Ciepło

Żarzący się, gorący metalowy pręt wykazujący żarze , emisję światła spowodowaną jego temperaturą, jest często uznawany za źródło ciepła.

W termodynamice ciepło definiuje się jako formę energii przekraczającą granicę układu termodynamicznego na podstawie różnicy temperatur na granicy. Układ termodynamiczny nie zawiera ciepła. Niemniej jednak termin ten jest również często używany w odniesieniu do energii cieplnej zawartej w systemie jako składowej jego energii wewnętrznej , która znajduje odzwierciedlenie w temperaturze systemu. W przypadku obu zastosowań tego terminu ciepło jest formą energii.

Przykład formalnego i nieformalnego użycia można znaleźć na zdjęciu po prawej stronie, na którym metalowy pręt „przewodzi ciepło” od jego gorącego końca do zimnego końca, ale jeśli metalowy pręt jest uważany za układ termodynamiczny, to energia płynąca w metalowym pręcie nazywana jest energią wewnętrzną, a nie ciepłem. Gorący metalowy pręt również przenosi ciepło do otoczenia, co jest poprawnym stwierdzeniem zarówno dla ścisłego, jak i luźnego znaczenia ciepła . Innym przykładem nieformalnego użycia jest termin zawartość ciepła , używany pomimo faktu, że fizyka definiuje ciepło jako przenoszenie energii. Dokładniej, jest energia cieplna zawarta w systemie lub ciele, ponieważ jest przechowywana w mikroskopijnych stopniach swobody trybów wibracji.

Ciepło to energia przekazywana do lub z układu termodynamicznego za pomocą mechanizmu obejmującego mikroskopijne tryby ruchu atomów lub odpowiadające im właściwości makroskopowe. Ta opisowa charakterystyka wyklucza przenoszenie energii przez pracę termodynamiczną lub przenoszenie masy . Zdefiniowane ilościowo, ciepło zaangażowane w proces jest różnicą energii wewnętrznej między stanem końcowym i początkowym układu oraz odjęciem pracy wykonanej w procesie. Jest to sformułowanie pierwszej zasady termodynamiki .

Pomiar energii przenoszonej w postaci ciepła nazywa się kalorymetrią i polega na pomiarze jej wpływu na stany oddziałujących ciał. Na przykład ciepło można mierzyć ilością stopionego lodu lub zmianą temperatury ciała w otoczeniu układu.

W Międzynarodowym Układzie Jednostek (SI) jednostką miary ciepła jako formy energii jest dżul ( J).

Notacja i jednostki

Ciepło jako forma energii ma jednostkę dżul (J) w międzynarodowym układzie jednostek (SI). Ponadto wiele stosowanych gałęzi inżynierii używa innych, tradycyjnych jednostek, takich jak brytyjska jednostka termiczna (BTU) i kaloria . Standardową jednostką szybkości ogrzewania jest wat (W), zdefiniowany jako jeden dżul na sekundę.

Symbol $Q$ dla ciepła został wprowadzony przez Rudolfa Clausiusa i Macquorna Rankine'a w ok. 1859.

Ciepło uwalniane przez układ do otoczenia jest umownie wielkością ujemną ( $Q < 0$ ); kiedy system pochłania ciepło z otoczenia, jest dodatni ( $Q > 0$ ). Szybkość wymiany ciepła lub przepływ ciepła w jednostce czasu jest oznaczony przez $.$ pochodną funkcji stanu po czasie (którą można również za pomocą notacji kropkowej) ), ponieważ ciepło nie jest funkcją stanu. Strumień ciepła definiuje się jako szybkość wymiany ciepła na jednostkę powierzchni przekroju poprzecznego (waty na metr kwadratowy).

Termodynamika klasyczna

Ciepło i entropia

Rudolfa Clausiusa

W 1856 Rudolf Clausius , odnosząc się do układów zamkniętych, w których nie zachodzą przeniesienia materii, zdefiniował drugie podstawowe twierdzenie ( druga zasada termodynamiki ) w mechanicznej teorii ciepła ( termodynamika ): „Jeżeli dwie przemiany, które bez konieczności każda inna trwała zmiana, mogą się wzajemnie zastępować, nazywać równoważnymi, to generacje ilości ciepła Q z pracy w temperaturze T , mają wartość równoważnikową :"

{\ Displaystyle {\ Frac {Q} {T}}.}

W 1865 roku doszedł do zdefiniowania entropii symbolizowanej przez S w taki sposób, że dzięki dostarczeniu ilości ciepła Q w temperaturze T entropia układu wzrasta o

{\ Displaystyle \ Delta S = {\ Frac {Q} {T}}}

()

W przekazywaniu energii w postaci ciepła bez wykonania pracy zachodzą zmiany entropii zarówno w otoczeniu, które traci ciepło, jak iw układzie, który je zyskuje. Można uznać , że wzrost $Δ S$ entropii w układzie składa się z dwóch części: przyrostu $Δ S'$ , który odpowiada lub „kompensuje” zmianę $-Δ S'$ entropii w otoczeniu, oraz dalszy przyrost, $Δ S "$ które można uznać za „generowane” lub „wytwarzane” w systemie, a zatem określa się je jako „nieskompensowane”. Zatem

{\ Displaystyle \ Delta S = \ Delta S '+ \ Delta S''.}

To też można napisać

{\ Displaystyle \ Delta S _ {\ operatorname {system}} = \ Delta S _ {\ operatorname {z kompensacją}} + \ Delta S _ {\ operatorname {bez kompensacji}} \, \, \, \, {\ tekst {z}} \,\,\,\,\Delta S_{\mathrm {kompensacja} }=-\Delta S_{\mathrm {otoczenie} }.}

Całkowita zmiana entropii w układzie i otoczeniu wynosi zatem

{\ Displaystyle \ Delta S _ {\ operatorname {ogółem}} = \ Delta S ^ {\ pierwsza} + \ Delta S ^ {\ pierwsza \ pierwsza} - \ Delta S ^ {\ pierwsza} = \ Delta S ^ {\ pierwsza \główny }.}

To też można napisać

{\ Displaystyle \ Delta S _ {\ operatorname {ogółem}} = \ Delta S _ {\ operatorname {z kompensacją}} + \ Delta S _ {\ operatorname {bez kompensacji}} + \ Delta S_ {\ operatorname {otoczenie}} = \ Delta S_ {\ operatorname {nieskompensowane}}.}

Mówi się wtedy, że pewna ilość entropii $Δ S'$ została przeniesiona z otoczenia do układu. Ponieważ entropia nie jest wielkością zachowaną, jest to wyjątek od ogólnego sposobu mówienia, w którym przenoszona ilość jest wielkością zachowaną.

Z drugiej zasady termodynamiki wynika, że przy spontanicznej wymianie ciepła, w której temperatura układu jest różna od temperatury otoczenia:

{\ Displaystyle \ Delta S _ {\ operatorname {ogółem}}> 0.}

Dla celów matematycznej analizy przeniesień myśli się o fikcyjnych procesach, które nazywamy odwracalnymi , w których temperatura $T$ układu jest niewiele mniejsza od temperatury otoczenia, a przenoszenie odbywa się z niedostrzegalnie małą szybkością.

Zgodnie z powyższą definicją we wzorze ( 1 ), dla takiego fikcyjnego procesu odwracalnego, ilość przekazanego ciepła $δ Q$ ( różniczka niedokładna ) jest analizowana jako wielkość $T d S$ , gdzie $d S$ ( różniczka dokładna ):

{\ Displaystyle T \, \ operatorname {d} S = \ delta Q.}

Ta równość jest ważna tylko dla fikcyjnego transferu, w którym nie ma produkcji entropii, to znaczy, w którym nie ma nieskompensowanej entropii.

Jeśli natomiast proces jest naturalny i może rzeczywiście zachodzić z nieodwracalnością, to mamy do czynienia z produkcją entropii , przy czym $d S nieskompensowane > 0$ . $T d S Nieskompensowana$ ilość została nazwana przez Clausiusa „nieskompensowanym ciepłem”, chociaż nie jest to zgodne z dzisiejszą terminologią. Wtedy jeden ma

{\ Displaystyle T_ {surr} \, \ operatorname {d} S = \ delta Q + T \, \ operatorname {d} S _ {\ operatorname {bez kompensacji}}> \ delta Q.}

Prowadzi to do stwierdzenia

{\ Displaystyle T_ {surr} \, \ operatorname {d} S \ geq \ delta Q \ quad {\ tekst {(drugie prawo)}} \,.}

która jest drugą zasadą termodynamiki dla układów zamkniętych.

