plik


FIZYKA dla IN{YNIERW Zbigniew Kkol WydziaB Fizyki i Informatyki Stosowanej Akademia Grniczo-Hutnicza Krakw 2006 MODUA V ModuB V  Kinetyczna teoria gazw i termodynamika I 15 Kinetyczna teoria gazw i termodynamika I Termodynamika zajmuje si wBa[ciwo[ciami cieplnymi ukBadw makroskopowych, zaniedbujc w odr|nieniu od mechaniki statystycznej mikroskopow budow ciaB tworzcych ukBad. Gdyby[my chcieli [ci[le okre[li stan fizyczny ukBadu zawierajcego ogromn liczb czsteczek, na przykBad porcji gazu, to musieliby[my zna stan ka|dej czsteczki oddzielnie to znaczy musieliby[my poda poBo|enie ka|dej czsteczki, jej prdko[ oraz siBy naD dziaBajce. Takie obliczenia ze wzgldu na du| liczb czsteczek s niemo|liwe. Okazuje si jednak, |e posBugujc si metodami statystycznymi (rachunkiem prawdopodobieDstwa) mo|emy znalez zwizki midzy wielko[ciami mikroskopowymi (dotyczcymi poszczeglnych czsteczek), a wielko[ciami makroskopowymi opisujcymi caBy ukBad. Chcc opisa gaz jako caBo[ mo|emy wic bada jedynie wielko[ci makroskopowe takie jak ci[nienie, temperatura czy objto[ bez wdawania si w zachowanie poszczeglnych czsteczek. 15.1 Ci[nienie gazu doskonaBego Rozpocznijmy nasze rozwa|ania od definicji gazu doskonaBego. Zrobimy to podajc nastpujce zaBo|enia dotyczce czsteczek gazw: Definicja Czsteczki gazu doskonaBego traktujemy jako punkty materialne (objto[ czsteczek gazu jest o wiele mniejsza ni| objto[ zajmowana przez gaz i dlatego z dobrym przybli|eniem przyjmujemy, |e ich objto[ jest rwna zeru). W gazie doskonaBym zderzenia z innymi czsteczkami oraz ze [ciankami naczynia s spr|yste i dlatego caBkowita energia czsteczek jest rwna ich energii kinetycznej; energia potencjalna jest stale rwna zeru (nie ma przycigania ani odpychania pomidzy czsteczkami). Wyprowadzimy teraz prawo gazw doskonaBych. Czsteczki gazu bdziemy traktowa jako N maBych, twardych kulek, ka|da o masie m zamknitych w sze[ciennym pudeBku o objto[ci V. Kulki s twarde to znaczy bd zderzaBy si spr|y[cie ze [ciankami naczynia, a to oznacza, |e ich energia kinetyczna bdzie staBa. Na pocztek rozwa|my jedn czsteczk, ktra zderza si ze [ciank naczynia (rysunek 15.1). Rys. 15.1. Czsteczka gazu odbija si spr|y[cie od [cianki naczynia 190 ModuB V  Kinetyczna teoria gazw i termodynamika I SiBa jak czsteczka wywiera na [ciank w czasie "t wynosi zgodnie z drug zasad dynamiki Newtona " px F1 = (15.1) "t Zmiana skBadowej x pdu czsteczki spowodowana zderzeniem wynosi " px = mvx - (-mvx ) = 2mvx (15.2) Czsteczka po odbiciu dociera do [cianki przeciwnej i powraca. Je|eli po drodze nie zderza si z innymi czsteczkami to czas pomidzy kolejnymi zderzeniami z wybran [ciank jest rwny czasowi przelotu przez caBy sze[cian i z powrotem 2L "t = (15.3) vx gdzie L jest odlegBo[ci midzy [ciankami. Std siBa wywierana na [ciank (przez jedn czsteczk) wynosi 2 (2mvx ) mvx F1 = = 2L L (15.4) vx Dla N czstek caBkowita siBa wynosi 2 mvx F = N (15.5) L 2 2 gdzie vx jest to vx u[rednione po wszystkich czsteczkach. Dzielc obie strony rwnania przez pole powierzchni [cianki S = L2 otrzymujemy ci[nienie 2 2 mvx mvx p = N = N (15.6) SL V lub zale|no[ 2 pV = Nmvx (15.7) Jak wida iloczyn pV jest staBy tak dBugo jak dBugo jest staBa energia kinetyczna czstek. Prdko[ [redni kwadratow czsteczki mo|emy zapisa jako 2 2 2 2 v = vx +v +vz (15.8) y 191 ModuB V  Kinetyczna teoria gazw i termodynamika I Zauwa|my ponadto, |e czsteczki gazu wykonuj ruch chaotyczny wic poruszaj si we wszystkich kierunkach, a |aden nie jest wyr|niony. Dlatego zachodzi rwno[ 2 2 2 vx = v = vz y 2 (15.9) v 2 2 2 v = 3vx czyli vx = 3 Podstawiamy to wyra|enie do rwnania (15.7) i otrzymujemy 2 v pV = N m (15.10) 3 Poniewa| iloczyn Nm jest rwny masie gazu M, to korzystajc z wyra|enia na gsto[  = M/V mo|na przepisa powy|sze rwnanie w postaci 2 v p =  (15.11) 3 Z rwnania (15.11) mo|emy wyznaczy tzw. prdko[ci [redni kwadratow , ktra jest ___ 2 pierwiastkiem kwadratowym z v 3p 2 v[r.kw. = v = (15.12)  Powy|sze rwnania (15.11) i (15.12) s przykBadem zwizku o jakim mwili[my we wstpie. Opisuj one relacj pomidzy wielko[ci makroskopow jak jest ci[nienie gazu i kwadratem prdko[ci czstek gazu to jest wielko[ci mikroskopow. wiczenie 15.1 Prdko[ [rednia kwadratowa jest pewnego rodzaju miar przecitnej prdko[ci czsteczek. Sprbuj obliczy jej warto[ dla powietrza w temperaturze 0 C przy ci[nieniu 1 atm. Gsto[ powietrza w tych warunkach wynosi 1.3 kg/m3. Porwnaj ten wynik z prdko[ci rozchodzenia si fal dzwikowych w powietrzu rwn 340 m/s. Czy obliczona prdko[ jest tego samego rzdu wielko[ci? Wyniki zapisz poni|ej. v[r.kw. = Rozwizanie mo|esz sprawdzi na koDcu moduBu. 192 ModuB V  Kinetyczna teoria gazw i termodynamika I 15.2 Temperatura, rwnanie stanu gazu doskonaBego 15.2.1 Zerowa zasada termodynamiki Potocznie temperatur rozumiemy jako miar ciepBoty ukBadu. Za pomoc dotyku, mo|emy np. stwierdzi, ktre z dwch ciaB jest cieplejsze. Mwimy o nim, |e ma wy|sz temperatur. Mo|emy rwnie| stwierdzi, |e gdy dwa ciaBa o r|nych temperaturach zetkniemy ze sob (i odizolujemy od innych) to po dostatecznie dBugim czasie ich temperatury wyrwnaj si. Mwimy wtedy, |e te ciaBa s w rwnowadze termicznej ze sob. FormuBujemy teraz postulat nazywany zerowa zasad termodynamiki. Prawo, zasada, twierdzenie Je|eli ciaBa 1 i 3 s w rwnowadze termicznej, a tak|e ciaBa 2 i 3 s w rwnowadze termicznej to ciaBa 1 i 2 s w tej samej rwnowadze termicznej. Jako kryterium rwnowagi cieplnej midzy ciaBami wprowadzamy pojcie temperatury Umawiamy si, |e ukBadom fizycznym, ktre mog by jednocze[nie ze sob w stanie rwnowagi cieplnej, przypisujemy t sam temperatur. 15.2.2 Kinetyczna interpretacja temperatury Teraz gdy zapoznali[my si z pojciem temperatury poznamy jej definicj na gruncie teorii kinetycznej, czyli przy podej[ciu mikroskopowym. Definicja Temperatur bezwzgldn definiujmy jako wielko[ wprost proporcjonaln do [redniej energii kinetycznej czsteczek. 2 2 mv # # T = # # (15.13) 3k 2 # # Czynnik (2/3k) jest wspBczynnikiem proporcjonalno[ci. Warto[ staBej k, zwanej staB Boltzmana, wynosi k = 1.3810-23 J/K. Z tej definicji wynika, |e [rednie energie kinetyczne ruchu postpowego (na czsteczk) dla dwu kontaktujcych si gazw s rwne. 15.2.3 Rwnanie stanu gazu doskonaBego ___ 2 Je|eli obliczymy v z zale|no[ci (15.13) i podstawimy do rwnania (15.10) to otrzymamy rwnanie stanu gazu doskonaBego w postaci pV = N kT (15.14) Poniewa| przy opisie wBasno[ci gazw wygodnie jest posBugiwa si liczb moli n to rwnanie stanu gazu czsto przedstawia si w postaci pV = nRT (15.15) 193 ModuB V  Kinetyczna teoria gazw i termodynamika I gdzie staBa R = 8.314J/mol K jest uniwersaln staB gazow zwizan ze staB Boltzmana i liczb Avogadra NAv relacj R = kNAv. StaBa Avogadra NAv = 6.0231023 1/mol, okre[la liczb czsteczek w jednym molu. Przypomnijmy, |e mol jest ilo[ci materii ukBadu zawierajcego liczb czsteczek rwn liczbie atomw zawartych w 0.012 kg wgla 12C (rwn NAv). Rwnanie stanu gazu doskonaBego zostaBo sformuBowane w XIX w. przez Clapeyrona na podstawie trzech praw empirycznych odkrytych wcze[niej przez innych badaczy: " Prawo Boyle'a-Mariotte'a stwierdza, |e w staBej temperaturze iloczyn ci[nienia i objto[ci danej masy gazu jest staBy pV = const.; " Prawo Charlesa mwi, |e przy staBej objto[ci gazu stosunek ci[nienia i temperatury danej masy gazu jest staBy p/T = const.; " Prawo Gay-Lussaca stwierdza, |e dla staBego ci[nienia stosunek objto[ci do temperatury danej masy gazu jest staBy V/T = const. wiczenie 15.2 Sprbuj przedstawi graficznie te trzy zale|no[ci wykre[lajc je w r|nych ukBadach wspBrzdnych zamieszczonych poni|ej. Rozwizanie mo|esz sprawdzi na koDcu moduBu. Clapeyron podsumowaB te wyniki podajc zale|no[ pV = const. (15.16) T zgodn z rwnaniem stanu gazu doskonaBego (15.15). 