Давление и термодинамическое тождество

ДАВЛЕНИЕ И ТЕРМОДИНАМИЧЕСКОЕ ТОЖДЕСТВО [c.94]

Оценим изменение параметров теплоносителя, в том числе изменение давления на разгон потока, рассмотрев его движение с определенной скоростью. Введем следующие допущения течений установившееся, одномерное двухфазная среда однородна, термодинамически равновесна. При этих условиях в [55] предложена запись уравнений состояния, сохранения энергии, термодинамического тождества и сплошности для участка элементарной длины в форме [c.121]

Какова энтропия смеси Если вычислить ее из термодинамического тождества, то в результат войдет неизвестная функция от чисел П1 и П2 (см. (14.18)), которую не удастся определить из аддитивности энтропии. Действительно, если пг молей первого газа привести в соприкосновение с П2 молями второго, разделив их сначала упругой и проницаемой для тепла перегородкой, то температуры и давления обоих газов, конечно, выравняются. Однако если перегородку удалить, то газы не останутся в равновесии начнется хотя и адиабатическое, но отнюдь не равновесное перемешивание, и энтропия увеличится (см. 12). [c.75]

Энергия. Поскольку давление дано как функция объема и абсолютной температуры, целесообразно взять эти величины в качестве независимых переменных, определяющих равновесное состояние. В термодинамическое тождество [c.76]

Потерянная работа А 1 имеет простое графическое изображение. Так как значения 2 и относятся к одному и тому же давлению р2, а согласно термодинамическому тождеству вдоль изобары Tds=di, то 2—/g, а [c.209]

Серьезным ограничением применимости этого подхода является экспериментальная погрешность определения ударных адиабат. Необходимо контролировать, во-первых, точность аппроксимации экспериментальных данных p v, v ), во-вторых, выполнимость фундаментальных термодинамических тождеств и неравенств. По этим причинам, реализовать способ определения уравнения состояния вещества путем измерений ударной сжимаемости сплошных и пористых образцов удается лишь в области относительно высоких давлений, где тепловые эффекты ударного сжатия существенно превышают экспериментальные погрешности. [c.314]

В работе [141] получено полное уравнение состояния жидкого нитрометана на основании измерений его ударной сжимаемости при различных— от точки плавления до точки замерзания — начальных температурах вещества. Отмечается, что эмпирическое уравнение состояния весьма чувствительно к погрешностям измерений термодинамических параметров как в исходном, так и в ударно-сжатом состояниях, а также к выбору соотношения, аппроксимирующего экспериментальные данные. Это, в частности, привело к нарушению термодинамического тождества в некотором ограниченном диапазоне давления. [c.315]

Плотность р 1 является новой термодинамической характеристикой сверхтекучей жидкости. В пределе малых скоростей она является функцией от температуры Т и давления Р, в обш ем же случае зависит еще от (и — VsY. Термодинамическое тождество для плотности энергии жидкости в системе отсчета, где покоится сверхтекучая часть, моншо записать в виде [c.656]

В работе [42] показано, как можно вычислить температуру вдоль всей адиабаты разгрузки, если известна удельная внутренняя энергия е как функция давления и плотности вдоль адиабаты и одно значение температуры в какой-нибудь точке адиабаты. В самом деле, из термодинамического тождества [c.600]

Уравнение (2.9.28) совпадает с (2.9.2) и может быть получено из последнего с использованием термодинамических тождеств, а также уравнений непрерывности и движения. В нем е — внутренняя энергия, а w - тепловая функция единицы массы среды. Полагая, что плазма представляет собой смесь двух идеальных газов - электронного и ионного, определим давление уравнением состояния идеального газа [c.173]

При записи термодинамического тождества мы использовали в качестве переменных давление и объем так, —рйУ есть работа, производимая над системой. Существует много других внешних воздействий, способных совершать работу над системой, например, сжатие кристалла. Оно выражается с помощью шести [c.98]

Мы не включили в это соотношение энтропию резервуара давления, так как последний не находится в тепловом контакте ни с системой, ни с тепловым резервуаром. Из термодинамического тождества и соотношения (16) имеем для обратимого изменения [c.261]

Выберем в качестве независимых термодинамических переменных давление и температуру. Термодинамическое тождество для химического потенциала гласит [c.625]

В предположении, что для осредненных термодинамических величин справедливы те же соотношения термодинамики, что и при обычном их определении для ламинарных режимов течения смеси, можно показать, что пульсационные составляющие давления, температуры и химического потенциала удовлетворяют тождеству Гиббса-Дюгема (2.2.13) (см. разд. 2.2.1.) [c.151]

Уравнение (2.51) было выведено ранее для обратимых процессов. В действительности оно может быть распространено и на некоторые необратимые процессы, например, на процессы, происходящие не бесконечно медленно, но с некоторой конечной скоростью, если только учитывать диссипацию энергии движения, т. е. изменение энтропии при изменении состояния системы в результате действия сил внутреннего трения, теплопроводности и диффузии (подробнее об >том см. гл. 10). Е1следствие этого, и при условии, что и, 1, 8, Т, А/, йу имеют вполне определенные значения при рассматриваемых необратимых процессах, термодинамическое тождество (2.73) может применяться и к необратимым процессам, если только степень необратимости их не очень велика (при этом давление р надо заменить на р ). [c.73]

