Tekninen termodynamiikka

Kokeneet kirjoittajat eivät ole vielä tarkistaneet sivun nykyistä versiota, ja se voi poiketa merkittävästi 15. huhtikuuta 2015 tarkistetusta versiosta . tarkastukset vaativat 92 muokkausta .

Tekninen termodynamiikka on lämpötekniikan osa ja samalla termodynamiikan osa , joka käsittelee termodynamiikan lakien soveltamista lämpö- ja energiatekniikassa , lämpötekniikassa ja kylmätekniikassa [1] . Historiallisesti termodynamiikka alkoi muotoutua juuri teknisenä termodynamiikkana - tutkimuksena lämmön muuttumisesta työksi . Tässä vaiheessa muotoiltiin klassisen termodynamiikan peruslait ja hankittiin niiden matemaattiset lausekkeet. Tulevaisuudessa termodynaamisen tutkimuksen ala laajenee ja kattaa useita fysiikan , kemian , biologian , kosmologian jne. alueita. Tällä hetkellä termodynamiikka voidaan määritellä yleiseksi fenomenologiseksi energiatieteeksi, joka tutkii erilaisia luonnonilmiöitä perusasioiden näkökulmasta. termodynamiikan lait (alku) . Termodynamiikan erikoissovellukset kantavat vastaavia nimiä fysikaalinen, kemiallinen , tekninen, relativistinen jne. termodynamiikka.

Klassinen termodynamiikka on esimerkki aksiomaattisesta tieteestä [2] . Siinä omaksuttu deduktiivinen tutkimusmenetelmä koostuu joidenkin alkuehtojen - fyysisten postulaattien - tiukasta matemaattisesta kehittämisestä , jotka ovat yleistys vuosisatoja vanhasta kokemuksesta luonnon tuntemisesta. Termodynamiikka - sen postulaattien lisäksi - ei käytä hypoteeseja , eli oletuksia, jotka vaativat myöhempää kokeellista todentamista. Erityisesti termodynamiikka ei käytä hypoteeseja ja teorioita aineen rakenteesta. Aineen diskreetistä rakenteesta tehtyjä hypoteeseja käytetään molekyylikineettisessä teoriassa ja tilastollisessa fysiikassa . Termodynamiikassa tämän tyyppisiä esityksiä voidaan käyttää vain havainnollistavina keinoina. Hypoteesien käytöstä kieltäytyminen termodynamiikassa rajoittaa sen kehittämisen mahdollisuuksia, mutta tämän rajoituksen kustannuksella saavutetaan luottamus termodynamiikan laskettujen suhteiden luotettavuuteen, mikä vastaa luottamusta sen alkuperäisten postulaattien luotettavuuteen [3] .

Harkitse teknisessä termodynamiikassa:

termodynamiikan perusperiaatteiden tekniset sovellukset prosesseihin, joissa lämpö muunnetaan työksi tai päinvastoin työ lämmöksi lämpömoottoreissa - moottoreissa, turbiineissa, kompressoreissa, jääkaapeissa jne.; lämpömoottoreiden toiminnan teoreettisia perusteita ja niiden työprosessien tehokkuuden arviointia tarkastellaan [4] .
menetelmät lämmön muuntamiseksi suoraan sähköenergiaksi;
lämmönsiirtoprosessit (lämmönjohtavuus, säteilyn siirto jne.);
aineiden lämpöominaisuudet [1] .

Historiallinen tausta

1800- ja 1900-luvun alun tutkijoiden ja insinöörien päätehtävä oli lämpökoneiden toimintateorian luominen, joka mahdollistaisi mäntähöyrykoneiden ja höyryturbiinien laskennan ja suunnittelun tieteellisen perustan . polttomoottorit, jääkaapit jne.

Termodynamiikan perusta uutena tieteenä loi Sadi Carnot vuonna 1824 julkaisemassaan tutkielmassaan "Reflections on the motor motion power and on the machines are képesek kehittää tätä voimaa". Carnot noudatti työssään tuolloin vallitsevaa kaloriteoriaa , jonka mukaan lämpö oli tietty aine (neste), jota kutsutaan kaloriksi, joka kykenee absorboimaan kehonsa niiden massa- ja lämpötilaolosuhteista riippuen, ja sen määrä säilyy kaikissa prosesseissa. muuttumattomana. Lämpökoneeseen pääseminen selitettiin kaloriteorian mukaan kalorien putoamisella korkeammasta lämpötilatasosta alemmalle tasolle vesiturbiinien toimintaperiaatteen mukaisesti. Carnotin työn pääsisältönä oli lämpökoneiden edullisimman toiminnan olosuhteiden tutkiminen kahden vakiolämpötilojen lähteen ja . Tämän ongelman ratkaisun sisältävässä perustelussa Carnot kehittää ajatusta kiertokulkuprosesseista (syklistä), kehittää hänen nimeään kantavan syklikaavion, esittelee palautuvien prosessien käsitteen ja tulee lopulta seuraavaan johtopäätökseen: " Lämmön liikkeellepaneva voima ei ole riippuvainen sen kehittämiseen käytetyistä aineista (työntekijöistä). sen määrä määräytyy yksinomaan niiden kappaleiden lämpötilojen perusteella, joiden välillä loppujen lopuksi kalorien siirto tapahtuu. Todistaessaan tämän väitteen Carnot käytti kahta toisensa poissulkevaa periaatetta: kalorien teoriaa ja hydraulista analogiaa, jotka ovat ristiriidassa energian säilymisen lain kanssa , ja ensimmäisen tyyppisen poissuljetun Perpetuum mobilen periaatetta mekaanisten ilmiöiden osalta, joka on täysin voimassa. energian säilymislain mukainen ja on sen erityinen ilmaus. Nykyajan näkökulmasta Carnot'n lopullista johtopäätöstä lämpökoneiden hyötysuhteen riippumattomuudesta työaineen luonteesta ja ulkoisten lähteiden lämpötilojen määräävästä roolista käännettävien lämpökoneiden prosesseissa ei kuitenkaan voida pitää perusteltuna. , tämä johtopäätös on oikea [5] . $t_{1}$ $t_{2}$

1800-luvun puolivälissä, pian Carnotin teoksen julkaisun jälkeen, kalorien käsite hylättiin lopulta. Rumfordin ja Davyn kokeet antoivat murskaavan iskun kaloriteorialle 1700-luvun lopulla , mutta useimmat fyysikot eivät halunneet hylätä kaloriteoriaa puoleen vuosisataan. Kaikesta naiivisuudestaan huolimatta tämä teoria selitti monia ilmiöitä niin yksinkertaisesti ja selvästi, että jopa täysin kaatuessaan se hallitsi tiedemiesten mieliä hyvin pitkään. Lämpöarvoteoria selitti kappaleiden lämpenemisen kitkan aikana kalorien siirtymisellä alhaisemman lämpötilatason ympäristöstä kappaleisiin, joiden lämpötila on korkeampi käytetyn työn vuoksi. Rumfoord vuonna 1798 tarkkaillessaan tykkipiippujen porausprosessia huomasi, että tämän työn suorittamisen aikana, johon liittyy kitkaa, vapautuu jatkuvasti valtava määrä lämpöä, eikä ympäristön (ilman) jäähtymistä tapahdu. Vuonna 1799 G. Davy suoritti kokeen kitkasta kahden sulamispisteen alapuolelle jäähtyneen jääpalan välillä ilmattomassa tilassa, joka oli suojattu auringon ja lämpösäteilyltä. Tässä tapauksessa havaittiin jään sulamista, mikä vaati suuria lämpöpanoksia. Siten todistettiin, että lämmön vapautuminen kitkan aikana ei tapahdu sen lainaamisesta ympäristöstä, kuten lämpöteoria virheellisesti selitti, vaan käytetystä työstä [6] . Ilmeisesti vuoden 1830 tienoilla Sadi Carnot hylkäsi lämpöteorian ja muotoili ensimmäistä kertaa selkeästi lämmön ja työn vastaavuuden periaatteen sekä määritti suunnilleen työn lämpöekvivalentin arvon. Carnotin muistiinpanot jäivät kuitenkin huomaamatta ja julkaistiin vasta neljäkymmentä vuotta hänen kuolemansa jälkeen.

Vuosina 1842-1850. useat tutkijat määrittävät lähes samanaikaisesti työn lämpöekvivalentin arvon:

Von Mayer, Julius Robert vuonna 1842 - kaasujen lämpökapasiteetin eron mukaan vakiopaineessa ja vakiotilavuudessa, perustuen näkemykseen "voiman säilymisestä" (energia);
Joule vuosina 1841-1843 ja E. Lenz vuonna 1844 lämmön vapautumisesta sähkövirtapiirissä;
Kolding ja Joule vuosina 1843-1850. - kitkan aikana vapautuvan lämmön mukaan jne.

Lämmön ja työn ekvivalenssiperiaatteen vahvistaminen oli viimeinen lenkki polulla termodynamiikan ensimmäisen pääsäännön matemaattiselle muotoilulle yleisenä energian säilymisen laina. Rudolf Clausius (1850-1865) ja William Thomson (Lord ) suorittivat termodynamiikan ensimmäisen pääsäännön nykyaikaisen muotoilun palautuvia prosesseja varten ja sen jälkeen klassisen termodynamiikan perussäännösten rakentamisen termodynamiikan toiseen pääsääntöön asti. Kelvin (1851-1857) Näiden tutkijoiden ponnisteluilla Carnot'n johtopäätökset tehtiin kaloriteorian (Carnot'n lause) pohjalta termodynamiikan ensimmäiseen pääsääntöön.Lisäksi P. Clausius sai uusia tuloksia, jotka muodostivat sisällön termodynamiikan toisesta laista. Tärkein hetki ensimmäisen lain rakentamisessa, joka seurasi ekvivalenssiperiaatteen löytämisen jälkeen, on kappaleiden sisäisen energian käsitteen käyttöönotto (V. Thomson, 1851). kappaleiden energiaa pidettiin alun perin kehon sisäisen lämmön ja sisäisen työn summana (R. Clausius, "The Mechanical Theory of Heat", luku I), mutta tällaista määritelmää ei tällä hetkellä voida hyväksyä, koska se on ilmeinen ettei kehossa ole lämpöä eikä työtä tulee olemaan omistettu. Kehon ulkopuolelta vastaanottamaa lämpöä ja työtä käytetään lisäämään sen sisäistä energiaa ja päinvastoin, vähentämällä kehon sisäistä energiaa, siitä voidaan saada lämpöä ja työtä saman määrän sisällä, mutta eri suhteissa.

Termodynamiikan pääsisältö 1800-luvulla oli termodynaamisten syklien tutkiminen niiden tehokkuuden kannalta ja keinojen etsiminen sen lisäämiseksi, höyryjen ja kaasujen ominaisuuksien tutkiminen sekä termodynaamisten kaavioiden kehittäminen lämpöteknisiä laskelmia varten. 1900-luvulla höyryjen ja kaasujen virtauksen ja ulosvirtauksen teorian kehittämisestä tuli tärkeä tehtävä höyry- ja kaasuturbiinien roolin yhteydessä. Tässä H. Lorentzin ja L. Prandtlin teoksilla oli merkittävä rooli . Tämä tieteen kehityssuunta oli tekninen termodynamiikka. W. Rankin , V. John, R. Mollier ja L. Ramzin antoivat merkittävän panoksen teknisen termodynamiikan kehittämiseen .

