termodynamik

Typisk termodynamisk proces ved hjælp af eksemplet på den principielle driftsform for en dampdrevet motor (rød = meget varm, gul = mindre varm, blå = medietemperaturens sidste temperatur)

Termodynamik (fra oldgræsk θερμός thermós , tysk 'varm' , samt oldgræsk δύναμις Dynamis, tysk 'kraft' ^[1] ) eller varme teori er en naturlig og teknik ^[2] disciplin . Det har sin oprindelse i studiet af dampmaskiner og undersøgte spørgsmålet om, hvordan varme kan omdannes til mekanisk arbejde . Til dette formål beskriver det systemer, der består af et tilstrækkeligt antal partikler og deres tilstandsovergange ved hjælp af makroskopiske tilstandsvariabler, der repræsenterer statistiske funktioner i de detaljerede tilstande med mange partikler. Som ingeniørvidenskab er det vigtigt for de forskellige muligheder for energiomdannelse og i procesteknik beskriver det egenskaber og adfærd for stoffer, der er involveret i processer. Den franske fysiker Sadi Carnot , der skrev sit pionerarbejde i 1824, anses for at være grundlæggeren.

Termodynamikkens hovedprincipper er af stor betydning og indtager en position svarende til Newtons aksiomer i klassisk mekanik eller Maxwell -ligningerne inden for elektrodynamik . Den første lov siger, at den samlede energi i et lukket system er konstant og er gyldig som energibesparelse i hele fysikken. Den anden lov udtrykker i hvilken retning energiomdannelser er mulige. Det er således muligt for eksempel mekanisk, elektrisk eller kemisk energi fuldstændigt i varmeenergi at omdanne (termisk energi). Termisk energi kan derimod kun delvist omdannes til disse energier og kun med stor teknisk indsats.

Der er to forskellige tilgange inden for termodynamik, som adskiller sig i, om stoffer betragtes som et kontinuum, der kan deles efter behag, eller om de betragtes som en samling partikler såsom atomer eller molekyler : ^[3] ^[4] ^[5]

Den ældre tilgang betragter stoffer som et kontinuum og kaldes klassisk, fænomenologisk eller teknisk termodynamik (også teknisk termodynamik ) og bruger udtryk som varme , tryk , volumen og temperatur . Det er en del af klassisk fysik og mange ingeniørvidenskaber. Hvis de pågældende systemer består af mindst $10^{22}$ ${\ displaystyle 10 ^ {22}}$ ${\ displaystyle 10 ^ {22}}$ Der findes partikler, hvilket altid er tilfældet med tekniske systemer, så dette er en meget god tilnærmelse.
Statistisk termodynamik er derimod baseret på individuelle partikler og beskriver på grund af deres store antal dem ved hjælp af statistiske metoder og kinetisk gasteori . Det er derfor en del af den statistiske fysik og forklarer f.eks., Hvordan trykket af en gas på beholderen skabes ved kollisioner mellem gasens individuelle molekyler eller hvordan temperaturen er relateret til partiklernes kinetiske energi. Denne tilgang fungerer således som en forklaring på forskellige fænomener og som et teoretisk fundament for hovedklausulerne, men giver ingen fordele ved analyse eller beregning inden for teknik, så den ikke forfølges der.

På den ene side beskæftiger termodynamik sig med forskellige processer, når varme er involveret uden at gå ind i detaljerne i de involverede stoffer. Cyklusprocesser, der ofte forekommer inden for teknologi, er af særlig betydning. På den anden side afgiver den udsagn om stoffer som de forskellige tilstande i tilstande og deres ændring (smeltning, kogning, fordampning ...) eller kemiske reaktioner, der er meget afhængige af de respektive stoffer. ^[6] ^[7]

betyder

Termodynamik er af stor betydning inden for naturvidenskaben , da energi er involveret i alle processer, der forekommer i naturen. Dette omfatter også levende væsener. Derudover giver det en dybere indsigt i materiens egenskaber, som på den ene side er nyttig til at forstå fysiske egenskaber eller ændringer i aggregerede tilstande, og på den anden side er det vigtigt at forstå, hvilke kemiske reaktioner der kan finde sted, og hvilke der ikke kan. Inden for fysik understreges det også, at termodynamik kan kombinere forskellige uafhængigt udviklede fagområder som klassisk mekanik eller kvantemekanik, hvilket især gøres muligt via det universelle energibegreb. ^[8.]

Inden for teknik er termodynamik vigtig for design , beregning og analyse af mange maskiner eller systemer. Disse omfatter de forskellige varmemotorer (dampmaskine, gas- eller dampturbine, dieselmotor), arbejdsmaskinerne ^[9] (pumper, kompressorer, ...), aircondition- og køleteknologi , varme- og masseoverførsel , industrielle ovne , forsyning og bortskaffelsesteknologi eller energiteknologi (kraftværker). ^[10] ^[11]

historie

Carnots skitse af sin hypotetiske maskine. Cylinderen vist i midten kan tilsluttes varmekilden nederst til venstre eller den kolde kilde nederst til højre, hvilket fører til udvidelse eller sammentrækning af cylinderindholdet. Stempelets bevægelse kan bruges som et mekanisk mål for det arbejde, der udføres af varmestrømmen.

Den franske fysiker Nicolas Léonard Sadi Carnot undersøgte mængden af varme i en dampmaskine (1824). Han fandt ud af, at varmt vanddamp opvarmer et koldere vandreservoir og udfører mekanisk arbejde i processen. Carnot mistænkte, at der ikke gik tabt varme i denne proces. Carnot beskrev processerne i dampmaskinen som en cyklus, som Émile Clapeyron i senere år var repræsenteret i matematisk form ( Carnot -cyklus ). ^[12]

Den tyske læge Julius Robert Mayer formulerede (1841) tesen om, at energi skulle være en konstant mængde i et lukket system. Energi kan ikke forsvinde, den kan kun omdannes til en anden form. Denne erkendelse er kendt som lov om bevarelse af energi . Mayer foretog beregninger for at omdanne varme til mekanisk energi. Han oplyste, hvor meget energi der svarer til temperaturstigningen på 1 g vand med 1 ° C og beregnede, at denne mængde energi svarer til mekanisk energi, der kunne løfte 1 g stof 367 meter (faktisk er det 426 meter). Disse beregninger dannede grundlaget for termodynamikkens første lov. ^[13] James Prescott Joule bestemte den mekaniske varmeækvivalent i 1844 endnu mere præcist.

I 1840 udgav den schweizisk -russiske kemiker Hermann Heinrich Hess et papir med titlen Termokemiske undersøgelser, der var baseret på teoremet om bevarelse af energi i molekyler eller atomer på grund af varmen i den kemiske reaktion.

Mens Carnot stadig mistænkte, at varmemængden i en dampmaskine var fuldstændig bibeholdt, antog Mayer, at energiformer kunne omdannes til hinanden. Den tyske fysiker Rudolf Clausius forbandt ideerne fra Mayer og Carnot i 1854. Han viste, at når der drives en dampmaskine, strømmer varme altid fra et varmere reservoir ind i et koldere reservoir, og at Carnots grundlæggende tese derfor er korrekt. Den termiske energi forbliver imidlertid ikke konstant - som Carnot antog - men omdannes delvist til mekanisk arbejde. Clausius fandt ud af, at den termiske energi i en maskine (dampmaskine) kun delvist kan omdannes til mekanisk arbejde; den anden del af energien frigives til miljøet. Maskinens effektivitet angiver omdannelsesforholdet mellem den mekaniske energi, der opnås til den tilførte varme. Clausius 'viden danner termodynamikkens anden lov: "Der er ingen periodisk fungerende maskine, der ikke gør andet end at omdanne varme til mekanisk arbejde." ^[14] Den mængde varme, der ikke kan bruges til mekanisk arbejde, overføres til miljøet. Clausius kombinerede denne ubrugelige mængde varme med den tilsvarende temperatur for at skabe en ny funktion, entropi . Alle naturlige energiomdannelsesprocesser indeholder en irreversibel entropikomponent, hvor ubrugt varme afgives til miljøet. Entropi "ikke vendt indad, det vil sige mere alsidig model eller nyttig energi." Betyder en ^[15] Senere opsummerede Boltzmann ganske klart entropien som et mål for uorden i et systems bevægelser. ^[16] Kun i et lukket system og med en reversibel tilstandsændring forbliver entropiforskellen mellem start- og sluttilstand lig nul.

Den franske kemiker Marcelin Berthelot antog varmen, der udviklede sig i processen, som drivkraften for en kemisk reaktion (1862).

Hermann Helmholtz forbandt den elektriske energi i batterier med kemisk energi og termisk energi. I sin afhandling om bevarelse af magt udviklede han loven om bevarelse af energi uafhængigt af Mayer.

I senere år behandlede Helmholtz energiske spørgsmål i kemiske reaktioner. Helmholtz var enig med Berthelot i, at varme frigives under mange kemiske transformationer; der var imidlertid også transformationer, der producerede kulde. I sin afhandling The Thermodynamics of Chemical Processes ^[17] delte Helmholtz energien i fri og bundet energi under omdannelsen af stoffer. ^[18] Helmholtz forbandt den indre energi og den frie energi med produktet af entropi og temperatur. Ifølge Helmholtz er materialekonvertering kun mulig, når den frie energi falder. Den amerikanske fysisk kemiker Josiah Willard Gibbs kom næsten samtidig mellem 1875 og 1878 til lignende overvejelser som Helmholtz. Forholdet mellem entalpi forskellen minus produktet af entropi forskel og temperatur kaldes forskellen i fri entalpi . Forholdet kaldes Gibbs-Helmholtz-ligningen til ære for de to forskere. Med denne ligning kan kemikeren fremsætte udsagn om materialekonvertering af molekyler og beregne de nødvendige temperaturer og koncentrationer af kemiske omdannelser.

Ud over klassisk termodynamik blev den kinetiske gasteori udviklet. Ifølge dette består gasser af partikler, atomer eller molekyler, der bevæger sig frit i tomt rum mellem relativt sjældne kollisioner. Når temperaturen stiger, bevæger partiklerne sig hurtigere og udøver større tryk på karvæggene gennem hyppigere og voldsomme påvirkninger. Vigtige repræsentanter for denne teori var August Krönig , Rudolf Clausius, James Clerk Maxwell og Ludwig Boltzmann . ^[19] Maxwell og Boltzmann brugte sandsynlighedsteori til at beskrive termodynamiske størrelser på molekylær basis.

I 1999 præsenterede fysikerne Elliott Lieb og Jakob Yngvason et aksiomatisk system, hvor definitionen af entropi er baseret på begrebet adiabatisk tilgængelighed og er baseret på et strengt matematisk grundlag i form af 15 aksiomer . Temperaturen er kun en variabel afledt af entropi som en basisvariabel. Begrebet adiabatisk tilgængelighed er baseret på en aksiomatisk begrundelse af Constantin Carathéodory fra 1909. Da denne teori ikke har nogen effekt på resultaterne, har den hidtil ikke fundet vej til praksis - og kun undtagelsesvis i undervisningen.