W termodynamice nierównowagowej, która przybliża założenie hipotezy o lokalnej równowadze termodynamicznej, jest na to specjalny zapis. Zakłada się, że przenoszenie energii w postaci ciepła odbywa się przy nieskończenie małej różnicy temperatur, tak że element systemu i jego otoczenie mają wystarczająco zbliżoną temperaturę $T$ . Wtedy ktoś pisze

{\ Displaystyle \ operatorname {d} S = \ operatorname {d} S _ {\ operatorname {e}} + \ operatorname {d} S _ {\ operatorname {i}} \, ,}

gdzie z definicji

{\ Displaystyle \ delta Q = T \, \ operatorname {d} S _ {\ operatorname {e}} \, \, \, \, \, {\ tekst {i}} \, \, \, \, \, \mathrm {d} S_ {\ operatorname {i} } \ równoważnik \ operatorname {d} S_ {\ operatorname {bez kompensacji} }.}

Stwierdza to drugie prawo procesu naturalnego

{\ Displaystyle \ operatorname {d} S _ {\ operatorname {i}}> 0.}

Ciepło i entalpia

W przypadku układu zamkniętego (systemu, z którego żadna materia nie może wejść ani wyjść), jedna z wersji pierwszej zasady termodynamiki mówi, że zmiana energii wewnętrznej $Δ U$ układu jest równa ilości ciepła $Q$ dostarczonego do układu minus ilość pracy termodynamicznej $W$ wykonanej przez układ nad jego otoczeniem. W niniejszym artykule zastosowano powyższą konwencję oznaczania pracy, ale alternatywna konwencja znakowania, stosowana przez IUPAC dla pracy, polega na uznaniu pracy wykonanej w systemie przez jego otoczenie za pozytywną. Taką konwencję przyjęło wiele współczesnych podręczników chemii fizycznej, m.in Peter Atkins i Ira Levine, ale wiele podręczników fizyki definiuje pracę jako pracę wykonaną przez system.

{\ Displaystyle \ Delta U = QW \,.}

Wzór ten można przepisać tak, aby wyrażał definicję ilości energii przekazywanej w postaci ciepła, opartą wyłącznie na pojęciu pracy adiabatycznej, jeśli założymy, że Δ U jest $definiowane i$ mierzone wyłącznie procesami pracy adiabatycznej:

{\ Displaystyle Q = \ delta U + W.}

Praca termodynamiczna wykonywana przez system odbywa się poprzez mechanizmy określone przez jego zmienne stanu termodynamicznego, na przykład jego objętość $V$ , a nie przez zmienne, które koniecznie obejmują mechanizmy w otoczeniu. Te ostatnie są takie jak praca na wale i obejmują pracę izochoryczną.

Energia wewnętrzna $U$ jest funkcją stanu . W procesach cyklicznych, takich jak praca silnika cieplnego, funkcje stanu substancji roboczej powracają do wartości początkowych po zakończeniu cyklu.

Różniczka lub nieskończenie mały przyrost energii wewnętrznej w nieskończenie małym procesie jest różniczką dokładną $d U$ . Symbolem różniczek dokładnych jest mała litera $d$ .

W przeciwieństwie do tego, żaden z nieskończenie małych przyrostów $δ Q$ ani $δ W$ w nieskończenie małym procesie nie reprezentuje zmiany funkcji stanu systemu. Zatem nieskończenie małe przyrosty ciepła i pracy są niedokładnymi różnicami. Mała grecka litera delta, $δ$ , jest symbolem różniczek niedokładnych . Całka dowolnej niedokładnej różnicy w procesie, w którym układ opuszcza, a następnie powraca do tego samego stanu termodynamicznego, niekoniecznie jest równa zeru.

Jak wspomniano powyżej, w części zatytułowanej ciepło i entropia , druga zasada termodynamiki stwierdza, że jeśli ciepło jest dostarczane do układu w procesie odwracalnym , to przyrost ciepła $δ Q$ i temperatury $T$ tworzą dokładną różnicę

{\ Displaystyle \ operatorname {d} S = {\ Frac {\ delta Q} {T}},}

i że $S$ , entropia ciała roboczego, jest funkcją stanu. Podobnie, przy dobrze zdefiniowanym ciśnieniu $P$ , za wolno poruszającą się (quasistatyczną) granicą, różnica pracy $δ W$ i ciśnienie $P$ łączą się, tworząc dokładną różnicę

\ Displaystyle \ operatorname {d} V = {\ Frac {\ delta W} {P}},}

z $V$ objętość systemu, która jest zmienną stanu. Ogólnie rzecz biorąc, dla układów o jednolitym ciśnieniu i temperaturze bez zmiany składu,

{\ Displaystyle \ operatorname {d} U = T \ operatorname {d} SP \ operatorname {d} V.}

Z tym równaniem różniczkowym związana jest koncepcja, że energia wewnętrzna może być uważana za funkcję $U (S, V)$ jej zmiennych naturalnych $S$ i $V$ . Wewnętrzna reprezentacja energii podstawowej zależności termodynamicznej jest zapisana jako

{\ Displaystyle U = U (S, V).}

Jeśli $V$ jest stałe

{\ Displaystyle T \ operatorname {d} S = \ operatorname {d} U \, \, \, \, \, \, \, \, \, \, \, \ ,(V\,\,{\text{stała)}}}

a jeśli $P$ jest stałe

{\ Displaystyle T \ operatorname {d} S = \ operatorname {d} H \, \, \, \, \, \, \, \, \, \, \, \ ,(P\,\,{\text{stała)}}}

z entalpią $H$ określoną przez

{\ Displaystyle H = U + PV.}

Entalpię można uważać za funkcję $H (S, P)$ jej zmiennych naturalnych $S$ i $P$ . Napisano reprezentację entalpii podstawowej zależności termodynamicznej

{\ Displaystyle H = H (S, P).}

Reprezentacja energii wewnętrznej i reprezentacja entalpii są wzajemnymi częściowymi transformatami Legendre'a . Zawierają te same informacje fizyczne, zapisane na różne sposoby. Podobnie jak energia wewnętrzna, entalpia wyrażona jako funkcja jej naturalnych zmiennych jest potencjałem termodynamicznym i zawiera wszystkie informacje termodynamiczne o ciele.

Jeśli do ciała zostanie dodana pewna ilość ciepła $Q$ , podczas gdy ciało wykonuje tylko pracę rozszerzania $W$ na swoim otoczeniu, to tak

{\ Displaystyle \ Delta H = \ Delta U + \ Delta (PV) \,.}

Jeśli jest to ograniczone, aby zachodziło przy stałym ciśnieniu, tj. przy $Δ P = 0$ , praca rozszerzania $W$ wykonana przez ciało jest dana wzorem $W = P Δ V$ ; przypominając pierwszą zasadę termodynamiki, jeden ma

{\ Displaystyle \ Delta U = QW = QP \, \ Delta V {\ tekst {i}} \ Delta (PV) = P \, \ Delta V \,.}

W związku z tym przez podstawienie ma się

{\ Displaystyle {\ rozpocząć {wyrównane} \ Delta H& = QP \, \ Delta V + P \, \ Delta V \\& = Q \ qquad \ qquad \, \, \, \, \, \, \, \ ,\,\,\,\,\,\,\,\,\,\,\,\,{\text{przy stałym ciśnieniu bez prac elektrycznych.}}\end{wyrównane}}}

W tym scenariuszu wzrost entalpii jest równy ilości ciepła dodanego do układu. Jest to podstawa wyznaczania zmian entalpii w reakcjach chemicznych metodą kalorymetryczną. Ponieważ wiele procesów zachodzi przy stałym ciśnieniu atmosferycznym, entalpii czasami podaje się mylącą nazwę „zawartości ciepła” lub funkcji ciepła, podczas gdy w rzeczywistości zależy ona silnie od energii wiązań kowalencyjnych i sił międzycząsteczkowych.

