Величина неаддитивная

Величина неаддитивная 2.21 ности, (плюс и минус) 8.8 [c.99]

В результате чего мы получаем термодинамическое значение величины неаддитивного типа. [c.16]

Отметим сразу, что дисперсия и относительная флуктуация величины неаддитивного типа Мо/Уо имеют следующее характерное асимптотическое поведение [c.26]

В рамках предложенного рассмотрения отличие идеальных жидких растворов от неидеальных будет состоять в том, что в последнем случае неаддитивной величиной по отношению к концентрации будет объемная доля сжимаемой части реальных жидкостей В случае идеальных [c.67]

Через посредство Т х) от тех же величин зависит и тепловой поток. Существенно, что в общем случае оба члена в выражении (12) для теплового потока оказываются взаимосвязанными интегральный излучательный член через посредство Т (х) зависит от Я, второй член по тем же причинам зависит от оптических характеристик. Радиационный и молекулярный вклады в тепловой поток оказываются неаддитивными, несмотря на предположение об аддитивности механизмов переноса. [c.17]

Таким образом, относительная флуктуация величины Р обратно пропорциональна квадратному корню из N. При больших N относительные флуктуации ничтожны. Этот вывод верен и для неаддитивных величин. С ним связана достоверность термодинамических результатов для макроскопических систем. [c.593]

Проанализируем прежде всего, какие аддитивные свойства могут быть у величин 8 в, V, N) и 1 (0, У, N). Так как наш выбор ограничен только двумя возможностями, то предположим сначала, что величина 5 является неаддитивной, т.е. 5 = <р 0,ь). Тогда дифференциал этой величины имел бы следующую структуру [c.56]

ТЕМПЕРАТУРНАЯ ШКАЛА — способ получения числ. значений темп-ры посредством измерения др. физ. величины, с к-рой темп-ра связана известной зависимостью. Темп-ра Г—величина неаддитивная (интенсивная), её в принципе невозможно измерить без использования Т. ш., устанавливающей связь t(x) темп-ры с измеряемой величиной. V, наз. термометрическим свойством. Термометрич, свойством может служить электрич. сопротивление металла, тепловое расширение жидкости, магн. восприимчивость парамагнетика и т. д. (см. Термометр). [c.62]

Решение. Диаграммная техника в теории классических неидеальных газов основывается на графическом изображении произведения функций fij, входящих в групповую сумму 5 . в виде связей, соединяющих точки г,- и Гу этой в целом связной группы (см. задачу 13). Обратим внимание еще раз на то, что групповой интеграл Ь, определенный нами в задаче 13, вследствие нечувствительности величины Si,,,к к преобразованию сдвига п - Г - г, ( = 1,2,...,f ) в пространственно однородной системе с короткодействием в предельном статистическом случае F — оо, v = onst является величиной неаддитивного типа [c.395]

Другой причиной неаддитивности свойств может быть не учитываемая в термодинамике взаимная гравитационная энергия масс. Гравитационные силы не относятся к короткодействующим, и величина отвечающей им избыточной энергии зависит от общей массы системы и от ее распределения по объему. Для земных применений термодинамики эффект пренебрежимо мал, однако, как показывает современная физика, в масштабах космоса он может стать решающим. Термодинамика гравитирующих систем не существует, хотя есть примеры неожиданно удачного применения к таким системам законов и понятий обычной термодинамики [5]. [c.28]

Интенсивность процесса переноса импульса, тепла и вещества при ламинарном режиме течения, как известно, определяется молекулярным обменом. При развитом турбулентном режиме течения роль молекулярного обмена становится исчезающе малой, молекулярный обмен уступает место молярному. Наиболее сложный характер имеет, однако, механизм обмена в промежуточной области течения, где оба вида явлений переноса — молекулярный и молярный — соизмеримы по величине и взаимодействуют неаддитивным, нелинейным образом. Это обстоятельство придает специфичный характер закономерностям переноса в переходной области течения, отличным от аналогичных закономерностей для чисто ламинарного или тур булентпого режимов. Физически разумная интерполяционная формула для некоторой закономерности в переходной области должна в пределе переходить в формулы, справедливые соответственно для ламинарной и турбулентной областей течения. Более того, переход этот должен соверщаться, как правило, со слабым разрывом на нижней критической границе (скачок производной) и асимптотически — на верхней. Такой вид перехода типичен для интегральных характеристик (сопротивление, теплоотдача и др.), тогда как плавный переход на обеих границах характерен для локальных (профили скорости, температуры и др.). [c.149]

