Давление и энтропия

Рассмотрим элемент х<идкости, находящийся на высоте z и обладающий удельным объемом V(p,s), где р и s — равновесные давление и энтропия на этой высоте. Предположим, что этот элемент жидкости подвергается адиабатическому смещению на малый отрезок вверх его удельный объем станет при этом равным V(p, s), где р —давление на высоте г-f Для устойчивости равновесия необходимо (хотя, вообще говоря, и не достаточно), чтобы возникающая при этом сила стремилась вернуть элемент в исходное положение. Это значит, что рассматри- [c.22]

Давление и энтропия плазмы меньше, чем идеального газа, что объясняется преобладанием в ней сил притяжения. Теплоемкость же плазмы больше теплоемкости идеального газа, что физически также ясно при повышении температуры плазмы приходится затрачивать энергию не только на увеличение кинетической энергии хаотического движения ее частиц, но и на увеличение средней потенциальной энергии взаимодействия между частицами вследствие изменения около каждой частицы облака противоположно заряженных частиц. [c.218]

Давление и энтропия в плазме меньше, чем у идеального газа, кз-за преобладающего влияния сил притяжения. Теплоемкость плазмы получается больше теплоемкости идеального газа, так как энергия расходуется в двух направлениях на изменение кинетической энергии частиц и на изменение средней потенциальной энергии взаимодействия между противоположно заряженными частицами. Такой учет электрического взаимодействия дает возможность сделать лишь приближенные расчеты, так как определение коллективного взаимодействия многих частиц между собой представляет огромные трудности. [c.232]

В системе с постоянными давлениями и энтропией энтальпия не может возрастать, т. е. [c.101]

Согласно (2.88) и (2.89), в системе с постоянным давлением и энтропией энтальпия не может сама по себе возрастать, в системе с постоянными температурой и объемом энергия Гельмгольца, а в системе с постоянными температурой и давлением энергия Гиббса также не могут сами по себе возрастать. [c.135]

При расчете адиабатных процессов необходимо вычисление энтропии по температуре и давлению 8=1 (Т, р) и энтальпии по давлению и энтропии к=Цр, з). [c.243]

Из непрерывности движения, адиабатичности и однородности набегающего потока следует, что удельная энтропия всех частиц в потоке одинакова. Поэтому за телом в бесконечности во внутреннем и во внешнем потоках в пределе из равенства давления и энтропии в частицах следует равенство плотности и температуры. Таким образом, в этом случае во внутренней струе в сечениях и 82 имеем [c.144]

В подводящем патрубке, конфузоре и входном направляющем аппарате давление снижается до и с этим давлением и энтропией Si рабочее тело поступает в первую ступень компрессора. В каждой последующей ступени рабочее тело сжимается аналогично процессу, показанному на рис. 33-18. После конечной ступени компрессора сжимаемое рабочее тело проходит спрямляющий аппарат и диффузор и приобретает заданное давление при энтальпии t и скорости Ск. Полные конечные параметры р, Г и Т рабочего тела отображаются точкой К- [c.408]

Определим векторы скорости для чисто активной ступени. Состояние пара на выходе из сопла является тем же самым, что и состояние на выходе из ступени, поскольку при прохождении через рабочие лопатки давление и энтропия не изменяются. В таком случае скорость пара на выходе из сопла, обозначаемая Уь определяется из уравнения [c.72]

Для практических расчетов целесообразно ввести в уравнения движения температуру заторможенного потока и перейти к безразмерным величинам. Выберем постоянные величины (параметры отнесения) длину Tq, температуру Гд, давление и энтропию В ка- [c.290]

Рассмотрим границу между областью, где движение (определяемое скоростью, плотностью или давлением и энтропией) равномерно, и областью, где нет линий, на которых нормальные производные некоторого порядка разрывны. Такая граница должна быть характеристической ломаной. [c.606]

На фиг. 23 изображена энтропия газообразного водорода как функция температуры и давления, а на фиг. 24 — энтальпия газообразного водорода как функция давления и энтропии. Отметим, что во втором из этих случаев энтропия обычно рассматривается как независимая переменная (см. гл. 3, 1). [c.85]

