Переход адиабатический

Для получения численных значений эмпирических температур следует обратиться к первому и второму законам термодинамики. Первый закон термодинамики просто констатирует сохранение энергии при условии, что учитывается не только работа, совершаемая над системой, но и обмен теплом через стенки с окружающей средой. Если система в остальных отношениях изолирована, то внутренняя энергия и, представляющая собой экстенсивную величину, может только увеличиваться при совершении над системой некоторой работы. Однако если система термически не изолирована и в результате некоторого процесса переходит из термодинамического состояния А в другое состояние В, то работа совершаемая над системой, разумеется, зависит от того, каким способом система осуществляет переход из состояния А в состояние В. С другой стороны, увеличение внутренней энергии равно и в—и А независимо от способа совершения работы. Следовательно, для термически не изолированной системы увеличение внутренней энергии и в — и а отлично от Разность Q мы назовем количеством теплоты, которая, таким образом, служит мерой отклонения от адиабатических условий. Следовательно, для любого термодинамического процесса, начинающегося в состоянии А и завершающегося в состоянии В, изменение внутренней энергии определяется выражением [c.15]

Если, однако, нет теплообмена с окружением, то, как видно из (5.1), работа такой адиабатически изолированной системы выражается через изменение функции состояния и, следовательно, не зависит от пути перехода систем из одного состояния в другое. [c.45]

ЧТО отношение Q/T одинаково для обеих изотерм цикла. Рассмотрим теперь произвольный циклический процесс фис. И), верхнюю и нижнюю половины которого можно рассматривать как два возможных, но различных пути перехода газа из состояния 1 в состояние 2. Рассечем этот произвольный цикл сетью адиабат (по определению, адиабатическими называются процессы, при которых газ не отдает и не получает теплоты). Каждый малый отрезок цикла между адиабатами можно в первом приближении рассматривать как изотермический и применять к нему соотношение (57). Тогда [c.82]

В идеальном обратимом цикле с адиабатическим переходом от температуры [c.26]

Во-первых, возможен метод адиабатического намагничивания сверхпроводников [21, 221. Энтропия сверхпроводящего метал.та при температуре ниже точки перехода в нормальном состоянии выше, чем его энтропия в сверхпроводящем состоянии. Следовательно, при изотермическом наложении магнитного поля и при переходе этого поля через критическое значение энтропия скачком возрастает. Если наложение поля производится адиабатически, температура падает до значения, при котором величина энтропии в нормальном состоянии равна ее величине в сверхпроводящем состоянии при исходной температуре. [c.429]

Например, силовое внешнее поле (типа гравитационного) позволяет реализовать неоднородное распределение локальной плотности. Состояние с неоднородным распределением температуры можно описать, разделив систему на ячейки с помощью адиабатических перегородок, которые в этом случае играют роль вспомогательных полей. С помощью этих полей осуществляется равновесный переход системы из начального состояния в конечное. Энтропия соответствующего неравновесного состояния S принимается равной энтропии равновесного состояния во вспомогательных по- [c.298]

Следствие 2. Существуют такие состояния термически однородной системы, которые недостижимы из данного состояния путем адиабатического перехода. [c.46]

Действительно, допустим, что возможен адиабатический переход системы из данного состояния 1 (рис. 2.10) в любое другое состояние (в том числе в состояние 2 при той же температуре, что и в состоянии I, но при другом значении объема), в которое си.стема может быть обратимо переведена из начального состояния I изотермически при отводе количества теплоты << 0. Тогда, совершив круговой процесс, состоящий из адиабатического перехода 1—2 и обратимого изотермического перехода 2—1, мы получили бы полезную внешнюю работу состоящую согласно уравнению (2.8) из суммы работы адиабатического перехода 1—2, равной 1 —/2, и работы изотермического перехода 2—1, равной — С 1 2 — (/ —/2), т. е. [c.46]

Следовательно, в результате рассматриваемого кругового процесса производилась бы полезная внешняя работа при наличии только одного источника теплоты, что согласно второму началу термодинамики невозможно поэтому невозможен и адиабатический переход системы в любое состояние из данного. [c.46]

Вычислим потерю работоспособности А/() в результате необратимого адиабатического процесса I—2 по методу циклов. Для этого рассмотрим обратимый цикл 22 Ь а 2, с помощью которого теплота, выделяющаяся при обратимом изобарическом переходе из точки 2 в точку 2, может быть превращена в полезную работу. В результате цикла будет получена полезная внешняя работа 122 Ь а 2, численно равная площади 22 Ь а 2. [c.163]