1800- ja 1900-lukujen kynnyksellä aloitettiin klassisen termodynamiikan rakenteiden tarkistus, joka viittaa pääasiassa termodynamiikan toisen pääsäännön ongelmaan N. N. Schiller, 1900; C. carathéodory , 1909; T. Afanasiev-Ehrenfest , 1925; M. Plank ). Se jatkui K. Putilovin, M. A. Leontovitšin , A. A. Gukhmanin ja N. I. Belokonin teoksissa . 1900-luvulle on ominaista termodynamiikan aktiivinen tunkeutuminen muihin tieteisiin. Termodynamiikassa on uusia suuntauksia, kuten fysikaalinen tai yleinen termodynamiikka, kemiallinen termodynamiikka, biologinen termodynamiikka (soluteoria), sähköisten ja magneettisten prosessien termodynamiikka, relativistinen, kvantti-, avaruustermodynamiikka jne.

Klassisen (fenomenologisen) termodynamiikan rinnalla kehittyi tilastollinen fysiikka, joka muodostui 1800-luvun lopulla kaasujen molekyylikineettisen teorian pohjalta. Näillä kahdella tieteellä on yhteistä tutkimuskohde, mutta tutkimusmenetelmät ovat täysin erilaisia. Jos klassinen termodynamiikka rakentuu pääasiassa termodynamiikan ensimmäiselle ja toiselle sekä kolmannelle periaatteelle, niin tilastollinen fysiikka lähtee aineen rakenteen teorioista. "Klassisen tai kvanttimekaniikan lait pätevät tässä hiukkasiin (atomeihin, molekyyleihin), ja tilastollisilla menetelmillä luodaan suhteita yksittäisten hiukkasten ominaisuuksien ja erittäin suuresta määrästä hiukkasista koostuvien järjestelmien makrofysikaalisten ominaisuuksien välille" [7 ] .

Termodynamiikan ja termodynaamisten suureiden peruskäsitteet

Termodynamiikka käyttää klassisen fysiikan (mekaniikan) hyväksymiä käsitteitä ja merkintöjä, kuten massa, voima, tilavuus, tiheys, ominaistilavuus ja paine. Nesteiden, höyryjen ja kaasujen kiinteiden massojen painetta, joka mitataan barometrisilla laitteilla, kutsutaan [absoluuttiseksi paineeksi|absoluuttiseksi paineeksi] ja mittarityyppisillä laitteilla ─ ylimääräksi. On huomattava, että vain absoluuttiset paineet tulevat termodynamiikan yhtälöihin. Käytännössä absoluuttisen paineen saamiseksi ylipaineeseen on lisättävä ympäristön barometrinen paine. Normaalisti tähän tarkoitukseen käytetään normaalia ilmanpainetta. Fysiikasta lainattuja käsitteitä täydennetään termodynamiikkaan luontaisilla käsitteillä. Näitä ovat: termodynaaminen järjestelmä, termodynaaminen tasapaino, termodynaamiset prosessit, lämpötila, lämpö, termodynaaminen työ, sisäinen energia jne.

Termodynaaminen järjestelmä

Termodynaaminen järjestelmä – termodynamiikan tutkima kohde – on valitun avaruusalueen (universumin osan) materiaalisisältö, joka on erotettu todellisella tai ehdollisella kuorella ulkoisesta (ympäröivästä) ympäristöstä. Riippuen mahdollisuudesta vaihtaa ainetta ulkoisen ympäristön kanssa, erotetaan avoimet ja suljetut termodynaamiset järjestelmät. Järjestelmiä, jotka eivät voi vaihtaa ainetta tai energiaa, mukaan lukien säteilyä, ulkoisen ympäristön kanssa kutsutaan eristettyiksi . Termodynaamista järjestelmää kuvataan useilla makroskooppisilla muuttujilla ─ fysikaalisilla suureilla (parametreilla), jotka ilmaisevat järjestelmän ominaisuuksia, esimerkiksi tilavuuden, paineen, lämpötilan, tiheyden, elastisuuden, konsentraatio, polarisaatio, magnetointi jne. Ominaisuuksien kuvaaminen Järjestelmässä käytetään makroskooppisia muuttujia ─ fyysisiä suureita (parametreja ), joita kutsutaan tilafunktioiksi. Tilan toiminnot riippuvat vain järjestelmän tilasta kulloinkin eivätkä anna tietoa sen esihistoriasta eli siitä, kuinka järjestelmä on siirtynyt tähän tilaan edellisestä. Esimerkkejä tilafunktioista ovat paine , tilavuus , lämpötila , sisäinen energia , entalpia , entropia , kemiallinen potentiaali jne. Tilaparametrit jaetaan sisäisiin, jotka kuvaavat itse järjestelmän ominaisuuksia, ja ulkoisiin, jotka liittyvät ympäristöön. Useita termodynaamisen järjestelmän parametreja voidaan mitata suoraan. Parametrit, joiden mittaaminen on vaikeaa tai mahdotonta, saadaan laskemalla. Esimerkkejä suoraan mitatuista parametreista: paine, tilavuus , lämpötila , aineen moolimäärä , sähköpotentiaali jne. Mittamattomat (lasketut) termodynaamiset parametrit ─ sisäenergia, , entalpia , entropia , kemiallinen potentiaali jne. $s$ $V$ $t$ $U$ $H$ $S$ $\mu$ $s$ $V$ $t$ $n$ $\varpi$ $U$ $H$ $S$ $\mu$

Termodynaaminen tasapaino, tasapainoprosessi, palautuva prosessi

Termodynaaminen tasapaino on sellainen (fyysinen, terminen, kemiallinen, faasi) ja vastaava termodynaamisen järjestelmän tila, jossa ulkoisen vaikutuksen puuttuessa kaikki sen parametrit säilyttävät arvonsa niin kauan kuin halutaan. Yleisen ihmiskokemuksen perusteella eristetyillä järjestelmillä on kyky siirtyä ajan myötä tasapainotilaan. (Useissa lähteissä tämä ominaisuus on nostettu termodynamiikan nollan tai yleisen lain tasolle). [kahdeksan]

tasapainoprosessi

Tasapainoprosessi on jatkuva sarja tasapainotiloja, joita esiintyy järjestelmässä. Esimerkki tasapainoprosessista voi olla kvasistaattinen (erittäin hidas lämmönsiirtoprosessi lämpötasapainossa olevien kappaleiden välillä)

Käännettävä prosessi

Reversiibeli prosessi on prosessi, joka eristetyn järjestelmän olosuhteissa, eli ilman ulkoista vaikutusta, mahdollistaa tämän järjestelmän palauttamisen lopullisesta tilasta alkutilaan jonkin muun palautuvan prosessin kautta. Palautuvassa prosessissa irreversiibelit prosessit (kitka, diffuusio, epätasapainoinen lämmönsiirto jne.) on suljettava pois [9] .

Yksinkertainen termodynaaminen järjestelmä tai yksinkertainen runko

Yksinkertainen termodynaaminen järjestelmä tai yksinkertainen kappale on sellainen järjestelmä, jonka fysikaalisen tilan määräävät täysin kahden riippumattoman muuttujan arvot ─ yksinkertaisen kappaleen tilafunktiot, esimerkiksi lämpötila ja ominaistilavuus tai paine ja tietty tilavuus tai termodynaamisen työn koordinaatit ja vastaavat. $t$ $v$ $s$ $v$ $F_{i},X_{i}$

Yksinkertaisen kappaleen tilan kolmen ominaisuuden riippuvuuslausekkeita , jotka mahdollistavat suoran mittauksen ja ovat pareittain riippumattomia, kutsutaan tämän kappaleen tilayhtälöiksi: . $(x, y, z)$ $\varphi (x,y,z)=0$

Isotrooppisia kappaleita kutsutaan yksinkertaisiksi kappaleiksi, erityisesti: kaasut, höyryt, nesteet, kalvot ja useimmat kiinteät aineet, jotka ovat termodynaamisessa tasapainossa ja jotka eivät ole alttiita pintajännitysvoimien, gravitaatio- ja sähkömagneettisten voimien vaikutukselle sekä kemiallisille muutoksille. Yksinkertaisten kappaleiden tutkimukset termodynamiikassa ovat eniten kiinnostavia teoreettisesti ja käytännössä.

Työ ja lämpö

Termodynamiikkaa rakennettaessa oletetaan, että kaikki mahdolliset termodynaamisen järjestelmän ja ympäristön väliset energiavuorovaikutukset rajoittuvat työn ja lämmön siirtoon.

Ensimmäistä energiansiirtomenetelmää, joka liittyy järjestelmän ulkoisten parametrien muutokseen, kutsutaan työksi. Mekaanisen työn termodynamiikan käsite on lainattu fysiikasta (mekaniikasta). Termodynamiikassa otetaan käyttöön käänteisen tai termodynaamisen työn käsite . Yksinkertaisen termodynaamisen järjestelmän (yksinkertainen kappale) tapauksessa termodynaaminen työ tarkoittaa kappaleen puristamista absoluuttisen paineen ja tilavuuden muutoksen mukaan : $(p)$ $(dV)$

$\delta A=pdV$

tai kiinteässä muodossa:

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

Termodynaamisen työn arvon integraalilauseke on mahdollista vain, jos paineen ja tilavuuden suhteelle on yhtälö.

Toista tapaa siirtää energiaa muuttamatta ulkoisia parametreja kutsutaan lämmöksi (lämpö), ja itse energiansiirtoprosessia kutsutaan lämmönsiirroksi. Lämmönsiirto on energiansiirtomuoto kehosta toiseen johtuen ja säteilyn avulla. Työn avulla järjestelmään siirtyvää energiaa kutsutaan myös työksi , ja lämmönsiirron kautta siirtyvä energiamäärä on lämmön määrä . [kymmenen] ${\näyttötyyli (A)}$

Lämpötila

Lämpötilan alkuperäinen määritelmä: lämpötila on ainoa termodynaamisten järjestelmien (kappaleiden) tilan funktio, joka määrittää näiden järjestelmien välisen spontaanin lämmönvaihdon suunnan, eli lämpötasapainossa olevilla järjestelmillä on sama lämpötila millä tahansa lämpötila-asteikolla . että kahdella järjestelmällä, jotka eivät ole kosketuksissa toisiinsa, mutta joista kukin on lämpötasapainossa kolmannen järjestelmän (mittauslaitteen) kanssa, on sama lämpötila. [11] Jotkut ulkomaiset lähteet kutsuvat tätä väitettä termodynamiikan nollasääntöksi . [8] [12] Empiiristen asteikkojen lämpötilaa mitataan erilaisilla laitteilla (lämpömittareilla), joiden toimintaperiaate perustuu aineen minkä tahansa ominaisuuden lämpötilariippuvuuteen: lineaarilaajeneminen, paine, sähkövastus, lämpö-emf, säteily jne.. ${\näyttötyyli (T,t,\theta ).}$

Molekyylikineettisen teorian näkökulmasta lämpötila määritellään fysikaaliseksi suureksi, joka on verrannollinen ihanteellisten kaasumolekyylien translaatioliikkeen keskimääräiseen kineettiseen energiaan.

