Энтропия ядра

Вспомним теперь связь между плотностью состояний р и энтропией ядра 5 (см. 16). Считая в формуле (16.5) медленно меняющуюся функцию энергии "к (и) постоянной, получим приближенно [c.184]

В области ядра дислокации перемещения атомов значительны, что приводит к большому изменению энтропии s, однако объем ядра мал и общее возрастание связанной энергии Ts системы будет незначительным. [c.472]

Упругая область удалена от ядра, поэтому изменения колебаний атомов этой области, вызванные наличием дислокации, будут несущественными и приведут к несущественному изменению энтропии S и связанной энергии Ts. [c.472]

Средние и тяжелые атомные ядра с Л 100 — 200 представляют собой квантовомеханические системы с большим числом нук-ло. юв. Пользуясь методами термодинамики и статистической физики, можно и в ядерной физике ввести понятия внутриядерная температура, энтропия и т. д.— и связать величину температуры с энергией возбуждения ядра. С этой точки зрения повышение средней энергии нуклонов ядра при захвате ядром налетающей частицы можно рассматривать как повышение температуры ядра. Испускание ядром нейтрона можно рассматривать как процесс испарения, сопровождающийся понижением температуры ядра. [c.278]

Следуя С. Карно, можно было бы считать, что теплота— есть тепловая функция (функция Карно), зависящая от энергии движения молекул, энергии взаимного действия молекул, энергии колебательного движения атомов, энергии внутриатомных оптических уровней, внутримолекулярной химической энергии и энергии ядра. Но как бы ни называлась тепловая функция—теплотой или функцией Карно, или энтропией, существо вопроса заключается в том, что для ее обоснования по Клаузиусу и Томсону необходимо будет воспользоваться принципом невозможности самопроизвольного перехода тепла от низшего температурного уровня на более высокий температурный уровень (так называемое второе начало термодинамики), являющимся следствием существования этой тепловой функции. Действительно, если такая функция существует, то после доказательства того, что она возрастает для изолированной системы тел, невозможность перехода тепла с низшего температурного уровня на верхний становится первым следствием. [c.8]

Введём в рассмотрение температуру ядра Т (мы будем измерять её в энергетических единицах), а также термодинамические функции ядра энтропию S, энергию возбуждения U и свободную энергию Р. [c.157]

Для того чтобы оценить величину D U), необходимо сделать какие-либо упрощающие предположения, позволяющие установить связь между энтропией и энергией возбуждения ядра или, что то же самое, между энергией U и температурой Т. [c.159]

Тем не менее формула для энергии типа (16.9) в.применении к ядру разъясняет основные особенности совокупности ядерных уровней при высоких возбуждениях ядра, и, в частности, показывает, что плотность ядерных уровней возрастает с увеличением энергии возбуждения. Конечно, при этом не может быть и речи о точном определении D U), так как формула (16.8 ) очень чувствительна к значению энтропии [c.160]

Энтропия упорядочения. Энтропия обусловлена не только тем, что возможны различные варианты расположения разных либо одинаковых атомов и молекул в решетке. Вклад в энтропию вносят также поступательное и вращательное движения элементарных частиц и различные конфигурации атомных ядер. Ядра, например, могут обладать спином и вследствие этого — магнитными моментами, которые приобретают различные направления и являются поэтому причиной магнитной энтропии. При высоких температурах имеется множество ориентаций, которые приводят к повышению энтропии. Они исчезают при достаточно низких температурах (ниже температуры Кюри), потому что тогда внутриядерные силы вызывают упорядочение спинов (рис. 6.5). [c.95]

Это хорошо согласуется с более сильной блокировкой дислокации конденсированной атмосферой по сравнению с разбавленной. Таким образом, при распределении Ферми — Дирака число примесных атомов в атмосфере должно увеличиваться с удалением от центра дислокации. Интересным в связи с этим является вопрос о степени вероятности нахождения примесного атома непосредственно в ядре дислокации. Как было показано [И, с. 298], с учетом отрицательного изменения при деформационном старении энтропии (во всяком случае для твердых растворов замещения) вероятность нахождения примесных атомов в ядре меньше, чем вне его —в атмосфере. Это связано с тем, что при размещении атома в ядре дислокации происходит настолько заметное уменьшение энтропии системы, что делает подобное размещение термодинамически маловероятным. Со снижением температуры и уменьшением вклада энтропии в изменение свободной энергии становится возможным нахождение примесных атомов как в ядре, так и в атмосфере. Однако в первом случае концентрация их меньше, что дает два значения расстояний между точками закрепления дислокаций — больше для ядра и меньше для атмосферы. Этот весьма интересный вопрос с точки зрения теории и практики деформационного старения требует дальнейших исследований. [c.34]

Ядра релаксации полу чены в работе [7] при допущении, что движущей силой процесса является производство энтропии системы (образца), которая возрастает в процессе релаксации напряжения до максимального значения. [c.294]

Предположим, что функция памяти (ядро в уравнении Больцмана-Вольтерры) связана с энтропией обратной зависимостью типа [c.294]

