизбежно меняется энтропия потоков вещества и энергии, проходящих через контрольную поверхность. Здесь получается обратная картина (рис. 4.3) суммарная энтропия выходящих потоков (3 и 6) неизбежно оказывается много большей, чем входящих (/, 2, 4 и 5). Это объясняется тем, что энтропия поглощаемого солнечного излучения сравнительно невелика, так же как и поступающих из почвы минеральных солей энтропии газов — кислорода и СО2 — близки по значениям. Зато энтропия водяного пара, отдаваемого листьями, относительно велика (примерно в 3 раза больше, чем у воды). В результате энтропия потоков, проходящих через контрольную поверхность, возрастает намного больше, чем снижается энтропия веш еств, превраш ающихся в органическую ткань. [c.152]

В расчетах можно пренебречь увеличением энтропии потока, вызванным скачком уплотнения. Такие скачки обычнр называют слабыми скачками . Это пренебрежение во многих случаях хорошо оправдывается для тех газов, физические параметры которых во время движения не претерпевают слишком больших изменений. [c.293]

Существование изоэнтропического ядра потока соответствует значениям Ро, при которых число М, вычисленное по формуле (1), является возрастающей функцией Ро (отрезок кривой АБ), при этом расчет числа М по формуле Рэлея (2) дает совпадающий результат. При малых расходах, когда влияние вязкости распространяется практически на все поле течения, диссипативный эффект приводит к увеличению энтропии потока, что проявляется в резком расхождении расчетных значений числа М, полученным по формулам (1) и (2). При этом число М, рассчитанное по формуле (1), является убывающей функцией Ро- Следует отметить, что увеличение Ро может привести в не.чоторых случаях к уменьщению числа М за счет появления системы косых скачков вбли-,448 [c.448]

При движении вязких жикостей часть механической энергии за счет работы неконсервативных внутренних сил трения превращается в тепло. Чтобы убедиться в том, что здесь действительно имеет место необратимый процесс перехода механической энергии в тепловую, введем в рассмотрение удельную энтропию потока. [c.427]

Часто к этому же результату приходят, сравнивая приведенные выше выражения для энтропии, потока эптропии и производства энтропии с соответствующими выражениями, полученными из кинетического определения энтропии (см. 2.5) [c.240]

При изоэнтропическом расширении газа энтропия потока постоянна, т. е. Si = S = onst. [c.103]

Можно показать, что если множество А не является замкнутой орбитой, то энтропия потока по мере ц-р положительна это свидетельствует о сильных эргодических свойствах системы ( Хф,/0- Действительно, еслн ограничение потока на множество Л является топологическим переме-шиванием ), то (цср,/0—бернуллневский поток (см. замечание 3.5). С точки зрения физических приложений полезно рассматривать корреляционные функции [c.146]

Прирост энтропии потока при onst найдем, используя (4.5) [c.100]

Умова—Пойнтинга (J.H.Poynting), потока энергии, потока энтропии, потока тепла, метод [c.548]

Следует заметить, что формулируя обстановку процесса течения, считая, что поток непрерывен, энергетически изолирован и трение отсутствует, мы тем самым определили его изоэнтропичность, так как в таком потоке отсутствуют необратимые преобразования механической энергии в тепло и, следовательно, энтропия потока не меняется. Поэтому мы можем непосредственно проинтегрировать уравнение (2-1), предполагая очевидной связь (2-2). [c.39]

Вторая группа уравнений представляет запись определенных физических законов, описывающих поведение конкретных материалов. Вид этих уравнений зависит от класса рассматриваемых материалов значения параметров, появляющихся в уравнениях, зависят от конкретного материала. Имеются в основном четыре уравнения этой группы. В недавнем весьма общем подходе Коле-мана [1—3]рассматриваются уравнения, в точности определяющие следующие четыре зависимые переменные внутреннюю энергию, энтропию, напряжение и тепловой поток. Этот подход будет обсуждаться в гл. 4. На данном этапе мы предпочитаем значительно менее строгий подход, в котором используются понятия, взятые из классической термодинамики. При таком упрощенном подходе по-прежнему используютсячетыреуравнения, описывающие поведение рассматриваемых материалов термодинамическое уравнение состояния, которое представляет собой соотношение между плотностью, давлением и температурой реологическое уравнение состояния, связывающее внутренние напряжения с кинематическими переменными уравнение для теплового потока, связывающее тепловой поток с распределением температуры уравнение, связывающее внутреннюю энергию с существенными независимы- [c.11]

Для пересчета в единицы СИ приведены таблицы переводных множителей для единиц длины — табл. IX, для единиц времени, площади, объема — табл. X, для единиц массы, плотности, удельного веса, силы — табл. XI для единиц давления, работы, энергии, количества теплоты — табл. XII для единиц мощности, теплового потока, теплоемкости, энтропии, удельной теплоемкости и удельной энтропии — табл. XIII для единиц плотности теплового потока, коэффициентов теплообмена (теплоотдачи) и теплопередачи, коэффициентов теплопроводности, температуропроводности и температурного градиента — табл. XIV. [c.12]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...