Termodinámica técnica

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La termodinámica técnica es una sección de la ingeniería del calor y, al mismo tiempo, una sección de la termodinámica , que se ocupa de las aplicaciones de las leyes de la termodinámica en la ingeniería del calor y la energía , la ingeniería del calor y la ingeniería de refrigeración [1] . Históricamente, la termodinámica comenzó a tomar forma precisamente como termodinámica técnica: el estudio de la transformación del calor en trabajo . En esta etapa se formularon las leyes básicas de la termodinámica clásica y se obtuvieron sus expresiones matemáticas. En el futuro, el campo de investigación de la termodinámica se amplía y abarca diversas áreas de la física , la química , la biología , la cosmología , etc. En la actualidad, la termodinámica puede definirse como una ciencia fenomenológica general de la energía que estudia diversos fenómenos naturales desde el punto de vista de la Leyes (inicios) de la termodinámica . Las aplicaciones especiales de la termodinámica llevan los nombres correspondientes de termodinámica física, química , técnica, relativista, etc.

La termodinámica clásica es un ejemplo de ciencia axiomática [2] . El método deductivo de investigación adoptado en él consiste en el desarrollo matemático riguroso de algunas disposiciones iniciales - postulados físicos , que son una generalización de la experiencia secular en el conocimiento de la naturaleza. La termodinámica -además de sus postulados- no utiliza hipótesis , es decir, supuestos que requieran verificación experimental posterior. En particular, la termodinámica no utiliza hipótesis ni teorías sobre la estructura de la materia. Las hipótesis sobre la estructura discreta de la materia se utilizan en la teoría cinética molecular y la física estadística . En termodinámica, las representaciones de este tipo solo pueden usarse como medios ilustrativos. La negativa a utilizar hipótesis en termodinámica limita las posibilidades de su desarrollo, sin embargo, a costa de esta limitación, se logra la confianza en la fiabilidad de las relaciones calculadas de la termodinámica, lo que equivale a la confianza en la fiabilidad de sus postulados iniciales [3] .

En termodinámica técnica, considere:

aplicaciones técnicas de los principios básicos de la termodinámica a los procesos de conversión de calor en trabajo o, por el contrario, trabajo en calor en motores térmicos : motores, turbinas, compresores, refrigeradores, etc.; se consideran los fundamentos teóricos del funcionamiento de los motores térmicos y la evaluación de la eficiencia de sus procesos de trabajo [4] .
métodos de conversión directa de calor en energía eléctrica;
procesos de transferencia de calor (conducción térmica, transferencia radiante, etc.);
propiedades térmicas de las sustancias [1] .

Antecedentes históricos

La principal tarea a la que se enfrentaron los científicos e ingenieros en el siglo XIX y principios del XX fue la creación de una teoría del funcionamiento de los motores térmicos, que permitiera fundamentar científicamente el cálculo y diseño de motores de vapor alternativos , turbinas de vapor, motores de combustión interna, frigoríficos, etc.

Sadi Carnot sentó las bases de la termodinámica como nueva ciencia en su tratado "Reflexiones sobre la fuerza impulsora del fuego y sobre las máquinas capaces de desarrollar esta fuerza", publicado en 1824. En su obra, Carnot se adhirió a la teoría calórica imperante en ese momento , según la cual el calor era una cierta sustancia (fluido) llamada calórica, capaz de ser absorbida por los cuerpos dependiendo de sus condiciones de masa y temperatura, y su cantidad en todos los procesos permanece sin alterar. La obtención de trabajo en una máquina térmica, según la teoría calórica, se explicaba por la caída del calórico desde un nivel de temperatura superior a uno inferior, similar al principio de funcionamiento de las turbinas hidráulicas. El contenido principal del trabajo de Carnot fue el estudio de las condiciones para el funcionamiento más ventajoso de los motores térmicos en presencia de dos fuentes de temperatura constante y . En el razonamiento que contiene la solución de este problema, Carnot desarrolla la idea de los procesos circulares (ciclos), desarrolla un esquema del ciclo que lleva su nombre, introduce el concepto de procesos reversibles , y finalmente llega a la siguiente conclusión: “ La fuerza motriz del calor no depende de agentes (trabajadores) cuerpos) tomados para su desarrollo; su cantidad está determinada exclusivamente por las temperaturas de los cuerpos entre los cuales, en última instancia, se realiza la transferencia de calórico. Para probar esta afirmación, Carnot utilizó dos principios mutuamente excluyentes: la teoría del calórico y la analogía hidráulica, que contradicen la ley de conservación de la energía , y el principio del Perpetuum mobile excluido de primera clase para los fenómenos mecánicos, que está en pleno de acuerdo con la ley de conservación de la energía y es su expresión particular. Desde un punto de vista moderno, la conclusión final de Carnot sobre la independencia de la eficiencia de las máquinas térmicas de la naturaleza de la sustancia de trabajo y sobre el papel determinante de las temperaturas de las fuentes externas en los procesos de las máquinas térmicas reversibles no puede considerarse justificada, sin embargo. , esta conclusión es correcta [5] . $t_{1}$ $t_{2}$

A mediados del siglo XIX, poco después de la publicación de la obra de Carnot, se abandonó definitivamente el concepto de calórico. Los experimentos de Rumford y Davy dieron un golpe demoledor a la teoría calórica a finales del siglo XVIII , pero la mayoría de los físicos no querían abandonar la teoría calórica durante medio siglo. A pesar de toda su ingenuidad, esta teoría explicaba muchos fenómenos de manera tan simple y clara que, incluso siendo completamente derrocada, siguió dominando la mente de los científicos durante mucho tiempo. La teoría calorífica explicaba el calentamiento de los cuerpos durante la fricción por la transferencia de calórico desde un ambiente con un nivel de temperatura más bajo a cuerpos con un nivel de temperatura más alto debido al trabajo realizado. Rumfoord en 1798, al observar el proceso de perforación de los cañones, notó que durante la realización de este trabajo, que va acompañado de fricción, se libera continuamente una gran cantidad de calor y no se produce el enfriamiento del ambiente (aire). En 1799, G. Davy realizó un experimento sobre la fricción entre dos trozos de hielo enfriados por debajo del punto de fusión en un espacio sin aire, protegido de la radiación solar y térmica. En este caso, se observó el derretimiento del hielo, lo que requirió grandes aportes de calor. Así, se demostró que la liberación de calor durante la fricción no se produce por su préstamo del medio ambiente, como explicaba erróneamente la teoría calorífica, sino por el trabajo realizado [6] . Aparentemente, hacia 1830, Sadi Carnot abandonó la teoría calorífica y por primera vez formuló claramente el principio de la equivalencia de calor y trabajo, y también estableció aproximadamente el valor del equivalente térmico del trabajo. Sin embargo, las notas de Carnot pasaron desapercibidas y solo se publicaron cuarenta años después de su muerte.

En el período 1842-1850. varios investigadores establecen casi simultáneamente el valor del equivalente térmico del trabajo:

Von Mayer, Julius Robert en 1842, según la diferencia en las capacidades caloríficas de los gases a presión constante y volumen constante, basado en los puntos de vista de "la conservación de la fuerza" (energía);
Julio en 1841-1843 y E. Lenz en 1844 sobre la liberación de calor en un circuito de corriente eléctrica;
Kolding y Joule en el período 1843-1850. - según la liberación de calor durante la fricción, etc.

El establecimiento del principio de equivalencia de calor y trabajo fue el último eslabón en el camino de la formulación matemática de la primera ley de la termodinámica como ley general de conservación de la energía. La formulación moderna de la primera ley de la termodinámica para procesos reversibles y la posterior construcción de las disposiciones fundamentales de la termodinámica clásica, hasta la segunda ley de la termodinámica inclusive, fueron realizadas por Rudolf Clausius (1850-1865) y William Thomson (Lord Kelvin (1851-1857).Gracias a los esfuerzos de estos científicos, las conclusiones de Carnot hechas sobre la base de la teoría calórica (teorema de Carnot) se armonizaron con la primera ley de la termodinámica.Además, P. Clausius obtuvo nuevos resultados que formaron el contenido de la segunda ley de la termodinámica. El momento más importante en la construcción de la primera ley, que siguió al descubrimiento del principio de equivalencia, es la introducción del concepto de energía interna de los cuerpos (V. Thomson, 1851) La energía interna La energía de los cuerpos se consideró inicialmente como la suma del calor interno y el trabajo interno del cuerpo (R. Clausius, “The Mechanical Theory of Heat”, cap. I), sin embargo, actualmente no se puede aceptar tal definición, ya que es obvio que ni calor ni trabajo en el cuerpo será poseído. El calor y el trabajo que recibe el cuerpo del exterior se utilizan para aumentar su energía interna y, a la inversa, al reducir la energía interna del cuerpo, se puede obtener de él calor y trabajo en la misma cantidad, pero en diferentes proporciones.

