Адиабатический процесс (так же, как и другие изопроцессы) является процессом квазистатическим. Все промежуточные состояния газа в этом процессе близки к состояниям термодинамического равновесия. Любая точка на адиабате описывает равновесное состояние.

Не всякий процесс, проведенный в адиабатической оболочке, т. е. без теплообмена с окружающими телами, удовлетворяет этому условию. Примером неквазистатического процесса, в котором промежуточные состояния неравновесны, может служить расширение газа в пустоту. На рис. 1 (а) изображена жесткая адиабатическая оболочка, разделённая на две части перегородкой. В первоначальном состоянии газ заполняет одну часть, а в другой – вакуум. После устранения перегородки (рис.1 б) газ расширяется, заполняет всю оболочку, и устанавливается новое равновесное состояние. В этом процессе Q = 0, т.к. нет теплообмена с окружающими телами, и A = 0, т.к. оболочка недеформируема. Из первого закона термодинамики следует: ∆U = 0, т. е. внутренняя энергия газа осталась неизменной. Так как внутренняя энергия идеального газа зависит только от температуры, температура газа в начальном и конечном состояниях одинакова – точки на плоскости (p, V), изображающие эти состояния, лежат на одной изотерме. Все промежуточные состояния газа неравновесны и их нельзя изобразить на диаграмме.

 

Рисунок 1 иллюстрирует необратимый процесс расширения газа «в пустоту» в отсутствие теплообмена. Только начальное и конечное состояния газа в этом процессе являются равновесными, и их можно изобразить на диаграмме (p, V). Точки (a) и (b), соответствующие этим состояниям, лежат на одной изотерме. Для вычисления изменения ΔS энтропии можно рассмотреть обратимый изотермический переход из (a) в (b). Поскольку при изотермическом расширении газ получает некоторое количество теплоты от окружающих тел Q > 0, можно сделать вывод, что при необратимом расширении газа энтропия возросла: ΔS > 0.

 

Мы теперь свяжем «механическую» скорость газа с его термодинамическими параметрами — давлением, температурой и плотностью. Механическая скорость здесь понимается как общая или макроскопическая скорость, в отличие от случайного теплового движения молекул. Мы применим уравнение Бернулли в форме, пригодной для сжимаемой жидкости. Рассмотрим струю газа при стационарном течении и вычислим ускорение элемента газа, заключённого между двумя близкими поперечными сечениями, каждое площадью А. Мы получим уравнение Бернулли

— dp = pvdv.  (1)

Отрицательный знак показывает, что скорость растёт с уменьшением давления. Так как мы рассматриваем единицу массы, то р = 1/V , где V — удельный объём.

Взяв второй закон Ньютона, и комбинируя его с первым законом термодинамики, записанном через энтальпию, мы получаем:

   (2)

В то время как Η есть энтальпия единицы массы, второй член представляет кинетическую энергию единицы массы. Таким образом термодинамические величины связаны со скоростью движения газа, как  целого, фундаментальным и практически важным соотношением. Если мы, далее, предположим, что поток совершает адиабатический процесс, например расширение в пустоту, то dQ=0 и интеграция (2) даёт:

        (3)

Согласно уравнению (3) в стационарном адиабатическом процессе сумма энтальпии и кинетической энергии единицы массы постоянны. Практически это меет место в большинстве случаев.

Далее, отношение, например, температур в двух точках адиабатного цикла может быть выражено простым степенным выражением от отношения значений любой другой переменной в этих точках. Эти соотношения особенно полезны, когда требуется вычислить параметр в любой точке ракетного сопла в зависимости от его значения в камере сгорания, где оно легче можетбыть измерено. Например,

        (4)

где индекс с означает, что величина относится к камере сгорания, а γ – показатель адиабаты. Из определяющего ср выражения и из постоянства ср в идеальном газе находим путём интегрирования:

Н = с_рТ+Н_о        (5)

где Н_о — константа интегрирования. Подставляя (5) и (4) в (3) и используя выражение констант, получим

      (6)

Где ρ_с  - плотность внутри камеры, а р – внешнее давление, равное – 0 в вакууме.