4.1.3 Первый закон термодинамики

Как известно, в процессах и явлениях природы энергия не исчезает и не возникает, она лишь переходит из одной формы в другую в эквивалентных количествах. Это – всеобщий закон сохранения и превращения энергии. Его частным случаем применительно к тепловым явлениям выступает первый закон термодинамики. Он характеризует баланс энергии в процессе, т. е. количественную сторону превращения энергии.

Пусть к некоторому рабочему телу (в расчёте на 1 кг) подводится бесконечно малое количество теплоты dq, вследствие чего прирастает его температура dT и удельный объём dv, т. е. возрастает на величину du внутренняя энергия тела. Но при расширении рабочего тела совершается механическая работа dl против сил внешнего сопротивления (давления). Так как никаких других изменений в системе не происходит, то по закону сохранения энергии

. (4.4)

Это уравнение является математическим выражением Первого закона термодинамики. Рассмотрим некоторые частные случаи.

Первый случай Процесс в отсутствие теплообмена (адиабатный), dq = 0. Формально из уравнения (4.4) имеем dl = – du, т. е. работа расширения в адиабатном процессе может совершаться только за счёт уменьшения внутренней энергии; и наоборот, адиабатное сжатие рабочего тела извне приводит к возрастанию внутренней энергии, т. е. к его разогреву, как видно из рисунка 4.2.

Рисунок 4.2 – Разогрев системы в адиабатном процессе

Второй случай. Процесс при постоянном объёме рабочего тела (изохорный), dl = 0. Для него по рисунку 4.3 имеем dq = du, т. е. подведённая извне теплота целиком расходуется на повышение внутренней энергии данной системы.

Рисунок 4.3 – Разогрев системы в изохорном процессе

Третий случай. Процесс при постоянном значении внутренней энергии, du = 0. В этом случае dq = dl, т. е. вся подведённая извне теплота превращается в эквивалентное ей количество механической работы расширения против внешних сил (рисунок 4.4).

Теплоёмкость

Величина отношения количества теплоты dQ, полученного телом при бесконечно малом изменении его состояния, к вызванному изменению температуры dt называется теплоёмкостью тела (С) в данном процессе или на 1 кг рабочего тела

, (4.5)

где с – удельная теплоёмкость.

Рисунок 4.4 – Работа системы при подводе теплоты

В разных процессах нагрев тела на 1 °С требует разного количества теплоты:

– теплоёмкость в изобарном процессе (при постоянном давлении рабочего тела) c_p = (dq/dt)_p=const;

– теплоёмкость в изохорном процессе (при постоянном объёме рабочего тела) c_v = (dq/dt)_v=const.

Между теплоёмкостями c_p и c_v существует вполне определённая связь:

– идеальный газ (формула Майера) – c_p = c_v + R;

–реальный газ – c_p – c_v > R;

– жидкость – c_p  c_v.

Обычно значения теплоёмкостей определяются экспериментально и задаются таблично.

Энтальпия (I)

Это ещё одна функция состояния, определяемая как сумма внутренней энергии U и произведения (pV), Дж, или удельная энтальпия, Дж/кг,

i = u + pv.

Физический смысл энтальпии – это общее количество энергии (теплоты и работы), которое должно быть подведено к телу, чтобы перевести его из начального состояния в заданное. Изменение энтальпии в любом процессе определяется только начальным и конечным состояниями и не зависит от характера процесса.

Энтальпия, внутренняя энергия и теплоёмкость, относятся к калорическим свойствам вещества.

В изобарном процессе, характерном для теплоэнергетики и холодильной техники, подведённая (или отведённая) теплота расходуется только на повышение (понижение) энтальпии, q = i₂ – i₁. Поэтому для практических расчётов удобны таблицы (или построенные на их основе диаграммы) энтальпии. Малые изменения энтальпии и температуры связаны соотношением .

Реально же конечное приращение энтальпии i определяется зависимостью

.

Энтропия (S)

Это функция состояния термодинамической системы. Удельная энтропия s (на 1 кг рабочего тела), кДж/(кгК) определяется из дифференциального уравнения как отношение бесконечно малого приращения теплоты dq к абсолютной температуре T:

. (4.6)

Сама удельная энтропия находится интегрированием:

.

Постоянная интегрирования s_o = 0 при Т = 0 К.

Энтропия в тепловых явлениях играет такую же роль, как заряд в электрических явлениях. В представлении энтропии своеобразным термическим зарядом и состоит её физический смысл.

Состояние термодинамической системы может быть изображено точкой на весьма удобной в расчётах T, s -диаграмме. Процесс, как и в случае p,v- диаграммы, определяется траекторией этой точки от начального состояния к конечному состоянию (рисунок 4.5).

Рисунок 4.5 – Изменение состояний системы на T, s-диаграмме

Размер элементарной площадки под кривой процесса, в соответствии с определением (3.6), есть элементарная теплота dq = Tds.

Тогда вся площадь под кривой Т оказывается равной q:

. (4.7)

Здесь теплота процесса выражается через энтропию.

Аналогия структур выражений (4.3) и (4.7) показывает, что изменение энтропии также характеризует теплоту процесса, как изменение объёма – работу расширения.

Поскольку всегда Т > 0, то из определения (4.6) следует, что приращения энтропии и теплоты имеют одинаковый знак, т. е. по характеру изменения энтропии можно судить о направленности теплообмена системы со средой.