Вандерваальсовский газ

Из уравнения (5-72) следует, что все вандерваальсовские газы должны иметь идентичные pt Г-свойства, если сравнивать их при одинаковых приведенном давлении и приведенной температуре. Принято говорить, что газы при одинаковых приведенных давлении и температуре находятся в соответственном состоянии. [c.166]

Как следует из уравнений (5-93) и (5-95), С — С. = О и теплоемкость при постоянном объеме вандерваальсовских газов не зависит от объема к давления. [c.181]

ВНУТРЕННЯЯ ЭНЕРГИЯ ИДЕАЛЬНОГО И ВАНДЕРВААЛЬСОВСКОГО ГАЗА [c.38]

Инверсионная кривая вандерваальсовского газа [c.148]

Правая ветвь инверсионной кривой пересекает ось температур Т в точке с температурой, равной 6,75Г , Из этого следует, что при температурах, больших 6,757 , дросселирование вандерваальсовского газа приводит к его нагреванию. [c.148]

Сказанное хорошо иллюстрируется на примере вандерваальсовского газа, внутренняя энергия которого, как известно, равна ы = с ,Г — В этом случае [c.149]

Вандерваальсовский газ 148 Вероятность состояния системы 83, 84 [c.333]

Внутренняя энергия идеального и вандерваальсовского газа [c.30]

Ср и v вандерваальсовского газа и выводятся уравнения для d.Q, du и адиабаты. Эти уравнения даны в следующем виде [c.198]

О явлении ассоциации молекул. Об уравнении состояния при учете ассоциации молекул. Применение дифференциальных уравнений термодинамики при составлении по опытным данным уравнения состояния. Применение дифференциальных уравнений термодинамики при определении по уравнению состояния Ван-дер-Ваальса термодинамических свойств вандерваальсовского газа. О квантах энергии. Диаграмма Молье. Вычисление по диаграмме Молье скорости истечения пара. Доказательство того, что критическая скорость истечения равна скорости звука. Сопло Лаваля и расчет его. Доказательство того, что энтальпия пара после дросселирования равна его энтальпии до дросселирования. Учебник Брандта, 1918. [c.211]

По уравнению Ван-дер-Ваальса вычисляется также значение внутренней энергии. После этого дается формула теплоемкости насыщенного пара, рассматривается с применением уравнения Ван-дер-Ваальса процесс Джоуля — Томсона и выводится уравнение адиабаты для вандерваальсовского газа. Эти же вопросы были в 1918 г. рассмотрены в учебнике Брандта. [c.251]

Ответ (ди/до) т=а/о , т. е. равна внутреннему молекулярному давлению вандерваальсовского газа. [c.73]

Ответ (дu дv)т=a v , т. е. равна величине внутреннего молекулярного давления вандерваальсовского газа. [c.83]

При не очень больших плотностях (т. е. в вандерваальсовСком приближении) термодинамические функции смеси реальных газов могут рассчитываться по следующим формулам, внешне вполне схожим с формулами (5.44), (5.51), (5.52), (5.55) [c.207]

Газ вандерваальсовский 148 Газовая постоянная 14, 124, 130 Газовые двигатели 248. 254 [c.333]

В случае смеси термодинамически подобных веществ (газов и жидкостей), имеющих не сильно отличающиеся значения вандерваальсовской константы а, примерно одинаковые значения молярной теплоемкости и близкие значения критической температуры, вязкость и теплопроводность смеси может вычисляться по следующим формулам [c.122]

Применяя ко всем этим реакциям закон действующих масс, можно найти концентрации каждого из этих газов. Подобный. метод расчета, основывающийся на теории химического равновесия, и используется в излагаемой теории 7.. . . газы I, II, III и т. д. рассматриваются не как идеальные газы, а как вандерваальсовские, т. е. подчиняющиеся уравнению Ван-дер-Ваальса. . . . [c.481]

