Столкновения и термодинамическое равновесие

При расчетах теплообмена излучением часто пользуются понятием о локальном термодинамическом равновесии, характеризующемся равновесными условиями распределения по энергетическим уровням атомов или молекул вещества при заданной температуре. Все радиационные характеристики элемента среды определяются при этом локальной температурой рассматриваемого элементарного объема, С такими условиями обычно сталкиваются на практике в тех случаях, когда электромагнитное поле, создаваемое вблизи тела посторонним источником излучения, слабо влияет на распределение по энергетическим уровням атомов или молекул вещества. Благодаря непрерывным колебаниям или столкновениям атомов и молекул вещества даже при поглощении некоторого количества энергии тело незначительно отклоняется от своего равновесного состояния. [c.9]

Результат (20.85) оказался возможным благодаря использованию в выводе уравнения переноса излучения гипотезы о локальном термодинамическом равновесии. Согласно этой гипотезе, каждый элементарный объем среды, имеющий произвольное температурное распределение, находится в состоянии термодинамического равновесия при температуре данного элемента среды. Е. Милн доказал, что условия локального термодинамического равновесия определяются теми эффектами столкновений, которые обусловливают процессы поглощения и излучения радиационной энергии. Таким условиям удовлетворяют поглощающие и излучающие среды, имеющие достаточно высокую оптическую плотность. Проинтегрируем интегро-дифференциальное уравнение (20.77) почленно ска-лярно в пределах телесного угла Q = 4n [c.514]

Внутренними процессами, компенсирующими нарушение равновесия при изменении состояния тела и восстанавливающими термодинамическое равновесие тела, являются, как мы видели, элементарные процессы обмена энергией при столкновении молекул. [c.16]

Ударная волна в газе с замедленным возбуждением некоторых степеней свободы. Обычно в газе для возбуждения некоторых степеней свободы требуется очень много столкновений частиц, и установление тер- модинамического равновесия в этих степенях свободы происходит сравнительно медленно. Так, например, при температурах порядка тысячи — двух тысяч градусов в молекулярном газе медленно возбуждаются колебания в молекулах. Между тем колебательная энергия в условиях термодинамического равновесия вносит существенный вклад в полный запас внутренней энергии газа и, следовательно, состояние возбуждения колебательных степеней свободы заметным образом сказывается на внутренней энергии газа и температуре. Вращения в молекулах при температурах [c.214]

При высоких давлениях в плазме (более 10 мм рт. ст.) возрастает число столкновений, увеличивается обмен энергией между электронами, ионами и молекулами, в результате чего температура выравнивается и плазма становится изотермической. Механизм химических реакций в изотермической плазме не отличается от механизма реакций, протекающих при высокой температуре, полученной в системе другим способом. В этом случае можно производить расчеты на основании закономерностей термодинамического равновесия [351. [c.110]

Однако между диффузией атомов и диффузией квантов имеется существенное различие. Атом при столкновении не исчезает, а лишь меняет направление своего движения (произвольным образом, в случае изотропного рассеяния) длина пробега, входящая в коэффициент диффузии, есть длина пробега по отношению к столкновениям. Квант же, пройдя в среднем расстояние 1у, поглощается веществом, и в условиях термодинамического равновесия вещества его энергия вследствие столкновений атомов, электронов и т. д. распределяется в веществе в соответствии с законами статистического равновесия. В месте поглощения испускаются новые кванты разных частот и в произвольных направлениях. Рассматривая процесс диффузии квантов данной частоты, мы выделяем среди вновь рожденных только кванты той же самой частоты. Процесс идет так, как будто бы квант летел, поглотился, а затем снова родился , причем после рождения с равной вероятностью может лететь в любом направлении, что и соответствует процессу изотропного рассеяния атомов при столкновениях ). [c.128]

Возбуждение каждой из степеней свободы ) и установление термодинамического равновесия требуют некоторого времени, масштабом которого служит так называемое время релаксации. Времена релаксации для возбуждения различных степеней свободы часто очень сильно различаются, поэтому возможны такие условия, когда термодинамическое равновесие устанавливается не во всех, а только в части степеней свободы. Скорее всего равновесие устанавливается в поступательных степенях свободы частиц. Если в начальный момент существовало какое-то произвольное распределение атомов или молекул по скоростям, то уже после немногих упругих соударений частиц с близкими массами распределение по скоростям в этих частицах становится максвелловским. Установление максвелловского распределения происходит в результате обмена импульсом и кинетической знергией частиц, причем при столкновениях частиц с не сильно различающимися массами они обмениваются импульсом и энергией, которые в среднем такого же порядка, что и сами импульсы и энергии соударяющихся частиц. Поэтому время релаксации для установления максвелловского распределения в частицах данного сорта или в частицах разных сортов, но с близкими массами, имеет порядок среднего времени между газокинетическими столкновениями [c.298]

