Вы не зарегистрированы? Нажмите здесь для регистрации.
Забыли пароль? Запросите новый здесь.
|
|
 Физическая наука |
 Представляем вашему вниманию находку для студентов технических вузов. На нашем ресурсе собраны все материалы по основам Физики и Механики. Каждая тема описывается простым и понятным языком. Вы найдете все разделы этой науки- от электричества и магнетизма, до волновых и оптических явлений.
Также представлены задачи с их подробным решением. Все лекции, статьи и заметки удобно разбиты по разделам- Вы найдете все для того чтобы понять самые сложные явления в нашем мире и окунуться в увлекательнейший мир- мир физики… |
|
| Задачи про теплоемкость газов и тепловые машины |
 Здесь используется, что внутренняя энергия идеального газа зависит только от температуры T.
С учетом условия задачи уравнение Клапейрона – Менделеева принимает вид.
Конструкция любой тепловой машины содержит нагреватель, рабочее тело и холодильник. Рабочее тело получает от нагревателя количество теплоты , которое частично расходуется на совершение макроскопической работы , а оставшееся количество теплоты отдается холодильнику. В соответствии с первым началом термодинамики
.
Затем цикл повторяется. Цикл Карно состоит из двух изотерм и двух адиабат, изображенных на диаграмме pV. |
|
| Задачи по первому началу термодинамике |
| В классической термодинамике определяется только разность энтропии в двух произвольных равновесных состояний, поэтому энтропия равновесного состояния задана с точностью до постоянной. Размерность энтропии в СИ Дж/К. Интеграл в правой части вычисляется для любого обратимого процесса, переводящего систему из равновесного состояния 1 в равновесное состояние 2. С помощью первого начала термодинамики интеграл в правой части можно переписать следующим образом |
|
| Уравнение Ван-дер-Ваальса |
| Для описания реальных газов необходимо учитывать конечные размеры частиц и их энергию взаимодействия. Если молей газа находятся в сосуде объёмом V, то для свободного движения частиц доступна только область объемом . Здесь b – объем одного моля частиц при их плотной упаковке. На малых расстояниях частицы отталкиваются, а на больших – притягиваются. В результате частицы, находящиеся вблизи стенок сосуда испытывают действие сил притяжения со стороны остальных частиц. Соответственно концентрация частиц около стенок сосуда уменьшается, поскольку для подлета к стенке частица затрачивает часть своей кинетической энергии на совершение работы против указанной силы притяжения. Уменьшение концентрации частиц вблизи стенок приводит к уменьшению давления на величину . Здесь а - постоянная для каждого газа, зависящая от взаимодействия частиц. |
|
| Распределение Максвелла |
| При статистическом методе описания равновесного состояния макроскопической системы одинаковых частиц основной характеристикой является функция распределения или плотность вероятности случайной величины. В случае теплового движения компоненты скорости частиц рассматриваются как независимые случайные величины, изменяющиеся непрерывным образом от -¥ до +¥. Если система из большого числа одинаковых частиц находится в тепловом равновесии с температурой Т, то справедлив закон распределения Максвелла. Согласно этому закону, распределение частиц по абсолютным значениям скорости |
|
| Распределение Больцмана |
| Изменения во времени координат и скоростей частиц при тепловом движении являются независимыми случайными процессами, поэтому полная одночастичная функция распределения по координатам и скоростям есть произведение функция распределения Больцмана и Максвелла |
|
| Процессы переноса |
| В отсутствии внешнего силового поля равновесное состояние системы характеризуется постоянными во внешнем объеме системы значениями концентрации частиц n и температуры Т. Если отклонения от равновесия невелики, можно ввести представление о локальном равновесии в малых макроскопических областях системы. Каждая такая область характеризуется своими величинами концентрации и температуры. Благодаря хаотическому тепловому движению частиц в неравновесной системе самопроизвольно (спонтанно) формируются процессы переноса вещества (диффузия) и температуры (теплопроводность). Эти процессы переноса стремятся выравнить значения n и Т по всему объему системы и перевести систему в равновесное состояние. |
|
| Теплоемкость газов |
| Идеальный одноатомный газ находится в вертикально стоящем сосуде с площадью поперечного сечения S. Сосуд плотно закрыт невесомым поршнем, который может скользить без трения по стенкам сосуда. На поршень ставится груз массой m и поршень опускается. Определить объем V2 газа в конечном стационарном состоянии, если в начальном состоянии объем газа V1, давление газа P1 и ускорение свободного падения g. Сосуд и поршень теплоизолированы. |
|
| Распределение Больцмана |
| Определить наиболее вероятную, среднюю и среднеквадратичную скорости молекул хлора при температуре 500 К.
