Термодинамики общее начало

Основанием для принятия общего начала термодинамики является то, что, как показывают опыт и статистическая физика, относительные спонтанные отклонения макроскопической системы от равновесия при других равных условиях тем меньше, чем больше частиц в системе. Так как термодинамические системы состоят из громадного числа частиц N (iV—lO ), то флуктуациями в большинстве случаев можно пренебречь, что и делается в термодинамике. [c.16]

Известно основное значение, которым обладает не только в этом отделе науки, но и среди наших общих знаний о вселенной, второе начало термодинамики или начало К а р н о-К л а у з и у с а. Во всяком случае можно сказать, что оно царствует более чем над половиной физики. Исходя из этого начала, перед нами открывается путь исследования, путь верный, проложенный знаменитыми трудами Клаузиуса, лорда Кельвина, Дюгема. Здесь нет никакого вопроса ни об атомах, ни о молекулах, ни об ионах, ни об электронах. Говорится только о непосредственно измеряемых величинах о давлениях, температурах, объемах, количествах теплоты, электродвижущих силах и т.д. Эта термодинамика образует ныне замечательную научную систему, детали которой ни по красоте, ни по блестящей законченности не уступают всей системе в целом она заслуживаем имя термодинамики классической. [c.17]

В равновесной термодинамике постулируется, что изолированная макроскопическая система с течением времени приходит в состояние термодинамического равновесия и никогда самопроизвольно выйти из него не может. Это общее начало термодинамики. [c.10]

Учебник Планка содержал 310 страниц текста, снабженного 5 рисунками, и имел следующее построение ч. 1—основные факты и определения (температура молекулярный вес, количество тепла — 46 страниц) ч. 2—первое начало термодинамики (общая формулировка, однородные системы, неоднородные системы — 40 страниц) [c.243]

Реальность такого процесса возврата изолированной системы в исходное состояние принимается как опытный факт. Это утверждает общее начало термодинамики (см. дальше). [c.255]

Включение теплового эквивалента работы (Л) сообщает всем математическим выражениям первого начала термодинамики общий характер закона сохранения и эквивалентности превращений энергии. [c.34]

Первое начало и второе начало термостатики составляют основу термодинамики рабочего тела (термостатики). Вместе с тем необходимо отметить, что лишь второе начало термостатики, опирающееся на независимый постулат, характеризуется как независимый принцип феноменологической термодинамики. Первое начало термодинамики (внешний баланс) и первое начало термостатики (баланс рабочего тела) имеют общее основание — первый постулат термодинамики, поэтому разделение этих принципов является в известной мере условным. [c.36]

Третий постулат термодинамики, являющийся основанием второго начала термодинамики, устанавливает лишь факт существования одного какого-либо необратимого явления (трение, электронагрев, диффузия и т. п.), а второе начало термодинамики формулируется уже как общий принцип необратимости внутреннего теплообмена (105) или как принцип возрастания энтропии любых изолированных систем (106). Это значит, что содержание постулата (частное утверждение, как констатация результатов систематических наблюдений отдельных явлений) и математическое выражение второго начала термодинамики (общий принцип, характеризующий направление течения всех явлений в природе) не эквивалентны, а общепринятое отождествление формулировок второго начала термодинамики и его постулата должно быть признано ошибочным. [c.72]

В проблемах теплового излучения особо важное значение имеет понятие так называемого равновесного излучения. Для установления этого понятия рассмотрим полость с неподвижными и непрозрачными стенками, температура которых поддерживается постоянной. Атомы и молекулы стенок переходят в возбужденные состояния за счет энергии теплового движения и при обратных переходах в невозбужденные состояния дают излучение, заполняющее полость. Падая на стенки полости, лучистая энергия частично отражается, частично поглощается. Происходит изменение направления распространения, спектрального состава, поляризации, интенсивности излучения. В результате всех этих процессов, как это следует из общего начала термодинамики, в полости в конце концов устанавливается макроскопически вполне определенное состояние излучения, при котором за каждый промежуток времени количество излученной лучистой энергии определенного цвета, направления распространения и поляризации в среднем равно количеству поглощенной энергии того же цвета, направления распространения и поляризации. Как и всякое равновесное состояние, оно характеризуется тем, что каждому микропроцессу, происходящему в системе, с той же вероятностью соответствует микропроцесс, идущий в обратном направлении (принцип детального равновесия). Благодаря этому состояние излучения в полости и остается макроскопически неизменным во времени. Переход в равновесное состояние, как и всякий статистический процесс, управляется вероятностными законами. В полости устанавливается хаотическое состояние излучения, которому соответствует наибольшая вероятность. Оно и называется равновесным излучением. [c.675]

