Процесс адиабатический функции давления

Четыре уравнения связывают пять величин Ох, ау, р, р, зависящих от переменных X, у, г, I. Для замыкания системы уравнений следует добавить еще одно уравнение, характеризующее процесс, связанный с движением газа. Наиболее часто встречающимся процессом является баротропный процесс, при котором давление есть функция только плотности, т. е. р = / (р). Типичным баротропным процессом является адиабатический процесс, при котором р = Ср , где С — константа, а и = Ср/Св — показатель адиабаты, зависящий от теплоемкостей газа при постоянных давлении Су н объеме Су. [c.559]

Для адиабатических процессов уравнение состояния удобно выразить в виде функции давления от объема и энтропии s единицы массы [c.155]

При еще более низких температурах существуют магнитные газы в парамагнитных твердых телах. Речь идет о веществах, частицы которых имеют произвольно ориентированные в отсутствие поля магнитные моменты, так что в среднем образец такого вещества не поляризован. При включении поля происходит ориентация элементарных магнитиков и вещество приобретает суммарный магнитный момент. Адиабатическое размагничивание таких тел эквивалентно адиабатическому расширению газа, так как работа размагничивания производится за счет внутренней энергии тела и оно должно охлаждаться. Для количественной характеристики процесса, основываясь на (9.30), введем функцию состояния, обобщенную энтальпию, Н = Н—УЖЖ, дифференциал которой при постоянном давлении и химическом составе системы [c.163]

Наименьшее возможное значение давление и тепловая функция получают (при адиабатическом процессе) при равной нулю абсолютной температуре 7 = 0. Соответствующее значение давления есть р = О, а значение w при Т = 0 примем условно за нулевое значение, от которого отсчитывается энергия тогда будет и It = О при Т = 0. Из (83,1) заключаем теперь, что наибольшее возможное значение скорости (при заданном значении термодинамических величин в точке с v = 0) равно [c.446]

Здесь следует подчеркнуть, что выражения (IV.20) и (IV.21), полученные на основании приближенных равенств, па самом деле оказываются точными для рассматриваемого случая адиабатического процесса, при котором связь между давлением и плотностью дается степенной функцией вида (IV. 18). Это получилось потому, что мы дважды использовали приближенные соотношения уравнение состояния в виде (IV. 14) и линейное соотношение между сжатием и колебательной скоростью, которое во втором приближении имеет более сложный вид (см. следующий параграф). [c.71]

Так как контур Ь замкнут и потенциал ускорения объемных сил 41 есть однозначная функция координат, то первый интеграл в правой части последнего равенства равен нулю. Если плотность газа р зависит только от давления, то равен нулю и второй интеграл. В частности, это имеет место при адиабатическом процессе, [c.351]

Ранее мы заметили, что (6.135), (6.136) эквивалентны лишь четырем независимым уравнениям. Однако они содержат пять неизвестных функций р , и три компоненты вектора скорости и. Поэтому для определения неизвестных требуется еще одно уравнение. Ясно и физически, что движение жидкости не определено, пока не заданы термодинамические свойства системы. Для жидкости термодинамическое состояние в общем случае определяется двумя независимыми параметрами, например р , Т . Однако для адиабатических процессов, когда энтропия постоянна, Г и, следовательно, все функции термодинамического состояния могут быть выражены через один параметр — давление. Таким образом, для данной жидкости р, можно считать известной функцией от р , так что в четырех уравнениях (6.135), (6.136) остаются лишь четыре неизвестные функции. [c.140]

Как известно из термодинамики, р есть функция плотности данной массы газа (или жидкости) и ее температуры ). Температура в свою очередь изменяется при сжатии и разрежении. Теплопроводность газов и жидкостей очень мала, поэтому можно считать в первом приближении,, что при распространении звука процесс сжатия и разрежения каждой части газа или жидкости происходит адиабатически, т. е, без заметного теплообмена с соседними частями. В термодинамике показывается, чтО в этом случае (если можно пренебречь внутренним трением и некоторыми другими явлениями, о которых будет идти речь в 10) температура является однозначной функцией плотности ), и следовательно, давление также [c.201]

Уравнение (6-68) можно проинтегрировать, если лсид-кость баротропна, т. е. если плотность ее может быть выражена как функция давления. Наиболее обычными примерами выполнения этого требования являются изотермические и адиабатические процессы изменения состояния газа -(см. гл. 1). На основе уравнения (6-68) в гл. 14 дается анализ некоторых видов течений сжимаемой среды. [c.137]

