Второй закон термодинамики
Выбери формат для чтения
Загружаем конспект в формате docx
Это займет всего пару минут! А пока ты можешь прочитать работу в формате Word 👇
Лекция 2 (ТТД)
Тема 3. Второй закон термодинамики
3.1. Основные положения
Первый закон ТД утверждает, что теплота может превращаться в работу, а работа в теплоту, и не устанавливает условий, при которых возможны эти превращения.
Превращение работы в теплоту происходит всегда полностью и безусловно. Обратное превращение теплоты в работу при непрерывном её переходе возможно только при определенных условиях и не полностью.
Теплота сама собой переходит от более нагретых тел к холодным. От холодных тел к нагретым теплота сама собой не переходит. Для этого нужно затратить дополнительную энергию.
Второй закон термодинамики устанавливает, возможен или невозможен тот или иной процесс, в каком направлении протекает процесс, когда достигается ТД равновесие и при каких условиях можно получить максимальную работу.
Формулировки второго закона термодинамики. Для существования теплового двигателя необходимы два источника теплоты - горячий и холодный (окружающая среда). Если тепловой двигатель работает только от одного источника, то он называется вечным двигателем 2-го рода.
1. Формулировка Оствальда: "Вечный двигатель 2-го рода невозможен". Вечный двигатель 1-го рода - это тепловой двигатель, у которого L>Q1, где Q1 - подведенная теплота. Первый закон ТД "позволяет" создать тепловой двигатель, полностью превращающий подведенную теплоту Q1 в работу L, т.е. L=Q1. Второй закон накладывает более жесткие ограничения и утверждает, что работа должна быть меньше подведенной теплоты (L0). Если тепло от системы отводится, то энтропия системы уменьшается (Δs<0). Если тепло к системе не подводится и не отводится от неё (адиабатный процесс), то энтропия системы не изменяется (Δs=0, s=const).
Энтальпия (теплосодержание) определяется как сумма внутренней энергии и работы расширения:
h = u + pv.
3.3. Цикл и теоремы Карно
Цикл Карно – круговой (замкнутый) цикл, состоящий из двух изотермических и двух адиабатных процессов. Обратимый цикл Карно в pv- и Ts-диа-граммах показан на рис.3.1.
1-2 - обратимое адиабатное расширение, s1=const. Температура снижается от Т1 до Т2.
2-3 - изотермическое сжатие, отвод теплоты q2 к холодному источнику от рабочего тела.
3-4 - обратимое адиабатное сжатие, s2=const. Температура повышается от Т3 до Т4.
4-1 - изотермическое расширение, подвод теплоты q1 от горячего источника к рабочему телу.
Основная характеристика любого цикла - термический коэффициент полезного действия (т.кпд.):
ηt = Lц/Qц, (3.8)
или
ηt = (Q1–Q2)/Q1.
Для обратимого цикла Карно т.кпд.:
ηtк=(Т1–Т2)/Т1. (3.9)
Отсюда следует 1-я теорема Карно: «Термический кпд обратимого цикла Карно не зависит от свойств рабочего тела и определяется только температурами источников».
Из сравнения произвольного обратимого цикла и цикла Карно вытекает 2-я теорема Карно: «Обратимый цикл Карно является наивыгоднейшим циклом в заданном интервале температур».
То есть т.кпд цикла Карно всегда больше т.кпд произвольного цикла:
ηtк>ηt. (3.10)
Тема 4. Термодинамические процессы
4.1. Метод исследования ТД процессов
Первый закон ТД устанавливает взаимосвязь между количеством теплоты, внутренней энергией и работой. При этом количество теплоты, подводимое к телу или отводимое от тела, зависит от характера процесса.
Основные ТД процессы: изохорный, изотермический, изобарный и адиабатный (изоэнтропный).
Общий метод исследования этих процессов:
- выводится уравнение процесса в pv- и TS – координатах (диаграммах);
- устанавливается зависимость между основными параметрами рабочего тела в начале и конце процесса;
- определяется изменение внутренней энергии по формуле, справедливой для всех процессов идеального газа,
, (4.1)
или, при постоянной теплоемкости,
; (4.2)
- определяется работа (расширения)
L = p·(V2 – V1); (4.3)
- определяется количество теплоты, участвующее в процессе,
q = cx·(t2 - t1); (4.4)
- определяется изменение энтальпии по формуле, справедливой для всех процессов идеального газа:
, (4.5)
или, при постоянной теплоемкости:
Δh = сp·(t2 – t1); (4.6)
- определяется изменение энтропии:
Δs = cv·ln(T2/T1) + R·ln(v2/v1); (4.7)
Δs = cp·ln(T2/T1) - R·ln(p2/p1); (4.8)
Δs = cv·ln(p2/p1) + cp·ln(v2/v1) . (4.9)
Все процессы рассматриваются как обратимые.
