Случай идеального газа

Величина удельного объема газа в выходном сечении сопла для случая идеального газа может быть найдена из уравнения адиабаты (8-27) по известным значениям и р [c.288]

Замечания о гипотезе равномерной вероятности. Случай идеального газа в покое. Обсудим более подробно основную гипотезу, сделанную нами в начале предыдущей лекции. Она состоит в допущении, что в бесконечно тонком слое dE все положения изображающей систему точки одинаково вероятны, т. е. если разделить слой на малые элементы равных объемов, то вероятность для точки находиться в одном из них одинакова для всех. [c.38]

Случай идеального газа в движении. Итак, когда мы принимаем явным образом во внимание, что газ находится в покое, то в результате, уже полученном для его энтропии, ничего не меняется. Если газ имеет данное поступательное движение, то можно ожидать, что получится прежний результат, но с тем отличием, что в выражение энтропии войдет не полная энергия газа, но только его внутренняя энергия. Применяя предыдущие замечания, легко в этом убедиться. [c.39]

До сих пор мы не накладывали каких-либо ограничений на параметры жидкости, которые в общем случае могут быть произвольными функциями температуры, т. е. решение не ограничивается случаем идеального газа. [c.331]

Рассмотрим наиболее обш ий случай идеальный газ находится во внешнем поле. Энергия одной частицы равна [c.118]

Вычисления Крылова, проведенные им до конца для случая идеального газа (см. диссертацию), приводят к правильной [c.6]

А. СЛУЧАЙ ИДЕАЛЬНОГО ГАЗА [c.170]

Этот случай отвечает наиболее совершенному упорядочению атомов в некотором конечном объеме с корреляционной функцией атомных положений, ограниченной только корреляцией формы. Между данным случаем и случаем идеального газа, когда упорядочение минимально, существует много промежуточных стадий упорядочения. В последующих главах будет рассмотрено несколько примеров промежуточных степеней порядка, в частности близких к случаю совершенного кристалла. [c.109]

Отношение давлений торможения Р2/Р1 уменьшается нри учете вязкости и тенлонроводности но сравнению со случаем идеального газа нри всех значениях Рг и Л1. [c.193]

Таким образом, приходится признать неправильным общепринятое мнение о том, что градиент не может быть больше предельного. Это мнение, основанное на невозможности такого положения, когда более тяжелая несжимаемая жидкость находится наверху, а более легкая внизу, совершенно неприменимо к случаю идеального газа и к случаю равновесия атмосферы. По-видимому, при градиентах, больших предельного, мы будем иметь неустойчивое равновесие атмосферы, впрочем, вопрос устойчивости равновесия атмосферы требует в свою очередь более или менее строгого с точки зрения аналитической механики решения. Принимая во внимание, что давление никогда не будет величиной отрицательной, мы можем утверждать, что плотность в атмосфере не может все время возрастать с высотой. Доказательства этого положения мы здесь приводить не будем. [c.135]

Уравнение (12.7) имеющее общий характер, для большей части практических случаев может быть преобразовано к соответствующему специальному виду. При этом, однако, необходимо проводить строгое различие между случаем идеального газа и случаем несжимаемой жидкости. Последняя не может рассматриваться как предельный случай идеального газа. В самом деле, для идеального газа изменение внутренней энергии и изменение энтальпии равны соответственно [c.256]

Проведенные общие рассуждения легко применить к случаю идеального газа, содержащего N невзаимодействующих молекул данного сорта ). При этом выражение для энергии газа можно записать в виде суммы [c.207]

Найти выражение универсальных функций fi(3X, <р, t) и 2 л, ф, т), определенных уравнениями (5,27) и (5,28) для случая идеального газа. [c.137]

В 15 были выписаны формулы для вычисления различных величин, связанных с ударной волной, для случая идеального газа с постоянной теплоемкостью. Из этих формул непосредственно следовало, что в ударной волне, в которой происходит сжатие вещества, выполняются следующие неравенства [c.58]

Для случая идеального газа это выражение принимает вид [c.302]

Перепишем систему уравнений (1.95). .. (1.104) для случая идеального газа в виде [c.97]

Теория устойчивости пограничного слоя была обобщена на случай идеального газа сначала только для двумерных возмущений (Лиз и Линь, 1946, Лиз 1947), а затем и для трехмерных возмущений (Дан и Линь, 1952, 1953, 1955). Хотя подход к задаче остается аналогичным тому, который применяется в несжимаемом случае, фактическое развитие теории обнаруживает несколько важных отличий. Мы обсудим сейчас вкратце некоторые из этих вопросов, оставляя [c.90]

