Тепловое равновесие

При Т = Т 2 термический КПД цикла равен нулю. Это указывает на невозможность превращения теплоты в работу, если все тела системы имеют одинаковую температуру, т. е. находятся между собой в тепловом равновесии. [c.24]

В условиях теплового равновесия энергия, испускаемая г-й плоскостью в системе из Л +2 поверхностей, должна быть равна поглощаемой ею части приходящего из системы потока. Так как для серых поверхностей, образующих модель, т = оТ, из уравнений баланса энергии для всех плоскостей можно составить следующую систему уравнений относительно Г, при известных Гст и Тел.- [c.163]

Цель данной книги — изложение основных принципов термометрии в интервале от 0,5 до приблизительно 3000 К. В течение последних 25 лет по этому вопросу накоплен весьма богатый опыт, и настало время объединить полученные результаты и обсудить достигнутые успехи. Большая часть работ последних лет относилась к низкотемпературной термометрии ниже приблизительно 30 К и их результаты послужили основой Предварительной температурной шкалы 1976 г. от 0,5 до 30 К. Таким образом, температура 0,5 К оказалась удобной нижней границей интервала температур, обсуждаемого в книге. Верхняя граница не обладает такой же определенностью, поскольку термометрия по излучению, рассматриваемая в гл. 7, может быть в принципе распространена на сколь угодно высокие температуры и достаточно лишь теплового равновесия в системе, температура которой измеряется. При всем разнообразии условий в термометрии, охватывающей интервал от температур жидкого гелия до точки плавления платины, общими являются требования теплового равновесия и теплового контакта с термометром. Эти требования неизменно присутствуют при всех термометрических работах и всех температурах на протяжении данной книги. Ясное понимание физических основ каждого из различных методов термометрии представляется обязательным для детального обсуждения их принципов, точности, интервала применения и ограничений. По этой причине каждой из основных глав предпослано краткое изложение физических основ метода в той мере, в какой это требуется для теории и практики термометрии. [c.9]

Температура представляет собой величину, позволяющую описывать тепловое равновесие между двумя системами, находящимися в тепловом контакте. Такое понимание температуры требует дополнительных разъяснений и определения ряда параметров, которые будут введены позднее, однако оно уже может служить основанием для термометрии. Введены важные понятия теплового контакта и теплового равновесия, но пока соверщенно не ясно, каким образом можно сопоставить температуре какие-либо численные значения. Однако прежде чем приступить к выяснению этого вопроса, остановимся несколько подробнее на природе самой величины. [c.11]

Для правильного понимания термометрии очень важно ясно представлять себе, что понимается под тепловым равновесием и тепловым контактом. Мы определим оба понятия, исходя из представлений, которые, строго говоря,справедливы лишь в некотором идеализированном мире, где возможно и изолировать некоторую систему и в то же время наблюдать ее приближение к конечному состоянию теплового равновесия. Однако и в реальном мире можно, соблюдая необходимые предосторожности, сколь угодно близко подойти к идеализированным условиям, и это служит одной из основ для применения классической термодинамики. Всегда можно представить себе такую реальную систему, которая в одном или нескольких отношениях (но не во всех) приближается к тем идеальным системам или условиям, для которых формулируются основные законы термодинамики. В этих случаях все предсказания классической термодинамики подтверждаются без исключения. [c.13]

Если каждая из двух систем находится в состоянии теплового равновесия с третьей, то они находятся в тепловом равновесии между собой. [c.14]

Если три или более системы приведены в тепловой контакт друг с другом и все вместе находятся в состоянии теплового равновесия, то любые две из них отдельно взятые системы находятся в тепловом равновесии друг с другом. [c.14]

Выше упоминалось, что состояние теплового равновесия изолированной системы полностью описывается лишь небольшим числом параметров. Эти физические величины имеют определенное значение для каждого теплового состояния, и в термодинамике они называются параметрами (или переменными) состояния, или термодинамическими параметрами (или переменными). Если выбрать совокупность независимых параметров так, чтобы она была необходимой и достаточной для описания термодинамического состояния, то остальные параметры, характеризующие состояние, являются функциями выбранных параметров. Число независимых параметров, необходимых для описания равновесного состояния системы, определяется эмпирическим путем. [c.14]

