<< Пред. стр. 6 (из 7) След. >>
Список литературы по разделу
(177).
Уравнение содержит в себе теплоёмкость вероятной энергии:
(178).
Практика показывает, что уравнение (177) справедливо для любых веществ в их газообразном состоянии, следовательно, справедливо для одноатомных и многоатомных газов. Можно ещё так. При одинаковых температурах и давлениях, одинаковые объёмы содержат одинаковое число молекул любых веществ. Отсюда, уравнения (175) и (177) описывают энергетическое состояние любых газов в их стационарных состояниях. Под стационарным состоянием понимаем отсутствие поступательного движения массы газа относительно неподвижного наблюдателя.*)
____
*) Сейчас приходится воздержаться от объяснения, где расположен
неподвижный наблюдатель.
В этом случае, энергии колебаний и вращений молекул многоатомных газов, не переходят на уровень хаотического движения молекул.
Уравнение (177) характеризует механическую энергию молекул, непрерывно поступающую по нормали к плоскости, которая испытывает давление газа. Уравнение (175) максимальная энергия нижнего энергетического слоя хаотически движущихся молекул или среднеквадратичная энергия.
Исходя из исследований векторной модели (глава 2.7), заметим то, что среднеквадратичная энергия была рождена максимальной энергией, которая определяется видом:
(179),
Из уравнения определяется возможная максимальная скорость молекул:
,
содержит максимальную теплоёмкость: (180)
Относительно шкалы собственного температурного параметра имеем теплоёмкости: - максимальную: - среднеквадратичную и вероятную: ; (181)
Сейчас мы имеем двухслойную энергетику, не поясняя назначение каждого из слоёв, т.к. это отдельная большая исследовательская тема. Несмотря на это нам удастся осуществить несколько интересных анализов, которые в дальнейшем помогут нам разобраться и с представляемыми слоями. Мы утверждаем, отсутствие в Природе переменных теплоёмкостей - при постоянном давлении, и - при постоянном объёме, в шкале абсолютной температуры, заменяя их теплоёмкостью: или просто: , которая имеет такой же набор модификаций, как в (6) или (181):
Уравнение (179) характеризует всю энергию одноатомного газа, как если бы он имел однонаправленное поступательное движение без взаимодействия между собой молекул
Уравнение (179) не характеризует всю энергию многоатомного газа, т.к. его поступательная энергия предусматривает переход энергий колебаний и вращений молекул в энергию поступательного движения.
Для многоатомных газов, аналогичное уравнению (179), справедливо
уравнение в виде:
См. главу 3.5. , а также уравнение (200).
Переход энергий вращения и колебания в поступательное движение в молекулярном потоке доказывается исходя из работы, например, Э.Д. Андрюхиной и др.[22]. Взаимодействие энергий колебаний и вращений в поступательном движении газа наглядно демонстрируется в главе 3.6..
3.4. УТОЧНЕНИЕ ФОРМУЛЫ ОПРЕДЕЛЕНИЯ СКОРОСТИ
РАСПРОСТРАНЕНИЯ ЗВУКА В ГАЗАХ
В главах 1.3 и 1.4 скорость распространения звука в газах уже рассматривалась. Сейчас остаётся окончательно пояснить с помощью, каких формул необходимо определять эту скорость. Ранее, эти формулы имели вид: (182);
(183).
В формулы введён показатель адиабаты являющийся переменной величиной, где понималось: - теплоемкость газа при постоянном давлении, а - теплоёмкость газа при постоянном объёме.
Показатель адиабаты был введён Лапласом из соображений изменения температуры газа в процессе передачи звуковых колебаний, т.е. в процессах его расширения и сжатия. Величина показателя адиабаты индивидуальна для каждого газа и несколько менялась в зависимости от его энергетического состояния, т.е. с изменением температуры или, соответственно, давления.
Исходя из результатов исследований в главе 1.4. и определений (182 и 183) получили новый вид: (184),
и: (185).
В этих формулах показатель адиабаты превратился в постоянную величину, который теперь индивидуален для газа и не зависит от энергетического его состояния, а в случае (185) при условии введения в формулу собственного температурного параметра.