15.2.4 Pomiar temperatury, skale temperatur {eby wyznaczy temperatur na podstawie definicji (15.13) musieliby[my wyznaczy energi kinetyczn czsteczek gazu co jest bardzo trudne. Ale mo|emy si posBu|y rwnaniem stanu gazu doskonaBego (15.15). Aatwo bowiem jest zmierzy iloczyn pV na przykBad dla gazu pod staBym ci[nieniem lub przy staBej objto[ci. Termometr gazowy sBu|yB przez wiele lat jako wzorzec temperatury. Za jego pomoc okre[lono do[wiadczalnie punkty odniesienia, takie jak na przykBad punkt wrzenia wody, dla praktycznych pomiarw temperatur. W praktyce w powszechnym u|yciu jest skala 194 ModuB V  Kinetyczna teoria gazw i termodynamika I Celsjusza . W tej skali temperatura rwnowagi wody i lodu wynosi 0 C, a temperatura rwnowagi wody i pary wodnej wynosi 100 C. Natomiast w fizyce stosujemy bezwzgldn termodynamiczn skal temperatur nazywan skal Kelvina . Jednostki Jednostk temperatury bezwzgldnej jest kelwin (K). Poniewa| w obu skalach Kelvina i Celsjusza r|nica pomidzy temperatur zamarzania i wrzenia wody wynosi 100 stopni wic wielko[ stopnia jest taka sama w obu skalach. Midzy temperatur w skali Celsjusza tC a temperatur w skali bezwzgldnej T zachodzi zwizek tC = T - 273.15 (15.17) 15.3 Ekwipartycja energii Wiemy ju| na podstawie rwnania (15.13), |e w rwnowadze termodynamicznej [rednie energie kinetyczne ruchu postpowego wszystkich czsteczek s rwne. Powstaje pytanie czy czsteczka mo|e gromadzi energi w innej postaci ni| energia ruchu postpowego? Odpowiedz jest twierdzca: je|eli tylko czsteczka nie ma ksztaBtu kulki (czsteczka jednoatomowa), a ma pewn struktur wewntrzn to mo|e wirowa i drga. PrzykBadowo, dwuatomowa czsteczka w ksztaBcie hantli (rysunek 15.2) bdzie si obraca po zderzeniu z inn czsteczk. Rys. 15.2. Dwuatomowa czstka w ksztaBcie hantli o dwch rotacyjnych stopniach swobody Na podstawie mechaniki statystycznej mo|na pokaza, |e gdy liczba punktw materialnych jest bardzo du|a i obowizuje mechanika Newtonowska to: 195 ModuB V  Kinetyczna teoria gazw i termodynamika I Prawo, zasada, twierdzenie Dostpna energia rozkBada si w rwnych porcjach na wszystkie niezale|ne sposoby, w jakie czsteczka mo|e j absorbowa. Twierdzenie to nosi nazw zasady ekwipartycji energii. Ka|dy z tych sposobw absorpcji energii nazywa si stopniem swobody i jest rwny liczbie niezale|nych wspBrzdnych potrzebnych do okre[lenie poBo|enia ciaBa w przestrzeni. Mo|emy wic zasad ekwipartycji energii wyrazi innymi sBowami: Prawo, zasada, twierdzenie Zrednia energia kinetyczna na ka|dy stopieD swobody jest taka sama dla wszystkich czsteczek. Na podstawie rwnania (15.13) [rednia energia kinetyczna ruchu postpowego czsteczki wynosi 1 3 2 mv = kT (15.18) 2 2 Odpowiada to trzem stopniom swobody poniewa| potrzebujemy trzech wspBrzdnych (x, y, z) do okre[lenia poBo|enia [rodka masy czsteczki. Std [rednia energia przypadajca na 1 jeden stopieD swobody wynosi kT na czsteczk. 2 Dla czsteczek obracajcych si potrzeba dodatkowych wspBrzdnych do opisania ich obrotu wic mamy dodatkowe stopnie swobody. O ile dla N czsteczek nie obracajcych si caBkowita energia wewntrzna U jest energi kinetyczn ruchu postpowego 3 U = NkT (15.19) 2 to dla czstek wieloatomowych, ktre mog obraca si swobodnie we wszystkich trzech kierunkach (wokB osi x, y, z) 3 3 U = Ek , post. + Ek ,obr. = NkT + NkT = 3NkT (15.20) 2 2 Natomiast dla czstki dwuatomowej (hantli pokazanej na rysunku 15.2)) 3 2 5 U = Ek , post. + Ek ,obr. = NkT + NkT = NkT (15.21) 2 2 2 W tym przypadku mamy tylko dwa rotacyjne stopnie swobody bo moment bezwBadno[ci wzgldem osi hantli (o[ x) jest znikomo maBy. Zwrmy uwag, |e mwimy tu o energii "ukrytej" (wewntrznej) czstek, a nie o energii makroskopowej (zwizanej z przemieszczaniem masy). O energii wewntrznej mwili[my 196 ModuB V  Kinetyczna teoria gazw i termodynamika I przy zasadzie zachowania energii (energia indywidualnych czstek nie zawarta w energii kinetycznej czy potencjalnej ciaBa jako caBo[ci). Energi wewntrzn oznacza si zazwyczaj przez U i takie oznaczenie bdziemy dalej stosowa. 15.4 Pierwsza zasada termodynamiki W mechanice rozwa|ali[my zmiany energii mechanicznej ukBadu bdce wynikiem pracy wykonanej przez siBy zewntrzne. W przemianach termodynamicznych mo|liwy jest inny (nie mechaniczny) sposb przekazywania energii. Gdy dwa ukBady o r|nych temperaturach zetkniemy ze sob to ciepBo Q przepBywa z ciaBa cieplejszego do chBodniejszego. Zgodnie z zasad zachowania energii Prawo, zasada, twierdzenie CiepBo pobrane przez ukBad jest rwne wzrostowi energii wewntrznej ukBadu plus pracy wykonanej przez ukBad nad otoczeniem zewntrznym. czyli Q = "U +W (15.22) "U = Q -W To jest sformuBowanie pierwszej zasady termodynamiki. W tym zapisie mamy rozdzielon energi ciaBa na cz[ makroskopow (energi mechaniczn) i mikroskopow (energi wewntrzn). Zasada ta dziaBa rwnie| w "drug stron" to znaczy, gdy nad ukBadem zostanie wykonana praca to ukBad mo|e oddawa ciepBo. To rwnanie czsto piszemy w posta r|niczkowej dU = dQ - dW (15.23) Widzimy, |e zmiana energii wewntrznej zwizana jest z ciepBem pobieranym (dQ>0) lub oddawanym (dQ<0) przez ukBad oraz z prac wykonan przez ukBad (dW>0) lub nad ukBadem (dW<0). Rozpatrzymy teraz gaz dziaBajcy siB F na tBok o powierzchni S, jak na rysunku 15.3 Rys. 15.3. Gaz wykonuje prac przesuwajc tBok na odcinku dx 197 ModuB V  Kinetyczna teoria gazw i termodynamika I Praca wykonana przez gaz wynosi F dW = Fd x = Sd x = pdV (15.24) S i wtedy dU = dQ - pdV (15.25) Pamitamy, |e w mechanice praca siB zachowawczych wykonana nad punktem materialnym poruszajcym si midzy dwoma punktami zale|aBa tylko od tych punktw, a nie od Bczcej je drogi. W termodynamice stwierdzamy, |e Prawo, zasada, twierdzenie Zmiana energii wewntrznej ukBadu, przy przej[ciu pomidzy dwoma stanami, zale|y wyBcznie od tego jaki jest stan pocztkowy i koDcowy przej[cia. Oznacza to, |e chocia| dQ i dW z osobna zale| od drogi przej[cia to dU ma okre[lon warto[ niezale|n od sposobu przej[cia ukBadu do stanu koDcowego. Tak wielko[ fizyczn (funkcj tego typu), ktra charakteryzuje stan ukBadu, i ktrej warto[ci nie zale| od sposobu w jaki ukBad zostaB do danego stanu doprowadzony nazywamy funkcj stanu . wiczenie 15.3 Teraz korzystajc z pierwszej zasady termodynamiki okre[l jaki znak maj zmiana energii wewntrznej "U oraz praca W dla cyklu przemian 1!2!3!4!1 pokazanych na rysunku poni|ej (wykres p(V)). Wyniki zapisz w zamieszczonej tabeli. Zauwa|, |e obliczanie pracy W = p"V sprowadza si do obliczenia pola pod wykresem p(V). Przemiana znak (+/0/-) W "U 1!2 2!3 3!4 4!1 1!2!3!4!1 198 ModuB V  Kinetyczna teoria gazw i termodynamika I Przyjmujc warto[ci V1 = V4 = 1 dm3, V2 = V3 = 2 dm3, p1 = p2 = 1 atm. oraz p3 = p4 = 1.01 atm. Oblicz prac wykonan w cyklu zamknitym 1!2!3!4!1. W = Rozwizanie mo|esz sprawdzi na koDcu moduBu. 