Это понятие условно. Наряду с введенными здесь можно рассматривать локально-равновесные величины при местных давлении и энтропии, давлении и плотности и т. д. Все эти локально-равновесные величины в общем случае будут одинаковыми лишь при равновесии. [c.29]

Отметим, что компоненты вихря со входят только в уравнения (1.88), совпадающие с линеаризованными уравнениями для поля вихря в несжимаемой среде. Напомним, что в случае несжимаемой жидкости по полю вихря (О и граничным условиям можно однозначно восстановить поле скорости в сжимаемой же среде его можно представить в виде суммы несжимаемой (соленоидальной) и безвихревой (потенциальной) компонент, последняя из которых не зависит от поля вихря. Таким образом, система уравнений гидродинамики в первом приближении распадается на замкнутую систему уравнений относительно компонент поля вихря (О, описывающую несжимаемое течение, и на систему уравнений относительно переменных Д Р и 5, описывающую безвихревое сжимаемое течение. При этом пульсации давления и энтропии будут связаны лишь со сжимаемым безвихревым течением. В следующем приближении эти две компоненты будут уже взаимодействовать друг с другом, создавая дополнительные изменения давления и энтропии. [c.59]

Амплитуды D t), P t) и 5(0 дивергенции скорости и полей давления и энтропии будут представляться в виде [c.59]

Рассматривая плотность, как функцию давления и энтропии, уравнению (1.1) с учетом (1.3) можно придать вид (см. (7.12) гл. I) [c.150]

Отсюда следует, что слабые разрывы скорости и давления могут быть только на акустических характеристиках слабые разрывы энтропии на них невозможны. Вместе с давлением на акустической характеристике имеют слабый разрыв и все другие величины, зависящие от давления и энтропии плотность, температура, скорость звука и [c.167]

Если скорость втекания газа в трубу у границы х = Хо сверхзвуковая, то граница является пространственно-подобной и все три характеристики направлены внутрь области течения (Со <0, < О, с < 0) на границе должны быть заданы значения всех трех параметров газа или эквивалентные этому три связи между параметрами. (К примеру, если граница х = х представляет собой выходное сечение сопла Лаваля, через которое газ из большого резервуара втекает в трубу, и движение в сопле можно принять за установившееся, то должны быть заданы скорость, давление и энтропия газа в выходном сечении сопла.) [c.172]

Если пластина имеет конечную длину, то у ее задней кромки встречаются два потока с одинаковым направлением, но с разными значениями скорости, давления и энтропии. Сходящие с задней кромки поверхности тока образуют тангенциальный разрыв, с двух сторон которого давление должно быть одинаковым. Поэтому поток у задней кромки отклоняется так, что в течении над пластиной образуется скачок уплотнения, а в течении под пластиной—волна разрежения. Систему волн, образующуюся при обтекании пластины конечной длины, можно рассчитать с помощью сердцевидных кривых ( 13). [c.301]

Для описания временного поведения флуктуаций в системе можно в качестве независимых переменных использовать либо давление и энтропию, либо плотность и температуру. Каждая пара имеет свои достоинства и недостатки. Сама форма спектра наводит на мысль выбрать давление и энтропию, поскольку флуктуации этих величин приводят к раздельным модам в спектре. Как мы увидим ниже, для простых жидкостей флуктуации давления и энтропии являются независимыми. Флуктуации же плотности и температуры включают как диффузионную, так и фононные моды. Однако в силу очень слабой зависимости диэлектрической проницаемости от температуры флуктуациями последней обычно можно пренебречь, как это сделано в выражении (39). Исключение, возможно, составляет вода. Измерения отношения интенсивностей релеевской и бриллюэновских компонент для воды 1141, 49] показывают, что следует учитывать флуктуации температуры. Впрочем, ситуация остается неясной, поскольку результаты измерений полной интенсивности даже для воды можно удовлетворительно объяснить одними флуктуациями плотности, о чем упоминалось в 2, и. 2. [c.126]

