ПРЕДИСЛОВИЕ

Настоящий учебник написан в соответствии с утвержденной про­ граммой курса «Теплотехника и теплотехническое оборудование» и предназначен для учащихся техникумов по специальности «Производ­ ство строительных деталей и железобетонных конструкций».

Программа и построение курса ориентируют учащихся на само­ стоятельность при проработке представленного в книге материала.

При выборе способа изложения автор стремился к тому, чтобы как можно полнее и доступнее рассмотреть сложные физические процессы, происходящие в тепловых установках.

Большое место в книге отведено теоретическим вопросами пер­ вому и второму законам термодинамики, процессам парообразова­

графическим методом с использованием Ts-, is-, Jd- диаграмм. Тепло- и массообменные процессы при сушке материалов и из­

делий изложены с позиции технологического комплекса, состоящего из тепловой установки, материала и системы автоматического ре­ гулирования. Работа технологического комплекса предусматривает создание физической модели и математическое описание теплотех­ нических процессов, на основе которых составляются программы для управляющих ЭВМ.

Учитывая возможные трудности в понимании сложных термо­ динамических процессов, происходящих в тепловых установках, в учебнике представлены не конструкции, а принципиальные схемы конструкций тепловых установок и показаны пути их совершенство­ вания. При описании пропарочных камер даны направления конст­ руктивного совершенствования стен, пола, крышек, систем снабже­ ния паром, позволяющие не только снизить удельный расход пара, но и наметить пути дальнейшего совершенствования этих камер с целью создания гибких управляемых систем тепловой обработки.

Достаточно просто изложены причины возникновения и разви­ тия напряженного срстояния в материалах и изделиях при их теп­ ловой обработке. Известно, что напряженное состояние, возникаю­ щее в материалах и изделиях, не только определяет режим тепловой обработки, но и во многом влияет на качество готовой продукции. Напряженное состояние, в свою очередь, является следствием созда­ ваемых при тепловой обработке условий тепло- и массообмена. По­ этому изучению этих процессов уделено большое внимание.

В целях закрепления знаний в конце каждой главы даны во­ просы для самостоятельной работы. Последовательность вопросов соответствует последовательности изложения учебного материала. Смысл этих вопросов заключается в том, чтобы научить учащихся главному — умению самостоятельно решать вопросы технологии. Та­ кой принцип проверки знаний, по нашему мнению, способствует улучшению подготовки специалистов и развивает их творческое мышление.

Автор выражает глубокую благодарность рецензентам: Г Л. Собко и канд. техн. наук Г. А. Объещенко за замечания, сделанные при рецензировании рукописи.

зуются газы и пары, так как они обладают значитель­ ным коэффициентом объемного расширения.

Энергией называют количественную меру форм дви­ жения материи. Поэтому применяемое в технической ли­ тературе разделение энергии на тепловую, механиче­ скую, электрическую, атомную и другие виды носит ус­ ловный характер.

При изучении термодинамических явлений в качестве объекта исследования выбирают группу тел (или тело), обладающих способностью обмениваться энергией. Этот объект и называют термодинамической системой. В за­ висимости от условий взаимодействия этой системы с другими системами различают открытую и изолиро­ ванную термодинамические системы. Открытой называ­ ют систему, которая имеет возможность обмениваться энергией с другими системами, изолированной — не имеющей возможности обмениваться энергией с други­ ми системами.

Величины, характеризующие состояние тел,— давле­ ние, температура, удельный объем — называют термоди­ намическими параметрами.

В технической термодинамике изучают только рав­ новесные процессы. Под равновесным понимают про­ цесс, в котором при подведении энергии к рабочему телу (газу, пару) или ее отборе в каждый момент времени давление, плотность и температура рабочего тела (газа, пара) одинаковы по всей его массе или, что то же са­ мое, находятся в каждый момент времени в равновес­ ном состоянии. С точки зрения поведения молекул газа

ипара равновесным состоянием считают такое, при ко­ тором молекулы газа и пара равномерно распределены по всему объему. Именно в этом случае рабочее тело (газ, пар) будет иметь одинаковые давления, плотность

итемпературу по всему объему.

