Изоэнтропа

Однако при абсолютном нуле изменение температуры вдоль изоэнтропы, естественно, снова должно стать равным нулю. [c.557]

Обычный цикл Карно вследствие эквидистантности адиабатических линий (изоэнтроп) может рассматриваться как частный случай обобщенного цикла Карно, характеризующийся нулевым значением регенерируемого количества теплоты. [c.191]

Метод, основанный на использовании данных о скорости звука и сжимаемости, обладает определенными преимуществами. Действительно, в этом случае изоэнтропы строят по экспериментальным данным, а не по вторичным расчетным данным, как это имеет место в других методах. Кроме того, этот метод вследствие высокой точности измерения скорости звука и сжимаемости дает, по-видимому, наиболее достоверные энтропийные диаграммы. [c.204]

При анализе особенностей термодинамической поверхности вещества представляет интерес конфигурация изоэнтроп а ней и соответственно вид проекций изоэнтроп на основные координатные плоскости V, Т р, Т к р, V. Уравнения изоэнтроп могут быть получены с помощью первого и второго законов термодинамики и уравнения состояния вещества. [c.50]

Показатель адиабаты (изоэнтропы) k V f dv р с др )т Р / др р 1 P г I z o [c.110]

Решение, q — Т s —Si) Sj = (Tsj — q)/T = 6,06 кДж/(кг-К). На пересечении изоэнтропы (адиабаты) s — =6,06 кДж/(кг-К) и заданной изотермы по /-диаграмме (рис. 6.3) находим р = 9 МПа и все остальные параметры состояния, соответствующие начальной 1 и конечной 2 точкам процесса [c.65]

Сухой насыщенный пар с давлением 0,09 МПа сжимается по изоэнтропе (адиабате) до Определить конечную температуру, работу и располагаемую работу процесса. [c.66]

Сухой насыщенный пар перегревается при постоянном давлении р = И МПа до температуры 510 °С, затем расширяется по изоэнтропе (адиабате) вновь до состояния сухого насыщенного пара. Найти теплоту перегрева, изменение внутренней энергии и энтальпии пара в сложном процессе. [c.66]

Полученное уравнение справедливо как для обратимых, так и для необратимых (происходящих с трением) процессов. Действительно, при наличии трения должна затрачиваться работа трения /тр, которая полностью переходит в теплоту qjp. Вследствие равенства работы трения Цр и теплоты трения q p обе эти величины, имеющие различный знак, взаимно сокращаются и выпадают из уравнения (13-4). Таким образом, в случае изоэнтропиого (ds = 0) течения [c.199]

Практически все рассмотренные выще закручивающие устройства создают течения с центральным квазитвердым ядром. Окружная скорость в таких потоках равна нулкз на оси симметрии. Максимум окружной скорости для полностью вынужденного вихря расположен на его внещней фанице, для ограниченных течений практически вблизи внутренней поверхности канала. Для свободного (потенциального) вихря он расположен на более низкой по ращ1усу позиции, ближе к оси, но никогда не может совпадать с осью, ибо в этом случае окружная скорость должна была бы быть равной нулю. Более того, существует еще более жесткое термодинамическое офаничение по максимально допустимой окружной скорости, которая определяется полной температурой газа на входе в закручивающее устройство Г, и показателем изоэнтропы газа к [c.23]

Если М измеряется как функция Н на ряде кривых постоянной энтропии, то можно вычислить di HdS)n как функцию Н и S. Согласно (9.9), интегрирование этой величины вдоль изоэнтроны дает разность значений температуры для любых двух точек данной изоэнтропы. Наиболее очевидное применение этого метода, предложенное Джиоком [50, 51], заключается D том, чтобы распространить интегрирование на всю область размагничивания от начального ноля до ноля, равного нулю. Это сразу же дает разность между начальной и конечной температурами. К сожалению, такая операция непригодна ири более низких температурах, поскольку небольшая относи-т( льная погрешность в начальной температуре может привести к неудовлетворительной точности конечной температуры. Это возражение не относится к методу, основанному на определении Кельвина, ири котором находятся не разности, а отношения температур [см. (10.1)]. Другим источником погрешностей служит большое число графических дифференцирований и интегрирований, которые необходимо выполнить при расчетах. [c.442]

Другие соли. Джебалл и Джиок [66] получили кривые намагничивания сульфата меди. Приложенное поле было параллельно измерительному полю. Результаты представлены в табл. 24. В ходе эксперимента измерялась величина (дМ/dH)s (см. п. 50), а значения М получались интегрированием дМ1дН)в вдоль изоэнтроп. [c.512]

Метод вычисления абсолютных температур состоял в следуюгцем. Из калориметрических измерений, описанных в п. 43, были определены разности значений внутренней энергии U (см. п. 21) при Я=0 для нескольких изоэнтроп. Изменение U вдоль каждой изоэнтроны рассчитывалось при помош,и соотношения [ср. (8.1)] [c.512]

В течении Прандтля — Майера для определения скорости в зависимости от угла поворота потока используется уравпенпе (59) с J- X, 0) из (59а). Давление определяется но изоэнтропи- [c.178]

Более значительное повышение давления произойдет при остановке частиц еще не загоревшегося газа, движущихся со скоростью w . На режимах Ях < 1 действует та же изоэнтропи-чоская зависимость [c.232]

