Простейшие процессы с идеальными газами

ПРОСТЕЙШИЕ ПРОЦЕССЫ С ИДЕАЛЬНЫМИ ГАЗАМИ [c.45]

Если мы имеем дело с политропным процессом в идеальном газе (следует заметить, что при расчете ряда политропных процессов в газовых двигателях и компрессорах идеально-газовое приближение оказывается вполне достаточным для технических расчетов), то уравнения для расчетов могут быть приведены к более простому виду. В самом деле, поскольку для идеального газа (5и/5у)г=0, то [c.233]

Ts-диаграмма имеет особенно простой вид для идеальных газов. В частности, если теплоемкость rj (а следовательно, и с,, ) может считаться независящей от температуры постоянной величиной, то, как видно из уравнения, для приращения. s энтропии при изобарическом и изохорическом процессах [c.114]

Круговой процесс Карно идеального газа. Рассмотрим простейший круговой процесс, предложенный в 1824 г. французским инженером Карно, как цикл идеального теплового двигателя, состоящий из двух изотерм и двух адиабат. Такой обратимый процесс 1 кг газа представлен в системе pv на рис. 5-2. Газ начального состояния точки а (рассматриваемый как идеальный) расширяется сначала по изотерме аЬ, причем его объем увеличивается с до и совершает работу, равную пл. abb a и эквивалентную количеству тепла qi, получаемому им от внешнего источника тепла с постоянной температурой Т]. Это количество тепла равно по уравнению (4-17) [c.95]

Для смешанного рабочего тела точных зависимостей для передачи теплоты не выводилось, и изменения энтальпии и энтропии выражались в функции основных конструктивных параметров. Для простого цикла Шмидта с идеальным газом и изотермическими процессами сжатия и расширения справедливо уравнение dQ = [c.141]

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]

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]

Выше отмечалось, что пар как реальный газ не подчиняется простым закономерностям идеального газа, поэтому расчеты процессов с водяным паром проводятся с использованием таблиц (более точно) или графически с применением диаграмм. В первом случае все [c.69]

В случае идеального газа с не зависящей от температуры теплоемкостью уравнение политропического процесса принимает особенно простой вид (см. 2-7), а именно [c.172]

Приведенные формулы для идеального газа просты и процессы расширения указанного рабочего агента рассчитываются по ним без всяких затруднений. Однако далеко не всегда можно удовлетвориться степенью точности таких расчетов. Поэтому необходимо более тщательно ознакомиться с физическими свойствами реальных рабочих агентов в турбоагрегатах и прежде всего получить для них уравнение состояния. Правильный путь решения такой задачи заключается в отказе от упрощающих предположений молекулярного строения идеального газа. Нельзя пренебрегать размерами газовых молекул и не учитывать силы их взаимодействия. [c.33]

В последующих главах рассматривались простейшие модели сплошной среды идеальная (лишенная внутреннего трения) несжимаемая (капельная, обладающая капиллярными свойствами) жидкость или газ в условиях движения с малыми значениями числа Маха, характеризующего сжимаемость газа, и более общая модель идеального газа при больших до- и сверхзвуковых скоростях, когда свойство сжимаемости среды приобретает первостепенное значение. В последнем случае для определенности принятой модели приходилось еще дополнительно накладывать условие совершенства газа, выражаемого уравнением состояния газа,или задаваться наперед термодинамическим характером процесса движения газа (адиабатичность, изотермичность).. [c.351]

Интегрирование уравнений динамики вязкого газа представляет значительные математические трудности. Простейшим примером такого интегрирования является решение одномерной задачи о переходе безграничного сверхзвукового потока в дозвуковой. Этот переходный процесс протекает в тонкой, но конечной по величине области, которая должна при более глубоком рассмотрении явления заменить принятую в динамике идеального газа упрощенную схему прямого скачка уплотнения или ударной волны, представляющих плоскости разрыва динамических и термодинамических характеристик потока. Как сейчас будет показано, размеры этой переходной области очень малы и, во всяком случае, сравнимы с длиной свободного пробега молекулы. [c.642]

Простейшие оценки фактора В. Методически полезно сделать совсем простую, но заведомо грубую оценку частоты зародышеобразования по формулам (2.30), (2.31), где 1 к и 1 считаются известными функциями состояния жидкости. При вычислении фактора В полагаем % = == = 1, йк — к , где скорость перехода критических пузырьков в следующий класс представлена произведением поверхности критического пузырька на частоту переходов молекул в нар д, отнесенную к единице плоской поверхности. Величина д одного порядка с частотой обратного процесса конденсации пара а или со средним числом столкновений молекул идеального газа со стенкой единичной поверхности, [c.57]

