Теплота — Википедия

Внутренняя энергия термодинамической системы может изменяться двумя способами: посредством совершения работы над системой и посредством теплообмена с окружающей средой. Энергия, которую получает или теряет тело в процессе теплообмена с окружающей средой, называется коли́чеством теплоты́ или просто теплотой^[1]. Теплота — это одна из основных термодинамических величин в классической феноменологической термодинамике. Количество теплоты входит в стандартные математические формулировки первого и второго начал термодинамики.

Для изменения внутренней энергии системы посредством теплообмена также необходимо совершить работу. Однако это не механическая работа, которая связана с перемещением границы макроскопической системы. На микроскопическом уровне эта работа осуществляется силами, действующими между молекулами на границе контакта более нагретого тела с менее нагретым. Фактически при теплообмене энергия передаётся посредством электромагнитного взаимодействия при столкновениях молекул. Поэтому с точки зрения молекулярно-кинетической теории различие между работой и теплотой проявляется только в том, что совершение механической работы требует упорядоченного движения молекул на макроскопических масштабах, а передача энергии от более нагретого тела менее нагретому этого не требует.

Энергия может также передаваться излучением от одного тела к другому и без их непосредственного контакта.

Количество теплоты не является функцией состояния, и количество теплоты, полученное системой в каком-либо процессе, зависит от способа, которым она была переведена из начального состояния в конечное.

Единица измерения в Международной системе единиц (СИ) — джоуль. Как единица измерения теплоты используется также калория. В Российской Федерации калория допущена к использованию в качестве внесистемной единицы без ограничения срока с областью применения «промышленность»^[2].

Количество теплоты входит в математическую формулировку первого начала термодинамики, которую можно записать как Q=A+ΔU{\displaystyle Q=A+\Delta U}. Здесь ΔU{\displaystyle \Delta U} — изменение внутренней энергии системы, Q{\displaystyle Q} — количество теплоты, переданное системе, а A{\displaystyle A} — работа, совершённая системой. Однако определение теплоты должно указывать способ её измерения безотносительно к первому началу. Так как теплота — это энергия переданная в ходе теплообмена, для измерения количества теплоты необходимо пробное калориметрическое тело. По изменению внутренней энергии пробного тела можно будет судить о количестве теплоты, переданном от системы пробному телу. Без использования пробного тела первое начало теряет смысл содержательного закона и превращается в бесполезное для расчётов определение количества теплоты.

Пусть в системе, состоящей из двух тел X{\displaystyle X} и Y{\displaystyle Y}, тело Y{\displaystyle Y} (пробное) заключено в жёсткую адиабатическую оболочку. Тогда оно не способно совершать макроскопическую работу, но может обмениваться энергией (то есть теплотой) с телом X{\displaystyle X}. Предположим, что тело X{\displaystyle X} также почти полностью заключено в адиабатическую, но не жёсткую оболочку, так что оно может совершать механическую работу, но обмениваться теплотой может лишь с Y{\displaystyle Y}.

Количеством теплоты, переданным телу X{\displaystyle X} в некотором процессе, называется величина QX=−ΔUY{\displaystyle Q_{X}=-\Delta U_{Y}}, где ΔUY{\displaystyle \Delta U_{Y}} — изменение внутренней энергии тела Y{\displaystyle Y}. Согласно закону сохранения энергии, полная работа, выполненная системой, равна убыли полной внутренней энергии системы двух тел: A=−ΔUx−ΔUy{\displaystyle A=-\Delta U_{x}-\Delta U_{y}}, где A{\displaystyle A} — макроскопическая работа, совершенная телом X{\displaystyle X}, что позволяет записать это соотношение в форме первого начала термодинамики:Q=A+ΔUx{\displaystyle Q=A+\Delta U_{x}}.

Таким образом, вводимое в феноменологической термодинамике количество теплоты может быть измерено посредством калориметрического тела (об изменении внутренней энергии которого можно судить по показанию соответствующего макроскопического прибора). Из первого начала термодинамики следует корректность введённого определения количества теплоты, то есть независимость соответствующей величины от выбора пробного тела Y{\displaystyle Y} и способа теплообмена между телами. При таком определении количества теплоты первое начало становится содержательным законом, допускающим экспериментальную проверку, так как все три величины, входящие в выражение для первого начала, могут быть измерены независимо

[3].