15.5 CiepBo wBa[ciwe Definicja CiepBo wBa[ciwe substancji definiujemy jako dQ/dT czyli ilo[ ciepBa, ktr trzeba dostarczy do jednostki masy, |eby spowodowa jednostkow zmian jej temperatury. Gdy mas wyra|amy w kilogramach to mwimy o cieple wBa[ciwym wagowym , a gdy wyra|amy j w molach to mamy do czynienia z molowym ciepBem wBa[ciwym . 15.5.1 CiepBo wBa[ciwe przy staBej objto[ci CiepBo wBa[ciwe jednego mola gazu utrzymywanego w staBej objto[ci oznaczamy cv. Poniewa| dV = 0 wic zgodnie z pierwsz zasad termodynamiki dU = dQ, a std d Q dU cV = = (15.26) dT dT Dla gazu jednoatomowego (dla jednego mola) mamy na podstawie rwnania (15.19) 3 3 U = NAvkT = RT . Zatem 2 2 3 cV = R (15.27) 2 Dla jednego mola gazu dwuatomowego na podstawie rwnania (15.21) 5 cV = R (15.28) 2 a dla jednego mola czsteczek wieloatomowych z rwnania (15.20) cV = 3R (15.29) Jak wynika z powy|szych obliczeD mechanika klasyczna przewiduje ciepBo wBa[ciwe niezale|ne od temperatury. Tymczasem badania pokazuj, |e jest to prawdziwe tylko dla gazw jednoatomowych. Dla pozostaBych cv ro[nie z temperatur. 199 ModuB V  Kinetyczna teoria gazw i termodynamika I PrzykBad takiej zale|no[ci jest pokazany na rysunku 15.4 gdzie przedstawiono ciepBo wBa[ciwe cv dla wodoru (czsteczka dwuatomowa H2) w funkcji temperatury (w skali logarytmicznej). Rys. 15.4. Zale|no[ molowego ciepBa wBa[ciwego wodoru od temperatury 3 Zauwa|my, |e w temperaturach ni|szych od 100 K, cV = R co wskazuje, |e w tak 2 niskich temperaturach czsteczka porusza si tylko ruchem postpowym i nie wiruje. Rotacja staje si mo|liwa dopiero w temperaturach powy|ej 100 K; i dopiero wtedy 5 cV = R . Ale w temperaturach powy|ej 2000 K ciepBo wBa[ciwe cv ro[nie do warto[ci 2 7 cV = R co oznacza, |e przybyBy jeszcze dwa stopnie swobody. Ten wynik do[wiadczalny 2 wi|emy z drganiami atomw w czsteczkach. W tak wysokich temperaturach czsteczka przestaje si zachowywa jak ciaBo sztywne i zderzenia midzy czsteczkami powoduj, |e dwa atomy wodoru (w czsteczce) bd drgaBy. WytBumaczenie tych zjawisk nie jest mo|liwe na gruncie mechaniki klasycznej. Dopiero mechanika kwantowa daje wyja[nienie tych zmian ciepBa wBa[ciwego. Na jej gruncie mo|na pokaza, |e do wzbudzenia rotacji potrzeba pewnej minimalnej energii. Podobnie jest dla ruchu drgajcego, ktry mo|e by wywoBany dopiero dla dostatecznie wysokiej energii. Wicej o rotacyjnych i wibracyjnych stopniach swobody czsteczki wodoru mo|esz dowiedzie si w Dodatku 1, na koDcu moduBu V. Zatem w wysokich temperaturach oprcz energii kinetycznej ruchu postpowego i obrotowego istnieje jeszcze energia kinetyczna i potencjalna drgaD. Wobec tego [rednia energia wewntrzna na czsteczk wodoru wynosi 200 ModuB V  Kinetyczna teoria gazw i termodynamika I 3 2 1 1 7 U = Ek. post. + Ek.obr. + Ek.drg. + Epot.drg. = kT + kT + kT + kT = kT (15.30) 2 2 2 2 2 a dla 1 mola 7 U = RT (15.31) 2 Std otrzymujemy molowe ciepBo wBa[ciwe przy staBej objto[ci 7 cV = R (15.32) 2 15.5.2 CiepBo wBa[ciwe przy staBym ci[nieniu Zgodnie z pierwsz zasad termodynamiki dQ = dU + pdV (15.33) a na podstawie rwnania (15.26) dU = cV dT wic d Q = cv dT + pdV (15.34) Z rwnania stanu gazu doskonaBego (15.15) wynika, |e dla jednego mola gazu pdV = RdT wic d Q = cv dT + RdT (15.35) Dzielc stronami przez dT otrzymujemy d Q = cv + R (15.36) dT a to z definicji jest rwne ciepBu wBa[ciwemu przy staBym ci[nieniu cp, wic cp = cv + R (15.37) Widzimy, |e ciepBo wBa[ciwe przy staBym ci[nieniu jest wiksze od ciepBa wBa[ciwego przy staBej objto[ci cp > cv. Dzieje si tak dlatego, |e w przemianie izobarycznej trzeba dostarcza ciepBa nie tylko na zmian energii wewntrznej, zwizan ze zmian temperatury, ale i na wykonanie pracy zwizanej ze zmian objto[ci podczas gdy w przemianie izochorycznej praca jest rwna zeru. 201 ModuB V  Kinetyczna teoria gazw i termodynamika I wiczenie 15.4 Korzystajc z powy|szej zale|no[ci (15.37) i pamitajc, |e [rednia energia przypadajca 1 na jeden stopieD swobody wynosi RT dla jednego mola, sprbuj uzupeBni poni|sz 2 tabel i wpisa teoretyczne warto[ci molowego ciepBa wBa[ciwego r|nych rodzajw gazw doskonaBych. cv cp/cv Typ gazu cp Jednoatomowy Dwuatomowy + rotacja Dwuatomowy + rotacja + drgania Wieloatomowy + rotacja Wieloatomowy + rotacja + drgania 15.6 Rozpr|anie izotermiczne i adiabatyczne Rozpr|anie si gazu zamknitego w cylindrze z ruchomym tBokiem zostaBo szeroko wykorzystane w konstrukcji silnikw. Rozpatrzymy teraz dwa zwykle wystpujce procesy to jest rozpr|anie izotermiczne i rozpr|anie adiabatyczne. 15.6.1 Rozpr|anie izotermiczne Przy rozpr|aniu izotermicznym trzeba utrzymywa staB temperatur [cian cylindra; wic tBok musi porusza si wolno, |eby gaz mgB pozostawa w rwnowadze termicznej ze [ciankami cylindra. Poniewa| T = const., wic dU = 0. Std, na podstawie pierwszej zasady termodynamiki, otrzymujemy warunek d Q = dW = pdV , a dalej V2 V2 V2 # # NkT dV # #dV #V2 # "Q = "W = p dV = = NkT ln# # (15.38) +" +"# V # = NkT +" V V1 # # # # V1 V1 V1 NkT gdzie, na podstawie rwnania stanu gazu doskonaBego, podstawiono p = . V 15.6.2 Rozpr|anie adiabatyczne Czsto w silnikach nie s speBnione warunki rozpr|ania izotermicznego bo tBok porusza si bardzo szybko i nie ma do[ czasu na przepByw ciepBa pomidzy gazem a [cianami cylindra. Tak przemian zachodzc bez wymiany ciepBa z otoczeniem nazywamy przemian adiabatyczn . Oznacza to, |e dQ = 0 i pierwsza zasada termodynamiki przyjmuje posta dU + pdV = 0 . Rwnanie to mo|na przeksztaBci do postaci pV = const. (15.39) 202 ModuB V  Kinetyczna teoria gazw i termodynamika I gdzie  = cp / cv . Rwnanie to nosi nazw rwnania Poissona dla przemiany adiabatycznej. Z wyprowadzeniem rwnania Poissona dla przemiany adiabatycznej mo|esz zapozna si w Dodatku 2, na koDcu moduBu V. Z tego rwnania i rwnania stanu gazu doskonaBego wynika, |e w przemianie adiabatycznej zmieniaj si wszystkie parametry stanu gazu: p, V i T. wiczenie 15.5 Adiabatyczne rozpr|anie wykorzystuje si w chBodnictwie (chBodziarka spr|arkowa), a przede wszystkim w silniku spalinowym. Korzystajc z naszych obliczeD sprbuj teraz rozwiza nastpujce zadanie. Silnik benzynowy ma stopieD spr|ania 9 tzn. stosunek objto[ci koDcowej do pocztkowej gazu w cylindrze wynosi V2/V1 = 9. Oblicz jaki jest stosunek temperatury gazw wydechowych do temperatury spalania? Przy doborze warto[ci  uwzgldnij, |e powietrze jest w przewa|ajcej mierze mieszanin gazw dwuatomowych. Wskazwka: Skorzystaj z rwnania Poissona (15.39) i z rwnania stanu gazu doskonaBego. T2/T1 = Rozwizanie mo|esz sprawdzi na koDcu moduBu. 