Энтропия газов и других тел

ЭНТРОПИЯ ГАЗОВ и ДРУГИХ ТЕЛ [c.81]

Планком было высказано предположение, что при температуре абсолютного нуля энтропия всех веществ в состоянии равновесия обращается в. нуль, т. е. 5 о = 0. Так как все. обычные газы, находящиеся при неисчезающе малых давлениях, конденсируются-значительно ранее, чем достигается температура Т = О, то утверждение Планка относится, по существу, к конденсированным системам, т. е. к твердым и жидким телам, причем из последних только гелий П остается жидкостью вплоть до Г = О, а все другие переходят в твердое состояние при более высоких температурах. [c.89]

Если совершить обратное сжатие газа от объема Уг до У[, то над газом придется совершить работу, равную (15), и энергия газа вновь восстановится. Пока здесь никакого цикла нет это просто прямой и обратный процессы, ничего не изменяющие во внешнем мире. Цикл возникает, когда рабочее тело получает тепло от нагревателя и отдает его холодильнику. У нагревателя — это изотермическое расширение газа при температуре от начального объема К] до некоторого промежуточного объема У,. Затем газ адиабатически расширяется до конечного объема У2 так, чтобы конечная температура была равна Тг, т.е. Уг У1 = Tг/T ) . После этого газ изотермически сжимается до объема Уг и адиабатически переводится в исходное состояние. Прямая и обратная работы на адиабатических участках цикла в точности компенсируют друг друга, поскольку согласно (15) работа IV определяется только разностью начальной и конечной температур. А вот работы на изотермических участках цикла оказываются разными. В самом деле, если в нагревателе телу сообщается количество теплоты Q, то имеем Q = T St-S), где 5 — начальная энтропия газа, а 5 — ее значение после подогрева. На адиабатических участках энтропия не меняется, так что в холодильнике следует уменьшить энтропию от значения 5, до 5ь передав газу отрицательное тепло (т.е. отняв тепло), равное Qг = —Тг 5 — 8). При этом, поскольку на изотермических участках внутренняя энергия не меняется, разность работ 1 и ] г равна ] = - 1 г — Т - Тг) 8 — 8). Теперь можно подсчитать коэффициент полезного действия цикла, равного отношению произведенной работы IV к тому количеству тепла Ql, которое было получено от нагревателя [c.24]

Сжигая уголь, дрова, бензин, дизельное топливо, мазут, газ и др. виды сырья, мы полагаем, что уменьшаем количество энергии. В действительности, первый закон термодинамики утверждает, что энергия постоянна т. е. количество энергии не изменяется. Она лишь переходит из одной формы в другую. В этом смысле энергетический кризис невозможен (количество энергии не изменяется). Но сжигая топливо, мы увеличиваем энтропию окружающей среды, так как энергия переходит к менее нагретым телам. Качество энергии тем самым понижается. Энергия становится высокоэнтропийной, т. е. менее работоспособной . [c.80]

Процесс дросселирования, как было отмечено, является существенно необратимым процессом, протекающим с увеличением энтропии и снижением работоспособности рабочего тела. Тем не менее он находит применение в практике и создается искусственно в холодильных установках для понижения температуры, в приборах, измеряющих расход газа, в установках, сжижающих газ и в некоторых других устройствах. [c.130]

Ясно, что для вычисления энтропии и других термодинамических величин необходимо знать зависимости теплоемкостей вещества от температуры и давления. Детальное знакомство с теорией теплоемкостей (что потребовало бы основательных знаний по статистической механике) выходит за рамки нашей книги. Мы ограничимся лишь кратким изложением теории теплое.мкостей твердого тела Петера Дебая — подхода, ведущего к приближенной общей теории. В жидкостях ситуация более сложная, так как в жидкости нет ни полного молекулярного беспорядка, как в газе, ни дальнего порядка, как в твердом теле. [c.172]