Равновесные процессы одновременно являются и об­ ратимыми. Обратимым является такой процесс, в кото­ ром при подаче энергии к рабочему телу или ее отборе газ в процессе расширения и в процессе сжатия прохо­ дит через промежуточные равновесные состояния.

Все протекающие вокруг нас процессы являются необратимыми и их изучают путем замены на такие обратимые процессы, которые приводят термодинамиче­ скую систему к одинаковым конечным состояниям рабо­ чего тела. Указанная замена необратимых процессов на

обратимые выполняется на практике с целью значи­ тельного упрощения математических расчетов. Процесс, при котором рабочее тело путем расширения и после­ дующего сжатия приходит в первоначальное состояние, называют циклом.

1 .2 . О с н о в н ы е п а р а м е т р ы с о с т о я н и я г а з о в

Условимся, что под понятием «газ» будем подразу­ мевать собственно газ, а также пар.

Изучение свойств газов с учетом сил сцепления меж­ ду их молекулами очень сложно. Поэтому обратимся к изучению воображаемого газа, у которого нет сил сцепления между молекулами, а сами молекулы пред­ ставляют собой материальные точки, не имеющие объе­ ма. Такой газ назвали идеальным газом.

В практике допускается относить к идеальным все газы, с которыми приходится встречаться в теплотехни­ ческих расчетах, а также водяной пар, входящий в со­ став паровоздушных или парогазовых (продукты горе­ ния топлива) смесей. Однако водяной пар, применяемый в качестве рабочего тела в паровых двигателях или как теплоноситель для тепловлажностной обработки бетона, не принято относить к идеальным газам; в этом случае водяной пар находится в состоянии, близком к жидкости.

Газы, в которых нельзя пренебречь силами сцепле­ ния между молекулами и объемом этих молекул, назы­ вают реальными. Рассмотрим основные термодинамиче­ ские параметры состояния газов.

Температура — мера средней кинетической энергии молекул тела. По представлениям молекулярно-кинети­ ческой теории, при одной и той же температуре газа отдельные его молекулы движутся с разными скоростя­ ми. Поэтому понятие «абсолютной температуры» приня­ то относить ко всей массе молекул и, следовательно, к средней их кинетической энергии. Соответственно ука­ занному между средней кинетической энергией идеаль­ ного газа и абсолютной температурой устанавливается следующее соотношение.

Различают давление абсолютное (рабс), отсчитывае­ мое от нуля (полного вакуума), и избыточное (pim) или, как его еще называют, манометрическое.

Уравнение состояния идеального газа. Пусть идеаль­ ный газ находится в цилиндре с подвижным поршнем. В результате подведения к нему определенного коли­ чества тепловой энергии газ переходит из одного равно­ весного состояния в другое равновесное состояние. Для каждого равновесного состояния газа, согласно (1.5), можно написать:

PiVi=2/3NKTi и p2v2=2/3NKT2

или

(PiOi)/Z*i=2/3NK и (p2v2)/T2=2/3NК.

Откуда

Постоянную величину, получаемую в результате де­ ления произведения pv на абсолютную температуру Т, называют газовой постоянной и обозначают R. Тогда уравнение (1.6) принимает вид (pv )/ T=R или

Уравнение (1.7) называют уравнением состояния иде­ ального газа или уравнением Клапейрона. Заменив в уравнении (1.7) удельный объем v его значением че­ рез отношение объема V к массе ш, получают уравне­ ние Клапейрона для массы газа т , кг

Если обе части уравнения (1.7) умножить на отно­ сительную молекулярную массу ц, получим уравнение состояния для 1 киломоля газа

называемое уравнением Менделеева—Клапейрона. В этом уравнении =8314 Дж/(кмоль-К) называется универ­ сальной газовой постоянной, так как она одинакова для всех газов.

