大学热力学与统计物理课后习题答案第一章

1.1 试求理想气体的体胀系数,压强系数和等温压缩系数

。

解：已知理想气体的物态方程为

pVnRT, （1）

由此易得

1VnR1, （2） VTppVT1pnR1, （3） pTVpVTT2. （4） VpTVpp1V1nRT1

1.2 证明任何一种具有两个独立参量T,p的物质，其物态方程可由实验测得的体胀系数及等温压缩系数，根据下述积分求得：

lnV=αdTκTdp

如果,T1T1，试求物态方程。 p解：以T,p为自变量，物质的物态方程为

VVT,p,

其全微分为

VVdVdTdp. （1） TppT全式除以V，有

dV1V1VdTdp. VVTpVpT根据体胀系数和等温压缩系数T的定义，可将上式改写为

dVdTTdp. （2） V上式是以T,p为自变量的完整微分，沿一任意的积分路线积分，有

lnVdTTdp. （3）

若,T，式（3）可表为

11lnVdTdp. （4）

pT1T1p选择图示的积分路线，从(T0,p0)积分到T,p0，再积分到（T,p），相应地体

积由V0最终变到V，有

lnVTp=lnln, V0T0p0即

pVp0V0C（常量）， TT0或

pV （5） C. T式（5）就是由所给,T求得的物态方程。 确定常量C需要进一步的实验数据。

1.3 在0C和1pn下，测得一铜块的体胀系数和等温压缩系数分

710pn1.和T可近似看作常量，今使铜别为4.85105K1和T7.81T1p块加热至10C。问：

（a）压强要增加多少pn才能使铜块的体积维持不变？（b）若压强增加100pn，铜块的体积改变多少？

解：（a）根据1.2题式（2），有

dVdTTdp. （1） V上式给出，在邻近的两个平衡态，系统的体积差dV，温度差dT和压强差dp之间的关系。如果系统的体积不变，dp与dT的关系为

dpdT. （2） T在和T可以看作常量的情形下，将式（2）积分可得

p2p1T2T1. （3） T将式（2）积分得到式（3）首先意味着，经准静态等容过程后，系统在初态和终态的压强差和温度差满足式（3）。 但是应当强调，只要初态V,T1和终态V,T2是平衡态，两态间的压强差和温度差就满足式（3）。 这是因为，平衡状态的状态参量给定后，状态函数就具有确定值，与系统到达该状态的历史无关。 本题讨论的铜块加热的实际过程一般不会是准静态过程。 在加热过程中，铜块各处的温度可以不等，铜块与热源可以存在温差等等，但是只要铜块的初态和终态是平衡态，两态的压强和温度差就满足式（3）。

将所给数据代入，可得

4.85105p2p110622pn.

7.8107因此，将铜块由0C加热到10C，要使铜块体积保持不变，压强要增

强622pn

（b）1.2题式（4）可改写为

VT2T1Tp2p1. （4） V1将所给数据代入，有

V4.85105107.8107100V1 4.07104.因此，将铜块由0C加热至10C，压强由1pn增加100pn，铜块体积将增加原体积的4.07104倍。

1.4 简单固体和液体的体胀系数和等温压缩系数T数值都很小，在一定温度范围内可以把和T看作常量. 试证明简单固体和液体的物态方程可近似为

V(T,p)V0T0,01TT0Tp.

解: 以T,p为状态参量，物质的物态方程为

VVT,p.