Предположим, что рассматриваемое тело может обмениваться теплотой лишь с N{\displaystyle N} бесконечными тепловыми резервуарами, внутренняя энергия которых столь велика, что при рассматриваемом процессе температура каждого остаётся строго постоянной. Предположим, что над телом был совершён произвольный

круговой процесс, то есть по окончании процесса оно находится абсолютно в том же состоянии, что и в начале. Пусть при этом за весь процесс оно заимствовало из i-го резервуара, находящегося при температуре Ti{\displaystyle T_{i}}, количество теплоты Qi{\displaystyle Q_{i}}. Тогда верно следующее неравенство Клаузиуса:

∘∑i=1NQiTi⩽0.{\displaystyle \circ \sum _{i=1}^{N}{\frac {Q_{i}}{T_{i}}}\leqslant 0.}

Здесь ∘{\displaystyle \circ } обозначает круговой процесс. В общем случае теплообмена со средой переменной температуры неравенство принимает вид

∮⁡δQ(T)T⩽0.{\displaystyle \oint {\frac {\delta Q(T)}{T}}\leqslant 0.}

Здесь δQ(T){\displaystyle \delta Q(T)} — количество теплоты, переданное участком среды с (постоянной) температурой T{\displaystyle T}. Это неравенство применимо для любого процесса, совершаемого над телом. В частном случае квазистатического процесса оно переходит в равенство. Математически это означает, что для квазистатических процессов можно ввести функцию состояния, называемую энтропией, для которой

S=∫δQ(T)T,{\displaystyle S=\int {\frac {\delta Q(T)}{T}},}

dS=δQT.{\displaystyle dS={\frac {\delta Q}{T}}.}

Здесь T{\displaystyle T} — это абсолютная температура внешнего теплового резервуара. В этом смысле 1T{\displaystyle {\frac {1}{T}}} является интегрирующим множителем для количества теплоты, умножением на который получается полный дифференциал функции состояния.

Для неквазистатических процессов такое определение энтропии не работает. Например, при адиабатическом расширении газа в пустоту

∫δQ(T)T=0,{\displaystyle \int {\frac {\delta Q(T)}{T}}=0,}

однако энтропия при этом возрастает, в чём легко убедиться, переведя систему в начальное состояние квазистатически и воспользовавшись неравенством Клаузиуса. Кроме того, энтропия (в указанном смысле) не определена для неравновесных состояний системы, хотя во многих случаях систему можно считать локально равновесной и обладающей некоторым распределением энтропии.

Внутренняя энергия системы, в которой возможны фазовые переходы или химические реакции, может изменяться и без изменения температуры. Например, энергия, передаваемая в систему, где жидкая вода находится в равновесии со льдом при нуле градусов Цельсия, расходуется на плавление льда, но температура при этом остаётся постоянной, пока весь лёд не превратится в воду. Такой способ передачи энергии традиционно называется «скрытой» или изотермической теплотой^[4] (англ. latent heat), в отличие от «явной», «ощущаемой» или неизотермической теплоты (англ. sensible heat), под которой подразумевается процесс передачи энергии в систему, в результате которого изменяется лишь температура системы, но не её состав.

Энергия, необходимая для фазового перехода единицы массы вещества, называется удельной теплотой фазового превращения^[5]. В соответствии с физическим процессом, имеющим место при фазовом превращении, могут выделять теплоту плавления, теплоту испарения, теплоту сублимации (возгонки), теплоту перекристаллизации и т. д. Фазовые превращения идут со скачкообразным изменением энтропии, что сопровождается выделением или поглощением тепла, несмотря на постоянство температуры.