Для того чтобы бинарный раствор был устойчивым, кроме неравенства Су > О и неравенства (dp dv)r,, < О, характерного для однородной системы, должно выполниться дополнительное условие, а именно (д(р /дс)/ > О, где ср — разность химических потенциалов растворенного вещества и растворителя, т. е. избыточный химический потенциал растворенного вещества. Следует отметить, что в термодинамическом тождестве Tds = du + р dv — rp d член (—ф d ) характеризует работу, связанную с переносом вещества. Поэтому переменная —ф соответствует давлению, а концентрация растворенного вещества — объему V, т. е. в термодинамическом смысле величины — ф, с аналогичны величинам р, v. Соответственно неравенству dpidv)]- < О должно соответствовать неравенство — (д(р /дс)г > О, которое является третьим условием устой- [c.495]

Термодинамич- потенциал il непосредственно выражается через давление и объём 2= —PV. Др. примерами термодинамически сопряжённых пар экстенсивных и интенсивных переменных являются элсктрич. поляризация и элек-трич. поле, магн. мсмснт и магн. поле, злектрич. заряд и электрич. потенциал. Обозначив совокупность всех дополнит. пар термодинамически сопряжённых переменных ( а> ii) придём к СЛ6Д. обобщению термодинамич. тождеств (9), (10) [c.86]

Пусть в результате дросселирования газ переходит из состояния 1, характеризующегося значениями давления р1 и энтальпии i, в состоянии 2 с давлением р2 и энтальпией I2=ii. Вообразим некоторый обратимый пеоехол, из состояния 1 в состояние 2 такой, при котором давление и температура в ках<-дой точке имеют то же самое значение, что и в действительном процессе дросселирования, а энтальпия не меняется (это всегда может быть выполнено благодаря подводу к газу извне тепла). Для этого обратимого перехода применимо термодинамическое тождество [c.145]

При высоких температурах порядка 10 ООО °К и выше становится существенным тепловое возбуждение электронов в металлах и к энергии и давлению следует добавить еще и электронные составляющие и Ре. Они такн е связаны термодинамическим тождеством (6.5), которое дает р = ГеВе/У-Например, для свободного электронного газа где р = У УаТ и [c.255]

Уравнение (12) было получено из термодинамического тождества (5) и на основе двух изотермических законов поведения идеального газа, а также эмпирического определения величины моля. Величина Т, входящая в уравнение (12), та же что и в термодинамическом тождестве (5), и, следовательно, является температурой Кельвина. Если piVi и P2V2 — произведения давления и объема определенной массы газа при температурах Ti и Т2 соответственно, то с помощью уравнения (12) имеем [c.44]

В экспериментах измеряется удельная теплоемкость при постоянном давлении (ср), а мы вычислили удельную теплоемкость при постоянном объеме (с ). В газе их значения существенно отличны, но в твердых телах они могут быть близки друг другу. Это видно из термодинамического тождества Ср/с = (дР/дУ)з1 дР/д У)т- Две удельные теплоемкости различаются в той степени, в какой различны между собой адиабатическая и изотермическая сжимаемости. Поскольку основной вклад во внутреннюю энергию твердого тела дает и Ч, здесь тепловые эффекты оказывают меньшее влияние на сжимаемость, чем в газах. Если, тем не менее, различие между Ср и с оказывается существенным, необходимо комбинировать измерения теплового расширения и сжимаемости с измерением удельной теплоемкости при постоянном объеме тогда удельную теплоемкость при постоянном объеме можно определить из термодинамического тождества Ср — с = —Т дУ1дТ) р дР/дУ)т/У. [c.56]

Найдем, наконец, максимальную полезную внешнюю работу, производимую телом над внешним объектом работы при переходе тела из начального состояния 1 (которое предполагается равновесным) в состояние О равновесия с внешней средой имеющей постоянные температуру Т и давление р. Обратимый переход из состояния 1 в состояние О в этом случае состоит из обратимого изоэнтропического процесса и затем обратимого изотермического процесса при температуре внешней среды. Полезная внешняя работа, производимая при этом обратимом переходе, на основании термодинамического тождества LmL = h — /о — У (S — So). Из этого следует, что величину U + p V— T S = I— T S можно рассматривать как термодинамический потенциал ее называют эксергией и обозначают Э. Таким образом, [c.58]

Путем осреднения фундаментального тождества Гиббса, справедливого для микродвижений многокомпонентной смеси, получена субстанциональная форма баланса средневзвешенной удельной энтропии для подсистемы осредненного движения турбулизованного континуума. Найден явный вид для осредненного молекулярного и турбулентного потоков энтропии, связанных с соответствующими потоками диффузии и тепла, а также для скорости локального производства осредненной энтропии, обусловленной необратимыми процессами внутри подсистемы осредненного молекулярного хаоса, и скорости обмена энтропией между подсистемами пульсационного и среднего движения. С помощью постулирования соответствующего тождества Гиббса введены параметры состояния для подсистемы турбулентного хаоса, такие, как температура и давление турбулизации. Проанализировано эволюционное уравнение баланса для энтропии турбулизации и найдены выражения для потока пульсационной энтропии, а также локального производства и стока энтропии подсистемы турбулентного хаоса. С использованием эволюционного уравнения переноса для полной энтропии турбулизованного континуума получены уточненные реологические соотношения для турбулентных термодинамических потоков в многокомпонентных средах. [c.233]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...