Termodinamicheskie_osnovy_ciklov_teploen ergeticheskih_ustanovok_A.A._Aleksandrov (850926), страница 3

Просмтор этого файла доступен только зарегистрированным пользователям. Но у нас супер быстрая регистрация: достаточно только электронной почты!

Текст из файла (страница 3)

Расчет ее производится в рамках квантовой теории, для чего необходимы данные спектроскопического исследования газа, Наиболее полные сведения о таких исследованиях н результаты соответствующих расчетов изобарной теплоемкости и энтальпии газов приведены в [1). Для десяти наиболее часто используемых в теплотехнике газов значения теплоемкостей и подробные таблицы рассчитанных на их основе значений внутренней энергии и энтальпии представлены в [2], а сокращенные таблицы этих данных помещены в [3).

Кроме того, в Интернете имеются программы вычисления термодннамических свойств в идеально газовом состоянии, например [4). Именно эти материалы следует использовать в инженерных теплотехнических расчетах, а значения, рекомендованные молекулярно-кинетической теорией, применять лишь при качественном анализе циклов. 16 11олчеРкнем, что все эти Данные л ю4п, п гневятся к газам, находящимся прп низких или умеренных давлениях. С ростом давления начинает 40 Х О4 Н4 2 со, пролнлЯтьсЯ Реальность газов и пРи зв н,о определении теплоемкости, внутРщшсй энеРгии и энтальпии долж- ~л! с не зсе звв 4вв пп учитываться и их зависимость пг давления (плотностн) газа. Рие.

1.7 11рсдставление о предельных давлениях, до которых энтальпия некоторых реальных газов не более чем на 0,5 % отличается от энтальпин идеального газа, дают графики, приведенные на рис, !.7. 1.5. термодинамические свойства смесей идеальных газов В теплотехнических установках теплоноснтель или рабочее тело пмто представляет собой смесь газов при невысоком давлении, когда ее можно рассматривать как идеальный газ. Схема получения такой смеси, состоящей из двух компонентов, показана на рис.

1.8. До смешения компоненты находятся в объемах г1 и Гз при одинаковом давлении р и одинаковой температуре Т. Массы газов и нх калорические свойства (внутренние энергии, энтальпни, теплоемкостн и др.), естественно, различны. После того, как была убрана перегородка, газы вследствие диффузии перемешались, так что каждый пз них занял полный объем Г;„, а давление каждого газа уменьши>пюь до иарциальнаго давления его в смеси р! и рз соответственно.

1! Ри этом изменение температуры или давления не произошло. Состав такой смеси можно характеризовать следующими величинами: массовой долей 1-го компонента го, = т,Ли,„= т,/Хтп (1.48) гле т,. и т,„— масса соответственно компонента и смеси; малярной долей 1-го компонента ~, = ~,д4 „= ~,/Хне (!.49) гле н,, и н,„— число киломолей соответственно компонента и смеси; р,г БЙ'6Л1ИОТЕКА Моск, Энепгетич. дй- объемной долей 1-го компонента (1.50) где К- — объем компонента до смешения; ~; — объем смеси. Отметим, что для смеси идеальных газов объемная доля совладаете молярной. Между этими характеристиками состава смеси существуют очевидные соотношения: (1.

5! ) ш,. = х,.р/Е(х,)з,); х,. = (сэр,)Щоф,.). (1.52) Для смеси идеальных газов справедливы: закон Дал атома р = Трл где парциальное давление каждого газа р, =хр, и закон Амага г'= Е~;.; (1,53) (1.54) (1.55) причем парциальный объем каждого газа, равный его объему до сме- шения, р; = пщТ/р связан с полным объемом смеси соотношением (1.5б) 1ю' хг~см' Удельный объем смеси идеальных газов может быть рассчитан по уравнению Клапейрона — Менделеева: ро„„= ЯТ(1х в котором масса киломоля смеси определяется как )зам = 1~~~М"!)~ (!.57) или р, = ХхНг (1.58) Так как молекулы каждого из входящих в смесь газов не взаимодействуют между собой, то они не взаимодействуют и с молекулами другого газа.

Процесс их смешения не сопровождается выделением нли поглощением теплоты, т.е. не влечет за собой изменения внут- 18 рсннсй энергии газов. Поэтол>у внутренняя энергия смеси есть сумма внутренних энергий компонентов: У,„= ХУ, = т, и,„, = л,„й,„= ~т,и, = 'Яцц, (1.59) 11>щобные равенства можно написать и для энтальпии, и для теплосмкосгсй. Тогда для удельной или молярной величин этих свойств смеси, разделив эти равенства соответственно на массу или число ьюк>молей смеси, получим общее правило: -'с > = ~о>>ял' г,„= ~~Гх,г,, (1.61) глс ° обозначает любое из свойств: внутреннюю энергию, энтальпнк>, изохорную или изобарную теплоемкость.

Таким образом, для этих свойств смеси действует иравило аддитивнос>ли 1сложелля): удельная или малярная величина для смеси равна сумме таких величин для компонентов, умноженных на соответствующую их долю в смеси, Отметим, что в программном модуле 141 имеется возможность определять термодинамические свойства смесей, включающих в свой состав до десяти идеальных газов. ВТОРОЙ ЗАКОН ТЕРМОДИНАМИКИ 2.1. Формулировки второго закона термодинамики Сущность второго закона термодинамики состоит в констатации того факта, что любой естественный самопроизвольный процесс в природе протекает в определенном, ему присущем направлении и не может быть проведен в противоположном направлении без затраты энергии.

