Термодинамическое состояние и первый закон термодинамики

Прежде чем перейти к рассмотрению второго закона термодинамики, напомним несколько важных термодинамических понятий и формул, которые можно получить, пользуясь уравнением состояния и первым законом термодинамики. [c.306]

Вода используется в качестве теплоносителя, поэтому необходимо определять теплоту в процессе изменения ее состояния и необходимые для этого термодинамические параметры. Согласно первому закону термодинамики теплота произвольного элементарного процесса определяется выражением dq — dh—vdp , подставляя сюда величину dh, согласно зависимости к=1г р, Т), получим [c.122]

Деформирование тела является термодинамическим процессом. Согласно первому закону термодинамики изменение кинетической ёТ и внутренней ёЕ энергий тела при его переходе в смежное деформированное состояние равно сумме работы внешних сил ё11 произведенной на этом переходе, и сообщенному телу количества теплоты dQ (измеренной в единицах работы) [25, 39] [c.35]

Если снять ограничение о постоянной плотности, то термодинамическое уравнение состояния примет вид соотношения между плотностью, давлением и температурой. Появление температурной переменной требует, чтобы одновременно решалось и уравнение баланса энергии (первый закон термодинамики), которое в свою очередь вводит две новые переменные — тепловой поток и внутреннюю энергию. Закон Фурье (связывающий тепловой поток с распределением температуры) и энергетическое уравнение состояния замыкают систему уравнений, приведенную в табл. 1-2. [c.14]

Для получения численных значений эмпирических температур следует обратиться к первому и второму законам термодинамики. Первый закон термодинамики просто констатирует сохранение энергии при условии, что учитывается не только работа, совершаемая над системой, но и обмен теплом через стенки с окружающей средой. Если система в остальных отношениях изолирована, то внутренняя энергия и, представляющая собой экстенсивную величину, может только увеличиваться при совершении над системой некоторой работы. Однако если система термически не изолирована и в результате некоторого процесса переходит из термодинамического состояния А в другое состояние В, то работа совершаемая над системой, разумеется, зависит от того, каким способом система осуществляет переход из состояния А в состояние В. С другой стороны, увеличение внутренней энергии равно и в—и А независимо от способа совершения работы. Следовательно, для термически не изолированной системы увеличение внутренней энергии и в — и а отлично от Разность Q мы назовем количеством теплоты, которая, таким образом, служит мерой отклонения от адиабатических условий. Следовательно, для любого термодинамического процесса, начинающегося в состоянии А и завершающегося в состоянии В, изменение внутренней энергии определяется выражением [c.15]

Первым и вторым законами термодинамики устанавливается существование двух функций состояния — энергии и энтропии. Оба закона формулируют полностью только для закрытых систем, но понятия энергии и энтропии используются более широко, в любых термодинамических системах. Ни энергию, ни энтропию нельзя измерить непосредственно, это вспомогательные физические величины. Нахождение их не является конечной целью термодинамического анализа, однако они позволяют реализовать в принципе уже сформулированные на основе постулатов термодинамики возможности количественного расчета других интересующих свойств равновесных систем. [c.41]

В математическое выражение первого закона термодинамики входят величины, характеризующие тепловое состояние рабочего тела и изменение его в термодинамическом процессе. [c.45]

В учебном пособии рассмотрены первый и второй законы термодинамики, процессы изменения состояния газов и паров, термодинамические основы работы компрессоров, циклы тепловых установок. Изложены основы теории и рассмотрены конструкции паровых и газовых турбин, двигателей внутреннего сгорания, а также компрессоров. [c.672]

Дифференциальные соотношения аналитически обобщают первый и второй законы термодинамики и достаточно широко используются при проведении теоретических и экспериментальных исследованиях свойств реальных газов. На основе имеющегося уравнения состояния реальных газов, дифференциальные уравнения термодинамики позволяют вычислять значения физических величин, входящих в это уравнение состояния. Наряду с этим дифференциальные уравнения позволяют оценить точность и термодинамическую ценность предлагаемых уравнений состояния реальных газов, что, несомненно, имеет большое практическое и прикладное значение. Одновременно практическое значение дифференциальных уравнений состоит и в том, что, устанавливая связь между физическими величинами, они позволяют сократить число получаемых из опыта данных о свойствах тел за счет возможности определения части из них расчетным путем. [c.55]