В общем случае для любого неравновесного процесса эту теорему о максимальной работе при равновесных процессах можно доказать лишь на основании второго начала термодинамики. [c.29]

Общее число термических и калорического уравнений состояния системы равно числу ее степеней свободы, т. е. числу независимых параметров, характеризующих состояние системы. Как показывает второе начало термодинамики, калорическое и каждое из термических уравнений состояния не являются независимыми. Они связаны дифференциальным уравнением в частных производных (см. 15). [c.30]

Термодинамика—дедуктивная наука. Ее основные успехи могут быть охарактеризованы тем, что она позволяет получить множество различных соотношений между величинами, определяющими состояние тел, опираясь на весьма общие эмпирические законы—начала термодинамики. [c.36]

По первому началу, изменение внутренней энергии dU при элементарном процессе перехода системы из одного состояния в бесконечно близкое есть полный дифференциал и, следовательно, конечное ее изменение U2 — Ui будет одним и тем же независимо от пути перехода системы из состояния 1 в 2 (рис. 2) — по пути, условно обозначенному а или Ь, но Q и W будут при этом разные. Это означает, что W и Q в отличие от U не являются функциями состояния системы, а характеризуют процесс, испытываемый системой, т. е. являются функциями от линии, или функционалами. То, что выражение для элементарной работы bW не является полным дифференциалом, устанавливается в общем случае на основе второго исходного положения термодинамики (см. задачу 1.2), а то, что дифференциальное выражение для 5g не есть полный дифференциал, непосредственно следует из уравнения первого начала (2.2). [c.37]

ОБЩАЯ ХАРАКТЕРИСТИКА И ИСХОДНАЯ ФОРМУЛИРОВКА ВТОРОГО НАЧАЛА ТЕРМОДИНАМИКИ [c.49]

В гл. 3 мы отмечали, что второе начало термодинамики устанавливает, во-первых, общую закономерность превращения теплоты в работу и, во-вторых, выражает специфические закономерности как обычных, так и необычных систем. Общая закономерность превращения теплоты в работу в обоих случаях систем состоит в том, что при таком превращении в замкнутом круговом процессе часть теплоты непременно отдается рабочим телом другим телам. Этот (первый) элемент компенсации, который в случае обычных систем совпадает со вторым элементом компенсации (изменением термодинамического состояния других тел), приводит к существованию энтропии у равновесной системы (см. 13). Отсюда следует, что второе начало, сформулированное Каратеодори, не изменяется вблизи каждого состояния любой термически однородной системы существуют такие состояния, которые недостижимы из него адиабатным путем. Это означает, что у всякой равновесной системы в состоянии с отрицательной абсолютной температурой (как и в случае обычных систем) существует энтропия как функция ее состояния [c.142]

Больцман сформулировал основное уравнение теории газов, носящее ныне название кинетического уравнения Больцмана. Он нашел ряд частных решений этого уравнения и доказал, что в стационарном случае единственным решением газокинетического уравнения является распределение Максвелла. Одновременно Больцман установил статистическую природу второго начала термодинамики и на этой основе в противовес возникшей тогда концепции тепловой смерти Вселенной выдвинул флуктуационную гипотезу, сыгравшую прогрессивную роль в общей борьбе за материалистическое мировоззрение. В настоящее время ясна ложность самой постановки вопроса о тепловой смерти Вселенной. [c.182]

Согласно уравнению (2.3) изменение энергии термодинамической системы равно разности между полученным системой количеством теплоты Q и совершенной ею работой Е. Уравнение (2.3) представляет собой общее аналитическое выражение первого начала термодинамики. [c.27]

Первое начало термодинамики представляет собой частный случай общего закона сохранения энергии. Причина, по которой в термодинамике предпочитают употреблять выражение первое начало термодинамики , а не закон сохранения энергии , заключается в том, что следствием сохранения [c.27]

Эти равенства справедливы как для обратимых, так и для необратимых процессов и представляют собой общее аналитические выражение первого начала термодинамики для бесконечно малого процесса. [c.36]

Второе начало термодинамики раскрывает, далее, термодинамическую сущность понятия температуры и дает, как мы увидим ниже, самый общий и универсальный способ определения и сравнения температур различных тел. [c.44]

Физическое содержание второго начала термодинамики, равно как и границы действия его, становится понятным из рассмотрения общих закономерностей теплового движения. Приложимость второго начала ограничена системами определенных, напри.мер земных, размеров на всю Вселенную этот закон не распространяется. [c.44]

С другой стороны, общая полезная внешняя работа должна на основании первого начала термодинамики равняться Ql + Q2, т. е. = Q2. [c.50]