Покажем, из каких соображений показатель адиабаты может превратиться в постоянную величину.
Теплоёмкость в общем случае имеет определённую энергетическую структуру, т.е. определённое количество осей энергетических свобод. В таком случае показатель адиабаты можно представить в виде:
(186),
где постоянная Больцмана является также постоянной величиной, в том числе и в формуле (185).
Исходя из изложенного, окончательно должны записать следующие формулы определения скорости распространения звука соответствующие истине:
(187),
где: коэффициенты ; .
Остаётся заметить, что константа ранее была определена нами в виде:
3.5. СТРУКТУРА ГАЗОВЫХ ТЕПЛОЁМКОСТЕЙ
Пусть молекула состоит из атомов. По Фейнману [17], число степеней свободы этой молекулы равно потому, что для определения положения каждого атома нужны три координаты. Усложним несколько эту конструкцию.
Имеем атомов. Как единое целое механическое движение в хаосе поглощает тепловую энергию: (188).
Это известно из векторной модели распределения.
Оставшиеся атомов будут воспринимать среднюю энергию от хаотической энергии. Из векторной модели средняя величина энергии в раз меньше максимальной энергии. Исходя из практических результатов, заменяем величину "" величиной "3". В таком случае на атом, с учётом замечаний, приходится энергия величиной .
Эта энергия: ( (189)
и идёт на организацию колебательных и вращательных движений.
Это были всё действующие или приведённые энергии к нормали. На энергию хаоса, или тепловой ауры, или верхнего энергетического слоя, также требуется энергия, её величина известна и равна: (190).
Итак, на один градус приходится энергия:
- на хаотическое движение: ;
- на вращения и колебания атомов: ;
- на хаос энергия: .
Собирая полученные три результата, получаем величину максимальной теплоёмкости равную:
+ + = ( (191).
Среднеквадратичная или механическая теплоёмкость, соответственно, за вычетом энергии тепловой ауры, или 1-го энергетического слоя, равна: (= (192).
Теплоёмкости (191) и (192) определены относительно собственного температурного параметра.
Относительно абсолютной температуры, в эти формулы теплоёмкостей необходимо ввести величину: зависимую от температуры и давления: Энергетическая структура одинакова в обеих температурных шкалах. Справедливость теплоёмкостей (191) и (192) была проверена при определении скорости распространения звука для углекислого газа, см. график рис 1, глава 1.3.
Для одноатомного газа теплоёмкость известна и равна из (179): . При этом на одно поступательное, в хаосе, движение приходится теплоёмкость равная:
в связи с тем, что на тепловую ауру, или 1-ый энергетический слой, приходится величина:
Теперь не менее важное.
Что обозначают величины и ?
Это не число координат энергетических свобод, т.к. их больше, и не число свободных движений, т.к. их меньше. Это числа количеств приходящихся на теплоёмкости верхнего или нижнего энергетических слоёв. Величины: и нагружены одинаково энергией .
3.6. ОГРАНИЧЕНИЕ СКОРОСТИ ДВИЖЕНИЯ ГАЗОВОГО
ПОТОКА
Организация скорости распространения звука очевидна из анализа волнового уравнения и его решения. Тем не менее, проблемы связанные со скоростью звука существуют. Так, например, почему скорость потока газа ограничена скоростью распространения звука при движении в собственной среде? Почему существует звуковой барьер? Что происходит с газом?
Мы точно знаем, что при движении газа в молекулярном потоке, т.е. при движении в вакуум без взаимного соударения молекул, вся тепловая энергия газа переходит в однонаправленное механическое движение. В тоже время, тот же поток, движущийся с взаимодействием молекул между собой вы потоке, наблюдается звуковое ограничение скорости потока.
Такое ограничение, например, наблюдается на створе щели установленной между атмосферой и вакуумом. *)
Введение в анализ точных определений энергетических состояний газов, предполагает возможность другого пути анализа энергетики молекул движущихся со звуковой скоростью.
Какова энергетическая структура поступательно движущихся молекул или движущейся молекулы со скоростью звука?
Оказывается, такая структура существует.
