Презентация Второе начало термодинамики онлайн

Содержание слайда: ЛЕКЦИЯ 4. ВТОРОЕ И ТРЕТЬЕ НАЧАЛА ТЕРМОДИНАМИКИ

Содержание слайда: Второе начало термодинамики определяет условия, при которых возможны превращения энергии, описывающиеся уравнением первого начала термодинамики, а также направления протекания этих процессов. Второе начало термодинамики определяет условия, при которых возможны превращения энергии, описывающиеся уравнением первого начала термодинамики, а также направления протекания этих процессов. 1-я формулировка (по Клаузиусу): невозможен самопроизвольный переход тепла от менее к более нагретому телу, т.е. невозможны процессы, единственным конечным результатом которых был бы переход тепла от менее к более нагретому телу. 2-я формулировка (по Кельвину): невозможны процессы, единственным конечным результатом которых было бы превращение тела целиком в работу.

Содержание слайда: Вечный двигатель второго рода невозможен, т.е. невозможно создать тепловой двигатель с КПД, равным 1. Вечный двигатель второго рода невозможен, т.е. невозможно создать тепловой двигатель с КПД, равным 1. КПД любого двигателя равен отношению работы A, произведенной рабочим веществом за цикл, к сообщенному рабочему веществу теплу Q1:

Содержание слайда: Если Q1 – теплота, полученная за цикл, Q2 – теплота, отданная за цикл , то, согласно первому началу термодинамики, Если Q1 – теплота, полученная за цикл, Q2 – теплота, отданная за цикл , то, согласно первому началу термодинамики, и КПД теплового двигателя:

Содержание слайда: Холодильная машина отбирает у тела с температурой T2 теплоту Q2 и отдает телу с более высокой температурой T1 некоторую теплоту Q1. При этом над машиной должна быть совершена работа A. Холодильная машина отбирает у тела с температурой T2 теплоту Q2 и отдает телу с более высокой температурой T1 некоторую теплоту Q1. При этом над машиной должна быть совершена работа A. Эффективность работы холодильной машины характеризуется холодильным коэффициентом  – отношением количества теплоты, отнятого от охлаждаемого тела, к работе, затраченной на приведение машины в действие.

Содержание слайда: ЛЕКЦИЯ 4. ВТОРОЕ И ТРЕТЬЕ НАЧАЛА ТЕРМОДИНАМИКИ

Содержание слайда: Простые механические движения всегда обратимы. Например: Простые механические движения всегда обратимы. Например: колебания математического маятника; упругое соударение тел. Обратимость процесса, в широком смысле, означает, что при его реализации в окружающей среде ничего не изменяется.

Содержание слайда:

Содержание слайда: Нельзя ли с помощью каких-либо процессов или механизмов добиться того, чтобы участвующих в них тела вернулись в исходное состояние без того, чтобы в окружающей среде произошли какие-либо изменения? Нельзя ли с помощью каких-либо процессов или механизмов добиться того, чтобы участвующих в них тела вернулись в исходное состояние без того, чтобы в окружающей среде произошли какие-либо изменения?

Содержание слайда: ПРЯМОЙ ПРОЦЕСС ПРЯМОЙ ПРОЦЕСС

Содержание слайда: При адиабатическом процессе нет теплообмена с окружающей средой, т.е. Q = 0, и внешняя механическая работа совершается только за счет внутренней энергии газа: A = –U. При адиабатическом процессе нет теплообмена с окружающей средой, т.е. Q = 0, и внешняя механическая работа совершается только за счет внутренней энергии газа: A = –U. Если внешние тела совершают над газом работу A = –A, то эта механическая работа переходит во внутреннюю энергию газа, и газ вернется в исходное состояние без каких-либо изменений в окружающих телах.

Содержание слайда: При изотермическом сжатии температура газа остается постоянной, равной температуре окружающей среды. Следовательно, U = 0, и внешняя работа совершается за счет внешнего тела: Q = A. Вся система находится в тепловом равновесии. Т.е. этот бесконечно медленный процесс превращается в бесконечную последовательность равновесных состояний. При изотермическом сжатии температура газа остается постоянной, равной температуре окружающей среды. Следовательно, U = 0, и внешняя работа совершается за счет внешнего тела: Q = A. Вся система находится в тепловом равновесии. Т.е. этот бесконечно медленный процесс превращается в бесконечную последовательность равновесных состояний.

Содержание слайда: Квазистатический процесс – это процесс, текущий бесконечно медленно и представляющий собой бесконечную последовательность равновесных состояний. Квазистатический процесс – это процесс, текущий бесконечно медленно и представляющий собой бесконечную последовательность равновесных состояний. При этом для любых двух состояний такого процесса может быть любой порядок: процесс может остановиться и пойти вспять, затем снова остановиться и пойти в прежнем направлении. Таким образом, все квазистатические процессы обратимы. Однако многочисленные опытные данные показывают, что реальные тепловые процессы всегда необратимы (реальные, т.к. и адиабатический, и изотермический процессы, в принципе, не реальны).

