u_lectures

91

Применяя те же приемы, что и при выводе формулы (13.22), выражение (13.24) для работы при адиабатическом расширении можно преобразовать к виду

p V

V

γ−1

RT

m

V

γ−1

A =

1 1

1

=

1

1

γ −1

1

− V

γ −1 M 1

− V

2

2

.

Работа, совершаемая газом при адиабатическом расширении 1-2 (определяется заштрихованной площадью, выполненной на рис. 61), меньше, чем при изотермическом. Это объясняется тем, что при адиабатическом расширении происходит охлаждение газа, тогда как при изотермическом - температура поддерживается постоянной за счет притока извне эквивалентного количества теплоты.

Рассмотренные изохорный, изобарный, изотермический и адиабатический процессы имеют общую особенность - они происходят при постоянной теплоемкости. В первых двух процессах теплоемкости соответственно равны Сv и Сp, в изотермическом процессе (dT=0) теплоемкость равна ±∞, в адиабатическом (δQ=0) теплоемкость равна нулю. Процесс, в котором теплоемкость

	остается постоянной, называется политропным.
		Исходя из первого начала термодинамики при условии постоянства те-
	плоемкости (C=const), можно вывести уравнение политропы:
			C − Cp	pVn=const,	(13.25)
	где	n =		- показатель политропы. Очевидно, что при С=0,	n=γ из
			C − Cv

(13.25) получается уравнение адиабаты; при С=∞, n=l - уравнение изотермы; при С=Сp, n=0 - уравнение изобары, при С=Сv , n=±∞ - уравнение изохоры. Таким образом, все рассмотренные процессы являются частными случаями политропного процесса.

РАЗДЕЛ 4. ТЕРМОДИНАМИКА

Лекция №14 (Тема 14)

4.14.1 Термодинамика

Молекулярная физика и термодинамика - разделы физики, в которых изучаются макроскопические процессы в телах, связанные с огромным числом содержащихся в телах атомов и молекул. Для исследования этих процессов применяют два качественно различных и взаимно дополняющих друг друга метода: статистический (молекулярно–кинетический) и термодинамический. Первый лежит в основе молекулярной физики, второй - термодинамики.

92

Термодинамика – раздел физики, изучающий общие свойства макроскопических систем, находящихся в состоянии термодинамического равновесия, и процессы перехода между этими состояниями. Термодинамика не рассматривает микропроцессы, которые лежат в основе этих превращений. Этим термодинамический метод отличается от статистического. Термодинамика базируется на двух началах – фундаментальных законах, установленных в результате обобщения опытных данных.

Область применения термодинамики значительно шире, чем молеку- лярно-кинетической теории, ибо нет таких областей физики и химии, в которых нельзя было бы пользоваться термодинамическим методом. С другой стороны, термодинамический метод несколько ограничен: термодинамика ничего не говорит о микроскопическом строении вещества, о механизме явлений, а лишь устанавливает связи между макроскопическими свойствами вещества. Молекулярно-кинетическая теория и термодинамика взаимно дополняют друг друга, образуя единое целое, но отличаясь различными методами исследования.

Термодинамика имеет дело с термодинамической системой – совокупностью макроскопических тел, которые взаимодействуют и обмениваются энергией как между собой, так и с другими телами (внешней средой). Основа термодинамического метода - определение состояния термодинамической системы. Состояние системы задается термодинамическими параметрами (параметрами состояния) – совокупностью физических величин, характеризующих свойства термодинамической системы. Обычно в качестве параметров состояния выбирают температуру, давление и объем.

Параметры состояния системы могут изменяться. Любое изменение в термодинамической системе, связанное с изменением хотя бы одного из ее термодинамических параметров называется термодинамическим процессом. Макроскопическая система находится в термодинамическом равновесии, если ее состояние с течением времени не меняется (предполагается, что внешние условия рассматриваемой системы при этом не изменяются).

Параметры состояния. Термодинамические системы Совокупность макроскопических тел, которые при взаимодействии об-

мениваются энергией между собой и окружающей средой, называют термодинамической системой.