Координаты T—S с нанесенными на них графиками простейших процессов для данного рабочего тела называют диаграммой T—S этого тела. Простейшей тепловой диаграммой будет диаграмма для идеального газа. Для построения этих диаграмм необходимо рассмотреть основные процессы идеального газа в координатах Т—s. [c.95]

Ясно, что идеальный газ в действительности не существует. Однако введение модели идеального газа позволило составить простые аналитические зависимости между его параметрами и создать очень стройную теорию термодинамических процессов, протекающих в подобных газах. В то же время свойства многих реальных газов, с которыми приходится иметь дело теплотехникам, при умеренных давлениях и не очень низких температурах, почти не отличаются от свойств идеального газа. Поэтому рассмотрение свойств таких газов, их законов имеет большое практическое значение. [c.22]

Как уже было упомянуто, в большинстве изложений эти асимптотические формулы вводятся без всякого обоснования установив их для какого-либо особенно простого частного случая (например, для однородного одноатомного идеального газа), авторы обычно затем распространяют их с соответствующими изменениями на общий случай либо без всяких оговорок, либо приведя несколько аргументов эвристического характера. Едва ли не единственным исключением из этого общего правила является курс Фаулера. Дарвин и Фаулер, как мы уже упоминали, развивают для математического обоснования созданного ими метода получения асимптотических формул специальный, и притом весьма громоздкий, аналитический аппарат. Они нигде не пользуются результатами теории вероятностей в готовом виде вместо этого они строят новое логическое здание но фактически они все время движутся параллельно тому аналитическому пути, на котором теория вероятностей создает свои предельные теоремы. Отсюда остается только один шаг до создания метода, который нам представляется здесь наиболее целесообразным вместо того, чтобы в усложненной редакции повторять весь тот длинный аналитический процесс, который приводит к предельным теоремам теории вероятностей, — найти сразу тот мост, который соединяет между собой эти два круга проблем найти ту формулу перехода, которая прямо и целиком редуцировала бы всю асимптотическую проблематику статистической механики к предельным задачам теории вероятностей, в большинстве случаев уже решенным, или по меньшей мере таким, для решения которых у нас имеются в распоряжении готовые, многократно испытанные методы. Именно этим путем мы пойдем в предлагаемой книге. Мы считаем, что таким образом сразу достигаются две цели со стороны принципиально-методологической с полной ясностью вскрываются роль и способы применения вероятностей в статистической механике со стороны же формально-вычислительной статистическая механика впервые получает возможность полной математической строгостью обосновать свои асимптотические формулы, не создавая для этого никакого специального аналитического аппарата, а пользуясь готовыми результатами теории вероятностей. Чтобы подчеркнуть оба момента с возможной отчетливостью, мы в тексте приводим формулировки нужных нам предельных теорем теории вероятностей без доказательства, выделяя последнее в особое приложение в конце книги. Мы надеемся, что в таком изложении математическое обоснование статистической механики окажется доступным и многим из тех читателей, которых построения Фаулера отпугивают своей формальной громоздкостью. [c.11]

Из простых физических соображений следует, что в начальный момент времени (при t = 0) выходная концентрация целевого компонента в газе равна нулю. Во все последующие моменты времени t > О выходная концентрация отлична от нуля. Этим переходный процесс в абсорбере, описываемом диффузионной моделью, отличается от переходного процесса в абсорбере, описываемом моделью идеального вытеснения. Из выражения (5.1.11) для весовой функции 11(1 ) и аналогичного выражения для переходной функции [см. выражение (4.3.71) для переходной функции h t) противоточного теплообменника] следует, что на выходе абсорбера, описываемого моделью идеального вытеснения, переходный процесс начинается с запаздыванием на величину to, т. е. при использовании модели идеального вытеснения hi (t) = 0 при О / Сто- В противоположность этому в абсорбере, описываемом диффузионной моделью, переходной процесс на выходе аппарата начинается без запаздывания. За счет продольного перемешивания целевой компонент, внесенный газом в момент t=0, мгновенно распределяется по всему объему абсорбера, и поэтому во все моменты времени при t > О его концентрация на выходе отлична от нуля. Необходимо учитывать что в реальных абсорберах даже при наличии интенсивного продольного перемешивания переходной процесс на выходе начинается с некоторым запаздыванием. Это связано с тем, что однопараметрическая диффузионная модель не учитывает ряда физических факторов, влияющих на процесс, протекающий в абсорбере. Поэтому проведенные рассуждения являются строгими только для соответствующего [c.216]

