Шпоры по статистической физике и термодинамике - файл n1.doc

Шпоры по статистической физике и термодинамике
скачать (811.6 kb.)
Доступные файлы (1):
n1.doc1712kb.10.06.2009 01:42скачать

n1.doc

1   2   3   4

2.8Квантовая теория теплоёмкости Эйнштейна

Квантовая теория теплоёмкостей Эйнштейна была создана Эйнштейном в 1907 году, при попытке объяснить экспериментально наблюдаемую зависимость теплоёмкости от темп-ры.При разработке теории Эйнштейн опирался на следующие предположения:1Атомы в кристаллической решетке ведут себя как гармонические осцилляторы, не взаимодействующие друг с другом.2Частота колебаний всех осцилляторов одинакова.3Число осцилляторов в 1 моле вещества=3Na.4Энергия их квантована ,,5Число осцилляторов с различной энергией определяется распределением Больцмана: Внут-я энергия 1 моля вещества:, и составляет: ,отсюда: Определяя теплоёмкость как производную внутренней энергии по температуре, получаем окончательную формулу для теплоёмкости:

3.1Обратимые и необратимые процессы

Если внешнее воздействие на систему проводить в прямом и обратном направлениях, например, чередовать расширение и сжатие, перемещая поршень в цилиндре, то параметры состояния сис-мы также будут меняться в прямом и обратном направлениях. Заданные извне параметры состояния называют внешними параметрами. В рассматриваемом нами простейшем случае роль внешнего параметра выполняет объем сис-мы. Обратимыми называются такие процессы, для которых при прямом и обратном изменении внешних параметров сис-ма будет проходить через одни и те же промежуточные состояния. Если мы будем двигать поршень вверх-вниз очень быстро, так что равномерность концентрации газа в цилиндре не будет успевать установиться, то при сжатии под поршнем будет возникать уплотнение газа, а при расширении – разрежение.Это пример необратимого процесса. Если же поршень двигается достаточно медленно, так что концентрация газа успевает выравняться, то при прямом и обратном движ-ях сис-ма будет проходить ч/з состояния с одинаковыми параметрами при одинаковом положении поршня. Это-обратимый процесс. для обратимости необходимо, чтобы измен-е внешних параметров осуществлялось достаточно медленно, так, чтобы сис-ма успевала вернуться к состоянию равновесия.Рас-м другие примеры необратимых процессов.Приведем в тепловой контакт два тела с различными темп-рами. Полученная сис-ма будет неравновесной до тех пор, пока не выравняются темп-ры тел, что будет сопровождаться необратимым переходом тепла от более нагретого тела к менее нагретому.

3.2Второе начало термодинамики

Второе начало термодинамики задает направленность процессов, протекающих в изолированной термодинамической системе. Оно гласит: измен-е энтропии изолированной сис-мы всегда положительно dS > 0 или равно нулю в случае достижения энтропией своего максимального значения.Другими словами энтропия изолированной сис-мы не может убывать. Состояние с максимальным значением энтропии является равновесным. Естественные процессы всегда направлены в сторону достижения системой равновесного состояния (механического, термического или любого другого). Это явление отражено вторым законом термодинамики, имеющим большое значение и для анализа работы теплоэнергетических машин.След-но теплота самопроизвольно может переходить только от тела с большей темп-рой к телу с меньшей темп-рой. Для осуществления обратного процесса должна быть затрачена определенная работа. В связи с этим второй закон термодинамики можно сформулировать следующим образом: невозможен процесс, при котором теплота переходила бы самопроизвольно от тел более холодных к телам более теплым (постулат Клаузиуса).Второй закон термодинамики определяет также условия, при которых теплота может, как угодно долго преобразовываться в работу. В любом разомкнутом термодинамическом процессе при увеличении объема совершается положительная работа

