Адиабатическое прохождение

Адиабатическое прохождение как способ обращения вектора ядерной намагниченности при прохождении постоянного поля На через резонансное значение Я = — ш / у в присутствии радиочастотного поля Я1 с частотой ю был рассмотрен в гл. II. Там было показано, что условие полного обращения вектора намагниченности для свободных спинов имеет вид [c.66]

Если начальное значение поля Н при прохождении через резонанс много больше резонансной величины, когда эффективное поле практически параллельно Но, а конечное значение поля значительно ниже резонансного, то магнитный момент М, вначале параллельный Но, будет непрерывно оставаться параллельным Н и, следовательно, в конце концов станет антипараллельным Но. При прохождении через резонанс появится поперечная намагниченность, равная начал ьной величине Мо-Если имеется распределение ларморовских частот, то магнитный момент образца также может быть обраш ен при адиабатическом прохождении, ибо условие (11.48) не зависит от ширины б функции формы этого распределения. Одна о максимальное значение поперечной намагниченности в течение прохождения резонанса уменьшается примерно в отношении со1/б,если б > I (О1 . Изменение теории адиабатического прохождения, вызванное наличием релаксации, и практические применения этого метода будут рассмотрены позже. [c.39]

Знак плюс или минус в (111.53) зависит от того, параллельна или антипа-раллельна полю при резонансе поперечная намагниченность (во вращающейся системе координат). Это в свою очередь зависит от того, начиналось ли быстрое прохождение от значения поля, большого Но > Щ) или меньшего Но<Щ), чем резонансное. Условием адиабатического прохождения является постоянство угла между М и эффективным полем = Но —Щ + Нь этот угол практически равен нулю, если прохождение начинается от поля намного выше резонансного, и я, если прохождение начинается от поля намного ниже резонансного, откуда и появляется двойной знак в (111.53). [Подчеркнем, что рассматриваемый двойной знак не имеет ничего общего с двойным знаком компоненты погло- [c.67]

Формула (94) показывает, что скорость звука зависит от вида уравнения состояния среды р = р(р). Так, например, замечая, что скорость звука велика по сравнению со скоростью отвода тепла, образованного сжатием газа при прохождении звуковой волны через данную точку, считают процесс сжатия газа адиабатическим и используют известную из курса физики формулу [c.153]

Изменение давления при прохождении через всю область детонации, состоящую из адиабатического скачка уплотнения и зоны горения, получится при делении равенства (63) на (79) [c.227]

В другом типе лазеров, разрабатываемых в последние годы, повышение температуры ограничивается процессом адиабатического расширения. В этом случае азот получает колебательное возбуждение в электрическом разряде при прохождении через тонкие капилляры. Затем возбужденный азот расширяется — сначала в круглых соплах, которыми заканчиваются капилляры, потом в общем двумерном сопле, непосредственно перед входом в резонатор. При этом трансляционная температура снижается с 500 до 300 К, колебательная же поддерживается на уровне 4000 К (в разряде — 6000 К). Углекислый газ инжектируется через две щели, непосредственно перед входом в резонатор, при температуре 300 К. Газовая смесь проходит через резонатор в поперечном направлении. [c.48]

Переохлаждение адиабатически расширяющегося сухого насыщенного пара сопутствует не только слабым (звуковым) изменениям давления оно возникает, как правило, в быстро протекающих процессах расширения, в частности, при разгоне потока в сопловых каналах. Даже при достижении скоростей ниже критических интенсивность снижения давления вдоль сопла часто превосходит 10 бар/сек, а время прохождения канала составляет всего [c.92]

С помощью (9-13) можно подсчитать изменение кинетической энергии при прохождении через обратимое адиабатическое сопло ил№ работу, выполняемую обратимой адиабатической турбиной, при условии, когда известны начальное состояние и конечное давление. [c.63]

Рассмотрим наиболее простой случай задания функции w(p, ф). Именно, предположим, что при ф > т.е. вне некоторого пограничного слоя, прилегающего к стенке, функция w(p, ф) соответствует адиабатической связи между давлением и плотностью. Течение при ф > Q будем считать сверхзвуковым всюду и потенциальным до прохождения им скачков уплотнения. При ф < Q течение будем считать дозвуковым и потенциальным, т.е. w = W2(p). Таким образом пограничный слой в вязком газе заменен двумя концентрированными вихревыми поверхностями в потоке идеального газа — одной на обтекаемой стенке, и другой — на некотором расстоянии от нее. [c.55]

