Энтропии внешнее (обратимое)

Рассмотрим изменения энтропии, вызываемые обратимыми и необратимыми процессами в изолированной системе (система, которая не может обмениваться теплом с внешними телами, т. е. = О и. dq — 0). [c.74]

Но теперь мы можем сделать вывод, что появление информации во внешнем мире (или внешних приборах) невозможно без возрастания энтропии внешнего окружения на величину, не меньшую А/. В противном случае с помощью нашей обратимой тепловой микромашины можно было бы черпать энергию прямо из тепловой энергии. Другими словами, информация, т.е. определенная порция порядка, может быть усвоена внешними приборами, автоматами или просто внешним миром только за счет появления во внешнем окружении дополнительного беспорядка (теплового движения) с возрастанием энтропии не меньшим, чем усвоено информации. [c.29]

В конце цикла, как обратимого, так и необратимого, никакого изменения энтропии нет, так как система вернулась в начальное состояние. Для необратимых циклов это означает, что система передает больше тепла окружающей среде, обычно в результате превращения механической энергии в теплоту в ходе необратимых процессов. Следовательно, энтропия внешней среды возрастает. Сказанное можно резюмировать следующим образом [c.91]

Как нам уже известно, любая реальная система, которая претерпевает цикл операций и возвращается в свое начальное состояние, функционирует, только увеличивая энтропию внешней среды, с которой данная система находится в контакте. Это также означает, что ни на какой ступени цикла сумма изменений энтропии системы и внешней среды не может быть отрицательной. Если бы эта сумма была отрицательной, то это означало бы, что можно завершить цикл с помощью обратимого преобразования, не внося никакого вклада в изменение энтропии. Суммарным результатом такого циклического процесса было бы уменьшение энтропии. Следовательно, второе начало термодинамики допускает еще одну формулировку [c.93]

Процесс изменения состояния находящегося в окружающей среде тела может быть как обратимым, так и необратимым. В течение этого процесса тело будет обмениваться теплом с окружающей средой и, кроме того, совершать полезную работу над внешним объектом работы (который предполагается теплоизолированным как от рассматриваемого тела, так и от окружающей среды). Так как температура окружающей среды неизменна, то теплота Q, полученная телом от окружающей среды, равняется —T AS, где as = S2 — Si есть изменение энтропии окружающей среды в результате процесса /—2. [c.81]

Величина Ls,v, max представляет собой максимальную полезную внешнюю работу адиабатически изолированной системы при обратимом изменении ее состояния, когда объем V и энтропия S системы сохраняют неизменное значение. [c.98]

В выражении (2.106) Д5 представляет собой отнесенное к 1 кг тела приращение энтропии всей системы в целом (т. е. окружаюш,ей среды и тела), а первые два члена правой части характеризуют максимальную удельную полезную внешнюю работу, которую может произвести тело при обратимом переходе из данного состояния в состояние равновесия с окружаюш,ей средой. Эта максимальная работа называется работоспособностью тела в данным состоянии [c.151]

Здесь io и So — удельные энтальпия и энтропия тела в состоянии равновесия с окружающей средой Т — температура окружающей среды, г и S — удельные энтальпия и энтропия тела в данном состоянии. Работоспособность Го, как мы знаем, представляет собой максимальную полезную внешнюю работу, которая может быть произведена телом при обратимом переходе из данного состояния в состояние равновесия с окружающей средой, имеющей постоянные параметры Т и р I o численно равна разности эксергии э = 1—T s в начальном и конечном состояниях. [c.333]

Если необратимость вызвана отсутствием механического равновесия (Р<цР), поршень будет двигаться ускоренно. Быстрое движение поршня вызывает появление вихрей в газе, затухающих под действием внутреннего трения, в результате чего часть работы расширения опять превращается в теплоту б 7тр- Работа против внешней силы снова получается меньше, а возрастание энтропии — больше, чем в обратимом процессе с тем же количеством теплоты <Ьд. [c.28]