El contenido principal de la termodinámica en el siglo XIX fue el estudio de los ciclos termodinámicos en términos de su eficiencia y la búsqueda de formas de aumentarla, el estudio de las propiedades de los vapores y gases, y el desarrollo de diagramas termodinámicos para cálculos de ingeniería térmica. En el siglo XX, el desarrollo de la teoría del flujo y salida de vapores y gases se convirtió en una tarea importante en relación con el papel que comenzaron a adquirir las turbinas de vapor y de gas. Aquí jugaron un papel destacado las obras de H. Lorentz y L. Prandtl . Esta dirección de desarrollo de la ciencia fue la termodinámica técnica. W. Rankin , V. John, R. Mollier y L. Ramzin hicieron una contribución significativa al desarrollo de la termodinámica técnica .

A las puertas de los siglos XIX y XX se inicia una revisión de las construcciones de la termodinámica clásica, que se refiere principalmente al problema de la segunda ley de la termodinámica N. N. Schiller, 1900; C. carathéodory , 1909; T. Afanasiev-Ehrenfest , 1925; M. Tablón ). Continuó en las obras de K. Putilov, M. A. Leontovich , A. A. Gukhman y N. I. Belokon . El siglo XX se caracteriza por la penetración activa de la termodinámica en otras ciencias. Hay nuevas direcciones en la termodinámica, como la termodinámica física o general, la termodinámica química, la termodinámica biológica (teoría celular), la termodinámica de los procesos eléctricos y magnéticos, la termodinámica relativista, cuántica, espacial, etc.

Paralelamente a la termodinámica clásica (fenomenológica), se desarrolló la física estadística, que se formó a fines del siglo XIX sobre la base de la teoría cinético-molecular de los gases. Lo que estas dos ciencias tienen en común es el tema de estudio, pero los métodos de estudio son completamente diferentes. Si la termodinámica clásica se basa principalmente en el primero y el segundo, así como en el tercer principio de la termodinámica, entonces la física estadística procede de las teorías de la estructura de la materia. “Las leyes de la mecánica clásica o cuántica aquí se aplican a las partículas (átomos, moléculas), y por medio de métodos estadísticos se establecen relaciones entre las propiedades de las partículas individuales y las propiedades macrofísicas de los sistemas que consisten en un gran número de partículas” [7 ] .

Conceptos básicos de termodinámica y magnitudes termodinámicas

La termodinámica utiliza conceptos y notaciones aceptadas en la física clásica (mecánica), como masa, fuerza, volumen, densidad, volumen específico y presión. La presión de masas sólidas de líquidos, vapores y gases, medida por dispositivos de tipo barométrico se denomina [presión absoluta|presión absoluta], y por dispositivos de tipo manométrico ─ exceso. Cabe señalar que solo las presiones absolutas entran en las ecuaciones de la termodinámica. En la práctica, para obtener la presión absoluta, se debe sumar la presión barométrica del ambiente a la presión manométrica. Normalmente, la presión atmosférica normal se usa para este propósito. Los conceptos tomados de la física se complementan con conceptos inherentes a la termodinámica. Estos incluyen: sistema termodinámico, equilibrio termodinámico, procesos termodinámicos, temperatura, calor, trabajo termodinámico, energía interna, etc.

Sistema termodinámico

Un sistema termodinámico ─ un objeto estudiado por la termodinámica ─ es el contenido material de un área seleccionada del espacio (parte del Universo), separada por una capa real o condicional del entorno externo (alrededor). Según la posibilidad de intercambio de materia con el medio exterior, se distinguen sistemas termodinámicos abiertos y cerrados . Los sistemas que no pueden intercambiar ni materia ni energía, incluida la radiación, con el entorno externo se denominan aislados . Un sistema termodinámico se describe mediante una serie de variables macroscópicas, cantidades físicas (parámetros) que expresan las propiedades del sistema, por ejemplo, volumen, presión, temperatura, densidad, elasticidad, concentración, polarización, magnetización, etc. Para describir las propiedades del sistema se utilizan variables macroscópicas ─ cantidades físicas (parámetros), que se denominan funciones de estado. Las funciones de estado dependen únicamente del estado del sistema en un momento dado y no brindan información sobre su prehistoria, es decir, cómo el sistema pasó a este estado desde el anterior. Ejemplos de funciones de estado son la presión , el volumen , la temperatura , la energía interna , la entalpía , la entropía , el potencial químico , etc. Los parámetros de estado se dividen en internos, que describen las propiedades del sistema en sí, y externos, relacionados con el medio ambiente. Se pueden medir directamente varios parámetros de un sistema termodinámico. Los parámetros, cuya medición es difícil o imposible, se obtienen mediante cálculo. Ejemplos de parámetros medidos directamente: presión, volumen , temperatura , número de moles de una sustancia , potencial eléctrico , etc. Parámetros termodinámicos no medidos (calculados) ─ energía interna , entalpía , entropía , potencial químico , etc. $pags$ $V$ $t$ $tu$ $H$ $S$ $\mu$ $pags$ $V$ $t$ $norte$ $\varpi$ $tu$ $H$ $S$ $\mu$

Equilibrio termodinámico, proceso de equilibrio, proceso reversible

El equilibrio termodinámico es un estado (físico, térmico, químico, de fase) y similar de un sistema termodinámico en el que, en ausencia de influencia externa, todos sus parámetros conservan sus valores durante el tiempo que se desee. Sobre la base de la experiencia humana generalizada, los sistemas aislados tienen la capacidad de pasar con el tiempo a un estado de equilibrio. (En varias fuentes, esta propiedad se eleva al rango de cero o ley general de la termodinámica). [ocho]

proceso de equilibrio

Un proceso de equilibrio es una secuencia continua de estados de equilibrio que ocurren en un sistema. Un ejemplo de un proceso de equilibrio puede ser uno cuasiestático (un proceso extremadamente lento de transferencia de calor entre cuerpos en equilibrio térmico)

Proceso reversible

Un proceso reversible es un proceso que, bajo las condiciones de un sistema aislado, es decir, sin influencia externa, permite la posibilidad de devolver este sistema del estado final al estado inicial a través de algún otro proceso reversible. En un proceso reversible, deben excluirse los procesos irreversibles (fricción, difusión, transferencia de calor fuera del equilibrio, etc.) [9] .

Un sistema termodinámico simple, o un cuerpo simple

Un sistema termodinámico simple, o un cuerpo simple, es un sistema cuyo estado físico está completamente determinado por los valores de dos variables independientes: funciones de estado de un cuerpo simple, por ejemplo, temperatura y volumen específico , o presión y volumen específico , o coordenadas de trabajo termodinámico , y similares. $t$ $v$ $pags$ $v$ $F_{i},X_{i}$

Las expresiones de dependencia de tres características del estado de un cuerpo simple , que permiten la medición directa y son independientes por pares, se denominan ecuaciones de estado de este cuerpo: . $(x, y, z)$ ${\ estilo de visualización \ varphi (x, y, z) = 0}$

Los cuerpos isotrópicos se denominan cuerpos simples, en particular: gases, vapores, líquidos, películas y la mayoría de los sólidos que se encuentran en equilibrio termodinámico y no son propensos a la acción de fuerzas de tensión superficial, fuerzas gravitatorias y electromagnéticas, así como a transformaciones químicas. Los estudios de cuerpos simples en termodinámica son del mayor interés teórico y práctico.

Trabajo y calor

Al construir la termodinámica, se supone que todas las posibles interacciones de energía entre un sistema termodinámico y el medio ambiente se reducen a la transferencia de trabajo y calor.

El primer método de transferencia de energía, asociado con un cambio en los parámetros externos del sistema, se denomina trabajo. El concepto de termodinámica del trabajo mecánico toma prestado de la física (mecánica). En termodinámica se introduce el concepto de trabajo reversible o termodinámico . En el caso de un sistema termodinámico simple (un cuerpo simple), el trabajo termodinámico es el trabajo de comprimir un cuerpo dependiendo de la presión absoluta y el cambio de volumen : $(pags)$ $(dV)$

${\ estilo de visualización \ delta A = pdV}$

o en forma integral:

$A_{1,2}=\int_{1}^{2}pdV=P_{m}(V2-V1)$

Una expresión integral para el valor del trabajo termodinámico solo es posible si existe una ecuación para la relación entre presión y volumen.

