тепловых процессов – устанавливает связь между количеством теплоты Q, полученной системой,
изменением ΔU ее внутренней энергии и работой A, совершенной над внешними телами:Q = ΔU + A
Разделы презентаций
- Разное
- Английский язык
- Астрономия
- Алгебра
- Биология
- География
- Геометрия
- Детские презентации
- Информатика
- История
- Литература
- Математика
- Медицина
- Менеджмент
- Музыка
- МХК
- Немецкий язык
- ОБЖ
- Обществознание
- Окружающий мир
- Педагогика
- Русский язык
- Технология
- Физика
- Философия
- Химия
- Шаблоны, картинки для презентаций
- Экология
- Экономика
- Юриспруденция
Молекулярная физика
Содержание
- 1. Молекулярная физика
- 2. Второе начало термодинамики.
- 3. Первый з-н термодинамикиПервый закон термодинамики – закон
- 4. Циклически работающие тепловые машиныСогласно этому закону, энергия
- 5. Необратимый процессПервый закон термодинамики не устанавливает направления
- 6. Обратимый процессОбратимыми процессами называют процессы перехода системы
- 7. Необратимый процессНеобратимыми являются процессы превращения механической работы
- 8. Квазистатические процессыПроцессы, в ходе которых система все
- 9. Цикл КарноЕсли рабочее тело тепловой машины приводится
- 10. Первый закон ТДПервый закон термодинамики не может
- 11. Второй закон ТД в формулировке Кельвина Английский
- 12. Томсон (Кельвин)
- 13. Вечный двигатель второго родаГипотетическую тепловую машину, в
- 14. Второй закон ТД в формулировке КлаузиусаНемецкий физик
- 15. Клаузиус
- 16. Процессы, не противоречащие первому закону термодинамики, но
- 17. Эквивалентность формулировок второго закона термодинамикиСледует отметить, что
- 18. Второй закон ТДВторой закон термодинамики связан непосредственно
- 19. Общим свойством всех необратимых процессов является то,
- 20. Цикл КарноВ 1824 году французский инженер С. Карно рассмотрел
- 21. Слайд 21
- 22. Цикл Карно совершает газ, находящийся в цилиндре
- 23. Теоремы КарноНа основании любой из формулировок второго
- 24. Теоремы КарноТаким образом, коэффициент полезного действия машины, работающей по циклу Карно, максимален.
- 25. Теоремы КарноЗнак равенства в этом соотношении соответствует
- 26. В каком бы направлении ни обходился цикл
- 27. Произвольный обратимый цикл как последовательность малых изотермических
- 28. Обратимый циклПри полном обходе замкнутого обратимого цикла
- 29. В случае обратимого адиабатического процесса ΔQi = 0 и, следовательно, энтропия S остается неизменной.
- 30. Выражение для изменения энтропии ΔS при переходе
- 31. Изменение энтропииЭнтропия определена с точностью до постоянного
- 32. Расширение газа в «пустоту»Рис. иллюстрирует необратимый процесс
- 33. Расширение газа в «пустоту». Изменение энтропии.
- 34. Теплообмен при конечной разности температурДругой пример необратимого
- 35. Рост энтропииРост энтропии является общим свойством всех
- 36. Закон возрастания энтропииПри любых процессах, протекающих в
- 37. Понятие энтропииВ 1878 году Л. Больцман дал вероятностную трактовку
- 38. Термодинамическая вероятность WВсякое состояние макроскопической системы, содержащей
- 39. Число АвогардоНапример, если в сосуде находится 1 моль
- 40. Формула БольцманаСогласно Больцману, энтропия S системы и
- 41. ФлуктуацииВероятностная трактовка второго закона термодинамики допускает самопроизвольное
- 42. Слайд 42
- 43. Слайд 43
- 44. Второе начало термодинамикиПервое начало термодинамики, выражая закон
- 45. Второе начало термодинамикиИспользуя понятие энтропии и неравенство
- 46. Второе начало термодинамикиФормула Больцмана (S = k ln W ) позволяет
- 47. Второе начало термодинамикиУкажем еще две формулировки второго
- 48. Второе начало термодинамикиМожно довольно просто доказать эквивалентность
- 49. Проблема тепловой смерти ВселеннойВ середине XIX в.
- 50. Слайд 50
- 51. Слайд 51
- 52. Слайд 52
- 53. Второе начало термодинамики Пусть замкнутая система, т.
- 54. Второе начало термодинамикиПри переходе
- 55. Второе начало термодинамикиПоэтому получаем:
- 56. Второе начало термодинамикиЭто означает, что при переходе
- 57. Второе начало термодинамикиОтметим, что неизменной в изолированной
- 58. Второе начало термодинамикиТаким образом, первое начало термодинамики
- 59. Коэффициент полезного действия необратимой машины, работающей с
- 60. Слайд 60
- 61. Третье начало термодинамикиПервые два начала термодинамики дают
- 62. Третье начало термодинамикиТак как энтропия определяется с
- 63. Тепловые двигатели и холодильные машины. Цикл
- 64. Принцип действия теплового двигателя приведен на рис.
- 65. Двигатель второго рода, будь он возможен, был
- 66. Процесс, обратный происходящему в тепловом двигателе, используется
- 67. Следовательно, без совершения работы нельзя отбирать теплоту
- 68. Основываясь на втором начале термодинамики, Карно вывел
- 69. Цикл Карно изображен на рис., где изотермические
- 70. При адиабатическом расширении 2—3 теплообмен с окружающей
- 71. Работа адиабатического сжатияРабота, совершаемая в результате кругового
- 72. Применив уравнение для адиабат 2—3 и
- 73. т. е. для цикла Карно к. п.
