Второй закон термодинамики и необратимые процессы

Доказанные свойства энтропии составляют содержание второго закона термодинамики, который может быть сформулирован следующим образом в адиабатной системе при любом обратимом процессе энтропия остается постоянной (dS — 0), а при любом необратимом процессе энтропия возрастает dS > 0) [c.39]

Все рассмотренные выше термодинамические соотношения, раскрывающие смысл второго закона термодинамики, относятся к замкнутым системам. В открытых системах энтропия может изменяться в результате обмена вещества с внешней средой. Тогда в уравнении (235) появится дополнительный член, учитывающий изменение количества вещества (числа молей) в системе. Более подробно этот вопрос не будет здесь обсуждаться следует лишь упомянуть о том, что изучение открытых систем открывает возможность для применения второго закона термодинамики к живым организмам. Ранее вызывала сомнение сама возможность применения второго закона термодинамики к живым организмам, поскольку такие системы характеризуются сложными процессами (из почти бесструктурной клетки развивается сложно организованная система), связанными с понижением энтропии. В то же время в организме постоянно происходят необратимые процессы, вызывающие увеличение энтропии. Частично энтропия может передаваться во внешнюю среду в процессе теплообмена, в большей степени она переходит во внешнюю среду при обмене веществ. [c.241]

Установление статистического характера второго закона термодинамики является великой заслугой Л. Больцмана, объяснившего таким путем противоречие между обратимостью механического движения и необратимостью и направленностью реальных физических и химических процессов эта направленность является следствием молекулярного строения материального мира. [c.106]

ИЗОЛИРОВАННЫЕ СИСТЕМЫ — системы, лишенные возможности обмена веществом и энергией с окружающей средой и находящиеся при постоянном объеме. Последнее условие вызывается тем, что изменение объема всегда связано с затратой работы. Наиболее характерным свойством таких систем является то, что их внутренняя энергия, в соответствии с законом сохранения энергии, не может изменяться ни при каких процессах, происходящих в системе. В И. с., согласно второму закону термодинамики, необратимые процессы всегда сопровождаются возрастанием энтропии системы dS>0, а пределом самопроизвольного их протекания (т. е. протекания без затраты работы извне) и, следовательно, условием равновесия является достижение максимального значения энтропии системы (т. е. условие б" = О и 2,5 < 0). [c.75]

До сих пор в этой главе рассматривались необратимые процессы только в изолированных системах. Для того чтобы применить положение второго закона о необратимых процессах системам к неизолированным, изолированную систему делят на две подсистемы — неизолированную систему и окружающую среду. Для энтропии всей системы по второму закону термодинамики справедливо [c.99]

В одном конститутивном уравнении, должна также присутствовать во всех остальных, если это не противоречит какому-либо общему закону физики или симметрии вещества . Систематическое применение этого принципа к нелинейным (пока лишь гипотетическим) конститутивным уравнениям совершенно необходимо. Однако некоторые общие замечания можно сделать, не проводя глубоких исследований. Наиболее общи.м законом термодинамики необратимых процессов является второй закон, который в случае континуума должен выполняться также локально. Отсюда с очевидностью следует, что реалистическую картину могут дать лишь такие нелинейные конститутивные уравнения, которые во всех случаях обеспечивают положительную определенность локального производства энтропии. С другой стороны, рассмотрим, например, приближение (В. 14) в случае одного-единственного векторного процесса. Тогда, обращаясь к выражению [c.286]

В изложенных выше рассуждениях и выводах, имевших исходным пунктом второй закон термодинамики в формулировке Клаузиуса (или В. Томсона), основное внимание уделялось коэффициенту полезного действия тепловых машин, т. е. вопросу, имеющему, казалось бы, с точки зрения теории частный и узкий характер (хотя и очень важному для практики). Между тем результатом всех рассуждений явился вывод очень широкого, хотя не всеобъемлющего за кона природы, который правильнее всего назвать законом существования функции состояния энтропии и ее возрастания при самопроизвольных необратимых процессах. (Ряд исследователей видят здесь два отдельных, независимых положения.) [c.109]