1.3.Смеси идеальных газов

Втеплотехнике строительной индустрии приходится иметь дело не с отдельным газом, а с газовыми смеся­ ми, т. е. с продуктами горения топлива и нагретым воз­

духом. В эти смеси в качестве компонентов входят воз­ дух, водяные пары, оксид углерода и др.

При рассмотрении газовых смесей исходят из того, что отдельные газы (компоненты) не вступают между собой в химическое взаимодействие. При этом каждый газ (компонент) ведет себя так, как будто он один при данной температуре занимает весь объем. Давление газа, входящего в состав газовой смеси, которое он ока­ зывал бы, занимая весь объем смеси и находясь при температуре смеси, называют парциальным и обознача­ ют р'щ> где i — порядковый номер компонента в смеси. Общее давление газовой смеси рсм на стенки сосудов складывается из суммы парциальных давлений всех ком­ понентов, входящих в смесь. Это положение и составля­ ет содержание закона Дальтона, установленного им опытным путем в 1807 г., т. е.

1=п

1 = 1

где п — число компонентов смеси.

Для теплотехнических расчетов необходимо знать со­ став смеси и количество каждого содержащегося в сме­ си компонента. Количественно каждый компонент смеси может быть выражен массовой или объемной долей.

Массовой долей называют отношение массы компо­ нента к массе всей смеси и обозначают Мк. Если обо­ значить массу компонента гак, а массу смеси т см, то можно выразить массовую долю этого компонента как тк/тси. Тогда сумма массовых долей всех компонентов смеси с- числом компонентов п должна составить еди­ ницу. Следовательно,

I— п

1 = 1

Объемный состав — понятие более сложное. Для опре­ деления объемной доли компонента предположим, что в сосуд помещено несколько газов и что объем каждого компонента (газа) равен объему сосуда. Чтобы выра­ зить объемную долю компонента, учитывают его объем из условия, что компонент занимает весь объем, нахо­ дясь при давлении смеси; Таким образом, объем, кото­ рый занимал бы газ, входящий в состав газовой смеси,

если бы он находился при тех же температурах и дав­ лении, что и вся смесь, называют парциальным. Отсю­ да объемной долей компонента (гк) называют отношение парциального объема компонента (VK) к объему смеси ( VCMJ >

Гк=Ук/Усм. (1.12)

Если число составляющих смесь компонентов я, то можно записать

Вычисление парциальных давлений. Если компонент, занимающий парциальный объем, находится под давле­ нием смеси, то согласно закону Бойля-Мариотта, при неизменной температуре каждому давлению постоянной массы газа соответствует определенный объем, т. е. для двух таких состояний газа при 7=const на основании (1.6) можно написать

Разделив обе части уравнения на Ук/^см и заменив по (1.12) на /к, получим

Следовательно, парциальное давление компонента рав­ но произведению давления смеси рсм на объемную долю этого компонента. Если равенство (1.14) написать для всех компонентов смеси и сложить их, то получим

т. е. объем смеси равен сумме парциальных объемов ее компонентов.

Ю

Выражение для относительной молекулярной массы через массовые доли:

1.4. Теплоемкость газов

Теплоемкостью называют количество теплоты, необ­ ходимое для изменения температуры единицы массы или объема вещества на один градус. Удельной массовой теплоемкостью применительно к газам называют тепло­ емкость, отнесенную к единице массы газа, т. е. с, [кДж/(кг-К)]. Удельной объемной теплоемкостью на­ зывают теплоемкость, отнесенную к 1 м3 газа, взятой при нормальных физических условиях, с', кДж/(м3-К); моль­ ной называют теплоемкость, отнесенную к 1 кмолю газа, рс, кДж/(кмоль-К).

Теплоемкость газов непостоянная величина, завися­ щая от температуры газов, поэтому различают тепло­ емкости истинную, характерную для определенной тем­ пературы, и среднюю, которую с достаточной точностью принимают для расчетов одинаковой при нагревании га­ зов в пределах заданного интервала температур от Тх

до Т2.

