Ссылка на файл: >>>>>> http://file-portal.ru/2 закон термодинамики формула/
Первый и второй законы термодинамики. Термодинамика систем вблизи равновесия (линейная термодинамика)
Второе начало термодинамики
Второй закон термодинамики
В изолированной системе энтропия остаётся либо неизменной, либо возрастает в неравновесных процессах [3] , достигая максимума при установлении термодинамического равновесия закон возрастания энтропии [5] [6] [2]. Встречающиеся в литературе различные формулировки второго начала термодинамики являются частными следствиями закона возрастания энтропии [5] [6]. Второе начало термодинамики позволяет построить рациональную температурную шкалу , не зависящую от произвола в выборе термометрического свойства и способа его измерения [7]. Вместе первое и второе начала составляют основу феноменологической термодинамики , которую можно рассматривать как развитую систему следствий этих двух начал. При этом из всех допускаемых первым началом процессов в термодинамической системе то есть процессов, не противоречащих закону сохранения энергии второе начало позволяет выделить фактически возможные то есть не противоречащие законам термодинамики [7] , установить направление протекания самопроизвольных процессов, найти предельное наибольшее или наименьшее значение энергии , которое может быть полезным образом использовано получено или затрачено в термодинамическом процессе с учётом ограничений, накладываемых законами термодинамики , а также сформулировать критерии равновесия в термодинамических системах [5] [6] [2]. Уильям Томсон барон Кельвин , отталкиваясь от работы Карно, предложил абсолютную термодинамическую шкалу температур и сформулировал второй закон термодинамики следующим образом [9] Из принципа Томсона следует теорема Карно , на основании которой удаётся построить абсолютную термодинамическую шкалу температур [11]. Джозайя Уиллард Гиббс в опубликованной в — гг. Отметим, что упомянутому выше принципу максимума энтропии эквивалентен сформулированный Гиббсом принцип минимума внутренней энергии в состоянии термодинамического равновесия внутренняя энергия изолированной системы минимальна [14]. Людвиг Больцман в г. Закон возрастания энтропии у Больцмана получил простую статистическую интерпретацию: Вильгельм Оствальд в г. Невозможность создания вечного двигателя 2-го рода следует непосредственно из приведённого выше принципа Томсона и эквивалентна ему [11]. Герман Гельмгольц был первым, кто обратил внимание на то обстоятельство, что для определения энтропии и абсолютной термодинамической температуры нет необходимости рассматривать круговые процессы и привлекать гипотезу о существования идеального газа, ибо в действительности абсолютная температура любого тела есть не что иное, как тот интегрирующий делитель для элементарного количества теплоты, который зависит от одной только температуры тела, отсчитанной в произвольно выбранной шкале [18] [19]. В формулировке Каратеодори второе начало термодинамики постулирует существование вблизи каждого равновесного состояния системы таких её состояний, которые не могут быть достигнуты из исходного посредством равновесного адиабатного процесса. Недостаточная наглядность данного положения в работе Каратеодори компенсирована тщательностью его математической проработки. Татьяна Афанасьева-Эренфест показала [23] [24] [25] [26] , что второе начало термодинамики включает в себя две независимые части: Афанасьевой-Эренфест первая часть второго начала основана на четырёх аксиомах и относится к состояниям равновесия и равновесным процессам, а вторая — на двух аксиомах и относится к неравновесным процессам. Клаузиус ошибочно использует постулат необратимости в доказательстве теоремы Карно, неявно применяя некоторые следствия принципа существования энтропии в качестве посылок для обоснования этого принципа, вводит постулат о возможности существования идеальных газов и т. Афанасьевой-Эренфест Белоконь разделил второе начало термодинамики на два начала: Вне зависимости от постулата, используемого тем или иным автором в качестве второго закона термодинамики, все формулировки второго начала ведут, естественно, к одному и тому же результату, а именно, к утверждению о существовании термических переменных состояния — термодинамической температуры и энтропии, — характеризуемых присущими им свойствами. Расхождения же между разными вариантами формулировок второго начала состоят в способах обоснования требуемого результата посредством используемого постулата. Математическая формулировка закона существования энтропии и её возрастания в протекающих в изолированной системе самопроизвольных неравновесных процессах [28] зависит от выбора термодинамических величин , используемых в качестве независимых переменных теории. Скорейшим путём к поставленной цели ведёт выбор температуры и энтропии в качестве основных неопределяемых понятий теории [29] [30] [31] [32] [33] [34]. Возникающие при таком подходе неоднозначности в трактовке температуры и энтропии устраняют, перечисляя свойства, которыми должны обладать вновь вводимые величины. Абстрактность рассмотренного подхода компенсируется его универсальностью: Ведущая своё начало от работ Клаузиуса традиционная