Энтропия при адиабатическом расширении

Возрастание энтропии при адиабатическом расширении тела в пустоту. Адиабатическое расширение тела в пустоту является типичным необратимым процессом и поэтому должно сопровождаться возрастанием энтропии. [c.68]

Возрастание энтропии при адиабатическом расширении тела в пустоту [c.46]

Окружающая среда не передавала системе тепла (стенки теплоизолированы) и не совершала над ней никакой работы (объем сосуда из-за жесткости стенок остался неизменным). Следовательно, на основании первого начала АЕ = О, т. е. внутренняя энергия газа при этом процессе не изменилась. Для совершенного газа Е = Е Т) и, следовательно, при адиабатическом необратимом расширении совершенного газа температура в начальном (Гх) и конечном (Тг) состояниях одна и та же (Тг = Т . Используя (5.18), получаем приращение энтропии при адиабатическом расширении в пустоту [c.48]

Характерно, что при сильном взрыве плотность газа чрезвычайно резко падает от фронта ударной волны к центру. Практически вся масса газа, ранее равномерно заполнявшая сферу радиуса R, теперь собрана в тонкий слой около поверхности фронта. Давление вблизи фронта уменьшается при удалении от фронта к центру в два-три раза, а затем почти во всей сфере остается постоянным. Температура возрастает от фронта к центру, сначала менее резко, пока давление уменьшается, а затем в области постоянного давления — очень быстро. Возрастание температуры к центру связано с тем, что вблизи центра находятся частицы, которые были нагреты очень сильной ударной волной и обладают большой энтропией. При адиабатическом расширении до одинакового давления температура тем выше, чем больше энтропия частиц, т. е. чем ближе к центру они находятся. Резкое уменьшение плотности при приближении к центру связано с возрастанием температуры (давление постоянно). [c.86]

Приращение энтропии в рассматриваемом обратимом процессе, а следовательно, и при адиабатическом расширении тела в пустоту составит [c.62]

Удельный объем смеси за конденсатоотводчиком определяют при адиабатическом расширении, при постоянной энтропии, пользуясь известными уравнениями термодинамики [c.60]

Г.1. Необратимая циклическая тепловая энергетическая установка производит работу, обмениваясь теплом с двумя тепловыми резервуарами, находящимися при температурах 500 и 50°С. Практически можно считать, что рабочая жидкость совершает цикл Карно, который можно представить в виде трапеции на диаграмме температура— энтропия. Как при адиабатическом сжатии, так и при адиабатическом расширении энтропия возрастает на 10% от амплитуды изменения энтропии в цикле. Можно предположить, что состояние жидкости в процессе теплообмена с резервуарами изменяется обратимо и теплообмен с каждым из них происходит при разности температур 50. К. [c.208]

Отсюда следует, что приращение энтропии Д5 = — 51 при адиабатическом расширении тела в пустоту составит [c.68]

Изустно, что при адиабатическом расширений энтропия газа увеличивается по сравнению со значением энтропии 51 до расширения на величину [c.190]

Здесь Sq — энтропия металлического свинца при нормальных условиях То, Fo, Во, которая по литературным данным [40] равна So = = 15,5 кал/моль- град. Подставляя в формулу (11.67) параметры ударной волны из табл. 11.2, найдем энтропию в волне. Энтропия, близкая к критической ир, достигается при следующих параметрах ударной волны Fo/Fj = 1,9, р = 2,25-10 атм, Ti = 15 000° К, ej = 4,71 х X эрг г ) (точнее, при этих параметрах S = кал моль-град). Энергия 8т при адиабатическом расширении до нулевого объема Fok оказывается равной 1,9-10 " эрг г, т. е. вдвое больше энергии связи U = = 0,94-10 ° эрг г, что вполне соответствует ожидаемой величине, как это было сказано выше Т = 9500° К, р = р ти 5-10 атм). [c.598]