- 74. Обратный цикл Карно лежит в основе действия
- 75. Теорема Карно послужила основанием для установления термодинамической
- 76. Слайд 76
- 77. Слайд 77
- 78. Слайд 78
- 79. Неравенство КлаузиусаЗапишем в математической форме содержание теоремы
- 80. Неравенство КлаузиусаКПД машины дается в виде А
- 81. Неравенство КлаузиусаТеорема Карно в рассмотренном случае математически
- 82. Неравенство КлаузиусаСоотношение, переписанное в виде Называется неравенством
- 83. Неравенство КлаузиусаОбобщение на любой циклЗнак равенства относится к обратимым процессам, а знак неравенства – к необратимым.
- 84. Слайд 84
- 85. Слайд 85
- 86. Термодинамическая шкала температур Рассматривая способы измерения температуры,
- 87. Термодинамическая шкала температур Если рабочее тело, каково
- 88. Термодинамическая шкала температур Последнее соотношение, справедливое для
- 89. Термодинамическая шкала температур Таким образом будет установлена
- 90. Термодинамическая шкала температурВозьмем в качестве нагревателя в
- 91. Термодинамическая шкала температур Проведем теперь обратимый цикл
- 92. Термодинамическая шкала температур Затем проведем еще раз
- 93. Термодинамическая шкала температур Мы имеем, таким образом,
- 94. Термодинамическая шкала температур Остается еще добавить, что
- 95. Термодинамическая шкала температур Конечно, никто и никогда
- 96. Термодинамическая шкала температурМожно показать, что температуры, измеренные
- 97. Термодинамическая шкала температурЗаметим, что температурная шкала, основанная
- 98. Термодинамическая шкала температурЧто касается нуля термодинамической шкалы,
- 99. Термодинамическая шкала температурПоскольку термодинамическая шкала температур совпадает
- 100. Скачать презентанцию
Второе начало термодинамики.
Слайды и текст этой презентации
Слайд 4Циклически работающие тепловые машины
Согласно этому закону, энергия не может быть
создана или уничтожена; она передается от одной системы к другой
и превращается из одной формы в другую. Процессы, нарушающие первый закон термодинамики, никогда не наблюдались. На рис. изображены устройства, запрещенные первым законом термодинамики.Циклически работающие тепловые машины, запрещаемые первым законом термодинамики: 1 – вечный двигатель 1 рода, совершающий работу без потребления энергии извне; 2 – тепловая машина с коэффициентом полезного действия η > 1.
Слайд 5Необратимый процесс
Первый закон термодинамики не устанавливает направления тепловых процессов. Однако,
как показывает опыт, многие тепловые процессы могут протекать только в
одном направлении. Такие процессы называются необратимыми. Например, при тепловом контакте двух тел с разными температурами тепловой поток всегда направлен от более теплого тела к более холодному. Никогда не наблюдается самопроизвольный процесс передачи тепла от тела с низкой температурой к телу с более высокой температурой. Следовательно, процесс теплообмена при конечной разности температур является необратимым.
Слайд 6Обратимый процесс
Обратимыми процессами называют процессы перехода системы из одного равновесного
состояния в другое, которые можно провести в обратном направлении через
ту же последовательность промежуточных равновесных состояний. При этом сама система и окружающие тела возвращаются к исходному состоянию.
Слайд 7Необратимый процесс
Необратимыми являются процессы превращения механической работы во внутреннюю энергию
тела из-за наличия трения, процессы диффузии в газах и жидкостях,
процессы перемешивания газа при наличии начальной разности давлений и т. д. Все реальные процессы необратимы, но они могут сколь угодно близко приближаться к обратимым процессам. Обратимые процессы являются идеализацией реальных процессов.
Слайд 8Квазистатические процессы
Процессы, в ходе которых система все время остается в
состоянии равновесия, называются квазистатическими. Все квазистатические процессы обратимы. Все обратимые
процессы являются квазистатическими.
Слайд 9Цикл Карно
Если рабочее тело тепловой машины приводится в контакт с
тепловым резервуаром, температура которого в процессе теплообмена остается неизменной, то
единственным обратимым процессом будет изотермический квазистатический процесс, протекающий при бесконечно малой разнице температур рабочего тела и резервуара. При наличии двух тепловых резервуаров с разными температурами обратимым путем можно провести процессы на двух изотермических участках. Поскольку адиабатический процесс также можно проводить в обоих направлениях (адиабатическое сжатие и адиабатическое расширение), то круговой процесс, состоящий из двух изотерм и двух адиабат (цикл Карно) является единственным обратимым круговым процессом, при котором рабочее тело приводится в тепловой контакт только с двумя тепловыми резервуарами. Все остальные круговые процессы, проводимые с двумя тепловыми резервуарами, необратимы.
Слайд 10Первый закон ТД
Первый закон термодинамики не может отличить обратимые процессы
от необратимых. Он просто требует от термодинамического процесса определенного энергетического
баланса и ничего не говорит о том, возможен такой процесс или нет.Направление самопроизвольно протекающих процессов устанавливает второй закон термодинамики. Он может быть сформулирован в виде запрета на определенные виды термодинамических процессов.
