Газ реальный одноатомный

Уравнение (6,8) дает хорошее приближение для энергии реальных одноатомных газов. [c.29]

Уравнение состояния реального одноатомного газа [c.124]

Реальные одноатомные газы и жидкости [c.114]

Фиг. 5.6. Схематические изображения, показывающие форму распределения Паттерсона (а), действительной функции Паттерсона (б) и распределения рассеивающей способности для реального одноатомного газа или жидкости (в).

Из уравнения (8.32) видно, что энтропия представляет собой функцию температуры, давления (через молярный объем), но она также зависит от величины с . Теплоемкость идеального газа зависит от строения молекул для одноатомного газа с = = 3/2)R, а для двухатомного газа из-за увеличения степеней свободы движения она будет равна Со = (5/2)У . Таким образом, даже в самом простейшем случае энтропия отображает строение частиц, составляющих систему. Для реальных веществ, у которых при изменении температуры существуют фазовые превращения, энтропия должна изменяться при каждом превращении. Ее изменение можно определить по формуле [c.264]

Таким образом, можно сделать вывод, что в диапазоне объемных газосодержаний от О до 0,25 одноатомные газы в отличие от всех других газов не образуют гомогенных смесей (растворов) с несжимаемой жидкостью, а могут образовывать только гетерогенные смеси. Что касается реальных жидкостей, то все они обладают хотя и очень большими, но конечными значениями показателя изоэнтропы, т.е. их можно считать гомогенной смесью несжимаемой жидкости и собственного газа (пара). Объемное содержание сжимаемой фазы в реальной жидкости нетрудно определить при помощи (3.17). Когда в реальной жидкости растворяется газ, то сжимаемый компонент представляет собой смесь собственного пара и растворенного газа, показатель адиабаты такой смеси = = [см. зависимость (3.18)]. Если объемная доля пара [c.67]

Из формулы (10-2) следует, что изобары являются кривыми линиями, обращенными своей выпуклостью в сторону оси абсцисс, что крутизна изобар уменьшается прп переходе от одноатомных газов к двухатомным, многоатомным п реальным газам. [c.450]

Книга Больцмана состоит из двух частей. Часть первая посвящена теории одноатомных идеальных газов. Во второй части рассматриваются реальные газы (теория ван-дер-Ваальса) и газы, состоящие из многоатомных молекул. В последней, седьмой, главе второй части Больцман, уже выходя за пределы теории газов, затрагивает совершенно общие принципиальные вопросы, связанные с необратимостью и вторым началом термодинамики. [c.5]

На рис. 16. 5 Приведено реально получающееся в спектроскопе негативное изображение спектра, график которого приведен на рис. 16. 4. Спектр (рис. 16. 5) соответствует излучению вещества в виде одноатомного газа или пара. Газы, у которых молекулы состоят из нескольких атомов, излучают линейчато-полосатые спектры, а конденсированное вещество — жидкости и газы испускают излучения со сплошными (непрерывными) спектрами. По характеру излучателей [c.325]

Поскольку процесс ударного сжатия в скачке уплотнения разыгрывается на расстояниях, соизмеримых с газокинетическим пробегом молекул, при изучении структуры скачка следовало бы, строго говоря, исходить из представлений молекулярно-кинетической теории газов. Однако в качестве первого шага в этом направлении естественно рассмотреть задачу в рамках гидродинамики реальной жидкости, принимающей во внимание диссипативные процессы вязкость и теплопроводность. При этом, в отличие от вычислений 23 гл. I, не будем накладывать ограничений на амплитуду ударной волны. В целях связности изложения мы повторим здесь некоторые выводы и выкладки 23 гл. I. Чтобы не усложнять рассмотрение несущественными в данном случае деталями, связанными с замедленным возбуждением непоступательных степеней свободы газа, будем считать газ одноатомным и пренебрегать ионизацией. [c.362]

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]

В этом разделе рассмотрены некоторые законы рассеяния нейтронов, т. е. свойства величин и которые используются в уравнении переноса при изучении задач термализации. Обсуждение начато с простейших моделей рассеяния, в которых рассеивателем является одноатомный газ. Затем рассмотрение распространено на более реальные замедляющие системы, включая молекулы и кристаллы. Как и всюду в книге, символ о используется для обозначения макроскопических сечений. [c.260]

