Thermodynamik

1. Bisher haben wir den thermischen Bereich ausgeklammert. Dieser ist aber fundamental fürs Verstehen der Physik. Wir haben gesagt, dass Energie weder erzeugt noch vernichtet werden kann ... haben uns dann aber sogleich auf dem Absatz umgedreht und Elemente wie Quellen und Widerstände eingeführt, die es ja gemäss dem oben Gesagten gar nicht geben dürfte. In der heutigen Vorlesung werden wir diese Phänomene etwas genauer analysieren. Thermodynamik

2. Energiequellen und Senken Irreversible Thermodynamik Wärmeleitung Wärmefluss Thermische Widerstände und Kapazitäten Wärmestrahlung Übersicht

3. Thermisches Modell (externes Modell) Physische System-grenze (die Wand) T k·U0 T i0 /k Steckdose, Netzgerät Die andere Seite der Wand (externes Modell) Mathematische Systemgrenze (verschiedene Bereiche) Elektrisches Modell (internes Modell) . . S2 S1 Energiequellen und Senken

4. Im Widerstand wird freie Energie irreversibel in Entropie umgewandelt. Dieser Umstand wird im Bondgraphen durch eine „Widerstandsquelle“, das RS-Element, versinnbildlicht. Die Kausalität der thermischen Seite ist immer so, dass der Widerstand dort als Quelle von Entropie gesehen wird, nie als Quelle von Temperatur. Temperaturquellen gibt es physikalisch nicht. Die „Widerstandsquelle“

5. Die Wärmeleitung in einer gut isolierten Stange kann durch die eindimensionale Wärmeleitungsgleichung beschrieben werden: Diskretisation im Raum führt zu: Die Wärmeleitung I

6. Dadurch bietet sich die folgende elektrische Ersatz-schaltung an: dvi /dt = (iR1 – iR2 )/C  dvi /dt = iC /C iC = iR1 – iR2 vi-1 – vi = R· iR1 vi – vi+1 = R· iR2 = (vi+1 – 2·vi + vi-1 )/(R · C) dvi  (R · C)· = vi+1 – 2·vi + vi-1 dt Die Wärmeleitung II

7. Somit lässt sich die Wärmeleitung durch eine Kette solcher T-Glieder beschreiben: In Bondgraphendarstellung: Die Wärmeleitung III

8. Dieser Bondgraph ist wunderschön ... . Energiesenken gibt es nicht! Die Wärmeleitung IV Er hat nur einen Haken ... Er ist mit Sicherheit inkorrekt! Ein Widerstand mag in einer elektrischen Schaltung sinnvoll sein, falls die Erwärmung der Schaltung nicht von Interesse ist, aber sicherlich nicht, wenn das zu beschreibende System selbst schon thermisch ist.

9. Das Problem lässt sich leicht korrigieren, indem jeder Widerstand durch eine Widerstandsquelle ersetzt wird. Der Temperaturunterschied führt zu zusätzlicher Entropie, die beim nächstgelegenen 0-Knoten wieder eingespeist wird. Die Wärmeleitung V

10. Dies ist eine gute Annäherung der physikalischen Realität. Leider ist der Bondgraph asymmetrisch, obwohl die Wärmeleitungsgleichung selbst symmetrisch ist. Eine weitere Korrektur behebt diesen Schönheitsfehler. . . Si-1 Si Ti . . . . . . 2   RS RS RS 0 RS . Ti Si-1 Si-1 Si-1 Si-1 Si-1 Siy Ti+1 Six Ti 2 Ti Ti Ti+1   1 1 1 0 0 Ti Ti+1 C C Die Wärmeleitung VI

11. Die thermische Leistung ist der Wärmefluss dQ/dt. Er wird wie üblich als Produkt der beiden adjugierten thermischen Variablen gerechnet, somit: Man kann auch vom Wärmefluss als dem primären physikalischen Phänomen ausgehen und daraus konse-quent eine Gleichung zur Berechnung der Entropie ableiten: · · P = Q = T·S · · S = Q / T Der Wärmefluss

12. Die Fähigkeit einer langen isolierten Stange, Wärme zu transportieren, ist proportional zum Temperaturunterschied. wobei: · · · · DT = · Q = · (T · S) = (· T) · S = R · S  R= · T l 1  = · l A Dx · T  R= · T = l· A Die Berechnung von R und C I  =thermischer Widerstand l =spezifischer thermischer Leitwert l=Länge der Stange A=Querschnitt der Stange Dx=Länge des Segments

13. Die Fähigkeit einer langen isolierten Stange, Wärme zu speichern, folgt dem kapazitiven Gesetz: wobei: dT dT dT · · · · dt dt dt DQ = g· DS = · = D(T·S) = T·DS g T  C= g / T g = c · m m= r · V Die Berechnung von R und CII  = C· g =Wärmekapazität c =spezifische Wärmekapazität m=Masse der Stange r =Materialdichte V=Volumen des Segments

14. Die Diffusionszeitkonstante R·C ist unabhängig von der Temperatur. Der thermische Widerstand ist proportional zur Temperatur. Die thermische Kapazität ist umgekehrt proportional zur Temperatur. Die thermischen R und C Elemente sind im Gegensatz zu den elektrischen und mechanischen nicht konstant.  C= g / T = c · r · V / T = c · r · A · Dx / T  R · C = ·g= ·Dx2 = ·Dx2 c · r l 1 s Die Berechnung von R und CIII

15. Wir müssen verifizieren, dass das gefundene Kapazitätsge-setz die Kapazitätsregel nicht verletzt. dT de · dt dt DS = · f = · q = g· ln(e) g g T e q ist tatsächlich eine (nichtlineare) Funktion von e. Somit ist alles in Ordnung. Ist die Kapazität tatsächlich kapazitiv?  

16. Der Widerstand wurde bisher für die ursprüngliche Anord-nung berechnet. Wir müssen uns fragen, was für Auswirkun-gen die Aufteilung der erzeugten Entropie nach links und rechts auf den Kapazitätswert hat. Wir können zwei Widerstände der doppelten Grösse parallel schalten: 2R 2R R 1 0 0 2R C C C C 1 C C 2R Berechnung von R für modifizierten Bondgraphen  

17. Der Bondgraph kann unter Verwendung der Diamanten-regel umgeformt werden: Dies ist genau die angepeilte Struktur. 2R 2R 0 1 0 0 2R 1 0 0 1 C C C C 2R Umformung des Bondgraphen 

18. Ein zweites fundamentales Phänomen der Thermodynamik betrifft die Strahlung. Sie wird durch das Gesetz von Stephan-Boltzmann beschrieben. Die abgestrahlte Wärme ist proportional zur Strahlung und zur emitierenden Oberfläche. Somit ist die abgestrahlte Entropie proportional zur dritten Potenz der Temperatur. . Q =  · A · T 4 . S =  · A · T 3 Die Strahlung I  =  · T 4

19. Die Strahlung beschreibt ein dissipatives Phänomen (dies ergibt sich aus der statischen Kennlinie zwischen T und S). Somit kann der Widerstand wie folgt berechnet werden: Der Strahlungswiderstand ist somit umgekehrt proportio-nal zum Quadrat der (absoluten) Temperatur. . R = T / S = 1 / ( · A · T 2) Die Strahlung II .

20. Die Strahlung III

21. Cellier, F.E. (1991), Continuous System Modeling, Springer-Verlag, New York, Chapter 8. Referenzen