Из рассмотрения рис. 3 и 4 следует, что решение задач 1 и 2 (при адиабатических или близких к ним зависимостях между р и р) возможно только в случае небольших интенсивностей скачков уплотнения. Расчет показывает, что потери полного давления в скачках, допустимых при решении этих задач, не превышают 3 % полного давления набегающего потока. Это позволяет произвести дальнейшее упрощение в постановке задачи, а именно, принять полное давление постоянным во всем внешнем потоке, а, следовательно, — течение безвихревым и после прохождения им скачков уплотнения. [c.57]

Как известно, при наличии необратимых процессов преобразования механической энергии в тепловую в замкнутой (адиабатической) системе энтропия этой системы должна возрастать. Легко убедиться, что в рассматриваемом сейчас случае прохождения газа сквозь скачок уплотнения отнесенная к единице массы энтропия газа будет возрастать. Составим с этой целью выражение энтропии по (53) гл. III. Получим [c.127]

Сравнивая с (41), заключим, что при прохождении газа сквозь скачок уплотнения сохраняются полная энтальпия кд и температура адиабатически заторможенного газа а следовательно, и ад, а, Т. [c.128]

Известны [I другие нестационарные эффекты, возникающие при взаимодействии импульсов лазориого излучения с веществом. В основе всех этих эффектов лежат два основных процесса — создание когерентного ансамбля излучателей и когерентное излучение этого ансамбля. К таким эффектам относится фотонное эхо, оптйческая нутация, адиабатическое прохождение импульсов 1—4]. Некоторые из них нашли важное применение в качестве примера Можно указать на оптическую эхоспектроскопию [18—20]. Приложения, как правило, связаны с возможностью исследования быстропротекающих, в частности нестационарных, эффектов. [c.187]

Знак плюс или минус в (111.53) зависит от того, параллельна или антипа-раллельиа полю прж резонансе поперечная намагниченность (во вращающейся системе координат). Это в свою очередь зависит от того, начиналось ли быстрое прохождение от значения поля, большого (Ио > Щ) иди меньшего (Яо < Щ) чем резонансное. Условием адиабатического прохождения является постоянство угла между М и эффективным полем = Но —Н + Н1, этот угол практически равен нулю, если прохождение начинаете от поля намного выше резонансного, и л, если прохождение начинается от поля намного ниже резонансного, откуда и появляется двойной знак в (111.53). [Подчеркнем, что рассматриваемый двойной знак не имеет ничего общего с двойным знаком компоненты поглощения р = Му (П1.16а).1 Если ядерная система спинов удовлетворяет уравнениям Блоха, то легко учесть, что спины не являются свободными. Для этого, кроме условия (111.52), достаточно потребовать, чтобы влияние релаксации было пренебрежимым в течение времени прохождения х через резонанс [c.67]

Неравенство (III.54) явилось причиной того, что адиабатическое прохождение в литературе называют адиабатическим быстрым прохождением, или просто быстрым прохождением. Известно, что в твердых телах уравнения Блоха несправедливы, и постоянная Т иногда вводится как мера обратной ширины линии или как время, необходимое для установления внутреннего равновесия между спинами. Важно отметить, что применение условия (111.55) в случае твердых тел совершенно неоправда но, а если учесть очень малые времена Гг, с которыми там встречаются, вообще недопустимо. Условия, заменяющие (111,54), для твердых тел будут рассмотрены в гл. XII. Следует отметить, что адиабатическое быстрое прохождение в твердых телах наблюдалось при гораздо менее жестких условиях [c.67]

Предположим, что с помощью системы импульсов вектор намагничен-ности ориентируется вдоль поперечного поля Hi, вращающегося с частотой со = соо, за время, малое по сравнению с Тг- Тогда расчет, аналогичный приведенному выше, показывает, что поперечная намагниченность необратимо приближается к равновесной величине МоЩЦЩ Н ], которая меньше, чем величина MqHiI[H получаемая при адиабатическом прохождении. Когда эта величина достигнута, любое дальнейшее уменьшение намагниченности возможно только за счет спин-решеточной релаксации. [c.505]

В современном представлении детонационная волна, распространяющаяся в горючей газовой среде, является двухслойной. Первый слой представляет собой адиабатическую ударную волну, при прохождении через которую газ сильно разогревается. В химически активном газе разогрев этот, если он достаточно интенсивен, может вызвать воспламенение. В связи с тем что толщцна ударной волны ничтожно мала (порядка длины свободного пробега молекулы), в пределах ее процесс горения, по-видимому, развиться не в состоянии. Поэтому область, в которой протекает горение, образует второй, более протяженный, но практически также весьма тонкий слой, примыкающий непосредственно к ударной волне (рис. 5.18). [c.218]