Рассмотрим специально случай идеального газа — систему ферми-частиц, движущихся в некотором заданном и постоянном во времени внешнем поле, но не взаимодействующих друг с другом (разбор этого случая не только представляет методический интерес, но и окажется полезным при приближенном решении уравнений для полных функций Грина — м. 11). В качестве параметров X здесь удобно выбрать [c.41]

Случай идеального газа. Идеальным газом называется газ, для которого справедливо уравнение состояния [c.203]

Рассмотрим один несложный пример расчета ДТУ для намеренно упрошенного случая. Идеальный газ pv = в (или р — пв) в цилиндре высоты Л (рис. 70) помещен в однородное толе и = mgz, которое создает пространственную неоднородность плотности числа частиц I давления (см. 6, п.б)) [c.155]

Функции Z (Г, F) и n - можно интерпретировать соответственно как большую статистическую сумму и как функцию распределения для случая идеального газа с 1 = 0. [c.273]

Рассмотрим теперь случай идеального газа. В этом случае [c.40]

Другим характерным примером необратимого процесса является смешение газов. Рассмотрим простейший случай идеальных газов, которые перед смешением имеют одинаковую температуру и находится под одним и тем же давлением. Для каждого из компонентов будущей смеси запишем [c.90]

Рассмотрим случай идеального газа, для которого р = pRTg. Используя первый закон термодинамики и уравнение состояния идеального газа, получим [c.52]

Раеомотрим два случая, в которых интеграл от vdp может быть выражен в зависимости от свойств в сечениях / и 2, а именно случай несжимаемой жидкости и случай идеального газа. [c.170]

Поток Т и) с инвариантной гиббсовской мерой наз. ДС статистич. механики. Её эргодич. свойства известны лишь для самых простых взаимодействий. Так, если U=0 (случай идеального газа неразличимых частиц), то Гу является Б-системой. Более содержательна др. бесконечномерная модель — газ Лоренца Н. Lorentz), отличающаяся от модели идеального газа тем, что точечные частицы движутся не во всём пространстве Я , а вне области, занимаемой бесконечным множеством ( -мерных шаров (рассеивателей), отражаясь от границы каждого шара по закону угол падения равен углу отражения . Упрощённый вариант этой модели, где имеется лишь одна движущаяся [c.635]

Двумерные расчеты сжатия призм и конусообразных тел для случая идеального газа проведены группой сотрудников ВНИИЭФ (РФЯЦ) [21]. [c.471]

Проблема бозе-конденсации очень интересна, но является чисто академической. Ни одна физическая молекулярная система не ведет себя при низких температурах как идеальный, бозе-газ ). Гелий является хорошим кандидатом на зту роль, но при нулевой температуре он представляет собой жидкость, что говорит о недопустимости пренебрежения межмолекулярными взаимодействиями. Поведение жидкого гелия в некоторых отношениях напоминает описанное. Для него суш ествуют критическая температура и X-переход. Ниже критической точки жидкость становится сверхтекучей, последнее явление, безусловно, связано с бозе-конденса-цией частиц в основном состоянии. Однако детали поведения сильно отличаются от случая идеального газа. Теория жидкого гелия с необходимостью должна быть теорией неидеалъной бозонной системы, в которой соединяются эффекты взаимодействий и квантовостатистические эффекты. В этой области в последнее время наблюдается значительный прогресс, хотя мы еш в не имеем вполне удовлетворительной теории жидкого гелия. [c.206]

A, Случай идеального газа. Подробно разбирает-ся процесс размешивания на примере идеального газа. Из картины размешивания получено время релаксации. Порядок величины времени релаксации согласуется с кинетическо1[ теорией. Время релаксации по координатам оказывается гораздо больше, чем время релаксации по скоростям (стр. 170). [c.13]

Есть два особенно важных вида последовательной смены состояний. В первом случае температура не изменяется и изображающие линии на диаграмме носят поэтому название изотерм . При помощи семейства изотерм, нанесенных с достаточно малыми интервалами, можно полностью представить свойства вещества. Второй вид последовательности состояний — такой, при котором нет ни увеличения, пи потери количества тепла, как если бы нещество было помещено в сосуд (изменяющегося объема) с абсолютно нетеплопроводными стенками. Соответственные линии называются поэтому адиабатами . Для случая идеального газа имеем [c.204]

Аналогично случаю идеального газа мы можем и здесь ввести скорость звука как скорость распространения малого возмущения. Заметим сперва, что энтропию 5 вновь можно сштагь функцией только р и р, ибо хотя по определению 5 зависит от Г, р и а, мы можем считать, что с помощью уравнений (24.2), (24.3) Г и а выражены через р и р. [c.220]