Otra forma de transferir energía, sin cambiar los parámetros externos, se llama calor (calor), y el proceso de transferencia de energía en sí se llama transferencia de calor. La transferencia de calor es una forma de transferencia de energía de un cuerpo a otro por conducción y radiación. La cantidad de energía transferida al sistema con la ayuda del trabajo también se llama trabajo , y la cantidad de energía transferida a través de la transferencia de calor es la cantidad de calor . [diez] ${\ estilo de visualización (A)}$

Temperatura

La definición inicial de temperatura: la temperatura es la única función del estado de los sistemas termodinámicos (cuerpos) que determina la dirección del intercambio de calor espontáneo entre estos sistemas, es decir, los sistemas en equilibrio térmico tienen la misma temperatura en cualquier escala de temperatura . que dos sistemas que no están en contacto entre sí, pero cada uno de los cuales está en equilibrio térmico con el tercer sistema (dispositivo de medición), tienen la misma temperatura. [11] Algunas fuentes extranjeras llaman a esta declaración la ley cero de la termodinámica . [8] [12] La temperatura en escalas empíricas se mide mediante varios dispositivos (termómetros), cuyo principio de funcionamiento se basa en la dependencia de la temperatura de cualquier propiedad de una sustancia: expansión lineal, presión, resistencia eléctrica, fem térmica, radiación, etc. ${\ estilo de visualización (T, t, \ theta).}$

Desde el punto de vista de la teoría cinética molecular, la temperatura se define como una cantidad física proporcional a la energía cinética promedio del movimiento de traslación de las moléculas de un gas ideal.

Escala de temperatura absoluta

En las escalas de temperatura de Fahrenheit y Celsius, se eligieron como puntos de referencia las temperaturas de ciertos procesos, por ejemplo, el punto de congelación y ebullición del agua en condiciones normales (un determinado valor de presión). La necesidad de mediciones más precisas condujo a la mejora de la escala de temperatura. Existe la temperatura más baja posible, que se llama temperatura cero absoluta. A una temperatura de cero absoluto, cualquier movimiento térmico en los cuerpos se detiene. La escala de temperatura desarrollada por Lord Kelvin se eligió de tal manera que la temperatura del punto triple del agua era de 273,16 kelvin. Con esta gradación, el valor del grado Kelvin coincide con el valor del grado Celsius . Esta escala de temperatura se llama absoluta. La escala de temperatura absoluta se usa en artículos científicos, aunque la escala Celsius es más conveniente en la vida cotidiana.

Energía interna

La energía interna del sistema es la reserva total de energía de su estado interno, que se determina en función de las coordenadas de deformación y la temperatura.

$u=u(x_{1},x_{2},...x_{n},t)$

La reserva total de energía del estado interno de los cuerpos (sistemas) no puede considerarse conocida en ningún nivel del desarrollo de las ciencias naturales. Sin embargo, esta circunstancia no limita el nivel de generalidad y precisión de las expresiones matemáticas y relaciones calculadas de la termodinámica, ya que estas relaciones incluyen cambios en la energía interna en función del estado . En este sentido, la energía interna se mide a partir del nivel condicional aceptado, por ejemplo, 0 ° C y 760 mm Hg. Arte. [13] $(tú)$ ${\ estilo de visualización (du, \ Delta u)}$

Principios (leyes) de la termodinámica

Se sabe que la termodinámica es una ciencia deductiva, extrayendo su contenido principal de dos leyes iniciales, que se denominan principios de la termodinámica. [14] En otras palabras, los principios de la termodinámica clásica significan sus leyes fundamentales, sin embargo, sobre la cuestión de qué leyes se consideran fundamentales, los científicos no tienen una opinión común. En general, se pueden contar de dos a cinco leyes que pretenden ser los principios de la termodinámica. En la literatura en idioma inglés, junto con la primera y segunda leyes tradicionales, algunos autores llaman al principio "general" de la termodinámica ley cero, un principio físico que establece que, independientemente del estado inicial de un sistema aislado, eventualmente, en él se establecerá el equilibrio termodinámico, y además, que todas las partes del sistema, cuando se alcance el equilibrio termodinámico, tendrán la misma temperatura. Así, el inicio cero también introduce la definición de temperatura . R. Fowler en 1931 formuló la posición según la cual el axioma de la existencia de la temperatura empírica debe considerarse como uno de los principios de la termodinámica, a la que se le dio el desafortunado nombre de "ley cero de la termodinámica" en la monografía. [8] . Algunos autores llaman al "comienzo común" menos el primer comienzo, y la ley de transitividad del equilibrio térmico, cuya esencia es que, si hay tres sistemas termodinámicos en equilibrio A, B y C, y si los sistemas A y B están separados ubicado en equilibrio con el sistema C, entonces los sistemas A y B están en equilibrio termodinámico entre sí. [15] .

La primera ley de la termodinámica es la expresión matemática de la ley de conservación de la energía. La principal e invariable confirmación de la ley de conservación de la energía son los resultados de siglos de experiencia en el conocimiento de la naturaleza. [16] .

La segunda ley de la termodinámica se formula como un principio unificado de la existencia y aumento de una determinada función del estado de la materia: la entropía .

La tercera ley de la termodinámica se refiere al teorema de Nernst (1906 - 1911), que establece la inalcanzabilidad del cero absoluto, que también se formula de una forma diferente: A medida que la temperatura se acerca a 0 K, cesa la entropía de cualquier sistema en equilibrio durante los procesos isotérmicos. depender de cualquier parámetro de estado termodinámico y en el límite (T=0 K) toma el mismo valor constante universal para todos los sistemas, que puede tomarse igual a cero. [17] .

En la literatura rusa, algunos autores se refieren a los principios de la termodinámica como la primera y la segunda ley, así como al teorema de Nernst como la tercera ley de la termodinámica, mientras que otros, según la tradición, consideran que solo la primera y la segunda ley son los principios. de la termodinámica. Esto es lo que K. A. Putilov escribe sobre esto: "A estos dos principios... Nernst... agregó una tercera ley, que, sin embargo, no puede pretender ser la tercera ley, pero aún juega un papel fundamental en la termodinámica" [18] . De esto se deduce que se imponen exigencias muy altas a los principios de generalidad y valor científico en términos de la construcción de la termodinámica como ciencia. En este sentido, el principio “común” expresa esencialmente sólo el principio de la existencia de un sistema en equilibrio, y la ley de transitividad del equilibrio térmico postula el concepto inicial de temperatura en cualquier escala de temperatura. A diferencia de las llamadas primeras leyes cero y menos, la primera y la segunda leyes son las fuentes de casi todas las ecuaciones y desigualdades de la termodinámica.

Se debe prestar especial atención a la segunda ley de la termodinámica. Si el papel que juega la primera ley en la construcción de la termodinámica es obvio, entonces la segunda ley consta de dos partes que son diferentes y desiguales en contenido y significado científico.

Las expresiones matemáticas del principio de existencia de la entropía , junto con la primera ley, se formulan como igualdades, y conducen a numerosas relaciones diferenciales exactas de la termodinámica que caracterizan las propiedades de la materia. En cambio, las expresiones derivadas del principio del aumento de entropía siempre se formulan como desigualdades y se utilizan principalmente en estudios de equilibrio de sistemas termodinámicos y para determinar la dirección del flujo de procesos físicos, reacciones químicas, etc. Además, el aumento de entropía El principio es que la ley es estadística y válida solo en el mundo de temperaturas absolutas positivas que prevalecen en la parte observable del Universo. En base a esto, parece apropiado mantener el estatus de “Principios” de la termodinámica para su primera y segunda leyes, así como para la tercera ley, cuyo grado de generalidad es inferior al de la primera y segunda leyes.

Primera ley de la termodinámica

El postulado inicial de la primera ley de la termodinámica es la ley de conservación de la energía:

La energía de un sistema aislado permanece constante para todos los cambios que se producen en ese sistema, o lo que es lo mismo, la energía no surge de la nada y no puede convertirse en nada.

El momento más importante en la construcción de la primera ley de la termodinámica es la introducción del concepto de energía interna de un sistema termodinámico (W. Thomson, 1851). Desde el punto de vista de la teoría cinética de la estructura de la materia, la energía interna de un sistema termodinámico se mide por el nivel de energía cinética y la energía de interacción de las partículas materiales de este sistema, sin embargo, tales puntos de vista son insuficientes para explicar todos los fenómenos conocidos de liberación de energía (procesos químicos, intraatómicos, intranucleares, electromagnéticos, gravitacionales y otras interacciones). La cuestión de la verdadera naturaleza de la energía interna de los cuerpos está estrechamente relacionada con el estudio de la estructura de la materia, y la solución de este problema especial, basada en ideas sobre la naturaleza de los fenómenos directamente inobservables, va más allá de las posibilidades de una sola ley de conservación de la energía. Por tanto, la construcción de los principios básicos de la termodinámica sólo puede basarse en una definición tan general de la energía interna de los cuerpos que no limite las posibilidades de una construcción rigurosa de la termodinámica basada en los postulados de la experiencia humana universal.