3.3Цикл карно. Макс КПД тепловой машины

Цикл Карно́-идеальный термодин-й цикл. Тепловая машина Карно, работающая по этому циклу, обладает максимальным КПД из всех машин, у которых максимальная и минимальная темп-ры осуществляемого цикла совпадает соответственно с максимальной и минимальной темп-рами цикла Карно.Цикл Карно состоит из четырёх стадий:1Изотермическое расширение (на рисунке — процесс 1?2). Q1=. В начале процесса рабочее тело имеет температуру Tн(темп-ра нагревателя).Затем тело приводится в контакт с нагревателем, который изотермически (при постоянной температуре) передает ему количество теплоты Qн. При этом объём рабочего тела увеличивается.2Адиабатическое расширение (на рисунке-процесс 2?3). Рабочее тело отсоединяется от нагревателя и продолжает расширяться без теплообмена с окружающей средой. При этом его темп-ра уменьшается до темп-ры холодильника.3Изотермическое сжатие (на рисунке-процесс 3?4). Рабочее тело, имеющее к тому времени температуру Tх, приводится в контакт с холодильником и начинает изотермически сжиматься, отдавая холодильнику количество теплоты Qх.4Адиабатическое сжатие (на рисунке-процесс 4?1). Рабочее тело отсоединяется от холодильника и сжимается без теплообмена с окружающей средой. При этом его темп-ра увеличивается до темп-ры нагревателя. Поэтому цикл Карно удобно представить в координатах T и S..Тогда.. .Отсюда коэф-т полезного действия тепловой машины Карно равен.Из последнего выражения видно, что КПД тепловой машины Карно зависит только от температур нагревателя и холодильника.
3.4Энтропия.Принцип возрастания энтропии

Величина, равная произведению постоянной Больцмана на логарифм термодинамической вероятности, называется энтропией S. S=k·lnW.Свойства энтропии: энтропия является аддитивной величиной;энтропия - есть функция состояния макросис-мы;энтропия изолированной сис-мы при протекании необратимых процессов возрастает;энтропия макросис-мы, находящейся в равновесном состоянии, максимальна. где dS — приращение (дифференциал) энтропии, а ?Q — бесконечно малое приращение количества теплоты. ПРИНЦИП ВОЗРАСТАНИЯ ЭНТРОПИИ сводится к утверждению, что энтропия изолированных систем неизменно возрастает при всяком изменении их состояния и остается постоянной лишь при обратимом течении процессов.

Измен-е энтропии в разл-х процессах: а) Изотермический процесс:, Q – часто это скрытая теплота фазовых переходов. б) Измен-е темп-ры при :

3.5Термодин-е потенциалы, физический смысл энтропии. Условия равновесия

Термодин-е потенциалы-функции основных макроскопических параметров (темп-ра, давление, энтропия и т. д.) термодинамической сис-мы, характеризующие её состояние:внут-я энергия, энтальпия, свободная энергия Гельмгольца, потенциал Гиббса, большой термодин-й потенциал. Внут-я энергия определяется как разность между количеством теплоты, сообщенным системе, и работой, совершенной системой над внешними телами: U=Q-W.Энтальпия: H=U+PV, где P-давление, а V-объем.Свободная энергия Гельмгольца: F=U-TS, где T-темп-ра и S-энтропия.Потенциал Гиббса:G-H-TS=F+PV=U+PV-TS.Соответствующие дифференциалы термодин-х потенциалов:для внутренней энергии:,для энтальпии: ,для свободной энергии Гельмгольца: ,для потенциала Гиббса: .Естественно рассматривать термодин-е потенциалы как функции: , , , . если нам задана внут-я энергия как функция энтропии и объёма,оставшиеся параметры могут быть получены дифференцированием: , . Можно показать, что в состоянии термодинамического равновесия соответствующее значение потенциала минимально. Поэтому равновесие является устойчивым.Нижеприведённая таблица показывает, минимуму какого потенциала соответствует состояние устойчивого равновесия сис-мы с заданными фиксированными параметрами.

Фикс-е пар-ры

Термод-й пот-л

S,V,N

Внут-я эн-я

S,P,N

энтальпия

T,V,N

Своб-я эн-я Гельмгольца

T,P,N

потенциал Гиббса

T,V,?

Большой термод-й пот-л

Физический смысл энтропии:Она отражает количество тепловой материи, накопившей удельную тепловую энергию и совершившей удельную работу расширения относительно темп-ры этой материи.

3.6Опред-е энтропии равновесной и неравновесной сис-мы через статистический вес состояния.

