Кинематика Механические передачи Молекулярная физика и термодинамика Ядерная физика

Лабораторная работа по физике. Практические занятия

Круговые процессы (циклы)

 Процесс, при котором система, пройдя через ряд состояний, возвращается в исходное состояние называется круговым процессом или циклом. На диаграмме процессов цикл изображается замкнутой кривой (рис.7).

 Цикл можно разбить на процесс расширения 1-2 и сжатия 2-1. Работа расширения, которая определяется площадью фигуры 1а2V2V11, положительна, т.к. dV>0. Работа сжатия, которая определяется площадью фигуры 2b1V1V22, отрицательна, т.к. dV<0. Следовательно, работа, совершаемая газом за цикл определяется площадью,

охватываемой замкнутой кривой.

 Если за цикл совершается положительная работа  (цикл протекает по ходу часовой стрелки), то он называется прямым (рис.7,а). Если за цикл совершается отрицательная работа  (цикл протекает против хода часовой стрелки), то он называется обратным (рис.7,б). В случае обратного цикла внешние тела совершают над газом положительную работу – работу по сжатию газа А¢. Газ в этом случае совершает отрицательную работу А=-А¢

 Прямой цикл используется в тепловых двигателях – периодически действующих двигателях, совершающих работу за счет получения извне теплоты.

Обратный цикл используется в холодильных машинах – периодически действующих установках, в которых за счет работы внешних сил теплота переносится к телу с более высокой температурой.

 В результате кругового процесса система возвращается в исходное состояние и, следовательно, полное изменение внутренней энергии газа DU равно нулю. Поэтому ПНТ (4) для кругового процесса: Q=DU+A=А,  т.е. работа, совершаемая за цикл, равна количеству полученной извне теплоты. Однако, в результате кругового процесса система может теплоту как получать, так и отдавать, поэтому A=Q1-Q2, где Q1- количество теплоты, полученное системой, Q2- количетво теплоты, отданное системой. Коэффициент полезного действия для кругового процесса

 h=А/Q=( Q1-Q2)/ Q1= 1- Q2/Q1 . (23)

  Термодинамический процесс называется обратимым, если он может происходить как в прямом, так и в обратном направлении и при этом система возвращается в исходное состояние и в окружающей среде и в этой системе не происходит никаких изменений. Например, незатухающие колебания. Заметим, что равновесные процессы называют также обратимыми.

 Всякий процесс, не удовлетворяющий этим условиям, называется необратимым.(Заметим, что все процессы, сопровождающиеся трением, являются необратимыми).

Цикл Карно

 В 1824 г. французский физик и инженер Н. Карно (1796-1832) опубликовал единственную работу, в которой теоретически проанализировал обратимый наиболее экономичный цикл, состоящий из двух изотерм и двух адиабат. Его называют циклом Карно, в котором в качестве рабочего тела используют идеальный газ, заключенный в сосуд с подвижным поршнем.

 Цикл Карно изображен на рис.8, где изотермическое расширение и сжатие заданы соответственно кривыми 1-2 и 3-4, адиабатическое расширение и сжатие – кривыми 2-3 и 4-1.

Согласно (23) КПД цикла Карно h=А/Q=( Q1-Q2)/ Q1= 1- Q2/Q1, где Q1- количество теплоты, полученное газом от нагревателя, температура которого Т1, Q2- количетво теплоты, отданное газом холодильнику, температура которого Т2. Карно показал, что для такого цикла

 h=(Q1-Q2)/Q1=(Т1-Т2)/Т1=1-Т2/Т1,  (24)

т.е. КПД определяется только температурами нагревателя и холодильника. Карно предположил, что этот результат справедлив для любых термодинамических систем.

 Обратный цикл Карно положен в основу действия тепловых насосов. Тепловые насосы должны как можно больше тепловой энергии отдавать горячему телу, например системе отопления. Большая часть этой энергии отбирается от окружающей среды с низкой температурой и меньшая часть – получается за счет механической работы, производимой, например компрессором.

Энтропия

Энтропия в термодинамике

  При изучении ПНТ () отмечалось , что dU является полным дифференциалом (из математики известно, что дифференциал dU называется полным, если интеграл не зависит от пути интегрирования и, в частности, интеграл по замкнутому пути или контуру L =0), а dQ и dА не являются полными дифференциалами.

