Второе начало термодинамики для необратимых процессов

ВТОРОЕ НАЧАЛО ТЕРМОДИНАМИКИ ДЛЯ НЕОБРАТИМЫХ ПРОЦЕССОВ [c.117]

Существование у равновесной системы новой однозначной функции состояния — энтропии S—выражает второе начало термодинамики для равновесных процессов. Сформулируем теперь второе начало в применении к неравновесным, необратимым процессам. [c.73]

Второе начало термодинамики позволяет разбить процессы на обратимые и необратимые. Обратимым процессом перехода вещества из одного состояния в другое называют такой процесс, который при его обратном протекании не требует некомпенсированного превращения тепла в работу. Необратимым процессом называют такой процесс, который для осуществления обратного перехода требует некомпенсированного превращения тепла в работу. [c.64]

Вывод о существовании энтропии 5 и абсолютной температуры Т как термодинамических функций состояния любых тел составляет основное содержание второго начала термодинамики (по терминологии Н. И. Белоконя — второго начала термостатики). Математическое выражение в форме равенства 6Q= 8Q +6Q = TdS распространяется на любые процессы — обратимые и необратимые. В качестве постулата для вывода этого закона может быть использовано утверждение, что температура есть единственная функция состояния, определяющая направление самопроизвольного теплообмена между телами, т. е. между телами и элементами тел, не находящимися в тепловом равновесии, невозможен одновременный и самопроизвольный (по балансу) переход теплоты в противоположных направлениях — от тел более нагретых к телам менее нагретым и обратно [7]. Из этого постулата вытекает ряд важных следствий о невозможности одновременного осуществления полных превращений теплоты в работу и работы в теплоту (следствие 1), о несовместимости адиабаты и изотермы (следствие 2), теорема о тепловом равновесии тел (следствие 3) [7]. [c.57]

Цикл Карно играет большую роль в развитии общей теории термодинамики. Он служит эталоном для оценки совершенства иных идеальных циклов, используется при установлении основных положений второго начала термодинамики и его аналитического выражения с его помощью производится оценка работоспособности теплоты, а также оценка потерь работоспособности как результата необратимости процесса и др. [c.107]

Перейдем теперь к рассмотрению необратимых процессов. Для необратимого процесса второе начало термодинамики можно записать в следующем виде [c.140]

Введение понятия энтропии позволяет дать следующую чрезвычайно важную формулировку второго начала термодинамики. Можно найти такую функцию параметров, определяющих систему, что изменение этой функции, называемой энтропией, в обратимых процессах равно для каждого малого участка процесса отношению количества полученной системой теплоты к абсолютной температуре источника этого тепла. Для необратимых процессов это отношение меньше изменения энтропии. [c.37]

Таким образом, значение второго начала заключается в том, что оно дает критерий для суждения об обратимости или необратимости всякого происходящего в природе процесса. Этот критерий является не только необходимым, но и достаточным, поэтому второе начало термодинамики должно быть отнесено к числу наиболее общих и фундаментальных законов природы. Само определение абсолютной температуры может быть получено только на. основе второго начала термодинамики. [c.37]

Второе начало характеризует тепловые особенности для конечного времени и конечного пространства. Оно устанавливает существование у любой равновесной системы новой однозначной функции состояния — энтропии, которая не изменяется в изолированной системе лишь при квазистатических процессах и возрастает при необратимых процессах. Так же, как и первое начало, второе начало термодинамики является обобщением опытных данных. [c.25]

В настоящее время нет никаких оснований для проведения резкой грани между термодинамикой и статистической физикой тем не менее определенное преимущество термодинамики и особенность ее методов диктуют важность отдельного изложения термодинамики с привлечением необходимых качественных молекулярных представлений. Она позволяет с помощью своих начал легко учитывать наблюдаемые на опыте закономерности и получать из них фундаментальные следствия. Именно на этом пути в свое время было предсказано вырождение газов при низкой температуре, развита теория фазовых переходов второго рода, формируется термодинамическая теория кинетических явлений в физических системах неравновесная термодинамика или термодинамика необратимых процессов). [c.10]

Термодинамический анализ неравновесных процессов составляет главную задачу и содержание термодинамики необратимых процессов. Этот анализ основывается на втором начале термодинамики кроме того, естественно, используются также первое начало термодинамики и законы сохранения вещества, заряда, количества движения. Рассматриваемые процессы предполагаются не очень сильно отклоняющимися от равновесных. Помимо этого принимается, что исследуемые термодинамические системы изотропны, а внешние силовые поля не меняются во времени эти последние предположения не являются существенными и вводятся в основном для упрощения. [c.331]

