Приведенное тепло

Отношение тепла к температуре, при которой оно подводится или отводится, называется приведенным теплом. Таким образом, для обратимого цикла Карно алгебраическая сумма приведенных теплот равна нулю. [c.61]

Второй член в правой части выражения (IV.2)—это изменение энтропии системы. В термодинамике энтропия вводится формально через приведенное тепло Д5 = (Q — тепло, [c.142]

Отношение -у называется. приведенным теплом. [c.66]

Из этого выражения следует, что на отдельных участках цикла приведенное тепло имеет разные знаки, поскольку Т всегда положительна, т. е. тепло в цикле должно как подводиться, так и отводиться. Поэтому выражение (3.88) является математической формулировкой второго закона термодинамики для обратимых циклов. [c.125]

ЭНТРОПИЯ Приведенное тепло [c.65]

Отношение количеств подводимого или отводимого тепла к соответствующей абсолютной температуре называется приведенным теплом. [c.106]

Фиг. 43. Изменение энтропии и приведенное тепло необратимого процесса.

Отношение тепла к абсолютной температуре, прн которой оно подведено к телу или отведено от него, называется приведенным теплом. [c.71]

Подинтегральное выражение представляет собой энтропию. Следовательно, энтропию можно определить, как приведенное тепло обратимого процесса. [c.72]

С понятием температуры тесно переплетается (и часто путается) понятие теплоты. Из повседневного опыта известно, что для нагревания одних веществ требуется больше тепла, чем для других, однако непосредственно не очевидно, почему это так. Тем не менее при достаточной проницательности на основании повседневного опыта можно сделать ряд весьма фундаментальных выводов относительно теплового поведения вещества эти выводы включают законы термодинамики. Нулевой закон, названный так потому, что он был сформулирован после первого и второго законов, касается состояния тел, приведенных в тепловой контакт друг с другом. Чтобы ясно понять, что это значит, прежде всего необходимо уточнить ряд понятий. Приведенные ниже определения хотя и не являются строгими, позволяют нам сделать несколько общих замечаний о смысле температуры и теплового поведения веществ, которые полезны при введении в термометрию. Более подробное обсуждение основ теплофизики читатель может найти в монографиях по термодинамике и статистической механике, указанных в списке литературы к данной главе. [c.12]

Теплопроводность и межфазный теплообмен. Перейдем к определению величин, характеризующих энергообмен или теплообмен в уравнениях притока тепла фаз (4.1.6) и (4.1.8). Характер эффективной или приведенной теплопроводности в дисперсной смеси определяется выражением типа (см.(1,3,13)) [c.201]

Если приосевые элементы потока газа в трубе отдадут всю свою кинетическую энергию, не воспринимая тепло, то холодный поток будет иметь температуру, рассчитанную по приведенному выражению. Взяв отношение потока кинетической энергии [c.159]

Из рассмотрения данных теплового баланса отражательных печей [179], полученных на Средне-Уральском медеплавильном заводе. Красноуральском медеплавильном комбинате и на других предприятиях, было установлено, что потери тепла через кладку составляют от 3,5 до 5%. Хотя величина этих потерь незначительна по сравнению с потерями, вызванными отходящими газами (около 60%), тем не менее потери тепла через кладку являются наибольшими среди остальных видов потерь. Заметим, что приведенные цифры тепловых потерь через кладку были получены при значениях степени черноты футеровки, равных 0,61—0,65 [8]. Увеличивая коэффициент е, можно повышать значение к. и. д. печи. [c.213]

