Общее уравнение энергии в тепловой форме

Общие уравнения энергии. Вновь возвращаясь к рассмотрению уравнения (1), мы встречаемся не только с формами энергии, входящими в но и с только что рассмотренными потенциальной и кинетической энергиями. Q представляет суммарный переход тепла между рассматриваемым трубопроводом и окружающей средой. Эта величина включает не только теплоту, сообщаемую или отводимую с помощью теплообменника, как показано на рис. 56, но и все потери тепла в самом трубопроводе. Работу А можно условно разделить на две части 1) на работу, производимую потоком или над потоком при его входе или выходе из рассматриваемой секции трубопровода, выражаемую произведением рю, и 2) на работу, получаемую от машины М или подводимую к ней (работа на валу) последняя величина будет обозначаться через и относиться к килограмму перемещающегося вещества. Так как в системе может быть больше одной машины, то А должна считаться алгебраической суммой всех работ на валу или, иначе говоря, общей работой на валу. [c.370]

В уравнении энергии, записанном в тепловой форме, работа сил трения не отражается, так как трение не нарушает общего баланса энергии, а только приводит к преобразованию части энергии давления газа в тепло. Однако трение и другие сопротивления потоку газа вызывают потерю теплоперепада Qmp. при расширении до давления рп = р потеря теплоперепада равна, как указывалось, потере холода Ah p. [c.264]

При решении многих задач, связанных с исследованием того или иного процесса, можно рассматривать этот процесс формально, отвлекаясь от его физического содержания. Мерой внутренних изменений при этом служат параметры потоков на входе и выходе системы и обмен энергией в форме тепла и работы между системой и окружающей средой. Такой подход напоминает способ введения понятия системы в термодинамике и применение к системе первого закона термодинамики. То, что мы будем называть уравнением энергетического баланса, и есть первый закон термодинамики, примененный в общем случае. [c.21]

Сделанные выше оценки влияния изменения плотности позволили при некоторых условиях упростить уравнения движения по сравнению с их общей формой, указанной в разд. 2.1. Во многих наиболее важных случаях течений, вызванных выталкивающей силой, возможны и дальнейшие упрощения. Они относятся к членам с давлением и вязкой диссипацией в уравнении (2.1.3), представляющем собой уравнение баланса энергии. Оценим величину каждого из этих членов в сравнении с другими членами уравнения (2.1.3), о которых известно, что они оказывают существенное влияние на перенос тепла в достаточно интенсивных течениях. Это — члены, описывающие конвективный перенос тепла ц перенос тепла теплопроводностью. Рассмотрим снова в качестве удобного примера стационарное ламинарное течение, подобное изображенному на рис. 2.2.1, хотя полученные результаты не ограничиваются этим случаем течения. [c.53]

Допустимые величины пит, входящие в приведенные выше общие соотношения, необходимо определить исходя из физических соображений. Для точечного источника тепла или диффундирующего химического компонента, т. е. ири возникновении факела от точечного источника, должно выполняться условие, заключающееся в том, что суммарный конвективный поток энергии Q и поток массы диффундирующего компонента М не изменяются в направлении течения. Для экспоненциального закона это условие, как показано в разд. 4.2, не выполняется. В таком случае уравнения пограничного слоя для точечного источника принимают следующую форму [c.366]

Феноменологические соотношения, определенные в подразделе 1.1, играют важную роль в термодинамике необратимых процессов. Общую основу макроскопического описания необратимых процессов составляет неравновесная термодинамика, которая строится как теория сплошной среды и параметры которой, в отличие от равновесной термодинамики, являются функциями пространственных координат и времени. Центральное место в неравновесной термодинамике играет уравнение баланса энтропии [10]. Это уравнение выражает тот факт, что энтропия некоторого элемента объема сплошной среды изменяется со временем за счет потока энтропии в рассматриваемый объем извне и за счет положительного источника энтропии, обусловленного необходимыми процессами внутри объема. При обратимых процессах источники энтропии отсутствуют. В этом состоит локальная формулировка второго закона термодинамики. Поэтому основной задачей в теории необратимых процессов является получение выражения для источника энтропии. Для этого необходимо использовать законы сохранения массы, количества движения и энергии в дифференциальной форме, полученные в разделе 1. В уравнения сохранения входят потоки диффузии, тепла и тензор напряжений, которые характеризуют перенос массы, энергии и импульса. Важную роль играет термодинамическое уравнение Гиббса (5.49), которое связывает скорость изменения энтропии со скоростями изменения энергии и состава смеси. Оказывается, что выражение для интенсивности источника энтропии представляет собой сумму членов, каждый из которых является произведением потока, характеризующего необратимый процесс, и величины, называемой термодинамической силой. Термодинамическая сила связана с неоднородностью системы или с отклонением параметра от его равновесного значения. Потоки, в свою очередь, в первом приближении линейно зависят от термодинамических сил в соответствии с феноменологическими соотношениями. Эти линейные законы отражают зависимость потока от всех термодинамических сил, т. е. учитывают перекрестные эффекты. Так, поток вещества зависит не только от градиента концентрации, но и от градиентов давления, температуры, электрического потенциала и т. д. Неравновесная термодинамика ограничивается в основном изучением линейных феноменологических соотношений. [c.83]