Пусть в системе имеется N частиц, а фазовое пространство разбито на m ячеек. Рассчитаем статистический вес состояния при котором: в 1ой ячейке находится N1 частиц; во 2ой ячейке – N2 частиц; и т.д.; в mой ячейке - Nm частиц. Для этого достаточно рассчитать число возможных перестановок частиц между ячейкам. Это можно сделать, если из общего числа перестановок N частиц N!,исключить перестановки в пределах каждой ячейки Ni!..Если в системе создать искусственно неравновесное состояние, то в подавляющем большинстве случаев сис-ма самопроизвольно будет переходить в состояние с большей вероятностью. С другой стороны, согласно термодинамике, все самопроизвольные процессы в замкнутой системе, сопровождаются возрастанием энтропии. Поэтому следует ожидать, что между энтропией сис-мы S в каждом состоянии и вероятностью W того же состояния должна сущ-ть однозначная связь. Эта связь была установлена Больцманом,где k – постоянная Больцмана.При таком понимании энтропии закон ее возрастания утрачивает свою абсолютность и становится статистическим законом.Энтропия замкнутой сис-мы может не только возрастать, но и убывать. Это можно трактовать следующим образом: если сис-ма находится в неравновесном состоянии, то переход ее в более вероятное состояние будет происходить в большинстве случаев, переходы же в менее вероятные состояния (с > энтропией) настолько маловероятные, что практически не имеют никакого значения. Для необратимых процессов интеграл от приведенной теплоты dQ/Т по замкнутому пути всегда отрицателен ( , т. н. неравенство Клаузиуса). поэтому Энтропия адиабатически изолированной сис-мы при необратимых процессах может только возрастать. В целом Энтропия неравновесной сис-мы равна сумме Энтропия ее частей, находящихся в локальном равновесии.
3.7Элементы термодинамики необратимых процессов

Термод-ка необ-х проц-в, изучает общие закономерности поведения систем, не находящихся в состоянии термодинамического равновесия. В таких сис-мах имеют место разнообразные неравновесные процессы (теплопередача, диффузия, электрич. Ток и т. п.), которые являются необратимыми в термодинамич. смысле. Согласно ур-нию Клау-зиуса, для неадиабатич. процессов измен-е энтропии сис-мы dS равно: (1). К осн. задачам Т. н. п. относят исследование балансов физ. величин (энергии, массы, энтропии и др.) при переходах, превращениях энергии, а также установление законов эволюции макроскопич. систем. В этой связи в Т.н.п. появляется и играет важную роль время t, отсутствующая в равновесной термодинамике (равновесные в термодинамич. смысле процессы протекают бесконечно медленно). Поэтому вместо (1) рассматривается соотношение: dS/dt = deS/dt + diS/dt, где величина P = diS/dt наз. глобальным произ-вом энтропии. Различают феноменологическую Т. н. п. и статистич. теорию неравновесных процессов. Феноменологическая Т. н. п., в свою очередь, подразделяется на линейную и нелинейную теории.

4.1Фазы и компоненты. Условие равновесия фаз. Фазовые переходы первого и второго уровня

Очевидно, что для равновесия фаз, как и для равновесия любых частей сис-мы, должны быть равными их темп-ры: T1 = T2 .Кроме того, условие непожвижности границы между фазами требует равенства их давлений: P1 = P2 .Однако этого недостаточно для равновесия фаз.Равновесие 2 фаз достигается при = их химических потенциалов.В веществе, состоящем из k компонент, одновременно могут сущ-ть не более чем k + 2 равновесные фазы. Переход между жидким и газообразным состояниями был назван фазовым переходом первого рода. Переход жидкость-твердое тело также является фазовым переходом первого рода.При рассмотрении гелия нам встретился другой тип фазового перехода - ?-переход(фазовый переход второго рода).Особенностью фазовых переходов первого рода является скачкообразное измен-е удельной внутренней энергии и связанных с ней величин в точке перехода и наличие скрытой теплоты перехода.Темп-ра, при которой осуществляется фазовый переход, называется точкой Кюри. Поскольку переход реализуется сразу во всем объеме, не существует пространственного разделения фаз и их нахождения в равновесии друг с другом.Фазовый переход второго рода не сопровождается выделением или поглощением теплоты фазового превращения.Объем при переходе не меняется, но теплоемкость в связи с измен-ем симметрии сис-мы меняется. Это означает, что производная dСv/dТ меняется скачком, как и температурный коэф-т объемного расширения, хотя сам объем постоянен.

