Главная  Переработка нефти и газа 

Скачать эту книгу

0 [ 1 ] 2 3 4 5 6 7 8 9 10 11 12 13 14 15 16 17 18 19 20 21 22 23 24 25 26 27 28 29 30 31 32 33 34 35 36 37 38 39 40 41 42 43 44 45 46 47 48 49 50 51 52 53 54 55 56 57 58 59 60 61 62 63 64 65 66 67 68 69 70 71 72 73 74 75 76 77 78

Значения приведенных параметров отвечают отношениям наблюдаемых значений к критическим в абсолютных единицах

Pr =

Т =

r Гк

(1.7)

ПсеВдоприведенное давление 2 3 i< 5 6

ПсеВдоприбеде нная температура

3xL "

Приведенное давление

Рис. 1. Коэффициент для углеводородных газов в функции приведенных давлений и температур Гд.

В табл. 1 приведены значения критических температур и давлений для некоторых в основном углеводородных газов [5].

Уравнение состояния жидких и твердых тел дается обычно в виде экспериментальных графиков функций (I. 3) - упругости,

Таблица Т. Физические свойства компонентов попутных нефтяных газов

температурного расширения и пр. Вообще вместо уравнения состояния тина (1. 1) может быть задана любая термодинамическая функция, о чем более подробно будет сказано дальше. По существу температура, выраженная в явном виде из уравнения состояния {I. 1) как функция внешних параметров р ж V, является также термодинамической функцией, а именно

Т = ц>{р,У), (1.8)

полный дифференциал которой равен

Из сопоставления (1.3) и (1.9) вытекает физический смысл частных производных, а именно: -)=--; (l7)p=4* " КИМ образом, выражение (1.9) можно записать так

dp . dlnV

dT =

(1.10)

б a •

Уравнение (I. 10) и опытные кривые б {р, F) и а (р, V) могут заменить уравнение состояния.

I 3. НАЧАЛА ТЕРМОДИНАМИКИ Полная энергия единицы массы

системы может быть представлена в виде суммы трех членов

Е=.Е-\Е,+ , (Г. И)

где E.U1 и Ez - кинетическая и потенциальная энергии единицы массы во внешнем потенциальном ноле в кГ • м/кг; U - внутренняя

энергия в ккал/кг как термодинамическая функция внешних параметров р, V ж температуры Т; А = 2,344 • 10~* ккал/кГ • м - тепловой эквивалент работы.

Первое начало термодинамики является частным случаем общего закона сохранения энергии и может быть выражено так

dQ = AdE + AdL. (1.12)

Здесь Q - тепло, подведенное к системе в ккал/кг; L - внешняя механическая работа, произведенная системой, в кГ • м/кг.

Если система находится в покое и внешние силы на нее не действуют, т. е. Еу, = Ez = О, то приращение внутренней энергии определяется так

dU = dQ - ApdV. (1.13)

Математическое выражение второго начала термодинамики для общего случая имеет вид

dQ = T ds, (1.14)

где s - термодинамическая функция, называемая энтропией системы, в ккал/кг • °К. Энтропия является однозначной функцией состояния системы и определяется двумя независимыми параметрами (Fnp, р и Т или Г и F). Энтропия сложной системы равна сумме энтропии ее частей.

Знак равенства в формуле (I. 14) относится к обратимым термодинамическим процессам, протекающим в квазистатических условиях. Считается доказанным, что энтропия изолированной системы тел ни при каких обстоятельствах не может быть зшеньшена.

Для быстропротекающих необратимых термодинамических процессов энтропия системы возрастает без какой-либо передачи тепла или

§-<ds, (1.15)

Согласно третьему началу термодинамики, все термодинамические функции в области нулевой абсолютной температуры, т. е. Г -> О перестают зависеть от температуры; это значит, их частные производные по температуре обращаются в нуль.

Ограничиваясь рассмотрением трех термодинамических функций - температуры Т, внутренней энергии U и энтропии s, можно было бы построить всю термодинамику. Однако многие положения термодинамики объясняются проще и более наглядно, если ввести и другие термодинамические функции.

§ 4. ТЕРМОДИНАМИЧЕСКИЕ Одной из характеристических тер-ШУНКЦИИ модинамических функций являет-

ся, как уже было сказано, энтропия системы S. Из (I. 14) следует, что процессы, происходящие при постоянной энтропии, или так называемые адиабатические процессы