Энтропия наблюденные значения

Наблюденные значения энтропии обычно получаются из значений теплоемкости, наблюденных при низкой температуре для твердого, жидкого и [c.553]

Поэтому наблюденные значения энтропии иногда назы- [c.554]

Перед сравнением наблюденных значений энтропии со значениями, вычисленными из спектроскопических данных, необходимо ввести поправку к наблюденным значениям, учитывающую отклонение от идеального газа. Эта поправка приближенно равна [c.554]

Система в основном находится в равновесном состоянии,отвечающем максимальному значению энтропии системы отклонившись от этого состояния, система затем возвращается к нему. При наблюдении системы продолжительное время можно отметить, что случаи увеличения и уменьшения энтропии встречаются одинаково часто, причем время повторяемости какого-либо отклонения системы от равновесного состояния тем больше, чем меньше вероятность данного неравновесного состояния. С увеличением размеров системы время повторяемости быстро возрастает. Для обычных условий 0)ю настолько велико, что необходимы практически недостижимые промежутки времени для того, чтобы наблюдать отклонение от равновесного состояния или, что то же самое, обратный ход, т. е. обращение какого-либо из макроскопических процессов. Поэтому процессы, являющиеся необратимыми с точки зрения обычной термодинамики, представляются практически необратимыми и со статистической точки зрения. [c.114]

Для понимания этого закона существенное значение имеет стати стическая трактовка состояния равновесия как наиболее вероятного при заданных внешних условиях. Вследствие внутреннего движения частиц в системе равновесное состояние не является неподвижным, застывшим, однозначно определенным, как предполагалось в термодинамике. Это лишь чаще других наблюдаемое состояние, в нем система проводит наибольшее время. Наблюдения обнаруживают частые малые отклонения от равновесия — флуктуации. Большие отклонения случаются крайне редко, хотя в принципе и возможны. Если отложить по одной оси время, а по другой — вероятность состояния или энтропию, то график изменения состояния будет иметь примерно такой вид, как это изображено на рисунке 16. [c.79]

Первая фундаментальная теорема. В предыдущих разделах механические координаты и температура тЕ) использовались в качестве независимых переменных, характеризующих состояние макросистемы, а остальные переменные состояния, такие, как, например, внутренняя энергия или энтропия, рассматривались как функции и х , тЭ ), 3 х1 , ) от х, и от Далее было получено важное уравнение (3.32) и было сделано наблюдение в п. 3.4, что простейшие процессы в фазовом пространстве соответствуют постоянным значениям Х/ ж 8. Поэтому удобно, по крайней мере временно, использовать в качестве независимой переменной энтропию наряду с и представить внутреннюю энергию и температуру в формах 17 х , 8), Цх , 8). [c.43]

Эта зависимость показана графически на фиг. 172, б (кривая 1 в = 0). Мы видим, что порядок величины 52в.вн.вр. составляет несколько единиц энтропии. С другой стороны, очевидно, что при очень большой высоте потенциального барьера, когда крутильное колебание обладает высокой частотой, соответствующая часть энтропии (и свободной энергии), вычисленная по формуле (5,82), очень мала, по крайней мере при низких температурах. Помимо кривых для свободного вращения, на фиг. 172,6 приведены кривые зависимости от температуры для доли энтропии 52н.вр., определяемой внутренним вращением, для нескольких промежуточных значений высоты потенциального барьера. Они получены из таблиц Питцера и Гвина. На фиг. 172, а даны кривые зависимости 1н.вр. от высоты потенциального барьера для трех различных температур. С помощью этих кривых можно производить и обратную операцию, т. е. определять высоту барьера, препятствующего вращению на основании измерений энтропии. При этом все другие составные части энтропии могут быть вычислены из спектроскопических данных. Кружки и квадратики на фиг. 172, дают наблюденные значения н.вр. (= 5 абл.— йосг. — 5 — 5 ) для этана и диметилацетилена соответственно (Витт и Кемп [947] и Иост, Осборн и Гарнер [972]). Отсюда видно, что значение 5вн. вр. для молекулы этана близко к кривой Кд = 3000 кал., а для молекулы диметилацетилена — к кривой для свободного вращения К = 0. Эти результаты подтверждают выводы, уже сделанные на основании данных для теплоемкости. [c.555]

В случае 6 кривая И = 0 не доведена до Г О, так как при очень низких температурах нужно учитывать влияние различных модификаций. В настоящее время такой расчет отсутствует. Два кружка дают наблюденные значения энтропии С Нв при Г=184,Г К и Г— 298,1 К (Витт и Кемп [947]) после вычитания доли энтропии от поступательного движения колебаний и полного вращения (48,70 и 53,13 кал на градус, на моль соответственно). Эти значения вычислены автором. В вычислениях Кемпа и Питцера, повидимому, имеется небольшая ошибка. Квадратик дает наблюденное значение Иоста, Осборна и Гарнера [972] для диметилацетилена при 291,0 К (после вычитания 64,26 кал/моль градус). Это значение несколько выше значения Иоста, Осборна и Гарнера, так как они предполагали, что группа СНз имеет те же самые размеры, как в СН4, в то время как здесь использованы размеры группы СН в молекуле С Н (см. сноску на стр. 542). [c.557]

Для детального изучения внутр. строения С. строят модели С. и сравнивают их предсказания с данными наблюдений. Стандартная модель С. рассчитывается при следующих предположениях С. является сферически-симметричным и находится в гидроста-тич. равновесии С. находится в состоянии теплового равновесия, за исключением небольших изменений энтропии во время эволюции изменения хим. состава обусловлены ядерными реакциями в водородном и углеродно-азотном циклах вещество перемешивается только в конвективной зоне С, было первоначально однородным по хим. составу и эволюционировало без измевевия массы в течение 4,7 10 лет к совр. значениям радиуса и светимости. [c.591]

Фиг. 171. Полная энтропия и доли энтропии (в кал/моль градус) хлористого метила в зависимости от изменения температуры. Два кружка дают значения, наблюденные Мессерли и Астоном [623].

Ситуация, с которой мы здесь встречаемся, аналогична ситуации п. 4.1. Там мы доказали, что скорость порожде-ния энтропии на некотором данном этапе процесса определяется одними только величинами через диссипативную функцию (4.3), причем необратимые силы представляют собой величины второстепенного значения. Подобно этому очевидно, что для данного состояния сплошной среды скорость порождения энтропии и изменение распределения температуры должны определяться тепловым потоком Это наблюдение подсказывает, что следует рассматривать как скорости в задаче теплового потока, что следует ввести диссипативную функцию [c.91]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...