根据习题1.2式（2），有

dVdTTdp. （1） V将上式沿习题1.2图所示的路线求线积分，在和T可以看作常量的情形下，有

lnVTT0Tpp0, （2） V0或

VT,pVT0,p0eTT0Tpp0. （3）

考虑到和T的数值很小，将指数函数展开，准确到和T的线性项，有

VT,pVT0,p01TT0Tpp0. （4）

如果取p00，即有

VT,pVT0,01TT0Tp. （5）

1.5 描述金属丝的几何参量是长度L，力学参量是张力J，物态方程是

fJ,L,T0

实验通常在1pn下进行，其体积变化可以忽略。

线胀系数定义为

1L LTJ等温杨氏模量定义为

YLJ ALT其中A是金属丝的截面积，一般来说，和Y是T的函数，对J仅有微弱的依赖关系，如果温度变化范围不大，可以看作常量，假设金属丝两端固定。试证明，当温度由1降至2时，其张力的增加为

JYAT2T1

解：由物态方程

fJ,L,T0 （1）

知偏导数间存在以下关系：

LTJ1. （2） TJJLLT所以，有

JLJTLTJLTA （3） LYLAY.

积分得

JYAT2T1. （4）

与1.3题类似，上述结果不限于保持金属丝长度不变的准静态冷却过

程，只要金属丝的初态是平衡态，两态的张力差

JJL,T2JL,T1

就满足式（4），与经历的过程无关。

1.6一理想弹性线的物态方程为

LL20JbT2, LL0其中L是长度，L0是张力J为零时的L值，它只是温度T的函数，b是常量. 试证明：

（a）等温扬氏模量为

bTL2L20Y. 2AL0L在张力为零时，Y03bT.其中A是弹性线的截面面积。 A（b）线胀系数为

L311L300, 3TL2L30其中01dL0. L0dT（c）上述物态方程适用于橡皮带，设T300K,b1.33103NK1,

A1106m2,05104K1，试计算当

L分别为0.5,1.0,1.5和2.0时的L0J,Y,值，并画出J,Y,对

L的曲线. L0解:（a）根据题设，理想弹性物质的物态方程为

LL20JbT2, （1） LL0由此可得等温杨氏模量为

bTL2L2LJL12L200YbT2. （2） ALTAL0LAL0L2

张力为零时，LL0,Y03bT. A（b）线胀系数的定义为

1L. LTJ由链式关系知

1JLLT, LJT而

JLL2L2L0dL0TbL02bT22,L0LL0LdTJ2 LbT12L0L3,T0L所以

bLL2bTL2L0dL0L3021L0LL20L2dT1dL3101L0L23.bT12LL0dTTL2L0330LL03）4） （

（

（c）根据题给的数据，J,Y,对

L的曲线分别如图1-2（a），（b），（c）L0所示。

1.7 抽成真空的小匣带有活门，打开活门让气体冲入，当压强达到外界压强p0时将活门关上，试证明：小匣内的空气在没有与外界交换热量之前，它的内能U与原来在大气中的内能U0之差为

UU0pV0是它原来在大气中的体积，若气体是理想气体，，其中0V0求它的温度与体积。

解：将冲入小匣的气体看作系统。系统冲入小匣后的内能U与其原来在大气中的内能U0由式（1.5.3）

UU0WQ （1）

确定。由于过程进行得很迅速，过程中系统与外界没有热量交换，一Q0. 过程中外界对系统所做的功可以分为W1和W2两部分来考虑。方面，大气将系统压入小匣，使其在大气中的体积由V0变为零。由于

小匣很小，在将气体压入小匣的过程中大气压强p0可以认为没有变化，即过程是等压的（但不是准静态的）。过程中大气对系统所做的功为

W1p0Vp0V0.

另一方面，小匣既抽为真空，系统在冲入小匣的过程中不受外界阻力，与外界也就没有功交换，则

W20.