Этот закон неприменим к отдельным молекулам или к малому числу их. Нельзя сказать, что в этом случае он неверен, так как он вообше ничего не говорит по поводу поведения отдельной молекулы или малого числа их, ничего не утверждает по той причине, что к отдельной молекуле неприменимо понятие теплоты, ибо понятие это, равно как понятия температуры и энтропии, имеет смысл только по отношению к весьма большому количеству молекул. Это вытекает из феноменологического метода, который положен в основу термодинамики. Феноменологический метод заключается в том, что рабочее тело рассматривают не как дискретное физическое тело, состоящее из отдельных молекул, а как некоторый континуум, т. е. как сплошную среду, физические параметры которой непрерывны и изменяются на бесконечно малую величину при переходе от одной точки пространства к другой. Это дает возможность изучать совокупность действия молекул, проявляющуюся в том, что нами названо параметрами состояния рабочего тела. Так, совокупность импульсов всех молекул газа дает параметр давления совокупность кинетических энергий молекул — внутреннюю энергию газа, совокупность объемов, занимаемых молекулами в их движении, — удельный объем газа. Статистический метод является лишь дополнением к феноменологическому методу и дает свои поправки в тех случаях, когда возможно судить о закономерности поведения отдельных молекул. Примером таких поправок является уравнение состояния реального газа. [c.67]

Укажем на еще один возможный способ введения абсолютной температуры и абсолютной энтропии, не требующий использования совершенного газа в качестве эталонного тела для измерения Т и 3. Этот способ основан на постулате Каратеодори, согласно которому в окрестности любого равновесного состояния системы А имеются другие состояния В, в которые нельзя перейти из состояния А путем адиабатического процесса — принцип адиабатической недостижимости. Заметим, что этот принцип содержится в нашем принципе энтропии. Действительно, предположение о том, что адиабаты не пересекаются друг с другом, и означает, что два состояния, лежащие на разных адиабатах, не могут быть связаны третьим адиабатическим процессом. [c.38]

Но энтропия есть однозначная функция состояния тела, меняющаяся при переходе тела из одного состояния в другое на вполне определенную величину, независимо от того, как — обратимо или необратимо — был осуществлен этот переход. Так как последовательность состояний, проходимых газом в воображаемом обратимом процессе, та же самая, что и в действительном процессе течения, то изменение энтропии в обоих процессах должно быть одинаково. [c.194]

В реальных процессах течения газа или пара в соплах имеет место потеря кинетической энергии, вызываемая трением частиц рабочего тела о стенки сопел и вихревыми движениями частиц, сопровождающимися трением их друг о друга. Работа трения воспринимается рабочим телом в форме эквивалентного количества тепла, в результате чего при расширении в соплах до одного и того же давления энтальпия, энтропия и удельный объем рабочего тела в конце действительного процесса больше, чем в конце теоретического процесса. На рис. 1.41 в Те- и ри-диаграммах линии 0—1 изображают теоретический изоэнтропный (обратимый адиабатный) процесс рас- [c.94]

В этой же главе, как уже отмечалось, рассматривается ряд других вопросов. Очень подробно в ней говорится об изменении энтропии при необратимых процессах. Здесь рассматриваются процесс адиабатного расширения тела в пустоту, теплообмен при конечной разности температур, процессы с трением и адиабатное смешение газов. Там же рассматриваются термодинамические потенциалы, характеристические функции и их свойства, а также дифференциальные уравнения термодинамики. Две последние темы имеют настолько большое значение в построении теории термодинамики, что пх можно было бы выделить в отдельные главы. [c.350]

В то же время следует иметь в виду, что одному термодинамическому состоянию соответствует множество механических состояний таких систем, как физические тела. Например, изучая определенное термодинамическое состояние газа при заданном объеме, температуре и давлении, надо учитывать, что существует бесконечное множество соответствующих ему механических состояний молекул все эти состояния непрерывно сменяют друг друга, пока система находится в одном и том же термодинамическом состоянии. Поэтому реальные тела имеют термодинамических параметров всегда неизмеримо меньше, чем механических. Это обстоятельство, кстати, и было использовано Л. Больцманом в понятии энтропии как вероятности термодинамического состояния (см. дальше). [c.253]