La energía interna de un sistema termodinámico es la reserva total de energía de su estado interno, determinada en función de las coordenadas de deformación y la temperatura:

tu = tu ( X una , X 2 , . . . X norte , t ) {\displaystyle u=u(x_{1},x_{2},...x_{n},t)} $u=u(x_{1},x_{2},...x_{n},t)$

La reserva total de energía del estado interno de los cuerpos , probablemente, no puede determinarse en ningún nivel de desarrollo de las ciencias naturales, pero esta circunstancia no limita el nivel de generalidad y precisión de las expresiones matemáticas de la termodinámica, ya que estas relaciones incluyen únicamente la magnitud del cambio de energía interna en función del estado , . En este sentido, la energía interna se mide desde un nivel elegido arbitrariamente (por ejemplo, 0 ℃ y 760 mmHg). $(tú)$ $(du)$ $(\ delta tu)$

Al construir la termodinámica, también se supone que todas las posibles interacciones de energía entre cuerpos se reducen solo a la transferencia de calor y trabajo. En consecuencia, la expresión inicial de la primera ley de la termodinámica en términos de equilibrio externo se formula como una expresión matemática de la ley de conservación de la energía:

El cambio en la energía interna de un cuerpo o sistema de cuerpos es igual a la suma algebraica de las cantidades recibidas (transferidas) de calor y trabajo, o lo que es lo mismo, el calor recibido por el sistema del exterior se convierte sucesivamente a un cambio en la energía interna del sistema y para realizar (devolver) trabajo externo . $\delta Q^{*}$ $dU$ $\ delta A$

d q ∗ = d tu + d A ∗ {\displaystyle \delta Q^{*}=dU+\delta A^{*}} $\delta Q^{*}=dU+\delta A^{*}$

En esta redacción, la palabra consistentemente , añadida por N. I. Belokon, tiene el siguiente significado. Si imaginamos un proceso en el que la energía interna permanece sin cambios , entonces la expresión anterior del primer comienzo (sin una palabra secuencial) se leerá de la siguiente manera: El calor recibido por el cuerpo o sistema se utiliza para realizar un trabajo externo . Tal afirmación es verdadera solo en el sentido de la palabra que los valores numéricos de calor y trabajo son iguales. De hecho, el trabajo positivo del sistema se realiza cambiando sus coordenadas de deformación (por ejemplo, aumentando el volumen), y el aporte de calor solo compensa la disminución de energía interna que se produce en este caso (disminución equivalente a la externa ). trabajo realizado), de modo que finalmente la energía interna del sistema parece no haber cambiado. Una indicación de advertencia (sucesivamente) está destinada a restaurar una imagen condicional de una disminución gradual y restauración del nivel de energía interna con un cambio concomitante en el estado potencial del sistema. $(U=ídem)$

Signos de trabajo y calor en las ecuaciones de la primera ley de la termodinámica:

$A>0$ - desempeño del trabajo positivo por parte del cuerpo de trabajo;

$Q>0$ - comunicación de calor al cuerpo de trabajo.

La termodinámica clásica, siguiendo a Clausius, introduce en la ecuación de la primera ley la expresión del trabajo reversible o termodinámico

El caso general es

d A i = ∑ F i d X i {\displaystyle \delta A_{i}=\sum F_{i}dx_{i))

{\displaystyle \delta A_{i}=\sum F_{i}dx_{i))

cuerpo sencillo -

d A = PAGS d V {\ estilo de visualización \ delta A = PdV}

{\ estilo de visualización \ delta A = PdV}

Las expresiones de la primera ley de la termodinámica clásica son válidas solo para procesos reversibles. Esta circunstancia limita fuertemente la posibilidad de un mayor desarrollo de los principios y aplicaciones prácticas de las ecuaciones de cálculo de la termodinámica clásica. Dado que todos los procesos reales son irreversibles, parece apropiado generalizar la ecuación original de la primera ley de la termodinámica para procesos reversibles e irreversibles. Con este fin, N. I. Belokon, sin reducir el alto grado de generalidad de las expresiones iniciales de la primera ley, propuso para el posterior desarrollo de los principios básicos y ecuaciones de cálculo de la termodinámica expandir en ellos también las expresiones del trabajo externo. Para ello, introdujo el concepto de trabajo efectivo - igual a la diferencia entre el trabajo termodinámico y las pérdidas irreversibles $\delta A^{*}$ $\delta A_i =\sum F_idx_i$ $\delta A^{**}$

d A ∗ = d A − d A ∗ ∗ {\displaystyle \delta A^{*}=\delta A-\delta A^{**}} $\delta A^{*}=\delta A-\delta A^{**}$

El trabajo perdido en procesos irreversibles se convierte en el calor del intercambio de calor interno del cuerpo ; este calor se devuelve al cuerpo considerado o se transfiere a los cuerpos del sistema externo, y el valor total del suministro de calor desde el exterior disminuye en consecuencia: $\delta A^{**}$ $\delta A^{**}$

d A ∗ ∗ = d q ∗ ∗ {\displaystyle \delta A^{**}=\delta Q^{**}} $\delta A^{**}=\delta Q^{**}$

La cantidad total de calor recibida por el cuerpo caracteriza la transferencia de calor termodinámica (reducida) del cuerpo y se define como la suma de dos cantidades: el calor suministrado desde el exterior y el calor de la transferencia de calor interna : $\ delta Q$ $\delta Q^{*}$ $\delta Q^{{**}}$

d q = d q ∗ + d q ∗ ∗ {\displaystyle \delta Q=\delta Q^{*}+\delta Q^{**}} $\delta Q=\delta Q^{*}+\delta Q^{**}$ [19]

Segunda ley de la termodinámica

Históricamente, la segunda ley de la termodinámica surgió como una hipótesis de trabajo de una máquina térmica, estableciendo las condiciones para la transformación del calor en trabajo con el fin de lograr el máximo efecto de tal transformación. Un análisis de la segunda ley de la termodinámica muestra que el pequeño valor de este efecto, el factor de eficiencia, no es una consecuencia de la imperfección técnica de los motores térmicos, sino una característica del calor que impone ciertas restricciones a su magnitud. Una máquina térmica es un sistema termodinámico que se puede utilizar para convertir el calor en trabajo. La elección del principio de funcionamiento de una máquina térmica se basa en la exigencia de continuidad del proceso de trabajo y su duración ilimitada. Este requisito es incompatible con un cambio unidireccional en el estado del sistema, en el que sus parámetros cambian monótonamente. La única forma practicable de cambio de sistema que satisface este requisito es un proceso circular que se repite periódicamente. Además de los motores térmicos, las máquinas de refrigeración y las bombas de calor funcionan en ciclos circulares. En fuentes en idioma ruso, estos dispositivos están unidos por un concepto : motores térmicos .

Los procesos circulares , o ciclos de máquinas térmicas en termodinámica, son llamados procesos cerrados, caracterizados por el retorno de los sistemas termodinámicos ─cuerpos de trabajo─ a su estado original. [veinte]

El ciclo directo A se usa en un motor térmico, cuyo diagrama se muestra en la Figura 1. El calor se suministra desde una fuente de temperaturas más altas, un calentador , y se retira parcialmente a una fuente de temperaturas más bajas, un refrigerador . El trabajo obtenido en una máquina térmica, según la primera ley de la termodinámica, es igual a la diferencia entre las cantidades de calor suministrado y eliminado: $Q_1$ ${\ estilo de visualización t_ {1}}$ $Q_{2}$ $t_{2}$ $A$

A = q una − q 2 {\displaystyle A={Q_{1}}-{Q_{2}}} $A={Q_{1}}-{Q_{2}}$

El coeficiente de rendimiento (eficiencia) de una máquina térmica es la relación entre el trabajo recibido y la cantidad de calor gastado : $A$ $Q_1$

η = A q 2 {\displaystyle \eta ={\dfrac {A}{Q_{2)))) ${\displaystyle \eta ={\dfrac {A}{Q_{2))))$

El ciclo inverso (refrigeración) B se utiliza en enfriadores y bombas de calor. En este ciclo, el calor se transfiere de la fuente de temperaturas más bajas a la fuente de temperaturas más altas (Fig. 1). Para llevar a cabo este proceso, se suministra trabajo externo a la máquina de refrigeración. ${\ estilo de visualización Q_ {2}, t_ {2}}$ $t_{1},Q_{1}$

La eficiencia de la máquina de refrigeración se estima por la capacidad de refrigeración : la relación entre el calor transferido y el trabajo gastado $Q_{2}$ $A:$

ϵ X = q 2 A = q 2 q una − q 2 {\displaystyle \epsilon _{x}={\dfrac {Q_{2}}{A}}={\dfrac {Q_{2}}{Q_{1}-Q_{2}}}} $\epsilon _{x}={\dfrac {Q_{2}}{A}}={\dfrac {Q_{2}}{Q_{1}-Q_{2}}}$