Absoluuttinen lämpötila-asteikko

Fahrenheitin ja Celsiuksen lämpötila-asteikoilla vertailupisteiksi valittiin tiettyjen prosessien lämpötilat, esimerkiksi veden jäätymis- ja kiehumispiste normaaleissa olosuhteissa (tietty painearvo). Tarve tarkempiin mittauksiin johti lämpötila-asteikon parantumiseen. Siellä on alin mahdollinen lämpötila, jota kutsutaan absoluuttiseksi nollalämpötilaksi. Absoluuttisen nollan lämpötilassa kaikki kehon lämpöliikkeet pysähtyvät. Lord Kelvinin kehittämä lämpötila-asteikko valittiin siten, että veden kolmoispisteen lämpötila oli 273,16 kelviniä. Tällä asteikolla Kelvin-asteen arvo on sama kuin Celsius -asteen arvo . Tätä lämpötila-asteikkoa kutsutaan absoluuttiseksi. Absoluuttista lämpötila-asteikkoa käytetään tieteellisissä artikkeleissa, vaikka Celsius-asteikko on kätevämpi jokapäiväisessä elämässä.

Sisäinen energia

Järjestelmän sisäinen energia on sen sisäisen tilan kokonaisenergiavarasto, joka määräytyy muodonmuutoskoordinaateista ja lämpötilasta riippuen.

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

Kappaleiden (järjestelmien) sisäisen tilan kokonaisenergiavarastoa ei voida pitää tiedossa millään luonnontieteen kehitystasolla. Tämä seikka ei kuitenkaan rajoita matemaattisten lausekkeiden ja laskettujen termodynamiikan suhteiden yleisyyden ja tarkkuuden tasoa, koska nämä suhteet sisältävät sisäisen energian muutoksia tilan funktiona . Tässä suhteessa sisäinen energia mitataan hyväksytyltä ehdolliselta tasolta, esimerkiksi 0 °C ja 760 mm Hg. Taide. [13] $(u)$ $(du,\Delta u)$

Termodynamiikan periaatteet (lait)

Tiedetään, että termodynamiikka on deduktiivinen tiede, joka ammentaa pääsisältönsä kahdesta alkusäännöstä, joita kutsutaan termodynamiikan periaatteiksi. [14] Toisin sanoen klassisen termodynamiikan periaatteet tarkoittavat sen peruslakeja, mutta siitä, mitä lakeja pidetään perustavanlaatuisina, tiedemiehillä ei ole yhteistä mielipidettä. Yleisesti ottaen voidaan laskea kahdesta viiteen lakia, jotka väittävät olevansa termodynamiikan periaatteita. Englanninkielisessä kirjallisuudessa perinteisen ensimmäisen ja toisen lain ohella jotkut kirjoittajat kutsuvat termodynamiikan "yleistä" periaatetta nollalakiksi, fysikaaliseksi periaatteeksi, joka sanoo, että eristetyn järjestelmän alkutilasta riippumatta lopulta Siinä vakiintuu termodynaaminen tasapaino ja myös se, että järjestelmän kaikilla osilla on sama lämpötila, kun termodynaaminen tasapaino saavutetaan. Siten nollakäynnistys esittelee myös lämpötilan määritelmän . R. Fowler muotoili vuonna 1931 kannan, jonka mukaan empiirisen lämpötilan olemassaolon aksioomaa tulisi pitää yhtenä termodynamiikan periaatteista, jolle annettiin monografiassa valitettava nimitys "termodynamiikan nollalaki". [8] . Jotkut kirjoittajat kutsuvat "yhteistä alkua", josta on vähennetty ensimmäinen alku, ja termisen tasapainon transitiivisuuden lakia, jonka ydin on, että jos termodynaamisia tasapainojärjestelmiä A, B ja C on kolme, ja jos järjestelmät A ja B ovat erikseen. jotka sijaitsevat tasapainossa järjestelmän C kanssa, silloin järjestelmät A ja B ovat termodynaamisessa tasapainossa keskenään. [15] .

Termodynamiikan ensimmäinen pääsääntö on energian säilymisen lain matemaattinen ilmaus. Pääasiallinen ja muuttumaton vahvistus energian säilymisen laille ovat vuosisatojen kokemuksen tuloksia luonnon tuntemisesta. [16] .

Termodynamiikan toinen pääsääntö on muotoiltu yhtenäiseksi periaatteeksi aineen tilan entropian tietyn funktion olemassaolosta ja lisääntymisestä .

Termodynamiikan kolmas pääsääntö viittaa Nernstin lauseeseen (1906 - 1911), joka väittää absoluuttisen nollapisteen saavuttamattomuuden, joka on myös muotoiltu eri muodossa: Kun lämpötila lähestyy 0 K, minkä tahansa tasapainojärjestelmän entropia isotermisten prosessien aikana lakkaa. riippuu termodynaamisista tilaparametreista ja rajana (T=0 K) ottaa kaikille järjestelmille saman universaalin vakioarvon, joka voidaan ottaa nollaksi. [17] .

Venäläisessä kirjallisuudessa jotkut kirjoittajat viittaavat termodynamiikan periaatteisiin ensimmäisenä ja toisena lakina sekä Nernstin lauseen kolmantena termodynamiikan pääsääntönä, kun taas toiset pitävät perinteen mukaan vain sen ensimmäistä ja toista lakia periaatteina. termodynamiikasta. Tässä on mitä K. A. Putilov kirjoittaa tästä: "Näihin kahteen periaatteeseen ... Nernst ... lisäsi kolmannen lain, joka ei kuitenkaan voi väittää olevansa kolmas laki, mutta jolla on silti keskeinen rooli termodynamiikassa" [18] . Tästä seuraa, että yleisyyden ja tieteellisen arvon periaatteelle asetetaan erittäin korkeat vaatimukset termodynamiikan rakentamisessa tieteenä. Tässä mielessä "yhteinen" periaate ilmaisee oleellisesti vain tasapainojärjestelmän olemassaolon periaatteen, ja lämpötasapainon transitiivisuuslaki olettaa lämpötilan alkuperäisen käsitteen missä tahansa lämpötila-asteikossa. Toisin kuin ns. nolla- ja miinuslaki, ensimmäinen ja toinen laki ovat lähes kaikkien termodynamiikan yhtälöiden ja epäyhtälöiden lähteet.

Erityistä huomiota tulee kiinnittää termodynamiikan toiseen pääsääntöön. Jos ensimmäisen lain rooli termodynamiikan rakentamisessa on ilmeinen, niin toinen laki koostuu kahdesta osasta, jotka ovat erilaisia ja eriarvoisia sisällöltään ja tieteelliseltä merkitykseltään.

Entropian olemassaolon periaatteen matemaattiset ilmaukset , yhdessä ensimmäisen lain kanssa, on muotoiltu yhtäläisyyksiksi ja johtavat lukuisiin tarkkoihin termodynamiikan differentiaalisuhteisiin, jotka kuvaavat aineen ominaisuuksia. Sitä vastoin entropian lisäysperiaatteesta johtuvat lausekkeet muotoillaan aina epäyhtälöiksi ja niitä käytetään pääasiassa termodynaamisten järjestelmien tasapainon tutkimuksissa sekä fysikaalisten prosessien, kemiallisten reaktioiden jne. virtaussuunnan määrittämisessä. Lisäksi entropia kasvaa periaate on, että laki on tilastollinen ja pätee vain positiivisten absoluuttisten lämpötilojen maailmassa, joka vallitsee universumin havaittavassa osassa. Tämän perusteella näyttää tarkoituksenmukaiselta säilyttää termodynamiikan "periaatteiden" asema sen ensimmäiselle ja toiselle laille sekä kolmannelle laille, jonka yleisyysaste on huonompi kuin ensimmäinen ja toinen laki.

Termodynamiikan ensimmäinen pääsääntö

Termodynamiikan ensimmäisen lain lähtöpostulaatti on energian säilymisen laki:

Eristetyn järjestelmän energia pysyy vakiona kaikille tässä järjestelmässä tapahtuville muutoksille, tai mikä on sama, energia ei synny tyhjästä eikä voi muuttua tyhjäksi.

Tärkein hetki termodynamiikan ensimmäisen lain rakentamisessa on termodynaamisen järjestelmän sisäisen energian käsitteen käyttöönotto (W. Thomson, 1851). Aineen rakenteen kineettisen teorian näkökulmasta termodynaamisen järjestelmän sisäenergiaa mitataan kineettisen energian tasolla ja tämän järjestelmän materiaalihiukkasten vuorovaikutusenergialla, mutta sellaiset näkemykset eivät riitä selittämään kaikki tunnetut energian vapautumisen ilmiöt (kemialliset, atominsisäiset, ytimen sisäiset prosessit, sähkömagneettiset, gravitaatio- ja muut vuorovaikutukset.) Kysymys kappaleiden sisäisen energian todellisesta luonteesta liittyy läheisesti aineen rakenteen tutkimukseen, ja tämän erityisongelman ratkaisu, joka perustuu ideoihin suoraan havaitsemattomien ilmiöiden luonteesta, ylittää vain yhden energian säilymisen lain mahdollisuudet. Siksi termodynamiikan perusperiaatteiden rakentaminen voi perustua vain sellaiseen yleiseen kappaleiden sisäisen energian määritelmään, joka ei rajoita mahdollisuuksia tiukkaan termodynamiikan rakentamiseen, joka perustuu universaalin ihmiskokemuksen postulaatteihin.

Termodynaamisen järjestelmän sisäinen energia on sen sisäisen tilan kokonaisenergiavarasto, joka määräytyy muodonmuutoskoordinaateista ja lämpötilasta riippuen:

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

Kappaleiden sisäisen tilan kokonaisenergiavarastoa ei todennäköisesti voida määrittää millään luonnontieteen kehitystasolla, mutta tämä seikka ei rajoita termodynamiikan matemaattisten ilmaisujen yleisyyden ja tarkkuuden tasoa, koska nämä suhteet sisältävät vain suuruuden. sisäisen energian muutoksesta tilan funktiona , . Tässä suhteessa sisäinen energia mitataan mielivaltaisesti valitulta tasolta (esimerkiksi 0℃ ja 760 mmHg). $(u)$ $(du)$ $(\delta u)$

Termodynamiikkaa rakennettaessa oletetaan myös, että kaikki mahdolliset kappaleiden väliset energiavuorovaikutukset pelkistyvät vain lämmön ja työn siirroksi. Näin ollen termodynamiikan ensimmäisen lain alkuperäinen ilmaus ulkoisen tasapainon suhteen on muotoiltu energian säilymisen lain matemaattisena ilmaisuna:

Kappaleen tai kappalejärjestelmän sisäisen energian muutos on yhtä suuri kuin vastaanotettujen (siirrettyjen) lämmön ja työn algebrallinen summa, tai mikä on sama, järjestelmän ulkopuolelta vastaanottama lämpö muunnetaan peräkkäin järjestelmän sisäisen energian muutokseen ja ulkoisen työn suorittamiseen (palauttamiseen) . $\delta Q^{*}$ $dU$ $\delta A$

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

Tässä sanamuodossa N. I. Belokonin lisäämällä sanalla johdonmukaisesti on seuraava merkitys. Jos kuvittelemme prosessin, jossa sisäinen energia pysyy muuttumattomana , niin yllä oleva ensimmäisen alun lauseke (ilman sanaa peräkkäin) luetaan seuraavasti: Kehon tai järjestelmän vastaanottamaa lämpöä käytetään ulkoisen työn suorittamiseen . Tällainen väite on totta vain siinä mielessä, että lämmön ja työn numeeriset arvot ovat yhtä suuret. Itse asiassa järjestelmän positiivinen työ suoritetaan muuttamalla sen muodonmuutoskoordinaatteja (esimerkiksi lisäämällä tilavuutta), ja lämmönsyöttö kompensoi vain tässä tapauksessa tapahtuvan sisäisen energian vähenemisen (ulkoista vastaavaa laskua). tehty työ), niin että lopulta järjestelmän sisäinen energia ei näytä muuttuneen. Varoitusilmaisun (peräkkäin) tarkoituksena on palauttaa ehdollinen kuva sisäisen energian tason asteittaisesta laskusta ja palautumisesta, jolloin järjestelmän potentiaalinen tila muuttuu. $(U=idem)$

Työn ja lämmön merkit termodynamiikan ensimmäisen lain yhtälöissä:

$A>0$ - työelimen positiivisen työn suorittaminen;

$Q>0$ - lämmön välittäminen työelimiin.