О терминах «теплота», «количество теплоты», «тепловая энергия»[править | править код]

Многие понятия термодинамики возникли в связи с устаревшей теорией теплорода, которая сошла со сцены после выяснения молекулярно-кинетических основ термодинамики. С тех пор они используются и в научном, и в повседневном языке. Хотя в строгом смысле теплота представляет собой один из способов передачи энергии, и физический смысл имеет лишь количество энергии, переданное системе, слово «тепло-» входит в такие устоявшиеся научные понятия, как поток тепла, теплоёмкость, теплота фазового перехода, теплота химической реакции, теплопроводность и пр. Поэтому там, где такое словоупотребление не вводит в заблуждение, понятия «теплота» и «количество теплоты» синонимичны^[6]. Однако этими терминами можно пользоваться только при условии, что им дано точное определение, не связанное с представлениями теории теплорода, и ни в коем случае «количество теплоты» нельзя относить к числу первоначальных понятий, не требующих определения^[7]. Поэтому некоторые авторы уточняют, что во избежание ошибок теории теплорода под понятием «теплота» следует понимать именно способ передачи энергии, а количество переданной этим способом энергии обозначают понятием «количество теплоты»^[8]. Рекомендуется избегать такого термина, как «тепловая энергия», который по смыслу совпадает с внутренней энергией^[9].

Выработка энергопредприятиями тепловой и электрической энергии[править | править код]

В связи с зависимостью выработки электроэнергии от выработки тепла паросиловыми установками выделяют несколько видов выработки тепла и электроэнергии.

1. Раздельная выработка тепла и электроэнергии.
2. Комбинированная выработка тепла и электроэнергии.

Последний тип получения тепловой и электроэнергии является основой теплофикации, и характеризуется как совершенный метод производства энергии.^[10]

1. ↑ Сивухин, 2005, с. 57.
2. ↑ Положение о единицах величин, допускаемых к применению в Российской Федерации. Утверждено Постановлением Правительства РФ от 31 октября 2009 г. № 879. (неопр.) (недоступная ссылка). Дата обращения 16 февраля 2014. Архивировано 2 ноября 2013 года.
3. ↑ Сивухин, 2005, с. 58.
4. ↑ Путилов, 1971, с. 49.
5. ↑ Сивухин, 2005, с. 442.
6. ↑ Теплота / Мякишев Г. Я. // Струнино — Тихорецк. — М. : Советская энциклопедия, 1976. — (Большая советская энциклопедия : [в 30 т.] / гл. ред. А. М. Прохоров ; 1969—1978, т. 25).
7. ↑ Сивухин, 2005, с. 13.
8. ↑ Базаров, 1991, с. 25.
9. ↑ Сивухин, 2005, с. 61.
10. ↑ Энергосбережение в теплоэнергетике и теплотехнологиях: учебное пособие / Л.И. Молодежникова; Томский политехнический университет. — Томск: Изд-во Томского политехнического университета, 2011. – С.43-45.

• Базаров И. П. Термодинамика. — М.: Высшая школа, 1991. — 376 с.
• Путилов К. А. Термодинамика. — М.: Наука, 1971. — 375 с.
• Сивухин Д. В. Общий курс физики. — Т. II. Термодинамика и молекулярная физика. — 5 изд., испр.. —
  М.: Физматлит, 2005. — 544 с. — ISBN 5-9221-0601-5.

ru.wikipedia.org

Приведённое количество теплоты — Википедия

Приведённое количество теплоты — элементарное количество теплоты δQ{\displaystyle \delta Q}, полученное термодинамической системой в бесконечно малом процессе, при абсолютной температуре T{\displaystyle T}^[1]. Определяется отношением δQ/T{\displaystyle \delta Q/T}. Понятие в термодинамику было введено Клаузиусом.

Содержание

• 1 Неравенство Клаузиуса
• 2 Энтропия
• 3 См. также
• 4 Примечания

Основная статья: Неравенство Клаузиуса

Приведённое количество теплоты, полученное системой при любом круговом процессе, неположительно:

∮⁡δQT≤0{\displaystyle \oint {\frac {\delta Q}{T}}\leq 0}.

(1)

Основная статья: Энтропия

Разность энтропий в двух равновесных состояниях 1 и 2, по определению, равна приведённому количеству тепла, которое надо сообщить системе, чтобы перевести её из состояния 1 в состояние 2 по любому квазистатическому пути^[1]:

ΔS1→2=S2−S1=∫1→2δQT{\displaystyle \Delta S_{1\to 2}=S_{2}-S_{1}=\int \limits _{1\to 2}{\frac {\delta Q}{T}}}.