По аналогии с результатом приближения сильной связи энергия экситона равна, грубо говоря, энергии атомного возбуждения. Энергия же свободного электрона в зоне проводимости порядка энергии ионизации атома. Если учесть вандерваальсовское диполь-дипольное взаимодействие между атомами, мы получим закон дисперсии экситонов в кристаллах инертных газов, аналогично тому, как это делается в приближении сильной связи. Экситоны в ионных кристаллах сродни экситонам в кристаллах инертных газов в большей степени, чем экситонам в полупроводниках, хотя их теория и не столь проста. [c.186]

Изотермы, соответствующие этому уравнению в области v > Vo, имеют вандерваальсовский вид, так что для рассматриваемой модели возможны двухфазные состояния типа газ-жидкость. Расчет критической температуры системы предоставляется читателям. > [c.410]

Отметим некоторые характерные особенности газа, подчиняющегося уравнению состояния Планка. Это уравнение вандерваальсовского тира, допускающее при температурах ниже критической двухфазные состояния типа газ-жидкость. Критические параметры этого уравнения равны [c.417]

Рис. 42. Изотермы уравнений состояний вандерваальсовского типа (пунктиром обозначены физически нереализуемые состояния газа)

Как уже упоминалось в п. а), ряд модельных уравнений состояния р=р(6, у) имеет вандерваальсовский вид изотерм (см. рис. 42), т. е. при 0<0кр они имеют нефизическую область, на которой (др/д о) ц>0 и которая разделяет эти изотермы на два семейства. Изотермы же двухфазной системы, изображенные на рис. 48 как изотермические сечения поверхностей состояния, во-первых, непрерывны, а во-вторых, их участки, соответствующие двухфазным состояниям, образуют семейство параллельных прямых р , и)=р(0). Стремясь сохранить модельное уравнение, к примеру, Ван-дер-Ваальса как несложное в математическом отношении уравнение состояния, качественно передающее некоторые особенности реальных газов, также и в области 0<0кр, мы должны дополнить его обоснованной с термодинамической точки зре- [c.131]

Поведение этой системы в области критической точки сходно с поведением вандерваальсовской системы (см. гл. I, задачу 59) и характеризуется теми же критическими индексами а, Р, у> что и изинговская система в приближении молекулярного поля (см. гл. I, задачу 56). (Сопоставив величину для решетчатой модели газа с суммой Z s, мы тем самым показали, что их поведение в области критической точки 0о всегда однотипно.) [c.781]

Здесь значение дТjdv) для вандерваальсовского газа получается прямым дифференцированием уравнения (14.1). После небольших преобразований получим равенство [c.45]

Это уравнение также справедливо только при высоких значениях i-, когда 1—>1, то зависимость значительно усложняется. Однако (14.3) и (14.4) показывают, что состояния газа, представленные на (jO — Г)-диаграмме точками с нулевым эффектом Джоуля — Томсона, лежат на кривой, близкой к параболе. Такая кривая приведена на фиг. 32, где пунктиром показано геометрическое место точек с ан = О для газа, подчиняющегося уравнению Ван-дер-Ваальса. Каждая точка иод кривой соответствует состоянию газа, в котором эффект Джоуля — Томсона положителен (происходит охлаждение газа), тогда как все точки над кривой отвечают нагреву газа при дросселировании ад < 0). Пересечение кривой с осью при тс = 0 в области высоких температур дает значение температуры инверсии. Приведенная температура инверсии для вандерваальсовского газа Хинв. = 18/г такое же значение вытекает из уравнения (14.4). Это иллюстрируют кривые на фиг. 31, согласно которым при температурах, превышающих температуру инверсии, коэффициент ая отрицателен нри всех значениях р. На фиг. 32 видно, что для вандерваальсовского газа существует и другая, более низкая температура инверсии при т 2,2/г, но этого результата нельзя получить из уравнения (14.4) вследствие весьма приближенного характера последнего при малых значениях -с. Таким образом, в газах, подчиняющихся уравнению Ван-дер-Ваальса, при любых [c.45]