дефиниция энтропии использует в качестве фундаментальных понятий, которым термодинамика даёт описание без дефиниций, теплоту и работу [37] [38] заимствуя понятие работы из других разделов физики [39] [40]. Поскольку w — функционал процесса [43] , то и q есть функционал процесса, зависящий от способа перехода системы из состояния в начале процесса в конечное состояние от пути процесса. Как и для любой другой функции состояния, изменение энтропии в круговом процессе равно нулю [45] [46] [47]. Поэтому из второго начала термодинамики для равновесных циклических процессов вытекает равенство Клаузиуса [48] [36]:. Для неравновесных процессов закон возрастания энтропии формулируют в виде неравенства Клаузиуса [2] [49] [50]:. Это означает, что в изолированных в общем случае — в адиабатно изолированных системах возможны лишь процессы, сопровождающиеся увеличением энтропии закон возрастания энтропии. Детальное математическое рассмотрение дефиниции энтропии, основанное на использовании внутренней энергии и работы в качестве основных неопределяемых понятий термодинамики, было выполнено К. Для равновесного процесса работу, а следовательно и теплоту, можно выразить через переменные состояния. Это выражение, определяющее элементарную теплоту как математический объект, есть линейная дифференциальная форма форма Пфаффа для двух независимых переменных. Произвол в выборе начального состояния для энтропии устраняет третий закон термодинамики. Афанасьевой-Эренфест [25] [26] , представляющей собой содержательную интерпретацию аксиоматики Каратеодори, второе начало термодинамики включает в себя шесть аксиом, одна из которых утверждает, что абсолютная термодинамическая температура равновесной системы всегда имеет один и тот же знак. Отметим также, что Т. Афанасьева-Эренфест определяет энтропию термически неоднородной системы как сумму энтропий её термически однородных частей. Область применимости всех формулировок второго начала термодинамики, основанных на использовании количества теплоты в качестве одной из основных переменных теории, ограничена закрытыми системами. Действительно, по определению, теплота есть энергия, передаваемая без совершения работы и без изменения масс составляющих систему веществ [73] , то есть массы количества веществ например, в выражениях для удельной теплоёмкости и других удельных величин как в термодинамике Клаузиуса, так и в термодинамике Каратеодори представляют собой не термодинамические переменные [74] , а числовые параметры. Поэтому методами, ведущими своё начало от Клаузиуса и Каратеодори, нельзя показать, что энтропия зависит от масс составляющих систему веществ [75]. Отсюда следует, что распространение традиционной системы построения термодинамики на открытые системы требует расширения теории с привлечением новых эмпирических обоснований, то есть дополнительных постулатов. Каллена [76] и Л. Тиссы [77] в качестве основных неопределяемых переменных теории принимают внутреннюю энергию и энтропию. Тиссы, образующей фундамент созданной Гиббсом равновесной термодинамики гетерогенных систем фазы которых представляют собой открытые подсистемы , второе начало термодинамики сформулировано как набор аксиом для равновесия, энтропии и температуры. Состояния сравнения в сформулированной задаче на максимум — виртуальные. Энтропия аддитивна, то есть энтропия составной системы равна сумме энтропий её однородных частей. Температура есть величина полуограниченная. Абсолютная температурная шкала Кельвина построена так, что. Для любой термодинамической системы состояния с наименьшей энтропией и наименьшей температурой совпадают постулат Планка [79] [80]. Внутренняя энергия ограничена снизу и эта граница соответствует абсолютному нулю температуры постулат Тиссы [79] [82]. Таким образом, состояние системы при абсолютном нуле температуры, когда все термодинамические величины, характеризующие равновесное состояние, перестают зависеть от температуры [83] , наилучшим образом подходит в качестве стандартного состояния начала отсчёта основных термодинамических величин. Рациональная термодинамика не подразделяет термодинамику на равновесную и неравновесную, обе эти дисциплины рассматриваются как единая часть физики сплошных сред [84] [85] [86] [87]. Абсолютную термодинамическую температуру вводят посредством следующей аксиомы: Энтропию в рациональной термодинамике задают как аддитивную величину, равную [89]. Свойства энтропии, вытекающие из этого определения [90]:. Из определения энтропии и её свойств следует, что при условии постоянства энергии энтропия системы максимальна, когда все части системы имеют одинаковую температуру — вариационный принцип максимальности энтропии в состоянии равновесия [89]. Таким образом, энтропия есть монотонная выпуклая функция энергии, достигающая максимума в состоянии термодинамического равновесия; состояние системы, принятое за начало шкалы отсчёта энергии, есть одновременно состояние для начальных точек отсчёта температуры и энтропии. Неравновесная термодинамика распространяет представление о локальной энтропии и локальной температуре на любые термодинамические системы. Это утверждение, связывающее равновесный и неравновесный разделы