På grund af termodynamikkens relativt lange historie og de brede anvendelsesområder er beskrivelserne i teknisk termodynamik (f.eks. Ved beskrivelse af en forbrændingsmotor eller et køleskab), kemisk termodynamik (f.eks. Ved beskrivelse af en kemisk reaktion) og den statistiske termodynamik (f.eks. Når der beskriver ordnede kvantetilstande i faste stoffer) har ofte væsentligt forskellige formalismer.

kronologi

Den følgende kronologiske rækkefølge viser væsentlig teoretisk viden og den deraf følgende tekniske udvikling:

1. århundrede e.Kr .: Heron of Alexandria bygger den første varmemotor, den roterende Heronsball og en åbner til tempeldøre (maskine nr. 37).
1613 : Termometeret er opfundet, men hvornår præcist og af hvem er ikke klart. Galileo Galilei tilskriver denne opfindelse til sig selv, og i 1613 bekræftede hans elev Gianfrancesco Sagredo over for ham, at han var i stand til at bruge Galileos termometer med succes. ^[20]
1669 : Richard Towneley ^[21] genkendte forholdet mellem tryk og volumen ved konstant temperatur i barometriske højdemålinger. Selvom Robert Boyle gjorde loven kendt som Townleys hypotese , er den i dag kun kendt som Boyle-Mariotts lov , da den uafhængigt blev opdaget af Edme Mariotte og offentliggjort i 1676.
1690 : Denis Papin beskriver princippet om en første, simpel dampmaskine . Fem år senere byggede han en damptrykpumpe, og Thomas Savery udviklede en stempelfri pumpe med Papins ideer.
1708/09 : Daniel Gabriel Fahrenheit udviklede et præcist termometer, specialiteten var kalibreringen over tre punkter. Han satte nulpunktet på sin temperaturskala, afhængigt af kilden, som den laveste temperatur, han registrerede den vinter i Gdansk eller en blanding af is-salt og kulde. Han satte vandets frysepunkt til 32 ° F, det tredje punkt var 180 ° F højere og var 212 ° F. Nogle kilder formoder, at 180 blev valgt, fordi det er et meget sammensat tal og derfor tillader et særligt stort antal lige opdelinger på skalaen, men dette er endnu ikke bevist.
1712 : Thomas Newcomen leverer sin første dampmaskine til en mine i Staffordshire.
1760 : Joseph Black bestemmer isens fusionsvarme og fordampningsvarmen af vand. Blacks mest berømte elev var sandsynligvis James Watt .
1787 : Antoine Laurent de Lavoisier offentliggør teorien om varmestof ( caloricum ), hvorefter varme er et stof, der absorberes eller afgives af andre stoffer. Den tidligere doktrin om phlogiston , som var gyldig indtil da, holdt alligevel længe.
1798: Benjamin Thompson (Earl of Rumford) forsynet med forsøg på kanon bore beviset på, at det termiske stof teori om Lavoisier (Caloricum) og også af phlogiston ikke kunne være korrekt, men hans arbejde og konklusioner blev ikke hørt i lang tid.
1811 : Amedeo Avogadro postulerede, at der under de samme betingelser (tryk, temperatur, volumen) altid er det samme antal partikler i et volumen. Avogadro -konstanten (partikler pr. Mol ) er opkaldt efter ham. Først i 1865 kunne Josef Loschmidt for første gang præsentere konkrete tal for Avogadro -konstanten.
1816 : Præsten Robert Stirling ansøger om patent på sin varmluftsmaskine .
1822 : Joseph Fourier udgiver sin bog Analytical Theory of Heat , hvor han forklarer varmeledning og udvikler den transformation, der er opkaldt efter ham for at beskrive adfærden over tid.
1824 : Sadi Carnot udgiver et papir, hvor han beskriver betingelserne og grænserne for varmekonvertering ved en periodisk arbejdende maskine.
1827 : Den skotske botaniker Robert Brown opdager den rystende bevægelse af meget små pollen i vand.
1833 : Joseph Louis Gay-Lussac erkendte afhængigheden af tryk og volumen af temperaturen. Også her antages implicit en ideel gas.
1842 : Julius Robert Mayer postulerer, at varme er en form for energi. I 1847 formulerede Hermann von Helmholtz, der ikke havde kendt Mayers værk, dette igen og mere præcist.
1852 : Joule-Thomson-effekten opdages af William Thomson (Lord Kelvin) og James Joule. Det beskriver temperaturændringen af gasser, når trykket ændres.
1856 : William Thompson beskriver ændringen i varmeledning, når der også strømmer en elektrisk strøm i lederen ( Thompson -effekt )
1857 : Rudolf Clausius forklarer gastrykket fra gasmolekylernes gennemsnitlige kinetiske energi. Det er stadig udelukkende baseret på deres translationelle bevægelse.
1858 : Étienne Lenoir bygger den første gasmotor, der fungerer i totaktsprocessen uden komprimering.
1859 : Kirchhoff -strålingsloven af Gustav Robert Kirchhoff beskriver sammenhængen mellem absorption og emission af stråling fra et legeme, når det er i termisk ligevægt.
1860 : James Clerk Maxwell giver funktionen til partiklernes hastighedsfordeling.
1865 : Rudolf Clausius introducerer begrebet entropi, efter at han har fastslået, at der ud over den første lov (bevarelse af energi) kræves et andet aksiom til beskrivelsen af termodynamik.
Josef Loschmidt bestemmer antallet af partikler pr. Volumen, som hans elev Ludwig Boltzmann derefter kalder Loschmidt -konstanten .
1867 : Nikolaus Otto og Eugen Langen præsenterer deres gasmotor på verdensudstillingen i Paris i 1867 og modtog en guldmedalje for det. Energiforbruget kunne reduceres til ¹ ⁄ _{3 i} forhold til Lenoirs motor, som nogle jurymedlemmer virkede så usandsynlige, at de ledte efter skjulte gasledninger. ^[22]
1871 : Carl von Linde beskriver en ny køleproces i en artikel. Det første pilotprojekt starter med et bryggeri og danner hjørnesten i Linde AG .
1873 : Johannes Diderik van der Waals udgiver sin ligning for en forbedret beskrivelse af gasser, som inkluderer den ideelle gasligning som et specielt tilfælde.
1876 : Josiah Willard Gibbs udgiver fasereglen opkaldt efter ham, som forklarer stoffer og blandinger med flere faser i termodynamisk ligevægt.
1877 : Ludwig Boltzmann fortolker entropi statistisk. På den måde opdager han den universelle Boltzmann -konstant opkaldt efter ham.
1882 : De første kommercielle dampkraftværker, der blev bygget af Thomas Alva Edisons selskaber, startes på Pearl Street Station (New York) og Holborn Viaduct (London). Indtil i dag dominerer dampkraftprocesser omdannelsen af energi i termiske kraftværker.
1883 : Hermann von Helmholtz introducerer begrebet fri energi , som dog ikke har noget at gøre med pseudovidenskabernes frie energi , men repræsenterer et termodynamisk potentiale
1891 : Carl von Linde udvikler Linde -processen opkaldt efter ham til flydende og adskillelse af luft.
1892 : Rudolf Diesel registrerer sit patent på en forbrændingsmotor. Da processen med lige udskrivning endnu ikke er beskrevet i dette patent, men et senere patent er baseret på dette patents prioritet, opstår der patenttvister.
1893 : James Dewar opfinder et isolerende fartøj opkaldt efter ham til sine eksperimenter i lavtemperaturfysik, som også bruges i almindelige termokolber.
1897 : Rudolf Diesels første testmotor kører ved Augsburg -maskinværket. Testmotoren er klart bedre end andre typer motorer hvad angår forbrug, så den bringes i serieproduktion trods store tekniske udfordringer.
1900 : Max Planck forklarer strålingen af den ideelle sorte krop ( Plancks strålingslov ) og løser dermed fænomenet ultraviolet katastrofe . På samme tid lægger han grundlaget for kvanteteorien , da hans model kun sørger for diskrete energipakker (energikvanta) og bestemmer Plancks handlingskvantum .
1905 : Albert Einstein forklarer brunisk molekylær bevægelse i sit arbejde "Om bevægelse af partikler suspenderet i væsker i hvile, påkrævet af den molekylære kinetiske teori om varme" . Han skriver kun om brunisk molekylær bevægelse, at litteraturen er for upræcis til, at han kan identificere den med det fænomen, han har forklaret, men i 1906 dukker der en anden artikel op, "Om teorien om brownisk bevægelse" .
1906 : Walther Nernst opstiller den 3. lov (varmesætning).
1944 : Erwin Schrödinger bringer udtrykket negentropi frem for at løse den tilsyneladende modsigelse af livets organiserende og konstruktive evner og den anden lov.
1953 : Zoran Rant introducerer udtrykket eksergi for at karakterisere det tilgængelige arbejde, der kan opnås fra termisk energi. Omkring ti år senere udviklede han også udtrykket anergi .
1974 : Stephen Hawking udvikler en teori om, at sorte huller også afgiver varmestråling og dermed følger 2. lov.
1977 : Ilya Prigogine modtager Nobelprisen i kemi for sit arbejde med ikke-ligevægtstermodynamik .

Vigtige termer i termodynamik

Termodynamik relaterer procesvariablerne varme og arbejde ved systemgrænsen med tilstandsvariablerne, der beskriver systemets tilstand.

På grundlag af fire grundlæggende principper samt materialespecifikke, empiriske tilstandsligninger mellem tilstandsvariablerne (se f.eks. Gaslovgivning ) tillader termodynamik at fremsætte udsagn om, hvilke ændringer der er mulige i et system (f.eks. Hvilke kemiske reaktioner eller fase overgange kan finde sted ved at oprette ligevægtsbetingelser ), men ikke hvordan) og hvilke værdier for de intensive tilstandsvariabler er nødvendige for dette. Det bruges til at beregne den frigivne varmeenergi, ændringer i tryk, temperatur eller volumen, og er derfor af stor betydning for forståelsen og planlægningen af processer i kemiske anlæg, i varmemotorer samt i varme- og airconditionteknologi .

