代入上式即得
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6-14 用范德瓦耳斯气体模型，试求在焦耳测定气体内能实验中气体温度的变化.设气体定容摩尔热容量 CV 为常数，摩尔体积在气体膨胀前后分别为 V1，V2。
解：当 1 摩尔范氏气体由（T1,V1）变到（T2,V2），而 CV为常数时，由 9 题结果知其内能变化为：
证：由上题证明知，1 摩尔范氏气体节流膨胀前的焓为
h1=（cv＋R）T1－ ＋ ＋u0' 节流膨胀后的气体可视为理想气体，起 1 摩尔的焓为
h2 =u2＋p2v2=cvT2－cvT0＋u0＋RT2 =（cv＋R）T2＋u0'' 视二常数 u0'和 u0''相等，由气体节流气候焓不变，所以 h1－h2=（cv＋R）（T2－T1）＋ － =0 解之，气体节流前后温度的变化为
Tds = du＋pdv = CvdT－ dv 由熵增原理知，可逆绝热过程中系统的熵不变，有
CvdT＋ dv = 0 或 ＋ =0 已知 为常数，积分上式即得
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6-11 接上题，证明范德瓦耳斯气体准静态绝热过程方程又可写为
证：有一摩尔范氏气体的状态方程得
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第六章 热力学第二定律
6-1 设每小时能造冰 m 克，则 m 克 25℃的水变成 －18℃的水要放出的热量为
25m+80m+0.5×18m=114m
有热平衡方程得
4.18×114m=3600×2922
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∴ m=2.2×104克=22千克
证：习题9已证得，一摩尔范氏气体有
视 V 为 T、P 的函数，有
所以，1 摩尔范氏气体在无穷小等压（`````=0）过程中，热力学第一定律可写为： dQ = CpdT = du＋pdv = CvdT ＋ dv＋（ － ）dv
或 又 由 （p＋ ）(v－b) =RT 可得
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（2）任意循环不可逆时，可用一连串微小的不可逆卡诺循环来代替，由于诺定理知，任一微小的不可逆卡
诺循环的效率必小于可逆时的效率，即
（3）
对任一微小的不可逆卡诺循环，也有
(4) 将(3)式代入(4)式可得：
即任意不可逆循环的效率必小于它所经历的最高温热源 Tm 和最低温热源 Tn 之间的可逆卡诺循环的效率。
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对于本题模型的气体，当气体节流前的状态（温度、体积）：
1. 由图中曲线上方的点表示时，气体节流膨胀后温度不变，不同的初始体积对应不同的转换温度。
2. 由图中曲线下方的曲线表示时，从（1）、（2）式知，气体节流膨胀后温度降低，对于氧气，显 然，常温下节流温度降低。
u2－u1=CV（T1－T1）＋a ( － ) (1) 焦耳自由膨胀实验中，A=0，且气体向真空的膨胀过程极短暂，可认为气体来不及与外界热交换，Q=0 ， 由热力学第一定律得 u2－u1=0 对于 1 摩尔范氏气体，由（1）式则得： T1－T1= ( － ) 6-15 利用上题公式，求 CO2 在焦耳实验中温度的变化。设 体的摩尔体积在膨胀前是 2.01·mol－1，在膨胀后为 4.01·mol－1。已知 CO2 的摩尔热容量为 3.38R，
代入上题结果
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由于 R 是常量，所以上式可写作
6-12 证明：范德瓦耳斯气体进行准静态绝热过程时，气体对外做功为 设 Cv 为常数 证：习题 9 给出，对摩尔范氏气体有
CV（T1－T2）－a( － )
当范氏气体有状态（T1、v1）变到状态（T2、v2）。内能由 u1 变到 u2，而 Cv 为常数时，上式为
气体节流膨胀前后焓不变，所以，令上式中 h1－h2=0 即得 1 摩尔范氏气体节流膨胀后温度的变化，为
T2－T1= [（ － ）－（ － ）]
6-17 假设一摩尔气体在节流膨胀前可看作范德瓦尔斯气体，而在节流膨胀后可看作理想气体，气体的
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定容摩尔热量为CV为常数。试用上述模型证明，气体节流前后温度变化为 ΔT=T2－T1= （RT － ） 试在 T1—v1 图上画出ΔT=0 的曲线（即转换温度曲线），并加以讨论。
综之，必 即任意循环的效率不可能大于它所经历的最高温热源和最低温热源之间的可逆卡诺循环的效率。 *6-8 若准静态卡循环中的工作物质不是理想气体而是服从状态方程 p(v-b)=RT。式证明这可逆卡诺循环的
效率公式任为
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证：此物种的可逆卡诺循环如图。 等温膨胀过程中，该物质从高温热源 T1 吸热为
由图 试证明：任意循环过程的效率，不可能大于工作于它所经历的最高热源温度与最低热温源温度之间的 可逆卡诺循环的效率。
