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1、第六章热力学第二定律6-1 设每小时能造冰m 克，则 m 克 25的水变成18的水要放出的热量为25m+80m+0.518m=114m有热平衡方程得4.18114m=3600 2922 m=2.2104克=22 千克由图 试证明： 任意循环过程的效率，不可能大于工作于它所经历的最高热源温度与最低热温源温度之间的 可逆卡诺循环的效率。（提示：先讨论任一可逆循环过程，并以一连串微小的可逆卡诺循环过程。如以Tm和 Tn分别代表这任一可循环所经历的最高热源温度和最低热源温度。试分析每一微小卡诺循环效率与的关系）证：（ 1）d 当任意循环可逆时。用图中封闭曲线R表示，而 R可用图中一连串微笑的可逆卡诺循
2、环来代 替，这是由于考虑到：任两相邻的微小可逆卡诺循环有一总，环段绝热线是共同的，但进行方向相反从而 效果互相抵消，因而这一连串微小可逆卡诺循环的总效果就和图中锯齿形路径所表示的循环相同；当每个 微小可逆卡诺循环无限小而趋于数总无限多时，其极限就趋于可逆循环R。考虑人一微小可逆卡诺循（187 完）环，如图中阴影部分所示，系统从高温热源Ti吸热 Qi，向低温热源Ti放热，对外做功，则效率任意可逆循环R 的效率为A 为循环 R 中对外作的总功（1）又， Tm和 Tn是任意循环所经历的最高温热源和最低温热源的温度对任一微小可逆卡诺循，必有：TiTm，TiTn或或令表示热源 Tm和 Tn之间的可逆卡诺
3、循环的效率，上式为将（ 2）式代入 (1)式：或或（188 完）即任意循环可逆时，其效率不大于它所机灵的最高温热源Tm和最低温度热源Tn之间的可逆卡诺循环的效 率。（2）任意循环不可逆时，可用一连串微小的不可逆卡诺循环来代替，由于诺定理知，任一微小的不可逆卡诺循环的效率必小于可逆时的效率，即（3）对任一微小的不可逆卡诺循环，也有(4) 将(3)式代入 (4)式可得：即任意不可逆循环的效率必小于它所经历的最高温热源Tm和最低温热源Tn之间的可逆卡诺循环的效率。综之，必即任意循环的效率不可能大于它所经历的最高温热源和最低温热源之间的可逆卡诺循环的效率。*6-8 若准静态卡循环中的工作物质不是理想气
4、体而是服从状态方程p(v-b)=RT 。式证明这可逆卡诺循环的效率公式任为证：此物种的可逆卡诺循环如图。等温膨胀过程中，该物质从高温热源T1吸热为等温压缩过程中，该物质向低温热源放热为（189 完）由第五章习题13 知，该物质的绝热过程方程为利用可得其绝热方程的另一表达式子由绝热线 23 及 14 得两式相比得 该物质卡诺循环的效率为可见，工作于热源T1和 T2之间的可逆机的效率总为1 ，与工作物质无关，这正是卡诺定理所指出的。6-9(1)利用（ 6.7）式证明，对一摩尔范德瓦耳斯气体有（2）由 (1) 证明：(3)设 Cv为常数，证明上式可写其中 U0=UO-cvto+a/vo证： （1）对
5、一摩尔物质，(6.7)式为一摩尔范氏气体的物态方程为代入上式即得(2)视 u 为 T、v 的函数，由 (1)得积分上式即得(3)当 Cv为常数由(2)即得其中6-10 设有一摩尔范德瓦耳斯气体，证明其准静态绝热过程方程为该气体的摩尔热容量Cv为常数（提示：利用习题9 的结果）证：上题给出由 得Tds = dupdv = CvdT dv 由熵增原理知，可逆绝热过程中系统的熵不变，有CvdT dv = 0 或 = 0 已知为常数，积分上式即得6-11 接上题，证明范德瓦耳斯气体准静态绝热过程方程又可写为证：有一摩尔范氏气体的状态方程得代入上题结果由于 R 是常量，所以上式可写作6-12 证明：范德