Содержание слайда: В термодинамике энтропия вводится через элементарное приращение: В термодинамике энтропия вводится через элементарное приращение: и является полным дифференциалом, т.е. функцией состояния системы и не зависит от вида процесса. В этом случае изменение энтропии определяется лишь начальным и конечным состояниями системы: где состояния 1 и 2 должны быть равновесными, а процесс 1-2 может быть любым, даже необратимым.

Содержание слайда: 1. Энтропия – функция состояния. Если процесс производят вдоль адиабаты, то энтропия системы не меняется. Т.о., адиабаты – это еще и изоэнтропы. Каждой более высоко расположенной адиабате соответствует большее значение энтропии. 1. Энтропия – функция состояния. Если процесс производят вдоль адиабаты, то энтропия системы не меняется. Т.о., адиабаты – это еще и изоэнтропы. Каждой более высоко расположенной адиабате соответствует большее значение энтропии. В этом легко убедиться, проводя изотермический процесс между точками 1 и 2, лежащих на разных адиабатах. В этом процессе T = const, поэтому

Содержание слайда: 2. Энтропия – величина аддитивная: энтропия макросистемы равна сумме энтропий ее частей. 2. Энтропия – величина аддитивная: энтропия макросистемы равна сумме энтропий ее частей. 3. Принцип возрастания энтропии: энтропия замкнутой (теплоизолированной ) макросистемы не уменьшается – она либо возрастает (для необратимых процессов), либо остается постоянной (для обратимых процессов). Таким образом, величина изменения (возрастания) энтропии замкнутой S системы может служить мерой необратимости процессов, протекающих в этой системе. В предельном случае, если процессы имеют обратимый характер, то энтропия замкнутой системы не изменяется, т.е. S = 0.

Содержание слайда: Все самопроизвольно протекающие процессы в природе – от теплообмена до химических реакций – протекают таким образом, что энтропия возрастает. Необходимо специальное взаимодействие с окружающей средой, чтобы препятствовать возрастанию энтропии в системе. Наиболее ярким примером могут служить живые существа. Все самопроизвольно протекающие процессы в природе – от теплообмена до химических реакций – протекают таким образом, что энтропия возрастает. Необходимо специальное взаимодействие с окружающей средой, чтобы препятствовать возрастанию энтропии в системе. Наиболее ярким примером могут служить живые существа.

Содержание слайда: Эта теорема утверждает, что при приближении температуры к абсолютному нулю энтропия системы также стремится к нулю: Эта теорема утверждает, что при приближении температуры к абсолютному нулю энтропия системы также стремится к нулю: При этом теплоемкость системы также стремится к нулю. Теорему Нернста называют третьим началом термодинамики.

Содержание слайда: ЛЕКЦИЯ 4. ВТОРОЕ И ТРЕТЬЕ НАЧАЛА ТЕРМОДИНАМИКИ

Содержание слайда: Оно представляет собой объединение первого начала термодинамики и выражения для элементарного приращения энтропии. Если учесть, что Оно представляет собой объединение первого начала термодинамики и выражения для элементарного приращения энтропии. Если учесть, что то уравнение первого начала термодинамики примет вид:

Содержание слайда: Пусть начальное 1 и конечное 2 состояния идеального газа характеризуются параметрами p1, V1 и p2, V2. Тогда элементарное приращение энтропии Пусть начальное 1 и конечное 2 состояния идеального газа характеризуются параметрами p1, V1 и p2, V2. Тогда элементарное приращение энтропии Возьмем дифференциал логарифма от уравнения состояния идеального газа:

Содержание слайда: Подставим это выражение в уравнение для элементарного приращения энтропии: Подставим это выражение в уравнение для элементарного приращения энтропии: Интегрируя обе части данного выражения, получим:

Содержание слайда: Непосредственно считать изменение энтропии в каком-либо необратимом процессе невозможно. Однако, энтропия – функция состояния. Эти свойством можно воспользоваться, проведя между начальным и конечным состояниями какой-нибудь обратимый процесс, ничего общего не имеющий с реальным необратимым процессом. Непосредственно считать изменение энтропии в каком-либо необратимом процессе невозможно. Однако, энтропия – функция состояния. Эти свойством можно воспользоваться, проведя между начальным и конечным состояниями какой-нибудь обратимый процесс, ничего общего не имеющий с реальным необратимым процессом.

Содержание слайда: После необратимого процесса смешения газов система перейдем в равновесное состояние, при котором газы перемешаны. Как в предыдущем примере, для каждого из газов: После необратимого процесса смешения газов система перейдем в равновесное состояние, при котором газы перемешаны. Как в предыдущем примере, для каждого из газов: Тогда суммарное приращение энтропии системы Энтропия системы увеличивается, т.е. процесс необратим (саморазделение газов на составляющие – процесс невероятный).

