Необратимость тепловых процессов. Второй закон термодинамики. Понятие энтропии
Мы помогаем студентам с дипломными, курсовыми, контрольными Узнать стоимость

Необратимость тепловых процессов. Второй закон термодинамики. Понятие энтропии

    Определение 1

    Первый закон термодинамики – закон сохранения тепловых процессов, устанавливающий связь между количеством теплоты Q и изменением U внутренней энергии и работой А, совершенной над внешними телами:

    Q=U+A.

    Исходя из закона, энергия не может быть создана или уничтожена: производится процесс передачи от одной системы к другой, принимая другую форму. Еще не было получено процессов, нарушающих первый закон термодинамики. Рисунок 3.12.1 показывает устройства, противоречащие первому закону.

    Рисунок 3.12.1. Циклически работающие тепловые машины, запрещаемые первым законом термодинамики: 1 – вечный двигатель 1 рода, совершающий работу без потребления энергии извне; 2 – тепловая машина с коэффициентом полезного действия η>1.

    Обратимый и необратимый процессы

    Определение 2

    Первый закон термодинамики не устанавливает направления тепловых процессов. Опыты показывают, что большинство тепловых процессов протекают в одном направлении. Их называют необратимыми.

    Пример 1

    Если имеется тепловой контакт двух тел с разными температурами, тогда направление теплового потока направляется от теплого к холодному. Самопроизвольной передачи тепла от тела с низкой температуры к телу с высокой не наблюдается. Отсюда следует, что теплообмен с конечной разностью температур считается необратимым.

    Определение 3

    Обратимым процессом называется переход системы из одного равновесного расстояния в другое, которые возможно проводить в обратном направлении в той же последовательности промежуточных равновесных состояний. Она вместе с окружающими телами возвращаются к исходному состоянию.

    Если система находится в состоянии равновесия во время процесса, она называется квазистатической.

    Когда рабочее тело тепловой машины контактирует с тепловым резервуаром, температура которого неизменна во время всего процесса, то только изотермический квазистатический процесс считается обратимым, так как протекает с бесконечно малой разницей температур рабочего резервуара. Если имеется два резервуара, причем с разными температурами, тогда обратимым путем можно провести процессы на двух изотермических участках.

    Так как адиабатический процесс проводится в обоих направлениях (сжатие и расширение), наличие кругового процесса с двумя изотермами и двумя адиабатами (цикл Карно) говорит о том, что это и есть единственный обратимый круговой процесс, где рабочее тело контактируется с двумя тепловыми резервуарами. Остальные при наличии 2 тепловых резервуаров считаются необратимыми.

    Превращение механической работы во внутреннюю энергию считаются необратимыми при наличии силы трения, диффузии в газах и жидкостях, а процесс перемешивания по причине начальной разности давлений и так далее. Все реальные процессы считаются необратимыми, даже если значения будут максимально приближены к обратимым. Обратимые рассматриваются как пример реальных процессов.

    Первый закон термодинамики не различает их. Правило требует от термодинамического процесса определенного энергетического баланса, но не говорит о том, возможен ли он. Установка направления прохождения процесса определяется вторым законом термодинамики. Его формулировка может звучать как запрет на определенные термодинамические процессы.

    Второй закон был трактован У. Кельвином в 1851.

    Определение 4

    В циклически действующей тепловой машине невозможно прохождение процесса, единственным результатом которого было бы преобразование в механическую работу всего количества теплоты, полученного от единственного теплового резервуара.

    Предположительно, машина с такими процессами могла бы получить название вечного двигателя второго рода.

    Пример 2

    При земных условиях могла бы быть отбита энергия Мирового океана и полностью превратилась бы в ее работу. Масса воды Мирового океана – 1021 кг. Для его охлаждения хотя бы на 1 градус потребуется огромное количество энергии 1024 Дж, которое сравнимо с сжиганием 1017 кг угля. Вырабатываемая энергия на Земле за год в 104 раз меньше. Отсюда и вывод о том, что вечный двигатель второго рода мало вероятен, как и двигатель первого, потому как оба они недопустимы, исходя из первого закона термодинамики.

    Второй закон термодинамики

    Формулировка 2-го закона термодинамики была дана физиком Р. Клаузиусом.