Здесь и, Г, и — локальные значения плотности, температуры и средней скорости. Для максвелловской функции распределения имеем полное локальное равновесие, т.е. 81 (/о) = 0. Но если п, Т, и являются функциями координат и времени, то левая часть (32) при подстановке /=/о не обратится в нуль. Это значит, что полного термодинамического равновесия нет, хотя член столкновений интенсивно пытается это равновесие установить. Нетрудно заметить, что изменение величин п, Т, и во времени должно подчиняться определенным связям, налагаемым самим видом уравнения (32). Дело в том, что член столкновений устроен таким образом, что он сохраняет число частиц, их суммарный импульс и суммарную энергию. Поэтому и левая часть уравнения (32) должна подчиняться этим ограничениям. [c.35]

Уравнения идеальной газодинамики тем точнее, чем больше 81 (/), т.е. чем чаше происходят столкновения между атомами. Математически это означает, что уравнения гидродинамики представляют собой асимптотическую форму уравнения Больцмана при 81 оо. Столкновения сами по себе выделили нам набор величин и, Т, и, превратившихся в динамические переменные. Их можно назвать параметрами порядка, поскольку они служат основной характеристикой локального термодинамического равновесия. [c.36]

Плазменные колебания в некотором смысле напоминают звуковые волны, ибо они также связаны с колебаниями плотности частиц. Однако их физическая природа и закон дисперсии совершенно другие. Существование обычных звуковых волн обусловлено частыми столкновениями между частицами эти столкновения ведут к восстановлению локального термодинамического равновесия. Если попытаться изменить концентрацию частиц в некоторой точке, то частые столкновения частиц будут играть роль восстанавливающей силы, противодействующей любому такому изменению. Таким образом, звуковая волна может существовать, если в течение одного [c.137]

Равновесная функция удовлетворяет кинетическому уравнению, обращая интеграл столкновений в нуль. В случае, когда равновесие нарушено, функция распределения п отличается от равновесного значения и должна быть найдена решением кинетического уравнения. Эта в общем случае неразрешимая задача упрощается для слабо неравновесных состояний, в которых отклонение от состояния равновесия мало. Отклонение от состояния равновесия в этом случае полностью определяется заданием первых производных от скоростей и и термодинамических переменных по координатам, величины которых предполагаются малыми. Другими словами, скорости v и и термодинамические переменные медленно меняются вдоль системы, так что в кинетическом уравнении всеми старшими производными и степенями первых производных можно пренебречь. [c.110]

Мы сохраняем основные черты нашего общего представления о столкновениях, описанного в гл. 1, но теперь сформулируем их более точно в виде совокупности предположений, называемых приближением времени релаксации . Мы продолжаем считать, что за бесконечно малый интервал времени вероятность столкновения электрона равна йЫх, но учитываем теперь возможность того, что частота столкновений зависит от пространственных координат, волнового вектора и номера зоны электрона т = т (г, к). Столкновения приближают систему электронов к локальному термодинамическому равновесию это отражено в следующих дополнительных предположениях. [c.246]

Предположим, что вдоль оси х в кристалле диэлектрика приложен небольшой градиент температуры (фиг. 25.3). Как и в модели Друде (см. т. 1, стр. 21), мы считаем, что локальное термодинамическое равновесие поддерживается просто благодаря столкновениям. Фононы, испытавшие столкновение в точке х, вносят в неравновесную плотность энергии вклад, пропорциональный равновесной плотности энергии при температуре Т х), т. е. и х) = I (д )]. Каждый фонон в данной точке дает вклад в плотность теплового потока в направлении X, равный произведению д -компоненты его скорости на его вклад в плотность энергии ). Однако средний вклад фонона в плотность энергии зависит от положения точки его последнего столкновения. Поэтому существует корреляция между тем, откуда пришел фонон (т. е. направлением его скорости), и его вкладом в среднюю плотность энергии в результате суммарный поток тепла оказывается отличным от нуля. [c.127]