4.2. Изопроцессы идеального газа
1. Изохорный процесс (рис. 4.1),
v=const, v2=v1. (4.10)
Уравнение состояния процесса:
p2/p1=T2/T1. (4.11)
Так как v2=v1, то l = 0, и уравнение 1-го закона ТД имеет вид:
q = Δu = сv·(t2 - t1); (4.12)
2. Изобарный процесс (рис. 4.2),
p = const, p2 = p1.
Уравнение состояния процесса:
v2/v1 = T2/T1. (4.13)
Работа этого процесса:
l = p·(v2 - v1). (4.14)
Уравнение 1-го закона ТД имеет вид:
q = Δu + l = ср·(t2 - t1); (4.15)
3. Изотермический процесс (рис. 4.3),
Т = const, Т2 = Т1.
Уравнение состояния:
p1/p2 = v2/v1. (4.16)
Так как Т2=Т1, то Δu=0 и уравнение 1-го закона ТД имеет вид:
q = l = R·T·ln(v2/v1), (4.17)
или
q = l = R·T·ln(p1/p2), (4.18)
где R=Rμ/μ – газовая постоянная [Дж/(кг·К)].
4. Адиабатный процесс (рис. 4.4). В этом процессе тепло не подводится и не отводится, q = 0.
Уравнение состояния:
p·v k = const, (4.19)
где k=cp/cv - показатель адиабаты.
Уравнение 1-го закона ТД имеет вид:
l = -Δu = -сv·(T2 – T1) = сv·(T1 – T2), (4.20)
или
l=R·(T1–T2)/(k-1); (4.21)
l=R·T1·[1–(v1/v2)k-1]/(k–1); (4.22)
l=R·T1·[1 –(p2/p1) (k -1)/k]/(k –1). (4.23)
4.3. Политропный процесс
Политропный процесс - такой, все состояния которого удовлетворяют условию:
p·v n = const, (4.24)
где n - показатель политропы, постоянный для данного процесса.
Изобарный, изохорный, изотермический и адиабатный процессы - это частные случаи политропного процесса (рис. 4.5):
при n = ±∞ v = const, (изохорный),
n = 0 p = const, (изобарный),
n = 1 T = const, (изотермический),
n = k p·vk = const, (адиабатный).
Соотношения между параметрами политропного процесса устанавливаются так же, как в адиабатном процессе.
Работа в политропном процессе:
l = R·(T1 – T2)/(n – 1); (4.25)
l =R·T1·[1 – (v1/v2)n-1]/(n – 1); (4.26)
l = R·T1·[1– ( p2/p1) (n-1)/ n]/(n – 1). (4.27)
Теплота процесса
q = cn·(T2 – T1), (4.28)
где cn - массовая теплоемкость политропного процесса:
cn = cv·(n - k)/(n - 1). (4.29)
Тема 5. Термодинамика потока
5.1. Первый закон ТД для потока
Допущения при формулировании 1-го закона ТД для потока газа:
- движение газа в канале - установившееся и неразрывное;
- скорости по сечению, перпендикулярному оси канала, одинаковы;
- пренебрежимо трение частичек газа друг о друга и о стенки канала;
- изменение параметров по сечению канала мало по сравнению их абсолютными значениями.
Уравнение, описывающее 1-й закон ТД для потока газа в канале:
q = Δu + Δe + lпрот + lтехн, (5.1)
где Δu - изменение внутренней энергии системы; Δe =(w22 - w12)/2 + g·(z2 - z1) - изменение энергии системы, состоящее из изменения кинетической и потенциальной энергий; w1 ,w2 - скорости потока в начале и в конце канала; z1, z2 - высота положения начала и конца канала; lпрот = p2·v 2 - p1·v 1 - работа проталкивания, затрачиваемая на движение потока; lтехн - техническая (полезная) работа (турбины, компрессора, насоса, вентилятора и т. п.). То есть
q = (u2 - u1) + (w22 - w12)/2 + g·(z2 - z1) + (p2v2 - p1v 1) + lтехн. (5.2)
Воспользуемся понятием энтальпии, определённой как:
h = u + pv, (5.3)
h2 = u2 + p2v2; h1 = u1 + p1v1. (5.4)
Тогда уравнение 1-го закона ТД для потока газа примет вид:
q = h2 – h1 + (w22 - w12)/2 + g·(z2 - z1) + lтехн . (5.5)
5.2. Критическое давление и скорость. Сопло Лаваля
Если при движении газа в канале происходит расширение газа с уменьшением давления и ростом скорости, то такой канал называют соплом.
Если в канале происходит сжатие рабочего тела с увеличением его давления и уменьшением скорости, то такой канал называют диффузором.
В каналах при небольшой разности давлений газа и внешней среды скорость течения рабочего тела достаточно большая. В большинстве случаев длина канала небольшая и процесс теплообмена между стенкой и газом незначителен, поэтому процесс истечения газа можно считать адиабатным.
Скорость истечения (на выходе из канала) определяется из уравнения:
, (5.6)
или
. (5.7)
Индекс 1 в формулах (5.6) и (5.7) соответствует входному сечению канала, а индекс 2 – выходному.
