Необратимость переноса тепла

Одним из важнейших применений линейной термодинамики необратимых процессов является построение теории термоэлектрических явлений, которые всегда связаны с необратимым переносом тепла. Экспериментально известны три термоэлектрических явления в изотропных телах. [c.22]

Необратимость переноса тепла [c.79]

Отметим далее, что границу системы следует определить так, чтобы необратимость переноса тепла между системой и воображаемой внешней средой относилась к самой системе, т. е. чтобы температура на границе системы была равна Tq. Тогда тепловой поток энтропии (разд. 12.7) в данном процессе, направленный внутрь системы, определяется соотношением [c.251]

В обратимом цикле тепло обратимо передано от горячего источника к холодному. Таким образом, обратимый цикл можно рассматривать как способ осуществления обратимого переноса тепла от более нагретого тела (горячий источник тепла) к менее нагретому (холодный источник) и наоборот. Если же цикл необратим, той передача от горячего к холодному источнику осуществляется необратимо. Степень необратимости перехода тепла от горячего к холодному источнику тем больше, чем больше разности температур горячего источника и рабочего тела и рабочего тела и холодного источника. Очевидно, что наибольшая степень необратимости соответствует переходу тепла от горячего к холодному источнику без совершения работы. Рассмотрим в этой связи термический к. п. д. цикла Карно. В соответствии с определением, приведенным ранее, термический к. п. д. любого цикла определяется соотношением [c.57]

Другим способом обратимого осуществления переноса тепла от более нагретого к менее нагретому телу, как уже упоминалось, является использование обратимого цикла Карно. Для того чтобы осуществить любой необратимый цикл, необходимо располагать системой, состоящей из трех не находящихся в равновесии элементов горячий источник, холодный источник и рабочее тело. Если за один цикл от горячего источника (температура Г ) отбирается тепло Q , а холодному источнику (температура передается тепло 21 то энтропия горячего источника уменьшается на величину [c.86]

Если между двумя источниками тепла — горячим и холодным — одновременно одна машина осуществляет прямой цикл, а другая машина — обратный цикл, то в том случае, если все процессы в обеих машинах происходят обратимо, работа производимая в прямом цикле при переходе тепла из горячего к холодному источнику, будет равна работе, затрачиваемой в обратном цикле для осуш ествления процесса переноса тепла из холодного источника в горячий. Если же процессы в этих машинах сопровождаются необратимыми потерями, то работа, производимая в прямом цикле при отборе из горячего [c.426]

Если две системы, температуры которых различаются на конечную величину, привести в тепловой контакт друг с другом, не нарушая изоляции от окружающих тел, то такая объединенная система в течение некоторого времени будет проходить через определенную последовательность допустимых неравновесных со-стояний. Будучи изолированной, такая система в конечном итоге перейдет в некоторое устойчивое состояние. Из предварительного обсуждения природы необратимости (разд. 2.14) можно заключить, что перенос тепла между двумя телами, находящимися при разных температурах, есть необратимый процесс, точно так же как необратимым является процесс затухания движения жидкости, вызванного действием мешалки. Это обстоятельство чрезвычайно важно с прикладной точки зрения, поскольку, как было показано в разд. 2.14, необратимость влечет за собой потерю возможностей совершения работы или увеличение количества потребляемой работы по сравнению с идеальным случаем. Этот вопрос будет изучен подробнее после того, как в гл. 9 мы обсудим понятия о термодинамической необратимости и обратимости. [c.79]

Применение этих неравенств к необратимым процессам предполагает, что теплообмен между системой и внешней средой происходит таким образом, что всегда можно определить термодинамическую температуру Т каждого участка поверхности системы, через который происходит перенос тепла. [c.189]

Стержень идеально теплоизолирован по всей длине. Найти поток тепла вдоль стержня и скорость производства энтропии, обусловленного необратимостью такого переноса тепла, если удельная теплопроводность меди составляет 380 Вт/(м-К). [c.205]

Необратимость 42, 45, 62, 112 переноса тепла 79 Нернста теорема 406 [c.478]