(2)

• Неравенство Клаузиуса
• Энтропия
• Теплота

1. ↑ ^{1 2} Сивухин Д. В. Общий курс физики. — М., 1979. — Т. II. Термодинамика и молекулярная физика. — С. 127.

Это заготовка статьи по физике. Вы можете помочь проекту, дополнив её.

ru.wikipedia.org

Количество теплоты Википедия

Внутренняя энергия термодинамической системы может изменяться двумя способами: посредством совершения работы над системой и посредством теплообмена с окружающей средой. Энергия, которую получает или теряет тело в процессе теплообмена с окружающей средой, называется коли́чеством теплоты́ или просто теплотой^[1]. Теплота — это одна из основных термодинамических величин в классической феноменологической термодинамике. Количество теплоты входит в стандартные математические формулировки первого и второго начал термодинамики.

Для изменения внутренней энергии системы посредством теплообмена также необходимо совершить работу. Однако это не механическая работа, которая связана с перемещением границы макроскопической системы. На микроскопическом уровне эта работа осуществляется силами, действующими между молекулами на границе контакта более нагретого тела с менее нагретым. Фактически при теплообмене энергия передаётся посредством электромагнитного взаимодействия при столкновениях молекул. Поэтому с точки зрения молекулярно-кинетической теории различие между работой и теплотой проявляется только в том, что совершение механической работы требует упорядоченного движения молекул на макроскопических масштабах, а передача энергии от более нагретого тела менее нагретому этого не требует.

Энергия может также передаваться излучением от одного тела к другому и без их непосредственного контакта.

Количество теплоты не является функцией состояния, и количество теплоты, полученное системой в каком-либо процессе, зависит от способа, которым она была переведена из начального состояния в конечное.

Единица измерения в Международной системе единиц (СИ) — джоуль. Как единица измерения теплоты используется также калория. В Российской Федерации калория допущена к использованию в качестве внесистемной единицы без ограничения срока с областью применения «промышленность»^[2].

Определение[ | ]

Количество теплоты входит в математическую формулировку первого начала термодинамики, которую можно з

ru-wiki.ru

Количество теплоты Википедия

Внутренняя энергия термодинамической системы может изменяться двумя способами: посредством совершения работы над системой и посредством теплообмена с окружающей средой. Энергия, которую получает или теряет тело в процессе теплообмена с окружающей средой, называется коли́чеством теплоты́ или просто теплотой^[1]. Теплота — это одна из основных термодинамических величин в классической феноменологической термодинамике. Количество теплоты входит в стандартные математические формулировки первого и второго начал термодинамики.

Для изменения внутренней энергии системы посредством теплообмена также необходимо совершить работу. Однако это не механическая работа, которая связана с перемещением границы макроскопической системы. На микроскопическом уровне эта работа осуществляется силами, действующими между молекулами на границе контакта более нагретого тела с менее нагретым. Фактически при теплообмене энергия передаётся посредством электромагнитного взаимодействия при столкновениях молекул. Поэтому с точки зрения молекулярно-кинетической теории различие между работой и теплотой проявляется только в том, что совершение механической работы требует упорядоченного движения молекул на макроскопических масштабах, а передача энергии от более нагретого тела менее нагретому этого не требует.

Энергия может также передаваться излучением от одного тела к другому и без их непосредственного контакта.

Количество теплоты не является функцией состояния, и количество теплоты, полученное системой в каком-либо процессе, зависит от способа, которым она была переведена из начального состояния в конечное.

Единица измерения в Международной системе единиц (СИ) — джоуль. Как единица измерения теплоты используется также калория. В Российской Федерации калория допущена к использованию в качестве внесистемной единицы без ограничения срока с областью применения «промышленность»^[2].

Определение

Количество теплоты входит в математическую формулировку первого начала термодинамики, которую можно записать как Q=A+ΔU{\displaystyle Q=A+\Delta U}. Здесь ΔU{\displaystyle \Delta U} — изменение внутренней энергии системы, Q{\displaystyle Q} — количество теплоты, переданное системе, а A{\displaystyle A} — работа, совершённая системой. Однако определение теплоты должно указывать способ её измерения безотносительно к первому началу. Так как теплота — это энергия переданная в ходе теплообмена, для измерения количества теплоты необходимо пробное калориметрическое тело. По изменению внутренней энергии пробного тела можно будет судить о количестве теплоты, переданном от системы пробному телу. Без использования пробного тела первое начало теряет смысл содержательного закона и превращается в бесполезное для расчётов определение количества теплоты.