История открытия второго начала термодинамики представляет собой, возможно, одну из самых впечатляющих, полную драматизма, глав общей истории науки, последние страницы которой еще далеко не дописаны. Потребовались усилия гениев многих наций, чтобы приоткрыть завесу над сокровенной тайной природы, которую представляло собой второе начало термодинамики. Имена знаменитого французского ученого и инженера Карно, выдающегося немецкого ученого Клаузиуса, великих ученых англичан Томсона (лорда Кельвина) и Максвелла, австрийца Больцмана и немца Планка, замечательного русского ученого Шиллера и других неразрывно связаны с открытием и развитием этого фундаментального закона. [c.153]

По существу этот вывод представлял собой исторически первую формулировку второго начала термодинамики. Таким образом, исследование Карно знаменовало собой рождение новой физической теории—теории теплоты, или термодинамики. Но работа Карно содержала нечто большее, чем просто описание нового физического принципа. Она включала также конкретные результаты, полученные на основе этого общего принципа, в частности блестящее доказательство независимости к. п. д. обратимой машины от природы рабочего тела, известное теперь под именем теоремы Карно. Другим важным выводом из исследования Карно явилось доказательство того факта, что к. п. д. обратимого теплового двигателя является верхним пределом эффективности действия двигателя вообще. [c.153]

Открытие третьего начала термодинамики связано с именами Нернста (1906 г.) и Планка, который придал первоначальной формулировке тепловой теоремы Нернста наиболее общую современную форму. Сам Нернст рассматривал тепловую теорему как новый закон природы, т. е. как одно из начал термодинамики. [c.155]

Отрицательные абсолютные температуры. Отметим, прежде всего, что общие законы термодинамики (в том числе второе и третье начала) не содержат жестких ограничений в отношении знака абсолютной температуры. Это видно хотя бы из того, что знак производной [c.639]

В настоящее время представляется возможным сделать некоторые общие выводы о состоя-них с отрицательной абсолютной температурой. Состояния с отрицательной абсолютной температурой являются, как уже подчеркивалось, неравновесными состояниями вещества. Для них, как и вообще для всех состояний, полностью сохраняет свое значение первое начало термодинамики. Что касается второго начала термодинамики, то безусловно остается справедливым аналитическое выражение его в форме 5 = dQ/T , точно так же остается в силе вывод третьего начала термодинамики о равенстве 5 О при Т 0. [c.640]

Первое начало термодинамики является термодинамической формой общего закона сохранения энергии (см. п. 5.10). При движениях газов потенциальная энергия h только в редких случаях имеет практическое значение, а потому в дальнейшем не учитывается. Вместо работы dV введем работу dl = —dV, которую газ совершает против внешних поверхностных сил. Тогда вместо выражения (11.2) можно записать [c.408]

Основанием д.пя принятия общего начала термодинамики является то, что, как показывают опыт и статистическая физика, относительные спонтанные отклонения макроскопической системы от равновесия при других равных условиях тем меньше, чем больше частиц в системе. Так как термодинамические системы состоят из громадного числа частиц N то флукту- [c.18]

Представление о равновесном процессе и все рассуждения, связанные с ним, оказываются возможными лишь на основе общего начала термодинамики о самоненарушаемости равновесного состояния. Действительно, направление равновесного процесса будет вполне определено характером внешних воздействий только в том случае, если исключены спонтанные изменения термодинамического состояния системы. [c.24]

Наиболее тщательно отработанная часть учебника Окатова Общие начала содержит 89 страниц и разбита на 29 параграфов. В первых трех параграфах, представляющих собой как бы введение в курс термодинамики, излагаются следующие темы представление о строении тел и о теплоте как движении выражение величины упругости газа на основании гипотезы о столкновении молекул понятие о температуре . В этих параграфах приводится молекулярнокинетическая, теория вещества и на ее основе устанавливаются некоторые термодинамические понятия, в том числе понятия об абсолютной температуре и абсолютном нуле. В 2 выводится основная формула молекулярно-кинетической теории газа. В 3, посвященном температуре газа, записано живая сила поступательного движения молекул соверщенного газа пропорциональна его абсолютной температуре . [c.43]

Создание специализированного применительно к моторным специальностям учебника по термохимии является большой заслугой, Иноземцева. Надо сказать, что этот учебник явился одним из первых учебников подобного направления. Учебник хорошо отработан методически, содержит тщательно подобранные и продуманные обоснования и доказательства основных положений термохимии. Его построение обеспечивает логическое, постепенное развитие из основных начал термодинамики общей теории термохимии. В создании этога учебника Иноземцевым проведена больщая творческая работа. [c.649]