Pod względem zmiennych naturalnych $S i P$ funkcji stanu $H$ , ten proces zmiany stanu ze stanu 1 do stanu 2 można wyrazić jako

{\ Displaystyle {\ rozpocząć {wyrównane} \ Delta H & = \ int _ {S_ {1}} ^ {S_ {2}} \ lewo ({\ Frac {\ częściowe H} {\ częściowe S}} \ prawej) _ {P}\mathrm {d} S+\int _{P_{1}}^{P_{2}}\left({\frac {\częściowy H}{\częściowy P}}\right)_{S}\ mathrm {d} P\\&=\int _{S_{1}}^{S_{2}}\left({\frac {\częściowy H}{\częściowy S}}\right)_{P}\ mathrm {d} S\,\,\,\,\,\,\,\,\,\,\,\,\,\,\,{\text{przy stałym ciśnieniu bez pracy elektrycznej.}}\end {wyrównany}}}

Wiadomo, że temperatura $T (S, P)$ jest identycznie wyrażona wzorem

{\ Displaystyle \ lewo ({\ Frac {\ częściowe H} {\ częściowe S}} \ prawo) _ {P} \ równoważnik T (S, P) \,.}

W konsekwencji,

{\ Displaystyle \ Delta H = \ int _ {S_ {1}} ^ {S_ {2}} T (S, P) \ operatorname {d} S \, \, \, \, \, \, \, \ ,\,\,\,\,\,\,\,\,\,\,\,\,{\text{przy stałym ciśnieniu bez pracy elektrycznej.}}}

W tym przypadku całka określa ilość ciepła przekazywanego przy stałym ciśnieniu.

Historia

Jako rzeczownik pospolity, angielskie ciepło lub ciepło (podobnie jak francuski chaleur , niemiecki Wärme , łaciński calor , grecki θάλπος itp.) odnosi się do (ludzkiej percepcji ) albo energii cieplnej , albo temperatury . Spekulacje na temat energii cieplnej lub „ciepła” jako odrębnej formy materii mają długą historię, identyfikowaną jako teoria kaloryczna , teoria flogistonu i ogień .

Współczesne rozumienie energii cieplnej wywodzi się z mechanicznej teorii ciepła Thompsona z 1798 r. ( An Experimental Enquiry Concerning the Source of the Heat, które is Excited by Friction ), postulującej mechaniczny równoważnik ciepła . Współpraca Nicolasa Clémenta i Sadiego Carnota ( Reflections on the Motive Power of Fire ) w latach dwudziestych XIX wieku miała podobne myślenie. W 1845 roku Joule opublikował artykuł zatytułowany Mechaniczny odpowiednik ciepła , w którym określił liczbową wartość ilości pracy mechanicznej wymaganej do „wytworzenia jednostki ciepła”. Teoria klasycznej termodynamiki dojrzewała w latach 1850-1860. Ciepło uważane za tryb ruchu Johna Tyndalla (1863) odegrało kluczową rolę w spopularyzowaniu idei ciepła jako ruchu wśród anglojęzycznej publiczności. Teoria została rozwinięta w publikacjach naukowych w języku francuskim, angielskim i niemieckim. Od najdawniejszych czasów francuski termin techniczny chaleur używany przez Carnota był traktowany jako odpowiednik angielskiego upału i niemieckiego Wärme (dosł. „ciepło”, podczas gdy odpowiednikiem ciepła byłoby niemieckie Hitze ).

Funkcja procesu $Q$ została wprowadzona przez Rudolfa Clausiusa w 1850 r. Clausius opisał ją za pomocą niemieckiego związku Wärmemenge , tłumaczonego jako „ilość ciepła”.

James Clerk Maxwell w swojej Teorii ciepła z 1871 r . Nakreśla cztery warunki definicji ciepła:

Jest to coś, co może być przenoszone z jednego ciała do drugiego , zgodnie z drugą zasadą termodynamiki .
Jest to wielkość mierzalna , więc może być traktowana matematycznie.
może być traktowana jako substancja materialna , ponieważ może zostać przekształcona w coś, co nie jest substancją materialną, np. w pracę mechaniczną .
Ciepło jest jedną z form energii .

Funkcja procesu $Q$ jest określana przez Clausiusa jako Wärmemenge lub w tłumaczeniu jako „ilość ciepła”. Użycie „ciepła” jako skróconej formy specyficznego pojęcia „ilości energii przekazywanej w postaci ciepła” doprowadziło do pewnego zamieszania terminologicznego na początku XX wieku. Ogólne znaczenie słowa „ciepło”, nawet w klasycznej termodynamice, to po prostu „energia cieplna”. Od lat dwudziestych XX wieku zaleca się stosowanie entalpii w odniesieniu do „zawartości ciepła przy stałej objętości” oraz do energii cieplnej gdy chodzi o „ciepło” w znaczeniu ogólnym, podczas gdy „ciepło” jest zarezerwowane dla bardzo specyficznego kontekstu przenoszenia energii cieplnej między dwoma systemami. Leonard Benedict Loeb w swojej Kinetic Theory of Gases (1927) zwraca uwagę na użycie „ilości ciepła” lub „ilości ciepła” w odniesieniu do $Q$ :

Po udoskonaleniu termometrii [...] kolejnym wielkim postępem dokonanym w dziedzinie ciepła było zdefiniowanie terminu zwanego ilością ciepła. [... po porzuceniu teorii kalorycznej ] Nadal pozostaje interpretacja tego bardzo określonego pojęcia, ilości ciepła, w kategoriach teorii przypisującej całe ciepło kinetyce cząsteczek gazu.

Dzisiejsza wąska definicja ciepła w fizyce kontrastuje z jego użyciem w języku potocznym, w niektórych dyscyplinach inżynierskich oraz w historycznym rozwoju naukowym termodynamiki w teorii kalorii. Terminologię ciepła w tych przypadkach można dokładnie zastąpić entropią .

Richard Feynman przedstawił ciepło z fizycznym przedstawieniem, związane z drgającym ruchem atomów i cząsteczek, z szybszym ruchem odpowiadającym podwyższonej temperaturze. Aby dokładniej wyjaśnić fizykę, użył terminu „energia cieplna” wraz z „ciepłem”.

Carathéodory (1909)

Częsta definicja ciepła oparta jest na pracy Carathéodory'ego (1909), odnoszącej się do procesów zachodzących w układzie zamkniętym.

Energię wewnętrzną $U X$ ciała w dowolnym stanie $X$ można wyznaczyć na podstawie ilości pracy adiabatycznej wykonanej przez ciało nad otoczeniem, gdy rusza ze stanu odniesienia $O$ . Praca taka oceniana jest poprzez wielkości określone w otoczeniu ciała. Zakłada się, że taką pracę można ocenić dokładnie, bez błędów wynikających z tarcia w otoczeniu; tarcie w ciele nie jest wykluczone przez tę definicję. Adiabatyczne wykonanie pracy definiuje się w kategoriach ścian adiabatycznych, które pozwalają na przenoszenie energii jako pracy, ale nie na żadne inne przenoszenie energii lub materii. W szczególności nie pozwalają na przepływ energii w postaci ciepła. Zgodnie z tą definicją pracy wykonywanej adiabatycznie na ogół towarzyszy tarcie w układzie termodynamicznym lub ciele. Z drugiej strony, według Carathéodory'ego (1909), istnieją również nieadiabatyczne, diatermiczne , o których postuluje się przepuszczalność tylko ciepła.

W celu zdefiniowania ilości energii przenoszonej w postaci ciepła zwykle przewiduje się, że dowolny stan zainteresowania $Y$ jest osiągany ze stanu $O$ w procesie z dwoma składnikami, jednym adiabatycznym, a drugim nieadiabatycznym. Dla wygody można powiedzieć, że składowa adiabatyczna była sumą pracy wykonanej przez ciało przy zmianie objętości w wyniku ruchu ścian, podczas gdy ściana nieadiabatyczna została czasowo przestawiona w stan adiabatyczny, oraz izochorycznej pracy adiabatycznej. Składowa nieadiabatyczna to wtedy proces przekazywania energii przez ścianę, która przekazuje tylko ciepło, nowo udostępnione w celu tego transferu, z otoczenia do ciała. Zmiana energii wewnętrznej, aby osiągnąć stan $Y$ ze stanu $O$ jest różnicą dwóch ilości przeniesionej energii.