Сравнивая два состояния, можно сравнивать значения энтропии системы в этих состояниях. При этом, если энтропия состояния А больше чем энтропия состояния В, то изолированная система может перейти в состояние А, но обратный процесс перехода из Л в В невозможен. С внешней стороны здесь возникает сравнение с вероятностью состояние А более вероятно, чем состояние В. Если энтропии состояний равны, то можно считать, что состояния равновероятны, ибо система может обратимым адиабатическим путем переходить как из А в В, так и из В в А. С физической точки зрения каждое макросостояние системы, характеризуемое определенным значением энтропии, образуется некоторым числом микросостояний Р. Если число микросостояний Р, осуществляющих макросостояние А больше числа микросостояний, осуществляющих состояние В, то макросостояние А будет чаще наблюдаться, чем состояние 5, т. е. оно будет более вероятно. Число микросостояний Р, образующих какое-то макросостояние, называется термодинамической вероятностью или статистическим весом. В отличие от математической вероятности, вероятность термодинамическая— целое число, а не дробь. Между энтропией и термодинамической вероятностью существует взаимосвязь, установленная Л. Больцманом в 1877 г. [c.48]

Совершенно естественно, что баланс энтропии нужно подсчитывать (как для обратимых, так и необратимых процессов) в изолированных системах. Иначе внешний приток (или отток) теплоты, а следовательно, и энтропии смажет всю картину. [c.131]

Обратимые процессы принципиально отличаются от необратимых, и это различие — суть второго закона термодинамики [1]. Именно это различие с необходимостью приводит к введению понятия энтропии (S) и формулировке второго закона термодинамики. Классическая формулировка этого закона, данная еще Клаузиусом, относится к изолированным системам, т. е. к системам, не обменивающимся с внешней средой ни энергией, ни веществом. В этой формулировке второй закон термодинамики лишь устанавливает существование функции S, монотонно возрастающей и достигающей максимума, когда система достигает термодинамического равновесия [c.125]

Образцовый цикл паросиловых установок (цикл Ренкина) с изоэнтропическим расширением можно отнести к процессам второй группы, т. е. к процессам внутренне обратимым, но внешне необратимым. Теплообмен в котельной установке между продуктами сгорания и кипящей водой является явным нарушением внешнего термического равновесия, так как он происходит обычно при огромных разностях температур между источником тепла я рабочим телом. Этот процесс необратимого теплообмена сопровождается значительным ростом энтропии системы и приводит к потере возможной работы по сравнению с обратимым протеканием процесса. Несмотря на это нарушение термического равновесия между рабочим телом и источником тепла, в большинстве случаев можно считать, что процесс внутренне обратим, так как внутри рабочего тела отклонения от равновесия сравнительно невелики. К процессам второй группы при термодинамическом анализе следует отнести также образцовые циклы двигателей внутреннего сгорания, циклы газовых турбин и обратные газовые циклы в холодильной технике. [c.18]

Неравенство (1-16) можно считать математическим выражением второго начала термодинамики, которое характеризует направление протекающих в природе макроскопических процессов. Второе начало термодинамики позволяет установить количественное соотношение между работой, которая могла бы быть совершена системой при обратимом процессе, и действительной работой. Действительная полезная внешняя работа меньше максимальной на положительную величину T As. Произведение абсолютной температуры Т окружающей среды на приращение энтропии As всей системы является потерей полезной работы из-за необратимости процесса. Поэтому полезная работа будет равна [c.12]

При математическом анализе газовых потоков в двумерной и трехмерной постановках обычно ограничиваются изэнтропическим течением идеального газа. Принятое ограничение — постоянство энтропии — требует, чтобы процесс течения был адиабатическим (без теплообмена с внешней средой) и обратимым (без потерь на трение). Это эквивалентно предположению о безвихревом характере течения невязкой жидкости, если принять, что движение начинается из состояния покоя. Условия отсутствия завихренности (6-17) не включают плотности и применимы как к сжимаемой, так и к несжимаемой жидкости. Для двумерного течения в плоскости ху условие отсутствия завихренности имеет вид [c.351]

Система Z переходит из определенного начального состояния 1 с внутренней энергией Ui и энтропией Si в некоторое конечное состояние 2 с внутренней энергией U2 и энтропией S2. В этом процессе расширенная система Z+ производит обратимую полную работу [( t g)rev]i отдает воображаемой внешней среде количество тепла [(Qo)rev]f Поскольку совершаемый расширенной системой Z+ процесс внутренне обратим, энтропия будет сохраняться (т, е. в расширенной системе энтропия не образуется, см. разд. 12.9), так что к этой системе можно применить уравнение сохранения энтропии [c.219]

