Лит.:Ягупов А. В., Тепловое разрушение горных пород и огневое бурение, М., 1972; Дмитриев А. П., Гончаров С. А., Я нченко Г. А., Термоэлектрофизическое разрушение горных пород, ч. 2, М., 1975.
К. И. Наумов, А. П. Дмитриев, Г. А. Янченко.
Схема воздушного термобура: 1 - магистраль для подачи горючего; 2 - магистраль для подачи воды; 3 - форсунка; 4 - сопла Лаваля; 5 - камера сгорания; 6 - винтовая нарезка для воды; 7 - сопловой аппарат; 8 - башмак.
Термогенные бактерии
Термоге'нные бакте'рии(от ...и греч. -genйs - рождающий), бактерии, выделяющие в процессе роста значительное количество тепла. К Т. б. относятся бактерии, способные расти при высоких температурах (см. ) .Размножаясь в скоплениях органического вещества (навоз, торф, сено и др.), Т. б. вызывают его нагревание до 70-80 °С, что может привести к самовозгоранию сена, торфа и т. п.
Термогигрограф
Термогигро'граф,прибор для непрерывной регистрации температуры и относительной на одной ленте. Т. состоит из биметаллического и волосного .
Термоглубомер
Термоглубоме'р,прибор для определения глубины, на которую погружены океанографические приборы в море. Т. представляет собой глубоководный ,резервуар которого не защищен от гидростатического давления. При погружении Т. в море его резервуар сжимается водой и часть ртути вытесняется в капилляр. Таким образом, длина столбика ртути в капилляре Т. определяется не только температурой воды, но и гидростатическим давлением, величина которого пропорциональна глубине погружения прибора. По разности показаний Т. и погружаемого вместе с ним глубоководного термометра, защищенного от внешнего давления, вычисляют глубину погружения океанографических приборов.
Лит.:Руководство по гидрологическим работам в океанах и морях, Л., 1967; Дерюгин К. К., Степанюк И. А., Морская гидрометрия, Л., 1974.
Термограмма
Термогра'мма,лента с непрерывной записью температуры за сутки, неделю и т. д.
Термограф
Термо'граф(от ...и ) ,прибор для непрерывной регистрации температуры воздуха, воды и др. Чувствительным элементом Т. может служить биметаллическая пластинка, или .В метеорологии наиболее распространён Т., чувствительным элементом которого является изогнутая биметаллическая пластинка 1 ( рис. ), деформирующаяся при изменении температуры. Перемещение её конца передаётся стрелке 3 ,которая чертит кривую на разграфленной ленте. 1 ммзаписи по вертикали соответствует около 1 °С. По времени полного оборота барабана Т. подразделяются на суточные и недельные. Работа Т. контролируется по ртутному термометру.
Лит.:Стернзат М. С., Метеорологические приборы и наблюдения, Л., 1968.
Термограф: 1 - биметаллическая пластинка; 2 - передаточные рычаги; 3 - стрелка; 4 - барабан.
Термография
Термогра'фия(от и ) ,1) в широком смысле слова Т. - производимая различными способами регистрация теплового поля объектов, т. е. поля их инфракрасного (ИК) излучения (см., например, , ) .2) В узком значении Т. - оперативный способ копирования и размножения рукописных, печатных и др. черно-белых штриховых материалов. Светлые участки оригинального материала меньше нагреваются при ИК-облучении, чем тёмные, т. к. они слабее поглощают ИК-излучение. Благодаря этому копировальный материал, приведённый в контакт с оригиналом при ИК-облучении последнего, испытывает те или иные изменения на более нагретых участках и не испытывает их на менее нагретых. Чаще всего таким изменением служит разложение введённых в копировальный материал солей металлов (например, железа), в результате чего металл восстанавливается и темнеет в местах, контактировавших с более нагретыми участками оригинала. Достоинства Т. - быстрота и простота; вместе с тем Т. невелика, а цветные детали почти не передаются.
См. также , .
Лит.:Шор М. И., Светочувствительные бумаги и их применение, М., 1968; Слуцкин А. А., Шеберстов В. И., Копировальные процессы и материалы репрографии и малой полиграфии, М., 1971.
А. Л. Картужанский.
Термодинамика
Термодина'мика,наука о наиболее общих свойствах макроскопических систем, находящихся в состоянии термодинамического равновесия, и о процессах перехода между этими состояниями. Т. строится на основе фундаментальных принципов (начал), которые являются обобщением многочисленных наблюдений и выполняются независимо от конкретной природы образующих систему тел. Поэтому закономерности в соотношениях между физическими величинами, к которым приводит Т., имеют универсальный характер. Обоснование законов Т., их связь с законами движения частиц, из которых построены тела, даётся .Последняя позволяет выяснить и границы применимости Т.