Среди термодинамических параметров, описывающих тепловое состояние системы в тепловом равновесии, имеется один, обладающий особым свойством всегда принимать одинаковое значение в различных системах, находящихся в тепловом равновесии друг с другом. Этот параметр называется температурой. Таким образом, все системы, находящиеся в тепловом равновесии друг с другом, обладают одинаковой температурой и все системы, находящиеся порознь в тепловом равновесии и обладающие одинаковой температурой, будучи приведены в тепловой контакт, окажутся в тепловом равновесии друг с другом. [c.14]

Как было сказано выше, состояние теплового равновесия системы может быть однозначно определено значениями не- [c.14]

Гиббсом — основоположником статистической механики. Фундаментальное достижение Гиббса состоит в том, что он показал, каким образом средние величины характеристик системы как целого могут быть получены при исследовании распределения этих характеристик в данный момент времени среди произвольного, но очень большого числа идентичных систем. Он назвал большое число идентичных систем ансамблем. Системы ансамбля распределены по различным возможным состояниям, причем возможное состояние — это любая из произвольных конфигураций, которые может принимать система. Тогда вероятность найти реальную систему в некотором определенном состоянии соответствует вероятности найти системы ансамбля в этом же состоянии. Таким образом, средние по времени значения для реальной системы соответствуют средним по ансамблю в ансамбле Гиббса. Гиббс показал, что система в замкнутом объеме, находящаяся в тепловом равновесии с тепловым резервуаром, может быть описана так называемым каноническим ансамблем, в котором вероятность Р(Е)йЕ найти систему, имеющую энергию в интервале между Е и Е + йЕ, определяется формулой [c.21]

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]

Необходимо тщательно рассчитать возможное отклонение излучения внутри полости от теплового равновесия, вызванное наличием небольшого отверстия. Разумеется, в отсутствие отверстия у нас не было бы возможности наблюдать излучение внутри полости. [c.23]

Для систем, далеких от полного теплового равновесия, все же можно сделать полезные заключения относительно температуры малых областей системы. Размер малой области, для которой можно считать, что тепловое равновесие существует, [c.23]

Выше было показано, что температуры положительны при условии ( О( )/й )>0, т. е. число возможных состояний всегда возрастает с энергией. Это справедливо для свободных частиц или гармонического осциллятора таким образом, жидкости и кристаллические решетки, всегда имеют положительные температуры. Однако существуют некоторые весьма специфические системы, в которых имеется верхний предел спектра энергетических состояний. Если частицы в этих состояниях находятся в тепловом равновесии друг с другом и одновременно термически изолированы от состояний, не имеющих верхнего энергетического предела, то они могут вести себя так, как если бы они обладали отрицательными температурами. Поскольку выше предельного уровня нет других энергетических уровней, при возрастании внутренней энергии системы достигается такое состояние, когда все уровни одинаково заселены. Согласно статистической механике, это мо- [c.24]

Отрицательные температуры соответствуют более высоким энергиям, чем положительные, и если систему, имеющую отрицательную температуру, привести в тепловой контакт с системой, имеющей положительную температуру, произойдет передача тепла в направлении отрицательная температура- по-ложительная температура. В результате обмена энергией между системой с отрицательной температурой и системой, обладающей неограниченным энергетическим спектром (т. е. имеющей только положительную температуру), будет иметь место тепловое равновесие при положительной температуре. [c.25]

При экспериментальном определении величин к а Я в принципе требуется измерить параметры состояния системы, которая находится в тепловом равновесии при температуре 273,16 К и для которой можно написать уравнение состояния в явном виде с единственным неизвестным параметром к или Я. Такую систему представляет собой реальный газ в пределе низких давлений. До последнего времени наиболее точные экспериментальные значения для к в Я получались методом предельно разреженного газа. [c.26]

При температуре ниже дебаевской следует учитывать другие механизмы переноса, в частности перенос фононами, вклад которых до сих пор не рассматривался. Фононы обеспечивают теплопередачу в неметаллических веществах, где нет газа свободных электронов. В металлах и сплавах при низких температурах вклад фононов в теплопроводность оказывается заметным. Возникает поток фононов, взаимодействующих с другими фононами, электронами и атомами примесей, причем каждому такому акту соответствует своя длина свободного пробега. При высоких температурах средняя длина свободного пробега при электрон-фононном взаимодействии значительно больше, чем при фонон-фононном. Таким образом, по отношению к электронам решетка находится во внутреннем тепловом равновесии и рассмотренная выше термо-э.д.с. диффузионного происхождения оказывается основной. При низких температурах длина свобод- [c.272]