For at beskrive systemer og egenskaber kort og præcist bruges visse udtryk og aftaler igen og igen i termodynamik:

Termodynamik beskæftiger sig primært med entropien og termisk energi (varmeenergi), der er indeholdt i hvert system. I et isoleret system er temperaturen et mål for den termiske energi, den indeholder.
I termodynamik forstås energi som summen af to dele, nemlig exergi og anergi , hvor hver del kan være 0. Eksergien kan omdannes til andre energiformer (teknisk arbejde), dvs. arbejde eller omdannes til anergi. Teknisk arbejde er altid rent eksergi og derfor entropifrit. Anergi kan ikke længere omdannes til andre energiformer.
Miljøet eller miljøets tilstand tjener som reference for evnen af et system til at udføre arbejde. Systemer, der ikke er i termodynamisk ligevægt med miljøet, har stadig eksergi, mens miljøet er ren anergi.
En tilstandsvariabel beskriver en egenskab ved systemet . Omfattende tilstandsvariabler som intern energi U , entropi S , volumen V og antal partikler N ændres, når systemet er delt. Intensive tilstandsvariabler som temperatur T , tryk p , koncentration n og kemisk potentiale μ forbliver de samme.
Et system skifter fra en tilstand til en anden gennem en proces . En procesvariabel er f.eks. En tilføjet varmestrøm eller en spredt effekt.
Hvis en tilstandsvariabel forbliver den samme under en tilstandsændring (proces), identificeres den med præfikset iso . Er sædvanlig isokorisk (modtager volumen, som i processen med konstant volumen ), isobar (opretholder trykket, som i konstanttryksprocessen ), isotermisk (opnår temperaturen), isenthalp (modtager entalpien) eller isentropisk (modtager derfor entropien, reversibel); Et isentropisk statskifte finder sted adiabatisk og uden friktion. Isentropisk skal ikke forveksles med isotrop !
Lukkede eller isolerede systemer udveksler hverken stoffer eller energi med deres miljø, lukkede systemer kan i det mindste udveksle energi, og både materiale- og energistrømme går gennem åbne systemer .
Adiabatiske processer og beholdere er varmetætte, men kan udveksle materialer og arbejde. Arbejdstæthed eller stive ^[23] systemer udveksler ikke arbejde med miljøet (undtagen push -arbejde i stationære flowprocesser ), og diatermiske systemer overfører kun varme til ydersiden. ^[23]
Systemgrænser eller balancekonvolutter er virtuelle grænser for analyse af et system ( materialestrømsanalyse ). Ændringen i en tilstandsvariabel inden for systemgrænsen kan betragtes i en ligningsligning
En reversibel proces kan til enhver tid vendes uden at ændre miljøet. Reversible processer danner den teoretiske grænse mellem mulige / virkelige og ikke-naturlige processer. Reversible processer er isentropiske og er både adiabatiske og gnidningsfrie.
En ideel gas er en forenklet model for stærkt fortyndede gasser, hvor de enkelte partikler praktisk talt ikke har nogen sammenhængende virkning på hinanden, og hvor gasatomernes eller molekylernes indre volumen er ubetydelig.
Hvis en rigtig gas har inversionstemperaturen , opretholder den sin temperatur under en gasproces . Under inversionstemperaturen afkøles det på grund af gasspjældet, over det varmes det op. ^[24] Ideelle gasser får deres temperatur, når de bliver kvalt.
Cirkulære processer kører cyklisk og bringer altid deres arbejdsmaterialer tilbage til deres oprindelige tilstand. Venstre cyklusprocesser forbruger arbejde ( kølere , varmepumper ), højre cyklusprocesser leverer arbejde ( varmemotorer ).
Carnot -processen er en ideel cyklus. Da varme aldrig kan omdannes fuldstændigt til teknisk arbejde (exergi), angiver effektiviteten af Carnot -processen den maksimale mængde arbejde, der kan opnås ved varme.
Faste, flydende og gasformige faser af et stof kan kun eksistere på samme tid på det tredobbelte punkt . Da det tredobbelte punkt har et fast tryk og temperatur, er tredobbelte punkter egnede som referencepunkter til kalibrering af en temperaturskala. Für die Kelvin-Skala wird der Tripelpunkt des Wassers (0,01 °C) verwendet.
Am kritischen Punkt sind die Moleküle eines Stoffes im Gas so dicht gepackt wie in der Flüssigkeit. Der kritische Punkt ist durch Temperatur, Druck und Dichte bestimmt. Oberhalb seiner kritischen Temperatur kann ein Gas nicht mehr durch Druck verflüssigt werden.
Ein Fluid kann ein Gas oder eine Flüssigkeit sein. Insbesondere, wenn die Wandlung (Phasenübergang) eines Stoffes zwischen flüssig und gasförmig betrachtet wird, vereinfacht der Begriff Fluid die Beschreibung, da er nicht auf eine Phase festlegt ist.

In thermodynamischen Formeln werden immer wieder bestimmte Buchstaben für bestimmte Größen verwendet. ^[25] Dabei bezeichnen Großbuchstaben in Formeln eine absolute Größe , beispielsweise V als Volumen [m³]. Kleinbuchstaben bezeichnen spezifische Größen , beispielsweise v als Volumenstrom (Volumen bezogen auf eine Masse, [m³/kg]), einen Massenstrom [kg/s] oder eine Stoffmenge [m³/mol].

Die thermodynamische oder absolute Temperatur T wird in Kelvin (bis 1954: Grad Kelvin ^[26] ) gemessen. 0 Kelvin (−273,15 °C) kann mit thermodynamischen Mitteln nicht erreicht werden (3. Hauptsatz).
Die innere Energie U ist die als Wärme im System gespeicherte Energie, die Enthalpie H enthält zusätzlich noch die in Druck × Volumen gespeicherte Energie.
Die Entropie S ist ein Maß für die Unordnung und gleichzeitig ein Maß für die Wahrscheinlichkeit eines Zustandes. Die Entropie kann in einem abgeschlossenen System nie abnehmen. Systeme streben aus eigenem Antrieb immer in den Zustand der höchstmöglichen Entropie (2. Hauptsatz).
Volumenänderungsarbeit w = ∫ p·dv wird bei der Änderung des Volumens gegen die herrschenden Drücke geleistet. Das ist zum einen der Druck des komprimierten Fluids und der Druck der Umgebung.
Die Stoffmenge N ist ein Maß für die Teilchenzahl und wird in der Einheit Mol gemessen.
Die Wärmekapazität bezeichnet die Fähigkeit eines Stoffes, Wärmeenergie aufzunehmen. Je größer die Wärmekapazität, umso geringer ist die Temperaturänderung bei Aufnahme oder Abgabe von Wärme.

Kurze Zusammenfassung der Hauptsätze

Nullter Hauptsatz der Thermodynamik: Einführung der Temperatur als physikalische Grundgröße: Stehen zwei Systeme jeweils mit einem dritten im thermodynamischen Gleichgewicht , so stehen sie auch untereinander im Gleichgewicht. Diejenige Zustandsgröße, die bei diesen Systemen übereinstimmt, ist die Temperatur. ^[27]
Erster Hauptsatz der Thermodynamik : Die Energie eines abgeschlossenen Systems ist konstant.
Zweiter Hauptsatz der Thermodynamik : Thermische Energie ist nicht in beliebigem Maße in andere Energiearten umwandelbar.
Dritter Hauptsatz der Thermodynamik (Nernst-Theorem): Der absolute Nullpunkt der Temperatur ist unerreichbar.

Nullter Hauptsatz

Gegeben sind die thermodynamischen Systeme A , B und C . Steht A mit B und B mit C in einem thermischen Gleichgewicht, so steht A mit C ebenso im Gleichgewicht. Nach einer gewissen Zeit besitzen alle drei Systeme die gleiche Temperatur.[1]

Wenn ein System A sich mit einem System B sowie B sich mit einem System C im thermischen Gleichgewicht befindet, so befindet sich auch A mit C im thermischen Gleichgewicht. Die Zustandsgröße , die bei diesen Systemen übereinstimmt, ist die Temperatur , die skalar , intensiv und überall im System gleich ist.

Anders formuliert: ist das Gleichgewicht transitiv , so haben zwei in Kontakt stehende Systeme genau dann die gleiche Temperatur, wenn sie sich im thermischen Gleichgewicht befinden, dh wenn zwischen ihnen keine Wärme (mehr) ausgetauscht wird.

Beispiel: Ein Thermometer ist selbst ein System und soll als B bezeichnet werden. Wenn B die gleiche Temperatur für ein System A, wie auch für ein System C anzeigt, lässt sich daraus schließen, dass auch A und C untereinander im thermischen Gleichgewicht stehen werden, wenn man sie in Kontakt bringt. Dieser Hauptsatz wurde erst nach den drei anderen Hauptsätzen formuliert. Da er aber ein Fundament der Thermodynamik bildet, wurde er später als „nullter“ Hauptsatz bezeichnet.

Allerdings ist im Gravitationsfeld zu beachten, dass das Gleichgewicht bei im Allgemeinen verschiedenen Temperaturen zwischen den Systemen A, B und C liegt, denn die Photonen der Schwarzkörperstrahlung erfahren im Gravitationsfeld aufgrund des Äquivalenzprinzips eine Rot- bzw. Blauverschiebung ; durch die Zeitdilatation werden sie in unterschiedlichen Höhen mit verschiedenen Raten emittiert. Zudem sind deren Flugbahnen gekrümmt, so dass nicht alle von unten startenden Photonen auch oben ankommen können. All diese Effekte bewirken eine mit der Höhe abnehmende Temperatur. Auf der Erde beträgt dieser Effekt aber nur 1,6·10 ⁻¹⁴ K/m und ist daher unmessbar klein. Bei einem Neutronenstern ist er aber nicht vernachlässigbar.

Erster Hauptsatz

Der 1. Hauptsatz der Thermodynamik beschreibt die Energieerhaltung in thermodynamischen Systemen. Er sagt aus, dass die Energie eines abgeschlossenen Systems konstant ist. Ausgehend von dieser Aussage lassen sich Energiebilanzen für geschlossene und offene Systeme bilden.

Bilanz für das geschlossene thermodynamische System

Jedes System besitzt eine innere Energie $U$ ${\displaystyle U}$ $U$ (= extensive Zustandsgröße ). Diese kann sich nur durch den Transport von Energie in Form von Arbeit $W$ ${\displaystyle W}$ $W$ und/oder Wärme $Q$ ${\displaystyle Q}$ $Q$ über die Grenze des Systems ändern, das heißt:

\mathrm {d} U=\delta Q+\delta W

\mathrm {d} U=\delta Q+\delta W

\mathrm {d} U=\delta Q+\delta W

Dabei ist $\delta W$ $\delta W$ $\delta W$ die infinitesimale Änderung der an dem System geleisteten Arbeit $-p\,\delta V$ $-p\,\delta V$ $-p\,\delta V$ (genauer: die Summe aus der Volumenarbeit und der im System dissipierten Arbeit , z. B. Reibungsarbeit), $\delta$ $\delta$ $\delta$ kennzeichnet inexakte Differentiale , während $\mathrm {d}$ $\mathrm {d}$ $\mathrm {d}$ vollständige Differentiale kennzeichnet. Anstelle der Volumenarbeit können äquivalente extensive Arbeitsausdrücke verwendet werden. So wird beispielsweise für ein magnetisches System in einem Magnetfeld $H$ ${\displaystyle H}$ $H$ bei Erhöhung des magnetischen Momentes $\delta m\left(=+M\,\delta V\right)$ $\delta m\left(=+M\,\delta V\right)$ $\delta m\left(=+M\,\delta V\right)$ der Probe die extensive Arbeit $\delta W=+H\,\delta m$ $\delta W=+H\,\delta m$ $\delta W=+H\,\delta m$ geleistet.

Die Gleichung gilt für das ruhende System. Beim bewegten System kommen die äußeren Energien $E_{a}$ $E_{a}$ $E_{a}$ (potentielle und kinetische Energie) hinzu:

\mathrm {d} U+\mathrm {d} E_{a}=\delta Q+\delta W

\mathrm {d} U+\mathrm {d} E_{a}=\delta Q+\delta W

\mathrm {d} U+\mathrm {d} E_{a}=\delta Q+\delta W

Die Energie eines abgeschlossenen Systems bleibt unverändert. Verschiedene Energieformen können sich demnach ineinander umwandeln, aber Energie kann weder aus dem Nichts erzeugt noch kann sie vernichtet werden. Deshalb ist ein Perpetuum mobile erster Art unmöglich (kein System verrichtet Arbeit ohne Zufuhr einer anderen Energieform und/oder ohne Verringerung seiner inneren Energie).

Eine Einschränkung der Umwandelbarkeit von Wärme in Arbeit ergibt sich erst aus dem zweiten Hauptsatz der Thermodynamik.