203 ModuB V  Kinetyczna teoria gazw i termodynamika II 16 Kinetyczna teoria gazw i termodynamika II 16.1 Zrednia droga swobodna Nasze dotychczasowe rozwa|ania dotyczyBy gazu doskonaBego. Takie uniwersalne podej[cie jest wygodne, ale musimy mie [wiadomo[, |e daje tylko przybli|ony opis rzeczywistych gazw. Teraz sprbujemy omwi niektre istotne wBa[ciwo[ci gazu rzeczywistego. Zwrmy na przykBad uwag na to, |e gdyby czsteczki byBy punktowe to nie zderzaByby si w ogle ze sob. Tak wic w opisie zderzeD musimy uwzgldni skoDczone wymiary czsteczek. Bdziemy teraz traktowa czsteczki jako kuleczki o [rednicy d. Oznacza to, |e zderzenie pomidzy czsteczkami bdzie miaBo miejsce gdy odlegBo[ midzy ich [rodkami bdzie mniejsza ni| d. Inaczej mwic czsteczka zachowuje si jak tarcza o efektywnej powierzchni 2  = d (16.1) Ta powierzchnia nosi nazw caBkowitego przekroju czynnego . W czasie t czsteczka poruszajca si z prdko[ci v przemiata objto[ walca rwn vts. Je|eli n jest liczb czsteczek w jednostce objto[ci to na swej drodze (w tym walcu) nasza czstka napotka nz innych czsteczek nz = vtn (16.2) Tym samym otrzymali[my liczb zderzeD, ktrych doznaje czsteczka w czasie t. Wida, |e zale|y ona od rozmiarw czsteczek i od ich liczby w jednostce objto[ci. Wprowadzimy teraz pojcie [redniej drogi swobodnej  . Definicja Zredni drog swobodn definiujemy jako [redni odlegBo[ przemywan przez czsteczk pomidzy kolejnymi zderzeniami. Rys. 16.1. PrzykBadowa droga, po ktrej porusza si czsteczka gazu zderzajca si z innymi czsteczkami; wszystkie pozostaBe czsteczki poruszaj si w taki sposb 204 ModuB V  Kinetyczna teoria gazw i termodynamika II Zrednia droga swobodna jest rwna caBkowitej odlegBo[ci przebywanej przez czstk podzielonej przez liczb zderzeD (rysunek 16.1). vt 1 1  = = = (16.3) 2 vt n  n  d n Rwnanie (16.3) wyprowadzili[my przy zaBo|eniu, |e czstka zderza si z innymi nieruchomymi czsteczkami. W rzeczywisto[ci czsteczki uderzaj w inne te| poruszajce si czsteczki. Rzeczywista czsto[ zderzeD jest wic wiksza, a [rednia droga swobodna mniejsza 1  = (16.4) 2 2 d n Ta r|nica we wzorach wynika z tego, |e w poprzednim rwnaniu (16.3) wystpujce tam dwie prdko[ci s r|ne: prdko[ w liczniku to prdko[ [rednia czsteczek v wzgldem naczynia, a prdko[ w mianowniku to [rednia prdko[ wzgldna w stosunku do innych czsteczek. Mo|na si przekona jako[ciowo, |e te prdko[ci s r|ne. Na przykBad, gdy czstki biegn naprzeciw siebie to maj wzgldn prdko[ rwn 2v , gdy pod ktem prostym to rwn v 2 , a gdy w t sam stron to wzgldna prdko[ jest rwna zeru. Uwzgldniajc rzeczywisty rozkBad prdko[ci otrzymujemy vwzgl. = v 2 . PrzykBad Sprbujmy teraz oszacowa jaka jest typowa [rednia droga swobodna i jak czsto czstki zderzaj si ze sob. W tym celu rozpatrzmy czstki powietrza w temperaturze 300 K (27 C) i pod ci[nieniem 1 atm. Przyjmijmy [rednic czsteczek rwn d = 210-8 cm. W tych warunkach jeden mol powietrza zajmuje okoBo 22.4 dm3, a poniewa| w molu znajduje si NAv = 6.0231023 czsteczek to ich koncentracja wynosi n = 2.71019/cm3. Korzystajc z rwnania (16.4) otrzymujemy [redni drog swobodn rwn  = 2.110-5 cm, co stanowi okoBo tysica [rednic czsteczkowych (1000d). Czsto[ zderzeD obliczamy dzielc [redni prdko[ czsteczek przez [redni drog swobodn v f = (16.5)  Do naszych celw posBu|ymy si warto[ci prdko[ci [redniej kwadratowej (v[r. kw. = 483 m/s) obliczonej w wiczeniu w wiczeniu 15.1. Odpowiednia czsto[ zderzeD wynosi f = 2.3109 1/s. Zrednio ka|da czstka zderza si w cigu sekundy ponad 2 miliardy razy! WBa[nie dziki tak du|ej liczbie zderzeD oglny rozkBad prdko[ci nie zmienia si. 16.2 RozkBad Maxwella prdko[ci czsteczek W przykBadzie, w poprzednim rozdziale posBugiwali[my si pojciem prdko[ci [redniej czsteczek gazu. Jednak ka|dy gaz ma charakterystyczny rozkBad prdko[ci, ktry 205 ModuB V  Kinetyczna teoria gazw i termodynamika II zale|y od temperatury. Czstki nie mog mie takich samych prdko[ci bo przecie| ich prdko[ci zmieniaj si w wyniku zderzeD. Clerk Maxwell podaB prawo rozkBadu prdko[ci czsteczek, ktre dla gazu zawierajcego N czsteczek ma posta 3 2 # #2 2 - mv m 2kT (16.6) N(v) = 4N# # v e # # 2 kT # # Funkcja N(v) okre[la prawdopodobieDstwo, |e w temperaturze T, dN spo[rd wszystkich N czsteczek ma prdko[ci zawarte w przedziale od v do v + d v; k jest staB Boltzmana, a m mas czsteczki. CaBkowit liczb czsteczek mo|na zatem obliczy dodajc (tj. caBkujc) liczby czstek dla poszczeglnych r|niczkowych przedziaBw prdko[ci dv " N = N(v) dv (16.7) +" 0 Na rysunku 16.2 pokazany jest rozkBad Maxwella prdko[ci dla dwch r|nych temperatur; gdzie zaznaczono prdko[ [redni, prdko[ [redni kwadratow i prdko[ najbardziej prawdopodobn. Rys. 16.2. RozkBad prdko[ci dla temperatur 70 K i 300 K. Pionowymi, liniami zaznaczono prdko[ci: (a) najbardziej prawdopodobn; (b) [redni; (c) [redni kwadratow. Zauwa|my, |e krzywa rozkBadu nie jest symetryczna, bo dolny limit (najmniejsza prdko[) rwny jest zeru, podczas gdy grny nieskoDczono[ci. Ze wzrostem temperatury ro[nie prdko[ [rednia kwadratowa. Obszar prdko[ci jest teraz wikszy. Poniewa| liczba 206 ModuB V  Kinetyczna teoria gazw i termodynamika II czstek (pole pod krzyw) jest staBa wic rozkBad si "rozpBaszcza". Wzrost, wraz z temperatur, liczby czstek o prdko[ciach wikszych od danej tBumaczy wiele zjawisk takich jak np. wzrost szybko[ci reakcji chemicznych towarzyszcych zwikszeniu temperatury. Ponadto rozkBad prdko[ci zale|y od masy czsteczek. Im mniejsza masa tym wicej szybkich czsteczek (w danej temperaturze). Dlatego na przykBad wodr Batwiej ucieka z grnych warstw atmosfery ni| tlen czy azot. Mo|esz prze[ledzi zale|no[ rozkBadu prdko[ci czstek gazu od temperatury fal w zale|no[ci korzystajc z darmowego programu komputerowego  RozkBad Maxwella prdko[ci czsteczek dostpnego na stronie WWW autora. 16.3 Rwnanie stanu Van der Waalsa Przypomnijmy, |e rwnanie stanu gazu doskonaBego pV = nRT dobrze opisuje gazy rzeczywiste ale przy maBych gsto[ciach. Przy wikszych gsto[ciach nie mo|na pomin faktu, |e czstki zajmuj cz[ objto[ci dostpnej dla gazu oraz |e dziaBaj na siebie siBami przycigania lub odpychania w zale|no[ci od odlegBo[ci midzy nimi. Van der Waals zmodyfikowaB rwnanie stanu gazu doskonaBego, tak aby uwzgldni te czynniki. Je|eli czstki posiadaj skoDczon objto[ to rzeczywista objto[ dostpna dla czstek jest mniejsza od objto[ci naczynia. "Objto[ swobodna" jest mniejsza od objto[ci naczynia o "objto[ wBasn" czsteczek b. Je|eli oznaczymy przez v objto[ przypadajc na jeden mol v = V/n to otrzymamy zmodyfikowane rwnanie stanu gazu p(v - b) = RT (16.8) Mo|na rwnie| prosto uwzgldni efekt siB midzyczsteczkowych. W dowolnym miejscu w naczyniu siBa przycigania pomidzy n czsteczkami (na jednostk objto[ci) z ssiednimi n czsteczkami (na jednostk objto[ci) jest proporcjonalna do n2 czyli proporcjonalna do 1/v2. SiBa przycigajca wywoBuje dodatkowe ci[nienie. Std otrzymujemy rwnanie Van der Waalsa a # #(v - b) = RT p + # # (16.9) 2 v # # StaBe a i b, r|ne dla r|nych gazw, wyznaczamy do[wiadczalnie. Na rysunku 16.3 porwnano zachowanie si gazu doskonaBego (a) z gazem Van der Waalsa (b). Skala obu rysunkw jest jednakowa. Izotermy gazu doskonaBego s hiperbolami danymi rwnaniem pV = const. Natomiast dla gazu Van der Waalsa ci[nienie zmienia si zgodnie z zale|no[ci RT a p = - (16.10) 2 (v - b) v 207 ModuB V  Kinetyczna teoria gazw i termodynamika II Widzimy, |e dla wysokich temperatur izotermy gazu Van der Waalsa zbli|aj si do izoterm dla gazu idealnego. Natomiast poni|ej pewnej temperatury, tak zwanej temperatury krytycznej , obserwujemy charakterystyczne minima i maksima w zale|no[ci p(v). Rys. 16.3. Porwnanie izoterm gazu doskonaBego (a) z izotermami gazu Van der Waalsa (b) Temperatura krytyczna jest wa|nym parametrem charakteryzujcym dany gaz. Poni|ej temperatury krytycznej gaz rzeczywisty mo|e ulec skropleniu, a powy|ej niej mo|e wystpowa wyBcznie w stanie gazowym. Temperatury krytyczne wikszo[ci gazw s niskie i dlatego nie jest Batwo je skropli. Na przykBad temperatura krytyczna dwutlenku wgla wynosi 304 K, ale wodoru ju| 33 K, a helu 5.3 K. Pionierami badaD nad uzyskiwaniem niskich temperatur byli Karol Olszewski i Zygmunt Wrblewski, ktrzy w 1883 roku jako pierwsi dokonali skroplenia powietrza (azot, tlen). Chocia|, rwnanie Van der Waalsa daje dobry opis jako[ciowy to bywa czasami zawodne przy opisie ilo[ciowym. Jednak nie jest znana prosta formuBa, ktra stosowaBaby si do r|nych gazw w r|nych warunkach. 