Chociaż sam Carathéodory nie podał takiej definicji, to za jego pracą w badaniach teoretycznych przyjęło się definiować ciepło $Q$ do ciała z jego otoczenia, w złożonym procesie przejścia ze stanu $O$ do stanu $Y$ , jako zmianę energia wewnętrzna $Δ U Y$ minus praca $W$ wykonana przez ciało nad otoczeniem w procesie adiabatycznym, tak że $Q = Δ U Y - W$ .

W definicji tej, dla zachowania rygoru pojęciowego, ilość energii przekazywanej w postaci ciepła nie jest określana bezpośrednio w odniesieniu do procesu nieadiabatycznego. Jest ona zdefiniowana poprzez znajomość dokładnie dwóch zmiennych, zmiany energii wewnętrznej i ilości wykonanej pracy adiabatycznej, dla połączonego procesu zmiany ze stanu odniesienia $O$ do dowolnego stanu $Y$ . Ważne jest, aby nie odnosiło się to wprost do ilości energii przenoszonej w nieadiabatycznym składniku połączonego procesu. Przyjmuje się tutaj, że ilość energii potrzebna do przejścia ze stanu $O$ do stanu $Y$ , zmiana energii wewnętrznej, jest znana, niezależnie od procesu złożonego, przez wyznaczenie w procesie czysto adiabatycznym, takim jak w przypadku wyznaczania energii wewnętrznej stanu $X$ powyżej. Rygor, który jest ceniony w tej definicji, polega na tym, że istnieje jeden i tylko jeden rodzaj transferu energii uznawany za podstawowy: energia przekazywana jako praca. Transfer energii w postaci ciepła jest uważany za wielkość pochodną. Unikalność pracy w tym schemacie jest uważana za gwarancję rygoru i czystości poczęcia. Konceptualna czystość tej definicji, oparta na koncepcji energii przenoszonej jako praca jako ideału, opiera się na idei, że pewne beztarciowe i poza tym niedyssypujące procesy przenoszenia energii mogą być realizowane w rzeczywistości fizycznej. Z drugiej strony druga zasada termodynamiki zapewnia nas, że takie procesy nie występują w przyrodzie.

Przed rygorystyczną matematyczną definicją ciepła opartą na artykule Carathéodory'ego z 1909 r. Historycznie ciepło, temperatura i równowaga termiczna były przedstawiane w podręcznikach termodynamiki jako wspólnie prymitywne pojęcia . Carathéodory tak przedstawił swój artykuł z 1909 roku: „Twierdzenie, że dyscyplinę termodynamiki można uzasadnić bez odwoływania się do jakiejkolwiek hipotezy, której nie można zweryfikować eksperymentalnie, należy uznać za jeden z najbardziej godnych uwagi wyników badań termodynamiki, które zostały osiągnięte w ciągu ostatniego stulecia ”. Odnosząc się do „punktu widzenia przyjętego przez większość autorów działających w ciągu ostatnich pięćdziesięciu lat”, Carathéodory napisał: „Istnieje wielkość fizyczna zwana ciepłem, która nie jest tożsama z wielkościami mechanicznymi (masa, siła, ciśnienie itp.) i którego zmiany można określić za pomocą pomiarów kalorymetrycznych”. James Serrin przedstawia teorię termodynamiki w następujący sposób: „W następnej części będziemy używać klasycznych pojęć ciepła , pracy i gorąca jako prymitywne pierwiastki ... To, że ciepło jest odpowiednim i naturalnym prymitywem dla termodynamiki, zostało już zaakceptowane przez Carnota. Jego ciągła ważność jako prymitywnego elementu struktury termodynamicznej wynika z faktu, że syntetyzuje podstawową koncepcję fizyczną, a także z jego pomyślnego wykorzystania w ostatnich pracach w celu ujednolicenia różnych teorii konstytutywnych. ”Ten tradycyjny rodzaj prezentacji podstaw termodynamiki zawiera idee, które można podsumować stwierdzeniem, że przenoszenie ciepła wynika wyłącznie z przestrzennej niejednorodności temperatury i odbywa się przez przewodzenie i promieniowanie od ciał cieplejszych do zimniejszych. Czasami sugeruje się, że ten tradycyjny rodzaj prezentacji koniecznie opiera się na „ rozumowanie kołowe”; przeciwko tej propozycji stoi rygorystycznie logiczny matematyczny rozwój teorii przedstawionej przez Truesdella i Bharathę (1977).

To alternatywne podejście do definicji ilości energii przenoszonej w postaci ciepła różni się strukturą logiczną od podejścia Carathéodory'ego, opisanego powyżej.

To alternatywne podejście dopuszcza kalorymetrię jako podstawowy lub bezpośredni sposób pomiaru ilości energii przenoszonej w postaci ciepła. Opiera się na temperaturze jako jednej ze swoich prymitywnych koncepcji i jest używana w kalorymetrii. Zakłada się, że fizycznie istnieje wystarczająco dużo procesów, aby umożliwić pomiar różnic w energiach wewnętrznych. Takie procesy nie ograniczają się do adiabatycznych transferów energii jako pracy. Obejmują one kalorymetrię, która jest najpowszechniejszym praktycznym sposobem znajdowania różnic energii wewnętrznej. Potrzebna temperatura może być empiryczna lub bezwzględna termodynamiczna.

W przeciwieństwie do tego, opisany powyżej sposób Carathéodory'ego nie wykorzystuje kalorymetrii ani temperatury w swojej pierwotnej definicji ilości energii przenoszonej w postaci ciepła. Metoda Carathéodory'ego traktuje kalorymetrię jedynie jako drugorzędny lub pośredni sposób pomiaru ilości energii przekazywanej w postaci ciepła. Jak opisano bardziej szczegółowo powyżej, sposób Carathéodory'ego traktuje ilość energii przekazywanej jako ciepło w procesie jako pierwotnie lub bezpośrednio określoną jako ilość resztkowa. Oblicza się ją z różnicy energii wewnętrznych stanu początkowego i końcowego układu oraz z rzeczywistej pracy wykonanej przez układ w trakcie tego procesu. Przypuszcza się, że ta różnica energii wewnętrznej została wcześniej zmierzona w procesach czysto adiabatycznego przenoszenia energii jako pracy, procesów, które przenoszą system między stanami początkowymi i końcowymi. Zgodnie z metodą Carathéodory'ego zakłada się, jak wiadomo z eksperymentu, że fizycznie istnieje wystarczająco dużo takich procesów adiabatycznych, aby nie było potrzeby odwoływania się do kalorymetrii do pomiaru ilości energii przenoszonej w postaci ciepła. To założenie jest istotne, ale nie jest wyraźnie oznaczone ani jako zasada termodynamiki, ani jako aksjomat sposobu Carathéodory'ego. W rzeczywistości rzeczywiste fizyczne istnienie takich procesów adiabatycznych jest rzeczywiście głównie przypuszczeniem, a istnienie tych rzekomych procesów w większości przypadków nie zostało faktycznie zweryfikowane empirycznie.

Przenikanie ciepła

Wymiana ciepła między dwoma ciałami

Odnosząc się do przewodzenia, Partington pisze: „Jeżeli gorące ciało zetknie się z zimnym ciałem, temperatura gorącego ciała spada, a zimnego wzrasta, i mówi się, że pewna ilość ciepła przeszła z gorące ciało do zimnego ciała”.

Odnosząc się do promieniowania, Maxwell pisze: „W Promieniowaniu ciało gorętsze traci ciepło, a ciało zimniejsze odbiera ciepło w wyniku procesu zachodzącego w jakimś pośrednim ośrodku, który sam w ten sposób nie staje się gorący”.

Maxwell pisze, że konwekcja jako taka „nie jest zjawiskiem czysto termicznym”. W termodynamice konwekcja jest ogólnie uważana za transport energii wewnętrznej . Jeśli jednak konwekcja jest zamknięta i krążąca, to można ją uznać za pośrednika, który przenosi energię w postaci ciepła między ciałami źródłowymi i docelowymi, ponieważ przenosi tylko energię, a nie materię ze źródła do ciała docelowego.

