Газ идеальный одноатомный

Карбюраторный двигатель внутреннего сгорания работает по циклу, состоящему из четырех последовательно происходящих процессов адиабатного сжатия из состояния А в состояние В, изохорного перехода из состояния В в состояние С в результате нагревания воздуха при сжигании горючей смеси, адиабатного расширения из состояния С в состояние D и изохорного перехода из состояния D в исходное состояние А (см. рис. 117). Вычислите КПД двигателя для случая, если бы воздух был идеальным одноатомным газом при значениях температуры в состояниях А, В, С и D соответственно Т -= ==300 К, Тв -524 К, Тс = 786 К и Гд = 450 К. [c.123]

Теория значительно упрощается, если плазму рассматривать как замкнутый ансамбль. Изолированная плазма находится в термодинамическом равновесии, и ее состояние однозначно определяется относительным содержанием в ней различных компонентов, давлением р и температурой Т. Если ограничиться простым случаем идеального одноатомного газа, плотность которого в пределах плазмы постоянна, состояние плазмы описывается следующими пятью соотнощениями. [c.228]

Считая fr для идеальных (одноатомных) газов постоянной, получаем калорическое уравнение состояния [c.41]

Найдем выражение внутренней энергии U как термодинамического потенциала для идеального (одноатомного) газа. Известно, что для такого газа внутренняя энергия равна [c.110]

Рассмотрим в качестве примера классический идеальный одноатомный газ. Имеем [c.167]

Рабочим телом в цикле, показанном на рис. 3.11, служит 1 моль идеального одноатомного газа [c.58]

Пример одноатомного идеального газа. Начнем со случая идеального одноатомного газа, объем молекул которого можно считать величиной исчезающей. Какова его энтропия Вычислим ее сперва согласно классической термодинамике. Если р — давление газа, то количество теплоты, сообщаемое ему для увеличения его энергии на dE и его объема на dv, равно [c.24]

Применение формулы к произвольному телу. Мы проверили справедливость формулы Больцмана для случая идеального одноатомного газа. Рассмотрим теперь случай произвольного тела. [c.27]

Ti,. . r,i no декартовым координатам новых векторов tj,. . r -i, R. Для преобразования переменных (162) якобиан равен п . Прежде чем перейти в (160) к новым переменным, заметим, что для идеального одноатомного газа = О, поэтому интегрирование по dv приводит к V . Интегрирование же по каждому импульсу дает [165, 166] [c.67]

В данной главе мы переходим от изложения основ статистической физики к ее приложениям. С помощью статистических методов наиболее полно изучены свойства газов. Прежде всего обратимся к идеальному одноатомному газу, как к простейшей системе, для которой все выкладки могут быть проведены до конца. Естественно, что многие результаты читателю будут заранее известны как эмпирические законы или как выводы молекулярно-кинетической теории. Однако решение указанной задачи полезно для овладения методами статистической физики. Кроме того, всегда немалую эвристическую ценность имеет вывод конкретных формул, описываюш,их те или иные объекты или явления, из основных положений физической теории. [c.115]

Можно такл е записать энтропию идеального одноатомного газа в форме, соответствующей (87) [c.129]

Отсюда, в частности, следует один элементарный результат (мы его получим позже), касающийся связи между е и температурой Т идеального одноатомного газа в тепловом равновесии [c.32]

Из формул для Су и Ср видно, что теплоемкости многоатомных идеальных газов зависят лишь от температуры, но не от давления газа. Теплоемкости одноатомного идеального газа, у которого 5 Р = 0 и 5 ° " = О, не зависят от температуры и являются постоянными величинами. [c.34]

Идеальные одноатомные газы и жидкости [c.112]

Фиг. 5.5. Функция мгновенной корреляции Р(г, 0) для идеального одноатомного газа и соответствующее распределение в обратном пространстве.

Коэффициент объемной вязкости идеального одноатомного газа равен нулю и весьма мал для разреженных многоатомных газов. Теория объемной вязкости будет обсуждаться ниже, в гл. 9. См. также [3, стр. 420 и 504]- [c.59]

Химические потенциалы идеальных одноатомных газов записываются в виде (см. гл. 6, 2. п. 2) [c.160]

Состояния твердый — от 298 до 490° К, жидкий — от 490 до 958° С, идеальный одноатомный газ — от 958 до 3000° С. Фазовые превращения точка плавления — 490° К, АЯ = 1300 кал/моль точка кипения — 958° К, АН = 6290 кал/моль. [c.131]

ТЕРМОДИНАМИЧЕСКИЕ СВОЙСТВА СЕЛЕНА ПО СТАЛЛУ И ЗИНКЕ [72] В СОСТОЯНИИ ИДЕАЛЬНОГО ОДНОАТОМНОГО ГАЗА [c.131]