4.2 Реальные газы. Уравнение Ван-дер-Вальса. Критическое состояние. Эффект Джоуля-Томсона

Модель идеального газа позволяет описывать поведение разрежённых реальных газов при достаточно высоких темп-рах и низких давлениях.При выводе уравнения состояния идеального газа размерами молекул и их взаимодействием друг с другом пренебрегают. Повышение давления приводит к уменьшению среднего расстояния между молекулами, поэтому необходимо учитывать объём молекул и взаимодействие между ними. При высоких давлениях и низких темп-рах указанная модель идеального газа непригодна.При увеличении плотности (давления) поведение газа все сильнее отличается от поведения идеального газа.Для реальных газов давление должно резко возрастать при конечном объеме, равном по порядку величины объему всех частиц газа. Обозначим этот конечный объем для одного моля через – b, тогда давление газа может быть записано в виде, n =, а, учитывая, что давление само пропорционально концентрации, то n2=. Учитывая это можно прийти к соотношению P = ,которое в форме называется уравнением Ван-дер-Ваальса (для одного моля газа). Для произвольного количества вещества v газа (v=m/M) с учетом того, что V=vVm, уравнение Ван-дер-Ваальса примет видПоправки a и b- постоянные Ван-дер-Ваальса-



Возможны 3 случая решения уравнения Ван-дер-Ваальса: 1) все три корня действительные и равны между собой этот случай соответствует критическому состоянию (изотерма Tкр); 2) все три корня действительные и разл-е(); 3) два корня мнимые, не имеющие физического смысла, один корень действительный( ). Эффе́ктом Джо́уля-То́мсона называется измен-е темп-ры газа при адиабатическом протекании газа под действием постоянного перепада давлений сквозь пористую перегородку. Данный эффект является одним из методов получения низких температур. Измен-е энергии газа в ходе этого процесс будет равно работе: E2 ? E1 = P1V1 ? P2V2.


4.3Изотермы Эндрюса и Ван-Дер-Ваальса. Метастабильные сотояния. Физический смысл критического сотояния

Для исследования поведения реального газа рас-м изотермы Ван-дер-Ваальса — кривые зависимости р от Vm при заданных Т, определяемые уравнением Ван-дер-Ваальса для моля газа.При высоких темп-рах (T > Tк) изотерма реального газа отличается от изотермы идеального газа только некоторым искажением ее формы, оставаясь монотонно спадающей кри­вой. При некоторой температуре Tк на изотерме имеется лишь одна точка перегиба К.Эта изотерма называется критической(Tк ); точка перегиба К называется критической точкой.Соответствующие этой точке объем Vк, и давление рк называются также критическими. Состояние с критическими парамет­рами (pк, Vк, Tк) называется критическим состоянием. При низких темп-рах (Т < Tк ) изотермы имеют волнообразный участок.Для пояснения характера изотерм преобразуем уравнение Ван-дер-Ваальса к виду Уравнение при заданных р и Т является уравнением третьей степени от­носительно Vm.Первому случаю соответствуют изотермы при низких темп-рах (три значения объема газа V1, V2 и V3 отвечают одному значению давления р1), второму случаю -изотермы при высоких темп-рах.Вещество в газообразном состоянии при температуре ниже критической называется паром, а пар, находящийся в равновесии со своей жидкостью, называется насыщенным. Данные выводы, следующие из анализа уравнения Ван-дер-Ваальса, были под­тверждены опытами ирландского ученого Т. Эндрюса.Отличие экспериментальных (Эндрюс) и те­оретических (Ван-дер-Ваальс) изотерм заключается в том, что превращению газа в жидкость в первом случае соответствуют горизонтальные участки, а во вто­ром — волнообразные. Для нахождения критических параметров подставим их значения в уравнение и запишем . Поскольку в критической точке все три корня совпадают и равны Vк уравнение приводится к видуTax как эти уравнения тождественны, то в них должны быть равны и коэф-ты при неизвестных соответствующих степеней. Поэтому можно записать

Решая полученные уравнения, найдемСравнивая изотерму Ван-дер-Ваальса с изотермой Эндрюса (верхняя кривая на рис2), видим, что последняя имеет прямолинейный участок 26, соответствующий двухфазным состояниям вещества. Правда, при некоторых условиях могут быть ре­ализованы состояния, изображаемые участками ван-дер-ваальсовой изотермы 5—6 и 23. Эти неустойчивые состояния называются метастабильными