因此式（1）可表为

UU0p0V0. （2）

如果气体是理想气体，根据式（1.3.11）和（1.7.10），有

p0V0nRT, （3）

U0UCV(TT0)nR(TT0) （4） 1式中n是系统所含物质的量。代入式（2）即有

TT0. （5）

活门是在系统的压强达到p0时关上的，所以气体在小匣内的压强也可看作p0，其物态方程为

p0VnRT0. （6）

与式（3）比较，知

VV0. （7）

1.8 满足pVnC的过程称为多方过程，其中常数n名为多方指数。试证明：理想气体在多方过程中的热容量Cn为

CnnCV n1解：根据式（1.6.1），多方过程中的热容量

QUCnlimT0TTnnVp. （1） Tn对于理想气体，内能U只是温度T的函数，

UCV, Tn所以

VCnCVp. （2）

Tn将多方过程的过程方程式pVnC与理想气体的物态方程联立，消去压强p可得

TVn1C1（常量）。

（3）

将上式微分，有

Vn1dT(n1)Vn2TdV0,

所以

VV. （4） (n1)TTn代入式（2），即得

CnCVpVnCV, （5） T(n1)n1其中用了式（1.7.8）和（1.7.9）。

1.9 试证明：理想气体在某一过程中的热容量Cn如果是常数，该过程一定是多方过程，多方指数n和定容热容量是常量。

解：根据热力学第一定律，有

dUđQđW. （1）

CnCpCnCV。假设气体的定压热容量

对于准静态过程有

đWpdV,

对理想气体有

dUCVdT,

气体在过程中吸收的热量为

đQCndT,

因此式（1）可表为

(CnCV)dTpdV. （2）

用理想气体的物态方程pVvRT除上式，并注意CpCVvR,可得

(CnCV)dTdV(CpCV). （3） TV将理想气体的物态方程全式求微分，有

dpdVdT. （4） pVT式（3）与式（4）联立，消去

(CnCV)dT，有 TdpdV(CnCp)0. （5） pV令nCnCpCnCV，可将式（5）表为

dpdVn0. （6） pV如果Cp,CV和Cn都是常量，将上式积分即得

pVnC（常量）。 （7）

式（7）表明，过程是多方过程。

1.10 声波在气体中的传播速度为



sp假设气体是理想气体，其定压和定容热容量是常量，试证明气体单位质量的内能u和焓h可由声速及给出：

a2uu,10a2h h -10其中u0,h0为常量。

解：根据式（1.8.9），声速a的平方为

a2pv, （1）

其中v是单位质量的气体体积。理想气体的物态方程可表为

pVmRT, m式中m是气体的质量，m是气体的摩尔质量。 对于单位质量的气体，

有

pv1RT, （2） m代入式（1）得

a2mRT. （3）

以u,h表示理想气体的比内能和比焓（单位质量的内能和焓）。 由式（1.7.10）—（1.7.12）知

muRTmu0, 1mhRTmh0. （4） 1将式（3）代入，即有

a2uu0, (1)a2hh. （5） 10式（5）表明，如果气体可以看作理想气体，测定气体中的声速和即可确定气体的比内能和比焓。

1.11大气温度随高度降低的主要原因是在对流层中的低处与高处之间空气不断发生对流，由于气压随高度而降低，空气上升时膨胀，下降时收缩，空气的导热率很小，膨胀和收缩的过程可以认为是绝热过程，试计算大气温 度随高度的变化率

dT，并给出数值结果。 dz解：取z轴沿竖直方向（向上）。以p(z)和p(zdz)分别表示在竖直高度为z和zdz处的大气压强。 二者之关等于两个高度之间由大气重量产生的压强，即

p(z)p(zdz)(z)gdz, （1）

式中(z)是高度为z处的大气密度，g是重力加速度。 将p(zdz)展

开，有

p(zdz)p(z)dp(z)dz, dz代入式（1），得

dp(z)(z)g. （2） dz式（2）给出由于重力的存在导致的大气压强随高度的变化率。

以m表大气的平均摩尔质量。 在高度为z处，大气的摩尔体积为

m，则物态方程为 (z)mp(z)RT(z), （3）

(z)，消去(z)得 T(z)是竖直高度为z处的温度。 代入式（2）

dmgp(z)p(z). （4） dzRT(z)由式（1.8.6）易得气体在绝热过程中温度随压强的变化率为

T1T. （5） ppS综合式（4）和式（5），有

Tdd1mgT(z)pz. （6） dzRpSdz大气的1.41（大气的主要成分是氮和氧，都是双原子分子），平均摩尔质量为m29103kgmol1,g9.8ms2，代入式（6）得