Теплоемкость газов зависит также от того, как про­ текает процесс нагревания или охлаждения газа. Если нагревание проводят при постоянном объеме, то приме­ няемую в этом случае теплоемкость называют объемной и обозначают соответственно Су, с \, \x,cv. Нагревание, осуществляемое при постоянном давлении, требует при­ менения теплоемкости при постоянном давлении, кото­ рую обозначают ср, с'р, р,ср. Обычно для расчетов ис­ пользуют средние значения теплоемкостей. Например, для расчета удельного количества теплоты q (кДж/кг)

на нагревание газа от температуры Т\ до температуры Т2 в формуле

9=С(Гг—^l)

берется среднее значение с в интервале температур от Тх до Т2.

При нагревании газ расширяется и совершает рабо­ ту, в которую превращается часть подведенной теплоты. Для его нагревания на 1 градус при постоянном давле­ нии необходимо затратить больше теплоты, чем при по­ стоянном объеме, т. е. cp> c v. Соотношение между ними определяется уравнением Майера.

При нагревании газовой смеси происходит нагрева­ ние каждого ее компонента на один градус. Тогда мас­ совая теплоемкость смеси выражается суммой произве­ дений массовой теплоемкости каждого компонента на его массовую долю, т. е.

Объемная теплоемкость смеси выражается суммой произведений объемной теплоемкости каждого компо­ нента на его объемную долю, т. е.

1.5. Понятие о внутренней энергии

Для работы тепловых двигателей важное значение имеет внутренняя энергия газа. Если внутреннюю энер­ гию газа обозначить Я,*, то ее изменение будет Д£*. Когда в процессе теплообмена внутренняя энергия ка­ кого-либо газа уменьшается или увеличивается на Д принято говорить, что газ отдает в окружающую среду или получает от нее или от другого тела количество теп­ лоты q, равное Д Т а к о е выражение надо понимать ус­ ловно, так как любое тело может получать и отдавать энергию, а количество теплоты является лишь числен­ ным выражением переданной или полученной энергии в процессе теплообмена.

Внутренняя энергия — функция основных параметров состояния р, v и 7, но поскольку они связаны между со­ бой характеристическим уравнением, то внутреннюю энергию можно представить как функцию только двух основных параметров состояния газа. Например: Et= = f \ ( p , 7) или E i = f 2(v, 7), или Ei = f3(p, v).

Температура газов определяет, как было сказано, кинетическую энергию движения молекул, а также энер­ гию внутримолекулярных колебаний. Давление и объем газа определяют потенциальную энергию—энергию взаи­ модействия молекул. Поэтому внутренняя энергия рабо­ чего тела Ei состоит из внутренней кинетической энер­ гии £/к и внутренней потенциальной энергии EiUy т. е.

При рассмотрении идеальных газов указывалось, что в рабочем теле отсутствуют силы взаимодействия моле­ кул, а объем молекул исчезающе мал. Следовательно, внутренняя потенциальная энергия идеальных газов рав­ на нулю (£/п= 0) и внутренняя энергия Et определяет­ ся только энергией кинетической, т. е. E i= E iK.

В термодинамических системах обычно абсолютную величину внутренней энергии не определяют, а поль­ зуются величиной ее изменения для различных состоя­ ний системы, т. е. находят разность

Для идеального газа внутренняя энергия является функцией температуры и определяется только темпера­ турой.

1.6. Работа газа при его расширении

Для анализа изменения состояния газа будем счи­ тать, что его расширение или сжатие идет с бесконечно малой скоростью, а разность температур между источ­ ником теплоты и газом в цилиндре бесконечно мала. В этом случае можно принять, что давление газа и его температура в любой точке по всей массе газа одинако-

Рис. 1.1. Процесс изменения состояния газа в ^-диаграмме (а); схема цилиндра с подвижным поршнем (б)

ва в каждый момент времени, т. е. газ находится в рав­ новесном состоянии, и для него применимо уравнение Клапейрона pv = RT.

