Скачок энтропии

Если воспользоваться связью (6.4) д = Т 2 - 5 ) между скачком энтропии и теплотой перехода, эту с юрмулу можно представить в виде [c.130]

Таким образом, скачок энтропии в ударной волне слабой интенсивности является малой величиной третьего порядка по сравнению со скачком давления. [c.460]

Другой важный случай, когда потенциальность течения можно считать не нарушающейся ударными волнами,— это случай волн малой интенсивности. Мы видели ( 86), что в таких ударных волнах скачок энтропии есть величина третьего порядка по сравнению со скачком давления или скорости. Из соотношения [c.598]

Релятивистские ударные волны слабой интенсивности могут быть рассмотрены вполне аналогично тому, как это было сделано в 86 в нерелятивистском случае [И. М. Халатников, 1954). Не повторяя заново всех вычислений, приведем результат для скачка энтропии, который снова оказывается малой величиной третьего порядка по сравнению со скачком давления [c.701]

В этом скачке энтропии смещения и состоит парадокс Гиббса по Гиббсу. [c.169]

Производная от скачка энтропии на фронте волны с учетом (2.4) равна [c.47]

При взаимодействии слабого возмущения с ударной волной фронт ударной волны, вообще говоря, искривляется, а число Маха волны (т. е. ее интенсивность) меняется. Благодаря изменению числа Маха волны скачок энтропии при переходе.через фронт волны также будет переменным, и в среде возникнет дополнительное возмущение — энтропийное. [c.50]

Фазовые переходы, К.ф. фазовых переходов первого рода, т. е. со скачком энтропии, связана с образованием и ростом зародышей новой фазы, Ф-ция распределения зародышей по их размерам (если зародыши считать макроскопич. образованиями, а процесс роста — медленным) удовлетворяет Фоккера Планка уравнению [c.356]

К. я. могут наблюдаться и вблизи точек т. и. слабых фазовых переходов 1-го рода, где скачки энтропии и плотности очень малы, и переход, таким образом, близок к переходу 2-го рода, например при фазовом переходе изотропной жидкости в нематический жидкий кристалл. [c.526]

Со скачком энтропии связан тепловой эффект АН = TAS, т. е. такие переходы сопровождаются выделением или поглощением тепла. Связь между равновесными значениями Т и Р при переходе описывает уравнение Клапейрона — Клаузиуса [c.148]

Рассмотрим переход из жидкого состояния в газообразное также на Т б -плоскости, где отчетливо проявляется скачок энтропии. Изобара на Т б -плоскости для газа Ван-дер-Ваальса изображена на рис. 39. Вид этих кривых может быть найден только качественно, так как выразить в конечном виде энтропию газа Ван-дер-Ваальса как функцию Ги Р не удается. Для нахождения температуры фазового перехода и скачка энтропии мы должны провести изотерму 1—2. Докажем, что положение этой изотермы определяется тем же правилом Максвелла — площади / и // должны быть равны. [c.137]

Если переход из -состояния в -состояние или наоборот совершается при Я= о, то Т к(О) и Як = 0. В этом случае скачки энтропии и объема равны нулю, и правая часть уравнения (29.12) оказывается неопределенностью типа 0/0. Переход в этом случае является фазовым переходом второго рода. [c.153]

Так как в точке Кюри а(Т, Р) обращается в нуль, то из этих формул видно, что скачки энтропии и объема в точке Кюри равны нулю. [c.427]

Таким образом, скачок энтропии в ударной волне малой интенсивности есть величина третьего порядка малости относительно скачка давления. Согласно второму началу термодинамики, [c.106]

Замечание. Последний столбец служит также для определения отношений Ро/Ро, см. формулу (55.7). Скачок энтропии при переходе через ударную [c.112]

Изучение свойств ударного перехода в течении произвольной идеальной жидкости будет продолжено в п. 56. В частности, будет показано, что скачок энтропии при переходе через ударный фронт имеет по Tj —Tj третий порядок малости. Таким образом, рассматривая последовательность ударных волн, интенсивность которых стремится к нулю, мы имеем в пределе [c.178]

