Термодинамические функции гелия

ТЕРМОДИНАМИЧЕСКИЕ ФУНКЦИИ ГЕЛИЯ П [c.14]

ТЕРМОДИНАМИЧЕСКИЕ ФУНКЦИИ ГЕЛИЯ II [c.14]

ТЕРМОДИНАМИЧЕСКИЕ ФУНКЦИИ ГЕЛИЯ И [c.18]

Объемные элементарные функции ао, ai и р были определены по экспериментальным данным в соответствии с общим методом, изложенным в монографии [4], путем образования условной температурной функции ifi, обращающейся в нуль на двух базисных изотермах. Уравнение (2) с объемными функциями, коэффициенты которых приведены ниже, хорошо описывают данные [1—6] и может использоваться как упрощенное для расчета термодинамических свойств гелия при температурах выше 20° К. [c.175]

Намного выше л-точки гелий не обладает никакими особенностями по сравнению с обычной жидкостью. Что же касается окрестности Х-точки, то здесь есть основания ожидать целого ряда существенно новых свойств. Вопрос о поведении различных характеристик систем, в первую очередь их термодинамических функций, в окрестности точки фазового перехода второго рода в настоящее время еще не решен и представляет собой одну из интереснейших проблем физики конденсированных сред. [c.28]

Вычислим вначале термодинамические функции для покоящегося гелия II. Они могут быть получены с помощью формул статистики Бозе. Фононы, как известно, подчиняются статистике Бозе распределение ротонов не зависит от типа статистики благодаря наличию в энергии ротона большого постоянного члена А кТ. [c.15]

В противоположность гелий-неоновым лазерам, которые работают в области насыщения выходной мощности, ионные лазеры обычно работают при уровнях выходных потоков, которые ограничиваются термодинамически за счет скоростей передачи мощности. Выходная мощность мощного гелий-неонового лазера почти не меняется при изменении тока возбуждения. В то же время выходная мощность ионных лазеров является сильно нелинейной функцией тока. Она пропорциональна току возбуждения [c.472]

Мы начнем с подхода к кинетической теории, основанного на последовательном разложении кинетического уравнения по степеням плотности. Этот подход, получивший название групповых разложений, аналогичен хорошо известному методу вириаль-ных разложений термодинамических величин в равновесной статистической механике неидеальных газов [124]. Для простоты будем считать, что частицы не обладают внутренними степенями свободы. Мы не будем также рассматривать связанные состояния или составные частицы, которые могут образовываться благодаря притягивающей части потенциала взаимодействия. Строго говоря, подобная модель описывает только инертные газы (гелий, аргон и т.д.), но в некоторых случаях возможно ее обобщение на молекулярные газы путем введения дополнительного аргумента у одночастичной функции распределения, учитывающего внутренние состояния молекулы [78]. Проблема связанных состояний в кинетической теории значительно более сложна, поскольку при рассмотрении многочастичных процессов рассеяния нужно, вообще говоря, учитывать квантовые эффекты [105]. [c.164]

На рис. 2.6 представлена зависимость /4aa = f(Vft/m) [кружками обозначены экспериментальные данные, а сплошной линией— функция, рассчитанная по формуле (2.51)]. Следует отметить, что найденные при этом значения подвижностей ионов в гель-слое, его толщина и термодинамические константы не противоречат данным, полученным в работе [23]. Анализируя представленный график, можно заключить, что предложенная аналитическая зависимость диффузионно-адсорбционной активности горной породы от ее фильтрационно-емкостного параметра [формула [c.71]

Давление насыщенных паров. В 1910 г. Камерлинг-Ониес [72] впервые измерил давление насыщенных паров гелия в зависимости от температуры, отсчитываемой но газовому термометру. С того времени было про-недено еще очень много подробных и точных измерений давления паров гелия, особенно Кеезомом и его школой. Точные данные о давлении насыщенных паров гелия необходимы в основном для измерения температуры, и потому этому вопросу было уделено так много внимания. Онисанне различных попыток связать давление паров гелия с иоказаииямн первичных термометров или определить его из измерений других термодинамических функций не входит в задачи настоящей главы. [c.820]

Из уравнений (66) — (68) следует, что для вычисления 5т, Нт—Яо и От—Яо надо знать истинную теплоемкость вещества от О до Т° К. Однако на практике невозможно производить измерения Ср на всем интервале до 0° К. Обычно нижний предел таких измерений находится при 12—14°К (температура твердого водорода), иногда измерения теплоемкости продолжают до 4—5° К (температура жидкого гелия). Термодинамические функции при самой низкой из достигнутых температур вычисляют, экстрополируя кривую Ср—Т к абсолютному нулю (см. гл. 14, 1). Поскольку абсолютные величины термодинамических функций даже при 12—14° К невелики (по сравнению с их значениями, например, при температуре 298, 15° К), погрещность, связанная с экстраполяцией, вносит относительно небольшой вклад в величины термодинамических функций при высоких температурах- [c.239]