Klassinen termodynamiikka Clausiusta seuraten tuo ensimmäisen lain yhtälöön palautuvan tai termodynaamisen työn ilmaisun

Yleinen tapaus on

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

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

yksinkertainen vartalo -

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

\delta A=PdV

Klassisen termodynamiikan ensimmäisen pääsäännön lausekkeet pätevät vain palautuville prosesseille. Tämä seikka rajoittaa jyrkästi mahdollisuutta kehittää edelleen klassisen termodynamiikan laskentayhtälöiden periaatteita ja käytännön sovelluksia. Koska kaikki todelliset prosessit ovat peruuttamattomia, näyttää tarkoituksenmukaiselta yleistää termodynamiikan ensimmäisen pääsäännön alkuperäinen yhtälö reversiibelille ja irreversiibelille prosesseille. Tätä tarkoitusta varten N. I. Belokon, vähentämättä ensimmäisen lain alkulausekkeiden suurta yleisyysastetta, ehdotti termodynamiikan perusperiaatteiden ja laskentayhtälöiden myöhempää kehittämistä laajentamaan niissä myös ulkoisen työn ilmaisuja. Tätä varten hän esitteli tehokkaan työn käsitteen - joka vastaa termodynaamisen työn ja peruuttamattomien häviöiden eroa $\delta A^{*}$ $\delta A_i =\sum F_idx_i$ $\delta A^{**}$

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

Peruuttamattomissa prosesseissa menetetty työ muuttuu kehon sisäisen lämmönvaihdon lämmöksi ; tämä lämpö palautetaan tarkasteltavalle keholle tai siirretään ulkoisen järjestelmän elimille, ja ulkopuolelta tulevan lämmönsyötön kokonaisarvo pienenee vastaavasti: $\delta A^{**}$ $\delta A^{**}$

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

Kehon vastaanottaman lämmön kokonaismäärä kuvaa kehon termodynaamista (pelkistettyä) lämmönsiirtoa ja määritellään kahden suuren summana - ulkopuolelta syötetyn lämmön ja sisäisen lämmönsiirron lämmön : $\delta Q$ $\delta Q^{*}$ $\delta Q^{{**}}$

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

Termodynamiikan toinen pääsääntö

Historiallisesti termodynamiikan toinen pääsääntö syntyi lämpömoottorin työhypoteesina, joka määritti olosuhteet lämmön muuntamiselle työksi, jotta tällaisen muutoksen suurin vaikutus saavutettaisiin. Termodynamiikan toisen pääsäännön analyysi osoittaa, että tämän vaikutuksen pieni arvo - hyötysuhdekerroin - ei ole seurausta lämpökoneiden teknisestä epätäydellisyydestä, vaan lämmön ominaisuus, joka asettaa tiettyjä rajoituksia sen suuruudelle. Lämpökone on termodynaaminen järjestelmä , jonka avulla lämpöä voidaan muuttaa työksi. Lämpökoneen toimintaperiaatteen valinta perustuu vaatimukseen työprosessin jatkuvuudesta ja sen ajallisesti rajoittamattomuudesta. Tämä vaatimus ei ole yhteensopiva järjestelmän tilan yksisuuntaisen muutoksen kanssa, jossa sen parametrit muuttuvat monotonisesti. Ainoa käyttökelpoinen tämän vaatimuksen täyttävä järjestelmämuutoksen muoto on ajoittain toistuva ympyräprosessi. Lämpömoottorien lisäksi jäähdytyskoneet ja lämpöpumput toimivat ympyräsykleissä. Venäjänkielisissä lähteissä näitä laitteita yhdistää yksi käsite - lämpömoottorit .

Kiertoprosesseja tai lämpökoneiden jaksoja termodynamiikassa kutsutaan suljetuiksi prosesseiksi, joille on tunnusomaista termodynaamisten järjestelmien ─ työkappaleiden ─ palautuminen alkuperäiseen tilaan. [kaksikymmentä]

Suoraa kiertoa A käytetään lämpökoneessa, jonka kaavio on esitetty kuvassa 1. Lämpöä syötetään korkeampien lämpötilojen lähteestä ─ lämmittimestä ja se poistetaan osittain alhaisempien lämpötilojen lähteeseen - jääkaappiin . Lämpökoneessa saatu työ termodynamiikan ensimmäisen lain mukaan on yhtä suuri kuin syötetyn ja poistetun lämmön erotus: $Q_1$ ${\näyttötyyli t_{1))$ $Q_{2}$ $t_{2}$ $A$

A = K yksi − K 2 {\displaystyle A={Q_{1}}-{Q_{2}}} $A={Q_{1}}-{Q_{2}}$

Lämpömoottorin tehokerroin (hyötysuhde) on saadun työn suhde kulutetun lämmön määrään : $A$ $Q_1$

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

Käänteistä (jäähdytys) kiertoa B käytetään jäähdyttimissä ja lämpöpumpuissa. Tässä syklissä lämpö siirtyy alhaisempien lämpötilojen lähteestä korkeampien lämpötilojen lähteeseen (kuva 1). Tämän prosessin suorittamiseksi kylmäkoneeseen syötetään ulkoista työtä. $Q_{2},t_{2}$ $t_{1},Q_{1}$

Kylmäkoneen hyötysuhde arvioidaan jäähdytyskapasiteetilla - siirretyn lämmön suhteella käytettyyn työhön $Q_{2}$ $V:$

ϵ x = K 2 A = K 2 K yksi − K 2 {\displaystyle \epsilon _{x}={\dfrac {Q_{2}}{A}}={\dfrac {Q_{2}}{Q_{1}-Q_{2}}}} $\epsilon _{x}={\dfrac {Q_{2}}{A}}={\dfrac {Q_{2}}{Q_{1}-Q_{2}}}$

Lämpöpumpun hyötysuhteelle on tunnusomaista muunnos- (muunnos)kerroin tai lämmityskerroin , joka määritellään lämmitetyn kappaleen vastaanottaman lämmön suhteeksi tähän käytettyyn ulkoiseen työhön : $\epsilon _{o}$ $Q_1$ $A$

ϵ o = K yksi A {\displaystyle \epsilon _{o}={\dfrac {Q_{1}}{A}}} $\epsilon _{o}={\dfrac {Q_{1}}{A}}$

Ottaen huomioon , että saamme lämmitys- ja jäähdytyskertoimien välisen suhteen: $Q_{1}=Q_{2}+A$

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

On olemassa todellisten lämpökoneiden toimintajaksoja ja käännettävien moottoreiden teoreettisia jaksoja, joissa ulkoisten lähteiden ja käyttönesteen lämpötilat ovat samat, eikä sisäistä lämmönsiirtoa ole. Käännettävien lämpökoneiden (moottorit ─ kuva 1A ja jäähdytyskoneet ─ kuva 1B) teoreettisten syklien kaaviot ovat identtisiä, mutta vastakkaisia. Lämpömoottorien palautuvat prosessit äärettömän pienillä lämpötilaeroilla ulkoisten lähteiden ja käyttönesteen välillä voidaan esittää äärettömän hitaina kvasistaattisina tasapainoprosesseina. $(\delta Q^{**}=0)$

Lämpömoottorien teoreettisia kierroksia koskevissa tutkimuksissa työnesteeksi otetaan ihanteellinen kaasu , jonka määrä pysyy muuttumattomana syklin kaikissa vaiheissa.

Carnot sykli.

Carnot-sykli (kuva 2) PV-koordinaateissa on käännettävä kiertoprosessi, joka suoritetaan kahden ulkoisen lämmönlähteen, joiden lämpötila on erilainen – lämmittimen ─ ja jääkaapin ─ välillä, jolle on tunnusomaista seuraava prosessisarja: isoterminen laajeneminen (1 – 2) lämpötilassa ─ , adiabaattinen paisunta (2 ─ 3), isoterminen puristus (3 ─ 4) lämpötilassa ja syklin päätyttyä adiabaattinen puristus (4 ─ 1). $T_{1}$ $T_{2}$ $T_{1}$ $T_{2}$

Carnot'n teoreeman mukaan Carnot'n termodynaamisen syklin tehokkuus ja jäähdytyskapasiteetti riippuvat työnesteen absoluuttisten lämpötilojen suhteesta lämmönsiirto- ja poistoprosesseissa, ja palautuvan kierron tapauksessa lämpötilojen suhteesta. lämmitin ja jääkaappi, eikä se riipu käyttönesteen aineesta ja lämpömoottorin rakenteesta. Termodynaamisen Carnot-syklin tehokkuus:

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

Termodynaamisen Carnot-syklin jäähdytyskapasiteetti

ϵ x = K 2 A = T 2 T yksi − T 2 {\displaystyle \epsilon _{x}={\dfrac {Q_{2}}{A}}={\dfrac {T_{2}}{T_{1}-T_{2}}}} $\epsilon _{x}={\dfrac {Q_{2}}{A}}={\dfrac {T_{2}}{T_{1}-T_{2}}}$

Todistus Carnot'n teoreemasta (termodynamiikan ensimmäisen lain puitteissa) erityistapauksessa, jossa käyttöneste on ihanteellinen kaasu, on annettu pääartikkelissa: Carnot'n lause (termodynamiikka) . Yleisessä tapauksessa Carnot'n lauseen todistaminen on mahdollista perustuen entropian olemassaolon periaatteen käyttöön termodynamiikan toisen lain puitteissa.

Klassisen termodynamiikan toinen pääsääntö on perinteisesti muotoiltu entropian olemassaolon ja lisääntymisen yhdistettynä periaatteena . (Tässä ja jatkossa termillä entropia tarkoitetaan termodynaamista entropiaa , (termodynaamisen järjestelmän entropiaa). Entropia on termodynaaminen tilafunktio , joka kuvaa järjestelmän tilaa. Entropia-termin ehdotti R. Clasius: en - in, sisällä ja troppi tai tropos - kääntyminen, polku; yleensä - sisäänpäin kääntyminen, energian alenemisen mitta.