Пусть в системе, состоящей из двух тел X{\displaystyle X} и Y{\displaystyle Y}, тело Y{\displaystyle Y} (пробное) заключено в жёсткую адиабатическую оболочку. Тогда оно не способно совершать макроскопическую работу, но может обмениваться энергией (то есть теплотой) с телом X{\displaystyle X}. Предположим, что тело X{\displaystyle X} также почти полностью заключено в адиабатическую, но не жёсткую оболочку, так что оно может совершать механическую работу, но обмениваться теплотой может лишь с Y{\displaystyle Y}. Количеством теплоты, переданным телу X{\displaystyle X} в некотором процессе, называется величина QX=−ΔUY{\displaystyle Q_{X}=-\Delta U_{Y}}, где ΔUY{\displaystyle \Delta U_{Y}} — изменение внутренней энергии тела Y{\displaystyle Y}. Согласно закону сохранения энергии, полная работа, выполненная системой, равна убыли полной внутренней энергии системы двух тел: A=−ΔUx−ΔUy{\displaystyle A=-\Delta U_{x}-\Delta U_{y}}, где A{\displaystyle A} — макроскопическая работа, совершенная телом X{\displaystyle X}, что позволяет записать это соотношение в форме первого начала термодинамики:Q=A+ΔUx{\displaystyle Q=A+\Delta U_{x}}.

Таким образом, вводимое в феноменологической термодинамике количество теплоты может быть измерено посредством калориметрического тела (об изменении внутренней энергии которого можно судить по показанию соответствующего макроскопического прибора). Из первого начала термодинамики следует корректность введённого определения количества теплоты, то есть независимость соответствующей величины от выбора пробного тела Y{\displaystyle Y} и способа теплообмена между телами. При таком определении количества теплоты первое начало становится содержательным законом, допускающим экспериментальную проверку, так как все три величины, входящие в выражение для первого начала, могут быть измерены независимо^[3].

Неравенство Клаузиуса. Энтропия

Предположим, что рассматриваемое тело может обмениваться теплотой лишь с N{\displaystyle N} бесконечными тепловыми резервуарами, внутренняя энергия которых столь велика, что при рассматриваемом процессе температура каждого остаётся строго постоянной. Предположим, что над телом был совершён произвольный круговой процесс, то есть по окончании процесса оно находится абсолютно в том же состоянии, что и в начале. Пусть при этом за весь процесс оно заимствовало из i-го резервуара, находящегося при температуре Ti{\displaystyle T_{i}}, количество теплоты Qi{\displaystyle Q_{i}}. Тогда верно следующее неравенство Клаузиуса:

∘∑i=1NQiTi⩽0.{\displaystyle \circ \sum _{i=1}^{N}{\frac {Q_{i}}{T_{i}}}\leqslant 0.}

Здесь ∘{\displaystyle \circ } обозначает круговой процесс. В общем случае теплообмена со средой переменной температуры неравенство принимает вид

∮⁡δQ(T)T⩽0.{\displaystyle \oint {\frac {\delta Q(T)}{T}}\leqslant 0.}

Здесь δQ(T){\displaystyle \delta Q(T)} — количество теплоты, переданное участком среды с (постоянной) температурой T{\displaystyle T}. Это неравенство применимо для любого процесса, совершаемого над телом. В частном случае квазистатического процесса оно переходит в равенство. Математически это означает, что для квазистатических процессов можно ввести функцию состояния, называемую энтропией, для которой

S=∫δQ(T)T,{\displaystyle S=\int {\frac {\delta Q(T)}{T}},}

dS=δQT.{\displaystyle dS={\frac {\delta Q}{T}}.}

Здесь T{\displaystyle T} — это абсолютная температура внешнего теплового резервуара. В этом смысле 1T{\displaystyle {\frac {1}{T}}} является интегрирующим множителем для количества теплоты, умножением на который получается полный дифференциал функции состояния.