dTz10Kkm1. （7） dz式（7）表明，每升高1km，温度降低10K。 这结果是粗略的。由于各种没有考虑的因素，实际每升高1km，大气温度降低6K左右。

1.12 假设理想气体的Cp和CV之比是温度的函数，试求在准静态绝热过程中T和V的关系，该关系式中要用到一个函数FT，其表达式为

lnF(T)dT 1T解：根据式（1.8.1），理想气体在准静态绝热过程中满足

CVdTpdV0. （1）

用物态方程pVnRT除上式，第一项用nRT除，第二项用pV除，可得

CVdTdV0. （2） nRTV利用式（1.7.8）和（1.7.9），

CpCVnR,CpCV,

可将式（2）改定为

1dTdV0. （3）

1TV将上式积分，如果是温度的函数，定义

lnF(T)1dT, （4） 1T可得

lnF(T)lnVC1（常量）， （5）

或

。 （6） F(T)VC（常量）

式（6）给出当是温度的函数时，理想气体在准静态绝热过程中T和V的关系。

1.13 利用上题的结果证明：当为温度的函数时，理想气体卡诺循环的效率仍为1T2. T1解：在是温度的函数的情形下，§1.9就理想气体卡诺循环得到的式（1.9.4）—（1.9.6）仍然成立，即仍有

Q1RT1lnV2, （1） V1Q2RT2lnV3, （2） V4VV2RT2ln3. （3） V1V4WQ1Q2RT1ln根据1.13题式（6），对于§1.9中的准静态绝热过程（二）和（四），有

F(T1)V2F(T2)V3, （4） F(T2)V4F(T1)V1, （5）

从这两个方程消去F(T1)和F(T2)，得

V2V3, （6） V1V4故

WR(T1T2)lnV2, （7） V1所以在是温度的函数的情形下，理想气体卡诺循环的效率仍为

TW12. （8） Q1T1

1.14试根据热力学第二定律证明两条绝热线不能相交。 解：假设在pV图中两条绝热线交于C点，如图所示。设想一等温线与

两条绝热线分别交于A点和B点（因为等温线的斜率小于绝热线的斜率，这样的等温线总是存在的），则在循环过程ABCA中，系统在等温

过程AB中从外界吸取热量Q，而在循环过程中对外做功W，其数值等于三条线所围面积（正值）。循环过程完成后，系统回到原来的状态。根据热力学第一定律，有

WQ。

这样一来，系统在上述循环过程中就从单一热源吸热并将之完全转变为功了，

这违背了热力学第二定律的开尔文说法，是不可能的。 因此两条绝热线不可能相交。

1.15 热机在循环中与多个热源交换热量，在热机从其中吸收热量的热源中，热源的最高温度为T1，在热机向其放出热量的热源中，热源的最低温度

为T2，试根据克氏不等式证明，热机的效率不超过1解：根据克劳修斯不等式（式（1.13.4）），有

Qi0, （1） TiiT2. T1式中Qi是热机从温度为Ti的热源吸取的热量（吸热Qi为正，放热Qi为负）。 将热量重新定义，可将式（1）改写为

QjjTjkQk0, （2） Tk式中Qj是热机从热源Tj吸取的热量，Qk是热机在热源Tk放出的热量，

Qj，Qk恒正。 将式（2）改写为

TjQjjkQk. （3） Tk假设热机从其中吸取热量的热源中，热源的最高温度为T1，在热机向其放出热量的热源中，热源的最低温度为T2，必有

Qj1Q,jT1jjTjQk1TT2kk

Q,kk故由式（3）得

11QjTT1j2Q.

kk （4）

定义Q1Qj为热机在过程中吸取的总热量，Q2Qk为热机放出的总热量，则式（4）可表为

jkQ1Q2, （5） T1T2或

T2Q2. （6） T1Q1根据热力学第一定律，热机在循环过程中所做的功为

WQ1Q2.

