Уравнение начала термодинамики второго

В основу уравнений движения положены уравнения неразрывности, первое начало термодинамики, второй закон Ньютона и второе начало термодинамики [1.2]. [c.23]

Исследование идеального цикла тепловой машины. С. Карно позволило установить условия для получения работы за счет тепловой энергии и тем самым сформулировать второе начало термодинамики. Цикл Карно совершается между двумя изотермами и двумя адиабатами (рис. 8.2), причем предполагается полная обратимость процессов. Подсчитывая изменения параметров состояния, значения работы и теплоты при отдельных процессах, можно показать, что в результате проведенного цикла получили работу, равную площади 1,2,3,4,1, очерченной циклом, в свою очередь равную разности взятой Qi (на участке 1—2) и отданной Q2 (на участке 3—4) теплоты (Qi — Q2). Математически это можно выразить уравнением [c.259]

Объединяющее первое и второе начала термодинамики уравнение (1.3) для удельных (по массе) локальных величин является основным уравнением неравновесной термодинамики. [c.8]

Общее число термических и калорического уравнений состояния системы равно числу ее степеней свободы, т. е. числу независимых параметров, характеризующих состояние системы. Как показывает второе начало термодинамики, калорическое и каждое из термических уравнений состояния не являются независимыми. Они связаны дифференциальным уравнением в частных производных (см. 15). [c.30]

Математически второе начало термодинамики для равновесных процессов записывается уравнением [c.58]

ВТОРОЕ НАЧАЛО ТЕРМОДИНАМИКИ ДЛЯ НЕРАВНОВЕСНЫХ ПРОЦЕССОВ. ОСНОВНОЕ УРАВНЕНИЕ И ОСНОВНОЕ НЕРАВЕНСТВО ТЕРМОДИНАМИКИ [c.73]

Основное уравнение и основное неравенство термодинамики, выражающие первое и второе начала термодинамики, можно теперь записать в виде [c.77]

Метод циклов заключается в том, что для установления определенной закономерности того или иного явления рассматривается подходящим образом подобранный обратимый цикл и к этому циклу применяются уравнения первого и второго начал термодинамики [c.99]

Впервые релятивистское обобщение термодинамики было проведено в 1907 г. Планком. Он исходил из допущения, что уравнения первого и второго начал сохраняют свой вид во всех неинерциальных системах отсчета, и, установив инвариантность энтропии, нашел один и тот же релятивистский закон преобразования температуры Т и количества теплоты Q при движении тела со скоростью V (см. 39) [c.149]

Таким образом, по Планку, тело холоднее в движущейся системе отсчета К и количество теплоты Q соответственно меньше количества теплоты в собственной системе В том же году Эйнштейн воспроизвел результаты Планка. Более полувека преобразования (8.1) не вызывали возражений ни у кого из физиков и повторялись во всех монографиях и учебниках. И лишь 60 лет спустя развернулась оживленная дискуссия вокруг вывода Планка, после опубликования в 1963 г. статьи немецкого физика Отта. В этой статье Отт, исходя, как и Планк, из инвариантности вида уравнений первого и второго начал термодинамики, получил преобразования для Т и Q, обратные тем, которые нашел Планк. Согласно Отту, в движущейся системе отсчета тело горячее, а количество теплоты больше (см. 39) [c.149]

Зависимость производной 8р/дТ)у от Г и К, как и само уравнение состояния p=p V, Т), нельзя определить исходя из первого и второго начал термодинамики. Поэтому на основании этих законов нельзя сделать однозначный вывод, что нулевая изотерма (Т=0) совпадает с адиабатой (8g = 0) или не совпадает. [c.348]

Больцман сформулировал основное уравнение теории газов, носящее ныне название кинетического уравнения Больцмана. Он нашел ряд частных решений этого уравнения и доказал, что в стационарном случае единственным решением газокинетического уравнения является распределение Максвелла. Одновременно Больцман установил статистическую природу второго начала термодинамики и на этой основе в противовес возникшей тогда концепции тепловой смерти Вселенной выдвинул флуктуационную гипотезу, сыгравшую прогрессивную роль в общей борьбе за материалистическое мировоззрение. В настоящее время ясна ложность самой постановки вопроса о тепловой смерти Вселенной. [c.182]

Уравнение (2.60) содержит три переменные 2, а, t вместо п + 1 переменных, имевшихся в исходных уравнениях для dL и dQ. Уменьшение числа переменных в выражениях для dL и dQ, а именно переход от п 1 всего лишь к трем переменным оказался возможным благодаря использованию второго начала термодинамики (точнее — первого следствия второй формулировки второго начала). [c.66]

Вязкое течение подробно рассматривается во второй части настоящей книги. Однако то обстоятельство, что основное уравнение течения (9.18), выражающее первое начало термодинамики, имеет ту же самую форму, что и при течении невязких газов, делает возможным предварительное рассмотрение течения вязкого газа (который, как и в 9.5, будет предполагаться идеальным) в этой главе. Такое рассмотрение является тем более целесообразным, что позволяет более отчетливо выяснить основные закономерности вязкого и невязкого течений. [c.322]

Подставляя выражения (1.99) и (1.100) в исходное уравнение (1.98), получим аналитическое уравнение первого и второго начал термодинамики, в котором все слагаемые правой части решены относительно непосредственно измеряемых на опыте величин [c.60]

Дифференциальные уравнения получаются обычно на базе сопоставления первого и второго начал термодинамики с использованием двух простых теорем математики о произведении частных производных и о равенстве накрест взятых производных (соотношение взаимности) [21]. [c.69]