Взаимодействие в физике – воздействие тел или частиц друг на друга, приводящее к изменению состояния их движения.

Физические величины (например, давление, температура и т. д.), характеризующие состояние термодинамической системы в данный момент времени, называют параметрами состояния, или термодинамическими параметрами.

Число независимых параметров состояния равно числу степеней свободы термодинамической системы.

93

Различают параметры состояния физической системы экстенсивные, т. е. пропорциональные массе системы (объем, внутренняя энергия, свободная энергия, энтропия, термодинамические потенциалы и другим видам энергий), и интенсивные, независящие от массы (давление, температура и прочие).

Рассмотрим некоторые из них.

Давление – физическая величина, характеризующая интенсивность сил, с которыми одно тело действует нормально (перпендикулярно) на поверхность другого – внутренний параметр системы.

При равномерном распределении силы по поверхности давление находится по формуле

	p =	F
		S .		(14.1)

В СИ единицей измерения давления считается паскаль (Па), 1 Н/м2 = 1

Па.

На практике традиционно используют некоторые внесистемные единицы. Например, 1 бар = 105 Па, 1 ат = 9,81 104 Па (техническая атмосфера), 1 мм рт. ст.= 1,33 102 Па, 1атм =1,033 ат =1,013 105 Па (нормальная атмосфера).

Для измерения давления используют манометры, барометры, вакуумметры, а также различные датчики давления.

Температура – физическая величина, характеризующая состояние термодинамического равновесия для всех частей макроскопической системы и являющаяся мерой отклонения от этого равновесия.

Температура – функция состояния системы, не зависит от предыстории термодинамической системы (нулевое начало термодинамики).

Температуру невозможно измерить непосредственно.

Для измерения температуры используют температурные шкалы. Например, газовая и термодинамическая температурная шкалы.

Термодинамическая температурная шкала основана на выводах второго начала термодинамики.

Абсолютная температура по термодинамической температурной шкале обозначается символом Т, в СИ измеряется в кельвинах (К).

Для термодинамической температурной шкалы, как и для любой другой, необходимо задать значения двух фиксированных температур.

Например, Т = 0 К (абсолютный нуль температуры) и Т = 273,15 К (точка плавления льда при нормальном давлении).

На рис. 14.1 приведены некоторые температурные шкалы. Введение Т = 0 К является экстраполяцией и не требует реализации абсолютного нуля.

Термодинамическая (абсолютная) температурная шкала (шкала Кельвина) имеет единицы температуры, совпадающие с единицами температуры для стоградусной шкалы Цельсия, основанной на свойствах идеального газа и значениях t=0oC (точка плавления льда) и t =100oC (точка кипения воды).

94

Соотношение между температурами по шкале Цельсия и шкале Кельвина записывают в виде: Т = t oC + 273,15 oC.

На практике для измерения температуры используют термометры, градуированные по высокостабильным реперным точкам, таким, как тройная точка кислорода, водорода, аргона; точки кипения этих и других газов (например, неона); точки затвердевания чистых металлов и т. д., температуры которых по термодинамической температурной шкале найдены предельно точными измерениями.

При температуре абсолютного нуля Т = 0 К, согласно выводам классической физики, в телах полностью прекращается тепловое хаотическое движение.

Согласно квантовой теории, в области сверхнизких температур действуют законы квантовой механики. При Т = 0 К в телах существуют нулевые колебания микрочастиц, энергию которых нельзя отнять никакими способами.

Состояние макроскопической системы определяется большим числом параметров, и установление равновесия по каждому из параметров протекает по-разному.

Состояние термодинамической системы, в которое она самопроизвольно приходит через достаточно большой промежуток времени, в условиях изоляции от окружающей среды, называют равновесным.

Состояние термодинамической системы, в котором хотя бы один из параметров, характеризующих ее состояние, изменяется, называют неравновесным.

