Энтропия и термодинамическая температура

Следовательно, целесообразно определить степень необратимости рассматриваемого стандартного процесса не с помощью количества переданной теплоты Q, а с помощью величины Q/6, где 0 — некоторая величина, количественно удовлетворяющая принятому определению температуры. Как только функция 0 будет определена, количественная характеристика степени деградации энергии окажется законченной. Мы удостоверимся в дальнейшем, что 0, которую Кельвин назвал термодинамической температурой, может быть полностью отождествлена с температурой абсолютной шкалы, которую мы раньше определили с помощью идеального газа. Поэтому положим 0 = 7". Значение приведенного тепла Q/7 в этом процессе мы можем назвать возрастанием энтропии системы пружина — резервуар. Если Sa — энтропия в начале процесса, а Sb — в конце, то в соответствии с принятым определением можем записать [c.95]

Интенсивными называют такие свойства, которые не зависят от массы и которые выравниваются при контакте систем (температура, давление, плотность, концентрация, химический потенциал). Свойства системы, зависящие от массы, называют экстенсивными. К ним относят объем, массу, теплоемкость, внутреннюю энергию, энтальпию, энтропию, термодинамические потенциалы. [c.14]

Энтропия 8—термодинамическая функция, определяемая соотношением ЪQ T, где 5(2 — бесконечно малое количество теплоты, которое получает система в бесконечно медленном циклическом процессе при термодинамической температуре Т. [c.61]

Энергия Гиббса G-—термодинамическая функция, равная разности между энтальпией и произведением термодинамической температуры на энтропию [c.64]

Покажите, что скорость прироста энтропии термодинамической системы за счет протекания химической реакции равна произведению скорости реакции на химическое сродство, деленное на температуру diS/dt = А /Т, где А и у — сродство и скорость химической реакции соответственно. [c.109]

Для простых веществ, особенно в конденсированном состоянии, набор физических свойств, т. е. существенных признаков, отличающих одно вещество от другого, весьма обширен. В качестве примера можно перечислить классы таких характеристик термодинамические свойства (энергия атомизации, энтропия, энтальпия, температура [c.32]

СИ)] А5ш — изменение энтропии системы прн смешении [кал-моль- -°С- (СГС) или джоуль-моль -К (СИ)] — теплота плавления повторяющихся звеньев полимера [кал/моль (СГС) или джоуль/моль (СИ)] Т — термодинамическая температура (К). [c.48]

Из уравнения (3-8) следует, что для идеального кристалла, в котором молекулярный беспорядок отсутствует, при 7==0 5 = 0. Третий закон термодинамики утверждает, что для идеальных кристаллов по мере приближения термодинамической температуры Т и О К энтропия 5 стремится к нулю. Отсюда следует, что при любой температуре выше- [c.206]

Связанная энтальпия — слагаемое Q, характеризующее расходуемую системой часть энтальпии реакции, зависит от термодинамической температуры системы Т. В качестве коэффициента пропорциональности между величинами Q п Т служит изменение еще одной функции состояния системы — энтропии обозначение S) [c.69]

Согласно третьему закону термодинамики изменение энтропии любой системы стремится к нулю в переходе начальное состояние- конечное состояние при термодинамической температуре, стремящейся к нулю [c.73]

В 1911 г. немецкий физик Планк определил, что значения энтропии вещества являются абсолютными, поскольку статистически при термодинамической температуре, стремящейся к нулю, энтропия всех веществ, становящихся идеальными кристаллами, обращается в нуль (статистическая формулировка третьего закона) [c.73]

Превращения, которые рассматривались в настоящей главе, характеризуются тем, что при некоторой определенной температуре при нагревании происходит поглощение теплоты, т. е. скачок энтропии. Эти превращения называются превращениями первого рода в отличие от превращений второго рода, которые происходят в некотором интервале температур, т. е. с постепенным, а пе скачкообразным изменением энтропии. Термодинамически было показано [1], что на кривой растворимости, т. е. на ветви ликвидус в двойной системе вещества с превращением второго рода имеются две точки перегиба. Они находятся внутри интервала превращения. Выше и ниже [c.102]