Entropian olemassaolon periaate on klassisen termodynamiikan toisen lain väite termodynaamisten järjestelmien tilan tietyn funktion - entropian - olemassaolosta , jonka differentiaali on kokonaisdifferentiaali , joka määritellään palautuvissa prosesseissa suhteeksi ulkopuolelta kehon absoluuttiseen lämpötilaan syötetystä lämpömäärästä : $S$ $dS$ ${\displaystyle \delta Q_{o))$ $T$

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

Termodynaamisen järjestelmän entropian olemassaolon periaatteen matemaattinen ilmaisu vastaa tämän järjestelmän ominaisuuksien kuvaamista esimerkiksi ideaalikaasujen entropian olemassaolon periaatteen rakentamisessa ensimmäisen lain puitteissa . termodynamiikka [21] , kuitenkin entropian olemassaolon periaatteen perustelu mille tahansa termodynaamiselle järjestelmälle on mahdollista vain termodynamiikan toisen pääsäännön puitteissa.

Entropian kasvun periaate on klassisen termodynamiikan toisen lain lause eristettujen järjestelmien entropian jatkuvasta kasvusta kaikissa todellisissa (palautumattomissa) näiden järjestelmien tilanmuutosprosesseissa. (Käänteisissä eristyneiden järjestelmien tilan muutosprosesseissa niiden entropia ei muutu).

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

Entropia on termodynaaminen tilafunktio , joka riippuu useista itsenäisistä parametreista, jotka määrittävät yksiselitteisesti termodynaamisen järjestelmän tilan, mutta ei riipu siitä, miten tämä tila saavutettiin. Entropian fyysinen merkitys on melko monimutkainen, eikä sitä voida suoraan havaita. Se ei seuraa suoraan sen matemaattisesta lausekkeesta, eikä entropian arvoa voi mitata suoraan laitteella. Entropian fysikaalista merkitystä voidaan selventää tarkastelemalla erilaisia peruuttamattomia fysikaalisia, kemiallisia, ydin-, biologisia ja muita prosesseja, esimerkiksi: kitka, sähkölämmitys, epätasapainoinen lämmönsiirto, diffuusio, energian hajoaminen (sironta). Yleisessä tapauksessa voidaan sanoa, että entropia on todellisen termodynaamisen prosessin peruuttamattomuuden mitta, energian alenemisen mitta työn saantimahdollisuuden näkökulmasta.

Kuten jo todettiin, entropian olemassaolon ja lisääntymisen periaatteiden yleisyysaste on erilainen. Termodynamiikan yhtäläisyysjärjestelmä perustuu entropian olemassaolon periaatteeseen - sen tärkeimpiin differentiaalisuhteisiin, joita käytetään laajasti termodynaamisten prosessien ja aineiden fysikaalisten ominaisuuksien tutkimuksessa. Entropian olemassaolon periaatteen tieteellistä arvoa on vaikea yliarvioida.

Eristetyn järjestelmän entropian lisäämisen periaate on tilastollinen. Se kuvaa todennäköisintä muutossuuntaa eristettyissä termodynaamisissa järjestelmissä, fysikaalisten prosessien ja kemiallisten reaktioiden kulkua. Termodynamiikan epäyhtälöjärjestelmä perustuu tähän periaatteeseen .

Kaasujen ja höyry-kaasuseosten termodynaamiset ominaisuudet

Ihanteelliset kaasut

Ideaalikaasujen oppi juontaa juurensa kaasulakeihin, jotka löydettiin 1600-1800-luvuilla tehtyjen epätarkkojen kokeellisten tutkimusten tuloksena: Boyle - Mariotte , Gay-Lussac ja Charles , sekä kaasun tilan yhtenäiseen yhtälöön, jonka Clapeyron . Tuohon aikaan uskottiin, että kaasut, toisin kuin höyryt, ovat kokoonpuristumattomia ja säilyttävät kaasumaisen tilansa kaikilla lämpötila-alueilla. Kryogeenisen teknologian kehitys on kumonnut nämä ajatukset. Kävi ilmi, että kaikki todelliset kaasut poikkeuksetta edustavat vastaavien aineiden aggregaatiotilaa ja ovat itse asiassa tulistettuja höyryjä riittävän kaukana kiehumispisteestä ja kriittisestä pisteestä, ja kaasun tarkka tilayhtälö voi olla yksinkertaisen kappaleen tilayhtälö. Termodynamiikassa ja sen teknisissä sovelluksissa kaasulakeja on kuitenkin säilytetty ihanteellisten kaasujen lakeina - todellisten kaasujen rajoittavina (käytännöllisesti katsoen saavuttamattomina) tiloina. [22] Ideaalikaasut klassisessa termodynamiikassa tarkoittavat hypoteettisia (ei todellisuudessa olemassa olevia) kaasuja, jotka noudattavat tiukasti Clapeyron-yhtälöä. (Venäläisessä kirjallisuudessa sitä kutsutaan myös Clapeyron-Mendeleev-yhtälöksi). Clapeyron-yhtälö johdettiin myös teoreettisesti tietyillä olettamuksilla kaasujen molekyylikineettisen teorian perusteella ( August Krönig vuonna 1856 [23] ja Rudolf Clausius vuonna 1857), jossa he eivät useinkaan jaa klassista lähestymistapaa tutkimukseen. termodynamiikasta ja molekyylikineettistä teoriaa. Tämä luo väärän vaikutelman, että ihanteellisten kaasujen lait ovat termodynamiikan lakeja. Itse asiassa klassisen termodynamiikan lait ovat sen "alkuja". Ihanteellinen kaasu on yksi kohteista, joita termodynamiikka tutkii. Mitä tulee todellisiin kaasuihin, niiden tilaa kuvaavat likimäärin erilaiset teoreettiset ja empiiriset yhtälöt, esimerkiksi van der Waalsin yhtälö. Todellisen kaasun tarkka tilayhtälö voi olla yksinkertaisen kappaleen tilayhtälö.

Boylen laki ─ Mariotte .

Robert Boyle vuonna 1662 muotoili kokeidensa tulokset vakiolämpötilassa olevan ilman puristamisesta seuraavasti:

Paine ja tilavuus liittyvät käänteisesti :

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

tai

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

missä ovat kaasun tilavuuden ja paineen alkuarvot; ovat niiden lopulliset arvot. $V_{1},p_{1},$ $V_{2},p_{1}$

Boylesta riippumatta Edm Mariotte saavutti tämän suhteen vuonna 1676.

Ihanteellisten kaasujen fysikaalisen tilan lakina Boyle-Mariotten laki on muotoiltu seuraavasti:

Ideaalikaasun tietyn massan absoluuttisen paineen tulo vakiolämpötilassa säilyttää vakioarvon , tai mikä on sama, ideaalikaasun absoluuttisen paineen ja tietyn massan tilavuuden tulo riippuu vain kaasun lämpötila ja sen kemiallinen luonne .

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

missä on vakio, tietyissä olosuhteissa, arvo; $C$

tai

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

Gay-Lussacin laki :

Ideaalikaasun tietyn massan tilavuus vakiopaineessa vaihtelee lineaarisesti lämpötilan mukaan.

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

jossa: ─ kaasumassan tilavuus lämpötilassa °C ja vakiopaineessa ; $V$ $m$ $t$ $s$

${\displaystyle V_{0))$ ─ saman kaasumassan tilavuus °C lämpötilassa ja samassa paineessa; $0$

$t$ ─ lämpötila Celsius-asteina.

$\alpha _{0}$ ─ ihanteellisten kaasujen tilavuuden laajenemislämpötilakerroin, sama kaikille ideaalikaasuille missä tahansa paineessa.

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

Absoluuttinen lämpötila : $T$

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

Tätä silmällä pitäen lauseke voidaan muuntaa: $(1+\alpha _{0}t)$

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

missä:

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

Merkitsemällä , saamme toisen ilmaisun Gay-Lussacin laille: $T_{0}=273.15K=0^{0}C$

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

Vakiomassalla ja vakiopaineella kaasun tilavuus on suoraan verrannollinen absoluuttiseen lämpötilaan.

Charlesin laki.

Tietyn kaasumassan paine vakiotilavuudessa on verrannollinen absoluuttiseen lämpötilaan. $s$

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

Yhdistetty ihanteellisen kaasun tilayhtälö (Clapeyronin yhtälö) :

Oletetaan, että tietyllä kaasumassalla on alkutilassa paine , tilavuus : ja lämpötila . Jättäen paineen vakioksi lämmitämme kaasun lämpötilaan . Sen tilavuus kasvaa ja tulee (välitila). Kaasun siirtyminen alkutilasta välitilaan tapahtui Gay-Lussac-lain mukaan: $m$ $p_{1}$ $V_{1}$ $T_{1}$ $T_{2}$ $V'$

V yksi V ′ = T yksi T 2 {\displaystyle {\frac {V_{1}}{V'}}={\frac {T_{1}}{T_{2}}}} ${\frac {V_{1}}{V'}}={\frac {T_{1}}{T_{2}}}$ .

Jättäen kaasun lämpötilan ennalleen, pienennämme sen tilavuutta arvoon , jossa paine on tullut (lopullinen tila). Kaasun siirtyminen välitilasta lopulliseen tilaan tapahtui Boyle-Mariotten lain mukaisesti: $V_{2}$ $p_{2}$

$p_{1}V'=p_{2}V_{2}$ ,

Ilmaisee arvot ensimmäisestä ja toisesta yhtälöstä: $V'$

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

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

ja rinnastaa ne:

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

Saamme (osoitteeseen ) $m=const$

s yksi V yksi T yksi = 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}}=vakio} ${\frac {p_{1}V_{1}}{T_{1}}}={\frac {p_{2}V_{2}}{T_{2}}}={\frac {pV }{T}}=vakio$

Tämä kaasun tilavuutta, painetta, lämpötilaa ja massaa kuvaava yhtälö on Boylen ─ Mariotten ja Gay-Lussacin yhdistetty laki tai Clapeyronin yhtälö.

Kirjoitetaan uudelleen Clapeyron-yhtälö yhdelle kilomoolille kaasua normaaleissa olosuhteissa. Tässä tapauksessa arvot , , ovat vakioita: Pa (760 mm Hg). , 1 kilomoolin kaasun tilavuus . Tässä tilanteessa suhde on aina sama arvo: $s$ $V$ $T$ $p=101325$ $T=273.15K$ $V_{0}=22,414M^{3}$ ${\frac {pV_{0}}{T}}$

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

tai

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

missä ─ ihanteellisen kaasun ominaisvakio, joka vastaa yhden kilomoolin työtä isobarisessa prosessissa, kun sitä kuumennetaan yhdellä asteella. $R$

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

Kilomoleille yhtälö on muodossa: $n$

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

pV=nRT

missä $V=nV_{0}$

Olettaen että

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

missä on kaasun molekyylipaino, $\mu$

saamme:

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

Ideaalikaasujen tilayhtälön tässä muodossa ilmaisi D. I. Mendeleev, ja sitä kutsutaan Clapeyron-Mendeleev-yhtälöksi .