16.4 Procesy odwracalne i nieodwracalne, cykl Carnota 16.4.1 Procesy odwracalne i nieodwracalne Rozpatrzmy dwa przypadki izotermicznego spr|ania gazu. W pierwszym, tBok przesuwamy bardzo szybko i czekamy a| ustali si rwnowaga z otoczeniem. W czasie takiego procesu ci[nienie i temperatura gazu nie s dobrze okre[lone bo nie s jednakowe w caBej objto[ci. W drugim tBok przesuwamy bardzo powoli tak, |e ci[nienie i temperatura gazu s w ka|dej chwili dobrze okre[lone. Poniewa| zmiana jest niewielka to gaz szybko osiga nowy stan rwnowagi. Mo|emy zBo|y caBy proces z cigu takich maBych przesuni tBoka i wtedy podczas caBego procesu gaz jest bardzo blisko rwnowagi. Je|eli bdziemy zmniejsza nasze zmiany to w granicy dojdziemy do procesu idealnego, w ktrym wszystkie stany po[rednie (pomidzy pocztkowym i koDcowym) s stanami rwnowagi. 208 ModuB V  Kinetyczna teoria gazw i termodynamika II Pierwszy proces nazywamy procesem nieodwracalnym , a proces drugi procesem odwracalnym . Definicja Proces nazywamy odwracalnym gdy za pomoc bardzo maBej (r|niczkowej) zmiany otoczenia mo|na wywoBa proces odwrotny do niego tzn. przebiegajcy po tej samej drodze w przeciwnym kierunku. 16.4.2 Cykl Carnota PrzykBadem cyklu odwracalnego jest cykl Carnota. Jest to bardzo wa|ny cykl odwracalny poniewa| wyznacza granic naszych mo|liwo[ci zamiany ciepBa na prac. Cykl Carnota, pokazany na rysunku 16.4 przebiega czterostopniowo: 1. Gaz znajduje si w stanie rwnowagi p1, V1, T1. Cylinder stawiamy na zbiorniku ciepBa (T1) i pozwalamy, |eby gaz rozpr|yB si izotermicznie do stanu p2, V2, T1. W tym procesie gaz pobiera ciepBo Q1 i jego kosztem wykonuje prac podnoszc tBok. 2. Cylinder stawiamy na izolujcej podstawce i pozwalamy na dalsze rozpr|anie (adiabatyczne) gazu do stanu p3, V3, T2. Gaz wykonuje prac przy podnoszc tBok kosztem wBasnej energii i jego temperatura spada do T2. 3. Cylinder stawiamy na zimniejszym zbiorniku (T2) i spr|amy gaz izotermicznie do stanu p4, V4, T2. Prac wykonuje siBa zewntrzna pchajca tBok, a z gazu do zbiornika przechodzi ciepBo Q2. 4. Cylinder stawiamy na izolujcej podstawce i spr|amy adiabatycznie do stanu pocztkowego p1, V1, T1. SiBy zewntrzne wykonuj prac i temperatura gazu podnosi si do T1. Rys. 16.4. Cykl Carnota 209 ModuB V  Kinetyczna teoria gazw i termodynamika II Praca wykonywana przez gaz lub siB zewntrzn jest rwna ka|dorazowo polu pod wykresem p(V) odpowiadajcym danej przemianie (rysunek-animacja 16.4) . Std wypadkowa praca W wykonana przez ukBad w czasie peBnego cyklu jest opisana przez powierzchni zawart wewntrz zamknitej krzywej opisujcej caBy cykl. Wypadkowa ilo[ ciepBa pobrana przez ukBad podczas jednego cyklu wynosi Q1 - Q2. Natomiast wypadkowa zmiana energii wewntrznej wynosi zero bo stan koDcowy pokrywa si z pocztkowym, wic na podstawie pierwszej zasady termodynamiki otrzymujemy W = Q1 - Q2 (16.11) Schematycznie jest to przedstawione na rysunku 16.5. poni|ej. Rys. 16.5. Cz[ pobranego ciepBa Q1 jest w silniku zamieniana na prac W, a cz[ oddawana jako ciepBo Q2. Widzimy, |e pewna ilo[ ciepBa zostaBa zamieniona na prac. Mo|emy powtarza ten cykl uzyskujc potrzebn ilo[ pracy. Takie urzdzenie nazywamy silnikiem cieplnym . Sprawno[  silnika cieplnego definiujemy jako W Q1 - Q2  = = (16.12) Q1 Q1 Korzystajc z rwnania stanu gazu doskonaBego i z pierwszej zasady termodynamiki mo|na pokaza, |e sprawno[ silnika Carnota (dla gazu doskonaBego) wynosi W T1 - T2  = = (16.13) Q1 T1 Wicej o obliczaniu sprawno[ silnika Carnota mo|esz dowiedzie si w Dodatku 3, na koDcu moduBu V. 210 ModuB V  Kinetyczna teoria gazw i termodynamika II Cykl Carnota mo|na prowadzi w kierunku przeciwnym i wtedy urzdzenie dziaBa jako maszyna chBodzca. wiczenie 16.1 Sprbuj teraz, korzystajc z powy|szego wzoru obliczy maksymaln sprawno[ maszyny parowej, ktra pobiera z kotBa par o temperaturze 227 C, a oddaje do otoczenia par o temperaturze 127 C. Porwnaj t sprawno[ ze sprawno[ci zwykBego silnika samochodowego (okoBo 25%). Jaki wpByw na sprawno[ miaBoby podniesienie temperatury pary w kotle? Wyniki zapisz poni|ej. . = Rozwizanie mo|esz sprawdzi na koDcu moduBu. 16.5 Entropia i druga zasada termodynamiki Zwrmy jeszcze raz uwag na to, |e w trakcie pracy (cyklu) silnika cieplnego cz[ pobieranego ciepBa byBa oddawana do zbiornika o ni|szej temperaturze i w konsekwencji ta ilo[ ciepBa nie byBa zamieniana na prac. Powstaje pytanie, czy mo|na skonstruowa urzdzenie, ktre pobieraBoby ciepBo i w caBo[ci zamieniaBoby je na prac? Mogliby[my wtedy wykorzysta ogromne (z naszego punktu widzenia nieskoDczone) ilo[ci ciepBa zgromadzone w oceanach, ktre byByby stale uzupeBniane poprzez promieniowanie sBoneczne. Negatywna, niestety, odpowiedz na to pytanie jest zawarta w drugiej zasadzie termodynamiki. Poni|ej podane zostaBy rwnowa|ne sformuBowania tej zasady: Prawo, zasada, twierdzenie Niemo|liwa jest przemiana, ktrej jedynym wynikiem byBaby zamiana na prac ciepBa pobranego ze zrdBa majcego wszdzie jednakow temperatur. Oznacza to, |e nie mo|emy zbudowa doskonaBego silnika cieplnego, bo nie mo|emy wytwarza pracy pobierajc jedynie ciepBo z jednego zbiornika bez oddawania pewnej ilo[ci ciepBa do zbiornika zimniejszego. Prawo, zasada, twierdzenie {adna cyklicznie pracujca maszyna nie mo|e bez zmian w otoczeniu przenosi w sposb cigBy ciepBa z jednego ciaBa do drugiego o wy|szej temperaturze. Wiemy, z do[wiadczenia, |e ciepBo przepBywa od ciaBa cieplejszego do ciaBa zimniejszego. {eby zmieni ten kierunek musi zosta wykonana praca przez czynnik zewntrzny. Nie mo|na wic zbudowa doskonaBej maszyny chBodzcej, ktra bez dodatkowych efektw (wydatkowania pracy z zewntrz) przenosiBaby w sposb cigBy ciepBo z ciaBa zimniejszego do cieplejszego. 211 ModuB V  Kinetyczna teoria gazw i termodynamika II Prawo, zasada, twierdzenie {adna cykliczna maszyna cieplna pracujca pomidzy temperaturami T1 i T2 nie mo|e mie sprawno[ci wikszej ni| (T1 - T2)/T1. Oznacza to, |e |adna maszyna cieplna nie mo|e mie sprawno[ci wikszej od sprawno[ci silnika Carnota. Wicej o sprawno[ silnikw cieplnych mo|esz przeczyta w Dodatku 4, na koDcu moduBu V. 16.5.1 Termodynamiczna skala temperatur W Q1 - Q2 T1 -T2 Przypomnijmy, |e sprawno[ silnika Carnota jest rwna  = = = . Q1 Q1 T1 Wynika std, |e T1 Q1 = (16.14) T2 Q2 Mo|emy wic wyznaczy stosunek temperatur dowolnych zbiornikw ciepBa mierzc ilo[ ciepBa przenoszon podczas jednego cyklu Carnota. Wzr (16.14) stanowi definicj tak zwanej termodynamicznej skali temperatur . 