Равновесные и неравновесные состояния.Равновесным является такое состояние изолированной системы, в которое она переходит по истечении, строго говоря, бесконечно большого промежутка времени. Практически равновесие достигается за конечное время (время ) ,которое зависит от природы тел, их взаимодействий, а также и от характера исходного неравновесного состояния. Если система находится в состоянии равновесия, то в равновесии находятся и отдельные её макроскопические части. При неизменных внешних условиях такое состояние не меняется со временем. Следует подчеркнуть, что неизменность во времени не является достаточным признаком равновесности состояния. Например, помещенный в термостат участок электрической цепи, по которому течёт постоянный ток, находится в неизменном (стационарном) состоянии практически неограниченное время. Однако это состояние неравновесно: протекание тока сопровождается необратимым превращением энергии электрического тока в теплоту, отводимую в термостат, в системе имеется градиент температуры. В стационарном неравновесном состоянии могут находиться и все так называемые .
Равновесное состояние полностью характеризуется небольшим числом физических параметров. Прежде всего, это ,равенство значений которой для всех частей системы является необходимым условием термодинамического равновесия. (Существование температуры - параметра, единого для всех частей системы, находящейся в равновесии, часто называется нулевым началом Т.) Состояние однородных жидкости или газа полностью фиксируется заданием любых двух из трёх величин: температуры Т,объёма Vи давления р.Связь между р, Vи Тхарактерна для каждой данной жидкости (газа) и называется (например, для идеального газа или ) .В более сложных случаях для полной характеристики равновесного состояния могут понадобиться и др. параметры (например, концентрации отдельных составляющих смеси газов, напряжённость электрического поля, магнитная индукция).
Обратимые (квазистатические) и необратимые процессы.В процессе перехода из одного равновесного состояния в другое, который может происходить под влиянием различных внешних воздействий, система проходит через непрерывный ряд состояний, не являющихся, вообще говоря, равновесными. Для реализации процесса, приближающегося по своим свойствам к равновесному, необходимо, чтобы он протекал достаточно медленно. Но сама по себе медленность процесса ещё не является достаточным признаком его равновесности. Так, процесс разрядки компенсатора через большое сопротивление или дросселирование (см. ) ,при котором газ перетекает из одного сосуда в другой через пористую перегородку под влиянием перепада давлений, могут быть сколь угодно медленными и при этом существенно неравновесными процессами. Равновесный процесс, представляя собой непрерывную цепь равновесных состояний, является обратимым - его можно совершить в обратном направлении, и при этом в окружающей среде не останется никаких изменений. Т. даёт полное количественное описание ,а для устанавливает лишь определённые неравенства и указывает направление их протекания.
Первое начало термодинамики.Существуют два принципиально различающихся способа изменения состояния системы: первый связан с работой системы по перемещению на макроскопические расстояния окружающих тел (или работой этих тел над системой); второй - с сообщением системе теплоты (или с отводом теплоты) при неизменном расположении окружающих тел. В общем случае переход системы из одного состояния в другое связан с сообщением системе некоторого количества теплоты D Qи совершением системой работы D Анад внешними телами. Как показывает опыт, при заданных начальном и конечном состояниях D Qи D Асущественно зависят от пути перехода. Другими словами, эти величины являются характеристиками не отдельного состояния системы, а совершаемого ею процесса. утверждает, что если система совершает термодинамический цикл (то есть возвращается в конечном счёте в исходное состояние), то полное количество теплоты, сообщенное системе на протяжении цикла, равно совершенной ею работе.
Первое начало Т. представляет собой по существу выражение закона сохранения энергии для систем, в которых существенную роль играют тепловые процессы. Энергетическая эквивалентность теплоты и работы, то есть возможность измерения их количеств в одних и тех же единицах и тем самым возможность их сравнения была доказана опытами Ю. Р. (1842) и особенно Дж. (1843). Первое начало Т. было сформулировано Майером, а затем в значительно более ясной форме Г. (1847). Приведённая выше формулировка первого начала равнозначна, очевидно, утверждению о невозможности 1-го рода.