（提示：先讨论任一可逆循环过程，并以一连串微小的可逆卡诺循环过程。如以 Tm 和 Tn 分别代表这任一
可循环所经历的最高热源温度和最低热源温度。试分析每一微小卡诺循环效率与
的关系）
证：（1）d 当任意循环可逆时。用图中封闭曲线 R 表示，而 R 可用图中一连串微笑的可逆卡诺循环来代 替，这是由于考虑到：任两相邻的微小可逆卡诺循环有一总，环段绝热线是共同的，但进行方向相反从而 效果互相抵消，因而这一连串微小可逆卡诺循环的总效果就和图中锯齿形路径所表示的循环相同；当每个 微小可逆卡诺循环无限小而趋于数总无限多时，其极限就趋于可逆循环 R。
下混合后达到新的平衡态，求系统从初态到终态熵的变化，并说明熵增加，设已知液体定压比热为常数 CP。 解：两种不同温度液体的混合，是不可逆过程，它的熵变可以用两个可逆过程熵变之和求得。设 T1>T2，
（也可设 T1<T2，结果与此无关），混合后平衡温度 T 满足下式
mCp(T1－T)=mCp(T－T1)
ΔT = T2－T1= （RT1 － ） （1）
令上式ΔT= 0，即 RT1 － = 0
或 T1= － ·
（2）
以 1 摩尔氧为例，由表 1－2，取 a=1.36atm·l2·mol－2
b=0.3818 l· mol－1 R=0.082rtm· l· mol－1·K－1,二式化为
T1=1024－
（3）
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等温压缩过程中，该物质向低温热源放热为 （189完）
由第五章习题 13 知，该物质的绝热过程方程为
利用
可得其绝热方程的另一表达式子
由绝热线 23 及 14 得
两式相比得 ∴ 该物质卡诺循环的效率为
可见，工作于热源 T1 和 T2之间的可逆机的效率总为 1－ ，与工作物质无关，这正是卡诺定理所指出的。
6-9
(1)利用（6.7）式证明，对一摩尔范德瓦耳斯气体有
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（2）由(1) 证明： (3)设 Cv 为常数，证明上式可写
其中U0’=UO-cvto+a/vo
证： （1）对一摩尔物质，(6.7)式为 一摩尔范氏气体的物态方程为 代入上式即得
Ti≥Tn
或
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或
令
表示热源 Tm 和 Tn 之间的可逆卡诺循环的效率，上式
为
将（2）式代入(1)式：
或
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或
（188 完）
即任意循环可逆时，其效率不大于它所机灵的最高温热源 Tm 和最低温度热源 Tn 之间的可逆卡诺循环的效 率。
(2)视 u 为 T、v 的函数，由(1)得 积分上式
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即得
(3)当Cv为常数
由(2)即得
其中 6-10 设有一摩尔范德瓦耳斯气体，证明其准静态绝热过程方程为
该气体的摩尔热容量 Cv 为常数 （提示：利用习题 9 的结果） 证：上题给出 由得
取各个不同的 V1 值，可得相应的 T1 值，列表如下：
用描点法作出（3）式的图线—氧的转换温度曲线如下
V1（I）
b
T1（K）
0
V1（I）
0.3
T1（K）
931
0.04 213 0.4 960
0.06 489 0.5 976
0.08 627 1 1009
0.1 710 10 1039
0.02 876 100 1041.7
得
pv=RT＋pb－ ＋则 1 摩尔 Nhomakorabea氏气体的焓为
h=u＋pv=(cv＋R)T－ ＋b（p＋ ）＋u0'=(cv＋R(T－ ＋ ＋u0')
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当 1 摩尔范氏气体由状态（T1、v1）变到状态（T2、v2）时，起焓变化为
h1－h2=（cv＋R）（T2－v1）－（ － ）＋（ － ）
3.由图中上方的点表示时，气体节流膨胀后温度升高（△T>0）
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△T=0的曲线称为转换温度曲线
6—18 接上题，从上题作图来看，T0 = 具有什么意义？（称T0 为上转温度）。若已知氮气 a=1.35×100 atm6·mol-2, b= 39.6 cm6·mol-1, 氦气 a= 0.033×106 atm·cm6·mol-2, b = 23.4·mol-1,试求氮气
∴ T = (T1＋T2) 温度为 T1 的液体准静态等压降温至 T，熵变为
温度为 T2 的液体准静态等压升温至 T 熵变为
由熵的可加性，总熵变为： △S=△S＋△S=mCp(ln ＋ln )
=mCpln =mCpln 因 （T1－T2）2>0 即 T12－2T1T2＋T22>0
T12＋2T1T2＋T22－4T1T2>0 由此得（T1＋T2）2>4T1T2 所以，△S>0
考虑人一微小可逆卡诺循 （187 完）
环，如图中阴影部分所示，系统从高温热源 Ti 吸热 Qi，向低温热源 Ti 放热，对外做功，则效率
任意可逆循环 R 的效率为
A 为循环 R 中对外作的总功