Тепловой КПД плазмотрона. Тепловой КПД плазмотрона Г1 есть отношение мощности потока плазмы к мощности электрической дуги. При небольших давлениях газа в электроразрядной камере доля лучистого переноса энергии в общем энергетическом балансе для молекулярных газов пренебрежимо мала то же можно сказать относительно потерь тепла через приэлектродные пятна. Таким образом, тепловой КПД определяется в основном конвективным теплообменом между высокотемпературным газом и стенкой электродуговой камеры. Уравнение теплового КПД в критериальной форме имеет вид [c.55]

В разделе 3.3 было показано, что из уравнения сохранения количества движения, полученного в разделе 3.2, путем соответствующих преобразований можно вывести новое уравнение, которое позволяет описывать взаимные переходы между различными формами механической энергии, а также возможные случаи потерь механической энергии вследствие ее необратимого превращения в тепло. Над уравнением (7.5) аналогичных преобразований в общем случае провести не удается. Однако оказывается возможным [1] проинтегрировать уравнение (3.33) по всему объему системы, изображенной на рдс. 7-1, и получить для изотермического течения следующее макроскопическое уравнение неустановившегося баланса механической энергии [c.201]

Целый мпр, ещё только начинающий раскрываться перед нами в грандиозных интервалах времени, протекает в условиях мощных магнитных полей в десятки и сотни миллионов гаусс, в условиях тепловых колебаний в сотни миллионов градусов, где самое понятие тепла получает новое качественное толкование. Именно этот мир является предметом изучения будущей науки. Там, в этом новом мире, в котором грандиозные эксперименты пытаются соревноваться с реально наблюдаемыми в космосе явлениями и масштабами, — там родится новая периодическая система, которая логически вырастает из самого закона Менделеева и из чисел Мозели как новый, ещё более общий динамиче-скш 1 закон мира не абстрактные представления, в которые пытаются облечь глубокие методы и уравнения квантовой механики, а та, может быть, ещё гораздо более сложная математическая зависимость, которая не управляет миром, а является формой выражения реально существующих в природе соотношений между материей и энергией в их неразрывном единстве. Так родится в науке будущий новый закон, о котором мечтал Резерфорд, когда он ждал прихода нового Менделеева для разгадки строения ядра, — не современная упрощённая модель скорлупы атома Бора, но ещё более совершенная модель новой электромеханики атома в целом. [c.134]

Можно написать частное уравнение (30) в общей форме, выраженной через всю энергию Л —Ми, общий объем V = Mv и все сообщенное тепло dQ = Mdq. Тогда, отбрасывая последний член уравнения (30), получаем выражение первого закона для открытой системы (У.5) н [c.128]

Если наша система термически не изолирована, то левая часть уравнения (14), вообще говоря, будет отличаться от нуля, потому что тогда обмен энергией может происходить в форме тепла. Поэтому заменим уравнение (14) более общим [c.24]

Тепловые свойства. 1Гри равномерном нагревании К. в общем случае расширяются неравномерно по разным направлениям, однако симметрия его сохраняется. Термич. расширение, а также и теплопроводность одинаковы в двух противоположных направлениях, т. е. обладают собственным центром симметрии. Если придать шарообразную форму К. высшей (кубические), средней (гексагональные, тетрагональные) и низшей симметрии и нагревать их, то первые сохранят шарообразную форму, вторые превратятся в эллипсоид вращения с осью, совпадающей с главной осью К., а третьи — в трехосный эллипсоид. Однако при очень длительном нагревании при высокой темп-ре кубич. К. так же изменяют свою форму, приобретая свойственную им огранку, что связано с диффузионной подвижностью атомов и стремлением системы к минимуму свободной энергии. Линейное тепловое расширение К. описывается уравнением г = (1 -Ь рг), где обе основные величины i и /q — тензоры, р — линейный коэфф. расширения, равный по порядку величины 10 —ю е Значение fi минимально в направлении кратчайших расстояний между атомами. Анизотропия расширения особенно сильна в цепочечных и слоистых структурах. В структуре кальцита СаСОд величина р в слое из плотно упакованных атомов кислорода равна fi 10 в, а в перпендикулярном направлении 26 10 . Если и.ч точечного источника тепла, помещенного в К., с постоянной скоростью распространяется по радиусам тепло, то поверхности равных темп-р (изотермы) будут иметь ту же форму, что и при тепловом расширении. Коэфф. теплопроводности является функцией структуры и зависит от направления. В слоистых к цепочечных структурах величина X больше в слое и вдоль цепочки, чем в перпендикулярных к ним направлениях. [c.430]

Справочник химика 21

Химия и химическая технология