Teknisk termodynamik

Den aktuelle version af siden er endnu ikke blevet gennemgået af erfarne bidragydere og kan afvige væsentligt fra den version , der blev gennemgået den 15. april 2015; checks kræver 92 redigeringer .

Teknisk termodynamik er en sektion af varmeteknik og samtidig en sektion af termodynamik , der beskæftiger sig med anvendelserne af termodynamikkens love inden for varme- og kraftteknik , varmeteknik og køleteknik [1] . Historisk set begyndte termodynamik at tage form netop som teknisk termodynamik - studiet af omdannelsen af varme til arbejde . På dette stadium blev den klassiske termodynamiks grundlæggende love formuleret og deres matematiske udtryk opnået. I fremtiden vil området for termodynamisk forskning udvides og dække forskellige områder inden for fysik , kemi , biologi , kosmologi , etc. På nuværende tidspunkt kan termodynamik defineres som en generel fænomenologisk energividenskab, der studerer forskellige naturfænomener ud fra det grundlæggende synspunkt. termodynamikkens love (begyndelsen) . Særlige anvendelser af termodynamik bærer de tilsvarende navne på fysisk, kemisk , teknisk, relativistisk osv. termodynamik.

Klassisk termodynamik er et eksempel på en aksiomatisk videnskab [2] . Den deduktive forskningsmetode, der er vedtaget i den, består i den strenge matematiske udvikling af nogle indledende bestemmelser - fysiske postulater , som er en generalisering af århundreder gammel erfaring i viden om naturen. Termodynamik - ud over dets postulater - bruger ingen hypoteser , det vil sige antagelser, der kræver efterfølgende eksperimentel verifikation. Især termodynamik bruger ingen hypoteser og teorier om stoffets struktur. Hypoteser om den diskrete struktur af stof bruges i molekylær kinetisk teori og statistisk fysik . I termodynamikken kan repræsentationer af denne art kun bruges som illustrative midler. Afvisning af at bruge hypoteser i termodynamik begrænser mulighederne for dens udvikling, men på bekostning af denne begrænsning opnås tillid til pålideligheden af termodynamikkens beregnede relationer, hvilket svarer til tillid til pålideligheden af dens oprindelige postulater [3] .

I teknisk termodynamik skal du overveje:

tekniske anvendelser af termodynamikkens grundlæggende principper til processerne til at omdanne varme til arbejde eller omvendt arbejde til varme i varmemotorer - motorer, turbiner, kompressorer, køleskabe osv.; det teoretiske grundlag for driften af termiske motorer og evalueringen af effektiviteten af deres arbejdsprocesser overvejes [4] .
metoder til direkte omdannelse af varme til elektrisk energi;
varmeoverførselsprocesser (varmeledning, strålingsoverførsel osv.);
stoffers termiske egenskaber [1] .

Historisk baggrund

Hovedopgaven for videnskabsmænd og ingeniører i det 19. og det tidlige 20. århundrede var skabelsen af en teori om driften af varmemotorer, som ville gøre det muligt på et videnskabeligt grundlag at sætte beregning og design af frem- og tilbagegående dampmaskiner , dampturbiner, forbrændingsmotorer, køleskabe mv.

Grundlaget for termodynamik som en ny videnskab blev lagt af Sadi Carnot i hans afhandling "Refleksioner over ildens drivkraft og om maskiner, der er i stand til at udvikle denne kraft", udgivet i 1824. I sit arbejde holdt Carnot sig til den kaloriteori, der var fremherskende på det tidspunkt , ifølge hvilken varme var et bestemt stof (væske) kaldet kalorie, der er i stand til at blive absorberet af kroppe afhængigt af deres masse og temperaturforhold, og dens mængde i alle processer forbliver uændret. At få arbejde i en varmemotor blev ifølge kaloriteorien forklaret med faldet af kalorieindhold fra et højere temperaturniveau til et lavere, svarende til princippet om drift af vandturbiner. Hovedindholdet i Carnots arbejde var undersøgelsen af betingelserne for den mest fordelagtige drift af varmemotorer i nærværelse af to kilder til konstante temperaturer og . I ræsonnementet, der indeholder løsningen af dette problem, udvikler Carnot ideen om cirkulære processer (cyklusser), udvikler et skema af cyklussen, der bærer hans navn, introducerer begrebet reversible processer og kommer i sidste ende til følgende konklusion: " Varmens drivkraft afhænger ikke af midler (arbejdere) kroppe, der tages til dens udvikling; dens mængde bestemmes udelukkende af temperaturerne i de kroppe, mellem hvilke der i sidste ende overføres kalorieindhold. Ved at bevise dette udsagn brugte Carnot to gensidigt udelukkende principper: teorien om kalorie og den hydrauliske analogi, som modsiger loven om bevarelse af energi , og princippet om det udelukkede Perpetuum mobile af den første slags for mekaniske fænomener, som er fuldt ud. i overensstemmelse med loven om energibevarelse og er dens særlige udtryk. Fra et moderne synspunkt kan Carnots endelige konklusion om varmemotorernes effektivitets uafhængighed af arbejdsstoffets beskaffenhed og om den bestemmende rolle af temperaturerne fra eksterne kilder i processerne af reversible varmemotorer imidlertid ikke anses for berettiget. , denne konklusion er korrekt [5] . $t_{1}$ $t_{2}$

I midten af det 19. århundrede, kort efter udgivelsen af Carnots værk, blev begrebet kaloriehold endelig opgivet. Et knusende slag for kalorieteorien blev givet i slutningen af det 18. århundrede af eksperimenterne fra Rumford og Davy , men de fleste fysikere ønskede ikke at opgive kalorieteorien i et halvt århundrede. På trods af al dens naivitet forklarede denne teori mange fænomener så enkelt og tydeligt, at selv om den blev fuldstændig væltet, fortsatte den med at dominere videnskabsmænds sind i meget lang tid. Kalorie-teorien forklarede opvarmning af legemer under friktion ved overførsel af kalorie fra et miljø med et lavere temperaturniveau til legemer med et højere temperaturniveau på grund af det brugte arbejde. Rumfoord i 1798, der observerede processen med at bore kanonløb, bemærkede, at under udførelsen af dette arbejde, som er ledsaget af friktion, frigives en enorm mængde varme kontinuerligt, og der sker ingen afkøling af miljøet (luft). I 1799 gennemførte G. Davy et eksperiment med friktion mellem to isstykker, der var afkølet under smeltepunktet i et luftløst rum, beskyttet mod sol- og termisk stråling. I dette tilfælde blev issmeltning observeret, hvilket krævede store varmetilførsler. Det blev således bevist, at frigivelsen af varme under friktion ikke sker på grund af dens lån fra omgivelserne, som brændstofteorien fejlagtigt forklarede, men på grund af det brugte arbejde [6] . Tilsyneladende, omkring 1830, opgav Sadi Carnot brændstofteorien og formulerede for første gang klart princippet om ækvivalens mellem varme og arbejde og fastlagde også tilnærmelsesvis værdien af den termiske ækvivalent af arbejde. Carnots notater gik dog ubemærket hen og blev først offentliggjort fyrre år efter hans død.

I perioden 1842-1850. et antal forskere fastslår næsten samtidigt værdien af den termiske ækvivalent af arbejde:

Von Mayer, Julius Robert i 1842 - ifølge forskellen i varmekapaciteter af gasser ved konstant tryk og konstant volumen, baseret på synspunkter om "bevarelse af kraft" (energi);
Joule i 1841-1843 og E. Lenz i 1844 om varmeafgivelse i et elektrisk strømkredsløb;
Kolding og Joule i perioden 1843-1850. - i henhold til varmeafgivelse under friktion mv.

Etablering af princippet om ækvivalens mellem varme og arbejde var det sidste led på vejen for matematisk formulering af termodynamikkens første lov som en generel lov om energibevarelse. Den moderne formulering af termodynamikkens første lov for reversible processer og den efterfølgende konstruktion af den klassiske termodynamiks grundlæggende bestemmelser, til og med termodynamikkens anden lov, blev udført af Rudolf Clausius (1850-1865) og William Thomson (Lord ). Kelvin (1851-1857). Gennem disse videnskabsmænds indsats blev Carnots konklusioner harmoniseret lavet på basis af kaloriteorien (Carnots sætning) med termodynamikkens første lov.Derudover opnåede P. Clausius nye resultater, der dannede indholdet af termodynamikkens anden lov. Det vigtigste moment i konstruktionen af den første lov, som fulgte efter opdagelsen af ækvivalensprincippet, er introduktionen af begrebet legemers indre energi (V. Thomson, 1851) Den indre energi kroppens energi blev oprindeligt betragtet som summen af indre varme og kroppens indre arbejde (R. Clausius, "The Mechanical Theory of Heat", kap. I), men en sådan definition kan i øjeblikket ikke accepteres, da den er indlysende at hverken varmer eller virker i kroppen vil blive besat. Varmen og arbejdet, som kroppen modtager udefra, bruges til at øge dens indre energi, og omvendt, ved at reducere kroppens indre energi, kan varme og arbejde opnås fra den inden for samme mængde, men i forskellige proportioner.

Hovedindholdet i termodynamikken i det 19. århundrede var studiet af termodynamiske kredsløb med hensyn til deres effektivitet og søgen efter måder at øge den på, studiet af egenskaberne af dampe og gasser og udviklingen af termodynamiske diagrammer til varmetekniske beregninger. I det 20. århundrede blev udviklingen af teorien om strømning og udstrømning af dampe og gasser en vigtig opgave i forbindelse med den rolle, som damp- og gasturbiner begyndte at få. Her spillede værker af H. Lorentz og L. Prandtl en fremragende rolle . Denne udviklingsretning af videnskaben var teknisk termodynamik. Et væsentligt bidrag til udviklingen af teknisk termodynamik blev ydet af W. Rankin , V. John, R. Mollier og L. Ramzin .

På grænsen til det 19. og 20. århundrede begyndte en revision af den klassiske termodynamiks konstruktioner, som hovedsageligt refererer til problemet med termodynamikkens anden lov N. N. Schiller, 1900; C. carathéodory , 1909; T. Afanasiev-Ehrenfest , 1925; M. Plank ). Det fortsatte i værkerne af K. Putilov, M. A. Leontovich , A. A. Gukhman og N. I. Belokon . Det 20. århundrede er præget af termodynamikkens aktive indtrængen i andre videnskaber. Der er nye retninger inden for termodynamik, såsom fysisk eller generel termodynamik, kemisk termodynamik, biologisk termodynamik (celleteori), termodynamik af elektriske og magnetiske processer, relativistisk, kvante-, rumtermodynamik mv.