Clapeyronin tilayhtälö ihannekaasuille voidaan saada tietyin olettamuksin kaasujen molekyylikineettisen teorian perusteella. Pääedellytys tällaiselle johtopäätökselle on, että ihanteelliset kaasut ovat aineellisten pisteiden järjestelmä, joihin ei vaikuta keskinäiset vetovoimat, hylkimisvoimat jne. Ja Boylen ─ Mariotten, Gay-Lussacin ja Charlesin kaasulait voidaan johtaa teoreettisesti mm. Clapeyronin yhtälö.

Todelliset kaasut ja höyryt

Vesi, vesihöyry ja kostea ilma

Veden faasitilat ja faasireaktiot

Vaihekaaviot

Kuiva kyllästetty höyry

Märkä kylläinen höyry

Tulistettu höyry

Kostea ilma

Termodynaamiset perusprosessit kaasuissa

Polytrooppiset prosessit

Kuristus

Kaasun puristus

Kaasujen virtaus- ja sekoittumisprosessit

Paineen muuttaminen virrassa

Virtauksen jatkuvuuden yhtälö

Vanhenemisen yleiset lait

Vanhenemisprosentti

Adiabaattinen vanhenemisprosessi

Siirtyminen äänen nopeudella. Laval-suutin

Märän höyryn ulosvirtauksen ominaisuudet

Tappiollinen vanheneminen

Jarrutus. Pysähtyneet virtausparametrit

Kuristus vanhenemisen yhteydessä

Virtaus putkissa

Kaasujen sekoitus

Sekoitus volyymiin Sekoitetaan streamissa Sekoitus tilavuutta täytettäessä

Lämpövoimalaitosten termodynamiikka

Höyryvoimaloiden syklit

Höyryvoimalaitoksen toimintaperiaate ja laite Carnot-sykli Rankinen sykli Höyryturbiinilaitoksen todellinen kierto Höyryparametrien vaikutus STP-syklin tehokkuuteen Höyrylämmitysjakso Höyryturbiinilaitoksen regeneratiivinen sykli Binäärisykli Kaukolämmön termodynaamiset perusteet

Kaukolämmön termodynaaminen ydin on sähkön ja energian yhteistuotanto lämmönkuluttajille ilman hävikkiä kiertovedellä [26] .

Lämmönsyöttö suurille lämmönkuluttajille suoritetaan usein, kun kattiloista vapautuu höyryä. Kuiva kyllästetty höyry höyrykattilasta tulee kuluttajalle, tiivistyy ja kondensaatti pumpataan takaisin kattilaan. Kuluttajalle tässä järjestelmässä annettu energiamäärä on teoriassa yhtä suuri kuin kattilassa höyryn tuottamiseen kulutetun energian määrä, joten häviöitä huomioimatta energiatehokkuuskerroin on 1.

Lämmönkuluttajat tarvitsevat yleensä matalan lämpötilan potentiaalista energiaa. Tämä johti ajatukseen sähkön ja lämmön yhteistuotantolaitoksista (CHP), jotka tuottavat sähköä ja tyydyttävät lämmönkuluttajia. CHPP:lle asennetaan korkeapaineiset höyrygeneraattorit, joissa on höyryn ylikuumeneminen. Höyrygeneraattorista höyry tulee turbiiniin, jossa se laajenee adiabaattisesti. Turbiinista höyry ohjataan lämmönkuluttajalle, jossa se tiivistyy ja luovuttaa energiaa. Syntynyt kondensaatti pumpataan takaisin höyrystimeen.

T, s-kaavio esittää teoreettista CHP-kiertoa vastapaineturbiinilla. Turbiinin lopullisen paineen määräävät vaatimukset lämmönkuluttajien tyydyttämiseksi vaaditun lämpötilapotentiaalin energialla. Tämä paine on paljon korkeampi kuin lauhduttimen lauhduttimen paine (siksi turbiinia kutsutaan vastapaineturbiiniksi), joten samoilla alkuhöyryparametreilla CHP-syklin lämpöhyötysuhde pienenee merkittävästi verrattuna turbiiniin. lauhdutusvoimalaitos (CPP). Lämmönpoistoa ei kuitenkaan ole [27] , joten kokonaisenergiankäyttökerroin on teoreettisesti yhtä suuri kuin 1 eikä se riipu turbiinin sisäisistä häviöistä.

Kaasuturbiinin syklit

Kaasuturbiinilaitos (GTU) yhdistää rakentavasti kaasuturbiinin ja sähkögeneraattorin . Kompressorista (1) tuleva ilma ja polttoaine (kaasu tai neste) syötetään polttokammioon (2), josta kuuma kaasuvirtaus (työneste) ohjataan turbiinin juoksupyörälle (3), joka käyttää kompressoria ja sähköä. generaattori (4). Polttoaineen palamisprosessia pidetään prosessina, jossa työnesteeseen syötetään energiaa. Termodynaamisten syklien teoriassa kaasuturbiinilaitokset luokitellaan käyttönesteen energiansyötön luonteen mukaan: polttoaineen palaminen vakiopaineessa ja palaminen vakiotilavuudessa [28] .

Yksinkertainen kaasuturbiini, jossa on vakiopaineinen lämmönsyöttö, toimii Braytonin syklin mukaisesti : ilmakehän ilmaa puristetaan adiabaattisesti kompressorissa; polttokammiossa tapahtuu käyttönesteen isobaarista kuumenemista; kaasuturbiinissa käyttöneste laajenee adiabaattisesti; pakokaasut vapautuvat isobarisesti ilmakehään. Vaikka yksinkertaisen kaasuturbiinin kaavio on avoin, tämän asennuksen ihanteellinen sykli termodynaamisissa kaavioissa (p, Andrews V-kaavio , T, s-kaavio) on kuvattu suljettuna ja koostuu kahdesta isobaarista ja kahdesta adiabaatista, eli , käyttönesteen massaa pidetään muuttumattomana. Tässä tapauksessa palamista pidetään isobaarisena energian syöttämisenä käyttönesteeseen ulkopuolelta asennuskotelon seinien kautta, ja pakokaasujen vapautumisen ilmakehään katsotaan ehdollisesti sulkevana isobarisen energian poistokierron työneste kylmään lämpösäiliöön. Käyttöneste on ilma (sen koostumuksen muutos palamisen aikana jätetään huomiotta), jota pidetään ihanteellisena kaasuna [29] [30] [31] .

Suihkumoottorin syklit

Suihkumoottoreiden ominaisuus on kaikkien niiden yksittäisissä elementeissä suoritettavien prosessien jatkuvuus. Air-jet engine (AJE) käyttää työnesteenä seosta ilmakehästä otettua ilmaa ja polttoaineen hapettumistuotteita ilman hapen vaikutuksesta. Hapetusreaktion seurauksena käyttöneste lämpenee ja laajenee virtaa ulos moottorista suurella nopeudella, jolloin syntyy suihkun työntövoima [32] .

Ilmasuihkumoottorit, joissa polttoaineen palaminen vakiopaineella Scramjet-moottori

Suoravirtaisessa WFD:ssä (ramjet) ilmakehästä tulevan ilman puristuminen polttokammioon johtuu ilmavirran nopeuspaineesta. Ramjet-sykli ( Brighton Cycle ) koostuu diffuusorissa olevasta paineilma-adiabaatista, palamisprosessin isobaarista, suuttimen paisunta-adiabaatista ja palamistuotteiden jäähdytyskierron sulkevasta isobaarista ilmakehän paineessa. Termodynamiikan näkökulmasta ramjet-kierto on samanlainen kuin kaasuturbiinilaitoksen sykli, jossa poltetaan vakiopaineessa [33] .

Suihkuturbiinimoottori

Turbokompressorissa (turbojet) ilmasuihkumoottorissa (TRD) ilmaa puristetaan sekä nopeuspaineen seurauksena että aksiaalikompressorin avulla, jota käyttää kaasuturbiini, jonka kanssa sillä on yhteinen akseli. Suihkuturbiinimoottorin teoreettinen sykli on samanlainen kuin suihkusuihkumoottorin ja koostuu samoista prosesseista, sillä ainoalla erolla, että turboreettimoottoreissa kompressori tuottaa ylimääräistä ilmanpuristusta [34] .

Suihkumoottorit, joissa polttoaineen palaminen vakiotilavuudella Sykkivä ramjet-moottori

Sykkivä ramjet-moottori (PUVRD) on varustettu erityisellä venttiilityyppisellä laitteella, jonka seurauksena palotila voidaan eristää diffuusorista ja suuttimesta siten, että palamisprosessi tapahtuu vakiotilavuudella. Tälle moottorille on ominaista toiminnan taajuus, mikä selittää sen nimen. PUVRD-sykli ( Humphrey Cycle ) koostuu hajottimessa olevasta paineilma-adiabaatista, palamisprosessin isokorista, suuttimen laajenemisadiabaatista ja palamistuotteiden jäähdytyskierron sulkevasta isobaarista ilmakehän paineessa. PUVRD-sykli on samanlainen kuin kaasuturbiinilaitoksen sykli, jossa palaminen tapahtuu vakiotilavuudella [35] .

Venttiilittömät pumppusuihkut toimivat Lenoir-syklillä .

Polttoaineen polttoprosessin lopussa olevan huomattavasti korkeamman paineen vuoksi suihkusuihkumoottorilla on korkeampi lämpöhyötysuhde kuin suihkusuihkumoottorilla, mutta sitä ei käytetä laajalti suunnittelun monimutkaisuuden vuoksi [36] .

Mäntäpolttomoottorien syklit

Polttomoottori (ICE) on lämpömoottori, jossa energiaa syötetään käyttönesteeseen polttamalla polttoainetta itse moottorin sisällä. Tällaisten moottoreiden käyttöneste on ensimmäisessä vaiheessa ilmaa tai ilman ja palavan polttoaineen seos, ja toisessa vaiheessa - tämän nestemäisen tai kaasumaisen polttoaineen palamistuotteita. Käyttönesteen paineet eivät ole liian korkeat ja sen lämpötilat ovat paljon kriittisiä korkeampia , mikä antaa meille mahdollisuuden pitää työnestettä ihanteellisena kaasuna hyvällä likiarvolla; tämä yksinkertaistaa suuresti syklin termodynaamista analyysiä [37] .

Teknisessä termodynamiikassa todelliset prosessit polttomoottoreissa tunnistetaan niiden taustalla oleviin termodynaamisiin kiertoihin. Polttomoottoreiden todelliset syklit ovat avoimia, koska käyttöneste tulee niihin ulkopuolelta ja vapautuu ilmakehään syklin lopussa ja jokaiseen todelliseen kiertoon osallistuu uusi osa työnestettä. Koska polttoaineen määrä moottorin sylinteriin syötetyssä palavassa seoksessa (ilma + polttoaine) on suhteellisen pieni verrattuna ilman määrään, oletetaan analyysin helpottamiseksi yleensä, että polttomoottorin sykli on suljettu, kierto on ilmaa, jonka määrä pysyy moottorissa ennallaan. Polttoaineen palamisprosesseja pidetään prosesseina, joissa energiaa syötetään käyttönesteeseen ulkoisesta kuumasta lähteestä sylinterin seinämän läpi [38] .