Zgodnie z pierwszą zasadą układów zamkniętych energia przenoszona wyłącznie jako ciepło opuszcza jedno ciało i wchodzi do drugiego, zmieniając wewnętrzne energie każdego z nich. Przekazywanie między ciałami energii jako pracy jest komplementarnym sposobem zmiany energii wewnętrznych. Chociaż nie jest to logicznie rygorystyczne z punktu widzenia ścisłych pojęć fizycznych, powszechną formą słów, które to wyrażają, jest stwierdzenie, że ciepło i praca są wzajemnie konwertowalne.

Silniki pracujące cyklicznie, które wykorzystują tylko ciepło i transfery pracy, mają dwa zbiorniki termiczne, gorący i zimny. Można je klasyfikować ze względu na zakres temperatur pracy korpusu roboczego względem tych zbiorników. W silniku cieplnym ciało robocze jest zawsze zimniejsze niż gorący zbiornik i cieplejsze niż zimny zbiornik. W pewnym sensie wykorzystuje wymianę ciepła do wytworzenia pracy. W pompie ciepła ciało robocze, na etapach cyklu, jest zarówno cieplejsze niż zbiornik gorący, jak i chłodniejsze niż zbiornik zimny. W pewnym sensie wykorzystuje pracę do wytworzenia wymiany ciepła.

Silnik cieplny

W termodynamice klasycznej powszechnie rozważanym modelem jest silnik cieplny . Składa się z czterech korpusów: korpusu roboczego, zbiornika gorącego, zbiornika zimnego i zbiornika roboczego. Proces cykliczny pozostawia ciało robocze w niezmienionym stanie i przewiduje się, że będzie się powtarzał w nieskończoność. Transfery pracy między ciałem roboczym a zbiornikiem pracy są przewidywane jako odwracalne, a zatem potrzebny jest tylko jeden zbiornik pracy. Potrzebne są jednak dwa zbiorniki termiczne, ponieważ przenoszenie energii w postaci ciepła jest nieodwracalne. W jednym cyklu ciało robocze pobiera energię z gorącego zbiornika i przesyła ją do dwóch innych zbiorników, roboczego i zimnego. Gorący zbiornik zawsze i tylko dostarcza energię, a zimny zawsze i tylko odbiera energię. Druga zasada termodynamiki wymaga, aby nie mógł wystąpić żaden cykl, w którym do zimnego rezerwuaru nie dociera energia. Silniki cieplne osiągają wyższą sprawność, gdy stosunek temperatury początkowej do końcowej jest większy.

Pompa ciepła lub lodówka

Innym powszechnie rozważanym modelem jest pompa ciepła lub lodówka. Ponownie są cztery ciała: ciało robocze, zbiornik gorący, zbiornik zimny i zbiornik roboczy. Pojedynczy cykl rozpoczyna się od ciała roboczego zimniejszego niż zbiornik chłodzący, a następnie energia jest pobierana w postaci ciepła przez ciało robocze ze zbiornika chłodzącego. Wtedy zbiornik roboczy działa na ciało robocze, dodając więcej do jego energii wewnętrznej, czyniąc go gorętszym niż gorący zbiornik. Gorący korpus roboczy przekazuje ciepło do gorącego zbiornika, ale nadal pozostaje gorętszy niż zimny zbiornik. Następnie, pozwalając mu rozszerzyć się bez przekazywania ciepła do innego ciała, ciało robocze staje się zimniejsze niż zimny zbiornik. Może teraz zaakceptować transfer ciepła z zimnego zbiornika, aby rozpocząć kolejny cykl.

Urządzenie przetransportowało energię z zimniejszego zbiornika do gorętszego, ale nie jest to uważane za czynnik nieożywiony; raczej uważa się to za ujarzmienie pracy. Dzieje się tak, ponieważ praca jest dostarczana ze zbiornika pracy nie tylko przez prosty proces termodynamiczny, ale także przez cykl termodynamicznych operacji i procesów, które można uznać za kierowane przez ożywioną lub zaprzęgniętą agencję. W związku z tym cykl jest nadal zgodny z drugą zasadą termodynamiki. „Sprawność” pompy ciepła (przekraczająca jedność) jest najlepsza, gdy różnica temperatur między zbiornikami ciepłym i zimnym jest najmniejsza.

Funkcjonalnie takie silniki są używane na dwa sposoby, rozróżniając zbiornik docelowy i zasób lub otaczający zbiornik. Pompa ciepła przekazuje ciepło do gorącego zbiornika jako celu z zasobu lub otaczającego zbiornika. Lodówka przenosi ciepło z zimnego zbiornika jako celu do zasobu lub otaczającego zbiornika. Zbiornik docelowy można uznać za nieszczelny: gdy cel oddaje ciepło do otoczenia, stosuje się pompowanie ciepła; kiedy cel przepuszcza chłód do otoczenia, stosuje się chłodzenie. Uprząż silnika działa, aby przezwyciężyć wycieki.

Widok makroskopowy

Według Plancka , istnieją trzy główne konceptualne podejścia do ciepła. Jednym z nich jest podejście oparte na teorii mikroskopowej lub kinetycznej. Pozostałe dwa to podejścia makroskopowe. Jednym z nich jest podejście oparte na prawie zachowania energii przyjęte przed termodynamiką, z mechaniczną analizą procesów, na przykład w pracy Helmholtza. Ten mechaniczny pogląd jest przyjęty w tym artykule jako obecnie przyjęty w teorii termodynamicznej. Drugim podejściem makroskopowym jest podejście termodynamiczne, które uznaje ciepło za prymitywne pojęcie, które poprzez indukcję naukową przyczynia się do poznania prawa zachowania energii. Pogląd ten jest powszechnie uważany za praktyczny, ponieważ ilość ciepła mierzy się kalorymetrycznie.

Bailyn rozróżnia również dwa podejścia makroskopowe: mechaniczne i termodynamiczne. Pogląd termodynamiczny przyjęli twórcy termodynamiki w XIX wieku. Uważa ilość energii przekazywanej w postaci ciepła za pojęcie prymitywne, spójne z pierwotnym pojęciem temperatury, mierzonej przede wszystkim kalorymetrycznie. Kalorymetr to ciało w otoczeniu układu, posiadające własną temperaturę i energię wewnętrzną; gdy jest podłączony do systemu drogą wymiany ciepła, zmiany w nim mierzą wymianę ciepła. Mechaniczny pogląd został zapoczątkowany przez Helmholtza i rozwinięty oraz używany w XX wieku, głównie pod wpływem Maks Born . Traktuje ilość ciepła przenoszonego jako ciepło jako pojęcie pochodne, definiowane dla układów zamkniętych jako ilość ciepła przenoszonego przez mechanizmy inne niż przenoszenie pracy, którą uważa się za prymitywną dla termodynamiki, definiowanej przez mechanikę makroskopową. Według Borna przenoszenie energii wewnętrznej między systemami otwartymi, które towarzyszy przenoszeniu materii, „nie może być zredukowane do mechaniki”. Wynika z tego, że nie ma dobrze ugruntowanej definicji ilości energii przekazywanej w postaci ciepła lub pracy związanej z przenoszeniem materii.

Niemniej jednak, dla termodynamicznego opisu procesów nierównowagowych, pożądane jest rozważenie wpływu gradientu temperatury ustanowionego przez otoczenie w układzie będącym przedmiotem zainteresowania, gdy nie ma fizycznej bariery ani ściany między układem a otoczeniem, to znaczy gdy są otwarte względem siebie. Niemożność mechanicznego zdefiniowania pracy w tej sytuacji nie zmienia fizycznego faktu, że gradient temperatury powoduje dyfuzyjny strumień energii wewnętrznej, proces, który z punktu widzenia termodynamiki mógłby zostać zaproponowany jako kandydat na koncepcję przenoszenia energii. energię w postaci ciepła.