Energiebilanz für ein beliebiges offenes System

Auf das offene System angewendet, wird der erste Hauptsatz mathematisch anders formuliert. ^[28]
Beim offenen System fließen über die bestimmte Systemgrenze zusätzlich zur mechanischen Arbeit an der verschiebbaren Systemgrenze (Volumenänderungsarbeit z. B. am Kolben in einem Zylinder) die Verschiebearbeiten der Massenströme am Ein- und Austritt. Sie sind das Produkt aus Druck und Volumen. Statt mit der inneren Energie wird beim offenen System deshalb mit den Enthalpien bilanziert, die diesen Term enthalten.

Die Bilanz für ein instationäres System, bei dem sowohl Masseinhalt als auch Energieinhalt sich zeitlich ändern, lautet:

{\frac {\mathrm {d} E_{\mathrm {sys} }}{\mathrm {d} t}}=\sum _{i}{{\dot {Q}}_{\mathrm {i} }}+\sum _{j}{{\dot {W}}_{\mathrm {t,j} }}+\sum _{e}{{\dot {m}}_{\mathrm {e} }}\cdot \left(h_{\mathrm {e} }+g\cdot z_{\mathrm {e} }+{\frac {1}{2}}c_{\mathrm {e} }^{2}\right)-\sum _{a}{{\dot {m}}_{\mathrm {a} }}\cdot \left(h_{\mathrm {a} }+g\cdot z_{\mathrm {a} }+{\frac {1}{2}}c_{\mathrm {a} }^{2}\right)

{\frac {\mathrm {d} E_{\mathrm {sys} }}{\mathrm {d} t}}=\sum _{i}{{\dot {Q}}_{\mathrm {i} }}+\sum _{j}{{\dot {W}}_{\mathrm {t,j} }}+\sum _{e}{{\dot {m}}_{\mathrm {e} }}\cdot \left(h_{\mathrm {e} }+g\cdot z_{\mathrm {e} }+{\frac {1}{2}}c_{\mathrm {e} }^{2}\right)-\sum _{a}{{\dot {m}}_{\mathrm {a} }}\cdot \left(h_{\mathrm {a} }+g\cdot z_{\mathrm {a} }+{\frac {1}{2}}c_{\mathrm {a} }^{2}\right)

\frac{\mathrm{d}E_\mathrm{sys}}{\mathrm{d}t} =\sum_{i} {\dot Q_\mathrm{i}} + \sum_{j} {\dot W_\mathrm{t,j}} + \sum_{e} {\dot m_\mathrm{e}} \cdot \left(h_\mathrm{e} + g\cdot z_\mathrm{e} + \frac{1}{2}c_\mathrm{e}^2 \right) - \sum_{a} {\dot m_\mathrm{a}} \cdot \left(h_\mathrm{a} + g\cdot z_\mathrm{a} + \frac{1}{2}c_\mathrm{a}^2 \right)

Dabei sind:

${\tfrac {\mathrm {d} E_{\mathrm {sys} }}{\mathrm {d} t}}$ ${\tfrac {\mathrm {d} E_{\mathrm {sys} }}{\mathrm {d} t}}$ ${\tfrac {\mathrm {d} E_{\mathrm {sys} }}{\mathrm {d} t}}$ : die zeitliche Änderung des Energieinhalts im System (Energieinhalt = innere Energie + kinetische Energie + potentielle Energie).
${\dot {Q_{\mathrm {i} }}}$ ${\dot {Q_{\mathrm {i} }}}$ $\dot{Q_\mathrm{i}}$ : der Wärmestrom über die Systemgrenze.
${\dot {W_{\mathrm {t,j} }}}$ ${\dot {W_{\mathrm {t,j} }}}$ $\dot{W_\mathrm{t,j}}$ : der Arbeitsstrom ( technische Arbeit ) über die Systemgrenze.
${\dot {m_{\mathrm {e} }}}$ ${\dot {m_{\mathrm {e} }}}$ $\dot{m_\mathrm{e}}$ : der Massenstrom in das System.
${\dot {m_{\mathrm {a} }}}$ ${\dot {m_{\mathrm {a} }}}$ $\dot{m_\mathrm{a}}$ : der Massenstrom aus dem System
$h$ ${\displaystyle h}$ $h$ : die spezifische Enthalpie
$g\cdot z$ $g\cdot z$ $g\cdot z$ : die spezifische potentielle Energie (mit $z$ ${\displaystyle z}$ $z$ = Höhe über dem Bezugsniveau und $g$ ${\displaystyle g}$ $g$ = Schwerebeschleunigung )
${\tfrac {1}{2}}c^{2}$ ${\tfrac {1}{2}}c^{2}$ ${\tfrac {1}{2}}c^{2}$ : die spezifische kinetische Energie (mit $c$ ${\displaystyle c}$ $c$ = Geschwindigkeit).

Energiebilanz für einen stationären Zustand

Für einen stationären Zustand gilt: ${\dot {m}}_{\mathrm {e} }={\dot {m}}_{\mathrm {a} }={\dot {m}}$ ${\dot {m}}_{\mathrm {e} }={\dot {m}}_{\mathrm {a} }={\dot {m}}$ $\dot{m}_\mathrm{e} = \dot{m}_\mathrm{a}= \dot m$ und ${\frac {\mathrm {d} E_{\mathrm {sys} }}{\mathrm {d} t}}=0$ ${\frac {\mathrm {d} E_{\mathrm {sys} }}{\mathrm {d} t}}=0$ $\frac{\mathrm{d}E_{\mathrm{sys}}}{\mathrm{d}t}=0$

Energiebilanz am offenen stationären System. Es wird ein kleiner Zeitraum

\Delta t

\Delta t

\Delta t

betrachtet, in dem die Masse

\Delta m

\Delta m

\Delta m

mit dem Zustand 1 in das System fließt und dieses im Zustand 2 wieder verlässt. Der Massenstrom ist dann

\Delta m/\Delta t

\Delta m/\Delta t

\Delta m / \Delta t

. Die Verschiebarbeiten am Eintritt und Austritt werden jeweils mit der inneren Energie in der Enthalpie zusammengefasst.

{\dot {Q}}+{\dot {W}}_{t}+{\dot {m}}\cdot \left(h_{\mathrm {e} }-h_{\mathrm {a} }+g\cdot z_{\mathrm {e} }-g\cdot z_{\mathrm {a} }+{\frac {1}{2}}c_{\mathrm {e} }^{2}-{\frac {1}{2}}c_{\mathrm {a} }^{2}\right)=0

{\dot {Q}}+{\dot {W}}_{t}+{\dot {m}}\cdot \left(h_{\mathrm {e} }-h_{\mathrm {a} }+g\cdot z_{\mathrm {e} }-g\cdot z_{\mathrm {a} }+{\frac {1}{2}}c_{\mathrm {e} }^{2}-{\frac {1}{2}}c_{\mathrm {a} }^{2}\right)=0

{\dot {Q}}+{\dot {W}}_{t}+{\dot {m}}\cdot \left(h_{\mathrm {e} }-h_{\mathrm {a} }+g\cdot z_{\mathrm {e} }-g\cdot z_{\mathrm {a} }+{\frac {1}{2}}c_{\mathrm {e} }^{2}-{\frac {1}{2}}c_{\mathrm {a} }^{2}\right)=0

oder, fasst man die äußeren Energien in einem einzelnen Term zusammen:

{\dot {Q}}+{\dot {W}}_{t}={\dot {m}}\cdot \left(h_{a}-h_{e}+\Delta e_{a}\right)

{\dot {Q}}+{\dot {W}}_{t}={\dot {m}}\cdot \left(h_{a}-h_{e}+\Delta e_{a}\right)

{\dot {Q}}+{\dot {W}}_{t}={\dot {m}}\cdot \left(h_{a}-h_{e}+\Delta e_{a}\right)

zusätzlich adiabat (z. B. Dampfturbine): ${\dot {Q}}=0$ ${\dot {Q}}=0$ ${\dot {Q}}=0$

P={\dot {m}}\cdot {\left(h_{a}-h_{e}+\Delta e_{a}\right)}

P={\dot {m}}\cdot {\left(h_{a}-h_{e}+\Delta e_{a}\right)}

P={\dot {m}}\cdot {\left(h_{a}-h_{e}+\Delta e_{a}\right)}

Dabei ist $P$ ${\displaystyle P}$ $P$ die Wellenleistung der Maschine. Da vom System abgegebene Energien in der Thermodynamik negativ definiert sind, wird die Leistung einer Turbine aus dieser Gleichung negativ. In der Praxis wird das Vorzeichen deshalb gewechselt. In vereinfachten Berechnungen vernachlässigt man auch die äußeren Energien.

Energiebilanz für Kreisprozesse

Da nach dem Durchlaufen eines Kreisprozesses das Arbeitsmedium zum Ausgangszustand zurückkehrt, vereinfacht sich die Bilanz, es entfallen die Änderungen der Zustandsgrößen, und es verbleiben die Prozessgrößen Wärme und Arbeit. Wie noch im Zusammenhang mit dem 2. Hauptsatz erläutert wird, kann nicht nur Wärme zugeführt werden, die komplett in Arbeit umgewandelt wird, sondern es muss auch Wärme abgeführt werden. Die einfache Bilanzgleichung lautet:

W_{\mathrm {Kr} }=-\oint \delta Q

W_{\mathrm {Kr} }=-\oint \delta Q

W_{\mathrm {Kr} }=-\oint \delta Q

Dabei summiert das Kreisintegral alle Wärmeströme auf. Sie sind positiv, wenn sie in das System eintreten und negativ, wenn sie es verlassen. $W_{\mathrm {Kr} }$ $W_{\mathrm {Kr} }$ $W_{\mathrm {Kr} }$ ist die gesamte Arbeit des Zyklus. Sie ist negativ, wenn sie abgegeben wird.

Die Beziehung wird auch oft mit den Wärmebeträgen geschrieben:

W_{\mathrm {Kr} }=Q_{\mathrm {zu} }-\left|Q_{\mathrm {ab} }\right|

W_{\mathrm {Kr} }=Q_{\mathrm {zu} }-\left|Q_{\mathrm {ab} }\right|

W_{\mathrm {Kr} }=Q_{\mathrm {zu} }-\left|Q_{\mathrm {ab} }\right|

,

wobei die Wärmeabfuhr deutlicher erkennbar wird.

Zweiter Hauptsatz

Der Zweite Hauptsatz der Thermodynamik trifft Aussagen über die Richtung von Prozessen und das Prinzip der Irreversibilität . Aus dem Zweiten Hauptsatz lassen sich die Definition derthermodynamischen Temperatur und die Zustandsgröße Entropie herleiten. Ebenso folgt aus dem Zweiten Hauptsatz der Thermodynamik die Unterscheidung von Exergie und Anergie und die Tatsache, dass der Wirkungsgrad einer Wärmekraftmaschine den Carnot-Wirkungsgrad nicht überschreiten kann.

Der zweite Hauptsatz der Thermodynamik in der Formulierung von Clausius lautet:

„ Es gibt keine Zustandsänderung, deren einziges Ergebnis die Übertragung von Wärme von einem Körper niederer auf einen Körper höherer Temperatur ist.“

Einfacher ausgedrückt: Wärme kann nicht von selbst von einem Körper niedriger Temperatur auf einen Körper höherer Temperatur übergehen. Diese Aussage scheint zunächst überflüssig zu sein, denn sie entspricht der alltäglichen Erfahrung. Dennoch ist sie gleichbedeutend zu allen weiteren, weniger „selbstverständlichen“ Aussagen, denn alle Widersprüche zu den anderen Aussagen lassen sich auf einen Widerspruch zu dieser zurückführen.

