Процесс изэнтропический, определение

Были продемонстрированы две ценные особенности этой новой термодинамической характеристики. Во-первых, если изобразить путь внутренне обратимого процесса на диаграмме, абсциссой которой служит энтропия, а ординатой — термодинамическая температура, то площадь между абсциссой и кривой, соответствующей пути процесса, будет равна количеству тепла, поступающему в систему (или уходящему из нее) в ходе рассматриваемого процесса. Во-вторых, в адиабатических обратимых процессах энтропия должна оставаться постоянной (это непосредственно следует из определения энтропии). Поэтому такие процессы были названы изэнтропическими. Далее было показано, что определение энтропии приводит к двум особенно полезным выражениям для TdS в случае простых систем одно из этих выражений было использовано при оценке обратимой полезной работы в процессах со стационарными потоками. [c.185]

Опыт, накопленный в ЛАБОРАТОРИИ при построении оптимальных аэродинамических форм стационарной газовой динамики позволяет ее ученым быстро получать оригинальные результаты и завоевывать передовые позиции при решении задач оптимального управления в других направлениях механики жидкости и газа. Так, в [53] достигнуто серьезное продвижение в решении сформулированной А. Ф. Сидоровым (Екатеринбург) задачи минимизации работы при нестационарном изэнтропическом сжатии идеального газа цилиндрическим или сферическим поршнем. В частности, показано, что при не очень жестком ограничении на время процесса минимальна работа сжатия из покоя в покой (СПП), и дан способ определения траектории поршня, которая реализует СПП за минимальное время. Последнее максимум вдвое превышает время пробега звуковой волны от поршня до оси или центра симметрии в несжатом газе. [c.368]

Интересно одно точное решение уравнений Навье — Стокса,, показывающее новые возможности получения гиперзвуковых потоков разреженного газа (В. Н. Гусев, 1968). Это — вязкое течение в сферическом стоке. Оказалось, что при определенных условиях течение переходит через звуковую линию и доходит до некоторой предельной сферы, на которой температура и давление стремятся к нулю, а скорость — к конечной величине. Вблизи этой поверхности число Маха и длина пробега стремятся к бесконечности. Течение можно представить создаваемым сферической криогенной панелью, совпадающей с предельной сферой. Строго говоря, вблизи предельной сферы уравнения Навье — Стокса теряют силу и необходим кинетический анализ течения. Известно, что при создании потоков разреженных газов с помощью сопел получению изэнтропического ядра препятствует быстрое нарастание пограничного слоя, обусловленное так называемой поперечной вязкостью. В течении от источника или стока проявляется продольная вязкость , связанная с диссипативными процессами, вызванными сильными продольными градиентами. Сравнение навье-стоксовского анализа для вязкого источника, вытекающего в вакуум (М. Д. Ладыженский, 1962), с соответствующим кинетическим решением ) показало, что уравнения Навье — Стокса завышают влияние диссипативных процессов. Возможно, что аналогичное положение имеет место и в данном случае. Ответ на этот вопрос должно дать решение уравнения Больцмана для этой задачи. [c.429]

Такое определение теплоемкости неполно, поскольку дает неодно-значное представление о теплоемкости. Теплоемкость является функцией процесса системы, ибо количество тепла 50, требуемое для изменения температуры тела на аТ, зависит от условий, при которых это тепло сообщается телу. Так что одна и та же система может иметь разные теплоемкости в зависимости от процесса передачи тепла и, вообще говоря, О < С < +00. Например, при изотермическом процессе ( /Т = 0) С = 00, а при изэнтропическом обратимом процессе [ 3 = 0) теплоемкость того же тела равна нулю. В термодинамике тело с бесконечной теплоемкостью называют термостатом. Температура термостата не меняется при теплообмене с другими телами. [c.274]

Выражение для идеальной тяги, соответствующей идеальному процессу расширения газов (адиабатическому, изэнтропическому) или истечению газов из идеального сопла, т. е. идеальной тяги, определенной по идеальному расходу газа через сопло, имеет вид [c.26]

С учетом сказанного может быть принята следующая методика расчета числа Маха М . На первом этапе рассчитываются параметры в точке ветвления X - конфигурации ударных волн с использованием формул (1.1), (1.2) на режимах "свободного" взаимодействия или формул (1.3), (1.4) на режимах "несвободного" взаимодействия для определения М /, и интенсивности косого скачка уплотнения над областью отрыва. В расчет структуры точки ветвления положена трехударная конфигурация, которая в случае отсутствия соответствующего решения дополняется центрированной волной разрежения. При этом параметры замыкающего скачка уплотнения в точке ветвления отвечают звуковой точке на внутренней поляре, построенной для числа Маха составляющей скорости однородного потока за косым скачком уплотнения над областью отрыва, нормальной линии ветвления. Затем в рамках изэнтропического процесса находятся параметры на линии растекания (присоединения) с использованием данных о параметрах газа на линии тока под контактным разрывом и о давлении Ртах на линии растекания (фиг. 5). [c.73]

Процессы, протекающие без теплообмена и при отсутствии потерь, т. е. с постоянной энтропией, будем называть в дальнейшем изэнтропическими. Как видим, параметры состояния газа для из-энтропических процессов связаны определенными соотношениями [c.311]

Из формулы (4.73) следует, что скорость разлета ПВ в вакуум зависит от показателя политропы п. Если /г = 3, то С тах = D, при п>Ъ (7шах < П И при ц < 3 17тах > В. Следовательно, скорость истечения ПВ в вакуум может превышать скорость детонации, если и < 3. В связи с этим заметим, что при расширении ПВ конденсированных ВВ эффективный показатель политропы, вообтце говоря, уменьшается [17], что отвечает ослаблению сил взаимодействия атомов и молекул в ПВ с уменьшением плотности ПВ. Следовательно, скорость разлета, реальных ПВ в вакуум превосходит скорость детонации. Уравнение (4.72) получено для изэнтропического процесса. При торможении детонационной волны на достаточно жесткой преграде в ПВ отражается ударная волна (Р>Р ), и, строго говоря, для определения параметров течения необходимо рассчитывать ударную адиабату ПВ. Однако амплитуда ударной волны и изменения плотности в ней невелики, что позволяет с хорошей степенью приближения считать ударную волну волной сжатия (см. 2). Поэтому формула (4.72) может быть распространена на случай торможения детонационной волны на жестких преградах ((7<(7, ). [c.126]

Необходимо принять к сведению, что эти процессы получили также название адиатермических (см., например, работу Пиппарда [5]), однако такое название встречается довольно редко. Здесь оно также нежелательно, поскольку определение адиабатического процесса у нас предшествует определению теплового взаимодействия. Термином адиабатический Пиппард выражал то, что в данной книге, как и в большинстве других, называется изэнтропическим процессом (разд. 12.4.2). [c.56]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...