ГТУ с регенерацией. Продукты сгорания после турбины имеют более высокую температуру, чем воздух, поступающий в камеру сгорания после сжатия в компрессоре. Это дает возможность усовершенствовать работу установки за счет использования теплоты уходящих газов для предварительного подогрева воздуха перед камерой сгорания. Цикл ГТУ с регенерацией (рис. 21.17) отличается от простого цикла идеальной ГТУ (рис. 6.5) процессами подогрева воздуха в регенераторе (2—5) за счет охлаждения уходящих газов 4—6). При полной регенерации тепла Т1 = Т и Тъ=Т1, (пунктирными линиями на рис. 21.17 показаны изотермы), поэтому Г4—Гб=7 5—Тч. [c.198]

В последующей части цитаты нет таких перевертышей . Если не считать слова переохлаждение , которое здесь ни к чему (нужно просто охлаждение), то фактическая сторона дела изложена без ошибок. Но трактовка событий неверна принципиально. Автор полагает, что от изотермического двигателя можно получать работу также за счет использования дарового тепла атмосферы . На первый взгляд, это действительно может показаться правильным ведь работа 1из равна подведенной из окружающей среды теплоте Qo. - Но такой вывод был бы преждевременным. Подумаем если бы воздух не был предварительно сжат, мог бы работать двигатель за счет дарового тепла атмосферы Очевидно, нет. А откуда взялось давление Из компрессора, в котором происходит процесс, обратный тому, который идет в двигателе. Там газ сжимается от ро.с (точка 2") до pi. При этом его температура (если вести процесс тоже изотермически) будет не ниже, а выше То.с на АТ и теплота Qo. будет отдана среде, а двигатель столько же теплоты взял у нее обратно. В итоге выходит нуль Работа L получается только за счет точно такой же работы, затраченной на сжатие в компрессоре. Так будет в идеальном случае, если компрессор и двигатель точно изотермические. В реальных условиях работа, затраченная на компрессоре. [c.200]

Чтобы проследить особенности и выявить закономерности протекания тепловых процессов в компрессоре, вводится понятие -идеальный компрессор. Приняв для идеального компрессора допустимый ряд упрощений, можно все процессы в нем охарактеризовать простыми зависимостями между термодинамическими параметрами. Различают три процесса, протекающих в идеальном компрессоре всасывание, повышение давления, нагнетание. При этом для идеального компрессора справедливы три допущения 1) в процессе повышения давления имеется постоянное количество газа, т.е. какая масса газа будет всасываться, такая же масса выталкивается из компрессора в процессе нагнетания с изменением объема всасываемого газа 2) температура и давление газа для процессов всасывания и нагнетания остаются неизменными для всего периода работ компрессора 3) все процессы при сжатии внутри компрессора протекают без трения. [c.255]

Скачок уплотнения. Внутреннюю структуру скачка уплотнения, который в рамках гидродинамики идеальной жидкости заменяется разрывом, следует рассматривать на основе теории, учитывающей диссипативные процессы — вязкость и теплопроводность. В качестве простейшей модели можно использовать уравнение движения вязкой жидкости Навье — Стокса. Уравнения одномерного течения вязкого и теплопроводного газа — течения, стационарного в системе координат, связанной с фронтом ударной волны,— имеют вид [c.212]

Действительное энергетическое распределение рассеивающих ядер будет зависеть от их химических связей из-за взаимодействий между атомами в рассеивающем материале. Следовательно, практическое изучение кинематики рассеяния для реальных материалов требует рассмотрения проблемы химических связей. Простейшей моделью термализации, таким образом, является та, в которой отсутствуют химические связи в замедлителе, т. е. модель одноатомного газа. В этом случае энергетическое распределение атомов подчиняется простому распределению Максвелла — Больцмана, и можно вывести точное выражение для обмена энергией между нейтроном и атомами газа. Это приближение описано в разд. 7.3.3 с целью дать на его примере некоторое физическое объяснение процессу термализации, а также в связи с тем, что модель идеального одноатомного газа очень хорошо описывает истинное взаимодействие нейтронов с жидкими и твердыми веществами при высоких температурах. [c.250]