Скорость после скачка может быть как до звуковой так и сверх звуковой. После скачка энтропия увеличивается на одну и ту же величину на прямых и косых скачках. Возрастание энтропии на криволинейном скачке не одинаково. [c.418]

Измерения ударной сжимаемости дают сведения об уравнении состояния вещества в области высоких давлений и температур, в то время как область пониженных плотностей, где происходит плавление и испарение большинства металлов, оказывается недоступной. С применением стандартной техники теплофизических измерений при нормальном давлении и температуре до 2500 °К для большого количества веществ получены сведения о теплоемкости, изотермической и адиабатической сжимаемости, температуре плавления и скачках энтропии и плотности при плавлении. До давлений 5 Ша к настоящему времени определены кривые плавления металлов, а до 30 ГПа —их изотермическая сжимаемость. [c.359]

Важной причиной образования завихренности в течениях газа служат ударные волны. Мы уже видели, что энтропия на ударной волне терпит разрыв. Легко себе представить, что величина скачка энтропии зависит от интенсивности ударной волны (для слабых волн мы имели явную формулу). Далее, интенсивность ударной волны зависит от угла между скоростью набегающего потока и ударной волной а. (ниже мы точно установим этот факт до сих пор рассматривался только случай а. = 90°). [c.128]

Скачок энтропии на сильных разрывах. Ударные волны представляют собой сильные разрывы внутри одной среды и являются математической моделью областей весьма интенсивных изменений параметров среды на малых протяжениях. [c.430]

Потенциальный поток перед ударной волной изэнтропичеп. В общем случае произвольной ударной волны с переменным вдоль ее поверхности скачком энтропии в пространстпо за вол- [c.597]

В ударной волне, возникающей при обтекании вогнутого профиля, мы имеем пример волны, начинающейся от некоторой точки, расположенной в самом потоке вдали от твердых стенок. Такая точка начала ударной волны обладает некоторыми общими свойствами, которые мы здесь отметим. В самой точке начала интенсивность ударной волны обращается в нуль, а вблизи нее мала. Но в ударной волне слабой интенсивности скачок энтропии и ротора скорости — величины третьего порядка малости, и потому изменение течения при прохождении через волну отличается от непрерывного потенциального нзэнтропического изменения лишь в величинах третьего порядка. Отсюда следует, что в отходящих от точки начала ударной волны слабых разрывах должны испытывать скачок лишь производные третьего порядка от различных величин. Таких разрывов будет, вообще говоря, два слабый разрыв, совпадающий с характеристикой, и тангенциальный слабый разрыв, совпадающий с линией тока (см. конец 96). [c.606]

Линию наименьшей устойчивости В. К. Семенченко называет квазиспинодалыо. В точках квазиспинодали флуктуации достигают при данных условиях наибольшего значения и система превращается в смесь флуктуационных зародышей обеих граничных (далеких от этого состояния) фаз — квазифазу или мезофазное состояние , не теряя своей макроскопической однородности. Поскольку минимум устойчивости является поворотной точкой в отношении изменения свойств фаз, он до некоторой степени аналогичен точке фазового перехода второго рода и условно его можно считать за точку закритического перехода. При этом, конечно, не нужно забывать, что закритический переход происходит на конечном интервале Т, р п других термодинамических сил. Поэтому в условной точке закритического перехода не происходит скачков энтропии, объема и других j , а только их быстрое изменение. Работа и удельная теплота перехода также равны по этой причине нулю. Сами коэффициенты устойчивости изменяются также непрерывно, а не скачком в этом состоит отличие закритических переходов от ФП II рода по Эренфесту. [c.248]

Отсюда видно, что скачок энтропии смешения AS , обусловленный дискретностью различия смешиваемых квантовых газов, не совпадает со скачком энтропии смешения (7), возникающим при непрерывном сближении параметров различия газов и выражающим парадокс Гиббса. Приведенное рассмотрение показывает, что парадокс Гиббса не связан с дискретностью различия смешиваемых газов, а обусловлен скачком плотности газа при переходе от смешения сколь угодно близких газов к смешению тождественных газов. Дискретность различия смешиваемых газов не играет роли в происхождении парадокса Гиббса, и существование этого парадокса ни в коей степени не отражает дискретной природы микроскопического мира и не затрагивает справедливости 1ермодинами-ки. Поэтому при решении парадокса Гиббса рассматривается идеализированный случай достижения сколь угодно малого различия между газами. [c.324]

