熱力學(xué)課件：4章 熱力學(xué)第二定律

1、第四章 熱力學(xué)第二定律 6-1 自發(fā)過程6-1-1 自發(fā)過程的方向性 溫差傳熱 壓差做功 功變熱 有序到無(wú)序6-1-2 自發(fā)過程的不可逆性 如果逆向， 環(huán)境會(huì)留下痕跡6-1-3 自發(fā)過程的等效性 6-2-1 Kelvin-Planck 表述 (1) 熱庫(kù) 當(dāng)一個(gè)熱力系的熱容量極大以至于吸、放熱不會(huì)使物體的溫度發(fā)生改變，這種熱力系就被稱為熱庫(kù) (2) 熱機(jī) 吸收熱量并將其一部分轉(zhuǎn)變?yōu)楣Φ臋C(jī)械6-2 熱力學(xué)第二定律的表述 高溫?zé)嵩礋岢翢釞C(jī)QinQout熱庫(kù)熱庫(kù)WnetoutnetinQWQ innetQW inoutQQ 1 能節(jié)省Qout?熱效率=熱機(jī)輸出凈功/熱機(jī)吸熱 (3) 制冷機(jī)與熱泵高溫

2、熱庫(kù)底溫?zé)釒?kù)制冷機(jī)WQLQHLnetHQWQ (3) Kelvin-Planck 表述 Its Impossible for any device that operates on a cycle to receive heat from a single reservoir and produce a net amount of work6-2-2 Clausuis 表述 It is impossible to construct a device that operates in a cycle and produces no effect other than the transfer

3、of heat from a lower temperature body to a higher temperature 6-2-3 兩種表述的對(duì)等性 若違背 Kelvin-Planck 表述:那么就可以制造出效率 100% 的熱機(jī) 低溫?zé)釒?kù)高溫?zé)釒?kù)熱機(jī)QHW= QH制冷機(jī)制冷機(jī)QH+QLQL=制冷機(jī)制冷機(jī)低溫?zé)釒?kù)低溫?zé)釒?kù)高溫?zé)釒?kù)高溫?zé)釒?kù)QLQL6-3 卡諾（ Carnot ）循環(huán)在在18世紀(jì)中葉世紀(jì)中葉 熱機(jī)的效熱機(jī)的效率的極限率的極限是多少是多少 ?6-3-1 卡諾循環(huán)Carnot, (Nicolas Leonard) Sadi(1796-1832)法國(guó)軍事工程師和科學(xué)家。對(duì)熱力學(xué)有奠基

4、性的貢獻(xiàn)高溫?zé)釒?kù)低溫?zé)釒?kù)THTL(1) 卡諾循環(huán)的構(gòu)建Ts1234q1q2 (2) 效率 11qwQW)(121ssTqH)(432ssTqL121qqq )()()(124312ssTssTssTHLHq1q2w因?yàn)?-4、2-3 是絕熱過程23ss 41ss )()()(124312ssTssTssTHLHHLHTTT HLTT16-3-2 逆卡諾循環(huán)環(huán)境溫度THTLTsRefrigerator:對(duì)于制冷循環(huán)人們更關(guān)心機(jī)器從低溫?zé)釒?kù)提取出的熱量 - q2q1q2wwqCOPR2212qqqLHLTTTTHTLTsq1q2因此制冷機(jī)的性能指數(shù) ( COPR ) can 可表達(dá)為：wCOPR

5、可以 , = or 1 6-3-3 卡諾定律 在兩個(gè)相同熱庫(kù)之間，可逆熱機(jī)的效率最高 兩個(gè)相同熱庫(kù)之間，所有可逆熱機(jī)的效率相同6-4 克勞修斯不等式6-4-1 克勞修斯積分式 對(duì)于單一卡諾循環(huán)121211TTqq 1212TTqq 即：1122TqTq 考慮 q1、 q2 符號(hào)，有：02211 TqTq 對(duì)于普通循環(huán): 可按照如下圖的辦法將它分解為無(wú)數(shù)個(gè)卡諾循環(huán)1121112111TTqq11211121TTqq11112121TqTq) 1 (021211111TqTq那么：)2(022221212TqTq)(02211nTqTqnnnn將上述方程疊加起來(lái)0Tq0 Tq 6-4-2 克勞修斯