В распространяющейся звуковой волне процессы сжатия и расширения происходят настолько быстро, что теплообмен между той частью тела, через которую проходит звуковая волна, и другими его частями практически не успевает произойти, п поэтому изменение состояния тела при прохождении через него звуковой нолны осуществляется без подвода или отвода тепла, т. е. адиабатически. Так как вследствие малости изменений состояния действие внутреннего трения также оказывас. тся исчезающе малым, то звуковые колебания можно рассматривать как обратимый адиабатический или изоэнтропический процесс независимо от того, как меняется состояние всего тела в целом. [c.77]

Полученное уравнение является дифференциальным уравнением второго порядка, которое, как известно, описывает колебательные процессы. Это означает, что уравнения (8.58) и (8.59) описывают распространение упругих волн в кристалле. Поскольку при прохождении таких волн (если учесть реальные скорости их распространения) обмен теплом произойти не успевает, коэффициенты ijim в (8.59) являются адиабатическими упругими модулями. [c.201]

Под скоростью звука понимают скорость распространения в теле малых возмущений, в частности упругих волн малой амплитуды. Слабые упругие волны называют звуковыми. В распространяющейся звуковой волне процессы сжатия и расширения происходят настолько быстро, что теплообмен между той частью тела, через которую проходит звуковая волна, и другими его чa т ми практически не успевает произойти. Поэтому изменение состояния тела при прохождении через него звуковой волны осуществляется без подвода или отвода теплоты, т. е. адиабатически. Так как вследствие малости изменений состояния действие внутреннего трения оказывается исчезающе малым, то звуковые колебания можно рассматривать как обратимый адиабатический или изоэнтропический процесс, независимо от того, как меняется состояние всего тела в целом. Скорость звука представляет собой характерную для данного вещества величину, изменяющуюся в зависимости от его состояния, и определяется по формуле [c.104]

Определяющие уравнения состояния при упруго-пластпческом. деформировании описывают функциональную связь процессов нагружения и деформирования с учетом влияния температуры для локального объема материала, т. е. связь составляющих тензоров напряжений ац, деформаций гц и температуры Т с учетом их изменения от начального to до заданного t момента времени F[Oij(t), sij(t), T(t)]=0. Конкретные формы такой связи, представленные в литературе, основаны на упрощающих допущениях, применение которых экспериментально обосновано для ограниченного диапазона режимов нагружения. Учитывая кратковременность процессов импульсного нагружения, в большинстве случаев процессами теплопередачи можно пренебречь и с достаточной для практических целей точностью принять процесс адиабатическим. Изменение температуры материала в процессе нагружения в этом случае определяется адиабатическим объемным сжатием (изменением объема в зависимости от давления), переходом механической энергии в тепловую в необратимом процессе пластического деформирования и повышением энтропии на фронте интенсивных ударных волн (специфический процесс перехода в тепло части механической энергии при прохождении по материалу волны с крутым передним фронтом, в результате которого кривая ударного сжатия не совпадает с адиабатой [9, И, 163]). [c.10]

Это соотношение называется ударной адиабатой Гюгонио (рис. 12.1, кривая 7). На этом же рисунке для сравнения показана адиабата Пуассона Pi/Pi = (Р2/Р1) (кривая 2), соответствующая изэнтропическому сжатию совершенного газа. Адиабата Гюгонио характеризует адиабатическое неизэнтропическое сжатие газа в ударной волне. При прохождении газом скачка уплотнения происходит частичный необратимый переход механической энергии в тепловую, что приводит к увеличению энтропии. Особенность ударной адиабаты - то, что при неограниченном возрастании давления в скачке (ft/Pi °°) плотность [c.182]

В многочисленных областях применения желательно иметь измеритель проходного типа, который использует для измерения лишь малую часть энергии лазерного луча. Такими измерителями являются оптико-акустические детекторы [108]. Их преимущества заключаются также и в том, что они дают достаточно высокий уровень сигнала и сохраняют линейность в области малых энергий. Лазерный луч проходит по оси измерительной ячейки, окна которой изготовлены из Na l. Ячейка заполнена смесью гелия с парциальным давлением, соответствующим атмосферному, и поглощающего газа типа пропилена с давлением в несколько миллиметров ртутного столба. Газ, нагретый в области прохождения луча, адиабатически расширяется до тех пор, пока во всей ячейке давление не станет одинаковым. Распределение температуры газа по всей ячейке тоже становится одинаковым. При этом происходит дальнейшее повышение давления до уровня, определяемого изотермой, а не адиабатой. Измерение давления производится с помощью пьезоэлектрического датчика, сигнал которого подается на осциллограф. [c.97]