16.5.2 Entropia Zerowa zasada termodynamiki wi|e si z pojciem temperatury . Pierwsza zasada termodynamiki wi|e si z pojciem energii wewntrznej . Natomiast drug zasad termodynamiki wi|emy z pojciem entropii . Prawo, zasada, twierdzenie Druga zasada termodynamiki mwi, |e w ukBadzie zamknitym entropia S nie mo|e male to znaczy dS e" 0. Entropia S jest termodynamiczna funkcj stanu, zale|y tylko od pocztkowego i koDcowego stanu ukBadu, a nie od drogi przej[cia pomidzy tymi stanami. Entropia jest funkcj okre[lon dla stanu rwnowagi, tak |e dla procesu odwracalnego Definicja dQ d S = (16.15) T lub dQ S = (16.16) +" T 212 ModuB V  Kinetyczna teoria gazw i termodynamika II gdzie dQ jest ciepBem dostarczanym do ukBadu w procesie odwracalnym. Z tego punktu widzenia szczeglnie interesujce s procesy adiabatyczne nie zwizane z przepBywem ciepBa pomidzy ukBadem i otoczeniem. W procesie adiabatycznym dQ = 0, wic dla procesu odwracalnego dS = 0 na podstawie rwnania (16.15). Oznacza to, |e Prawo, zasada, twierdzenie Entropia ukBadu izolowanego adiabatycznie, w ktrym zachodz procesy odwracalne, jest staBa. Jednocze[nie mo|na pokaza, |e dla procesu adiabatycznego nieodwracalnego, entropia ukBadu ro[nie. Mo|na uoglni zasad wzrostu entropii na ukBady nie izolowane adiabatycznie to znaczy takie, ktre wymieniaj ciepBo z otoczeniem. Traktujemy wtedy nasz ukBad i otoczenie razem jako jeden "wikszy" ukBad ponownie izolowany adiabatycznie. Wtedy d S + d So e" 0 (16.17) gdzie dSo jest zmian entropii otoczenia. Zmienia si wic entropia naszego ukBadu i otoczenia. Je|eli proces jest odwracalny to podczas przenoszenia ciepBa dQ z otoczenia do naszego ukBadu entropia otoczenia maleje o dQ/T, a entropia ukBadu ro[nie o t sam warto[ dQ/T, wic caBkowita zmiana entropii jest rwna zeru. Zatem posBugujc si entropi (zgodnie z drug zasad termodynamiki) mo|emy stwierdzi czy dany proces mo|e zachodzi w przyrodzie. PrzykBad PrzykBadem mo|e by zmiana entropii w gazie doskonaBym podczas odwracalnego izotermicznego rozpr|ania gazu od objto[ci V1 do objto[ci V2. Na podstawie pierwszej zasady termodynamiki mo|emy napisa dU = dQ - pdV (16.18) a poniewa| dla przemiany izotermicznej dU = 0 wic dQ = pdV (16.19) Mo|emy teraz obliczy entropi na podstawie rwnania (16.15) dQ pdV d S = = (16.20) T T Z rwnania stanu gazu doskonaBego pV = nRT obliczamy T i podstawiajc do powy|szego wzoru otrzymujemy dV d S = nR (16.21) V 213 ModuB V  Kinetyczna teoria gazw i termodynamika II a std V2 dV V2 "S = S2 - S1 = (16.22) +"nR V = nR ln V1 V1 Poniewa| gaz si rozpr|a to V2 > V1 wic rwnie| S2 > S1, czyli entropia ro[nie. Aby mc zrealizowa ten proces nasz ukBad musi by w kontakcie ze zbiornikiem o temperaturze T, ktry dostarcza ciepBo i tym samym zapewnia staB temperatur rozpr|ajcego si gazu. Entropia tego zbiornika maleje tak, |e suma entropii ukBadu i zbiornika nie zmienia si co jest charakterystyczne dla procesu odwracalnego. PosBugujc si pojciem entropii mo|na rwnie| pokaza, |e ciepBo przepBywa z ciaBa gorcego do zimnego, a nie odwrotnie. Wicej na ten temat przeczytasz w Dodatku 5, na koDcu moduBu V. 16.5.3 Entropia a nieuporzdkowanie Entropi ukBadu mo|na opisa na gruncie mechaniki statystycznej. W takim podej[ciu entropia jest miar nieuporzdkowania ukBadu czstek. Zgodnie z drug zasad termodynamiki dla procesw zachodzcych w przyrodzie entropia ukBadu (wraz z otoczeniem) ro[nie to znaczy, |e ro[nie rwnie| nieuporzdkowanie (ukBadu wraz z otoczeniem). Oznacza to, |e im wikszy jest stan nieporzdku (poBo|eD i prdko[ci czstek) w ukBadzie tym wiksze jest prawdopodobieDstwo, |e ukBad bdzie w tym stanie. Z definicji entropia ukBadu jest rwna Definicja S = k ln (16.23 gdzie, k jest staB Boltzmana, a  prawdopodobieDstwem, |e ukBad znajdzie si w danym stanie (w odniesieniu do wszystkich pozostaBych stanw). Poka|my teraz, |e to sformuBowanie jest rwnowa|ne definicji termodynamicznej entropii. W tym celu rozpatrzmy swobodne rozpr|anie gazu od objto[ci V1 do objto[ci koDcowej V2. Wzgldne prawdopodobieDstwo znalezienia jednej czstki w objto[ci V1 w porwnaniu do V2 jest rwne # # 1 V1 # # = (16.24) # # 2 # #1 V2 a dla N czstek N # # # # 1 V1 # # # # = (16.25) # # #V # 2 # #N # 2 # 214 ModuB V  Kinetyczna teoria gazw i termodynamika II Obliczamy teraz zmian entropii ukBadu # # 2 # # "S = S2 - S1 = k ln2 - k ln1 = k ln# # (16.26) 1 # # Podstawiajc zale|no[ (16.25) otrzymujemy # # #V2 # "S = Nk ln# # (16.27) V1 # # Rwnanie to mo|na, dzielc je i mno|c przez T, przeksztaBci do postaci # # #V2 # NkT ln# # V1 (16.28) # # "S = T gdzie wyra|enie w liczniku jest rwne ilo[ci ciepBa dostarczonego do ukBadu, aby ten przeszedB do stanu koDcowego w sposb odwracalny rozpr|ajc si izotermiczne (punkt 15.6). Ostatecznie wic "Q dQ "S = lub d S = (16.29) T T gdzie dQ jest ciepBem dostarczanym do ukBadu w procesie odwracalnym. Podsumowujc, w ujciu termodynamicznym stan rwnowagi odpowiada stanowi o najwikszej entropii, a w ujciu statystycznym jest stanem najbardziej prawdopodobnym. 16.6 Stany rwnowagi, zjawiska transportu 16.6.1 Stany rwnowagi W dotychczasowych naszych rozwa|aniach posBugiwali[my si pojciem stanu rwnowagi ukBadu , czyli stanu, w ktrym |aden z parametrw potrzebnych do makroskopowego opisu ukBadu nie zale|y od czasu. Zajmowali[my si procesami, ktre zaczynaBy si jednym stanem rwnowagi, a koDczyBy innym stanem rwnowagi. Dla ukBadu jednorodnego (przykBadowo gazu) w stanie rwnowagi do jego opisu wystarcza znajomo[ dwu podstawowych parametrw stanu na przykBad ci[nienia i objto[ci. Opis komplikuje si gdy mamy ukBad niejednorodny na przykBad ciecz w rwnowadze z par. Dla danej temperatury stan rwnowagi tego ukBadu jest mo|liwy przy r|nych objto[ciach ukBadu (od objto[ci zale|y ilo[ fazy ciekBej i gazowej). Natomiast temperatura i ci[nienie przestaj by niezale|ne. W ka|dej temperaturze rwnowaga jest mo|liwa tylko przy okre[lonym ci[nieniu (pary nasyconej). Przy wy|szym istnieje tylko ciecz, przy ni|szym para. Podobnie ciecz i ciaBo staBe mog istnie 215 ModuB V  Kinetyczna teoria gazw i termodynamika II w rwnowadze tylko w temperaturze topnienia, ktra jest funkcj ci[nienia. Wreszcie ciaBo staBe wspBistnieje w rwnowadze z par nasycon, ktrej ci[nienie jest funkcj temperatury. Krzywe rwnowagi pokazane na rysunku 16.6. Rys. 16.6. Krzywe rwnowagi dla ukBadu niejednorodnego. Obszar I - ciaBo staBe, obszar II - ciecz, obszar III - gaz Liter a oznaczona jest krzywa rwnowagi ciaBo staBe - ciecz (zwizek temperatury topnienia z ci[nieniem). Krzywa a' przedstawia t zale|no[ dla kilku nietypowych substancji, ktre przy topnieniu zmniejszaj objto[ na przykBad dla lodu. Krzywa b + b' pokazuje zale|no[ ci[nienia pary nasyconej od temperatury. Odcinek b' to krzywa rwnowagi ciaBo staBe - para, a odcinek b to krzywa rwnowagi ciecz - para. Krzywa rwnowagi ciecz - para koDczy si w punkcie krytycznym K. Dla temperatury wy|szej od temperatury punktu krytycznego K zanika r|nica pomidzy faz ciekB i gazow. Dlatego warunkiem skroplenia gazu jest ochBodzenie go poni|ej jego temperatury krytycznej. Punkt P, w ktrym Bcz si krzywe nazywamy punktem potrjnym. W tym punkcie mog znajdowa si w rwnowadze wszystkie trzy stany skupienia. Dla wody odpowiada to ci[nieniu p = 610.6 Pa i T = 273.16 K (0.01 C). Punkt potrjny wody posBu|yB do definicji jednostki temperatury - kelwina. 