热机的效率为

QTW1212. （7） QQ1T1

1.16 理想气体分别经等压过程和等容过程，温度由T1升至T2。 假设是常数，试证明前者的熵增加值为后者的倍。

解：根据式（1.15.8），理想气体的熵函数可表达为

SCplnTnRlnpS0.

（1）

在等压过程中温度由T1升到T2时，熵增加值Sp为

SpCplnT2. （2） T1根据式（1.15.8），理想气体的熵函数也可表达为

SCVlnTnRlnVS0. （3）

在等容过程中温度由T1升到T2时，熵增加值SV为

SVCVlnT2. （4） T1所以

SpSVCpCV. （5）

1.17 温度为0C的1kg水与温度为100C的恒温热源接触后，水温达到100C。试分别求水和热源的熵变以及整个系统的总熵变。欲使参与过程的整个系统的熵保持不变，应如何使水温从0C升至

100C？已知水的比热容为4.18Jg1K1.

解：0C的水与温度为100C的恒温热源接触后水温升为100C，这一过程是不可逆过程。为求水、热源和整个系统的熵变，可以设想一个可逆过程，它使水和热源分别产生原来不可逆过程中的同样变化，通过设想的可逆过程来求不可逆过程前后的熵变。

为求水的熵变，设想有一系列彼此温差为无穷小的热源，其温度分布在0C与100C之间。令水依次从这些热源吸热,使水温由0C升至

100C。在这可逆过程中,水的熵变为

S水373mcpdTT273mcpln3733731034.18ln1304.6Jk1. （1） 273273水从0C升温至100C所吸收的总热量Q为

QmcpT1034.181004.18105J.

为求热源的熵变，可令热源向温度为100C的另一热源放出热量

Q。在这可逆过程中，热源的熵变为

S热源4.181051120.6JK1. （2）

373由于热源的变化相同，式（2）给出的熵变也就是原来的不可逆过程中热源的熵变。则整个系统的总熵变为

S总S水S热源184JK1. （3）

为使水温从0C升至100C而参与过程的整个系统的熵保持不变，应令水与温度分布在0C与100C之间的一系列热源吸热。水的熵变

S水仍由式（1）给出。这一系列热源的熵变之和为

S热源373mcpdTT2731304.6JK1. （4）

参与过程的整个系统的总熵变为

S总S水S热源0. （5）

1.18 10A的电流通过一个25的电阻器，历时1s。 （a）若电阻器保持为室温27C，试求电阻器的熵增加值。 （b）若电阻器被一绝热壳包装起来，其初温为27C，电阻器的质量为10g，比热容cp为0.84Jg1K1, 问电阻器的熵增加值为多少？

解：（a）以T,p为电阻器的状态参量。设想过程是在大气压下进行的，如果电阻器的温度也保持为室温27C不变，则电阻器的熵作为状态函数也就保持不变。

（b）如果电阻器被绝热壳包装起来，电流产生的焦耳热Q将全部被电阻器吸收而使其温度由Ti升为Tf，所以有

mcp(TfTi)i2Rt,

故

i2Rt102251TfTi3002600K. 3mcp100.4810电阻器的熵变可参照§1.17例二的方法求出，为

STfmcpdTTTimcplnTf6001020.84103ln5.8JK1. Ti300

度T1T2后的熵增。

解：以L表示杆的长度。杆的初始状态是l0端温度为T2，lL端

T1T2（设T1T2）。 这是一个非平衡状态。通L1过均匀杆中的热传导过程，最终达到具有均匀温度T1T2的平衡状

2121.19 均匀杆的温度一端为T1，另一端为T2，试计算达到均匀温

温度为T1，温度梯度为

态。为求这一过程的熵变，我们将杆分为长度为dl的许多小段，如图所示。位于l到ldl的小段，初温为

TT2T1T2l. （1） L

这小段由初温T变到终温T1T2后的熵增加值为

dSlcpdlT1T22T12T1T2dT2cpdlln, （2）

TTTT212lL其中cp是均匀杆单位长度的定压热容量。

根据熵的可加性，整个均匀杆的熵增加值为

SdSlLTTTTcpln12lnT212ldl02LcpTTT1T2T1T2T1T2cpLln12TllnTlTl 222TT2LLL120LcLTTcpLln12pT1lnT1T2lnT2T1T22T1T2TTTlnTTlnT2Cpln121121.2TT12L （3）