В общем виде скорость распространения звука, исходя из (6; 11; и 206) имеет вид: (193),
где параметр здесь и далее при собственном температурном параметре равен постоянной величине.
_______
*) Большое исследование, по этому поводу, было проведено мной для различных входных и выходных давлений на щелях, включая исследования не только в атмосфере, но и в вакууме [1].
Преобразуем уравнение (193):
; ;
(194).
Иначе: (195).
Величина - не содержит верхний энергетический слой, следовательно, он перешёл в нижний слой механического движения.
Для одноатомных газов , следовательно, по классике, см. например Фейнмана [16], энергия звука является энергией приходящейся на одну координатную ось механического движения, из трёх. Это открытие.
Проверим логику Фейнмана применительно к многоатомным газам. По Фейнману констатируем следующее.
Жёсткому движению всей молекулы, рассматриваемой как одна
частица, соответствует средняя кинетическая энергия равная . Средняя кинетическая энергия каждого независимого движения /или/ степени свободы /или/ координаты равна: .
Нас интересует определение - "координаты".
Итак. Кинетическая энергия, связанная с составляющей движения частицы в любом направлении, равна . Три независимых направления движения доводят её до величины энергии равной .
Теперь несколько изменим логику. Будем считать, что из движений 1-о хаотическое определяется 3-я координатными осями энергетических свобод и содержит энергию равную .
Оставшиеся движений осуществляются в плоскости, т.е. определяются 2-я координатными осями энергетических свобод и содержит энергию равную . Потому, что движения вращений и колебаний можно описать в плоских пространствах. Заметим, что как ранее установлено, взаимодействие молекул в плоскости и объёме одинаковое, а движение одной молекулы мы должны описывать в 3-х мерном пространстве.
Собирая результаты, получаем для теплоёмкости:
(196).
Получили наше определение (192) теплоёмкости механических движений. Теперь, чтобы вернуться к классике, необходимо выделить энергию одной оси, т.е.:
(197),
где: - энергия, приходящаяся на одну координатную ось энергетических свобод; - количество координатных осей энергетических свобод механических движений молекулы.
В полученном выражении (197), коэффициент:
(198)
определяет число независимых координат, каждая из которых содержит энергию: - по Фейнману.
Итак, для любого вещества в газообразном состоянии, при поступательном движении массы газа, с переходом всей энергии верхнего уровня на нижний механический уровень движений, организуется скорость распространения звука с энергией , которая равна энергии приходящейся на одну координатную ось от полной энергии .
Остаётся заметить, что энергия верхнего энергетического слоя разделилась в строгом соответствии первичности и вторичности координатных движений атомов и молекулы в целом.
Ошибка Фейнмана состояла только в том, что рассматривались процессы колебаний и вращений атомов в молекуле в трёхмерных пространствах, а не в двумерных. Получается так, что энергии вращений и колебаний мы должны описывать в плоском пространстве, а хаотическое движение в трёхмерном.
Теперь заметим, что, и мы здесь ошибаемся, т.к. колебательное движение, можно описывать в одномерном пространстве. Ошибаемся не только в этом. Хотя энергия, приходящаяся на одну координатную ось, расположена строго в направлении движения потока, это не означает возможность поворота координатных осей. Природа не знает наши координатные оси и их расположение в пространстве. Комедийность ситуации заключается в том, что произошёл поворот координатных осей в сторону поступательного движения молекулы. Это принципиально не может быть, т.к. координатные оси задаются произвольно по каким-либо соображениям исследователя, но не Природы.
Природа знает только полную степень свободы. Понимает первичность и вторичность энергий. Всё остальное, это наши условности дающие возможность образного представления происходящих процессов в пространстве. В общем случае наши представления дают возможность точного определения места и времени частицы.
Для множества молекул "Х - направление" ничем не отличается от любого другого направления, например, назад - вперёд. Поэтому средний квадрат скорости "" равен среднему квадрату скорости в любом другом направлении.
Используем это обстоятельство для представления происходящего явления.
Рис. 16. Энергетическая структура молекулы движущейся
со скоростью звука вдоль оси Х.