Der zweite Hauptsatz der Thermodynamik in der Formulierung von Kelvin und Planck lautet:

„ Es ist unmöglich, eine periodisch arbeitende Maschine zu konstruieren, die weiter nichts bewirkt als Hebung einer Last und Abkühlung eines Wärmereservoirs. “ ^[29]

Dem ersten Hauptsatz würde die Annahme nicht widersprechen, dass es möglich sei, einer – wie immer auch gearteten – Kraftmaschine einen stetigen Wärmestrom zuzuführen, den diese vollständig als mechanische oder elektrische Leistung abgibt. Eine solche Maschine wird als Perpetuum mobile zweiter Art bezeichnet. Eine entsprechende Formulierung des zweiten Hauptsatzes lautet:

Ein Perpetuum mobile zweiter Art ist unmöglich.

Die Wärmekraftmaschine (a) beschreibt ein Perpetuum mobile zweiter Art. Würde ein solches existieren, könnte es Wärme ohne Verlust in Arbeit (grüner Pfeil) umwandeln. Würde mit dieser Arbeit eine Wärmepumpe (b) angetrieben, könnte damit ohne Einwirkung von außen Wärme vom kalten zum warmen Reservoir gepumpt werden.

Nimmt man an, es gäbe diese von einer Wärmesenke zur Wärmeabfuhr unabhängige Kraftmaschine, so könnte damit der Umgebung, z. B. dem Meerwasser, Wärme entzogen und in mechanische Arbeit umgewandelt werden. Man könnte damit auch gemäß dem Bild rechts die Wärme aus einem Reservoir oder Behälter entziehen und mit der umgewandelten Energie eine Wärmepumpe antreiben, die mit einem reversiblen Carnot-Prozess Wärme aus einem anderen Behälter mit niedrigerer Temperatur in den Ersteren mit höherer Temperatur fördert. Die in den wärmeren Behälter eingespeiste Wärmemenge wäre dann größer als die von der Kraftmaschine aufgenommene, weil die abgegebene Energie der Wärmepumpe aus der Summe von aufgenommener Wärme und Antriebsarbeit besteht. Denkt man sich die Systemgrenze um beide Maschinen einschließlich der beiden Wärmebehälter gezogen, so wäre innerhalb dieses abgeschlossenen Systems – also ohne Energie- und Stoffaustausch mit der Umgebung – letztlich Wärme von einem kälteren zu einem wärmeren Körper geflossen. Dies ist ein Widerspruch zur ersten Aussage. Prinzipiell derselbe Widerspruch ergibt sich aber auch mit der Annahme, man könnte eine Kraftmaschine bauen, die einen größeren Wirkungsgrad aufweist als eine mit einem Carnot-Prozess arbeitende Maschine. Auch diese Maschine würde dem wärmeren Behälter weniger Wärme entnehmen als die von ihr angetriebene Carnot-Wärmepumpe dort einspeist. Die entsprechende Aussageform des zweiten Hauptsatzes lautet:

Es gibt keine Wärmekraftmaschine, die bei gegebenen mittleren Temperaturen der Wärmezufuhr und Wärmeabfuhr einen höheren Wirkungsgrad hat als den aus diesen Temperaturen gebildeten Carnot-Wirkungsgrad

\eta _{c}=1-{\frac {T_{\mathrm {kalt} }}{T_{\mathrm {heiss} }}}\ .

\eta _{c}=1-{\frac {T_{\mathrm {kalt} }}{T_{\mathrm {heiss} }}}\ .

\eta _{c}=1-{\frac {T_{\mathrm {kalt} }}{T_{\mathrm {heiss} }}}\ .

Die Nennung der mittleren Temperaturen ist deshalb von Bedeutung, weil in der Regel durch Wärmezufuhr oder Wärmeentnahme ein Wärmereservoir seine Temperatur ändert.

Dabei ist $T$ ${\displaystyle T}$ $T$ nicht irgendeine Temperatur (z. B. nicht die Grad Celsius - oder die Fahrenheit -Temperatur) des Systems, sondern die von der Zustandsgleichung des „idealen Gases“ her, oder besser durch den gerade angegebenen Wirkungsgrad des Carnot-Prozesses definierte „ absolute Temperatur “ (Kelvin).

Unmittelbar in diesem Zusammenhang lässt sich weiter formulieren:

Alle reversiblen Wärme-Kraft-Prozesse mit gleichen mittleren Temperaturen der Wärmezufuhr und Wärmeabfuhr haben denselben Wirkungsgrad wie der entsprechende Carnot-Prozess.

und:

Alle irreversiblen Wärme-Kraft-Prozesse haben einen geringeren Wirkungsgrad.

Mit den in der modernen Thermodynamik festgelegten Begriffsdefinitionen ( Wärme , Arbeit , Innere Energie , Zustandsgröße , Prozessgröße , adiabat …) und mit der systematischen Einteilung der Systeme kann über die von Clausius eingeführte Zustandsgröße Entropie eine für alle geschlossenen Systeme und Prozesse in offenen Systemen allgemein gültige Aussage des zweiten Hauptsatzes in mathematischer Form gegeben werden. Bei offenen Systemen bezieht sich die Bilanz auf ein Fluidteilchen, das sich durch das System hindurch bewegt und als geschlossenes bewegtes System betrachtet werden kann (siehe oben) .

\mathrm {d} S={\frac {\delta Q}{T}}+{\frac {\delta W_{\mathrm {diss} }}{T}}

\mathrm {d} S={\frac {\delta Q}{T}}+{\frac {\delta W_{\mathrm {diss} }}{T}}

\mathrm{d}S = \frac{\delta Q}{T} + \frac{\delta W_\mathrm{diss}}{T}

Dabei ist $\delta W_{\mathrm {diss} }$ $\delta W_{\mathrm {diss} }$ $\delta W_\mathrm{diss}$ die innerhalb des Systems dissipierte Arbeit (Arbeit, die nicht nach außen gelangt, sondern infolge von Reibungs-, Drosselungs- oder Stoßvorgängen die innere Energie erhöht). Sie ist immer positiv. Man bezeichnet den entsprechenden Term in der Gleichung als „produzierte Entropie“ – im Gegensatz zum ersten Term, der „transportierte Entropie“ genannt wird und auch negativ sein kann.

Für das adiabate System mit $\delta Q=0$ $\delta Q=0$ $\delta Q = 0$ ergibt sich daraus:

In einem geschlossenen adiabaten System kann die Entropie nicht abnehmen, sie nimmt in der Regel zu. Nur bei reversiblen Prozessen bleibt sie konstant.

Auch hier ist die Äquivalenz mit der ersten Aussage von Clausius leicht zu erkennen. Ein selbsttätiger Wärmefluss vom kälteren zum wärmeren Behälter in der oben skizzierten Anordnung würde bedeuten, dass die Entropie des kälteren Behälters (geringere Temperatur $T$ ${\displaystyle T}$ $T$ im Nenner) stärker abnimmt, als die des wärmeren zunimmt, dh die gesamte Entropie im System abnimmt, was nicht möglich ist.

Alle spontan ablaufenden Prozesse sind irreversibel. Dort findet immer eine Entropiezunahme statt. Beispiele sind die Vermischung von zwei unterschiedlichen Gasen und der Wärmefluss von einem heißen zu einem kalten Körper ohne Gewinnung von Arbeit. Die Wiederherstellung des (oft „geordneter“ genannten) Anfangszustandes erfordert dann den Einsatz von Energie oder Information (siehe maxwellscher Dämon ). Reversible Prozesse sind nicht mit einer Erhöhung der Gesamtentropie verbunden und laufen daher auch nicht spontan ab. Durch die theoretische Beschreibung spontan ablaufender Prozesse zeichnet der Zweite Hauptsatz der Thermodynamik eine Richtung der Zeit aus, die mit unserer intuitiven Erfahrungswelt übereinstimmt (vgl. das Beispiel weiter unten).

Mit den beschriebenen Zusammenhängen ist auch der folgende Satz eine Aussageform des zweiten Hauptsatzes:

Die thermische Energie eines Systems besteht aus einem Anteil Exergie und einem Anteil Anergie , wobei der exergetische Anteil verschwindet, wenn das System in den Umgebungszustand übergeführt wird.

Exergie und Anergie der Wärme (Thermische Energie = Anergie + Exergie)

Die Exergie ist der in andere Energieformen umwandelbare Anteil der thermischen Energie . Wird ein Körper bzw. System mit einem Zustand, der von dem der Umgebung abweicht, reversibel in den Umgebungszustand gebracht, so wird seine Exergie als Arbeit abgegeben. Die Wärme, die ein Körper (z. B. ein heißes Rauchgas im Kessel eines Kraftwerks) abgibt, wenn es sich auf Umgebungstemperatur abkühlt, kann theoretisch über eine Folge von differenziellen Carnot-Prozessen, wie im Bild rechts dargestellt, zur Umwandlung in Arbeit genutzt werden. Der exergetische Anteil ergibt sich durch Aufsummieren der differenziellen (pinkfarbenen) Flächenanteile oberhalb der Umgebungstemperatur $T_{U}$ $T_{U}$ $T_U$ .

E_{\mathrm {ex} }=\int _{S_{2}}^{S_{1}}\left({T(S)-T_{U}}\right)\mathrm {d} S

E_{\mathrm {ex} }=\int _{S_{2}}^{S_{1}}\left({T(S)-T_{U}}\right)\mathrm {d} S

E_\mathrm{ex}= \int_{S_2}^{S_1} \left({T(S) - T_U}\right)\mathrm{d}S

Die Wärmesenke für diese Prozesse zur Aufnahme der Anergie (blauer Flächenanteil unterhalb $T_{U}$ $T_{U}$ $T_U$ ) ist die Umgebung. Herrscht bei einem Gas im Ausgangszustand gegenüber dem Umgebungszustand nicht nur eine höhere Temperatur, sondern auch ein höherer Druck, so besteht die gesamte Exergie nicht nur aus dem exergetischen Anteil der Wärme, sondern zusätzlich aus einem Anteil Volumenarbeit .

Der thermische Wirkungsgrad der realen Wärmekraftmaschine ist also immer kleiner als 1 und – bedingt durch die von den Maschinen vorgegebene Prozessführung und die unvermeidlichen dissipativen Effekte – auch immer kleiner als der der idealen Wärmekraftmaschine:

\eta _{\mathrm {th} }=1-{\frac {T_{U}}{T_{m_{\mathrm {zu} }}}}={\frac {\text{Exergie}}{\text{thermische Energie}}}

\eta _{\mathrm {th} }=1-{\frac {T_{U}}{T_{m_{\mathrm {zu} }}}}={\frac {\text{Exergie}}{\text{thermische Energie}}}

\eta_\mathrm{th} = 1 - \frac{T_U}{T_{m_\mathrm{zu}}} = \frac{\text{Exergie}}{\text{thermische Energie}}

wobei $T_{U}$ $T_{U}$ $T_U$ die Umgebungstemperatur ist und $T_{m_{\mathrm {zu} }}$ $T_{m_{\mathrm {zu} }}$ $T_{m_\mathrm{zu}}$ die mittlere Temperatur der Wärmezufuhr. Sie ergibt sich, wenn die gelbe Fläche der Exergie durch ein flächengleiches Rechteck oberhalb der Linie der Umgebungstemperatur ersetzt wird.

