Температура классической термодинамике

Если между различными точками в системе существуют разности температур, давлений и других параметров, то она является неравновесной. В такой системе под действием градиентов параметров возникают потоки теплоты, вещества и другие, стремящиеся вернуть ее в состояние равновесия. Опыт показывает, что изолированная система с течением времени всегда приходит в состояние равновесия и никогда самопроизвольно выйти из него не может. В классической термодинамике рассматриваются только равновесные системы. [c.8]

Температура в классической термодинамике [c.14]

Итак, мы коротко обсудили, каким образом основные параметры состояния в классической термодинамике Т п 5 связаны с соответствующими параметрами 0 и И в статистической механике. Важная роль постоянной Больцмана к очевидна она обеспечивает связь между численными значениями механических (в классической или квантовой механике) и термодинамических величин. Здесь следует отметить еще одно уточнение величины температуры, вытекающее из уравнения (1.16). Температура является параметром состояния, обратно пропорциональным скорости изменения логарифма числа состояний как функции энергии для системы, находящейся в тепловом равновесии. Поскольку число состояний возрастает пропорционально очень высокой степени энергии, то определенная таким образом температура всегда будет положительной величиной. [c.22]

Перенос тепла излучением и оптическая термометрия тесно связаны, поскольку в обоих случаях необходимо иметь соотношение между термодинамической температурой и количеством и качеством тепловой энергии, излученной поверхностью. В конце 19 в. на основе только классической термодинамики и электромагнитной теории были получены два важных результата. Первый — закон Стефана (1879 г.), согласно которому плотность энергии внутри полости пропорциональна четвертой степени температуры стенок полости. Второй —закон смещения Вина (1893 г.), который устанавливал, что, когда температура черного тела увеличивается, длина волны максимума излучения Хт уменьшается, так что произведение ХтТ сохраняется постоянным. Доказательство закона Стефана основано на трактовке теплового излучения как рабочей жидкости в тепловой машине, имеющей в качестве поршня подвижное зеркало, и использовании электромагнитной теории Максвелла, чтобы показать, что действующее на поверхность давление изотропного излучения пропорционально плотности энергии. Закон Вина вытекает из рассмотрения эффекта Доплера, возникающего при движении зеркала. В обоих законах появляется постоянный коэффициент пропорциональности, относительно которого классическая термодинамика не могла дать информации. [c.312]

Учет релятивистской поправки к законам классической термодинамики приводит к выводу о неизотермичности равновесной системы в гравитационном поле температура зависит от величины потенциала поля Т=То( + [c.155]

Неравновесная термодинамика является сравнительно молодым и интенсивно развивающимся разделом теоретической физики. Она возникла в результате обобщения классической термодинамики на область малых отклонений системы от равновесия, когда проявляется линейная связь между причиной и следствием того или иного необратимого процесса, как например пропорциональность теплового потока градиенту температуры при теплопроводности. Начало построения термодинамической теории линейных неравновесных процессов принадлежит Л. Онзагеру (1931). В настоящее время эта теория получила статистическое обоснование и широко используется при изучении различных физических явлений. [c.7]

Подобно зависимости эмпирической температуры от выбора термометрического вещества в классической термодинамике. [c.150]

Неравновесные процессы возникают при наличии между различными частями системы конечных разностей значений таких параметров, как давление, температура, концентрации, электрический потенциал и др. С течением времени система возвращается в состояние термодинамического равновесия (dS = 0). Но классическая термодинамика не ответит на вопрос, как быстро термодинамическая система вернется в состояние равновесия. Для того чтобы термодинамика могла определить скорость процессов, необходимо расширить круг понятий и постулатов и ввести время в качестве независимой переменной. [c.234]

Классическая термодинамика оперирует с макроскопическими свойствами вещества (температура, давление, концентрация, внутренняя энергия, энтропия и т. д.) и не использует, вообще говоря, молекулярных представлений о веществе. Задача нахождения взаимосвязи между макроскопическими термодинамическими параметрами систем и свойствами составляющих их частиц (молекул, атомов, ионов), характером межчастичных взаимодействий составляет предмет статистической механики. Рассмотрение основ статистической механики выходит за рамки этой книги, и мы ограничимся лишь перечислением ряда ее заключений, необходимых для последующего изложения. [c.144]