В силу условия б столкновения происходят настолько быстро, что в каждый момент времени возникает локальное состояние термодинамического равновесия, в котором мгновенные локальные плотность, давление и температура связаны между собой равновесным уравнением состояния однородного газа. Законы сохранения (условие а ) существенны для установления такого равновесия. Особенно важен закон сохранения импульса, так как требуется, чтобы мгновенное локальное равновесное распределение имело отличный от нуля суммарный импульс (иногда при этом говорят о локальном равновесии в движущейся системе отсчета ), без чего осцилляции не могли бы распространяться. [c.134]

Для описания процессов взаимодействия тяжелых и средних ядер прибегают к различным макроскопическим моделям, являющимся развитием модели жидкой капли и использующим законы гидродинамики. Можно показать, что и в ядрах существуют ударные сверхзвуковые волны, распространяющиеся в ядерной материи от места взаимодействия сталкивающихся ядер точно так же, как это имеет место в жидкости. Предполагается, что эти ударные волны могут приводить к сильному нагреву ядерной материи, ее вскипанию и испарению. Гидродинамические модели оказались весьма успешными при описании процессов столкновения тяжелых ионов. Это несколько удивительно, так как в них используются такие термодинамические величины, как температура и давление, имеющие смысл лишь для систем, близких к состоянию термодинамического равновесия. [c.247]

Точно так же в случае, если в газе можно выделить области, размеры которых превосходят длину свободного пробега молекул газа, то в каждой из них вводятся средние для данной области величины (средняя скорость теплового движения частиц, плотность, кинетическая энергия и т. д.). При этом говорят, что имеет место локальное термодинамическое равновесие (ЛТР). Благодаря столкновениям частицы обмениваются импульсом, энергией и за времена порядка времени свободного пробега т (практически за 2—3 столкновения при одинаковой массе частиц т) приходят к равновесному (максвелловскому) распределению. В этом случае частицы можно характеризовать температурой Т, определяющей среднюю кинетическую энергию частицы [c.57]

Можно также отметить, что при термодинамическом равновесии поле излучения должно было бы описываться распределением Планка (3.2). В нижних слоях плотность атмосферы достаточно велика для того, чтобы гарантировать (за счет столкновений) справедливость равновесных распределений (3.75) и (3.76) молекул по скоростям и внутренним состояниям. Однако в случае поля излучения это не так. [c.96]

В газах благодаря большому числу столкновений между молекулами быстро устанавливается равновесное состояние. В разреженной плазме столкновения редки и вероятность установления равновесного состояния меньше, причем она падает с увеличением температуры. Плотная и, в частности,слабо ионизированная плазма должна находиться в состоянии термического равновесия. Разреженная, полностью ионизированная плазма может находиться длительное время в неравновесном состоянии в этой плазме термодинамическое описание состояния непригодно. [c.229]

Термодинамическое (тепловое) равновесие и столкновения 122, 246 [c.445]

Чтобы установить химическое состояние в критической области пограничного слоя, необходимо оценить параметр скорости рекомбинации i, который представляет собой отношение времени диффузии атомов через пограничный слой к характеристическому времени жизни атомов. Если i > 1, то химические реакции протекают быстрее, чем диффузия атомов. Следовательно, диффундирующие частицы находятся в локальном химическом и термодинамическом равновесии. Наоборот, если < 1, то диффузия играет доминирующую роль и течение является замороженным. Параметр j, впервые введенный Фэем и Ридделлом [18) для модели рекомбинации за счет тройных столкновений, может быть связан со свойствами на границе пограничного слоя следующим соотношением [c.378]

Пусть атомарный газ находится в замкнутом объеме при изотермических условиях. В том же объеме присутствует, естественно, и электромагнитное поле, обусловленное тепловым излучением. Как было выяснено в главе XXXVI, рассматриваемая система, состоящая из газа и теплового излучения, будет находиться в термодинамическом равновесии, если газ и излучение обладают одной и той же температурой, атомы подчинены распределению Максвелла—Больцмана, а излучение — формуле Планка. Однако термодинамическое равновесие системы не означает, что энергия каждого атома газа сохраняется неизменной. Между атомами и полем осуществляется постоянный обмен энергией. Атомы излучают и поглощают фотоны, переходя из одних состояний в другие происходит и обмен импульсами между атомом и полем — импульс изменяется в процессе испускания и поглощения фотона (см. 184). Между атомами газа осуществляется также обмен импульсами и энергией при их столкновениях между собой. Однако ни один из этих процессов не нарушает термодинамического равновесия системы в целом и соответствующих ему законов распределения атомов по энергиям и скоростям, равно как и распределения энергии излучения по спектру. [c.735]