Der Zweite Hauptsatz hat somit erhebliche technische Auswirkungen. Da viele Maschinen, die mechanische Energie liefern, diese über einen Umweg aus thermischer Energie erzeugen (z. B. Dieselmotor : chemische Energie $\rightarrow$ $\rightarrow$ $\rightarrow$ thermische Energie $\rightarrow$ $\rightarrow$ $\rightarrow$ mechanische Energie), gelten für ihre Wirkungsgrade immer die Beschränkungen des 2. Hauptsatzes. Im Vergleich dazu bieten Wasserkraft anlagen, die bei der Umwandlung keine Zwischenstufe über thermische Energie benötigen, erheblich höhere Wirkungsgrade.

Dritter Hauptsatz

Dieser Hauptsatz wurde von Walther Nernst im Jahr 1906 vorgeschlagen und ist auch als Nernst-Theorem bekannt. Er ist quantentheoretischer Natur und äquivalent zur Aussage von der Unerreichbarkeit des Nullpunktes der absoluten Temperatur:

Es ist nicht möglich, ein System bis zum absoluten Nullpunkt abzukühlen.

Bei der Annäherung der Temperatur an den absoluten Nullpunkt ( $T=0\mathrm {\ K}$ $T=0\mathrm {\ K}$ $T = 0\mathrm{\ K}$ ) wird die Entropie $S$ ${\displaystyle S}$ $S$ unabhängig von thermodynamischen Parametern. Damit geht $S$ ${\displaystyle S}$ $S$ gegen einen festen Grenzwert $S_{0}$ $S_{0}$ $S_0$ :

\lim _{T\rightarrow 0}S(T,p,V,\dots )=S(T=0)=S_{0}\,.

\lim _{T\rightarrow 0}S(T,p,V,\dots )=S(T=0)=S_{0}\,.

\lim_{T\rightarrow 0}S (T,p,V,\dots) = S (T=0) = S_0\,.

Die konstante Entropie bei $T=0\mathrm {\ K}$ $T=0\mathrm {\ K}$ $T = 0\mathrm{\ K}$ lässt sich als $S_{0}=k\cdot \ln(\Omega _{0})$ $S_{0}=k\cdot \ln(\Omega _{0})$ $S_0=k\cdot \ln (\Omega_0)$ darstellen, wobei $k$ ${\displaystyle k}$ $k$ die Boltzmann-Konstante und $\Omega _{0}$ $\Omega _{0}$ $\Omega_0$ die Anzahl der möglichen Mikrozustände im Grundzustand (Entartung) ist. Zum Beispiel würde sich für einen $n$ ${\displaystyle n}$ $n$ -atomigen Kristall, dessen Atome im Energiegrundzustand zwei mögliche Spineinstellungen haben, $S_{0}=k\cdot \ln(2^{n})$ $S_{0}=k\cdot \ln(2^{n})$ $S_0=k\cdot \ln (2^{n})$ ergeben.

Für alle physikalisch-chemischen Reaktionen, bei denen die teilnehmenden Stoffe am absoluten Nullpunkt als ideale kristalline Festkörper vorliegen, gilt:

\lim _{T\rightarrow 0}S(T,p,\dots )=0

\lim _{T\rightarrow 0}S(T,p,\dots )=0

\lim_{T\rightarrow 0}S (T,p,\dots) = 0

Es gibt nur eine Realisierungsmöglichkeit für ideale Festkörper am absoluten Nullpunkt, $\Omega _{0}=1$ $\Omega _{0}=1$ $\Omega_0=1$ .

Die genannten Aussagen können mit Methoden der Quantenstatistik streng bewiesen werden.

Im Rahmen der klassischen Thermodynamik lässt sich das Verhalten der Entropie am absoluten Nullpunkt ebenfalls aus folgender alternativer Formulierung des Dritten Hauptsatzes herleiten:

Wenn die Zusammensetzung zweier thermodynamischer Systeme ein isoliertes System darstellt, dann ist jeglicher Energieaustausch in jedweder Form zwischen den beiden Systemen beschränkt. ^[30]

Energieberechnungen in der Thermodynamik

Die Energiebilanz hat in der Thermodynamik einen hohen Stellenwert.

Bei einer Phasenumwandlung (fest-flüssig-gasförmig) oder Mischungen (Salz in Wasser, Mischung verschiedener Lösungsmittel) werden Umwandlungsenergien ( Schmelzenthalpie , Verdampfungsenthalpie , Sublimationsenthalpie) oder Umwandlungsenthalpien benötigt bzw. werden in umgekehrter Richtung frei. Bei einer chemischen Stoffumwandlung können Reaktionswärmen oder Reaktionsenthalpien frei werden oder müssen umgekehrt zugeführt werden.

Zur Berechnung von frei werdenden Reaktionswärmen bei Stoffumsetzungen wird zunächst die entsprechende Reaktionsgleichung mit den dazugehörigen stöchiometrischen Faktoren aufgestellt. Die Standardbildungsenthalpien der Einzelstoffe sind für 25 °C in Tabellenwerken verzeichnet. Man addiert die Summe der Enthalpien der Produkte entsprechend den stöchiometrischen Faktoren und zieht davon die Enthalpien der Ausgangsstoffe ab ( Hess'scher Wärmesatz ).

Die Reaktions- oder Umwandlungsenthalpie, die bei einer chemischen Umsetzung oder Phasenumwandlung an die Umgebung abgegeben wird, hat ein negatives Vorzeichen. Ist eine Energiezufuhr von der Umgebung für eine Phasenumwandlung oder eine chemische Umsetzung nötig, so hat diese ein positives Vorzeichen.

Die Zustandsgröße Enthalpie ist, ausführlich:

H(T,p)=U(T,V(T,p))+p\cdot V(T,p)

H(T,p)=U(T,V(T,p))+p\cdot V(T,p)

H(T,p) = U(T,V(T,p)) + p \cdot V(T,p)

Die Freie Enthalpie ist

G=H-T\cdot S

G=HT\cdot S

G = H - T \cdot S

Durch Bildung des totalen Differentials der Freien Enthalpie und anschließende Integration lässt sich berechnen, ob eine chemische Umsetzung möglich ist.

\Delta G=\Delta H-T\cdot \Delta S

\Delta G=\Delta HT\cdot \Delta S

\Delta G=\Delta H-T\cdot \Delta S

Ist die Differenz der Freien Enthalpien $\Delta G$ $\Delta G$ $\Delta G$ der Produkte zu den Ausgangsstoffen ( Edukte ) negativ , ist eine Phasenumwandlung oder eine Stoffumsetzung möglich. Ist die Differenz der Freien Enthalpie einer Reaktion, einer Phasenumwandlung negativ, erfolgt eine Reaktion – soweit diese nicht kinetisch gehemmt ist – bis zu einem Punkt, an dem $\Delta G=0$ $\Delta G=0$ $\Delta G = 0$ wird. Das Massenwirkungsgesetz ist ein Spezialfall eines solchen Gleichgewichtes. Ist die Differenz der Freien Enthalpie positiv , so ist eine Reaktion oder Phasenumwandlung unmöglich.

Im Jahr 1869 glaubte Marcellin Berthelot noch, dass nur chemische Umwandlungen möglich seien, bei denen Wärme frei wird. Mittlerweile sind Umwandlungen und Reaktionen bekannt, bei denen keine Reaktionswärme oder Umwandlungswärme frei wird. Dies liegt am Entropieterm $T\cdot \Delta S.$ $T\cdot \Delta S.$ $T\cdot\Delta S.$

Beispiele:

Bei Lösen von Glaubersalz in Wasser wird die Lösung kälter als die Umgebung. Der Enthalpieterm ist positiv, jedoch nimmt die Unordnung, dh die Entropie, durch die Auflösung zu.
Beim Schmelzen eines Eisblockes wird Wärme zur Phasenumwandlung von fest zu flüssig benötigt. Die Temperatur des Wassers steigt nicht, obgleich Wärme von der Umgebung zugeführt wird. Die Unordnung, die Entropie der Moleküle ist im flüssigen Zustand größer als im festen Zustand.
Bei der Umwandlung von Kohle und Kohlendioxid zu Kohlenmonoxid ist die Reaktionsenthalpie positiv. Durch die Reaktionsentropie lässt sich das Gleichgewicht (siehe: Boudouard-Gleichgewicht ) bei hoher Temperatur zum Kohlenmonoxid verschieben.

Thermodynamik irreversibler Prozesse

Neben der klassischen Gleichgewichtsthermodynamik wurde im 20. Jahrhundert die Nichtgleichgewichtsthermodynamik oder auch Thermodynamik irreversibler Prozesse entwickelt. Für diese Arbeiten wurden die Nobelpreise der Chemie im Jahr 1968 an Lars Onsager und 1977 an Ilya Prigogine verliehen.

Die klassische Thermodynamik macht über Nichtgleichgewichts prozesse nur die qualitative Aussage, dass diese nicht umkehrbar sind, beschränkt sich aber in ihren quantitativen Aussagen auf Systeme, die stets global im Gleichgewicht sind bzw. nur inkrementell davon abweichen. Demgegenüber behandelt die Nichtgleichgewichtsthermodynamik Systeme, die sich nicht in einem globalen thermodynamischen Gleichgewicht befinden, sondern davon abweichen. Oft wird jedoch noch ein lokales thermodynamisches Gleichgewicht angenommen.

Ein wichtiges Ergebnis der Nichtgleichgewichtsthermodynamik ist das Prinzip der minimalen Entropieproduktion für offene Systeme, welche nur wenig vom thermodynamischen Gleichgewicht abweichen. Dies ist der Bereich der so genannten linearen irreversiblen Thermodynamik . Sie beschreibt in einem vereinheitlichten formalen Rahmen lineare Zusammenhänge zwischen Flüssen und ihren korrespondierenden Kräften . Diese Kräfte werden normalerweise als Gradienten einer skalaren Größe aufgefasst und die Flüsse durch bekannte lineare Naturgesetze beschrieben, wie zum Beispiel das ohmsche Gesetz (Stromfluss), das Ficksche Gesetz ( Diffusion ), das Fouriersche Gesetz ( Wärmeleitung ) oder die Kinetik einer chemischen Reaktion ( Reaktionsgeschwindigkeit ). Durch die Bilanzierung der Entropie, in die die Produktion der Entropie in dem System und die über die Systemgrenzen fließende Entropie eingehen, lässt sich durch den zweiten Hauptsatz die Invarianz dieser Gesetze zeigen. Für das Beispiel der Wärmeleitung zeigt sich, dass mit der Thermodynamik nur ein Wärmefluss vom heißen zum kalten vereinbar ist, und dass die Wärmeleitfähigkeit immer eine positive Größe sein muss. Durch die mathematische Analyse wird außerdem gezeigt, dass eine thermodynamische Kraft (z. B. Temperaturdifferenz oder Spannungsdifferenz) in einem System einen zusätzlichen indirekten Fluss verursacht (Beispiel: elektrischer Stromfluss verursacht durch Wärmeleitung ( Seebeck-Koeffizient ), oder Wärmestrom verursacht durch einen elektrischen Stromfluss ( Peltier-Koeffizient )). Von Lars Onsager wurde gezeigt, dass die Einflüsse zwischen Flüssen und den nicht dazu korrespondierenden Kräften gleich groß sind ( Reziprozitätsbeziehungen ). Da die Entropiebilanz in einem geschlossenen System immer positiv sein muss, folgt zusätzlich: Die Größe der Kreuzeffekte ist immer wesentlich kleiner als die direkten Effekte. Für das Beispiel mit den zwei Kräften gilt, dass die Kreuzeffekte (Peltier-Koeffizient und Seebeck-Koeffizient) maximal zweimal der Wurzel aus den Produkten der Koeffizienten der beiden direkten Effekte (elektrische und thermische Leitfähigkeit) entspricht.