Распространение второго закона термодинамики на системы переменного веса и состава не содержит по существу ничего нового. В соответствии с законом частное от деления количества теплоты, обусловленной бесконечно малым равновесным изменением состояния, на универсальную функцию температуры, т. е. термодинамическую температуру, есть полный дифференциал. Этот дифференциал известен под названием приращения энтропии, и в силу того, что он является полным, его можно оценить с помощью общих соотношений в частных производных. [c.113]

В общем же случае указанное допущение не соблюдается При обычном термодинамическом подходе это находит свое от ражение в зависимости энтальпии и энтропии от температуры С точки зрения ППЛ величины типа А ю и A i в (III.7) не мо гут зависеть от степени нагретости. Но и т не обязательно дол [c.52]

Основные термодинамические параметры топлива и их расчет, т. е. определение энтальпии, энтропии и температуры газов в. камере и на срезе сопла. [c.181]

Тепловые и термодинамические. Температура плавления таллия д = 303°С, температура кипения кип=1457°С, характеристическая температура таллия 0d = 78,5 К. удельная теплота плавления АЯпл = 21,101 кДж/кг, удельная теплота испарения Н сп = = 795,073 кДж/кг (при 1730 К), удельная теплота сублимации а-Т1 876,297 кДж/кг, -Tl 879, 228 кДж/кг (при 298 К), теплота полиморфного превращения а— равна 1,6747 кДж/кг. Молярная энтропия s° в зависимости от температуры [c.184]

С точки зрения молекулярно-кинетических представлений можно было бы ожидать, что энтропия термодинамической системы достигнет своего максимума, если эта система при бесконечно больших объеме и температуре будет содержать одну-единственную молекулу. Однако и это не так. Даже при указанных условиях энтропийные процессы (разрыв внутренних связей у частиц, т. е. их дезагрегация, и рассеивание продуктов дробления по всему объему системы) все же не приостановятся, а будут продолжаться. Так, с повышением температуры молекулы начнут распадаться на атомы. Далее последуют эмиссия электронов атомом и его ионизация, затем атомы вообще распадутся на ядра и электроны с переходом в плазменное состояние. Еще дальше [c.169]

Кинетическая теория дает нам возможность довольно наглядно представить физический смысл энтропии. Термодинамический подход к объяснению этого понятия лишен такой наглядности и осуществляется через второе начало термодинамики на основании обратимых процессов если в какой-то момент обратимого процесса (гл. II, 4) система поглощает количество тепла dQ при абсолютной температуре Т, то при этом происходит бесконечно малое изменение энтропии [c.124]

Термодинамический к. п. д. ТЭ зависит от знака и величины энтропии реакции. У реакций, имеющих отрицательное значение энтропии, термодинамический к. п. Д. ТЭ ниже единицы и уменьшается с увеличением температуры. [c.20]

У реакций, имеющих положительные значения энтропии, термодинамический к. п. д. ТЭ выше единицы и растет с увеличением температуры. [c.20]

А. А. Акопян рассмотрел вопросы, связанные с обоснованием второго начала термодинамики (в частности, с принципами существования энтропии и термодинамической температуры и с принципами возрастания энтропии [11], с постулатом Каратеодори [12]). Он показал [13], что все законы смещения устойчивого равновесия являются разновидностями общего положения. [c.18]

Между уравнениями (X, 12) и (X, 18) существует большое математическое сходство. В обоих уравнениях под знаками дифференциала стоят экстенсивные величины — обобщенные координаты в уравнении (X, 12) и энтропия в уравнении (X, 18). В обоих уравнениях перед знаками дифференциалов стоят множителями интенсивные величины — обобщенные силы в уравнении (X, 12) и термодинамическая температура в уравнении (X, 18). [c.209]