На рисунке представлена молекула М движущаяся со скоростью звука вдоль оси Х. Вдоль направления движения имеем три оси энергетических свобод, каждая с энергией . В итоге имеем: Энергии - энергии хаотического движения вдоль оси Х. Только в этом случае, при лобовом соударении молекул, на внутренние оси свобод передаётся полная, а не средняя энергия хаотического движения. Не энергия , а энергия на один градус. См. (188).
В действительности коэффициент (198): определяет нечётное число независимо от величины , хотя и определяет число осей с энергией . Все оси многоатомных газов необходимо располагать на одной прямой. Расположение последней оси, из попарно расставленных в противоположных направлениях, и определяет направление распространения звуковой скорости.
Теперь необходимо ответить на вопрос, - каким образом создаётся звуковой барьер?
То, что впереди тела движущегося со скоростью стремящейся к звуковой собирается масса молекул, которые тело догнало, не вызывает сомнений. Это первый барьер.
За телом образуется вакуум. Этот вакуум заполняется молекулами окружающего воздуха, причём со скоростью большей и много большей звуковой скорости. У газа есть такой запас энергии, который реализуется, как раз при движении молекул в вакуум. Образовавшийся шлейф имеет, в конце концов, давление равное окружающей атмосфере, с тем различием, что плотность газа в шлейфе значительно превышает плотность окружающей атмосферы. Это второй источник звукового сопровождения перехода тела через звуковой барьер, т.к. рассеивание плотности шлейфа носит взрывной характер.
После преодоления лобового барьера, тело начинает перегонять газовые молекулы, не собирая их перед собой.
Соответственно молекулы шлейфа не успевают организовать достаточную плотность газа.*)
3.7. АДИАБАТИЧЕСКИЕ ПРОЦЕССЫ В ГАЗАХ
Есть смысл сравнить предлагаемый анализ с классическим анализом Фейнмана [17].
Для конкретности представим следующую ситуацию.
Пусть в атмосфере колеблется мембрана, издающая звук. Мембрана воздействует на газ в прилежащем к ней газовом объёме на механическом уровне движения газа.
От воздействия стороннего энергетического источника следует ожидать, два процесса в прилежащем газовом объёме.
Первый - увеличение давления. В таком случае распространяется сгусток молекул. Второй - уменьшение давления. В этом случае распространяется молекулярное разряжение. Оба случая существуют, как по отдельности, так и вместе чередуясь. Рассмотрим их по отдельности.
Итак, пусть мембрана совершает работу над газом определяемую выражением: (199),
т.е. увеличивает его объём. Газ отреагирует на воздействие мембраны изменением своих параметров. Возьмём полный дифференциал выражения определяющего полную энергию газа. Полная тепловая энергия определяется из (179) и (191), видом:
(200).
Отсюда, полный дифференциал уравнения (200) на механическом уровне имеет вид: (201).
___________
*) Представленное высказывание не претендует на истину в последней своей стадии. Всё это только предположения подкреплённые интуицией базирующейся на имеющихся знаниях автора. Часть из этих знаний я, вероятно, покажу в своей третьей книге. Там имеются довольно любопытные и неожиданные уравнения.
Если мембрана совершает работу: (202),
т.е. увеличивает давление газа, тогда аналогично (201) имеем:
(203). Уравнения (201 и 202) можно трактовать так.
Сообщаемый импульс от мембраны в обоих случаях воздействует как на объем, так и на давление в прилежащей газовой среде.
В приводимых математических действиях скрыт один из интереснейших подтекстов. В уравнениях (201) и (203) воздействие импульса раскладывается воздействиями на объём и на давление в газовой системе.
Что же дальше?
В наглядном примере это можно проиллюстрировать следующим образом.
Опираясь на новые знания, преобразуем уравнение (201) следующим образом: , сохранили давление с увеличением объёма, а знак минус потому, что газ охлаждается уменьшая плотность тепловой энергии при расширении; , знак минус по тем же причинам; - увеличили давление в неизменном объёме.
Теперь соберем всё в одно уравнение (201):
Отсюда наш импульс:
Механический импульс не изменил энергию системы.
Какой же действительный физический процесс здесь происходит?