Для неквазистатических процессов такое определение энтропии не работает. Например, при адиабатическом расширении газа в пустоту

∫δQ(T)T=0,{\displaystyle \int {\frac {\delta Q(T)}{T}}=0,}

однако энтропия при этом возрастает, в чём легко убедиться, переведя систему в начальное состояние квазистатически и воспользовавшись неравенством Клаузиуса. Кроме того, энтропия (в указанном смысле) не определена для неравновесных состояний системы, хотя во многих случаях систему можно считать локально равновесной и обладающей некоторым распределением энтропии.

Скрытая и ощущаемая теплота

Внутренняя энергия системы, в которой возможны фазовые переходы или химические реакции, может изменяться и без изменения температуры. Например, энергия, передаваемая в систему, где жидкая вода находится в равновесии со льдом при нуле градусов Цельсия, расходуется на плавление льда, но температура при этом остаётся постоянной, пока весь лёд не превратится в воду. Такой способ передачи энергии традиционно называется «скрытой» или изотермической теплотой^[4] (англ. latent heat), в отличие от «явной», «ощущаемой» или неизотермической теплоты (англ. sensible heat), под которой подразумевается процесс передачи энергии в систему, в результате которого изменяется лишь температура системы, но не её состав.

Теплота фазового превращения

Энергия, необходимая для фазового перехода единицы массы вещества, называется удельной теплотой фазового превращения^[5]. В соответствии с физическим процессом, имеющим место при фазовом превращении, могут выделять теплоту плавления, теплоту испарения, теплоту сублимации (возгонки), теплоту перекристаллизации и т. д. Фазовые превращения идут со скачкообразным изменением энтропии, что сопровождается выделением или поглощением тепла, несмотря на постоянство температуры.

О терминах «теплота», «количество теплоты», «тепловая энергия»

Многие понятия термодинамики возникли в связи с устаревшей теорией теплорода, которая сошла со сцены после выяснения молекулярно-кинетических основ термодинамики. С тех пор они используются и в научном, и в повседневном языке. Хотя в строгом смысле теплота представляет собой один из способов передачи энергии, и физический смысл имеет лишь количество энергии, переданное системе, слово «тепло-» входит в такие устоявшиеся научные понятия, как поток тепла, теплоёмкость, теплота фазового перехода, теплота химической реакции, теплопроводность и пр. Поэтому там, где такое словоупотребление не вводит в заблуждение, понятия «теплота» и «количество теплоты» синонимичны^[6]. Однако этими терминами можно пользоваться только при условии, что им дано точное определение, не связанное с представлениями теории теплорода, и ни в коем случае «количество теплоты» нельзя относить к числу первоначальных понятий, не требующих определения^[7]. Поэтому некоторые авторы уточняют, что во избежание ошибок теории теплорода под понятием «теплота» следует понимать именно способ передачи энергии, а количество переданной этим способом энергии обозначают понятием «количество теплоты»^[8]. Рекомендуется избегать такого термина, как «тепловая энергия», который по смыслу совпадает с внутренней энергией^[9].

Роль теплоты в энергоснабжении

Выработка энергопредприятиями тепловой и электрической энергии

В связи с зависимостью выработки электроэнергии от выработки тепла паросиловыми установками выделяют несколько видов выработки тепла и электроэнергии.

1. Раздельная выработка тепла и электроэнергии.
2. Комбинированная выработка тепла и электроэнергии.

Последний тип получения тепловой и электроэнергии является основой теплофикации, и характеризуется как совершенный метод производства энергии.^[10]

Примечания

1. ↑ Сивухин, 2005, с. 57.
2. ↑ Положение о единицах величин, допускаемых к применению в Российской Федерации. Утверждено Постановлением Правительства РФ от 31 октября 2009 г. № 879. (неопр.) (недоступная ссылка). Дата обращения 16 февраля 2014. Архивировано 2 ноября 2013 года.
3. ↑ Сивухин, 2005, с. 58.
4. ↑ Путилов, 1971, с. 49.
5. ↑ Сивухин, 2005, с. 442.
6. ↑ Теплота / Мякишев Г. Я. // Струнино — Тихорецк. — М. : Советская энциклопедия, 1976. — (Большая советская энциклопедия : [в 30 т.] / гл. ред. А. М. Прохоров ; 1969—1978, т. 25).
7. ↑ Сивухин, 2005, с. 13.
8. ↑ Базаров, 1991, с. 25.
9. ↑ Сивухин, 2005, с. 61.
10. ↑ Энергосбережение в теплоэнергетике и теплотехнологиях: учебное пособие / Л.И. Молодежникова; Томский политехнический университет. — Томск: Изд-во Томского политехнического университета, 2011. – С.43-45.