термодинамики, настолько важно, что П. Ландсберг назвал его четвёртым законом термодинамики: Границы применимости законов термодинамики задаются размерами объектов, изучаемых термодинамическими методами. Исключение составляет только абсолютно твёрдое тело , вне зависимости от его размеров не относящееся к сплошным средам и служащее объектом изучения механики [93]. Для второго начала, как и для термодинамики в целом, существует нижняя граница приложимости: Нижнюю границу применимости второго начала термодинамики определяет требование пренебрежимой малости значений флуктуаций термодинамических величин от их средних по времени значений [95]. Верхняя граница применимости законов термодинамики лежит в области макросистем космических масштабов, для которых ещё не существенна обусловленная гравитацией неаддитивность внутренней энергии [97]. В существующем виде законы термодинамики, включая её второе начало, нельзя применять к большим участкам Вселенной Метагалактике и тем более ко Вселенной в целом [98]. Область применимости законов термодинамики к космическим объектам ограничена требованием выполнения условия. Трактовка Клаузиусом второго начала термодинамики как абсолютного закона природы и некритическое перенесение им закономерностей земного макроскопического опыта на Вселенную в целом, рассматриваемую как изолированная система, привели одного из творцов термодинамики к следующей формулировке второго начала [] []: Из этого положения вытекают два важных вывода []:. В современной космологии учёт гравитации приводит к выводу о том, что однородное изотермическое распределение вещества во Вселенной не является наиболее вероятным и не соответствует максимуму энтропии. Наблюдения подтверждают расчёты А. Фридмана , согласно которым Метагалактика астрономическая Вселенная нестационарна: Материал из Википедии — свободной энциклопедии. Исходные положения термодинамики Нулевое начало термодинамики Первое начало термодинамики Второе начало термодинамики Третье начало термодинамики Разделы термодинамики Начала термодинамики Уравнение состояния Термодинамические величины Термодинамические потенциалы Термодинамические циклы Фазовые переходы править См. В термодинамике макросостояние физической системы характеризуется определёнными значениями плотности, давления, температуры и других измеримых макроскопических величин. Одному и тому же макросостоянию хаотически перемещающихся частиц могут соответствовать различные квантовые микросостояния с одинаковой энергией см. Термодинамическая вероятность W равна числу микросостояний, реализующих данное макросостояние, из чего следует, что W есть безразмерное целое число, большее или равное 1, и не является вероятностью в математическом смысле; менее упорядоченным состояниям соответствует большее значение W или, что то же самое, эти состояния имеют больший статистический вес. Термодинамическая вероятность связана с одной из основных макроскопических характеристик системы — энтропией — уравнением Больцмана. Для вычисления W существенно, считают ли частицы системы различимыми или неразличимыми. Это требование выполняется прежде всего тогда, когда приращение температуры не будет зависеть от промежуточных значений параметров состояния, т. Die Grundlagen der Thermodynamik, Такая система обладает двумя термодинамическими степенями свободы , т. К простым системам относятся, в частности, газы и жидкости флюиды в ситуации, когда поверхностными эффектами и наличием внешних силовых полей можно пренебречь. Буквенные обозначения величин, , с. Страницы, использующие волшебные ссылки ISBN. Навигация Персональные инструменты Вы не представились системе Обсуждение Вклад Создать учётную запись Войти. Пространства имён Статья Обсуждение. Просмотры Читать Править Править вики-текст История. Эта страница последний раз была отредактирована 20 июля в Текст доступен по лицензии Creative Commons Attribution-ShareAlike ; в отдельных случаях могут действовать дополнительные условия. Свяжитесь с нами Политика конфиденциальности Описание Википедии Отказ от ответственности Разработчики Соглашение о cookie Мобильная версия. Дефиниция внутренней энергии по Клаузиусу. Дифференциальная форма неравенства Клаузиуса. Закон возрастания энтропии в адиабатно изолированной системе. Дефиниция теплоты по Каратеодори — Борну. Первое начало для равновесного процесса в простой системе. Дефиниция энтропии простой равновесной системы. Суммарная работа для равновесного процесса в однородной системе. Первое начало для равновесного процесса в однородной системе. Энтропия однородной закрытой системы.
Вопросы по истории на карту поляка
Лимфоузлы с левой стороны
Договор на фирменное наименование
Второе начало термодинамики (№2)
Как сделать чтобы игра не тормозила
Свечи восстанавливающие микрофлору после антибиотиков
Датчик холла матиз 0.8
Формула второго закона термодинамики
Действительны ли права при смене фамилии
Спортивные нормативыдля детей
Первый и второй законы термодинамики. Термодинамика систем вблизи равновесия (линейная термодинамика)
График инвестиционного проекта
Право собственности в рф понятие формы
Как понравиться начальнику мужчине видео
Второе начало термодинамики
Сколько стоит двигатель ямз 236