Двухатомный газ, уравнение состояния

Движения интегралы 62—67 Двухатомный газ, уравнение состояния 234—244 Двухкомпонентная смесь 353 Дебаевская длина 460 Дебаевский радиус 226 Де-Бройля длина волны 159, 166 [c.544]

В качестве рабочего тела мы принимаем модель идеального классического двухатомного газа, уравнение состояния которого р = р(в,п), где п = 1/е — плотность числа частиц, и уравнение адиабаты в каждой локальной области системы определяется известными выражениями [c.247]

Следует заметить, что идеальная фаза должна иметь определенный и фиксированный в некотором интервале изменения переменных химический состав. Например, идеальность газообразного водорода при нормальных условиях означает, что он состоит из двухатомных молекул, так как молекулярная масса однозначно следует из уравнения состояния (10.7). При низких давлениях и высоких температурах, когда нельзя пренебрегать диссоциацией молекул Нг, водород не является идеальным газом, хотя свойства и атомов Н и молекул Нг в отдельности, при отсутствии химической реакции между ними, должны, очевидно, хорошо описываться уравнениями для идеальных газов. Равновесная смесь химически реагирующих веществ не может, следовательно, быть идеальной, и расчет химических равновесий между составляющими — один из способов учета ее не-идеальности. Это видно также на примере соотношений (16.31) — (16.33), которые позволяют находить активности веществ в растворах по данным о молекулярном составе насыщенного пара, пользуясь уравнениями для идеальных растворов, хотя ассоциированный пар не является идеальной системой. [c.170]

Из теории одноатомного газа следует, что [i может отличаться от х, но эта теория дает лишь качественную оценку объемной вязкости в газовом потоке. Из уравнения (8) следует, что при очень больших значениях дилатации можно ожидать заметного отличия уравнения состояния от уравнения состояния идеального газа р — pRT. Несмотря на то, что объемная вязкость не существенна для одноатомных газов, показано, что имеется достаточное число примеров течений двухатомных и многоатомных газов, в которых уравнение состояния сильно отличается от уравнения состояния идеального газа. [c.138]

Книга содержит систематическое изложение основных вопросов современной газовой динамики. Математическое моделирование газодинамических процессов строится на базе двух независимых блоков, включающих уравнения баланса и уравнения состояния. Блок уравнений состояния формулируется на основе гипотезы о локальном термодинамическом равновесии. Рассматриваются три основные модели газовой среды совершенный газ с постоянными теплоемкостями двухатомный газ с релаксацией колебательной энергии молекул химически реагирующая смесь идеальных газов. [c.1]

Рассмотрим термодинамику, т. е. уравнение состояние двухатомного газа, находящегося в процессе неравновесного возбуждения (либо дезактивации) его колебательных степеней свободы. Здесь мы пойдем по тому же пути, что и в общем случае. Будем считать, что, несмотря на наличие неравновесных состояний в системе в целом вследствие наличия необратимых процессов перехода поступательной энергии в колебательную, газ в определенном смысле подчиняется закономерностям равновесной термодинамики. [c.35]

Как и в случае уравнения состояния, полученного в гл. 5, легче рассчитать детальную структуру гиперзвукового фронта ударной волны в одноатомном газе, таком, как аргон, чем в двухатомном газе, таком, как воздух. Это является следствием меньшего числа внутренних степеней свободы одноатомного газа. Кроме того, в случае аргона многие эффективные сечения столкновения сравнительно хорошо известны, тогда как для воздуха они мало известны. Поэтому для аргона можно провести довольно подробный расчет фронта ударной волны. [c.471]

И наконец, так как было принято, что ионизация (или диссоциация в случае двухатомных газов) в зоне 2 не происходит, т. 0. = 1, из уравнения состояния получаем соотношение [c.474]

Но даже в области малых и умеренных плотностей удовлетворительное согласие экспериментальных и теоретических значений давления получено лишь для газов простой молекулярной структуры, в первую очередь, одноатомных и некоторых двухатомных. При более сложной структуре попытки применить расчетные значения второго и третьего вириальных коэффициентов, полученные на основе приближенных функций межмолекулярного взаимодействия, не приводят к удовлетворительному описанию термодинамических свойств. Поэтому в практике часто используют теоретически обоснованную вириальную форму уравнения состояния (9), а коэффициенты уравнения определяют непосредственно с помощью опытных термических данных. [c.11]

Для решения приведенной выше системы необходимы дополнительные соотношения, именно уравнение состояния для определения Р через консервативные переменные, а также соотношения для определения теплопроводности и вязких напряжений. В этой главе мы рассмотрим только простейший случай. Предположения, которые будут приняты, пригодны для простых га- зов при умеренных температурах и давлениях. (Воздух часто можно считать простым однокомпонентным газом, так как основные его компоненты N2 и О2 являются двухатомными и имеют сходные термодинамические свойства.) [c.321]

Здесь Ек(Т)—равновесное значение к, соответствующее данной температуре Г к — фактическое (искомое) значение колебательной энергии. Величина т, имеющая размерность времени, называется временем релаксации и характеризует быстроту, с которой система приходит в состояние равновесия. Обычно величина т есть функция р и Т. Если двухатомные молекулы можно представить как гармонические осцилляторы, то для однокомпонентного газа это уравнение справедливо и при больших отклонениях от равновесия. [c.115]

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]

С основными положениями теории ассоциации реальных газов, методом составления уравнения состояния Вукаловича и Новикова и применением. его при исследовании термодинамических свойств реальных газов и водяного пара можно познакомиться по следующи.м статьям, напечатанным в Известиях отделения технических наук Академии иаук СССР М. П. Вукалович и И. И. Новиков Исследование термодинамических свойств реальных газов, 1939, № 5 М. П. Вукалович и И. И. Новиков, Теплоемкости реальных газов, 1939, № 6 М. П. В у к а л ов и ч и И. И. Новиков, Определение термодинамических параметров реальных газов и исследование водяного пара, воздуха и двухатомных газов, 1939, № 8. [c.309]

Опорные значения избыточной вязкости воздуха при плотностях менее 0,6 кг1дм рассчитаны нами по уравнению для газа [70]. Для нахождения этих значений в области более высоких плотностей ввиду ограниченности экспериментальных данных о жидком воздухе потребовалось использовать закон соответственных состояний. В монографии [2171 отмечено, что для воздуха и двухатомных газов справедлива обобщенная [c.194]

Рассмотрим уравнение состояния газовой смссн, возникаюшей в результате диссоциации двухатомной молекулы. Это уравнение можно получить, если воспользоваться зависимостями для определения давления р н газовой постоянной R смеси газов, а также парциального давле1гия компонента рс [c.60]

Все кривые соответствуют адиабатному и происходящему без потерь превращению энтальпии в кинетическую энергию и являются, тем самым, изэнтропами. При этом с уменьшением е энтропия растет. По уравнению (320) каждому значению (О соответствует определенная величина температуры т. Таким образом, вертикальные линии постоянной скорости являются одновременно изотермами и изэн-тальпами. Однако шкала температур оказывается нелинейной. Из уравнения (320) видно, что эта шкала, нанесенная на рис. 167 под шкалой со, является квадратичной. На основания этого вся диаграмма может также рассмат риваться как р, Т-или р, /-диаграмма с искаженным масштабом по оси абсцисс, в которой нанесены адиабаты. В представленной безразмерной форме эта диаграмма справедлива для всех газов с одинаковым к при любом начальном состоянии (состоянии в сосуде давления). На рис. 167 диаграмма построена для двухатомных газов с х=1,40. Для других значений к кривые имели бы несколько иной вид. [c.249]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...