Ограничимся только этими четырьмя црактически используемыми возможностями. Количество примеров подобного рода можно было бы умножить. Вытекающая из второй части второго и нулевого начал термодинамики общая закономерность, которую мы уже усмотрели выше, заключается в том, что при достижении системой состояния термодинамического равновесия именно тот термодинамический потенциал обладает экстремальными свойствами, который является характеристической функцией относительно переменных, которые были условно зафиксированы как параметры конечного равновесного состояния. [c.113]

Самопроизвольные (а значит, и неравновесные) процессы в изолированной системе всегда приводят к увеличению энтропии. Это положение предстаЕ)ляет собой наиболее общую формулировку второго начала термодинамики для неравновесных процессов, известную под названием принципа возрастания энтропии. [c.27]

Эти соотношения позволяют найти величину всех трех термоэлектрических эффектов, если известен хотя бы один и если 5 или р, известны в небольшом интервале температур вблизи Т. Применяемые на практике методы определения 5, р и П изложены в работах Бернара [3] и Блатта [12]. При выводе приведенных выше соотношений Томсон полагал, что такие обратимые процессы, как эффекты Пельтье и Томсона, можно рассматривать вне зависимости от происходящих одновременно необратимых явлений теплопроводности и выделения джоулева тепла. Наличие необратимых процессов делает сомнительным применение второго начала термодинамики в обратимой форме, однако Томсон получил правильный результат. Общая теория, рассматривавшая одновременно обратимые и необратимые процессы, была развита в 1931 г. Онсагером [47, 48]. Ее основы изложены Бернаром [3]. [c.271]

После крушения теории теплорода теплота окончательно рассматривается как энергия движения составляющих тело материальных частиц (атомов, молекул). Но между теплотой и механической энергией вскоре обнаружились принципиальные отличия. Например, при торможении автомобиля его тормозные колодки нагреваются, но обратный процесс абсолютно невозможен — сколько бы мы ни нагревали колодки, автомобиль все равно останется на месте. Закон сохранения и превращения энергии, раскрывая количественную сторону превращений энергии, ничего не говорит о принцигшальных качественных отличиях между ее различными формами. Можно указать на другие принципиальные особенности тепловых явлений. Одним из самых очевидных наблюдений является то, что при различных видах работы часть энергии выделяется в виде теплоты. В природе существует тенденция к необратимому превращению различных видов энергии в теплоту, поскольку обратное превращение тепла в работу, за исключением изотермических процессов, невозможно. Другой, не менее очевидной особенностью тепловых явлений является то, что нагретые тела всегда стремятся прийти в равновесие с окружающей средой. Но и в этих процессах передачи теплоты существует односторонность, которую Р. Клаузиус сформулировал в качестве тепловой аксиомы Теплота не может сама собой переходить от тела холодного к телу горячему . Значение этого положения оказалось настолько важным, что его стали рассматривать как одну из формулировок второго начала термодинамики. Л. Больцман писал Наряду с общим принципом (законом сохранения и превра]цения энергии. — О. С.) механическая теория тепла установила второй, малоутешительным образом ограничивающий первый, так называемый второй закон механической теории тепла. Это положение формулируется следующим образом работа может без всяких ограничений превращаться в теплоту обратное превращение тепла в работу или совсем невозможно, или возможно лишь отчасти. Если и в этой формулировке второй принцип является неприятным дополнением к первому, то благодаря своим последствиям он становится гораздо фатальнее . [c.79]

Заметим, что аналогичные уравнение и неравенство выводятся в физике черных дыр —компактных неизлучающих тел, образовавшихся в результате коллапса массивных звезд с массой более двух Солнц. Эти бывшие звезды, полностью израсходовавшие свое ядерное горючее, имеют размер, равный гравитационному радиусу R — lGMj G — гравитационная постоянная, М — масса звезды, с—скорость света гравитационный радиус Солнца—около 3 км). Роль, аналогичную энтропии в термодинамике, в физике черных дыр выполняет поверхность S черной дыры, а роль термодинамической температуры—величина X, пропорциональная поверхностной гравитации, т. е. напряженности статического гравитационного поля на поверхности черной дыры. Черные дыры не обладают никакими другими свойствами, кроме способности притягивать, поскольку гравитационное поле черной дыры настолько сильно, что даже задерживает свет. Вследствие этого полная энтропия системы черных дыр (величина, пропорциональная сумме поверхностей S черных дыр) не убывает SS O. Эта и другие термодинамические аналогии в физике черных дыр оказываются весьма полезными при рассмотрении различных явлений с участием черных дыр, подобно тому, как начала термодинамики позволяют изучать многие общие свойства термодинамических процессов. Одновременно они указывают на своеобразную универсальность начал термодинамики. [c.77]