Реагенты поступают по отдельности, каждый при некотором давлении р и температуре Т, продукты отводятся также по отдельности, причем при тех же значениях Тир. Число молей каждого компонента, поступающего в контрольный объем Y пли покидающего его, пропорционально соответствующему стехиометрическому коэффициенту в уравнении реакции, что обеспечивает выполнение условия поддержания стационарного состояния устойчивого равновесия смеси в ящике при температуре Т и некотором давлении рв. Для наших нынешних потребностей произвольно предполагается, что парциальные давления всех компонентов смеси меньше, чем р. Следовательно, перед тем как поступить в ящик при соответствующих парциальных давлениях, компоненты Ai и Аг претерпевают обратимое изотермическое расширение, проходя через показанные на рисунке идеализированные турбины и обратимо получая тепло от воображаемой внешней среды, находящейся при температуре Т. Аналогично после извлечения из ящика компоненты Аз и А4 обратимо и изотермически сжимаются в идеализированных компрессорах, обратимо отдавая тепло воображаемой внешней среде. Тепло Qb, поступающее в ящик из внешней среды, будет положительным или отрицательным в зависимости от того, что больше — конвективный поток энтропии (разд. 12.8), выходящей из ящика вместе с компонентами Аз и Ai, или же конвективный поток энтропии, поступающей в ящик вместе с Ai и Аг. Такое же замечание можно сделать относительно суммарного Qin в контрольном объеме Y. [c.418]

Формула (129), в которой абсолютная температура есть всегда величина положительная, а также диаграмма показывают, что если As > О, то и > О, т. е. если в обратимом процессе энтропия газа воврастает, то тепло в этом процессе гаву сообщается. Наоборот, если Дз < О, то и Д О, т. е. если энтропия газа уменьщается, то тепло от газа в обратимом процессе отнимается. Таким образом, ио знаку изменения энтропии в обратимом процессе можно определить направление теплооб Мена между газом и источниками тепла. Такое определение нельзя сделать по температуре. Сообщение тепла газу не всегда означает увеличеиия его температуры, так же как и отнятие тепла у газа не обязательно связано с понижением его температуры. На рис. 20 мы изобразили процесс, в котором тепло газу сообщается (энтропия возрастает), а темпе1ратура газа все же снижается. Очевидно, на этом графике изображен такой процесс, в котором совершаемая газом внешняя работа эквивалентна тако-му количеству тепла, кото ла. [c.109]

Ясно, что эта работа будет тем больше, чем больше величина внешних сил, против которых она совершается. Газ, вытекающий из баллона, совершит тем больше работы, чем с большей силой лопасти турбинки будут противодействовать его истечению. Но максимальная величина этой силы определяется давлением в баллоне. Если давление внешних сил будет больше, газ не будет вытекать, он будет, наоборот, закачиваться обратно. Таким образом, для ползшения максимальной работы нужно переводить систему в равновесное состояние так, чтобы все время удерживать ее в механическом равновесии с внешними силами. При этом скорость перехода будет бесконечно мала, силы трения будут отсутствовать , процесс будет обратимым, и полная энтропия системы будет оставаться неизменной. [c.111]

Обычно расшпрепие хладоагента производится з вентиле или в каком-либо другом дросселирующем устройстве. Поэтому внешняя работа ие производится, п тепло Q2, поглощенное единицей массы хладоагента при его прохождении через холодную зону машины, эквивалептно уменьшению удельной энтальпии, происходящему при прохождении хладоагента по теплой зоне. Однако только в обратимом цикле прирост энтропии в холодной зоне равен уменьшению энтропии в теплой зоне. Характерной для холодной зоны величиной является эффективность т,, которая может быть определена как отношение этих количеств [c.126]

Таким образом, механическая квазипериодичность замкнутой системы и ее макроскопическое поведение (необратимое приближение к равновесию и пребывание в нем) сосуществуют одновременно и не противоречат друг другу. Вследствие обратимости движения атомов газа его макросостояние столь же часто будет самопроизвольно отклоняться от равновесного состояния, как и возвращаться в него на пути цикла Пуанкаре при механической квазипериодичности. И всякий раз на ограниченном временном интервале макроскопического возвращения системы к равновесию процесс будет необратимым, сопровождающимся ростом энтропии. На интервале же отклонения системы от равновесия ее энтропия будет уменьшаться. Если, однако, отклонение системы от равновесия в некоторый момент времени было вызвано внешним вмешательством, то начиная с этого момента в изолированной системе с наибольшей вероятностью возникнет необратимый процесс. [c.126]

