15. 5. 20121 FIFEI-11 Termika a termodynamika III Doc. Miloš Steinhart, UPCE 06.

Prezentace na téma: "15. 5. 20121 FIFEI-11 Termika a termodynamika III Doc. Miloš Steinhart, UPCE 06."— Transkript prezentace:

1 15. 5. 20121 FIFEI-11 Termika a termodynamika III http://stein.upce.cz/msfei12.html http://stein.upce.cz/fei/fIfei_11.html Doc. Miloš Steinhart, UPCE 06 036, ext. 6029

2 15. 5. 20122 Hlavní body Kinetická teorie ideálního plynu Boltzmanův zákon Maxwellovo rozdělení rychlostí Termodynamika Úvod, základní pojmy 1. Věta termodynamická, Děje: izobarický, izochorický, izotermický, adiabatický a polytropický

3 15. 5. 20123 Boltzmanův zákon I Jednou z forem Boltzmanova zákona je zjištění, že střední kvadratické rychlosti jsou přímo úměrné teplotě a nepřímo úměrné hmotnosti částic : To se projeví například u směsi částic různého typu kde se rychlosti liší v závislosti na hmotnosti částic.

4 15. 5. 20124 Boltzmanův zákon II Rychlosti molekul za pokojové teploty (300K) : látkavzorecM [g/mol]c [m/s] vodíkH 2 2.021920 heliumHe4.01370 vodní páraH 2 O 18.0 645 dusíkN 2 28.0 517 kyslíkO 2 32.0 483 oxid uhličitýCO 2 44.0 412 oxid siřičitýSO 2 64.1 342

5 15. 5. 20125 Boltzmanův zákon III Rozdílné střední kvadratické rychlosti se projevují rozdílnou rychlostí zvuku v různých plynech. Zvuková vlna se šíří pomocí srážek jednotlivých částic a proto nemůže být vyšší než střední hodnota jejich rychlosti. Například rychlost zvuku ve vodíku za pokojové teploty je 1350 m/s a v dusíku 350 m/s. Vzhledem k neustálým srážkám je ale driftová rychlost částic podstatně menší než rychlost zvuku. To se projevuje třeba při šíření vůní. Střední volná (=bez srážky) dráha:

6 15. 5. 20126 Maxwellovo rozdělení rychlostí I Rychlosti jednotlivých částic se liší i u systému stejných částic. Proto byla pro zjednodušení popisu zavedena průměrná hodnota, střední kvadratická rychlost. J. C. Maxwell odvodil rozdělení, kterým se rychlosti částic řídí. Pro pravděpodobnost, že částice bude mít rychlost v, platí:odvodil

7 15. 5. 20127 Maxwell. rozdělení rychlostí II Je patrné, že s teplotou se zvyšuje nejen střední hodnota rychlosti ale také relativní podíl vysokých rychlostí. Z tohoto důvodu například nemají malá vesmírná tělesa, například Měsíc, atmosféru.

8 15. 5. 20128 Úvod do termodynamiky I Termodynamika se zabývá přeměnou tepla na jiné formy energie. Středem našeho zájmu je soustava nebo-li systém, který je jistým způsobem oddělen od okolí : uzavřená soustava nevyměňuje částice izolovaná nevyměňuje teplo Budeme se zabývat systémy v rovnováze.

9 15. 5. 20129 Úvod do termodynamiky II Stav systému (v rovnováze) je popsán parametry, které se podle toho zda rostou s objemem nade všechny meze nebo ne, dělí na extenzivní a intenzivní. Je-li parametr A intenzivní platí : Příkladem je tlak, teplota, ale také všechny molární a měrné veličiny.

10 15. 5. 201210 Úvod do termodynamiky III Je-li parametr B extenzívní, platí : Příkladem je objem, vnitřní energie a všechny tzv. termodynamické potenciály, entropie, enthalpie, Gibbsova a Helmholtzova volná energie.

11 15. 5. 201211 Úvod do termodynamiky IV V systému se odehrávají procesy. Mohou : směřovat z určitého počátečního stavu po jisté cestě do stavu konečného nebo mohou být kruhové. být současně vratné nebo nevratné. Všechny reálné procesy jsou ve skutečnosti nevratné. Vratné procesy by se musely odehrávat velmi pomalu, takže systém by byl trvale (téměř) v rovnováze a mohly by probíhat oběma směry.

12 15. 5. 201212 1. věta termodynamická I Do systému můžeme dodat energii jako : Teplo. To které do něj dodáme dQ budeme považovat za kladné. Práci. Tu kterou na něm vykonáme dA budeme považovat také za kladnou. Jedná-li se o práci objemovou, tedy spojenou se změnou objemu, lze snadno ukázat :

13 15. 5. 201213 1. věta termodynamická II 1. věta termodynamická vyjadřuje zákon zachování energie : Energie dodaná do systému jako práce A nebo teplo Q vede k růstu vnitřní energie U. a závisí na cestě, zatímco dU je jednoznačnou funkcí stavu.

14 15. 5. 201214 1. věta termodynamická III Uvažujeme-li pouze objemovou práci, leze 1. větu termodynamickou neboli zákon zachování energie napsat jako : Znaménko mínus vyjadřuje fakt, že kompresí do systému energii dodáváme – po odrazu od pístu, který se jim přibližuje, získávají částice větší energii a hybnost, než měly původně.

15 15. 5. 201215 * Stavová veličina I Aby byla funkce dvou proměnných f(x,y) stavovou veličinou musí mít tzv. totální diferenciál : musí platit :

16 15. 5. 201216 * Stavová veličina II Fakt, že druhá derivace podle jednotlivých proměnných nezávisí na pořadí, ve kterém se derivuje, je ekvivalentní skutečnosti, že přechod z jednoho bodu do druhého nezávisí na cestě nebo, že po kruhovém ději se funkce dostane do téhož stavu.

