Словарь (стр. 13 )

ТЕРМОАНЕМОМЕТР, прибор для из­мерения скорости потока жидкости или газа от 0,1 м/с и выше, принцип действия к-рого основан на зависимо­сти между скоростью потока v и теп­лоотдачей проволочки, помещённой в поток и нагретой электрич. током. Осн. часть Т.— мост измерительный (рис.), в одно пле­чо к-рого включён чувствит. элемент в виде нити из нике­ля, вольфрама или из платины длиной 3—12 мм и диам. 0,005—0,15 мм, ук­реплённой на тон­ких электропровод­ных стержнях. Кол-во теплоты, пере­даваемой нагретой проволочкой пото­ку жидкости (газа), зависит от физ. характеристик движущейся среды, гео­метрии и ориентации проволочки. С увеличением темп-ры проволочки чув­ствительность Т. увеличивается. Благодаря малой инерционности, вы­сокой чувствительности, точности и компактности Т. широко применяется при изучении неустановившихся дви­жений и течений в пограничном слое вблизи стенки, для определения направления скорости потока (двух - и трёхниточные Т.) и гл. обр. турбулен­тности возд. потоков. Т. пользуются для зондирования потоков как при обычных давлениях, так и при боль­ших разрежениях.

•  Горлиц  С.  М.,    И.,  Аэромеханические  измерения,  М., 1964;  Попов  С.  Г.,  Измерение  воздуш­ных  потоков,  М.—Л.,  1947.

ТЕРМОГАЛЬВАНОМАГНИТНЫЕ ЯВЛЕНИЯ,  явления,  связанные  с влиянием  магн.  поля  на  электро - и теплопроводность  тв.  проводников. К  Т.  я.  относятся  Нернста — Эттингсхаузена  эффект  и  Эттингсхаузена эффект. Так же, как и гальва­номагнитные  явления,  Т. я. обуслов­лены  тем,  что  магнитное  поле, ис­кривляя траектории носителей заряда (см. Лоренца сила), отклоняет текущий по проводнику и связанный с перено­сом частиц поток теплоты от направ­ления, заданного градиентом темп-ры ∆Т. В результате появляются состав­ляющие электрич. тока и потока теп­лоты в направлении, перпендикуляр­ном  полю  Н, а  составляющие  вдоль ∆Т изменяются с изменением Н.

Т. я. можно классифицировать, рас­сматривая взаимное расположение векторов: плотности теплового потока и вектора n, параллельного направле­нию, в к-ром измеряется явление. Т. я. в направлении, перпендикуляр­ном или параллельном температурно­му градиенту, наз. соответственно по­перечными и продольными.

•  Б л а т т  Ф.  Дж.,  Теория  подвиж­ности  электронов  в  твердых  телах,  пер. с  англ.,  М.—Л.,  1963;  Цидильковский  И.  М.,  Термомагнитные  явления в полупроводниках, М.,  1960.

ТЕРМОДИНАМИКА, наука о наиб. общих св-вах макроскопич. физ. си­стем, находящихся в состоянии термо­динамич. равновесия, и о процессах перехода между этими состояниями. Т. строится на основе фундам. прин­ципов (начал), к-рые явл. обобще­нием многочисл. наблюдений и вы­полняются независимо от конкретной природы образующих систему тел. Поэтому закономерности и соотноше­ния между физ. величинами, к к-рым приводит Т., имеют универс. хар-р. Обоснование законов Т., их связь с законами движения отд. ч-ц, из к-рых построены тела, даётся статистиче­ской физикой. Последняя позволяет выяснить и границы применимости Т. Равновесные и неравновесные сос­тояния. Равновесным явл. такое сос­тояние изолированной системы, в к-рое она переходит по истечения до­статочно большого промежутка вре­мени. Это время, называемое временем релаксации, зависит от природы тел, вз-ствия их ч-ц, а также от хар-ра исходного неравновесного состояния. Если система находится в состоянии равновесия, то в равновесии находятся и отдельные её макроскопич. части. При неизменных внеш. условиях та­кое состояние не меняется со време­нем. Однако неизменность во времени не явл. достаточным признаком рав­новесности состояния. Напр., поме­щённый в термостат участок электрич. цепи, по к-рому течёт ток, может на-

750

ходиться в неизменном (стационарном) состоянии практически неогранич. время, но это состояние неравновесно: протекание тока сопровождается не­обратимым превращением энергии электрич. тока в теплоту, отводимую в термостат, в системе имеется градиент темп-ры (см. Открытые системы).

