Большая Советская Энциклопедия (ТЕ)

  Второе начало термодинамики. Запрещая вечный двигатель 1-го рода, первое начало Т. не исключает возможности создания такой машины непрерывного действия, которая была бы способна превращать в полезную работу практически всю подводимую к ней теплоту (так называемый вечный двигатель 2-го рода). Однако весь опыт по конструированию тепловых машин, имевшийся в начале 19 в., указывал на то, что кпд этих машин (отношение затраченной теплоты к полученной работе) всегда существенно меньше единицы: часть теплоты неизбежно рассеивается в окружающую среду. С. Карно первым показал (1824), что это обстоятельство имеет принципиальный характер, то есть любая тепловая машина должна содержать помимо нагревателя (источника теплоты) и рабочего тела, совершающего термодинамический цикл (например, пара), также и холодильник, имеющий температуру, обязательно более низкую, чем температура нагревателя. Второе начало термодинамики представляет собой обобщение вывода Карно на произвольные термодинамические процессы, протекающие в природе. Р. Клаузиус (1850) дал 2-му началу следующую формулировку: теплота не может самопроизвольно перейти от системы с меньшей температурой к системе с большей температурой. Независимо в несколько иной форме этот принцип высказал У. Томсон (Кельвин) в 1851: невозможно построить периодически действующую машину, вся деятельность которой сводилась бы к поднятию некоторого груза (совершению механической работы) и соответствующему охлаждению теплового резервуара. Несмотря на качественный характер этого утверждения, оно приводит к далеко идущим количественным следствиям.

  Прежде всего оно позволяет определить максимальный кпд тепловой машины. Если машина работает на основе Карно цикла , то на протяжении изотермического контакта с нагревателем (Т = T₁ ) рабочее тело получает количество теплоты D Q ₁ , а на другом изотермическом участке цикла, находясь в контакте с холодильником (Т = Т₂ ), отдаёт ему количество теплоты D Q ₂ . Отношение DQ ₂ / DQ ₁ должно быть одним и тем же у всех машин с обратимым циклом Карно, у которых одинаковы соответственно температуры нагревателей и холодильников, и не может зависеть от природы рабочего тела. Если бы это было не так, то машину с большей величиной указанного отношения можно было бы заставить работать в обратном направлении (поскольку циклы обратимы), приводя её в действие с помощью машины с меньшей величиной отношения. Эта комбинированная машина обладала бы тем свойством, что в ней теплота от холодильника передавалась бы нагревателю без совершения работы. Согласно 2-му началу Т. это невозможно, и поэтому отношение DQ ₂ / DQ ₁ у обеих машин должно быть одинаковым. В частности, оно должно быть тем же, что и в случае, когда рабочим телом является идеальный газ. Здесь это отношение легко может быть найдено, и, таким образом, оказывается, что для всех обратимых циклов Карно

.     (3)

Это выражение называется пропорцией Карно. В результате для всех машин с обратимым циклом Карно кпд максимален и равен h= (T₁ — T₂ )/T₁ . В случае, если цикл необратим, то кпд оказывается меньше этой величины. Необходимо подчеркнуть, что пропорция Карно и кпд цикла Карно имеют указанный вид только в том случае, если температура измерена в абсолютной температурной шкале. Пропорция Карно положена в основу определения абсолютной температурной шкалы (см. Температурные шкалы ). Следствием 2-го начала Т. (пропорции Карно) является существование энтропии как функции состояний. Если ввести величину S, изменение которой при изотермическом обратимом сообщении системе количества теплоты DQ есть DS = DQ/T , то полное приращение S в цикле Карно будет равно нулю; на адиабатических участках цикла DS = 0 (так как DQ = 0), а изменения на изотермических участках компенсируют друг друга. Полное приращение S оказывается равным нулю и при осуществлении произвольного обратимого цикла, что доказывается разбиением цикла на последовательность бесконечно тонких циклов Карно (с малыми изотермическими участками). Отсюда следует (как и в случае внутренней энергии), что энтропия S является функцией состояния системы, то есть изменение энтропии не зависит от пути перехода. Используя понятие энтропии, Клаузиус (1876) показал, что исходная формулировка 2-го начала Т. полностью эквивалентна следующей: существует функция состояния системы, её энтропия S , приращение которой при обратимом сообщении системе теплоты равно

dS = dQ/T;     (4)

при реальных (необратимых) адиабатических процессах энтропия возрастает, достигая максимальное значения в состоянии равновесия.

  Термодинамические потенциалы. Определение энтропии позволяет написать следующие выражения для дифференциалов внутренней энергии и энтальпии:

  dU = TdS – pdV, dH = TdS + Vdp. (5)