Предполагается, что неравновесные состояния системы могут быть охарактеризованы значениями термодинамических функций (температура, давление, энтропия, внутренняя энергия и т. п.) взаимосвязь между которыми определяется уравнениями классической термодинамики. Напомним в связи со сказанным, что в классической термодинамике термодинамические функции определены лишь для равновесных состояний системы. Предположение о возможности распространения представлений классической равновесной термодинамики для описания неравновесных состояний локальных, но макроскопических, т. е. содержащих достаточно большое число частиц, частей всей системы представляет собой некоторый дополнительный постулат, носящий название ги- [c.173]

В 1954 г. Н. И. Белоконь предложил второе начало классической термодинамики разделить на два независимых начала, отражающих, с одной стороны, принцип существования абсолютной температуры и энтропии (второе начало термостатики) и, с другой — принцип возрастания энтропии и необратимости внутреннего теплообмена (второе начало термодинамики). [c.5]

Итак, второе начало классической термодинамики есть утверждение о существовании и возрастании некоторой функции состояния тел и сложных систем — энтропии. Дифференциал энтропии есть полный дифференциал дЗ, определяемый в обратимых процессах как отношение подведенного извне элементарного количества теплоты б(3 обр к абсолютной температуре тела Т [c.56]

В основе данного пособия лежит изложение классической термодинамики на основе I, II и III законов термодинамики. Вводится представление о нулевом законе , позволяющем дать понятия о температуре и термическом равновесии. Во втором издании (первое вышло в 1974 г.) при рассмотрении закона термодинамики [c.446]

Причины столь резкого расхождения приведенных положений классической термодинамики с бесспорными реальными фактами заключаются в классической концепции теплоты, положенной в основу классического анализа. Вопреки этому анализу подвод тепловой энергии в рабочую полость пневматического двигателя совершается посредством тепловой миграции при температуре подводимого рабочего вещества, близкой к температуре окружающей среды (атмосферы). В этих условиях с первых моментов этапа расширения рабочего объема создаются условия, при которых температура рабочего вещества становится ниже температуры окружающей среды. В результате чего [c.196]

В случае невысокой верхней температуры и достаточно высокого верхнего давления температура рабочего тела в конце фазы расширения может оказаться значительно меньше температуры внешней среды. Реальная возможность такого случая находится в явном противоречии с некоторыми положениями классической термодинамики и, в частности, с утверждением, что нижняя температура представляет температуру окружающей среды и поэтому является нерегулируемой а также не согласуется с указанным реальным случаем. Поэтому следует признать неправомерным [c.74]

В классической термодинамике эволюцию системы рассматривают как переход между термодинамическими равновесными состояниями. Понятие равновесия в этом случае, в отличие от механического равновесия (при котором как скорости, так и ускорения всех материальных точек равны нулю), относится к коллективным характеристикам системы в целом (давление Р, температура Т, концентрация химического компонента С). На рис. 1 схематически представлена открытая система, которая находится в термодинамическом равновесии, если ответственные за обмены с внешней средой характеристики имеют одинаковые значения в системе и во внешней среде. В простейшем случае это означает, что С, = С, , [c.10]

Первая теорема об обратимой работе, относящаяся к нециклическим процессам перехода между заданными устойчивыми состояниями, служит отправной точкой для обсуждения весьма важной проблемы из области классической термодинамики, известной под названием термодинамической доступности энергии (гл. 13— 15). Однако в настоящей главе эта теорема была использована лишь для доказательства второй теоремы об обратимой работе, в которой рассматривается частный случай аналогичного, но только циклического процесса. При этом было показано, что если такой процесс является полностью обратимым, то как суммарное количество полной работы, совершаемой в замкнутом цикле, так и суммарное количество тепла, обмениваемое с резервуаром, равны нулю. Важность этой теоремы станет более очевидной при рассмотрении абсолютного нуля термодинамической температуры (гл. 11) и при введении энтропии (гл. 12). В этой же главе мы воспользовались второй теоремой лишь в качестве основы для обсуждения интересного вопроса о том, насколько близко можно подойти к реализации гипотетических устройств, получивших в гл. 8 название нециклического и циклического вечных двигателей второго рода. Третья теорема об обратимой работе рассматривается в приложении Б в конце главы. [c.141]