17 15. 5. 201217 * Stavová veličina III Tlak ideálního plynu je stavová veličina :

18 15. 5. 201218 Speciální děje I Teplo a práce při určitém ději, závisí obecně na cestě. Za speciálních podmínek ale může ke stavové rovnici přibýt další vzájemná závislost stavových veličin a cesta je tím určena jednoznačně a teplo nebo práce již závisí jen na počátečním a koncovém bodě.

19 15. 5. 201219 Speciální děje II Budeme pro zjednodušení rovnic a přitom bez újmy na fyzikální obecnosti pracovat s jedním molem ideálního plynu, takže stavová rovnice a její derivace mají tvar * : * Správně by se měl použít molární objem:

20 15. 5. 201220 Měrná a molární tepla I U speciálních dějů, které jsou spojeny s přenosem tepla a počáteční a koncové body jsou navíc charakterizovány různou teplotou, má smysl definovat také měrná nebo molární tepla. Například : nebo

21 15. 5. 201221 Měrná a molární tepla II Index popisuje, která veličina je konstantní a tedy, o který speciální děj jde. Tím, že se tepelná kapacita vztáhne na jednotku hmotnosti nebo množství, stává se intenzivním parametrem. Při speciálních dějích v ideálním plynu, jsou molární tepla stejná, u zředěných reálných plynů závisí jen na počtu stupňů volnosti.

22 15. 5. 201222 Izochorický děj I Přejděme izochoricky, tedy při dV = 0 ze stavu 1 do stavu 2. Přitom nevykonáváme ani nezískáváme objemovou práci. Platí :

23 15. 5. 201223 Izobarický děj I Přejděme izobaricky, tedy při dp = 0 ze stavu 1 do stavu 2. Platí : oproti izochorickému ději se nyní část tepla spotřebuje na rozepnutí systému proti okolnímu tlaku

24 15. 5. 201224 Izobarický děj II Použijeme stavové rovnice a předchozího výsledku :

25 15. 5. 201225 Izobarický děj III Platí tedy tzv. Mayerova rovnice : Pro zředěný plyn s i stupni volnosti :

26 15. 5. 201226 C V a C P U zředěných víceatomových plynů, které mají chování blízké plynům ideálním, se musí uvažovat počet stupňů volnosti i jejich molekul : početiC V JK -1 mol -1  133R/214.475/3=1.67 255R/220.87/5=1.40 >263R254/3=1.33 U víceatomových molekul se ale ještě uplatňují vibrační stupně volnosti.

27 15. 5. 201227 * Izobarický děj IV Enthalpie S využitím skutečnosti, že dp = 0, lze definovat novou stavovou funkci H, zvanou enthalpie: je rovna teplu Q dodanému systému při izobarickém ději je stavovou veličinou její význam spočívá v tom, že velmi často reakce probíhají izobaricky

28 15. 5. 201228 Poissonova konstanta I Důležitým parametrem plynu je tzv. Poissonova konstanta : Pro ideální nebo zředěný reálný plyn s i stupni volnosti :

29 15. 5. 201229 Vratný izotermický děj I Předpokládejme vratný děj, při kterém zůstává teplota systému, a tedy i vnitřní energie konstantní :

30 15. 5. 201230 Vratný izotermický děj II Při izotermickém ději musí být systém v dokonalém tepelném kontaktu s okolím (rezervoárem tepla o konstantní teplotě). Při expanzi dodává okolí do systému teplo Při kompresi okolí systému teplo odebírá tak, aby byla zachována konstantní teplota. Práce, kterou systém vykoná při izotermické expanzi jde celá na úkor dodaného tepla a je tedy maximální, jakou lze z tohoto tepla získat.

31 15. 5. 201231 Vratný adiabatický děj I Předpokládejme vratný děj, při kterém systém nevyměňuje teplo s okolím : Dosadíme do derivace stavové rovnice :

32 15. 5. 201232 Vratný adiabatický děj II spojíme a využijeme Meyerovy rovnice : vydělíme pV : vydělíme C V :

33 15. 5. 201233 Vratný adiabatický děj III integrujeme : a konečně po odlogaritmování dostáváme speciální podmínku pro adiabatický děj : S použitím stavové rovnice obdržíme např.:

34 15. 5. 201234 Polytropický děj I Izotermický děj je extrém, kdy má systém s okolím dokonalý tepelný kontakt : Adiabatický děj je na druhé straně extrémem opačným, kdy je systém od okolí dokonale tepelně izolován :

35 15. 5. 201235 Polytropický děj II Lze očekávat, že při reálných dějích bude tepelný kontakt systému nedokonalý, čili mezi hranicemi danými izotermickým a adiabatickým dějem. Takovému ději se říká polytropický a platí pro něj : a 1 <  < 

36 Odvození Maxwell-Boltzmanova rozdělení s lidskou tváří Uvažujme izotermický sloupec ideálního plynu. S přírůstkem výšky dh klesne tlak úměrně tíze příslušné vrstvy. A protože tlak je úměrný číselné hustotě částic lze psát Po separaci proměnných, integraci a odlogaritmování dostáváme exponenciální chování číselné hustoty s výškou:

37 Odvození II … Ze zákona zachování energie se částice dostane do výšky h, má-li v nulové výšce dostatečnou rychlost. Čili kinetická energie v nulové výšce souvisí s potenciální energií ve výšce h a lze psát Následoval by nudný výpočet rozdělení příslušné veličiny (rychlosti) a normalizace. ^