17. Как зависит от давления средняя скорость молекул идеального одноатомного газа при адиабатном процессе?
18. Определить среднеквадратичную угловую скорость вращения молекулы кислорода относительно оси, проходящей через центр масс молекулы перпендикулярно её оси симметрии, если температура газа Т = 300 К и момент инерции молекулы относительно заданной оси I = 19,2×10-40 г×см2. |
|
| Основные понятия термодинамики |
 В механике и электродинамике изучались системы, начальное состояние которых в некоторый момент времени t=t1 однозначно определяет все последующие состояния при t>t1 , если заданы законы движения и внешние условия. Такие системы называются динамическими, а закономерности их движения – динамическими закономерностями. В этом случае физические характеристики движения однозначно связаны между собой для всех моментов времени посредством дифференциальных уравнений. Динамические закономерности определяют причинно - следственные отношения в классической механике и классической электродинамике. |
|
| идеальный газ |
| Внутренняя энергия зависит только от состояния системы, а не способа достижения этого состояния. Согласно молекулярно – кинетической теории она равна сумме энергий теплового движения частиц и их взаимодействия. Энергия частиц в потенциальном поле внешних сил не учитывается. Отметим, что измерению доступно только изменение внутренней энергии при переходе системы из одного равновесного состояния в другое, поэтому внутренняя энергия любой системы может быть определена с точностью до постоянной. |
|
| Первое начало термодинамики |
| В состоянии термодинамического равновесия частицы системы совершают особый вид движения – хаотическое тепловое движение. С этим тепловым движением и взаимодействием между частицами связано введение понятия внутренней энергии равновесной термодинамической системы. Согласно молекулярно-кинетической теории вещества внутренняя энергия равна сумме кинетической энергии теплового движения частиц и потенциальной энергии их взаимодействия. Во внутреннюю энергию не включаются кинетическая энергия движения всей системы как целого и потенциальная энергия частиц во внешнем силовом поле.
Внутренняя энергия является аддитивной величиной и равна сумме внутренних энергий её макроскопических частей. Это справедливо, если энергия взаимодействия частей много меньше их внутренних энергий. |
|
| макроскопическая работа |
| В этом случае система успевает следовать за процессом изменения внешних условий и переходить в новые равновесные состояния. Однако медленность процесса, вообще говоря, не всегда гарантирует его обратимость. Например, сколь угодно медленный процесс разрядки заряженного конденсатора через внешнее сопротивление является необратимым.
Обобщение огромного числа опытных фактов, выполненное в работах Ю.Р. Майера, Дж. Джоуля, Г. Гельмгольца и других ученых, привело к выводу о существовании двух обратимых процессов изменения внутренней энергии термодинамической системы. Во – первых, путем совершения макроскопической (механической) работы при изменения объема системы. Совершаемая макроскопическая работа описывается выражением |
|
| удельная теплоемкость |
| Способ записи первого начала термодинамики зависит от рассматриваемой проблемы. Согласно равенству
U2 – U1 = Q - A12, (2.4б)
следующему из (2.4а), существуют два качественно различных обратимых процесса, с помощью которых возможно изменение внутренней энергии равновесной термодинамической системы. Здесь количество теплоты Q и макроскопическая работа А12 не являются функциями состояния системы, а характеризуют процессы переноса теплоты через границу системы и совершения макроскопической работы при изменении объема системы.
Из (2.4а) следует, что термодинамическая система может совершать положительную макроскопическую (механическую) работу |
|
| Тепловые машины |
| К тепловым машинам относятся машины, в работе которых используется энергия теплового движения вещества или электромагнитного поля. Тепловые машины делятся на тепловые двигатели, преобразующие энергию хаотического теплового движения частиц вещества или электромагнитного поля в энергию регулярного механического движения макроскопических систем, и холодильные машины, обеспечивающие перенос теплоты от систем с меньшей температурой к системам с большей температурой. Как известно, в природе наблюдается самопроизвольный перенос теплоты только от систем с большей температурой к системам с меньшей температурой, что ведет к выравниваю температур этих систем |
|
| внутренняя энергия газа |
| Рис. 3.1
Для расчетов примем, что количество идеального газа равно 1 молю. Изотермическое расширение газа 12 осуществляется при тепловом контакте газа с нагревателем. Температура газа чуть ниже температуры нагревателя, что обеспечивает передачу теплоты от нагревателя газу. В случае изотермического процесса внутренняя энергия газа не меняется и U2 – U1 = 0, поэтому в соответствии с первым началом термодинамики количество теплоты , переданное газу, равно работе, совершенной газом, |
|
| система динамического отопления |
| Если Т3 < Т2 < Т1, коэффициент K > 1 и потребителю поступает количество теплоты, превышающее величину Q1, которая получается в результате сгорания топлива в двигателе. Вся дополнительная теплота поступает за счет ресурсов природного источника. Если в качестве источника тепловой энергии взять грунтовые воды с температурой t3 = 15°С и принять t1 = 210°С (температура водяного пара в паровом котле), то при t2 = 60°С (температура нагретой воды в системе центрального отопления) K = 3. Следовательно, тепловой эффект от сгорания топлива увеличивается в 3 раза. |
|
| Обратимые и необратимые процессы в термодинамической системе |
| В настоящее время полная мощность, вырабатываемая всем человечеством, составляет около 0,01% от солнечной мощности, достигающей поверхности Земли. Оценки показывают, что для сохранения стабильности тепловых процессов на Земле доля мощности, вырабатываемой человечеством, не должна превышать 0,1%. Это абсолютное ограничение сверху на развитие всей энергетики независимо от источников энергии и принципов её преобразования. |
|
| равенство Клаузиуса |
| ростатического поля, для которого циркуляция вектора напряженности также равна нулю.