Дав определение термодинамической температуры, теперь мы можем воспользоваться первой и второй теоремами об обратимой работе (разд. 10.4 и 10.8) и ввести понятие об энтропии, которая является очень важной и широко используемой характеристикой системы. К сожалению, в классической термодинамике энтропия возникает как весьма абстрактное понятие, и ее фундаментальное происхождение можно удовлетворительно объяснить лишь в рамках статистической термодинамики. Поэтому довольно нелегко понять физический смысл энтропии, однако некоторая практика в ее использовании и применении вскоре позволит если не достичь полного ее понимания, то по крайней мере познакомиться и научиться с ней обращаться. Ниже мы выясним, что к наиболее важным свойствам энтропии, делающим ее непременным рабочим инструментом в инженерном деле, относятся следующие [c.162]

Формула перемещений выводится с использованием термодинамического потенциала Гиббса, который для данной системы на основании принципа локального равновесия получается простым суммированием его плотности по элементам объема конструкции. Возможность подобного использования термодинамики для такого, по-существу, неравновесного состояния (неравномерное поле температур) основывается, как известно, на том, что время установления теплового-равновесия на много порядков больше времени установления механического равновесия. Это и даёт возможность использовать в данном случае методы классической термодинамики. [c.55]

Рассматриваются общие вопросы классической термодинамики принцип макроскопической необратимости и второй закон термодинамики энтропия и абсолютная температура критерии равновесия и устойчивости равновесие систем, СОСТОЯЩИХ из нескольких фаз. [c.2]

Приращение внутренней энергии в малой части объема среды трактуется в классической термодинамике как полный дифференциал по отношению к приращениям параметров процесса. Постулируется, что приращение тепла в малой части объема среды допускает интегрирующий делитель, названный в последующем абсолютной температурой, а следовательно, результат деления приращения тепла на этот интегрирующий делитель — энтропия — считается полным дифференциалом. Абсолютная температура вводится как функция эмпирической температуры. [c.324]

Принцип существования энтропии есть утверждение второго начала классической термодинамики о существовании некоторой функции состояния тел и сложных систем — энтропии дифференциал энтропии есть полный дифференциал dS), определяемый в обратимых процессах как величина отношения подведенного извне элементарного количества тепла (6Q 6p) к абсолютной температуре тела (Г) [c.54]

Математическое выражение принципа существования энтропии термодинамической системы эквивалентно описанию свойств этой системы, например, в построении принципа существования энтропии идеальных газов ( 4). На этом основании общее построение принципа существования энтропии в дальнейшем осуществляется на базе независимого симметричного постулата, сохраняющего силу при любом направлении необратимых явлений в изолированной системе ( 1). Введение понятия внутреннего теплообмена (6Q ) и математического выражения принципа сохранения энергии в форме первого начала термостатики (6Q=6Q + + bQ = dU+AbL) дает возможность обобщить математическое выражение принципа существования энтропии классической термодинамики (обратимые процессы) до уровня второго начала термостатики как математического выражения принципа существования энтропии и абсолютной температуры для реальных процессов любых термодинамических систем. [c.54]

В классической термодинамике (т. е. для покоящегося тела) термодинамические потенциалы — такие функции, нз которых все остальные функции состояния можно получить простым дифференцированием. Для тела рассматриваемого типа хорошо известным примером термодинамического потенциала является свободная энергия Гиббса С , которая считается функцией температуры (или холода ) и давления. [c.172]

Классическая термодинамика устанавливает связи экстенсивных параметров системы — энтропии 3, внутренней энергии II, объема V, массы f -гo компонента mk в п-компонентной системе — и интенсивных величин — температуры Т, давления р, химического потенциала f -гo компонента // , — в форме соотношения Гиббса [c.9]