При анализе особенностей термодинамической поверхности вещества представляет интерес конфигурация изоэнтроп а ней и соответственно вид проекций изоэнтроп на основные координатные плоскости V, Т р, Т к р, V. Уравнения изоэнтроп могут быть получены с помощью первого и второго законов термодинамики и уравнения состояния вещества. [c.50]

С этой целью рассмотрим открытые термодинамические системы, в которых массы компонентов, а следовательно, и числа молей (а = 1,. .., р) из-за массообмена термодинамической системы с окружающей средой могут изменяться произвольным образом. Первый закон термодинамики для закрытых термодинамических систем (закрытые системы не обмениваются веществом с внешней средой) устанавливает существование функции состояния — внутренней энергии и, из второго закона термодинамики следует существование для закрытых систем функции состояния энтропии 5. Предположим, что эти функции состояния существуют и для открытых систем, когда количества молей компонент меняются в системе произвольным образом [c.73]

Уравнения (2.23) и (2.24) связывают теплоемкости Ср и Ср с термодинамическими параметрами р, V, Т и ы эти уравнения, полученные на основе первого закона термодинамики, справедливы, разумеется, для любого реального вещества, находящегося в любом агрегатном состоянии — твердом, жидком или газообразном (но однофазном). Практическая ценность уравнений типа (2.23) и (2.24) состоит в том, что они позволяют рассчитать все теплофизические свойства определенного технически важного вещества по результатам экспериментального определения лишь некоторых его свойств. Сложность в данном случае состоит в том, что в правой части, например уравнения (2.24), находятся не только уже упоминавшиеся термические параметры р, ю, Т, но и параметр иного рода — внутренняя энергия и. Зависимость и = и и, Т) или Рх и, V, Т) = 0 также является уравнением состояния данного вещества и в отличие от обычного (термического) уравнения состояния носит название калорического уравнения состояния. Величины и, Л, а также теплоемкости Ср и с называют калорическими свойствами вещества. [c.32]

Можно показать, что условия (4.20) определяют состояние термодинамического равновесия и для изолированной системы такая система не обменивается с окружающей средой ни теплотой, ни работой, ни веществом. Используем объединенное выражение первого и второго законов термодинамики (3.56) [c.112]

Применение первого закона термодинамики для потока имеет свою специфику. Состояние движущейся среды, в которой происходит перенос теплоты и совершается работа различных сил, в целом не является равновесным. Поэтому термодинамический анализ основывается на понятии локального термодинамического равновесия в качестве равновесных термодинамических систем рассматриваются макроскопические элементы среды — макрочастицы. Объем макрочастицы можно считать бесконечно малым по отношению к объему среды, но в то же время макрочастица содержит достаточное количество молекул (или других микрочастиц), чтобы характеризоваться определенными значениями термодинамических параметров, р, V, Т. [c.163]

Так как данным значениям р я v соответствует единственное значение и, то (и + pv) есть функция термодинамического состояния рабочего тела, т. е. его параметр состояния этот параметр называют энтальпией и обозначают h. Ее единица — Дж единица удельной энтальпии — Дж/кг. Следовательно, с учетом уравнения (1.41) первый закон термодинамики может быть записан так [c.16]

Теплоемкость, как и теплота, является функцией термодинамического процесса и не может служить параметром состояния. Между тем, первый закон термодинамики позволяет установить связь между теплоемкостью и термодинамическими параметрами. С учетом уравнения (1.18) первый закон термодинамики имеет вид [c.27]

При изучении равновесных и обратимых термодинамических процессов идеальных газов должны быть выявлены во-первых, закономерность изменения основных параметров, характеризующих состояние рабочего тела во-вторых, особенности реализации условий первого закона термодинамики. [c.20]