Parallelt med den klassiske (fænomenologiske) termodynamik udviklede der sig statistisk fysik, som blev dannet i slutningen af det 19. århundrede på grundlag af den molekylær-kinetiske teori om gasser. Fælles for disse to videnskaber er studiet, men studiemetoderne er helt forskellige. Hvis klassisk termodynamik hovedsageligt er bygget på det første og det andet, såvel som det tredje princip for termodynamik, så går statistisk fysik ud fra teorier om stoffets struktur. "Den klassiske eller kvantemekaniske love gælder her for partikler (atomer, molekyler), og ved hjælp af statistiske metoder etableres sammenhænge mellem de enkelte partiklers egenskaber og de makrofysiske egenskaber ved systemer, der består af et meget stort antal partikler" [7 ] .

Grundlæggende begreber om termodynamik og termodynamiske størrelser

Termodynamik bruger begreber og notationer, der er accepteret i klassisk fysik (mekanik), såsom masse, kraft, volumen, tæthed, specifikt volumen og tryk. Trykket af faste masser af væsker, dampe og gasser, målt ved hjælp af barometrisk type anordninger kaldes [absolut tryk|absolut tryk], og ved gauge type anordninger ─ overskud. Det skal bemærkes, at kun absolutte tryk indgår i termodynamikkens ligninger. I praksis skal miljøets barometertryk lægges til manometertrykket for at opnå absolut tryk. Normalt anvendes normalt atmosfærisk tryk til dette formål. Begreber lånt fra fysik er suppleret med begreber, der er iboende i termodynamikken. Disse omfatter: termodynamisk system, termodynamisk ligevægt, termodynamiske processer, temperatur, varme, termodynamisk arbejde, intern energi osv.

Termodynamisk system

Et termodynamisk system ─ et objekt studeret af termodynamik ─ er det materielle indhold af et udvalgt område af rummet (en del af universet), adskilt af en reel eller betinget skal fra det ydre (omgivende) miljø. Afhængig af muligheden for at udveksle stof med det ydre miljø, skelnes åbne og lukkede termodynamiske systemer. Systemer, der ikke kan udveksle hverken stof eller energi, inklusive stråling, med det ydre miljø kaldes isolerede . Et termodynamisk system beskrives ved en række makroskopiske variable ─ fysiske størrelser (parametre), der udtrykker systemets egenskaber, for eksempel volumen, tryk, temperatur, tæthed, elasticitet, koncentration, polarisering, magnetisering osv. At beskrive egenskaberne af systemet anvendes makroskopiske variable ─ fysiske størrelser (parametre ), som kaldes tilstandsfunktioner. Tilstandsfunktioner afhænger kun af systemets tilstand på et givet tidspunkt og giver ikke information om dets forhistorie, nemlig hvordan systemet flyttede til denne tilstand fra den forrige. Eksempler på tilstandsfunktioner er tryk , volumen , temperatur , intern energi , entalpi , entropi , kemisk potentiale osv. Tilstandsparametre er opdelt i interne, der beskriver egenskaberne af selve systemet, og eksterne, relateret til miljøet. En række parametre for et termodynamisk system kan måles direkte. Parametre, hvis måling er vanskelig eller umulig, opnås ved beregning. Eksempler på direkte målte parametre: tryk, volumen , temperatur , antal mol af et stof , elektrisk potentiale osv. Umålte (beregnede) termodynamiske parametre ─ intern energi, , entalpi , entropi , kemisk potentiale osv. $s$ $V$ $t$ $U$ $H$ $S$ $\mu$ $s$ $V$ $t$ $n$ $\varpi$ $U$ $H$ $S$ $\mu$

Termodynamisk ligevægt, ligevægtsproces, reversibel proces

Termodynamisk ligevægt er en sådan (fysisk, termisk, kemisk, fase) og lignende tilstand af et termodynamisk system, hvor alle dets parametre bevarer deres værdier så længe som ønsket, i fravær af ekstern påvirkning. Baseret på generaliseret menneskelig erfaring har isolerede systemer evnen til at bevæge sig over tid ind i en ligevægtstilstand. (I en række kilder er denne egenskab ophøjet til rangordenen nul eller den generelle termodynamiske lov). [otte]

ligevægtsproces

En ligevægtsproces er en kontinuerlig sekvens af ligevægtstilstande, der forekommer i et system. Et eksempel på en ligevægtsproces kan være en kvasi-statisk (en ekstremt langsom proces med varmeoverførsel mellem legemer i termisk ligevægt)

Reversibel proces

En reversibel proces er en proces, der under betingelserne i et isoleret system, det vil sige uden ydre påvirkning, giver mulighed for at returnere dette system fra den endelige tilstand til den oprindelige tilstand gennem en anden reversibel proces. I en reversibel proces skal irreversible processer (friktion, diffusion, ikke-ligevægtsvarmeoverførsel osv.) udelukkes [9] .

Et simpelt termodynamisk system eller en simpel krop

Et simpelt termodynamisk system, eller et simpelt legeme, er et sådant system, hvis fysiske tilstand er fuldstændig bestemt af værdierne af to uafhængige variable - tilstandsfunktioner af en simpel krop, for eksempel temperatur og specifikt volumen eller tryk og specifikt volumen eller koordinater for termodynamisk arbejde og lignende. $t$ $v$ $s$ $v$ $F_{i},X_{i}$

Afhængighedsudtryk af tre karakteristika for tilstanden af et simpelt legeme , som tillader direkte måling og er parvist uafhængige, kaldes tilstandsligningerne for denne krop: . $(x,y,z)$ $\varphi (x,y,z)=0$

Isotropiske legemer kaldes simple legemer, især: gasser, dampe, væsker, film og de fleste faste stoffer, der er i termodynamisk ligevægt og ikke er tilbøjelige til påvirkning af overfladespændingskræfter, gravitations- og elektromagnetiske kræfter samt kemiske transformationer. Studier af simple legemer i termodynamik er af den største teoretiske og praktiske interesse.

Arbejde og varme

Ved konstruktion af termodynamik antages det, at alle mulige energiinteraktioner mellem et termodynamisk system og omgivelserne reduceres til overførsel af arbejde og varme.

Den første metode til energioverførsel, forbundet med en ændring i systemets eksterne parametre, kaldes arbejde. Begrebet mekanisk arbejde termodynamik låner fra fysik (mekanik). I termodynamik introduceres begrebet reversibelt eller termodynamisk arbejde . I tilfælde af et simpelt termodynamisk system (en simpel krop), er termodynamisk arbejde arbejdet med at komprimere et legeme afhængigt af absolut tryk og volumenændring : $(p)$ $(dV)$

$\delta A=pdV$

eller i integreret form:

$A_{1,2}=\int _{1}^{2}pdV=P_{m}(V2-V1)$

Et integreret udtryk for værdien af termodynamisk arbejde er kun muligt, hvis der er en ligning for forholdet mellem tryk og volumen.

En anden måde at overføre energi på, uden at ændre de eksterne parametre, kaldes varme (varme), og selve energioverførselsprocessen kaldes varmeoverførsel. Varmeoverførsel er en form for energioverførsel fra et legeme til et andet ved ledning og stråling. Mængden af energi, der overføres til systemet ved hjælp af arbejde, kaldes også arbejde , og mængden af energi, der overføres ved varmeoverførsel, er mængden af varme . [ti] $(A)$

Temperatur

Den oprindelige definition af temperatur: temperatur er den eneste funktion af tilstanden af termodynamiske systemer (legemer), der bestemmer retningen for spontan varmeudveksling mellem disse systemer, dvs. systemer i termisk ligevægt har den samme temperatur på enhver temperaturskala. at to systemer, der ikke er i kontakt med hinanden, men som hver især er i termisk ligevægt med det tredje system (måleapparat), har samme temperatur. [11] Nogle udenlandske kilder kalder dette udsagn termodynamikkens nulte lov . [8] [12] Temperaturen i empiriske skalaer måles af forskellige enheder (termometre), hvis funktionsprincip er baseret på temperaturafhængigheden af enhver egenskab ved et stof: lineær ekspansion, tryk, elektrisk modstand, termisk emf, stråling osv. $(T,t,\theta ).$

Fra molekylær kinetisk teoris synspunkt defineres temperatur som en fysisk størrelse, der er proportional med den gennemsnitlige kinetiske energi af den translationelle bevægelse af ideelle gasmolekyler.

Absolut temperaturskala

I temperaturskalaerne for Fahrenheit og Celsius blev temperaturerne for visse processer valgt som referencepunkter, for eksempel vands fryse- og kogepunkt under normale forhold (en vis trykværdi). Behovet for mere nøjagtige målinger førte til forbedringen af temperaturskalaen. Der er den lavest mulige temperatur, som kaldes absolut nultemperatur. Ved en temperatur på det absolutte nulpunkt stopper enhver termisk bevægelse i kroppene. Temperaturskalaen udviklet af Lord Kelvin blev valgt på en sådan måde, at temperaturen på vandets tredobbelte punkt var 273,16 kelvin. Med denne graduering falder værdien af graden Kelvin sammen med værdien af graden Celsius . Denne temperaturskala kaldes absolut. Den absolutte temperaturskala bruges i videnskabelige artikler, selvom Celsius-skalaen er mere praktisk i hverdagen.

Intern energi

Systemets indre energi er den samlede energireserve af dets indre tilstand, som bestemmes afhængigt af deformationskoordinaterne og temperaturen.

$u=u(x_{1},x_{2},...x_{n},t)$

Den samlede energireserve af den indre tilstand af kroppe (systemer) kan ikke betragtes som kendt på noget niveau af naturvidenskabens udvikling. Imidlertid begrænser denne omstændighed ikke niveauet af generalitet og nøjagtighed af matematiske udtryk og beregnede relationer af termodynamik, da disse relationer inkluderer ændringer i intern energi som funktion af tilstand . I denne henseende måles den indre energi fra det accepterede betingede niveau, for eksempel 0 ° C og 760 mm Hg. Kunst. [13] $(u)$ $(du,\Delta u)$

Termodynamikkens principper (love)

Det er kendt, at termodynamik er en deduktiv videnskab, der trækker sit hovedindhold fra to indledende love, som kaldes termodynamikkens principper. [14] Med andre ord betyder den klassiske termodynamiks principper dens grundlæggende love, men på spørgsmålet om, hvilke love der anses for fundamentale, har videnskabsmænd ikke en fælles mening. Generelt kan man tælle fra to til fem love, der hævder at være termodynamikkens principper. I den engelsksprogede litteratur, sammen med den traditionelle første og anden lov, kalder nogle forfattere termodynamikkens "generelle" princip som nulloven, et fysisk princip, der siger, at uanset starttilstanden af et isoleret system, til sidst, termodynamisk ligevægt vil blive etableret i den, og også, at alle dele af systemet, når termodynamisk ligevægt er nået, vil have samme temperatur. Således introducerer nulstarten også definitionen af temperatur . R. Fowler formulerede i 1931 den holdning, hvorefter aksiomet om eksistensen af empirisk temperatur skulle betragtes som et af termodynamikkens principper, som fik det uheldige navn "termodynamikkens nullov" i monografien. [8] . Nogle forfattere kalder den "fælles begyndelse" minus den første begyndelse og loven om transitivitet for termisk ligevægt, hvis essens er, at hvis der er tre ligevægts termodynamiske systemer A, B og C, og hvis system A og B er adskilte placeret i ligevægt med system C, så er system A og B i termodynamisk ligevægt med hinanden. [15] .

