Адиабатический закон для газа

Измерение скорости течения газа трубкой Вентури. Предполагая справедливость адиабатического закона для газа в области от входа в трубку до наименьшего сечения, из теоремы Бернулли и уравнения неразрывности получаем соотношения [c.29]

Адиабатический закон для газа имеет вид [c.160]

Адиабатический закон для газа 160 Акустические свойства помещений 245, 246 [c.521]

Уравнение (10) показывает, что в присутствии трения закон изменения состояния газа или пара будет иной, чем для покоящейся жидкости, он зависит от величины работы трения. Заметим, что при обычном предположении относительно силы трения, которую считают пропорциональной первой или второй степени относительной скорости, закон адиабатического изменения текущего газа не может быть выражен в форме [c.320]

Для газа, подчиненного адиабатическому закону, это дает [c.39]

В следующий момент времени поступит новая порция газа А0, , параметры которого также равны р , Т . Если бы температура поступившего воздуха была равна температуре воздуха в полости, то процесс сжатия протекал бы в соответствии с адиабатическим законом по кривой аЬ (штриховая линия на рис. 13, б), но так как температура поступившего воздуха ниже, чем в полости, а процесс сжатия протекает без теплообмена с окружающей средой, то параметры воздуха будут другими, а именно р , (точка Ь). Эти параметры получились в результате уравнивания температуры воздуха, поступившего в полость и находившегося в ней. Если бы следующая, поступающая в полость порция воздуха, имела те же параметры, то процесс сжатия протекал бы в соответствии с адиабатическим законом изменения состояния газа, т. е. по кривой Ьс , но так как смешивающиеся порции воздуха имеют разные параметры, то процесс сжатия отклоняется от адиабатического закона в сторону изотермического (кривая Ьс). Для осуществления последнего необходимо отнимать у воздуха такое количество тепловой энергии, чтобы поддерживать температуру неизменной (штрих-пунктирная кривая на рис. 13, б). Для того чтобы получить адиабатический закон изменения состояния газа, наоборот, требуется в каждый момент времени подводить соответствующее количество тепловой энергии (штриховая кривая на рис. 13, б). [c.72]

Чтобы найти асимптотический закон для плотности, перейдем к лагранжевой координате (см. 2). Будем характеризовать данную частицу газа ее начальным радиусом Го (под частицей подразумеваем элементарный сферический слой объемом 4яг й го). В момент прохождения фронта ударной волны давление в ней пропорционально Pi = г". Начиная с этого момента, частица Го расширяется адиабатически, так что в момент t ее плотность равна [c.87]

Если интересоваться температурой газа в стадии большого расширения, то нужно рассматривать ту малую внутреннюю энергию, которая еще осталась в газе и которой мы пренебрегали при вычислении скорости разлета. Примем во внимание, что при адиабатическом разлете остается постоянной удельная энтропия газа 5. Полагая для простоты, что вещество ведет себя как газ с некоторым постоянным эффективным значением показателя адиабаты, получим закон охлаждения газа [c.443]

Опыт отвечает на этот вопрос, по-видимому, утвердительно. Это легко видно в простых случаях, как, например, в случае газа, расширяющегося в пустоту, или при соприкосновении двух тел разной температуры. Таким, именно, образом — хотя и с некоторыми оговорками — мы можем установить следующий закон для необратимых процессов при адиабатическом процессе возрастает энтропия если процесс изотермический и работа равна нулю, то уменьшается свободная энергия если при изотермическом процессе внешние силы постоянны, то уменьшается термодинамический потенциал. [c.69]

Скорость в жидкости у = /р, где Ху - аналог константы Ляме X у твердых тел, характеризующий несжимаемость жидкости. Для газов выражение для скорости аналогично, но следует иметь в виду, что их несжимаемость Ху зависит от того, каким образом газ сжимается - по изотермическому или адиабатическому закону. (При адиабатическом распространении волны не происходит переноса тепла. Например, распространение звуковых волн в воздухе - адиабатическое). [c.13]