Термодинамические процессы математически выражаются уравнениями, связывающими между собой параметры состояния. Обычно при исследовании процессов используется система координат pv (рабочие координаты) и, следовательно, при этих условиях процессы определяются уравнением f p, о) = 0. В зависимости от характера и условий протекания исследуемого процесса, математическое выражение первого закона термодинамики [c.63]

Таким образом, при исследовании термодинамических процессов используются уравнение состояния газа и математическое выражение первого закона термодинамики. В дальнейшем при ознакомлении со вторым законом термодинамики для исследования процессов будет использован также этот закон. [c.63]

Как было отмечено выше, внутренняя энергия термодинамической системы определяется параметрами ее состояния. Поэтому в начале и конце цикла ее внутренняя энергия одинакова, т. е. за цикл приращение внутренней энергии At/= 0. Тогда на основании первого закона термодинамики (8.7) запишем [c.101]

Рассмотренные выше элементарные термодинамические процессы превращения тепла в работу являются незамкнутыми и не могут обеспечить непрерывный длительный процесс перехода тепла в работу. Для этого, как мы знаем, должен быть осуществлен замкнутый процесс — тепловой цикл, представленный в достаточно общем виде на рис. 1.6 в Г, j-диаграмме. Вертикальные линии 1-5 и 2-6 представляют собой изоэнтропы — линии постоянной энтропии. При протекании процесса 1-3-2, идущего с возрастанием энтропии, к рабочему телу подводится тепло, пропорциональное площади 5-I-3-2-6. На участке цикла 2-4-1 происходит отвод тепла в количестве q , пропорциональном площади 5-I-4-2-6. После заверщения цикла в точке I внутренняя энергия и рабочего тела вернется к прежнему состоянию и поэтому разность количеств тепла (qi - ( 2) в соответствии с первым законом термодинамики может превратиться только в работу /q = (gi - 2) Очевидно, [c.18]

Количественная сторона закона сохранения и превращения энергии в применении к термодинамическим системам выражается первым началом термодинамики — внутренняя энергия Е системы является однозначной функцией ее состояния и изменяется только под влиянием внешних сил. Термодинамическая система может совершать работу — это может быть работа расширения против сил внешнего давления, работа увеличения поверхности против сил поверхностного натяжения, работа перемещения вещества в поле тяготения и т.п. Несмотря на различия физической сущности различных видов работы, общим для них является то, что соотношения для подсчета величины работы А во всех случаях являются структурно-одинаковыми и имеют вид [c.10]

В следующей работе Теоретические основы исследования динамики тепловыделения (глава монографии Индикаторная диаграмма, динамика тепловыделения и рабочий цикл быстроходного поршневого двигателя . Изд-во АН СССР, 1960) дается наиболее полное изложение вывода и интерпретации уравнения Б. С. Стечкина. Впервые указывается, что является, подобно 1/Т, интегрирующим множителем уравнения первого закона термодинамики и функция f v dQ, подобно энтропии, есть однозначная функция состояния. Использование этой функции для анализа термодинамического цикла поршневых двигателей особенно удобно, так как объем рабочего тела — основной его внешний параметр (параметр, изменение которого определяется внешней средой). [c.311]

Для удобства термодинамических расчетов вводится новый параметр состояния рабочего тела — энтропия, которая выражается через другие термодинамические параметры и выводится с помощью первого закона термодинамики. [c.46]

В гл. 2 (100 страниц) Калорическое уравнения состояния рассматриваются вопросы первый закон термодинамики количество теплоты удельные теплоемкости скрытая теплота тепловые эффекты механическая работа эквивалентность работы и теплоты принцип сохранения энергии внутренняя энергия калорическое уравнение состояния с эмпирической и термодинамической точек зрения простые однородные вещества (газы, жидкости, твердые тела, сложные системы) внутренняя энергия и теплоемкость с точки зрения кинетической теории. [c.256]

