Презентация Основные положения термодинамики и теплотехники. Энтропия онлайн

Содержание слайда: Транспортная энергетика

Содержание слайда: Раздел 2. ОСНОВНЫЕ ПОЛОЖЕНИЯ ТЕРМОДИНАМИКИ И ТЕПЛОТЕХНИКИ Раздел 2. ОСНОВНЫЕ ПОЛОЖЕНИЯ ТЕРМОДИНАМИКИ И ТЕПЛОТЕХНИКИ Учебные вопросы 2.7. Энтропия 2.8. Энтальпия 2.9. Адиабатный процесс 2.10. Цикл Карно

Содержание слайда: Учебный вопрос №2.7 ЭНТРОПИЯ

Содержание слайда: Рассмотрим уравнение (2.6), выражающее первый закон термодинамики для единицы массы идеального газа в приращениях: dq=cVdT+pdV. Выразим давление через температуру и объем, воспользовавшись уравнением состояния идеального газа. Тогда уравнение (2.6) примет вид: (2.9) Правая часть уравнения (2.9) представляет собой полный дифференциал некоторой функции s, независимыми переменными которой являются T и V.

Содержание слайда: Таким образом, Таким образом, Функция s является удельным выражением величины S, которую Р.Клаузиус назвал энтропией, что означает "превращение". Соответственно: (2.10) Следовательно, энтропия представляет собой такую величину, бесконечно малое приращение которой равно отношению бесконечно малого приращения теплоты к абсолютной температуре, при которой эта теплота подводилась к телу.

Содержание слайда: В теплотехнике принимают, что для любого тела при атмосферном давлении и абсолютном нуле энтропия равна нулю. Для других же состояний энтропия рассматривается как положительное или отрицательное приращение относительно ее нулевого значения. Следовательно, энтропию можно рассматривать как функцию состояния системы. В теплотехнике принимают, что для любого тела при атмосферном давлении и абсолютном нуле энтропия равна нулю. Для других же состояний энтропия рассматривается как положительное или отрицательное приращение относительно ее нулевого значения. Следовательно, энтропию можно рассматривать как функцию состояния системы. Необходимо понимать, что для любого процесса, происходящего в изолированной системе, энтропия конечного состояния никогда не может быть меньше энтропии начального состояния. Т.е. состояние с максимальной энтропией является наиболее устойчивым состоянием изолированной системы.

Содержание слайда: Тот факт, что все самопроизвольные процессы в изолированной системе происходят в направлении увеличения энтропии, может быть продемонстрирован следующим простым примером. Тот факт, что все самопроизвольные процессы в изолированной системе происходят в направлении увеличения энтропии, может быть продемонстрирован следующим простым примером. Рассмотрим теплообмен путем теплопроводности между двумя частями изолированной системы - между А и В. Пусть TА и TВ - соответственно температуры этих частей, и TА < TВ.

Содержание слайда: Так как теплота распространяется от более горячего тела к более холодному, то тело В отдает некоторое количество теплоты dQ, которое поглощается телом А. Таким образом, энтропия тела А изменяется на величину , а энтропия Так как теплота распространяется от более горячего тела к более холодному, то тело В отдает некоторое количество теплоты dQ, которое поглощается телом А. Таким образом, энтропия тела А изменяется на величину , а энтропия тела В - на величину Общее изменение энтропии всей системы составляет Поскольку TА < TВ, то это изменение положительно, и энтропия всей системы увеличивается.

Содержание слайда: Если записать уравнение (2.3) в приращениях, то с учетом (2.10) и выражения для элементарной работы dL=pdV получим для массы газа, находящимся в механическом и тепловом равновесии, соответствующем ее энергии и объему, первое фундаментальное уравнение термодинамики для замкнутых систем: Если записать уравнение (2.3) в приращениях, то с учетом (2.10) и выражения для элементарной работы dL=pdV получим для массы газа, находящимся в механическом и тепловом равновесии, соответствующем ее энергии и объему, первое фундаментальное уравнение термодинамики для замкнутых систем: dU=TdS-pdV. (2.11) Из него следует важный вывод: когда в замкнутой системе совершается только механическая работа, то количество выделившейся теплоты при постоянном объеме (dV=0) - есть мера уменьшения внутренней энергии.