 Из математики также известно, что величина, на которую надо умножать некоторое выражение, чтобы оно стало полным дифференциалом, называется интегрирующим множителем. В термодинамике доказывается, что для обратимого процесса таким интегрирующим множителем является 1/Т и тогда dQ/Т будет являться полным дифференциалом некоторой пока неизвестной нам функции состояния S системы, т.е. dQ/Т=dS. (25)

 Определенную таким образом функцию состояния S термодинамической системы называют энтропией, измеряется она в Дж/К. Из (25) видно, что dS и dQ имеют один и тот же знак. Это позволяет по характеру изменения энтропии судить о направлении процесса теплообмена. Понятие энтропии было введено в 1865 г. Клаузиусом.

 ПНТ (8) для идеального газа произвольной массы m с учетом формул U=(i/2)nRT=nCVT, CV=(i/2)R, PV=nRT (n=m/M – число молей) принимает вид  и полный дифференциал энтропии

 dS=dQ/Т=n(CVdT/T+RdV/V) =n(CVdlnT+RdlnV) (26)

Так как для постоянной массы идеального газа PV/T=const, то

lnP+lnV-lnT=const, а dlnP+dlnV-dlnT=0 и выражение (26) можно переписать в двух эквивалентных ему формах

 dS=n[(CV+R)dlnT-RdlnP]=n[CP(dT/T)-R(dP/P)], (27)

 dS=n[(CV+R)dlnV+CVdlnP]=n[CP(dV/V)+CV(dP/P)]. (28)

Если система переходит из состояния 1, характеризующегося параметрами P1, V1, T1, в состояние 2, характеризующееся параметрами P2, V2, T2, то изменение энтропии согласно (26) – (28) DS=S2-S1==n[CVln(T2/T1) +Rln(V2/V1)]=

 = n[CPln(T2/T1) -Rln(P2/P1)]= n[CPln(V2/V1)+ CVln(P2/P1)] . (29)

В частности, если процесс круговой, то P2=P1, V2=V1, T2=T1, из (29) следует, что

 , (30)

т.е. действительно dS=dQ/T является полным дифференциалом функции состояния S – энтропии.

Так как для адиабатического процесса dQ=TdS=0, то, следовательно, dS=0 и S=const. Таким образом, обратимый адиабатический процесс представляется собой изоэнтропийный процесс.

Формулы (26)-(29) позволяют построить термодинамические диаграммы T-S, см. рис.9. Пусть точка О изображает начальное состояние идеального газа, тогда

прямая 1-1¢ соответствует изотермическому процессу (0-1 – расширение и уменьшение давления, 0-1¢ - сжатие и увеличение давления). Прямая 2-2¢ соответствует адиабатическому (изоэнтропийному) процессу (0-2 – сжатие и увеличение давления и температуры, 1-2¢ - расширение и уменьшение давления и температуры). Изохорный процесс изображен линией 3-3¢ (0-3 – нагревание и увеличение давления, 0-3¢ - охлаждение и уменьшение давления).

 Изобарический процесс изображен линией 4-4¢ , идущей положе изохоры 3-3¢ (0-4 – нагревание и расширение, 0-4¢ – охлаждение и сжатие).

 Итак, энтропию S можно рассматривать как точно такой же параметр, как и три другие параметра P, V, T. Подобно тому как уравнение состояния идеального газа PV=nRT позволяет выразить, например Т, через другие параметры P и V, так и выражение (29) дает возможность выразить S через другие параметры системы P, V и Т.

4.10.2. Энтропия с кинетической точки зрения. Третье начало термодинамики

Энтропия, введенная здесь термодинамически, успешно используется при вычислениях в термодинамике.

Однако, существует и другое толкование энтропии. С кинетической точки зрения энтропию лучше всего определить как меру неупорядоченности системы. Когда мы охлаждаем систему (например, газ) при постоянном объеме, мы непрерывно извлекаем из нее тепло и, следовательно, энтропию [см.формулу (25) и ее комментарий], т.е. dQ<0 и dS<0. При этом тепловое движение, которое создает неупорядоченность, становится все менее интенсивным и упорядоченность системы повышается. Когда газ конденсируется в жидкость, молекулы занимают более определенные положения друг относительно друга, в отличие от их положения в газовой фазе. Причем скачкообразное уменьшение беспорядка соответствует скачкообразному уменьшению энтропии. При дальнейшем понижении температуры жидкости тепловое движение, которое создает неупорядоченность, становится все менее интенсивным, и происходит дальнейшее уменьшение энтропии.