Мы рассмотрим только обратимый процесс, т. е. сосредоточим свое внимание на явлениях, в которых состояние системы однозначно определяется термодинамическими переменными. Из первого и второго законов термодинамики известно, что когда происходит какое-либо изменение состояния в единице массы твердого [c.32]

При изложении основ термодинамики главное внимание уделено первому закону термодинамики и его приложению к аналитическому и графическому расчетам термодинамических процессов в идеальном газе. При этом дается термодинамическая трактовка понятия энтропии как функции, характеризующей изменение состояния системы при равновесной передаче теплоты, что позволяет рассматривать термодинамические процессы одновременно в ри- и Гх-диаграммах. В дальнейшем, при изложении второго закона термодинамики, поясняется значение энтропии как величины, характеризующей направление протекания неравновесных процессов. [c.3]

Количества теплоты и работы, определяющие изменение внутренней энергии термодинамической системы в уравнении первого закона термодинамики (1.5), должны выражаться, вообще говоря, через параметры состояния окружающей среды, так как й1 = = —йЕо.с, а [c.124]

И на основании термодинамических соотношений [18, 19] является функцией состояния, которая феноменологически описывает изменение состояния среды независимо от пути, на котором это изменение было достигнуто величина является полным дифференциалом, и имеет характер потенциальной функции от переменных, определяющих состояние. Скорость изменения внутренней энергии согласно первому закону термодинамики равна сумме изменений, обусловленных сообщенными телу механической и тепловой энергиями при этом разграничение понятий механическая и тепловая энергия условно, так как в процессе деформирования одна форма энергии может переходить в другую. [c.21]

Пользуясь первым законом термодинамики и привлекая уравнение состояния, можно решить многие термодинамические задачи. Однако первое начало термодинамики совершенно не рассматривает вопроса о направлении происходящих процессов. С точки зрения первого начала термодинамики любой мыслимый процесс, который не противоречит закону сохранения энергии, принципиально возможен в природе. [c.92]

Пользуясь первым законом термодинамики, характеристическим уравнением состояния газов и теорией теплоемкости, можно провести исследование основных термодинамических процессов. [c.49]

Однако, пользуясь первым и вторым законами термодинамики и правилами дифференциального исчисления, можно вывести дифференциальные уравнения, устанавливающие связь между всеми параметрами состояния термодинамической системы. В отличие от разделов термодинамики, построенных на использовании уравнений состояния частного вида, позволяющих делать выводы частного характера, теория дифференциальных уравнений дает возможность получать общие решения. На основе их можно в зависимости от выбранных условий находить решения для любых частных случаев. [c.85]

Свойство сжимаемости обусловливает изменение внутренней Энергии газа, что следует учитывать при расчете параметров, определяющих движение среды. Изменение внутренней энергии, связанное с параметрами состояния и производимой работой, которую может совершать сжимаемый газ при расширении, определяется первым законом термодинамики. Таким образом, в аэродинамике сжимаемого газа должны были быть использованы термодинамические соотношения. [c.6]

Так как в ходе циклического процесса рабочее тело возвращается в исходное состояние с теми же значениями параметров, изменение его внутренней энергии за цикл равно нулю, т. е. А17 = и ош — С нач = О (С кон = С нач)- в соответствии с первым законом термодинамики и с учетом правила термодинамических знаков запишем [c.56]

Сформулируем теперь первый закон термодинамики, который выражает результаты экспериментов Джоуля. Если мы производим работу над адиабатически замкнутой термодинамической системой и переводим ее из начального равновесного состояния г в конечное равновесное состояние /, то величина этой работы, которую мы будем называть адиабатической, не зависит от пути, по которому система переходит из состояния г в состояние /, и источ- ника, совершающего работу. Поскольку адиабатическая работа ][ зависит лишь от состояний системы I и /, мы можем определить функцию состояния системы и, изменение которой равно [c.13]