Выражение для скорости (2.18) (Лаплас, 1816 г.) основано на применении адиабатического закона изменения состояния газа. Вычисленная, таким образом, скорость звука близка к экспериментально устанавливаемой величине в отличие от скорости, вычисляемой на основании изотермических соотношений (Ньютон, 1696 г.). Скорость звука в воздухе (при 0°Ц, 331,5 м/сек, а при комнатных условиях около 343 м/сек) остается постоянной, поскольку остаются неизменными физические константы 7. и ро, входящие в выражение скорости. Несмотря на то, что при самых низких звуковых частотах можно было бы ожидать, что изотермический закон будет более справедлив, чем адиабатический, практически установлено, что даже при 6—7 гц [2] скорость звука сохраняет приведенное выше численное значение около 331 м/сек. [c.48]

Кроме того, при измерении расхода газа или пара происходит расширение среды вследствие понижения ее давления при прохождении через сужающее устройство. Изменение объема протекает в этом случае по адиабатическому закону и учитывается поправочным множителем на расширение е, определяемым расчетом. Для газа и пара 8 меньше единицы, а для жидкости ввиду ее несжимаемости равен единице. [c.277]

Адиабатическое течение в сопле без трения на стенках. Если пренебречь излучением, трением на стенках и теплоотдачей от стенок к газу, принять Мпр = 2 и предположить, что применим закон Стокса для сопротивления частиц, то уравнения (7.26), (7.29) и (7.30) принимают вид [c.304]

Теоретическая (рациональная) гидродинамика стремится приближенно предсказать движение реальной жидкости путем решения краевых задач для соответствующих систем дифференциальных уравнений в частных производных. При составлении этих уравнений в качестве аксиом принимают законы движения Ньютона. Предполагается также, что рассматриваемая жидкость (обычная жидкость или газ) всюду непрерывна и что на любую часть поверхности действует вполне определенное давление или какое-либо другое внутреннее напряжение (сила, приходящаяся на единицу площади), которое, по крайней мере локально, является дифференцируемой функцией координат, времени и направления. Наконец, устанавливается связь этих напряжений с движением жидкости посредством введения различных параметров, характеризующих данное вещество (плотность, вязкость и т. д.), и функциональных зависимостей (закон адиабатического сжатия и т. п.). Исходя из таких допущений, математики составили системы дифференциальных уравнений для различных идеализированных жидкостей (несжимаемой невязкой, сжимаемой невязкой, несжимаемой вязкой и т. д.). [c.15]

Для того чтобы доказываемый далее результат был справедливым, необходимо, чтобы р была функцией только от р. Это возможно, если рассматривать идеальную жидкость или газ, которые подчиняются закону Мариотта. Согласно этому закону температура постоянна (р = р), или если речь идет о газе, то можно предположить, что он подвергается адиабатическому преобразованию (р = р ). Если температура не является постоянной, то необходимо, чтобы поверхности с равными давлениями совпадали с поверхностями равных температур. Также, если имеются две несмешиваемые жидкости, необходимо, чтобы давление было постоянным на поверхности раздела, для которой можно непосредственно применить теорему. [c.14]

Уравнение сохранения энергии здесь отнесено к числу основных исходных уравнений газодинамики так же, как это обычно делается при изложении основ газовой динамики. Более правильно, однако, было бы не вводить данное уравнение в рассмотрение в качестве самостоятельного исходного уравнения, а ограничиться тем, что оговорить характер процесса, точнее условия энергетического обмена с внешней средой (указать, является ли течение адиабатическим или нет, в последнем случае указать закон, которому следует обмен энергией между потоком и внешней средой). Данное замечание связано с тем, что, например, для адиабатического течения газа уравнение сохранения энергии, рассматриваемое ниже в п. 4, может быть получено в результате интегрирования уравнений движения и не может рассматриваться как независимое. [c.458]

Рассматриваемая монография имеет следующие наименования отдельных глав ч. 1—общие свойства газовых течений введение закон обращения воздействий, изолированные воздействия общие соотношения ч. 2 — течение идеального газа основные уравнения и характеристики качественные соотношения примеры расчета для отдельных воздействий (геометрическое и идеальное расходное сопло, механическое сопло, тепловое сопло, движение с трением в цилиндрической трубе, расходное воздействие, сравнение некоторых результатов расчета) примеры расчета для сложных воздействий ч. 3 — тепловые и адиабатические скачки адиабатический скачок уплотнения тепловые скачки в газовых течениях количественные соотношения применение уравнения количества движения к газовым течениям. [c.330]

