Энтропия условная

Важное свойство диаграммы T—s — возможность графически определять количество тепла, подводимого к рабочему телу или отводимого от него. В ней по оси абсцисс откладываются значения удельной энтропии, а по оси ординат — абсолютная температура. За нуль энтропии условно принимается значение ее при 0° С = = 273,15 К и давлении 101 325 Па. [c.51]

При оценке внутренней энергии и энтропии условно примем их численные значения равными нулю при стандартной атмосфере и 0° С. Тогда по (9-8) [c.116]

Со вторым началом часто связывают представление о направленности времени. Следует обратить внимание, что асимметрия по отношению к прошлому и будущему закона возрастания энтропии для каждой конкретной системы в известной степени связана с отсутствием симметрии в самой постановке задачи. Начальное состояние неравновесно, но откуда оно взялось Если оно было приготовлено искусственно, то в прошлом система подвергалась воздействию извне, а в будущем — предоставлена самой себе. Если же предположить, что начальное неравновесное состояние возникло самопроизвольно в результате флуктуаций, то тогда можно рассуждать следующим образом. Флуктуация есть отклонение от равновесия, и, следовательно, до настоящего момента, когда равновесие нарушено, система была в равновесии. Соответствующий график изменения энтропии условно изображен на рисунке 18. Очевидно, что в целом изменение энтропии не обнаруживает асимметрии по отношению к прошлому и будущему. Поэтому нет простой связи между стрелой времени и возрастанием энтропии в ограниченных системах. [c.82]

При нанесении какого-либо процесса на координатную плоскость вТ необходимо знать абсолютное значение энтропии. Это значение, вообще говоря, может быть вычислено. Но для решения термодинамических задач в подавляющем большинстве случаев требуется определять только изменение энтропии в процессе. Поэтому вместо сложного вычисления абсолютных значений энтропии выбирают условный отсчет ее от какого-либо фиксированного состояния. Так, для идеального газа за начало отсчета энтропии принимают обычно нормальные физические условия (0° С и 760 мм рт.ст.), при которых энтропия условно считается равной нулю. [c.93]

Энтропия в случае непрерывного сигнала. Для непрерывных распределений вероятности также можно определить энтропию, условную энтропию и энтропию совместного события следующим образом ) [c.246]

Для идеальных газов условно принято считать энтропию равной пулю при нормальных физических условиях. [c.85]

Энтропия водяного пара отсчитывается от условного нуля, в качестве которого принимают энтропию воды при 0,01° С н при давлении насыщения, соответствующем этой температуре, т. е. при давлении 0,0006108 МПа. [c.174]

Возможны и другие способы осреднения параметров неравномерного потока. Однако очевидно, что при любом способе осреднения параметров неравномерного потока сохраняется только часть его суммарных характеристик и неизбежно утрачиваются некоторые свойства потока. Мы видели, что в первом случае при осреднении изменялась энтропия, во втором — импульс потока. Можно указать и на другие условности, связанные с процессом осреднения параметров. Так, пусть в исходном потоке статическое давление р одинаково но всему сечению. После замены действительных параметров средними вычисленное но и статическое давление р окажется иным, чем в исходном потоке. То же возможно и в отношении величины приведенной скорости, полного давления и др., если они постоянны по сечению исходного потока. Отсюда следует, что в каждом реальном случае необходимо выбирать такой способ осреднения, который наиболее полно отражал бы особенности поставленной задачи. Так, например, при вычислении потерь или к. п. д. рационально пользоваться осреднением параметров потока, при котором выполняется уело- [c.272]

Вследствие незначительной сжимаемости воды можно принять, что плотность воды при 0 С и любых давлениях есть величина постоянная, а о = 0,001 м /кг. Начало отсчета внутренней энергии энтальпии и энтропии берется от 0° С и соответствующего давления насыщения р == 0,00610 бар. При этих параметрах энтальпия, энтропия, а также внутренняя энергия воды берутся условно равными нулю s, = О, i = о, и = 0. [c.112]

Если было принято условно, что энтропия начального состояния БОДЫ So = о, то эта точка лежит на оси ординат на 273° выше абсолютного нуля. [c.116]

