Применение первого закона к газам

Применение первого закона к газам 25 [c.25]

ПРИМЕНЕНИЕ ПЕРВОГО ЗАКОНА К ГАЗАМ [c.25]

В первой части курса излагается гидравлика — техническая механика жидкости — прикладная наука, изучающая законы равновесия и движения жидкости, а также способы применения этих законов к решению инженерных задач. Учитывая, что в горной практике приходится иметь дело как с капельными жидкостями (водой, маслами), так и газами (воздухом, метаном), в настоящем курсе при рассмотрении основных законов равновесия и движения жидкости будет указываться возможность применения этих законов, выведенных для капельных жидкостей, к газам. [c.3]

Сочинение проф. Акопяна имеет следующие главы термодинамические системы предварительные сведения о системе жидкость— пар работа теплота процессы циклы первое начало применение первого начала к обратимым процессам применение первого начала к системе жидкость — пар теория изодинамических процессов дросселирование свойства идеального газа наиболее общее выражение первого начала теория течения второе начало цикл Карно и его применения энтропия элементы теории тепловых машин диаграммы Т—5 циклы тепловых машин получение низких температур и сжижение газов теория термодинамического равновесия равновесие смеси идеальных газов общие условия равновесия гетерогенных систем о законах смешения термодинамического равновесия двухфазные двухкомпонентные смеси теорема Нернста. [c.370]

Первый закон термодинамики в применении к потоку движущегося газа [c.197]

Первый закон термодинамики явился основой для составления балансовых уравнений применение его сделало возможным определение важных зависимостей для тепловых эффектов реакций. Теперь мы должны, воспользовавшись вторым началом термодинамики, получить критерии, позволяющие определять возможность протекания интересующих нас химических процессов. Как уже отмечалось в гл. 3, наблюдаемые в природе процессы самопроизвольно протекают в одном направлении, например тепло переходит от более нагретого тела к менее нагретому, газы имеют тенденцию к увеличению объема и к диффузии и т. д. Общим критерием протекания самопроизвольных, необратимых процессов в изолированных системах является увеличение энтропии. Мы должны теперь выяснить критерии самопроизвольного протекания химических процессов для ряда частных условий. [c.480]

В применении к идеальному газу уравнение (21), выражающее первый закон термодинамики для бесконечно малых процессов, принимает форму [c.27]

На основании этого мы можем в применении к процессам,, совершаемым газами, выразить первый закон термодинамики следующим образом [c.25]

При движении многокомпонентной химически реагирующей смеси газов уравнение энергии выражает условие баланса подвода тепла, с одной стороны, а с другой — изменение полной энергии и совершенной работы. Для реагирующей смеси появляется источник теплообразования за счет химических реакций и вследствие диффузии газов. Первый закон термодинамики в применении к произвольному объему многокомпонентной газовой смеси утверждает, что изменение суммы кинетической и внутренней энергии равно работе, совершаемой над объемом V за единицу времени поверхностными напряжениями плюс скорость подвода тепла вследствие теплопроводности плюс выделение энергии за счет химических реакций плюс работа, совершаемая в единицу времени над веществом, образующимся внутри объема. [c.92]

Уравнения (2.8) и (2.9) наряду с уравнениями (2.6) и (2.6 ) также являются аналитическими выражениями первого закона термодинамики в применении к газовому потоку и показывают, что теплота, сообщаемая движущемуся газу, расходуется на увеличение его энтальпии и внешней кинетической энергии. [c.29]

Первое начало термодинамики выражает закон сохранения энергии в применении к преобразованиям механической энергии в тепловую и обратно. Для квазистатических процессов его можно сформулировать следующим образом подведенное к единице массы газа элементарное количество теплоты dQ расходуется на повышение внутренней энергии газа dU и на выполнение работы расширения pdv [c.149]

Можно было бы и наоборот вывести уравнение баланса энергии (16) из первого начала и теоремы об изменении кинетической энергии, не основываясь на законе о сохранении энергии движущегося газа. В этом смысле закон сохранения энергии представляет первое начало термодинамики, примененное к движущемуся газу, так как уравнение изменения кинетической энергии является простым следствием уравнений динамики газа. [c.144]

В молекулярной теории мы всегда предполагаем, что законы происходящих в природе явлений существенно не отклоняются от того предела, к которому они должны были бы стремиться при бесконечном числе и бесконечно малой величине молекул. Это предположение уже делалось в первой части и обосновано на стр. 71. Оно неизбежно при любом применении исчисления бесконечно малых к молекулярной теории действительно, без него наши представления, всегда связанные с большими конечными числами, строго говоря, вообще невозможно перенести на кажущиеся непрерывными величины. Насколько обосновано это предположение, яснее всего тому, кто размышлял о непосредственном экспериментальном доказательстве атомного строения материи. Даже в ближайшем соседстве с мельчайшими взвешенными в газе тельцами число молекул уже так велико, что кажется безнадежным пытаться найти даже для очень малых промежутков времени сколько- [c.372]