В настоящей главе в качестве независимых переменных мы будем использовать давление и энтропию. Так как отклонения от равновесия очень малы, достаточно ограничиться линеаризованными уравнениями гидродинамики. Именно, представляя переменные в виде [c.126]

Мы сосредоточим свое внимание на А в. Это термодинамическая величина. Если выбрать в качестве независимых переменных давление и энтропию, то Ае в первом приближении можно рассматривать как сумму двух членов, которые характеризуют соответственно флуктуации давления при постоянной энтропии (адиабатические) и флуктуации энтропии (изобарические). Рассмотрим адиабатические флуктуации они могут быть описаны посредством широкого спектра плоских звуковых волн теплового происхождения, распространяющихся по всем направлениям. Взаимодействие плоской световой волны и одной из этих звуковых волн, действующих как дифракционная решетка с синусоидальными колебаниями показа- [c.156]

В книге рассмотрены наиболее распространенные уравнения состояния для жидкости, обоснована форма уравнения состояния, справедливого в широком интервале температур и плотностей, и изложена методика его составления. Критически проанализированы экспериментальные и расчетные данные о термических и калорических свойствах жидких азота, кислорода, аргона и воздуха. На основе составленных уравнений состояния для этих веществ получены подробные таблицы значений термодинамических свойств от кривой насыщения до давления 500 бар и температуры 50— 180° К- По табличным данным для каждого вещества построены диаграммы состояния плотность — температура, энтальпия — давление и энтропия — дав.чение. [c.2]

Поскольку плотность является функцией давления и энтропии, то это уравнение можно записать в виде [c.56]

Здесь , р, s — энергия, давление и энтропия, отнесенные к одной частице, L — длина сосуда. Допустим, например, что стенки теплонепроницаемы, так что di = О, и процесс является адиабатическим. При этом все вероятности р должны сохранять свои прежние значения, что возможно лишь при [c.54]

Рассматривая удельный объем жидкости V как функцию давления и энтропии, можно написать [c.612]

Для количественного исследования заметим, что процессы рассеяния света на флуктуациях давления и энтропии некогерентны. Поэтому интегральные интенсивности несмещенной /щ и смещенных /(й-ео), /щ+аш компонент связаны соотношением [c.612]

Здесь V - скорость движения среды, р - ее плотность, р и 5 - давление и энтропия, т и - коэффициенты сдвиговой и объемной вяэкости. [c.7]

Развивая теорию Корста, Карьер и Сирье [41] разработали метод расчета отрывного течения за уступом, расположенным по потоку, при сверхзвуковых скоростях. Они нашли, что влияние пограничного слоя в точке отрыва эквивалентно влиянию вдува струи в область отрыва. На градиенты давления и энтропии во внешнем потоке влияет кривизна линий тока в слое смешения, а в осесимметричном течении — наклон и кривизна линии тока перед отрывом. Их подход при рассмотрении влияния пограничного слоя подобен подходу Кирка [42]. [c.61]

Если же на поверхности этой легкосжимаемой буферной пластины размещен тонкий слой металла с высокой динамической жесткостью, то, в результате многократных отражений волн, он должен в итоге приобрести ту же самую скорость 2 или близкую к ней. Таким образом, можно, в принципе, увеличить скорость соударения жесткого ударника с исследуемьпи образцом и тем самым увеличить давление и энтропию его ударного сжатия. Отношение 2/ 1 определяется соотношением динамических импедансов материалов и в любом случае не превышает 2. Ясно, что прирост скорости второго ударника можно получить только в том случае, если длительность [c.368]

Это уравнение сохраняет смысл и для околоравновесных процессов, так как при этом величины Qn имеют, как показано в 1.7, конечный предел. При этом можно исключить из рассмотрения релаксационные уравнения (1.7.8), заменив их равновесными зависимостями параметров qn = qne(p, Т) от давления и температуры, или qn — qne P> s) от давления и энтропии. [c.47]