При необратимых процессах методы термодинамики равновесных процессов приводят только к энергетическим соотношениям (в основном в виде неравенств), характеризующим различие в работе, производимой термодинамической системой в данных условиях при обратимом и необратимом переходах из одного состояния в другое (в том случае, когда начальное и конечное состояния системы заданы) в некоторых частных задачах, например при адиабатическом процессе, удается, кроме того, вычислить и работу процесса. [c.331]

Информация о потенциале ионизации молекул включена в табл. 19.4. В этом случае минимальная энергия отвечает переходу между нулевыми колебательными уровнями основных электронных состояний молекулы и молекулярного иона и может быть названа адиабатическим потенциалом ионизации молекулы. Основными методами экспериментального определения потенциалов ионизации молекул служат методы электронного удара, фотоионизации и спектроскопического определения предела ридберговских серий в полосатых спектрах молекул. Чтобы дать представление о точности измерения значений /Р для молекул, мы сгруппировали числовые данные по четырем классам точности А — погрешность 1% В— 3% С— 10% и, наконец, D— 30%, в соответствии с оценкой использованного метода их получения. Представленные в табл. 19.4 данные основаны на материале монографий [7,8] и многочисленных журнальных публикациях последнего десятилетия. [c.411]

Пример 44. при адиабатическом истечении воздуха через сопло Лаваля в наиболее узкой его части давление р = 10 ama и температура 300 К, площадь поперечного сечения <о = 4 см . Определить расход при истечении, при котором дозвуковой режим в этом сечении будет переходить в сверхзвуковой. [c.320]

Рис. 30. Интегральная кривая в плоскости г, V для решения задачи о сферическом поршне. Переход из точки А е точку В происходит скачком через ударную волну. Точка С соответствует поршню. Кривая ВС соответствует адиабатическому сжатию между поршнем и ударно волной.

В физическом пространстве при этом получается, что, двигаясь из бесконечности к центру, газ сначала адиабатически сжимается, после чего скачком переходит в состояние покоя (рис. 35, а). [c.183]

При перекачивании перегретых паров трубопроводы самым тщательным образом изолируют, и их тепловые потери незначительны, но все же характер изменения состояния перегретого пара в результате устранения теплообмена между потоком и наружной средой уже не является изотермическим. Не будет он и строго адиабатическим— даже в хорошо изолированной трубе условия будут отличаться от условий при обратимом адиабатическом изменении объема, так как турбулентность, возникающая при движении, переходит частично в тепло, которое изменяет уравнение энергии (энергия, переходящая в потери, возвращается в виде механической энергии). Таким образом, с одной стороны, температура пара имеет тенденцию к снижению по длине трубопровода в результате расширения пара, с другой стороны, — к возрастанию вследствие поступления тепла от потерь напора. В результате режим движения находится между изотермическим и адиабатическим. Поскольку температура пара меняется по длине паропровода, меняются также динамическая вязкость р, число Рейнольдса и в общем случае коэффициент гидравлического трения X. Однако вследствие значительных скоростей движения пара в паропроводах (десятки метров в 1 с) сопротивление относится чаще всего к квадратичной области, где X от Не не зависит. [c.295]

Рассмотрим теперь адиабатически изолированную закрытую систему, которая может механически взаимодействовать с окружающими или внешними телами и не является поэтому замкнутой. При переходе из одного состояние в другое эта система совершает работу, которая по закону со.хранения и превращения энергии равна убыли энергии системы. При бесконечно малом процессе dL = = —dE. [c.29]

Существуют такие состояния термически однородной системы, которые адиабатически неосуществимы, т. е. адиабатический переход в них из данного состояния невозможен. [c.57]

Пар 272 пересыщенный 37 Паровая установка 236 Паровой цикл 237 Перегородка 22 адиабатическая 22, 29, 34, 56 Переход адиабатический 58 Поверхность термодинамическая 319 Полупроницаемая мембрана 127 Потенциал химический 40 Принцип возрастания энтропии 179 Принцип состояния 69 Продукты сгорания 300 Производство энтропии 252 Процесс 20 адиабатический 22, 56, 58 беспотоковый 82 возможный 110 квазистатический 44 необратимый 45, 123 обратимый 126 полупотоковый 88 потоковый 87 [c.478]