Нам осталось выявить связь энтропии с теплопроводностью. Перенос тепла в твердом теле происходит от мест с более высокой температурой к местам с более низкой температурой и называется теплопроводностью. Этот самопроизвольный необратимый процесс приводит к производству энтропии. Уравнение теплопроводности выводится из закона сохранения энергии, выраженного в виде уравнения переноса энтропии. Этот закон, являющийся локальной формулировкой второго закона термодинамики, имеет вид [c.17]

Перенос тепла во взаимосвязи с переносом массы рассматривается в термодинамике необратимых процессов. Поток какой-либо субстанции (энергии, массы, электричества и т. д.) обусловлен действием всех термодинамических сил ( = 1, 2, 3,... ) [c.15]

Считая, что полная энергия при необратимых процессах сохраняется, т. е. дtp = —V Je, найти уравнение баланса внутренней энергии ри для элемента объема неполяризующейся системы, содержащей вязкое движение среды, перенос тепла и массы в электромагнитном поле и поле сил, связанных с гравитацией и вращением системы (Р). = g + ul r + 2[vkш]). Использовать ответы к задачам 3, 8, 9, 10. [c.23]

В заключение приведем выражение для возникающего из-за необратимых процессов внутреннего трения (вязкости) и теплопроводности изменения, (увеличения) энтропии жидкости, занимающей объем V оно нам потребуется при рассмотрении вопроса о поглощении звука в жидкости. Это изменение дается выражением, которое следует из уравнения переноса тепла (2.8) [c.16]

Как отмечает Ю. А. Михайлов, в свете термодинамики необратимых процессов и новых теоретических и экспериментальных данных были сформулированы дифференциальные уравнения молекулярного и молярно-молекулярного переноса при наличии фазовых превращений. В отличие от прежней теории теплопроводности и диффузии в основу математической модели процессов положены системы, а не отдельные уравнения в частных производных. Так, молекулярный тепло- и массоперенос в дисперсных средах описывается системой уравнений [c.245]

Следовательно, скорость возрастания энтропии равна сумме з произведений потоков на соответствующие термодинамические движущие силы. Соотношение (1-1-3) служит обоснованием для выбора термодинамических сил. Эти силы не имеют ничего общего с силами в ньютоновском понимании этого слова, они вызывают такие необратимые явления, как перенос энергии, тепла, массы вещества и т. д. В качестве примера рассмотрим однокомпонентную систему, в которой имеют место простейшие молекулярные процессы тепло- и массопереноса (теплопроводность и самодиффузия). Разделим всю систему на две подсистемы, между которыми происходит обмен энергией путем теплопроводности и обмен массой (процесс самодиффузии). Тогда изменение энтропии в одной из подсистем можно получить, если воспользоваться уравнением Гиббса [c.8]

Дифференциальные уравнения переноса массы и энергии были выведены в предыдущей главе методами термодинамики необратимых процессов. В этой главе будут выведены дифференциальные уравнения тепло- и массопереноса применительно к конкретным системам и рассмотрены основные методы их решения. [c.34]

Применение термодинамики необратимых процессов к явлениям переноса позволяет не только уточнить существующие способы расчета тепло- и массообмена, но и получить принципиально новые решения ряда проблемных вопросов современной техники. [c.24]

Теория Л. Г. Лойцянского в принципе позволяет включить в анализ дополнительные эффекты молекулярного переноса импульса тепла, массы вещества и пр., возникающие при совместном протекании указанных процессов в общем гидродинамическом поле (термодиффузия, диффузионная теплопроводность и др.). Это позволит использовать богатый и хорошо разработанный аппарат термодинамики необратимых процессов. [c.12]

Заметим, что возрастание энтропии системы Y должно быть связано с присущей ей необратимостью, так как эта система является изолированной и через ее границу тепло не переносится. Однако необратимость в системе Y связана лишь со стержнем, ибо, по определению, процессы, протекающие в тепловом резервуаре, не могут быть необратимыми. Тогда можно сказать, что необратимость процесса, протекающего в стержне, приводит к производству энтропии со скоростью S , равной 5у, т. е. [c.176]