6、不等式 若不可逆1121112111TTqq11211121TTqq11112121TqTq) 1 (021211111TqTq)2(022221212TqTq)(02211nTqTqnnnn累加式子 (1).(n):0Tq0 Tq 這就是克勞修斯不等式，請(qǐng)注意克勞修斯不等式只適用于循環(huán)0Tq對(duì)于任意循環(huán)（包括可逆和不可逆循環(huán)）它在熱力學(xué)里被稱為熱溫商?？梢娧h(huán)的熱溫商是小于等于零的6-5 熵6-5-1 可逆過程的熵0ds1221badsds2121badsds2121bass6-5-1. 不可逆過程的熵變化對(duì)于不可逆過程 1-b-2.添加一段可逆過程1-a-2形成循環(huán)0Tq01221abTq

7、Tq1221abTqTq因?yàn)檫^程 1-a-2 是可逆過程所以：2121abTqTq2121sTdqb顯然這時(shí)熵的變化大于 ，即熱溫商的變化。Tq6-5-3 熵流和熵產(chǎn)Sg 是由于不可逆效應(yīng)產(chǎn)生的因此被稱為熵產(chǎn)Tdqs因此，存在一數(shù)值大于零的熵Sg ，使得：gsTdqsTdq 熱溫商積分的這一項(xiàng)的變化是由于傳熱引起的，被稱為熵流 Sf 熵流可以大于、等于或小于零熵產(chǎn)只能大于或等于零 上述討論表明熵有二重特性：一方面熵通過熵流體現(xiàn)熱力系的傳熱特性；另一方面熵通過熵產(chǎn)展現(xiàn)出熱力系不逆效應(yīng)的大小；6-5-4 可逆定溫過程的熵變化0isothermalTdqsdqT010Tq6-6 孤立系熵增原理6-6

8、-1. 熵增原理 對(duì)于孤立系： Sf = 0所以： Sisolated= Sg = 0 6-6-2. 溫差傳熱過程的熵增 系統(tǒng)環(huán)境邊界TsysTsurrQsurrsurrsyssysTdQTdQsisolateddQTdQTsurrsys11syssurrTTQ116-6-3. 做功能力的損失TsT1T2122絕熱過程ss損失)(0ssTloss 6-6-4. 宇宙的熵與熱寂假說Hawking Stephen6-7 熵的本質(zhì)6-7-1. 波爾茲曼關(guān)系式 )ln(pkS kJ/kmol.K103086. 1 23波爾茲曼常數(shù)k熱力學(xué)或然率p6-7-2. 熵的定義 熵: 衡量熱力系混亂或自由程度大

9、小的物理量 熱是一種無(wú)序的能量，因此熱力系的吸熱或放熱就增加或減少了系統(tǒng)的無(wú)序性，這種效應(yīng)可以通過熵流來(lái)計(jì)算；熱力系內(nèi)部發(fā)生的耗散效應(yīng)引起了混亂程度的增加，這種效應(yīng)的大小體現(xiàn)在熵產(chǎn)； 6-8 （exergy)6-8-1. 的定義 在某狀態(tài)下，系統(tǒng)由該狀態(tài)可逆地變化到與環(huán)境平衡的狀態(tài)時(shí)，理論上可轉(zhuǎn)化為凈有序能的那部分能量，稱為 ，用E 表示（e單位化）6-8-2. 熱量 ExQ對(duì)于具有某一溫度T的熱量Q，若此時(shí)環(huán)境溫度為Tsur，根據(jù)卡諾定律能夠轉(zhuǎn)化為功的部分為：TTQWsur1QTTWsurxQ1EQTTQsurTsur這就是熱量QTTQsurxQETQTQsurdssurTQssurTQ6-

10、8-3. 冷量 ExQ0QQT-sEsurxQ06-8-3. 焓 ex) 1 (wzg2c)(s20whhq根據(jù)熱力學(xué)第一定律：0)(00sss根據(jù)熵平衡方程，因可逆沒有熵產(chǎn)，則進(jìn)、出熱力系的總熵等于零，即：sss00現(xiàn)：00sTq)(00ssT將上列各式代入(1)式：) 1 (wzg2c)(s20whhq) 1 (wzg2c)(s20whhqs2000wzg2cwhhssT-)()(xeswwzg2chhss-T2000)()(zg2cs-sThh2000)()(忽略動(dòng)能、勢(shì)能的變化：)()(000 xs-sThhe6-8-3.內(nèi)能 Exu)()(1WWUUQe0根據(jù)熱力學(xué)第一定律：0SS(S00 )根據(jù)熵平衡方程，因可逆沒有熵產(chǎn)，則進(jìn)、出熱力系的總熵等于零，即：SSS00現(xiàn)：0