Литература

• Базаров И. П. Термодинамика. — М.: Высшая школа, 1991. — 376 с.
• Путилов К. А. Термодинамика. — М.: Наука, 1971. — 375 с.
• Сивухин Д. В. Общий курс физики. — Т. II. Термодинамика и молекулярная физика. — 5 изд., испр.. — М.: Физматлит, 2005. — 544 с. — ISBN 5-9221-0601-5.

wikiredia.ru

Удельная теплота плавления — Википедия

Материал из Википедии — свободной энциклопедии

Текущая версия страницы пока не проверялась опытными участниками и может значительно отличаться от версии, проверенной 12 июля 2019; проверки требуют 2 правки. Текущая версия страницы пока не проверялась опытными участниками и может значительно отличаться от версии, проверенной 12 июля 2019; проверки требуют 2 правки.

Уде́льная теплота́ плавле́ния (также: энтальпия плавления; также существует равнозначное понятие уде́льная теплота́ кристаллиза́ции) — количество теплоты, которое необходимо сообщить одной единице массы кристаллического вещества в равновесном изобарно-изотермическом процессе, чтобы перевести его из твёрдого (кристаллического) состояния в жидкое (то же количество теплоты выделяется при кристаллизации вещества).

Единица измерения — Дж/кг. Теплота плавления — частный случай теплоты термодинамического фазового перехода.

Удельная теплота плавления обозначается буквой λ{\displaystyle \lambda } (греческая буква лямбда). Формула расчёта удельной теплоты плавления:

λ=Qm,{\displaystyle \lambda ={\frac {Q}{m}},}

где Q{\displaystyle Q} — количество теплоты, полученное веществом при плавлении (или выделившееся при кристаллизации), m{\displaystyle m} — масса плавящегося (кристаллизующегося) вещества. Удельная теплота плавления всегда положительна; единственное известное исключение — гелий под высоким давлением^[1][2].

Значения удельной теплоты плавления некоторых веществ[править | править код]

• Енохович А. С. Краткий справочник по физике. — М.: «Высшая школа», 1976. — С. 114. — 288 с.

1. ↑ Atkins, Peter & Jones, Loretta (2008), Chemical Principles: The Quest for Insight (4th ed.), W. H. Freeman and Company, с. 236, ISBN 0-7167-7355-4 
2. ↑ Hoffer J. K., Gardner W. R., Waterfield C. G., Phillips N. E. Thermodynamic properties of ⁴He. II. The bcc phase and the P-T and VT phase diagrams below 2 K (англ.) // Journal of Low Temperature Physics (англ.)русск. : journal. — 1976. — April (vol. 23, no. 1). — P. 63—102. — DOI:10.1007/BF00117245. — Bibcode: 1976JLTP…23…63H.

ru.wikipedia.org

Закон Джоуля — Ленца — Википедия

Закон Джо́уля — Ле́нца — физический закон, дающий количественную оценку теплового действия электрического тока. Установлен в 1841 году Джеймсом Джоулем и независимо от него в 1842 году Эмилием Ленцем^[1].

В словесной формулировке звучит следующим образом^[2]:

Мощность тепла, выделяемого в единице объёма среды при протекании постоянного электрического тока, равна произведению плотности электрического тока на величину напряженности электрического поля.

Математически может быть выражен в следующей форме:

w=j→⋅E→=σE2,{\displaystyle w={\vec {j}}\cdot {\vec {E}}=\sigma E^{2},}

где w{\displaystyle w} — мощность выделения тепла в единице объёма, j→{\displaystyle {\vec {j}}} — плотность электрического тока, E→{\displaystyle {\vec {E}}} — напряжённость электрического поля, σ — проводимость среды, а точкой обозначено скалярное произведение.