Задача термализации нейтронов в одноатомном газе достаточно проста для того, чтобы вывести законы рассеяния в явном виде [121. Хотя среди наиболее важных замедлителей нет одноатомных газов, тем не менее целесообразно определить законы рассеяния для этого простого случая, поскольку а) они устанавливают общие качественные свойства термализации, которые применимы во многих случаях б) они служат полезным стандартом для сравнения с более реальными, но более сложными законами рассеяния в других средах. Кроме того, все эти законы основаны на приближенных моделях, поэтому целесообразно начинать с простой (точной) модели одноатомного газа, так как она, по крайней мере качественно, применима для описания рассеяния в средах. [c.260]

Таким образом, Ср/Су есть мировая постоянная , значение которой одно и то же для любой массы любого одноатомного газа при любых условиях это значение было многократно проверено на опыте и в общем находит себе подтверждение имеющиеся отклонения в большинстве случаев получают удовлетворительное физическое объяснение, базирующееся, главным образом, на отклонениях свойств реальных газов от свойств идеального газа. [c.98]

Торн и Уинслоу [11] рассматривали пары калия как реальный одноатомный газ, уравнение состояния которого [c.235]

Эти утверждения относятся к значения1М у 7 (при этом функция 1 (1) меняется от значения V (l) = 2/(у + 1) до V (0) = 1/у). Для реальных газов, термодинамические функции которых можно было бы аппроксимировать формулами для политропного газа, это неравенство заведомо выполняется (фактически верхним пределом у является в этом смысле значение 5/3, отвечающее одноатомному газу). Укажем, однако, для ( )ормальной полшугы, что при функция меняется от значения 2/(Y-bl) при => 1 до [c.562]

Для одноатомных газов / = 3, и поэтому для них цс = 4]55-3 = = 12465 и дСр = + 8314 = 20 779 ДжДкмоль К). Соответственно для двухатомных газов ( = 5) дс = 4155-5 = 20 775 и цс, = 20775 4-8314 = = 29 089 ДжДкмоль К). Наконец, для трехатомных газов и более (i = 7) цс = 4155. 7 = 29085 и цСр = 29 085 + 8314 = 3,74 10 ДжДкмоль К). Найденные опытным путем мольные теплоемкости для реальных одно- и двухатомных газов при температурах 15...20°С удовлетворительно согласуются с вычисленными по формуле (1.62) величинами. Однако для трехатомных газов получаются большие расхождения вычисленных значений мольных теплоемкостей с экспериментально найденными. Опытами установлено, что для двух- и многоатомных газов теплоемкость зависит от основных параметров состояния и в первую очередь от температуры. Для реальных газов, практически подчиняющихся уравнению состояния Менделеева - Клапейрона, теплоемкость можно принять не зависящей от давления. Однако для сжатых газов и ларов влияние давления на теплоемкость весьма значительно. [c.18]

Для одноатомных газов i = 3 и, следоиательно, к = 1,667, для двухатомных газов 1 = 5 и /с = 1,4 и, наконец, для трехатомных газов и более I = 7 и к = 1,29. Опытные данные по определению коэффициента Пуассона для реальных газов удовлетворительно согласуются с расчетными по формуле (1.64) только при невысоких температурах. Так как для реальных газов теплоемкость возрастает с повышением температуры, то, очевидно, величина к должна уменьшаться [c.19]

Теория ФВБД предполагает, что насыщенный пар является существенно мономерным (одноатомным). Однако уже Больцман, Клаузиус, Ван-дер-Ваальс, Нернст и другие ученые связывали отклонения реальных газов от законов идеального газа с образованием в них ассоциированных комплексов [189]. Многочисленные масс-спектрометрические исследования подтвердили наличие димеров, тримеров и более крупных кластеров даже в ненасыщенном газе, причем, как оказалось, энергия связи димеров значительно превышает среднюю энергию теплового движения [1]. Поэтому при по- [c.42]

В этом случае у нас есть возможность двойной проверки теорий с одной стороны, их можно сравнивать с реэультатдми расчетов, проведенных, например, для системы твердых сфер с другой стороны, их можно сопоставлять и непосредственно с экспериментальными результатами. Из числа реальных систем для такого сравнения наиболее удобны инертные газы, состоящие из одноатомных и полностью симметричных молекул следует, однако, исключить наиболее легкие из этих газов, а именно гелий и неон, где существенную роль играют квантовые эффекты. Таким образом, в качестве подходящих кандидатов для сравнения теорий в сущности остаются лили, аргон и ксенон. Термодинамические свойства этих систем широко изучались, так что их можно считать экспериментально хорошо установленными. Так как потен- [c.311]