6、瓦耳斯气体进行准静态绝热过程时，气体对外做功为CV（T1T2） a( ) 设 Cv为常数证：习题 9 给出，对摩尔范氏气体有当范氏气体有状态（T1、v1）变到状态（ T2、v2）。内能由u1变到 u2，而 Cv为常数时，上式为u2u1=Cv（T2T1） a（ ）绝热过程中， Q=0，有热力学第一定律得气体对外作的功A=u2u1=Cv（T2T1） a（ ）6-13 证明：对一摩尔服从范德瓦耳斯方程的气体有下列关系：（提示：）要利用范德瓦耳斯气体的如下关系：证：习题 9 已证得，一摩尔范氏气体有视 V 为 T、P 的函数，有所以， 1 摩尔范氏气体在无穷小等压（=0）过程中，热力学第一定律可写为：
7、dQ = CpdT = dupdv = CvdT dv（ ）dv 或又由 （p ）(vb) =RT 可得代入上式即得6-14 用范德瓦耳斯气体模型，试求在焦耳测定气体内能实验中气体温度的变化.设气体定容摩尔热容量CV 为常数，摩尔体积在气体膨胀前后分别为V1，V2 。解：当 1 摩尔范氏气体由（T1,V1）变到（ T2,V2），而 CV为常数时，由9 题结果知其内能变化为：u2u1=CV（T1T1） a ( ) (1) 焦耳自由膨胀实验中，A=0，且气体向真空的膨胀过程极短暂，可认为气体来不及与外界热交换，Q=0， 由热力学第一定律得u2u1=0 对于 1 摩尔范氏气体，由（1）式则得：T1T
8、1= ( ) 6-15 利用上题公式，求CO2在焦耳实验中温度的变化。设体的摩尔体积在膨胀前是2.01mol1，在膨胀后为4.01mol1。已知 CO 2的摩尔热容量为3.38R，a=3.6atmI2mol2解：取 R=8.2102atmlmol1K1利用上题公式并代入已知数据得T1T1= ( )=3.25K 负号表示范氏气体自由膨胀后温度降低。6-16 对于一摩尔范德瓦耳斯气体，证明经节流膨胀后其温度的变化T2-T1 为T2T1= （ ）（ ）设气体的摩尔热容量为常数。证：由 9 题结果， 1 摩尔范氏气体的内能为u = u0CvT由范氏气态方程（p ）(v b)=RT得 pv=RTpb 则
9、 1 摩尔范氏气体的焓为h=upv=(cvR)T b（p ） u0=(cvR(T u0)当 1 摩尔范氏气体由状态（T1、v1）变到状态（ T2、v2）时，起焓变化为h1h2=（cvR）（ T2v1）（ ）（ ）气体节流膨胀前后焓不变，所以，令上式中h1h2=0 即得 1 摩尔范氏气体节流膨胀后温度的变化，为T2T1= （ ）（ ）6-17假设一摩尔气体在节流膨胀前可看作范德瓦尔斯气体，而在节流膨胀后可看作理想气体，气体的 定容摩尔热量为CV为常数。试用上述模型证明，气体节流前后温度变化为T=T2T1= （RT ）试在 T1v1图上画出 T=0的曲线（即转换温度曲线），并加以讨论。证：由上题证
10、明知，1 摩尔范氏气体节流膨胀前的焓为h1=（cvR）T1 u0节流膨胀后的气体可视为理想气体，起1 摩尔的焓为h2 =u2p2v2=cvT2cvT0u0RT2=（cvR）T2u0视二常数 u0 和 u0 相等，由气体节流气候焓不变，所以h1h2=（cvR）（T2T1） =0解之，气体节流前后温度的变化为T = T2T1= （RT1 ）（1）令上式 T= 0 ，即 RT1 = 0或 T1= （2）以 1 摩尔氧为例，由表12，取 a=1.36atml2mol2b=0.3818 l mol1 R=0.082rtm l mol1K1, 二式化为T1=1024（3）取各个不同的V1 值，可得相应的T