Содержание слайда: В заключение данного параграфа несколько слов о современной термодинамике. Дело в том, что в макромасштабе происходит усреднение всех характеристик молекул: энергии, скорости и др. Так, понятие температуры относится к множеству молекул и неприменимо к отдельной молекуле. Каждое термодинамическое состояние газа не является безусловно обязательным, а существует с той или иной вероятностью. Последняя тем выше, чем большим числом комбинаций в пространственном расположении молекул и скоростях молекул оно способно осуществиться. В заключение данного параграфа несколько слов о современной термодинамике. Дело в том, что в макромасштабе происходит усреднение всех характеристик молекул: энергии, скорости и др. Так, понятие температуры относится к множеству молекул и неприменимо к отдельной молекуле. Каждое термодинамическое состояние газа не является безусловно обязательным, а существует с той или иной вероятностью. Последняя тем выше, чем большим числом комбинаций в пространственном расположении молекул и скоростях молекул оно способно осуществиться.

Содержание слайда: Наименее вероятно состояние газа, при котором скорости молекул совершенно одинаковы. Вероятность такого состояния условно можно определить величиной w0. Тогда вероятность состояния w c разными скоростями молекул во много раз выше, чем w0 , так как для разных скоростей можно осуществить большее число комбинаций. Отношение W=w/w0 носит название термодинамической вероятности или статистического веса состояния. Очевидно, что W>>1. Наименее вероятно состояние газа, при котором скорости молекул совершенно одинаковы. Вероятность такого состояния условно можно определить величиной w0. Тогда вероятность состояния w c разными скоростями молекул во много раз выше, чем w0 , так как для разных скоростей можно осуществить большее число комбинаций. Отношение W=w/w0 носит название термодинамической вероятности или статистического веса состояния. Очевидно, что W>>1.

Содержание слайда: В статистической физике доказывается в общем случае, что энтропия тем выше, чем большим числом комбинаций может реализовываться данное состояние. Соотношение, устанавливающее связь между энтропией и термодинамической вероятностью, получено Л.Больцманом: В статистической физике доказывается в общем случае, что энтропия тем выше, чем большим числом комбинаций может реализовываться данное состояние. Соотношение, устанавливающее связь между энтропией и термодинамической вероятностью, получено Л.Больцманом: S=klnW, (2.12) где k - постоянная Больцмана отношение универсальной газовой постоянной R к числу Авогадро NА; k=1,38·10-23Дж/К. Сделаем два замечания по поводу приведенной зависимости.

Содержание слайда: Во-первых, напомним, что число Авогадро NА равно числу молекул в одном моле вещества, которое для разных веществ является одинаковой величиной. В настоящее время принимают, что постоянная Авогадро NА=6,022045·1023моль-1~=6,02·1023моль-1. Например, 2 г водорода, 32 г кислорода и т.д. содержат по NА молекул. Для того, чтобы представить себе это число, вообразим пустыню площадью в 1 миллион квадратных километров, покрытую слоем песка толщиной 600 м. Если на песчинку приходится объем 1 мм2, то общее число песчинок в пустыне будет равно числу Авогадро. Во-первых, напомним, что число Авогадро NА равно числу молекул в одном моле вещества, которое для разных веществ является одинаковой величиной. В настоящее время принимают, что постоянная Авогадро NА=6,022045·1023моль-1~=6,02·1023моль-1. Например, 2 г водорода, 32 г кислорода и т.д. содержат по NА молекул. Для того, чтобы представить себе это число, вообразим пустыню площадью в 1 миллион квадратных километров, покрытую слоем песка толщиной 600 м. Если на песчинку приходится объем 1 мм2, то общее число песчинок в пустыне будет равно числу Авогадро.