В качестве примера определим возрастание энтропии при таком типично необратимом процессе, каким является адиабатическое расширение тела в пустоту (напомним, что адиабатическое расширение в пустоту составляет основной процесс в опыте Джоуля). Предположим для определенности, что расширяющимся телом является газ, который заключен в одной половине теплоизолированного сосуда с жесткими стенками. Другая часть сосуда, отделенная от первой свободно открывающейся адиабатической перегородкой, не содержит газа (рис. 2.23). [c.61]

Так как dV при расширении тела положительно, то > Si, т. е. адиабатическое расширение тела в пустоту сопровождается возрастанием энтропии. [c.62]

При адиабатическом процессе изменение энтропии Аз тела есть вместе с тем изменение энтропии Аз расширенной системы, состоящей из рассматриваемого тела и окружающей среды. Действительно, поскольку из-за адиабатичности процесса изменения состояния тела окружающая среда не получает от тела теплоту, а давление р и температура Т среды являются постоянными, энтропия среды не изменяется, и поэтому изменение энтропии всей расширенной системы, складывающееся из изменения энтропии окружающей среды и изменения энтропии тела, будет равно последнему, т. е. Аз = Аз. Имея в виду этот результат, выражение для Д/о можно переписать в следующем виде [c.164]

При адиабатическом смешении окружающая среда не обменивается со смешивающимися телами теплотой и поэтому энтропия окружающей среды не изменяется вследствие этого изменение энтропии всей расширенной системы, т. е. смешивающихся тел и окружающей среды. [c.186]

Рассмотрим возрастание энтропии при таком типично необратимом процессе, каким является адиабатическое расширение тела в пустоту. Напомним, что адиабатическое расширение в пустоту составляет основной процесс в опыте Джоуля. Предположим, что расширяющимся телом является газ, который заключен в одной половине [c.79]

Постоянство энтропии при Т ->0 означает, что в области абсолютного нуля dQ = О, т. е. любая из изотерм совпадает с адиабатой S = S . Таким образом, всякая изотермическая система при Т 0 ведет себя как адиабатическая система и может совершать работу только за счет своей внутренней энергии, не поглощая теплоты от окружающих тел и не отдавая теплоты им. Наоборот, всякая адиабатическая система не отличается в этой области от изотермической. Следовательно, путем адиабатического расширения тела достичь абсолютного нуля невозможно. Нельзя достичь абсолютного нуля и путем отвода теплоты от тела, так как при Г ->0 каждое из тел при любом процессе изменения состояния сохраняет неизменное значение энтропии, т. е. перестает отдавать теплоту окружающей среде. [c.105]

Из последнего следует, что путем адиабатического расширения тела достигнуть абсолютного нуля температуры невозможно. Равным образом нельзя достигнуть абсолютного нуля температуры и с помощью отвода тепла от тела, поскольку при Т—>-0 всякое тело при любом процессе изменения состояния его сохраняет неизменное значение энтропии, перестает отдавать тепло окружающей среде. [c.92]

В обратимом адиабатическом процессе энтропия постоянна (изэнтропический процесс, см. разд. 12.4.2), поэтому, полагая в равенствах (Д. 7а), (Д. 4а) и (Д. 5а) ds = 0, легко показать, что при обратимом адиабатическом расширении (или сжатии) совершенного газа [c.195]

Переход АВ совершается при постоянной энтропии. Он соответствует обратимому адиабатическому расширению. При таком увеличении объема система совершает работу за счет внутренней энергии бЛ = —Ьи и поэтому ее температура может только понижаться. При любом другом процессе расширения система будет получать теплоту и ее энтропия будет возрастать (см. пунктир на рис. 19). [c.84]

Если интересоваться температурой газа в стадии большого расширения, то нужно рассматривать ту малую внутреннюю энергию, которая еще осталась в газе и которой мы пренебрегали при вычислении скорости разлета. Примем во внимание, что при адиабатическом разлете остается постоянной удельная энтропия газа 5. Полагая для простоты, что вещество ведет себя как газ с некоторым постоянным эффективным значением показателя адиабаты, получим закон охлаждения газа [c.443]

Здесь первый член представляет собой изменение температуры, происходящее при адиабатическом сжатии или расширении газа, а второй — изменение температуры из-за изменения энтропии газа. [c.17]