Ударная адиабата — процесс изменения состояния газа без подвода или отвода тепла, происходящий с зазвуковыми скоростями. Скачок давлений один из случаев ударной адиабаты, при которой имеет место скачок энтропии газа. Уравнение ударной адиабаты (закон Гюгонио) [c.397]

Уравнение (5-26), впервые полученное В. Кеезомом в 1924 г., для фазового перехода в сверхпроводнике аналогично уравнению Клапейрона—Клаузиуса для обычных систем. Температура (при Як = 0) играет в некоторой степени ту же роль, что и критическая температура системы жидкость—пар (обращение в нуль теплоты перехода, скачка энтропии и т.- д.). Однако в критической точке системы жидкость — пар переход не является фазовым переходом второго рода (по классификации Эренфеста). В частности, следует отметить, что в критической точке ряд вторых производных от термодинамического потенциала, таких, как теплоемкость Ср, величины (dv/dT)p, (dvldp)T и др., обращается в бесконечность. [c.123]

В В, S-диаграмме (рис. 5-13) область сверхпроводящего состояния (Б = 0) сливается с осью абсцисс. В области нормального состояния (над кривой MN) изотермы вертикальны (энтропия не зависит от Н, а следовательно, и от В). Внутри двухфазной области, под пограничной кривой MN, изотермы, как нетрудно показать, представляют собой прямые, наклон которых убывает с ростом температуры. Длина отрезка на оси абсцисс под участком изотермы в двухфазной области равна скачку энтропии при фазовом переходе (S —Sf.). Ход изотерм в этой диаграмме показан на примере изотермы Ti = onst, выделенной на рис. 5-13 жирной линией. [c.130]

Это соотношение называется уравнением ударной адиабаты. Очевидно, что процесс сжатия в скачке не является изоэнтропий-ным. При прохождении газа через скачок энтропия испытывает разрыв так же, как и другие термодинамические величины. [c.118]

Произведя расчет, легко убедиться, что для скачка уплотнения, для которого р2/р1>1, всегда рг1р>> (pilpi) и, следовательно, согласно (5.28) при переходе через скачок энтропия газа возрастает. Увеличение энтропии в скачке объясняется необратимым ударным характером изменения состояния газа в скачке. В результате такого процесса часть кинетической энергии газа необратимо переходит в теплоту при отсутствии энергетического обмена с внешней средой внутренняя энергия потока необратимо возрастает. Кривую, характеризующую процесс, протекающий по уравнению (5.29), называют ударной адиабатой (рис. 5.15,а). [c.132]

При обтекании тела сверхзвуковым потоком перед телом возникает скачок уплотнения при переходе через скачок энтропия газа растет, а скорость уменьшается. Таким образом, в сверхзвуковом потоке идеальной жидкости появляется особый вид сопротивления—в олновоесопро-тивление, зависящее от потерь кинетической энергии в скачках, а следовательно, от формы и интенсивности скачков. Как мы видели, форма скачка и его интенсивность зависят от формы тела и скорости обтекания. Учитывая, что при уменьшении угла отклонения (а следовательно, и Р) потери в скачке уменьшаются, можно заключить, что остроконечные тела в сверхзвуковом потоке должны обладать меньшим сопротивлением, чем тела, имеющие скругленную форму. [c.134]

На рис. 4.2,а показан скачок энтропии AS, характеризующий измененпе скрытой теплоты, и скачок объема AV при изменении [c.96]

Заканчивая рассмотрение процессов, происходящих в струе при ее торможении, следует отметить, что возникновение прямого скачка уплотнения приводит к необратимым потерям энергии. При переходе через скачок энтропия газа возрастает, следовательно, имеет место низкий к.п.д. преобразования энергии струи в энергию упругих колебаний. В газодинамических устройствах снижение подобных потерь энергии осуществляется преобразованием плоского скачка в серию косых скачков уплотнения с помощью клино- или конусообразных рассекателей. Такой метод увеличения к. п. д. применительно к газоструйным излучателям был предложен В. П. Куркиным [31] (см. гл. 4). [c.20]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...