Из первого начала следует, что в случае незамкнутого процесса (когда система не возвращается в исходное состояние) разность D Q- D Ає D Uхотя и не равна, вообще говоря, нулю, но во всяком случае не зависит от пути перехода между данными состояниями. Действительно, произвольный процесс в обратном направлении образует с каждым из прямых процессов замкнутый цикл, для которого указанная разность обращается в нуль. Таким образом, D Uпредставляет собой приращение величины U,имеющей в каждом состоянии вполне определённое значение, или, как говорят, являющейся функцией состояний системы. Эта величина называется (или просто энергией) системы. Таким образом, из первого начала Т. вытекает, что существует характеристическая функция состояния системы - её энергия. Если речь идёт об однородном теле, которое способно совершать работу только при изменении объёма, то D А = pdVи бесконечно малое приращение (дифференциал) Uравно:
dU = dQ – pdV, (1)
где dQ -бесконечно малое приращение теплоты, не являющееся, однако, дифференциалом какой-либо функции. При фиксированном объёме ( dV= 0) вся сообщаемая телу теплота идёт на приращение внутренней энергии, и поэтому, в частности, тела при постоянном объёме c v =( dU/dT) v.Вводя другую функцию состояний H = U + pV( ) ,дифференциал которой
dH = dU+ Vdp, (2)
можно получить выражение для теплоёмкости, измеряемой при постоянном давлении: ср= ( dH/dT) p.В случае идеального газа, который описывается уравнением состояний Клапейрона pV = nRT( n -число молейгаза в объёме V, R - ) ,как свободная энергия, так и энтальпия определённой массы газа зависят только от Т, что подтверждается, например, отсутствием охлаждения в процессе Джоуля - Томсона. Поэтому для идеального газа c p- c v= nR.
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. 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. представляет собой обобщение вывода Карно на произвольные термодинамические процессы, протекающие в природе. Р. (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. (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 ,то на протяжении изотермического контакта с нагревателем ( Т = T 1) рабочее тело получает количество теплоты D Q 1, а на другом изотермическом участке цикла, находясь в контакте с холодильником ( Т = Т 2) ,отдаёт ему количество теплоты D Q 2. Отношение D Q 2 /D Q 1должно 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 D Q 2 /D Q 1у 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= ( T 1- T 2) /T 1.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. ) .Следствием 2-го начала Т. (пропорции Карно) является существование как функции состояний. Если ввести величину S,изменение которой при изотермическом обратимом сообщении системе количества теплоты D Qесть D S= DQ/ T, то полное приращение Sв цикле Карно будет равно нулю; на адиабатических участках цикла D S= 0 (так как D Q= 0), а изменения на изотермических участках компенсируют друг друга. Полное приращение Sоказывается 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 Sявляется 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)
Отсюда видно, что естественными независимыми параметрами состояния для функций Uи Нявляются соответственно пары S, Vи S, р.Если же вместо энтропии в качестве независимого параметра используется температура, то для описания системы более удобны свободная энергия ( ,или изохорно-изотермический потенциал) F = U- TS(для переменных Ти V) и термодинамический потенциал G = Н- TSдля переменных Ти р( ,или изобарно-изотермический потенциал), дифференциалы которых равны
dF = – SdT – pdV, dG = –SdT+ Vdp.(6)
Функции состояний
U, Н, Fи
Gназываются
системы для соответствующих пар независимых переменных. Метод термодинамических потенциалов (Дж. Гиббс, 1874-1878), основанный на совместном применении 1-го и 2-го начал Т., позволяет получить ряд важных термодинамических соотношений между различными физическими свойствами системы. Так, использование независимости вторых смешанных производных от порядка дифференцирования приводит к связи между теплоёмкостями
с
ри
c
v,коэффициентом теплового расширения
и изотермическим коэффициентом сжатия
к соотношению между изотермическим и адиабатическим коэффициентами сжатия
и т. п. Из условия, что изолированная система в равновесном состоянии обладает максимальным значением энтропии, вытекает условие минимальности термодинамических потенциалов в равновесном состоянии по отношению к произвольным малым отклонениям от равновесия при фиксированных значениях соответствующих независимых переменных. Это приводит к важным неравенствам (условиям устойчивости), в частности
, c
p>
c
v> 0
(см.
)
.
Третье начало термодинамики.Энтропия определяется согласно 2-му началу Т. дифференциальным соотношением (4), то есть определяется с точностью до постоянного слагаемого, которое хотя и не зависит от температуры, но могло бы быть различным для разных тел в состоянии равновесия. Соответствующие неопределённые слагаемые существуют и у термодинамических потенциалов. В.
(1906) на основе своих электрохимических исследований пришёл к выводу, что эти слагаемые должны быть универсальными: они не зависят от давления, агрегатного состояния и других характеристик вещества. Этот новый, следующий из опыта принцип обычно называется
или тепловой теоремой Нернста. М.