Процесс теплопроводности, описываемый полученными здесь формулами, обладает тем свойством, что влияние всякого теплового возмущения распространяется мгновенно на все пространство. Так, из формулы (51,5) видно, что тепло из точечного источника распространяется так, что уже в следующий момент времени температура среды обращается в нуль лишь асимптотически на бесконечности. Это свойство сохраняется и для среды с зависящей от температуры температуропроводностью х, если только эта зависимость не приводит к обращению % в нуль в какой-либо области пространства. Если же X есть функция температуры, убывающая и обращающаяся в нуль вместе с нею, то это приводит к такому замедлению процесса распространения тепла, в результате которого влияние любого теплового возмущения будет простираться в каждый момент времени лишь на некоторую конечную область пространства речь идет о распространении тепла в среду, температуру которой (вне области влияния) можно считать равной нулю (Я. Б. Зельдович, А. С. Компанеец, 1950 им же принадлежит решение приведенных ниже задач). [c.283]

В атомных электростанциях преобразование атомной энергии в электрическую проходит через промежуточные этапы получения высокотемпературного пара, используемого для приведения в движение паровых турбин, соединенных с электрогенераторами. В этом смысле АЭС отличается от тепловой только типом блока, в котором получают тепловую энергию. Однако специфические особенности атомных источников тепла позволяют построить удобные источники тока, в которых осуществляется прямое преобразование тепловой энергии в электрическую (без паровых котлов, паровых турбин и электрогенераторов). [c.407]

Начнем с примера, приведенного в предыдущем параграфе, и рассмотрим задачу о распространении тепла в бесконечном тонком прямолинейном стержне при отсутствии подвода (отвода) тепла в точках боковой поверхности стержня. Указанная задача математически имеет вид (4.63). Функция ф (х), задающая начальное условие, определена и ограничена на всей числовой оси (—оо, +оо) будем считать ее кусочно-непрерывной. Искомое решение w х, i) должно удовлетворять уравнению (4.63) в открытой области А —оо <х< + оо, 0< <+с 1 и непрерывно примыкать к предельной функции ф (х), т. е. [c.140]

Целесообразность записи приведенных соотношений в безразмерной форме видна из следующих соображений. Масштабная величина для потока тепла q пропорциональна одностороннему потоку энергии, переносимому через единичную контрольную поверх- [c.65]

Величина д/Т называется приведенным теплом. Сумма приведенного теила в обратимом цикле Карно равна нулю. [c.125]

Отношение количества тепла О полученного телом при обратимом изо термическом процессе изменения со стояния, к абсолютной температур процесса Т (т. е. к температуре источ, ника тепла) называется приведен ным количеством тепла. В слу чае произвольного обратимого беско нечно малого процесса, который, ка с было показано в 2-8, всегда може быть представлен как совокупност изотермического и адиабатическогь участков, приведенное тепло процесса [c.65]

Из условия (3-18) видно, что количество тепла, которое ноглощается телом от источлгика с температурой, рав-1Н0Й начальной температуре тела, при переходе тела из данного состояния в заданное бесконечно близкое состояние имеет максимальное значение в случае обратимого лроцеоса и составляет TdS. Поэтому дифференциал энтропии численно равняется наибольшему количеству приведенного тепла, которое может быть получено телом от внешнего источника тепла с температурой, равной температуре тела в начальном состоянии, при переходе из рассматриваемого состояния в заданное бесконечно близкое состояние. [c.70]

Уравнение (4-3) позволяет, далее, глубже раскрыть физический смысл энтропии. Из этого уравнения, в частности, видно, что изменение энтропии адиабатически изолированной системы равняется потере работы, поделенной на абсолютную температуру наименее нагретого тела системы, или, что то же самое, наибольшему значевию приведенного тепла, эквивалентного потерянг ной работе. [c.82]

По определению дифференциал энтропии тела йЗ представляет собой элементарную приведенную теплоту йР1Т, полученную телом при обратимом процессе. Можно сказать также, что дифференциал энтропии числен- но равняется наибольшему количеству приведенного тепла, которое будет получено телом от внешнего источника тепла с температурой, равной температуре тела в начальном состоянии, при переходе из рассматриваемого состояния в заданное бесконечно близкое состояние. [c.48]