Как уже отмечалось, развитая поверхность изолированных наночастиц дает большой вклад в их свойства. Неаддитивность термодинамических функций, связанная с вкладом границ раздела фаз и учитываемая введением поверхностного натяжения о, приводит к размерным эффектам термодинамических величин. В случае наночастиц необходимо учитывать также зависимость поверхностного натяжения от размеров частиц. Влияние поверхностной энергии сказывается, в частности, на термодинамических условиях фазовых превращений. В наночастицах могут возникать фазы, которые не существуют в данном веществе в мао сивном состоянии. С уменьшением размера .астац вклад поверхности Fj = a(n)dv (где а(п) — поверхностное натяжение, зависящее от направления единичного вектора п, нормального к поверхности) в свободную энергию F = F, + F, (F,, — объемный вклад) увеличивается. Если в массивных образцах при некоторой температуре устойчива фаза 1, т. е. то при уменьшении размера с учетом может оказаться, что [c.62]

Ниже приведено уравнение состояния плотного газа, в котором учитывается неаддитивность трехчастичного взаимодействия, а также разница между результатами теорий нулевого и первого приближений для отталкивательной части межчастичного потенциала. При этом влияние притяжения на четвертый и выше вириальные коэффициенты описывается эмпирическим членом. Относительная величина этого члена сильно убывает с ростом температуры и уменьшением плотности. Для аргона, например, она достигает 16% при минимальной температуре и максимальной плотности, при которых применимо уравнение состояния (линия плавления, Г = 300 К, Р = 13 800 бар, Z = PV/RT = 11,3 [2]), и уменьшается до 4% при Т = 673 К и Р = 10 ООО бар (Z = PV/RT = = 4,68 [3]). [c.108]

Б уравнении (1) функция AZa у, Т ) описывает влияние неаддитивности трехдипольного взаимодействия. Поправка к величине свободной энергии системы твердых сфер от неаддитивной составляюш,ей трехдипольного взаимодействия, рассматриваемого как возмуш,ение, вычислена в работе [6]. Дифференцирование этой величины по плотности дает вклад в сжимаемость газа. В приведенных ниже расчетах использовано следующее приближенное выражение [c.109]

Кроме того, использовали методы криоскопические и неаддитивные (вискозиметрия, кондуктометрия, потенциометрия), позволяющие косвенно судить о межмолекулярных взаимодействиях в интересующих нас системах, особенно по температурным зависимостям соответствующих величин. [c.67]

Наиболее ярким примером неаддитивности является, по-видимому, случай 2-метил-4-йитроанилина [122]. В этом случае как гаперполяризуе-мость молекул, так и нелинейная восприимчивость кристалла имеют практически одну составляющую P(d)ui (см. табл. 7). Угол между осью молекулы и осью кристалла близок к 30°. Объем элементарной ячейки 10 А, ячейка содержит четыре молекулы. Использовав формулу (117), мы, очевидно, получим значение указанное в таблице. Оно примерно в пять раз отличается от экспериментального значения указанной величины. Между тем если вместо аддитивной схемы расчета использовать экспериментальное значение гиперполяризуемости молекул этого вещества, j3 25 10 СГСЭ [170], то значение d[ близко к экспериментальному. Этот пример ясно показывает, что, для того чтобы правильно вы-числять нелинейную восприимчивость кристаллов, в молекуле которых возможен ПЗ типа необходимо и достаточно научиться правиль- [c.130]

Итак, коэффициент Хэф нельзя рассматривать как величину, однозначно характеризующую кондуктивные и радиащюнные свойства полупрозрачного вещества Хэф зависит не только от физических свойств среды, но и от формы и размеров тела, от внешних условий лучистого теплообмена (ei, 62 степени диффузности поверхностей и т. д.). При этом радиационная и молекулярная (кондуктивная) доли полного потока теплоты оказьшаются в общем случае неаддитивными. Этот вьшод следует из взаимосвязи членов и — X dTjdy в уравнении (3.11). Однако в частных случаях лучистая и молекулярная доли полного потока теплоты оказываются аддитивными или близкими к аддитивным, и задача упрощается. [c.80]