Из статистического толкования второго начала следует, что увеличение энтропии изолированной системы отражает лишь наиболее вероятные, но не все возможные направления действительных процессов. Как бы ни мала была вероятность какого-либо процесса, приводящего к уменьшению энтропии, все же этот процесс когда-либо, т. е. через достаточно большой промежуток времени, произойдет. время Изменение состояния изолированной системы за какой-либо определенный и притом до-- Рис. 3-24. статочно большой промежуток времени, понятно, не может не быть аналогичным (конечно, только в самом общем плане) изменению состояния ее в любой из предшествующих промежутков времени равной величины (если только составляющие систему частицы, рассматриваемые в самом широком понимании как структурные элементы системы, не меняются, т. е. не превращаются беспредельно друг в друга и в новые частицы). Вследствие этого каждое из состояний системы повторяется (в более или менее сходной форме) с частотой тем большей, чем больше вероятность данного состояния. Поэтому изменение энтропии изолированной системы протекает во времени так, как показано на рис. 3-24. Подавляющее время системы находится в равновесном состоянии, отвечающем максимальному значению энтропии системы отклонившись от этого состояния, система возвращается к нему, причем если наблюдать систему достаточно долго, то случаи увеличения и уменьшения энтропии будут встречаться одинаково часто. При этом время повторяемости какого-либо отклонения системы от равновесного состояния тем больше, чем меньше вероятность данного неравновесного состояния, и быстро возрастает с увеличением размеров системы. Для обычных условий оно настолько велико, что требуются практически недостижимые промежутки времени для того, чтобы наблюдать обращение какого-либо из макроскопических процессов. Вследствие этого процессы, являющиеся необратимыми с точки зрения обычной (т. е. феноменологической) термодинамики, будут представляться практически необратимыми и со статистической точки зрения. [c.103]

Таким образом, в настоящее время второе начало в формулировке Клаузиуса-Томсона и его следствие — существование функции состояния энтропии поменялись местами. Конечно, при этом практическая термодинамика никак не пострадала, а теория теплоты получила более законченный вид. Однако значение, указанных уточнений этим не ограничивается, они имеют значительную теоретическую и практическую ценность для дальнейшего развития термодинамического метода и особенно в применении к анализу необратимых процессов. [c.45]

Как видно из развития термодинамики, выражение для количества теплоты d°Q Tds, найденное впервые Р. Клаузиусом и часто называемое математическим выражением второго начала, предопределяет изменение энтропии каждого из тел, обменивающихся теплом, и возрастание суммарной энтропии системы тел в условиях необратимого процесса теплообмена. При этом схема теплообмена между двумя телами была заимствована Р. Клаузиусом из теории теплорода, вернее, из калориметрии. Согласно этой схеме, при теплообмене проис- [c.51]

Недостаточность холодильного коэффициента для оценки совершенства рабочих процессов холодильных установок состоит в том, что он, являясь важнейшей характеристикой теплового баланса, отображает первое начало термодинамики, но не отображает необратимости цикла с позиций второго начала. Вместе с тем степень совершенства любых реальных тепловых (в том числе холодильных) установок может быть удовлетворительным образом оценена с помощью коэффициентов, построенных на одновременном и полном учете обоих начал термодинамики. [c.101]

Математическое выражение принципа существования энтропии термодинамической системы эквивалентно описанию свойств этой системы, например, в построении принципа существования энтропии идеальных газов ( 4). На этом основании общее построение принципа существования энтропии в дальнейшем осуществляется на базе независимого симметричного постулата, сохраняющего силу при любом направлении необратимых явлений в изолированной системе ( 1). Введение понятия внутреннего теплообмена (6Q ) и математического выражения принципа сохранения энергии в форме первого начала термостатики (6Q=6Q + + bQ = dU+AbL) дает возможность обобщить математическое выражение принципа существования энтропии классической термодинамики (обратимые процессы) до уровня второго начала термостатики как математического выражения принципа существования энтропии и абсолютной температуры для реальных процессов любых термодинамических систем. [c.54]

Обнаружив это свойство — увеличение энтропии системы, в которой происходят необратимые процессы, Клаузиус, немецкий физик середины XIX столетия, сделал из него неверные философские выводы, перенеся механически следствия из явлений наблюдаемых в окружающей нас природе, на всю вселенную. Энтропия вселенной по Клаузиусу должна прийти к максимуму тогда, когда температуры в ней в результате тепловых процессов сравняются, при этом прекратится течение всех процессов. Это состояние вселенной он назвал. тепловой смертью . Реакционная философия использовала этот пессимистический вывод для того, чтобы при помощи второго закона термодинамики обосновать религиозное представление о конце и начале мира, так как состоянию тепловой смерти противопоставлялось сотворение мира —начало всех процессов. [c.49]

