Удельная массовая энтропия

Уравнение (5-56) может быть получено иным способом. Заменяя в уравнении (5-31) удельные массовые энтропии s на удельные объемные S в соответствии с очевидным соотношением [c.132]

Удельная массовая энтропия джоуль на килограмм-градус Кельвина дж1(кг °К) J/(kg °К) (1 дж) [(1 К ) X X (1 град)] [c.32]

Удельная массовая теплоемкость, удельная энтропия 1 кДж/(кг-К) = 0,239 ккал/(кг-К) [c.314]

Все.три теории основаны на законах сохранения массы, количества движения (импульса), момента количества движения и энергии. Предполагается наличие трех видов механического взаимодействия 1) контактных сил, действующих между частями тела, 2) контактных сил, возникающих на поверхности тела, и 3) массовых сил, действующих на тело на расстоянии со стороны внешней среды. Для описания тепловых эффектов используются понятия температуры Т (г, т), которая в каждой точке г пространства и в любое время г имеет положительное значение, и удельной энтропии s (z, т). Здесь уместно остановиться на понятии тела и описании его движения. Тело определяется как некоторая контрольная или отсчетная конфигурация, в которой находятся частицы тела г. Движение тела известно в том случае, если мы знаем положение / (Z, т), занятое частицей Z в любое время т. Предполагается, что функция, дифференцируемая такое количество раз, какое нам необходимо. Надо отметить, что две различные частицы Z и К не могут занимать одно и то же положение /(Z, т), если 1фУ. Можно вместо материальных координат (Z, т) в качестве независимых переменных взять обычные координаты (г, т). Тогда уравнение z = /(Z, т) будет обратным, чтобы выразить Z через гиги использовать его для описания скалярного, векторного и тензорного полей как функцию пространственных координат (г, т). Для того чтобы отличать градиенты, взятые по переменной г и Z, введем обозначения [c.72]

Для рассматриваемой системы мы можем выразить энтропию на единицу массы S как функцию от локальной внутренней энергии, удельного объема и массовой концентрации s=s(u, v, с ). Предположим, что локальная энергия является некоторой функцией тех же переменных, как и при равновесии, т. е. более определенно мы можем допустить, что закон энтропии Гиббса выполняется вдоль движения центра тяжести элемента массы [c.8]

Удельная энтропия массовая джоуль на килограмм градус Кельвина дж/ кг °К) (1 дж) [(1 ке) (1 град)] [c.279]

Для сухого пара х=, для кипящей жидкости х=0. Массовая доля жидкости, содержащейся во влажном паре, называется степенью влажности и обозначается 1—X. Все параметры влажного пара (кроме давления и температуры) обозначаются с индексом х, например удельный объем энтальпия г, энтропия х и Т. д. [c.104]

Следует подчеркнуть, что уравнение (5-41) относится только к удельной объемной энтропии. Что же касается удельной массовой энтропии сверхпроводника, то, строго говоря, в соответствии с (5-4) при вычислении 6sldH)j. р по уравнению (3-31) следует учесть зависимость V от температуры. [c.128]

Удельная (массовая) энтропия — энтропия, отнесенная к единице массы вещества. Единица измерения в СИ джЦкг К). [c.102]

Эитропия системы Удельная массовая энтропия [c.159]

Дмоуль на килограмм-кельвин - [Дж/(кг К) J/(kg К)] единица удельной (массовой) теплоемкости и энтропии, удельной газовой постоянной в СИ [c.264]

При небольших массовых долях пара в смеси от О до 0,15...0,20 его содержание удобно характеризовать массовым или мольным паро-содержанием. Калорические параметры состояния смеси (удельные энтальпия и энтропия) рассчитывают в соответствии с этим на единицу массы или на единицу количества вещества сухого газа. Примером такой диаграммы может служить диаграмма Is для влажного воздуха (рис. 13.4). [c.192]