В рассматриваемой системе к подвижному поршню приложена сила F. Газ находится в цилиндре диамет­ ром 2г и при удельном объеме занимает часть длины цилиндра, равную /ь Сила F, приложенная к поршню, должна уравновешиваться давлением газа рь оказывае­ мым на площадь поршня А. Тогда начальное равнове­

сие такой термодинамической системы можно записать в виде

Пусть рабочему телу — газу от источника 3 сообща­ ется некоторое количество теплоты. Равновесие нару­ шается, так как pi возрастает, и давление газа на пор­ шень piA станет больше, чем сила F, т. е. p\A > F. За счет этого поршень 2 начнет передвигаться вправо, со­ вершать работу W, и передвинется на расстояние /2.

Для определения работы, совершенной 1 кг газа при его расширении в соответствии с предположением о бес­ конечно малой скорости перемещения поршня в цилин­ дре, разобьем процесс расширения газа на бесконечно малые участки — элементы пути А/ и проанализируем процесс в ро-диаграмме (см. рис. 1.1,а). По оси абсцисс отложим объемы, которые будет занимать газ в про­ цессе работы, а по оси ординат соответствующее удель­ ному объему давление газа.

В начальной точке 1, соответствующей объему щ, давление газа pi. При перемещении поршня вправо объ­ ем начнет возрастать, а давление уменьшаться по кри­ вой V—2' и в точке 2' удельный объем будет о2, а дав­ ление р2.

Для выделенного элементарного участка А/ элемен­ тарная работа АН? может быть определена как произ­

объем цилиндра при перемещении поршня на А/. Гра­ фически AW выразится в координатах ри площадью элементарного прямоугольника abed.

Чтобы вычислить работу на всем пути движения поршня от точки 1 до точки 2, нужно сложить все про­ изведения рАо, следовательно, работа расширения газа W при л-числе элементарных процессов составит

Отсюда работа газа может быть измерена в pv-ко­ ординатах Г-2'-2-1, т. е. площадью, ограниченной кри­ вой процесса, крайними ординатами и отрезком оси абсцисс, определяющими длину пути, проделанного

ву подведенной теплоты q за вычетом совершенной ра­ боты единицей массы газа W

энергия газа, a pv — потенциальная энергия давления газа. Сумму этих величин обозначают буквой i и назы­ вают энтальпией газа. При постоянном давлении изме­ нение энтальпии равно количеству теплоты, подведен­ ной к системе. Поэтому энтальпию иногда называют теплосодержанием и измеряют в Дж/кг. Тогда, соглас­ но определению,

Величины (£/, р, и), входящие в математическое вы­ ражение энтальпии, являются параметрами состояния, следовательно, и энтальпия — параметр состояния газа.

Энтропия. В термодинамических расчетах широко пользуются физической величиной, называемой энтро­ пией. Измерить энтропию невозможно, так как это бес­ конечно малая величина. Ее изменение можно опреде­ лить только из уравнений термодинамики. Энтропия обо­ значается буквой 5 (Дж/К) и представляет собой отно­ шение количества подводимой теплоты dQ к абсолютной температуре системы Г, т. е.

Отношение энтропии рабочего тела к его массе на­ зывают удельной энтропией и обозначают ds, Дж/кг-К.

Обычно определяют не энтропию, а изменение энтро­ пии Д5 в процессе изменения состояния рабочего тела. Величина Дб позволяет установить направление течения термодинамического процесса. Например, если Д$>>0, то Aq>0 и, наоборот, при Д$<0, Дq тоже < 0 . Следо­ вательно, если в термодинамическом процессе Д5> 0, то рабочему телу сообщается теплота, если Д5< 0, то теплота отбирается.