Отметим и различие между обоими уравнениями. В уравнение (X, 12) может войти много дифференциалов обобщенных координат (в зависимости от природы системы и характера процесса) и столько же обобщенных сил. В уравнение (X, 18) всегда входят только дифференциал энтропии и термодинамическая температура. Работа существует во многих формах, теплота только в одной. [c.209]

Энтропия. Термодинамическая функция системы. Мера степени беспорядка (неупорядоченности) системы. Зависит от температуры при абсолютном нуле (О К) энтропия системы равна нулю (идеальная упорядоченность кристалла), при 7 >0 К энтропия положительна (S>0). Единица величины S джоуль на кельвин (Дж/К). Входит в выражение для энергии Гиббса G (см.). Изменение энтропии системы — см. рубрику Л5 . Частный случай [c.212]

Основное соотношение (II) для выбора движущих сил непосредственно вытекает из принципа возрастания молекулярной электрокинетической энергии за счет уменьшения молекулярной электропотенциальной энергии в неравновесных процессах (в состоянии равновесия выполняется закон равномерного распределения энергии). По электрокинетической теории вещества любой процесс переноса может быть количественно описан с помощью молекулярного обмена электромагнитной энергией. При этом изменение молекулярной э.д.с. индукции, которое может быть принято в качестве потенциала переноса, пропорционально скорости возрастания энтропии (термодинамическая температура пропорциональна статистически усредненной молекулярной э.д.с.). Таким образом, взаимосвязь между отдельными видами переноса непосредственно вытекает из молекулярного механизма обмена. [c.11]

Условная энтропия dSy dq/Ty = dql(zT) будет полным дифференциалом только в том случае, если условная температура будет интегрирующим делителем дифференциала dq. В работах [8, 46] показано, что для этого необходимо, чтобы коэффициент сжимаемости зависел только от энтропии z = f (s) иными словами, вдоль каждой линии 5. = onst должно будет выдерживаться условие Z = onst. Реальный газ, обладающий этими свойствами, В. Траупель называет тдеальным паром- . В идеальном паре внутренняя энергия и энтальпия являются функциями только условной температуры. Значит, условная температура является для него таким же термическим параметром, как термодинамическая температура для идеального газа. Это позволяет вести все расчеты в такой же форме, как и для идеального газа. Однако свойства реальных рабочих веществ в действительности отличаются от свойств идеального пара. Наиболее сильно это проявляется в тех случаях, когда сжатие происходит в области слабо перегретого пара в непосредственной близости от линии насыщения. Тем не менее и здесь разные вещества ведут себя неодинаково. [c.115]

Дадим Х.1 какое-либо постоянное значение и будем рассматривать >ь2 как переменную величину, а параметры Т , Ра, Р2 Р21 Ра как функции переменного %2- Выше было установлено на осно-вашш соотношения (6), что трение ускоряет дозвуковой п замедляет сверхзвуковой поток. Тогда нужно считать Хз возрастающим прп дозвуковом и убывающим при сверхзвуковом потоке. Поэтому согласно зависимостям (8), (9) и (10) термодинамическая температура, плотность и статическое давление вдоль изолированной трубы под влиянием трения падают в дозвуковом и растут в сверхзвуковом течении. Из равенства (11) следует, что в критическом сечении при Я2 = 1 полное давление Р2 имеет минимальное значение ), но тогда из выражения (102) гл. I вытекает, что в критическом сечении энтропия достигает максимального значения. Полное давление и плотность заторможенного газа в соответствии с равенством (11) как в дозвуковом, так и в сверхзвуковом потоке вдоль трубы убывают, и только один параметр — температура торможения — не меняется. [c.183]

С помощью термодинамической поверхности и — V — 5 можно графически представить не только энергию, энтропию, объем, температуру и давление, но без труда найти и другие термодинамические параметры состояния. Действительно, из равенств Ат = ZAdm тс = tg А/ gi = 7 5 и Ы = .ЬА1 [c.112]