W tej sytuacji można się spodziewać, że mogą istnieć również aktywne inne czynniki napędzające dyfuzyjny strumień energii wewnętrznej, takie jak gradient potencjału chemicznego, który napędza przenoszenie materii, oraz gradient potencjału elektrycznego, który napędza prąd elektryczny i jonoforezę; takie efekty zwykle oddziałują z dyfuzyjnym strumieniem energii wewnętrznej napędzanym gradientem temperatury, a takie interakcje są znane jako efekty krzyżowe.

Gdyby efekty krzyżowe, które skutkują dyfuzyjnym przenoszeniem energii wewnętrznej, były również oznaczone jako przenoszenie ciepła, czasami naruszałyby zasadę, że czysty transfer ciepła zachodzi tylko w dół gradientu temperatury, nigdy w górę. Byłyby one również sprzeczne z zasadą, że wszystkie wymiany ciepła są jednego i tego samego rodzaju, zasadą opartą na idei przewodzenia ciepła między systemami zamkniętymi. Można by spróbować pomyśleć wąsko o strumieniu ciepła napędzanym wyłącznie przez gradient temperatury jako koncepcyjny składnik dyfuzyjnego strumienia energii wewnętrznej, w ujęciu termodynamicznym, koncepcja opiera się konkretnie na dokładnych obliczeniach opartych na szczegółowej znajomości procesów i ocenie pośredniej. W tych okolicznościach, jeśli przypadkiem zdarzy się, że żaden transfer materii nie zostanie zrealizowany i nie wystąpią efekty krzyżowe, wówczas pojęcie termodynamiczne i mechaniczne zbiegną się, tak jakbyśmy mieli do czynienia z układami zamkniętymi. Ale kiedy zachodzi przenoszenie materii, dokładne prawa, według których gradient temperatury napędza dyfuzyjny strumień energii wewnętrznej, zamiast być dokładnie poznane, w większości przypadków należy założyć, aw wielu przypadkach są praktycznie niemożliwe do zweryfikowania. W konsekwencji, gdy zachodzi przenoszenie materii, obliczenie czystego składnika „strumienia ciepła” dyfuzyjnego strumienia energii wewnętrznej opiera się na praktycznie nieweryfikowalnych założeniach. Jest to powód, aby myśleć o cieple jako o specjalistycznej koncepcji, która odnosi się przede wszystkim i dokładnie do systemów zamkniętych i ma zastosowanie tylko w bardzo ograniczony sposób do systemów otwartych.

W wielu pismach w tym kontekście termin „strumień ciepła” jest używany, gdy to, co ma na myśli, jest dokładniej nazywane dyfuzyjnym strumieniem energii wewnętrznej; takie użycie terminu „strumień ciepła” jest pozostałością po starszym i obecnie przestarzałym użyciu języka, które pozwalało, aby ciało miało „zawartość ciepła”.

Widok mikroskopowy

W teorii kinetycznej ciepło wyjaśnia się za pomocą mikroskopijnych ruchów i interakcji cząstek składowych, takich jak elektrony, atomy i cząsteczki. Bezpośrednim znaczeniem energii kinetycznej cząstek składowych nie jest ciepło. Jest składnikiem energii wewnętrznej. W kategoriach mikroskopowych ciepło jest wielkością transferu i jest opisywane przez teorię transportu, a nie jako stale zlokalizowana energia kinetyczna cząstek. Wymiana ciepła wynika z gradientów lub różnic temperatur, poprzez dyfuzyjną wymianę mikroskopijnej energii kinetycznej i potencjalnej cząstek, przez zderzenia cząstek i inne interakcje. Wczesny i niejasny wyraz tego dokonał ks Franciszka Bacona . Jego dokładne i szczegółowe wersje zostały opracowane w XIX wieku.

W mechanice statystycznej dla układu zamkniętego (bez przenoszenia materii) ciepło jest przenoszeniem energii związanym z nieuporządkowanym, mikroskopowym działaniem na układ, związanym ze skokami liczby zajętości poziomów energetycznych układu, bez zmiany wartości samych poziomów energii. Możliwe jest, aby makroskopowa praca termodynamiczna zmieniała liczbę osób bez zmiany wartości samych poziomów energii systemu, ale tym, co odróżnia transfer jako ciepło, jest to, że transfer jest całkowicie spowodowany nieuporządkowanym działaniem mikroskopowym, w tym transferem radiacyjnym. Definicja matematyczna można sformułować dla małych przyrostów quasi-statycznej pracy adiabatycznej pod względem rozkładu statystycznego zespołu mikrostanów.

Kalorymetria

Ilość przenoszonego ciepła można zmierzyć kalorymetrycznie lub określić za pomocą obliczeń opartych na innych wielkościach.

Kalorymetria jest empiryczną podstawą pojęcia ilości ciepła przekazywanego w procesie. Przenoszone ciepło jest mierzone przez zmiany w ciele o znanych właściwościach, na przykład wzrost temperatury, zmianę objętości lub długości lub zmianę fazy, taką jak topnienie lodu.

Obliczenie ilości przekazanego ciepła może opierać się na hipotetycznej ilości energii przekazanej jako praca adiabatyczna oraz na pierwszej zasadzie termodynamiki . Takie obliczenie jest podstawowym podejściem wielu teoretycznych badań ilości przekazywanego ciepła.

Inżynieria

Rozpalony do czerwoności żelazny pręt, z którego przenoszenie ciepła do otaczającego środowiska będzie odbywało się głównie poprzez promieniowanie .

Dyscyplina wymiany ciepła , zwykle uważana za aspekt inżynierii mechanicznej i inżynierii chemicznej , zajmuje się określonymi metodami, za pomocą których energia cieplna w systemie jest generowana, przetwarzana lub przenoszona do innego systemu. Chociaż definicja ciepła domyślnie oznacza przenoszenie energii, termin przenoszenie ciepła obejmuje to tradycyjne użycie w wielu dyscyplinach inżynierskich i języku laików.

Przenoszenie ciepła jest ogólnie opisywane jako obejmujące mechanizmy przewodzenia ciepła , konwekcji ciepła , promieniowania cieplnego , ale może obejmować przenoszenie masy i ciepło w procesach przemian fazowych .

Konwekcję można opisać jako połączone skutki przewodzenia i przepływu płynu. Z termodynamicznego punktu widzenia ciepło przepływa do płynu przez dyfuzję, aby zwiększyć jego energię, płyn następnie przenosi ( adwektuje ) tę zwiększoną energię wewnętrzną (nie ciepło) z jednego miejsca do drugiego, po czym następuje druga interakcja termiczna który przenosi ciepło do drugiego ciała lub układu, ponownie na drodze dyfuzji. Cały ten proces jest często uważany za dodatkowy mechanizm przenoszenia ciepła, chociaż technicznie „przenoszenie ciepła”, a zatem ogrzewanie i chłodzenie zachodzi tylko na obu końcach takiego przewodzącego przepływu, ale nie w wyniku przepływu. Zatem można powiedzieć, że przewodzenie „przenosi” ciepło tylko jako wynik netto procesu, ale nie może tego robić za każdym razem w skomplikowanym procesie konwekcyjnym.

Ciepło utajone i jawne

Józef Czarny

W wykładzie z 1847 roku zatytułowanym On Matter, Living Force, and Heat James Prescott Joule scharakteryzował terminy ciepło utajone i ciepło jawne jako składniki ciepła, z których każdy wpływa na odrębne zjawiska fizyczne, a mianowicie odpowiednio na energię potencjalną i kinetyczną cząstek . Opisał energię utajoną jako energię posiadaną przez oddalanie się cząstek, gdzie przyciąganie zachodzi na większą odległość, czyli formę energii potencjalnej , a ciepło jawne jako energię związaną z ruchem cząstek, czyli energię kinetyczną .

Ciepło utajone to ciepło uwalniane lub pochłaniane przez substancję chemiczną lub układ termodynamiczny podczas zmiany stanu skupienia , która zachodzi bez zmiany temperatury. Takim procesem może być przejście fazowe , takie jak topnienie lodu lub wrzenie wody.

