Джоулевое расширение - Joule expansion

Расширение Джоуля, в котором объем V_я = V₀ расширяется до объема V_ж = 2V₀ в термоизолированной камере.

Свободное расширение газа может быть достигнуто за счет перемещения поршня быстрее, чем самые быстрые молекулы в газе.

Это свободное расширение необратимо, но может быть квазистатическим для каждой камеры:равновесие сохраняется для каждой части, но не для всей системы

В Джоулевое расширение (также называемый бесплатное расширение) является необратимый процесс в термодинамика в котором объем газа удерживается на одной стороне термоизолированного контейнера (через небольшую перегородку), а другая сторона баллона находится в вакууме. Затем открывается перегородка между двумя частями контейнера, и газ заполняет весь контейнер.

Расширение Джоуля, рассматриваемое как мысленный эксперимент с участием идеальные газы, является полезным упражнением в классической термодинамике. Это удобный пример для расчета изменений термодинамических величин, включая результирующее увеличение энтропия Вселенной (производство энтропии ), который является результатом этого по своей сути необратимого процесса. Настоящий эксперимент с расширением Джоуля обязательно включает настоящие газы; изменение температуры в таком процессе дает меру межмолекулярные силы.

Этот тип расширения назван в честь Джеймс Прескотт Джоуль который использовал это расширение в 1845 году в своем исследовании механического эквивалента тепла, но это расширение было известно задолго до Джоуля, например к Джон Лесли, в начале XIX века и изученный Жозеф-Луи Гей-Люссак в 1807 г. с аналогичными результатами, полученными Джоулем.^[1][2]

Расширение Джоуля не следует путать с Разложение Джоуля – Томсона или же процесс дросселирования который относится к устойчивому потоку газа из области более высокого давления в область более низкого давления через клапан или пористую пробку.

Описание

Процесс начинается с газа под некоторым давлением, ${\displaystyle P_{\mathrm {i} }}$, при температуре ${\displaystyle T_{\mathrm {i} }}$, ограниченный половиной термически изолированный контейнер (см. верхнюю часть рисунка в начале статьи). Газ занимает начальный объем ${\displaystyle V_{\mathrm {i} }}$, механически отделенная от другой части емкости, имеющей объем ${\displaystyle V_{\mathrm {0} }}$, и находится под почти нулевым давлением. Затем кран (сплошная линия) между двумя половинами контейнера внезапно открывается, и газ расширяется, заполняя весь контейнер, общий объем которого составляет ${\displaystyle V_{\mathrm {f} }=V_{\mathrm {i} }+V_{\mathrm {0} }}$ (см. нижнюю часть рисунка). Термометр, вставленный в отсек слева (на рисунке не показан), измеряет температура газа до и после расширения.

В система в этом эксперименте состоит из обоих отсеков; то есть вся область, занятая газом в конце эксперимента. Поскольку эта система термически изолирована, она не может обмениваться теплом с окружающей средой. Кроме того, поскольку общий объем системы остается постоянным, система не может выполнять работы со своим окружением.^[3] В результате изменение внутренняя энергия,${\displaystyle \Delta U}$, равно нулю. Внутренняя энергия состоит из внутренней кинетической энергии (из-за движения молекул) и внутренней потенциальной энергии (из-за межмолекулярные силы ). Когда движение молекул является случайным, температура является мерой внутренней кинетической энергии. В этом случае внутренняя кинетическая энергия называется теплотой. Если камеры не достигли равновесия, будет некоторая кинетическая энергия потока, которая не обнаруживается термометром (и, следовательно, не является компонентом тепла). Таким образом, изменение температуры указывает на изменение кинетической энергии, и некоторые из этих изменений не будут проявляться в виде тепла до тех пор, пока не будет восстановлено тепловое равновесие. Когда тепло преобразуется в кинетическую энергию потока, это вызывает снижение температуры.^[4] На практике простой двухкамерный эксперимент со свободным расширением часто включает «пористую пробку», через которую расширяющийся воздух должен проходить, чтобы достичь камеры с более низким давлением. Назначение этой заглушки - препятствовать направленному потоку, тем самым ускоряя восстановление теплового равновесия. Поскольку полная внутренняя энергия не изменяется, застой потока в приемной камере преобразует кинетическую энергию потока обратно в случайное движение (тепло), так что температура поднимается до прогнозируемого значения. Если начальная температура воздуха достаточно низкая, это не означает Свойства идеального газа вызывают конденсацию, некоторая внутренняя энергия преобразуется в скрытую теплоту (компенсирующее изменение потенциальной энергии) в жидких продуктах. Таким образом, при низких температурах процесс расширения Джоуля дает информацию о межмолекулярных силах.

