II закон термодинамики.

Из I ЗТ и вытекающих из него закономерностей нельзя сделать вывода о том, возможен ли вообще данный процесс и в каком направлении он протекает. Между тем реальные процессы протекают в определенном направлении и, как правило, не изменив условий, нельзя заставить процесс пойти в обратном направлении. Возможность предвидеть направление того или иного процесса является очень важной для науки и техники.

II ЗТ накладывает определенные ограничения на взаимные переходы энергии из одного вида в др. Он позволяет предвидеть направление течения процесса и глубину его протекания.

Формулировки II закона термодинамики :

1. Постулат Клаузиуса : единственным результатом любой совокупности процессов не может быть переход теплоты от менее нагретого тела к более нагретому. Обратный указанному переход теплоты от более нагретого тела к менее нагретому  это обычный неравновесный процесс передачи тепла путем теплопроводности. Он не может быть обращен, т.е. проведен в обратном направлении через ту же последовательность состояний. Процесс теплопроводности необратим.

2. Другое опытное положение, имеющее ту же основу : единственным результатом любой совокупности процессов не может быть превращение теплоты в работу. Т.о., самопроизвольный процесс превращения работы в теплоту (путем трения) необратим, так же, как и теплопроводность.

3. Постулат Томсона : теплота наиболее холодного тела из участвующих в круговом процессе не может служить источником работы.

4. Невозможен вечный двигатель второго рода (машина, которая давала бы работу, используя энергию какого-либо источника, и имела бы Т, одинаковую с Т этого источника).

Постулаты Клаузиуса и Томсона  формулировки II ЗТ и эквивалентны друг другу, т.е. каждое из них может быть доказано на основании другого. Их можно объединить в один : единственным результатом цикла не может быть отрицательный процесс. Это наиболее широкая формулировка, но ее недостаток в том, что она требует дополнительного определения отрицательного процесса. Исходные постулаты Клаузиуса и Томсона, имея вид частных формулировок, оказываются (каждый в отдельности) совершенно достаточными для построения всех выводов, следующих из другого постулата.

В цикле Карно переход теплоты в работу  отрицательный процесс. Он компенсируется положительным процессом  передачей тепла от нагревателя к холодильнику.

Математическое выражение II ЗТ :

A = Q₁ , A = Q

Лекция 5

Энтропия. Вычисление энтропии. Постулат Планка.

• = =

1  = 1 

= или  = 0

Отношение Q/Т  приведенная теплота. Вышеприведенная запись означает : алгебраическая сумма приведенных теплот по обратимому циклу Карно равна нулю.

Понятие о б/м циклах Карно : 1.Бесконечно мала изотерма, конечна адиабата  = 0 Q/Т  элементарная приведенная теплота Бесконечно мала адиабата, конечна изотерма = = ; A = Q ; Q = T

P Q1, T1 Q , T 2 1 Q  Q, T  T Q2, T2 V

Любой цикл можно заменить бесконечно большим числом б/м циклов Карно 1-го рода.

Р V	e O B A f h D O C g

Б/м цикл ABCD можно заменить б/м циклом Карно efgh, т.к. их площади отличаются на б/м величины 2-го порядка (сравним площади треугольников eOA и OBf , hOD и OCg).

 = 0 ;  +  + ... = 0

В предельном случае = 0

Если интеграл по замкнутому контуру равен 0, то имеется такая функция от переменных интегрирования, полный дифференциал которой равен подынтегральному выражению, т.е. имеется функция S, для которой :

dS =

Эта функция  энтропия S.

P a  2 1  b V

Интеграл по замкнутому контуру можно разбить на два интеграла : = + = 0 =  =

Т.о., сумма приведенных теплот (интеграл элементарных приведенных теплот) при переходе системы равновесным путем из состояния 1 в состояние 2 не зависит от пути процесса, а только от начального (1) и конечного (2) состояний. Следовательно, интеграл элементарных приведенных теплот в равновесном процессе равен приросту некоторой функции состояния системы :

= S₂  S₁ , = dS

Энтропия есть функция состояния системы : ее изменение равно сумме приведенных теплот, поглощенных системой в равновесном процессе. Она является однозначной, непрерывной и конечной функцией состояния.

S (как и теплоемкость) : Дж/(Кмоль) или Дж/(Кг) (кал/(Кмоль) или кал/(Кг))

Q = A + dU / : T

= + = dS

TdS = dU + A dU = TdS  A A = TdS  dU

Эти равенства охватывают уравнения I и II ЗТ ; они справедливы лишь для равновесных процессов.