Больщое практическое значение имеет использование методов расчета теплоемкостей для экстраполяции опытных данных. Такая экстраполяция необходима, например, при вычислении термодинамических функций веществ из данных по теплоемкостям. Так, для вычисления энтропий 5г или энтальпий (Нт—Яо) необходимо знать ход кривой теплоемкости от О до 7 °К (уравнения (66) и (67), гл. 13). Между тем на практике измерения теплоемкостей вешеств для целей расчета термодинамических функций чаще всего доводят только до 12—14°К (температура твердого водорода), а иногда даже до 52—60°К (температура твердого азота). Лишь в некоторых случаях имеется возможность доводить такие измерения до 5°К, что, однако, требует использования жидкого гелия в качестве хладоагента и связано со значительными за- [c.272]

В этйх условиях, при не слишком низких температурах, Не в растворе можно рассматривать как идеальный одноатомный газ, подчиняющийся классической статистике Больцмана. При этом легко рассчитываются все термодинамические функции (энтропия, теплоемкость, нормальная плотность и др.)— в основном как добавки, обусловленные примесными возбуждениями, к соответствующим функциям чистого гелия II. Так, например, энтропия и теплоемкость, согласно вычислениям И. Я. Померанчука, выражаются формулами [c.699]

Фазовыми превращенрмми второго рода называются превращения, при которых плотность и термодинамические характеристики изменяются непрерывно, а скачок претерпевают производные термодинамических функций по давлению и температуре, например, теплоемкость при постоянном давлении, сжимаемость и т.д. Теплота фазового превращения второго рода равна нулю. К таким фазовым превращенрмм относятся превращение антиферромагнетиков в парамагнетики, переход гелия в сверхтекучее состояние и др. Причиной фазовых превращений является изменение стабильности фаз в зависимости от внешних воздействий. При любом фазовом превращении в твердом состоянии происходит перестройка атомной структуры системы. В металлических сплавах фазовые превращения в твердом состоянии сопровождаются относительно небольшими изменениями объема. Пренебрегая этими малыми объемными изменениями, можно использовать свободную энергию для анализа закономерностей фазовых превращений в металлах и сплавах. [c.49]

На практике сделать установку в виде, показанном на рис. 5.20, сложно, поэтому она реалкзуется в одной из модификаций, показанных на рис. 5.21, с приводом поршней чаще всего от шатунно-кривошипного механизма. Модификация I повторяет без изменений схему на рис. 5.20. Модификации П и III конструктивно более просты в них два поршня заменены одним, а перемещение газа из полости Vq в и обратно производится специальным вытеснителем. При движении вытеснителя вверх газ переталкивается из полости Fg в Кр и наоборот. Поршень 2 при движении вверх сжимает газ, осуществляя функции теплого поршня, а при движении вниз воспринимает работу расширения как холодный поршень. Термодинамические процессы в установках всех трех модификаций проходят совершенно одинаково. Наиболее распространена модификация II, использованная фирмой Philips, впервые выпустившей такие рефрижераторы на азотный уровень температур с гелием в качестве рабочего тела. КПД таких машин довольно высок и достигает примерно 40 % при оптимальной температуре Го (около 120 К). При Го = 80 К = 20 %. [c.322]

В 1947 г. Л. Д. Ландау на основе анализа экспериментальных данных предложил закон дисперсии квазичастиц (зависимость энергии от импульса р), графически представленный на рис. 5.7. Начальный линейный участок кривой соответствует звуковым квантам — фоно-нам. Далее с ростом p/h функция ё р) достигает максимума, после чего убывает и при некотором р=ро проходит через минимум, в котором р) = А ро). С точностью до членов второго порядка малости область кривой вблизи po/h можно аппроксимировать функцией р) = А+ р — ро) /т. Квазичастицы, соответствующие этой области импульсов и энергии ё = А- - р — Ро)" /т, были названы ротонами (то — эффективная масса ротона, Д — его минимальная энергия). В тепловом равновесии возбуждение фононов и ротонов определяет термодинамическое поведение жидкого гелия, поскольку эти квазичастицы имеют энергии вблизи минимумов функций = р) (фононы — вблизи S = О, ротоны — вблизи (о = Д). Таким образом, оба сорта квазичастиц описывают разные участки кривой S = S p), между которыми есть непрерывный переход, т.е. и фононы, и ротоны относятся к одному физическому объекту — квантовой жидкости НеП. Именно существование описанного энергетического спектра позволило Л. Д. Ландау объяснить явление сверхтекучести (см. [9, 11]). [c.116]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...