Сочинение М. А. Леонтовича имеет следующие построение и содержание Раздел 1 — Основные понятия и положения термодинамики (состояние физической системы и определяющие его величины работа, соверщаемая системой адиабатическая изоляция и адиабатический процесс закон сохранения энергии для адиабатически изолированной системы закон сохранения энергии в применении к задачам термодинамики в общем случае (первое начало термодинамики) количество тепла, полученное системой термодинамическое равновесие температура квазистатические (обратимые) процессы теплоемкость давление как внешний параметр энтальпия обратимое адиабатическое расширение или сжатие тела применение первого начала к стационарному течению газа или жидкости процесс Джоуля—Томсона второе начало термодинамики формулировка основного принципа). [c.364]

Из практических соображений книга выпускается двумя отдельными томами, составленными так, что каждым из них можно пользоваться независимо от другого. Первый том содержит учение о равновесии жидкосте 1 и газов вместе с практическими применениями, в частности к газонаполненным воздушным кораблям, и — в более или менее строгой форме —учение о движении идеальной (не обладающей трением) жидкости. Второй том посвящен, главным образом, техническим применениям и в преобладающей своей части приспособлен к потребностям практика, хотя при изучении законов течения вязких жидкостей, а также при изложении теории несущих поверхностей нельзг было избежать больших математических выкладок. [c.4]

Пусть по каналу переменного сечения течет газ или пар (рис. 1.7). Течение принимается неразрывным и установив иимся, т. е. таким, при котором через все сечения канала протекает одна и та же постоянная во времени масса рабочего тела . Рассмотрим детально уравнение первого закона термодинамики в применении к процессу течения на участке канала, ограниченном сечениями О—О и 1—1. [c.21]

Рассматривая первый закон термодинамики в применении к изобарному (р = onst) процессу идеального газа, выведем известное из физики уравнение Майера. [c.39]

В следуюш,их И параграфах, посвященных первому закону термодинамики, его аналитическому выражению и некоторым его при- тожеппям, рассматриваются следующие темы о некоторых свойствах движения системы масс троякое действие, производимое теплотой понятие об энергии тела о количествах, определяющих состояние тела единицы для измерения энергии тела и внешней работы первая основная теорема механической теории теплоты один простой пример вычисления энергии заметка о дифференциальных уравнениях, не могущих интегрироваться в обыкновенном значении этой операции другое аналитическое выражение первой теоремы термодинамики для случая, когда состояние тела оиределяется двумя независимыми переменными и изменение совершается оборотным образом применение формул предыдущего параграфа к газам применепие первой основной теоремы термодинамики к газам отно-ш ение теплоемкости газа при постоянном давлении к теплоемкости при постоянном объеме перечисление свойств совершенного газа, выведенных из гипотезы о его строении . [c.43]

Доказательство закона возрастания энтропии с помощью кинетического уравнения было дано Больцманом и явилось первым микрюскопическим обоснованием этого закона. В применении к газам этот закон часто называют Н-теоремой (по обозначению—Н, использованному Больцманом для энтропии). [c.28]

Первые научные исследования Ренкина относятся к 1848 г. В 1850 г. появилась его работа, посвяшенная изучению на базе основных законов термодинамики физических свойств газов и водяного пара. Основанием для этой работы послужили также данные экспериментальных исследований свойств газов и водяного пара, проводившиеся в те годы Реньо. Ренкиным по указанным данным были составлены таблицы водяных паров, получившие широкое применение в Англии. Они явились одними из первых таблиц водяного пара и использовались в течение нескольких десятилетий — до начала XX столетия. [c.564]

Метод интегральных соотношений в изложенной форме может быть применен и к расчету гиперзвуковых течений около тонких тел с малым затуплением переднего конца. Как уже говорилось, при обтекании таких тел вблизи поверхности тела образуется слой с высокой энтропией и малой плотностью газа. В этом слое нарушается закон плоских сечений и тем самым нарушается предположение, приводящее к эквивалентности задачи обтекания и задачи нестационарного движения газа на плоскости. Однако при использовании описанного метода интегральных соотношений теми ч ленами в них, которые связаны с наличием продольного движения газа в пространстве, можно пренебречь, так как они малы вследствие мадой массы газа, протекающего в высокоэнтропийном слое. Внутреннюю же энергию газа, текущего в этом слое, нужно учитывать, так как толщина слоя не мала. В этих предположениях Г. Г. Черный (1957) дал первые теоретические решения задач о неавтомодельном обтекании тел, рассмотрев обтекание тонкого клина и тонкого конуса с малым затуплением переднего конца. При решении этих задач, как уже говорилось ранее, были установлены законы подобия гиперзвукового обтекания затупленных клиньев и конусов. Было также установлено важное качественное отличие обтекания затупленных профилей и затупленных тел вращения. При обтекании профиля крыла малое затупление его кромки повышает давление на значительной части профиля, так что его сопротивление больше суммы сопротивления заостренного профиля и затупления. При обтекании тела вращения малое затупление переднего конца понижает давление на большом участке поверхности тела, так что его сопротивление меньше суммы сопротивления заостренного профиля и затупления. Более того согласно при- ближенной теории сопротивление очень тонкого затупленного конуса может быть даже несколько меньше сопротивления одного только острого [c.199]

