>>к оглавлению

Косарев А.В., инженер-теплоэнергетик

ТЕОРЕТИЧЕСКИЕ  ОСНОВЫ  ЭНЕРГОИНВЕРСИОННЫХ  ЦИКЛОВ»огл.

ВВЕДЕНИЕ»огл.

      В феноменологической термодинамике существует множество различных формулировок второго начала термодинамики. Так в [Л-29] автор приводит восемнадцать формулировок. Однако при внимательном рассмотрении их можно разбить на две группы: одна группа относится к закону роста энтропии, другая к понятию компенсации за преобразование тепла в работу. Закон роста энтропии постулирует тот факт повседневно наблюдаемой практики, что все самопроизвольные процессы в термодинамических системах протекают с диссипацией, т.е. с переходом направленной энергии в хаотическую. И течение этих процессов заканчивается, в конце концов, установлением равновесного состояния, когда в системе отсутствуют градиенты параметров и кооперативные потоки энергии. Параметр энтропии в этом состоянии достигает максимума для данной системы. Понятие о компенсации за преобразование тепла в работу вытекает из учения Карно, согласно которому для получения механической работы (механической, направленной энергии) из тепла (из хаотической формы энергии) необходим перепад температур между источником тепла (горячим источником) и приёмником тепла (холодильником). Причём для возвращения рабочего тела в исходное состояние, т.е. для обеспечения цикличности работы, тепловая машина обязана передавать часть тепла холодильнику (холодному источнику). Последнее положение также утвердилось в форме постулата второго начала как необходимость компенсации за преобразование тепла в работу. В наиболее непререкаемой форме этот постулат сформулирован как “принцип исключённого вечного двигателя второго рода”.

      Под энергоинверсионным циклом будем понимать получение направленной кинетической энергии (потоков кооперативной энергии) из потенциальной энергии равновесного теплового резервуара, которая диссипируя в процессе совершения механической работы, возвращается в тепловой резервуар.

      В статье под диссипативной или многочастичной или, тоже самое термодинамической, статистической средой (системой) понимается среда, состоящая из огромного (не счётного) числа частиц конечных размеров.

1. ДВОЙСТВЕННАЯ ПРИРОДА ВТОРОГО ЗАКОНА ТЕРМОДИНАМИКИ»огл.

а) МЕХАНИЗМ РЕАЛИЗАЦИИ ЗАКОНА РОСТА ЭНТРОПИИ»огл.

       Исторически сложилось так, что при рассмотрении процессов в неравновесных термодинамических системах в тени остаётся один из самых фундаментальных законов природы – закон сохранения результирующего импульса как системный закон. В основу термодинамики был положен факт существования равновесного состояния в тепловых системах и неизбежности его наступления. Были сформулированы нулевой и второй постулаты, которые заслонили закон сохранения результирующего импульса. Термодинамика как бы пренебрегала динамикой Ньютона, претендовавшей на место первой из наук и которая не могла объяснить факт существования равновесного состояния в термодинамических системах. На основе последовательного применения к термодинамическим системам (системам, состоящим из несчётного числа частиц) закона сохранения результирующего импульса покажем единство динамики малого числа частиц (динамики Ньютона) и динамики несчётного числа частиц (термодинамики). Рассмотрим процессы возникновения кооперативных векторных потоков энергии в неравновесных многочастичных системах и условия, при которых происходит или их затухание, вплоть до равновесного состояния, или формирование диссипативных структур Пригожина.

       В учении о тепле факт равновесного состояния и неизбежности его наступления для замкнутой многомолекулярной системы имеет особое, основополагающее значение. Все фундаментальные выводы термодинамики и статистической физики построены на этом факте. Рассмотрим это наиболее общее свойство всех многомолекулярных систем, т.е. их стремление к равновесию, постараемся раскрыть механизм релаксации подобных систем.

       Во-первых, покажем, что результирующий импульс всех частиц системы, находящейся в равновесии, равен нулю как вектор.

   где n-количество частиц в системе.

       Обоснование данного утверждения легко провести с помощью выводов статистической физики. Известно, что в случае равновесного состояния в газе всегда реализуется Максвеловское распределение по скоростям. В статистической физике показывается, что для случая Максвеловского распределения по скоростям средняя проекция скорости хаотического движения на любое направление оказывается равной нулю. А если равна нулю проекция средней скорости, то равна нулю и проекция среднего импульса на любое направление. И результирующий импульс равен нулю как вектор.

       Теперь рассмотрим замкнутую систему из 10-и частиц, находящихся в покое. Этой замкнутой системе извне передадим импульс . Наиболее характерным свойством этой замкнутой системы, с точки зрения динамики, будет, наряду с сохранением полной энергии то, что этот импульс будет сохраняться постоянным по величине и направлению, сколько бы частицы не сталкивались между собой. При рассмотрении замкнутой системы из 20, 100 частиц свойство      сохраняется. Теперь же рассмотрим замкнутую систему из многих и многих миллиардов частиц. Здесь положение коренным образом меняется. Наиболее характерным свойством этой системы является стремление к равновесию, при котором как было показано выше результирующий импульс всех молекул равен нулю как вектор, т.е. направленное движение перейдет в хаотическое. Таким образом, с одной стороны для замкнутой механической системы имеем  с другой, при увеличении числа частиц системы, имеем прямо противоположное свойство , направленное движение исчезает. Попытаемся выяснить, каким образом разрешается этот парадокс. Каким образом кооперативная кинетическая энергия направленного движения с  переходит в кинетическую энергию хаотически движущихся частиц с  как вектор?