Рис. 8.43. Зависимость суммарного угла поворота потока в оптимальной системе скачков от числа Маха при разном количестве т скачков сошах — предельный угол поворота в косом скачке, max — поворот потока при изоэнтропи-ческом сжатии около центрального тела

К а г m а п Th. and Т s i е n // i. oi Aeronauti al Sien es.— 1939,— № 12. В этой работе использован указанный Чаплыгиным приближенный прием замены действительной изоэнтропы касательной к ней прямой. [c.35]

Используя выражение для перепада давлений в изоэнтропи-ческом потоке (а = 1,0), преобразуем уравнение импульсов к следуюш ему виду [c.65]

Постоянство энтропии (5->0) при Г О К, согласно (4.1), означает, что изотермический процесс Г= О К является одновременно и изоэнтропийным, а следовательно, и адиабатным . Таким образом, по третьему началу, нулевая изотерма совпадает с нулевой изоэнтропой и адиабатой. [c.92]

Поэтому в точке о пересечения касательной с изоэнтропой, проходящей через начальную точку а, энтальпия г о- равна г + Т (з — Зд) и, следовательно, разность энтальпий в точках а и о составит 4 — /о- — Т 8а — з ) == = /о- Таким образом, работоспособность тела в данном состоянии определяется длиной вертикального отрезка, проведенного из начальной точки до точки пересечения с касательной к изобаре, проходящей через конечную точку равновесия с окружающей средой. Эту касательную иногда называют прямой окружающей среды . [c.84]

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]

Цикл с регенерацией теплоты. Регенерация теплоты может быть осуществлена не во всяком цикле, а лишь в таком, у которого имеются участки, соответствующие подводу и отводу теплоты при одинаковых температурах. Например, в цикле ab da (рис. 5.24), в котором аЬ и d представляют собой отрезки изоэнтроп, теплота к рабочему телу подводится на участке Ъс, а отводится на участке da. На этих участках нет точек с одинаковыми температурами поэтому регенерация теплоты в таком цикле невозможна. [c.191]

Можно привести еще и геометрическое доказательство невозможности рассматриваемого равенства. Действительно, так как др1дТк)у= йрЫТ , то при выполнении равенства др/дТк)Б = др/дТк) / критическая изохора и критическая изоэнтропа имеют общую касательную с кривой упругости насыщенного пара, т. е. вблизи критической точкЩ критическая изоэнтропа и критическая изохора совпадают и, следовательно, величина теплоемкости Су в критической точке должна обращаться в нуль, что невозможно. [c.263]

Из этого следует, что в той части области двухфазных состояний, где < О, изоэнтропы проходят более круто, чем линии постоянной сухости д = onst, и, в частности, круче правой пограничной кривой (рис. 8.39), [c.282]

Рассмотрим течение идеального газа, пренебрегая влиянием трения (идеальный газ, подчиняющийся уравнению Клапейрона—Менделеева, обладает, вообще говоря, вязкостью). В этом случае течение будет изоэнтропи-ческим и, следовательно, изменение плотности dp будет связано с изменением давления dp уравнением обратимой адиабаты [c.292]

На плоскости Т—з ударная адиабата проходит, как показано на рис. 9.18. Начальный участок ударной адиабаты отвечает очень слабым (в пределе бесконечно слабым) ударным волнам соответственно этому ударная адиабата имеет в начальной точке общую с изоэнтропой касательную. С увеличением силы ударной волны ударная адиабата отходит от изоэнтропы и по мере увеличения давления рз за ударной волной приближается к изохоре V = Таким образом, ударная адиабата заключена между изохорами [c.318]

Теоретический процесс адиабатного обратимого истечения без трения в S— t-диаграмме (рис. 13.5) изображается отрезком I—2 на изоэнтропе % = Sa = onst между изобарами pi и р . Располагаемая работа истечения определяется разностью энтальпий в начале и конце процесса Zq = — ij, скорость истечения Wo = 2 (t l — 4). [c.115]

Численный метод характеристик. Теория характеристик играет исключительно важную роль при формулировке краевых условий задач газовой динамики. Кроме того, свойства характеристик широко используются при числовом решении уравнений. В дальнейшем при рассмотрении конкретных задач о движении газа эти вопросы будут неоднократно затрагиваться. Здесь е кратко поясним идею численного метода характеристик на примере нестационарных уравнений в инвариантах для изоэнтропи-ческих течений [c.47]

Найдем работу, производимую телом при изоэнтропи-ческом процессе. Если состояние тела, находящегося в окружающей среде, изменяется изоэнтропически, то Si = Si, и поэтому согласно уравнению (2.72) максимальная полезная внешняя работа тела [c.129]

Мз этого выражения видно, что кривая фазового равновесия жидкой и газообразной фаз имеет в критической точке общую касательную с критической изохорой и критической изоэнтропой и что при Ср — оо производные (др1дТ)и и (dp/dT)j равны др дТ)у. Следовательно, в критической точке [c.267]

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]

Техническая термодинамика и теплопередача (1986) -- [ c.128 ]

Техническая термодинамика Изд.3 (1979) -- [ c.82 , c.226 ]

Гидрогазодинамика Учебное пособие для вузов (1984) -- [ c.21 , c.56 ]

Кластеры и малые частицы (1986) -- [ c.13 , c.14 ]

Газовая динамика (1988) -- [ c.20 ]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...