И iчастному случаю — идеальному газу, в котором Ж = onst, N = RTIV, сразу же получаем, что интегрирующим множителем является величина i = 1 Т. Можно доказать, что эта форма р универсальна, если рассмотреть обратимые процессы в составных системах, состоящих из идеального газа и произвольного тела, находящихся в равновесии. Однако мы не будем проводить здесь этого доказательства, поскольку мы уже показали раньше (см. 3), что dQ f lT dS всегда является полным дифференциалом. [c.57]

Как и в гл. 4 части 1, мы будем предполагать, что температурные неоднородности малы по сравнению со средней температурой среды 7"= Го ) и что движение среды определяется системой уравнений свободной конвекции (приведенной в п. 1.5 части 1). От обычных уравнений гидромеханики температурно-однородной среды уравнения свободной конвекции отличаются, как известно, только наличием в правой части уравнения для вертикальной скорости дополнительного слагаемого, описывающего архимедовы ускорения и имеющего вид — РУ, где Т =Т—— пульсация температуры, g — ускорение силы тяжести, а — коэффициент теплового расширения (который мы для определенности будем считать равным 1/То, что соответствует случаю идеального газа). Наличие этого дополнительного слагаемого приводит к двум важным следствиям. Во-первых, вертикальное направление оказывается выделенным, причем, поскольку архимедовы ускорения проявляются в движениях всех масштабов, можио подозревать, что движения всех масштабов будут анизотропными. Во-вторых, к числу размерных параметров, характеризующих движения жидкости, добавляется параметр gfi = g/To (размерности где L, Т к 0 — размерности длины, времени и тем- [c.355]

В гл. 2 описан метод численного решения обратной задачи теории сонла для случая идеального газа с постоянным показателем адиабаты. Ниже приводится конкретная разностная схема для расчета плоского и осесимметричного течения [94]. В этом случае к системе (6.28) — (6.33), описывающей неравиовеспое течение в одномерном приближении, добавляются уравнепия, необходимые для определения геометрии линии тока, распределения давления и составляющих скорости на ней. Отметим, что в двумерном случае в формуле (6.31) следует заменить на и. Имеем [c.272]

Равенства (1.1) — (1-6) содержат в себе, в сущности, всю термодинамику и всю кинетику любой системы. Однако непосредственное использование их (если исключить мало интересный случай идеального газа) сопряжено с необычайными трудностями. Во-первых, уравнение (1.3) (в нестационарном случае) решить обычно, не проще, чем уравнение Шредин-гера для системы многих частиц. Во-вторых, задачу не меньшей трудности может составить и само вычисление шпура [c.20]

Задача 16. Для газовой системы с заданными величинами теплоемкостей. Ср. и Су написать на основе I начала термодинамики дифференциальное уравнение политропи-ческого процесса (процесса с заданной теплоемкостью с) и проинтегрировать его для случая идеального газа pv = 0. [c.162]

Второй закон термодинамики можно представить при помощи этих математических выражений, если представить энтропию 5 в форме 5=й1пи , где —термодинамическая вероятность пребывания системы в данном состоянии. Применим изложенное к случаю идеального газа. Представим, что газ занимает объем У2 и абсолютная вероятность этого равна W2. [c.199]

Адиабата Пуассона и адиабата Гюгонио на фазовой плоскости. Анализ решения задачи о распаде произвольного разрыва графически удобно проводить на фазовой плоскости состояний (у, р). В этих переменных, в отличие, напрпмс р, от плоскости (г], р), контактный разрыв, позникающий б решении отой задачи, точнее два состояния среды, стыкующиеся через контактный разрыв, представляют собой точку. Выведем в переменных и, р для случая идеального газа уравнения для адиабат Пуассона и Гюгонио, которые необходимы для количественного решения задачи. [c.85]

Сходимость итерационного процесса. Выясним условия сходимости итерационного процесса, онисанпого в предыдущем пункте. Для простоты ограничим рассмотрошю случаем идеального газа [c.204]

На основании этой общей теории Букингема Стефан рассматривает случай идеального газа и приходит к результатам, уже разобранным в 4. Им рассматривается также деполяризация рассеянного света в реальном газе, причем оказывается, что деполяризация в этом случае может быть выражена через второй и третий вириальные коэффициенты деполяризации , которые могут быть в принципе определены экспериментально. Особый интерес представляют попытки вычислить коэффициент деполяризации в жидкостях. Для сферически симметричной изолированной молекулы (инертные газы) молекул с центром инверсии, и [c.260]

Но в 1 настоящей главы мы условились считать изотермическим неустановившийся процесс фильтрации газа. Если, кроме того, перейти к случаю идеального газа, при составлении общего уравнения баланса газа можно воспользоваться не формулой (IV.20), а зависимостью (XIII.1). Выражая давление ро ж р в кгс/см и, полагая, что залежь закрытая (при т = onst), получим вместо уравнения (XIII.33) следующее [c.311]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...