Влияние вязкости газа на в е л и ч и н у г )с. При реальном течении на стенках сопла Лаваля возникает пограничный слой (рис. 15.24). Если дозвуковая часть сопла Лаваля обеспечивает равномерные поля скорости в области горла вне пограничного слоя, то течение в сопле Лаваля можно разделить на две качественно различные области течение в области толщины вытеснения пограничного слоя 6 = 8 х), сопровождающееся диссипацией кинетической энергии, увеличением энтропии и уменьшением давления торможения и течение в ядре, занимающее большую часть поперечного сечения (см. рис. 15.24). Течение в области ядра можно считать энергетически изолированным и изоэнтропным с неизменными р, Т и Окр. Поверхность перехода Я= 1 располагается перпендикулярно оси сопла. Уменьшение расхода, по сравнению с идеальным, объясняется только загромождением узкого сечения сопла областью толщины вытеснения 8кр, т. е. уменьшением эффективной поверхности перехода до 5,ф.эф. [c.309]

Однако, это снижение скорости не связано с увеличением энтропии (течение в ядре изоэнтропно) и поэтому не может приниматься во внимание при расчете коэффициента сохранения полного давления сопла (15.75). [c.311]

На протяжении практически всей эволюции звезда устойчива относительно разл. типов возмущений. Накб, важны два типа возмутцений гидродинамические и тепловые. Гидродинамич. возмущения связаны со случайными возмущениями плотности и размера звезды. Устойчивость относительно таких возмущений обеспечивается тем, что при сжатии (расширении) силы давления Р растут (падают) быстрее сил тяготения. Это приводит к тому, что при случайном сжатии или расширении возникает сила, возвращающая звезду к её равновесному состоянию. Изменение давления при быстрых процессах происходит почти адиабатически, поэтому устойчивость определяется показателем адиабаты у = ((11п/ /( 1п p)s, к-рый должен быть больше 4/3 (5—уд. энтропия см. в ст. Травитационный коллапс). Т. к, давление вещества в звезде определяется смесью идеального газа с излучением, у >4/3 и, как правило, звёзды гидродинамически устойчивы. Примером неустойчивой звезды может служить предсверхновая с железным ядром, в к-ром рост давления при сжатии недостаточен. Значит, часть энергии тратится на фоторасщепление железа с образованием нейтронов, протонов и альфа-час-ТИЦ, а Y существенно уменьшается и может приближаться к единице. [c.488]

Почти одновременно с коллективной моделью Бором и Моттельсоном была сформулирована обобщённая модель ядра, в к-рой объединяются черты капельной и оболо-чечной моделей и рассматривается взаимодействие коллективных и одыочастичных степеней свободы. Для описания более высоких возбуждений (выше энергии отделения нуклона), для к-рык характерны большая густота уровней и сложная структура большинства состояний, используется статистическая модель ядра. Она оперирует обычными понятиями статистич. физики темп-рой, плотностью уровней, энтропией, флуктуациями и т. п. Эти характеристики ядер широко используются при описании ядерных реакций. [c.667]

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]

Рассмотрим, с какой точностью выполняется закон сохранения энтропии в разностных схемах с дивергентным и недивергентыым уравнением энергии. Следуя [7—9], ограничимся уравнениями идеальной среды. С одной стороны, такое ограничение упрощает исследование и делает более ясными результаты. С другой — законы сохранейия для идеальной среды являются ядром системы законов сохранения для любых физических процессов в сплошной среде, и, следовательно, их достоинства и недостатки переносятся на неидеальные среды. Кроме того, анализ -консервативности проведен для адиабатического случая, чтобы в чистом виде выделить производство энтропии, определяемое разностной схемой. Иными словами,,исследование -консервативности ограничивается предпо- [c.233]

Здесь = Т-щ — Т, G — модуль сдвига v — коэффициент Пуассона Uf — энергия образования вакансии Z 1,8 характеризует энергию ядра дислокации ср = 3 характеризует собственную энтропию дислокации к — постоянная Больцмана Удеф. уп — [c.200]

Заключение о конечности 6 y(to, к) при ш" 0 (за исключением, быть может, точки ш = О, в которой для статически проводящей среды у имеется полюс) помимо причинности основывалось на предположении о невозрастании ядра 8 у( с, R) в (1.6) с ростом т. Если среда находится в состоянии термодинамического равновесия, то такое допущение физически совершенно очевидно ). Для широкого класса неравновесных состояний можно ожидать такого же результата, и только для неустойчивых состояний (сред) или нри наличии внешних источников ядро , (1, R) может возрастать при х->оо. Вместе с тем, по крайней мере для равновесной среды, можно подойти к вопросу и с несколько иной точки зрения, а именно опираясь на принцип возрастания энтропия. Это значит, что в равновесной среде под влиянием любых воздействий на нее тепло должно обязательно выделяться, а не поглощаться или вообще отсутствовать. [c.45]

Электронный спнн атома в единицах й Спин ядра в единицах н Полное число незавнснмых спиновых состояний Полная спиновая энтропия [c.142]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...