Уравнения внутренней энергии, энтальпии и теплоты

Уравнения внутренней энергии, энтальпии и теплоты [c.73]

Как уже указывалось, в термодинамических расчетах пользуются дифференциалами основных термодинамических величин (теплоты, внутренней энергии, энтальпии и энтропии), выраженными через основные параметры состояния р, и и Г. Так как все они связаны уравнением состояния, то в качестве независимых можно выбирать любую пару из них, а именно и, Т р, Т или р, v. [c.67]

Согласно уравнению состояния (1) независимыми переменными могут быть любые два из трех параметров состояния —р, и V, Т или р, Т. Следовательно, любой из основных параметров, являясь функцией двух других, может быть выражен через них, равно как и другие термодинамические величины, характеризующие состояние какого-либо тела. В термодинамике величины, определяемые посредством основных параметров, принято называть термическими величинами, а те, которые измеряются единицами теплоты, — калорическими. К числу последних относятся, например, внутренняя энергия, энтальпия, энтропия, теплоемкость. Рассматриваемые же ниже термические коэффициенты, представляющие собой отношения частных дифференциалов любых двух параметров при неизменном значении третьего, являются термическими величинами. Они имеют вполне определенный физический смысл и могут быть определены опытным путем. Но поскольку термические коэффициенты связаны уравнением состояния, то некоторые из них могут быть подсчитаны чисто теоретически, по опытным значениям других. [c.65]

Дифференциальные уравнения внутренней энергии, энтропии, энтальпии и теплоты при различных комбинациях независимых переменных р, о, Г [c.64]

В отличие от обратимых процессов при анализе необратимых процессов по известному аналитическому выражению одной из характеристических функций тела или уравнению состояния данного тела и зависимости для теплоемкости С]/ или Ср могут быть определены не произведенная работа L или Ь и поглощенная теплота Q, а лишь разность Ь — Q или Ь — равная согласно выражениям (2.7) и (2.8) убыли внутренней энергии или энтальпии тела. Только если Q или Ь равняются нулю (равенство (2 = 0 имеет место при адиабатическом процессе, а равенство В = 0 — в случае предельно необратимого процесса), отсюда может быть найдено также значение Т и Т или Q. В самом общем случае для раздельного определения Q и Ь или Ь нужно знать характеристические функции как самого тела, так и окружающей среды и их изменение в рассматриваемом необратимом процессе. При этом всегда произведенная полезная внешняя работа будет меньше по сравнению с работой происходящего в тех же условиях обратимого процесса, а количество полученной и отданной телом теплоты соответственно меньше и больше. [c.159]

В отличие от обратимых процессов при анализе необратимых процессов по известному аналитическому выражению одной из характеристических функции тела или уравнению состояния данного тела и зависимости для теплоемкости Су или j, могут быть определены не произведенная работа L или L и поглощенная теплота Q, а лишь разность L—Q или L —Q, равная, согласно 1.8 убыли внутренней энергии или энтальпии тела. Если Q или L равны нулю (равенство Q = Q имеет место при адиабатическом процессе, а равенство L =0 — в случае предельно необратимого процесса), то могут быть найдены также значения L или L и Q. В самом общем случае для раздельного определения Q и L пли L необходимо знать характеристические функции как самого тела, так [c.280]

Задачей анализа любого термодинамического процесса является установление закономерностей изменения параметров состояния рабочего тела и выявление особенностей превращения энергии. Порядок выполнения анализа следующий выводится уравнение процесса в /1 — о-координатах устанавливается зависимость между изменяющимися термическими параметрами процесса определяется изменение удельной внутренней энергии Ап рабочего тела определяются удельные работа и теплота в процессе, необходимые для осуществления процесса устанавливаются изменения удельных энтальпии Ай и энтропии Аз между начальным и конечным состояниями процесса. [c.44]

Удельные внутренняя энергия и энтальпия идеального газа в изотермическом процессе не изменяются (Аи = 0, А/г = 0), так как Т = 0. Следовательно, вся подведенная здесь удельная теплота расходуется на выполнение удельной работы, которая определяется выражением (1.28). Подставив в него значение р из уравнения состояния (1.99), после интегрирования получим [c.49]

Таким образом, теплота, подведенная к рабочему телу при изобарном процессе, приводит к увеличению его энтальпии. Вся теплота q, подведенная к рабочему телу при изобарном процессе, расходуется на изменение внутренней энергии (1.75) и совершение работы. Для определения долей этих величин все члены уравнения (1.39) следует разделить на dq тогда [c.22]

Определить недостающие параметры во всех характерных точках процессов, подведенную или отведенную теплоту, изменение внутренней энергии и энтальпии, а также работу расширения (сжатия) в каждом процессе. Проверить уравнение первого закона термодинамики для совокупности процессов. [c.39]

Если Le=l, то последний член правой части уравнения (15-8") равен нулю и, следовательно, отсутствует перенос теплоты путем молекулярной диффузии. При этом уравнение принимает вид, аналогичный уравнению энергии (4-10) для однородной жидкости без внутренних источников теплоты, только теперь роль температуры играет полная энтальпия смеси h. [c.355]

Таким образом, полными диф( ренциалами в уравнениях первого закона термодинамики являются дифференциалы внутренней энергии (1и и энтальпии гИ, а неполными — /и Что касается теплоты д, то она, будучи суммой двух величин, одна из которых относится к функциям процесса, является также функцией процесса, а ее дифференциал является неполным. Далее в уравнениях первого закона термодинамики, записанных в дифференциальной форме, перед I, /о и сохраняется символ й, однако не следует забывать, что их ди( х )еренциалы не являются полными, а свойства различны по сравнению со свойствами внутренней энергии и энтальпии. [c.25]

Критический показатель р определяет асимптотическое по-ведение не только ортобарических плотностей, но и калорических величин — теплоты испарения ЛЯ , энтальпии Я, энтропии 5, внутренней энергии U. Из уравнения Клапейрона—Клаузиуса (1.4) получим асимптотическую зависимость для теплоты испарения [c.108]

Расчленение всей теории дифференциальных уравнений на три отдельные, не связанные между собой частн, использование при построении каждой из них различных начальных положений, отсутствие общих методов доказательств — все это, взятое вместе, определяет основные недостатки постановки в учебнике Шюле этой теорИ И. Крупным недостатком является также и то, что одним и тем же выводом охватываются многие и притом различные по своему содержанию вопросы. Трудно уследить, где же кончается вывод одних положений и начинается вывод других. Действительии, какие только вопросы не охватываются теми выводами в учебнике Шюле, которые приведены выще. В них выводятся уравнения энтропии, энтальпии, теплоты, даются частные производные энтропии, энтальпии, внутренней энергии, вычисляются вторые производные их и т. д. Построение этих выводов не позволяет установить направление их развития и их конечные цели. При этом формулы одной и той же термодинамической величины, например энтальпии, энтропии, теплоты и пр., выводятся 3 раза в различных разделах и притом в каждом отдельном случае они выводятся, исходя из различных начальных положений один раз при независимых переменных а и Г, второй раз при независимых переменных р и Т и, наконец, при независимых переменных р я V. [c.438]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...