Закон также может быть сформулирован в интегральной форме для случая протекания токов в тонких проводах^[3]:

Количество теплоты, выделяемое в единицу времени в рассматриваемом участке цепи, пропорционально произведению квадрата силы тока на этом участке и сопротивления участка.

В интегральной форме этот закон имеет вид

dQ=I2Rdt,{\displaystyle dQ=I^{2}Rdt,}

Q=∫t1t2I2Rdt,{\displaystyle Q=\int \limits _{t_{1}}^{t_{2}}I^{2}Rdt,}

где dQ{\displaystyle dQ} — количество теплоты, выделяемое за промежуток времени dt{\displaystyle dt}, I{\displaystyle I} — сила тока, R{\displaystyle R} — сопротивление, Q{\displaystyle Q} — полное количество теплоты, выделенное за промежуток времени от t1{\displaystyle t_{1}} до t2{\displaystyle t_{2}}. В случае постоянных силы тока и сопротивления:

Q=I2Rt.{\displaystyle Q=I^{2}Rt.}

Применяя закон Ома, можно получить следующие эквивалентные формулы:

Q=U2t/R =IUt.{\displaystyle Q=U^{2}t/R\ =IUt.}

Снижение потерь энергии[править | править код]

При передаче электроэнергии тепловое действие тока в проводах является нежелательным, поскольку ведёт к потерям энергии. Подводящие провода и нагрузка соединены последовательно, значит ток в сети I{\displaystyle I} на проводах и нагрузке одинаков. Мощность нагрузки и сопротивление проводов не должны зависеть от выбора напряжения источника. Выделяемая на проводах и на нагрузке мощность определяется следующими формулами

Qw=Rw⋅I2,{\displaystyle Q_{w}=R_{w}\cdot I^{2},}

Qc=Uc⋅I.{\displaystyle Q_{c}=U_{c}\cdot I.}

Откуда следует, что Qw=Rw⋅Qc2/Uc2{\displaystyle Q_{w}=R_{w}\cdot Q_{c}^{2}/U_{c}^{2}}. Так как в каждом конкретном случае мощность нагрузки и сопротивление проводов остаются неизменными и выражение Rw⋅Qc2{\displaystyle R_{w}\cdot Q_{c}^{2}} является константой, то тепло выделяемое на проводе обратно пропорционально квадрату напряжения на потребителе. Повышая напряжение мы снижаем тепловые потери в проводах. Это, однако, снижает электробезопасность линий электропередачи.

Выбор проводов для цепей[править | править код]

Тепло, выделяемое проводником с током, в той или иной степени выделяется в окружающую среду. В случае, если сила тока в выбранном проводнике превысит некоторое предельно допустимое значение, возможен столь сильный нагрев, что проводник может спровоцировать возгорание находящихся рядом с ним объектов или расплавиться сам. Как правило, при выборе проводов, предназначенных для сборки электрических цепей, достаточно следовать принятым нормативным документам, которые регламентируют выбор сечения проводников.

Электронагревательные приборы[править | править код]

Если сила тока одна и та же на всём протяжении электрической цепи, то в любом выбранном участке будет выделять тепла тем больше, чем выше сопротивление данного участка.

За счёт сознательного увеличения сопротивления участка цепи можно добиться локализованного выделения тепла в этом участке. По этому принципу работают электронагревательные приборы. В них используется нагревательный элемент — проводник с высоким сопротивлением. Повышение сопротивления достигается (совместно или по отдельности) выбором сплава с высоким удельным сопротивлением (например, нихром, константан), увеличением длины проводника и уменьшением его поперечного сечения. Подводящие провода имеют обычное низкое сопротивление и поэтому их нагрев, как правило, незаметен.

Плавкие предохранители[править | править код]

Для защиты электрических цепей от протекания чрезмерно больших токов используется отрезок проводника со специальными характеристиками. Это проводник относительно малого сечения и из такого сплава, что при допустимых токах нагрев проводника не перегревает его, а при чрезмерно больших перегрев проводника столь значителен, что проводник расплавляется и размыкает цепь.

ru.wikipedia.org