Отрицательное поглощение возможно лишь при неравновесном распределении атомов по уровням, когда верхние уровни относительно больи1е заселены, чем это имеет место при наличии термодинамического равновесия. При электрическом разряде в газах низкого давления и при наличии примеси, столкновения с атомами которой разрушают более низкие энергетические состояния или, наоборот, ведут за счет ударов 2-го рода к селективному заселению высоких уровней, возможно такое отступление от равновесия (см. стр. 463). Это позволяет экспериментально наблюдать отрицательное поглощение при свечении газов [c.418]

Необходимо отметить некоторые недоразумения, которые встречались по поводу этого случая возбуждения в более старых литературных источниках, а именно иногда считалось, что термический характер возбуждения специфически связан с возбуждением при столкновениях нейтральных атомов и молекул, совершающих тепловое движение. Наличие в светящемся объеме свободных электронов или других заряженных частиц, как предполагалось, нарушает тепловой характер возбуждения. В действительности он обусловливается лишь наличием термодинамического равновесия независимо от того, при столкновении с какими частицами происходит возбуждение атомов. При этом обычно рассматриваются случаи неполного равновесия, в том смысле, что в источнике света отсутствует равновесие с излучением. Равновесие считается выполненным лишь по отношению к движению частиц всех сортов и их распределению по энергетическим уровням. Другими словами, считается, что частицы всех сортов движутся со скоростями, распределенными по закону Максвелла с одним и тем же значением температуры Г, и что они распределены по энергетическим уровням по закону Больцмана с той же температурой Т. Тогда, при одновременном отсутствии равновесия с излучением, интенсивность линий, для которых самопоглощение не играет заметной роли, выражается формулой (2). Излучатель, удовлетворяющий формуле (2), называется больцмановским излучателем. При возрастании оптической плотности, когда сказывается самопоглощение света, больцманов-ский излучатель начинает переходить в планковский излучатель. ) [c.428]

Благодаря тепловому движению молекул, сопровождающемуся хаотическими столкновениями, при любой температуре в газе можно обнаружить как очень медленные, так и очень быстрые молекулы. Закон распределения молекул по скоростям Максвелла справедлив для однородного одноатомпого идеального газа в условиях термодинамического равновесия п отсутствия внешних сил. [c.205]

Указанное допущение наверняка справедливо при малых числах Кнудсена. До каких именно значений чисел Кнудсена при решении задач теплообмена эти уравнения справедливы с достаточной точностью, неизвестно. Единственным критерием здесь является эксперимент. Некоторой опорной точкой служит предельный случай больших чисел Кнудсена. В этом случае член, учитывающий столкновения молекул в уравнении Больцмана, отбрасывается и решение этого уравнения дается распределением Максвелла, с помощью которого при известных предположениях о характере взаимодействия молекул с поверхностью могут быть найдены тепловые потоки. Мы в дальнейшем ограничимся рассмотрением некоторых задач конвективного теплообмена при наличии термодинамического равновесия. [c.36]

Такой интеграл столкновений был получен Балеску [31, Лонар-дом [4] и для слабых отклонений от термодинамического равновесия Константиновым и Перелем [5] (вывод квантового интеграла столкновений см. [6]). Сравнение полученного результата с интегралом столкновений Ландау показывает, что н формуле (55.14) учитывается тот факт, что поле движущегося заряда в плазме отличается от кулоновского поля, а соответствующее отличие определяется диэлектрической проницаемостью, характеризующей динамическую поляризуемость плазмы. [c.239]

Отличие этого интеграла столкновений от получаемого при пренебрежении эффектами динамической поляризации заключается в том, что вероятность перехода определяется матричным элементом не кулоновского потенциала заряда в вакууме, а электрическим потенциальным полем заряда в среде (ср. формулу (31.16)). Такой интеграл столкнопений был получен в работах [6,24] и (для слабых отклонений от термодинамического равновесия) в работе [5] (см. также книги [25, 291). В пределе й = О полученный интеграл столкновений переходит в классический, найденный в 55. [c.266]