Уровень внутренней энергии, накапливаемый в локальном объеме материала, критическое значение которого принято константой материала, рассмотрено В. Федоровым в работе [37]. В данном случае термодинамический подход учитывает влияние на процесс разрушения энергии, которую материал поглощает при деформировании и рассеивает в результате теплообмена. Текущее значение накапливаемой энергии рассчитывается на основе первого закона термодинамики. В предельном состоянии находится тот локальный объем материала, уровень внутренней энергии и которого достигнет критического значения, [c.63]

Приведенное пояснение не отвечает, однако, на вопрос что же называют энергией Последовательное определение любого физического свойства должно прямо или косвенно указывать на способ, которым оно может быть измерено. Энергия может быть измерена только с помощью своих внешних проявлений — теплоты н работы. Поэтому определением энергии, достаточным для термодинамики, является ее первый закон, связывающий эти понятия между собой. Существует аддитивная функция состояния термодинамической системы — внутренняя энергия. Мерой изменения внутренней энергии являются количество поступающей в систему теплоты и совершаемая ею работа [c.42]

Рассмотрим, далее, виртуальные изменения (вариации) состояния нашей системы, под которыми понимают произвольные, но возможные, т. е. допустимые условиями задачи, изменения состояния. В данном случае, поскольку имеется тепловой контакт между частями системы, возможны вариации их внутренних энергий, но невозможны вариации энергии всей (изолированной) системы. Что же касается, например, объемов, то по условиям задачи их вариации невозможны ни у частей, ни у системы в целом. Поскольку система равновесная, невозможны никакие самопроизвольные изменения ее состояния. Следовательно, в отличие от действительно происходящих в системе изменений рассматриваемые виртуальные изменения могут не соответствовать термодинамическим законам и постулатам, которым должны подчиняться все действительно протекающие процессы. Иначе говоря, направление виртуальных изменений может совпадать с направлением любых действительных изменений в неравновесной системе, но обратное утверждение неверное. В рамках термодинамики вариации состояний или термодинамических переменных — это некоторый мысленный эксперимент над интересующей системой, в ходе которого определенные свойства ее считают спонтанно изменившимися по сравнению с их равновесными значениями и, далее, следят, как система реагирует (в соответствии с законами термодинамики) на такие внешние возмущения. Если же учесть микроскопическую картину явления, то становится ясным, что подобные изменения свойств действительно происходят в природе и без каких-либо внешних воздействий на систему с помощью флюктуаций макроскопических величин природа сама непрерывно осуществляет упомянутый эксперимент. Бесконечно малые первого порядка — виртуальные и действительные изменения термодинамических величин — мы будем обозначать символами б и d соответственно. [c.51]

Тот факт, что внутренняя энергия связана исключительно с конкретным состоянием термодинамической системы, весьма важен, и первый закон термодинамики часто формулируют в виде утверждения о существова- [c.19]

Состояние рабочего тела в каждый момент термодинамического процесса должно удовлетворять уравнению состояния идеального газа. Соотношение между теплотой процесса, изменением внутренней энергии рабочего тела и совершаемой или получаемой им работой должно соответствать первому закону термодинамики. Поэтому исследование термодинамических процессов базируется на уравнениях состояния идеального газа и первого закона термодинамики. Необходимо составить уравнение термодинамического процесса, установить характер изменения внутренней энергии в процессе, получить математические выражения для определения механической и располагаемой работы процесса, а также количества внешней теплоты, подводимой или отводимой в процессе. Для каждого процесса устанавливают соотношение между параметрами состояния в начале и конце процесса и представляют графическое изображение в ри-координатах. Графики основных термодинамических процессов соответственно называются изохорой, изобарой, изотермой, адиабатой и политропой. [c.26]