Когда жидкость отвердевает, молекулы в кристалле занимают вполне определенные положения одна относительно другой, так что неупорядоченность скачком уменьшается. Соответственно при отвердевании выделяется тепло и энтропия также убывает скачком. При абсолютном нуле тепловое движение полностью прекращается, следовательно, неупорядоченность будет также равна нулю. В связи с этим энтропию всех веществ при T=0 принимают равной нулю.

Утверждение: энтропия всех тел в состоянии равновесия стремится к нулю по мере приближения температуры к нулю Кельвина, т.е.  называют третьим началом термодинамики или теоремой Нернста-Планка (1906 г, 1910 г).

Представление об энтропии как мере неупорядоченности системы хорошо описывает ее зависимость не только от температуры, но и от объема и других параметров системы.

Энтропия в равновесной статистической физике

Более глубокий смысл энтропии вскрывается в статистической физике: энтропия связывается с термодинамической вероятностью состояния системы. Термодинамическая вероятность W состояния системы – это число способов, которыми может быть реализовано данное состояние макроскопической системы или число микросостояний, осуществляющих данное макросостояние. По определению W³1 , т.е. термодинамическая вероятность не есть верояность Р в математическом смысле (Р£1).

Например, макросостояние моля кислорода, соответствующее Р=1 физической атмосфере и Т=300К, может быть осуществлено числом микросостояний W=. Представить себе это число совершенно невозможно.

Больцман в 1872 г. показал, что энтропия системы и термодинамическая вероятность связаны между собой следующей формулой

 S=klnW, (31)

где k – постоянная Больцмана. Для выше приведенного примера S=200 Дж/К.

. Второе начало термодинамики (ВНТ)

Выражая всеобщий закон сохранения и превращения энергии, первое начало термодинамики (ПНТ) не позволяет определить направление протекания процессов. Действительно, процесс самопроизвольной передачи теплоты от холодного тела к горячему не противоречит ПНТ, если только уменьшение внутренней энергии холодного тела равно энергии, полученной горячим телом. Однако, опыты показывают, что такой процесс не происходит (раскаленный кусок железа, опущенный в воду, не нагревается за счет охлаждения воды).

Обобщение огромного экспериментального материала привело к необходимости формулирования второго, третьего и нулевого начал термодинамики.

ВНТ в отличие от ПНТ не является всеобщим законом природы. Оно справедливо только по отношению к термодинамическим системам. Существует несколько эквивалентных формулировок ВНТ:

1. Невозможен процесс, единственным результатом которого является передача теплоты от холодного тела к горячему (формулировка Клаузиуса, 1850 г.).

2. Невозможен процесс, единственным результатом которого является совершение работы за счет охлаждения одного тела (формулировка Томсона, 1851 г., в 1892 г Томсон получил титул лорда Кельвина).

Соответственно этой формулировке была доказана невозможность вечного двигателя второго рода, который целиком превращал бы в работу теплоту, извлекаемую из окружающих тел (океана, атмосферного воздуха и др.) Согласно формуле (24) для него было бы Q2=0, A=Q1, h=1. Таким образом, это невозможно. Заметим, что ПНТ не противоречило бы создание такого двигателя.

3. Энтропия изолированной системы не может убывать при любых происходящих в ней процессах, т.е. dS³0, где знак равенства относится к обратимым процессам, а знак больше – к необратимым процессам.(Формулировка Клаузиуса, 1865 г.) В 1876 г. Клаузиус дал наиболее общую формулировку ВНТ: при реальных (необратимых) адиабатических процессах dS>0, т.е. энтропия возрастает, достигая максимального значения в состоянии равновесия.

Формула Больцмана (31) S=klnW позволяет дать статистическое истолкование третьей формулировки ВНТ: Термодинамическая вероятность W состояния изолированной системы при всех происходящих в ней процессах не может убывать.

Итак, ВНТ является статистическим законом.