Содержание слайда: Последняя формулы приводит к выводу, называемому парадоксом Гиббса: Последняя формулы приводит к выводу, называемому парадоксом Гиббса: Допустим, что газы 1 и 2 тождественны. Тогда после удаления перегородки энтропия увеличивается, хотя ясно, что состояние системы ничем не отличается от первоначального. Для понимания описанной ситуации существенно знать, что последняя формула получена только для случая, когда газы 1 и 2 различны. Для тождественных газом приведенные рассуждения неприменимы, для них S = 0.

Содержание слайда: ЛЕКЦИЯ 4. ВТОРОЕ И ТРЕТЬЕ НАЧАЛА ТЕРМОДИНАМИКИ

Содержание слайда: Рассмотренный Карно тепловой двигатель состоял из нагревателя с температурой T1 и холодильника с температурой T2 и рабочего тела, способного получать тепло и совершать работу A. Под рабочим телом будем пока понимать идеальный газ в цилиндре под поршнем. Рассмотренный Карно тепловой двигатель состоял из нагревателя с температурой T1 и холодильника с температурой T2 и рабочего тела, способного получать тепло и совершать работу A. Под рабочим телом будем пока понимать идеальный газ в цилиндре под поршнем.

Содержание слайда: Карно рассмотрел цикл, состоящий из двух изотерм и двух адиабат. При изотермическом расширении 1-2 газ находится в контакте с нагревателем (T1). При этом газ получает тепло Q1. На изотерме 3-4 газ отдает тепло Q2 холодильнику (T2). Карно рассмотрел цикл, состоящий из двух изотерм и двух адиабат. При изотермическом расширении 1-2 газ находится в контакте с нагревателем (T1). При этом газ получает тепло Q1. На изотерме 3-4 газ отдает тепло Q2 холодильнику (T2). Данный цикл является обратимым (если его проводить бесконечно медленно). Он также может быть проведен в обратном направлении, при этом газ совершает отрицательную работу, нагреватель получает тепло Q1, холодильник отдает газу тепло Q2, которое он получил в прямом цикле. Именно так работает холодильная машина.

Содержание слайда: На диаграмме TS цикл Карно имеет вид прямоугольника с изотермами 1-2 и 3-4 (горизонтальные прямые) и адиабатами (изоэнтропами) 2-3 и 4-1 (вертикальные прямые). Полученное тепло На диаграмме TS цикл Карно имеет вид прямоугольника с изотермами 1-2 и 3-4 (горизонтальные прямые) и адиабатами (изоэнтропами) 2-3 и 4-1 (вертикальные прямые). Полученное тепло и равно площади под отрезком 1-2. Отданное тепло и равно площади под отрезком 3-4. Тогда работа газа за цикл:

Содержание слайда: Тогда КПД цикла Карно: Тогда КПД цикла Карно: При выводе этой формулы не делалось никаких выводов о свойствах рабочего вещества и устройстве теплового двигателя. Отсюда следует теорема Карно: КПД обратимых двигателей, работающих по циклу Карно, зависит только от температур нагревателя и холодильника, но не зависит ни от устройства двигателя, ни от рода рабочего вещества.

Содержание слайда: КПД любого необратимого теплового двигателя, работающего с теми же температурами нагревателя и холодильника, всегда меньше, чем у двигателя, работающего по обратимому циклу Карно: КПД любого необратимого теплового двигателя, работающего с теми же температурами нагревателя и холодильника, всегда меньше, чем у двигателя, работающего по обратимому циклу Карно:

Содержание слайда: Решение вопроса о КПД других циклов часто сильно упрощается, если его рассматривать в переменных TS. Во многих циклах встречаются участки – изохоры и изобары. Выясним, как они выглядят на диаграмме TS. Решение вопроса о КПД других циклов часто сильно упрощается, если его рассматривать в переменных TS. Во многих циклах встречаются участки – изохоры и изобары. Выясним, как они выглядят на диаграмме TS. Пусть начальное состояние идеального газа определяется параметрами p0 и V0. Элементарное приращение энтропии газа:

Содержание слайда: Повысим температуру газа Повысим температуру газа изохорически (V = const). Тогда Если же процесс происходит изобарически (p = const), то

Содержание слайда: ЛЕКЦИЯ 4. ВТОРОЕ И ТРЕТЬЕ НАЧАЛА ТЕРМОДИНАМИКИ

Содержание слайда: Состояние макросистемы, охарактеризованное заданием таких макропараметром, как объем, температура, давление и др., называется макросостоянием. Состояние макросистемы, охарактеризованное заданием таких макропараметром, как объем, температура, давление и др., называется макросостоянием. Состояние макросистемы, при котором заданы состояния всех молекул, входящих в систему, называют микросостоянием. Любое макросостояние может быть выражено различными способами, т.е. различными микросостояниями. Число микросостояний, с помощью которых может быть реализовано данное макросостояние системы, называется статистическим весом макросостояния.