Termodynamikkens første lov er det matematiske udtryk for loven om energibevarelse. Den vigtigste og ufravigelige bekræftelse af loven om bevarelse af energi er resultaterne af århundreders erfaring med viden om naturen. [16] .

Termodynamikkens anden lov er formuleret som et forenet princip om eksistensen og forøgelsen af en bestemt funktion af stof- entropiens tilstand .

Termodynamikkens tredje lov refererer til Nernst-sætningen (1906 - 1911), som angiver uopnåeligheden af det absolutte nul, som også er formuleret i en anden form: Når temperaturen nærmer sig 0 K, ophører entropien af ethvert ligevægtssystem under isotermiske processer at afhænge af eventuelle termodynamiske tilstandsparametre og i grænse (T=0 K) tager den samme universelle konstantværdi for alle systemer, som kan tages lig med nul. [17] .

I russisk litteratur omtaler nogle forfattere termodynamikkens principper som den første og anden lov, såvel som Nernst-sætningen som termodynamikkens tredje lov, mens andre ifølge traditionen kun anser dens første og anden lov for at være principperne. af termodynamik. Her er hvad K. A. Putilov skriver om dette: "Til disse to principper ... tilføjede Nernst ... en tredje lov, som dog ikke kan hævde at være den tredje lov, men stadig spiller en grundlæggende rolle i termodynamikken" [18] . Det følger heraf, at der stilles meget høje krav til principperne om almenhed og videnskabelig værdi i forhold til opbygning af termodynamik som videnskab. I denne forstand udtrykker det "fælles" princip i det væsentlige kun princippet om eksistensen af et ligevægtssystem, og loven om transitivitet for termisk ligevægt postulerer det indledende begreb om temperatur i enhver temperaturskala. I modsætning til de såkaldte nul og minus første lov, er den første og anden lov kilderne til næsten alle termodynamikkens ligninger og uligheder.

Særlig opmærksomhed bør rettes mod termodynamikkens anden lov. Hvis den rolle, som den første lov spiller i termodynamikkens konstruktion, er indlysende, så består den anden lov af to dele, der er forskellige og ulige i indhold og videnskabelig betydning.

Matematiske udtryk for princippet om eksistensen af entropi , sammen med den første lov, er formuleret som ligheder og fører til adskillige nøjagtige differentialrelationer af termodynamikken, der karakteriserer stoffets egenskaber. I modsætning hertil er udtryk, der udspringer af princippet om entropiforøgelse , altid formuleret som uligheder og bruges hovedsageligt i undersøgelser af termodynamiske systemers ligevægt og ved bestemmelse af strømmen af fysiske processer, kemiske reaktioner osv. Desuden øges entropien. Princippet er, at loven er statistisk og kun gyldig i verden af positive absolutte temperaturer, der hersker i den observerbare del af universet. Baseret på dette synes det passende at bevare status som termodynamikkens "principper" for dens første og anden lov såvel som for den tredje lov, hvis almenhedsgrad er ringere end den første og anden lov.

Termodynamikkens første lov

Det indledende postulat af termodynamikkens første lov er loven om energibevarelse:

Energien i et isoleret system forbliver konstant for alle ændringer, der sker i dette system, eller hvad der er det samme, energi opstår ikke af ingenting og kan ikke blive til ingenting.

Det vigtigste moment i konstruktionen af termodynamikkens første lov er introduktionen af begrebet indre energi i et termodynamisk system (W. Thomson, 1851). Fra synspunktet af den kinetiske teori om stoffets struktur måles den indre energi i et termodynamisk system ved niveauet af kinetisk energi og interaktionsenergien af materialepartiklerne i dette system, men sådanne synspunkter er utilstrækkelige til at forklare alle kendte fænomener af energifrigivelse (kemiske, intra-atomare, intra-nukleare processer, elektromagnetiske, gravitationelle og andre interaktioner.) Spørgsmålet om den sande natur af den indre energi i legemer er tæt forbundet med studiet af stoffets struktur, og løsningen af dette særlige problem, baseret på ideer om karakteren af direkte uobserverbare fænomener, går ud over mulighederne for kun én lov om energibevarelse. Derfor kan konstruktionen af termodynamikkens grundlæggende principper kun baseres på en sådan generel definition af kroppens indre energi, der ikke begrænser mulighederne for en stringent konstruktion af termodynamikken baseret på postulater af universel menneskelig erfaring.

Den indre energi i et termodynamisk system er den samlede energireserve af dets indre tilstand, bestemt afhængigt af deformationskoordinaterne og temperaturen:

u = u ( x en , x 2 , . . . x n , t ) {\displaystyle u=u(x_{1},x_{2},...x_{n},t)} $u=u(x_{1},x_{2},...x_{n},t)$

Den samlede energireserve af kroppens indre tilstand kan sandsynligvis ikke bestemmes på et hvilket som helst niveau af naturvidenskabens udvikling, men denne omstændighed begrænser ikke niveauet af generalitet og nøjagtighed af matematiske udtryk for termodynamikken, da disse forhold kun omfatter størrelsen af ændringen i indre energi som funktion af tilstanden . I denne henseende måles den indre energi fra et vilkårligt valgt niveau (for eksempel 0℃ og 760 mmHg). $(u)$ $(du)$ $(\delta u)$

Når man konstruerer termodynamik, antages det også, at alle mulige energiinteraktioner mellem legemer kun reduceres til overførsel af varme og arbejde. Følgelig er det indledende udtryk for termodynamikkens første lov i form af ekstern balance formuleret som et matematisk udtryk for loven om energibevarelse:

Ændringen i den indre energi i et legeme eller system af kroppe er lig med den algebraiske sum af de modtagne (overførte) mængder varme og arbejde, eller hvad der er det samme, den varme, som systemet modtager udefra , omdannes successivt til en ændring i systemets indre energi og til at udføre (returnere) eksternt arbejde . $\delta Q^{*}$ $dU$ $\delta A$

δ Q ∗ = d U + δ EN ∗ {\displaystyle \delta Q^{*}=dU+\delta A^{*}} $\delta Q^{*}=dU+\delta A^{*}$

I denne formulering har ordet konsekvent , tilføjet af N. I. Belokon, følgende betydning. Hvis vi forestiller os en proces, hvor den indre energi forbliver uændret , så vil ovenstående udtryk for den første begyndelse (uden et ord sekventielt) læses som følger: Varmen modtaget af kroppen eller systemet bruges til at udføre eksternt arbejde . En sådan erklæring er kun sand i ordets betydning, at de numeriske værdier af varme og arbejde er ens. Faktisk udføres systemets positive arbejde ved at ændre dets deformationskoordinater (for eksempel ved at øge volumen), og varmeforsyningen kompenserer kun for faldet i intern energi, der opstår i dette tilfælde (et fald svarende til den eksterne udført arbejde), så i sidste ende ser det ud til, at systemets indre energi ikke har ændret sig. En advarselsindikation (successivt) er beregnet til at genoprette et betinget billede af et gradvist fald og genoprettelse af niveauet af intern energi med en samtidig ændring i systemets potentielle tilstand. $(U=idem)$

Tegn på arbejde og varme i ligningerne i termodynamikkens første lov:

$A>0$ - udførelse af positivt arbejde af arbejdsorganet;

$Q>0$ - kommunikation af varme til den arbejdende krop.

Klassisk termodynamik, efter Clausius, introducerer i ligningen af den første lov udtryk for reversibelt eller termodynamisk arbejde

Den generelle sag er

δ EN jeg = ∑ F jeg d x jeg {\displaystyle \delta A_{i}=\sum F_{i}dx_{i))

{\displaystyle \delta A_{i}=\sum F_{i}dx_{i))

simpel krop -

δ EN = P d V {\displaystyle \delta A=PdV}

\delta A=PdV

Udtryk for den klassiske termodynamiks første lov er kun gyldige for reversible processer. Denne omstændighed begrænser kraftigt muligheden for videreudvikling af principperne og praktiske anvendelser af den klassiske termodynamiks beregningsligninger. Da alle virkelige processer er irreversible, forekommer det passende at generalisere den oprindelige ligning af termodynamikkens første lov for reversible og irreversible processer. Til dette formål foreslog N. I. Belokon, uden at reducere den høje grad af almindelighed af den første lovs begyndelsesudtryk, til den efterfølgende udvikling af termodynamikkens grundlæggende principper og beregningsligninger at udvide i dem også udtryk for eksternt arbejde. For at gøre dette introducerede han begrebet effektivt arbejde - svarende til forskellen mellem termodynamisk arbejde og irreversible tab $\delta A^{*}$ $\delta A_i =\sum F_idx_i$ $\delta A^{**}$

δ EN ∗ = δ EN − δ EN ∗ ∗ {\displaystyle \delta A^{*}=\delta A-\delta A^{**}} $\delta A^{*}=\delta A-\delta A^{**}$

Det arbejde, der går tabt i irreversible processer, omdannes til varmen fra kroppens indre varmeudveksling ; denne varme returneres til den betragtede krop eller overføres til kroppene i det eksterne system, og den samlede værdi af varmeforsyningen udefra falder tilsvarende: $\delta A^{**}$ $\delta A^{**}$

δ EN ∗ ∗ = δ Q ∗ ∗ {\displaystyle \delta A^{**}=\delta Q^{**}} $\delta A^{**}=\delta Q^{**}$

Den samlede mængde varme modtaget af kroppen karakteriserer den termodynamiske (reducerede) varmeoverførsel af kroppen og defineres som summen af to mængder - den varme, der leveres udefra, og varmen fra den indre varmeoverførsel : $\delta Q$ $\delta Q^{*}$ $\delta Q^{{**}}$

δ Q = δ Q ∗ + δ Q ∗ ∗ {\displaystyle \delta Q=\delta Q^{*}+\delta Q^{**}} $\delta Q=\delta Q^{*}+\delta Q^{**}$ [19]

Termodynamikkens anden lov

Historisk set opstod termodynamikkens anden lov som en arbejdshypotese for en varmemotor, der etablerede betingelserne for omdannelsen af varme til arbejde for at opnå den maksimale effekt af en sådan transformation. En analyse af termodynamikkens anden lov viser, at den lille værdi af denne effekt - effektivitetsfaktoren - ikke er en konsekvens af varmemotorers tekniske ufuldkommenhed, men et træk ved varme, som sætter visse begrænsninger på dens størrelse. En varmemotor er et termodynamisk system, der kan bruges til at omdanne varme til arbejde. Valget af princippet om drift af en varmemotor er baseret på kravet om kontinuitet i arbejdsprocessen og dens ubegrænsede tid. Dette krav er uforeneligt med en ensrettet ændring i systemets tilstand, hvor dets parametre ændres monotont. Den eneste praktiske form for systemændring, der opfylder dette krav, er en periodisk gentagen cirkulær proces. Ud over varmemotorer kører kølemaskiner og varmepumper i cirkulære cyklusser. I russisksprogede kilder er disse enheder forenet af et koncept ─ varmemotorer .