Поправки к измеренным значениям сопротивления и давления вводились таким же способом, как и при работе с серой. Значения отношения плотности насыщенных паров ртути к плотности жидкой ртути (/-1) даны в табл. 1. Они подсчитаны в предположении, что насыщенный пар ртути является идеальным одноатомным газом. Ошибка в I % в значении вызовет ошибку в вычисленном давлении примерно в 0,001 мм рт. ст. В работе [4] плотность насыщенных паров ртути в температурном интервале 360—400° С определена с точностью до 2%, и установлено, что плотность пара с точностью до 1% соответствует плотности идеального газа. В работе [5] имеются указания на то, что плотность насыщенного пара вплоть до 325° С с точностью до 1 % следует закону идеального газа. [c.320]

В качестве простого применения развитого в предыдущем параграфе формализма рассмотрим случай идеального одноатомного газа, состоящего из N невзаимодействующих частиц с собственными массами т . Для умеренных тел -ператур, когда [c.174]

Действительное энергетическое распределение рассеивающих ядер будет зависеть от их химических связей из-за взаимодействий между атомами в рассеивающем материале. Следовательно, практическое изучение кинематики рассеяния для реальных материалов требует рассмотрения проблемы химических связей. Простейшей моделью термализации, таким образом, является та, в которой отсутствуют химические связи в замедлителе, т. е. модель одноатомного газа. В этом случае энергетическое распределение атомов подчиняется простому распределению Максвелла — Больцмана, и можно вывести точное выражение для обмена энергией между нейтроном и атомами газа. Это приближение описано в разд. 7.3.3 с целью дать на его примере некоторое физическое объяснение процессу термализации, а также в связи с тем, что модель идеального одноатомного газа очень хорошо описывает истинное взаимодействие нейтронов с жидкими и твердыми веществами при высоких температурах. [c.250]

Бместо одного фундаментального уравнения для решения той же задачи, расчета термодинамических сил и (Координат системы достаточно знать d любых независимых соотношений между ними, например уравнений состояния. Так, закрытая система, содержащая п молей идеального одноатомного газа, имеет термическое уравнение состояния (3.17) [c.90]

Идеальный одноатомный газ —один из очень немногих объектов, для которых термодинамические свойства могут быть рассчитаны полностью теоретически, так как для него известны и точные уравнения состояния, и (конкретные значения входящих 3 них параметров. Вся изменяющаяся часть его внутренней эйергии связана с кинетической энергией движения частиц,, которая, как показано методами статистической физики, составляет (312) пЯТ, т. е. [c.92]

Естественно изменить в этом случае наше определение величины 77, входящей в формулу Больцмана, и понимать под 77dE не объем dE в фазовой протяженности Х, но в приведенной фазовой протяженности, которую назовем Е. Покажем, ограничиваясь рассмотрением протяженности моментов, ибо ничего не изменилось в протяженности конфигураций, что и в случае идеального одноатомного газа, находящегося в покое, это изменение нисколько не повлияет на результат. [c.38]

Фазовое проетранетво идеального одноатомного газа разбито на ячейки е фазовым объемом у i (1 = 1, 2,..., и и 1). Соетояние е чиелами заполнения N, имеет [c.554]

Основные положения неравновесной термодинамики ) схематизи-рованно рассмотрим на примере смеси идеальных одноатомных газов в отсутствие внешних сил и химических реакций. [c.238]

Последнее значенне совпадает с тем, которое приводится обычно для идеального одноатомного газа х. = 5/, (стр. 21). [c.221]

В этйх условиях, при не слишком низких температурах, Не в растворе можно рассматривать как идеальный одноатомный газ, подчиняющийся классической статистике Больцмана. При этом легко рассчитываются все термодинамические функции (энтропия, теплоемкость, нормальная плотность и др.)— в основном как добавки, обусловленные примесными возбуждениями, к соответствующим функциям чистого гелия II. Так, например, энтропия и теплоемкость, согласно вычислениям И. Я. Померанчука, выражаются формулами [c.699]

Здесь 5о и Со — энтропия и теплоемкость чистого гелия II, Ы о — число частиц в 1 сж Не, X — молярная концентрация Не . При достаточно низких температурах, когда плотность фононов и ротонов становится исчезающе малой и со обращается в нуль, теплоемкость растворов перестает зависеть от температуры и равна постоянной теплоемкости идеального- одноатомного газа /з МаХк . [c.699]

Задача. Фотосфера Солцца состоит в основном из атомов Н, ионов и электронов е. Сродство А водорода Н к электронам равно 0,72 эв. Предполагая, что все три компонента можно рассматривать как идеальные одноатомные газы, показать, что [c.160]

ТЕРМОДИНАМИЧЕСКИЕ ФУНКЦИИ ТЕЛЛУРА В С0СТ05ШИИ ИДЕАЛЬНОГО ОДНОАТОМНОГО ГАЗА ПО СТАЛЛУ И ЗИНКЕ [39] [c.109]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...