(1911) показал, что оно равносильно условию: энтропия всех тел в состоянии равновесия стремится к нулю по мере приближения к
температуры, поскольку универсальную константу в энтропии можно положить равной нулю. Из 3-го начала Т. следует, в частности, что коэффициент теплового расширения, изохорный коэффициент давления
и удельные теплоёмкости
c
pи
c
vобращаются в нуль при
T®0. Необходимо отметить, что 3-е начало Т. и вытекающие из него следствия не относятся к системам, находящимся в так называемом заторможенном состоянии. Примером такой системы является смесь веществ, между которыми возможны химические реакции, но они заторможены - скорость реакций при низких температурах очень мала. Другим примером может служить быстро замороженный раствор, который при низкой температуре должен был бы расслоиться на фазы, но процесс расслоения при низких температурах практически не происходит. Такие состояния во многих отношениях подобны равновесным, однако их энтропия не обращается в нуль при
Т= 0
.
Применение термодинамики. Важными областями применения Т. являются теория и теория ,в частности равновесия между разными агрегатными состояниями и равновесия при расслоении на фазы смесей жидкостей и газов. В этих случаях в процессе установления равновесия существенную роль играет обмен частицами вещества между разными фазами, и при формулировке условий равновесия используется понятие .Постоянство химического потенциала заменяет условие постоянства давления, если жидкость или газ находятся во внешнем поле, например поле тяжести. Методы Т. эффективно применяются при изучении тех явлений природы, в которых существенную роль играют тепловые эффекты. В Т. принято выделять разделы, относящиеся к отдельным наукам и к технике (химическая Т., техническая Т. и т. д.), а также к различным объектам исследования (Т. упругих тел, Т. диэлектриков, магнетиков, сверхпроводников, плазмы, излучения, атмосферы, воды и др.).
Выяснение статистической природы энтропии привело к построению термодинамической теории (А. ,1910) и к развитию .
Лит.:Зоммерфельд А., Термодинамика и статистическая физика, М., 1955; Леонтович М. А., Введение в термодинамику, 2 изд., М.-Л., 1952; Ландау Л. Д., Лифшиц Е. М., Статистическая физика, 2 изд., М., 1964 (Теоретическая физика, т. 5); Второе начало термодинамики. Сб., М.-Л., 1934; Эпштейн П. С., Курс термодинамики, пер. с англ., М.-Л., 1948; Ван-дер-Ваальс И. Д., Констамм Ф., Курс термостатики, пер. с нем., М., 1936; Кубо Р., Термодинамика, пер. с англ., М., 1970; Термодинамика. Терминология. Сб., М., 1973.
Г. М. Элиашберг.
Термодинамика неравновесных процессов
Термодина'мика неравнове'сных проце'ссов,общая теория макроскопического описания .Она называется также неравновесной термодинамикой или термодинамикой необратимых процессов.
Классическая термодинамика изучает термодинамические (обратимые) процессы. Для неравновесных процессов она устанавливает лишь неравенства, которые указывают возможное направление этих процессов. Основная задача Т. н. п. - количественное изучение неравновесных процессов, в частности определение их скоростей в зависимости от внешних условий. В Т. н. п. системы, в которых протекают неравновесные процессы, рассматриваются как непрерывные среды, а их параметры состояния - как полевые переменные, то есть непрерывные функции координат и времени. Для макроскопического описания неравновесных процессов применяют следующий метод: систему представляют состоящей из элементарных объёмов, которые всё же настолько велики, что содержат очень большое число молекул. каждого выделенного элементарного объёма характеризуется температурой, давлением и др. параметрами, применяемыми в термодинамике равновесных процессов, но зависящими от координат и времени. Количественное описание неравновесных процессов при таком методе заключается в составлении уравнений баланса для элементарных объёмов на основе законов сохранения массы, импульса и энергии, а также уравнения баланса энтропии и феноменологических уравнений рассматриваемых процессов. Методы Т. н. п. позволяют сформулировать для неравновесных процессов 1-е и 2-е начала термодинамики; получить из общих принципов, не рассматривая деталей механизма молекулярных взаимодействий, полную систему уравнений переноса, то есть уравнения гидродинамики, теплопроводности и диффузии для простых и сложных систем (с химическими реакциями между компонентами, с учётом электромагнитных сил и т. д.).
Закон сохранения массы в Т. н. п.Для многокомпонентной системы скорость изменения массы k-й компоненты в элементарном объёме равна потоку массы в этот объём