Как следует из второго закона термодинамики (см. 68), энтропия замкнутой системы не может убывать она или возрастает (при необратимых процессах), или остается неизменной (при обратимых процессах). Если замкнутая система не находится в состоянии равновесия, она стремится перейти в равновесное состояние, и в процессе такого перехода ее энтропия будет возрастать, пока не достигнет максимального значения. [c.289]

Дайте объяснение описанного в разд. 3-6 примера с тормозящим автомобилем на основании первого и второго законов термодинамики. Какую роль в этом объяснении играет первый закон термодинамики Какое значение имеет для этого примера обратимость или необратимость процесса и как она связана со вторым законом термодинамики [c.84]

Второй закон термодинамики устанавливает, что в любом цикле, включающем необратимые процессы [c.217]

Энтропия и вероятность. Статистический характер второго закона термодинамики. Второй закон термодинамики можно назвать законом возрастания энтропии при самопроизвольном процессе в изолированной системе. В связи с этим очень важно выяснить физические причины необратимости реальных процессов и возрастания энтропии. [c.98]

Следует отметить, что 1-й закон термодинамики можно применять как к обратимым, так и необратимым процессам, но количественные расчеты удобно проводить только для первых. Второй закон термодинамики также можно применять к обеим процессам, но для обратимых процессов уравнения получаются более простыми- [c.85]

Согласно второму закону термодинамики при реальных необратимых процессах, протекающих в конечной изолированной системе, энтропия возрастает, а при обратимых — остается неизменной. [c.48]

Итак, если в системе при отсутствии любых видов работы протекают обратимые процессы, потенциалы f и G остаются постоянными. Если же в изохорно- или изобарно-изотермических условиях процессы осуществляются необратимо, т. е. самопроизвольно, то изохорный потенциал или соответственно изобарный будут постоянно уменьшаться. Выведенные соотношения представляют собой частные формулировки второго закона термодинамики, которые позволяют рассматривать второй закон как принцип уменьшения изохорного или изобарного термодинамического потенциала в неизолированных системах. Так как самопроизвольные изохорно- и изобарно-изотермические процессы сопровождаются соответственно уменьшением f и G, то, очевидно, равновесие в таких системах наступит при наименьшем значении этих функций [c.106]

Принцип сохранения энергии выражен в первом законе термодинамики второй закон термодинамики характеризует вырождение энергии в ходе необратимых процессов. [c.19]

Для того чтобы достичь температуры газа более низкой, чем окружающая среда, требуется отнять от газа тепло и передать окружающей среде, т. е. осуществить переход тепла от более низкого температурного уровня к более высокому. Такой переход в соответствии со вторым законом термодинамики требует затраты механической работы. Достижение глубокого холода связано с затратой энергии. Полученный холод после завершения процесса разделения газа может быть в значительной мере использован путем теплообмена уже разделенных газов с газом, поступающим на разделение. При этом полностью использовать холод невозможно в связи с наличием необратимых процессов. [c.45]

Объединяя соотношения (11,90) и (11,102), выражаюш,ие второй закон термодинамики для обратимых и необратимых процессов, можно записать [c.115]

Напишите математическое выражение второго закона термодинамики для бесконечно малого изменения состояния в обратимом и необратимом процессах, протекающих в изолированной системе. [c.18]

Соотношение (11) показывает, что при обратимом перенесении количества теплоты д от тела с температурой Т йТ к телу с температурой Т можно получить работу йА. Эта работа называется максимальной. Уравнение (11) можно рассматривать как математическую формулировку второго закона термодинамики для обратимых процессов. Можно доказать, что для любых необратимых процессов [c.98]

Для обратимых и необратимых изотермических процессов второй закон термодинамики записывают в виде [c.150]

Величина А5 = 52— 5] зависит только от начального и конечного состояний и не зависит от характера процесса, так как 5 является функцией состояния. Величина же д, т. е. количество тепла, полученного системой и превращенного в работу, зависит от того, обратим данный процесс или нет. В любом реальном необратимом процессе часть тепла теряется и не превращается в работу из-за теплопроводности, трения и других причин. Поэтому для таких необратимых процессов А8 >д/Т. С помощью второго закона термодинамики можно доказать, что уравнение (П.З) справедливо не только для идеального газа, но и для любого реального вещества. Таким образом, для любого тела при любом изотермическом процессе [c.34]