Происходящих на стенках. Излучение внутри замкнутой полости находится в тепловом равновесии со стенками, т. е. должно существовать равновесие между испущенным и поглощенным излучением. Процессы, протекающие на атомном уровне при испускании и поглощении излучения в замкнутой полости, впервые были рассмотрены Эйнштейном в 1917 г. Он считал, что вероятность перехода атома из данного энергетического состояния в более низкое энергетическое состояние с испусканием фотона имеет вид [c.321]

Эйнштейн показал, что при тепловом равновесии атомов с полем излучения из термодинамических соображений можно получить [c.321]

Т1 равен нулю, т. е. если тела находятся в тепловом равновесии, то невозможно теплоту превратить в работу. [c.113]

Знак минус указывает, что первое тело передает теплоту второму. Из уравнения следует, что элементарное изменение энтропии системы — величина положительная (dS > 0). Для конечного процесса теплообмена, поскольку неравенство Г i > Г а сохраняется до состояния теплового равновесия, получаем [c.124]

Из анализа всех естественных самопроизвольных тепловых процессов видно, что все они необратимы и сопровождаются увеличением энтропии. Эти процессы в адиабатной системе прекращаются при достижении в ней теплового равновесия, энтропия при этом достигает своего максимального значения. [c.131]

Затем нагретый калориметр переносят из сушильного шкафа в термостат, где он охлаждается до полного теплового равновесия с жидкостью. В течение этого периода через определенные промежутки времени (I—5 мин), отсчитываемые по секундомеру, производят запись показаний гальванометра, характеризующих разность температур [c.524]

В состоянии теплового равновесия R = R, т. е. согласно фор.мулам (135) и (136), [c.356]

Роль параметра В наиболее отчетливо проявляется в предельном режиме локального теплового равновесия T = t по всей толщине стенки. Решение для него [c.52]

Рис. 3.3. Влияние параметра В иа характер распределения температуры в пористой стенке в режиме локального теплового равновесия Т = t (А

Рис. 3.7. Влияние параметра В на характер распределения температуры в проницаемом твэле в режиме локального теплового равновесия (А, St,y - 1) 1-5 2-В = 100 Э - 3 = 10 4-В=5 5-В=2 6-Д=1

Теплообмен при локальном тепловом равновесии внутри пористого материала. При умеренном внешнем тепловом воздействии температуры проницаемой матрицы и теплоносителя не отличаются заметно и тогда имеет место локальное тепловое равновесие внутри пористой структуры Т = 1.Ъ дальнейшем будут определены условия, при которых это предположение выполняется. [c.100]

Основные характеристики теплообмена в каналах при локальном тепловом равновесии между проницаемым заполнителем и теплоносителем [c.105]

В выражениях (5.57)...(5.60) коэффициенты те же самые (5.23), что и для задачи при локальном тепловом равновесии внутри пористого материала (7 = Г), а собственные значения находятся из того же характеристического уравнения (5.25). [c.109]

Решения (5.57)., .(5.60) отличаются от результатов (5,22)...(5.28) при локальном тепловом равновесии (Г = f) для предельного случая [c.109]

Последние зависимости изображены на рис. 5.8 и отражают снижение интенсивности теплообмена Nu в области стабилизированного теплообмена при конечном значении параметра у по отношению к величине Nu , соответствующей локальному тепловому равновесию (Г = t) внутри пористого материала (у =°°). [c.109]

Все замечания, сделанные по влиянию параметра 7 на характеристики теплообмена в каналах с пористым заполнителем при отсутствии теплового равновесия и граничных условиях первого и третьего рода, справедливы и для случая граничных условий второго рода. Это следует, например, из сравнения данных, приведенных на рис. 5.7 и рис. 5.10. [c.111]