Pojemność cieplna

Pojemność cieplna to mierzalna wielkość fizyczna równa stosunkowi ciepła doprowadzonego do obiektu do wynikającej z tego zmiany temperatury . Ciepło molowe to pojemność cieplna na jednostkę ilości (jednostka SI: mol ) czystej substancji, a ciepło właściwe , często nazywane po prostu ciepłem właściwym , to pojemność cieplna na jednostkę masy materiału. Pojemność cieplna jest właściwością fizyczną substancji, co oznacza, że zależy od stanu i właściwości rozważanej substancji.

Ciepła właściwe jednoatomowych gazów, takich jak hel, są prawie stałe wraz z temperaturą. Gazy dwuatomowe, takie jak wodór, wykazują pewną zależność od temperatury, a gazy trójatomowe (np. dwutlenek węgla) jeszcze bardziej.

Przed opracowaniem praw termodynamiki ciepło mierzono za pomocą zmian stanów uczestniczących ciał.

Niektóre ogólne zasady, z ważnymi wyjątkami, można określić w następujący sposób.

Ogólnie rzecz biorąc, większość ciał rozszerza się podczas ogrzewania. W tej sytuacji ogrzewanie ciała przy stałej objętości zwiększa nacisk wywierany na jego ograniczające ściany, podczas gdy ogrzewanie przy stałym ciśnieniu zwiększa jego objętość.

Poza tym większość substancji ma trzy powszechnie rozpoznawane stany skupienia : stały, ciekły i gazowy. Niektóre mogą również istnieć w plazmie . Wiele z nich ma dalsze, bardziej zróżnicowane stany materii, takie jak szkło i ciekły kryształ . W wielu przypadkach, przy ustalonej temperaturze i ciśnieniu, substancja może istnieć w kilku różnych stanach materii w czymś, co można postrzegać jako to samo „ciało”. Na przykład lód może pływać w szklance wody. Następnie mówi się, że lód i woda stanowią dwie fazy w „ciele”. Określone zasady są znane, mówiąc, jak różne fazy mogą współistnieć w „ciele”. Przeważnie przy stałym ciśnieniu istnieje określona temperatura, w której ogrzewanie powoduje stopienie lub odparowanie ciała stałego, oraz określona temperatura, w której ogrzewanie powoduje odparowanie cieczy. W takich przypadkach chłodzenie ma odwrotny skutek.

Wszystkie te najczęstsze przypadki pasują do zasady, że ogrzewanie można mierzyć zmianami stanu ciała. Takie przypadki dostarczają tak zwanych ciał termometrycznych , które pozwalają na zdefiniowanie temperatur empirycznych. Przed 1848 rokiem w ten sposób definiowano wszystkie temperatury. Istniał zatem ścisły związek, najwyraźniej logicznie określony, między ciepłem a temperaturą, chociaż koncepcyjnie były one całkowicie odrębne, zwłaszcza przez Josepha Blacka pod koniec XVIII wieku.

Istnieją ważne wyjątki. Łamią oczywisty związek między ciepłem a temperaturą. Wyjaśniają, że empiryczne definicje temperatury zależą od szczególnych właściwości poszczególnych substancji termometrycznych, a zatem są wykluczone z tytułu „absolutne”. Na przykład kontrakty wodne po podgrzaniu w pobliżu 277 K. Nie można go używać jako substancji termometrycznej w pobliżu tej temperatury. Ponadto w pewnym zakresie temperatur lód kurczy się podczas ogrzewania. Co więcej, wiele substancji może istnieć w stanach metastabilnych, takich jak podciśnienie, które przeżywają tylko przejściowo iw bardzo szczególnych warunkach. Takie fakty, czasami nazywane „anomalnymi”, to niektóre z powodów termodynamicznej definicji temperatury bezwzględnej.

W początkach pomiarów wysokich temperatur ważny był jeszcze jeden czynnik, który wykorzystał Josiah Wedgwood w swoim pirometrze . Temperaturę osiąganą w procesie oceniano na podstawie skurczu próbki gliny. Im wyższa temperatura, tym większy skurcz. Była to jedyna dostępna mniej lub bardziej niezawodna metoda pomiaru temperatur powyżej 1000 ° C (1832 ° F). Ale taki skurcz jest nieodwracalny. Glina nie rozszerza się ponownie podczas chłodzenia. Dlatego można go użyć do pomiaru. Ale tylko raz. Nie jest to materiał termometryczny w zwykłym tego słowa znaczeniu.

Niemniej jednak termodynamiczna definicja temperatury bezwzględnej zasadniczo wykorzystuje pojęcie ciepła, z należytą ostrożnością.

„Gorączka”

Właściwość gorąca jest przedmiotem termodynamiki, którą należy zdefiniować bez odniesienia do pojęcia ciepła. Uwzględnienie gorąca prowadzi do koncepcji temperatury empirycznej. Wszystkie systemy fizyczne są zdolne do ogrzewania lub chłodzenia innych. W odniesieniu do gorąca, pojęcia porównawcze gorętszy i zimniejszy są określone przez regułę, że ciepło przepływa od ciała cieplejszego do zimniejszego.

Jeśli układ fizyczny jest niejednorodny lub zmienia się bardzo szybko lub nieregularnie, na przykład w wyniku turbulencji, scharakteryzowanie go za pomocą temperatury może być niemożliwe, ale mimo to może istnieć transfer energii w postaci ciepła między nim a innym układem. Jeśli system ma stan fizyczny, który jest wystarczająco regularny i utrzymuje się wystarczająco długo, aby osiągnąć równowagę termiczną z określonym termometrem, to ma temperaturę zgodną z tym termometrem. Termometr empiryczny rejestruje stopień nagrzania takiego układu. Taka temperatura nazywana jest empiryczną. Na przykład Truesdell pisze o klasycznej termodynamice: „Za każdym razem ciału przypisywana jest liczba rzeczywista zwana temperatura . Ta liczba jest miarą tego, jak gorące jest ciało”.

Systemy fizyczne, które są zbyt burzliwe, aby mieć temperaturę, mogą nadal różnić się temperaturą. Mówi się, że układ fizyczny, który przekazuje ciepło do innego układu fizycznego, jest gorętszy z tych dwóch. Więcej potrzeba, aby system miał temperaturę termodynamiczną. Jego zachowanie musi być tak regularne, że jego empiryczna temperatura jest taka sama dla wszystkich odpowiednio skalibrowanych i wyskalowanych termometrów, a wtedy mówi się, że jego ciepło leży na jednowymiarowej rozmaitości gorąca. Jest to jeden z powodów, dla których ciepło jest definiowane za Carathéodory i Bornem, wyłącznie jako występujące inaczej niż przez pracę lub przenoszenie materii; temperatura jest celowo i celowo pomijana w tej obecnie powszechnie akceptowanej definicji.

Jest to również powód, dla którego zerowa zasada termodynamiki jest wyrażona wprost. Jeśli trzy układy fizyczne A , B i C nie znajdują się w swoich własnych stanach wewnętrznej równowagi termodynamicznej, możliwe jest, że przy odpowiednich połączeniach fizycznych między nimi A może ogrzewać B i B może ogrzewać C , a C może ogrzewać A. _ W sytuacjach nierównowagowych możliwe są cykle przepływu. Jest to szczególna i wyjątkowo wyróżniająca cecha wewnętrznej równowagi termodynamicznej, że ta możliwość nie jest dostępna dla układów termodynamicznych (w odróżnieniu od układów fizycznych), które znajdują się we własnych stanach wewnętrznej równowagi termodynamicznej; to jest powód, dla którego zerowa zasada termodynamiki wymaga wyraźnego sformułowania. Oznacza to, że relacja „nie jest zimniejsza niż” między ogólnymi nierównowagowymi układami fizycznymi nie jest przechodnia, podczas gdy relacja „ma temperaturę nie niższą niż” między układami termodynamicznymi w ich własnych stanach wewnętrznej równowagi termodynamicznej jest przechodnia. Wynika z tego, że relacja „jest w równowadze termicznej z” jest przechodnia, co jest jednym ze sposobów sformułowania prawa zerowego.

Tak jak temperatura może być nieokreślona dla wystarczająco niejednorodnego układu, tak też entropia może być nieokreślona dla układu, który nie znajduje się we własnym stanie wewnętrznej równowagi termodynamicznej. Na przykład „temperatura Układu Słonecznego” nie jest określoną wielkością. Podobnie „entropia Układu Słonecznego” nie jest zdefiniowana w klasycznej termodynamice. Nie było możliwe zdefiniowanie entropii nierównowagowej jako prostej liczby dla całego systemu w wyraźnie zadowalający sposób.