Превращение энергии химической реакции в энергию потока в ракетном сопле можно, строго говоря, проанализировать лишь путем громоздких расчетов, учитывающих диссоциацию газов при высоких температурах. Однако, считая рабочий газ идеальным, можно получить с помощью простых формул зависимости, характеризующие существо рассматриваемого процесса. [c.275]

АДИАБАТА (от греч. adiabatos — не переходимый), линия на термодина-мич. диаграмме состояния, изображающая равновесный адиабатический процесс. А. имеет простейший вид для идеальных газов )l V= onst, где р — давление газа, V — его уд. объём, у — показатель А., равный отношению уд. теплоёмкостей газа с и с , опре-постоянных давле-Для одноат. газов [c.12]

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]

Рассмотренные выше процессы не охватывают все многообразие возможных изменений состояния идеального газа. Между тем рабочее тело многих реальных технических устройств, в том числе в системах теплога-зоснабжения, отопления, вентиляции и кондиционирования воздуха, можно условно считать идеальным газом, получая при этом приемлемую точность расчетов. Стремление описать разнообразные процессы единой простой математической формулой приводит к понятию поли-тропного процесса. Поставим следующую задачу получить уравнение произвольного процесса изменения состояния идеального газа с одним параметром п вид процесса должен определяться числовым значением п и индивидуальными свойствами газа. Полученный процесс назовем политропным. [c.139]

Уравнение (2-30) можно получить более коротким путем, формально приравняв /,/(prD)= r как ио размерности, так и по физическому смыслу (но аналогии с теплообменом и с учетом равенства й D для идеальных газов). Можно и просто на основанпн аналогии между процессами теплообмена и массообмена левые части соответствующих уравнений интенсивности, которые, как указано выше, являются определяемыми числами подобия, приравнять так же, как приравниваем числа Нуссель-та — тепловое и диффузионное. [c.65]

Но как оказывается, при температурах до 100—120° С расчет может быть выполнен такими же относительно простыми методами, какие были использованы для расчета процессов насыщенного газа. Объясняется это тем, что процессы ненасыщенного газа при постоянной относительной влажност с достаточно высокой степенью точности подчиняются тем же закономерностям, что и процессы насыщенного газа. Действительно, в процессах насыщенного газа находящийся в смеси пар изменяет свое состояние по верхней пограничной кривой, а в процессах ненасыщенного газа при постоянной относительной влажности — по кривой, располагающейся при температурах до 100—120° С, почти эквидистантно к верхней пограничной кривой (с повышением температуры они довольно значительно расходятся). Поэтому, если перегретый пар полагать идеальным газом, что вполне закономерно при указанных выше температурах, то с вполне достаточной степенью точности можно записать [c.62]

Этот результат (83) достаточен для получения расчетных выражений работы, теплообмена и изменений внутренней энергии идеальных газов из общих соотношений (77) — (80) и может быть использован, наравне с уравнением Клапейрона (Pv = RT) и с законом Джоуля (Аи = СгпЛ1 Ai = pmAi), для установления основных расчетных характеристик термодинамических процессов идеальных газов из соответствующих общих соотношений для простых тел. [c.49]

Для однокомпонентной системы G = цА , т. е. X. п. равен термодипамич. потенциалу G, отнесенному к 1 частице. В случае многокомпонентной системы такой простой связи пе существует. Это связано с увеличением энтропии нри смешении из-за необратимости процесса диффузии. Напр., в случае смеси идеальных газов X. п. Х связан с отнесенным к I частице термодинамич. потенциалом g = G-JNj чистого г-го компонента соотношением = gi р, Т)— [c.377]

Интегрирование уравнений динамики вязкого газа представляет значительные математические трудности. Простейшим примером такого интегрирования является решение одномерной задачи о переходе безграничного сверхзвукового потока в дозвуковой. Этот переходный процесс протекает в тонкой, но конечной по величине области, которая должна при более глубоком рассмотрении явления заменить принятую в динамике идеального газа упрощенную схему прямого скачка уплотнения или ударной волны, представляющих плоскости разрыва динамических и термодинамических характеристик потока. Как сейчас будет показано, размеры этой переходной области очень малы и, во всяком случае, сравнимы с длиной свободного пробега молекулы. Естественно, возникает вопрос о допустимости применения в областях столь малого размера уравнений динамики сплошной среды, вообще, и выведенных в предыдущем параграфе уравнений, в частности, так как само представление о газе как о некбторой сплошной среде справедливо лишь при движениях в области, размеры которой велики по сравнению с длиной свободного пути пробега молекулы. Имея в виду это существенное возражение ), разберем все же решение поставленной задачи с точки зрения классических уравнений динамики вязкого газа. В оправдание приведем следующие два соображения 1) это решение показывает, что переходная область имеет порядок длины свободного пути пробега молекулы и 2) служит простой и хорошей иллюстрацией применения уравнений динамики вязкого газа ). [c.810]

