高等教育出版社：《物理化学》课程电子教案（PPT课件）第二章 热力学第二定律

$ 2.4熵的概念1.可逆过程的热温商及熵的引出2.不可逆过程的热温商3.热力学第二定律的数学表达式-Clausius不等式26返回且录退出第二草热力学第二定律

第二章 热力学第二定律 返回目录 退出 26 §2.4 熵的概念 3.热力学第二定律的数学表达式 ——Clausius不等式 1.可逆过程的热温商及熵的引出 2.不可逆过程的热温商

1.可逆过程热温商：QO对于卡诺循环：T2TQi=0Z证明任意可逆循环：T27返回且录退出第二章热力学第二定律

第二章 热力学第二定律 返回目录 退出 27 1.可逆过程热温商： 0 2 2 1 1   T Q T Q  0 i i T Q 对于卡诺循环： 证明任意可逆循环：

证：任意可逆循环ABA可以被许多绝热可逆线和定温可逆线分割成许多小卡诺循环：而每个小卡诺循环的热温商之和为零，所以2 +:+-2TT相邻两个小卡诺循环的绝热可逆线抵消，故这些小卡诺循环的总和就是这一曲折线：B当折线段趋于无穷小时，则无数个小卡诺循环的总和就与任意可逆循环ABA重合。所以00SOZ=7福T128返回且录退出第二草热力学第二定律

第二章 热力学第二定律 返回目录 退出 28 A B 证:任意可逆循环ABA可以被许多绝热可逆线和定温可逆线分 割成许多小卡诺循环: 0 2 2 1 1     i i T Q T Q T Q      i i T Q 相邻两个小卡诺循环的绝热可逆线 抵消，故这些小卡诺循环的总和就 是这一曲折线: 而每个小卡诺循环的热温商之和为零，所以 当折线段趋于无穷小时，则无数个 小卡诺循环的总和就与任意可逆循 环ABA重合。所以 A B p V  0 O T Qr A B

熵的引出βa假设将任意可逆循环过程看作ABABs08097p=0αR1Lβ(%) --1(%) - (%)0V因此对于可逆过程，其热温商的积分值与途径无关，而仅决定于始终态，显然它具有状态函数的特点。29退出返回且录第二章热力学第二定律

第二章 热力学第二定律 返回目录 退出 29 熵的引出 A B A   假设将任意可逆循环过程看作   0 δ δ δ r r r                     A B B A T Q T Q T Q                   A B B A T Q T Qr r δ δ 因此对于可逆过程，其热温商的积分值与途 径无关，而仅决定于始终态，显然它具有状态函 数的特点。 p V A B            B A T Qr δ O

熵的引出克劳修斯据此定义了一个热力学状态函数称为。用符号S表示。如令S和S分别代表始态和终态的熵，则Ldef8QAS=SB-SA=TAdef sQ,或ds二T摘的量纲：容量性质JK-l，30返回且录退出第二草热力学第二定律

第二章 热力学第二定律 返回目录 退出 30 熵的引出 熵的量纲：JK-1 ， 容量性质 克劳修斯据此定义了一个热力学状态函数 称为熵。用符号S表示。 如令SA和SB分别代表始态和终态的熵，则      B A def B A T Q S S S r δ T Q S def r δ 或 d 