Безотходное и малоотходное производства. Безусловно, идеальным решением концепции минимизации отходов было бы создание безотходного производства. Этот термин обосновался в популярной литературе как производство без отходов , но, как было показано выше, последнее противоречит второму закону термодинамики в необратимых процессах всегда имеет место диссипация энергии. Практически же и другие потери неизбежны. Корректны следующие определения. [c.318]

Флуктуация показывает, что к таким малым объемам, которые заключают в себе лишь несколько частиц, нельзя применять второго закона термодинамики. В самом деле диффузия — процесс самопроизвольный и необратимый, приводящий к тому, что диффундирующие частицы переходят из мест с большей концентрацией в места с меньшей концентрацией. Флуктуация же означает как бы обратную диффузию, т. е. возможность не только самопроизвольного уменьшения концентрации, но и увеличения ее. Наблюдая флуктуацию в золях золота с помощью ультрамикроскопа, Сведберг подсчитывал число коллоидных частиц в весьма малом объеме через каждые 1,5 сек. Это число колебалось в следующих пределах ], О, О, О, 3, 2, 2 1, О, 1, 2, 3, О, 2, О, 1, 2 1, 2, 1, 3, 2, [c.27]

Далее можно постулировать, что и для необратимых процессов эта функция существует. Этот постулат является одной из формулировок второго закона термодинамики. [c.36]

При рассмотрении второго закона термодинамики отмечалось, что необратимость характерна только для процессов с участием очень большого числа частиц, т. е. для тепловых макропроцессов. Микропроцессы полностью обратимы. Это следствие механики вытекает из уравнений Ньютона. Поэтому соотношение взаимности может быть получено из уравнений механики (см., например, Л. Д. Ландау, Е. М. Лившиц Статистическая механика ). [c.297]

Второй закон термодинамики характеризует направление естественных (необратимых) процессов и отмечает качественное отличие теплоты от других форм передачи энергии. [c.4]

Второй закон термодинамики вводит новую функцию состояния— энтропию. Это экстенсивная величина она обозначается буквой 5 для 1-го моля вещества, и 5 — для любого количества вещества (разд. 18.2). Второй закон термодинамики дает количественное выражение изменения энтропии А5. В замкнутых системах (разд. 19.1) энтропия может меняться двояким образом. Энтропия системы уменьшается, если поток энтропии направлен из системы, и, наоборот, увеличивается при поступлении энтропии в систему извне. Такой тип изменения энтропии назыв1ают потоком энтропии. Не касаясь математической формулировки энтропии, полученной из постулатов второго закона термодинамики, можно сделать вывод о том, что поток энтропии пропорционален потоку теплоты dQ, а именно dQ/T. Другой тип изменения энтропии наблюдается, если в системе происходят необратимые процессы. В этом случае энтропия может только увеличиваться (возникновение энтропии). Запишем возникновение энтропии в виде dI T , dI всегда положительно. Тогда можно записать второй закон термодинамики в следующем виде [c.234]

Хорошо известно, что, после того как был сформулирован второй закон, классическая термодинамика по существу занимается изучением равновесных состояний [168]. За последние 20 лет наблюдалось бурное развитие термодинамики необратимых процессов, благодаря которой стало возможным приложение макроскопических методов к неравновесным системам (краткую историю Вопроса можно найти в работе [141]). Однако все эти методы [c.7]

Соотношения взаимности Онзагера выражают то свойство, что если на поток соответствующий необратимому процессу а, влияет сила необратимого процесса р, то на поток /р сила Ха, влияет посредством того же интерференционного коэффициента др. Поэтому антисимметричная часть Аар] в выражениях (3.7) исчезает. Это свойство дополняет второй закон термодинамики как следует из (3.8), производство энтропии не может дать никакой информации об антисимметричной части матрицы -[ав]. [c.45]