Идеальные газы

Если газ идеален, то оба начальных (${\displaystyle T_{\mathrm {i} }}$, ${\displaystyle P_{\mathrm {i} }}$, ${\displaystyle V_{\mathrm {i} }}$) и финал (${\displaystyle T_{\mathrm {f} }}$, ${\displaystyle P_{\mathrm {f} }}$, ${\displaystyle V_{\mathrm {f} }}$) условия следуют Закон идеального газа, так что изначально

${\displaystyle P_{\mathrm {i} }V_{\mathrm {i} }=nRT_{\mathrm {i} }}$

а затем, после открытия крана,

${\displaystyle P_{\mathrm {f} }V_{\mathrm {f} }=nRT_{\mathrm {f} }}$.

Здесь ${\displaystyle n}$ количество молей газа и ${\displaystyle R}$ моляр постоянная идеального газа. Поскольку внутренняя энергия не меняется и внутренняя энергия идеального газа зависит исключительно от температуры, температура газа не меняется; следовательно ${\displaystyle T_{\mathrm {i} }=T_{\mathrm {f} }}$. Отсюда следует, что

${\displaystyle P_{\mathrm {i} }V_{\mathrm {i} }=P_{\mathrm {f} }V_{\mathrm {f} }=nRT_{\mathrm {i} }}$.

Следовательно, если объем увеличивается вдвое, давление уменьшается вдвое.

Тот факт, что температура не меняется, позволяет легко вычислить изменение энтропии Вселенной для этого процесса.

Настоящие газы

В отличие от идеальных газов, температура реального газа будет изменяться во время джоулева расширения. Эмпирическим путем установлено, что почти все газы охлаждаются во время джоулева расширения при всех исследованных температурах; Исключение составляют гелий при температурах выше примерно 40 К и водород при температурах выше примерно 200 К. Эта температура известна как температура инверсии газа. Выше этой температуры газ нагревается во время Джоулева расширения. ^[5][6] Поскольку внутренняя энергия постоянна, охлаждение должно происходить из-за преобразования внутренней кинетической энергии во внутреннюю потенциальную энергию, тогда как при нагревании происходит обратное.

Межмолекулярные силы отталкивают на коротком расстоянии и притягивают на большом расстоянии (например, см. Потенциал Леннарда-Джонса ). Поскольку расстояния между молекулами газа велики по сравнению с диаметром молекул, на энергию газа обычно влияет в основном притягивающая часть потенциала. В результате расширение газа обычно увеличивает потенциальную энергию, связанную с межмолекулярными силами. В некоторых учебниках говорится, что для газов это всегда должно быть так и что джоулева расширение всегда должно вызывать охлаждение.^[7][8] В жидкостях, где молекулы расположены близко друг к другу, отталкивающие взаимодействия намного важнее, и возможно повышение температуры во время джоулева расширения.^[9]

Теоретически предсказано, что при достаточно высокой температуре все газы будут нагреваться во время Джоулева расширения.^[5] Причина в том, что в любой момент очень небольшое количество молекул будет подвергаться столкновениям; для этих нескольких молекул будут преобладать силы отталкивания, а потенциальная энергия будет положительной. С повышением температуры как частота столкновений, так и энергия, участвующая в столкновениях, увеличиваются, поэтому положительная потенциальная энергия, связанная со столкновениями, сильно увеличивается. Если температура достаточно высока, это может сделать полную потенциальную энергию положительной, несмотря на гораздо большее количество молекул, испытывающих слабые взаимодействия притяжения. Когда потенциальная энергия положительна, постоянное расширение энергии снижает потенциальную энергию и увеличивает кинетическую энергию, что приводит к увеличению температуры. Такое поведение наблюдалось только для водорода и гелия; которые имеют очень слабые взаимодействия притяжения. Для других газов эта «температура инверсии Джоуля» оказывается чрезвычайно высокой.^[6]