      Пусть имеем многочастичную замкнутую механическую систему, находящуюся в равновесном состоянии, которой одноактно передан некоторый импульс. Этот импульс будет для данной системы оставаться постоянным по величине и по направлению, какие бы события не развивались в данной системе. Пусть события в системе после передачи импульса развиваются таким образом, что масса результирующего импульса постоянно растёт. При этом скорость результирующего импульса должна соответственно уменьшаться (см. (1)), и кинетическая энергия, связанная с результирующим импульсом уменьшается обратно пропорционально росту массы (см.(2)). И если масса результирующего импульса в (1) становится сколь угодно большой, то кинетическая энергия (2) становится сколь угодно малой. Кинетическая энергия, связанная с результирующим импульсом, исчезает.

     Это видно  и из таких простых математических преобразований:

 ;   (1)      ;   (2)

 ;     m-масса шара ;   (3)            ;    (4)

       Если масса результирующего импульса постоянно растет, то скорость результирующего импульса, т.е. общего переноса падает (см. (1) и (4)). Но в кинетическую энергию, связанную с результирующим импульсом, скорость входит в квадрате (см. (2)), поэтому при увеличении массы и соответственно уменьшении скорости общего переноса кинетическая энергия общего переноса, т.е. та, которую несет результирующий импульс, уменьшается пропорционально росту массы.   

       Рассмотрим события и механизмы, приводящие к реализации выше сказанного. Что приводит к росту массы результирующего импульса в многочастичной системе и куда девается кинетическая энергия?

      Взаимодействие молекул (шаров) для простоты будем описывать законами абсолютно-упругого удара. Так как молекулы имеют конечные размеры, то удар будет нецентральный. Обратим на это особое внимание. Это ключ к решению поставленной задачи. Вероятность центрального удара, согласно положениям статистической физики в системе свободных частиц стремится к нулю. Под абсолютно-упругими шарами будем понимать частицы, создающие силовые поля взаимодействия, имеющие форму шара. Причём шаровые силовые поля рассматриваем для упрощения модели, что бы заострить внимание на главном виновнике рассеяния кооперативной энергии – нецентральном соударении.

       Пусть имеем замкнутую систему, состоящую из одинаковых шаров. Причем n  шаров покоятся, а один шар движется и сталкивается с покоящимися шарами. До столкновения результирующий импульс системы: , т.е. равен импульсу движущегося шара, а кинетическая энергия   равна  кинетической энергии движущегося шара. Причем кинетическая энергия строго направлена по результирующему импульсу системы, вся переносима этим результирующим импульсом.

       Шар 1 (см. рис.1) сталкивается с покоящимися шарами, причем должны при этом выполняться закон сохранения результирующего импульса и закон сохранения кинетической энергии. Пишу закон сохранения кинетической, а не полной энергии, т.к. принято считать, что при абсолютно-упругом соударении шаров потенциальная энергия проявляется только в момент непосредственного соприкосновения. Эта схема принимается мною с тем, что бы в наибольшей простоте раскрыть механизм рассеяния кооперативной кинетической энергии, т.е. той кинетической энергии, которая связана с результирующим импульсом. При рассмотрении последовательности столкновений будем следить не за траекториями отдельных частиц, которые экспоненциально разбегаются, а за поведением результирующего импульса.

      Шар 1 с импульсом  после столкновения с первым шаром 2 будет иметь импульс , а шар 2 приобретет импульс  которые в сумме (геометрической) дадут первоначальный импульс . Закон сохранения импульса соблюден. Разложим импульсы шаров 1 и 2 после столкновения на оси  и .   Проекции  и  дадут  в сумме первоначальный импульс , а проекции , перпендикулярные первоначальному результирующему импульсу на его величину после столкновения не влияют и в сумме дают нуль-вектор. Равенство по абсолютной величине импульсов  и  легко видно из векторной диаграммы и вытекает из закона сохранения результирующего импульса. Однако эти два последних уравновешенных импульса (нуль-вектор) несут каждый на себе определенное количество кинетической энергии, полученной от кинетической энергии первоначального импульса .

Так как     и   

                                                                        Рис. 1

       Массы шаров для простоты все равны. Если, как было показано выше, результирующий импульс после столкновения сложится из двух проекций на ось   и остался постоянным, то кинетическая энергия, переносимая этим импульсом после столкновения, т.е. проекциями   и     будет составлять только часть кинетической энергии, переносимой результирующим импульсом до столкновения. Другая часть кинетической энергии, переносимая взаимно уравновешенными  импульсами  и  (нуль-вектором)   переходит в хаотическую форму. После следующего соударения теперь уже двух движущихся шаров результирующий импульс сложится из 4-х шаров и произойдет дополнительное рассеяние направленной кинетической энергии и т.д. Таким образом, благодаря нецентральному соударению шаров в первоначальный направленный импульс лавинообразно, по схеме цепной реакции, вовлекается все большее и большее число шаров и происходит лавинообразный рост массы результирующего импульса. А по мере вовлечения шаров происходит все большее рассеяние первоначально направленной кинетической энергии. Так после рассмотренного соударения масса результирующего импульса возросла вдвое, а скорость    уменьшилась вдвое. При этом

Но в кинетическую энергию скорость входит в квадрате, поэтому при увеличении массы в два раза и уменьшении в два раза скорости общего переноса кинетическая энергия общего переноса, т.е. та, которую несет результирующий импульс, уменьшилась вдвое.

Речь идет о кинетической энергии общего переноса (кооперативной энергии), связанной с результирующим импульсом, т.е. той энергии, которая совершает макроскопическую работу. Закон сохранения общей кинетической энергии системы не нарушается, т.к. адекватно увеличивается хаотическая составляющая кинетической энергии, связанная с нуль-вектором. При увеличении массы, переносящей результирующий импульс, в N раз кинетическая энергия, переносимая этим импульсом, и остающаяся в направленной форме, уменьшается в N раз. И при стремлении массы результирующего импульса к бесконечности кинетическая энергия общего переноса стремится к нулю, затухает.