Для совершенного газа ра= (pa)i j, так что при одинаковых 7 у контактирующих газов коэффициенты отражения и преломления на линии контакта сохраняются постоянными. (Нетрудно показать, что в общем случае при одном и том же газе с двух сторон разрыва достаточным условием сохранения знака разности им-педансов является необращение в нуль в рассматриваемом диапазоне значений давления и энтропии производной dpa/ds или, как следствие, производной hpp .) [c.205]

Систему уравнений для определения функций ф (г) и ге (г), а также выражения для энергии, давления и энтропии можно преобразовать к безразмерным переменным (в качестве масштаба длины вводится радиус ячейки Го), причем, как и при нуле температуры, модель допускает преобразование подобия относительно Z. При нуле температуры распределение плотности выражалось формулой (3.105), откуда следует, что плотность на границе ячейки можно представить в виде п (го) = Z F (V Z) (roZVз7-2), давление согласно (3.107) — в виде Р = у-2), а энергию согласно (3.108) — в виде Е = ( -2). [c.199]

Отметим прежде всего, что компоненты вихря <ии входят только в уравнения (1.88), совпадающие с линеаризованными уравнениями для поля вихря в несжимаемой среде. Напомним в этой связи, что в случае несжимаемой жидкости По полю вихря <Ик и соответствующим граничным условиям всегда можно однозначно восстановить и поле скорости и. в сжимаемой же среде поле Скорости можно представить в виде суммы несжимаемой (со-ленондальнон) и безвихревой (потенциальной) компонент, последняя из которых уже не зависит от поля вихря. Таким образом, в случае движений, представляющих собой лишь слабое возмущение состояния покоя, система уравнений гидродинамики в первом приближении распадается на замкнутую систему уравнений относительно компонент поля вихря со , описывающую йесжимаемое течение, и на систему уравнений относительно переменных О, Р и 5, описывающую безвихревой сжимаемый поток. Прн этом пульсации давления и энтропии в том же приближении будут связаны лишь со сжимаемым безвихревым потоком, т. е. в несжимаемой (вихревой) компоненте течения они будут отсутствовать. В следующем приближении теории возмущений эти две компоненты будут уже взаимодействовать друг с другом, создавая дополнительные изменения давления и энтропии (на этом мы вкратце остановимся в самом конце настоящего пункта). [c.71]

Если скорость поршня переменна и направлена в сторону газа, то скорость получается переменной. Малые изменения скорости поршня передаются вперед со скоростью V а (V — скорость газа в области за ударной волной), и так как скорость V + а за фронтом ударной волны больше скорости фронта 2), то обязательно через некоторое время эти возмущения догонят ударную волну и изменят скорость газа за фронтом ударной волны. Из-за этого ударная волна замедляется или ускоряется, а это в свою очередь влияет на величину скачка давления и энтропии. Таким образом, ясно, что за фронтом волны получается движение частиц газа с переменными характеристиками по координате (расстояние до поршня) и по времени. Энтропия в частицах благодаря адиабатичности получается постоянной, но из-за переменной скорости ударной волны 3) энтропия у разных частиц будет различной. Поэтому в области непрерывного движения газа между поршнем и ударной волной не будет баротропии, что видно, например, из формулы [c.385]

Здесь — компонента скорости звуковых колебаний по оси Ох ( 5,= ,=0), V — скорость среды по оси Ох v =v =0), 8, я, о — изменения плотности газа, его давления и энтропии, вызванные звуковой волной. Ур, Ур, 75 мы отбрасываем, считая р, р, 5 постоянными по каждую сторону от скачка. Если бы энтропия среды была всюду постоянна, то, как было показано ранее (ср. 4), 0=0. Однако в скачке уплотнения энтропия сама меняется скачкообразно, так что нельзя считать 1 =сопз1,и поэтому незаконно считать о=0 для всей среды. Разумеется, что в падающей волне, распространяющейся в спокойной среде, 0=0, так как зту волну мы можем считать обычной адиабатической звуковой волной. Что же касается до вторичных волн, возникающих в результате взаимодей- [c.194]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...