Понятие энтропии позволяет ввести очень удобную для исследования термодинамических процессов и циклов диаграмму состояний, в которой по оси абсцисс откладывают значения энтропии, по оси ординат — абсолютную температуру, условно принимают энтропию равной нулю в каком-либо состоянии тела. [c.51]

Р е ш е и и е. На рис. 11.9, б линиями 1-2 и 3-4 условно показаны процессы сжатия и расширения с учетом необратимости, приводящей к росту энтропии в адиабатических процессах. [c.134]

Все три программы условно делятся на две половины в первой рассчитываются энтальпия и энтропия водяного пара. в начале процесса (Ль Х ), а во второй — энтальпия влажного пара Лг по известной энтропии зз и давлению Р2. [c.252]

Принимая условно энтропию жидкости при температуре плавления So = О, впредь вместо изменения энтропии вещества будем говорить [c.35]

Поскольку в технической термодинамике необходимо знать только изменение удельной энтропии в том или ином процессе, некоторому ее определенному состоянию (например, Т = О К) условно приписывают значение, равное нулю. Тогда изменение удельной эн-тр опии в ходе процесса [c.20]

В отличие от теоретического цикла паросиловой установки, который состоит из обратимых процессов, действительные циклы протекают необратимо. Так, расширение пара в турбине происходит при наличии потерь, связанных главным образом с трением пара о стенки и с другими гидродинамическими явлениями, на преодоление которых затрачивается часть работы расширения. Работа трения превращается в теплоту, повышая удельную энтальпию пара в конечном состоянии от йз до Ягд- Поэтому действительный процесс адиабатного расширения пара в турбине, протекающий необратимо с увеличением энтропии, изображается не прямой 1-2, а условной кривой /-2д (см. рис, 5.7). [c.121]

Поэтому вычисление удельной энтропии производят от условно принятого состояния, в котором полагают i = 0. В некоторых случаях принимают, что при О К s = 0. [c.34]

Удельные энтальпия и энтропия являются функциями состояния, определяемыми с точностью до постоянной их отсчет производится от условно принимаемого состояния. В частности, удельные энтальпия и энтропия водяного пара принимаются равными нулю для жидкой фазы в тройной точке. [c.161]

Напомним, что при вычислении удельной энтропии водяного пара ее условно принимают равной нулю (sj —0) в тройной точке для жидкой фазы (7/ = 273,16 К для воды). Следовательно, в системе координат Ts тройная точка находится на оси температур при значении Т/г =273,16 К (0,0ГС) (рис. 11.9). Приращение удельной энтропии жидкости при повышении его температуры вдоль пограничной кривой от температуры Т /7 = 273,16 к до температуры Ts можно определить по формуле [c.165]

При определении энтропии 5 жидкости условно принимается, что 5о = 0 при То = 273,15 К (начало отсчета). В связи с этим для кипящей жидкости [c.35]

На основании формулы (6-6), учитывая, что энтропию воды при 0°С условно принято считать равной нулю, при любой другой температуре Т ее можно определить по формуле [c.105]

Уравнение (3,25) считается условно справедливым для неравновесного процесса при наличии локального равновесия. Это уравнение определяет энтропию, температуру, энергию и термодинамическое давление Р. [c.128]

В действительности процесс сжатия необратим и энтропия газа увеличивается на величину Asa. Условно этот процесс изображен пунктиром 1—3. Рассуждения в этом случае аналогичны. Работа, затрачиваемая на сжатие, изображается пл. 7—3—4—6 и может быть определена так [c.86]

При чрезвычайно эффективном охлаждении рабочей камеры можно приблизиться к изотермическому процессу, однако это не ликвидирует внутренние потери в реальном компрессоре и соответственное увеличение энтропии — As2, которое на фиг. 20 условно отложено вправо от т. 1. В данном случае затраченная работа изобразится пл. 9—5—4—7. Однако в действительности не удаётся достигнуть изотермического характера процесса и затраты работы ещё более увеличиваются. Процесс сжатия изображен на рис. 20 условно пунктиром 1—3, а величина затрачиваемой работы — пл. 9—6—1—3— 4—7. [c.87]