В том, что значение действительно является наибольшим возможным, легко убедиться с помощью следующих соображений. Рассмотрим энтропию 5 в (15,5) с несколько иной точки зрения не как полную энтропию тела и газа в целом, а как энтропию тела и лишь той совокупности молекул газа, которые за время падают на поверхность тела. Для этой системы отражение молекул с полной аккомодацией означает переход в состояние полного равновесия, так что ее энтропия принимает максимально возможное значение. Соответственно будет максимально возможным и изменение энтропии, А5 = 5А , сопровождающее этот переход ). Другими словами, при полной аккомодации квадратичная форма (9,3) должна быть максимальна при любых заданных значениях величин (т. е. т, У , У ). Отмечая соответствующие значения коэффициентов индексом нуль, запишем это условие в виде [c.82]

ФАКТОР <есть причина, движущая сила какого-либо процесса, явления, определяющая его характер или отдельные его черты магнитного расщепления — множитель в формуле для расщепления уровней энергии, определяющий величину расщепления, выраженный в единицах магнетона Бора размагничивающий— коэффициент пропорциональности между напряженностью размагничивающего магнитного поля образца и его намагниченностью структурный—величина, характеризующая способность элементарной ячейки кристалла к когерентному рассеянию рентгеновского излучения, гамма-излучения и нейтронов в зависимости от внутреннего строения ячейки) ФЕРРИМАГНЕТИЗМ—состояние кристаллического вещества, при котором магнитные моменты ионов, входящих в его состав, образуют две или большее число подсистем (магнитных подрещеток) ФЕРРОМАГНЕТИЗМ—состояние кристаллического вещества, при котором магнитные моменты атомов или ионов самопроизвольно ориентированы параллельно друг другу ФИЛЬТРАЦИЯ—движение жидкости или газа через пористую среду ФЛУКТУАЦИЯ <есть случайное отклонение значения физической величины от ее среднего значения, обусловленное прерывностью материи и тепловым движением частиц абсолютная — величина, равная корню квадратному из квадратичной флуктуации квадратичная 01ли дисперсия) равна среднему значению квадрата отклонения величины от ее среднего значения относительная равна отношению абсолютной флуктуации к среднему значению физической величины) ФЛУОРЕСЦЕНЦИЯ — люминесценция, быстро затухающая после прекращения действия возбудителя свечения ФОРМУЛА (барометрическая — соотношение, определяющее зависимость давления или плотности газа от высоты в ноле силы тяжести Больнмаиа показывает связь между энтропией системы и термодинамической вероятностью ее состояния Вина устанавливает зависимость испускательной способности абсолютно черного тела от его частоты в третьей степени и неизвестной функции отношения частоты к температуре) [c.292]

Для определенности предположим, что мы имеем две тождественные жидкие массы в соприкасающихся камерах. Энтропия целого равна сумме энтропий частей и удвоенной энтропии одной части. Предположим теперь, что мы открываем клапан, устанавливая таким образом сообщение между обеими камерами. Мы не рассматриваем эту операцию, как вызывающую изменение энтропии, хотя массы газа или жидкости диффундируют Друг в друга и хотя тот же йроцесс диффузии увеличил бы энтропию, если бы массы жидкости были различными. Очевидно, следовательно, что при вычкслении энтропии мы должны иметь дело с равновесием относительно родовых фаз, а не относительно видовых, и что, следовательно, величина, которую мы должны применять в качестве эквивалента энтропии, есть средняя величина Н или -rigen, а не средняя величина tj исключение составляет термодинамика тел, в которых число молекул различного рода постоянно. [c.203]