В классической термодинамике показано, что если на пути перехода адиабатически изолированной термодинамической системы от равнбвесного состояния I к равновесному состоянию П прохрдили необратимые процессы, то обязательно будет справедливо неравенство [c.42]

При малых значениях сро (ДЛя рассматриваемого на рис. 5.8.1 случая воды при Ра = бар фо = 200р) кривые зависимости Л(а) приближаются к предельной кривой, соответствующей фо = О, т. е. отсутствию фазовых переходов, а при фо 0,04 (что для коэффициента аккомодации соответствует р< 0,2-10 ) практически совпадают с ней. Кривая фо == О характеризует затухание пульсаций только за счет тепловой диссипации и она приближенно характеризует Л< ) (а) для случая пульсаций воздушного пузырька в воде. Эта кривая имеет характерный максимум, так как колебания крупных газовых пузырьков с Uq 10 мм происходят практически адиабатически, а очень мелких с о 10 мм — изотермически и в обоих предельных случаях тепловая диссипация отсутствует. [c.303]

В условиях предыдущей задачи вместо паров спирта — пары ацетона при 100 С и давлении на 20% ниже давления перехода. Для ацетона ц = 58, Q = 520 дж/г, ] = 10. Приведет ли адиабатическое распшрение к переохлаждению пара [c.146]

Переходы Шоттки в парамагнитных нонах. Метод Шоттки находит себе наиболее обширное применение при изучении солей, содержащих невзаимодействующие парамагнитные ионы. Многие такие соли, в основном квасцы и соли Туттона, в которых кристаллизационная вода обеспечивает необходимое резведение парамагнитных ионов, использовались для достижения очень низких температур (до 10 °К) с помощью адиабатического размагничивания. Так как данные по теплоемкости таких солей будут приведены в дальнейшем, здесь мы обсудим лишь некоторые измерения на солях, которые не использовались для магнитного охлаждения. [c.367]

Если переходы между уровнями связаны со временем релаксации конечной величины, то энтропия но может сохранять постоянное значение. В этом случае размагничивание уже не является обратимым (квазистатиче-ским) процессом п конечная температура выше, чем в случае строго адиабатического размагничивания. Однако на данном этапе мы будем предполагать, что размагничивание является чисто обратимым. [c.426]

При адиабатическо-изотермическом переходе из я в с (по пути ab ) совершается работа dLab , которая численно равна площади аЬсс а и больше работы процесса ас на величину площади аЬса,, т. е. [c.42]

Сопоставим величины полезной внешней работы, которая может быть произведена рассматриваемым телом, находящимся в начальном состоянии /, при переходе к состоянию равновесия с окружающей средой (в точку 2 ), для случая, когда адиабатическое расширение от давления р до давления р происходит обратимо, и для случая, когда адиабатическое расширение в том же интервале давлений осуществляется необратимо. Имея в виду, что во втором случае процесс может быть осуществлен по пути 12 2с2 , т. е. отличается от пути обратимого процесса 12с2 начальным адиабатическим участком 12 и изобарическим участком 2 2, убеждаемся, что полезная внешняя работа на пути 12 2с2 меньше работы обратимого процесса 12с2 на вели- [c.163]

Чтобы найти изменение температуры при адиабатическом расширении в пустоту, предположим, что переход из состояния 1 в состояние 2 осуществлен по воображаемому обратимому пути при постоянном значении и. В соответствии со сказанным ранее в 5.1 изменение температуры должно быть таким же, как и в действительном процессе. Но при обратимом процессе, характеризующемся условием и = onst, согласно уравнениям (2.78) и (3.52) [c.169]

Изменение энтропии в процессе адиабатического дросселирования от равновесного состояния 1 до равновесного состояния 2 может быть найдено из рассмотрения воображаемого обратимого перехода из / в 2, удовлетворяющего условию (5.32). В частности, приняв за этот воображаемый переход обратимый изоэнтальпический процесс 1—2, получим [c.173]