Вторая группа уравнений представляет запись определенных физических законов, описывающих поведение конкретных материалов. Вид этих уравнений зависит от класса рассматриваемых материалов значения параметров, появляющихся в уравнениях, зависят от конкретного материала. Имеются в основном четыре уравнения этой группы. В недавнем весьма общем подходе Коле-мана [1—3]рассматриваются уравнения, в точности определяющие следующие четыре зависимые переменные внутреннюю энергию, энтропию, напряжение и тепловой поток. Этот подход будет обсуждаться в гл. 4. На данном этапе мы предпочитаем значительно менее строгий подход, в котором используются понятия, взятые из классической термодинамики. При таком упрощенном подходе по-прежнему используютсячетыреуравнения, описывающие поведение рассматриваемых материалов термодинамическое уравнение состояния, которое представляет собой соотношение между плотностью, давлением и температурой реологическое уравнение состояния, связывающее внутренние напряжения с кинематическими переменными уравнение для теплового потока, связывающее тепловой поток с распределением температуры уравнение, связывающее внутреннюю энергию с существенными независимы- [c.11]

Выше температура рассматривалась исключительно для макроскопических систем, причем поведению индивидуальных микроскопических частиц, составляющих такие системы, внимание не уделялось. Однако вскоре после возникновения классической термодинамики параллельно с ней стала разрабатываться кинетическая теория газов. Масквелл в 1859 г. и Больцман в 1869 г. получили формулы для распределения скорости или энергии в системе молекул, находящейся в тепловом равновесии. [c.20]

Верхняя граница применимости второго начала связана с ограничением применения термодинамики из-за ее второго исходного положения) к системам галактических размеров, поскольку у та их систем внутренняя энергия не аддитивна (так как вследствие дальнодействующего характера гравитациоиных сил энергия взаимодействия микроскопических частей космических систем сравнима с их внутренними энергиями), а понятия температуры и энтропии в классической термодинамике определены для аддитивных систем. Поэтому без обобщения исходных положений термодинамики для неаддитивных систем второе начало нельзя применять к большим участкам Вселенной и тем более ко Вселенной как целому. [c.72]

Второе начало классической термодинамики формулируется как объединенный принцип существования и возрастания некоторой функции состояния тел и сложных систем — энтропии (термин энтропия предложен Р. Клаузиусом en— в, внутрь и trope или tropos — обращение, путь в целом — обращение внутрь, мера обесценения энергии). Дифференциал энтропии есть полный дифференциал dS, определяемый в обратимых процессах как отношение подведенного извне элементарного количества теплоты SQ gp к абсолютной температуре Т. (в обратимых процессах внутренний теплообмен отсутствует, 5Q = 0). [c.47]

Дальнейшее обобщение и развитие энергетических концепций стали возможны на основе фундаментальных законов термодинамики. Трибосистема с позиций термодинамики необратимых процессов, как отмечалось выше, при определенных условиях является открытой термодинамической системой, обменивающейся энергией и веществом с окружающей средой. Известно, что в термодинамике неравновесных систем в отличие от равновесной термодинамики изучают изменения состояний, протекаюи ,ие с конечными, отличными от нуля скоростями. Предмет исследования - переносы массы, энергии, вызванные различными факторами, называемыми силами. Причиной возникновения потока всегда являются различия в значениях термодинамических сил температуры, давления и концентрации или их функции, т.е. перепады, или градиенты. Поэтому поток теплоты в трибосистеме появляется, если возникает градиент температуры, а поток вещества есть следствие наличия градиента концентрации и т.д. Следовательно, термодинамические силы представляют собой градиенты, характеризующие удаленность трибосистемы от термодинамического равновесия. Суть применения законов классической термодинамики к неравновесным системам заключается в предположении о локальном равновесии внутри малых элементов областей системы. Представление о локальном равновесии позволяет изучать больп1ое число практически важных неравновесных систем, к которым с полным основанием можно отнести и трибосистемы. При этом все уравнения сохраняют свою ценность по отношению к малым областям, а значит, и общность описываемых ими закономерностей. Так, уравнение Гиббса, показываюилее зависимость внутренней энергии U от энтропии S, объема и химических потен- [c.107]