Экспериментальные данные подтверждают тот факт, что вращения возбуж даются легко. За исключением Нз и Da, вращательная энергия молекул достигает своего равновесного классического значения кТ (у двухатомных молекул) после десятка газокинетических соударений. Времена вращательной релаксации на опыте измерялись главным образом путем изучения дисперсии и поглощения ультразвука (об этом методе см. 3, 4 гл. VIII). Они находятся в качественном согласии с измерениями Хорнига и Грина [1—3] толщины фронта слабых ударных волн по отражению света (об этом методе см. 5 гл. IV). Некоторые данные о временах вращательной релаксации и числе столкновений, необходимых для установления термодинамического равновесия во вращательных степенях свободы молекул, приведены в табл. 6.1. Более подробные данные с многочисленными ссылками на оригинальные работы можно найти в обзорах [c.301]

Легко видеть, что оценка (1.34) качественно не меняется (как и аналогшшые оценки для подвижности и коэффициента диффузии в предыдущем параграфе), если помимо поступательного движения молекул учитывать также и их вращение. Действительно, в силу классичности вращения соответствующий вклад в теплоемкость молекулы имеет такой же порядок величины, что и от поступательного движения молекулы (а именно, порядка единицы). Это утверждение тесно связано с хорошо известным законом равнораспределения в классической термодинамике. Градиент температуры создает диссипативный процесс в газе в рассматриваемый объем газа посредством теплопроводности привносится теплота. Если этот градиент перестать поддерживать извне, газ переходит в состояние термодинамического равновесия, т. е происходит выравнивание температуры. Характерные времена такого процесса тт на длине I имеют порядок /У, где V—направленная скорость молекулы вдоль оси х. Из приведенного вывода ясно, что для V остается справедливой та же оценка (1.12), что была в случае диффузии. Тогда для времени выравнивания температуры тг получаем оценку Как видно, Тт велико по сравнению с временем г=1/ свободного пробега. Отметим, что время свободного пробега характеризует релаксацию по энергии, так как при каждом столкновении изменение энергии молекулы имеет порядок самой энергии. [c.17]

Мы не старались обосновать эти допущения. Их применяют лишь постольку, поскольку они наиболее простым образом учитывают как наличие столкновений, так и то обстоятельство, что именно столкновения в конечном счете приводят к установлению термодинамического равновесия. В действительности в деталях подобные допущения явно несправедливы. Частота столкновений электрона сильно зависит от распределения других электронов (даже в приближении независимых электронов), поскольку в силу принципа Паули электроны в результате рассеяния могут переходить лишь на пустые электронные уровни. Кроме того, распределение электронов после столкновения также зависит от электронной функции распределения — не только за счет принципа Паули, из-за которого допустимы не все конечные уровни, во и из-за того, что суммарный выход после столкновевий зависит от формы входа , а она определяется функцией распределения. [c.313]

Следовательно, аналог звука в газе фононов существует лишь при очень низких емпературах, когда частота нормальных столкновений значительно превосходит частоту столкновений с перебросами при этом частота такого звука лежит между частотами столкновений указанных двух типов. Подобное явление, называемое вторым звуком, можно рассматривать как колебания локальной плотности числа фононов (аналогично тому, как обычный звук есть колебания локальной плотности молекул) или же как колебания локальной плотности энергии, что, возможно, более уместно в случае фононов (так как их основное свойство состоит в том, что они переносят энергию). Поскольку локально-равновесные плотность числа фононов в кристалле и их энергия однозначно определяются локальной температурой, второй звук должен проявляться как волновое колебание температуры. Условия для его наблюдения наиболее благоприятны в твердых телах с очень высокой изотопической чистотой (так как любое отклонение от идеальной решетки Бравэ, включая случайное присутствие ионов с иной изотопической массой, приводит к столкновениям, в которых не сохраняется квазиимпульс), а также с достаточно сильными ангармоническими членами (поскольку для поддержания локального термодинамического равновесия требуется высокая частота нормальных столкновений фононов). В силу этих соображений наиболее подходящими для наблюдения второго звука оказываются твердый гелий и фторид натрия. Экспериментально установлено, что в обоих кристаллах распространение теплоьих импульсов действительно происходит со скоростью, предсказываемой волновым уравнением для второго звука, а не осуществляется путем диффузии, что имело бы место при обычной теплопроводности ). Предсказание и обнаружение вюрого звука стало одним из крупных успехов теории колебаний решетки. [c.135]