Рассмотрим какое-либо тело, находящееся в окружающей среде, давление р и температура 7 которой постоянны. Энтропия расширенной системы, т. е. тела и окружающей среды, S равна сумме энтропий тела и окружающей среды. При равновесии между телом и окружающей средой энтропия S является функцией внутренней энергии U всей системы (т. е. тела и окружающей среды), изображенной на рис. 10.1 сплошной кривой . Если тело не находится в равновесии с окружающей средой, то его состояние изображается точкой Ь, лежащей ниже указанной кривой S ( / ), поскольку энтропия системы в равновесном состоянии больше, чем в неравновесном. Длина вертикального отрезка аЬ численно равна разности энтропий системы в равновесном и неравновесном состояниях, отвечающих одному и тому же значению полной энергии системы. Длина горизонтального участка сЬ численно равна изменению полной энергии системы при обратимом адиабатическом (S = onst) переходе из состояния с равновесия со средой, соответствующего значению энтропии 5 , в состояние Ъ, отвечающее тому же значению энтропии. Но при неизменной энтропии системы убыль внутренней энергии системы U — Vl представляет собой максимальную работу L,naxj [c.336]

В случае осцилляций, монотонного сжатия пли расширения газового пузырька без фазовых переходов (S, = О п qzi = — при конечных, по пе очень больших изменениях его радиуса, распределение температур около стенки пузырька (г = а) качественно показано на рис. 1.6.1, а. Сплошная кривая соответствует сжатию, а штриховая — расширению при осцилляциях кривая распределения температур колеблется от сплошной к штриховой с периодом осцилляций пузырька. При этом температура центральной части нузырька изменяется по закону, близкому к адиабатическому, в соответствип с изменением объема пузырька, [c.114]

Схема нагрузки и разгрузки упругопластического тела с фазовым переходом. На рис. 3.1.3 схематично показаны зависимости o (F) II p V) нри адиабатических нагрузке н разгрузке упругонластпческого тела, претерпевающего фазовый переход при р = Ps нрн одноосных (вдоль оси х) деформациях, т. е. когда отсутствуют поперечные деформацпп. Чтобы четче выявить необратимость из-за пластических деформаций, представлен случай, когда тепловая составляющая давления мала (р /)р(р°)), и адиа- [c.254]

На рис. 5.4 показана схема перехода горения газовой смеси при поджигании ее у закрытого конца трубы [30]. Физической причиной возникновения детонации является взрыв адиабатически сжатой газовой смеси. На начальном этапе горения (см. рис. 5.4) образуется ламинарное пламя П. В результате расщирения продуктов сгорания перед фронтом пламени возникает волна сжатия 5, за которой происходит ускорение движения фронта пламени и непрореагировавщей газовой смеси. В дальнейшем в связи с турбулизацией потока газа перед пламенем оно превращается в турбулентную область сгорания. В результате увеличивается скорость распространения пламени относительно несгоревщей смеси, что приводит к увеличению давления и температуры в волне сжатия. Прогрессивное увеличение амплитуды волны сжатия происходит до тех пор, пока не создаются условия, необходимые для взрывного воспламенения адиабатически сжатой смеси и перехода процесса в детонационный. [c.98]

Рис. 5.4. Диаграмма перехода горения газовой смеси в детонацию П —- фронт пдамени, 5 — фронт волны сжатия, В — адиабатический взрыв, О — детонационная волна, Р — волна рето-нации

Адиабатическое сжатие газа вызывает повышение его температуры. Когда адиабатически сжимается обычный стальной стержень, происходит аналогичное, очень малое повышение температуры. Начальная температура может быть восстановлена затем путем отнятия тепла. Такое изменение температуры изменяет и деформацию, однако это изменение касается очень малой доли адиабатической деформации. Если бы это было не так, то между адиабатическим и изотермическим модулями упругости наблюдалось бы значительное различие. В действительности это различие для обычных металлов очень мало1). Например, адиабатический модуль Юнга для железа превышает изотермический модуль всего на 0,26%. Такого рода различиями мы будем здесь пренебрегать ). Работа, затраченная на деформацию элемента, переходит в накапливаемую в нем энергию, называемую энергией деформации. При этом предполагается, что элемент остается упругим и не образуется кинетическая энергия. [c.254]

При изотермическо-адиабатическом переходе из точки а в точку с (по пути аде) совершается работа ALau,-, которая численно равна площади аЬсс а и больше работы процесса ас на величину площади аЬса, т. е. А аЬс АЬ с + + пл. аЬса количество теплоты [c.51]

Допустим, что возможен адиабатический переход системы из состояния 1 (рис. 2.1) в другие состояния, в том числе в состояние 2 с тем же значением темперэд-уры, но с другим значением объема, причем в точку 2 система может быть обратимо переведена изотермически при отводе некоторого количества теплоты (Qi 2<0). Тогда, совершив круговой процесс, состоящий из адиабатического [c.57]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...