Простые идеальные газы

В данном параграфе это будет проиллюстрировано на примере изучения газа, состоящего из простых невзаимодействующих молекул, не имеющих внутренней структуры, т. е. на примере простого идеального газа. Сначала, однако, нам потребуются некоторые сведения из теории вероятностей. [c.197]

Исследуем изменение параметров переноса Рг, Ье и Зт с температурой при постоянной плотности в диапазоне температур, в котором простой идеальный газ изменяется от состояния отсутствия диссоциации до состояния полностью диссоциированного газа. Для кислорода, например, этот температурный диапазон обычно изменяется от 2000 до 8000° К в зависимости от давления. Здесь [c.399]

ПРОСТЫЕ ИДЕАЛЬНЫЕ ГАЗЫ [c.20]

Поступательная составляющая мольной внутренней энергии идеального газа может быть вычислена непосредственной подстановкой уравнения (2-13) для поступательных энергетических уровней в уравнение (4-3). Как уже говорилось в гл. 3 п. 8, суммирование при вычислении суммы состояний может быть заменено достаточно точно интегрированием для всех масс, больших массы атома водорода, и для температур, больших, чем несколько градусов Кельвина. В этом случае поступательную составляющую мольной внутренней энергии идеального газа наиболее просто [c.116]

Уравнение, которое связывает давление, объем и температуру, известно как уравнение состояния. Одним из простейших и наиболее употребимых уравнений состояния является закон идеального газа [c.163]

При использовании закона идеального газа для вычисления изменений термодинамических функций получаются простые соотношения, которые выражают внутренние свойства, обусловленные незначительностью межмолекулярных сил и молекулярного объема. Например, чтобы вычислить изменение внутренней энергии, согласно уравнению (5-11), необходимо вычислить частную др [c.164]

Изотермическое расширение идеального газа является простой иллюстрацией процесса количественного превращения теплоты в работу. Работа, совершенная по отношению к окружающей среде, происходит за счет эквивалентного количества теплоты, полученной от окружающей среды. Однако этот процесс не может продолжаться после того, как давление в цилиндре достигнет наиболее низкого давления окружающей среды. Для того чтобы продолжить процесс, система должна вернуться к первоначальному состоянию. Но восстановление состояния потребовало бы по крайней мере такой же работы, как работа, полученная во время расширения таким образом, эффективность изотермического расширения для получения только работы была бы сведена к нулю. [c.196]

Один из простейших обратимых циклов теплового двигателя — цикл Карно. Анализ этого цикла имеет историческое значение в развитии термодинамики. Цикл Карно использует идеальный газ [c.197]

Хотя цикл Карно — относительно простой процесс для превращения теплоты в работу, любой другой обратимый цикл, в котором происходит теплообмен с окружающей средой только при двух фиксированных температурах, приведет точно к таким же результатам. В цикле Карно происходит теплообмен с окружающей средой только во время изотермических расширения и сжатия идеального газа. [c.199]

Соотношение (1.3) справедливо для обратимого цикла Карно и не зависит от совершаемой работы Таким образом, термодинамическая температура обладает тем свойством, что отношения величин Т определяются характеристиками обратимой тепловой машины и не зависят от рабочего вещества. Для окончательного определения величины термодинамической температуры необходимо приписать некоторой произвольной точке определенное численное значение. Это будет сделано ниже. Одним из простейших рабочих веществ может служить идеальный газ, т. е. газ, для которого и произведение РУ, и внутренняя энергия при постоянной температуре не зависят от давления. Следующим шагом будет доказательство того, что температура, удовлетворяющая соотношению (1.3), на самом деле пропорциональна температуре, определяемой законами идеального газа. [c.17]

Численное значение постоянной Больцмана k устанавливают, принимая произвольное значение температуры тройной точки воды и сравнивая уравнения состояния системы, записанные на языке классической и статистической механики. Простейшей системой является идеальный газ, для которого в классическом случае [c.25]

Введение понятия об идеальном газе позволило составить простые математические зависимости между величинами, характеризующими состояние тела и на основе законов для идеальных газов, создать стройную теорию термодинамических процессов. [c.22]

Уравнение состояния вида F p, v. Г) = О справедливо как для реальных, так и для идеальных газов. Однако ввиду больших принципиальных трудностей до сих пор не удалось создать универсальное уравнение для реальных газов, которое охватывало бы все области изменения их состояний. Наиболее простое уравнение состояния может быть получено для идеального газа. [c.23]

Уравнения движения идеального газа. Первые три уравнения движения идеального газа (или просто газа) совпадают с аналогичными уравнениями несжимаемой идеальной жидкости. При их выводе не использовалось условие несжимаемости. Таким образом. [c.577]

Любая физическая величина, влияющая на состояние системы — объем, давление, температура, внутренняя энергия, энтальпия или энтропия, — носит название термодинамического параметра или просто параметра. Для наиболее простой системы — идеального газа — можно ограничиться двумя параметрами Т [c.251]