Рассмотрим воздействие импульса на движущуюся частицу, у которой имеем тепловой шлейф, направленный в противоположную сторону её движения. Частица воспринимает воздействие механического импульса направленного, к примеру, под углом к её движению. Во время воздействия силы образуется новый шлейф в новом направлении движения частицы, тем самым возникают условия инверсии тепловой энергии из физического вакуума. В нашем случае инверсия не происходит, т.к. имеющаяся подвижная тепловая энергия переходит из старого в новый шлейф. Инверсия будет возможна, если свободной тепловой энергии будет недостаточно.
В противоположность механическому импульсу, тепловой импульс увеличивает энергию системы. Это мы обсудим в следующей главе. Продолжим для (201):
Интегрируя, получаем: , где: - постоянная интегрирования. Переходя к степеням, получаем уравнение адиабаты:
(204).
С учётом определений теплоёмкостей, показатель адиабаты имеет вид:
(205).
Для выражения (173): (206).
В полученных результатах (204) и (206) нет ничего нового, за исключением уточнения вида показателя адиабаты, новой логики мышления и открытия связанного с передачей механического импульса.
3.8. АДИАБАТИЧЕСКИЙ ПРОЦЕСС ПОД ДЕЙСТВИЕМ
ИМПУЛЬСА ТЕПЛОВОЙ ЭНЕРГИИ
Установленное Клаузиусом фундаментальное определение первого закона термодинамики имеет вид: ,
где: - сообщённое количество тепла, - тепловой коэффициент единицы работы, - внутренняя энергия, - внешняя работа, рассматривалось в главе 1.1. Сейчас это определение мы обязаны переписать в виде: (207),
Уравнение (207), как и у Клаузиуса, утверждает то, что подведённый импульс тепловой энергии расходуется на увеличение всей собственной энергии системы , плюс ещё совершает внешнюю работу . Отличие в том, что эта работа не входит в определение энергии рассматриваемой системы, в определение энтальпии.
Рассмотрим наглядный пример о воздействии импульса на систему из (207), подобный анализу предыдущей главы.
Заметим: , знак минус из-за расширения системы.
Теперь перепишем (207) в новом виде:
; или: ; отсюда: .
Тепловой импульс увеличил энергию всей системы.
Продолжим.
Если после получения теплового импульса система не обменивается энергией с внешней средой, тогда должны наблюдать адиабатический процесс расширения.
На уровне работы, или давления, имеем уравнение состояния в виде (177): ,
тогда: (208),
также: (209)
Полная энергия системы из (200) равна:
(210)
Собирая результаты (208: 209 и 210) в определение (207), имеем:
,
или:
Сокращая и собирая одинаковые величины, получаем:
, отсюда:
; также: ; или: (211)
где величина: - постоянная интегрирования.
Исходя из (177), заменяем температуру на вид: , получаем искомое соотношение (206).
Необходимо обратить внимание на часто совершаемую ошибку.
Если идёт речь об адиабатическом механическом процессе, то в большинстве случаев рассматриваются конечные состояния процесса без теплообмена с внешней средой. Для которого справедливо уравнение состояния, а виде (12), т.е.: ,
и соответственно имеем: ,
несмотря на изменение абсолютной температуры - . Тепловая энергия неуничтожима при её материальности.
Что касается теплового обмена, то мы принципиально вычитаем внешнюю работу из теплового импульса и далее рассмотрели изменение энергии системы: . Прирост тепловой энергии системы равен оставшемуся приросту теплового импульса.
Адиабатический процесс в чистом виде, это переходной процесс и он обычно рассматривается в непрерывном колебательном процессе распространения звука.
Итак, бывший первый закон термодинамики является частным уравнением адиабатического процесса. Что, в общем, то никогда не отрицалось, но не более того.
Механический импульс не увеличивает энергию системы, а тепловой импульс увеличивает энергию системы.
Начальный и конечный результаты адиабатического процесса подчиняются взаимосвязям параметров стационарного режима.
Далее рассмотрим трактовки бывшего первого закона термодинамики представленного в интегральном виде.