Слайд 11Второй закон ТД в формулировке Кельвина
Английский физик У. Кельвин дал
в 1851 г. следующую формулировку второго закона:
В циклически действующей тепловой машине
невозможен процесс, единственным результатом которого было бы преобразование в механическую работу всего количества теплоты, полученного от единственного теплового резервуара. 
Слайд 13Вечный двигатель второго рода
Гипотетическую тепловую машину, в которой мог бы
происходить такой процесс, называют «вечным двигателем второго рода». В земных
условиях такая машина могла бы отбирать тепловую энергию, например, у Мирового океана и полностью превращать ее в работу. Масса воды в Мировом океане составляет примерно 1021 кг, и при ее охлаждении на один градус выделилось бы огромное количество энергии (≈ 1024 Дж), эквивалентное полному сжиганию 1017 кг угля. Ежегодно вырабатываемая на Земле энергия приблизительно в 104 раз меньше. Поэтому «вечный двигатель второго рода» был бы для человечества не менее привлекателен, чем «вечный двигатель первого рода», запрещенный первым законом термодинамики.
Слайд 14Второй закон ТД в формулировке Клаузиуса
Немецкий физик Р. Клаузиус дал другую
формулировку второго закона термодинамики:
Невозможен процесс, единственным результатом которого была бы
передача энергии путем теплообмена от тела с низкой температурой к телу с более высокой температурой.
Слайд 16Процессы, не противоречащие первому закону термодинамики, но запрещаемые вторым законом
На
рис. изображены процессы, запрещаемые вторым законом, но не запрещаемые первым
законом термодинамики. Эти процессы соответствуют двум формулировкам второго закона термодинамики.Процессы, не противоречащие первому закону термодинамики, но запрещаемые вторым законом: 1 – «вечный двигатель второго рода»; 2 – самопроизвольный переход тепла от холодного тела к более теплому («идеальная холодильная машина»).
Слайд 17Эквивалентность формулировок второго закона термодинамики
Следует отметить, что обе формулировки второго
закона термодинамики эквивалентны. Если допустить, например, что тепло может самопроизвольно
(т. е. без затраты внешней работы) переходить при теплообмене от холодного тела к горячему, то можно прийти к выводу о возможности создания «вечного двигателя второго рода». Действительно, пусть реальная тепловая машина получает от нагревателя количество теплоты Q1 и отдает холодильнику количество теплоты Q2. При этом совершается работа A = Q1 – |Q2|. Если бы количество теплоты |Q2| самопроизвольно переходило от холодильника к нагревателю, то конечным результатом работы реальной тепловой машины и «идеальной холодильной машины» было бы превращение в работу количества теплоты Q1 – |Q2|, полученного от нагревателя без какого-либо изменения в холодильнике. Таким образом, комбинация реальной тепловой машины и «идеальной холодильной машины» равноценна «вечному двигателю второго рода». Точно также можно показать, что комбинация «реальной холодильной машины» и «вечного двигателя второго рода» равноценна «идеальной холодильной машине».
Слайд 18Второй закон ТД
Второй закон термодинамики связан непосредственно с необратимостью реальных
тепловых процессов. Энергия теплового движения молекул качественно отличается от всех
других видов энергии – механической, электрической, химической и т. д. Энергия любого вида, кроме энергии теплового движения молекул, может полностью превратиться в любой другой вид энергии, в том числе и в энергию теплового движения. Последняя может испытать превращение в любой другой вид энергии лишь частично. Поэтому любой физический процесс, в котором происходит превращение какого-либо вида энергии в энергию теплового движения молекул, является необратимым процессом, т. е. он не может быть осуществлен полностью в обратном направлении.
Слайд 19Общим свойством всех необратимых процессов является то, что они протекают
в термодинамически неравновесной системе и в результате этих процессов замкнутая
система приближается к состоянию термодинамического равновесия.
Слайд 20Цикл Карно
В 1824 году французский инженер С. Карно рассмотрел круговой процесс, состоящий
из двух изотерм и двух адиабат. Этот круговой процесс сыграл
важную роль в развитии учения о тепловых процессах. Он называется циклом Карно (рис.).Цикл Карно.
Слайд 22Цикл Карно совершает газ, находящийся в цилиндре под поршнем. На
изотермическом участке (1–2) газ приводится в тепловой контакт с горячим
тепловым резервуаром (нагревателем), имеющим температуру T1. Газ изотермически расширяется, совершая работу A12, при этом к газу подводится некоторое количество теплоты Q1 = A12. Далее на адиабатическом участке (2–3) газ помещается в адиабатическую оболочку и продолжает расширяться в отсутствие теплообмена. На этом участке газ совершает работу A23 > 0.
Слайд 23Теоремы Карно
На основании любой из формулировок второго закона термодинамики могут
быть доказаны следующие утверждения, которые называются теоремами Карно:
1. Коэффициент полезного
действия тепловой машины, работающей при данных значениях температур нагревателя и холодильника, не может быть больше, чем коэффициент полезного действия машины, работающей по обратимому циклу Карно при тех же значениях температур нагревателя и холодильника.2. Коэффициент полезного действия тепловой машины, работающей по циклу Карно, не зависит от рода рабочего тела, а только от температур нагревателя и холодильника.
Слайд 24Теоремы Карно
Таким образом, коэффициент полезного действия машины, работающей по циклу
Карно, максимален.