Из уравнения (8.32) видно, что энтропия представляет собой функцию температуры, давления (через молярный объем), но она также зависит от величины с . Теплоемкость идеального газа зависит от строения молекул для одноатомного газа с = = 3/2)R, а для двухатомного газа из-за увеличения степеней свободы движения она будет равна Со = (5/2)У . Таким образом, даже в самом простейшем случае энтропия отображает строение частиц, составляющих систему. Для реальных веществ, у которых при изменении температуры существуют фазовые превращения, энтропия должна изменяться при каждом превращении. Ее изменение можно определить по формуле [c.264]

Прямой метод измерения абсолютной термодинамической температуры дает использование газового термометра. Из уравнения состояния идеального газа (4.16) видно, что его температуру Т можно определить, измеряя его давление Р при этой температуре и плотность р при данных значениях Т и Р. Кроме того, нужно еще знать массу его молекулы т, поскольку плотность числа частиц п = /т = р/т. И если поддерживать объем и число частиц газа неизменными, измерение температуры сведется просто к измерению давления. [c.86]

Типы квазичастиц. Атомная динамика идеального (беспримесного, бездефектного) кристалла описывается коллективными волновыми движениями. С квантовой точки зрения эти движения эквивалентны газу неких частиц, энергия е и импульс р которых выражаются через частоту волн и волновой вектор с помощью известных соотношений е=Ай и p=flq. Частицы, сопоставляемые с коллективными волновыми движениями в кристалле, называют квазичастицами. Формально мы получаем квазичастицы, производя квантование волн, распространяющихся по кристаллу. Представление кристалла в виде газа квазичастиц составляет сущность метода квазичастиц (метода элементарных возбуждений). Этот метод является основным в современной теории твердого тела он позволяет свести крайне сложную динамику огромного коллектива взаимодействующих реальных частиц (атомов кристалла) к относительно простой динамике газа квазичастиц. [c.146]

Для такой простой системы, как идеальный газ, термическим уравнением состояния является уравнение Клапейрона — Менделеева [c.31]

Найдем уравнение политропы и его частный случай — уравнение адиабаты для любой простой системы и для идеального газа. [c.43]

Из соотношения (2.15) видно, что оно совпадает с (2.14) для идеального газа, причем на плоскости V, р изотерма ни для какого вещества не может быть круче адиабаты и, следовательно, иметь с ней несколько отдельных общих точек. Но она может помимо простого пересечения касаться адиабаты с обязательным пересечением, а также совпадать с ней на конечном участке. [c.46]

Перейдем к парадоксу Эйнштейна. В своей первой работе по квантовой теории идеального газа Эйнштейн обратил внимание на парадокс, к которому приводит эта теория. Он состоит в том, что смесь вырожденных газов из iVi атомов с массой и N2 атомов с массой mj (как угодно мало отличающейся от т ) при данной температуре имеет иное давление, чем простой газ с числом атомов обладающий практически той же массой атомов и находящийся [c.324]

Рассмотрим вначале наиболее простые, так называемые идеальные системы, для которых функция Гамильтона (гамильтониан) равна сумме функций Гамильтона (сумме гамильтонианов) отдельных частиц или объектов с малым числом степеней свободы. К таким системам относятся идеальный газ, твердое тело в гармоническом приближении, излучение и др. Эти системы могут быть рассмотрены наиболее полно и во многих случаях даже точно. [c.226]

Логично принять за условие протекания таких процессов постоянство распределения подводимой теплоты между внутренней энергией газа и работой, которую он совершает. Для получения наиболее ценных обобщений и простых формул изучение уравнений первого закона термодинамики проводится для 1 кг идеального газа, т. е. газа, внутренняя энергия которого является функцией только температуры, а теплоемкость не зависит от температуры и является постоянной. Пусть в изучаемом процессе на изменение внутренней энергии расходуется ф-я часть всей подводимой теплоты [c.50]

В основе работы ГТУ ле кат идеальные циклы, состоящие из простейших термодинамических процессов. Термодинамическое изучение этих циклов базируется на предположениях аналогичных тем, которые были сделаны в главе XII, а именно циклы обратимы, подвод теплоты происходит без изменения химического состава рабочего тела цикла, отвод теплоты предполагается обратимым, гидравлические и тепловые потери отсутствуют, рабочее тело представляет собой идеальный газ с постоянной теплоемкостью. [c.162]

Одним из важнейших параметров ионизированного газа является давление. Если давление выше 10 бар, то среда считается сплошной, В области, где р = (1Q- —10 ) бар, газ — не сплошная среда, не простая совокупность независимых частиц, так как в этой области средняя длина свободного пробега частиц соизмерима или превосходит размер области, где идет изучаемый процесс. При более низких давлениях газ можно считать совокупностью движущихся независимо друг от друга частиц. Если энергия взаимодействия между частицами мала по сравнению с кинетической энергией частиц, то давление (в барах) в плазме можно определить из уравнения состояния идеального газа [c.230]

Наиболее простое выражение внутренней энергии получается для идеального газа. В. этом случае потенциальная энергия взаимодействия молекул в выражении для II отсутствует, т. е. = О и, следовательно, и яв- [c.35]