式中CpcpL是杆的定压热容量。

1.20 一物质固态的摩尔热量为Cs，液态的摩尔热容量为Cl. 假设Cs和Cl都可看作常量. 在某一压强下，该物质的熔点为T0，相变潜热为Q0. 求在温度为T1T1T0时，过冷液体与同温度下固体的摩尔熵差. 假设过冷液体的摩尔热容量亦为Cl.

解: 我们用熵函数的表达式进行计算.以T,p为状态参量. 在讨论固定压强下过冷液体与固体的熵差时不必考虑压强参量的变化.以a态表示温度为T1的固态，b态表示在熔点T0的固态. b, a两态的摩尔熵差为（略去摩尔熵Sm的下标m不写）

SbaT0T1CsdTTCsln0. （1） TT1以c态表示在熔点T0的液相，c，b两态的摩尔熵差为

ScbQ0. （2） T0以d态表示温度为T1的过冷液态，d，c两态的摩尔熵差为

SdcT1T0CldTTClln1. （3） TT0熵是态函数，d，c两态的摩尔熵差Sda为

SdaSdcScdSbaCllnT T1Q0Csln0T0T0T1Q0TCsClln0. （4） T0T11.21 物体的初温T1，高于热源的温度T2，有一热机在此物体与热源之间工作，直到将物体的温度降低到T2为止，若热机从物体吸取的热量为Q，试根据熵增加原理证明，此热机所能输出的最大功为

WmaxQT2(S1S2)

其中S1S2是物体的熵减少量。

解：以Sa,Sb和Sc分别表示物体、热机和热源在过程前后的熵变。由熵的相加性知，整个系统的熵变为

SSaSbSc.

由于整个系统与外界是绝热的，熵增加原理要求

SSaSbSc0. （1）

以S1,S2分别表示物体在开始和终结状态的熵，则物体的熵变为

SaS2S1. （2）

热机经历的是循环过程，经循环过程后热机回到初始状态，熵变为零，即

Sb0. （3）

以Q表示热机从物体吸取的热量，Q表示热机在热源放出的热量，W表示热机对外所做的功。 根据热力学第一定律，有

QQW,

所以热源的熵变为

ScQQW. （4） T2T2将式（2）—（4）代入式（1），即有

S2S1QW0. （5） T2上式取等号时，热机输出的功最大，故

WmaxQT2S1S2. （6）

式（6）相应于所经历的过程是可逆过程。

1.22 有两个相同的物体，热容量为常数，初始温度同为Ti。今令一制冷机在这两个物体间工作，使其中一个物体的温度降低到T2为止。假设物体维持在定压下，并且不发生相变。试根据熵增加原理证明，此过程所需的最小功为

WminTi2CpT22Ti

T2解： 制冷机在具有相同的初始温度Ti的两个物体之间工作，将热量从物体2送到物体1,使物体2的温度降至T2为止。以T1表示物体1的终态温度，Cp表示物体的定压热容量，则物体1吸取的热量为

Q1CpT1Ti （1）

物体2放出的热量为

Q2CpTiT2 （2）

经多次循环后，制冷机接受外界的功为

WQ1Q2CpT1T22Ti （3）

由此可知，对于给定的Ti和T2，T1愈低所需外界的功愈小。 用S1,S2和S3分别表示过程终了后物体1，物体2和制冷机的熵变。由熵的相加性和熵增加原理知，整个系统的熵变为