Совершенно иной, чрезвычайно плодотворный метод моделирования рабочих процессов поршневых машин разработан в 1970— 1975 гг. Ю. Н. Масловым и И. И. Любимовым в Саратовском политехническом институте. Он основан на выявлении связи между потоком энтропии и изменением объема рабочего тела. При этом используется второй закон термодинамики в форме Гюи. Задача сводится к нахождению экстремума функционала, выражающего баланс энтропии внутри и на границе рабочего тела методами термодинамики необратимых процессов. В результате найден эффективный путь вычисления внешних потерь (теплопередачи) в двигателе внутреннего сгорания и моделирования его индикаторной диаграммы. Подробности см. в [44, 451. [c.80]

Второй закон термодинамики количественно определяет необратимость подобного рода процессов переноса. Можно легко показать, что по мере таяния льда энтропия такой системы возрастает. При этом максимального значения энтропия достигает при достижении состояния равновесия. Поскольку энтропия данной изолированной системы не может уменьшаться, процесс таяния не может изменить свое направление на обратное. Таким образом, результирующее увеличение полной энтропии может служить количественной мерой необратимости. [c.491]

Зачастую важно и полезно оценивать процессы переноса тепла с точки зрения термодинамики. Все процессы и устройства передачи тепла внутренне необратимы и в конечном счете обеспечивают одностороннюю убыль полезной или располагаемой энергии, иногда называемую эксергией. Все более глубокое осмысление принципа сохранения энергии заставляет исследователей задаться вопросом, какая часть эксергии рассеивается при теплопередаче и какой наибольший термодинамический коэффициент полезного действия можно при этом обеспечить. С этой целью можно воспользоваться законами термодинамики. Первый закон термодинамики определяет уравнение сохранения энергии, тогда как второй закон зачастую вообще не используется для анализа процессов конвективного переноса. Однако для того чтобы определить условия, при которых имеет место минимальная потеря эксергии, т. е. минимальный прирост энтропии, можно воспользоваться вторым законом термодинамики. Такого рода анализ различных тепловых процессов подробно рассмотрен в работе [10]. [c.492]

Целесообразность таких схем [119] следует из второго закона термодинамики, по которому необходимым условием снижения расхода энергии является увеличение обратимости процесса. Это может быть достигнуто приближением рабочей линии процесса к равновесной. (При обратимом процессе рабочая линия совпадает с равновесной.) Это условие является необходимым, но недостаточным, т. е. оно дает лишь принципиальную возможность снизить расход тепла. Практически этот путь не всегда может привести к желаемому результату, так как снижение потерь от необратимости на одной стадии может сопровождаться увеличением потерь на других стадиях. [c.193]

При недостаточно критическом применении второго закона термодинамики из него можно сделать принципиально неправильный вывод. Согласно второму закону, в изолированной системе во всех обратимых- процессах энтропия не претерпевает изменений, а в необратимых только возрастает. Поэтому, если течение необратимых процессов не исключено, то энтропия такой системы может только возрастать, и это возрастание должно сопровождаться постепенным выравниванием температуры различных частей системы. Если рассматривать вселенную в целом как систему изолированную (не вступающую ни в какое-взаимодействие с другой средой), то можно заключить, что возрастание энтропии должно привести в конце концов к полному выравниванию температуры во всех частях вселеггной, что означало бы, с этой точки зрения, невозможность протекания каких-нибудь процессов и, следовательно, тепловую смерть вселенной . Такой вывод, впервые четко сформулированный в середине XIX в. Клаузиусом, является идеалистическим, так как признание конца существования (т. е. смерти ) вселенной требует признаиид и ее возникновения. Статистическая природа второго начала термодинамики не позволяет считать его универсально применимым к системам любых размеров. Нельзя утверждать также, что второй закон применим к вселенной в целом, так как в ней возможно протекание энергетических процессов (как, например, различные ядерные превращения), на которые термодинамический метод исследования но может механически переноситься. В определенных видах космических процессов происходит возрастание разности температур, а не выравнивание их. [c.220]