Eri toimintaperiaatteiden omaavien mäntäpolttomoottoreiden syklit erottuvat käyttönesteen energiansyötön luonteesta [38] :

isokoriset syklit, joissa energiaa syötetään vakiotilavuudella, esimerkiksi Otto-sykli ;
isobaariset syklit, joissa energiaa syötetään vakiopaineessa, kuten dieselsykli ;
sekasyklit , joissa energiaa syötetään ensin vakiotilavuudessa ja sitten vakiopaineessa, esimerkiksi Trinkler-sykli .

Idealisoitujen ICE-syklien termodynaaminen analyysi ei ota huomioon sitä, että todellisissa jaksoissa käyttöneste (kahdessa ensimmäisessä iskussa on ilmaa dieselsyklissä ja sekapolttosyklissä tai palavaa seosta Otto-syklissä, seuraavissa iskuissa se on ilma ja palamistuotteet) eroavat ominaisuuksiltaan ihanteellisesta kaasusta, jolla on vakio lämpökapasiteetti; väistämättömästä kitkasta johtuen adiabaattisen puristuksen ja laajenemisen prosessit eivät tapahdu isentrooppia pitkin, vaan entropian kasvaessa; sylinterin seinämien pakkojäähdytys lisää edelleen näiden prosessien poikkeamista isentrooppisista; palaminen tapahtuu pieninä, mutta kuitenkin rajallisina aikavälein, jolloin mäntä ehtii liikkua jonkin verran, joten isokorisen palamisprosessin ehto ei tiukasti täyty; mekanismissa on mekaanisia häviöitä jne. Edellä mainituista syistä johtuen lämpökoneiden todellinen hyötysuhde on huomattavasti pienempi kuin vastaavien idealisoitujen syklien hyötysuhde [39] .

Suoran energian muunnoslaitosten termodynamiikka

Magnetohydrodynaamisessa generaattorissa ( MHD generaattori ), joka käyttää työnesteenä ionisoitua kaasua ja toimii avoimessa kierrossa, on ensisijaisen avoimen piirin lisäksi toissijainen suljettu höyryvirtapiiri, jossa palamistuotteiden energia MHD-generaattorikanavan jälkeen käytetään sähkön tuottamiseen höyryturbiinilla toimivalla generaattorilla.

Primääripiirin lämpösykli koostuu seuraavista prosesseista [40] : 1) adiabaattinen ilman puristus kompressorissa; 2) isobarinen lämmönsyöttö ilman tulistimessa; 3) isobarinen lämmönsyöttö polttokammioon; 4) adiabaattinen laajeneminen MHD-generaattorin kanavassa; 5) isobarinen lämmönpoisto ilmanlämmittimessä; 6) isobarinen lämmönpoisto höyrynkehittimessä; 7) isobarinen lämmönpoisto ympäristöön (ilmakehään vapautuvien palamistuotteiden kanssa). Toissijaisen höyryvoimapiirin kierrossa ei ole piirteitä, ja polttoaineen palamistuotteiden korkea lämpötila mahdollistaa sen, että höyry-vesikierrolla on parametrit, jotka vastaavat suurten höyryturbiinilaitosten standardiominaisuuksia [41] .

Termosähköinen generaattori perustuu Seebeck-ilmiön käyttöön - EMF : n esiintymiseen suljetussa sähköpiirissä, joka koostuu erilaisista sarjaan kytketyistä johtimista , joiden väliset koskettimet ovat eri lämpötiloja.

Sähkökemiallinen generaattori ( polttokenno ) perustuu ulkopuolelta syötettävän polttoaineen ja hapettimen energian suoraan sähkökemialliseen muuntamiseen sähköksi, joten sitä kuvaavat samat termodynaamiset suhteet kuin galvaanista kennoa . Sähkökemiallisten generaattoreiden hyötysuhde on 70 %, mutta niiden laajaa käyttöä rajoittavat korkeat kustannukset [41] .

Yhdistetyt syklit

Yhdistetyt syklit sisältävät [42] :

binäärinen elohopea-vesi-kierto;
höyry-kaasu syklit;
höyry-kaasusyklit regeneroinnilla;
höyry-kaasusyklit MHD-generaattoreiden kanssa.

Ydinvoimalaitosten syklien ominaisuudet

Reaktorista lämmön saamisen ominaisuudet sekä ydinvoimalaitosten talouden ominaisuus, jossa, toisin kuin perinteisissä voimalaitoksissa, polttoainekustannukset muodostavat vain pienen osan tuotetun sähkön hinnasta, johtavat siihen, että useimmiten lämpötila-alueen yläraja, jossa sykli suoritetaan, on paljon pienempi kuin perinteisillä voimalaitosjaksoilla. Näissä olosuhteissa on järkevää käyttää märkähöyryjaksoa [43] .

Reaktorin tyypistä , käytetystä jäähdytysnesteestä ja muista tekijöistä riippuen ydinvoimalaitoksen (NPP) lämpökaavio voi olla yksi-, kaksi- ja kolmisilmukkainen. Yksisilmukaisia ja kaksisilmukkaisia järjestelmiä käytetään ydinvoimalaitoksissa, joissa on lämpöneutronireaktorit , ja kolmisilmukaisia järjestelmiä käytetään ydinvoimaloissa, joissa on nopeat neutronireaktorit [ 44] .

Yksipiirisessä järjestelmässä vesi ja sen höyry ovat sekä jäähdytysaineita että hidasteita reaktoreissa ja työnestettä höyryturbiinilaitoksessa. Vesi joutuessaan kosketuksiin erittäin radioaktiivisten polttoaine-elementtien kanssa muuttuu itse radioaktiiviseksi. Reaktorin sydämessä muodostunut höyry johdetaan turbiiniin, jossa se toimii. Turbiini on sähkögeneraattorin käyttölaite, joka tuottaa sähköä. Poistohöyry tulee lauhduttimeen ja lauhde syötetään syöttöpumpulla takaisin reaktoriin. Yksipiirisen järjestelmän etuja ovat sen yksinkertaisuus ja lämpötehokkuus, haittana on, että tässä järjestelmässä kaikki laitteet toimivat säteilyaktiivisissa olosuhteissa [45] .

Kaksipiirisessä ydinvoimalaitoksessa jäähdytysneste ja käyttöneste liikkuvat eri piirejä pitkin, joiden yhteinen elementti on höyrygeneraattori (lämmönvaihdin). Reaktorissa vapautuvaa lämpöä poistavina jäähdytysaineina voidaan käyttää vettä, nestemäisiä metalleja ( natrium ), orgaanisia yhdisteitä ja kaasuja ( helium ) . Kaikki primääripiirin laitteet ovat radioaktiivisia, joten ne on erotettu muusta voimalaitoksesta erityisellä biologisella suojauksella; toisessa piirissä kiertävä työneste ei ole käytännössä radioaktiivista [46] .

Nopeille neutronireaktoreille, joiden ytimessä on suuri halkeamiskelpoisten aineiden pitoisuus ja siten suuri ominaislämpöteho, sekä lämmönsiirron tehokkuus reaktorin sydämessä että turvallisuusvaatimusten noudattaminen ovat erittäin tärkeitä. Siksi nopeat neutronivoimalaitokset käyttävät kolmipiiristä lämpöjärjestelmää, jossa primääripiirissä kiertävä nestemäinen natrium luovuttaa lämpöä ei-radioaktiiviselle jäähdytysaineelle, myös natriumille, ja palaa reaktoriin. Välilämmönvaihtimessa lämmitetty toisen piirin jäähdytysneste tulee höyrygeneraattoriin, jossa se siirtää lämpöä kolmannen piirin työnesteeseen - veteen, joka muuttuu höyryksi. Natrium pumpataan takaisin välilämmönvaihtimeen ja vesihöyry johdetaan höyryturbiiniin, joka on sähkögeneraattorin käyttövoima. Turbiinista tuleva höyry johdetaan lauhduttimeen ja lauhde pumpataan takaisin höyrygeneraattoriin [47] .

Lisälämpöpiiri lisää ydinvoimalaitosten luotettavuutta ja turvallisuutta, mutta johtaa merkittävään pääomasijoitusten kasvuun.

Jäähdytys- ja lämpöpumppujen termodynamiikka

Jäähdytysyksiköitä käytetään kappaleiden lämpötilan alentamiseen ympäristön lämpötilan alapuolelle ja tämän alhaisen lämpötilan ylläpitämiseen. Ympäristön lämpötilan ja sitä alhaisemman lämpötilan kappaleiden jäähdytysprosessi perustuu työkappaleen - kylmäaineen - energian valintaan kylmästä kappaleesta ja sen siirrosta lämpimämpään kappaleeseen (ympäristöön). Termodynamiikan toisen pääsäännön mukaan tämä on mahdollista, jos jäähdytysprosessi etenee samanaikaisesti kompensoivan työnteon tai energian siirtymisen kanssa kuumemmasta kappaleesta kylmempään [48] .

Lämpöpumppu on "jäähdytyskone päinvastoin", yksikkö, joka toimii samalla periaatteella kuin jääkaappi, mutta jota ei käytetä jäähdyttämiseen, vaan lämmitykseen , eli kehon lämpötilan nostamiseen ympäristön lämpötilan yläpuolelle ja ylläpitämiseen. tämä korkeampi lämpötila [49] .

Kylmäkoneissa ja lämpöpumpuissa energia otetaan matalan lämpötilan lähteestä tekemällä töitä käänteisessä kierrossa. Termodynaamisesti täydellisin on käänteinen Carnot-sykli [48] . Käänteisen kierron hyötysuhteen termodynaaminen ominaisuus jäähdytyskoneessa on tehokerroin [50] [51] , ja lämpöpumpussa se on energian muunnoskerroin (alias lämpöpumpun muunnoskerroin [52] , eli lämmönkonversio kerroin [53] , eli lämmitys [54] [53] , joka tunnetaan myös lämmönkäyttökertoimena [55] ).

Peltier-ilmiötä käyttävissä lämpösähköisissä jäähdytyslaitoksissa ja lämpömagneettiseen Ettingshausen -ilmiöön perustuvissa laitoksissa ei käytetä kylmäainetta [56] .