    Определение 5

    Невозможно прохождение процесса, единственным результатом которого была бы передача энергии при помощи теплообмена от тела с низкой температуры к телу с более высокой.

    Рисунок 3.12.2 объясняет процессы, которые запрещены вторым законом, но разрешены согласно первому. Они соответствуют трактовкам второго закона термодинамики.

    Рисунок 3.12.2. Процессы, не противоречащие первому закону термодинамики, но запрещаемые вторым законом: 1 – вечный двигатель второго рода; 2 – самопроизвольный переход тепла от холодного тела к более теплому (идеальная холодильная машина).

    Формулировки обоих законов считаются эквивалентными.

    Пример 3

    Когда тело без помощи внешних сил переходит при теплообмене от холодного к горячему, то возникает мысль о возможности создания вечного двигателя второго рода. Если такая машина получит количество теплоты Q1 от нагревателя и отдаст холодильнику Q2, тогда совершается работа A=Q1-Q2. Если бы Q2 самопроизвольно перешло к нагревателю, то конечный результат тепловой машины и идеальной холодильной машины выглядело бы таким образом Q1-Q2. Причем сам переход происходил бы без изменений холодильника. Отсюда вывод – комбинация тепловой машины и идеальной холодильной машины равноценна двигателю второго рода.

    Прослеживается связь между вторым законом термодинамики и необратимостью реальных тепловых процессов. Энергия теплового движения молекул отлична от механической, электрической и так далее. Она способна превратиться в другой вид энергии только частично. Поэтому при наличии энергии теплового движения молекул любой процесс считается необратимым, так как полностью в обратном направлении он не осуществим.

    Свойство, относящееся к необратимым процессам, говорит о том, что они проходят в термодинамически неравновесной системе, а результат получается в виде замкнутой системы, приближающейся к состоянию термодинамического равновесия.

    Теоремы Карно

    Имеются теоремы Карно, которые могут быть доказаны, исходя из второго закона термодинамики.

    Теорема 1

    КПД тепловой машины, работающей при данных значениях температур нагревателя холодильника, не может иметь значение больше, чем КПД действия машины, работающей согласно обратимому циклу Карно с теми же значениями температур нагревателя и холодильника.

    Теорема 2

    КПД действия тепловой машины, работающей по циклу Карно, не зависит от рода рабочего тела, а только от температур нагревателя и холодильника.

    Отсюда следует, что КПД действия машины с циклом Карно считается максимальным.

    η=1-Q2Q1ηmax=ηКарню=1-T2T1.

    Знак равенства данной записи говорит об обратимости процесса. Если машина работает по циклу Карно, тогда:

    Q2Q1=T2T1 или Q2T2=Q1T1.

    Знаки Q1 и Q2 всегда отличаются независимо от направления цикла. Поэтому получаем:

    Q1T1+Q2T2=0.

    Рисунок 3.12.3 говорит о том, что данное соотношение обобщается и представляется в виде последовательности малых изометрических и адиабатических участков.

    Рисунок 3.12.3. Произвольный обратимый цикл как последовательность малых изотермических и адиабатических участков.

    Полный обход замкнутого обратимого цикла имеет вид:

    QiTi=0 (обратимый цикл).

    Откуда Qi=Q1i+Q2i – количество теплоты, полученное рабочим телом на двух изотермических участках с температурой Ti. Чтобы данный цикл провести наоборот, нужно рабочее тело сконтактировать со многими тепловыми резервуарами с Ti.

    Энтропия

    Определение 6

    Отношение QiTi получило название приведенного тепла. Формула показывает, что полное приведенное тепло на любом обратимом цикле равно нулю. Благодаря ей вводится еще одно понятие – энтропия, обозначаемая S. Ее открыл Р. Клаузиус в 1865 году.

    При переходе из одного равновесного состояние в другое изменяется и ее энтропия. Разность энтропий двух состояний равняется приведенному теплу, полученному системой во время обратного перехода состояния.

    S=S2-S1=(1)(2)QiобрT.

    Если рассматривается адиабатический процесс Qi=0, тогда энтропия S не изменяется.

    Изменение энтропии S во время перехода в другое состояние фиксируется как формула:

    S=(1)(2)dQобрT.

    Определение энтропии достаточно точное. Разность S двух состояний системы подразумевает физический смысл. Если имеется необратимый переход, а необходимо найти энтропию, тогда нужно придумать обратимый процесс, который свяжет начальное и конечное состояние. После этого перейти к нахождению приведенного тепла, полученного системой.