Переход от снарядного течения к кольцевому для пароводяного потока, протекавшего в вертикальных трубах при высоком давлении, был исследован Гриффитом [9]. Структура течения определялась на основании осциллограмм показаний зондов, с помощью которых измерялось электрическое сопротивление. Зонды были расположены в непосредственной близости к выходу из обогреваемого участка на расстоянии 1,53 м от него вниз по потоку. Зонд, установленный Гриффитом на выходе из обогреваемого участка, фиксировал переход от одного режима к другому при более высоких паросодержапнях, чем в настоящей работе, примерно на 10%, несмотря на то что условия эксперимента были почти одинаковыми. Большинство данных было получено Гриффитом с помощью зонда, расположенного за обогреваемым участком. Этот зонд фиксировал переход к кольцевому режиму течения нри более низких паросодержапнях, чем те, которые определялись с помощью зонда, расположенного выше по потоку. Гриффит объяснял это явление разрушением паровых снарядов по мере прохождения ими адиабатического участка. Сравнение полученных результатов показывает, что карты режимов течения, полученные при адиабатических условиях, могут существенно отличаться от карт, полученных в условиях обогрева. [c.45]

На рис. 2 даны температурные кривые. Из графика видно, что лента входила в сушило с температурой 37—42° С. Затем в течение 1—2 мин (L = 2 0 м) происходил нагрев ленты до температуры 63—60° С, которая некоторое время (6—8 мин) оставалась постоянной. Это значение температуры соответствовало показаниям мокрого спая психрометра или температуре адиабатического насыщения газа. Дальнейшее прохождение ленты через сушило сопровождалось повышением температуры материала до ее максимального значения, которого она достигала во второй зоне. Как показал опыт, значение максимума температуры могло колебаться в зависимости от условий сушки от 80 до 100° С. Последующий этап процесса сушки. был связан с постепенным понижением тем-пературы ленты каучука примерно до 40° С,. которую материал принимал на выходе из сушила.. Кривые оушки представлены также на рис. 2. iB первые минуты пребывания ленты в сушиле, соответствующие нагреванию материала до температуры адиабатического насыщения газа, влажность ее убывала по кривой с увеличением окорости сушки J %/ч. [c.217]

Измерения локальных значений давлений торможения, статических давлений и направлений скоростей в потоках влажного пара пневматическими методами сопряжены с большими трудностями. При использовании пневматических насадков необходимо заботиться о том, чтобы в коммуникациях, соединяющих приемник зонда с измерительным прибором, не происходила конденсация пара и чтобы каналы зондов не забивались влагой. Кроме того, необходима специальная тщательная тарировка зондов, учитывающая специфические особенности обтекания приемников потоков влажного пара (углы натекания пара и влаги, рассогласование скоростей фаз v, степень неравновсс-ности процесса и изменение физических свойств при ускорении пли торможении потока), На входном участке зонда происходит торможение пара. При дозвуковых скоростях торможение осуществляется постепенно в некоторой области, примыкающей к носику зонда. При сверхзвуковых скоростях возникает дополнительное торможение в адиабатических скачках. Процесс прохождения этих зон каплями влаги в существенной мере определяет показания приборов. В зависимости от скоростей и размеров ка- [c.77]

Согласно второму началу термодинамики в замкнутой (адиабатической) материальной системе энтропия является неубывающей функцией времени. Возрастание энтропии в адиабатической системе показывает, что внутри этой системы происходят необратимые процессы преобразования механической энергии в тепло, сопровождаемые потерями механической энергии. Примером образования таких механических потерь могут служить потери на внутреннее трение в неидеальных жидкостях и газах. В следующей главе мы встретимся с явлением потери механической энергии газа при прохождении его сквозь скачок уплотнения — поверхность разрыва непрерывности кинематических и термодинамических величин. В этом случае движение, будучи адиабатическим, окажется неизэнтропическим. [c.100]

Чтобы оценить потерю механической энергии движущегося газа при прохождении им прямого скачка уплотнения, условимся характеризовать механическую энергию полным давлением р , т. е. давлением в адиабатически и изэнтропически заторможенном газе. При этом за количественную характеристику необратимости процесса прохождения газа сквозь прямой скачок примем величину и отношения полных давлений р о за скачком к рхо Д скачка [c.130]