Если ввести относительные средние температуры i3(f)A(0, 9 (t)/<3 (О. где i3(0 = 2//Ре, а параметр Ре обозначить Ре = В, то решение (5.80), (5.81) для средних температур матрицы и охладителя внутри короткой пористой вставки, длина которой равна ее ширине I = Ljb = 1, полностью совпадает с решением (3.29)... (3.31) для температуры охладителя и матрицы внутри пористого твэла. Анализ влияния параметров А, В, St i, на последнее достаточно подробно проведен в разд. 3.3. В частности, приведенные на рис. 3.7...3.9 данные можно трактовать как распределение температур й (f)/ д (/), б (О/ 0(1) в зависимости от относительной координат 2 = i/1 внутри вставки длиной / = 1. Тогда из приведенных на рис. 3.7 результатов следует, что, например, в режиме локального теплового равновесия а = 0 для вставки / =1 условие (5.13) й (0) = О справедливо только при достаточно больших значениях параметра Ре (Ре > 100), а при уменьшении Ре подогрев потока (0) до входа в матрицу возрастает и при Ре =2 составляет около половины всего нагрева. [c.113]

Если две первоначально изолированные системы приведены в контакт друг с другом через общую стенку, то последующие события зависят от природы стенки. Если стенка допускает тепловое, но не материальное взаимодействие, то ее называют диатермальной. В таком случае в конце концов будет достигнуто новое состояние теплового равновесия объединенной системы. Последующее разделение двух первоначальных систем не приведет к изменению теплового состояния каждой из них. В противоположность диатермальной стенка, непроницаемая для тепла (но допускающая, например, чтобы над ограниченной ею системой совершалась механическая работа), называется адиабатической. [c.13]

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]

Все сказанное выше относилось только к системам, находящимся в тепловом равновесии или почтй в тепловом равновесии. Для систем, далеких от теплового равновесия, понятие температуры не имеет четкого определения. В реальном мире не существует такого объекта, как система в идеальном тепловом равновесии , а если бы он действительно существовал, то не имелось бы возможности его наблюдать. Таким образом, при попытках осуществить все более точные измерения температуры всегда в конце концов обнаруживается, что сама эта величина оказывается иллюзорной. Это объясняется тем, что либо, производя измерения, мы нарушаем состояние [c.22]

Основные принципы при работе с таким криостатом оказываются общими для всех %тих газов и мало отдичаются от изложенных для водорода. Тепловые потери для почти адиабатической камеры с образцом поддерживаются возможно малыми путем регулирования тепловых экранов в вакуумной камере. Как и в случае водорода, калориметр заполняется, охлаждается ниже тройной точки и выдерживается несколько часов до установления равновесия. Кривая плавления получается таким же образом, как и в случае водорода, подачей последовательных тепловых импульсов. Величина каждого теплового импульса должна составлять от 1 до 10 % тепла, необходимого для полного расплавления образца. Оптимальные параметры теплового импульса в сочетании со временем, необходимым для установления теплового равновесия после его выключения, должны быть найдены опытным путем для каждого газа. Примерные значения скрытой теплоты плавления для рассматриваемых газов представлены в табл. 4.5. [c.162]

НОЙ способности. В противном случае было бы невозможным тепловое равновесие внутри полости черного тела для тел из различных материалов. Закон Кирхгофа, однако, значительно сильнее, чем это кажется на первый взгляд. Уравновешиваться должны не только полная поглощенная энергия и полная энергия изучения, но должен быть сбалансированным каждый ин-ду цированный излучательный и поглощательный процесс. Это называется принципом детального равновесия и является фундаментальным результатом, основанным на статистической механике. В статистическом ансамбле, представляющем систему в равновесии, вероятность возникновения некоторого процесса должна равняться вероятности протекания обратного процесса. [c.323]

Наиболее часто щ я расчета температурного состояния различных систем транспирационного охлаждения используется однотемпературная модель (модель локального теплового равновесия), в которой температуры каркаса Т и охладителя f в любой точке принимаются равными. Эта модель достаточно справедлива в случае умеренного нагрева тонкопористых структур с развитой внутрипоровой поверхностью. Она позволяет выявить наиболее существенные особенности процесса охлаждения пористой стенки. В соответствии с этой моделью температурное состояние системы (в наиболее простом варианте плоской стенки с постоянными физическими свойствами материала и охладителя) описывается следующим уравнением [c.48]

Выясним наиболее существенные, качественные особенности теплообмена в полупрозрачной стенке на простейшем примере обогрева ее излучением и охлажце-ния потоком газа, движущимся по нормали к ней (см. рис. 3.12). Внутри пористой матрицы существует тепловое равновесие Т =f, а лучистый поток поглощается в соответствии с формулой (3.41) [c.62]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...