Cirkulære processer , eller cyklusser af varmemotorer i termodynamik, kaldes lukkede processer, karakteriseret ved tilbagevenden af termodynamiske systemer ─ arbejdslegemer ─ til deres oprindelige tilstand. [tyve]

Direkte cyklus A bruges i en varmemotor, hvis diagram er vist i figur 1. Varme tilføres fra en kilde med højere temperaturer ─ et varmelegeme og fjernes delvist til en kilde med lavere temperaturer - et køleskab . Arbejdet opnået i en varmemotor, ifølge termodynamikkens første lov, er lig med forskellen mellem mængden af tilført og fjernet varme: $Q_1$ $t_{1}$ $Q_{2}$ $t_{2}$ $EN$

EN = Q en − Q 2 {\displaystyle A={Q_{1}}-{Q_{2}}} $A={Q_{1}}-{Q_{2}}$

En varmemotors ydeevne (effektivitet) er forholdet mellem det modtagne arbejde og mængden af brugt varme : $EN$ $Q_1$

η = EN Q 2 {\displaystyle \eta ={\dfrac {A}{Q_{2)))) ${\displaystyle \eta ={\dfrac {A}{Q_{2))))$

Omvendt (køle-) cyklus B bruges i kølere og varmepumper. I denne cyklus overføres varme fra kilden til lavere temperaturer til kilden med højere temperaturer (fig. 1). For at udføre denne proces leveres eksternt arbejde til kølemaskinen. $Q_{2},t_{2}$ $t_{1},Q_{1}$

Kølemaskinens effektivitet estimeres af kølekapaciteten - forholdet mellem den overførte varme og det forbrugte arbejde $Q_{2}$ $EN:$

ϵ x = Q 2 EN = Q 2 Q en − Q 2 {\displaystyle \epsilon _{x}={\dfrac {Q_{2}}{A}}={\dfrac {Q_{2}}{Q_{1}-Q_{2}}}} $\epsilon _{x}={\dfrac {Q_{2}}{A}}={\dfrac {Q_{2}}{Q_{1}-Q_{2}}}$

Effektiviteten af en varmepumpe er kendetegnet ved omdannelseskoefficienten (transformations) eller varmekoefficienten , som er defineret som forholdet mellem den varme, der modtages af det opvarmede legeme , og det eksterne arbejde, der er brugt til dette : $\epsilon _{o}$ $Q_1$ $EN$

ϵ o = Q en EN {\displaystyle \epsilon _{o}={\dfrac {Q_{1}}{A}}} $\epsilon _{o}={\dfrac {Q_{1}}{A}}$

Givet det får vi forholdet mellem varme- og afkølingskoefficienterne: $Q_{1}=Q_{2}+A$

ϵ o = ϵ x + en {\displaystyle \epsilon _{o}=\epsilon _{x}+1} $\epsilon _{o}=\epsilon _{x}+1$

Der er driftscyklusser af rigtige varmemotorer og teoretiske cyklusser for reversible motorer, hvor temperaturerne på eksterne kilder og arbejdsvæsken falder sammen, og der er ingen intern varmeoverførsel. Diagrammer over teoretiske cyklusser for reversible varmemotorer (motorer ─ fig. 1A og kølemaskiner ─ fig. 1B) er identiske, men modsat rettet. Reversible processer af varmemotorer ved uendeligt små temperaturforskelle mellem eksterne kilder og arbejdsfluidet kan repræsenteres som uendeligt langsomme kvasi-statiske ligevægtsprocesser. $(\delta Q^{**}=0)$

I undersøgelser af varmemotorers teoretiske cyklusser tages en ideel gas som arbejdsvæske , hvis mængde forbliver uændret på alle stadier af cyklussen.

Carnot cyklus.

Carnot-cyklussen (fig. 2) i PV-koordinater er en reversibel cirkulær proces, der udføres mellem to eksterne varmekilder med forskellige temperaturer ─ et varmelegeme ─ og et køleskab ─ , karakteriseret ved følgende sekvens af processer: isotermisk ekspansion (1 ─ 2) ved en temperatur ─ , adiabatisk ekspansion (2 ─ 3), isotermisk kompression (3 ─ 4) ved temperatur og, afslutning af cyklussen, adiabatisk kompression (4 ─ 1). $T_{1}$ ${\displaystyle T_{2))$ $T_{1}$ ${\displaystyle T_{2))$

Carnot-sætningen siger, at effektiviteten og kølekapaciteten af den termodynamiske Carnot-cyklus afhænger af forholdet mellem de absolutte temperaturer af arbejdsvæsken i kommunikations- og fjernelsesprocesserne og, i tilfælde af en reversibel cyklus, af temperaturerne på varmeapparatet og køleskabet, og afhænger ikke af stoffet i arbejdsvæsken og varmemotorens design . Effektiviteten af den termodynamiske Carnot-cyklus:

η = en − Q 2 Q en = en − T 2 T en = T en − T 2 T en {\displaystyle \eta =1-{\dfrac {Q_{2}}{Q_{1}}}=1-{\dfrac {T_{2}}{T_{1}}}={\dfrac {T_{ 1}-T_{2}}{T_{1}}}} $\eta =1-{\dfrac {Q_{2}}{Q_{1}}}=1-{\dfrac {T_{2}}{T_{1}}}={\dfrac {T_{ 1}-T_{2}}{T_{1}}}$

Kølekapacitet af den termodynamiske Carnot-cyklus

ϵ x = Q 2 EN = T 2 T en − T 2 {\displaystyle \epsilon _{x}={\dfrac {Q_{2}}{A}}={\dfrac {T_{2}}{T_{1}-T_{2}}}} $\epsilon _{x}={\dfrac {Q_{2}}{A}}={\dfrac {T_{2}}{T_{1}-T_{2}}}$

Beviset for Carnots sætning (inden for rammerne af termodynamikkens første lov) for det særlige tilfælde, hvor arbejdsvæsken er en ideel gas, er givet i hovedartiklen: Carnots sætning (termodynamik) . I det generelle tilfælde er beviset for Carnots teorem muligt baseret på brugen af princippet om eksistensen af entropi inden for rammerne af termodynamikkens anden lov.

Den anden lov for klassisk termodynamik er traditionelt formuleret som det kombinerede princip om eksistensen og stigningen af entropi . (Her og i fremtiden betyder udtrykket entropi termodynamisk entropi , (entropi af et termodynamisk system). Entropi er en termodynamisk tilstandsfunktion, der karakteriserer systemets tilstand. Udtrykket entropi blev foreslået af R. Clasius: en - in, inderside og trope eller tropos - vending, sti, i almindelighed - vending indad, et mål for afskrivningen af energi.

Princippet om eksistensen af entropi er udsagnet af den klassiske termodynamiks anden lov om eksistensen af en bestemt funktion af tilstanden af termodynamiske systemer - entropi - , hvis differentiale er den totale differential , defineret i reversible processer som forholdet af den elementære mængde varme, der leveres udefra , til kroppens absolutte temperatur : $S$ $dS$ ${\displaystyle \delta Q_{o))$ $T$

d S o = δ Q o T {\displaystyle dS_{o}={\frac {\delta Q_{o}}{T}}} $dS_{o}={\frac {\delta Q_{o}}{T}}$

Det matematiske udtryk for princippet om eksistensen af entropien af et termodynamisk system svarer til at beskrive dette systems egenskaber, for eksempel ved at konstruere princippet om eksistensen af entropien af ideelle gasser inden for rammerne af den første lov af termodynamik , [21] , dog er begrundelsen for princippet om eksistensen af entropi for ethvert termodynamisk systemer kun mulig inden for rammerne af termodynamikkens anden lov.

Princippet om entropistigning er udsagnet i den klassiske termodynamiks anden lov om den konstante stigning i entropien af isolerede systemer i alle reelle (irreversible) processer til at ændre disse systemers tilstand. (I reversible processer til at ændre tilstanden af isolerede systemer, ændres deres entropi ikke).

d S ≥ 0 {\displaystyle dS\geq 0} $dS\geq 0$

Entropi er en termodynamisk tilstandsfunktion, der afhænger af flere uafhængige parametre, der entydigt bestemmer tilstanden af det termodynamiske system, men ikke afhænger af, hvordan denne tilstand blev nået. Den fysiske betydning af entropi er ret kompliceret og kan ikke direkte opfattes. Det følger ikke direkte af dets matematiske udtryk, og værdien af entropi kan ikke måles direkte af enheden. Den fysiske betydning af entropi kan afklares ved at overveje forskellige irreversible fysiske, kemiske, nukleare, biologiske og andre processer, for eksempel: friktion, elektrisk opvarmning, ikke-ligevægts varmeoverførsel, diffusion, spredning (spredning) af energi. I det generelle tilfælde kan vi sige, at entropi er et mål for irreversibiliteten af en reel termodynamisk proces, et mål for afskrivningen af energi fra synspunktet om muligheden for at opnå arbejde.

Som allerede nævnt er niveauet af generalitet af principperne om eksistensen og stigningen af entropi anderledes. Termodynamikkens lighedssystem er baseret på princippet om eksistensen af entropi - dets vigtigste differentielle relationer, som er meget brugt i studiet af termodynamiske processer og stoffers fysiske egenskaber. Den videnskabelige værdi af princippet om eksistensen af entropi er svær at overvurdere.

Princippet om at øge entropi af isolerede systemer er statistisk. Det karakteriserer den mest sandsynlige ændringsretning i isolerede termodynamiske systemer, strømmen af fysiske processer og kemiske reaktioner. Termodynamikkens ulighedssystem er baseret på dette princip .