Уже поэтому видно, что второй из рассматриваемых нами выводов не может выражать свойство возрастания обычной физической энтропии. В частности, отметим также, что вследствие неаддитивности величина, сопоставляемая с энтропией полной системы, теряет однозначность. В самом деле, сопоставим с энтропией полной системы не величину (сохраняющуюся при взаимодействии напомним еще раз, что рассматриваемый вывод может быть проведен и для точной микроскопической функции ), а сумму + 2, в общем случае не равную 2 (и убывающую при взаимодействии). Тогда нет никаких оснований каждую из составляющих систем не считать в свою очередь состоящей из частей и их энтропии считать равными 7)1 и 2> не соответствующим, отличающимся от т) и т]2 суммам, и т. д. Другие соображения, по которым для неканонически распределенных ансамблей не должно сопоставляться с обычной физической энтропией, были приведены раньше (см. 9). Аналогичные замечания могут быть сделаны и по поводу остальных выводов 13-й главы книги Гиббса, относящихся к понятию термодинамической необратимости. [c.102]

Можно показать, что Т (у) зависит от следующих физических параметров Яь а, у, п и, кроме того, от степеней черноты ei и ег, ограничивающих диффузных поверхностей. От тех же величин зависят тепловые потоки (—XidTldy), а следовательно, и эффективная теплопроводность Яэф. Итак, коэффициент Яэф нельзя рассматривать как величину, однозначно характеризующую кон-дуктивные и радиационные свойства полупрозрачного вещества эффективная теплопроводность Яэф зависит не только от физических свойств среды, но также и от формы и размеров тела, от внешних условий лучистого теплообмена. Заметим, что радиационная и молекулярная (кондуктивная) доли полного потока тепла оказываются в общем случае неаддитивными. Этот вывод следует из взаимосвязанности членов дл и (—Xi dTjdy) в уравнении (2-22). Радиационная составляющая потока q зависит от Т у), а температура, в свою очередь, связана с теплопроводностью Я1 кондуктивная составляющая потока зависит от Т у), а температура — от оптических характеристик среды и ограничивающих поверхностей. Однако в частных случаях лучистая и молекулярная доли полного потока тепла оказываются аддитивными или близкими к аддитивным, и задача упрощается. [c.62]

Примечание. Необходимость шкалы для температуры вызывается неаддитивностью температуры как физической величины, и тем, что ее единица не может быть определена как производная от других физических величин. [c.16]

Пример. К неаддитивным величинам относят температуру по МПТШ, твердость, активность водородных ионов (pH) и др. [c.14]

Шкала значений неаддитивных величин строится на ряде опорных значений (реперных точек), принимаемых условно (обычно по соглашению), значения между которыми находятся интерполяцией. Это означает, что для измерений неаддитивных величин недостаточно выбрать единицу, необходимо также принять ряд исходных значений для построения шкалы измерений. К таким шкалам, например, относится Международная практическая шкала температур (МПТШ), основанная на ряде реперных точек. [c.14]

Суммарные магнитные моменты (спины) сложных атомных ядер не являются кратными Хд, или [J,p и .1 их значения колеблются между величинами —1,29 у ядрахдК п-[-5,50р.дд. у ядра191пИ5. Причина неаддитивности ядерного М. в том, что между ядер-нымп частицами действуют мощные ядерные силы неэлектромагнптной природы. Один из способов опытного изучения ядерного М. состоит в исследовании сверхтонкого расщепления спектральных линий атомных оптических спектров, обусловленного взаимодействием ядерного и электронного М. атома. Магнитные моменты ядер и нуклонов можно непосредственно определить, расщепляя молекулярные пучки в неоднородном магнитном поле (Раби метод), а также измеряя восприимчивость ядерного парамагнетизма (см. Момент-и атомных ядер). Большой прогресс в технике [c.38]