Чтобы установить понятие энТ(ропии, рассмотрим прежде всего приведенное тепло. Приведенным количеством тепла называют отношение -у количества тепла, полученного или отданного телом, к абсолютной температуре обратимого изотермического процесса изменения состояния тела. У и знаки одинаковы, поскольку Т >0°К. [c.128]

Энтропия 8 — термодинамическая функция состояния, полный дифференциал которой dS для всех равновесных систем равен отношенир элементарного количества приведенного тепла б< к абсолютной температуре Т системы [c.198]

Боттерилл и Десаи [83], с одной стороны, изучали влияние давления на теплообмен псевдоожиженного слоя с поверхностью, а с другой — использовали его как фактор, изменяющий вязкость газа с целью выявления ее роли в механизме теплопереноса. Было найдено, что данные ряды экспериментов в атмосферах гелия, неона, воздуха и углекислого газа могут быть представлены в виде зависимости величины, обратной максимальному коэффициенту теплообмена, 1/ 1пах от комплекса (l/fe)X X (ц/р)[87]. Однако двукратного увеличения максимального коэффициента теплообмена, ожидаемого, в соответствии с приведенным соотношением, при изменении давления от атмосферного до 0,8 МПа в опытах [83] с плотным движущимся слоем не произошло При увеличении рабочего давления до 1 МПа во всех исследованных системах газ — твердые частицы коэффициенты возросли всего на 15%. Это позволило сделать вывод о том, что кинематическая вязкость не является главным фактором, который определяет интенсивность переноса тепла, и оказанное ею коррелирующее воздействие было случайно. В опытах с псевдоожиженным слоем наблюдалось существенное влияние изменения давления в аппарате на величину коэффициентов теплообмена с поверхностью при использовании в качестве сжижаемого материала крупных частиц узкого фракционного состава. Например, для псевдоожиженного воздухом слоя медной [c.69]

Эти соотношения позволяют найти величину всех трех термоэлектрических эффектов, если известен хотя бы один и если 5 или р, известны в небольшом интервале температур вблизи Т. Применяемые на практике методы определения 5, р и П изложены в работах Бернара [3] и Блатта [12]. При выводе приведенных выше соотношений Томсон полагал, что такие обратимые процессы, как эффекты Пельтье и Томсона, можно рассматривать вне зависимости от происходящих одновременно необратимых явлений теплопроводности и выделения джоулева тепла. Наличие необратимых процессов делает сомнительным применение второго начала термодинамики в обратимой форме, однако Томсон получил правильный результат. Общая теория, рассматривавшая одновременно обратимые и необратимые процессы, была развита в 1931 г. Онсагером [47, 48]. Ее основы изложены Бернаром [3]. [c.271]

Используя приемники, полностью поглощающие всю падающую на них тепловую энергию (абсолютно черное тело, см. гл. XXXVI), зная теплоемкость приемника и учитывая потери тепла, можно по повышению температуры оценить в абсолютных единицах энергию, приносимую лучами, что также является принципиальным преимуществом теплового метода. Им пользуются для измерений лучистой энергии всех длин волн, включая и ультрафиолетовые, особенно в тех случаях, когда желают получить количественные данные о распределении энергии по спектру излучающего тела. На рис. 19.1 показано схематически такое распределение для спектра Солнца. Для иных источников (например, лампа накаливания или ртутная лампа) распределение энергии по длинам волн может существенно отличаться от приведенного. Несмотря на универсальность теплового метода и возможность получения сравнимых между собой количественных показаний, обычно удобнее использовать для разных интервалов длин волн специальные приемы исследования, упомянутые выше. [c.401]

Вопрос о температуре электронов действительно вызывает некоторые сомнения в монографии Мотта и Джонса [37] на стр. 263 имеется следующее замечание по этому поводу Отметим, что при выводе приведенной выше формулы передача энергии от электронов к ко.ттебаыияи решетки не рассматривалась. Однако выделение джоулева тепла происходит именно благодаря этой передаче энергии. Когда электрон сталкивается с ко-.леб.лющимся атомом, он может обменять энергию то же происходит при столкнове- [c.218]