Termodynamiske egenskaber af gasser og damp-gasblandinger

Ideelle gasser

Læren om ideelle gasser går tilbage til de gaslove, der blev opdaget som et resultat af ikke helt nøjagtige eksperimentelle undersøgelser i det 17.-19. århundrede: Boyle - Mariotte , Gay-Lussac og Charles , samt den forenede ligning af gastilstanden formuleret af Clapeyron . I de dage mente man, at gasser, i modsætning til dampe, er inkompressible og bevarer deres gasformige tilstand i ethvert temperaturområde. Udviklingen af kryogen teknologi har modbevist disse ideer. Det viste sig, at alle virkelige gasser uden undtagelse repræsenterer aggregeringstilstanden for de tilsvarende stoffer og faktisk er overophedede dampe langt nok fra kogepunktet og det kritiske punkt, og den nøjagtige tilstandsligning for en gas kan være tilstandsligning for et simpelt legeme. Gaslove er imidlertid blevet bevaret i termodynamikken og i dens tekniske anvendelser som lovene for ideelle gasser - de begrænsende (praktisk talt uopnåelige) tilstande af rigtige gasser. [22] Ideelle gasser i klassisk termodynamik betyder hypotetiske (ikke virkelig eksisterende) gasser, der strengt overholder Clapeyron-ligningen. (I russisk litteratur kaldes det også Clapeyron-Mendeleev-ligningen). Clapeyron-ligningen blev også teoretisk udledt under visse antagelser på basis af den molekylær-kinetiske teori om gasser ( August Krönig i 1856 [23] og Rudolf Clausius i 1857). skole, hvor de ofte ikke deler den klassiske tilgang til undersøgelsen termodynamik og molekylær-kinetisk teori. Dette skaber det falske indtryk, at lovene for ideelle gasser er termodynamikkens love. Faktisk er lovene for klassisk termodynamik dens "begyndelse". En ideel gas er et af de objekter, der undersøges af termodynamikken. Hvad angår virkelige gasser, er deres tilstand tilnærmelsesvis beskrevet af forskellige teoretiske og empiriske ligninger, for eksempel van der Waals-ligningen. Den nøjagtige tilstandsligning for en rigtig gas kan være tilstandsligningen for en simpel krop.

Boyles lov ─ Mariotte .

Robert Boyle formulerede i 1662 resultaterne af sine eksperimenter med at komprimere luft ved en konstant temperatur som følger:

Tryk og volumen er omvendt relaterede :

s en s 2 = V 2 V en . {\displaystyle {\frac {p_{1}}{p_{2}}}={\frac {V_{2}}{V_{1}}}.} ${\frac {p_{1}}{p_{2}}}={\frac {V_{2}}{V_{1}}}.$

eller

s en V en = s 2 V 2 {\displaystyle p_{1}V_{1}=p_{2}V_{2)) ${\displaystyle p_{1}V_{1}=p_{2}V_{2))$ ,

hvor er startværdierne for gassens volumen og tryk; er deres endelige værdier. $V_{1},p_{1},$ $V_{2},p_{1}$

Uanset Boyle, nåede Edm Mariotte frem til dette forhold i 1676.

Som loven om den fysiske tilstand af ideelle gasser er Boyle-Mariottes lov formuleret som følger:

Produktet af det absolutte tryk af en given masse af en ideel gas ved en konstant temperatur bevarer en konstant værdi , eller hvad der er det samme, produktet af det absolutte tryk og volumenet af en given masse af en ideel gas afhænger kun af gassens temperatur og dens kemiske natur .

s V = C {\displaystyle pV=C} $pV=C$ ,

hvor er en konstant, under givne betingelser, værdi; $C$

eller

$pV=f(t)$ . [24]

Gay-Lussacs lov :

Volumenet af en given masse idealgas ved konstant tryk varierer lineært med temperaturen.

V = V 0 ( en + α 0 t ) {\displaystyle V=V_{0}(1+\alpha _{0}t)} $V=V_{0}(1+\alpha _{0}t)$ , [25] .

hvor: ─ volumen af gasmasse ved temperatur °C og konstant tryk ; $V$ $m$ $t$ $s$

${\displaystyle V_{0))$ ─ volumen af samme gasmasse ved temperatur °C og ved samme tryk; $0$

$t$ ─ temperatur i grader Celsius.

$\alpha _{0}$ ─ temperaturkoefficient for volumenudvidelse af ideelle gasser, den samme for alle ideelle gasser ved ethvert tryk.

$\alpha _{0}={\frac {1}{273,15}}{K^{-1}}$ .

Absolut temperatur : $T$

${\displaystyle T=t+{\frac {1}{\alpha _{0))))$

Med dette i tankerne kan udtrykket transformeres: $(1+\alpha _{0}t)$

( en + α 0 t ) = en + t 273 , femten = 273 , femten + t 273 , femten = T 273 , femten {\displaystyle (1+\alpha _{0}t)=1+{\frac {t}{273.15}}={\frac {273.15+t}{273.15}}={\frac {T}{273, 15}}} $(1+\alpha _{0}t)=1+{\frac {t}{273.15}}={\frac {273.15+t}{273.15}}={\frac {T}{273, 15}}$

hvor:

$V=V_{0}{\frac {T}{273,15}}$

Som betegnelse får vi et andet udtryk for Gay-Lussac-loven: $T_{0}=273.15K=0^{0}C$

V V 0 = T T 0 {\displaystyle {\frac {V}{V_{0}}}={\frac {T}{T_{0}}}} ${\frac {V}{V_{0}}}={\frac {T}{T_{0}}}$ .

Ved en konstant gasmasse og konstant tryk er volumenet af en gas direkte proportional med den absolutte temperatur.

Charles' lov.

Trykket af en given gasmasse ved konstant volumen er proportional med den absolutte temperatur. $s$

s T = c o n s t {\displaystyle {\frac {p}{T}}=const} ${\frac {p}{T}}=const$ kl . $V=konst$

Ensartet ideel gasligning for tilstand (Clapeyron-ligning) :

Lad os antage, at en vis gasmasse i starttilstanden har tryk , volumen : og temperatur . Lader trykket være konstant, opvarmer vi gassen til en temperatur . Dens volumen vil stige og blive (mellemtilstand). Overgangen af gassen fra den oprindelige tilstand til den mellemliggende tilstand skete i henhold til Gay-Lussac-loven: $m$ $p_{1}$ $V_{1}$ $T_{1}$ $T_{2}$ $V'$

V en V " = T en T 2 {\displaystyle {\frac {V_{1}}{V'}}={\frac {T_{1}}{T_{2}}}} ${\frac {V_{1}}{V'}}={\frac {T_{1}}{T_{2}}}$ .

Lader temperaturen på gassen være uændret, reducerer vi dens volumen til , hvorved trykket er blevet (sluttilstand). Overgangen af gassen fra den mellemliggende tilstand til den endelige tilstand skete i henhold til Boyle-Mariottes lov: $V_{2}$ $p_{2}$

${\displaystyle p_{1}V'=p_{2}V_{2))$ ,

At udtrykke værdierne fra den første og anden lighed: $V'$

$V'={\frac {V_{1}T_{2}}{T_{1}}}$

$V'={\frac {p_{2}V_{2}}{p_{1}}}$

og sidestille dem:

${\frac {V_{1}T_{2}}{T_{1}}}={\frac {p_{2}V_{2}}{p_{1}}}$

Vi får (kl. ) $m=const$

s en V en T en = s 2 V 2 T 2 = s V T = c o n s t {\displaystyle {\frac {p_{1}V_{1}}{T_{1}}}={\frac {p_{2}V_{2}}{T_{2}}}={\frac {pV }{T}}=konst} ${\frac {p_{1}V_{1}}{T_{1}}}={\frac {p_{2}V_{2}}{T_{2}}}={\frac {pV }{T}}=konst$

Denne ligning, der relaterer volumen, tryk, temperatur og masse af en gas, er den kombinerede lov af Boyle - Mariotte og Gay-Lussac eller Clapeyron-ligningen.

Lad os omskrive Clapeyron-ligningen for et kilomol gas under normale forhold. I dette tilfælde vil værdierne , , være konstante: Pa (760 mm Hg). , rumfanget af 1 kilomol gas . Under denne betingelse vil forholdet altid være lig med den samme værdi: $s$ $V$ $T$ $p=101325$ $T=273.15K$ $V_{0}=22.414M^{3}$ ${\frac {pV_{0}}{T}}$

h s V 0 T = R {\displaystyle h{\frac {pV_{0}}{T}}=R} $h{\frac {pV_{0}}{T}}=R$

eller

s V 0 = R T {\displaystyle pV_{0}=RT} $pV_{0}=RT$ ,

hvor ─ den karakteristiske konstant for en ideel gas, svarende til arbejdet af et kilomol gas i en isobarisk proces, når den opvarmes med en grad. $R$

$R={\frac {pV_{0}}{T}}=8314$ j/kmol K

For kilomol har ligningen formen: $n$

s V = n R T {\displaystyle pV=nRT}

pV=nRT

hvor $V=nV_{0}$

I betragtning af det

$n={\frac {m}{\mu ))$ ,

hvor er gassens molekylvægt, $\mu$

vi får:

s V = m μ R T {\displaystyle pV={\frac {m}{\mu }}RT} $pV={\frac {m}{\mu }}RT$ ,

Ligningen for tilstanden af ideelle gasser i denne form blev udtrykt af D. I. Mendeleev og kaldes Clapeyron-Mendeleev-ligningen .

Clapeyrons tilstandsligning for ideelle gasser kan opnås under visse antagelser på basis af den molekylær-kinetiske teori om gasser. Hovedforudsætningen for en sådan konklusion er, at ideelle gasser er et system af materielle punkter, der ikke påvirkes af kræfter af gensidig tiltrækning, frastødning osv. Og Boyles gaslove ─ Mariotte, Gay-Lussac og Charles kan teoretisk udledes af Clapeyron-ligningen.

Ægte gasser og dampe

Vand, vanddamp og fugtig luft

Fasetilstande og fasereaktioner for vand

Fasediagrammer

Tør mættet damp

Våd mættet damp

Overophedet damp

Fugtig luft

Grundlæggende termodynamiske processer i gasser

Polytropiske processer

Throttling

Gaskompression

Processer for flow og blanding af gasser

Arbejdet med at ændre tryk i en strøm

Flow kontinuitetsligning

Generelle love for udløb

Udløbshastighed

Adiabatisk udløbsproces

Overgang gennem lydens hastighed. Laval dyse

Funktioner ved udstrømningen af våd damp

Lossy Expiration

Bremsning. Standsede flowparametre

Drossel ved udløb

Flow i rør

Blanding af gasser

Blanding i volumen Blanding i strømmen Blanding, når volumen fyldes

Termodynamik af termiske kraftværker

Dampkraftværkers cyklusser

Driftsprincippet og enheden i dampkraftværket Carnot-cyklus Rankine cyklus Den faktiske cyklus af et dampturbineanlæg Indflydelse af dampparametre på effektiviteten af STP-cyklussen Dampgenopvarmningscyklus Regenerativ cyklus af et dampturbineanlæg Binær cyklus Termodynamiske grundprincipper for fjernvarme

Den termodynamiske essens af fjernvarme er den kombinerede produktion af elektricitet og energi til varmeforbrugere uden tab med cirkulerende vand [26] .