Мы рассмотрим переход от уравнений микроскопической динамики к макроскопическим уравнениям сохранения, о которых говорилось в лекциях проф. де Гроота. Таким путем мы, например, выразим тензор напряжений и поток тепла через молекулярные переменные. Эти выражения будут включать неравновесные функции распределения, нахождение которых является центральной проблемой при рассмотрении задачи о переносе энергии. Далее будут получены эмпирические кинетические коэффициенты, связывающие между собой потоки и силы. Вначале мы рассмотрим однокомпонентные системы. Однако наши результаты без труда можно обобщить на случай многокомпонентных систем и таким образом определить эмпирический коэффициент диффузии и аналогичные ему величины при помощи микроскопических характеристик системы. Используя это определение, мы получим в дальнейшем доказательство соотношений взаимности. При доказательстве этих соотношений нам не понадобится вводить макроскопические усредненные переменные, как это делалось в лекции проф. Мазура. В своих рассуждениях мы будем исходить непосредственно из описания системы при помоши молекулярных динамических переменных. Некоторое усреднение, сглаживающее микроскопические неоднородности, необходимо только для получения необратимости. Мы будем применять сглаживающее усреднение только по времени. [c.220]

Последовательное рассмотрение процессов упругого деформирования и теплопроводности в их взаимосвязи возможно только на основе термодинамических соображений. Томсон (1855) впервые применил основные законы термодинамики для изучения свойств упругого тела. Ряд исследователей [Л. Д. Ландау и Е. М. Лифшиц (1953) и др.] с помощью методов классической термодинамики получили связанные уравнения термоупругости. Однако в рамках классической термодинамики строгий анализ справедлив лишь для изотермического и адиабатического обратимых процессов деформирования. Реальный процесс деформирования, неразрывно связанный с необратимым процессом теплопроводности, является в общем случае также необратимым. Термодинамика необратимых процессов, разработанная в последние годы, позволила более строго поставить задачу о необратимом процессе деформирования и дать единую трактовку механических и тепловых процессов, нашедшую отражение в работах Био (1956), Чедвика (1960), Боли и Уэйнера (1960) и др. В связи с этим более четко определилась теория термоупругости, обобщающая классическую теорию упругости и теорию теплопроводности. Она охватывает следующие явления перенос тепла теплопроводностью в теле при стационарном и нестационарном теплообмене между ним и внешней средой термоупругие напряжения, вызванные градиентами температуры динамические эффекты при резко нестационарных процессах нагрева и, в частности, термоупругие колебания тонкостенных конструкций при тепловом ударе термомеханические эффекты, обусловленные взаимодействием полей де( юрмации и температуры. [c.6]

Изменения объема тела должны сопровождаться изменениями температуры так, когда тело сжимается, его температура возрастает, а когда оно расширяется, температура понижается. Для простоты мы рассмотрим изгибные колебания консольной пластинки (язычка). Каждый раз, когда язычок изогнут, внутренняя сторона нагревается, а наружная охлаждается, так что получается непрерывный поток тепла туда и обратно поперек язычка, совершающего изгибные колебания. Если движение очень медленное, то перенос тепла совершается изотермически и, следовательно, обратимо, а потому при очень малых частотах колебаний не должно происходить никаких потерь. Если колебания происходят столь быстро, что теплота не имеет времени для перетекания поперек язычка, то условия становятся адиабатическими и попрежнему никаких потерь не возникает. При изгибных же колебаниях, периоды которых сравнимы с временем, необходимым для перетекания тепла поперек язычка, возникает необратимое превращение механической энергии в теплоту, наблюдаемое в виде внутреннего трения. Зенер [161] показал, что для колеблющегося язычка специфическое рассеяние дается выражением [c.119]

Механическое и тепловое состояния среды в данный момент полностью описываются распределением деформаций 8г и температуры Г. Отсюда следует, что процесс изотермического изменения состояния является упруго и термодинамически обратихмым. С другой стороны, в рассматриваемых явлениях, происходящих с изменением температуры, имеют место два взаимосвязанных процесса — обратимый упругий и необратимый термодинамический. Последний вызван самопроизвольным и, следовательно, необратимым процессом переноса тепла посредством теплопроводности. Поэтому термоупругие возмущения не могут быть описаны в рамках классической термодинамики, справедливой для равновесных состояний. Здесь необходимо использовать соотношения термодинамики необратимых процессов [c.11]