16.6.2 Zjawiska transportu Znajomo[ dochodzenie ukBadw do stanw rwnowagi jest rwnie wa|na jak znajomo[ ich wBasno[ci w stanach rwnowagi, a ka|dy ukBad pozostawiony samemu sobie przez dostatecznie dBugi czas dochodzi do stanu rwnowagi. Teraz zapoznamy si z bardzo uproszczonym opisem zjawisk, ktre zachodz gdy ukBady d| do stanw rwnowagi. W zjawiskach tych mamy zawsze do czynienia z przenoszeniem (transportem) materii, energii, pdu lub Badunku elektrycznego. Wszystkie te zjawiska transportu opisujemy w pierwszym przybli|eniu za pomoc takiego samego rwnania r|niczkowego, ktre przedstawia propagacj (rozprzestrzenianie si) pewnej wielko[ci fizycznej  majc na celu osignicie rwnowagi 216 ModuB V  Kinetyczna teoria gazw i termodynamika II d j = -K (16.30) dx W tym rwnaniu j jest gsto[ci strumienia (gsto[ prdu) wielko[ci fizycznej , a K jest staB charakteryzujc dan sytuacj fizyczn. StaB K wi|emy z wBa[ciwo[ciami mikroskopowymi rozpatrywanego ukBadu statystycznego. Jest to tak zwany wspBczynnik transportu . Omwimy teraz krtko wybrane zjawiska transportu. Dyfuzja w gazie czyli przenoszenie czstek w kierunku obszarw o mniejszej koncentracji n (d|enie do wyrwnania koncentracji). Rwnanie (16.30) nosi teraz nazw rwnania dyfuzji i ma posta dn jD = -D (16.31) dx gdzie jD jest gsto[ci strumienia czstek, dn/dx jest r|nic st|eD wystpujc na odlegBo[ci dx, a D wspBczynnikiem dyfuzji. Rwnanie to znane jest pod nazw prawa Ficka. Poniewa| dyfuzja jest przenoszeniem czstek (z miejsc o wikszym st|eniu do miejsc o mniejszym st|eniu) wic mamy do czynienia z transportem masy. Przewodnictwo cieplne czyli transport energii wskutek ruchu czstek w kierunku obszaru o ni|szej T (d|enie do wyrwnania temperatury). Rwnanie transportu ciepBa ma posta dT jQ = - (16.32) dx gdzie jQ jest gsto[ci strumienia ciepBa, dT/dx jest r|nic temperatur w warstwie ciaBa o grubo[ci dx, a  jest wspBczynnikiem przewodnictwa cieplnego. Rwnanie to znane jest pod nazw prawa Fouriera. Przewodnictwo elektryczne czyli przenoszenie Badunku elektrycznego w wyniku ruchu elektronw (d|enie do wyrwnania potencjaBw elektrycznych). Rwnanie, zwane prawem Ohma, ma posta dV 1 dV 1 j = - = - = - E (16.33) d x  d x  gdzie dV/dx jest r|nic potencjaBw (napiciem) pomidzy punktami przewodnika odlegBymi o dx,  przewodno[ci elektryczn,  oporno[ci wBa[ciw, a E nat|eniem pola elektrycznego. Uwaga: wszystkie wspBczynniki transportu zale| od temperatury. Ten rozdziaB koDczy moduB pity; mo|esz teraz przej[ do podsumowania i zadaD testowych. 217 ModuB V - Podsumowanie Podsumowanie " Ci[nienie gazu doskonaBego zBo|onego z N czsteczek o masie m jest dane zale|no[ci 2 v pV = N m , gdzie V jest objto[ci naczynia z gazem. 3 " Temperatur bezwzgldn definiujmy jako wielko[ wprost proporcjonaln do [redniej 2 2 mv # # energii kinetycznej czsteczek T = ; staBa Boltzmana k = 1.3810-23 J/K. # # 3k 2 # # " Rwnanie stanu gazu doskonaBego mo|na zapisa w postaci pV = N kT lub pV = nRT , gdzie n jest liczb moli, a R = 8.314J/mol K uniwersaln staB gazow. " Z zasady ekwipartycji energii wynika, |e dostpna energia rozkBada si w rwnych porcjach na wszystkie niezale|ne sposoby, w jakie czsteczka mo|e j absorbowa, co jest rwnowa|ne stwierdzeniu, |e [rednia energia kinetyczna na ka|dy stopieD swobody jest taka sama dla wszystkich czsteczek. " Pierwsza zasada termodynamiki mwi, |e ciepBo pobrane przez ukBad jest rwne wzrostowi energii wewntrznej ukBadu plus pracy wykonanej przez ukBad nad otoczeniem zewntrznym Q = "U +W . Dla gazu dziaBajcego na tBok dW = pdV . dQ " CiepBo wBa[ciwe jednego mola gazu obliczamy jako c = . Dla jednego mola gazu dT 3 ciepBo wBa[ciwe przy staBej objto[ci wynosi cV = R , a dla czsteczki dwuatomowej 2 5 cV = R . cv jest zwizane z ciepBem wBa[ciwym przy staBym ci[nieniu cp relacj 2 cp = cv + R . # # V2 # # " Przy rozpr|aniu izotermicznym ciepBo pobrane przez gaz wynosi "Q = NkT ln# # V1 # # " Gdy gaz rozpr|a si adiabatycznie (bez wymiany ciepBa z otoczeniem) to pV  = const., gdzie  = cp/cv. " RozkBadu prdko[ci czsteczek w gazie (rozkBad Maxwella) ma posta 3 2 # #2 2 - mv m 2kT N(v) = 4N# # v e . # # 2 kT # # " Silnik Carnota pracujcy midzy dwoma zbiornikami ciepBa o temperaturach T1 i T2 ma W Q1 - Q2 T1 -T2 sprawno[  = = = , gdzie Q1 jest ciepBem pobranym ze zbiornika, Q1 Q1 T1 a Q2 ciepBem oddanym do zbiornika o temperaturze T2. " Jedno z rwnowa|nych sformuBowaD drugiej zasady termodynamiki mwi, |e |adna cykliczna maszyna cieplna pracujca pomidzy temperaturami T1 i T2 nie mo|e mie sprawno[ci wikszej ni| (T1 - T2)/T1. Oznacza to, |e |adna maszyna cieplna nie mo|e mie sprawno[ci wikszej od sprawno[ci silnika Carnota. " Druga zasada termodynamiki wi|e si z pojciem entropii. Wynika z niej, |e w ukBadzie zamknitym entropia nie mo|e male. 218 ModuB V - Podsumowanie " Zjawiska transportu opisujemy w pierwszym przybli|eniu za pomoc takiego samego d rwnania r|niczkowego, j = -K ktre przedstawia propagacj dx (rozprzestrzenianie si) pewnej wielko[ci fizycznej  majc na celu osignicie rwnowagi 219 ModuB V - MateriaBy dodatkowe MateriaBy dodatkowe do ModuBu V V. 1. Rotacyjne i wibracyjne stopnie swobody czsteczki wodoru Na gruncie mechaniki kwantowej mo|na pokaza, |e moment pdu obracajcej si czsteczki jest skwantowany i jego warto[ wynosi co najmniej L = h / 2 , gdzie h jest staB Plancka. Warto[ Lmin = 10-34 kg m2 s-1. Energia kinetyczna ruchu obrotowego jest 2 dana wyra|eniem Eobr. = I / 2 = L2 /(2I) , gdzie I jest momentem bezwBadno[ci. Dla czsteczki H2 m = 1.6710-27 kg, a R H" 510-11 m, wic I = 2mR2 H" 8.310-48 kg m2. Poniewa| na jeden stopieD swobody przypada energia kT/2 wic kT L2 = (V.1.1) 2 2I skd L2 T = (V.1.2) kI Std dla Lmin. = h / 2 otrzymujemy Tmin H" 90 K. Podobnie jest dla ruchu drgajcego, ktry tak|e jest skwantowany i minimalna energia drgaD Edrg. = hf , gdzie f jest czstotliwo[ci drgaD. Dla czsteczek typowe czstotliwo[ci drgaD s rzdu 1014 Hz (zakres podczerwieni i widzialny) i dla takiej czstotliwo[ci otrzymujemy energi drgaD H" 610-20 J co odpowiada temperaturze okoBo 4000 K. V. 2. Rwnanie Poissona dla przemiany adiabatycznej W przemianie adiabatycznej nie zachodzi wymiana ciepBa z otoczeniem . Oznacza to, |e dQ = 0 i pierwsza zasada termodynamiki przyjmuje posta dU + pdV = 0 . Rwnanie to mo|emy przepisa w postaci cv dT + pdV = 0 (V.2.1) R|niczkujc rwnanie stanu gazu doskonaBego (15.15) otrzymujemy (dla jednego mola gazu) pdV +V d p = R dT (V.2.2) Aczc oba powy|sze rwnania (eliminujc dT) otrzymujemy pdV V d p # cv # + + pdV = 0 # # (V.2.3) R R # # lub 220 ModuB V - MateriaBy dodatkowe cv + R cvV # # pdV + d p = 0 # # (V.2.4) R R # # Podstawiajc cp = cv + R otrzymujemy dV d p  + = 0 (V.2.5) V p gdzie  = cp / cv . Mo|emy teraz scaBkowa to rwnanie dV d p  + = 0 (V.2.6) +" +" V p Skd  lnV + ln p = const. (staBa caBkowania) (V.2.7) Zapisujc inaczej otrzymany wynik  ln( pV ) = const. (V.2.8) lub pV = const. (V.2.9) V. 3. Sprawno[ silnika Carnota Cykl Carnota, przebiega czterostopniowo: Gaz znajduje si w stanie rwnowagi p1, V1, T1. Cylinder stawiamy na zbiorniku ciepBa (T1) i pozwalamy, |eby gaz rozpr|yB si izotermicznie do stanu p2, V2, T1. W tym procesie gaz pobiera ciepBo Q1 i jego kosztem wykonuje prac podnoszc tBok. Cylinder stawiamy na izolujcej podstawce i pozwalamy na dalsze rozpr|anie (adiabatyczne) gazu do stanu p3, V3, T2. Gaz wykonuje prac podnoszc tBok kosztem wBasnej energii i jego temperatura spada do T2. Cylinder stawiamy na zimniejszym zbiorniku (T2) i spr|amy gaz izotermicznie do stanu p4, V4, T2. Prac wykonuje siBa zewntrzna pchajca tBok, a z gazu do zbiornika przechodzi