Первое начало термодинамики

Материал из Википедии — свободной энциклопедии

Текущая версия (не проверялась)

Начала термодинамики

Статья является частью серии «Термодинамика».
Нулевое начало термодинамики
Первое начало термодинамики
Второе начало термодинамики
Третье начало термодинамики
Разделы термодинамики
Начала термодинамики
Уравнение состояния
Термодинамические величины
Термодинамические потенциалы
Термодинамические циклы
Фазовые переходы
править

Первое начало термодинамики — одно из основных положений термодинамики, являющееся, по существу, законом сохранения энергии в применении к термодинамическим процессам.

Первое начало термодинамики было сформулировано в середине XIX века в результате работ Ю. Р. Майера, Джоуля и Г. Гельмгольца. Первое начало термодинамики часто формулируют как невозможность существования вечного двигателя 1-го рода, который совершал бы работу, не черпая энергию из какого-либо источника.

[править] Формулировка

1) Количество теплоты, полученное системой, идёт на изменение её внутренней энергии и совершение работы против внешних сил.

2) Изменение внутренней энергии системы при переходе её из одного состояния в другое равно сумме работы внешних сил и количества теплоты, переданного системе и не зависит от способа, которым осуществляется этот переход.

Первый закон (первое начало) термодинамики можно сформулировать так:

«Изменение полной энергии системы в квазистатическом процессе равно количеству теплоты $Q$ , сообщённому системе, в сумме с изменением энергии, связанной с количеством вещества $N$ при химическом потенциале $μ$ , и работы $A'$ , совершённой над системой внешними силами и полями, за вычетом работы $A$ , совершённой самой системой против внешних сил» :

Δ U = Q - A + μΔ N + A'

.

Для элементарного количества теплоты $δ Q$ , элементарной работы $δ A$ и малого приращения (полного дифференциала) $d U$ внутренней энергии первый закон термодинамики имеет вид:

d U = δ Q - δ A + μ d N + δ A'

.

Разделение работы на две части, одна из которых описывает работу, совершённую над системой, а вторая — работу, совершённую самой системой, подчёркивает, что эти работы могут быть совершены силами разной природы вследствие разных источников сил.

Важно заметить, что $d U$ и $d N$ являются полными дифференциалами, а $δ A$ и $δ Q$ — нет. Приращение теплоты часто выражают через температуру и приращение энтропии: $δ Q = T d S$ .

[править] Случаи

Рассмотрим несколько случаев:

Если $δ Q > 0$ , то это означает, что тепло к системе подводится.
Если $δ Q < 0$ , аналогично — тепло отводится.
Если $δ Q = 0$ , то систему называют адиабатически изолированной.

Обобщая: в конечном процессе $1 \to 2$ элементарные количества теплоты могут быть любого знака. Общее количество теплоты, которое мы назвали просто $Q$ — это алгебраическая сумма количеств теплоты, сообщаемых на всех участках этого процесса. В ходе процесса теплота может поступать в систему или уходить из неё разными способами.

При отсутствии работы над системой и потоков энергии-вещества, когда $δ A' = 0$ , $δ Q = 0$ , $d N = 0$ , выполнение системой работы $δ A$ приводит к тому, что $Δ U < 0$ , и энергия системы $U$ должна убывать. Из ограниченности энергии $U$ как раз и следует невозможность двигателя первого рода, выполняющего бесконечную работу за счёт собственной энергии