Сопоставление выражений первого (2.25) и второго (5.5) начал термодинамики для простых тел приводит к уравнению вида [c.71]

Процессы преобразования энергии в потоке, относящиеся к первой группе, подробно рассматриваются в гл. VII, процессы второй группы —в гл. XIV. Здесь выведем уравнение первого начала термодинамики для закрытой системы и основную форму уравнения для открытой системы, в которой работа выражается через параметры состояния р и V. [c.23]

Вторым является уравнение первого начала термодинамики для потока упругой жидкости в системе координат, связанной со стенками канала (14.14), [c.208]

Состояние однокомпонентной (как однофазной, так и двухфазной) системы определяется двумя независимыми параметрами. С помощью первого и второго начал термодинамики любую частную производную первого порядка от характеристических функций и параметров состояния (или говоря более общо, от термодинамических параметров состояния) можно выразить через три другие частные производные первого порядка. Соотношения между несколькими из четырех возможных частных производных первого порядка и составляют в основном совокупность дифференциальных уравнений термодинамики в частных производных, или термодинамических соотношений. Число всевозможных термодинамических соотношений составляет около 10 , т. е. огромно. Поэтому обычно ограничиваются теми соотношениями, которые применяются наиболее часто. [c.143]

Эта формула, объединяющая первое и второе начала термодинамики, применима к любому обратимому изменению состояния системы с постоянной массой (постоянным числом частиц). Если масса системы может изменяться, то ее энергия зависит также от числа частиц в ней. Обозначим через л изменение внутренней энергии системы при добавлении к ней одной частицы в условиях, когда энтропия и объем системы сохраняются неизменными. При добавлении dN частиц энергия системы изменится, очевидно, на ndN. Поэтому в общем случае все возможные обратимые изменения энергии системы можно выразить уравнением [c.112]

Уравнения (2-2), вытекающие из второго начала термодинамики, позволяют установить ряд общих свойств термодинамически равновесного излучения, которые используются при исследованиях и расчетах радиационного теплообмена. [c.60]

Уравнения (5-5) и (5-6) применимы для потока вещества, обладающего любыми физическими свойствами. Они отражают основную термодинамическую особенность теплообмена в сжимаемом потоке, являющуюся следствием второго начала термодинамики. Температурный потенциал потока определяется величиной То, в то время как теплообмен с внещней средой происходит при температуре Т с1Т. Следовательно, для того чтобы подвести к потоку тепло (1р, надо затратить минимальное количество энергии высокого потенциала [c.132]

Используя для круговых процессов первое и второе начала термодинамики, можно записать уравнение Г юи—Стодолы [c.14]

Второе начало термодинамики для обратимого процесса в уравнении (14,10) имеет следуюш.ий вид [c.87]

Уравнения газовой динамики необходимо дополнить условием неубывания энтропии в частице, выражающим второе начало термодинамики. Это условие приводит к тому, что в потоке газа могут существовать ударные волны т.е. такие линии разрыва функций w, i , р, р, которые приводят к увеличению энтропии и плотности газа, но не существуют линии разрыва, за которыми энтропия и плотность потока уменьщаются. [c.51]

По второму началу термодинамики, для равновесных процессов bQ = TdS. Объединяя это выражение с уравнением первого начала термодинамики bQ = dUполучаем основное уравнение [c.64]

Иначе говоря, определим релятивистскую температуру как лоренцев инвариант, что не связано с предположением инвариантности уравнений первого и второго начал термодинамики. Оно привлекательно еще и тем, что температуры фазовых переходов остаются внутренними свойствами веществ, как в обычной термодинамике. Поэтому температурная щкала может быть определена через зависимость, например, температуры кипения бинарных систем (при заданном давлении) от концентрации. Поскольку давление и концентрация лоренц-инвари-антны, это соглашение определяет лоренц-инвариантную температуру. [c.150]

Состояния равновесия, устойчивые по отношению к близлежащим состояниям и неустойчивые по отношению к некоторому более удаленному состоянию, называются метастабильными (полуустойчивыми). Метастабиль-ные состояния возникают в тех случаях, когда характеристические функции системы имеют несколько точек экстремума (рис. 3.1). Метастабильное состояние соответствует относительному экстремуму (не наибольшему максимуму и не наименьшему минимуму) характеристической функции. Наличие метастабиль-ных состояний означает, что термодинамическая поверхность тела состоит из двух вообще не связанных листов, первый из которых описывается уравнением состояния и содержит все стабильные состояния, а второй —только метастабильные состояния. Обратимого перехода с одного, листа на другой не существует. Однако для каждого из этих листов справедливо третье начало термодинамики, так что в каком бы состоянии — стабильном или метастабильном — ни находилось тело, при Т —> О его энтропия имеет одно и то же значение 5 = 0. Система, находящаяся в метастабильном состоянии, по истечении некоторого времени и при наличии необходимых условий переходит в стабильное состояние. [c.112]

Уравнение (2.19) содержит три переменные Z, а, t вместо п-j- I переменных, имевшихся в исходных уравнениях для dQ и dL. УмеЕ1ь-шение числа переменных в выражениях для dQ и dL, а именЕю перехот от п-Н 1 переменных всего лишь к трем переменным оказался возможным в результате использования второго начала термодинамики (точнее — первого следствия второй формулировки BTopoi O начала). [c.87]

Н.М. Клементьевым предложено феноменологическое уравнение термодинамики трения, полученное с ис(юльзованием принципов первого и второго начала термодинамики [62] [c.109]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...