В п. 42 отмечалось, что восприимчивость М0дн0-калиев0] 0 сульфата обладает заметной анизотропией. Если бы такую же анизотропию обнаруживала также и у", то поглощен 1е тепла в различных зернах порошка могло быть различным. В этом случае возникнут разности температур, которые вследствие плохой теплопроводностп не успевают выравниваться достаточно быстро. Если эти эффекты ил еют место, то в значениях абсолютной температуры, приведенных на фиг. 66, могут оказаться заметные ошибки. [c.541]

Пропорциональность плотности потока тепла кубическому корню из градиента температуры удивительным образом противоречит наблюдениям Аллена и Рики [81], измерившим поток тепла и термомеханическое давление в трубках, заполненных мелким порошком. Диаметр каналов, образованных зернами порошка, оценивался по порядку величины в 10 см. Характер измеренной ими температурной зависимости не очень заметно отличался от приведенной на фнг. 62, но поток тепла по крайней мере при самых низких температурах был пропорционален просто градиенту температуры. Этот же результат получили Кеезом и Дайкэртс [110] они измеряли поток теила через тонкий зазор между двумя сферпческими стеклянными поверхностяаш (длина зазора составляла 0,25 см, а ширина менялась от 0,7 до 15 мк). [c.842]

Фэрбенк II Уилкс [120] для исследования этого граничного сопротивления использовали прибор, изображенный на фиг. 65. Они добавили третий термометр Т. , который вместе с нагревателем был заключен внутри блока из очень чистой меди и находился с ним н хорошем тепловом контакте. При подводе большого количества тепла от нагревателя было обнаружено, что разность температур между Т. и становится много больше, чем между Тп и 7. Это означало, что большая часть теплового сопротивлеиня сосредоточена на границе раздела между медью и жидким гелием. Измеряя тепловой ноток через эту границу при данной разности температур А , они получили зависимость, приведенную на фиг. 67. Перепад температур в этих экспериментах менялся на порядок величины, причем ноток тепла оказывался ему пропорциональным. Величина потока тепла через границу оказалась пропорциональной 7 , причем никаких изменений этого закона при 0,6° К не было замечено. Поэтому Фэрбенк и Уилкс пришли к выводу, что процесс, рассмотренный Халатниковым, скорее ответствен за появление граничного сопротивления, чем переход сверхтекучей компоненты в нормальную. [c.849]

Как можно видеть из приведенных выше примеров, основное преимущество полученных здесь выражений заключается в том, что они содержат такие параметры потока, характер изменения которых может быть легко установлен из условий задачи, на-пример постоянство температуры торможения Т в адиабатических течениях и рост Т прп подводе тепла, сохранение полного давления р в изознтропическом течении и падение р при наличии потерь и т. д. Выбором соответствующего выражения для расхода или импульса можно свести к минимуму число неизвестных параметров в основных уравнениях. При этом часто удается найти неизвестные величины непосредственно из исходных уравнений, минуя громоздкие преобразования. [c.258]

Аналогично о , вводятся ириведепный вектор потока работы поверхностных сил с , и приведенный вектор потока тепла д г", к i-й фазе через поверхность бя, + 6521s, отсекаемую сечением n6s [c.71]

Здесь, помимо приведенного потока тепла необходимо задать работу внутреннпх сил pu4i в несущей фазе. Эта работа может быть представлена в виде суммы нескольких составляющих [c.83]

Тепло- и массообмен при малых радиальных пульсациях пузырьков . В гл. 2 изложены постановка и результаты решений задач динамики, тепло- и массообмена одиночного сферического пузырька в безграничной жидкости, когда вместо использования средних температур в фазах Ti, Tz и заданияNUj, NUj используются уравнения теплопроводности для возникающих нолей температур Ti, что позволяет определять теплообмен на межфаз-пой границе в процессе решения задачи. Эти решения подтверждают только что приведенные качественные оценки (1.6.13) — [c.117]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...