В состоянии термодинамического равновесия параметры системы не меняются с течением времени во всех ее точках и прекращаются все необратимые процессы, связанные с диссипацией энергии.

Определяющей величиной вещества (газообразного, жидкого, твердого) является соотношение между средней кинетической энергией и средней потенциальной энергией молекул этого вещества, т. е.

ε(Т,Р) =

Для газовой фазы ε (Т, Р) << 1, жидкой фазы ε (Т, Р) ≈1, твердой фазы ε (Т, Р) >>1.

Wp

Wk .

(14.2)

95

Если термодинамическую систему, находящуюся в неравновесном состоянии, изолировать от окружающей среды и предоставить самой себе, то она перейдет самопроизвольно в равновесное состояние.

Переход термодинамической системы из одного состояния в другое называют термодинамическим процессом.

Процесс перехода системы от неравновесного состояния к равновесному называют релаксацией.

Количественной мерой релаксации служит время релаксации. Например, приближение к состоянию равновесия кристаллических

структур в земной коре длится геологические эпохи (миллионы и миллиарды лет).

Все релаксационные процессы являются неравновесными. Примерами термодинамических процессов являются:

1.Изохорический процесс (V = const) – процесс перехода термодинамической системы из одного состояния в другое при постоянном объеме – закон Шарля.

2.Изобарический процесс (Р = const) – процесс перехода термодинамической системы из одного состояния в другое при постоянном давлении – закон Гей-Люссака.

3.Изотермический процесс (T = const) – процесс перехода термодинамической системы из одного состояния в другое при постоянной температуре

–закон Бойля - Мариотта.

4.Адиабатический процесс (Q = const) – процесс перехода термодинамической системы из одного состояния в другое без теплообмена с окружающей средой – закон Пуассона.

Лекция №15 (Тема 15)

4.15.1. Круговой процесс (цикл). Обратимые и необратимые процессы

Круговым процессом (или циклом) называется процесс, при котором система, пройдя через ряд состояний, возвращается в исходное. На диаграмме процессов цикл изображается замкнутой кривой (рис. 15.1).

Цикл, совершаемый идеальным газом, можно разбить на процессы расширения (1-2) и сжатия (2-1) газа. Работа расширения (определяется площадью фигуры) положительна (dV > 0), работа сжатия отрицательна (dV < 0). Следовательно, работа, совершаемая газом за цикл, определяется площадью, охватываемой замкнутой кривой. Если за цикл совершается положительная

работа A = ∫pdV >0 (цикл протекает по часовой стрелке), то он называется прямым (рис. 15.1, а), если за цикл совершается отрицательная работа

96

A = ∫pdV <0 (цикл протекает против часовой стрелки), то он называется обратным (рис. 15.1, б).

а

б

Рис. 15.1

Прямой цикл используется в тепловых двигателях – периодически действующих двигателях, совершающих работу за счет полученной извне теплоты. Обратный цикл используется в холодильных машинах - периодически действующих установках, в которых за счет работы внешних сил теплота переносится к телу с более высокой температурой.

В результате кругового процесса система возвращается в исходное состояние и, следовательно, полное изменение внутренней энергии газа равно нулю.

Работа совершаемая за цикл, равна количеству полученной извне теплоты. Однако в результате кругового процесса система может теплоту как получать, так и отдавать, поэтому

Q=Q1-Q2,

где Q1 - количество теплоты, полученное системой, Q2 - количество теплоты, отданное системой. Поэтому термический коэффициент полезного действия для кругового процесса

η = A = Q1 − Q2 =1 − Q2

Q1 Q1 Q1 . (15.1)

Термодинамический процесс называется обратимым, если он может происходить как в прямом, так и в обратном направлении, причем если такой процесс происходит сначала в прямом, а затем в обратном направлении и система возвращается в исходное состояние, то в окружающей среде и в этой системе не происходит никаких изменений. Всякий процесс, не удовлетворяющий этим условиям, является необратимым.