Рассмотрим течение идеального газа в сопле заданной формы, когда на его входе поток закручен по определенному закону. Течение считается адиабатическим с постоянной полной энтальпией. Для нестационарного осесимметричного движения уравнения в виде системы интегральных законов сохранения имеют вид [c.47]

Определенность здесь вносит 2-й закон термодинамики. Изменение параметров в ударных волнах происходит практиче-ски мгновенно (по край-ней мере для условий применимости модели невязкого газа) и, следовательно, с точки зрения термодинамической классификации является необратимым. Согласно 2-му закону термодинамики адиабатические необратимые процессы сопровождаются ростом энтропии. [c.54]

Известна, однако, частная форма насадка, для которой при дозвуковом истечении газа коэффициент сужения струи можно найти теоретически достаточно просто. Решение этой газодинамической задачи основано на использовании интегральных законов сохранения и установленных в настояш.ем параграфе соотношений между параметрами газа при. адиабатическом обратимом течении. [c.63]

Из соотношения (29) ясно, что теплоемкости либо обе постоянные, либо обе непостоянные. Для идеального газа с постоянными теплоемкостями соотношение (31) сводится к закону адиабатического изменения Пуассона [c.419]

Для исследования термически изолированной системы, в которой протекает адиабатический процесс, очень удобно использовать уравнение (17.3). При этом следует помнить, что для реального газа показатель адиабаты не является постоянной величиной вследствие изменения теплоемкостей газа в зависимости от давления и температуры. Любой реальный процесс в газовой системе сопровождается потерями энергии. Так, при конечной разности температур между системой и внешней средой существует теплообмен, являющийся следствием реальных теплоизолирующих свойств разделяющей поверхности. Помимо этого имеются энергетические потери на трение и диффузию. В результате термомеханическая система оказывается неравновесной и без изменений во внешней среде процесс провести нельзя. В таком случае без затраты внешней работы система не может быть возвращена в начальное состояние и, следовательно, реальные газовые процессы необратимы. Второй закон термодинамики постулирует это правило для идеального и реального газов. Поэтому неопределенно долгое действие тепловой машины становится возможным только при работе термомеханической системы по круговому циклу с несовпадающими процессами прямого и возвратного ходов. [c.394]

При совмесгпом влиянии местных сопротивлэиий и трения и адиабатическом законе течения газа. Для решения задачи можно воспользоваться четырьмя известными уравнениями количества движения и сохранения массы газа, связывающими параметры входа и выхода дросселя с параметрами трубы. Из них два — (11) и (76) — останутся без изменения индексаций, а два дру- [c.256]

Заметим, что входящая в аналогичные адиабатические законы для идеального классического газа величина у — отношение постоянных теплоемкостей — заменяется здесь величиной 1 -г Е, как и следовало ожидать па оспованпп задачи 1.9, п. е . [c.28]

ТО скорость звука в каждом газе может быть вычислена. Вычисленная скорость звука для воздуха при 0° С равна примерно 330 м1сек, что хорошо согласуется с наблюдениями и оправдывает выбор адиабатического закона. [c.415]

В работе А. А. Боровкова используется уравнение энергетического баланса для термодинамических процессов с переменным количеством газа, но температура воздуха при наполнении определяется исходя из адиабатического закона изменения состояния газа. Кроме того, выведенные уравнения не анализировались и не решались. В работах В. Д. Зиневича, выполненных применительно к горным машинам, представлены расчетные уравнения, которые решались на ЭВМ Ж-20. Полученные уравнения распространяются автором на расчет ротационных и шестеренчатых двигателей. Положительной стороной этих работ является использование основ теории для конструктивных разработок. [c.13]

Сжатие в К. В основных расчетах К. сжатие принимают происходящим или без сообщения и отнятия тепла (адиабатически), или при сохранении постоянной р t° (изотермически), или наконец по какой-либо проме-жуточ. кривой (п о-л и т р о п а). Так как степень сжатия в одном цилиндре К. не бывает никогда особенно большой, то можно делать расчеты для воздуха и других газов, принимая теплоемкости стоянными и вообще пользуясь законом для идеальных газов. Рассматривая идеальные процессы для К. (фиг. 1), не принимая во внимание величины вредного пространства, понижения давления при всасывании вследствие имеющих место сопротив- [c.379]