Подставляя решение в виде бегущей волны, находим закон дисперсии для второго звука = S / sT/[(/ s y)f ], т.е. скорость второго звука = [S" PsT pn v)Y/ , где Су — теплоемкость единицы массы при постоянном объеме. В такой волне j и О (колебания происходят при постоянном объеме или давлении, причем су Ср), но тогда Vn pslpn)vs, т.е. сверхтекучий и нормальный компоненты колеблются в противофазе таким образом, суммарного потока вещества нет, поскольку скорость v центра масс компонентов близка к нулю (в то же время существует относительное движение сверхтекучего и нормального компонентов). Если вспомнить, что сверхтекучий компонент не переносит тепла, то становится понятным, что волны второго звука связаны с колебаниями температуры, а не плотности (в этом смысле показательно то, что в волновом уравнении для второго звука переменной является Т ). Уникальность НеП в том, что в нем существуют температурные волны, т.е. обратимые температурные возмущения, в отличие от необратимого распространения таких возмущений путем теплопроводности в других веществах. Следует заметить, что по отдельности оба компонента жидкого гелия испытывают сжатия и разрежения. Такие сжатия и разрежения сверхтекучего компонента, который, как уже говорилось, не переносит энтропия, сопровождаются обратимыми увеличениями и уменьшениями температуры. Сила, противодействующая этим изменениям, т. е. возвращающая сила, связана с градиентом химического потенциала (он вызван изменением температуры без изменения давления). Из уравнения движения для сверхтекучего компонента d s/dt = —V/x следует, что градиент химического [c.115]

Найти выражение баланса энтропии для элемента объема непрерывной неполяризующейся и-компопентной системы, в которой действуют необратимые процессы — вязкое движение среды, молекулярный перенос тепла и массы в электромагнитном поле. Выделить явную форму потока энтропии Jg и производства энтропии 9. [c.34]

Диагональные элементы матрицы кинетических коэффициентов L(aII, Lii характеризуют влияние силы У, на поток /, неди-агональные элементы L, 1фк) описывают влияние силы У на поток Отличие недиагональных элементов матрицы кинетических коэффициентов L, от нуля обусловлено взаимодействием различных необратимых процессов например, взаимосвязь процессов переноса массы (диффузия) и тепла (теплопроводность) [c.192]

Однако существуют и другие, необратимые процессы переноса теплоты, могущие сами по себе идти только в одну сторону. Именно на них и обратил внимание Клаузиус. Действительно, что будет, если источник теплоты — теллоотдатчик с более высокой температурой Г] —привести в тепловой контакт (например, соединить металлическим стержнем) с теплоприемником, температура Та которого ниже, без тепловой машины Тогда возникнет тепловой поток от тела с температурой Т к телу с температурой Гг работы при этом, естественно, никакой не производится, и всю теплоту, отдаваемую тепло-отдатчиком, получит теплопрнемник. [c.130]

Предлагаемая вниманию читателей мшопрафия посвящена аналитической теории тепло- и массопереноса в неподвижных средах и дисперсных системах. Для того чтобы решения системы дифференциальных уравнений тепло- и массопереноса могли быть использованы в других процессах переноса, все они даны в критериальных соотношениях с использованием методов теории подобия (теория обобщенных переменных). Таким образом, монография по сути дела является аналитической теорией термодинамики неравновесных состояний. Поскольку Л итера1тура по термодинамике необратимых процессов крайне бедна, то пер1вая глава монографии посвящена основным сведениям из термодинамики явлений тепло- и массопереноса. [c.4]

Д и Ф Ф е Р ен Ц и а Л ьн 0 е уравне1ние переноса энтропии. Полное изменение энтропии системы < 5 происходит за счет притока ее из окружающей среды например, путем подвода тепла п за счет необратимых процеосов, протекающих внутри системы 5 [c.25]

Явления переноса в мембранах являются в основном процессами диффузионного типа, связанными со взаимным наложением явлений (в частности, явлений гидродинамики пористой среды) и протекающими со сравнительно малыми скоростями. Поэтому наиболее естественным аппаратом для описания этих явлений представляется термодинамическая теория необратимых процессов, большим преимуществом которой является отсутствие необходимости использовать модельные представления при анализе явлений [8—10]. Этот аппарат нашел широкое применение при анализе различных явлений тепло- и массопереноса и был исПбльзован, в частности, для исследования некоторых мембранных явлений [3]. Наиболее общей в этом отношении является работа Ставер-мана [И], теоретически рассмотревшего различные характеристики мембранных явлений (диффузионный потенциал, электрокинетйческие явления и т. п.) в изотермических условиях. [c.269]