Weicht ein offenes System stark vom Gleichgewicht ab, kommt die nichtlineare Nichtgleichgewichtsthermodynamik zum Zug. Wichtiges Ergebnis in diesem Bereich ist das Stabilitätskriterium von Ilya Prigogine und Paul Glansdorff , das angibt, unter welchen Bedingungen der Zustand mit der minimalen Entropieproduktion instabil wird und ein System bei gleichzeitigem Entropieexport eine höher geordnete Struktur annehmen kann. In diesem Bereich können also spontan so genannte dissipative Strukturen entstehen, die experimentell bestätigt wurden (beispielsweise Bénard-Zellen ). Da in diesem nichtlinearen Bereich auch biologische Prozesse anzusiedeln sind, ist dieses Resultat besonders auch in Hinsicht auf die Entwicklung des Lebens von großer Bedeutung.

Vertreter

Siehe auch

Literatur

Allgemein

Herbert B. Callen: Thermodynamics and an Introduction to Thermostatistics . 2. Auflage. Wiley Text Books, New York 1985, ISBN 0-471-86256-8
Constantin Carathéodory : Untersuchungen über die Grundlagen der Thermodynamik In: Mathematische Annalen , 67:355–386, 1909. Carathéodorys Veröffentlichung ( Erste axiomatisch strenge Begründung der Thermodynamik ) fand große Beachtung durch Max Planck und Max Born .
Ulrich Nickel: Lehrbuch der Thermodynamik. Eine anschauliche Einführung. 3., überarbeitete Auflage. PhysChem, Erlangen 2019, ISBN 978-3-937744-07-0 .
Max Planck: Vorlesungen über Thermodynamik.
Karl Stephan , Franz Mayinger: Thermodynamik. Grundlagen und technische Anwendungen. 2 Bände, Springer
- Band 1: Einstoffsysteme . 15. Auflage. 1998, ISBN 3-540-64250-1
- Band 2: Mehrstoffsysteme und chemische Reaktionen . 14. Auflage. 1999, ISBN 3-540-64481-4
André Thess: Das Entropieprinzip – Thermodynamik für Unzufriedene . Oldenbourg, 2007, ISBN 978-3-486-58428-8
Gerd Wedler: Lehrbuch der Physikalischen Chemie . Verlag Chemie, Weinheim 1982, ISBN 3-527-25880-9
Herbert Windisch: Thermodynamik – Ein Lehrbuch für Ingenieure . 4., überarbeitete Auflage. München: Oldenbourg Wissenschaftsverlag 2011, ISBN 978-3-486-70717-5

Chemische Thermodynamik

Wolfgang Wagner: Chemische Thermodynamik . 4. Auflage. Akademie Verlag, Berlin 1982
Hans-Heinrich Möbius , Wolfgang Dürselen: Chemische Thermodynamik . 5. Auflage. VEB Verlag für Grundstoffindustrie, Leipzig 1988, ISBN 3-342-00294-8
Hans-Werner Kammer, Kurt Schwabe: Einführung in die Thermodynamik irreversibler Prozesse . Akademie Verlag, Berlin 1984
Hans-Joachim Bittrich: Leitfaden der chemischen Thermodynamik . Verlag Chemie, Weinheim 1971, ISBN 3-527-25019-0
Physikalische Chemie#Allgemeine Lehrbücher
G. Kortüm: Einführung in die chemische Thermodynamik . 5. Auflage. Verlag Chemie, Weinheim 1966
Hans Kelker: Angewandte Chemie . Fischer Lexikon, Fischer Taschenbuch, Frankfurt a. M. 1977, ISBN 3-436-02460-0 , S. 287–292

Geschichtliches zur Thermodynamik

Ervin Szücs: Dialoge über technische Prozesse , VEB Fachbuchverlag Leipzig, 1976
Handbuch Der Experimentellen Chemie Sekundarstufe II , Band 7: Chemische Energetik , S. 1–13, Aulis Verlag Deubner, Köln
Hans Joachim Störig: Kleine Weltgeschichte der Wissenschaft 2. Fischer Taschenbuch, Frankfurt a. M. 1982, S. 88–96; Parkland, Köln 2004, ISBN 3-89340-056-7

Statistische Thermodynamik

Statistische Mechanik#Literatur

Technische Thermodynamik

Fran Bošnjaković, KF Knoche : „Technische Thermodynamik“ Teil 1, 8. korrigierte Auflage 1998, Steinkopff Verlag Darmstadt, ISBN 978-3-642-63818-3
Hans D. Baehr, S. Kabelac : Thermodynamik, Grundlagen und technische Anwendungen 13., neu bearb. u. erw. Aufl., Springer Verlag, 2006, ISBN 3-540-32513-1
Hans D. Baehr, Karl Stephan: Wärme- und Stoffübertragung 5., neu bearb. Aufl., 2006, Springer Verlag, ISBN 3-540-32334-1
Günter Cerbe, Gernot Wilhelms: Technische Thermodynamik. Theoretische Grundlagen und praktische Anwendungen. 14. Auflage, Hanser Fachbuchverlag, Juni 2005, ISBN 3-446-40281-0
N. Elsner, A. Dittmann: Grundlagen der Technischen Thermodynamik , Bd. 1 und 2, Akademie Verlag, Berlin 1993
EP Hassel, TV Vasiltsova, T. Strenziok: „Einfuehrung in die Technische Thermodynamik“; FVTR GmbH; Rostock 2010; ISBN 978-3-941554-02-3
Heinz Herwig, Christian H. Kautz: Technische Thermodynamik , Aufl., 2007, Pearson Studium, ISBN 978-3-8273-7234-5
Dirk Labuhn, Oliver Romberg: Keine Panik vor Thermodynamik! , 1. Auflage, Vieweg, Braunschweig 2005, ISBN 3-8348-0024-4
Klaus Langeheinecke, Peter Jany, Eugen Sapper: Thermodynamik für Ingenieure . 5. Auflage. Vieweg Verlag, Wiesbaden 2004, ISBN 3-528-44785-0
W. Schneider, S. Haas: Repetitorium Thermodynamik . Oldenbourg Verlag, 2004, ISBN 978-3-486-57614-6
Volker Sperlich: Übungsaufgaben zur Thermodynamik mit Mathcad , Fachbuchverlag Leipzig 2002, ISBN 3-446-21603-0
Peter Stephan, Karlheinz Schaber, Karl Stephan, und Franz Mayinger Thermodynamik 1. Einstoffsysteme. Grundlagen und technische Anwendungen , Springer Verlag, Berlin, November 1998, 15. Auflage, ISBN 3-540-64250-1
Wolfgang Wagner: Properties of Water and Steam. / Zustandsgrößen von Wasser und Wasserdampf , Springer Verlag, Berlin, 1. Auflage, August 2002, ISBN 3-540-64339-7
Klaus Lucas: Thermodynamik. / Die Grundgesetze der Energie- und Stoffumwandlungen , Springer Verlag, Berlin, 5. Auflage, 2006, ISBN 3-540-26265-2

Thermodynamik in der Biologie

Dieter Leuschner: Thermodynamik in der Biologie. Eine Einführung. Akademie Verlag, Berlin 1989, ISBN 3-05-500487-6

Weblinks

Wikibooks: Thermodynamik – Lern- und Lehrmaterialien

Wiktionary: Thermodynamik – Bedeutungserklärungen, Wortherkunft, Synonyme, Übersetzungen

Wiktionary: Wärmelehre – Bedeutungserklärungen, Wortherkunft, Synonyme, Übersetzungen

Was ist Entropie? aus der Fernseh-Sendereihe alpha-Centauri (ca. 15 Minuten). Erstmals ausgestrahlt am 4. Aug. 2004.
Online-Repetitorium Thermodynamik – mit Videos – (Experimentalphysik) – Universität Würzburg
Universität Duisburg-Essen, Grundlagen der Technischen Thermodynamik mit Übungsaufgaben und Lösungen, + rechenaktive Mathcad-Dateien
Universität Duisburg-Essen, Grundlagen der Technischen Thermodynamik (PDF; 2,6 MB)
Günter Jakob Lauth (SciFox): Einführung in die chemische Thermodynamik . Vorlesungsreihe, Videoaufzeichnungen, 2013/2014.
Umfangreiche Formelsammlung zur Thermodynamik 1 an der TUM (PDF, kleiner als 3 MB). Die Themen sind ua Erster und Zweiter Hauptsatz, Zustandsgleichungen idealer Gase, reale Fluide und Kreisprozesse.