Любой равновесный процесс является обратимым. Обратимые процессы- это идеализация реальных процессов. Их рассмотрение важно по двум причинам: многие процессы в природе и технике практически обратимы; обратимые процессы являются наиболее экономичными; имеют максимальный

97

термический коэффициент полезного действия, что позволяет указать пути повышения кпд реальных тепловых двигателей.

4.15.2. Энтропия. Ее статистическое толкование и связь с термодинамической вероятностью

Понятие энтропии введено в 1865 г. Р. Клаузиусом. Для выяснения физического содержания этого понятия рассматривают отношение теплоты Q, полученной телом в изотермическом процессе, к температуре Т теплоотдающего тела, называемое приведенным количеством теплоты.

Приведенное количество теплоты, сообщаемое телу на бесконечно ма-

лом участке процесса, равно δTQ . Строгий теоретический анализ показывает,

что приведенное количество теплоты, сообщаемое телу в любом обратимом круговом процессе, равно нулю:

∫	δQ	= 0		(15.2)
	T		.
Из равенства нулю интеграла (2.27),			взятого по замкнутому контуру

следует, что подынтегральное выражение δTQ есть полный дифференциал

некоторой функции, которая определяется только состоянием системы и не зависит от пути, каким система пришла в это состояние. Таким образом,

δQ	= dS	(15.3)
T	.

Функция состояния, дифференциалом которой является δTQ , называет-

ся энтропией и обозначается S.

Из формулы (15.2) следует, что для обратимых процессов изменение энтропии

S=0.	(15.4)
В термодинамике доказывается, что энтропия системы, совершающей
необратимый цикл, возрастает:
S>0.	(15.5)

Выражения (15.4) и (15.5) относятся только к замкнутым системам, если же система обменивается теплотой с внешней средой, то ее энтропия может вести себя любым образом. Соотношения (15.4) и (15.5) можно предста-

вить в виде неравенства Клаузиуса
S ≥0,	(15.6)

т.е. энтропия замкнутой системы может либо возрастать (в случае необратимых процессов), либо оставаться постоянной (в случае обратимых процессов).

98

Если система совершает равновесный переход из состояния 1 в состояние 2, то, изменение энтропии

	2	dQ	2	dU + δA
	S1→2 = S2 − S1 = ∫		= ∫
		T		T ,		(15.7)
	1		1

где подынтегральное выражение и пределы интегрирования надо выразить через величины, характеризующие исследуемый процесс. Формула (2.32) определяет энтропию лишь с точностью до аддитивной постоянной.

Физический смысл имеет не сама энтропия, а разность энтропии. Исходя из выражения (15.7), найдем изменение энтропии в процессах

идеального газа. Так как

m

m

dV

dU =

Cv dT, δA = pdV =

RT

M

T2 dT

M

V ,

m

m

V2

dV

S1→2 = S2 −S1 =

Cv T∫

+

V1 V∫

M

T

M

V

,

то

1

1

m

T

V

2

2

S1→2

= S2 − S1 =

ln

T

+ R ln

V

M CV

(15.8)

или

1

1

,

т.е. изменение энтропии

S1→2 идеального газа при переходе его из состоя-

ния 1 в состояние 2 не зависит от вида процесса перехода 1→2.

Так как для адиабатического процесса δQ=0, то

S=0 и, следовательно,

S=const, т.е. адиабатический обратимый процесс протекает при постоянной энтропии. Из формулы (15.8) следует, что при изотермическом процессе

(T1=T2)

S =		m		R ln	V2
		M
						V
при изохорном процессе (V1 =V2)						1
	m						T
S =							2
							T
	M CV ln
						1			.

Энтропия обладает свойством аддитивности: энтропия системы равна сумме энтропии тел, входящих в систему.

4.15.3. Второе начало термодинамики

Первое начало термодинамики, выражая закон сохранения и превращения энергии, не позволяет установить направление протекания термодинамических процессов. Кроме того, можно представить множество процессов, не противоречащих первому началу, в которых энергия сохраняется, а в природе они не осуществляются. Появление второго начала термодинамики - необ-

99

ходимость дать ответ на вопрос, какие процессы в природе возможны, а какие нет - определяет направление развития процессов.