Все термодинамические способы повышения степени рекуперации тепловой энергии в узлах теплообмена и ТС в целом определяются вторым законом термодинамики [7,20-24] идельаные обратимые процессы протекают без изменения энтропии, в то время как в реальных, необратимых процессах, она возрастает. Наиболее отчетливо это видно из анализа идеального цикла Карно, в котором возможно максимальное превращение имеющегося тепла в работу. Если обозначить количество тепла при температуре потока Т через Ц, а -температура окружающей среды, то теоретически максимально возможное количество работы А, получаемое в цикле Карно, равно Q (Т -Т )/Т . Величина TQ/TJ - часть тепла, которое рассеивается в атмосферу (рис. I). Зависимость цикла Карно от температуры =(Т]--Тд)/Т представлена на рис. 2. Из изложенного вытекает несколько важных термодинамических предпосылок, учет которых при синтезе оптимальных ресурсосберегающих ТС позволяет обеспечивать их высокую эффективность. [c.38]

Основу второго закона составляет вопрос о необратимости тепловых явлений. Обобщая различные стороны явления необратимости тепловых процессов, можно дать различные формулировки второго закона термодинамики, логически связанные между собой так, что если одна из них постулируется, то она содержит все остальные как следствие. Так, в качестве исходного обобщения можно принять следующую формулировку. шр.плп НР. может, сампп.ппиявпльнп переходить от менее нагретого к более нагретомц телу. [c.94]

Из этого соотношения, которое можно представить для необратимых процессов в виде TdS>8q, вытекают важные следствия для изолированных систем. Так как подобные системы не получают и не отдают тепла, то 6 = 0. Следовательно, при необратимых процессах, про-текаюш,их в изолированных системах, 7 iS>0. Абсолютная температура Т всегда полозкительна, и поэтому для необратимых процессов dS>0. Таким образом, при протекании необратимых, или, что то же самое, самопроизвольных процессов в изолированных системах энтропия всегда возрастает. Естественно, что она не может возрастать неограниченно в системе конечных размеров с заданным количеством вещества. Поэтому энтропия стремится к некоторому максимуму, при достижении которого устанавливается равновесие. Отсюда следует вывод условие равновесия в изолированной системе — максимум энтропии. Соотношение (П.5) представляет собой математическую формулировку второго закона термодинамики. [c.35]

Это означает, что поток данного свойства опреде.лястся не только градиентом самого этого свойства, но градиентами других, чужих свойств. Учитывая наблюдаемое на опыте влияние разных потоков друг на друга, Онзагер в качестве второго постулата ввел соотношение взаимности Lik = Lhi. Если сила Xk, определяемая градиентом к, действует на поток свойства i, то точно так же градиент свойства I действует ка поток свойства к. Термодинамические силы X целесообразно связать с какой-либо термодинамической функцией, определяющей направление процессов. Внутри систем энтропия возникает — генерируется благодаря протеканию необратимых процессов. Скорость ее возрастания в единице объема S характеризует необратимость процесса. Рассмотрим падение шариков в вязкой жидкости. При достижении стационарного состояния скорость их падения v постоянна. Еслн число шариков в единице объема равно С, то их поток, т. е. общее их число, пересекающее единицу горизонтальной поверхности за единицу времени, составляет I= v, а сила тяжести совершает при этом работу vX или IX. Вследствие трения эта работа превращается в тепло. Скорость выделения тепла q = dqldt согласно уравнениям, вытекающим пз второго закона термодинамики, определяется уравнением q = TS, где S = rfS/d< — скорость роста энтропии. Отсюда следует, что Г5 = = Х. Это уравнение распространяют и на другие силы. С учетом того, что общее увеличение энтропии равно сумме приростов энтро-ппи, обусловлеи1П>1х отдельными силами, получим [c.293]

Отсюда вытекает, что второй закон термодинамики в форме принципа возрастания энтропии реальных изолированных систем дает возможность не только качественно характеризовать необратимые явления ( /5 сист = 50/7 > 0), но позволяет также количественно оценивать потерю эксергии системы вследствие необратимости протекающих в ней процессов (0= 7оД5 (. (,т)- [c.180]

И. Т. Эльпериным предложен метод оценки степени необратимости процесса и использования потенциала тепловой энергии при теплообмене, в результате которого на основании второго закона термодинамики определяется энтропийный к. п. д. теплообменного аппарата [8] [c.14]