La eficiencia de una bomba de calor se caracteriza por el coeficiente de conversión (transformación) o coeficiente de calentamiento , que se define como la relación entre el calor recibido por el cuerpo calentado y el trabajo externo gastado para este : ${\ estilo de visualización \ epsilon _ {o}}$ $Q_1$ $A$

ϵ o = q una A {\displaystyle \epsilon _{o}={\dfrac {Q_{1}}{A}}} $\epsilon _{o}={\dfrac {Q_{1}}{A}}$

Dado que , obtenemos la relación entre los coeficientes de calentamiento y enfriamiento: $Q_{1}=Q_{2}+A$

ϵ o = ϵ X + una {\displaystyle \epsilon _{o}=\epsilon _{x}+1} $\epsilon _{o}=\epsilon _{x}+1$

Existen ciclos de funcionamiento de los motores térmicos reales y ciclos teóricos de los motores reversibles, en los que coinciden las temperaturas de las fuentes externas y del fluido de trabajo, y no hay transferencia de calor interna. Los diagramas de ciclos teóricos de motores térmicos reversibles (motores ─ fig. 1A y máquinas de refrigeración ─ fig. 1B) son idénticos, pero dirigidos de manera opuesta. Los procesos reversibles de los motores térmicos a diferencias de temperatura infinitamente pequeñas entre las fuentes externas y el fluido de trabajo se pueden representar como procesos de equilibrio cuasi-estático infinitamente lentos. ${\ estilo de visualización (\ delta Q ^ {**} = 0)}$

En los estudios de los ciclos teóricos de los motores térmicos, se toma como fluido de trabajo un gas ideal , cuya cantidad permanece invariable en todas las etapas del ciclo.

Ciclo de Carnot.

El ciclo de Carnot (Fig. 2) en coordenadas PV es un proceso circular reversible que se lleva a cabo entre dos fuentes de calor externas que tienen diferentes temperaturas ─ un calentador ─ y un refrigerador ─ , caracterizado por la siguiente secuencia de procesos: expansión isotérmica (1 ─ 2) a temperatura ─ , expansión adiabática (2 ─ 3), compresión isotérmica (3 ─ 4) a temperatura y, cerrando el ciclo, compresión adiabática (4 ─ 1). ${\ estilo de visualización T_ {1}}$ ${\ Displaystyle T_ {2}}$ ${\ estilo de visualización T_ {1}}$ ${\ Displaystyle T_ {2}}$

El teorema de Carnot establece que la eficiencia y capacidad de enfriamiento del ciclo termodinámico de Carnot depende de la relación de las temperaturas absolutas del fluido de trabajo en los procesos de comunicación y eliminación de calor y, en los casos de ciclo reversible, de las temperaturas de el calentador y el refrigerador, y no depende de la sustancia del fluido de trabajo y el diseño del motor térmico. Eficiencia del ciclo termodinámico de Carnot:

η = una − q 2 q una = una − T 2 T una = T una − T 2 T una {\displaystyle \eta =1-{\dfrac {Q_{2}}{Q_{1}}}=1-{\dfrac {T_{2}}{T_{1}}}={\dfrac {T_{ 1}-T_{2}}{T_{1}}}} $\eta =1-{\dfrac {Q_{2}}{Q_{1}}}=1-{\dfrac {T_{2}}{T_{1}}}={\dfrac {T_{ 1}-T_{2}}{T_{1}}}$

Capacidad de enfriamiento del ciclo termodinámico de Carnot

ϵ X = q 2 A = T 2 T una − T 2 {\displaystyle \epsilon _{x}={\dfrac {Q_{2}}{A}}={\dfrac {T_{2}}{T_{1}-T_{2}}}} $\epsilon _{x}={\dfrac {Q_{2}}{A}}={\dfrac {T_{2}}{T_{1}-T_{2}}}$

La prueba del teorema de Carnot (en el marco de la primera ley de la termodinámica) para el caso particular cuando el fluido de trabajo es un gas ideal se da en el artículo principal: Teorema de Carnot (termodinámica) . En el caso general, la demostración del teorema de Carnot es posible en base al uso del principio de la existencia de la entropía en el marco de la segunda ley de la termodinámica.

La segunda ley de la termodinámica clásica se formula tradicionalmente como el principio combinado de la existencia y aumento de la entropía . (Aquí, y en el futuro, el término entropía significa entropía termodinámica , (entropía de un sistema termodinámico). La entropía es una función de estado termodinámica que caracteriza el estado del sistema. El término entropía fue propuesto por R. Clasius: en - in, adentro y tropo o tropos - inversión, camino; en general - vuelta hacia adentro, una medida de la depreciación de la energía.

El principio de la existencia de la entropía es el enunciado de la segunda ley de la termodinámica clásica sobre la existencia de una determinada función del estado de los sistemas termodinámicos -la entropía- , cuya diferencial es la diferencial total , definida en los procesos reversibles como el cociente de la cantidad elemental de calor suministrada desde el exterior a la temperatura absoluta del cuerpo : $S$ $dS$ ${\displaystyle \delta Q_{o))$ $T$

d S o = d q o T {\displaystyle dS_{o}={\frac {\delta Q_{o}}{T}}} $dS_{o}={\frac {\delta Q_{o}}{T}}$

La expresión matemática del principio de existencia de la entropía de un sistema termodinámico equivale a describir las propiedades de este sistema, por ejemplo, al construir el principio de existencia de la entropía de los gases ideales en el marco de la primera ley de termodinámica , [21] , sin embargo, la justificación del principio de la existencia de entropía para cualquier sistema termodinámico es posible solo en el marco de la segunda ley de la termodinámica.

El principio del aumento de entropía es el enunciado de la segunda ley de la termodinámica clásica sobre el aumento constante de la entropía de los sistemas aislados en todos los procesos reales (irreversibles) de cambio de estado de estos sistemas. (En procesos reversibles de cambio de estado de sistemas aislados, su entropía no cambia).

d S ≥ 0 {\displaystyle dS\geq 0} $dS\geq 0$

La entropía es una función de estado termodinámica que depende de varios parámetros independientes que determinan de manera única el estado del sistema termodinámico, pero no depende de cómo se alcanzó este estado. El significado físico de la entropía es bastante complicado y no puede percibirse directamente. No se sigue directamente de su expresión matemática, y el dispositivo no puede medir directamente el valor de la entropía. El significado físico de la entropía se puede aclarar considerando varios procesos físicos, químicos, nucleares, biológicos y otros irreversibles, por ejemplo: fricción, calentamiento eléctrico, transferencia de calor fuera del equilibrio, difusión, disipación (dispersión) de energía. En el caso general, podemos decir que la entropía es una medida de la irreversibilidad de un proceso termodinámico real, una medida de la depreciación de la energía desde el punto de vista de la posibilidad de obtener trabajo.

Como ya se ha señalado, el nivel de generalidad de los principios de la existencia y aumento de la entropía es diferente. El sistema de igualdades de la termodinámica se basa en el principio de la existencia de la entropía , sus relaciones diferenciales más importantes, que se utilizan ampliamente en el estudio de los procesos termodinámicos y las propiedades físicas de las sustancias. El valor científico del principio de la existencia de la entropía es difícil de sobrestimar.

El principio de entropía creciente de sistemas aislados es estadístico. Caracteriza la dirección más probable de cambio en sistemas termodinámicos aislados, el flujo de procesos físicos y reacciones químicas. El sistema de desigualdades de la termodinámica se basa en este principio .

Propiedades termodinámicas de gases y mezclas vapor-gas

Gases ideales

La doctrina de los gases ideales se remonta a las leyes de los gases descubiertas como resultado de estudios experimentales no del todo precisos en los siglos XVII-XIX: Boyle-Mariotte , Gay-Lussac y Charles , así como a la ecuación unificada del estado gaseoso formulada por Clapeyron . En aquellos días, se creía que los gases, a diferencia de los vapores, son incompresibles y conservan su estado gaseoso en cualquier rango de temperatura. El desarrollo de la tecnología criogénica ha refutado estas ideas. Resultó que todos los gases reales, sin excepción, representan el estado de agregación de las sustancias correspondientes y, de hecho, son vapores sobrecalentados lo suficientemente lejos del punto de ebullición y del punto crítico, y la ecuación exacta de estado de un gas puede ser la Ecuación de estado de un cuerpo simple. Sin embargo, las leyes de los gases se han conservado en la termodinámica y en sus aplicaciones técnicas como las leyes de los gases ideales: los estados límite (prácticamente inalcanzables) de los gases reales. [22] Los gases ideales en la termodinámica clásica significan gases hipotéticos (que no existen realmente) que obedecen estrictamente a la ecuación de Clapeyron. (En la literatura rusa, también se le llama ecuación de Clapeyron-Mendeleev). La ecuación de Clapeyron también se derivó teóricamente bajo ciertas suposiciones sobre la base de la teoría cinético-molecular de los gases ( August Krönig en 1856 [23] y Rudolf Clausius en 1857).escuela, donde a menudo no comparten el enfoque clásico del estudio. de la termodinámica y la teoría cinético-molecular. Esto crea la falsa impresión de que las leyes de los gases ideales son las leyes de la termodinámica. De hecho, las leyes de la termodinámica clásica son sus "Comienzos". Un gas ideal es uno de los objetos que investiga la termodinámica. En cuanto a los gases reales, su estado se describe aproximadamente mediante varias ecuaciones teóricas y empíricas, por ejemplo, la ecuación de van der Waals. La ecuación de estado exacta de un gas real puede ser la ecuación de estado de un cuerpo simple.