Энтропия, как и внутренняя энергия, является аддитивной величиной – энтропия системы равна сумме энтропий всех её макроскопических частей.
В классической термодинамике определяется только разность энтропии в двух равновесных состояниях, а не само значение энтропии для конкретного равновесного состояния. Более глубокий физический смысл энтропии раскрывается в статистической физике на основе законов квантовой механики, где возможно вычисление значения энтропии произвольного равновесного состояния |
|
| второе начало термодинамики |
| Рассмотрим замкнутую теплоизолированную систему, в которой самопроизвольно без каких-либо внешних воздействий происходят обратимые и необратимые процессы. Согласно нулевому началу термодинамики в результате этих процессов система переходит в конечное равновесное состояние. На основе результатов (4.2) и (4.6) для произвольного интервала времени ∆t данной эволюции системы изменение энтропии
, (4.7)
поскольку в силу теплоизолированности системы δQ≡0. Таким образом, за счет внутренних необратимых процессов энтропия замкнутой теплоизолированной системы в среднем растет и достигает своего максимального значения в конечном равновесном состоянии. В этом состоит закон возрастания энтропии, который показывает определенную направленность самопроизвольных спонтанных процессов в замкнутой теплоизолированной системе с постоянной энергией. |
|
| нельзя достичь абсолютного нуля температуры |
| Отсюда вытекает ряд важных физических следствий. При T→0 должны стремиться к нулю теплоемкости и , коэффициент теплового расширения вещества и некоторые другие характеристики. Согласно теореме Нернста при помощи конечной последовательности термодинамических процессов нельзя достичь абсолютного нуля температуры.
В 1911г. М. Планк сформировал третье начало термодинамики как условие обращения в нуль энтропии всех равновесных систем при T=0: |
|
| Общие представления о фазовых переходах |
| В модели идеального газа не учитывается потенциальная энергия взаимодействия между частицами, роль которой растет с уменьшением температуры и повышением давления. Это взаимодействие приводит к тому, что в зависимости от условий одно и то же вещество может находиться в разных фазах. |
|
| устойчивость исходной фазы относительно флуктуаций |
| Основная проблема фазовых переходов (превращений) связана с устойчивостью исходной фазы относительно флуктуаций, приводящих к появлению зародышей (фрагментов) новой фазы и их росту во времени. Устойчивость фазы относительно возникновения и роста зародышей новой фазы, определяемая с помощью первого и второго начал термодинамики, зависит от внешних условий. |
|
| устойчивость исходной фазы относительно флуктуаций |
| Основная проблема фазовых переходов (превращений) связана с устойчивостью исходной фазы относительно флуктуаций, приводящих к появлению зародышей (фрагментов) новой фазы и их росту во времени. Устойчивость фазы относительно возникновения и роста зародышей новой фазы, определяемая с помощью первого и второго начал термодинамики, зависит от внешних условий. |
|
| фазовые переходов второго рода |
| Некоторые структурные перестройки в твердых телах, например, образование мартенсита в сплаве железо – углерод, также являются фазовыми переходами первого рода. Тяжелые атомные ядра можно приближенно описывать как каплю жидкости ядерного вещества с температурой и некоторым давлением Р. Столкновение частиц высоких энергий с ядром вызывает его нагрев, который приводит к вылету нуклонов из ядра. Этот процесс вылета нуклонов можно рассматривать как испарение ядерной материи, т.е. фазовый переход первого рода «жидкость - газ». |
|
Страница 1 из 19: 1234... 19
| |