Слайд 25Теоремы Карно
Знак равенства в этом соотношении соответствует обратимым циклам. Для
машин, работающих по циклу Карно, это соотношение может быть
переписано
в виде: 
Слайд 26В каком бы направлении ни обходился цикл Карно (по или
против часовой стрелки) величины Q1 и Q2 всегда имеют разные
знаки. Поэтому можно записать
Слайд 27Произвольный обратимый цикл как последовательность малых изотермических и адиабатических участков.
Это соотношение может быть обобщено на любой замкнутый обратимый процесс,
который можно представить как последовательность малых изотермических и адиабатических участков (рис.). Произвольный обратимый цикл как последовательность малых изотермических и адиабатических участков.
Слайд 28Обратимый цикл
При полном обходе замкнутого обратимого цикла
где ΔQi = ΔQ1i + ΔQ2i –
количество теплоты, полученное рабочим телом на двух изотермических участках при
температуре Ti. Для того, чтобы такой сложный цикл провести обратимым путем, необходимо рабочее тело приводить в тепловой контакт со многими тепловыми резервуарами с температурами Ti. Отношение ΔQi / Ti называется приведенным теплом. Полученная формула показывает, что полное приведенное тепло на любом обратимом цикле равно нулю. Эта формула позволяет ввести новую физическую величину, которая называется энтропией и обозначается буквой S (Р. Клаузиус, 1865 г.). Если термодинамическая система переходит из одного равновесного состояния в другое, то ее энтропия изменяется. Разность значений энтропии в двух состояниях равна приведенному теплу, полученному системой при обратимом переходе из одного состояния в другое.
Слайд 29
В случае обратимого адиабатического процесса ΔQi = 0 и, следовательно, энтропия S
остается неизменной.
Слайд 30Выражение для изменения энтропии ΔS при переходе неизолированной системы из
одного равновесного состояния (1) в другое равновесное состояние (2) может
быть записано в виде:
Слайд 31Изменение энтропии
Энтропия определена с точностью до постоянного слагаемого, так же,
как, например, потенциальная энергия тела в силовом поле. Физический смысл
имеет разность ΔS энтропии в двух состояниях системы. Чтобы определить изменение энтропии в случае необратимого перехода системы из одного состояния в другое, нужно придумать какой-нибудь обратимый процесс, связывающий начальное и конечное состояния, и найти приведенное тепло, полученное системой при таком переходе.
Слайд 32Расширение газа в «пустоту»
Рис. иллюстрирует необратимый процесс расширения газа «в
пустоту» в отсутствие теплообмена. Только начальное и конечное состояния газа
в этом процессе являются равновесными, и их можно изобразить на диаграмме (p, V). Точки (a) и (b), соответствующие этим состояниям, лежат на одной изотерме. Для вычисления изменения ΔS энтропии можно рассмотреть обратимый изотермический переход из (a) в (b). Поскольку при изотермическом расширении газ получает некоторое количество теплоты от окружающих тел Q > 0, можно сделать вывод, что при необратимом расширении газа энтропия возросла: ΔS > 0.
Слайд 33Расширение газа в «пустоту».
Изменение энтропии.
Расширение газа в «пустоту».
Изменение энтропии
где A = Q – работа газа при обратимом изотермическом
расширении 
Слайд 34Теплообмен при конечной разности температур
Другой пример необратимого процесса – теплообмен
при конечной разности температур. На рис. изображены два тела, заключенные
в адиабатическую оболочку. Начальные температуры тел T1 и T2 < T1. При теплообмене температуры тел постепенно выравниваются. Более теплое тело отдает некоторое количество теплоты, а более холодное – получает. Приведенное тепло, получаемое холодным телом, превосходит по модулю приведенное тепло, отдаваемое горячим телом. Отсюда следует, что изменение энтропии замкнутой системы в необратимом процессе теплообмена ΔS > 0.Теплообмен при конечной разности температур: a – начальное состояние; b – конечное состояние системы. Изменение энтропии ΔS > 0.
Слайд 35Рост энтропии
Рост энтропии является общим свойством всех самопроизвольно протекающих необратимых
процессов в изолированных термодинамических системах. При обратимых процессах в изолированных
системах энтропия не изменяется:Это соотношение принято называть законом возрастания энтропии.
ΔS ≥ 0.
Слайд 36Закон возрастания энтропии
При любых процессах, протекающих в термодинамических изолированных системах,
энтропия либо остается неизменной, либо увеличивается.
Таким образом, энтропия указывает направление
самопроизвольно протекающих процессов. Рост энтропии указывает на приближение системы к состоянию термодинамического равновесия. В состоянии равновесия энтропия принимает максимальное значение. Закон возрастания энтропии можно принять в качестве еще одной формулировки второго закона термодинамики.
Слайд 37Понятие энтропии
В 1878 году Л. Больцман дал вероятностную трактовку понятия энтропии. Он
предложил рассматривать энтропию как меру статистического беспорядка в замкнутой термодинамической
системе. Все самопроизвольно протекающие процессы в замкнутой системе, приближающие систему к состоянию равновесия и сопровождающиеся ростом энтропии, направлены в сторону увеличения вероятности состояния.
Слайд 38Термодинамическая вероятность W
Всякое состояние макроскопической системы, содержащей большое число частиц,
может быть реализовано многими способами. Термодинамическая вероятность W состояния системы
– это число способов, которыми может быть реализовано данное состояние макроскопической системы, или число микросостояний, осуществляющих данное макросостояние. По определению термодинамическая вероятность W >> 1.
