Уравнение адиабаты для излучения

Зная уравнение адиабаты излучения (10.75), нетрудно убедиться, что это условие его устойчивости выполняется. Действительно, используя уравнение (10.75), находим [c.214]

Сравнивая уравнение (10.75) с уравнением адиабаты идеального газа (2.13 ), замечаем, что при адиабатных процессах равновесное излучение ведет себя как идеальный газ с отношением теплоемкостей у = 1з- Это, однако, не означает, что у равновесного излучения 7 = /з, оно равно бесконечности (см. задачу 10.24). [c.213]

Таким образом, уравнение адиабаты для равновесного излучения имеет вид [c.87]

Зто — уравнение адиабаты для изотропного излучения, совершенно аналогичное уравнению адиабаты Пуассона для идеального газа. Постоянная адиабаты равна у = 4. [c.686]

Лучистый теплообмен разыгрывается на расстояниях, измеряемых длинами пробега излучения, которые обычно гораздо больше характерных длин для газовых процессов. Поэтому при рассмотрении структуры фронта можно исходить из уравнений гидродинамики идеальной жидкости, а скачок уплотнения рассматривать как математический разрыв, так же как и при изучении релаксационных процессов. Релаксацией для простоты также можно пренебречь и считать, что газ имеет постоянный показатель адиабаты. В этих предположениях уравнения гидродинамики для стационарного одномерного течения в волне в точности аналогичны уравнениям (1.15)—(1.18), с той лишь разницей, что в уравнении энергии добавляется член потока энергии излучения S и уравнение принимает форму [c.220]

Рассмотрим очень сильную ударную волну, распространяющуюся по холодному газу, и предположим, что потоки излучения по обе стороны фронта равны нулю. Предположим также, что за фронтом ударной волны излучение равновесно (не интересуясь здесь вопросом о процессе установления равновесия). Таким образом, мы рассматриваем задачу с чисто термодинамической точки зрения, как это обычно делается при выводе ударной адиабаты ). Подчеркнем, что мы рассматриваем нерелятивистский случай, когда скорости ударной волны и вещества гораздо меньше скорости света, и энергии вещества и излучения гораздо меньше энергии покоя вещества. Введем в уравнения сохранения потоков импульса и энергии на фронте ударной волны энергию и давление излучения за фронтом ev , Рх1 (см. 13 гл. I и 17 гл. II). Законы сохранения на фронте запишутся в виде [c.184]

Чтобы упростить задачу с целью выяснения роли излучения, будем считать, что газ обладает постоянными теплоемкостью и показателем адиабаты у и подчиняется обычному уравнению состояния [c.185]

Температура и относительный объем за фронтом волны Ту, tii связаны между собой уравнением ударной адиабаты (в переменных температура — объем), которое при учете давления и энергии излучения было выведено в 10 гл. III (формула (3.76)). Перепишем его здесь в виде [c.421]

Режим световой детонации. Решение исходной системы уравнений в одномерном случае, когда все излучение поглощается в области фронта ударной волны, можно довести до аналитического решения в случае, если задаться конкретным видом уравнений состояния, функции х(р, с) и интенсивности падающего лазерного излучения, Примем уравнения состояния в виде F = ер(у- 1), где у - эффективный показатель адиабаты, а функцию L зададим в виде [c.180]

Так как при адиабатном процессе 5 = onst, то с помощью формулы (10.74) находим уравнение адиабаты равновесного излучения КГ = onst или [c.213]

Так как при адиабатном процессе S = onst, то с помощьк> формулы (8.53) находим уравнение адиабаты равновесного излучения VP = onst, или [c.147]

Д", то мы получаем, что с течением времени V0 = onst. С точки зрения равновесного излучения, находящегося в земных лабораторных условиях, это — уравнение адиабаты. В нашем же случае нет ни поршней, нй стенок, обеспечива- заданную величину V Система поддерживается замкнутой (фотоны йз нее не выходят) силами находящихся в ней фавитируюших масс. [c.84]

Рассмотрим одномерное сферически-симметричное движение газа в поле сил тяготения в следуюгцих предположениях звезда описывается однозонной моделью [4], т.е. вегцество звезды однородно по составу и химические реакции и ядерные преврагцения вегцества не учитываются вегцество звезды — невязкий нетеплопроводный газ с уравнениями состояния е=р/[р(7 — 1)] и р = pRT. Показатель адиабаты Пуассона 7 = 5/3, поэтому не учитывается вклад излучения в давление. Считается, что таким уравнениям удовлетворяет вегцество звезд главной последовательности с массой порядка 20 солнечных. [c.418]

Величина в левой части уравнения (3.76), пропорциональная Т, представляет собой помноженное на /г отношение давления излучения к давлению вещества за фронтом ударной волны /гpvl/Pl Из (3.76) следует, что если давление излучения относительно мало, так что /гJЭvl/Pl 1, то к По, т. е. сжатие равно обычной величине ко = (у + 1)/(у— ) пределе очень сильной волны, когда кр 11р1 оо, сжатие к стремится к Аоо = = 7. Этого результата следовало ожидать, так как равновесное излучение с термодинамической точки зрения ведет себя как идеальный газ с показателем адиабаты у = 4/3 (см. 3 гл. II), соответствующим предельному сжатию в ударной волне, равному 7. [c.185]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...