Недостижимость

Являясь следствием второго закона термодинамики, формула для КПД цикла Карно, естественно, отражает его содержание. Из нее видно, что теплоту горячего источника можно было бы полностью превратить в работу, т. е. получить КПД цикла, равный единице, лишь в случае, когда Т - оо либо Гг- -О Оба значения температур недостижимы, (Не- [c.23]

Независимо от того, насколько условия реакции близки к стандартным, при AGr < О, т. е. в соответствии с уравнением (7) при очень большой константе равновесия /Сд, процесс принципиально осуществим (не только в стандартных, но и в любых условиях), так как для перекрывания знака AGr надо увеличить абсолютное значение первого члена правой части уравнения (7), изменяя соотношения между активностями реагентов на величину, практически недостижимую. При AGf > О реакция не будет протекать в какой-либо заметной степени. Если числовое значение AGr невелико, то независимо от знака этой величины для заключения о возможности или невозможности процесса необходимо определить знак изменения изобарно-изотермического потенциала Mjj. [c.20]

На точность решения задачи оказывают влияние задаваемые пользователем в исходных данных значения допустимых погрешностей si или б2, а также обусловленность модели. Однако задаваемые значения ei или ег могут вообще оказаться недостижимыми или из-за несходимости, или из-за слишком медленной сходимости вычислительного процесса. Поэтому если создаваемый ППП ориентирован на решение систем уравнений с широким диапазоном значений Ц, то нужно принимать специальные меры по обеспечению точности решения. При реализации метода Гаусса [c.234]

На рис. 419 показан пример клиновой задвижки (шибера), перекрывающей соосные трубопроводы. При жестком креплении задвижки к приводному штоку 1 (рис. 419,а) плотное прилегание задвижки одновременно к обоим седлам практически недостижимо самоустановка задвижки возможна только за счет упругих деформаций и зазоров в системе. Введение цилиндрических или сферических шарниров, установленных с зазорами, исключает влияние неточности расположения штока относительно седел (рис. 419, б и в). Ошибки же изготовления наклонных поверхностей задвижки и седел, несоосность, перекос и поворот одного [c.581]

Направляющие с трением качения очень мало чувствительны к изменениям температуры, а также имеют малые и весьма близкие по величине коэффициенты трения покоя и движения. Поэтому они обеспечивают плавность хода и реверсирования, недостижимую для направляющих с трением скольжения. [c.447]

Отметим результаты, к которым привели некоторые попытки отыскания решений системы (3.57), (3.58), (3.39), (3.44), (3.45). При = 1,4 точкам а = qq, д = до из области II3 соответствуют два типа корней. Первые корни приводят к недостижимым разрывам при Рль > fo (пример ао = 0,4500, до = -0,6038, tpo = 0,4167, а ь = 0,5000, [c.125]

В последнем подразделе получены решения при заданной длине сопла X и заданном противодавлении роо. Это решения двух типов непрерывного и разрывного. Из дальнейшего будет видно, что они отвечают не всем возможным значениям уъ > Уа- Величина уь может быть задана так, что она окажется недостижимой в рамках этих решений при Роо 0- Для восполнения этого пробела здесь будет рассмотрена задача, в которой допускается наличие плоского торца при х = хь (рис. 3.38) с заданным на нем давлением рг. Это давление может быть заранее известно, например, при действии сопла в пустоте, если вытекающая из сопла струя газа не может развернуться до торца в этом случае рг = 0. [c.140]

Этот факт находится в полном согласии с теорией относительности, согласно которой недостижима лишь скорость света в вакууме — с. [c.32]

Серьезную проблему метода Монте-Карло представляет нарушение условия эргодичности, обусловленное недостижимостью состояний. Мы здесь не останавливаемся на ее рассмотрении. Аспекты, связанные с решением данной проблемы, обсуждаются в ряде работ. [c.187]

ПРИНЦИП АДИАБАТНОЙ НЕДОСТИЖИМОСТИ И ВТОРОЕ НАЧАЛО ДЛЯ РАВНОВЕСНЫХ ПРОЦЕССОВ. [c.55]

Так как, по второму началу термодинамики (3.1), такой процесс невозможен, то, следовательно, состояние 1 адиабатно недостижимо из состояния 2. [c.55]