Содержание слайда: Вероятность одновременного пребывания N молекул в одной и половинок сосуда равна 1/2N. Вероятность одновременного пребывания N молекул в одной и половинок сосуда равна 1/2N. Таким образом, вероятность любого размещения четырех молекул также равна 1/2N. Каждое размещение – это некоторое микросостояние системы, и вероятность P каждого размещения одинакова и равна 1/2N.

Содержание слайда: Видно, что макросостояние, при котором в обеих половинках сосуда находится одинаковое число молекул, реализуется большинством способов, или микросостояний (всего – 6). Статистический вес такого макросостояния максимален. Видно, что макросостояние, при котором в обеих половинках сосуда находится одинаковое число молекул, реализуется большинством способов, или микросостояний (всего – 6). Статистический вес такого макросостояния максимален.

Содержание слайда: Пусть первоначально все 4 молекул идеального газа находились в половине A. Вследствие беспорядочного движения молекул некоторые из молекул окажутся в половине B сосуда, т.е. газ расширяется. Может оказаться так, что в какой-то момент времени все 4 молекулы снова окажутся в одной из половинок сосуда: газ самопроизвольно сжимается, т.е. процесс оказывается обратимым. Пусть первоначально все 4 молекул идеального газа находились в половине A. Вследствие беспорядочного движения молекул некоторые из молекул окажутся в половине B сосуда, т.е. газ расширяется. Может оказаться так, что в какой-то момент времени все 4 молекулы снова окажутся в одной из половинок сосуда: газ самопроизвольно сжимается, т.е. процесс оказывается обратимым. Поскольку скорость молекул достаточно велика, процесс самопроизвольного сжатия газа наступит очень скоро.

Содержание слайда: В случае N = 10 получим P ~ 10-3. Таким образом, если в течение длительного времени фиксировать распределение молекул по половинкам сосуда через равные промежутки времени, то окажется, что в одном из 1000 случаев в среднем окажется, что все 10 молекул окажутся в одной половине сосуда. В случае N = 10 получим P ~ 10-3. Таким образом, если в течение длительного времени фиксировать распределение молекул по половинкам сосуда через равные промежутки времени, то окажется, что в одном из 1000 случаев в среднем окажется, что все 10 молекул окажутся в одной половине сосуда. Если N = 100, мы получим P ~ 10-30. Если N = 1020, то окажется, что P ~ 10-310-19. Такова вероятность, что газ самопроизвольно сожмется в одной половине сосуда. Ясно, что такое событие практически неосуществимо. При N   статистический вес макросостояния, при котором в обеих половинках сосуда содержится одинаковое число молекул стремительно растет:

Содержание слайда: Макросистема, будучи предоставленной самой себе, стремится самопроизвольно переходить от менее вероятных макросостояний, к более вероятным. Макросистема, будучи предоставленной самой себе, стремится самопроизвольно переходить от менее вероятных макросостояний, к более вероятным. В этом состоит суть необратимости процесса. Таким образом, обратный процесс возможен, но вероятность его реализации пренебрежимо мала.

Содержание слайда: Если макросистема находится в неравновесном состоянии, то она будет самопроизвольно переходить в состояние с большей вероятностью – в равновесное состояние. Вместе с тем, согласно второму началу термодинамики, все самопроизвольные процессы в замкнутых системах сопровождаются возрастанием энтропии. Поэтому между энтропией состояния и вероятностью этого состояния существует связь: Если макросистема находится в неравновесном состоянии, то она будет самопроизвольно переходить в состояние с большей вероятностью – в равновесное состояние. Вместе с тем, согласно второму началу термодинамики, все самопроизвольные процессы в замкнутых системах сопровождаются возрастанием энтропии. Поэтому между энтропией состояния и вероятностью этого состояния существует связь: где k – постоянная Больцмана,  – статистический вес макросостояния с энтропией S.

Содержание слайда: Все замкнутые макросистемы стремятся переходить от состояний менее вероятных к более вероятным. Все замкнутые макросистемы стремятся переходить от состояний менее вероятных к более вероятным. При этом энтропия характеризует степень беспорядка в системе: состояниям с большим беспорядком соответствует большая в вероятность (или статистический вес ), чем у более упорядоченного состояния. С этим связана необратимость реальных тепловых процессов: они протекают так, что беспорядок в системе увеличивается. С этим связан тот факт, что любой вид энергии в конце концов переходит во внутреннюю энергию, т.е. в состояние, при котором «хаос» в системе максимален. Это состояние является равновесным и его энтропия S = max.