      Результирующий импульс, оставаясь постоянным по величине и направлению как вектор (сложившись из огромного числа микро импульсов вовлечённых частиц), вырождается как носитель кооперативной энергии, равносильно тому, что  и система приходит в равновесное состояние. Вся кооперативная энергия переходит к нуль-вектору хаоса, складывающегося из пар взаимно уравновешенных импульсов.

      Этим разрешается парадокс, который мы выявили в начале.  В этом примере мы рассматривали столкновение шара с покоящимися шарами. Картина рассеяния и затухания не изменится, если шары будут не покоиться, а хаотически двигаться с , т.к. причиной рассеяния является не состояние системы, а нецентральное соударение.

       Всесилие механизма диссипации, приводящего систему к равновесию, заключается в том, что материя имеет корпускулярное строение, т.е. частицы имеют конечные размеры, а значит соударение нецентральное. Частиц же великое множество (достаточно вспомнить число Лошмидта) и затухание происходит очень быстро. Обратим особое внимание на это стержневое свойство диссипативных сред, их способность качественно вырождать результирующий импульс и как следствие качественно  изменять динамику, когда детерминизм динамики уступает место вероятности статистической механики. Закон роста энтропии есть следствие эффекта вырождения результирующего импульса в многочастичной (диссипативной) среде. 

       Последний вывод находится в полном соответствии с формулой Больцмана . При диссипации кооперативной энергии происходит увеличение хаотической энергии и температуры, которое может сопровождаться также расширением системы, что приводит к  увеличению объема фазового пространства координат и импульсов, а стало быть термодинамической вероятности и энтропии.

      Наиболее близок к вскрытию эффекта вырождения результирующего импульса был Больцман в своём первом механическом варианте H-теоремы. Недостатком его подхода было использование модели центрального соударения. При центральном соударении рассеяния энергии не происходит.

       Таким образом эффект вырождения результирующего импульса, обосновывая закон роста энтропии, обосновывает и факт равновесного состояния или как его ещё называют общее, нулевое начало термодинамики и гипотезу молекулярного хаоса Больцмана или принцип элементарного беспорядка, лежащих в основе статистической механики.

       Теперь наряду с процессом рассеяния направленной энергии в диссипативной среде рассмотрим противоположный ему процесс самоорганизации хаоса, возникновения диссипативных структур. В этом процессе диссипативная среда с , т.е. не имеющая выраженного направления движения, проходит стадию выравнивания в результате которой возникает диссипативная структура, обладающая кооперативным движением, движением общего переноса с , а стало быть, возникает энергия общего переноса способная совершать полезную макроскопическую работу. Всякая неравновесность состояния термодинамической системы вызвана какой-либо разностью потенциалов (разность давлений, температур, разность химических потенциалов, разность энергетических уровней). Если в термодинамической системе есть неравновесность, т.е. разность потенциалов, то в этой системе имеется градиент потенциальной энергии. Если в системе есть градиент потенциальной энергии, то в этой системе действует сила, имеющая выделенное направление, против градиента потенциальной энергии:

где  - потенциальная энергия, запасенная в системе, ;    F  - сила, действующая в системе; r  - расстояние на котором имеется разность потенциалов .

       В этом природа термодинамических сил в многочастичной среде. Она едина с природой любых сил, рассматриваемых в любых средах и всех во областях физики. Так как разность потенциалов действует на всю много частичную систему, то и сила действует на систему в целом, вызывая, в соответствии со вторым законом Ньютона, коллективное совместное движение частиц диссипативной системы. Возникают термодинамические потоки массы и энергии, потоки энергии Умова. Осуществляется переход потенциальной энергии, запасенной в неравновесной системе, в кинетическую энергию общего переноса, имеющую  результирующий  импульс  по  направлению  силы (-grad ).

       Кинетическую энергию и импульс всегда нужно рассматривать в единстве. Кинетическая энергия переносима импульсом. Импульс и кинетическая энергия две взаимосвязанные и дополняющие друг друга характеристики движения массы. Другое дело, что кинетическая энергия в диссипативной среде существует в двух формах:

1) Кооперативная кинетическая энергия с  (потоки энергии Умова).

2)Тепловая форма кинетической энергии с

Но всегда  и     ; 

   - внутренняя  энергия.

Причем  тепловая форма кинетической энергии измеряется в системе центра масс.

            Закон сохранения и превращения энергии состоит из двух частей:

      1). Сохранение энергии. Сумма кинетической и потенциальной энергии замкнутой сиcтемы остается постоянной не зависимо от протекающих в системе процессов.

                        

      2). Превращение энергии. При превращении одного вида энергии в другой выполняются равенства:

                 ;   (5)    ;     

      где:  F - сила,   - перемещение,  - давление,   - изменение объема.

Изменения и превращения энергии не происходят вне динамики процессов, следовательно, протекают во времени. Всё это в равной степени относится и к термодинамике. Превращение одного вида энергии в другой происходит при обязательном совершении работы, т.е. совершается перемещение под действием или против действующих сил.

       Это и есть механизм самоорганизации (синергетики) диссипативных структур, основополагающего понятия сильно неравновесной термодинамики.

       Более ста  лет  назад профессором Умовым было введено понятие потоков энергии в диссипативной среде, даны их характеристики. Здесь ставится задача выявить механизмы, динамику возникновения потоков энергии в многочастичной среде, понять условия существования этих потоков во времени, причины затухания, рассеяния этих потоков в диссипативной среде. При этом я пытаюсь указать на тесную связь между потоками энергии Умова в диссипативной среде и диссипативными структурами, введёнными Пригожиным.

      Во избежание путаницы необходимо отметить ещё два момента. Есть только два вида энергии: потенциальная (энергия положения) и кинетическая (энергия перемещения). Когда мы будем говорим о тепловой, химической, электрической, и любой другой энергии, мы будем иметь в виду потенциальную и кинетическую энергию тепловых, химических, электрических и других физических явлений. И второе – работа это не энергия. Работа – это эквивалент преобразования потенциальной энергии в кинетическую и наоборот (см. (5)). Это необходимо учитывать при составлении балансов энергии по 1-му закону термодинамики.