Последнее означает, что для тела переменной массы оказывается неправомерным обычное положение классической термодинамики — температура тела увеличивается при росте его энергии. В случае многих каналов миграции теплоносителя квазиконтакт-ный теплообмен определяется зависимостью [c.30]

При указанном применении энтропии обнаруживается, что классическая оценка работоспособности тепла по энтропии не согласуется с оценкой работоспособности теила по температурному перепаду, также принятой в классической термодинамике. Например, такие несогласованности можно установить при анализе процесса генерации газа в манометрической бомбе (при сгорании твердого топлива) и процесса генерации пара в паровом котле. При одном и том же подводе тепла к некоторому постоянному количеству рабочего вещества, т. е. при одной и той же конечной (верхней) температуре рабочего вещества для конечного (верхнего) давления можно получить в принципе любые давления, применяя различные объемы рабочей полости. Переходя к малым объемам рабочей полости при неизменном количестве рабочего вещества, будем получать все возрастающие значения верхнего давления. В результате при таких переходах без привлечения каких-либо внешних энергетических воздействий должны констатировать уменьшение энтропии рабочего вещества при неизменном значении его температуры, вместо обычного положения об уменьшении энтропии при повышении температуры. В данном случае уменьшение энтропии рабочего вещества при росте верхнего давления имеет некоторую качественную согласованность с приведенной выше зависимостью для технической работоспособности тепла. [c.73]

При микроскопическом исследовании контакта деталей в условиях высоких нагрузок и температур установлена [56] возможность образования магмы-плазмы (рис. 5.2). Вгшимодействие микроконтактов происходит за очень короткое время (10" . .. 10 с), в течение которого к контакту подводится большая энергия. Для таких условий законы классической термодинамики не выполняются материал тонкого поверхностного слоя преобразуется, в результате в зоне соударения неровностей образуется магма-плазма процесс сопровождается эмиссией электронов. Об экзоэлектронной эмиссии при трении см. работу [151. [c.98]

В настоящей главе читатель получил представление об одном из наиболее трудных понятий классической термодинамики равновесных процессов, а именно об энтропии как одной из термодинамических характеристик системы. Установив, что ключом к энтропии как характеристики является первая теорема об обратимой работе (разд. 10.4), с ее помощью мы показали, что если в бесконечно малом внутренне обратимом процессе в систему, находящуюся при температуре Т, поступает количество тепла (dQr) revj ТО В6" личина ( Qr/7 )rev будет одинаковой для всех внутренне обратимых переходов между заданными начальным и конечным устойчивыми состояниями. Следовательно, эта величина соответствует изменению некоторой характеристики системы, т. е. изменению энтропии dS. Затем мы обсудили вопрос о том, имеет ли смысл изменение энтропии системы, если ее состояние изменяется в результате необратимого процесса. При этом было установлено, что для идентифицируемых начального и конечного устойчивых состояний вычисление изменения энтропии в процессе необратимого перехода вполне осмысленно, и его следует проводить путем использования альтернативного обратимого процесса перехода между теми же состояниями. [c.185]

В предлагаемой работе делается попытка классифицировать температурные эффекты и предложить схему для теорий, позволяющих дать прямую интерпретацию наблюдаемых особенностей необратимой деформации. Мы наметим процедуру построения простейшей неизотермиче.ской теории термопластического поведения материала в рамках классической термодинамики. Вводится соответствующий простой внутренний параметр. Для вывода уравнений, связывающих температуру, напряжение и скорость пластической деформации, применяется принцип наименьшего необратимого усилия принцип ортогональности Циглера).. Для упругопластинеских материалов с изотропным упрочнением, для которых при построении адекватной неизотермической теории достаточно ис пользовать один скалярный внутренний параметр, выведецы в явной форме определяющие уравнения. Анализ проводится в- рамках бесконечно малых деформаций и ограничивается теорией пластичности, не зависящей от скоростей. [c.204]

