ПОИСК Статьи Чертежи Таблицы Аналитическое выражение второго начала термодинамики из "Техническая термодинамика " Наряду с термодинамическими шараметрами р, Т, V, U, I энтропия S характеризует состояние системы и может приниматься в качестве одного из параметров его. [c.78] Здесь dS —полный дифференциал энтропии системы dQ — количество тепла, полученное системой от источника тепла при бесконечно малом процессе Т — абсолютная температура источника тепла (равная при обратимом процессе абсолютной температуре системы). [c.78] Способов непосредственного измерения энтропии не существует. Энтропия тела в каком-либо состоянии по отношении к некоторому стандартному состоянию вычисляется путем суммирования приведенных теплот, сообщенных телу при обратимом (т. е. квазистатическом) переходе его из стандартного в данное состояние. [c.79] Если рассматриваемое состояние тела является равновесным, то указанное вычисление не требует пояснений. Несколько сложнее обстоит дело в случае неравновесных состояний. Здесь исходят из следующих соображений. [c.79] Пусть имеется какое-либо неравновесное состояние тела. Очевидно, что путем применения некоторого внешнего силового поля можно осуществить такое равновесное состояние данного тела, которое ничем не будет отличаться от рассматриваемого неравновесного. Так, например, состояние находящегося в сосуде газа с неравномерным распределением плотности, которое при отсутствии внешнего поля является неравновесным, при действии соответствующего гравитационного поля будет состоянием равновесия. [c.79] Следовательно, состояние, которое з данных условиях является неравновесным, в других условиях при наличии силовых полей может оказаться равновесным. Поэтому, вводя силовые поля различной конфигурации,. можно в принципе осуществить квазистатический переход тела из исходного состояния в данное неравновесное и по сумме приведенных теплот вычислить энтропию тела в неравновесном состоянии, которая, так же как и в случае равновесного состояния, будет иметь вполне определенное и притом единственное значение. [c.79] Численное значение постоянной So на основе только первого и второго начал термодинамики определено быть не может. [c.79] Следует отметить, что во многих практически важных случаях, например при термодинамическом анализе циклов тепловых двигателей, интерес представляет изменение энтропии, а не абсолютная величина ее, благодаря чему численное значение постоянной 5о оказывается несущественным. Поэтому часто значение So выбирают произвольным образом, исходя из соображений практического удобства. В частности, значение энтропии жидкой воды, имеющей температуру тройной точки под давлением насыщенных паров ее принимают обычно равным нулю для газов в идеальном состоянии отсчет энтропии производят от 0 С или от 0°К. Наоборот, для расчета процессов, сопровождающихся изменением массы исходных веществ и образованием из них новых, характеризующихся вообще другим абсолютным значением энтропии (например, в случае химических реакций), необходимо знать точную величину So. [c.79] Подробно о тройной точке см. 4-4. [c.79] Возрастание энтропии изолированной системы при изменении состояния означает, что происходящие в системе процессы являются необратимыми. В самом деле, поскольку энтропия изолированной системы возрастает, при обратном процессе энтропия должна была бы уменьшаться, что невозможно. Поэтому процесс, сопровождающийся возрастанием энтропии, не может быть обращен, т. е. всегда является необратимым. При обратимых процессах значение энтропии изолированной системы не должно меняться, так как только в этом случае процесс может идти в обе стороны, т. е. и в прямом, и в обратном направлениях. [c.80] Закономерность изменения энтропии изолированной системы выражает, таким образом, необратимость и односторонность макроскопических процессов, происходящих в реальных термодинамических системах. Следовательно, э нт р о п и я я в л я ет ся критерием направления п р о и с X о д я щ и X В И 3 О Л И р О В 3 н н О й С И С т е м е реальных процессов, а ее приращение — мерой необратим о-мости адиабатических процессов. [c.80] Так как при равновесии давление р и температура Т в системе повсюду одни и те же, а it/ и V — аддитивные величины, то и 5 должна быть аддитивной величиной. [c.80] Свойство аддитивности энтропии сохраняет силу и для того случая, когда система не является термически однородной, т. е. когда температуры в разных частях системы различны. [c.80] При этом и S есть функции двух независимых параметров, например р и Т или Т и V. [c.80] Равенства (3-17) и (3-18) содержат только термичеокие параметры, функции состояния и их дифференциалы. Каждое из этих равенств называется термодинамическим тождеством. [c.81] Найдем теперь общее выражение энтропии 5 для системы, состояние которой определяется двумя независимыми параметрами (например, для однородного тела). [c.81] Таким образом, уравнения (3-23) и (3-21) определяют внутреннюк энергию и энтальпию тела с точностью до функций температуры Y(Т) и Z T) для определения последних нужно знать зависимость калорических величин рассматриваемого тела от температуры. [c.82] Дифференциалы dV и dp независимы. Поэтому выражение, стоящее в левой части, будет равно нулю в том случае, если каждый из множителей перед dV и dp равняется тождественно нулю, т. е. [c.83] Из уравнений (3-29) следует, что для вычисления разности теплоемкостей Ср—Су достаточно располагать лишь уравнением состояния знать калорическое уравнение не обязательно. [c.83] Вернуться к основной статье