Изменение энтропии двух тел вследствие прямого перехода теплоты от первого, более нагретого тела, ко второму, менее нагретому, может быть определено следующим путем. Примем для упрощения, что оба тела имеют настолько большие теплоемкости, что отдаваемое или, наоборот, получаемое ими количество теплоты Q не вызывает заметного изменения температуры тел, причем температура второго тела Тц меньше температуры первого тела Т на конечную величину. Вообразим следующий обратимый процесс переноса теплоты от температуры Т к температуре Тц. Предположим, что между температурами Ту и Тц действует обратимый двигатель, работающий по прямому циклу Карно. В результате действия этого двигателя от первого тела будет отведено обратимым образом при постоянной температуре Ту количество теплоты (3, а второму телу будет передано обратимо при постоянной температуре Туу количество теплоты (За = QTyylTy , кроме того, будет получена положительная полезная внешняя работа Ь = С[ Ту — Туу)1Ту. Превратим теперь обратимым образом работу L в теплоту Q2 = Ь при температуре Туу и передадим эту теплоту второму телу. [c.62]

По определению дифференциал энтропии тела д8 представляет собой элементарную приведенную теплоту dQIT, полученную телом при обратимом процессе. Можно сказать также, что дифференциал энтропии численно равняется наибольшему количеству приведенной теплоты, которая Может быть получена телом от внешнего источника теплоты с температурой, равной температуре тела в начальном состоянии, при переходе из рассматриваемого состояния в заданное бесконечно близкое состояние. [c.70]

Иначе обстоит дело, если речь идет об и з о л и р о в а и н о й системе тел, т, е. такой, которая не может обмениваться теплом с внешними 1)0 отношению к ней телами. Рассмотрим, что происходит с энтропией такой системы при наличии тепловых явлений в ней. Возьмем простейший случай, когда такая система состоит из двух тел А и В (рис. 2-22), между которыми происходит теплообмен. У того тела, которое получает тепло, энтропия будет возрастать, а у того, котороз будет отдавать тепло, — уменьшаться. Одмако если разность температур между ними бесконечно мала, энтропия всей системы в целом будет оставаться постоянной. Переход тепла от одного тела к другому при бесконечно малой разности температур — обратимый процесс можно сказать, что если в изолированной системе происходят обратимые процессы, то энтропия такой системы остается без изменения. [c.101]

Изменение энтропии системы dS = dSj + dS2, где dSj и dS — соответственно изменения энтропии первого и второго тела, определяемые в предположении, что каждое из тел меняет свое состояние обратимо (внутреннее температурное равновесие — внутренняя обратимость), хотя процесс взаимодействия между этими телами необратим (нестатичность теплопередачи — внешняя необратимость) [c.123]

Возрастание энтропии в процессах с трением. В качестве примера вычислим приращение энтропии жидкости в приборе Джоуля (рис. 3-12). В этом приборе, как известно, вся затрачиваемая внешняя работа переходит в тепло трения, вызывая нагревание жидкости от температуры Т до Т2. Так как этот процесс происходит без изменения объема жидкости, то онечное состояние может быть достигнуто путем обратимого изохорического нагревания жидкости и, следовательно, приращение энтропии составит (при Су = onst) [c.76]

Невыполнение хотя бы одного из указанных условий делает расширение газа необратимым. Если необратимость вызвана трением поршня о стенки цилиндра, то работа Ы, совершаемая против внешней силы Р, оказывается меньше, чем pdv, так как часть ее затрачивается на преодоление трения и переходит в теплоту б тр- Она воспринимается газом вместе с подведенной теплотой б<7, в результате чего возрастание энтропии газа в необратимом процессе с15=(Ьд + Ьдтр) /Т оказывается больше, чем в обратимом при том же количестве подведенной от источника теплоты [c.28]

PiAVi — механическая потенциальная энергия источника, обусловленная наличием внешней среды, при этом F — объемы, на которые подразделяется система, я Pi — давления, оказываемые на различные части наружной стенки ( контрольной поверхности ) ПЭ со стороны системы То.с — температура окружающей среды, AS — измеиепие энтропии вследствие самопроизвольного теплообмена с внешней средой. Знак равенства в уравнении (4.31) относится к обратимым процессам, а знак неравенства — к необратимым. Величина W может иметь значения [c.80]

Любое отступление от обратимого цикла АВСОА, который называют иногда циклом Лоренца, будет являться 1ИСТОЧНИКОМ потерь, связанных с внешней необратимостью оно (Приведет к росту энтропии системы и, 1сле-довательно, вызовет потерю работы. [c.26]