Таким образом, при прохождении газа сквозь косой скачок уплотнения сохраняются неизменными энтальпия, температура и скорость звука в адиабатически и изэнтропически заторможенном газе, а также критическое значение температуры газа и критическая и максимальная его скорости. [c.233]

Аналогичным путем преобразуется характеризующее потери механической энергии газа при прохождении его через косой скачок отношение давлений адиабатически и иззнтропически заторможенного газа за скачком р2о к давлению до скачка Рю ( 29). Формула (59) гл. IV в случае косого скачка переходит в такую [c.236]

В случае процесса адиабатического дросселирования, показанного на рис. 7.5 в виде процесса в, необходимо отметить, что по мере прохождения жидкости через дроссель скорость ее увеличивается и, следовательно, удельная энтальпия понижается. Однако после выхода из дросселя поперечное сечение устройства резко возрастает. При этом кинетическая энергия, возникшая при прохождении жидкости через дроссель, будет диссипировать за счет вязких сил и возникновения вихрей. Поэтому в состоянии 2, ниже дросселя скорость жидкости будет мала и различие в кинетических энергиях жидкости выше и ниже дросселя практически исчезает. Таким образом, ясно, что удельная энтальпия в конечном состоянии /гг практически совпадает с удельной энтальпией в начальном состоянии h, однако по мере перехода жидкости от состояния 1 к состоянию 2 удельная энтальпия сначала падает, а затем возрастает. Следовательно, рассматриваемый процесс не может считаться изэнгальпическим. Причины сильной необратимости этого процесса будут подробнее рассмотрены в гл. 9, [c.93]

Чтобы проиллюстрировать практические аспекты довольно абстрактного представления о производстве энтропии, обусловленном необратимостью, рассмотрим три следующих примера стационарного адиабатического потока сжимаемой жидкости из инженерной практики а) через сужающееся сопло, б) через турбину и в) через компрессор. Поскольку эти процессы являются адиабатическими, жидкость не обменивается теплом с внешней средой. Поэтому, как мы знаем из разд. 12.11, при прохождении жидкости через перечисленные устройства ее энтропия должна возрастать. Это связано с тем, что ввиду той или иной степени необратимости реальных физических процессов будет образовываться некоторая энтропия AS . Так, на рис. 12.8 во всех трех случаях Si > s. В то же время, как известно, в идеальном случае, возможном лишь в Термото-пии , эти процессы могли бы быть одновременно адиабатическими и обратимыми, так что энтропия жидкости оставалась бы постоянной. Следовательно, все три процесса были бы изэнтропическими, т. е. S2s=Si. Теперь мы кратко обсудим эти эффекты с помощью диаграмм, представленных на рис. 12.8, а также установим способ сравнения реального случая с идеальным. Для лучшего понимания диаграмм энтальпия — энтропия читателю рекомендуется вначале изучить разд. Д. 2 приложения Д, помещенного в конце настоящей главы. [c.181]

Линия АО В соответствует начальному положению подвижного поршня St, закон движения которого должен быть определен так, чтобы в процессе адиабатического сжатия с постоянной энтропией весь газ в момент времени t = 1 сфокусировался в точку О. Момент времени t = 1 соответствует времени прохождения отрезка ОВ звуковым возмущением (в момент t < 1 линия GH), отрывающимся в [c.437]

Теоретический интерес к изучению волновых процессов в газах привел к открытию в середине XIX в. ударных волн. Нарушение симметрии акустических волн большой амплитуды отмечалось еще Стоксом (1848), который занялся впервые и вопросом о скачках плотности в потоке (1851). Вплотную к уравнениям на скачках подошел С. Ирншоу , но первое математическое gQ обоснование возможности возникновения скачков в потоке принадлежит Б. Риману , который обнаружил существование двух семейств волн (инварианты Римана) и использовал условия сохранения массы и количества движения на скачке. Однако Риман допустил олибку, приняв для газа при прохождении ударной волны адиабатическую зависимость р(р), что повлекло нарушение условия сохранения энергии на скачке. Вполне строгий (хотя и не очень четко изложенный) термодинамический подход к из5П1ению ударных волн дан В. Ренкином который получил полное решение задачи о скачках. В его работе отсутствуют, впрочем, некоторые важные следствия, которые, по сути дела, вытекают из его рассуждений и уравнений. Так, например, он ссылается на устное указание В. Томсона о неустойчивости ударной волны разрежения и не замечает, что из наложенного им условия баланса тепла в ударной волне следует при помощи очевидных термодинамических соображений невозможность существования ударных волн разрежения — факт, окончательно установленный только в 1904—1905 гг< Г. Цем-пленом. [c.80]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...