Уравнения состояния. Энтропия. Второй закон термодинамики

Второй закон термодинамики играет совсем иную роль. Действительно, предположим, что энергия добавлена к списку переменных в табл. 1-2, так же как и энтропийное уравнение состояния — к числу уравнений (т. е. имеется уравнение, задающее энтропию S как функцию каких бы то ни было относящихся к делу переменных) предположим, кроме того, что рассматривается второй закон термодинамики в какой-либо подходящей формулировке. [c.149]

Важнейшим параметром состояния вещества является энтропия S. Изменение энтропии в обратимом термодинамическом процессе определяется уравнением, являющимся аналитическим выражением второго закона термодинамики [c.65]

В этом параграфе пока пе накладывалось никакого ограничения на направление процесса, т. е. процесс может идти из состояния 1 в состояние 2, или из состояния 2 в состояние 1. Согласно второму закону термодинамики, в адиабатическом процессе энтропия не может уменьшаться. Анализ уравнения (2.52) показывает, что изменение энтропии положительно, когда М1 больше единицы следовательно, в совершенном газе возможен скачок только от сверхзвуковой скорости до дозвуковой ) с соответствующим ростом давления при переходе по нормали к разрыву. Ниже будет изложен метод исследования направления процессов в скачке. [c.37]

Перейдем теперь к обсуждению второго закона термодинамики. Этот закон можно сформулировать несколькими различными способами, которые в конце концов приводят к выводу о существовании абсолютной шкалы температур Гик введению энтропии 5, представляющей собой функцию термодинамических переменных, характеризующих состояние системы. Эти две величины связаны уравнением [c.14]

Как было показано в гл. 3, в соответствии со вторы м законом термодинамики энтропия изолированной системы стремится к максимуму. В состоянии равновесия энтропия изолированной системы имеет максимально возможное для данной системы значение, т. е. в равновесной изолированной системе dS=0. Действительно, для изолированной системы d 7=0 и tiy=0 и из уравнения (3-157) [c.121]

Раздел 2 — Термодинамика квазистатических (обратимых) процессов и состояний равновесия (обратимые изотермические процессы свободная энергия системы математические теоремы об интегрирующем множителе линейных форм в полных дифференциалах основное уравнение термодинамики обратимых процессов энтропия равенство Клаузиуса следствия основного уравнения термодинамики обратимых процессов, относящиеся к равновесным состояниям общие формулы, относящиеся к свободной энергии абсолютная термодинамическая температурная шкала цикл Карно следствия второго начала,. касающиеся обратимых процессов расширения и нагревания газа или жидкости связь эффекта Джоуля—Томсона с уравнением состояния применение этого эффекта для охлаждения газов магнитный метод охлаждения термодинамика гальванического элемента равновесное излучение закон Кирхгофа закон Стефана—Больцмана для равновесного излучения характеристические функции). [c.364]

В соответствии со вторым законом классической термодинамики, который всегда выполняется в системе покоя, энтропия 5 тела в тепловом равновесии есть функция от параметров состояния и определяется уравнением [c.170]

Из этого уравнения видно, что изменение параметра s не зависит от процесса, а определяется исключительно начальными и конечными значениями Т и v. Величина s, являющаяся функцией параметров состояния, сама может быть рассмотрена как функция состояния. Впервые эту функцию нашел Р. Клаузиус при анализе второго закона термодинамики и назвал ее энтропией. Он показал (см. с. 65), что дифференциал энтропии ds = bq/T является полным дифференциалом для реального рабочего тела, находящегося в любом агрегатном состоянии. Как следует из уравнения (1.76), единица удельной энтропии — ДжДкг К). [c.21]

Свое исследование макроскопических уравнений мы начнем отнюдь не с самого простого случая. Именно, прежде всего изучим эволюцию той величины, которая составляет основу неравновесной термодинаьшки. Свойство, которое мы собираемся установить здесь, действительно является краеугольным камнем любой макроскопической теории речь идет о выводе второго закона термодинамики. Как известно, второй закон термодинамики непосредственно связан с понятием необратимости. Этот закон гласит, что существует такая функция состояния — энтропия, которая не сохраняется. Более того, в ходе спонтанной эволюции изолированной системы эта фзщкпдя может лишь возрастать во времени в результате необратимых процессов, идущих в системе. Возрастание прекращается только тогда, когда система приходит в равновесное состояние при этом энтропия достигает максимума. При локальной формулировке скорость изменения плотности энтропии S (х t) выражается уравнением баланса типа (12.1.19) [c.55]

Физические величины — внутренняя энергия, энтальпия, энтропия и некоторые другие, являясь функциями состояния газа, принимают для каждого его состояния определенные значения, находящиеся в строго.м соответствии. Термодинамика дает основание для вывода уравнений, позволяющих определить значения всех этих физических величин для отдельных состояний газа. Эти уравнения, аналитически обобщающие первый и второй законы термодинамики, широко используются при проведении теоретических и экспериментальных исследований свойств реальных газов. Вывод этих уравнений является основной задачей раздела термодинамикн, называемого Дифференциальные уравнения термодинамики , имеющего большое значение при построении общей теории термодинамики. [c.417]

Пользуясь уравнением второго закона термодинамики, можно найти зависимость между ранее раосмотренными параметрами состояния р, V, Т я энтропией.,Выразив в указанном выше уравнении йз через [c.80]

Второй закон термодинам.ики и его уравнение устанавливают направление протекания самопроизвольных (процессов в конечных изолированных системах самопроизвольные реальные процессы протекают, нео б ратимо, так что приближают систему к состоянию равновесия, т. е. сопровождаются увеличением энтропии системы. Для неизолированных систем, участвующих в энергетическом обмене с внешней средой, уравнение второго закона термодинамики определяет изменение энтропии йз в элементарном процессе, [c.98]