Оно выражает необходимые закономерности хаотического движения большого числа частиц, входящих в состав изолированной системы.

ОСНОВНЫЕ ПОНЯТИЯ ТЕРМОДИНАМИКИ

Термодинамическая система и особенности двух путей исследования ее поведения. Микрохарактеристики частиц и макроскопические термодинамические параметры 

 Принятое в классической механике описание состояния механической системы, состоящей из макроскопических тел, посредством указания координат и импульсов этих тел далеко не всегда оказывается достаточным для правильного предсказания последствий, вызываемых взаимодействием этих тел. Это означает, что разнообразие взаимодействий в природе даже при макроскопическом рассмотрении не может быть сведено к механике. Повседневная практика дает нам множество примеров недостаточности чисто механического описания поведения макроскопических тел. Так, одно и то же тело, неподвижное в некоторой системе отсчета, может восприниматься нами на ощупь как холодное, теплое или горячее. Хотя ясно, что наши органы чувств несовершенны в качестве измерительных приборов, однако даже они позволяют сформировать основные понятия для изучения тех свойств макроскопических тел, которые получили название тепловых. Свое объяснение эти понятия получают на основе фундаментального, базового понятия, каким является понятие термодинамической системы.

 Термодинамической мы называем систему, включающую в себя огромное количество элементов (микрочастиц), что и отличает ее качественно от системы механической, где число частиц невелико, обычно две или три и редко больше (почти всегда это число порядка единицы). Чтобы составить представление о порядке числа частиц в термодинамической системе, надо ориентироваться на число Авогадро.

Теперь надо вспомнить, что с точки зрения обычного, механического подхода для полного описания состояния системы из N частиц надо указать координаты и импульсы этих частиц (у нас это микропараметры системы). Для этого придется решать 3N уравнений движения (в проекциях на координатные оси), что, очевидно, невыполнимо в силу колоссального числа частиц. Где же выход? Оказывается, при выполнении некоторых условий (требование равновесного состояния системы будет обсуждено позднее) нет необходимости прослеживать поведение отдельных  элементов термодинамической системы, поскольку большинство макроскопически наблюдаемых в таких системах явлений (а именно они в первую очередь представляют технический интерес) определяется поведением всей совокупности элементов системы как единого целого. Лишь некоторые явления природы связаны с наличием особых характеристик у некоторой, обычно небольшой части элементов системы, что требует иного, нетермодинамического подхода, чтобы выявить долю элементов коллектива, обладающую такими характеристиками. Эта задача, как уже указывалось ранее, решается статистическими методами. Большинство же макроскопических явлений определяется усредненными по всему коллективу характеристиками микрообъектов (частиц термодинамической системы), такими как средняя энергия, средний (по модулю) импульс и т.п. Усреднение предполагается по частицам, хотя и занимающим макроскопически малый объем, но число которых достаточно велико. Для понимания сути большинства макроскопически наблюдаемых явлений природы требуется совсем немного таких усредненных микрохарактеристик частиц системы. На макроскопическом уровне это дает возможность использовать для описания состояния термодинамической системы небольшое число так называемых термодинамических параметров, а именно давление, температуру, концентрацию, поляризованность, намагниченность, к которым добавляется геометрический (механический) параметр – объем. Таким образом, макроскопические термодинамические параметры вводятся в обычной термодинамике как описательные величины, и только в статистической термодинамике они раскрываются с точки зрения их микроскопической природы. Так давление газа оказывается результатом усреднения импульсов, передаваемых при ударах молекул о стенку, а температура оказывается пропорциональной средней кинетической энергии, приходящейся на одну молекулу.

С точки зрения феноменологического, макроскопически-описательного подхода знания вышеуказанных параметров (и энергии) вполне достаточно для описания состояния термодинамической системы, если система находится в состоянии термодинамического равновесия, хотя с точки зрения классической механики это описание состояния системы частиц является неполным. Термодинамические параметры могут использоваться и при описании установления процессов равновесия, поскольку равновесие в подсистемах (частях системы, содержащих все еще очень большое число частиц) устанавливается быстрее, чем во всей системе, и все соображения, относящиеся к равновесному состоянию, остаются в силе и для подсистем, на которые всегда можно мысленно разделить систему.


Деление кристаллов на диэлектрики, металлы и полупроводники