Содержание слайда: Во-вторых, не приводя строгого доказательства соотношения (2.12), докажем, предполагая существование функциональной зависимости между S и W, что энтропия пропорциональна логарифму вероятности. Во-вторых, не приводя строгого доказательства соотношения (2.12), докажем, предполагая существование функциональной зависимости между S и W, что энтропия пропорциональна логарифму вероятности. Рассмотрим систему, состоящую из двух частей, причем пусть S1 и S2 - энтропии, а W1 и W2 - вероятности состояний этих частей. Из (2.12) имеем: S1=f(W1); S2=f(W2). Энтропия всей системы S равна сумме энтропий ее частей, а вероятность всей системы равна произведению вероятностей. Тогда: S= S1+S2, или f(W1 W2)= f(W1)+f(W2).

Содержание слайда: Функция f должна, таким образом, подчиняться функциональному уравнению: Функция f должна, таким образом, подчиняться функциональному уравнению: f(xy)= f(x)+f(y). (2.13) Так как уравнение (2.13) верно при любых значениях аргументов, то положим y=1+ε, где ε - бесконечно малая величина первого порядка. Тогда: f( x+xε)= f(x)+f(1+ε). Разлагая обе части последнего уравнения в ряд Тейлора по ε и пренебрегая всеми членами выше первого порядка, получим: f(x)+xεf´(x) = f(x)+f(1)+εf´(1).

Содержание слайда: Поскольку f(1)=0, то, избавляясь от f(x) в обеих частях равенства и сокращая на ε, запишем Поскольку f(1)=0, то, избавляясь от f(x) в обеих частях равенства и сокращая на ε, запишем x f´(x) = f´(1)=k, где k представляет собой константу. Деля обе его части на x, получим уравнение: интегрирование которого окончательно дает: f(x)= klnx или S=klnW.

Содержание слайда: Следует подчеркнуть, что данные рассуждения не доказывают уравнения Больцмана, так как мы не показали, что существует функциональная зависимость между S и W. Однако данный вывод делает существование функциональной зависимости правдоподобным. Следует подчеркнуть, что данные рассуждения не доказывают уравнения Больцмана, так как мы не показали, что существует функциональная зависимость между S и W. Однако данный вывод делает существование функциональной зависимости правдоподобным.

Содержание слайда: Итак, максимуму энтропии отвечает наиболее вероятное состояние системы. Соответственно с позиции статистической физики наиболее строгим утверждением о направлении протекания процессов будет следующее: весьма вероятно, что энтропия изолированной системы возрастает. А раз "весьма вероятно", то возможны некоторые отступления от этого закона, которые наиболее вероятны для небольшого числа молекул. Такие отступления, обнаруженные при изучении броуновского движения, были названы флуктуациями. Итак, максимуму энтропии отвечает наиболее вероятное состояние системы. Соответственно с позиции статистической физики наиболее строгим утверждением о направлении протекания процессов будет следующее: весьма вероятно, что энтропия изолированной системы возрастает. А раз "весьма вероятно", то возможны некоторые отступления от этого закона, которые наиболее вероятны для небольшого числа молекул. Такие отступления, обнаруженные при изучении броуновского движения, были названы флуктуациями.

Содержание слайда: Учебный вопрос №2.8 ЭНТАЛЬПИЯ

Содержание слайда: С целью упрощения расчета многих термодинамических процессов У.Гиббсом была введена функция H, названная энтальпией. Для получения аналитических зависимостей, связывающих энтальпию с параметрами термодинамической системы, рассмотрим замкнутую систему. Пусть в этой системе телу сообщается тепло dQ, которое будет расходоваться на увеличение внутренней энергии тела dU и на работу dL, совершаемую телом. Если процесс будет осуществляться при постоянном давлении, то работа будет равна произведению давления на изменение объема dL=pdV. Тогда dQ=dU+pdV. С целью упрощения расчета многих термодинамических процессов У.Гиббсом была введена функция H, названная энтальпией. Для получения аналитических зависимостей, связывающих энтальпию с параметрами термодинамической системы, рассмотрим замкнутую систему. Пусть в этой системе телу сообщается тепло dQ, которое будет расходоваться на увеличение внутренней энергии тела dU и на работу dL, совершаемую телом. Если процесс будет осуществляться при постоянном давлении, то работа будет равна произведению давления на изменение объема dL=pdV. Тогда dQ=dU+pdV.