Пример 1.13. Массовый расход воздуха в подогревателе /п = 10 кг/с при t =- 25°С. Температура воздуха на выходе из подогревателя t2 = 60°С. Определить изменение энтальпии, энтропии и скорости воздуха, если принять, что процесс нагревания является изобарным, а живые сечения на входе и выходе аппарата одинаковы. Для расчёта принимаем плотность воздуха pi = 1,29 кг/м npHfi=-25° , а удельную теплоёмкость постоянной и равной Ср = 1,005 кДж/(кг К). [c.30]

В результате применения метода двухмасштабных разложений к системе гидродинамических и термодинамических уравнений, описывающих поведение самогравитирующих газопылевых сгустков, построена математическая модель процессов эволюции сгустков, которая сводится к решению граничной задачи для уравнений Лэна-Эмдена, задачи Коши для нелинейного дифференциального уравнения 1-го порядка относительно энтропии, учитывающего источники энергии за счет распада радиоактивных примесей, и уравнений переноса излучения в диффузионном приближении. Численные расчеты, проведенные для сгустков в широком диапазоне их масс и значений характерной плотности, позволили выбрать для каждого сгустка вероятные начальные распределения плотности, температуры и давления. Проведено численное моделирование и исследованы основные этапы процесса эволюции газового сгустка (с отношением удельных теплоемкостей 7 = 1.57), имеющего массу, эквивалентную массе Земли, характерную плотность 0.4 г/см и теплоемкость при постоянном давлении 1.5-10 эрг (г-К), при наличии в его веществе примесей изотопов корот-кодвижущего А1 с массовой концентрацией сд 10 . Проведена оценка времени эволюции сгустка до начала конденсации. [c.449]

НИИ М = 211 в сторону больших При достаточно высоких давлениях для всех металлов, находящихся после расширения в твердой или жидкой фазе, наблюдается значрительнве отклонение от закона Удвоения, которое тем больше, чем выше амплитуда ударной волны (см. табл. 4.5). Напротив, при умеренных давлениях для А1 и Си скорость свободной границы близка к удвоенному значению массовой скорости и. Отклонение от закона удвоения при высоких давлениях связано со значительным необратимым нагревом вещества на фронте ударной волны чем выше приращение энтропии, тем больше отклонение от закона удвоения, и чем выше Р, тем до большего удельного объема расширяется ударно сжатое вещество (см. рис. 4.2). Зависимость плотности меди и алюминия при расширении в воздух от амплитуды ударной волны иллюстрируется данными табл. 4.6. Значения конечной плотности расширения Рк вычислены по уравнению состояния Си и А1 с учетом электронных составляющих с параметрами, приведенными в работе [7]. Зависимость Р ) для области, б < 1 строилась так, как описано в гл. 2. Плотность вещества при расширении в воздух быстро падает с ростом давления на фронте ударной волны. [c.120]

Выражение (2.104) получено для массового сопла при изоэнтальпийном течении, что означает равенство полных энтальпий (или температуры торможения) по всей длине сопла в основном потоке и в притекающем паре. При этом вектор скорости вдуваемого пара перпендикулярен к оси основного потока, т. е. проекция скорости притекающей массы на направление основного потока равна нулю. Постоянство температуры торможения по длине зоны испарения в условиях добавления массы означает, что должны быть равны абсолютные значения разности энтальпий и кинетической энергии основного потока и вдуваемого пара. Из-за смешения основного потока и притекающей массы с разной энтропией происходит изменение последней по длине трубы. Таким образом, формула (2.104) по лучена для изоэнтальпийного массового сопла без учета влия ния трения. Неучет влияния трения должен приводить к неко- торому завыщению расчетного значения звукового предела мощности трубы. Результаты расчетов звукового предела удельной мощности натриевых тепловых труб в зависимости от температуры пара в начале зоны испарения, полученные в соответствии с рассмотренными выше расчетными моделями, представлены на рис. 2.10. На основе разработанной авторами методики рассчитаны зависимости по четвертой модели для натриевых тепловых труб двух геометрий. Пунктирная кривая 3 соответствует тепловой трубе с диаметром парового канала 14 мм и длиной зоны нагрева 100 мм, использованной в-опытах ФЭИ, и близкой к ней по геометрии тепловой трубе, [c.73]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...