Эти процессы будут необратимыми.

Для того, чтобы уменьшать необратимость до 0. Т_рт не = Т_ист на бесконечную малую величину dT

T₁=T_г.ист-dT

T₂=T_х.ист+dT

если выполнено это условие и если расширение газа 2-3 и его сжатие в 4-1 производится без трения следовательно цикл Карно становится обратимым(возможно осуществление цикла Карно в обратном направлении)

Кпд цикла Карно.

ŋ_t=(Q₁-Q₂)/Q₁

цикл Карно: ŋ_t=(T₁-T₂)/T₁ – с учётом характеристик процессов в этом цикле

ŋ_t=1-T₂/T₁

Сравнение термического ŋ обратимого и не обратимого цикла Карно осуществляемых между одними и теми же источниками теплоты.

обр. цикл Карно: ^оцкŋ_t=(T₁-T₂)/T₁ =(Т_{г. ист} –Т_{х. ист})/ Т_{г. ист}

необр. цикл Карно: ^нцкŋ_t=(T₁-T₂)/T₁ = (Т_{г. ист} -∆Т₁- Т_{х. ист} - ∆Т₂)/(Т_{г. ист} -∆Т₁)=

= (Т_{г. ист} - Т_{х. ист} –(∆Т₁+ ∆Т₂))/(Т_{г. ист} -∆Т₁)

ŋ_t^нцк< ŋ_t^оцк

в следствии того, что рабочий интервал цикла сократился, а также в следствии появления теплоты диссипации в процессах расширение и сжатия в необратимом реальном цикле.

Изменение энтропии.

Способом обратимого осуществления переноса теплоты от более нагретого тела к менее нагретого является использование обрат. цикла Карно, в котором Т_р.т. не равно Т_ист на dТ.

Q₁=T₁*(S₂-S₁) Q₂=T₂*(S₄-S₃)

подводимая отводимая

S₂-S₁= S₃ -S₄

Если за 1 цикл от горячего источника с Т₁ отбирается теплота Q₁ , а холодный источник с температурой Т₂ передаётся Q₂ , то энтропия горячего источника уменьшается.

∆S _г.ист.= Q₁/T₁

∆S _х.ист.= Q₂/T₂

а энтрапия холодного источника увеличивается в результате осуществления цикла рабочее тело возвращается в рабочее состояние.

∆S_р.т.=0=const

найдём ∆S всей системы(г.ист., х.ист., р.т.) в результате осуществления цикла.

∆S _сист.= ∆S _г.ист.+∆S _х.ист+∆S_р.т.= Q₂/T₂ - Q₁/T₁ =0 –для обратимого цикла Карно.

следовательно если в системе осуществляется обратимый цикл Карно( или другой обратимый цикл) ∆S _сист не меняется.

∆S _сист=0 (1)

∆S для произвольного необратиного цикла.

ŋ_t^нцк< ŋ_t^оцк

(Q₁-Q₂)/Q₁ < (T₁-T₂)/T₁

1-Q₂/Q₁ < 1-T₂/T₁

Q₂/Q₁ > T₂/T₁ - делим на Т₂ и умножаем на Q₁

Q₂/ T₂ > Q₁/T₁ следовательно ∆S _сист = Q₂/ T₂ - Q₁/T₁ >0 (2)

Уравнение (1) и (2) можно объединить

∆S _сист> или =0

т.е. какие бы процессы не протекали в изолированной системе, её S не может уменьшаться.

Все необратимые процессы в изолированной системе сопровождаются в обесценивание энергии, которая из более полезной переходит в менее полезную ( с точке зрения получения работы) что приводит к уменшению работоспособности Р.Т.

L_потер.=Т₂*∆S _сист

Принцип возрастания или неубывания S изолированной системы представляет собой общее вырожение 2 З.Т.Д.

Лекция 7

Водяной пар.

Водяной пар – реальный газ, с учётом этого уравнение состояния идеального газа (P*υ=R*T) не может быть использовано при исследовании процессов с водяным паром.

Для реальных газов действует уравнение Ван-дер-Вальса:

(P+(a/ υ ²))*( υ-в)= R*T (1)

где υ-в свободный объём для движения молекул;

в наименьший объём до которого можно сжать газ (p=безконечность)

a/ υ ² изменение давления в следствии наличия силы взаимодействия между молекулами реального газа.

Уравнение (1) пре больших плотностях газа, даёт значительные ошибки, из-за того что при её выводе не учитывались добавочные физические явления, вызванные диссоциацией молекул.( ассоциация – механическое объединение 2-х, 3-х и более молекул в одну крупную частицу).

Кроме того опытным путём было доказано, что а и в не является постоянными , а зависят от Т и Р.

С учётом этого было получено, новое уравнение состояния реального газа

Вукаловича – Новикова.

(p+(a/ υ²))*( υ-в)=R*T*(1-(C/ *T^(3+2*m)/2))

где а,в – постоянные уровнения (1)

С,m – постоянные определённые опытным путём.

На основе этого уравнения были рассчитаны таблицы и построены диаграммы состояния реальных рабочих тел.