Легко заметить, что положение о существовании температуры t у всякой равновесной системы можно сформулировать в виде принципа изотермической недостижимости около каждого состояния равновесной системы существуют такие состояния, которые недостижимы изотермически (т. е. при условиях, когда система все время находится в тепловом контакте с термостатом). Действительно, из состояния системы с температурой / = ] нельзя изотермически перевести систему в состояние с температурой t = t2. Аналогично этому, невозможность адиабатно (т. е. в условиях, когда система теплоизолирована) перевести равновесную систему из состояния 1 в некоторое состояние 2 означает, что в состоянии 1 система имеет значение некоторой функции состояния a = Ti, а в состоянии 2 — <з = <32Ф<Зх, причем эта функция при адиабатных равновесных процессах не изменяется (da = 0 при bQ = 0). [c.56]

Недостижимость О К. Из третьего начала непосредственно следует недостижимость температуры О К. [c.93]

Действительно, охлаждение системы осуществляется повторением следующих друг за другом процессов адиабатного расширения (при котором понижается температура) и изотермического сжатия (при котором уменьшается энтропия). По третьему началу при изотермических процессах, когда температура приближается к О К, энтропия перестает изменяться при сжатии. Поэтому состояние с 5 = 0 за конечное число указанных процессов недостижимо, а следовательно, недостижим и О К, так как согласно тому же началу состояние с Г=0 К совпадает с состоянием 5 = 0. К температуре О К можно лишь асимптотически приближаться. [c.93]

Это следствие третьего начала по своему содержанию эквивалентно третьему началу, т. е. если третье начало неверно, то можно достичь температуры О К, и если можно достичь О К, то разность значений энтропий при О К должна быть отлична от нуля (см. задачу 4.1). По этой причине третьим началом термодинамики часто называют принцип недостижимости О К. Именно так сформулировал это начало Нернст, который не любил понятия энтропии и не употреблял его. Однако формулировка третьего начала в виде закона о поведении энтропии при Г- О К более удобна, так как непосредственно приводит к математической записи (4.2). [c.93]

Это следствие третьего начала в отличие от вывода о недостижимости О К не эквивалентно во всей полноте самому третьему началу, так как оно получается лишь из допущения [c.95]

Нельзя отрицать возможность существования отрицательных абсолютных температур и исходя из третьего начала термодинамики. Действительно, недостижимость О К температуры приводит лишь к невозможности перехода через него от положительных к отрицательным абсолютным температурам, но не исключает возможности существования отрицательных абсолютных температур (наряду с положительными температурами). [c.137]

В гл. 3 мы отмечали, что второе начало термодинамики устанавливает, во-первых, общую закономерность превращения теплоты в работу и, во-вторых, выражает специфические закономерности как обычных, так и необычных систем. Общая закономерность превращения теплоты в работу в обоих случаях систем состоит в том, что при таком превращении в замкнутом круговом процессе часть теплоты непременно отдается рабочим телом другим телам. Этот (первый) элемент компенсации, который в случае обычных систем совпадает со вторым элементом компенсации (изменением термодинамического состояния других тел), приводит к существованию энтропии у равновесной системы (см. 13). Отсюда следует, что второе начало, сформулированное Каратеодори, не изменяется вблизи каждого состояния любой термически однородной системы существуют такие состояния, которые недостижимы из него адиабатным путем. Это означает, что у всякой равновесной системы в состоянии с отрицательной абсолютной температурой (как и в случае обычных систем) существует энтропия как функция ее состояния [c.142]

Принцип недостижимости абсолютного нуля формулируется следующим образом невозможно с помощью любой, как угодно идеализированной процедуры за конечное число операций охладить любую систему до +0 К или нагреть любую систему до —ОК. [c.145]

ДОКАЗАТЕЛЬСТВО В. НЕРНСТОМ НЕДОСТИЖИМОСТИ О К. ДРУГИЕ ОШИБОЧНЫЕ ДОКАЗАТЕЛЬСТВА [c.163]

Продолжая работать над экспериментальным и теоретическим обоснованием тепловой теоремы, В. Нернст в 1912 г. из рассмотрения цикла Карно сделал вывод о недостижимости О К. Доказывал он это следующим образом . [c.163]