При Т >Тс, очевидно, с1зНТ 0. Таким образом, первая производная от параметра з по температуре испытывает разрыв в точке перехода Тс. Однако сама величина з ме- няется в зависимости от температуры непрерывным образом. В случае перехода порядок—беспорядок имеет место непрерывное изменение состояния системы непрерывными являются такие функции состояния, как энергия, энтропия, термодинамические потенциалы, объем. [c.353]

Примеры функций состояния энергия 1), энтальпия //, энергия Гельмгольца Р, энергия Гиббса С, энтропия Термодинамические переменные - объем V, давление р, температуру Т - также можно считать функциями состояния., т.к. они о-днозиачио xapaкт p iyют состояние системы. Примеры функций перехода теплота О, и работа. 4. [c.9]

Термодинамические функции N2 ранее вычислялись неоднократно. Почти во всех справочниках [3680, 2142, 3426, 3507] приняты за основу таблицы, составленные Уагманом и др. [4122] для температур до 5000° К- Эти таблицы были получены в результате пересчета к новым значениям основных физических постоянных термодинамических функций N2, вычисленных Джонстоном и Дейвисом [2274] и Джиоком и Клейтоном [1713] методом непосредственного суммирования. Расхождения между данными, приведенными в табл. 93 (II) и в указанных справочниках, несущественны, за исключением значений энтропии при температурах порядка 4000° К и выше. В этой области, очевидно, сказывается учет ограничения уровней и введение второй и третьей постоянных ангармоничности в принятом в настоящем Справочнике уравнении для Guiv) состояния Несмотря на это, расхождения остаются небольшими [c.381]

Ввиду постоянства объема каучука при его деформации dUfdl)т = = 0, а значит упругость каучуков носит энтропийный характер, т. е. зависит от температуры и энтропии /= —T dS dl)т. Для рассмотрения деформации в высокоэластической области может быть применен статистический подход. Пользуясь уравнением Больцмана, 5 = й1п W, где к—постоянная Больцмана 5 — энтропия, — термодинамическая вероятность, можно связать термодинамическую характеристику 5 с поведением молекул. Под действием деформирующего усилия молекулы полимера выпрямляются, что сопровождается уменьшением числа возможных конформаций, а следовательно, термодинамической вероятности и энтропии 5. [c.77]

Совнадение кинетической и термодинамической температур перехода То, показанное выше для полимера строения (СНг)сх), хорошо объясняется в теории Гиббса — Ди-Марцио переохлажденных жидкостей [6]. При То отсутствие в жидкости избыточной (конфигурационной) энтропии приводит к исключению конформационных превращений, которые дают вклад в эту составляющую энтропии, и определяет возможность вязкого течения. Поэтому вязкость становится неограниченно большой, как это вытекает и из формулы (1). С другой стороны, [c.151]

Тепловые и термодинамические. Температура плавления пл=1415°С, Т С МГК рЭТурЭ кипения /кт = 3249 °С, характеристическая температура 0с = 645, 690, 670 К удельная теплота плавления АЯп11=1773 кДж/кг, удельная теплота испарения ЛЯис/== 13709 кДж/кг, удельная теплота сублимации Д//суб.1= 16115,38 кДж/кг. Молярная энтропия 5° при различных температурах [c.207]

На диаграмме Т — 5 (рис. 20) < <7квазист равно, согласно уравнению (X, 18), площади бесконечно малого прямоугольника еасй, если при изменении энтропии температура остается постоянной квазист равно бесконечно малой площади еаЬй, если при изменении энтропии объем системы остается постоянным. Обе эти бесконечно малые площади отличаются между собой на бесконечно малую величину второго порядка. Разделим любую из этих бесконечно малых площадей на прираще--кие энтропии (оно равно отрезку ей). При переходе к пределу, независимо от выбранной площади, всегда получится отрезок еа. Он равен термодинамической температуре системы в состоянии, изображаемом точкой а на диаграмме Т — 5 (рис. 20).. [c.210]