Пцпктирная кривая изображает приведенную кривую инверсии для вандерваальсовского газа (график взят из книги Дэвиса [c.46]

Дело в том, что теория некоторых разделов термодинамики строится применительно к тому или иному уравнению состояния, а потому вытекающие из нее следствия носят частный характер и имеют ограничения при своем применении. В отличие от этого теория дифференциальных уравнений термодинамики, построенная на основе ее дзух начал, является общей термодинамической теорией. Из общих уравнений и формул этой теории могут быть получены при выбранных условиях соответствующие им частные решения. Так, например, если общие положения теории дифференциальных уравнений термодинамики применяются в сочетании с уравнением состояния Клапейрона—Менделеева, то при этом будем иметь основные законы, уравнения и положения термодинамики идеального газа если же данные этой теории применяются в соответствии с уравнением состояния Ван-дер-Ваальса, то будут найдены общие положения термодинамики вандерваальсовского газа и т. д. [c.417]

Уравнение (13.7) легко получается для смеси, состоящей из идеальных газов. Однако оно применимо, с достаточной степенью приближения, и для реальных смесей. В случае химически реагирующих газов это объясняется тем, что вклад в фб ), обусловленный химическими связями и равный ф°, значительно больще вклада, связанного с вандерваальсовским или ионным взаимодействием, и поэтому последний можно принимать таким же, как и для идеальных газов. В случае нейтральных растворов формула (13.7) определяет химический потенциал растворителя, если раствор является разбавленным. Для растворов веществ, состоящих из сходных молекул, (в частности, для смесей изотопов) формула (13.7) удовлетворяется с высокой Ътепенью точности. К растворенному веществу формула (13.7) неприменима. Химический потенциал растворенного вещества в случае нейтрального разбавленного раствора [c.484]

Различие в свойствах ионизованного и обычного газов обусловлено характером сил, действующих между составляющими газ частицами. В обычных, т. е. неионизоаанных газах, между частицами действуют вандерваальсовские силы, убывающие с расстоянием как г" , тогда как в ионизованном газе между частицами действуют кулоновские силы, обратно пропорциональные квадрату расстояния между ними. По сравнению с вандерваальсовскими силами кулоновские силы являются дальнодействующими. Поэтому в ионизованном газе силовое взаимодействие частиц проявляет себя на больших расстояниях, т. е. при меньших по сравнению с обычным газом плотностях. [c.635]

Предположим, что газ полностью ионизован. Это значит, что он состоит из одинакового числа положительно заряженных (ионы) и отрицательно заряженных (электроны) частиц. В одноатомном газе каждая из частиц совершает только поступательное движение. Между обеини частями, т. е. иона.ми и электронами, имеет место термодинамическое равновесие это условие не всегда выполняется в действительности, однако при выводе выражения для термодинамических функций полностью ионизованного газа будем считать, что система находится в равновесии. Вследствие этого средняя энергия поступательного движения каждой из частиц будет равна 3/2 кТ. Далее мы будем пренебрегать действием вандерваальсовских сил, полагая, что силовое взаимодействие частиц связано только с электростатическим действием их. [c.635]

Исследование свойств реальных газов показывает, что термодинамические функции смеси реальных газов при не очень больших плотностях (т. е. в вандерваальсовск ом приближении) могут рассчитываться по следующим формулам, внешне вполне сходным с формулами (5-42), (5-45), (5-54), (5-55) и (5-59) для смеси идеальных газов [c.210]

Исследаваиие свойств. реальных гаэов показывает, что терм адинамические функции оме-си реальных газов при не очень больших плотностях (т. е, в вандерваальсовском приближении) могут рассчитываться по следующим формулам, внешне вполне сходным с формулами (6-6), (6-8), (6-17), (6-18), (6-19) и (6-24) для омеси идеальных газов [c.121]

В случае высоких температур, таких, что Uo/в С I, низкоплотностному участку изотерм рассматриваемого газа (т.е. в случае t - Ь > До - Ь) можно придать вид вандерваальсовского уравнения [c.406]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...