Наиболее проста зависимость теплоемкостей от параметров состояния у идеального газа. В этом случае (Ш1(1У)х = 0, вследствие чего теплоемкости Су и Ср являются функциями только одной температуры. [c.38]

Рассмотрим сначала наиболее простую термодинамическую систему — однокомпонентный идеальный газ. В этом случае ц=От и согласно (1.9), (1.63) имеем [c.19]

Для реальных газов эта зависимость весьма сложна и только для идеальных газов может быть получена в сравнительно простом виде из законов Бойля—Мариетта и Гей-Люссака. [c.15]

Выражения для теплоемкостей идеальных газов при постоянном объеме (с и при постоянном давлении (с ) получаются из основного выражения первого начала термодинамики для простых тел (соотношение 1.36), определения теплоемкости (соотношение 1.25) и закона Джоуля (соотношения 1.40, 1.41) [c.26]

Мы можем теперь установить, как связана с другими макроскопическими параметрами температура тех простейших термодинамических объектов, которые мы изучали в предыдущей главе. В соответствии с формулой (3.8) энтропия одноатомного идеального газа BS = In + 3/S In м + onst. Отсюда, воспользовавшись определением (4.4), получим [c.76]

Если подставить в формулу (7.16) выражения для статсумм, найденные в предыдущем параграфе, можно получить уже известные нам из гл.4 соотношения между температурой и средней энергией отдельной подсистемы простейших макроскопических объектов. Взяв, например, в качестве 2 выражение (7.15), для средней энергии частицы идеального газа получаем [c.156]

В механике ньютоновских жидкостей рассматривают различные их модели, Наиболее простой моделью жидкости является несжимаемая идеальная жидкость, для которой плотность р = onst (несжимаемая) и коэффициент динамической вязкости р = О (идеальная). Другой моделью является вязкая несжимаемая жидкость. Для нее р = onst и р = = onst. Самой простой моделью сжимаемой жидкости является идеальная сага-маемая жидкость, или идеальный газ. Для него р = О, а плотность уже не является постоянной. Она для совершенного газа связана с давлением р и температурой Т уравнением состояния (уравнением Клапейрона) [c.557]

Уравнения движения идеального газа. Первые три уравнения двиитения идеального газа (или просто газа) совпадают с аналогичными уравнениями несжимаемой пдеалыюГг жидкости, т. е. [c.559]

Распределение (43) было получено Максвеллом для простейшего случая одноатомного идеального газа. В 1868 г. Больцман показывает, что и многоатомные газы в состошши равновесия будут также описываться распределением Максвелла. В 1871 г. он обобщает и этот результат на случай газов, находящихся во внешнем потенциальном поле U х, у, z) [c.76]

Простейшее решение уравнения одномерного течения идеального газа в скрещенных электрическом и магнитном полях получается для канала постоянного сечения при В = onst и Е = = onst последние два условия можно реализовать лишь при малых значениях магнитного числа Рейнольдса (Rh<1), когда индуцируемые в потоке газа поля значительно слабее наложенных полей ). [c.242]

Наиболее простой вид имеет уравнение состояния идеального газа. Это уравнение, впервые полученное Клапейроном путем объединения уравнений, характеризующих газовые законы Бойля—Ма-риотта и Гей-Люссака, обычно дается в виде [c.18]

Таким образом, по точкам можно построить основную изобару р — 1 бар = onst. Построение остальных изобар ведется очень просто исходя из условия, что изобары идеального газа представляют собой кривые линии, эквидистантные между собой в горизонтальном направлении. Расстояния между изобарами в горизонтальном направлении определяются как изменение энтропии в изотермическом процессе, что представлено на рис. 7.6 отрезком Из формулы (7.12) видно [c.87]

Действительная работа, затраченная на привод охлаждаемого компрессора при необратимом процессе сжатия, не имеет простого изображения на Т—s-диаграмме. Только теоретическая работа равная согласно уравнению (16.14) 1 — 2 — <7 , для идеального газа может быть изображена заштрихованной площадью 21 d (рис. 16.29). При этом площадь a2db будет численно равна — (3, а площадь 21 d равна q. [c.547]

Анализ процессов изменения состояния влажного воздуха, а также технические расчеты, связанные с определением его параметров с помощью приведенных выше уравнений идеального газа, довольно сложны и громоздки. Более простым п удобным оказывается графический способ с использованием d—/-диаграммы влажного воздуха, предложенный в 1918 г. советским ученым ироф. Л. К. Рамзиным. [c.50]

В природе существукзт, конечно, только реальные газы, однако изучение законов идеального газа представляет практический интерес. Во-первых, в технике часто имеют дело с нагретыми газами при относительно малых давлениях, когда силы взаимодействия между молекулами малы и ими можно пренебречь. В этих случаях идеализация свойств реального газа значительно облегчает термодинамические исследования газовых процессов, позволяя использовать простые математические зависимости для идеального газа. Во-вторых, идеальный газ можно представить как предельное состояние реального при р -> О, Это дает возможность рассматривать ряд величии, характеризующих свойства реаль- [c.114]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...