Слайд 39Число Авогардо
Например, если в сосуде находится 1 моль газа, то возможно
огромное число N способов размещения молекулы по двум половинкам сосуда
где –NA число Авогадро. Каждый из них является микросостоянием. Только одно из микросостояний соответствует случаю, когда все молекулы соберутся в одной половинке (например, правой) сосуда. Вероятность такого события практически равна нулю. Наибольшее число микросостояний соответствует равновесному состоянию, при котором молекулы равномерно распределены по всему объему. Поэтому равновесное состояние является наиболее вероятным. Равновесное состояние с другой стороны является состоянием наибольшего беспорядка в термодинамической системе и состоянием с максимальной энтропией.
Слайд 40Формула Больцмана
Согласно Больцману, энтропия S системы и термодинамическая вероятность W
связаны между собой следующим образом:
где k = 1,38·10–23 Дж/К – постоянная Больцмана.
Таким образом, энтропия определяется логарифмом числа микросостояний, с помощью которых может быть реализовано данное макросостояние. Следовательно, энтропия может рассматриваться как мера вероятности состояния термодинамической системы. S = k ln W,
Слайд 41Флуктуации
Вероятностная трактовка второго закона термодинамики допускает самопроизвольное отклонение системы от
состояния термодинамического равновесия. Такие отклонения называются флуктуациями. В системах, содержащих
большое число частиц, значительные отклонения от состояния равновесия имеют чрезвычайно малую вероятность.
Слайд 44Второе начало термодинамики
Первое начало термодинамики, выражая закон сохранения и превращения
энергии, не позволяет установить направление протекания термодинамических процессов. Кроме того,
можно представить множество процессов, не противоречащих первому началу, в которых энергия сохраняется, а в природе они не осуществляются. Появление второго начала термодинамики — необходимость дать ответ на вопрос, какие процессы в природе возможны, а какие нет — определяет направление развития процессов.
Слайд 45Второе начало термодинамики
Используя понятие энтропии и неравенство Клаузиуса, второе начало
термодинамики можно сформулировать как закон возрастания энтропии замкнутой системы при
необратимых процессах:любой необратимый процесс в замкнутой системе происходит так, что энтропия системы при этом возрастает.
Можно дать более краткую формулировку второго начала термодинамики: в процессах, происходящих в замкнутой системе, энтропия не убывает. Здесь существенно, что речь идет о замкнутых системах, так как в незамкнутых системах энтропия может вести себя любым образом (убывать, возрастать, оставаться постоянной). Кроме того, отметим еще раз, что энтропия остается постоянной в замкнутой системе только при обратимых процессах. При необратимых процессах в замкнутой системе энтропия всегда возрастает.
Слайд 46Второе начало термодинамики
Формула Больцмана (S = k ln W ) позволяет объяснить постулируемое вторым
началом термодинамики возрастание энтропии в замкнутой системе при необратимых процессах:
возрастание энтропии означает переход системы из менее вероятных в более вероятные состояния. Таким образом, формула Больцмана позволяет дать статистическое толкование второго начала термодинамики. Оно, являясь статистическим законом, описывает закономерности хаотического движения большого числа частиц, составляющих замкнутую систему.
Слайд 47Второе начало термодинамики
Укажем еще две формулировки второго начала термодинамики:
по Кельвину:
невозможен круговой процесс, единственным результатом которого является превращение теплоты, полученной
от нагревателя, в эквивалентную ей работу;по Клаузиусу: невозможен круговой процесс, единственным результатом которого является передача теплоты от менее нагретого тела к более нагретому.
Слайд 48Второе начало термодинамики
Можно довольно просто доказать эквивалентность формулировок Кельвина и
Клаузиуса. Кроме того, если в замкнутой системе провести воображаемый процесс,
противоречащий второму началу термодинамики в формулировке Клаузиуса, то он сопровождается уменьшением энтропии. Это же доказывает эквивалентность формулировки Клаузиуса (а следовательно, и Кельвина) и статистической формулировки, согласно которой энтропия замкнутой системы не может убывать.
Слайд 49Проблема тепловой смерти Вселенной
В середине XIX в. возникла проблема так
называемой тепловой смерти Вселенной. Рассматривая Вселенную как замкнутую систему и
применяя к ней второе начало термодинамики, Клаузиус свел его содержание к утверждению, что энтропия Вселенной должна достигнуть своего максимума. Это означает, что со временем все формы движения должны перейти в тепловую. Переход же теплоты от горячих тел к холодным приведет к тому, что температура всех тел во Вселенной сравняется, т. е. наступит полное тепловое равновесие и все процессы во Вселенной прекратятся — наступит тепловая смерть Вселенной. Ошибочность вывода о тепловой смерти заключается в том, что бессмысленно применять второе начало термодинамики к незамкнутым системам, например к такой безграничной и бесконечно развивающейся системе, как Вселенная.