Вторая группа уравнений представляет запись определенных физических законов, описывающих поведение конкретных материалов. Вид этих уравнений зависит от класса рассматриваемых материалов значения параметров, появляющихся в уравнениях, зависят от конкретного материала. Имеются в основном четыре уравнения этой группы. В недавнем весьма общем подходе Коле-мана [1—3]рассматриваются уравнения, в точности определяющие следующие четыре зависимые переменные внутреннюю энергию, энтропию, напряжение и тепловой поток. Этот подход будет обсуждаться в гл. 4. На данном этапе мы предпочитаем значительно менее строгий подход, в котором используются понятия, взятые из классической термодинамики. При таком упрощенном подходе по-прежнему используютсячетыреуравнения, описывающие поведение рассматриваемых материалов термодинамическое уравнение состояния, которое представляет собой соотношение между плотностью, давлением и температурой реологическое уравнение состояния, связывающее внутренние напряжения с кинематическими переменными уравнение для теплового потока, связывающее тепловой поток с распределением температуры уравнение, связывающее внутреннюю энергию с существенными независимы- [c.11]

Сравнение (10.17) с (10.16) показывает, что G° T) зависит и от постоянных интегрирования Uq и S°. Если система подчи-ияется третьему закону термодинамики, то согласно постулату Планка ( 6) константа S° должна ра>вняться нулю при Т = 0 и любом давлении. Из (10.14) видно, что такая нормировка энтропии для обычного идеального газа не подходит, во-пер-вых, потому что величина Ср постоянна и при 7 = 0 слагаемое Ср In Г равняется минус бесконечности, во-вторых, энтропия при любой температуре получается зависящей от давления. Причина этого — нереальность использованных уравнений состояния в области низких температур, где существенными становятся макроскопические проявления ювантовых свойств веществ, или, как говорят, происходит вырождение классического идеального газа. [c.91]

Уравнения линии Фанно и линии Рэлея соответствуют требованиям первого закона термодинамики и законов механики. Таким образом, эти условия не нарушились бы, если бы жидкость из состояния а внезапно и самопроизвольно перешла в состояние 6 они также не нарушились бы, если бы произошло обратное изменение (от Ь до а). Однако одно из этих состояний (й на рис. 18-13) обладает большей энтальпией, а также и -большей энтропией. Поскольку процесс является адиабатическим, изменение состояния, от Ь к а (от большей энтропии к меньшей) противоречит второму закону. [c.184]

Во второй части учебника Применепие законов термодинамики к специальному исследованию газообразных тел рассматриваются основные газовые законы, уравнение состояния Клапейрона и выводится формула Майера. Затем даются формулы энтропии. Построение этого раздела довольно сложное, так как выводы осуществляются на основе общих дифференциальных уравненть Затем полученные общие соотнощения применяются для идеального газа. После этого рассматриваются основные процессы. При этом вывод уравнения адиабаты осуществляется следующим образом. Из формулы энтропии при независи.мых переменных v и Т и ds = Q получается соот- ошение [c.147]

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]

Больцман (Boltzmann) Людвиг (1844-1906) — выдающийся австрийский физик, один из основателей статистической физики и физической кинетики. Окончил Венский университет (1866 г.), работал в Граце, Вене, Мюнхене, Лейпциге. Вывел (1868 г.) функцию распределения и кинетическое уравнение газов, названное его именем. Дал (1872 г.) статистическое обоснование второго качала термодинамики, связав энтропию системы с вероятностью состояния системы. Впервые применил к теории излучения принципы термодинамики (закон Стефана — Больцмана). Работы по математике, оптике, гидродинамике, теории упругости, теории электромагнетизма, по философии естествознания. Именем Больцмана названа одна из трех универсальных физических постоянных (постоянная Больцмана). Член многих академий наук. [c.20]

Первый основной закон термодинамики не накладывает каких-либо ограничений на определяюш,ие уравнения. Это же относится и к третьему закону. Второй основной закон термодинамики исключает процессы с отрицательным притоком энтропии. Это условие сужает класс допустимых уравнений состояния, однако не до желаемой степени. Более обещаюш,им здесь является принцип Онзагера [22], поскольку он относится к необратимым процессам и доставляет определенную информацию о направлении таких процессов, более точную, нежели второй основной закон. В самом деле, как было показано Био [1], принципа Онзагера достаточно для исследования некоторых проблем линейной вязкоупругости и установления так называемой вязкоупругой аналогии. К сожалению, однако, применение принципа Онзагера ограничивается только линейными задачами и поэтому не может дать результатов в более интересных случаях нелинейных моделей сплошных сред (неньютоновы жидкости, нелинейные вязкоупругие тела, вязкопластичные и пластичные тела и др.). [c.9]

Термодинамика. Всё содержание термодинамики является в осн. следствием её двух начал первого начала — закона сохранения энергии — и второго начала, констатирующего необратимость макроскопич, процессов. Они позволяют ввести однозначные ф-ции состояний внутреннюю энергию и энтропию. В замкиутьгх системах внутр. энергия остаётся неизменной, а энтропия сохраняется только при равновесных (обратимых) процессах. При необратимых процессах энтропия возрастает, и её рост наиб, полно отражает определ. направленность процессов в природе. В термодинамике осн. величинами, задающими состояние системы,—термодинамическими параметрами — являются в простейшем случае давление, объём и темп-ра. Связь между ними даётся термич. ур-нием состояния, а зависимости ср. энергии от объёма и темп-ры — калорич. ур-нием состояния. Простейшее термич. ур-ние состояния— ур-ние состояния идеального газа Клапейрона — Менделеева (см. Клапейрона уравнение). [c.315]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...