Первое положение показывает, что npiH Г = 0 уровни отсчета энтропии 5° и 5° Р совпадают, величина AS° в (6.33) должна равняться нулю и в этом уравнении остается тогда только одно неизвестное — AS. Конкретное значение постоянной Sq в (6.31) в этом случае несущественно, и его можно условно принять равным нулю (постулат Планка). [c.57]

Критерием равновесия является, таким образом, условный максимум энтропии для равновесия изолированной системы необходимо и достаточно, чтобы при всех возможных (не нарушающих постоянства энергии и внешних свойств) изменениях ее состояния вариация энтропии системы не была положительной. Под вариацией в этой формулировке -понимается, вообще говоря, полная вариация, V5, которая ооглаоно правилам дифференциального исчисления связана с вариациями различных -порядков малости бесконечным рядом VS = 65 + + 625/2 + 6 5/6-1-.... Это уточнение существенно для анализа устойчивости равновесного состояния и будет использовано в дальнейшем. Пока же можно ограничиться выражением критериев равновесия через вариации первого порядка малости. Тогда для изолированной системы [c.103]

Как известно (гл. V), при осреднении неравномерного потока в общем случае могут быть сохранены неизменными только три его суммарные характеристики. Однако для сверхзвукового потока с постоянной но сечению температурой торможения, каким является начальный участок нерасчетной струи идеального газа при отсутствии смешения, можно найти такие средние значения параметров в поперечном сечении, при переходе к которым од-еовременно с высокой степенью точности сохраняются значения расхода, полной энергии, импульса и энтропии при неизменной площади сечения. Эти средние значения параметров газа в поперечных сечениях начального участка струи и будем вводить в уравнения неразрывности, энергии, импульсов. Совместные решения этих уравнений поэтому будут также относиться к средним значениям параметров, а определяемая отсюда площадь сечения будет равна действительной площади соответствующих сечений струи. Почти все основные свойства потока при таком одномерном рассмотрении не изменяются и оцениваются правильно. Утрачивается лишь одно существенное свойство течения, а именно равенство статического давления на границах струи и во внешней среде поэтому приходится условно полагать, что в каждом поперечном сечении потока существует некоторое по- [c.409]

Линию наименьшей устойчивости В. К. Семенченко называет квазиспинодалыо. В точках квазиспинодали флуктуации достигают при данных условиях наибольшего значения и система превращается в смесь флуктуационных зародышей обеих граничных (далеких от этого состояния) фаз — квазифазу или мезофазное состояние , не теряя своей макроскопической однородности. Поскольку минимум устойчивости является поворотной точкой в отношении изменения свойств фаз, он до некоторой степени аналогичен точке фазового перехода второго рода и условно его можно считать за точку закритического перехода. При этом, конечно, не нужно забывать, что закритический переход происходит на конечном интервале Т, р п других термодинамических сил. Поэтому в условной точке закритического перехода не происходит скачков энтропии, объема и других j , а только их быстрое изменение. Работа и удельная теплота перехода также равны по этой причине нулю. Сами коэффициенты устойчивости изменяются также непрерывно, а не скачком в этом состоит отличие закритических переходов от ФП II рода по Эренфесту. [c.248]

На рис. 5.1 изображены условно необратимые адиабатные процессы расширения 1-2 и сжатия 2-1. При необратимом расширении внутри газа возникает теплота (5.2) — в результате процесс протекает с возрастанием энтропии. При осуществлении сжатия внутри газа, так же как и при расширении, возникаеттеплота — в результате процесс протекает с возрастанием энтропии следовательно, путем сжатия газ нельзя вернуть в исходное состоянпе. [c.58]