Равновесное состояние полностью характеризуется небольшим числом физ. параметров состояния. Прежде всего это температура, равенство значений к-рой для всех частей систе­мы явл. необходимым условием тер­модинамич. равновесия. (Существо­вание темп-ры — параметра, единого для всех частей системы, находящейся в равновесии, иногда наз. нулевым началом Т.) Состояние однород­ных тел полностью фиксируется зада­нием любых двух из трёх величин: темп-ры Т, объёма V и давления р. Связь между р, V и Т характерна для каж­дого данного тв. тела, жидкости или газа и наз. уравнением состояния. В более сложных случаях для полной хар-ки равновесного состояния тре­буются и др. параметры (напр., кон­центрация компонентов смеси газов, напряжённость электрич. поля, магн. индукция).

Обратимые (квазистатические) и необратимые процессы. В процессе перехода из одного равновесного состояния в другое, к-рый может про­исходить под влиянием различных внеш. воздействий, система проходит через непрерывный ряд состояний, не являющихся, вообще говоря, равно­весными. Для реализации процесса, приближающегося к последователь­ности равновесных состояний, необ­ходимо, чтобы он протекал достаточно медленно (был бы к в а з и с т а т и ч е с к и м). Но сама по себе медлен­ность процесса ещё не явл. достаточ­ным признаком его равновесности. Так, процесс разрядки конденсатора через большое сопротивление или дросселирование газа (см. Джоуля — Томсона эффект) могут быть сколь угодно медленными и при этом суще­ственно неравновесными процессами. Равновесный процесс, представляя собой непрерывную цепь равновесных состояний, явл. о б р а т и м ы м — его можно совершить в обратном направлении и при этом в окружающей среде не останется никаких изменений. Т. даёт полное количеств. описание об­ратимых процессов, а для необратимых процессов устанавливает лишь определ. неравенства и указывает направление их протекания.

Первое начало термодинамики. Су­ществуют два принципиально разли­чающихся способа изменения состоя­ния системы: первый связан с работой системы по перемещению окружающих тел (или работой этих тел над систе­мой), второй — с сообщением системе теплоты (или с отводом её) при неиз­менном расположении окружающих тел. В общем случае переход системы из одного состояния в другое связан

с сообщением системе нек-рого кол-ва теплоты ΔQ и совершением системой работы ΔA над внеш. телами. Как показывает опыт, при заданных нач. и кон. состояниях ΔQ и ΔA существен­но зависят от пути перехода. Другими словами, эти величины явл. хар-ками не отдельного состояния системы, а совершаемого ею процесса. Первое начало термодинамики утверждает, что если система совершает термодина­мич. цикл (т. е. возвращается в ко­нечном счёте в исходное состояние), то полное кол-во теплоты, сообщён­ное системе на протяжении цикла, рав­но совершённой ею работе.

1-е начало Т. есть закон сохранения энергии для систем, в к-рых сущест­венную роль играют тепловые процес­сы. Энергетич. эквивалентность теп­лоты и работы, т. е. возможность из­мерения и сравнения их количеств в одних и тех же единицах, была дока­зана К). Р. Майером (1842) и особенно опытами Дж. Джоуля (1843). 1-е на­чало Т. было сформулировано Майе­ром, а затем более строго Г. Гельмгольцем (1847). Приведённая выше форму­лировка 1-го начала равнозначна, очевидно, утверждению о невозмож­ности вечного двигателя первого рода. Из 1-го начала следует, что в случае незамкнутого процесса (когда система не возвращается в исходное состояние) разность ΔQ-ΔA=ΔU не равна, вообще говоря, нулю и не зависит от пути перехода между данными состоя­ниями. Действительно, произвольный процесс в обратном направлении об­разует с каждым из прямых процессов замкнутый цикл, для к-рого указан­ная разность обращается в нуль. Т. о., ΔU представляет собой прира­щение величины U, имеющей в каж­дом состоянии вполне определ. зна­чение. Эта величина (U) наз. внутрен­ней энергией (или просто энергией) системы. Из 1-го начала Т. вытекает, что существует характеристическая функция состояния системы  её