Производство энтропии

Энтропия - это функция государства, и, следовательно, изменение энтропии может быть вычислено непосредственно из знания окончательного и начального состояний равновесия. Для идеального газа изменение энтропии^[10] то же, что и для изотермическое расширение где все тепло превращается в работу:

${\displaystyle \Delta S=\int _{i}^{f}dS=\int _{V_{i}}^{V_{f}}{\frac {P\,dV}{T}}=\int _{V_{i}}^{V_{f}}{\frac {nR\,dV}{V}}=nR\ln {\frac {V_{f}}{V_{i}}}.}$

Для идеального одноатомный газ, энтропия как функция внутренней энергии U, объем V, и количество родинок п дается Уравнение Сакура – ​​Тетрода:^[11]

${\displaystyle S=nR\ln \left[\left({\frac {V}{N}}\right)\left({\frac {4\pi m}{3h^{2}}}{\frac {U}{N}}\right)^{\frac {3}{2}}\right]+{\frac {5}{2}}nR.}$

В этом выражении м - масса частицы и час Постоянная Планка. Для одноатомного идеального газа U = (3/2)nRT = nC_VТ, с C_V молярная теплоемкость при постоянном объеме. В терминах классической термодинамики энтропия идеального газа определяется выражением

${\displaystyle S(V,T)=S_{0}+nR\ln \left({\frac {V}{V_{0}}}\right)+nC_{V}\ln \left({\frac {T}{T_{0}}}\right)}$

куда S₀ - произвольно выбранное значение энтропии в объеме V₀ и температура Т₀.^[12] Видно, что удвоение объема при постоянном U или же Т приводит к увеличению энтропии на ΔS = nR лн (2). Этот результат также действителен, если газ не является одноатомным, поскольку зависимость энтропии от объема одинакова для всех идеальных газов.

Второй способ оценить изменение энтропии - выбрать путь от начального состояния к конечному, где все промежуточные состояния находятся в равновесии. Такой маршрут может быть реализован только в пределе, когда изменения происходят бесконечно медленно. Такие маршруты также называют квазистатическими. В некоторых книгах требуется, чтобы квазистатический маршрут был обратимым, здесь мы не добавляем это дополнительное условие. Чистое изменение энтропии от начального состояния к конечному состоянию не зависит от конкретного выбора квазистатического маршрута, поскольку энтропия является функцией состояния.

Вот как мы можем повлиять на квазистатический маршрут. Вместо того, чтобы позволить газу подвергаться свободному расширению, при котором объем увеличивается вдвое, допускается свободное расширение, при котором объем увеличивается на очень небольшую величину δV. После достижения теплового равновесия мы даем газу еще одно свободное расширение на δV и подождите, пока не будет достигнуто тепловое равновесие. Повторяем это до тех пор, пока объем не увеличится вдвое. В пределе δV к нулю это становится идеальным квазистатическим процессом, хотя и необратимым. Теперь, согласно фундаментальное термодинамическое соотношение, у нас есть:

${\displaystyle \mathrm {d} U=T\mathrm {d} S-P\mathrm {d} V.}$

Поскольку это уравнение связывает изменения термодинамических переменных состояния, оно справедливо для любого квазистатического изменения, независимо от того, является оно необратимым или обратимым. Для указанного выше пути имеем dU = 0 и, следовательно, ТdS=пdV, и, следовательно, увеличение энтропии для джоулева разложения равно

${\displaystyle \Delta S=\int _{i}^{f}\mathrm {d} S=\int _{V_{0}}^{2V_{0}}{\frac {P\,\mathrm {d} V}{T}}=\int _{V_{0}}^{2V_{0}}{\frac {nR\,\mathrm {d} V}{V}}=nR\ln 2.}$

Третий способ вычисления изменения энтропии включает путь, состоящий из обратимого адиабатического расширения с последующим нагревом. Сначала мы позволим системе претерпеть обратимое адиабатическое расширение, при котором объем удвоится. Во время расширения система выполняет работу, и температура газа понижается, поэтому мы должны подавать в систему тепло, равное произведенной работе, чтобы привести ее в то же конечное состояние, что и в случае джоулевого расширения.