ТЕРМОДИНАМИЧЕСКОЕ СОСТОЯНИЕ — состояние термодинамич. системы, определяемое значениями внешних параметров и темп-ры. Конкретный выбор термодинамич. переменных в качестве внешних параметров определяется тем, каким образом рассматриваемая система выделена из среды окружающих ее тел и других систем. Существуют две возможности такого выделения, а) Рассматриваемая система заключена в сосуд с непроницаемыми стенками. Параметрами, определяющими состояние системы, являются число частиц N, внешние параметры, определяемые расположением внешних по отношению к данной системе тел (объем V, внешние поля х ,. .., Xj ) и темп-ра Г. Впутренними параметрами будут сопряженные величины, как ф-ции А, V, х и Г химический потенциал (х, давление р, обобщенные силы Ai,. .., Aft и энтропия S. Разделение на внутренние и внешние параметры условно можно, напр., за внешний параметр выбрать р (газ в цилиндре, давление создается внешними телами, действукшщмп на подвижный поршень), тогда объем будет внутренним параметром системы, б) Система заключена в сосуд с проницаемыми стенками, возможен переход частиц от рассматриваемой системы к окружающим ее системам и наоборот. Параметрами системы будут fx, а также V, Xj и Т. Варианты а) и б) являются равноценными. [c.162]

С другой стороны, хотя температура первого тела и выше температуры второго, по закону Максвелла в первом имеются и молекулы с малыми скоростями, а во втором—молекулы с большими скоростями. Следовательно, в первом теле имеются и молекулы со значениями кинетической энергии, меньшими, чем у некоторых молекул второго тела. При столкновении пары таких молекул энергия передается в обратном направлении, т. е. от второго rasa к первому. Так как движение молекул хаотическое, принципиально можно допустить, что в какой-либо момент у перегородки со стороны более нагретого газа окажутся преимущественно молекулы с малыми скоростями, со стороны менее нлгретого газа— молекулы со скоростями выше средней. В этом случае произошел бы переход тепла от холодного тела к горячему и энтропия такой системы уменьшилгсь бы. Однако мы этого никогда [c.103]

Энтропия. В термодинамике процессы разделяют на обратимые и необратимые. К числу обратимых относятся изотермические и адиабатические изменения состояния идеального газа. Однако идеально обратимые процессы на практике неосуществимы. Все процессы, сопровождающиеся трением, теплообменом, диффузией и т.п. не могут бьггь полностью проведены в обратом направлении. Статистическая физика связывает эту необратимость с переходом системы от менее вероятного к более вероятному распределению элементов, образующих систему. В качестве примера можно рассмотреть процесс смешения двух газов, разделенных вначале в некотором сосуде перегородкой, после того как перегородка будет удалена. Другим примером может служить выравнивание температур нескольких соприкасающихся тел, имевших вначале различные температуры. [c.197]

Эта формула показывает, что на криволинейной ударной волне энтропия 5 будет иметь различные значения для различных лилий тока, даже при однородном набегающем потоке. На основании первых двух уравнений системы (2.3) из этого следует, что движение газа за криволинейной ударной волной будет вихревым. Однако, если обтекаемое тело достаточно тонкое, а число Маха левелико, так же, как это имело место в плоскопараллельном течении, изменение энтропии вдоль слабоискривлеиной ударной волны незначительно, и движение газа за ней можно считать потенциальным. Для больших чисел Маха изменением энтропии при переходе от одной линии тока к другой пренебрегать нельзя. [c.368]

Диаграмма Ts водяного пара. Как и в случае газов, для графического изображения паровых процессов наряду с диаграммой pv широко применяется диаграмма Ts, ценная тем, что в ней площадь под кривой обратимого процесса дает количество тепла, сообщаемое телу, а обратимый адиабатический процесс изображается вертикалью (s = = onst). Так как в обоих системах координат каждая точка изображает определенное состояние тела, то каждой точке одной диаграммы соответствует, говоря вообще, определенная точка другой. Перенеся по точка.м нижнюю пограничную кривую (х = 0)из системы pv в диаграмму Ts, мы получим соответствующую ей кривую ОВ (рис. 11-14 и 11-15). Поскольку мы приняли условно энтропию жидкости состояния точки о равной нулю, то точка О, соответствующая точке О, лежит на оси ординат на 273° выше абсолютного нуля абсциссами точек кривой х=0 являются, естественно, значения энтропии жидкости s. [c.261]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...