Массовый секундный расход газа [кг/с]:
m=f·w/v 2= f·w∙ρ 2, (5.8)
где f - площадь сечения канала на выходе; ρ 2 – плотность газа на выходе.
Так как процесс истечения адиабатный, то:
, (5.9)
Массовый секундный расход идеального газа зависит от площади выходного канала, начального состояния газа и степени его расширения.
Критическое давление pk в выходном сечении канала - такое, при котором достигается максимальный расход газа. Определяется выражением
pk = p2 = βk∙p1, (5.10)
где βk - критическое значение отношения давлений p2/p1, .
Для одноатомных газов k =1,66; βk = 0,49;
Для двухатомных газов k =1,4; βk = 0,528;
Для трехатомных газов k =1,3; βk = 0,546.
Критическая скорость - скорость газа в выходном сечении канала при давлении, равном или меньшем критического pk:
. (5.11)
Критическая скорость при истечении идеального газа зависит только от начальных параметров, его природы и равна скорости звука газа а при критических параметрах:
. (5.12)
Комбинированное сопло Лаваля предназначено для использования больших перепадов давления и получения скоростей истечения, превышающих критическую или скорость звука. Состоит из ко-роткого суживающегося участка и расширяющейся конической насадки (рис. 5.1).
Опыты показывают, что угол конусности расширяющейся части должен быть α=8-12о. При больших углах наблюдается отрыв струи от стенок канала. Скорость истечения и секундный расход идеального газа определяются по формулам (5.7) и (5.9). Длина расширяющейся части сопла
l = (D/2 - d/2)·tg(α/2), (5.13)
где α - угол конусности сопла; D - диаметр выходного отверстия; d – диаметр сопла в сжатом сечении.
5.3. Дросселирование
Дросселирование - явление, при котором пар или газ переходит с высокого давления на низкое без совершения внешней работы и без подвода или отвода теплоты. Происходит в трубопроводе, где имеется сужение проходного канала (рис. 5.2). Вследствие сопротивлений, давление за сужением p2 всегда меньше давления перед ним p1.
Кран, задвижка, клапан и прочие местные сопротивления, уменьшающие проходное сечение трубопровода, вызывают дросселирование газа или пара, и, следовательно, падение давления. В большинстве случаев это явление приносит безусловный вред. Но иногда оно оказывается необходимым и создается искусственно (для регулирования паровых двигателей, в холодильных установках, в приборах для измерения расхода газа и др.).
При прохождении газа через отверстие кинетическая энергия газа и его скорость в узком сечении возрастают, что сопровождается падением температуры и давления.
Газ, протекая через отверстие, приходит в вихревое движение. Часть его кинетической энергии затрачивается на образование вихрей и превращается в теплоту. В теплоту превращается и работа, затраченная на преодоление сопротивлений (трение). Вся эта теплота воспринимается газом, в результате чего температура его изменяется (уменьшается или увеличивается).
В отверстии скорость газа увеличивается. За отверстием газ опять течет по всему сечению, и скорость его вновь понижается. А давление увеличивается, но до начального значения оно не поднимается. Некоторое изменение скорости происходит в связи с увеличением удельного объема газа от уменьшения давления.
Дросселирование - необратимый процесс, при котором растёт энтропия и снижается работоспособность рабочего тела.
Изменение энергии газа в ходе этого процесса равно работе:
u2 - u1 = p1v1 - p2v2
или
u2 + p2v2 = u1+ p1v1.
Из определения энтальпии (h=u+pv) следует, что энтальпия в результате дросселирования не изменяется. Уравнение процесса дросселирования:
h1=h2. (5.14)
Равенство (5.14) справедливо только для сечений, достаточно удаленных от сужения.
Для идеальных газов энтальпия газа - однозначная функция температуры. Отсюда следует, что при дросселировании идеального газа его температура не изменяется (Т1=Т2).
При дросселировании реальных газов энтальпия газа остается постоянной, энтропия и объем увеличиваются, давление падает, а температура изменяется (увеличивается, уменьшается или остается неизменной).
Изменение температуры жидкостей и реальных газов при дросселировании называется эффектом Джоуля-Томсона. Для идеального газа эффект Джоуля-Томсона равен нулю.
Дифференциальный температурный эффект
α = (∂T/∂p)i. (5.15)
Величина α называется коэффициентом Джоуля-Томсона.
Интегральный температурный эффект
. (5.16)
Для реальных газов ΔT≠0 и может иметь положительный или отрицательный знак.
Состояние газа, при котором температурный эффект меняет свой знак, называется точкой инверсии, а температура, соответствующая этой точке, называется температурой инверсии Тинв:
Тинв = v·(∂Т/∂v)p. (5.17)
Процесс Джоуля - Томсона используют для получения низких температур. Для этой цели обычно применяют интегральный процесс, при котором давление изменяется в широких пределах.