Необходимо отметить две возможности трактования символов, в физических уравнениях. С одной стороны, их можно трактовать как числовые значения величин (только при условии, что величины аддитивные, т. е. разные значения которых могут быть суммированы, умножены на числовой коэффициент, разделены друг на друга), а с другой стороны, и для неаддитивных величин (величины, для которых умножение на числовой коэффициент или деление друг на друга их значений не имеет физического смысла) возможна качественная интерпретация физических закономерностей. Например, скорость определяется как и = ///, где I — путь [c.29]

Длинноволновое электромагнитное поле является источником специфических дальнодействующих сил, которые можно назвать ван-дер-ваальсовыми, так как они имеют ту же природу, что и силы притяжения между молекулами на больших расстояниях. Хотя вклад этих сил в свободную энергию тела весьма мал по сравнению с вкладом короткодействующих сил сцепления, однако они приводят к качественно новому эффекту— неаддитивности свободной энергии. Именно эта неаддитивность, связанная с дальнодействуюишм характером ван-дер-ваальсовых сил, позволяет выделить их вклад в термодинамические величины. [c.340]

На границах сред с диссипацией, как показывает анализ формул 4, модуль коэффициента отражения V может быть больше единицы. Реальность этого явления до сих пор оспаривается некоторыми авторами, ошибочно видящими здесь противоречие с законом сохранения энергии (о дискуссии такого рода см., например, работу [287], где обоснована возможность того, что I КI > 1 для звуковой волны, падающей из поглощающей жидкости на границу идеально упругого твердого тела). В жидкости отражение звука с I КI > 1 не нарушает закон сохранения энергии благодаря неаддитивности потоков энергии в отраженной и падающей волнах. Действительно, пользуясь формулой (2.11), легко убедиться, что в звуковом поле с гармонической зависимостью ехр[/( лг - со )] от горизонтальных координат и времени при вещественных со и вертикальная компонента 2 вектора плотности потока мощности равна разности значений 4 в падающей и отраженной волнах и, следовательно, пропорциональна величине 1 - I К р только при вещественном, т.е. в непоглощающей среде. [c.146]

Заметим теперь, что изменение формы сосуда меняет лишь коэффициент при членах типа Это относится и- к процедуре деления системы на макроскопические части, которую легко представить как следствие изменения формы сосуда (рис. 6) (мы полагаем при этом, что появление стенок не вносит возмущения в те подсистемы, которые эти стенки начинают выделять). Таким образом, при пренебрежении членами порядка по сравнению с единицей становится несущественным, производим ли мы это деление реально, мысленно или / вообще не производим, какие при этом используются стенки и т.д. Важным ока- зывается то обстоятельство, что возможность введения в качестве неаддитивных парамефоц термодинамической системы (помимо температуры в) удельных величин /Ы, существование которых как термодинамических параметров системы эквивалентно утверждению термодинамического принципа аддитивности, появилась лишь вследствие того, что мы, учитывая многотельность системы, т. е. полагая N 1 и допуская относительную ошибку порядка сохранили лишь объемные члены [c.26]

Однако такого выражения для dS мы не имеем структура последних двух слагаемых не складывается в конструкцию, пропорциональную дифференциалу удельного объема dv. Ввиду того что произведение dS яаляется величиной аддитивной, остается единственная возможность — неаддитивная величина, т. е. 1 = д в,у). В 1 мы связывали понятие температуры с транзитивными свойствами состояния термодинамического равновесия. Чтобы показать, что величина d e,v) не зависит от v, достаточно в данном случае использовать искусственное построение, связанное с делением системы всего лишь на две равновесные части. Итак, пусть исходная равновесная система состоит из двух подсистем (рис. 26) типа газа (мы уже положили о = 0), разделенных теплопроводящей стенкой. Ее. термодинамическое состояние определяется набором параметров в, V , V2, N], N2. В соответствии с принципом аддитивности состояния термодинамического равновесия [c.56]

Смотреть страницы где упоминается термин Величина неаддитивная : [c.109] [c.165] [c.27] [c.33] [c.10] [c.40] [c.278] [c.34] [c.42] [c.11] [c.246] [c.563] [c.67] [c.15] [c.51] [c.16] [c.181] [c.14] [c.313] [c.56] [c.63]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...