Ley de Boyle ─ Mariotte .

Robert Boyle en 1662 formuló los resultados de sus experimentos sobre la compresión de aire a una temperatura constante de la siguiente manera:

La presión y el volumen están inversamente relacionados :

pags una pags 2 = V 2 V una . {\displaystyle {\frac {p_{1}}{p_{2}}}={\frac {V_{2}}{V_{1}}}.} ${\frac {p_{1}}{p_{2}}}={\frac {V_{2}}{V_{1}}}.$

pags una V una = pags 2 V 2 {\displaystyle p_{1}V_{1}=p_{2}V_{2)) ${\displaystyle p_{1}V_{1}=p_{2}V_{2))$ ,

donde están los valores iniciales del volumen y la presión del gas; son sus valores finales. $V_{1},p_{1},$ $V_{2},p_{1}$

Independientemente de Boyle, Edm Mariotte llegó a esta proporción en 1676.

Como ley del estado físico de los gases ideales, la ley de Boyle-Mariotte se formula de la siguiente manera:

El producto de la presión absoluta de una masa dada de un gas ideal a temperatura constante conserva un valor constante , o lo que es lo mismo, el producto de la presión absoluta por el volumen de una masa dada de un gas ideal depende únicamente de la temperatura del gas y de su naturaleza química .

pags V = C {\displaystyle pV=C} $pV=C$ ,

donde es un valor constante, bajo condiciones dadas; $C$

${\ Displaystyle pV = f (t)}$ . [24]

Ley de Gay-Lussac :

El volumen de una masa dada de gas ideal a presión constante varía linealmente con la temperatura.

V = V 0 ( una + α 0 t ) {\displaystyle V=V_{0}(1+\alpha _{0}t)} $V=V_{0}(1+\alpha _{0}t)$ , [25] .

donde: ─ volumen de masa gaseosa a temperatura °C y presión constante ; $V$ $metro$ $t$ $pags$

$V_{0}$ ─ volumen de la misma masa de gas a la temperatura °C ya la misma presión; ${\ estilo de visualización 0}$

$t$ ─ temperatura en grados Celsius.

$\alpha _{0}$ ─ coeficiente de temperatura de expansión de volumen de los gases ideales, el mismo para todos los gases ideales a cualquier presión.

$\alpha _{0}={\frac {1}{273,15}}{K^{-1}}$ .

Temperatura absoluta : $T$

${\ Displaystyle T = t + {\ frac {1} {\ alpha _ {0}}}}$

Con esto en mente, la expresión se puede transformar: ${\ estilo de visualización (1 + \ alfa _ {0} t)}$

( una + α 0 t ) = una + t 273 , quince = 273 , quince + t 273 , quince = T 273 , quince {\displaystyle (1+\alpha _{0}t)=1+{\frac {t}{273,15}}={\frac {273,15+t}{273,15}}={\frac {T}{273, 15}}} $(1+\alpha _{0}t)=1+{\frac {t}{273,15}}={\frac {273,15+t}{273,15}}={\frac {T}{273, 15}}$

dónde:

$V=V_{0}{\frac{T}{273,15}}$

Denotando , obtenemos otra expresión para la ley de Gay-Lussac: $T_{0}=273.15K=0^{0}C$

V V 0 = T T 0 {\displaystyle {\frac{V}{V_{0}}}={\frac {T}{T_{0}}}} ${\frac{V}{V_{0}}}={\frac {T}{T_{0}}}$ .

A una masa constante de gas y presión constante, el volumen de un gas es directamente proporcional a la temperatura absoluta.

Ley de Carlos.

La presión de una masa dada de gas a volumen constante es proporcional a la temperatura absoluta. $pags$

pags T = C o norte s t {\displaystyle {\frac {p}{T}}=const} ${\frac {p}{T}}=const$ en . $V = constante$

Ecuación de estado de gas ideal unificado (ecuación de Clapeyron) :

Supongamos que en el estado inicial cierta masa de gas tiene presión , volumen y temperatura . Dejando la presión constante , calentamos el gas a una temperatura Su volumen aumentará y se convertirá en (estado intermedio). La transición del gas del estado inicial al estado intermedio ocurrió de acuerdo con la ley de Gay-Lussac: $metro$ $p_{1}$ $V_{1}$ $T_{1}$ $T_{2}$ $V'$

V una V ′ = T una T 2 {\displaystyle {\frac {V_{1}}{V'}}={\frac {T_{1}}{T_{2}}}} ${\frac {V_{1}}{V'}}={\frac {T_{1}}{T_{2}}}$ .

Dejando la temperatura del gas sin cambios, reducimos su volumen a , en el que la presión se ha convertido en (estado final). La transición del gas del estado intermedio al estado final ocurrió de acuerdo con la ley de Boyle-Mariotte: $V_{2}$ $p_{2}$

${\displaystyle p_{1}V'=p_{2}V_{2))$ ,

Expresando los valores de la primera y segunda igualdad: $V'$

$V'={\frac {V_{1}T_{2}}{T_{1}}}$

$V'={\frac{p_{2}V_{2}}{p_{1}}}$

e igualándolos:

${\frac {V_{1}T_{2}}{T_{1}}}={\frac {p_{2}V_{2}}{p_{1}}}$

obtenemos (en ) $m=constante$

pags una V una T una = pags 2 V 2 T 2 = pags V T = C o norte s t {\displaystyle {\frac {p_{1}V_{1}}{T_{1}}}={\frac {p_{2}V_{2}}{T_{2}}}={\frac {pV {T}}=const.} ${\frac {p_{1}V_{1}}{T_{1}}}={\frac {p_{2}V_{2}}{T_{2}}}={\frac {pV {T}}=const.$

Esta ecuación que relaciona el volumen, la presión, la temperatura y la masa de un gas es la ley combinada de Boyle ─ Mariotte y Gay-Lussac o la ecuación de Clapeyron.

Reescribamos la ecuación de Clapeyron para un kilomol de gas en condiciones normales. En este caso, los valores , , serán constantes: Pa (760 mm Hg). , el volumen de 1 kilomol de gas . Bajo esta condición, la relación siempre será igual al mismo valor: $pags$ $V$ $T$ ${\ estilo de visualización p = 101325}$ ${\ estilo de visualización T = 273,15 K}$ $V_{0}=22.414M^{3}$ ${\frac{pV_{0}}{T}}$

h pags V 0 T = R {\displaystyle h{\frac{pV_{0}}{T}}=R} $h{\frac{pV_{0}}{T}}=R$

pags V 0 = R T {\displaystyle pV_{0}=RT} $pV_{0}=RT$ ,

donde ─ la constante característica de un gas ideal, igual al trabajo de un kilomol de gas en un proceso isobárico cuando se calienta un grado. $R$

$R={\frac{pV_{0}}{T}}=8314$ j/kmolK

Para kilomoles, la ecuación toma la forma: $norte$

pags V = norte R T {\displaystyle pV=nRT}

pV=nRT

dónde $V=nV_{0}$

Dado que

${\ Displaystyle n = {\ frac {m} {\ mu}}}$ ,

donde es el peso molecular del gas, $\mu$

obtenemos:

pags V = metro m R T {\displaystyle pV={\frac {m}{\mu }}RT} $pV={\frac {m}{\mu }}RT$ ,

La ecuación de estado de los gases ideales en esta forma fue expresada por D. I. Mendeleev y se llama ecuación de Clapeyron-Mendeleev .

La ecuación de estado de Clapeyron para gases ideales se puede obtener bajo ciertas suposiciones sobre la base de la teoría cinética molecular de los gases. El requisito previo principal para tal conclusión es que los gases ideales son un sistema de puntos materiales que no se ven afectados por fuerzas de atracción mutua, repulsión, etc. Y las leyes de los gases de Boyle ─ Mariotte, Gay-Lussac y Charles pueden derivarse teóricamente de la ecuación de Clapeyron.