Слайд 53Второе начало термодинамики
Пусть замкнутая система, т. е. система, изолированная
от других, переходит в некотором процессе из состояния 1 в
2 (рис.). Возвратим систему с помощью обратимого процесса в состояние 1. При этом, конечно, необходимо ликвидировать изолированность системы. В результате возвращения системы в состояние 1 образовался цикл, к которому можно применить неравенство Клаузиуса
Слайд 54Второе начало термодинамики
При переходе по
пути L1 система была изолированной и, следовательно,
в интеграле по L1 равно нулю и равен нулю интеграл. С другой стороны, в обратимом переходе по пути из состояния 2 в 1 в подынтегральном выражении можно считать, что под интегралом стоит полный дифференциал
Слайд 56Второе начало термодинамики
Это означает, что при переходе замкнутой системы из
состояния 1 с энтропией S1 в состояние 2 с энтропией
S2 энтропия либо увеличивается, либо остается неизменной. Это и есть выражение для второго начала термодинамики.Более кратко второе начало термодинамики может быть сформулировано следующим образом:
в процессах изолированной системы энтропия не убывает.
В этом утверждении существенно, что оно относится к изолированным системам. В неизолированных системах энтропия может и возрастать, и убывать, и оставаться неизменной в зависимости от характера процесса, как это было видно на примере идеального газа.
Слайд 57Второе начало термодинамики
Отметим, что неизменной в изолированной системе энтропия остается
лишь при обратимых процессах. В необратимых же процессах она возрастает.
Поскольку в предоставленной самой себе (изолированной) системе процессы идут, как правило, необратимо, это означает, что практически энтропия изолированной системы всегда растет. Рост энтропии означает приближение системы к состоянию термодинамического равновесия.
Слайд 58Второе начало термодинамики
Таким образом,
первое начало термодинамики описывает количественные отношения
между величинами, характеризующими систему, при различных изменениях в состоянии системы,
но ничего не говорит о направлении этих изменений.Второе начало указывает направление изменений в системе, если они должны произойти, или на отсутствие изменений, если они не могут произойти.
Слайд 59Коэффициент полезного действия необратимой машины, работающей с холодильником и нагревателем,
всегда меньше коэффициента полезного действия обратимой машины, работающей по циклу
Карно с теми же холодильником и нагревателем (вторая теорема Карно).В процессах изолированной системы энтропия не убывает. В процессах неизолированных систем энтропия может и возрастать, и убывать, и оставаться неизменной в зависимости от характера процесса.
Слайд 61Третье начало термодинамики
Первые два начала термодинамики дают недостаточно сведений о
поведении термодинамических систем при нуле Кельвина. Они дополняются третьим началом
термодинамики, или теоремой Нернста — Планка:энтропия всех тел в состоянии равновесия стремится к нулю по мере приближения температуры к нулю Кельвина:
Слайд 62Третье начало термодинамики
Так как энтропия определяется с точностью до аддитивной
постоянной, то эту постоянную удобно взять равной нулю (отметим, однако,
что это произвольное допущение, поскольку энтропия по своей сущности всегда определяется с точностью до аддитивной постоянной). Из теоремы Нернста—Планка следует, что теплоемкости Cp и CV при 0 К равны нулю.
Слайд 63Тепловые двигатели и холодильные машины. Цикл Карно и его к.
п. д. для идеального газа
Из формулировки второго начала термодинамики по
Кельвину следует, что вечный двигатель второго рода — периодически действующий двигатель, совершающий работу за счет охлаждения одного источника теплоты,— невозможен. Для иллюстрации этого положения рассмотрим работу теплового двигателя (исторически второе начало термодинамики и возникло из анализа работы тепловых двигателей).
Слайд 64Принцип действия теплового двигателя приведен на рис. От термостата с
более высокой температурой T1, называемого нагревателем, за цикл отнимается количество
теплоты Q1, а термостату с более низкой температурой Т2, называемому холодильником, за цикл передается количество теплоты Q2, при этом совершается работа A =Q1-Q2.Чтобы термический коэффициент полезного действия теплового двигателя ( ) был η=1 должно быть
выполнено условие Q2 = 0, т. е. тепловой двигатель должен иметь один источник теплоты, а это невозможно. Так, французский физик и инженер Н. Л. С. Карно (1796—1832) показал, что для работы теплового двигателя необходимо не менее двух источников теплоты с различными температурами, иначе это противоречило бы второму началу термодинамики.
Слайд 65Двигатель второго рода, будь он возможен, был бы практически вечным.
Охлаждение, например, воды океанов на 1° дало бы огромную энергию.
Масса воды в мировом океане составляет примерно 1018 т, при охлаждении которой на 1° выделилось бы примерно I024 Дж теплоты, что эквивалентно полному сжиганию 1014 т угля. Железнодорожный состав, нагруженный этим количеством угля, растянулся бы на расстояние 1010 км, что приблизительно совпадает с размерами Солнечной системы!
Слайд 66Процесс, обратный происходящему в тепловом двигателе, используется в холодильной машине,
принцип действия которой представлен на рис. Системой за цикл от
термостата с более низкой температурой T2 отнимается количество теплоты Q2 и отдается термостату с более высокой температурой Т1 количество теплоты Q1. Для кругового процесса, согласно,Q = A, но, по условию, Q = Q2 — Q1<0, поэтому А<0 и
Q2-Q1= -А, или Q1 = Q2+A, т. е. количество теплоты Q1, отданное системой источнику теплоты при более высокой температуре T1, больше количества теплоты Q2, полученного от источника теплоты при более низкой температуре T2, на величину работы, совершенной над системой.