Т. к. здесь вследствие сравнительно незначительного повышения давления во время сжатия охлаждения обыкновенно не требуется, то на основании ур-ия (84а) мощность сжатия исчисляется в N = Вовремя начального периода расширения (процесс СС фиг. 59, Б и фиг. 67) теплопадение Н вследствие понижения давлё-ния в камере сгорания изменяется работа расширения отдельных составных частей газа исчисляется или на основании ур-ия (106) путем определения величины площади D. D. (фиг. 67) или же, в идеальном случае, более простым образом с помощью уравнения (108). Оста.71ьные части работы расширения в виду постоянства соответственного теплопадения отыскиваются легко. В виду переменного теплопадения Н кпд будет конечно ниже, чем при однообразном состоянии потока, т. к. лопатки данного рабочего колеса рассчитаны только на один определенный перепад тепла (на данную скорость). Как уже упоминалось выше, в турбинах с быстрым сгоранием имеется тоже возможность вместо раздельного сжатия и разрежения устроить сжатие заряда посредством газо сгорания и при этом по мере возможности стремиться к достижению идеального процесса, указанного на фиг. 60, Б. [c.153]

Эта формула проста и удобна для приложений на практике или в теории гидродинамических решеток. В этой формуле первый член дает силу, перпендикулярную к вектору периода решетки, второй член связан с изменением величины и направления скорости потока, протекающего сквозь решетку. Этот член дает составляющую силу вдоль периода решетки, т. е. силу, стремящуюся двигать решетку в направлении ее периода. Формулы (8.23) и (8.24) в рамках сформулированной выше постановки задачи приложимы в общем случае как для жидкостей, так и для газов с любыми свойствами, как для идеальных, так и для вязких сред ). Они приложимы при наличии в потоке (внутри Е) различных физико-химических процессов. В частности, эти формулы позволяют вычислить силу Е по данным экспериментальных измерений характеристик потока на входе и выходе из решетки. Далее при допустимых предположениях мы преобразуем формулу (8.24) для получения важных следствий относительно подъемной силы, действующей на изолированные полипланы в безграничном потоке жидкости. [c.82]

Хотя Шооп в те годы, когда он изобрел процесс металлизации, считал возможным использовать для расплавления металла при распылении электрическую дугу, прошло сорок лет, прежде чем этот метод нашел промышленное применение. Первые установки для распыления с использованием электродугового плавления металла были созданы в ФРГ, СССР и Японии. В Японии используют переменный ток, одиако из-за невыносимого шума, который сопровождает этот процесс, в других странах применяют постоянный ток, получаемый от генераторов. Основная идея плавления металла в электрической дуге проста две проволоки, тщательно изолированные одна от другой, непосредственно перед отверстием выхода сжатого газа (обычно воздуха) перемещаются до места встречи в точке, где зажигается дуга. Расплавленный в электрической дуге металл немедленно рассеивается в мелкодисперсные капельки, которые струей газа направляются с бол1( ей скоростью на обрабатываемую поверхность. В Великобритании этот процесс имел ограниченное применение для распыления металлов с высокой температурой плавления с целью восстановительных работ, но когда получили распространение металлические выпрямители и понижающие трансформаторы, то будущее электродугового распыления было гарантировано. Трансформатор, преобразующий трехфазный ток в однофазный, и выпрямитель, способный дать на выходе постоянный ток до 600 А при напряжении около 27 В, являются идеальным комплектующим оборудованием для распыляющей установки. Как правило, частицы металла, полученные плавлением в электрической дуге, несколько крупнее, чем получаемые в лучших газовых пистолетах, но вследствие высокой температуры этих частиц происходит их слабое сплавление с рабочей поверхностью и поэтому адгезия такого покрытия является высокой. К сожалению, пока потери металла при распылении с использованием электродугового плавления заметно выше по сравнению с распылением из газовых пистолетов, и при распылении цинка дуговой способ с экономической точки зрения, по-внднмому не имеет преимущества перед пламенными пистолетами. В настоящее [c.379]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...