       Механизм возникновения кооперативного движения в неравновесной диссипативной среде не несёт в себе ничего нового по сравнению со вторым, основным законом динамики Ньютона. Просто нужно иметь в виду, что сила действует одновременно на огромное число малых масс термодинамической системы и они начинают вместе двигаться. Появляется совместное движение, поток частиц. Всё предельно просто, исходя из имеющихся физических знаний о динамике малого (счётного) числа частиц. Сложность заключается в том, что не всегда в неравновесной термодинамической системе (системе из не счётного числа частиц) под действием силы в соответствии с основным законом динамики происходит зримое ускорение массы, возникает кооперативное движение, совместный поток частиц. Для понимания причин этого необходимо уяснить очень важное для диссипативных сред понятие. Дело в том, что как только в неравновесной многочастичной системе, в силу действия основного закона динамики, возник кооперативный поток, обладающий результирующим импульсом, то тут же начинает действовать механизм вырождения импульса, диссипирующий кооперативное движение.

       Неравновесность состояния диссипативной среды, согласно идей выдвинутых Брюссельской школой, служит источником упорядоченности. Это необходимое, но не достаточное условие возникновения кооперативного движения, возникновения потоков энергии Умова с . Всё определяется мощностями двух прямо противоположных процессов, зависящих от состояния и свойств системы. Если мощность возникновения (производства) кооперативных потоков больше мощности процесса диссипации кооперативной энергии, то в системе наблюдаются кооперативные потоки, возникают потоки энергии Умова, формируются диссипативные структуры Пригожина. Для возникновения кооперативного движения в диссипативной среде необходимо преодоление главного порогового соотношения. Назовём его диссипативным порогом.

где - энергия направленного кооперативного движения, переносимая результирующим импульсом и получаемая из потенциальной энергии неравновесности в единицу времени.

      -  максимальная энергия направленного кооперативного движения, переносимая результирующим импульсом, которую данная многочастичная система способна в единицу времени переводить в хаотическую форму по причине действия эффекта вырождения результирующего импульса.

       Величина диссипативного порога является важнейшей характеристикой данной многочастичной системы.         Именно диссипативный порог, определяющий соотношение между мощностью процесса самоорганизации и мощностью процесса диссипации определяет направление событий, направление эволюции в неравновесной диссипативной среде:

             а) при   (6)   Область линейной неравновесной термодинамики, когда мы говорим о локальном равновесии и не возникает потоков энергии с . В данной ситуации система под действием причин релаксации стремится к равновесию, к состоянию с   и  . Это область действия 2-го закона термодинамики. Потоки энергии образуются в микро областях и тут же рассеиваются. Эти потоки не способны совершать макроскопическую работу.

             б) при  (7) Область нелинейной, сильно неравновесной термодинамики. При этом условии возникают потоки энергии  Умова   с , происходит формирование диссипативных структур и появляется возможность совершать макроскопическую работу. Причём для получения кооперативного движения вовсе не обязательно чтобы в каждый момент времени мощность процесса производства кооперативного движения была больше мощности процесса вырождения результирующего импульса. Необходимо чтобы за наблюдаемый промежуток времени образовалось больше кооперативной энергии, чем её диссипировало.

                                        

где   - мощность производства кооперативной энергии в неравновесной  системе.   

             - это максимальная мощность кооперативной энергии, которую способна диссипировать данная термодинамическая система.

       Максимальная мощность процесса диссипации и есть тот порог не преодолев который не возможно в системе получить кооперативные потоки энергии, потоки Умова, не возможно сформировать стабильную диссипативную структуру. Превышение произведённой кооперативной энергии над её диссипацией и будет той полезной работой, которую способна произвести диссипативная структура.

            (8)

      Преобразование потенциальной энергии неравновесности в энергию кооперативных потоков (в механическую энергию) – основное свойство диссипативных структур, в том числе технических и биологических.

      Таким образом, в кооперативные потоки энергии (в механическую работу) преобразуется потенциальная составляющая общей энергии тепловой системы. А для этого необходим градиент потенциала, а значит, в том числе и перепад температур. В этом Карно принципиально прав. Другое дело, что перепад температур может быть как естественным (по отношению к окружающей среде), а значит и ограниченным, так и искусственным (с помощью теплового насоса).

б) ПРИРОДА КОМПЕНСАЦИИ ЗА ПРЕОБРАЗОВАНИЕ ТЕПЛА В РАБОТУ»огл.

       Отметим тот тривиальный факт, что тепловые машины работают в воздушной атмосфере, находящейся под постоянным сжатием сил гравитации. Именно силы гравитации создают давление окружающей среды. Покажем, что компенсация за преобразование тепла в работу связана с необходимостью производить работу против сил гравитации или тоже самое, против давления окружающей среды, вызванного силами гравитации. Рассмотрим Рис.-2. Здесь - атмосферное давление,  - удельный объём 1кг. рабочего тела (воздуха) на входе в тепловую машину, - удельный объём 1кг. рабочего тела на выхлопе тепловой машины в атмосферу. Для большей ясности физики компенсации будем понимать под тепловой машиной традиционную газотурбинную установку, работающую по циклу Рис.- 3а (циклу Брайтона). Хотя причина компенсации одна и та же и для газотурбинных и для паротурбинных установок и для двигателей внутреннего сгорания (ДВС).