По ходу вывода макроскопических уравнений сохранения из кинетического уравнения Больцмана сделаем два замечания во-первых, при применении стандартной процедуры вывода макроскопических уравнений сохранения методом моментов (умножение исходного кинетического уравнения на определенную величину и последующее интегрирование) мы, естественно, должны получить в качестве первого уравнения уравнение сохранения массы. Для этого уравнение (1.183) следует умножить на массу фотона и проинтегрировать по всем ш и Й. Поскольку масса фотона равна нулю, в уравнения сохранения для излучения не входит уравнение сохранения массы. Второе заключение сводится к следующему. Метод моментов, вообще говоря, позволяет получить бесконечный ряд уравнений типа законов сохранения. Первые три уравнения, получаемые таким образом, т., е. умножением исходного кинетического уравнения соответственно на массу, импульс и энергию частиц и последующим интегрированием по всем частицам (в нашем случае фотонов по частоте и направлению), отождествляются с микроскопическими уравнениями сохранения массы, импульса и энергии. Система этих уравнений сохранения является неполной, т. е. число неизвестных макроскопических параметров в этих уравнениях превышает число уравнений. Конкретно в случае фотонного газа неизвестными являются величины плотности энергии излучения, потоки излучения и тензора давления излучения, т. е. десять скалярных величин (тензор давления излучения — симметричный тензор), тогда как набор уравнений сохранения ограничивается четырьмя уравнениями. Можно было бы пытаться получить недостающие соотношения тем же методом, рассматривая более высокие моменты. Например, умножая исходное уравнение на поток энергии частицы и интегрируя по частицам, мы получим уравнение типа уравнения сохранения для потока тепла и т. п. JMoжнo показать, что система получающихся таким образом уравнений никогда не будет замкнутой в новые уравнения войдут новые переменные и т. д. В этом смысле задача интегрирования бесконечной системы моментов полностью эквивалентна задаче интегрирования исходного кинетического уравнения. Именно этой задаче посвящена третья глава настоящей книги. [c.74]

На ранней стадии развития котельной техники (начало XX столетия), когда топочные процессы по существу не были изучены, а практику удовлетворяла достаточно грубая оценка глубины охлаждения топочных газов, получили развитие чисто эмпирические методы расчета, построенные без учета особенностей переноса тепла излучения и конвекцией. К таким методам относятся предложения Оррока [4], Бройдо [5], Кирша [6], Вильсона и др. [7], Гурвича [8] и др. Такого типа подходы к расчету теплообмена в топках в настоящее время следует считать устаревшими, хотя и они в ряде случаев за рубежом еще находят применение [1]. Одновременно появились методы расчета, основанные на приблинсевном аналитическом описании процесса теплообмена в топочной камере, использующие уравнения теплообмена излучением, составленное на базе закона Стефана—Больцмана, и теплового баланса топочной камеры [9—16]. На первом этапе такие методы для практических расчетов применялись значительно реже, чем чисто эмпирические. Однако в дальнейшем такой подход к построению методики расчета теплообмена в топочных камерах стал доминирующим и используется большинством автором, занимающихся этими вопросом [1, [c.66]

К классу схем сквозного счета относятся некоторые разностные схемы, в которых вязкость не присутствует в явном виде. Отметим схему Лакса [247], которая имеет первый порядок точности и воспроизводит монотонный профиль решения в зоне разрыва благодаря наличию аппроксимационной вязкости. В работе [223] приведена двухшаговая схема типа Лакса — Вендроффа второго порядка точности, сохраняюш,ая монотонность на разрывах вследствие специального выбора шага промежуточного слоя. С. К. Годунов [37] разработал для нестационарных уравпений газово динамики разностную схему первого порядка точности, основанную на аппроксимации интегральных законов сохранения. В работах [73, 74] опа перенесена на случай стационарных течений газа. Обоснование этой схемы и многочисленные применения содержатся в работе [37]. Дальнейшим развитием схемы С. К. Годунова явилась разработка монотонной разностной схемы второго порядка точности в работе [96]. Для сквозного счета, во всяком случае для не очень сильных ударных волн, представляют интерес также так называемые Я-схе-мы [254]. [c.89]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...