Используя понятие энтропии и неравенство Клаузиуса, второе начало термодинамики можно сформулировать как закон возрастания энтропии замкнутой системы при необратимых процессах: любой необратимый процесс в замкнутой системе происходит так, что энтропия системы при этом возрастает.

Можно дать наиболее краткую формулировку второго начала термодинамики: в процессах, происходящих в замкнутой системе, энтропия не убывает. Здесь существенно, что речь идет о замкнутых системах, так как в незамкнутых системах энтропия может вести себя любым образом (убывать, возрастать, оставаться постоянной). Кроме того, отметим еще раз, что энтропия остается постоянной в замкнутой системе при обратимых процессах. При необратимых процессах в замкнутой системе энтропия всегда возрастает.

4.15.4. Тепловые двигатели и холодильные машины. Цикл Карно и его коэффициент полезного действия для идеального газа

Из формулировки второго начала термодинамики по Кельвину следует, что вечный двигатель второго рода – периодически действующий двигатель, совершающий работу за счет охлаждения одного источника теплоты, - невозможен. Для иллюстрации этого положения рассмотрим работу теплового двигателя.

Принцип действия теплового двигателя приведен на рис.15.2 От термостата с более высокой температурой T1, называемого нагревателем за цикл отнимается количество теплоты Q1, а термостату с более низкой температурой Т2, называемому холодильником, за цикл передается количество теплоты Q2, при этом совершается работа A=Q1 –Q2.

Рис. 15.2

Рис. 15.3

100

Чтобы термический коэффициент полезного действия теплового двигателя (15.1) был η =1, должно быть выполнено условие Q2 =0, т.е. тепловой двигатель должен иметь один источник теплоты, а это невозможно. Так, французский физик и инженер Н. Л. С. Карно показал, что для работы теплового двигателя необходимо не менее двух источников теплоты с различными температурами, иначе это противоречило бы второму началу термодинамики.

Процесс, обратный происходящему в тепловом двигателе, используется в холодильной машине, принцип действия которой представлен на рис. 15.3.

Системой за цикл от термостата с более низкой температурой Т2 отнимается количество теплоты Q2 и отдается термостату с более высокой температурой T1 количество теплоты Q1. Для кругового процесса Q=A, но, по условию, Q=Q2 –Q1 <0, поэтому А<0 и Q2 –Q1 = -А, или Q1 =Q2 +А, т.е. количество теплоты Q1, отданное системой источнику теплоты при более высокой температуре T1, больше количества теплоты Q2, полученного от источника теплоты при более низкой температуре Т2, на величину работы, совершенной над системой. Следовательно, без совершения работы нельзя отбирать теплоту от менее нагретого тела и отдавать ее более нагретому. Это утверждение есть не что иное, как второе начало термодинамики в формулировке Клаузиуса.

Однако второе начало термодинамики не следует представлять так, что оно совсем запрещает переход теплоты от менее нагретого тела к более нагретому. Ведь именно такой переход осуществляется в холодильной машине. Но при этом надо помнить, что внешние силы совершают работу над системой, т.е. этот переход не является единственным результатом процесса.

Основываясь на втором начале термодинамики, К а р н о вывел теорему носящую теперь его имя: из всех периодически действующих тепловых машин, имеющих одинаковые температуры нагревателей (Т1) и холодильников (Т2), наибольшим кпд обладают обратимые машины; при этом кпд обратимых машин, работающих при одинаковых температурах нагревателей (Т1) и холодильников (Т2), равны друг другу и не зависят от природы рабочего тела.

Карно теоретически проанализировал обратимый наиболее экономичный цикл, состоящий из двух изотерм и двух адиабат, и называемый циклом Карно. Рассмотрим прямой цикл Карно, в котором в качестве рабочего тела используется идеальный газ, заключенный в сосуд с подвижным поршнем.