В том же случае, когда цикл аЬсйа является вполне обратимым, он сам должен рассматриваться как термодинамический образец, так как для него будет выполнено условие равенства нулю суммарного изменения энтропии системы. Однако и в том случае, когда цикл аЬс(1а протекает вполне обратимо, сопоставление с соответственным циклом Карно имеет вполне определенный смысл. Правда, смысл этого сопоставления несколько иной, чем в первом случае, когда цикл аЬсйа является внешне необратимым. [c.49]

Выравнивание давления. В теплоизолированном цилиндре имеется закрепленный поршень, разделяющий две порции газа с одинаковой температурой, но разными давлениями Р1 и Р2 (Р > Рг)- Поршень освобождается, и начинается процесс выравнивания давления. Реальный необратимый процесс является изоэнергетическим, так как система не совершает работы над внешними телами и не получает тепло извне. Для того чтобы иметь возможность пользоваться формулой dS = дQ / Т, заменим этот реальный процесс воображаемым изоэнергетическим равновесным процессом. Представим для этого, что на поршень справа действует внешняя сила, на бесконечно малую долю меньшая, чем Р — Р2 (на единицу площади поршня). Тогда сила давления на поршень будет почти уравновешена внешней силой и процесс расширения газа будет обратимым. Так как начальное и конечное состояния одинаковы для реального необратимого и воображаемого обратимого процессов (они лежат на одной и той же изоэнергетичес-кой линии), то изменения энтропии одинаковы для этих двух процессов. В ходе воображаемого процесса при расширении газа в левом отсеке на dV система совершает против внешней силы работу Р — [c.113]

С помощью определения энтропии можно получить два весьма полезных равенства, связывающих изменение энтропии простой системы (разд. 5.3) с изменениями других термодинамических характеристик. Для этого рассмотрим показанную на рис. 12.3 простую систему, которая за счет внутренне обратимого процесса переходит между двумя бесконечно близкими устойчивыми состояниями I и 2, совершая при этом работу перемещения (dWd) rev И ПОЛуЧЭ.Я тепло (dQr)rev при температуре Т. Система считается покоящейся (в более общем случае будем рассматривать такую систему координат, в которой это справедливо), а влиянием внешних силовых полей (гравитация, электричество, магнетизм) будем пренебрегать. [c.167]

Чтобы проиллюстрировать практические аспекты довольно абстрактного представления о производстве энтропии, обусловленном необратимостью, рассмотрим три следующих примера стационарного адиабатического потока сжимаемой жидкости из инженерной практики а) через сужающееся сопло, б) через турбину и в) через компрессор. Поскольку эти процессы являются адиабатическими, жидкость не обменивается теплом с внешней средой. Поэтому, как мы знаем из разд. 12.11, при прохождении жидкости через перечисленные устройства ее энтропия должна возрастать. Это связано с тем, что ввиду той или иной степени необратимости реальных физических процессов будет образовываться некоторая энтропия AS . Так, на рис. 12.8 во всех трех случаях Si > s. В то же время, как известно, в идеальном случае, возможном лишь в Термото-пии , эти процессы могли бы быть одновременно адиабатическими и обратимыми, так что энтропия жидкости оставалась бы постоянной. Следовательно, все три процесса были бы изэнтропическими, т. е. S2s=Si. Теперь мы кратко обсудим эти эффекты с помощью диаграмм, представленных на рис. 12.8, а также установим способ сравнения реального случая с идеальным. Для лучшего понимания диаграмм энтальпия — энтропия читателю рекомендуется вначале изучить разд. Д. 2 приложения Д, помещенного в конце настоящей главы. [c.181]

В настоящей главе в качестве отправной точки мы воспользовались первой теоремой об обратимой работе (гл. 10). Далее мы привлекли к анализу энтропию, существование которой было установлено в гл. 12. Это позволило вывести важные выражения для обратимой работы, которую можно было бы получить от системы или жидкости, которая переходит между заданными устойчивыми состояниями благодаря гипотетическому полностью обратимому процессу. При этом допускается теплообмен между такой системой и некоторой воображаемой внешней средой, находящейся в определенном состоянии. Такие выражения были получены как для беспотоковых процессов, так и для процессов со стационарными потоками, причем был рассмотрен ряд частных случаев. [c.231]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...