Varmeforsyning til store varmeforbrugere udføres ofte, når der frigives damp fra kedler. Tør mættet damp fra dampkedlen kommer ind i forbrugeren, kondenserer, og kondensatet pumpes tilbage i kedlen. Mængden af energi, der gives til forbrugeren i denne ordning, er teoretisk lig med mængden af energi, der forbruges i kedlen i kedlen for at producere damp, derfor er energieffektivitetsfaktoren 1, uden at tage hensyn til tab.

Som regel kræver varmeforbrugere energi med lav temperaturpotentiale. Dette førte til ideen om at skabe kraftvarmeværker (CHP), der genererer elektricitet og tilfredsstiller varmeforbrugerne. Højtrykskraftdampgeneratorer med dampoverophedning er installeret ved CHPP. Fra dampgeneratoren kommer dampen ind i turbinen, hvor den udvider sig adiabatisk. Fra turbinen ledes dampen til varmeforbrugeren, hvor den kondenserer og afgiver energi. Det resulterende kondensat pumpes tilbage til dampgeneratoren.

T, s-diagrammet viser en teoretisk kraftvarmecyklus med en modtryksturbine. Det endelige tryk i turbinen bestemmes af kravene til at tilfredsstille varmeforbrugere med energien af det nødvendige temperaturpotentiale. Dette tryk er meget højere end trykket i kondensatoren til en kondensatorturbine (det er derfor, en sådan turbine kaldes en modtryksturbine), derfor med de samme indledende dampparametre reduceres den termiske effektivitet af kraftvarmecyklussen betydeligt i forhold til et kondenskraftværk (CPP). Der er dog ingen varmeafvisning [27] , så den samlede energiudnyttelsesfaktor er teoretisk lig med 1 og er ikke afhængig af interne tab i møllen.

Gasturbine cyklusser

Et gasturbineanlæg (GTU) kombinerer konstruktivt en gasturbine og en elektrisk generator . Luft fra kompressoren (1) og brændstof (gas eller væske) ledes ind i forbrændingskammeret (2), hvorfra den varme gasstrøm (arbejdsvæske) ledes til turbinehjulet (3), som driver kompressoren og el. generator (4). Processen med brændstofforbrænding betragtes som processen med at levere energi til arbejdsvæsken. I teorien om termodynamiske cyklusser klassificeres gasturbineanlæg efter arten af energiforsyningen til arbejdsvæsken: med brændstofforbrænding ved konstant tryk og med forbrænding ved konstant volumen [28] .

En simpel gasturbine med varmetilførsel ved konstant tryk fungerer i henhold til Brayton-cyklussen : atmosfærisk luft komprimeres adiabatisk i kompressoren; i forbrændingskammeret sker isobarisk opvarmning af arbejdsfluidet; i en gasturbine ekspanderer arbejdsfluidet adiabatisk; udstødningsgasser udledes isobarisk til atmosfæren. Selvom skemaet for en simpel gasturbine er åbent, men den ideelle cyklus for denne installation på termodynamiske diagrammer (p, Andrews V-diagram , T, s-diagram) er afbildet som lukket og bestående af to isobarer og to adiabater, dvs. , betragtes massen af arbejdsvæsken som uændret. I dette tilfælde betragtes forbrænding som en isobarisk tilførsel af energi til arbejdsfluidet udefra gennem installationshusets vægge, og frigivelsen af udstødningsgasser til atmosfæren anses for at være en betinget lukning af cyklussen af isobarisk energifjernelse fra arbejdsvæsken til det kolde termiske reservoir. Arbejdsvæsken er luft (ændringen i dens sammensætning under forbrændingen ignoreres), betragtet som en ideel gas [29] [30] [31] .

Jetmotoren cykler

Et træk ved jetmotorer er kontinuiteten af alle processer, der udføres i deres individuelle elementer. En luftjetmotor (AJE) bruger en blanding af luft taget fra atmosfæren og produkter fra brændstofoxidation af oxygen indeholdt i luften som arbejdsvæske. På grund af oxidationsreaktionen opvarmes arbejdsvæsken og, udvidende, strømmer ud af motoren ved høj hastighed, hvilket skaber jet-tryk [32] .

Luftjetmotorer med brændstofforbrænding ved konstant tryk Scramjet-motor

I en direkte flow WFD (ramjet) skyldes kompressionen af luften, der kommer fra atmosfæren ind i forbrændingskammeret, luftstrømmens hastighedstryk. Ramjet-cyklussen ( Brighton Cycle ) består af luftkompressions-adiabaten i diffusoren, forbrændingsprocessens isobar, ekspansionsadiabaten i dysen og den cykluslukkende isobar til afkøling af forbrændingsprodukterne ved atmosfærisk tryk. Ud fra et termodynamisk synspunkt ligner ramjet-cyklussen cyklussen i et gasturbineanlæg med forbrænding ved konstant tryk [33] .

Turbojetmotor

I en turbokompressor (turbojet) luftjetmotor (TRD) komprimeres luft både som følge af hastighedstryk og ved hjælp af en aksialkompressor drevet af en gasturbine, som den har fælles aksel med. Den teoretiske cyklus for en turbojetmotor ligner den for en ramjetmotor og består af de samme processer, med den eneste forskel, at i en turbojetmotor giver kompressoren yderligere luftkompression [34] .

Jetmotorer med brændstofforbrænding ved konstant volumen Pulserende ramjetmotor

Den pulserende ramjetmotor (PUVRD) er udstyret med en speciel ventil-type enhed, som et resultat af hvilken forbrændingskammeret kan isoleres fra diffusoren og dysen, så forbrændingsprocessen udføres med et konstant volumen. Denne motor er kendetegnet ved frekvensen af handling, hvilket forklarer dens navn. PUVRD-cyklussen ( Humphrey Cycle ) består af luftkompressions-adiabaten i diffusoren, forbrændingsprocessens isochore, ekspansionsadiabaten i dysen og den cykluslukkende isobar til afkøling af forbrændingsprodukterne ved atmosfærisk tryk. PUVRD-cyklussen ligner cyklussen for et gasturbineanlæg med forbrænding ved et konstant volumen [35] .

Ventilløse pumpjets fungerer på Lenoir-cyklussen .

På grund af det væsentligt højere tryk ved slutningen af brændstofforbrændingsprocessen har ramjet-motoren en højere termisk effektivitet sammenlignet med ramjet-motoren, men er ikke meget brugt på grund af designkompleksiteten [36] .

Cykler af stempelforbrændingsmotorer

En forbrændingsmotor (ICE) er en varmemotor, hvor energi tilføres arbejdsvæsken ved at brænde brændstof inde i selve motoren. Arbejdsvæsken i sådanne motorer i det første trin er luft eller en blanding af luft med brændbart brændstof, og i det andet trin - forbrændingsprodukterne af dette flydende eller gasformige brændstof. Arbejdsvæskens tryk er ikke for høje, og dens temperaturer er meget højere end de kritiske , hvilket giver os mulighed for at betragte arbejdsvæsken som en ideel gas med en god tilnærmelse; dette forenkler i høj grad den termodynamiske analyse af cyklussen [37] .

I teknisk termodynamik identificeres virkelige processer i forbrændingsmotorer med de termodynamiske cyklusser, der ligger til grund for dem. De virkelige cyklusser af forbrændingsmotorer er åbne, fordi arbejdsvæsken kommer ind i dem udefra og frigives til atmosfæren ved slutningen af cyklussen, og en ny del af arbejdsvæsken deltager i hver virkelige cyklus. Da mængden af brændstof i den brændbare blanding, der tilføres motorcylinderen (luft + brændstof) er relativt lille i forhold til mængden af luft, antages det af hensyn til analysens bekvemmelighed sædvanligvis, at forbrændingsmotorens cyklus er lukket, dvs. cyklussen er luft, hvis mængde forbliver i motoren uændret. Brændstofforbrændingsprocesser betragtes som processer til energiforsyning til arbejdsfluidet fra en ekstern varm kilde gennem cylindervæggen [38] .

Cyklerne for frem- og tilbagegående forbrændingsmotorer med forskellige driftsprincipper er kendetegnet ved arten af energiforsyningen til arbejdsvæsken [38] :

isochoriske cyklusser med energitilførsel ved et konstant volumen, for eksempel Otto-cyklussen ;
isobariske cyklusser med energitilførsel ved konstant tryk, såsom Diesel-cyklussen ;
blandede cyklusser med energitilførsel først ved konstant volumen og derefter ved konstant tryk, for eksempel Trinkler-cyklussen .

Den termodynamiske analyse af idealiserede ICE-cyklusser tager ikke højde for, at arbejdsvæsken i reelle cyklusser (i de første to slag er luft i Diesel-cyklussen og i den blandede forbrændingscyklus eller den brændbare blanding i Otto-cyklussen, i de efterfølgende slag er den er luft og forbrændingsprodukter) i deres egenskaber adskiller sig fra en ideel gas med en konstant varmekapacitet; på grund af den uundgåelige friktion forekommer processerne med adiabatisk kompression og ekspansion ikke langs en isentrope, men med en stigning i entropi; tvungen køling af cylindervæggene øger yderligere afvigelsen af disse processer fra isentropiske; Forbrændingen finder sted i små, men stadig begrænsede, tidsintervaller, hvorunder stemplet har tid til at bevæge sig noget, således at betingelsen for den isochoriske forbrændingsproces ikke er strengt opfyldt; der er mekaniske tab i mekanismen osv. På grund af ovenstående årsager er varmemotorernes faktiske effektivitet væsentligt mindre end effektiviteten af de tilsvarende idealiserede cyklusser [39] .

Termodynamik af direkte energikonverteringsanlæg

En magnetohydrodynamisk generator ( MHD-generator ), der anvender ioniseret gas som arbejdsvæske og arbejder i en åben cyklus, ud over det primære åbne kredsløb, har et sekundært lukket dampstrømkredsløb, hvor energien fra forbrændingsprodukterne efter MHD-generatoren kanal bruges til at generere elektricitet af en generator drevet af dampturbine.