При макрофизическом подходе к явлениям природы мы встречаемся со специфическими свойствами теплоты. Повседневный опыт дает основание утверждать, что невозможно возвращение какой-либо термодинамической системы (или рабочего тела) в первоначальное состояние без каких-либо изменений в окружающей ее среде. Первый закон термодинамики, утверждая взаимопревращаемость теплоты и работы, не ставит каких-либо ограничений в осуществлении этого процесса. Между тем повседневный опыт учит нас, что если превращение работы в теплоту не связано с какими-либо ограничениями, то обратный процесс - превращение теплоты в работу - требует для своего осуществления определенных условий. Первому закону термодинамики не противоречит существование вечного двигателя второго рода, т. е. такой машины, в которой внутренняя энергия, переданная рабочему телу в форме теплоты, полностью превращалась бы в работу. Такой двигатель позволил бы практически неограниченное количество внутренней энергии окружающей нас атмосферы, водных бассейнов и земной коры превратить в работу. Однако создание такого двигателя невозможно не только практически, но и теоретически. Эти особенности теплоты, не противоречащие первому закону термодинамики, должны быть постулированы отдельно. Широкое обобщение особенностей menjwmbi как формы передачи внутренней энергии от одного объекта к другому, обнаруживаемых при макрофизическом подходе к явлениям природы, и составляет содержание второго закона термодинамики. [c.52]

Пользуясь первым законом / термодинамики, характеристическим уравнением состояния газов и тёорией теплоемкости, можно провести исследование основных термодинамических процессов, рабочим телом которых является идеальный газ. [c.39]

В неравновесной термодинамике существенную роль играют оценки "расстояния" от условно выбранного равновесного состояния. Зеегер [176] ввел в качестве меры "удаленности" от состояния термодинамического равновесия при ПД отношение X = WfW . Действительно, согласно первому закону термодинамики, величина X связана с диссипируемой в виде тепла энергией Q соотношением вида -Q = W(1 - 1/Х) > О [177]. В случае деформации в упругой области <2 = 0 (не учитывается эффект понижения температуры, связанный с энгармонизмом колебаний кристаллической решетки) =1 при больших степенях ПД, т.е. в условиях сильной нерав-новесности, -QJW = 1, следовательно, Х— оо. Параметр X связан с характеристиками микро- и субмикроструктуры материала, а также с условиями нагружения (А- увеличивается с напряжением и температурой) [177]. [c.102]

В 1960 г. вышла в свет книга Индикаторная диаграмма, динамика тепловыделения и рабочий цикл быстроходного поршневого двигателя , в которой дано наиболее полное изложение и интерпретация уравнения Стечкина. Постоянная величина, входяш,ая в формулу, является интегрируюгцим множителем уравнения первого закона термодинамики, а подынтегральная функция, подобно энтропии, есть однозначная функция состояния. Использование этой функции для анализа термодинамического цикла поршневых двигателей особенно удобно, так как она содержит основной внешний параметр — объем рабочего тела, изменение которого определяется внешней средой. В частности, показано, что известные уравнения термодинамического к. п. д. различных циклов получаются непосредственно из уравнений Стечкина и известных термодинамических соотношений между законом ввода тепла и изменением состояния рабочего тела. [c.413]

Заметим, что в издании курса термодинамики (1927) Мерцалов один из первых (в русских учебниках) показал методы вычисления посредством общих дифференциальных уравнений по уравнению состояния (он брал. уравнение Календара) термодинамических величин и характеристических функций. Обращает на себя внимание в этом сочинении метод обоснования уравнения первого закона термодинамики на основании общего уравнения живых сил. [c.622]

Широкодиапазонные уравнения состояния представляют для практического использования в виде таблиц, набора соотношений, или единой упрощенной формулы. Обычно уравнения состояния строятся на основе тех или иных модельных представлений. Однако, термодинамически полное уравнение состояния может бьггь построено и непосредственно по результатам измерений Е = Е(р, У) без привлечения моделей среды или каких-либо априорных соображений о свойствах и характере исследуемого вещества [5, 22, 23]. Из первого закона термодинамики получаем линейное неоднородное дифференциальное уравнение для Т(р, V) [c.344]

Из того, что мы знаем о равновесных и неравновесных состояниях, следует, что при переходе от вторых к первым энтропия Зшеличивается и достигает максимального значения в состоянии термодинамического равновесия. Поскольку в изолированной системе все переходы идут именно в этом направлении, мы получаем, таким образом, количественную формулировку II закона термодинамики энтропия изолированной системы не может убывать. [c.53]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...