ciepBo Q2. Cylinder stawiamy na izolujcej podstawce i spr|amy adiabatycznie do stanu pocztkowego p1, V1, T1. SiBy zewntrzne wykonuj prac i temperatura gazu podnosi si do T1. Podczas przemiany (I) gaz pobiera ciepBo Q1 i jego kosztem wykonuje W1 V2 Q1 = W1 = nRT1 ln (V.3.1) V1 221 ModuB V - MateriaBy dodatkowe Analogicznie podczas przemiany (III) siBa zewntrzna wykonuje prac W2, a z gazu do zbiornika przechodzi ciepBo Q2 V3 Q2 = W2 = nRT2 ln (V.3.2) V4 Dzielc te rwnania stronami otrzymujemy V2 T1 ln Q1 V1 = (V.3.3) Q2 T2 ln V3 V4 Z rwnania stanu gazu doskonaBego (15.15) dla przemian izotermicznych (I) i (III) wynika, |e p1V1 = p2V2 (V.3.4) p3V3 = p4V4 Natomiast dla przemian adiabatycznych (II) i (IV) z rwnania Poissona (15.39) wynika, |e p2V2 = p3V3 (V.3.5) p4V4 = p1V1 Z powy|szych czterech rwnaD wynika, |e  -1  -1 (V2V4) = (V1V3) (V.3.6) skd V2 V3 = (V.3.7) V1 V4 Podstawiajc to wyra|enie do rwnania (V.3.3) otrzymujemy Q1 T1 = (V.3.8) Q2 T2 i mo|emy teraz zapisa sprawno[ silnika Carnota (dla gazu doskonaBego) jako Q1 - Q2 T1 - T2  = = (V.3.9) Q1 T1 222 ModuB V - MateriaBy dodatkowe V. 4. Sprawno[ silnikw cieplnych Rozpatrzmy nastpujcy schemat (pokazany na rysunku poni|ej), w ktrym silnik o sprawno[ci hipotetycznie wikszej od silnika Carnota napdza taki silnik Carnota pracujcy jako chBodnica midzy tymi samymi zbiornikami ciepBa. Silnik o hipotetycznej sprawno[ci  napdza silnik Carnota o sprawno[ci ' <  Silnik o sprawno[ci  pobiera ze zrdBa o temperaturze T1 ciepBo Q1 i zamienia j na energi mechaniczn W rwn W = Q1 (V.4.1) Je|eli ukBad napdowy tej maszyny jest poBczony z ukBadem napdowym silnika Carnota to energia W zostanie zu|yta na napdzanie chBodni Carnota. W wyniku tego do zrdBa ciepBa zostanie dostarczone ciepBo Q1' rwne W Q1'= (V.4.2) ' Poniewa| zaBo|yli[my, |e sprawno[ silnika jest wiksza od sprawno[ci silnika Carnota  > ' to ciepBo dostarczone do zrdBa ciepBa jest wiksze ni| ciepBo pobrane Q1' > Q1 co oznacza, |e w koDcowym efekcie ciepBo jest przenoszone z chBodnicy do zrdBa ciepBa. Wnioskujemy wic, |e je[li istniaBby silnik o sprawno[ci wikszej od sprawno[ci silnika Carnota to naruszona zostaBaby druga zasada termodynamiki w sformuBowaniu: |adna cyklicznie pracujca maszyna nie mo|e bez zmian w otoczeniu przenosi w sposb cigBy ciepBa z jednego ciaBa do drugiego o wy|szej temperaturze. 223 ModuB V - MateriaBy dodatkowe V. 5. PrzepByw ciepBa Rozwa|my dwa identyczne ciaBa o temperaturach T1 i T2, ktre kontaktujemy ze sob termicznie. Po chwili, temperatury ciaB wynosz odpowiednio T1 - dT1 oraz T2 + dT2 w wyniku przepBywu nastpujcych ilo[ci ciepBa dQ1 = mcwdT1 (V.5.1) dQ2 = mcwdT2 gdzie, m jest mas ka|dego z ciaB, a cw ciepBem wBa[ciwym. Poniewa| ilo[ ciepBa pobranego jest rwna ilo[ci ciepBa oddanego dQ1 = - dQ2 wic rwnie| zmiany temperatur s rwne dT1 = - dT2 = dT Obliczamy teraz zmiany entropii ka|dego z ciaB dQ1 mcwdT1 dS1 = = T1 T1 (V.5.2) dQ2 mcwdT2 dS2 = = T2 T2 Wypadkowa zmiana entropii wynosi wic # # mcwdT 1 1 dS = # - # (V.5.3) T1 # T2 T1 # # # a zmiana temperatury # # T1T2 # dS dT = # (V.5.4) mcw # T1 -T2 # # # Poniewa|, zgodnie z drug zasad termodynamiki zmiana entropii ukBadu jest dodatnia dS > 0 wic gdy T1 > T2 to zmiana temperatury dT te| jest dodatnia, a to oznacza |e ciepBo przepBywa od ciaBa o temperaturze T1 do ciaBa o temperaturze T2. 224 ModuB V - Rozwizania wiczeD Rozwizania wiczeD z moduBu V wiczenie 15.1 Dane: ci[nienie p = 1 atm. = 101325 Pa,  = 1.3kg/m3 3p 2 Prdko[ [redni kwadratow obliczamy ze wzoru (15.12) v[r.kw. = v =  Po podstawieniu danych otrzymujemy v[r. kw. = 483 m/s wiczenie 15.2 Dane: Prawo Boyle'a-Mariotte'a T = const.; Prawo Charlesa V = const.; Prawo Gay- Lussaca p = const. wiczenie 15.3 Dane: V1 = V4 = 1 dm3, V2 = V3 = 2 dm3, p1 = p2 = 1 atm. oraz p3 = p4 = 1.01 atm. Na odcinku 1!2 gaz rozpr|a si pod staBym ci[nieniem p1 od objto[ci V1 do objto[ci V2 wykonujc prac W1 = p"V = 101 J. Zgodnie z rwnaniem stanu gazu doskonaBego pV = nRT temperatura gazu ro[nie i ro[nie jego energia wewntrzna. Na odcinku 2!3 objto[ gazu jest staBa i w zwizku z tym praca jest rwna zeru. Ci[nienie gazu ro[nie od p2 do p3 wic temperatura gazu ro[nie i ro[nie jego energia wewntrzna. Na odcinku 3!4 gaz jest spr|any pod staBym ci[nieniem p3 od objto[ci V3 do objto[ci V4 wic praca wykonana nad ukBadem W2 = p"V = 102 J. Temperatura gazu maleje i maleje jego energia wewntrzna. 225 ModuB V - Rozwizania wiczeD Na odcinku 4!1 objto[ gazu jest staBa i w zwizku z tym praca jest rwna zeru. Ci[nienie gazu maleje od p4 do p1 wic temperatura gazu maleje i maleje jego energia wewntrzna. Przemiana znak (+/0/-) W "U 1!2 + + 2!3 0 + 3!4 - - 4!1 0 - 1!2!3!4!1 - 0 Praca wypadkowa w caBym cyklu jest rwna r|nicy W1 - W2 i liczbowo odpowiada polu zawartemu pomidzy liniami na wykresie p(V) (pole prostokta). Poniewa| energia wewntrzna jest funkcj stanu wic jej zmiana na drodze zamknitej jest rwna zeru. wiczenie 15.5 Dane: przemiana adiabatyczna, V2/V1 = 9  Dla przemiany adiabatycznej pV = const. wic p1V1 = p2V2 . NkT Podstawiajc na podstawie rwnania stanu gazu doskonaBego p = otrzymujemy V  T1V1 -1 = T2V2 -1 skd  -1 # # T1 #V2 # = T2 # V1 # # # cp 7 5 7 Dla czstek dwuatomowych cV = R , a cp = cv + R= R , wic  = = . 2 2 cv 5 T2 Podstawiajc dane otrzymujemy = 0.42 . T1 wiczenie 16.1 Dane: t1 = 227 C, t2 = 127 C. Maksymaln sprawno[ (to jest sprawno[ dla cyklu Carnota) obliczamy z wyra|enia T1 -T2  = T1 gdzie temperatury T1 i T2 s temperaturami mierzonymi w skali bezwzgldnej. Podstawiajc T1 = 500 K i T2 = 400 K otrzymujemy  = 0.2 (20%). 226 ModuB V - Test kontrolny Test V 1. W komorze laboratoryjnej osignito pr|ni 10-8 Pa. Jaka ilo[ czsteczek znajduje si w 1cm3 takiej komory w temperaturze 20 C? 2. Na rysunku poni|ej pokazano cykl przemian gazu doskonaBego w ukBadzie wspBrzdnych p - V. Narysuj ten sam cykl we wspBrzdnych p - T. 3. Jak zmieni si [rednia warto[ energii kinetycznej jednego mola argonu (gaz jednoatomowy) je|eli dostarczymy mu Q = 3000 J ciepBa w warunkach staBej objto[ci. 4. Jakie jest ciepBo wBa[ciwe na gram a) helu (masa atomowa 4, gaz jednoatomowy), b) wodoru (masa atomowa 1, gaz dwuatomowy), c) tlenu (masa atomowa 16, gaz dwuatomowy) je|eli gazy te utrzymujemy w staBej objto[ci? 5. Jeden mol tlenu (gaz dwuatomowy) zostaB ogrzany od temperatury 300 K do 400 K przy staBym ci[nieniu. Jak ilo[ ciepBa dostarczono do ukBadu, jaka jest zmiana jego energii wewntrznej i jaka praca zostaBa wykonana? 6. Jeden mol powietrza pod ci[nieniem p1 = 105 Pa i o objto[ci V1 = 22.4 l, zostaB spr|ony do poBowy objto[ci pocztkowej a) izotermicznie, b) izobarycznie. Porwnaj prac wykonan w obu przypadkach. 7. Silnik Carnota pracuje ze sprawno[ci 1 = 40%. Jak nale|y zmieni temperatur grzejnika, aby sprawno[ wzrosBa do2 = 50%. Temperatura chBodnicy jest staBa i wynosi 300 K. 8. Oblicz zmian entropii 1 g lodu o temperaturze 0 C, ktry topi si w sposb odwracalny przechodzc w wod o tej samej temperaturze. CiepBo topnienia wynosi 3.3105 J/kg. 227

Wyszukiwarka

Podobne podstrony:
Fizyka modul
Fizyka modul
Fizyka modul
Fizyka modul
Fizyka modul (3)
Fizyka modul (2)
Fizyka modul (2)
Fizyka modul
Fizyka modul (2)
Fizyka modul (2)
Fizyka modul (2)
Fizyka modul
Fizyka modul (2)
Fizyka modul

więcej podobnych podstron