Изменение температуры в адиабатных системах

Изменение температуры в адиабатных системах [c.112]

Ход изменения температуры при адиабатном процессе непосредственно определяет характер изменения внутренней энергии при расширении системы внутренняя энергия уменьшается, при сжатии — возрастает. Физический смысл этого результата заключается в следующем при отсутствии теплообмена работа расширения системы совершается целиком за счет внутренней энергии (которая поэтому уменьшается на величину, равную совершенной работе). При сжатии, наоборот, внутренняя энергия возрастает на величину, равную работе, совершенной силами окружающей среды над системой (в свете этого рассуждения еще раз полезно вспомнить, что для поддержания постоянной температуры прн расширении теплоту нужно подводить, а при сжатии — отводить). [c.101]

Теперь рассмотрим изменение энтропии в изолированной адиабатной системе, в которой имеются тела, обменивающиеся между собой теплотой при конечной разности температур. [c.123]

Представим себе, что рассматриваемая адиабатная система А. является частью другой адиабатной системы В (среды) (рис. 9-2). Температура обеих систем Т. Внутри этих систем протекают различные процессы при постоянной температуре. Обозначим изменение внутренней энергии и энтропии системы А через dil и dS, а изменение внутренней энергии и энтропии среды В через dll и [c.144]

По этой же причине необратимый адиабатный процесс не может быть изоэнтропийным, что наглядно изображено на рис. 1.33. В конце необратимого адиабатного расширения от Ti до Т2 рабочее тело характеризуется состоянием 2, а не 2, так как в результате этого процесса вследствие потерь на необратимость возрастает энтропия. Если теперь осуществить необратимый процесс адиабатного сжатия до первоначальной температуры, то и в этом случае по той же причине рабочее тело будет характеризоваться не точкой Г, а точкой 1", при этом работоспособность рабочего тела уменьшится, поскольку при температуре Т, давление уже будет р < pi. Таким образом, при протекании в термодинамической системе необратимого процесса неизменно возрастает энтропия и тем в большей степени, чем больше необратимость следовательно, изменение энтропии является мерой необратимости термодинамических процессов. [c.54]

Изменение температуры рассматриваемой системы в адиабатном процессе заряда (разряда) конденсатора определяется очевидным соотношением [c.106]

Другой способ заключается в том, что в окружающей среде (на контрольной поверхности системы) создается температура, одинаковая с температурой системы. Этот метод с успехом применяется на практике в тех случаях, когда система должна длительное время сохранять неизменное термическое состояние (охранные кольца, торцевые защиты). Однако при адиабатном изменении состояния системы такой способ практически трудно осуществим, так как в адиабатном процессе температура системы изменяется и, следовательно, в окружающей среде надо было бы искусственно воспроизводить тот же ход изменения температуры. [c.97]

Величина теплоемкости определенной термодинамической системы зависит от характера протекающего процесса. Так, если рассматривать теплоемкость какой-либо системы в изохорном, изобарном и адиабатном процессах, то в первых двух теплоемкость С имеет конечное значение, так как при 0,фО и /г—ифО, а в адиабатном процессе С =0, поскольку Р=0 (по определению), а 4—ФО (см. уравнение (44)). В изотермических процессах с подводом к системе теплоты или соответственно с отдачей ею теплоты теплоемкость системы принимает значения -Ьоо или —со, поскольку изменение температуры по определению равно нулю. Для того чтобы теплоемкость рассматриваемой системы имела определенное значение, необходимо точно указать, к какому процессу она относится. В зависимости от условий процесса можно рассматривать различные виды теплоемкостей одной и той же термодинамической системы. [c.226]

В гл. 3 мы отмечали, что второе начало термодинамики устанавливает, во-первых, общую закономерность превращения теплоты в работу и, во-вторых, выражает специфические закономерности как обычных, так и необычных систем. Общая закономерность превращения теплоты в работу в обоих случаях систем состоит в том, что при таком превращении в замкнутом круговом процессе часть теплоты непременно отдается рабочим телом другим телам. Этот (первый) элемент компенсации, который в случае обычных систем совпадает со вторым элементом компенсации (изменением термодинамического состояния других тел), приводит к существованию энтропии у равновесной системы (см. 13). Отсюда следует, что второе начало, сформулированное Каратеодори, не изменяется вблизи каждого состояния любой термически однородной системы существуют такие состояния, которые недостижимы из него адиабатным путем. Это означает, что у всякой равновесной системы в состоянии с отрицательной абсолютной температурой (как и в случае обычных систем) существует энтропия как функция ее состояния [c.142]

Все измерения в этом сочинении даются в единицах СОЗ и это.му вопросу посвящена вся гл. 1. В гл. 2 излагается закон сохранения энергии. В гл. 3 рассматривается механический эквивалент тепла и описываются опыты по его определению. В гл. 4 описывается система-координат р—и и дается изображение в ней состояния газа, процесса и работы. Гл. 5 посвящена изотермическому и адиабатному процессам. Изложение этого раздела носит описательный характер, и соответствующие этим процессам аналитические соотношения в нем не приводятся. В гл. 6 дается описание цикла Карно (без вывода формулы термического к. п. д.), приводятся постулаты Клаузиуса и Томсона и доказывается теорема Карно. В гл. 7, 8, 9 и 10 рассматриваются абсолютная температура, процессы плавления и испарения и теплоемкость газа. В гл. И весьма оригинальным методом вводится в курс энтропия и посредством трех теорем доказывается, что ее изменение не зависит от особенностей процесса. Этим н заканчивается изложение сведений, относящихся к энтропии.. В гл. 12 и 13 рассматривается прохождение газов через пористые перегородки и даются некоторые положения кинетической теории, вещества. [c.67]