На рис. 7.2 представлена диаграмма Грассмана — Шаргута рассматриваемой компрессионной теплонасосной установки. Здесь видны все потери эксергии в элементах установки в результате протекающих в них необратимых процессов. Величина потери эксергии в каждом элементе установки соответствует уменьшению ширины полосы эксергии и условно изображается заштрихованным треугольником, переходящим в выгнутую стрелку >, (эксергетические потери в i-м элемензе установки). В установку подводится эксергия Е, равная электрической мощности электродвигателя 1, поскольку эксергия электрической энергии не характеризуется энтропией. В электродвигателе происходит потеря эксергии равная сумме потерь электрической энергии в машине и приводе. Следовательно, эксергия на выходе из электродвигателя El = E l — Dj. Эксергия на входе в компрессор Eh = Ef Ey, где v — эксергия паров теплоносителя, выходящего из испарителя V. Эта суммарная эксергия преобразуется в компрессоре в эксергию сжатых паров теплоносителя. Эксергия на выходе из компрессора Е и = Eii — D , где — эксергетические потери в компрессоре, причем Dk )д. Очевидно, эксергия на входе в конденсатор Е щ = Е . В конденсаторе будет потеря эксергии D , связанная с теплопередачей при конечной разности температур между теплоносителем и внешним приемником теплоты и поэтому эксергия на выходе из конденсатора Щи = Ц - De- Большая часть " этой эксергии отдается потребител/о в виде теплового потока повышенной температуры другая часть, равная Е т - Е", = Eiv, есть эксергия на входе в дроссель IV. При дросселировании теплоносителя возникает потеря эксергии от необратимости процесса Одр, вследствие чего эксергия на выходе из дросселя Ei = Е п — Одр. Эксергия на входе в испаритель Е = iV + Е где Щ — эксергия теплового потока, подводимого в испаритель из окружающей среды ее значение Е д = Q I — То/Т )л О, так как Г] То. По этой же причине и потери эксергии в испарителе на конечную разность температур также будут близки нулю. Следова1ельно, эксергия на выходе из испарителя Е = V. [c.311]

Условно считают, что при некоторых значениях параметров п удельная энтропия So = 0- Обычно для газов принимают = 273,15 К (О С), о= 101.325 кПа и v. RTjPo- [c.67]

Для очыскания точки процесса 1 а диаграмме по уравнению состояния и изнестным значениям аир определяют температуру Т и значе- ие энтропии 5. При этом допускается некоторая условность в выборе начала отсчета энтропии. Это не имеет практического значения, так как при расчетах используются только изменения энтропии процессов, а не ее абсолютные значения. Аналогичным образом определяются зна- [c.62]

Очложив от точки 2 (рис. 76, е) вверх Дг, можно найти на изобаре ра = = onst точку 2 состояния пара на срезе сопла при наличии трения. Знание 2 дает возможность определить действительную скорость ис-зечения по формуле (576). Действительный расход пара определяется 1UJ формуле (569) при удельном объеме, соответствующем точке 2. Линия 1-2 па рис. 76, е условно представляет собой процесс истечения пара при наличии трения (необратимая адиабата). As—увеличение удельной энтропии, вызванное необратимым процессом трения. [c.252]

На рис. 10-13 представлен процесс истечения пара на диаграмме s—i для случая, когда р2/Р1<Ркр и когда не учитывается трение струек пара друг о друга И о стенки сопла. Обратимому адиабатному истечению пара через расширяющееся сопло соответствует линия 1—2 и располагаемое теплопадение ho — i —i при суживающемся сопле пар расширяется в его пределах только до давления ркр, чему соответствует отрезок / — а и располагаемое теплопадение Лкр = 11 —1кр- В действительности ввиду наличия трения процесс истечения пара протекает необратимо и сопровождается увеличением энтропии поэтому на диаграмме s—t для расширяющегося сопла он условно отображается линией /—2 а для суживающегося сопла — линией 1 — а. В связи с этим полезное теплопадение уменьшается и для расширяющегося сопла составляет Лпол, а для суживающегося h (см. рис, 10-13). [c.114]

Пусть в цилиндре находится 1 кг воды при 0° С, а подвижный поршень оказывает на поверхность воды давление р = onst. Точка а характеризует начальное состояние, для которого Уо — удельный объем воды при 0° С. Значение энтропии при 0° С условно принимается равным нулю, т. е. s = 0. Отрезок а—Ь (в Т—s-диаграмме это логарифмическая кривая) соответствует подогреву жидкости от 0° С до температуры насыщения (кипения) Г . Точка h, для которой = О, характеризует начало кипения (парообразования) жидкости при у, s и Тц = +273,15. Отрезок Ь—с соответствует процессу парообразования при постоянной температуре Г . Точка с, для которой л = 1, характеризует конец парообразования и получение сухого пара с параметрами и", " и Т = t + 273,15. Процесс Ь — с протекает с двумя постоянными [c.55]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...