Частными примерами теплоемкостей являются теплоемкости при постоянном давлении Ср и при постоянном объеме Су- Адиабатическому процессу в силу условия 6Q = О соответствует и теплоемкость равная нулю, Q = 0. Наконец, мы можем условно приписать теплоемкость Сг = 00 изотермическому процессу Т = onst), рассматривая его как предельный случай процесса, в котором температура чрезвычайно медленно повышается или понижается при подводе тепла (6Q > >0, дТ= , - 0). Так как условия нагревания газа можно бесконечно варьировать (так что постоянными будут оставаться не Р, V, S, Т, а произвольные функции от Р viV), то существует бесконечное мно- [c.30]

Так как величина d Q зависит от процесса, то она становится функцией состояния, только когда процесс (или параметр х) определен. Примеры теплое.чкостъ при постоянном давлении (изобарическая теплоемкость) Ср, удельная теплоемкость при постоянном давлении (изобарическая удельная теплоемкость) Ср, теплоемкость при постоянном объеме изохорическая теплоемкость) Су, удельная теплоемкость при постоянном объеме (изохорическая удельная теплоемкость) Су. Можно формально определить величину Сад (= 0) для адиабатического процесса и Стот (= оо) для изотермического процесса. [c.22]

Так как число функций, подлежащих определению в рассматриваемых нами случаях, увеличивается до пяти (три составляющие скорости, давление и удельный объем), то четырех уравнений классической гидродинамики становится недостаточно и приходится обращаться к пятому уравнению — к уравнению притока тепла. При этом необходимо сделать определенные предположения о характере притока тепла. Мы ограничимся в дальнейшем следующими случаями 1) приток тепла задан наперед как функция координат и времени (например, адиабатическое движение) 2) приток тепла происходит за счет теплопроводности 3) он состоит из превращенной в тепло работы диссипативных сил внутреннего трения и из притока тепла, являющегося наперед заданной функцией координат и времени, и, наконец, 4) приток тепла образуется из двух частей а) из превращенной в тепло работы диссипативных сил внутреннего трения и 6) из тепла, притекающего в силу процесса тепл опроводности. Для идеальной (невязкой) сжимаемой жидкости третий случай, очевидно, совпадает с первым или со вторым для вязкой жидкости мы будем в третьем случае иметь дело с псевдоадиабатическим движением, коль скоро наперед заданная часаь притока тепла равна нулю. [c.27]

Функция V монотонно убывает при уменьшении давления или плотности. При адиабатических движениях нормального газа она остается ограниченной по модулю при обращении давления и плотности в нуль (при этом обращается в нуль и скорость звука). Для таких движений, как и при других баротропных процессах, обладающих этими свойствами, удовлетворить условию u = u i) при x = X t) можно только, если Ып(01 не превосходит некоторого предельного значения Ыщах при котором давление и плотность газа у поршня обращаются в нуль. [c.179]

Если при адиабатическом процессе энтропия s у всех частиц одинакова, s = onst, то из уравнений состояния (6.2) следует, что давление р и температура Т зависят только от р, т. е. процесс является баротропным, и система механических уравнений оказывается замкнутой, когда функция U (р, s) известна. Полная система уравне- сли независимыми термодинамически-НИЙ движения идеального МИ переменными будут р и Г, то для оп-газа в случае изотермиче- ределения модели сплошной среды Выгодских процессов но задавать свободную энергию F p,T) = = и — Ts. Уравнения состояния в этом случае будут иметь вид (6.5). Они также справедливы для любых процессов, но их вид особенно удобен при изучении изотермических процессов. [c.254]

Давление воздуха в замкнутом обьеме зависит от его величины, а функция p p(V) в процессе расширения обусловлена теплообменом с окружающей средой. При этом возможны варианты, когда имеет место полный теплообмен при сохранении в объеме температуры, равной температуре окружающей среды и принимаемый постоянной (Т onst) когда расширение происходит при частичном теплообмене с окружающей средой и, наконец, при отсутствии теплообмена. Такие процессы принято называть соответственно изотермическим, политропическим и адиабатическим. В общем случае зависимость p p(V) можно записать в виде [c.484]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...