 

Рис. 2

      Природа компенсации за преобразование тепла в работу заключается в том, что 1кг. рабочего тела на выходе из тепловой машины имеет больший объём , под воздействием процессов внутри машины, чем объём  на входе в тепловую машину.                                                    

А это означает что прогоняя через тепловую машину 1 кг. рабочего тела мы расширяем атмосферу на величину   ,  для чего необходимо произвести работу против сил гравитации, работу проталкивания:

                                          (1)   (см. Рис. 2)

На это затрачивается часть механической энергии полученной в машине. Однако работа по проталкиванию это только одна часть затрат энергии на компенсацию. Вторая часть затрат связана с тем что на выхлопе из тепловой машины в атмосферу 1кг. рабочего тела должен иметь тоже атмосферное давление   что и на входе в машину, но при большем объёме .  А для этого, в соответствии с уравнением газового состояния  ,   он должен иметь и большую температуру, т.е. . Мы вынуждены передать в тепловой машине килограмму рабочего тела дополнительную внутреннюю энергию:  .   Это вторая составляющая компенсации за преобразование тепла в работу. Таким образом, общие потери энергии за преобразование тепла в работу в пересчёте на 1кг. рабочего тела и переданные окружающей среде составят:                

                                                           

Из этих двух составляющих и складывается природа компенсации. Обратим внимание на взаимозависимость двух составляющих компенсации. Чем больше объём рабочего тела на выхлопе из тепловой машины по сравнению с объёмом на входе, тем выше не только работа по расширению атмосферы, но и необходимая прибавка внутренней энергии, т.е. нагрев рабочего тела на выхлопе в сравнении с входом. И наоборот, если за счёт регенерации снижать температуру рабочего тела на выхлопе, то в соответствии с уравнением газового состояния будет снижаться и объём рабочего тела на выхлопе, а значит и работа проталкивания. Если провести глубокую регенерацию и снизить температуру рабочего тела на выхлопе до температуры на входе и тем самым одновременно сравнять объём килограмма рабочего тела на выхлопе до объёма на входе в тепловую машину, то компенсация за преобразование тепла в работу будет равна нулю. Что реально мешает достичь этого результата рассмотрим на циклах и процессах традиционной квазиравновесной термодинамики. Рассмотрим идеальный цикл простейшей газотурбинной установки с подводом тепла при постоянном давлении (см. Рис.- 3а). Здесь  1-2 - адиабатный процесс сжатия в компрессоре;  2-3 - изобарный процесс подвода тепла к рабочему телу в камере сгорания;  3-4 - адиабатный процесс расширения в турбине; 4-1 - изобарный процесс отвода тепла от рабочего тела к  холодному источнику с целью вернуть цикл в исходную точку 1.

                            Рис.-3а                                                                Рис.-3б

      Используя температурную неравновесность между точками 4 и 2 мы организуем регенерацию тепла между процессами (4-1) и (2-3) при  противотоке и снижаем количество тепла передаваемое холодному источнику, так как, снижая температуру рабочего тела на выхлопе, снижаем в соответствии с уравнением газового состояния и объём рабочего тела на выхлопе. Однако на пути процесса регенерации тепла встает процесс предварительного сжатия рабочего тела (1-2) и перепад температур в регенераторе . Это приводит к повышенным потерям тепла с уходящими газами на выходе из газотурбинной установки, которые вызваны двумя причинами,  ограничивающими передачу тепла от уходящих газов к воздуху в регенераторе (см. Рис. 3а):

       1) потери, вызванные сжатием воздуха в компрессоре. Так как нельзя охладить уходящие газы в регенераторе ниже температуры воздуха на входе в регенератор, то сжимая предварительно воздух в компрессоре и тем самым повышая температуру воздуха на входе в регенератор, мы ограничиваем передачу тепла от газов к воздуху и получаем первую потерю, принципиально не устранимую в циклах с предварительным сжатием рабочего тела.

       2) Вторая причина потерь с уходящими газами вызвана тем, что для передачи тепла в регенераторе (q_рег) от горячих газов на выхлопе из турбины к холодному воздуху, входящему в регенератор, необходим перепад температур ( ). Эта потеря тем меньше, чем меньше перепад температур  (см. Рис. 3а и 3б). Но эту вторую потерю можно сделать сколь угодно малой, увеличивая теплопередающую поверхность регенератора и тем самым, снижая   в соответствии с основной формулой теплопередачи:

                                  .  (9)

где:  q_рег - тепло, переданное в регенераторе от газов к воздуху; k - коэффициент  теплопередачи; F - теплопередающая поверхность от газов к воздуху в регенераторе;   -  теплоперепад в регенераторе между газом и воздухом.

       Именно из-за адиабаты 1-2 (процесса предварительного сжатия) мы не можем осуществить полную регенерацию тепла и вынуждены отдавать тепло  холодному источнику. Потери тепла в окружающую среду за счет  можно в пределе свести к нулю, увеличивая площадь поверхности регенератора (см. (9)). Причина появления процесса предварительного сжатия (1-2) в том, что из практики замечено: для получения газового потока необходимо сжатие газа, необходим перепад давлений. Необходимо получить неравновесность, запасти потенциальную энергию (между точками 1 и 2), которую вновь можно превратить в энергию кооперативного движения, в механическую работу. Однако если сразу использовать эту неравновесность, то никакого эффекта не будет даже в идеале, а на практике, по причине релаксации (трения), будут потери  кооперативной кинетической энергии, возникшей при преобразовании потенциальной (внутренней) энергии. Поэтому необходимо усиление неравновесности, полученной в точке 2. Для этого производится подогрев рабочего тела до точки 3 и в системе накапливается, за счет подведенного тепла, дополнительная потенциальная  энергия  (эксергия), дополнительная неравновесность. Благодаря процессу подогрева  2 - 3  точка 3, в сравнении с точкой 2, получила второй уровень неравновесности, дополнительную потенциальную энергию. Это и дает нам возможность в процессе адиабатного расширения 3-4 получить выигрыш в работе по сравнению с процессом сжатия 1-2.     