То, что здесь было доказано применительно к простому телу, может быть распространено на случай системы, состоящей из произвольного числа тел. Для того чтобы это доказать, все тела последовательно подводятся обратимым путем к их конечным состояниям. При этом наряду с адиабатными процессами следует допустить и такие, в которых, как в уравнении (ИЗ), осуществляется обратимый переход тепла между телами. Естественно, что при этом разность температур между этими телами должна быть исчезающе мала. Тогда приращение энтропии тела, воспринимающего тепло, в точности равно убыли энтропии тела, отдающего тепло, и, следовательно, в сумме никакого изменения энтропии не происходит. Последнее из тел обратимым адиабатным путем [c.89]

Пусть теперь состояние адиабатной системы изменилось с нарушением ее равновесия, например, произошло резкое сжатие некоторой части системы, при этом оставшаяся часть этим возмущением не была затронута. Температура сжатой части повысилась до Т + А7, температура невозмущенной части осталась равной Т. После возмущения система устремится к новому состоянию равновесия с более высоким значением внутренней энергии и. При этом распределение внутренней энергии в системе будет выравниваться за счет теплообмена между сжатой и невозмущенной частями при конечной разности температур АТ. Энтропия всей системы при таком необратимом процессе возрастет. Действительно, уменьшение энтропии, отдающей теплоту сжатой части системы, равно dq (Т- -АТ), а увеличение энтропии, воспринимающей теплоту невозмущенной части, равно йд1Т. Результирующее изменение энтропии всей системы [c.74]

Таким образом, величина X для обеих подсистем имеет одно и то же значение. В общем случае X есть функция температуры и объема Х=Х Т, V). Однако равенство Л] =7.2 обусловлено только совпадением температуры обеих подсистем, относительно объемов 1 1 и 2 никаких специальных допущений не вводится, величины Т] и Уг могут принимать разнообразные значения. Пусть в состоянии равновесия имеем определенные значения У и и Т — = Т 2 = Т. Нарущим равновесие внутри составной адиабатной системы, изменив объем первой подсистемы до значения V"l = У - -is.У, а второй — до значения У"2=У г—АУ. При этом будет Т <.Т2 и между подсистемами возникнет перенос теплоты, который будет продолжаться до установления равновесия Т"1 = Т"2=Т". Объем составной системы не изменился У - -У 2=У" - -У"2, следовательно, работа изменения объема L = L - -L2 = Q , теплота равна нулю в силу адиабатности составной системы. В этом случае по первому закону термодинамики и изменение внутренней энергии равно нулю последняя есть функция объема составной системы и ее температуры и = и(У, Т). Так как П =П" и У =У", то и 7 = 7". Таким образом, при переходе из первого состояния равновесия во второе температура осталась неизменной, а объемы подсистем изменились. Разумеется, и в этом случае справедливы уравнения (3.87) и (3.88), т. е. [c.91]

Предположим противное пусть после равновесного адиабатного расширения от плотности м, до плотности излучение перестало быть черным по спектральному составу. Так как излучение — система, которая находится в устойчивом равновесии, то, если излучение привести в соприкосновение с телом температуры Гг, с которым оно будет находиться в равновесии (т. е. общая энергия излучения не изменится), излучение с течением времени будет черным. Система без изменения полной энергии перейдет в устойчивое равновесие, что связано с ростом энтропии. Следовательно, энтропия черного излучения с плотностью 2 должна быть больще энтропии черного излучения начального состояния с плотностью Ml- [c.359]

Определим максимальную работу. При этом необходимо учесть, что не вся работа изменения объема может быть использована, так как часть ее совершается против давления окружающей среды. Необходимо подсчитать, следовательно, полезную работу которая для элементарного обратимого процесса равна с11 = = йр—Шг (см. 5) или с учетом выражения (3.55) (Ип = Т(15—с11г. Обратимый переход системы из произвольного начального состояния в состояние равновесия с окружающей средой можно совершить двумя процессами обратимым адиабатным расширением (сжатием) до температуры Го и последующим изотермическим отводом (подводом) теплоты при бесконечно малой разности температур Г—Го-> 0 равновесность второго процесса очевидна, в первом же процессе имеет место конечная разность давлений р—ро- Для снятия этого ограничения необходимо соединить с расширяющейся системой устройство, воспринимающее полезную работу, например груз переменной массы (рис. 3.10). В началь- [c.78]

В соответствии с этим будут различными для этих процессов и величины модуля упругости, причем модуль упругости при политропиом и адиабатном процессах будет ниже, чем при изотермном. Для обычных условий работы гидросистем управления разница менаду этими величинами обычно бывает незначительной и ею пренебрегают. Однако для некоторых случаев, и в особенности при высоких температурах, для некоторых рабочих жидкостей при расчетах необходимо учитывать количественное различие между изотермной и политропной сжимаемостью, так как даже небольшая ошибка может вследствие большого изменения модуля объемной упругости жидкости при нагревании изменить характеристику системы и привести к нарушению работы и в частности к потере ею устойчивости. [c.30]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...