Приведенные рассуждения позволяют сделать вывод, что теплота и механическая работа эквивалентны друг другу в количественном отношении (первое начало термодинамики), но теплота обладает особым специфическим свойством, сказываюш,имся, например, в том, что только путем теплообмена можно уменьшить энтропию рассматриваемой системы, а повысить ее (помимо теплообмена) возможно, любым необратимым механическим воздействием. Последнее, как мы видели, вытекает из второго начала термодинамики для обратимых изменений состояния. Установленные выше неравенства (9.4) и (9.5) и отражают специфику тепловых процессов, вытекаюш,ую из самой их природы. [c.122]

Указанная точка зрения является совершенно неправильной она произвольно распространяет второе начало термодинамики, имеющее силу для систем земных размеров, на Вселенную. Утверждать, что в природе постоянно происходит только необратимое рассеяние энергии, значит совершать грубейшую ошибку, противоречащую нашим знаниям о происходящих во Вселенной процессах и основным представлениям диалектического материализма о неуничтожимости движения и бесконечности процесса развития материи. [c.156]

Вывод о существовании энтропии и абсолютной температуры как термодинамических функций состояния любых тел составляет основное содержание второго начала термодинамики (по терминологии проф. Н. И. Белоконя — второго начала термостатики). Математическое выражение в форме равенства 5Q = 5Q + 50 = Тс18 распространяется на любые процессы — обратимые и необратимые. В качестве постулата для вывода этого закона может быть использовано утверждение, что температура есть единственная функция состояния, определяющая направление самопроизвольного теплообмена между телами . [c.48]

О. п.-— одно из осп. понятий равновесной макро-скопич. термодинамики. Действительно, первое начало термодинамики формулируется для О. п. в виде равенства du — 6Q 6А между бесконечно малым приращением энергии du н суммой подведённого тепла 6Q и элементарной работы совершаемой над системой при квазистатич. процессе, а второе начало термодинамики — в виде равенства dS — 6Q/T между дифференциалом энтропии dS и отношением к темп-ре Т в абс. шкале, что справедливо для О. п. Для необратимого процесса второе начало формулируется в виде неравенства dS > 6Q/ Т, ограничивающего возможные направления процесса. [c.383]

Исследования Планка отличаются глубиной проникновения в физическую сущность изучаемых явлений, широтой охвата, строгостью обоснований и выводов. Его острый, критический ум, большой талант исследователя, прекрасные знания современного состояния науки и истории ее развития неоднократно приводили его к исключительно важным открытиям. Они позволяли ему находить новые особенности и неоткрытые стороны явлений, которые до того, казалось, были полностью изучены. Так было даже с первыми его исследованиями, посвященными закону сохранения энергии, установлению основных особенностей необратимых процессов, развитию второго начала термодинамики и выявлению свойств энтропии. Эти исследования привели Планка к установлению термодинамического метода изучения процессов — метода термодинамических потенциалов. Это можно видеть также в его работах, посвященных исследованиям Арениуса, Больцмана, Нернста и др. И всюду Планк, применяя термодинамический метод исследования, находит основания для углубления и развития высказанных законов, научных положений, выявления еще не открытых их особенностей. Так, в уравнении Больцмана 5 = й1п IV Планк показал сущность величины к и вычислил [c.604]

Введение. В то время как в первом томе предполагалось, что в процессе упругого или необратимого деформирования твердого тела температура остается постоянной, в этой главе будут рассматриваться различные случаи, когда температура изменяется при нагружении или разгрузке. В приложениях можно встретить р-яд простых тепловых явлений, для описания которых достаточно включить температуру как характеристику состояния в уравнения, связывающие компоненты тензора деформаций с компонентами тензора напряжений так будет, например, в случае, когда нужно определить температурные напряжения в неравномерно нагретом теле. В других случаях бывает необходимо использовать первое и второе начала термодинамики и учитывать превращение внешней механической работы или внутренней энергии упругого деформирования в тепло и наоборот, как, например, в случае, когда нужно определить изменение температуры упругого тела или жидкости, происходящее в результате мгновенного деформирования или внезап- ного приложения нагрузки. [c.15]