Заметим, что универсальный критерий эволюции Гленсдорфа — Пригожина (15.4) является косвенным следствием второго начала термодинамики для неравновесных процессов. Не приводя здесь довольно долгих вычислений для общего доказательства этого критерия, покажем его справедливость для процесса теплопроводности в твердом теле с постоянным объемом и заданными температурами на границе (см. 65). Используя для этого случая выражение (lll9), имеем [c.283]

Так же, ка к и, первое начало, второе начало термодинамики является обобщением данных опыта. Многолетняя человеческая практика привела к установлению определенных закономерностей превращения теплоты в работу н работы в теплоту (как общих для 0 бычных и необычных систем (см. 5), так и специфических для тех и других). В результате анализа этих закономерностей и было сформулировано второе начало в виде закона о существовании энтропии и ее неубывании при любых процессах в изолированных (или только адиабатически изолированных) системах. Для того чтобы прийти к такому выражению [c.40]

Общее выражение для элементарного количества теплоты. Если известны аналитические выражения для внутренней энергии или энтальпии тела в виде функций параметров состояния, то при помощи первого начала термодинамики могут быть легко определены значения теплоемкостей тела при постоянном объеме Су = dQldT)Yll постоянном давлении Ср (й0 1йТ)р и зависимость их от параметров состояния. Чтобы показать это, рассмотрим равновесный процесс нагревания тела, состояние которого определяется двумя независимыми параметрами (так как число независимых параметров [c.36]

Ехли цикл совершается по часовой стрелке, то согласно принятому ранее правилу знаков для теплоты и работы применительно к рабочему телу L Z>0, Qi>-0 величина при этом не равна нулю и отрицательна. Чтобы убедиться в этом, допустим, что Qa >0. В этом случае от источника теплоты низшей температуры отнимается теплота Q . Вместе с теплотой Qi, полученной от источника теплоты высшей температуры, общее количество теплоты, отданной обоими источниками теплоты и преобразованной в работу, составит Qi + Qa = L. Превратив эту работу в теплоту при те.мпературе и передав ее источнику теплоты высшей температуры, мы придем к следующему результату от источника теплоты низшей температуры Га перенесено к источнику теплоты высшей температуры Tj Г> Га некоторое положительное количество теплоты и притом без каких-либо остаточных изменений в системе. Но согласно первой формулировке второго начала термодинамики это невозможно следовательно, Q.a не может иметь в случае L > 0 положительного значения, т. е. < 0. Таким образом, при положительной полезной работе L рабочее тело получает от более нагретого тела количество теплоты Qi и отдает менее нагретому телу количество теплоты Q,, т. е. Qj i> 0 и Qa < 0. Из этого следует, что между абсолютными значениями L, Qi и Qa существует соотношение [c.48]

Однозначность энтропии. Энтропия есть однозначная функция состояния тела. Это свойство энтропии вытекает непосредственно как из первой, так и из второй формулировок второго начала термодинамики. Будем вначале исходить из первой формулировки. Тогда если бы энтропия была не однозначной функцией состояния, то через точку 1 (рис. 2.20, а) могли бы проходить две обратимые адиабаты, соответствующие значениям энтропии Si и S2, где Sa i>Si. Выбрав две изотермы температур Ti и Га так, как показано на рис. 2.20, а, можно было бы осуществить цикл labl dl, при котором площадь lab равняется площади led, так что общая работа цикла равна нулю. Однако в цикле labl dl от источника теплоты низшей температуры отводится теплота — Si), а источнику теплоты высшей темпе- [c.59]

В случае необратимых процессов конечное состояние адиабатически изо.ппровяипой системы, как мы убедились в 2, 9, отличается от начального состояния большей величиной энтропии. Следовательно, каждое и.з состояний адиабатически изолированной системы при необратимом процессе неравноценно любому другому состоянию ее последующее состояние является как бы более вероятным, чем предшествующее (т. е. обладает большей вероятностью). При обратимых процессах каждое из состояний, в том числе конечное и нача.лыюс, соответствуют одному и тому же значению энтропии и являются в указанном сл ысле равноценными или равновероятными. С этой точки зрения энтропию системы можно считать мерой термодинамической вероятности данного состояния системы, а само содержание второго начала термодинамики рассматривать как утверждение о существовании меры этой термодинамической вероятности. Развивая эти общие соображения на основе представлений о молекулярной структуре вещества, можно, как это будет ясно из дальнейшего, более глубоко вскрыть физический смысл энтропии. [c.88]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...