Gases y vapores reales

Agua, vapor de agua y aire húmedo

Estados de fase y reacciones de fase para el agua

Diagramas de fase

Vapor saturado seco

Vapor húmedo saturado

Vapor sobrecalentado

Aire húmedo

Procesos termodinámicos básicos en gases

Procesos politrópicos

Estrangulamiento

Compresión de gas

Procesos de flujo y mezcla de gases

El trabajo de cambiar la presión en una corriente

Ecuación de continuidad de flujo

Leyes generales de caducidad

Tasa de caducidad

Proceso de expiración adiabático

Transición a través de la velocidad del sonido. Boquilla Laval

Características de la salida de vapor húmedo

Caducidad con pérdidas

Frenado. Parámetros de flujo estancado

Regulación al vencimiento

Flujo en tuberías

Mezcla de gases

Mezclando en volumen Mezclando en la corriente Mezcla al llenar el volumen

Termodinámica de centrales térmicas

Ciclos de centrales eléctricas de vapor

El principio de funcionamiento y el dispositivo de la central eléctrica de vapor Ciclo de Carnot Ciclo de Rankine El ciclo real de una planta de turbina de vapor Influencia de los parámetros de vapor en la eficiencia del ciclo STP Ciclo de recalentamiento de vapor Ciclo regenerativo de una planta de turbina de vapor Ciclo binario Fundamentos termodinámicos de la calefacción urbana

La esencia termodinámica de la calefacción urbana es la generación combinada de electricidad y energía para los consumidores de calor sin pérdidas con el agua en circulación [26] .

El suministro de calor a grandes consumidores de calor a menudo se lleva a cabo cuando se libera vapor de las calderas. El vapor saturado seco de la caldera de vapor ingresa al consumidor, se condensa y el condensado se bombea de regreso a la caldera. La cantidad de energía entregada al consumidor en este esquema es teóricamente igual a la cantidad de energía consumida en la caldera en la caldera para producir vapor, por lo tanto, sin tener en cuenta las pérdidas, el factor de eficiencia energética es 1.

Como regla general, los consumidores de calor requieren energía de potencial de baja temperatura. Esto llevó a la idea de crear plantas combinadas de calor y electricidad (CHP) que generan electricidad y satisfacen a los consumidores de calor. Los generadores de vapor de energía de alta presión con sobrecalentamiento de vapor están instalados en CHPP. Desde el generador de vapor, el vapor ingresa a la turbina, donde se expande adiabáticamente. Desde la turbina, el vapor se dirige al consumidor de calor, donde se condensa, emitiendo energía. El condensado resultante se bombea de regreso al generador de vapor.

El diagrama T,s representa un ciclo CHP teórico con una turbina de contrapresión. La presión final en la turbina está determinada por los requisitos para satisfacer a los consumidores de calor con la energía del potencial de temperatura requerido. Esta presión es mucho más alta que la presión en el condensador de una turbina de condensación (es por eso que dicha turbina se llama turbina de contrapresión), por lo tanto, con los mismos parámetros iniciales de vapor, la eficiencia térmica del ciclo CHP se reduce significativamente en comparación con una planta de energía de condensación (CPP). Sin embargo, no hay rechazo de calor [27] , por lo que el factor de utilización de energía total es teóricamente igual a 1 y no depende de las pérdidas internas en la turbina.

Ciclos de turbinas de gas

Una planta de turbina de gas (GTU) combina constructivamente una turbina de gas y un generador eléctrico . El aire del compresor (1) y el combustible (gas o líquido) se introducen en la cámara de combustión (2), desde donde el flujo de gas caliente (fluido de trabajo) se dirige al impulsor de la turbina (3), que impulsa el compresor y la electricidad. generador (4). El proceso de combustión de combustible se considera como el proceso de suministro de energía al fluido de trabajo. En la teoría de los ciclos termodinámicos, las plantas de turbinas de gas se clasifican según la naturaleza del suministro de energía al fluido de trabajo: con combustión de combustible a presión constante y con combustión a volumen constante [28] .

Una turbina de gas simple con entrada de calor a presión constante funciona según el ciclo Brayton : el aire atmosférico se comprime adiabáticamente en el compresor; en la cámara de combustión se produce un calentamiento isobárico del fluido de trabajo; en una turbina de gas, el fluido de trabajo se expande adiabáticamente; Los gases de escape se descargan isobáricamente a la atmósfera. Aunque el esquema de una turbina de gas simple está abierto, el ciclo ideal de esta instalación en los diagramas termodinámicos (p, diagrama V de Andrews , T, diagrama s) se representa como cerrado y consta de dos isobaras y dos adiabáticas, es decir , la masa del fluido de trabajo se considera sin cambios. En este caso, la combustión se considera como un suministro isobárico de energía al fluido de trabajo desde el exterior a través de las paredes de la carcasa de la instalación, y la liberación de gases de escape a la atmósfera se considera que cierra condicionalmente el ciclo de extracción de energía isobárica de el fluido de trabajo al depósito térmico frío. El fluido de trabajo es el aire (se desprecia el cambio en su composición durante la combustión), considerado como un gas ideal [29] [30] [31] .

Ciclos de motores a reacción

Una característica de los motores a reacción es la continuidad de todos los procesos llevados a cabo en sus elementos individuales. Un motor de chorro de aire (AJE) utiliza una mezcla de aire extraído de la atmósfera y productos de oxidación del combustible por el oxígeno contenido en el aire como fluido de trabajo. Debido a la reacción de oxidación, el fluido de trabajo se calienta y, al expandirse, sale del motor a alta velocidad, creando un impulso de chorro [32] .

Motores de chorro de aire con combustión de combustible a presión constante Motor Scramjet

En un WFD de flujo directo (ramjet), la compresión del aire proveniente de la atmósfera hacia la cámara de combustión se debe a la presión de velocidad del flujo de aire. El ciclo ramjet ( Ciclo de Brighton ) consiste en la compresión de aire adiabática en el difusor, la isobara del proceso de combustión, la expansión adiabática en la boquilla y la isobara de cierre del ciclo de enfriamiento de los productos de combustión a presión atmosférica. Desde el punto de vista de la termodinámica, el ciclo del estatorreactor es similar al ciclo de una planta de turbina de gas con combustión a presión constante [33] .

Motor turborreactor

En un motor de chorro de aire (TRD) de turbocompresor (turborreactor), el aire se comprime tanto como resultado de la presión de la velocidad como con la ayuda de un compresor axial accionado por una turbina de gas con la que tiene un eje común. El ciclo teórico de un motor turborreactor es similar al de un motor estatorreactor y consta de los mismos procesos, con la única diferencia de que en un motor turborreactor, el compresor proporciona una compresión de aire adicional [34] .

Motores a reacción con combustión de combustible a volumen constante Motor estatorreactor pulsante

El motor estatorreactor pulsante (PUVRD) está equipado con un dispositivo especial de tipo válvula, como resultado de lo cual la cámara de combustión puede aislarse del difusor y la boquilla, de modo que el proceso de combustión se lleve a cabo a un volumen constante. Este motor se caracteriza por la frecuencia de acción, lo que explica su nombre. El ciclo PUVRD ( Ciclo de Humphrey ) consiste en la adiabática de compresión de aire en el difusor, la isocora del proceso de combustión, la adiabática de expansión en la boquilla y la isobara de cierre del ciclo de enfriamiento de los productos de combustión a presión atmosférica. El ciclo PUVRD es similar al ciclo de una planta de turbina de gas con combustión a volumen constante [35] .

Los pumpjets sin válvulas funcionan con el ciclo Lenoir .

Debido a la presión significativamente más alta al final del proceso de combustión del combustible, el motor estatorreactor tiene una mayor eficiencia térmica en comparación con el motor estatorreactor, pero no se usa mucho debido a la complejidad del diseño [36] .

Ciclos de motores de combustión interna de pistones

Un motor de combustión interna (ICE) es un motor térmico en el que se suministra energía al fluido de trabajo quemando combustible dentro del propio motor. El fluido de trabajo en tales motores en la primera etapa es aire o una mezcla de aire con combustible inflamable, y en la segunda etapa, los productos de la combustión de este combustible líquido o gaseoso. Las presiones del fluido de trabajo no son demasiado altas y sus temperaturas son muy superiores a las críticas , lo que nos permite considerar al fluido de trabajo como un gas ideal con una buena aproximación; esto simplifica enormemente el análisis termodinámico del ciclo [37] .

En termodinámica técnica, los procesos reales en motores de combustión interna se identifican con los ciclos termodinámicos que los subyacen. Los ciclos reales de los motores de combustión interna son abiertos, porque el fluido de trabajo entra en ellos desde el exterior y se libera a la atmósfera al final del ciclo, y en cada ciclo real participa una nueva porción del fluido de trabajo. Dado que la cantidad de combustible en la mezcla combustible suministrada al cilindro del motor (aire + combustible) es relativamente pequeña en comparación con la cantidad de aire, por conveniencia de análisis se suele suponer que el ciclo del motor de combustión interna está cerrado, el fluido de trabajo de el ciclo es aire, cuya cantidad permanece en el motor sin cambios. Los procesos de combustión de combustible se consideran procesos de suministro de energía al fluido de trabajo desde una fuente caliente externa a través de la pared del cilindro [38] .