Существует много формулировок второго закона термодинамики. Приведем лишь те из ннх, которые напрямую определяют условия проведения процессов, используемых в теплоэнергетике. Невозмолсио осуществить передачу ншплоты от источника с балее низкой температурой к источнику с более высокой течпературой без компенсации. Под компенсацией здесь понимается затрата энергии, полученной в результате любых естественных процессов: затрата работы, затрата теплоты источника с высокой температурой и др. Нееозможсио осуществить периодически действующий двигатель, в результате дейсспвил которого производилась бы ссолозссительиая работа за счет взаилюдействил его лисаь с однии источником теплоты.

Этой формулировкой устанавливается, что для работы любого теплового двигателя необходимо не менее двух источников теплоты с различной температурой. Если бы было возможно осуществить двигатель, производящий работу за счет контакта с одним источником теплоты, например с окружающей Землю атмосферой, то он мог бы действовать неограниченно долго. Такой двигатель называется вечссым двигасссессжи второго рода, и приведенную выше формулировку можно перефразироватск ссевозможно осуществить вечный двигатель второго рода. В то же время условие для работы теплового двигателя можно сформулировать ие только в виде запретительных положений.

«Везде, где есть разность температур, возмозссссо получение работы.» — так писал Сади Карно, открывший в 1824 г. второй закон термодинамики. Из второго закона термодинамики следует качественная иеэквивалентность работы и теплоты. Работа без ограничений может быть передана другому телу или полностью преобразована в теплоту. Те- 20 пап ~ и кс может быть передана без компенсации только телу с темперюурой, пе большей, чем температура передающего ее тела. Полуьч шюя от горячего (верхнего) теплового источника теплота не моьг ~ быть полностью преобразована в работу, так как часть ее обязан льно должна быть отдана холодному (нижнему) тепловому источнику. 11в основе второго закона термодинамики вводится понятие обраящьчь о процесса.

Обратимым называется процесс, после проведения которого система сохраняет возможность вернуться в первоначальное состояние, так что ни в системе, ни во взаимодействовавшпх с ней телах не произойдут какие-либо конечные изменения. Не удовлетворяющий этому условию процесс называется необратимым. 11рпчиной необратимости может быть наличие в ходе процесса тепмюбмсна при конечной разности температур рабочего тела и окруклкпцих тел, так как при проведении обратного процесса подвод теююты от этих тел к рабочему телу невозможен без компенсации.

1йчпо также источниками необратимости являются трение, диффупьч или расширение рабочего тела в абсолютный вакуум. Очевидно, чго обратимые процессы есть абстракция и все реальные процессы в !ой или иной степени необратимы. Однако при обратимых процессах достигаются наилучшие характеристики циклов, и они являются объектом термодинамнческого анализа, а влияние необратимости учитывается введением эмпирических коэффициентов. 2.2. Энтропия и Т,я.диаграмма Ранее результат энергообмена в виде работы был представлен как произведение обобщенной силы на приращение обобщенной координаты.

Результат теплообмена — теплоту в обратимом процессе представим в таком же виде: (2.1) Здесь вводится новая величина — энтропия 5, которая является функцией состояния и, следовательно, функцией двух параметров системы, например 8 = Др, Т). Поскольку энтропия вводится как дифференциальная величина, равная для обратимого процесса оо = Щ!Т, (2.2) шачение ее при параметрах р и Тдолжно вычисляться как р,г Яр, Т) = ~ сБ+Яс. с 21 В рамках первого и второго законов термодинамики определить значение постоянной интегрирования Яс невозможно. Для этого существует третий закон териодинамкки, согласно которому при абсолютном нуле температуры н любых давлениях энтропия всех веществ равна нулю.

Знание абсолютного значения энтропии необходимо для расчета химического равновесия, а в технической термодинамике ее чаще всего отсчитывают от некоторого условного начала отсчета, так как в технических расчетах интерес представляют изменения энтропии в каких-либо процессах. Для вычисления изменения энтропии можно предложить несколько формул, получаемых интегрированием (2.2). Так, если, перейдя к удельным величинам, подставим для дд его выражение из (1,34), то получим 2 Ьз = г — з, = ) с,дТ/Т.

(2.3) г, Для идеального газа, применив (1.16) н уравнение Клапейрона— Менделеева (1.28а), получим 73 /!г = зз-з, = ) с 6Т/Т-Игр /р,. 7, Прн приближенных расчетах, принимая, что теплоемкость идеального газа согласно молекулярно-кинетической теории не зависит от температуры, это уравнение можно использовать в виде А~ — зз — з! = с 1пТз/Т! — к!грз/р,. В инженерных же расчетах следует использовать значения интеграла, вычисленные для различных температур при стандартном давлении рс = !00 кПа (1 бар) с учетом изменения теплоемкости с изменением температуры интегрированием от начала отсчета при То= 0 К.

Характеристики

Список файлов книги