Рассмотрим использование энтропии при изменении состояния газов. Для этого в прямоугольной системе ко­

Рис. 1.2. Термодинамический процесс в Гя-диаграмме

подвергнем процесс, изображенный в виде кривой 1—2, для единицы массы газа.

В дифференциальной форме записываем первый за­ кон термодинамики

Элементарное изменение энтропии газа в дифферен­ циальной форме представляется равенством

Будем считать, что разность температур между ис­ точником теплоты и газом бесконечно мала. Для вы­ числения q разобьем процесс 1—2 на бесконечно боль­ шое число элементарных процессов и подведем беско­ нечно малое количество теплоты dq к каждому. В этом случае энтропия также изменится на бесконечно малую величину ds. Температуру элементарного процесса при­ нимаем постоянной (с точностью до бесконечно малой первого порядка). Количество подведенной теплоты dq в каждом элементарном процессе представим в виде площади элементарного прямоугольника со сторонами Т и ds.

Количество теплоты, подведенной к системе, нахо­ дим интегрированием элементарных площадей прямо­ угольника в пределах от Si до s2, т. е.

в тепловых установках рассмотрим вначале частные случаи процесса изменения его состояния: при постоян-

Рис. 1.4. Изобарный процесс изменения состояния газа

а —в pv-диаграмме; б — в Гв-диаграммо

Эта зависимость носит название закона Шарля. Уравнение первого закона термодинамики (1.33) q =

= A£,/+U7 при Ct,=const может быть записано в форме

= dq!T заменить dq на его значение dqv= c vdT и полу­

дет равно площади фигуры Srl'2-s2 (см. рис. 1.3,6). Изобарный процесс изменения состояния газа. При­

мером изобарного процесса может быть нагревание газа

вцилиндре с подвижным поршнем. Уравнение процесса

вкоординатах pv при p=const выражается прямой, па­

нагревании газ расширяется. Энергия газа, действуя на поршень, заставляет его перемещаться в сторону увели-

Я ГА

Рис. 1.5. Изотермический процесс изменения состояния газа

а — в ри-диаграмме; б — в Га-днаграмме

Если вести отсчет значения энтропии от нормального состояния газа,т. е. если для состояния 1 считать v\ = va, Ti=273 К, Р— Ра и si= 0 , то для любого процесса из­ менения состояния идеального газа с параметрами v, р и Т значение энтропии можно определить по формулам

собой кривую, называемую равнобочной гиперболой. Очевидно, что при увеличении объема газа за счет под­ водимой теплоты (условие 7=const) его давление па­ дает (рис. 1.5). Это показывает, что в изотермическом процессе вся подводимая к идеальному газу теплота ,(+q) расходуется на работу газа. При отдаче газом теплоты (—q) происходит его изотермическое сжатие

(<7т=№ 'т, так как AEiT = cvAT — 0).

В координатах Ts изотермический процесс изобра­ жается прямой (r= const), поскольку расширение газа при постоянной температуре возможно при получении им теплоты (+<7) и, наоборот, сжатие газа при постоянной температуре возможно при отдаче им теплоты (—q).

Количество подведенной или отведенной теплоты в изотермическом процессе определяют в координатах

Работу расширения газа Ц7Т можно представить как площадь фигуры vi-l-2-v2, и ее можно определить по формуле

(1.51)

Сравнение формул (1.50) и (1.51) показывает, что при изотермическом расширении или сжатии вся под­

(d q = 0 и q = 0). Так как мы рассматриваем идеальные газы с обратимыми процессами, то из уравнения, опре­ деляющего понятие энтропии: dq/T= ds, следует, что и Tds=0. Следовательно, для обратимых адиабатных процессов s=const, и в координатах Ts этот процесс должен выражаться прямой, параллельной оси Т, с по­ стоянной энтропией s (рис. 1.6, а).

Для графического изображения адиабатного процес­ са в ру-диаграмме устанавливаем соотношение между давлением р и объемом у.