Из уравнения (VI.39) легко получить закон одномерного адиабатического движения газа в цилиндрической трубе при наличии трения. Для цилиндрической трубы г = onst) уравнение (VI.39) будет [c.145]

На рис. 11-7 приведены полученные опытным путем графики изменения давления и скорости по длине трубы для адиабатического и недиабатического дозвукового и сверхзвукового газовых потоков. При небольших значениях М движение сжимаемого газа практически мало отличается от движения несжимаемой жидкости скорость газа почти не изменяется вдоль канала, а давление убывает по линейному закону. [c.250]

Условия, необходимые для П. э., реализуются в осп. в конденсиров. средах (в газах взаимодействие частиц при их соударении приводит к уширению спектральных линий). П. э. играет существ, роль для процессов люминесценции. Взаимодействие при П. э, обычно предполагается настолько слабым, что спектры поглощения и люминесценции взаимодействующих частиц практически не меняются, г. е. остаются такими же, что и в отсутствие взаимодействия. В соответствии с законом сохранения энергии П. э. происходит только при условии, что спектры поглощения акцептора и спектры люминесценции донора перекрываются, т. е. в условиях резонанса. Если электронные переходы в доноре и акцепторе разрешены правилами отбора, то П. э. происходит в результате диполь-дипольного взаимодействия. Для этого случая теория П. э. была развита Т. Фёрстером (ТЬ. Роегз1ег, 1948). Она рассматривает процесс П. э. между молекулами в адиабатическом приближении и предполагает, что после переноса происходит быстрая колебат. релаксация в молекуле акцептора, что обеспечивает необратимость П. э. Скорость П. э. (вероятность переноса в единицу времени) выражается ф-лой [c.568]

Как известно, показатель степени п в законе зависимости коэффициента вязкости от температуры, в практическом диапазоне температур изменяющийся в пределах от 1 до 1/2, близок к 3/4 не будет большой ошибки, если для простоты положить п = I. Далее примем коэффициент восстановления температуры на поверхности пластины равным единице, т. е. в предположенном условии отсутствия теплоотдачи с поверхности пластины будем считать температуру пластины равной температуре адиабатически и изэнтропически заторможенного газа, набегающего со скоростью Vоо на пластину. Тогда получим [c.717]

Получены оценки предельно допустимых степеней кумуляции энергии в процессах плоскопараллельного и осесимметричного конического адиабатического неограниченного сжатия политропного газа, когда в начальный момент времени однородный газ покоился внутри некоторых призм и конусообразных тел. Для асимптотических оценок использованы новые классы точных решений уравнений газовой динамики, построенные как для плоского, так и для осесимметричного случаев. Получены приближенные асимптотические законы управления движением сжимающих поршней, обеспечивающие неограниченную кумуляцию. Приведены энергетические оценки, показавшие, что построенные процессы безударного сжатия при получении больших плотностей вещества в случае легко сжимаемых газов выгоднее, чем процесс сферического адиабатического сжатия [1]. Работа продолжает цикл исследовагош [2-4]. [c.426]

Адиабашческий закон, связывающий давление и плотность (р = onst-относится к таким процессам, при которых не происходит обмена тепла с окружающими телами. Возрастание давления в лащгм случае для частицы газа происходит очень быстро, поэтому, как указал Лаплас, его можно считать адиабатическим. [c.409]

При адиабатическом течении газа (или жидкости) некоторое количество его, равное О кг, занимавшее первоначально объем и имевшее давление р1, переходит без теплообмена с окружающей средой (вследствие теплоизолированности потока) в объем 1/2. где давление имеет другое значение, равное Р2- При этом переходе над рассматриваемым количеством газа или жидкости) совершается со стороны других, соседних частей газа, работа, состоящая в вытеснении рассматриваемого количества газа из объема 1/] при давлении и численно равная РхУу. С другой стороны, для того, чтобы занять объем У2 при давлении р2, газ должен сам вытеснить находившийся там ранее газ и произвести работу Р2 2- Таким образом, при перемещении О кг газа (или жидкости) из одной области (или точки) потока в другую должна быть затрачена работа проталкивания (р2 2 — 1 1)-Если полная энергия О кг газа или жидкости до перехода была Е и после перехода 2- то убыль полной энергии ( 2 — Ех) данного количества газа по закону сохранения энергии должна быть равна работе, затраченной на переход из объема У у в объем У2, т. е. [c.48]