Det primære kredsløbs termiske cyklus består af følgende processer [40] : 1) adiabatisk luftkompression i kompressoren; 2) isobarisk varmeforsyning i luftoverhederen; 3) isobarisk varmeforsyning i forbrændingskammeret; 4) adiabatisk ekspansion i MHD-generatorens kanal; 5) isobarisk varmefjernelse i luftvarmeren; 6) isobarisk varmefjernelse i dampgeneratoren; 7) isobarisk varmefjernelse til miljøet (med forbrændingsprodukter udsendt til atmosfæren). Cyklussen af det sekundære dampkraftkredsløb har ingen funktioner, og den høje temperatur af brændstofforbrændingsprodukterne gør det muligt for damp-vand-cyklussen at have parametre, der svarer til standardegenskaberne for store dampturbineanlæg [41] .

Den termoelektriske generator er baseret på brugen af Seebeck-effekten - forekomsten af EMF i et lukket elektrisk kredsløb bestående af uens ledere forbundet i serie , hvorimellem kontakterne har forskellige temperaturer.

En elektrokemisk generator ( brændselscelle ) er baseret på den direkte elektrokemiske omdannelse af energien fra brændstof og oxidationsmiddel leveret udefra til elektricitet, derfor beskrives den af de samme termodynamiske forhold som en galvanisk celle . Effektiviteten af elektrokemiske generatorer når 70%, men deres udbredte anvendelse er begrænset af høje omkostninger [41] .

Kombinerede cyklusser

Kombinerede cyklusser inkluderer [42] :

binære kviksølv-vand-kredsløb;
damp-gas kredsløb;
damp-gas kredsløb med regenerering;
damp-gas-cyklusser med MHD-generatorer.

Funktioner af atomkraftværkers cyklusser

Egenskaber ved at opnå varme fra en reaktor såvel som et træk ved økonomien i atomkraftværker, hvor brændstofomkostningerne i modsætning til konventionelle kraftværker kun udgør en lille del af omkostningerne ved produceret elektricitet, fører til det faktum, at den øvre grænse for temperaturområdet, hvori cyklussen udføres, er meget lavere end for konventionelle kraftværkscyklusser. Under disse forhold bliver det rimeligt at bruge en våd dampcyklus [43] .

Afhængigt af typen af reaktor , det anvendte kølemiddel og andre faktorer kan termisk skema for et atomkraftværk (NPP) være en-, to- og tre-sløjfe. Enkeltsløjfe- og dobbeltsløjfeskemaer bruges ved kernekraftværker med termiske neutronreaktorer , tre-sløjfeskemaer anvendes ved kernekraftværker med hurtige neutronreaktorer [44] .

I et enkeltkredsløbsskema er vand og dets damp både kølemidler og moderatorer i reaktorer og en arbejdsvæske i et dampturbineanlæg. Vand, i kontakt med højradioaktive brændselselementer , bliver selv radioaktivt . Dampen, der dannes i reaktorkernen, sendes til turbinen, hvor den virker. Turbinen er drevet af en elektrisk generator, der genererer elektrisk energi. Udstødningsdampen kommer ind i kondensatoren, og kondensatet føres tilbage til reaktoren af en fødepumpe. Fordelene ved et enkeltkredsløbssystem er dets enkelhed og termiske effektivitet, ulempen er, at alt udstyr i denne ordning fungerer under strålingsaktive forhold [45] .

I et to-kredsløbs NPP-skema bevæger kølevæsken og arbejdsvæsken sig langs forskellige kredsløb, hvis fælles element er dampgeneratoren (varmeveksleren). Vand, flydende metaller ( natrium ), organiske forbindelser og gasser ( helium ) kan bruges som kølemidler, der fjerner den varme, der frigives i reaktoren . Alt udstyr i det primære kredsløb er radioaktivt, derfor er det adskilt fra resten af kraftværket ved speciel biologisk beskyttelse; arbejdsvæsken, der cirkulerer i det andet kredsløb, er praktisk talt ikke radioaktiv [46] .

For hurtige neutronreaktorer, som har en høj koncentration af fissile materialer i kernen , og som følge heraf en stor specifik termisk effekt, er både effektiviteten af varmeoverførsel i reaktorkernen og overholdelse af sikkerhedskrav meget vigtigt. Derfor bruger hurtige neutron-NPP'er et termisk skema med tre kredsløb, hvor flydende natrium, der cirkulerer i det primære kredsløb, afgiver varme til et ikke-radioaktivt kølemiddel, også natrium, og vender tilbage til reaktoren. Det andet kredsløbskølevæske opvarmet i den mellemliggende varmeveksler kommer ind i dampgeneratoren, hvor det overfører varme til arbejdsvæsken i det tredje kredsløb - vand, som bliver til damp. Natrium pumpes tilbage til den mellemliggende varmeveksler, og vanddamp sendes til dampturbinen, som er drivkraften til den elektriske generator. Dampen fra turbinen sendes til kondensatoren, og kondensatet pumpes tilbage til dampgeneratoren [47] .

Et yderligere termisk kredsløb øger pålideligheden og sikkerheden af atomkraftværker, men fører til en betydelig stigning i kapitalinvesteringer.

Termodynamik af køle- og varmepumper

Køleenheder bruges til at sænke kroppens temperatur under omgivelsestemperaturen og opretholde denne lave temperatur. Processen med afkøling af legemer med en omgivende temperatur og derunder er baseret på udvælgelsen af arbejdslegemet - kølemidlet - energi fra den kolde krop og dens overførsel til en varmere krop (miljøet). Ifølge termodynamikkens anden lov er dette muligt, hvis afkølingsprocessen forløber samtidig med kompensationsprocessen for at udføre arbejde eller processen med energioverførsel fra et varmere legeme til et koldere [48] .

En varmepumpe er en "kølemaskine i omvendt rækkefølge", en enhed, der fungerer efter samme princip som et køleskab, men som ikke bruges til køleformål, men til opvarmningsformål , dvs. denne højere temperatur [49] .

I køleanlæg og varmepumper hentes energi fra en lavtemperaturkilde ved at udføre arbejde i omvendt cyklus. Den mest termodynamisk perfekte er den omvendte Carnot-cyklus [48] . Den termodynamiske karakteristik af effektiviteten af den omvendte cyklus i en kølemaskine er ydeevnekoefficienten [50] [51] , og i en varmepumpe er det energiomdannelseskoefficienten (alias varmepumpeomdannelseskoefficient [52] , også kaldet varmekonvertering koefficient [53] , alias opvarmning [54] [53] , også kendt som varmeforbrugskoefficienten [55] ).

I termoelektriske køleanlæg, der anvender Peltier-effekten , og i anlæg, der er baseret på den termomagnetiske Ettingshausen-effekt , anvendes der intet kølemiddel [56] .

Se også

Noter

↑ 1 2 Chefredaktør A. M. Prokhorov. Teknisk termodynamik // Fysisk encyklopædisk ordbog. — M.: Sovjetisk Encyklopædi . - 1983. (Russisk)
↑ Sivukhin, 2005 , s. otte.
↑ Belokon, 1968 , s. 7.
↑ Sapozhnikov, 1999 , s. 9.
↑ Belokon, 1954 , s. 131.
↑ Putilov, 1971 , s. 46.
↑ Baer, 1977 , s. 23.
↑ 1 2 3 Baer, 1977 , s. 32.
↑ Belokon, 1954 , s. 31.
↑ Bazarov, 2010 , s. 25..
↑ Belokon, 1968 , s. ti.
↑ Haase, 1967 , s. 12.
↑ Belokon, 1968 , s. 32-33.
↑ Putilov, 1971 , s. otte.
↑ Bazarov, 2010 , s. atten.
↑ Belokon, 1954 , s. 3.
↑ Bazarov, 2010 , s. 91.
↑ Putilov, 1971 , s. 9..
↑ Belokon, 1954 , s. 63.
↑ Belokon, 1954 , s. 117.
↑ Belokon, 1968 , s. 40.
↑ Belokon, 1954 , s. 47.
↑ Krönig, 1856 .
↑ Belokon, 1954 , s. 48.
↑ Ishlinsky, 2000 , s. 101.
↑ Konovalov, 2005 , s. 531.
↑ Energi, der ikke kan bruges til praktiske formål.
↑ Kirillin, 2008 , s. 320.
↑ Yastrzembsky, 1960 , s. 273.
↑ Bakhshieva, 2008 , s. 154-155.
↑ Nikolaev, 2013 , s. 194.
↑ Yastrzembsky, 1960 , s. 290.
↑ Yastrzembsky, 1960 , s. 290-291.
↑ Yastrzembsky, 1960 , s. 291-292.
↑ Yastrzembsky, 1960 , s. 293.
↑ Novikov, 1984 , s. 538.
↑ Kirillin, 2008 , s. 309.
↑ 1 2 Yastrzembsky, 1960 , s. 253-254.
↑ Kirillin, 2008 , s. 319.
↑ Kraftværker med en MHD-generator arkiveret 20. marts 2015 på Wayback-maskinen .
↑ 1 2 Bakhshieva, 2008 , s. 201.
↑ Konovalov, 2005 , s. 534-565.
↑ Kirillin, 2008 .
↑ Bakhshieva, 2008 , s. 251.
↑ Bakhshieva, 2008 , s. 251-252.
↑ Bakhshieva, 2008 , s. 252.
↑ Bakhshieva, 2008 , s. 252-253.
↑ 1 2 Konovalov, 2005 , s. 566.
↑ Bakhshieva, 2008 , s. 189.
↑ Yastrzembsky, 1960 , s. 407.
↑ Nikolaev, 2013 , s. 172.
↑ Konovalov, 2005 , s. 568.
↑ 1 2 Nikolaev, 2013 , s. 172.
↑ Bakhshieva, 2008 , s. 190.
↑ Yastrzembsky, 1960 , s. 413.
↑ Konovalov, 2005 , s. 568.