          Но у нас еще остается неравновесность точки 4 по отношению к точке 2 и, используя эту температурную неравновесность, мы частично используем (регенерируем) тепло отходящих газов в процессе 4-1 на подогрев рабочего тела в начале процесса 2-3. На пути полной регенерации встал процесс предварительного сжатия 1-2, который поднял температуру рабочего тела в точке 2. Обратим внимание на то, что процесс предварительного сжатия 1-2 является обязательным элементом всех используемых ныне тепловых циклов: и газотурбинных, и ДВС, и Ренкина. Предлагается отказаться от процесса предварительного сжатия. Это становится возможным при работе газотурбинной установки по циклу изображенному на Рис.-3б. Это цикл Ленуара. Цикл Ленуара есть предельный цикл Гемфри. По такому циклу работают газотурбинные установки пульсирующего типа без компрессора. Отсутствие процесса предварительного сжатия в компрессоре (1-2) устраняет причину №1 потерь тепла с уходящими газами. Подвод тепла и повышение давления производится в изохорном процессе 1-3. Для осуществления регенерации в таком цикле предлагается регенератор специальной конвейерной конструкции, рассмотренной ниже.

      Сегодня под вторым законом термодинамики объединяются два совершенно различных физических явления: закон роста энтропии, являющийся следствием эффекта вырождения результирующего импульса и “компенсация за преобразование тепла в работу“, являющаяся следствием работы проталкивания против сил гравитации. Дополнительным аргументом в пользу сказанного служит тот факт, что компенсация существует даже в обратимых циклах, в которых отсутствует производство энтропии за счёт диссипации.

      Второй закон термодинамики, как показано выше, перестаёт быть началом. Закон может быть как в форме начала, так и закономерностью вытекающей из более фундаментальных знаний и фактов. Начало это постулат, который лежит в основе определённой области знания и который принимается без доказательства. Или он считается самоочевидным или это экспериментальный факт, который в рамках существующей совокупности знаний не находит объяснения. Это объективная реальность и ничего лучшего не остаётся, как принимать её за постулат, за начало. Второе начало термодинамики относится ко второму случаю. Вся человеческая практика говорит о том, что самопроизвольные процессы в замкнутых термодинамических системах идут к состоянию равновесия, при котором энтропия системы достигает максимума. Далее весь полутора вековой опыт строительства тепловых машин говорит о том, что вечный двигатель второго рода (ВДВР) так и не построили, а действующие тепловые машины платят ренту окружающей среде в виде “компенсации за преобразование тепла в работу”. Не понимание причин, по которым процессы идут в многочастичных системах к равновесию, не понимание причин по которым все попытки построить машины без пресловутой компенсации заканчивались неудачами и привели ко второму началу в виде абсурдного нагромождения формулировок. Сам факт наличия огромного числа формулировок для постулата, задача которого быть закладным камнем теории, говорит о неопределённости в постановке задачи и как следствие парадоксальность, туманность, упор на запретительный характер теории. Понимание природы причин, послуживших основанием для второго начала, позволяет оставить только две существенных формулировки. Первая - это закон роста энтропии, определяющий направление самопроизвольных процессов к равновесию. Причём сама энтропия не имеет к этому никакого сверх решающего отношения, как принято думать. Рост энтропии это следствие направления самопроизвольных процессов, следствие эффекта вырождения результирующего импульса системы. Вторая – это понятие “компенсации” и как следствие из этого постулат об исключённом вечного двигателя второго рода. Последнее не имеет ни какого отношения к закону роста энтропии, а связано с тупиковой ветвью технологической эволюции тепловых машин. Закон роста энтропии доказывается на основе закона сохранения и превращения энергии, закона сохранения результирующего импульса и корпускулярного строения материи. Понятие компенсации объясняется на основе только закона сохранения и превращения энергии если учитывать факт затраты части произведённой тепловой машиной работы на работу против сил гравитации в современных тепловых машинах. По этим причинам второй закон термодинамики перестаёт быть постулатом, началом. Термодинамические начала опускаются на уровень обще физических начал. 

2. ЗНАЧЕНИЕ ЭНТРОПИИ В ТЕРМОДИНАМИЧЕСКИХ ПРОЦЕССАХ И ЦИКЛАХ»огл.

       Энтропия относится к числу самых сложных и основополагающих понятий термодинамики и статистической механики. С одной стороны это параметр состояния, характеризующий многочастичную систему, один из многих. С другой, этот параметр занимает особое положение, его напрямую связывают со вторым законом термодинамики, который является одним из краеугольных камней сегодняшнего знания. Энтропия в замкнутых многочастичных системах может или только расти или оставаться постоянной, что отражает естественное течение процессов.

       Качественным отличием теплового движения молекул является его хаотичность, беспорядочность. Именно для характеристики хаотичности движения введено понятие энтропия, являющееся количественной мерой степени молекулярного беспорядка. Впервые понятие энтропии было введено Клаузиусом чисто феноменологически, исходя из анализа обратимого цикла Карно. Клаузиус вводит в термодинамику параметр энтропия, дифференциал которого определяется известной формулой:   (10).  Отсюда Клаузиус получает, что  .  Как и всякий параметр состояния, энтропия может быть представлена как функция двух других параметров состояния. Так в [Л-29] автор чисто феноменологически, с учётом (10) получает такую зависимость:  , где энтропия получена как функция температуры и объёма. Далее, учитывая, что в адиабатном процессе энтропия остаётся постоянной с помощью не сложных математических преобразований получает различные варианты уравнения Пуассона, являющиеся различными вариантами уравнения адиабатного процесса. Таким образом, феноменологический метод позволил ввести параметр энтропии и производить с ним все необходимые расчёты. Недостатком феноменологического подхода является отсутствие физической наглядности, затрудняющее усвоение столь важного понятия. Для устранения отмеченного недостатка обратимся к молекулярно-кинетической теории, которая даёт простые и наглядные представления других параметров состояния: давления, температуры и внутренней энергии. Давление понимается как передача импульса от ударяющихся о стенки сосуда молекул. Температура выводится как средняя величина кинетической энергии хаотически движущихся молекул. Внутренняя энергия понимается как сумма кинетических энергий всех молекул системы плюс потенциальную энергию взаимодействия молекул друг с другом. Попытаемся получить с помощью молекулярно-кинетических представлений столь же наглядное представление об энтропии. Для этого проделаем процедуру обратную той, что проделал автор [Л-29], а именно выведем параметр энтропии из уравнения Пуассона. Рассмотрим адиабатный процесс при котором . Энтропия как и любой параметр состояния есть функция двух других параметров и в переменных Т  и V уравнение адиабаты одноатомного идеального газа имеет вид:

   и  

Объединяя последние два выражения запишем:   (11)

Учитывая что                    где  n  -концентрация, -масса частицы газа, перепишем (11) в виде:

;      где  C=const.  (12)

       Из (12) с учётом молекулярно-кинетических представлений видно, что энтропия пропорциональна скоростям хаотически движущихся частиц и обратно пропорциональна их концентрации. Параметр энтропия характеризует возможность и способность частиц равновесной системы изменять своё местоположение в системе, свои координаты. Отсюда подтверждается справедливость выдвинутой в 1927 году гипотезы Льюиса о том, что энтропия стремится к нулю, когда при неизменной температуре бесконечно повышается давление. Исходя из основного уравнения молекулярно-кинетической теории (где в формуле буквенными символами последовательно отмечены давление, концентрация частиц, постоянная Больцмана и температура) видно, что для бесконечного роста давления идеального газа при постоянной температуре необходимо бесконечно увеличивать концентрацию частиц газа. А это согласно (12) приводит к уменьшению энтропии до нуля, как и предположил Льюис.

        Зависимость (12) находится в полном соответствии с формулой Больцмана . При увеличении температуры и уменьшении концентрации данного количества газа увеличивается объем фазового пространства координат и импульсов, а стало быть, увеличивается термодинамическая вероятность и энтропия, как и в полученной зависимости. Энтропия данной термодинамической системы прямо пропорциональна ее хаотической энергии и обратно пропорциональна плотности последней.

       Не поведение энтропии определяет развитие событий. Энтропия просто параметр состояния, изменяющийся как следствие процессов протекающих в системе. Самопроизвольные процессы под воздействием эффекта вырождения результирующего импульса идут с ростом энтропии.

3. УСЛОВИЕ ПРИМЕНЕНИЯ ЦИКЛА КАРНО В КАЧЕСТВЕ МЕРИЛА ЭФФЕКТИВНОСТИ ПРЕОБРАЗОВАНИЯ ТЕПЛА В РАБОТУ»огл.

       Начиная с первой половины 19-го века и по сегодняшний день, принято считать, что цикл Карно даёт наибольший КПД для теплового двигателя при имеющейся разности температур. Лаконичная формула, выражающая КПД через температуры горячего и холодного источников тепла стала одним из символов абсолютного знания и непогрешимости основ термодинамики.

      Покажем пределы применимости формулы Карно и полутора вековое заблуждение о значимости цикла Карно как мерила эффективности преобразования тепла в работу.

а)   ПРИНЦИПИАЛЬНОЕ  УСЛОВИЕ  ПРИМЕНЕНИЯ  ФОРМУЛЫ  КАРНО»огл.

       Термодинамическая эффективность циклов тепловых машин определяется термическим КПД, который обычно записывается применительно к одному килограмму рабочего тела и представляется в виде:

                                                (13)

где: - работа, произведённая 1кг. рабочего тела за цикл;

        - тепло, переданное 1кг.  рабочего тела от горячего источника;

        - тепло, переданное от 1кг.  рабочего тела холодному источнику;

         Принято считать, что из всех возможных циклов наибольший термический КПД, при заданной температурной неравновесности, имеет цикл Карно. Термический КПД цикла Карно определяется по формуле:   (14), где:  - температура горячего источника;    - температура холодного источника;

Цикл Карно имеет также максимальную работоспособность (эксергию) из всех возможных циклов, (см. [Л-1]). По этим причинам цикл Карно принят в термодинамике в качестве эталона.

         Формула (14), которая принимается как одна из формулировок второго закона термодинамики (см. [Л-29]), выведена из формулы (13), полученной из первого закона термодинамики. В литературе описаны различные способы вывода формулы (14) из (13). Рассмотрим один из них. Вывод представлен в [Л-2]. Здесь за основу вывода  взято выражение для элемента количества тепла  (15). Отсюда тепло, подведенное или отведенное в каком-либо процессе определяется формулой   (16).  Подставляем в (13) значения   и   с учётом (16).  Учитывая, что подвод и отвод тепла в цикле Карно осуществляется при постоянных температурах и между одними адиабатами, т.е. перепад энтропий при подводе и отводе тепла в цикле одинаков, и поэтому в формуле (13) сокращается. В результате получается формула (14).

        В [Л-4] и [Л-29] приводятся иные способы вывода формулы (14) из (13). Однако и в этих выводах основу составляет равенство изменения энтропии в процессах подвода и отвода тепла и как следствие их сокращение при выводе (14). Таким образом, принципиально важным условием для использования формулы (14) является равенство изменений энтропии рабочего тела при подводе тепла в цикл и при отводе тепла из цикла. В случае не выполнения этого условия необходимо пользоваться более общей формулой (13). Отметим также, что в термодинамике при анализе эффективности реальных циклов, где подвод и отвод тепла производится при постоянном давлении или объёме, но переменной температуре, широко используется видоизменённая формула (14).      (14а). При выводе этой формулы используется теорема о среднем для определённого интеграла и в формуле (16) принимается средняя температура в процессе 1-2, то есть усреднённая температура подвода тепла в цикл от горячего источника и усреднённая температура отвода тепла к холодному источнику. Однако и здесь при выводе (14а) принципиально важным является равенство изменения энтропии в процессах подвода и отвода тепла в цикле.