Так как газ адиабатически расширяется в вакуум, он не совершает работы й А = 0) и не обменивается теплом с окружающей средой d Q = 0). Согласно первому закону термодинамики, изменение его внутренней энергии 17 также равно нулю. Тогда изменение его температуры также равно нулю, так как для идеального газа в силу (1.12) 17 = пСуйТ. Энтропия идеального газа определяется выражением [c.110]

Сочинение М. А. Леонтовича имеет следующие построение и содержание Раздел 1 — Основные понятия и положения термодинамики (состояние физической системы и определяющие его величины работа, соверщаемая системой адиабатическая изоляция и адиабатический процесс закон сохранения энергии для адиабатически изолированной системы закон сохранения энергии в применении к задачам термодинамики в общем случае (первое начало термодинамики) количество тепла, полученное системой термодинамическое равновесие температура квазистатические (обратимые) процессы теплоемкость давление как внешний параметр энтальпия обратимое адиабатическое расширение или сжатие тела применение первого начала к стационарному течению газа или жидкости процесс Джоуля—Томсона второе начало термодинамики формулировка основного принципа). [c.364]

Предположим теперь, что газ из состояния Рь Р1 перешел скачкообразно в состояние р-2, Рг путем скачка разрежения, т. е. раСГР и раС р . Нетрудно убедиться, что для скачков разрежения ударная адиабата пойдет ниже изэнтропы и, следовательно, при одной и той же плотности о о давление р2<р2из. Но тогда, проводя выкладки аналогично предыдущему, получим 5з<51, т. е. энтропия изолированной системы при скачках разрежения должна уменьшаться. Так как подобное уменьшение энтропии противоречит второму закону термодинамики, то отсюда следует вывод о невозможности существования в адиабатических процессах скачков разрежения [c.351]

Уравнение (7.68) может быть использовано для расчета газого-релочных устройств вращающихся печей. Газ с высокими параметрами (р>1,15-10 н1м ) вытекает из сопла горелки согласно законам адиабатического истечения. При этом необходимо выбрать приемлемое давление газа перед выходом из сопла горелки. По некоторым опытным данным о работе вращающихся печей на газообразном топливе, давление газа, уровень форсировки и масштаб топки имеют между собой следующую приближенную связь [c.273]

Для расчета адиабатических установок необходимо вывести формулы, связывающие начальные параметры газов (ро, р1, Ро, Р1) с конечными параметрами газа в форкамере р , ра. Принимая процессы расширения в баллоне и сжатия в стволе за квазистати-ческие (что хорошо выполняется при тяжелых поршнях) и пользуясь законом сохранения энергии, получим следующее уравнение [c.297]

Рассмотрим некоторые частные случаи, когда значении получаются постоянными. При этом соотношение между i[- и п равно выражению (1.35). Пусть происходит истечение сжатого воздуха dW , = 0 dW + 0) из полости постоянного объема (dL = 0) при отсутствии теплообмена с окружающей средой dQ = 0). Тогда из формулы (1.43) получим я[) = О, а из выражения (1.35) п — к. Следовательно, в этом случае имеет место адиабатический процесс, который сохраняется и при переменном объеме dL =h 0). В случае наполнения (dW Ф 0 dW = 0) постоянного объема (L = 0) при отсутствии теплообмена с окружающей средой (dQ = 0) из формулы (1.43) получим ij =р= 0. Следовательно, адиабатический процесс может иметь место только при = uk или = k T (Т = Г), т. е. когда температура газа в магистрали Т , откуда он поступает в полость, в каждый данный момент равна температуре газа в полости Т. Но в действительности температура газа в магистрали постоянна, а в наполняемой полости она все время повышается. Отсюда можно сделать следующий вывод при обычных условиях адиабатический процесс в наполняемой из магистрали полости невозможно осуществить. Для его получения (т. е. для изменения состояния газа в полости по закону ри = onst) необходимо дополнительно подвести к ней тепло. [c.29]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...