Второй закон термодинамики. Одной из основных и фундамен-талъных характеристик любой термодинамической системы является то, насколько она холодна или горяча в данный момент времени. Степень охлаждения или нагрева описывают с помощью понятия температуры. В классической термодинамике понятие температуры вводят для равновесного состояния термодинамической системы. При этом постулируют, что две системы, каждая из которых находится в равновесии с третьей системой, находятся в равновесии и между собой. Можно показать, что равновесие трех систем означает существование у них для задания состояния термодинамиче ской системы общего переменного, называемого температурой. Любая из этих трех систем может играть роль термометра, который показывает температуру на некоторой удобной, но произвольной шкале. Таким образом, температура Т — вещественное число, показываемое термометром. [c.74]

Последовательное рассмотрение процессов упругого деформирования и теплопроводности в их взаимосвязи возможно только на основе термодинамических соображений. Томсон (1855) впервые применил основные законы термодинамики для изучения свойств упругого тела. Ряд исследователей [Л. Д. Ландау и Е. М. Лифшиц (1953) и др.] с помощью методов классической термодинамики получили связанные уравнения термоупругости. Однако в рамках классической термодинамики строгий анализ справедлив лишь для изотермического и адиабатического обратимых процессов деформирования. Реальный процесс деформирования, неразрывно связанный с необратимым процессом теплопроводности, является в общем случае также необратимым. Термодинамика необратимых процессов, разработанная в последние годы, позволила более строго поставить задачу о необратимом процессе деформирования и дать единую трактовку механических и тепловых процессов, нашедшую отражение в работах Био (1956), Чедвика (1960), Боли и Уэйнера (1960) и др. В связи с этим более четко определилась теория термоупругости, обобщающая классическую теорию упругости и теорию теплопроводности. Она охватывает следующие явления перенос тепла теплопроводностью в теле при стационарном и нестационарном теплообмене между ним и внешней средой термоупругие напряжения, вызванные градиентами температуры динамические эффекты при резко нестационарных процессах нагрева и, в частности, термоупругие колебания тонкостенных конструкций при тепловом ударе термомеханические эффекты, обусловленные взаимодействием полей де( юрмации и температуры. [c.6]

Механическое и тепловое состояния среды в данный момент полностью описываются распределением деформаций 8г и температуры Г. Отсюда следует, что процесс изотермического изменения состояния является упруго и термодинамически обратихмым. С другой стороны, в рассматриваемых явлениях, происходящих с изменением температуры, имеют место два взаимосвязанных процесса — обратимый упругий и необратимый термодинамический. Последний вызван самопроизвольным и, следовательно, необратимым процессом переноса тепла посредством теплопроводности. Поэтому термоупругие возмущения не могут быть описаны в рамках классической термодинамики, справедливой для равновесных состояний. Здесь необходимо использовать соотношения термодинамики необратимых процессов [c.11]

Классическая термодинамика пользуется лишь понятиями внешнего баланса ЬQ , 64 ) в связи с этим и в целях упроще-шения терминологии первым началом термодинамики в дальнейшем называется выражение первого начала термодинамики по внешнему балансу (48) и (49), а первым началом термостатики — выражение первого начала термодинамики по балансу рабочего тела (50). Тот же принцип классификации используется и в дальнейшем принцип существования абсолютной температуры и энтропии, являющийся развитием первого начала термостатики и второго постулата, называется вторым началом термостатики, а соответствующее неравенство, вытекающее из классической системы внешних балансов и исходного постулата необратимости — вторым началом термодинамики. [c.35]

Однако одновременное введение положительных и отрицательных температур может быть сделано лишь при существенном расширении классической термодинамики. Так. Паунд и Парселл в 1951 г. показали, что ядерные спины в кристалле могут быть приведены в такое метастабильное состояние, которое наиболее естественно описывается как состояние термодинамического равновесия спиновой системы при отрицательной температуре. Рамзей (1956) показал, каким образом следует изменить положения термодинамики, чтобы учесть такие случаи. Но поскольку они наблюдаются довольно редко, мы исключим их в дальнейшем из рассмотрения и не будем менять формулировку основных принципов теории. Обсуждение состояний с отрицательной температурой проводится в приложении Г. [c.42]

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]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...