SS1S2S30 （4）

显然

S1CplnS2CplnS30.T1,TiT2, Ti因此熵增加原理要求

SCplnTT120, （5） 2Ti或

TT121, （6） 2Ti对于给定的Ti和T2，最低的T1为

Ti2T1,

T2代入（3）式即有

WminTi2CpT22Ti （7）

T2式（7）相应于所经历的整个过程是可逆过程。

1.23 简单系统有两个独立参量。 如果以T,S为独立参量，可以以纵坐标表示温度T，横坐标表示熵S，构成TS图。图中的一点与系统的一个平衡态相对应，一条曲线与一个可逆过程相对应。试在图中画出可逆卡诺循环过程的曲线，并利用TS图求可逆卡诺循环的效率。

解： 可逆卡诺循环包含两个可逆等温过程和两个可逆绝热过程。 在TS

图上，等温线是平行于T轴的直线。 可逆绝热过程是等熵过程，因此在TS图上绝热线是平行于S轴的直线。 图1-5在TS图上画出了可逆卡诺循环的四条直线。

（一）等温膨胀过程

工作物质经等温膨胀过程（温度为T1）由状态Ⅰ到达状态Ⅱ。 由于工作物质在过程中吸收热量，熵由S1升为S2。吸收的热量为

Q1T1S2S1, （1）

Q1等于直线ⅠⅡ下方的面积。

（二）绝热膨胀过程

工作物质由状态Ⅱ经绝热膨胀过程到达状态Ⅲ。过程中工作物质内能减少并对外做功，其温度由T1下降为T2，熵保持为S2不变。

（三）等温压缩过程

工作物质由状态Ⅲ经等温压缩过程（温度为T2）到达状态Ⅳ。工作物质在过程中放出热量，熵由S2变为S1，放出的热量为

Q2T2S2S1, （2）

Q2等于直线ⅢⅣ下方的面积。

（四）绝热压缩过程

工作物质由状态Ⅳ经绝热压缩过程回到状态Ⅰ。温度由T2升为

T1，熵保持为S1不变。

在循环过程中工作物质所做的功为

WQ1Q2, （3）

W等于矩形ⅠⅡⅢⅣ所包围的面积。

可逆卡诺热机的效率为

T2S2S1Q2TW1112. （4） Q1Q1T1S2S1T1 上面的讨论显示，应用TS图计算（可逆）卡诺循环的效率是非常方便的。实际上TS图的应用不限于卡诺循环。根据式（1.14.4）

dQTdS, （5）

系统在可逆过程中吸收的热量由积分

QTdS （6）

给出。如果工作物质经历了如图中ABCDA的（可逆）循环过程，则在过程ABC

中工作物质吸收的热量等于面积ABCEF，在过程CDA中工作物质放出的热量等于面积ADCEF，工作物质所做的功等于闭合曲线ABCDA所包的面积。 由此可见（可逆）循环过程的热功转换效率可以直接从

TS图中的面积读出。 在热工计算中TS图被广泛使用。

补充题1 1mol理想气体，在27C的恒温下体积发生膨胀，其压强由20pn准静态地降到1pn，求气体所作的功和所吸取的热量。

解：将气体的膨胀过程近似看作准静态过程。根据式（1.4.2），在准静态等温过程中气体体积由VA膨胀到VB，外界对气体所做的功为

WVBVAVBpdVRTVAdVVRTlnVBVARTlnpA. pB气体所做的功是上式的负值，将题给数据代入，得

WRTlnpA8.31300ln207.47103J. pB在等温过程中理想气体的内能不变，即

U0.

根据热力学第一定律（式（1.5.3）），气体在过程中吸收的热量Q为

QW7.47103J.