Возрастание энтропии при адиабатическом расширении тела в пустоту. Предположим для определенности, что расширяющимся телом является газ, который заключен в частл теплоизолированного сосуда с жесткими стенками. Другая часть сосуда, которая отделена от первой свободно (т. е. без трения) открывающейся адиабатической перегородкой, не содержит газа (т. е. вакуумирована) (рис. 3-11). [c.75]

Часто процесс адиабатического изменения состояния идеального газа при наличии сил трения рассматриваьэт как политропический процесс. Из-за действия сил трения этот процесс будет необратимым, сопровождающимся ростом энтропии. Поэтому линия процесса будет располагаться всегда правее изоэнтропы, проведенной из начальной точки. Ясно, что в случае адиабатического сжатия (рис. 5.17, а), когда линия действительного процесса 1—2 составляет тупой угол с изотермой 1а, показатель политропы п будет больше к, т. е. О Срку, а теплоемкость будет иметь положительный знак. При адиабатическом расширении (рис. 5.17, б) кривая процесса заключена между изотермой и изоэнтропой,, и поэтому имеет отрицательный знак, а значение п заключено между 1 и й, т. е. 1 < я < й. [c.180]

Часто процесс адиабатического изменения состояния идеального газа при наличии сил трения рассматривают как политропический процесс. Вследствие действия сил трения процесс является необратимым, сопровождающимся ростом энтропии. Поэтому линия процесса располагается всегда правее изоэнтропы, проведенной из начальной точки. В случае адиабатического сжатия (рис. 4.16, а), когда линия /—2, соответствующая действительному процессу, составляет тупой угол с изотермой 1—а, показатель политропы п значительно больше к, т. е. п > pi v, а теплоемкость с имеет положительный знак. При адиабатическом расширении (рис. 4.16, б) кривая процесса заключена между изотермой и изоэн-тропой. Поэтому Сп имеет отрицательный знак и справедливо неравенство 1 < п < к. [c.305]

Сравнение адиабатического расширения с дросселированием. Метод ожижения газа, основанный на использовании эффекта Джоуля — Томсона (дросселирование), в принципе не может быть таким эффективным, как метод адиабатического расширения, вследствие неизбежных термодинамических необратимых потерь, присущих процессу дросселирования. Всякая необратимость, введенная в холодильный цикл, должна снижать его к. п. д. При изоэнтальпическом расширении (дросселировании) изменение энтропии с давлением дается формулой [c.78]

Изоэнтальпа, проходящая через состояние 1, является линией Фан-но для нулевого (пренебрежимо малого) расхода. Для больших значений расхода кривая изгибается при уменьшении энтальпии в сторону больших значений энтропии. При некотором давлении энтропия достигает максимума (точка т на рис. 18-9) за точкой максимума энтропия уменьшается при любом изменении давления. Поскольку адиабатическое изменение с уменьшающейся энтропией противоречит второму закону, расширение при постоянной площади сечения не может продолжаться по другую сторону точки т. Если давление в выхлопной. камере ниже, чем давление в точке т, то падение давления от этой точки до выхлопного давления должно происходить вне трубы, т. е. там, где струя не ограничена каналом постоянного сечения. Всякое элементариое изменение состояния вдоль кривой в точке максимальной энтропии является изменением при постоянной энтропии поэтому можно гааписать [c.181]

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]

При уменьшении внешнего давления происходит квазистатическое адиабатическое расширение газа. Так как давление газа равно внешнему давлению, изменение температуры можно определить, вычисляя дТ1др)з, где Т — абсолютная температура и 5 — энтропия газа. Эту величину мы назвали адиабатическим температурным коэффициентом. В задаче 3 было получено ее выражение через коэффициент теплового расширения а и теплоемкость при постоянном давлении Ср. Оно имеет вид (дТ1др)з = = ТУа1Ср. Так как величины Т, V ж Ср положительны, то при а>0 имеем и дТ/др)з > О, т. е. температура понижается при уменьшении давления. [c.180]