Слайд 67Следовательно, без совершения работы нельзя отбирать теплоту от менее нагретого
тела и отдавать ее более нагретому. Это утверждение есть не
что иное, как второе начало термодинамики в формулировке Клаузиуса.Однако второе начало термодинамики не следует представлять так, что оно совсем запрещает переход теплоты от менее нагретого тела к более нагретому. Ведь именно такой переход осуществляется в холодильной машине. Но при этом надо помнить, что внешние силы совершают работу над системой, т. е. этот переход не является единственным результатом процесса.
Слайд 68Основываясь на втором начале термодинамики, Карно вывел теорему, носящую теперь
его имя: из всех периодически действующих тепловых машин, имеющих одинаковые
температуры нагревателей (Т1) и холодильников (T2), наибольшим к. п. д. обладают обратимые машины; при этом к. п. д. обратимых машин, работающих при одинаковых температурах нагревателей (Т1) и холодильников (T2), равны друг другу и не зависят от природы рабочего тела (тела, совершающего круговой процесс и обменивающегося энергией с другими телами).Карно теоретически проанализировал обратимый наиболее экономичный цикл, состоящий из двух изотерм и двух адиабат, и называемый циклом Карно.
Рассмотрим прямой цикл Карно, в котором в качестве рабочего тела используется идеальный газ, заключенный в сосуд с подвижным поршнем.
Слайд 69Цикл Карно изображен на рис., где изотермические расширение и сжатие
заданы соответственно кривыми 1—2 и 3—4, а адиабатические расширение и
сжатие — кривыми 2—3 и 4—1. При изотермическом процессе U=const, поэтому, количество теплоты Q1, полученное газом от нагревателя, равно работе расширения А12, совершаемой газом при переходе из состояния 1 в состояние 2:
Слайд 70При адиабатическом расширении 2—3 теплообмен с окружающей средой отсутствует и
работа расширения A23 совершается за счет изменения внутренней энергии :
Количество
теплоты Q2, отданное газом холодильнику при изотермическом сжатии, равно работе сжатия А34:
Слайд 71Работа адиабатического сжатия
Работа, совершаемая в результате кругового процесса,
и, как можно
показать, определяется площадью, выполненной в цвете на рис.
Термический к.
п. д. цикла Карно, 
Слайд 72Применив уравнение для адиабат 2—3 и 4—1, получим
откуда
Подставляя
(59.1) и (59.2) в формулу (56.2)
и учитывая (59.3), получим
Слайд 73т. е. для цикла Карно к. п. д. действительно определяется
только температурами нагревателя и холодильника. Для его повышения необходимо увеличивать
разность температур нагревателя и холодильника. Например, при T1 =400 К и T2=300 К , . Если же температуру нагревателя повысить на 100 К, а температуру холодильника понизить па 50 К, то .К. п. д. всякого реального теплового двигателя из-за трения и неизбежных тепловых потерь гораздо меньше вычисленного для цикла Карно.
Слайд 74Обратный цикл Карно лежит в основе действия тепловых насосов. В
отличие от холодильных машин тепловые насосы должны как можно больше
тепловой энергии отдавать горячему телу, например системе отопления. Часть этой энергии отбирается от окружающей среды с более низкой температурой, а часть — получается за счет механической работы, производимой, например, компрессором.
Слайд 75Теорема Карно послужила основанием для установления термодинамической шкалы температур. Сравнив
левую и правую части формулы , получим
т. е. для сравнения
температур Т1 и Т2 двух тел необходимо осуществить обратимый цикл Карно, в котором одно тело используется в качестве нагревателя, другое — холодильника. Из равенства видно, что отношение температур тел равно отношению отданного в этом цикле количества теплоты к полученному. Согласно теореме Карно, химический состав рабочего тела не влияет на результаты сравнения температур, поэтому такая термодинамическая шкала не связана со свойствами какого-то определенного термометрического тела. Отметим, что практически таким образом сравнивать температуры трудно, так как реальные термодинамические процессы, как уже указывалось, являются необратимыми. 
Слайд 79Неравенство Клаузиуса
Запишем в математической форме содержание теоремы Карно
1. Коэффициент полезного
действия тепловой машины, работающей при данных значениях температур нагревателя и
холодильника, не может быть больше, чем коэффициент полезного действия машины, работающей по обратимому циклу Карно при тех же значениях температур нагревателя и холодильника.
Слайд 80Неравенство Клаузиуса
КПД машины дается в виде
А для обратимой машины
с теми же нагревателем и холодильником в виде
Слайд 81Неравенство Клаузиуса
Теорема Карно в рассмотренном случае математически формулируется следующим образом:
Или,
что то же самое
Знак минус в этом неравенстве учитывает,
что знаки Q1 и Q2 различны.
Слайд 82Неравенство Клаузиуса
Соотношение, переписанное в виде
Называется неравенством Клаузиуса для цикла
Карно. Очевидно, что знак равенства относится к обратимому циклу.
Слайд 83Неравенство Клаузиуса
Обобщение на любой цикл
Знак равенства относится к обратимым процессам,
а знак неравенства – к необратимым.
Слайд 86Термодинамическая шкала температур
Рассматривая способы измерения температуры, мы отмечали, что при
таких измерениях возникает серьезное затруднение. Оно заключается в том, что
температурные шкалы, устанавливаемые с помощью различных термометрических тел, не совпадают друг с другом.Сейчас мы, однако, познакомились с одним свойством, которое совершенно не зависит от рода вещества и которое поэтому может служить безупречным термометрическим свойством для установления температурной шкалы. Свойство это состоит в том, что любое вещество, если его использовать в качестве рабочего тела в обратимой тепловой машине, дает один и тот же коэффициент полезного действия (разумеется, при одних и тех же температурах нагрева теля и холодильника).