Zobacz też

Cytaty

Bibliografia cytowanych odniesień

Adkins, CJ (1968/1983). Equilibrium Thermodynamics (1. wydanie 1968), trzecie wydanie 1983, Cambridge University Press, Cambridge UK, ISBN 0-521-25445-0 .
Atkins, P. , de Paula, J. (1978/2010). Chemia fizyczna , (wydanie pierwsze 1978), wydanie dziewiąte 2010, Oxford University Press, Oxford UK, ISBN 978-0-19-954337-3 .
Boczek, F. (1620). Novum Organum Scientiarum , przekład Devey, J., PF Collier & Son, Nowy Jork, 1902.
Baierlein, R. (1999). Fizyka termiczna . Wydawnictwo Uniwersytetu Cambridge. ISBN 978-0-521-65838-6 .
Bailyn, M. (1994). Przegląd termodynamiki , American Institute of Physics Press, Nowy Jork, ISBN 0-88318-797-3 .
Urodzony, M. (1949). Filozofia naturalna przyczyny i przypadku , Oxford University Press, Londyn.
Bryan, GH (1907). Termodynamika. Traktat wprowadzający dotyczący głównie pierwszych zasad i ich bezpośrednich zastosowań , BG Teubner, Lipsk.
Buchdahl, HA (1966). Pojęcia klasycznej termodynamiki , Cambridge University Press, Cambridge UK.
Callen, HB (1960/1985). Termodynamika i wprowadzenie do termostatystyki , (1. wydanie 1960) 2. wydanie 1985, Wiley, Nowy Jork, ISBN 0-471-86256-8 .
Carathéodory, C. (1909). „Untersuchungen über die Grundlagen der Thermodynamik” . Mathematische Annalen . 67 (3): 355–386. doi : 10.1007/BF01450409 . S2CID 118230148 . Tłumaczenie można znaleźć tutaj . Najbardziej wiarygodne tłumaczenie można znaleźć w Kestin, J. (1976). Druga zasada termodynamiki , Dowden, Hutchinson & Ross, Stroudsburg PA.
Chandrasekhar, S. (1961). Stabilność hydrodynamiczna i hydromagnetyczna , Oxford University Press, Oxford UK.
Clark, JOE (2004). Niezbędny słownik nauki . Książki Barnes & Noble. ISBN 978-0-7607-4616-5 .
Clausius R. (1854). Annalen der Physik ( Annalen Poggendoffa ), grudzień 1854, tom. Xciii. P. 481; przetłumaczone w Journal de Mathematiques , tom. xx. Paryż, 1855, oraz w Philosophical Magazine , sierpień 1856, s. 4. tom. XIII, str. 81.
Clausius R. (1865/1867). Mechaniczna teoria ciepła - z zastosowaniami do silnika parowego i właściwości fizycznych ciał , Londyn: John van Voorst. 1867. Również drugie wydanie przetłumaczone na język angielski przez WR Browne (1879) tutaj i tutaj .
De Groot, SR, Mazur, P. (1962). Termodynamika nierównowagowa , Holandia Północna, Amsterdam. Przedruk (1984), Dover Publications Inc., Nowy Jork, ISBN 0486647412 .
Denbigh, K. (1955/1981). Zasady równowagi chemicznej , Cambridge University Press, Cambridge ISBN 0-521-23682-7 .
Greven, A., Keller, G., Warnecke (redaktorzy) (2003). Entropia , Princeton University Press, Princeton, NJ, ISBN 0-691-11338-6 .
Guggenheim, EA (1967) [1949], Termodynamika. Zaawansowane leczenie chemików i fizyków (wyd. Piąte), Amsterdam: North-Holland Publishing Company.
Jensen, WB (2010). „Dlaczego q i Q są używane do symbolizowania ciepła?” (PDF) . J. Chem. Edukacja . 87 (11): 1142. Bibcode : 2010JChEd..87.1142J . doi : 10.1021/ed100769d . Zarchiwizowane od oryginału (PDF) w dniu 2 kwietnia 2015 r . Źródło 23 marca 2015 r .
JP Joule (1884), The Scientific Papers of James Prescott Joule , The Physical Society of London, s. 274 , Wykład o materii, sile życiowej i cieple. 5 i 12 maja 1847 r.
Kittel, C. Kroemer, H. (1980). Thermal Physics , wydanie drugie, WH Freeman, San Francisco, ISBN 0-7167-1088-9 .
Kondepudi, D. (2008), Wprowadzenie do nowoczesnej termodynamiki , Chichester UK: Wiley, ISBN 978-0-470-01598-8
Kondepudi, D., Prigogine, I. (1998). Nowoczesna termodynamika: od silników cieplnych do struktur rozpraszających , John Wiley & Sons, Chichester, ISBN 0-471-97393-9 .
Landau, L. , Lifshitz, EM (1958/1969). Statistical Physics , tom 5 Course of Theoretical Physics , przetłumaczone z języka rosyjskiego przez JB Sykesa, MJ Kearsleya, Pergamon, Oxford.
Lebon, G., Jou, D., Casas-Vázquez, J. (2008). Zrozumienie termodynamiki nierównowagowej: podstawy, zastosowania, granice , Springer-Verlag, Berlin, e- ISBN 978-3-540-74252-4 .
Lieb, EH, Yngvason, J. (2003). Entropia klasycznej termodynamiki, rozdział 8 Entropii , Greven, A., Keller, G., Warnecke (redaktorzy) (2003).
Maxwell, JC (1871), Theory of Heat (wyd. Pierwsze), Londyn: Longmans, Green and Co.
Partington, JR (1949), Zaawansowany traktat o chemii fizycznej. , tom. 1, Podstawowe zasady. Właściwości gazów, Londyn: Longmans, Green and Co.
Perrot, Pierre (1998). A do Z termodynamiki . Oxford University Press. ISBN 978-0-19-856552-9 .
Pippard AB (1957/1966). Elementy klasycznej termodynamiki dla zaawansowanych studentów fizyki , oryginalna publikacja 1957, przedruk 1966, Cambridge University Press, Cambridge.
Planck M. (1897/1903). Treatise on Thermodynamics , przetłumaczone przez A. Ogga, pierwsze wydanie angielskie, Longmans, Green and Co. , Londyn.
Plancka. M. (1914). The Theory of Heat Radiation , przekład Masiusa M. z drugiego wydania niemieckiego, P. Blakiston's Son & Co., Filadelfia.
Planck M. (1923/1927). Treatise on Thermodynamics , przetłumaczone przez A. Ogga, trzecie wydanie angielskie, Longmans, Green and Co. , Londyn.
Reif, F. (1965). Podstawy fizyki statystycznej i termicznej . Nowy Jork: McGraw-Hlll, Inc.
Shavit, A., Gutfinger, C. (1995). Termodynamika. Od koncepcji do zastosowań , Prentice Hall, Londyn, ISBN 0-13-288267-1 .
Truesdell, C. (1969). Racjonalna termodynamika: kurs wykładów na wybrane tematy , McGraw-Hill Book Company, Nowy Jork.
Truesdell, C. (1980). Tragikomiczna historia termodynamiki 1822–1854 , Springer, Nowy Jork, ISBN 0-387-90403-4 .

Dalsza bibliografia

Beretta, lekarz rodzinny; PE Gyftopoulos (1990). „Co to jest ciepło?” (PDF) . Edukacja w zakresie termodynamiki i systemów energetycznych . AES. 20 .
Gyftopoulos EP i Beretta GP (1991). Termodynamika: podstawy i zastosowania. (Publikacje Dover)
Hatsopoulos, GN i Keenan, JH (1981). Zasady termodynamiki ogólnej. Wydawnictwo RE Krieger.

Linki zewnętrzne

Heat on In Our Time w BBC
Ciepło plazmy na poziomie 2 gigakelwinów – Artykuł o ekstremalnie wysokiej temperaturze generowanej przez naukowców (Foxnews.com)
Korelacje dla konwekcyjnego przenoszenia ciepła — zasoby online firmy ChE