Litteratur

Ehrenfest-Afanassjewa T. Zur Axiomatisierung des zweiten Hauptsatzes der Thermodynamik (tysk) // Zeitschrift für Physik. - 1925. - Bd. 33 , nr. 1 . — S. 933–945 .
Ehrenfest-Afanassjewa T. Berichtigung zu der Arbeit: Zur Axiomatisierung des zweiten Hauptsatzes der Thermodynamik (tysk) // Zeitschrift für Physik. - 1925. - Bd. 34 , nr. 1 . — S. 638 .
Ehrenfest-Afanassjewa T. Die Grundlagen der Thermodynamik. - Leiden: EJ Brill, 1956. - XII + 131 s.
Fowler RH, Guggenheim EA Statistisk termodynamik: En version af statistisk mekanik for studerende i fysik og kemi. - Cambridge: University Press, 1939. - 693 s.
Hatsopoulos GN, Keenan JH Principper for generel termodynamik. — N. Y. e. a.: John Wiley & Sons, Inc., 1965. - XLII + 788 s.
Krönig, A. Grundzüge einer Theorie der Gase // Annalen der Physik . - 1856. - T. 99 , nr. 10 . — C. Faksimile ved Bibliothèque nationale de France (s. 315-22) . - doi : 10.1002/andp.18561751008 . - . (Tysk)
Aleksandrov AA Termodynamiske grundprincipper for cyklusser af varmekraftværker. - Publishing House of MPEI, 2004. - 159 s. — ISBN 5-7046-1094-3 .
Aleksandrov N. E. et al. Grundlæggende om teorien om termiske processer og maskiner. Del I. - 4. udg. (elektronisk). — Binom. Videnlaboratoriet, 2012. - 561 s. - ISBN 978-5-9963-0833-0 .
Aleksandrov N. E. et al. Grundlæggende om teorien om termiske processer og maskiner. Del II. - 4. udg. (elektronisk). — Binom. Videnlaboratoriet, 2012. - 572 s. - ISBN 978-5-9963-0834-7 .
Alekseev G. N. Energi og entropi. - Viden, 1978. - 192 s.
Arnold L. V. et al. Teknisk termodynamik og varmeoverførsel. - 2. udg. - Højere skole, 1979. - 445 s.
Arkharov A. M. m.fl. Varmeteknik . - Mashinostroenie, 1986. - 432 s.
Afanas'eva-Ehrenfest T. A. Irreversibilitet, ensidighed og termodynamikkens anden lov // Journal of Applied Physics. - 1928. - V. 5 , nr. 3-4 . - S. 3-30 . (Russisk)
Bazarov I.P. Termodynamik. - 5. udg. - SPb.-M.-Krasnodar: Lan, 2010. - 384 s. - (Lærebøger for universiteter. Speciallitteratur). - ISBN 978-5-8114-1003-3 .
Barilovich V. A., Smirnov Yu. A. Grundlæggende om teknisk termodynamik og teorien om varme- og masseoverførsel. - INFRA-M, 2014. - 432 s. - ISBN 978-5-16-005771-2 .
Bakhshieva m.fl. Teknisk termodynamik og varmeteknik. - 2. udg. - Akademiet, 2008. - 272 s. — ISBN 978-5-7695-4999-1 .
Belokon N. I. Termodynamik. - Gosenergoizdat, 1954. - 416 s.
Belokon NI Grundlæggende principper for termodynamik. - Nedra, 1968. - 112 s.
Brodyansky VM Eksergetisk metode til termodynamisk analyse. - Energi, 1973. - 296 s.
Brodyansky V. M. et al. Eksergetisk metode og dens anvendelser. - Energoatomizdat, 1988. - 288 s.
Baer GD Teknisk termodynamik. - Mir, 1977. - 519 s.
Vukalovich M. P., Novikov I. I. Termodynamik. - Mashinostroenie, 1972. - 671 s.
Gelfer Ya. M. Termodynamiks og statistisk fysiks historie og metodik. - 2. udg. - Højere skole, 1981. - 536 s.
Glagolev KV, Morozov AN Fysisk termodynamik. - 2. udg. - Forlag af MSTU im. N. E. Bauman, 2007. - 270 s. - ISBN 978-5-7038-3026-0 .
Grassman P. Eksergi- og energiflowdiagram velegnet til teknisk brug // Spørgsmål om termodynamisk analyse (eksergimetode). — M.: Mir, 1965, s. 28-43. (Russisk)
Gukhman A. A. Om termodynamikkens grundlag. - Forlag for Videnskabsakademiet i den kasakhiske SSR, 1947. - 106 s.
Gukhman A. A. Om termodynamikkens grundlag. - Energoatomizdat, 1986. - 384 s.
Gukhman A. A. Om termodynamikkens grundlag. - 2. udg. - Forlaget LKI, 2010. - 384 s. — ISBN 978-5-382-01105-9 .
Erofeev V. L. et al. Varmeteknik . - Akademisk bog, 2008. - 488 s. - ISBN 978-5-94628-331-1 .
Sommerfeld A. Termodynamik og statistisk fysik. - Forlag af udenlandske. litteratur, 1955. - 480 s.
Isaev S. I. Kursus i kemisk termodynamik. - 2. udg. - Højere skole, 1986. - 272 s.
Kazakov V. et al. Eksergimetoder til evaluering af effektiviteten af varmeteknologiske installationer. - Sankt Petersborg. stat technol. University of Plant Polymers, 2013. - 63 s. - ISBN 978-5-91646-051-3 .
Kirillin V. A. et al. Teknisk termodynamik. - 5. udg. - Udg. Hus MPEI, 2008. - 496 s. - ISBN 978-5-383-00263-6 .
Konovalov V. I. Teknisk termodynamik. – Ivan. stat energi un-t, 2005. - 620 s. — ISBN 5-89482-360-9 .
Latypov R. Sh., Sharafiev R. G. Teknisk termodynamik og energiteknologi til kemisk produktion. - Energoatomizdat, 1998. - 344 s. — ISBN 5-283-03178-0 .
Lukanin PV Teknologiske energibærere af virksomheder (lavtemperaturenergibærere). - Sankt Petersborg. stat technol. University of Plant Polymers, 2009. - 117 s. — ISBN 5-230-14392-4 .
Mazur L. S. Teknisk termodynamik og varmeteknik. - Geotar-med, 2003. - 351 s. — ISBN 5-9231-0271-4 .
Nikolaev G.P., Loiko A.E. Teknisk termodynamik. - UrFU, 2013. - 227 s.
Novikov I. I. Termodynamik. - Mashinostroenie, 1984. - 592 s.
Ny polyteknisk ordbog / Kap. udg. A. Yu. Ishlinsky . — M .: Great Russian Encyclopedia , 2000. — 672 s. — ISBN 5-85270-322-2 .
Putilov K. A. Termodynamik. - Nauka, 1971. - 376 s.
Rant Z. Exergy - en ny betegnelse for "teknisk ydeevne" // Spørgsmål om termodynamisk analyse (eksergimetode). - Mir, 1965, s. 11-14.
Sazhin B. S. et al. Exergianalyse af industrielle installationer. - Moskva-staten. Tekstiluniversitetet, 2000. - 297 s.
Sapozhnikov S. Z., Kitanin E. L. Teknisk termodynamik og varmeoverførsel . - Publishing House of St. Petersburg State Technical University, 1999. - 319 s. - ISBN 5-7422-0098-6 . Arkiveret 10. januar 2017 på Wayback Machine
Sviridonov M. N. Udvikling af begrebet entropi i værkerne af T. A. Afanasyeva-Ehrenfest // Naturvidenskabernes historie og metodologi. Udgave X. Fysik. - Forlag ved Moscow State University, 1971. - S. 112-129 . (Russisk)
Sivukhin DV Almen kursus i fysik. T. II. Termodynamik og molekylær fysik. - 5. udgave - M . : FIZMATLIT, 2005. - 544 s. - ISBN 5-9221-0601-5 .
Fowler R., Guggenheim E. Statistisk termodynamik. - Forlag for udenlandsk litteratur, 1949. - 612 s.
Physical Encyclopedia / Kap. udg. A. M. Prokhorov . - M . : Soviet Encyclopedia, 1988. - T. 1: Aaronova - Long. - 704 s.
Physical Encyclopedia / Kap. udg. A. M. Prokhorov . - M . : Soviet Encyclopedia, 1988. - T. 1: Aaronova - Long. - 704 s.
Physical Encyclopedia / Kap. udg. A. M. Prokhorov . - M . : Soviet Encyclopedia, 1990. - T. 2: Kvalitetsfaktor - Magneto-optik. - 704 s. — ISBN 5-85270-061-4 .
Physical Encyclopedia / Kap. udg. A. M. Prokhorov . - M . : Great Russian Encyclopedia , 1994. - T. 4: Poynting-Robertson-effekt - Streamere. - 704 s. - ISBN 5-85270-087-8 .
Physical Encyclopedia / Kap. udg. A. M. Prokhorov . - M . : Great Russian Encyclopedia , 1998. - T. 5. - 760 s. — ISBN 5-85270-101-7 .
Haase R. Termodynamik af irreversible processer. - Mir, 1967. - 544 s.
Chechetkin A. V., Zanemonets N. A. Varmeteknik . - Højere skole, 1986. - 344 s.
Shargut Ya., Petela R. Exergy. - Energi, 1968. - 280 s.
Erdman SV Teknisk termodynamik og varmeteknik. - TPU Publishing House, 2006. - 420 s.
Yastrzembsky AS Teknisk termodynamik. - 8. udg. - Gosenergoizdat, 1960. - 496 s.
Yastrzembsky AS Termodynamik og historien om dens udvikling. - Energi, 1966. - 669 s.

Teknisk termodynamik

Historisk baggrund

Grundlæggende begreber om termodynamik og termodynamiske størrelser

Termodynamisk system

Termodynamisk ligevægt, ligevægtsproces, reversibel proces

Et simpelt termodynamisk system eller en simpel krop

Arbejde og varme

Temperatur

Absolut temperaturskala

Intern energi

Termodynamikkens principper (love)

Termodynamikkens første lov

Termodynamikkens anden lov

Carnot cyklus.

Termodynamiske egenskaber af gasser og damp-gasblandinger

Ideelle gasser

Ægte gasser og dampe

Vand, vanddamp og fugtig luft

Fasetilstande og fasereaktioner for vand

Fasediagrammer

Tør mættet damp

Våd mættet damp

Overophedet damp

Fugtig luft

Grundlæggende termodynamiske processer i gasser

Polytropiske processer

Throttling

Gaskompression

Processer for flow og blanding af gasser

Arbejdet med at ændre tryk i en strøm

Flow kontinuitetsligning

Generelle love for udløb

Udløbshastighed

Adiabatisk udløbsproces

Overgang gennem lydens hastighed. Laval dyse

Funktioner ved udstrømningen af ​​våd damp

Lossy Expiration

Bremsning. Standsede flowparametre

Drossel ved udløb

Flow i rør

Blanding af gasser

Termodynamik af termiske kraftværker

Dampkraftværkers cyklusser

Gasturbine cyklusser

Jetmotoren cykler

Cykler af stempelforbrændingsmotorer

Termodynamik af direkte energikonverteringsanlæg

Kombinerede cyklusser

Funktioner af atomkraftværkers cyklusser

Termodynamik af køle- og varmepumper

Se også

Noter

Litteratur

Links

Funktioner ved udstrømningen af våd damp