Возражение Эйнштейна относится лишь к попыткам Нернста вывести принцип недостижимости из второго начала. Этот [c.164]

В различной литературе по термодинамике можно встретить также следующие доказательства недостижимости О К. [c.165]

При Г2 = 0 К Г1 = 1, т. е. вся теплота, взятая в цикле у теплоот-датчика, превращается в работу. Так как это противоречит второму началу, то О К недостижим . Таким образом получается, что принцип недостижимости О К (третье начало) является следствием второго начала термодинамики. [c.165]

Возникающее противоречие (gi 0) доказывает недостижимость нулевой изотермы Г=ОК . [c.165]

Оба эти доказательства недостижимости О К являются ошибочными, так как исходят из противоречащего второму началу термодинамики предположения об осуществлении цикла Карно с температурой теплоприемника, равной О К. [c.165]

По принципу Каратеодори не только вблизи, но и сколь угодно вдали от любого равновесного состояния термически однородной системы существуют состояния, в которые нельзя попасть при помощи адиабатного процесса, поскольку при этом процессе система проходит только через состояния с одинаковой энтропией и поэтому все другие состояния (независимо от их близости или дальности) для нее недостижимы. [c.349]

Недостижимость О К 164 Неравенство Клаузиуса 75 -термодинамики основное 77, 122, 307 [c.374]

Система спинов с такой отрицательной температурой обладает рядом интересных свойств. Постепенное восстапо1 лепие теплового равновесия с решеткой происходит не через 7 = (), а через Т = оэ. В продолжение всего процесса имеет место поток тепла от системы спинов решетке, так что отрицательные температуры следует рассматривать скорое как более высокие, чем бесконечно высокая температура , а не как более пизкпе, чем температура абсолютного нуля . Интересно, что даже в случае отрицательных температур закон недостижимости абсолютного нуля остается в силе. [c.598]

Чем ниже уровень и чем меньше квантовое число I, тем больше должны быть поля, обеспечивающие переход штарк-эффекта из квадратичного в линейный. Так, для резонансных уровней сильные поля, достаточные для появления линейного эффекта Штарка, настолько велики, что недостижимы в реальных источниках света. [c.268]

Термически однородная система — система, все части которой имеют одинаког.ую температуру (т. е. система, в которой отсутствуют теплонепроницаемые (адиабатные) перегородки). Для термически неоднородной системы принцип адиабатной недостижимости, вообще говоря, не выполняется (см. задачу 3.5). [c.55]

Физический смысл принципа адиабатной недостижимости состоит в утверждении, что у всякой равновесной системы существует некоторая новая функция состояния сг = ст(й1, а t), которая при равновесных адиабатных процессах не изменяется [а ах, а /) = onst при адиабатных процессах]. В этом можно убедиться, исходя из следующих соображений. [c.56]

Установление на основании принципа адиабатной недостижимости существования такой новой функции состояния а(й1,. .., t) приводит к тому, что пфаффова форма для элементарного количества теплоты 5Q, которая, согласно первому началу, не является полным дифференциалом, всегда имеет интегрирующий множитель, т. е. является голономной . [c.56]

Из принципа адиабатной недостижимости, как мы видели, следует голономность дифференциальной формы 5Q, т. е. существование у выражения для равновесного элемента теплоты 5Q интегрирующего делителя X (или множителя 1/Х.). Покажем, что среди этих интегрирующих делителей X. есть такой, который зависит только от температуры [Х = ф( )] и определяет энтропию [c.58]

В настоящее время приведение спиновой системы в состояние с отрицательной абсолютной температурой достигается с помощью 180-градусного высокочастотного импульса, который, действуя на образец в течение промежутка времени At, сравнимого с Х2, поворачивает макроскопический магнитный момент на 180°. Таким образом, процесс перехода системы от положительных термодинамических температур к отрицательным является принципиально неравновесным, так как изменение внешнего параметра (напряженности поля), приводящее к такому переходу, происходит за время, сравнимое с временем релаксации Тз- Очевидно, что для необычных систем возможны случаи, когда состояния, достижимые из данного состояния нестатически, недостижимы из него квазистатически. [c.141]

В случае термически неоднородной равновесной системы принцип адиабатной недостижимости, а следовательно, и голономность могут не иметь [c.305]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...