Содержание слайда: Это значит, что теплота, сообщаемая телу, может быть представлена как полный дифференциал некоторой функции Это значит, что теплота, сообщаемая телу, может быть представлена как полный дифференциал некоторой функции dH=d(U+pV). Действительно, полный дифференциал от функции, стоящей в скобках, равен: d(U+pV)= dU+pdV+Vdp= dU+pdV, т.к. dp=0. Функция H=U+pV называется энтальпией. Другое ее название тепловая функция или теплосодержание.

Содержание слайда: Оправданность введения данной функции можно продемонстрировать следующим образом. Пусть в замкнутой системе давление поддерживается постоянным, т.е. совершается только работа расширения. Если обозначить начальное состояние цифрой 1, а конечное цифрой 2, то для конечных значений энергии, теплоты и объема можно записать: Оправданность введения данной функции можно продемонстрировать следующим образом. Пусть в замкнутой системе давление поддерживается постоянным, т.е. совершается только работа расширения. Если обозначить начальное состояние цифрой 1, а конечное цифрой 2, то для конечных значений энергии, теплоты и объема можно записать: ΔU=U2-U1=Q-p(V2-V1), откуда Q=U2-U1+pV2-pV1=(U2+pV2)-(U1+pV1)=ΔH. То есть, теплота, поглощенная в процессе, который протекает при постоянном давлении, равна изменению энтальпии, если единственным видом произведенной работы является работа расширения.

Содержание слайда: Определение энтальпии позволяет нам получить второе фундаментальное уравнение термодинамики. Определение энтальпии позволяет нам получить второе фундаментальное уравнение термодинамики. Возьмем полный дифференциал от энтальпии dH=d(U+pV)=dU+pdV+Vdp. Подставив в полученную формулу выражение для dU из первого фундаментального уравнения (2.11), получим второе фундаментальное уравнение термодинамики: dH=TdS+Vdp. Таким образом, когда в замкнутой системе совершается только механическая работа, то количество выделившейся теплоты при постоянном давлении - есть мера уменьшения энтальпии.

Содержание слайда: Учебный вопрос №2.9 АДИАБАТНЫЙ ПРОЦЕСС

Содержание слайда:

Содержание слайда: Используя уравнение состояния для моля газа, выразим температуру через давление, тогда получим уравнение для адиабатного процесса в следующей форме: Используя уравнение состояния для моля газа, выразим температуру через давление, тогда получим уравнение для адиабатного процесса в следующей форме: pVK=const. (2.15) Полученное уравнение следует сравнить с уравнением: pV=const для изотермического процесса. На диаграмме (V,p) изотермы являются семейством равнобочных гипербол, адиабаты же, представленные уравнением (2.15), качественно похожи на гиперболы, но идут круче, потому что K>1.

Содержание слайда: Учебный вопрос №2.10 ЦИКЛ КАРНО

Содержание слайда: Французский инженер С.Карно установил, что теплота может быть преобразована в механическую работу лишь тогда, когда имеется перепад температур, и величина этой работы зависит только от температур, при которых подводится и отводится теплота. Французский инженер С.Карно установил, что теплота может быть преобразована в механическую работу лишь тогда, когда имеется перепад температур, и величина этой работы зависит только от температур, при которых подводится и отводится теплота. Наиболее совершенными процессами с точки зрения преобразования теплоты в работу являются обратимые круговые процессы - циклы. В то же время среди обратимых круговых процессов наиболее совершенным будет тот, который имеет наибольший КПД. Такой цикл и был предложен С.Карно.

Содержание слайда:

Содержание слайда:

Содержание слайда:

Содержание слайда:

Содержание слайда:

Содержание слайда:

Содержание слайда:

Содержание слайда:

Содержание слайда:

Содержание слайда:

Содержание слайда:

Содержание слайда:

Содержание слайда:

Содержание слайда:

Содержание слайда: Лекция окончена Благодарю за внимание