Быстрые нейтроны, проникая внутрь среды, мало их поглощающей, в результате повторяющихся актов рассеяния на ядрах, входящих в состав атомов среды, постепенно теряют свою энергию и после некоторого числа столкновений термализуются , т. е. приходят в состояние термодинамического равновесия со средой, как это происходит с молекулами газа. При последующих столкновениях нейтроны теряют в среднем столько же кинетической энергии, сколько они ее приобретают, так что состояние системы становится стационарным. [c.249]

В постоянном магнитном поле с Н р = О эти решения были получены в [7.14]. В [7.13] они были исследованы для случая = О в поле постоянного тока /q, = onst. Это решение интересно тем, что оно может реализоваться в центральной части z -пинча, где нет продольного магнитного поля. Они, возможно, наблюдались в виде светящихся точек на конечной стадии, мощных электрических разрядов в z-пинчах [7.15]. На этой стадии в разряде появляется много тяжелых примесей, которые дают излучение в рентгеновском диапазоне частот. Во многих работах отмечалось, что это излучение выходит не из всего объема, а из отдельных участков очень малых размеров (порядка Го). Чтобы объяснить такое излучение в предположении, что плазма находится в термодинамическом равновесии, приходится допускать, что плотность частиц в светящихся точках на несколько порядков больше плотности твердого тела. Другое объяснение этого явления состоит в следующем. В результате неустойчивости в плазме образуются упомянутые тороидальные вихри размером порядка Го. Захваченные в таких вихрях электроны далеки от термодинамического равновесия. Возможно, что при усилении или затухании такого вихря, сопровождающегося появлением компонента электрического поля вдоль В, происходит образование убегаюшрйх электронов с энергиями, намного превьш1ающими энергию фоновых электронов. Легко видеть, что наличие малого количества таких электронов при столкновениях с тяжелыми примесями может привести к появлению рентгеновского излучения такой же интенсивности, как и в случае плазмы большой плотности с максвелловским распределением по скоростям. [c.175]

В XX в. наши представления о частицах и полях были объединены современной квантовой теорией поля. Согласно квантовой теории поля, все частицы представляют собой возбуждения квантовых полей. Мы знаем теперь, что электромагнитные поля связаны с частицами, которые назьтаются фотонами, хотя они и обладают волновой природой. Другие поля, например поля, связанные с ядерными силами, также имеют соответствующие частицы. Подобно тому, как фотоны испускаются или поглощаются молекулами, совершающими переход из одного состояния в другое (рис. 2.1) (согласно классическим представлениям такие процессы соответствуют испусканию или поглощению энергии), при взаимодействии частиц высокой энергии происходит спонтанное испускание или поглощение таких частиц, как электроны, мезоны и протоны. Одно из наиболее замечательных открытий современной физики заключается в том, что для каждой частицы есть античастица. При столкновении частицы со своей античастицей обе частицы аннигилируют, и их энергия превращается в другие формы, например в фотоны. Все это расширило наше знание о возможных состояниях вещества. При тех температурах, которым соответствует наш повседневный опыт, столкновения молекул сопровождаются испусканием фотонов, но не других частиц. При достаточно высоких температурах (больше 10 ° К) в результате столкновений могут появиться не только фотоны, но и другие частицы. Рождение частиц часто происходит парами частица—античастица (рис. 2.2). Таким образом, существуют состояния вещества, в которых происходит непрестанное рождение пар частица — античастица. В этом состоянии материя (вещество) есть не что иное, как сильно возбужденное состояние поля. Понятия термодинамического равновесия и термодинамической температуры применимы и к такому состоянию. [c.47]

Т. и. возникает в условиях детального равновесия в в-ве (см. Детального равновесия принцип) для всех безызлучательных процессов, т. е. для разл. типов столкновений ч-ц в газах и плазме, для обмена энергиями электронного и колебат. движений в те. телах и т. д. Равновесное состояние в-ва в каждой точке пр-ва — состояние локального термодинамического равновесия (ЛТР) — при этом характеризуется значением темп-ры, от к-рого зависит Т. и. в данной точке. [c.745]

Последовательность изменений состояния системы составляет термодинамический процесс. Любой процесс изменения состояния системы представляет собой отклонение от состояния равновесия. Нарушение равновео(ия приводит к возникновению внутри системы процессов, противодействующих отклонению от состояния равновесия. Внутренними процессами, компенсирующими нарушение равновесия и восстанавливающими его, являются элементарные процессы обмена энергией, импульсом, веществом и т. п. при столкновении составляющих тело элементарных частиц. [c.19]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...