3.9. ЭНТАЛЬПИЯ
Рассмотрим понятие "энтальпия" с точки зрения полученных результатов исследования. Теперь под величиной энтальпии мы понимаем величину собственного температурного параметра. Если рассматривать возможные энергии газа в новых трактовках, то должны привести следующие определяющие формулы.
Полная энергия газа равна: (212).
Эта энергия состоит из среднеквадратичной энергии:
(213).
Из которой только: (214)
является энергией давления, или средневероятной энергией, а разность (213) и (214): (215)
возможно, в быстрых процессах, не совершит работу, как и энергия первого (верхнего) энергетического слоя: (216).
Определения (212 - 216) получены на основании анализа векторной модели "Туркан".
Собирая (112 - 116) получаем полную энергию газа или энтальпию, в виде: (217),
где: - полное теплосодержание системы; - энергия второго (верхнего) энергетического слоя; - энергия давления препятствующая совершению работы над газом или совершающая работу над внешней средой. Также имеем энергию: - относящуюся к первому энергетическому слою и эта энергия не сопротивляется механическим воздействиям на газ.
Первое начало термодинамики Клаузиуса в интегральном виде представляется записью: (218),
где: - энтальпия или полное теплосодержание системы, - внутренняя энергия системы, - произведение представлялось внешней работой газа.
В нашем случае у нас нет оснований для введения внешней работы в полную энергию или энтальпию газа. Поэтому запись определения энтальпии (218) неверна и должна заменяться записью (217) в виде:
;
состоящей из: и ;
последняя состоит из: и ; последняя в свою очередь содержит: ,
и в словесном определении это звучит следующим образом:
"Теплосодержание системы складывается из механической энергии , часть, из которой = сопротивляется или совершает работу, и энергии первого (верхнего) энергетического слоя ". Читатель должен почувствовать отличие представленной формулировки от неправильного использования формулировки Клаузиуса в определении энтальпии.
Отсюда делаем следующие выводы:
1. Нельзя увеличить механическую энергию системы без передачи энергии в первый (верхний) энергетический слой.
2. Подводя внешнюю тепловую энергию к системе, если система не расширяется, она переходит как на механический уровень движения, так и в первый энергетический слой.
3. Если система расширяется. При передаче импульса тепловой энергии системе, система совершает внешнюю работу и увеличивает свою энергию в целом. Импульс был передан всей системе величиной , внешнюю работу совершал только второй нижний слой, охлаждаясь и нагреваясь. Тепла дали много, а работы совершили мало. В этом случае КПД не может достигать 100%. Источник - тепло, работа - эффект от переданного тепла. КПД это отношение эффекта к источнику, или результата к действию.
Цикл не замкнут.
4. При быстром сжатии системы внешней механической энергией, сопротивление сжатию оказывает только механическая энергия газа - вероятная энергия. Большая часть тепловой энергии не оказывают сопротивление внешней работе. В уменьшенном объёме оказалась лишняя тепловая энергия не связанная с совершенной работой над газом. В этом случае КПД системы превышает 100%. Работы совершили мало, а тепла получили (выделили) много.
Цикл не замкнут.
5. В замкнутом цикле, на основании пунктов 3 и 4 получаем КПД равное 100%.
Под энтальпией мы сейчас понимаем табличную величину энтальпии, которая определяется в виде . Из заключения к первой части мы помним, что это может быть не вся энергия находящаяся в объёме газа.
3.10. ЭНТРОПИЯ
В истории физики об энтропии написано нижеследующее [7].
В 1854 - 1865 гг. Клаузиус ввёл новую величину - энтропия. Математически строго определена, но физически мало наглядна. Клаузиус показал, что абсолютное значение энтропии остаётся неопределённым, определены лишь её изменения в термически изолированных необратимых системах.
По определению Клаузиуса (1865 г) величина: (219),
называется энтропией.
Здесь интеграл вычисляется для любого квазистатического процесса, переводящего систему из некоторого начального состояния в рассматриваемое состояние. Величина представляет собой её полный дифференциал. Однако интересует не сама энтропия, а изменение энтропии.
Далее рассмотрим логику. Из каких соображений появилось понятие энтропия и что оно означает.
Написание второго закона Клаузиус начал с понимания того, что тепло стремиться самопроизвольно (самостоятельно) переходить от более нагретых тел к менее нагретым телам.