    Рисунок 3.12.4 Модель энтропии и фазовых переходов.

    Рисунок 3.12.5 показывает необратимый процесс расширения шага с отсутствием теплообмена. Равновесными считаются начальное и конечное значение, изображаемые на диаграмме p, V. Точки a и b соответствуют состояниям и располагаются на одной изотерме. Чтобы найти S, следует перейти к рассмотрению обратимого изотермического перехода из a в b. При изопроцессе газ получает определенное количество теплоты окружающих тел Q>0, тогда при необратимом расширении энтропия возрастет до S>0.

    Рисунок 3.12.5. Расширение газа в «пустоту». Изменение энтропии S=QT=AT>0 где A=Q – работа газа при обратимом изотермическом расширении.

    Пример 4

    Еще одним примером необратимого процесса считается теплообмен при конечной разности температур. Рисунок 3.12.6 и показывает два тела, заключенные в адиабатическую оболочку, где начальные температуры обозначаются как T1 и T2<T1. Течение процесса теплообмена способствует выравниванию температур. Очевидно, что теплое тело отдает, а холодное принимает. Холодное тело превосходит по модулю приведенное тепло, отдаваемое горячим. Отсюда вывод – изменение энтропии в замкнутой системе необратимого процесса S>0.

    Рисунок 3.12.6. Теплообмен при конечной разности температур: a – начальное состояние; b – конечное состояние системы. Изменение энтропии ΔS>0.

    Все самопроизвольно протекающие процессы в изолированных термодинамических процессах характеризуются ростом энтропии.

    Определение 7

    Обратимые процессы имеют постоянную энтропию S0. Соотношение называют законом возрастания энтропии.

    При любых процессах, протекающих в термодинамических изолированных системах, энтропия либо не меняется, либо возрастает.

    Определение 8

    Наличие энтропии говорит о самопроизвольно протекающем процессе, а ее рост – приближение всей системы к термодинамическому равновесию, где S принимает максимальное значение. Возрастание энтропии можно трактовать как формулировку второго закона термодинамики.

    В 1878 году Л. Больцман дал вероятностное определение понятию энтропии, так как было предложено рассматривать ее в качестве меры статистического беспорядка замкнутой термодинамической системы. Все самопроизвольно протекающие процессы в таких системах приближают ее к равновесному состоянию, так как сопровождаются ростом энтропии, и направляют в сторону увеличения вероятности состояния.

    Если состояние макроскопической системы содержит большое число частиц, то его реализация может предусматривать несколько способов.

    Определение 9

    Термодинамическая вероятность W системы – это количество способов, которыми реализуется данное состояние макроскопической системы, макросостояний, осуществляющих его.

    Из определения имеем, что W1.

    Определение 10

    При наличии 1 моль газа в емкости существует число N способов размещения молекулы по двум половинам емкости: N=2NА, где NА - число Авогадро. Каждое из них – это микросостояние.

    Одно из них соответствует случаю с молекулами, собранными в одной половине сосуда. Вероятность такого события приравнивается к нулю. Большое количество состояний соответствует такому, где молекулы распределяются равномерно по всей площади емкости.

    Тогда равновесное состояние является наиболее вероятным.

    Определение 11

    Равновесное состояние считается состоянием наибольшего беспорядка в термодинамической системе с максимальной энтропией.

    Исходя из трактовок Больцмана, энтропия S и термодинамическая вероятность W связаны:

    S=k·ln W, где k=1,38·10-23 Дж/К является постоянная Больцмана. Отсюда следует, что определение энтропии определяется логарифмом числа микросостояний. Именно они способствуют реализации данного макросостояния. Тогда энтропия может быть рассмотрена в качестве меры вероятности состояния термодинамической системы.

    Определение 12

    Вероятностная трактовка второго закона термодинамики допускает самопроизвольное отклонение системы от состояния термодинамического равновесия. Их называют флуктуациями.

    В системах с большим числом частиц отклонения от состояния равновесия имеют достаточно малую вероятность на существование.

    Если вы заметили ошибку в тексте, пожалуйста, выделите её и нажмите Ctrl+Enter
    Средняя оценка статьи
    4,4 из 5 (17 голосов)