4.4Уравнение Клапейрона-Клаузиуса. Фазовые диаграммы. Тройная точка

Клапейрона-Клаузиуса термодинамическое уравнение относится к процессам перехода вещества из одной фазы в другую (испарение, плавление, сублимация, полиморфное превращение и др.). Согласно К.-К. у., теплота фазового перехода (например, теплота испарения, теплота плавления) при равновесно протекающем процессе определяется выражением , (1) где Т-темп-ра перехода (процесс изотермический), dp/dT-значение производной от давления по температуре при данной температуре перехода, (V2-V1)-измен-е объёма вещества при переходе его из первой фазы во вторую. Первоначально уравнение было получено из анализа Карно цикла для конденсирующегося пара, находящегося в тепловом равновесии с жидкостью. Клаузиус усовершенствовал уравнение и распространил его на др. фазовые переходы. К.- К. у. применимо к любым фазовым переходам, сопровождающимся поглощением или выделением теплоты (т. н. фазовым переходом 1 рода), и является прямым следствием условий фазового равновесия.В частности, с его помощью рассчитывают теплоты испарения, экспериментальное опред-е которых сопряжено со значительными трудностями.К.-К. у. является дифференциальным уравнением кривой фазового равновесия в переменных р,Т.Фазовая диаграмма, графическое изображение соотношений между параметрами состояния темп-ры(давлением и др.) и её составом. В простейшем случае, когда сис-ма состоит только из одного компонента, ф. д. представляет собой трёхмерную пространственную фигуру, построенную в трёх прямоугольных координатных осях, по которым откладывают температуру (Т), давление (p) и мольный объём (v). Пользование объёмной ф.д. неудобно вследствие её громоздкости; поэтому на практике применяют проекцию ф.д. на одну из координатных плоскостей, обычно на плоскость p-Т. Тройная точка в термодинамике, точка на диаграмме состояния, соответствующая равновесному сосуществованию трёх фаз вещества.
4.5 Строение и свойства жидкостей. Ближний порядок.

Строение:Жидкое состояние, занимая промежуточное положение между газами и кристаллами, сочетает в себе некоторые черты обоих этих состояний. Каждая молекула жидкости«зажата»соседними молекулами и совершает тепловые колебания около некоторого положения равновесия. Однако,любая молекула может переместиться в соседнее вакантное место.Это происходят довольно часто.Этим объясняется текучесть жидкостей.В расположении частиц жидкости наблюдается так называемый ближний порядок. Это означает, что по отношению к любой частице расположение ближайших к ней соседей является упорядоченным. Однако по мере удаления от данной частицы расположение по отношению к ней других частиц становиться всё менее упорядоченным, и довольно быстро порядок в расположении частиц полностью исчезает.Свойства:Поверх-е нат-е:Наиболее интересной особенностью жидкостей является наличие свободной поверхности.Между жидкостью и газом (или паром) образуется граница раздела.Любая молекула в пограничном слое притягивается молекулами, находящимися внутри жидкости.В результате появляется некоторая равнодействующая сила, направленная вглубь жидкости.Чтобы вытащить некоторое количество молекул из глубины жидкости на поверхность надо затратить положительную работу внешних сил ?Aвнеш, пропорциональную изменению ?S площади поверхности: ?Aвнеш = ??S.Коэф-т ? называется коэф-том поверхностного натяжения (? > 0). Явления на границе жидкости, твёрдого тела и газа.имее в виду, что поверхностная энергия жидкости или твёрдого тела зависит не только от свойств данной жидкости или твёрдого тела, но и от свойств того вещества, с которым они граничат.Нужно рассматривать суммарную поверхностную энергию двух граничащих друг с другом веществ. Если граничат друг с другом сразу три вещества: твёрдое, жидкое и газообразное (рис.3), то вся сис-ма принимает конфигурацию, соответствующую минимуму суммарной энергии

(рис3)
Капиллярные явленияраевые углы смачивающей (1) и несмачивающей (2) жидкостей.Наблюдающиеся в этих случаях явления получили общее название капиллярных. Формула Лапласа. Рас-м поверхность жидкости, опирающуюся на некоторый плоский контур. Если поверхность жидкости не плоская, то стремление её к сокращению приведёт к возникновению давления, дополнительного к тому, которое испытывает жидкость с плоской поверхностью. В случае выпуклой поверхности это дополнительное давление положительно, в случае вогнутой поверхности – отрицательно. В последнем случае поверхностный слой, стремясь сократиться, растягивает жидкость.Вычислим добавочное давление для сферической поверхности жидкости. Для этого рассечём сферическую каплю жидкости диаметральной плоскостью на два полушария (рис. 5).(Сечение сферической капли жидкости.)Из-за поверхностного натяжения оба полушария притягиваются друг к другу с силой, равной:F=l?=2?R?. Эта сила прижимает друг к другу оба полушария по поверхности S=?R2 и следовательно, обуславливает дополнительное давление:∆p=F/S=(2?R?)/?R2=2?/R,∆p=?(1/R1+1/R2-формула Лапласа.Добавочное давление обуславливает измен-е уровня жидкости в капилляре, вследствие чего называется иногда капиллярным давлением.
5.1Понятие о физической кинетике. Время релаксации. Эффективное сечение рассеяния. Средняя длина свободного пробега