При обратимом адиабатическом расширении dS = 0. Из классического выражения для энтропии можно вывести, что температура после удвоения объема при постоянной энтропии задается как:

${\displaystyle T=T_{i}2^{-R/C_{V}}=T_{i}2^{-2/3}}$

для одноатомного идеального газа. Нагрев газа до начальной температуры Т_я увеличивает энтропию на величину

${\displaystyle \Delta S=n\int _{T}^{T_{i}}C_{V}{\frac {\mathrm {d} T'}{T'}}=nR\ln 2.}$

Мы могли бы спросить, какова была бы работа, если бы после того, как произошло расширение Джоуля, газ вернули в левую часть путем его сжатия. Наилучший метод (то есть метод, требующий наименьшей работы) - это метод обратимого изотермического сжатия, который потребует работы W данный

${\displaystyle W=-\int _{2V_{0}}^{V_{0}}P\,\mathrm {d} V=-\int _{2V_{0}}^{V_{0}}{\frac {nRT}{V}}\mathrm {d} V=nRT\ln 2=T\Delta S_{gas}.}$

Во время расширения Джоуля окружение не меняется, поэтому энтропия окружения постоянна. Таким образом, изменение энтропии так называемой «вселенной» равно изменению энтропии газа, которое nR пер 2.

Эффект реального газа

Джоуль провел свой эксперимент с воздухом комнатной температуры, который расширился от давления около 22 бар. Воздух в этих условиях - почти идеальный газ, но не совсем. В результате реальное изменение температуры не будет равным нулю. С нашими нынешними знаниями термодинамических свойств воздуха ^[13] мы можем рассчитать, что температура воздуха должна упасть примерно на 3 градуса по Цельсию, когда объем удвоится в адиабатических условиях. Однако из-за низкой теплоемкости воздуха и высокой теплоемкости прочных медных контейнеров и воды в калориметре наблюдаемое падение температуры намного меньше, поэтому Джоуль обнаружил, что изменение температуры было нулевым в пределах его точности измерения.

Рекомендации

В большинстве хороших учебников для бакалавриата это расширение подробно рассматривается; см. например Концепции теплофизики, Бланделл и Бланделл, ОУП ISBN  0-19-856770-7

1. D.S.L. Кардуэлл, От Ватта до Клаузиуса, Хайнеманн, Лондон (1957)
2. М.Дж. Кляйн, Принципы теории тепла, D. Reidel Pub.Cy., Дордрехт (1986)
3. Обратите внимание, что тот факт, что газ расширяется в вакууме и, следовательно, против нулевого давления, не имеет значения. Работа, выполняемая системой, также была бы равна нулю, если бы правая сторона камеры не была откачана, а вместо этого была заполнена газом с более низким давлением. Тогда как расширяющийся газ будет работать против газа в правой части контейнера, вся система не выполняет никакой работы против окружающей среды.
4. В.А. Кириллин и др., Инженерная термодинамика, (1981) Издательство «Мир», Глава 7.7, с.265
5. Goussard, J.-O .; Руле, Б. (1993). «Свободное расширение для реальных газов». Являюсь. J. Phys. 61 (9): 845–848. Bibcode:1993AmJPh..61..845G. Дои:10.1119/1.17417.
6. Альбарран-Завала, Э .; Espinoza-Elizarraraz, B.A .; Ангуло-Браун, Ф. (2009). «Температуры инверсии Джоуля для некоторых простых реальных газов». Открытый журнал термодинамики. 3: 17–22. Дои:10.2174 / 1874396x00903010017.
7. Пиппард, А. Б. (1957). Элементы классической термодинамики, п. 73. Cambridge University Press, Кембридж, Великобритания.
8. Табор, Д. (1991). Газы, жидкости и твердые вещества, п. 148. Cambridge University Press, Кембридж, Великобритания. ISBN  0 521 40667 6.
9. Кинан, Дж. Х. (1970). Термодинамика, п. 414. M.I.T. Press, Кембридж, Массачусетс.
10. Типлер П., Моска Г. Физика для ученых и инженеров (с современной физикой), 6-е издание, 2008 г., страницы 602 и 647.
11. К. Хуанг, Введение в статистическую физику, Тейлор и Фрэнсис, Лондон, 2001 г.
12. Земанский М.В. Тепло и термодинамика, McGraw-Hill Pub. Cy. Нью-Йорк (1951), стр. 177.
13. Refprop, программный пакет, разработанный Национальным институтом стандартов и технологий (NIST)