Современное общество во все возрастающей степени использует химическую продукцию, электроэнергию, получаемую за счет сжигания топлива, и высокоскоростной транспорт, ставший возможным благодаря реактивной технике. Отсюда быстрое развитие за последнее время науки о тепло- и массопереносе и ее приложений к важнейшим процессам в теплохимических аппаратах, а также к расчетам ответственных агрегатов электростанций, работающих на твердом, жидком или газообразном топливе. Без количественной теории тепло- и массообмена невозможно создание реактивных двигателей и ракетных систем. В своем развитии учение о тепло- и массопереносе опиралось на смежные науки. Из аэродинамики оно заимствовало теорию пограничного слоя. Термодинамика необратимых процессов внесла ясность в сложную картину потоков одновременно переносимых субстанций. Теория межмолекуляр-ных взаимодействий позволила рассчитать коэффициенты переноса газовых смесей. Химическая кинетика также составила важнейший элемент теории тепло- и массопереноса. [c.3]

Путем осреднения фундаментального тождества Гиббса, справедливого для микродвижений многокомпонентной смеси, получена субстанциональная форма баланса средневзвешенной удельной энтропии для подсистемы осредненного движения турбулизованного континуума. Найден явный вид для осредненного молекулярного и турбулентного потоков энтропии, связанных с соответствующими потоками диффузии и тепла, а также для скорости локального производства осредненной энтропии, обусловленной необратимыми процессами внутри подсистемы осредненного молекулярного хаоса, и скорости обмена энтропией между подсистемами пульсационного и среднего движения. С помощью постулирования соответствующего тождества Гиббса введены параметры состояния для подсистемы турбулентного хаоса, такие, как температура и давление турбулизации. Проанализировано эволюционное уравнение баланса для энтропии турбулизации и найдены выражения для потока пульсационной энтропии, а также локального производства и стока энтропии подсистемы турбулентного хаоса. С использованием эволюционного уравнения переноса для полной энтропии турбулизованного континуума получены уточненные реологические соотношения для турбулентных термодинамических потоков в многокомпонентных средах. [c.233]

Равенство вероятностей прямых и обратных процессов при квантово-механическом описании внутренних степеней свободы симметризует интеграл столкновений и поэтому квантовомеханический подход удобен для обш их исследований. Однако для получения численных результатов необходимо знать все вероятности переходов (дифференциальные сечения столкновений), определение которых представляет самостоятельную сложную и далеко не решенную проблему. Поэтому фактическое вычисление коэффициентов переноса пока удается провести лишь для весьма схематизированных молекул. В тех случаях, когда время возбуждения внутренних степеней свободы много больше времени возбуждения поступательных степеней, удается выразить коэффициенты переноса для равновесного и релаксируюш,его газа с внутренними степенями свободы с приемлемой точностью через известные коэффициенты одноатомного газа (В. С. Галкин и М. Н. Коган, 1968). С другой стороны, известно, что процесс столкновений молекул при не слишком низкой температуре удовлетворительно описывается классической механикой. Но при классическом описании симметрия прямых и обратных процессов нарушается, интеграл столкновений, а с ним и все исследование суш ественно усложняются. Однако для определения коэффициентов переноса можно пойти другим путем, минуя непосредственное использование уравнения Больцмана (В. И. Власов, С. Л. Горелов и М. Н. Коган, 1968). Макроскопические связи тензора напряжений и вектора потока тепла с гидродинамическими -величинами можно получить, например, с помош,ью теории необратимых процессов или с помош ью вариационных принципов, предложенных Л. И. Седовым [c.427]

Диссипативные процессы — вязкость (внутреннее трение) и теплопроводность — связаны с существованием молекулярной структуры вещества. Они создают дополнительный, негидродинамический перенос импульса и энергии и приводят к неадиабатичности движения, к термодинамически необратимому превращению механической энергии в тепло. [c.66]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...