Иначе, с точки зрения материальности тепла, большие плотности, или концентрации, материальных объектов рассеиваются в окружающем пространстве до степени выравнивания плотностей. При этом энергия окружающего пространства возрастает. Отсюда вывод.
Самопроизвольное протекание процесса в обратном направлении невозможно. Невозможно без совершения внешней работы. В таком случае, для совершения работы, в какой-то внешней системе, энергия должна уменьшится. Имеем эффект компенсации. Например, путём сжигания топлива и перевода выделенного тепла в механическую работу, через ряд промежуточных устройств, мы можем повернуть процесс, уже рассеянной тепловой энергии, вспять, т.е. собрать её.
В проводимом исследовании вопрос об утилизации тепла не стоял. На вопрос, каким образом утилизировать тепловую энергию и мы ответить не сможем на данном уровне развития знаний. Сейчас проблема другая. Можем ли мы собрать тепло, рассеянное в пространстве? Оказывается, используя традиционные методы совершения работы над газом, интересующий нас обратный процесс не всегда осуществим. Следовательно, не всякая механическая работа, совершаемая над газом, осуществляет обратный процесс сбора рассеянной тепловой энергии. Рассмотрим примеры.
1. Будем вращать лопатки, совершая работу над водой, в калориметре. См. рис.1. Повышение температуры воды возникает только за счёт совершения механической работы , и оно не связано со сбором тепла из окружающего пространства, т.к. предполагается увеличение температуры по отношению к температуре окружающей среды. В процессе генерируется новое тепло за счёт совершения работы трением. При материальности тепловой энергии, последняя фраза не отвечает на вопрос, откуда появилось тепло. Поэтому следует принять следующую формулировку. Всегда работа трением обуславливает инверсию тепла из окружающей среды или из физического вакуума. В нашем случае из физического вакуума.
2. Проведём быстрое расширение газа в медном цилиндре за счёт совершения внешней работы по расширению газа. Примем изначальное равенство температур рабочего тела - газа и окружающей среды. Работа по расширению газа, это работа по преодолению сил сопротивления внешней среды. Внешняя среда получает импульс "+р", газ под поршнем получает импульс " -p".
В эффекте Джоуля - Томсона [18], газы при расширении тоже получают импульс "-р", но часть из них охлаждаются, а часть нагревается.
В этом нет никакой аномалии, оказывается, во всех случаях газы увеличивают свою энергию , но этот процесс связан с подготовленными условиями инверсии тепла из физического вакуума. Мы будем рассматривать процесс инверсии тепла в другой раз.
Продолжим.
Газ под поршнем получил импульс энергии " -p".
Если не созданы условия инверсии тепла, происходит перестроение энергетической структуры движущихся молекул. См. главу 3.7.
Известно, что при расширении газа его абсолютная температура уменьшается. В итоге абсолютная температура в пространстве рабочего тела будет ниже температуры окружающей среды.
Рис. 17. Способ перевода механической энергии в тепловую энергию
В завершении процесса, газ под поршнем начнёт нагреваться, отбирая тепло из внешней среды. Внешняя работа изменила направление процесса рассеивания тепла. Имеем эффект холодильника собирающего тепло из окружающего пространства.
3. Продолжим второй пример. Произведём быстрое сжатие газа под поршнем. После завершения процесса сжатия выделится избыточное тепло, которое превосходит работу по сжатию газа. Это связано с тем, что работа по сжатию определяется не всей энергией газа, а только величиной , что может составлять порядка 30% от всей энергии. Соотношение 100 и 30 процентов даёт КПД по теплу более единицы. Получили сверхединичную тепловую машину.
4. Далее, традиционно, необходимо рассмотреть работу тепловой машины. На рис. 18 представлена исследуемая конструкция.
На рисунке 18 представлен изолированный цилиндр с поршнем находящемся в двух положениях 1 и 2, нагревателя "Н" и холодильника "Х", а также груза, весом "Р", поднимаемого машиной через рычаг.
Рассмотрим работу тепловой машины.
<< Пред. стр. 6 (из 7) След. >>
Список литературы по разделу