Einzelnachweise und Anmerkungen

↑ Wilhelm Gemoll: Griechisch-Deutsches Schul- und Handwörterbuch. München/Wien 1965.
↑ Wird als „Grundlagenwissenschaften der Technik“ bezeichnet (Baehr, Kabelac: Thermodynamik. 15. Auflage, S. V, als „Fachmodule der Ingenieurwissenschaften“, „ingenieurtechnische Wissenschaft“ und „Teilgebiet der Physik“ (Barth: Thermodynamik für Maschinenbauer. 2011, S. V, 2.)
↑ Herwig Kautz: Technische Thermodynamik. Pearson Studium, München, 2007, S. 20.
↑ Windisch Thermodynamik – Ein Lehrbuch für Ingenieure. Oldenbourg, 3. Auflage, 2008, S. 2 f.
↑ Bökh, Stripf: Technische Thermodynamik. Springer, 2. Auflage, 2015, S. 1.
↑ Herwig Kautz: Technische Thermodynamik , Pearson Studium, München, 2007, S. 18.
↑ Baehr, Kabelac: Thermodynamik , Springer, 15. Auflage, 2012, SV
↑ Christoph Strunk: Moderne Thermodynamik – Von einfachen Systemen zu Nanostrukturen , Ge Gruyter, 2015, S. V f.
↑ Mihály Németh-Csóka: Thermisches Management elektrischer Maschinen , Springer, https://www.springer.com/de/book/9783658201326
↑ Frank-Michael Barth: Thermodynamik für Maschinenbauer , Oldenbourg, München, 2012, S. 2 f.
↑ Hans Dieter Baehr, Stephan Kabelac: Thermodynamik – Grundlagen und technische Anwendungen , Springer, 15. Auflage, S. 10.
↑ Handbuch der Experimentellen Chemie Sekundarbereich II. Band 7: Chemische Energetik. Aulis Verlag Deubner, Köln, S. 1.
↑ Hans Joachim Störig: Kleine Weltgeschichte der Wissenschaften. Bd. 2. Fischer Taschenbuch, 1982, S. 91.
↑ Gerd Wedler: Lehrbuch der Physikalischen Chemie. Verlag Weinheim, 1982, S. 59.
↑ Hans Joachim Störig: Kleine Weltgeschichte der Wissenschaften. Bd. 2. Fischer Taschenbuch, 1982, S. 93, 1280.
↑ Lorenz: Abriß der geschichtlichen Entwickelung der Wärmelehre. In: Zeitschrift für Kälteindustrie. 1904, Heft 8, S. 144.
↑ H. von Helmholtz: Die Thermodynamik chemischer Vorgänge (1882). In: Wissenschaftliche Abhandlungen von Hermann Helmholtz. Band 2. JA Barth, Leipzig 1882, S. 958–978.
↑ Handbuch der Experimentellen Chemie Sekundarbereich II. Band 7: Chemische Energetik. Aulis Verlag Deubner, Köln, S. 11.
↑ Handbuch der Experimentellen Chemie Sekundarbereich II. Band 7: Chemische Energetik. Aulis Verlag Deubner, Köln, S. 9.
↑ Ingo Müller: A History of Thermodynamics . 1. Auflage. Springer-Verlag, Berlin Heidelberg 2007, ISBN 978-3-540-46226-2 (englisch).
↑ Ein Artikel über Richard Towneley ist derzeit nur in der englischen Wikipedia verfügbar
↑ Walter Conrad (Hrsg.): Geschichte Der Technik in Schlaglichtern . 1. Auflage. Bibliographisches Institut & FA Brockhaus AG, Mannheim 1997, ISBN 3-411-07741-7 , 3.2.2 Gasmotor/Ottomotor.
↑ ^a ^b Klaus Langeheinecke (Hrsg.), Peter Jany, Gerd Thieleke: Thermodynamik für Ingenieure. 6. Auflage, Friedr. Vieweg & Sohn Verlag, Wiesbaden 2006, Abschnitt 2.1 Systeme und Energien .
↑ Siehe Abschnitt 15.2 „Joule-Thomson-Effekt oder Drosseleffekt“ in Bošnjaković/Knoche „Technische Thermodynamik Teil 1“, 8. Auflage, Steinkopff-Verlag Darmstadt 1998, ISBN 978-3-642-63818-3 .
↑ Nach Baehr/Kabelac „Thermodynamik“, 13. Auflage, Springer-Verlag 2005, ISBN 3-540-23870-0 .
↑ Siehe Abschnitt 1.4.3 in Baehr/Kabelac „Thermodynamik“, 13. Auflage, Springer-Verlag 2005, ISBN 3-540-23870-0 .
↑ Hans-Heinrich Möbius, Wolfgang Dürselen: Chemische Thermodynamik.
↑ In diesem Kapitel werden explizit die Konzepte des Karlsruher Physikkurses benutzt, in dem die gesamte Physik auf dem Konzept von „Strömen“ basiert und extensive Grundgrößen bevorzugt werden. Ein anderes Konzept benutzt zum Beispiel W. Döring , der in seinem Thermodynamik-Bändchen („Göschen-Verlag“) zusätzlich zur gewohnten (extensiven) „Volumenarbeit“ $\delta A=-p\delta V$ $\delta A=-p\delta V$ $\delta A=-p\delta V$ (Energieerhöhung durch Kompression eines Gasvolumens bei beweglichem Stempel) die (intensive) sog. „Druck-Arbeit“ (Energieerhöhung durch vertikalen Transport von Gewichtstücken auf die Oberseite eines festen Würfelbehältnisses für das fluide System) $\delta A':=+V\delta p$ $\delta A':=+V\delta p$ $\delta A' :=+V\delta p$ benutzt. Extensive und intensive Arbeiten sind zwar verschieden, aber Bevorzugung des jeweiligen Aspektes ist Geschmackssache, über die sich genauso wenig streiten lässt, wie über die Bevorzugung von Kraft oder Impuls als Grundgröße in der Mechanik: Es besteht nämlich Äquivalenz in folgendem Sinne: Der erste Hauptsatz der Thermodynamik kann einerseits in der gewohnten Form $\mathrm {d} U=\delta Q+\delta A$ $\mathrm {d} U=\delta Q+\delta A$ $\mathrm{d}U=\delta Q +\delta A$ , zweitens in der davon zwar verschiedenen, aber äquivalenten Form $\mathrm {d} H=\delta Q+\delta A'$ $\mathrm {d} H=\delta Q+\delta A'$ $\mathrm{d}H=\delta Q +\delta A'$ formuliert werden.
↑ Zitat von Max Planck , nach Eintrag zu Hauptsätze. In: Römpp Online . Georg Thieme Verlag, abgerufen am 24. August 2011.
↑ M. Heidrich: Bounded energy exchange as an alternative to the third law of thermodynamics . In: Annals of Physics . 373, 2016, S. 665–681. bibcode : 2016AnPhy.373..665H . doi : 10.1016/j.aop.2016.07.031 .

[1] Wilhelm Gemoll: Griechisch-Deutsches Schul- und Handwörterbuch. München/Wien 1965.

[2] Wird als „Grundlagenwissenschaften der Technik“ bezeichnet (Baehr, Kabelac: Thermodynamik. 15. Auflage, S. V, als „Fachmodule der Ingenieurwissenschaften“, „ingenieurtechnische Wissenschaft“ und „Teilgebiet der Physik“ (Barth: Thermodynamik für Maschinenbauer. 2011, S. V, 2.)

[3] Herwig Kautz: Technische Thermodynamik. Pearson Studium, München, 2007, S. 20.

[4] Windisch Thermodynamik – Ein Lehrbuch für Ingenieure. Oldenbourg, 3. Auflage, 2008, S. 2 f.

[5] Bökh, Stripf: Technische Thermodynamik. Springer, 2. Auflage, 2015, S. 1.

[6] Herwig Kautz: Technische Thermodynamik , Pearson Studium, München, 2007, S. 18.

[7] Baehr, Kabelac: Thermodynamik , Springer, 15. Auflage, 2012, SV

[8] Christoph Strunk: Moderne Thermodynamik – Von einfachen Systemen zu Nanostrukturen , Ge Gruyter, 2015, S. V f.

[9] Mihály Németh-Csóka: Thermisches Management elektrischer Maschinen , Springer, https://www.springer.com/de/book/9783658201326

[10] Frank-Michael Barth: Thermodynamik für Maschinenbauer , Oldenbourg, München, 2012, S. 2 f.

[11] Hans Dieter Baehr, Stephan Kabelac: Thermodynamik – Grundlagen und technische Anwendungen , Springer, 15. Auflage, S. 10.

[12] Handbuch der Experimentellen Chemie Sekundarbereich II. Band 7: Chemische Energetik. Aulis Verlag Deubner, Köln, S. 1.

[13] Hans Joachim Störig: Kleine Weltgeschichte der Wissenschaften. Bd. 2. Fischer Taschenbuch, 1982, S. 91.

[14] Gerd Wedler: Lehrbuch der Physikalischen Chemie. Verlag Weinheim, 1982, S. 59.

[15] Hans Joachim Störig: Kleine Weltgeschichte der Wissenschaften. Bd. 2. Fischer Taschenbuch, 1982, S. 93, 1280.

[16] Lorenz: Abriß der geschichtlichen Entwickelung der Wärmelehre. In: Zeitschrift für Kälteindustrie. 1904, Heft 8, S. 144.

[17] H. von Helmholtz: Die Thermodynamik chemischer Vorgänge (1882). In: Wissenschaftliche Abhandlungen von Hermann Helmholtz. Band 2. JA Barth, Leipzig 1882, S. 958–978.

[18] Handbuch der Experimentellen Chemie Sekundarbereich II. Band 7: Chemische Energetik. Aulis Verlag Deubner, Köln, S. 11.

[19] Handbuch der Experimentellen Chemie Sekundarbereich II. Band 7: Chemische Energetik. Aulis Verlag Deubner, Köln, S. 9.

[20] Ingo Müller: A History of Thermodynamics . 1. Auflage. Springer-Verlag, Berlin Heidelberg 2007, ISBN 978-3-540-46226-2 (englisch).

[21] Ein Artikel über Richard Towneley ist derzeit nur in der englischen Wikipedia verfügbar

[22] Walter Conrad (Hrsg.): Geschichte Der Technik in Schlaglichtern . 1. Auflage. Bibliographisches Institut & FA Brockhaus AG, Mannheim 1997, ISBN 3-411-07741-7 , 3.2.2 Gasmotor/Ottomotor.

[ThermoIng-23] Klaus Langeheinecke (Hrsg.), Peter Jany, Gerd Thieleke: Thermodynamik für Ingenieure. 6. Auflage, Friedr. Vieweg & Sohn Verlag, Wiesbaden 2006, Abschnitt 2.1 Systeme und Energien .

[24] Siehe Abschnitt 15.2 „Joule-Thomson-Effekt oder Drosseleffekt“ in Bošnjaković/Knoche „Technische Thermodynamik Teil 1“, 8. Auflage, Steinkopff-Verlag Darmstadt 1998, ISBN 978-3-642-63818-3 .

[25] Nach Baehr/Kabelac „Thermodynamik“, 13. Auflage, Springer-Verlag 2005, ISBN 3-540-23870-0 .

[26] Siehe Abschnitt 1.4.3 in Baehr/Kabelac „Thermodynamik“, 13. Auflage, Springer-Verlag 2005, ISBN 3-540-23870-0 .

[27] Hans-Heinrich Möbius, Wolfgang Dürselen: Chemische Thermodynamik.

[28] In diesem Kapitel werden explizit die Konzepte des Karlsruher Physikkurses benutzt, in dem die gesamte Physik auf dem Konzept von „Strömen“ basiert und extensive Grundgrößen bevorzugt werden. Ein anderes Konzept benutzt zum Beispiel W. Döring , der in seinem Thermodynamik-Bändchen („Göschen-Verlag“) zusätzlich zur gewohnten (extensiven) „Volumenarbeit“ $\delta A=-p\delta V$ $\delta A=-p\delta V$ $\delta A=-p\delta V$ (Energieerhöhung durch Kompression eines Gasvolumens bei beweglichem Stempel) die (intensive) sog. „Druck-Arbeit“ (Energieerhöhung durch vertikalen Transport von Gewichtstücken auf die Oberseite eines festen Würfelbehältnisses für das fluide System) $\delta A':=+V\delta p$ $\delta A':=+V\delta p$ $\delta A' :=+V\delta p$ benutzt. Extensive und intensive Arbeiten sind zwar verschieden, aber Bevorzugung des jeweiligen Aspektes ist Geschmackssache, über die sich genauso wenig streiten lässt, wie über die Bevorzugung von Kraft oder Impuls als Grundgröße in der Mechanik: Es besteht nämlich Äquivalenz in folgendem Sinne: Der erste Hauptsatz der Thermodynamik kann einerseits in der gewohnten Form $\mathrm {d} U=\delta Q+\delta A$ $\mathrm {d} U=\delta Q+\delta A$ $\mathrm{d}U=\delta Q +\delta A$ , zweitens in der davon zwar verschiedenen, aber äquivalenten Form $\mathrm {d} H=\delta Q+\delta A'$ $\mathrm {d} H=\delta Q+\delta A'$ $\mathrm{d}H=\delta Q +\delta A'$ formuliert werden.

[29] Zitat von Max Planck , nach Eintrag zu Hauptsätze. In: Römpp Online . Georg Thieme Verlag, abgerufen am 24. August 2011.

[30] M. Heidrich: Bounded energy exchange as an alternative to the third law of thermodynamics . In: Annals of Physics . 373, 2016, S. 665–681. bibcode : 2016AnPhy.373..665H . doi : 10.1016/j.aop.2016.07.031 .

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