co oznacza, że w nieodwracalnej przemianie w ustalonym procesie przepływowym entropia na wyjściu z układu jest większa niż na wejściu do układu, zaś w przemianie odwracalnej nie ulega zmianie.
Uwzględniając w równaniu IZT dla układu zamkniętego (wzór (2.10)) zależności na pracę zewnętrzną (wzór (2.4)) i ciepło (wzór (3.11^ w przemianie odwracalnej, otrzymuje się ^
dU = TdS - pdV \ * (- i O-Wy
fundamentalne równanie (równanie Gibbsa dla układu jednoskładnikowego) łączące w swym zapisie obie zasady termodynamiki. Jego drugą formę uzyskuje się, dodając do obu stron tego równania różniczkę d(pV)
dl = TdS + Vdp (3-19)
Wykorzystując powyższe zależności różniczkowe do gazów o równaniu stanu Clapeyrona, otrzymuje się dwa równoważne związki na przyrost entropii właściwej gazu termicznie półdoskonałego (o ciepłach właściwych zależnych od temperatury) w skończonej przemianie między stanami 1 i 2
As,2 = s2-si = fcy{T)~+R]n— (3-20)
1 1 V1
ASl2=s2-Sl = 2fcp(T)^-R\n^ 02')
1 * P\
Dla gazów doskonałych o stałych ciepłach właściwych przyjmują one odpowiednio postacie
As12 = cp\ n
T7 v7 — +1? In — r |
(3.20a) |
T? p — -Kin — Ti Pi |
(3-2 la) |
Zależności określające przyrost entropii czynników rzeczywistych zostaną podane w dalszych rozdziałach.
Poniżej przedstawiono krótki przegląd typowych procesów nieodwracalnych.
Kaloryczne mieszanie jest procesem wyrównywania temperatur dwóch ciał (układów) osłoniętych ścianką adiabatyczną. Układ 1 o temperaturze 7j > T2 i stałej pojemności cieplnej m1cl (gdzie cx = cp^ ~ cv ) oddaje ciepło, obniżając swoją entropię o
AS,
mxcxdT
T
i 1 &
m , c, In —
11 <T>
< O
(3.22)
45
i\