Из уравнения первого закона термодинамики: d q=

тогда cv/R (pdv+vdp)-\-pdv= 0; разделив последнее вы­ ражение на Cu/R, получим pdv+vdp-{-R/cvpdv=0. Сло­ жив одноименные члены, получим

Работу расширения газа в адиабатном процессе можно измерить площадью фигуры l-2-v2-vt (см. рис. 1.6, 6) и подсчитать по формулам первого закона термодинамики: dE i+ dW = dq= 0, тогда

После интегрирования получим уравнение

W-=EU—Ец. (1.59)

Таким образом, в адиабатном процессе работа рас­ ширения газа совершается за счет внутренней энергии и равна: (Ец—£72).

Для процесса сжатия изменим знак у W

Тогда в адиабатном процессе работа сжатия газа полностью направлена на увеличение его внутренней энергии.

Политропный процесс изменения состояния газов. Все рассмотренные выше процессы изменения состояния га­ зов описываются общим уравнением

рования показателя политропы т можно получить лю­ бое ранее рассмотренное уравнение, например: приняв

нения (1.61) при разных показателях т. Все линии че­

через эту точку можно провести бесчисленное множество линий термодинамических процессов, которые будут так-

Зависимость между объемом и температурой для политропного процесса

Зависимость между температурой и давлением для политропного процесса

Работа W для политропного процесса:

1.9. Второй закон термодинамики

Второй закон термодинамики касается условий и на­ правлений протекания термодинамических процессов. Существует несколько формулировок этого закона, .од­ нако их сущность сводится к следующему: тепловая энергия, подводимая к рабочему телу, не может пол­ ностью превращаться в механическую.

Анализируя эту формулировку, отметим, что рабочее тело получает тепловую энергию при более высокой тем­ пературе, а отдает при более низкой температуре. От­ данная тепловая энергия для дальнейшего преобразова­ ния в механическую энергию оказывается потерянной. В этом и заключается суть второго закона термодина­ мики применительно к работе тепловых двигателей.

Если обозначить тепловую энергию, полученную ра­ бочим телом, qь а отданную q%, то в механическую энер­ гию преобразуется разность, выражаемая qi—q2— qo. Согласно первому закону термодинамики, преобразован­ ная тепловая энергия в механическую соответствует со­ вершенной работе. Следовательно, q0= W 0. Однако qQ меньше <71, отсюда можно определить коэффициент по­ лезного действия (КПД), который обозначают т]т и на­ зывают термическим КПД, т. е.

Все приведенные рассуждения относятся к идеально­ му двигателю, в котором отсутствуют какие-либо поте­ ри на трение, излучение теплоты в окружающую сре­ ду и др.

Работа идеального теплового двигателя возможна при перепаде температур от Т\ до Т2 и только циклич­ но, по принципу непрерывно повторяющихся циклов,

возвращающих рабочее тело в первоначальное состоя­ ние. Замкнутый цикличный процесс должен состоять из прямых и обратных процессов. На обратные процессы тепловые двигатели не требуют какой-либо работы от окружающей среды, а используют долю производимой ими работы расширения. Поэтому работа расширения в цикле теплового двигателя должна превышать работу сжатия.

1.9.1. Круговые процессы

Рассмотрим схему работы идеального теплового дви­

К нему подведена тепловая энергия q\. При расшире­ нии газ совершает работу, равную площади фигуры 1-2-3-4-5, которую мы назвали работой расширения Wь При этом поршень теплового двигателя передвинулся из положения а в положение 6. Для завершения цикла поршень должен вернуться в свое первоначальное со­ стояние а, и рабочее тело также будет возвращено в ис­ ходное положение — точку 1.

На сжатие газа необходимо затратить работу Н?2> которая, как уже выяснено, меньше работы Wu полу­ ченной при расширении газа. Этого можно добиться за счет отбора тепловой энергии от газа. Процесс сжатия с отбором тепловой энергии Цъ можно представить в ви­ де кривой 3—6—1.

Рис, 1.9. Схема работы идеаль­ ного теплового двигателя в радиаграмме