Система адиабатически второй закон термодинамик

Рассмотрим процесс охлаждения некоторой системы. Прежде всего ясно, что достижение абсолютного нуля было бы возможным только при адиабатическом процессе, когда система охлаждается, совершая внешнюю работу. Согласно второму закону термодинамики в неравновесном (нестатическом) адиабатическом процессе энтропия увеличивается. Вполне очевидно, что для достижения абсолютного нуля равновесный адиабатический процесс всегда был бы предпочтительней по сравнению с неравновесным. Поэтому сразу же предположим, что процесс охлаждения системы является равновесным и адиабатическим, т. е. обратимым. [c.189]

С помощью этого уравнения можно установить некоторые взаимосвязи между параметрами состояния системы р, V, и т. п. для адиабатических условий dQ = 0), но нельзя построить общий математический аппарат теории, поскольку в правой части уравнения (1.26) сохранился функционал теплоты, не выраженный через параметры состояния системы. С математической точки зрения это представляет собой новую задачу, решаемую с помощью второго закона термодинамики, поскольку с первым законом совместима любая форма записи dQ через физические параметры состояния системы. [c.36]

Согласно второму закону термодинамики, в изолированных системах (адиабатические процессы) [c.194]

В предыдущем параграфе было показано, что для нахождения сопряженных потоков и сил нужно подсчитать возникновение энтропии ЛS, которое получилось в результате процесса. Сейчас не требуется подробно объяснять, как это получится, так как в главах III —X дается несколько примеров. Существует два обычных способа подсчета выражения (6). В первом из них определяется изменение энтропии в адиабатически изолированной системе по равенству (3), после чего находится возникновение энтропии по уравнению (6). Во втором способе из уравнения баланса энтропии для макросистемы находится выражение возникновения энтропии. Исходя из особенностей конкретной задачи, устанавливается, какой из двух методов удобнее использовать в том или другом случае. В обоих вариантах приходится пользоваться законом сохранения массы, энергии, количества движения и вторым законом термодинамики в форме равенства. [c.27]

Энтропия. Расчеты энтропии системы необходимы при определении ее энтальпии и основаны на втором законе термодинамики. Энтропия 5р любого реального процесса всегда должна быть больше нуля. Если бы 8 была равна нулю, то это означало бы, что процесс совершается без трепия. Такие процессы называются обратимыми. В расчетах обычно принимают, что в механизмах, совершаюш их работу (насосах, компрессорах, турбинах), процессы являются адиабатическими и обратимыми. В этих случаях, согласно второму закону термодинамики, 52 = 5 , поэтому такие процессы называют также изоэнтропийными. Идеальные, или теоретические, значения работы приводятся к реальным значениям с помош ью к. п. д. [c.106]

Справедливость принципа Каратеодори для любой системы можно доказать исходя из постулата Томсона. Достаточно доказать,. что если нарушается принцип Каратеодори, то не выполняется постулат Томсона. Рассмотрим два состояния а и Ь) системы в координатах (р, V) (рис. 2.16). Пусть переход системы из состояния а в состояние Ь происходит по изотерме асЬ за счет поглощенной из термостата теплоты Q, причем согласно первому закону термодинамики Q = AU+A, где А — работа, совершенная системой. Если принцип Каратеодори не является справедливым, можно вернуться в состояние а по адиабате Ьс1а. В этом процессе Рад = 0, а так как Сад = —Аи+А где Л —работа в адиабатическом процессе, то Q=A + A. Нарушив принцип Каратеодори, мы превратим теплоту термостата в эквивалентное количество работы в циклическом процессе, что является нарушением второго закона термодинамики (противоречит постулату Томсона). [c.55]

Второй закон термодинамики-тесно связан с обратимостью процессов. Обратимыми называются такие процессы, которые можно реализовать в прямом и обратном направлении так, чтобы система и окружающая ее среда точно вернулись в исходные состояния. Примером обратимых процессов может служить движение идеальной механической системы, в которой отсутствует трение и другие источники теплоты (математический маятник). Колебания физического маятника не будут обратимыми, так как часть энергии превращается в теплоту трения. Практически обратимым процессом можно считать адиабатическое или изотермическое расширение или сжатие идеального газа при условии бесконечно медленного протекания процесса и исключенияг всякого трения. Обратимые процессы являются идеальными предельными случаями реальных процессов. [c.92]

Сжижение газа можно теоретически представить как процесс, протекающий в замкнутой системе, в которой действуют два фактора газ, потребляющий затраченную энергию Ь с выделением тепла Сг, и охлаждающая вода, отводящая из системы тепло Ql, эквивалентное сумме энергии Ь и тепла Оп. Рассматривая эти превращения как адиабатические, г. е. протекающие без теплообмена с окружающей средой, можно в соответствии с вторым законом термодинамики вычислить теоретическую минимальную работу сжижения. В рассматриваемом процессе энтропия воды, отводящей тепло Сь возрастает на величину дроби Ql/Tl, а энтроиия сжижаемого газа уменьшается на 81—5о- Для адиабатического процесса можно принять, что [c.389]

Понятие необратимости было введено в термодинамику Клаузиусом (1850), к-рый установил, что в адиабатически изолировашюй системе необратимые процессы протекают с возрастанием энтропии (см. Второй закон термодинамики). Впервые термодинамич. рассмотрение необратимых процессов было проведено Томсоном (Кельвином) (1854) при исследовании тер-моэлектрич. явлений. Однако как самостоятельная дисциплина Т. п. п. возникла только в 40-х гг. 20 в. (Мейкспер, Пригожин), и она находится в настоящее время в стадии интенсивного развития. [c.48]

Легко видеть, что при вьшолнении этих ограничений характеристики течения однозначно определяются граничными условиями, т. е. значениями Тек, Tsk (индекс /Собозначает камеру). При переходе к общему случаю течений — неравновесным течениям — удельный поток энтропии уже не является сохраняющейся величиной даже в случае адиабатических процессов. Согласно второму закону термодинамики, удельный поток энтропии при установившемся адиабатическом течении неравновесной среды возрастает. Система уравнений (1) и (2) позво-24 [c.24]

Адиабатические инварианты (окончание) квантование осциллатора по Планку и теория адиабатических инвариантов гипотеза Эренреста. Квантование осциллатора в волновой механике. Колебательные системы с одной степенью свободы с учетом трения (сопротивления). Отрицательное сопротивление и второй закон термодинамики. Коэффициент полезного дей-.ствия процесса зарядки конденсатора аккумуляторной батареей. Затухающие колебания коэффициент затухания логарифмический декремент. [c.119]