Слайд 87Термодинамическая шкала температур
Если рабочее тело, каково бы оно ни было,
поглощает при температуре Т0 теплоту Q0 и отдает холодильнику при
температуре T1 теплоту Q1 то справедливо соотношение
Слайд 88Термодинамическая шкала температур
Последнее соотношение, справедливое для любого вещества, позволяет использовать
машину Карно в качестве своеобразного термометра. Правда, этот «термометр» позволяет
определить лишь отношение двух температур Т0 и Т1 а не сами температуры. Но если условиться о том, чтобы одной из этих температур приписать определенное численное значение или выбрать тем или иным образом размер градуса, то тем самым будет определена и искомая температура).
Слайд 89Термодинамическая шкала температур
Таким образом будет установлена температурная шкала, не зависящая
от рода вещества, т. е. шкала, физически безупречная.
Поясним примером способ
измерения температуры таким необычным «термометром». Пусть требуется измерить температуру Т некоторого тела, причем никаких термометров, кроме машины Карно, в нашем распоряжении нет.
Слайд 90Термодинамическая шкала температур
Возьмем в качестве нагревателя в машине Карно- резервуар
тепла при температуре кипения воды (измерять эту температуру мы, разумеется,
не будем, так как у нас нет термометра для этой цели), а в качестве холодильника - резервуар тепла при температуре тающего льда (которую мы по той же причине также не станем измерять). Условимся еще, что разность температур между нагревателем и холодильником мы разделим на 100 частей (градусов); мы могли бы выбрать и любое другое число, так же как и любые другие резервуары, тепла. Кроме машины Карно нам потребуется еще калориметр для измерения количеств теплоты Q0 и Q1 . Ведь в «термометре» Карно термометрическая задача превращается в калориметрическую!
Слайд 91Термодинамическая шкала температур
Проведем теперь обратимый цикл Карно между выбранными нами
нагревателем и холодильником, используя любое рабочее тело (ведь от него
ничего не зависит), и измерим количество теплоты Qнагр, полученное от нагревателя, и количество теплоты Qхол, отданное холодильнику. Обозначим через Тнагр, Тхол и Т температуры (пока неизвестные) кипящей воды, тающего льда и исследуемого тела. Тогда мы можем написать:
Слайд 92Термодинамическая шкала температур
Затем проведем еще раз цикл Карно, но с
исследуемым телом в качестве холодильника и с прежним нагревателем, или,
наоборот, с прежним холодильником, но с исследуемым телом в качестве нагревателя. Измерив опять теплоту, полученную от нагревателя Qнагр , которая останется такой же, как и в первом опыте, и теплоту Qхол, отданную холодильнику, мы опять сможем написать соотношение
Слайд 93Термодинамическая шкала температур
Мы имеем, таким образом, два уравнения
для определения трех величин Tнагр, Тхол
и Т.Но мы можем, кроме того, написать третье уравнение, определяющее размер градуса:
Этих трех уравнений достаточно для определения искомой температуры Т и величин Тнагр и Tхол.
Слайд 94Термодинамическая шкала температур
Остается еще добавить, что мы могли бы пустить
нашу тепловую машину и в обратном направлении, так, чтобы она
работала как холодильная машина. Тогда нам пришлось бы измерять количество тепла, переданное от холодильника к нагревателю, и величину внешней работы, потраченной на это.
Слайд 95Термодинамическая шкала температур
Конечно, никто и никогда не измерял температуру таким
необычным способом, к тому же и технически невыполнимым. Но в
этом и нет нужды, потому что установленную с помощью машины Карно температурную шкалу можно воспроизвести, используя какое-нибудь конкретное вещество с хорошо известными свойствами. Таким веществом является, например, идеальный газ, для которого точно известно уравнение состояния. Формула получается, если использовать идеальный газ в качестве рабочего тела в машине Карно.
Слайд 96Термодинамическая шкала температур
Можно показать, что температуры, измеренные по шкале газового
термометра, где температура получается из формулы
в точности совпадают с температурой,
которая была бы получена, если бы был проведен описанный выше опыт.
Слайд 97Термодинамическая шкала температур
Заметим, что температурная шкала, основанная на свойствах обратимой
машины Карно, называется термодинамической шкалой температур. Она была предложена Кельвином
и поэтому выраженные в этой шкале температуры измеряются в Кельвинах.
Слайд 98Термодинамическая шкала температур
Что касается нуля термодинамической шкалы, то из формулы
видно, что нулем должна служить температура, при которой Q1 =
0. В этом случае коэффициент полезного действия машины Карно равен единице, и, следовательно, более низкой температуры быть не может, так как к. п. д. не может превышать единицу.
Слайд 99Термодинамическая шкала температур
Поскольку термодинамическая шкала температур совпадает со шкалой идеального
газа, то и нуль шкалы Кельвина совпадает с абсолютным нулем
температуры, определенным нами раньше. Следует, впрочем, заметить, что согласно второму началу термодинамики коэффициент полезного действия тепловой машины никогда не может быть равен единице: количество теплоты, полученной от нагревателя, не может быть целиком преобразовано в механическую работу. Поэтому и абсолютный нуль температуры не может быть достигнут.