Второе начало термодинамики утверждает, что получение работы из тепла возможно только при наличии нагревателя и охладителя, между которыми поддерживается определенная разность температур. Отобранное от нагревателя тепло Q2 частично превращается в работу, а частично переходит к более холодной части установки (охладителю). КПД обратимого процесса получения работы г] не зависит ни от вещества, используемого для получения работы, ни от устройства машины, а лишь от разности температур между нагревателем и охладителем. КПД такого идеального обратимого процесса имеет максимальное значение, которого он может достигнуть. В реальных процессах из-за неустранимой необратимости КПД значительно ниже. Разность между фактическим КПД реальной машины, получающей работу из тепла, и идеальным КПД (Гг -ТОЛГг есть мера необратимости соответствующего процесса. [c.71]

При применении этого уравнения следует иметь в виду различие между обратимыми и необратимыми процессами. Только необратимые процессы приводят к производству энтропии. Очевидно, второй закон термодинамики выражает тот факт, что необратимые процессы ведут I однонаправленности времени. Положительное направление времени связано с возрастанием энтропии S. Я хочу подчеркнуть особую форму, в которой однонаправленность проявляется во втором законе. Этот закон означает существование функции, обладающей весьма специфическими свойствами. Эта специфичность проявляется в том факте, что для изолированных систем эта функция может только возрастать во времени. Такие функции играют важную роль в современной теории устойчивости систем, начало которой положила классическая работа Ляпунова. Именно поэтому эти функции были названы функциями или функционалами Ляпунова. [c.126]

Ранняя книга Кинана [3], опубликованная в 1941 г., оказала благотворное влияние на преподавание термодинамики в учебных заведениях для инженеров в США и Великобритании. Однако, поскольку в этой книге понятия и теоремы классической термодинамики равновесных процессов выводились из циклической формулировки первого и второго законов, в результате получилась нежелательная концентрация внимания на циклических процессах в ущерб более естественным нециклическим процессам. Напротив, закон устойчивого равновесия Хацопулоса и Кинана, из которого первый и второй законы получаются как следствия, по существу, относится к нециклическим процессам. В равной мере это справедливо и для теорем о термодинамической доступности энергии. К сожалению, в циклическом подходе природу истинного источника необратимости не удается выявить слишком долго, в то время как в нециклическом подходе она проясняется с самого начала. Более того, циклический процесс в какой-то степени является искусственной конструкцией. Естественные процессы, протекающие в физическом мире, имеют в основном нециклический характер, причем циклический процесс рассматривается как особый случай, в котором реализуется такая последовательность нециклических процессов, что конечное термодинамическое состояние системы совпадает с начальным. Далее, если исходить из недоказанных утверждений о циклических процессах, то не удается естественным путем прийти к теоремам о термодинамической [c.13]

В первые же десятилетия после возникновения молекулярнокинетической теории, ставившей себе целью механическое объяснение термодинамических и кинетических процессов, стало ясно, что чисто механические представления совершенно недостаточны для этой цели и должны быть дополнены введением предположений вероятностного характера. В то время как эрго-дической гипотезе с самого начала придавали чисто механический смысл, механическое толкование принципа возрастания энтропии сразу оказалось невозможным. С одной стороны, оказалось невозможным создать чисто механическую модель не только вероятностного поведения энтропии, но и модели одного лишь необратимого ее изменения, в соответствии с догматическим пониманием второго начала (вроде теории моноциклических систем Гельмгольца и других — см. резюмирующее изложение Пуанкаре в гл. XVII его Термодинамики [1], [2]). С другой стороны, было указано на наличие вероятностных предположений в предложенном Больцманом доказательстве Я-теоремы (в известной критике положенного в основу доказательства предположения о числе соударений). Это положение было достаточно ясно охарактеризовано в известном обзоре Н. и Т. Эрен-фестов [1]..Отметим здесь только, что вероятностные предположения возникают уже в элементарных представлениях статистики и кинетики. [c.20]

Это соотношение выражает первое начало термодинамики. Из его структуры отчетливо видно, в чем заключается разница в описании обратимых и необратимых процессов. Первые четыре члена правой части описывают вклад в величину dQ от изменения термодинамических параметров системы они выражаются одинаковым образом для обратимого и необратимого процессов (это не означает, конечно, что сами изменения dU, dV, dai, dGk при этом одинаковы) последний член правой части описывает диссипацию работы—он равен нулю для обратимого процесса и имеет положительное значение для необратимого. Из этого следует, что при заданных изменениях dUy dV, daj, dGk в необратимом процесс dQ меньшё (а соответственно меньше и работа, определяемая вторым, третьим, четвертым и пятым членами) на величину диссипативного члена 2 по сравнению с обратимым процессом. [c.50]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...