11、1 值，列表如下：用描点法作出（ 3）式的图线氧的转换温度曲线如下V1（I ） b 0.04 0.06 0.08 0.1 0.02 T1（K） 0 213 489 627 710 876 V1（I ） 0.3 0.4 0.5 1 10 100 T1（K） 931 960 976 1009 1039 1041.7 对于本题模型的气体，当气体节流前的状态（温度、体积）：1. 由图中曲线上方的点表示时，气体节流膨胀后温度不变，不同的初始体积对应不同的转换温度。2. 由图中曲线下方的曲线表示时，从（1）、（ 2）式知，气体节流膨胀后温度降低，对于氧气，显 然，常温下节流温度降低。3.由图中上方的点表示
12、时，气体节流膨胀后温度升高（T0）T=0的曲线称为转换温度曲线618 接上题，从上题作图来看，T0= 具有什么意义？（称T0为上转温度）。若已知氮气 a=1.35 100 atm6mol-2, b= 39.6 cm6mol-1, 氦气 a= 0.033106 atmcm6mol-2, b = 23.4mol-1, 试求氮气6-21 设有一摩尔的过冷水蒸气，其温度和压强分别为24和 1bar ，当它转化为 24 下的饱和水时，熵的变化是多少？计算时假定可把水蒸气看作理想气体，并可利用上题数据。（提示：设计一个从初态到终态的可逆过程进行计算，如图6-21 ）解：由提示，将实际过程的初、始态，看作通
13、过两个可逆过程得到，并设中间状态为2，初始状态分别为 1、3。先设计一个理想气体可逆等温膨胀降压过程，计算S1:=8.31 ln=1.62KJk11再设计一个可逆等温等压相变过程，计算S2，这已在上题算出：S2=Cp lnCp ln(1) 式为S=CplnCp lnCv ln=CplnRln与（ 2）式相同得证6-24 在一绝热容器中，质量为m ，温度为 T1 的液体和相同质量的但温度为T2 的液体，在一定压强下混合后达到新的平衡态，求系统从初态到终态熵的变化，并说明熵增加， 设已知液体定压比热为常数CP 。解：两种不同温度液体的混合，是不可逆过程， 它的熵变可以用两个可逆过程熵变之和求得。设
14、 T1T2，（也可设 T10 即 T 122T 1T2T220T122T 1T2T224T 1T20由此得（ T1T2）24T 1T2所以， S0由于液体的混合是在绝热容器内，由熵增加原理可见，此过程是不可逆。6-25 由第五章习题 15 的数据，计算一摩尔的铜在一大气压下，温度由 300K升到 1200K时熵的变化。解：借助给定初、终态间的可逆等压吸热过程，计算熵的变化，并将第五章习题15 的数据代入，有=a lnb（1200300）=37213J6-26 如图 626，一摩尔理想气体氢（=1.4 ）在状态 1 的参量为 V1=20L，T1=300K 。图中 13 为等温线， 14 为绝热线
15、， 12 和 43 均为等压线， 23 为等容线，试分别用三条路径计算S3S1：（1）123（2）13（3）143解：由可逆路径123 求 S3S1Cp lnCv ln=R ln=R ln =8.31 ln=5.76 JK1（2）由路径 13 求 S3S1=5.76 JK1由于 14 为可逆绝热过程，有熵增原理知S4S1=0从等压线 43= = 从绝热线 14 T1v1 1或则即故=5.76 JK1计算结果表明，沿三条不同路径所求的熵变均相同，这反映了一切态函数之差与过程无关，仅决定处、终态。6-27 在第六章图 612 中，（李椿编“热学”只的图我们曾用一连串微小可逆循环去代替一任意可逆循环，如图 627 所示，设在一微小卡诺循环的APB段，系统吸收热量Q 而在任意循环的相应段MPN ，系统吸收热量 Q，试证明 Q Q等于 MAP 的面积减去PNB的面积。由此可见，QQ为二级无穷小量。证：在图 6-2