энергия. Если речь идёт об однород­ном теле, к-рое способно совершать работу только при изменении объёма, то δA = pdV и бесконечно малое при­ращение (дифференциал) U равно:

dU=δQ-pdV,

где δQ — бесконечно малое прираще­ние теплоты, не являющееся, однако, дифференциалом к.-л. ф-ции. При фиксир. объёме (dV=0) вся сообщае­мая телу теплота идёт на приращение внутр. энергии, и поэтому, в частнос­ти, теплоёмкость су тела при пост. объёме равна:

cV=(дU/дT)V.

Второе начало термодинамики. Зап­рещая вечный двигатель первого рода, 1-е начало Т. не исключает возможности создания такой машины непрерывного действия, к-рая была бы способна превращать в полезную ра­боту практически всю подводимую к ней теплоту (т. н. вечный двигатель

второго рода). Однако весь опыт по конструированию тепловых машин, имевшийся в нач. 19 в., указывал на то, что кпд этих машин (отношение полученной работы к затраченной теп­лоте) всегда существенно меньше единицы: часть теплоты неизбежно рассеивается в окружающую среду. Франц. учёный С. Карно первым по­казал (1824), что это обстоятельство имеет принципиальный хар-р, т. е. любая тепловая машина должна содержать помимо нагревателя (источ­ника теплоты) и рабочего тела, совер­шающего термодинамич. цикл (напр., пара), также и холодильник, имеющий темп-ру, обязательно более низкую, чем темп-ра нагревателя (см. Карно цикл). 2-е начало термодинамики представляет собой обобщение вывода Карно на произвольные термодина­мич. процессы, протекающие в приро­де. Р. Клаузиус (1850) дал 2-му нача­лу следующую формулировку: невоз­можен процесс, при к-ром теплота пе­реходила бы самопроизвольно от тел более холодных к телам более нагре­тым. Независимо от Клаузиуса в не­сколько иной форме этот принцип вы­сказал У. Томсон (Кельвин) в 1851: невозможно построить периодически действующую машину, вся деятель­ность к-рой сводилась бы к соверше­нию механич. работы и соответствую­щему охлаждению теплового резервуа­ра. Несмотря на качеств. хар-р этого утверждения, оно приводит к далеко идущим количеств. следствиям. Преж­де всего оно позволяет определить макс. кпд тепловой машины. Если ма­шина работает на основе цикла Карно, то на протяжении изотермич. контакта с нагревателем (T=T1) рабочее тело получает кол-во теплоты ΔQ1, а на др. изотермич. участке цикла, находясь в контакте с холодильником (Т=Т2), отдаёт ему кол-во теплоты ΔQ2.Отношение ΔQ2/ΔQ1 должно быть одним и тем же у всех машин с обратимым циклом Карно, у к-рых соотв. одина­ковы T1 и Т2, и не может зависеть от природы рабочего тела. Если бы это было не так, то машину с большей ве­личиной отношения ΔQ2/ΔQ1 можно было бы заставить работать в обратном направлении (поскольку циклы обра­тимы), приводя её в действие с помо­щью машины с меньшей величиной отношения. В такой комбинир. машине теплота от холодильника передавалась бы нагревателю без совершения ра­боты. Согласно 2-му началу Т., это невозможно, и поэтому отношение ΔQ2/ΔQ1 у обеих машин должно быть одинаковым. В частности, оно должно быть тем же, что и в случае, когда рабочим телом явл. идеальный газ. Здесь это отношение легко может быть найдено, и, т. о., оказывается, что для всех обратимых циклов Карно