Los ciclos de los motores alternativos de combustión interna con diferentes principios de funcionamiento se distinguen por la naturaleza del suministro de energía al fluido de trabajo [38] :

ciclos isocóricos con aporte de energía a volumen constante, por ejemplo, el ciclo de Otto ;
ciclos isobáricos con aporte de energía a presión constante, como el ciclo Diesel ;
ciclos mixtos con aporte de energía primero a volumen constante y luego a presión constante, por ejemplo, el ciclo Trinkler .

El análisis termodinámico de los ciclos ICE idealizados no tiene en cuenta que en los ciclos reales el fluido de trabajo (en los dos primeros tiempos es el aire en el ciclo Diesel y en el ciclo de combustión mixta o la mezcla combustible en el ciclo Otto, en los ciclos posteriores es es aire y productos de combustión) en sus propiedades difiere de un gas ideal con una capacidad calorífica constante; debido a la fricción inevitable, los procesos de compresión y expansión adiabática no ocurren a lo largo de una isentropía, sino con un aumento de entropía; el enfriamiento forzado de las paredes del cilindro aumenta aún más la desviación de estos procesos de los isoentrópicos; la combustión tiene lugar en intervalos de tiempo pequeños, pero todavía finitos, durante los cuales el pistón tiene tiempo de moverse un poco, de modo que la condición del proceso de combustión isocórica no se cumple estrictamente; hay pérdidas mecánicas en el mecanismo, etc. Por las razones anteriores, la eficiencia real de los motores térmicos es significativamente menor que la eficiencia de los ciclos idealizados correspondientes [39] .

Termodinámica de plantas de conversión de energía directa

Un generador magnetohidrodinámico ( generador MHD ) que utiliza gas ionizado como fluido de trabajo y opera en un ciclo abierto, además del circuito abierto primario, tiene un circuito de potencia de vapor cerrado secundario, en el que la energía de los productos de combustión después del canal del generador MHD se utiliza para generar electricidad mediante un generador accionado por una turbina de vapor.

El ciclo térmico del circuito primario consta de los siguientes procesos [40] : 1) compresión adiabática del aire en el compresor; 2) suministro de calor isobárico en el sobrecalentador de aire; 3) suministro de calor isobárico en la cámara de combustión; 4) expansión adiabática en el canal del generador MHD; 5) eliminación de calor isobárico en el calentador de aire; 6) eliminación de calor isobárico en el generador de vapor; 7) eliminación de calor isobárico al medio ambiente (con productos de combustión emitidos a la atmósfera). El ciclo del circuito de potencia de vapor secundario no tiene características, y la alta temperatura de los productos de la combustión del combustible permite que el ciclo vapor-agua tenga parámetros que corresponden a las características estándar de las grandes plantas de turbinas de vapor [41] .

El generador termoeléctrico se basa en el uso del efecto Seebeck : la aparición de EMF en un circuito eléctrico cerrado que consta de conductores diferentes conectados en serie , cuyos contactos tienen diferentes temperaturas.

Un generador electroquímico ( pila de combustible ) se basa en la conversión electroquímica directa de la energía del combustible y el comburente suministrados desde el exterior en electricidad, por lo que se describe mediante las mismas relaciones termodinámicas que una pila galvánica . La eficiencia de los generadores electroquímicos alcanza el 70%, sin embargo, su uso generalizado se ve limitado por su alto costo [41] .

Ciclos combinados

Los ciclos combinados incluyen [42] :

ciclos binarios de mercurio y agua;
ciclos de vapor-gas;
ciclos vapor-gas con regeneración;
ciclos vapor-gas con generadores MHD.

Características de los ciclos de las centrales nucleares

Las características de obtener calor de un reactor, así como una característica de la economía de las centrales nucleares, donde, a diferencia de las centrales eléctricas convencionales, los costos de combustible representan solo una pequeña parte del costo de la electricidad generada, conducen al hecho de que la mayoría de las veces el límite superior del rango de temperatura en el que se lleva a cabo el ciclo es mucho más bajo que para los ciclos de las centrales eléctricas convencionales. Bajo estas condiciones, se vuelve razonable usar un ciclo de vapor húmedo [43] .

Según el tipo de reactor , el refrigerante utilizado y otros factores, el esquema térmico de una central nuclear (NPP) puede ser de uno, dos y tres bucles. En las centrales nucleares con reactores de neutrones térmicos se utilizan esquemas de bucle simple y de bucle doble, y en las centrales nucleares con reactores de neutrones rápidos se utilizan esquemas de tres bucles [44] .

En un esquema de circuito único, el agua y su vapor son refrigerantes y moderadores en los reactores y un fluido de trabajo en una planta de turbina de vapor. El agua, en contacto con elementos combustibles altamente radiactivos , se vuelve radiactiva en sí misma. El vapor formado en el núcleo del reactor se envía a la turbina, donde realiza trabajo. La turbina es el accionamiento de un generador eléctrico que genera energía eléctrica. El vapor de escape ingresa al condensador y el condensado se retroalimenta al reactor mediante una bomba de alimentación. Las ventajas de un esquema de circuito único son su simplicidad y eficiencia térmica, la desventaja es que en este esquema todos los equipos operan en condiciones de radiación activa [45] .

En un esquema NPP de dos circuitos, el refrigerante y el fluido de trabajo se mueven a lo largo de diferentes circuitos, cuyo elemento común es el generador de vapor (intercambiador de calor). El agua, los metales líquidos ( sodio ), los compuestos orgánicos y los gases ( helio ) se pueden utilizar como refrigerantes que eliminan el calor liberado en el reactor . Todos los equipos del circuito primario son radiactivos, por lo que están separados del resto de la central por una protección biológica especial; el fluido de trabajo que circula en el segundo circuito prácticamente no es radiactivo [46] .

Para los reactores de neutrones rápidos, que tienen una alta concentración de materiales fisionables en el núcleo y, en consecuencia, una gran potencia térmica específica, tanto la eficiencia de la transferencia de calor en el núcleo del reactor como el cumplimiento de los requisitos de seguridad son muy importantes. Por tanto, las centrales nucleares de neutrones rápidos utilizan un esquema térmico de tres circuitos, en el que el sodio líquido que circula en el circuito primario cede calor a un refrigerante no radiactivo, también sodio, y vuelve al reactor. El refrigerante del segundo circuito calentado en el intercambiador de calor intermedio ingresa al generador de vapor, donde transfiere calor al fluido de trabajo del tercer circuito, el agua, que se convierte en vapor. El sodio se bombea de regreso al intercambiador de calor intermedio y el vapor de agua se envía a la turbina de vapor, que es el motor del generador eléctrico. El vapor de la turbina se envía al condensador y el condensado se bombea de vuelta al generador de vapor [47] .

Un circuito térmico adicional aumenta la fiabilidad y la seguridad de las centrales nucleares, pero conduce a un aumento significativo de las inversiones de capital.

Termodinámica de refrigeración y bombas de calor

Las unidades de refrigeración se utilizan para bajar la temperatura de los cuerpos por debajo de la temperatura ambiente y mantener esta temperatura baja. El proceso de enfriamiento de cuerpos con temperatura ambiente e inferior se basa en la selección del cuerpo de trabajo, el refrigerante , la energía del cuerpo frío y su transferencia a un cuerpo más cálido (el medio ambiente). De acuerdo con la segunda ley de la termodinámica, esto es posible si el proceso de enfriamiento ocurre simultáneamente con el proceso de compensación de hacer trabajo o el proceso de transferencia de energía de un cuerpo más caliente a uno más frío [48] .

Una bomba de calor es una "máquina de refrigeración al revés", una unidad que funciona según el mismo principio que un frigorífico, pero no se utiliza para enfriar, sino para calentar , es decir, eleva la temperatura de los cuerpos por encima de la temperatura ambiente y mantiene esta temperatura más alta [49] .

En las unidades de refrigeración y bombas de calor, la energía se toma de una fuente de baja temperatura realizando trabajo en el ciclo inverso. El más termodinámicamente perfecto es el ciclo de Carnot inverso [48] . La característica termodinámica de la eficiencia del ciclo inverso en una máquina de refrigeración es el coeficiente de rendimiento [50] [51] , y en una bomba de calor es el coeficiente de transformación de energía (también conocido como coeficiente de conversión de bomba de calor [52] , también conocido como conversión de calor coeficiente [53] , también conocido como calefacción [54] [53] , también conocido como coeficiente de uso de calor [55] ).

En las plantas de refrigeración termoeléctricas que utilizan el efecto Peltier , y en las plantas basadas en el efecto termomagnético Ettingshausen , no se utiliza refrigerante [56] .

Véase también

Notas

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Enlaces

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