Katso myös

Muistiinpanot

↑ 1 2 Päätoimittaja A. M. Prokhorov. Tekninen termodynamiikka // Physical Encyclopedic Dictionary. - M.: Neuvostoliiton tietosanakirja . – 1983. (Venäjän kieli)
↑ Sivukhin, 2005 , s. kahdeksan.
↑ Belokon, 1968 , s. 7.
↑ Sapožnikov, 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. kymmenen.
↑ Haase, 1967 , s. 12.
↑ Belokon, 1968 , s. 32-33.
↑ Putilov, 1971 , s. kahdeksan.
↑ Bazarov, 2010 , s. kahdeksantoista.
↑ 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.
↑ Energiaa, jota ei voida käyttää käytännön tarkoituksiin.
↑ Kirillin, 2008 , s. 320.
↑ Yastrzhembsky, 1960 , s. 273.
↑ Bakhshieva, 2008 , s. 154-155.
↑ Nikolaev, 2013 , s. 194.
↑ Yastrzhembsky, 1960 , s. 290.
↑ Yastrzhembsky, 1960 , s. 290-291.
↑ Yastrzhembsky, 1960 , s. 291-292.
↑ Yastrzhembsky, 1960 , s. 293.
↑ Novikov, 1984 , s. 538.
↑ Kirillin, 2008 , s. 309.
↑ 1 2 Yastrzhembsky, 1960 , s. 253-254.
↑ Kirillin, 2008 , s. 319.
↑ Voimalaitokset MHD-generaattorilla Arkistoitu 20. maaliskuuta 2015 Wayback Machinessa .
↑ 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.
↑ Yastrzhembsky, 1960 , s. 407.
↑ Nikolaev, 2013 , s. 172.
↑ Konovalov, 2005 , s. 568.
↑ 1 2 Nikolaev, 2013 , s. 172.
↑ Bakhshieva, 2008 , s. 190.
↑ Yastrzhembsky, 1960 , s. 413.
↑ Konovalov, 2005 , s. 568.

Kirjallisuus

Ehrenfest-Afanassjewa T. Zur Axiomatisierung des zweiten Hauptsatzes der Thermodynamik (saksa) // Zeitschrift für Physik. - 1925. - Bd. 33 , ei. 1 . — S. 933–945 .
Ehrenfest-Afanassjewa T. Berichtigung zu der Arbeit: Zur Axiomatisierung des zweiten Hauptsatzes der Thermodynamik (saksa) // Zeitschrift für Physik. - 1925. - Bd. 34 , nro. 1 . — S. 638 .
Ehrenfest-Afanassjewa T. Die Grundlagen der Thermodynamik. - Leiden: EJ Brill, 1956. - XII + 131 s.
Fowler RH, Guggenheim EA Tilastollinen termodynamiikka: Tilastollisen mekaniikan versio fysiikan ja kemian opiskelijoille. - Cambridge: University Press, 1939. - 693 s.
Hatsopoulos GN, Keenan JH Yleisen termodynamiikan periaatteet. – 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 , nro 10 . — C. Faksimile Bibliothèque nationale de Francessa (s. 315-22) . - doi : 10.1002/andp.18561751008 . - . (Saksan kieli)
Aleksandrov AA Lämpövoimalaitosten syklien termodynaamiset perusteet. - Publishing House of MPEI, 2004. - 159 s. — ISBN 5-7046-1094-3 .
Aleksandrov N. E. et al. Lämpöprosessien ja koneiden teorian perusteet. Osa I. - 4. painos. (elektroninen). — Binom. Knowledge Laboratory, 2012. - 561 s. - ISBN 978-5-9963-0833-0 .
Aleksandrov N. E. et al. Lämpöprosessien ja koneiden teorian perusteet. Osa II. - 4. painos (elektroninen). — Binom. Knowledge Laboratory, 2012. - 572 s. - ISBN 978-5-9963-0834-7 .
Alekseev G. N. Energia ja entropia. - Knowledge, 1978. - 192 s.
Arnold L. V. et al. Tekninen termodynamiikka ja lämmönsiirto. - 2. painos - Higher School, 1979. - 445 s.
Arkharov A. M. ym. Lämpötekniikka. - Mashinostroenie, 1986. - 432 s.
Afanas'eva-Ehrenfest T. A. Peruuttamattomuus , yksipuolisuus ja termodynamiikan toinen pääsääntö // Journal of Applied Physics. - 1928. - V. 5 , nro 3-4 . - S. 3-30 . (Venäjän kieli)
Bazarov I.P. Termodynamiikka. - 5. painos - SPb.-M.-Krasnodar: Lan, 2010. - 384 s. - (Oppikirjat yliopistoille. Erikoiskirjallisuus). - ISBN 978-5-8114-1003-3 .
Barilovich V. A., Smirnov Yu. A. Teknisen termodynamiikan perusteet ja lämmön- ja massasiirron teoria. - INFRA-M, 2014. - 432 s. - ISBN 978-5-16-005771-2 .
Bakhshieva ym. Tekninen termodynamiikka ja lämpötekniikka. - 2. painos - Akatemia, 2008. - 272 s. — ISBN 978-5-7695-4999-1 .
Belokon N. I. Termodynamiikka. - Gosenergoizdat, 1954. - 416 s.
Belokon NI Termodynamiikan perusperiaatteet. - Nedra, 1968. - 112 s.
Brodyansky VM Ekserginen termodynaamisen analyysin menetelmä. - Energia, 1973. - 296 s.
Brodyansky V. M. et ai. Eksergettinen menetelmä ja sen sovellukset. - Energoatomizdat, 1988. - 288 s.
Baer GD Tekninen termodynamiikka. - Mir, 1977. - 519 s.
Vukalovich M.P., Novikov I.I. Termodynamiikka. - Mashinostroenie, 1972. - 671 s.
Gelfer Ya. M. Termodynamiikan ja tilastollisen fysiikan historia ja metodologia. - 2. painos - Higher School, 1981. - 536 s.
Glagolev KV, Morozov AN Fysikaalinen termodynamiikka. - 2. painos - Kustantaja MSTU im. N. E. Bauman, 2007. - 270 s. - ISBN 978-5-7038-3026-0 .
Grassman P. Tekniseen käyttöön soveltuva eksergia- ja energiavirtauskaavio // Termodynaamisen analyysin kysymyksiä (eksergiamenetelmä). - M.: Mir, 1965, s. 28-43. (Venäjän kieli)
Gukhman A. A. Termodynamiikan perusteista. - Kazakstanin SSR:n tiedeakatemian kustantamo, 1947. - 106 s.
Gukhman A. A. Termodynamiikan perusteista. - Energoatomizdat, 1986. - 384 s.
Gukhman A. A. Termodynamiikan perusteista. - 2. painos - Kustantaja LKI, 2010. - 384 s. — ISBN 978-5-382-01105-9 .
Erofeev V. L. et ai. Lämpötekniikka. - Akateeminen kirja, 2008. - 488 s. - ISBN 978-5-94628-331-1 .
Sommerfeld A. Termodynamiikka ja tilastollinen fysiikka. - Ulkomaisten kustantamo. kirjallisuus, 1955. - 480 s.
Isaev S. I. Kemiallisen termodynamiikan kurssi. - 2. painos - Higher School, 1986. - 272 s.
Kazakov V. et al. Exergiamenetelmät lämpöteknisten laitosten tehokkuuden arvioimiseksi. - Pietari. osavaltio tekniikka. University of Plant Polymers, 2013. - 63 s. - ISBN 978-5-91646-051-3 .
Kirillin V. A. et ai. Tekninen termodynamiikka. - 5. painos - toim. House MPEI, 2008. - 496 s. - ISBN 978-5-383-00263-6 .
Konovalov V. I. Tekninen termodynamiikka. — Ivan. osavaltio energiaa un-t, 2005. - 620 s. — ISBN 5-89482-360-9 .
Latypov R. Sh., Sharafiev R. G. Kemiallisen tuotannon tekninen termodynamiikka ja energiateknologia. - Energoatomizdat, 1998. - 344 s. — ISBN 5-283-03178-0 .
Lukanin PV Yritysten teknologiset energian kantajat (Matalalämpötilaiset energiankannattimet). - Pietari. osavaltio tekniikka. University of Plant Polymers, 2009. - 117 s. — ISBN 5-230-14392-4 .
Mazur L. S. Tekninen termodynamiikka ja lämpötekniikka. - Geotar-med, 2003. - 351 s. — ISBN 5-9231-0271-4 .
Nikolaev G.P., Loiko A.E. Tekninen termodynamiikka. - UrFU, 2013. - 227 s.
Novikov I. I. Termodynamiikka. - Mashinostroenie, 1984. - 592 s.
Uusi polytekninen sanakirja / Ch. toim. A. Yu. Ishlinsky . - M .: Suuri venäläinen tietosanakirja , 2000. - 672 s. — ISBN 5-85270-322-2 .
Putilov K. A. Termodynamiikka. - Nauka, 1971. - 376 s.
Rant Z. Eksergia - uusi termi "tekniselle suorituskyvylle" // Termodynaamisen analyysin kysymyksiä (eksergiamenetelmä). - Mir, 1965, s. 11-14.
Sazhin B. S. et al. Teollisuuslaitteistojen eksergiaanalyysi. - Moskovan osavaltio. Tekstiiliyliopisto, 2000. - 297 s.
Sapožnikov S. Z., Kitanin E. L. Tekninen termodynamiikka ja lämmönsiirto . - Pietarin valtion teknillisen yliopiston kustantamo, 1999. - 319 s. - ISBN 5-7422-0098-6 . Arkistoitu 10. tammikuuta 2017 Wayback Machineen
Sviridonov M. N. Entropian käsitteen kehitys T. A. Afanasyeva-Ehrenfestin teoksissa // Luonnontieteiden historia ja metodologia. Numero X. Fysiikka. - Moskovan valtionyliopiston kustantamo, 1971. - S. 112-129 . (Venäjän kieli)
Sivukhin DV Yleinen fysiikan kurssi. T. II. Termodynamiikka ja molekyylifysiikka. - 5. painos - M . : FIZMATLIT, 2005. - 544 s. - ISBN 5-9221-0601-5 .
Fowler R., Guggenheim E. Tilastollinen termodynamiikka. - Ulkomaisen kirjallisuuden kustantamo, 1949. - 612 s.
Physical Encyclopedia / Ch. toim. A. M. Prokhorov . - M . : Neuvostoliiton tietosanakirja, 1988. - T. 1: Aaronova - Pitkä. - 704 s.
Physical Encyclopedia / Ch. toim. A. M. Prokhorov . - M . : Neuvostoliiton tietosanakirja, 1988. - T. 1: Aaronova - Pitkä. - 704 s.
Physical Encyclopedia / Ch. toim. A. M. Prokhorov . - M . : Soviet Encyclopedia, 1990. - T. 2: Laatutekijä - Magneto-optiikka. - 704 s. — ISBN 5-85270-061-4 .
Physical Encyclopedia / Ch. toim. A. M. Prokhorov . - M . : Great Russian Encyclopedia , 1994. - T. 4: Poynting-Robertson-efekti - Streamers. - 704 s. - ISBN 5-85270-087-8 .
Physical Encyclopedia / Ch. toim. A. M. Prokhorov . - M . : Suuri venäläinen tietosanakirja , 1998. - T. 5. - 760 s. — ISBN 5-85270-101-7 .
Haase R. Peruuttamattomien prosessien termodynamiikka. - Mir, 1967. - 544 s.
Chechetkin A. V., Zanemonets N. A. Lämpötekniikka. - Higher School, 1986. - 344 s.
Shargut Ya., Petela R. Exergy. - Energia, 1968. - 280 s.
Erdman SV Tekninen termodynamiikka ja lämpötekniikka. - TPU Publishing House, 2006. - 420 s.
Yastrzhembsky AS Tekninen termodynamiikka. - 8. painos - Gosenergoizdat, 1960. - 496 s.
Yastrzhembsky AS Termodynamiikka ja sen kehityksen historia. - Energia, 1966. - 669 s.

Linkit

MHD generaattorit . (määrätön)