Как и при течении газа в канале с внезапным расширением, при адиабатическом смешении газов в эжекторе из-за необратимого характера этого процесса энтропия газа возрастает. Можно рассмотреть идеальный процесс смешения, в котором суммарный поток энтропии газа после смепления равен сумме потоков энтропии газов при входе в камеру смешения, т. е. в котором [c.88]

То обстоятельство, что для идеальной жидкости (Х = =(г=0) энтропия при движении остается постоянной, делает очень целесообразным введение в уравнение состояния (1.8) вместо переменных (р, Т) переменных (р, S), так как при таком выборе переменных одна из переменных (S) остается постоянной, в то время как темце-ратура Т меняется и при движении идеальной жидкости (при адиабатических сжатиях и расширениях жидкости). Поэтому вместо (1.8) целесообразно писать [c.15]

Таким образом, доказано наше утверждение о возрастанин энтропии при необратимых адиабатических процессах, переводящих систему из одного состояния равновесия в другое. Просте -шим примером необратимого адиабатического процесса может-служить расширение газа в вакуум, сопровождающееся (как вытекает из доказанного положения) увеличением энтропии газа. В случае идеального газа, подчиняющегося закону Джоуля, прн расширении в вакуум (без совершения работы, температура газа при этом не меняется см. 12) его энтропия увеличивается, это-сразу видно нз выражения для его энтропии, которая при постоянной температуре растет как логарифм объема газа (см. конец 17), [c.100]

Порции газа с неизменной энтропией при перемещении вдоль тракта образуют энтропийные волны [28]. Эти волны иногда называют температурными волнами, но это название недостаточно строго, так как в адиабатическом течении при сохранении неизменной энтропии температура газа изменяется при изменении давления (адиабатическое сжатие или расширение). Волны энтропии (в отличие от акустических волн) распространяются со скоростью газа, причем характерное ремя их распространения на участке тракта это время пребывания газа на данном участке. Это же время является одновременно характерным временем участка газового тракта как емкости, т. е. как элемента с сосредоточенными параметрами. Характерное время распространения энтропийных волн и характерное время участка тракта как емкости совпадают. Это необходимо учитывать при формировании низкочастотной математической модели тракта для неизотермического движения газа. [c.155]

Рассмотрим какое-либо тело, находящееся в окружающей среде, давление р и температура 7 которой постоянны. Энтропия расширенной системы, т. е. тела и окружающей среды, S равна сумме энтропий тела и окружающей среды. При равновесии между телом и окружающей средой энтропия S является функцией внутренней энергии U всей системы (т. е. тела и окружающей среды), изображенной на рис. 10.1 сплошной кривой . Если тело не находится в равновесии с окружающей средой, то его состояние изображается точкой Ь, лежащей ниже указанной кривой S ( / ), поскольку энтропия системы в равновесном состоянии больше, чем в неравновесном. Длина вертикального отрезка аЬ численно равна разности энтропий системы в равновесном и неравновесном состояниях, отвечающих одному и тому же значению полной энергии системы. Длина горизонтального участка сЬ численно равна изменению полной энергии системы при обратимом адиабатическом (S = onst) переходе из состояния с равновесия со средой, соответствующего значению энтропии 5 , в состояние Ъ, отвечающее тому же значению энтропии. Но при неизменной энтропии системы убыль внутренней энергии системы U — Vl представляет собой максимальную работу L,naxj [c.336]

R. Alpher) и Херман (R. Herman), 1953]. Плотность энтропии можно определить и для гравитонов ожидаемый вклад в Э. В. от реликтовых гравитонов, возникших вблизи сингулярности космологической, также не превосходит Полная энтропия в единице сопутствующего веществу объёма Вселенной [к-рый растёт ос/ ( ) с расширением Вселенной, R 1) — масштабный фактор Фридмана—Робертсона— Уокера метрики], связанная с безмассовыми частицами, мало изменяется, начиная с очень ранних стадий эволюции Вселенной — по крайней мере при > 1 с после космологич. сингулярности. Иначе говоря, расширение Вселенной идёт практически адиабатически. [c.619]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...