补充题2 在25C下，压强在0至1000pn之间，测得水的体积为

V(18.0660.715103p0.046106p2)cm3mol1

如果保持温度不变，将1mol的水从1pn加压至1000pn，求外界所作的功。

解：将题中给出的体积与压强关系记为

Vabpcp2, （1）

由此易得

dV(b2cp)dp. （2）

保持温度不变，将1mol的水由1pn加压至1000pn，外界所做的功为

WpdVVAVBpBpA12p(b2cp)dp(bp2cp3)2311000

33.1Jmol1.在上述计算中我们已将过程近拟看作准静态过程。

补充题3 承前1.6题，使弹性体在准静态等温过程中长度由L0压缩为是

dWJdL. （1）

L0，试计算外界所作的功。 2解：在准静态过程中弹性体长度有dL的改变时，外界所做的功

将物态方程代入上式，有

LL20dWbT2dL. （2）

L0L在等温过程中L0是常量，所以在准静态等温过程中将弹性体长度由L0压缩为

L0时，外界所做的功为 2WJdLbTL2bT2L05bTL0.8L02L0L02L0L02L0LL20dL2L0LL02L0L20L （3）

值得注意，不论将弹性体拉长还是压缩，外界作用力都与位移同向，外界所做的功都是正值。

补充题4 在0C和1pn下，空气的密度为1.29kgm3,空气的定压比热容Cp996Jkg-1K1,1.41。今有27m3的空气，试计算：

（i）若维持体积不变，将空气由0C加热至20C所需的热量。 （ii）若维持压强不变，将空气由0C加热至20C所需的热量。 （iii）若容器有裂缝，外界压强为1pn，使空气由0C缓慢地加热至20C所需的热量。

解：（a）由题给空气密度可以算27m3得空气的质量m1为

m11.292734.83kg.

定容比热容可由所给定压比热容算出

0.996103cV0.706103Jkg1K1.

1.41cp维持体积不变，将空气由0C加热至20C所需热量QV为

QVm1cV(T2T1)34.830.70610320 4.920105J.（b）维持压强不变，将空气由0C加热至20C所需热量Qp为

Qpm1cp(T2T1)34.830.99610320 6.938105J.（c）若容器有裂缝，在加热过程中气体将从裂缝漏出，使容器内空气质量发生变化。根据理想气体的物态方程

pVmRT, mm为空气的平均摩尔质量，在压强和体积不变的情形下，容器内气

体的质量与温度成反比。 以m1,T1表示气体在初态的质量和温度，m表示温度为T时气体的质量，有

m1T1mT,

所以在过程（c）中所需的热量Q为

Qcpm(T)dTm1T1cpT1T2T2T1TdTm1T1cpln2. TT1将所给数据代入，得

Q34.832730.996103ln6.678105J.293273

补充题5 热泵的作用是通过一个循环过程将热量从温度较低的物体传送到温度较高的物体上去。 如果以逆卡诺循环作为热泵的循环过程，热泵的效率可以定义为传送到高温物体的热量与外界所做的功的比值。试求热泵的效率。 如果将功直接转化为热量而令高温物体吸收，则“效率”为何？

解：根据卡诺定理，通过逆卡诺循环从温度为T2的低温热源吸取热量Q2，将热量Q1送到温度为T1的高温热源去，外界必须做功

WQ1Q2.

因此如果以逆卡诺循环作为热泵的过程，其效率为

Q1Q1T1T21. （1） WQ1Q2T1T2T1T2式中第三步用了

Q1T1 Q2T2的结果（式（1.12.7）和（1.12.8））。 由式（1）知，效率恒大于1。如果T1与T2相差不大，可以相当高。不过由于设备的价格和运转的实际效率，这种方法实际上很少使用。

将功直接转化为热量（如电热器），效率为1。

补充题6 根据熵增加原理证明第二定律的开氏表述：从单一热源吸取热量使之完全变成有用的功而不引起其它变化是不可能的。

解：如果热力学第二定律的开尔文表述不成立，就可以令一热机在循环过程中从温度为T的单一热源吸取热量Q，将之全部转化为机械功而输出。热机与热源合起来构成一个绝热系统。在循环过程中，热

源

机的熵不变，这样绝热系统的熵就减少了，这违背了熵增加原理，是不可能的。

的

熵

变

为

QT，而热