Отсюда следует, что Е = Е (Г), а так как = (дЕ1дТ)у< то и (Г). Для одноатомных реальных газов найдено, [c.91]

Реальные тела в природе нельзя отнести ни к одной из указанных категорий тел, так как для реальных тел Л< 1, / <1 и 0-<1. Однако есть тела, которые по своим свойствам близки абсолютно черным, абсолютно белым или абсолютно прозрачным телам. Например, снег почти абсолютно черное тело по отнощению к тепловому излучению не слишком нагретых тел. Его поглощательная способность равна в этом случае 0,985. Близки по своим свойствам абсолютно черному телу сажа, бархат, иней (Лл 0,97), к абсолютно белому телу — полированные металлы (] 0,97), к диатермичнохму телу — одноатомные и двухатомные газы (Ода1). [c.185]

Казимира обязательно оно приобретает исключительно важное значение в случае использования теоретических результатов кинетической теории одноатомных разреженных газов (найример, расчетных формул для коэффициентов переноса) при моделировании реальных многоатомных газовых смесей, в которых между компонентами осуществляются переходы между состояниями с различными внутренними степенями свободы, или протекают химические реакции. Ван де Ри Ван де Ри, 1967) показал, что в подобных случаях важно принять такое определение кинетических коэффициентов, которое согласовывалось бы с соотношениями взаимности. [c.86]

Гиршфельдер и др., 1961)). Однако асимметрия коэффициентов / дрие согласуется с фундаментальным соотношением взаимности Онзагера в неравновесной термодинамике (см. 2.2), хотя такое согласование имеет принципиальное значение при моделировании процессов тепло- и массопереноса в реальной многоатомной, химически активной смеси атмосферных газов Куртисс, 1968). Между тем, как отмечалось в Гл. 2, для этих целей часто некритично используются результаты, полученные методами кинетической теории одноатомных нереагирующих газов. По этим причинам полезно более подробно рассмотреть процессы диффузионного переноса в стратифицированной атмосфере. Термин диффузионный перенос охватывает здесь явления диффузии, теплопроводности и термодиффузии. [c.236]

При численной оценке нужно проявлять известную осторожность. Дело в том, что в отраженной волне температуры обычно столь высоки, что теплоемкость газа вследствие диссоциации, ионизации и т. д. не постоянна. Строго говоря, параметры отраженной волны следовало бы рассчитывать, пользуясь реальными термодинамическими функциями газа. Однако для грубой оценки можно воспользоваться формулами (4.6), выбрав для показателя адиабаты некоторое эффективное значение. В разреженном газе в области диссоциации или ионизации можно принять, для оценки, например, у = 1,20. Это дает р /р1 13, д4/р1 л 6, Т, /Т1 2,17. В тяжелых одноатомных газах можно получить в отраженной ударной волне десятки тысяч градусов. В воздухе при начальном давлении Ро = 10 мм рт. ст. и скорости падающей волны О Ъ км/сек, когда 5800° К, д1/ро Ю, в отраженной волне 8600° К, д4/р1 л 7 (эти данные получены с учетом реальных термодинамических свойств). Реальный процесс в ударной трубе протекает гораздо сложнее, чем это рисуется идеализированной схемой, изложенной выше. Ударная волна становится стационарной не сраэу после разрыва диафрагмы, а лишь-спустя некоторое время. Играют роль трение о стенки, взаимодействие-с пограничным слоем, особенно в отраженной ударной волне, неравномерность нагрева по сечению трубы, потери энергии через стенки и на излучение (при очень высоких температурах), перемешивание газов, у контактного разрыва и многие другие эффекты (см. об этом [2, 4, 5, 19] там же имеются ссылки на многие оригинальные работы). [c.206]

Характерное отношение tj v/(xm), отмеченное в конце задачи 14, в приближении т = onst для одноатомных газов су = 3/2) равно 0,3, для двухатомных су = 5/2) — 0,5, а в приближении А = onst — 0,4 и 2/3 S 0,67 соответственно, что весьма близко к реальным значениям этого параметра. > [c.381]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...