Физическая кинетика - микроскопическая теория процессов в неравновесных средах. В кинетике методами квантовой или классической статистической физики изучают процессы переноса энергии, импульса, заряда и вещества в разл-х физических сис-мах (газах, плазме, жидкостях, твёрдых телах) и влияние на них внешних полей. Процесс самопроизвольного перехода сис-мы в равновесное состояние называется релаксацией, а время этого процесса - временем релаксации. До истечения времени релаксации состояние сис-мы остается неравновесным, а сам процесс релаксации является неравновесным. Молекулы газа, находясь в состоянии хаотического движ-я, непрерывно сталкиваются друг с другом. Между двумя последовательными столкновениями молекулы проходят некоторый путь l, который называется длиной свободного пробега. В общем случае длина пути между последовательными столкновениями различна, но так как мы имеем дело с огромным числом молекул и они находятся в беспорядочном движ-и, то можно говорить о средней длине свободного пробега молекул Эффективное сечение- величина, характеризующая вероятность перехода сис-мы 2 сталкивающихся частиц в результате их рассеяния (упругого или неупругого) в определённое конечное состояние. Э.с. равно отношению числа dN таких переходов в единицу времени к плотности nv потока рассеиваемых частиц, падающих на мишень.Э.с. имеет размерность площади; обычно оно измеряется в см2.В часто встречающемся случае упругого рассеяния пучка частиц, движущихся с одинаковой скоростью, на некотором центре, используется дифференциальное эффективное поперечное сечение (d?/d?)(определённый телесный угол d?).Интегрирование по полному телесному углу даёт полное поперечное сечение, для рассеяния на любые углы: При наличии неупругих взаимодействий полное сечение складывается из сечения для упругих и неупругих рассеяний. Для каждого типа неупругих взаимодействий может быть введено отдельное эффективное сечение.
5.2 Общий механизм явлений переносов. Диффузия и теплопроводность в газах, жидкостях и твердых телах. Интегральные уравнения диффузии, теплопроводности и вязкости

В газе, находящемся в неравновесном состоянии, возникают необратимые процессы, называемые явлениями переноса.В ходе этих процессов происходит пространственный перенос вещества (диффузия), энергии (теплопроводность), импульса направленного движ-я (вязкое трение). Если течение процесса не изменяется со временем, то такой процесс называется стационарным.Диффузия, теплопроводность, вязкость являются необратимыми процессами, возникающими самопроизвольно вследствие теплового движ-я при отклонении вещества (газа) от равновесного состояния.Диффузия-взаимопроникновение вещества в разл-х смесях, сопровождающееся направленным переносом массы вещества из мест с высокой плотностью в места с меньшей плотностью. Перенос массы вещества подчиняется закону Фика: где D – коэф-т диффузии. Масса М вещества, перенесенная в результате стационарной диффузии через площадь S за время t:.Согласно кинетической теории газов, Наиболее быстро процесс протекает в газе, если он неоднороден по составу. Значительно медленнее протекают подобные процессы в жидкостях. Взаимопроникновение двух разнородных жидкостей друг в друга, растворение твердых веществ в жидкостях (например, сахара в воде) – примеры диффузионных процессов в жидкостях. Наиболее медленно процесс диффузии протекает в твердых телах. Однако, опыты показывают, что при контакте хорошо очищенных поверхностей двух металлов через длительное время в каждом из них обнаруживается атомы другого металла.Теплопроводность.Если в одной области газа средняя кинетическая энергия молекул больше, чем в другой, то с течением времени вследствие постоянных столкновений молекул темп-ра выравнивается. Процесс передачи энергии в форме тепла подчиняется закону Фурье. ,где  - коэф-т теплопроводности.Количество тепла, переносимое в стационарном процессе теплопроводности через площадь S за время t .Для идеального газагде cv – удельная теплоемкость газа при постоянном объеме,  - плотность газа. Выразим от сюда коэ-т вязкости.
1   2   3   4


Учебный материал
© bib.convdocs.org
При копировании укажите ссылку.
обратиться к администрации