         Покажем теперь, что указанное принципиальное условие для использования формулы (14а) в реальных циклах выполняется не всегда. Формула (14а) имеет пределы применимости для реальных тепловых машин. 

б)   ПРЕДЕЛЫ  ПРИМЕНИМОСТИ  ФОРМУЛЫ  КАРНО  ПРИ  РАСЧЁТЕ  ТЕРМИЧЕСКОГО  КПД  ЦИКЛОВ»огл.

      1) Рассмотрим цикл Брайтона, состоящий из двух изобар и двух адиабат. Цикл изображён на Рис.3а. Определим, при каких условиях к циклу Брайтона допустимо применять формулу (14а), а когда нужно пользоваться более общей формулой (13). Во-первых, формула (14а) применима, если в цикле отсутствует регенерация тепла. В этом случае перепад энтропий при подводе тепла рабочему телу  в  изобарном процессе 2-3 равен перепаду энтропий в изобарном процессе 4-1 при отводе тепла от рабочего тела в окружающую среду (к холодному источнику). Процессы подвода и отвода тепла идут между одними и теми же адиабатами. В этом случае принципиальное условие выполняется.

        Теперь рассмотрим цикл Брайтона с регенерацией тепла. Сначала рассмотрим идеальный случай, когда степень регенерации равна единице и рабочее тело в регенераторе нагревается от точки 2 до точки 2b равной температуре в точке 4 (см. Рис.3а). Это возможно при выполнении одного из трёх возможных типов идеализации. Первый случай, когда мы рассматриваем в соответствии с требованиями классической термодинамики бесконечно медленные процессы. Второй и третий случаи идеализации связаны с основной формулой теплопередачи  , (ранее эта формула обозначена как (9)) где в левой части (9) обозначено тепло, переданное в регенераторе, а справа соответственно коэффициент теплопередачи, площадь теплопередачи и перепад температур в регенераторе. Если в (9), при постоянном количестве тепла, предположить равными бесконечности коэффициент теплопередачи или площадь регенератора, то перепад температур в регенераторе будет стремиться к нулю. В этом случае степень регенерации также будет равна единице, а температура в точке 2b будет равна температуре в точке 4. Тепло, переданное  в  регенераторе  при  идеализации  на  Рис.3а  равно  площадке   4-4b-b-f  (тепло, отведенное в процессе  4-4b)  и  равно площадке  2-2b-e-a  (тепло,  подведенное  в  процессе  2-2b). Равенство вышеуказанных площадок очевидно, так как это одно и тоже тепло. У этих площадок в случае идеализации средние ординаты равны. Средняя температура в процессе 2-2b равна средней температуре в процессе 4-4b. Отсюда равны и основания площадок, то есть перепад энтропий в процессе 4-4b равен перепаду энтропий в процессе 2-2b. А из этого следует,  что перепад энтропий при подводе тепла в цикл, в процессе  2b-3, равен перепаду энтропий при отводе тепла из цикла в процессе 4b-1. Таким образом, при идеальной регенерации принципиальное условие применения формулы (14а) для цикла Брайтона также выполнимо, как и без регенерации. (Строго говоря это не так. Изобары не эквидистантны и усреднение интегральное, а не средне арифметическое).

       Теперь рассмотрим реальный цикл Брайтона, с реальными условиями регенерации. В реальных условиях процессы протекают во времени с конечными скоростями, площадь тепло передающей поверхности  и  коэффициент  теплопередачи  в  регенераторе имеют конечные величины. Отсюда и из (9) следует, что в регенераторе имеется перепад температур по сторонам тепло передающей поверхности. Рабочее тело с греющей стороны регенератора нагреется только до точки 2a, а с охлаждающей стороны охладится только до точки 4a. Средняя температура отвода тепла в процессе 4-4a будет выше средней температуры подвода тепла в процессе 2-2a на величину перепада температур между сторонами регенератора.    (17).  Площадки   пл.4-4a-c-f   и    пл.2-2a-d-a   имеют равные площади, так как обозначают одно и тоже тепло, переданное в регенераторе. Из (17) следует, что средние ординаты этих площадок имеют разные величины, а значит, различную величину имеют и основания площадок, т. е. перепады энтропий в процессах 4-4a  и  2-2a.   (18).  С учётом (18) имеем:   . Мы выяснили, что подвод и отвод тепла в реальном регенеративном цикле Брайтона происходят с различным по величине перепадом энтропий и значит формула Карно (14а) в данном случае не применима. Необходимо пользоваться более общей формулой (13), полученной из 1-го закона термодинамики.

       2) Далее рассмотрим цикл Гемфри, состоящий из изохоры подвода тепла, изобары отвода тепла и двух адиабат: адиабаты сжатия в компрессоре и адиабаты расширения в турбине. В циклах Гемфри без регенерации подвод тепла в цикл и отвод тепла в окружающую среду проводятся между одними и теми же адиабатами. Следовательно и в этом случае принципиальное условие выполнено и формула (14а) применима. Теперь рассмотрим на Рис.3б регенеративный цикл 1-3-4-1 в котором полностью отсутствует сжатие в компрессоре. Это предельный цикл Гемфри или цикл Ленуара. В этом цикле перепад энтропий подвода тепла равен , а перепад энтропий отвода тепла равен , что очевидно меньше. Таким образом для цикла Гемфри формула Карно (14а) применима только в случае отсутствия регенерации.

       И во всех других циклах тепловых машин (Ренкина, ДВС) формула (14а) безоговорочно применима только при отсутствии регенерации.

в)   ТЕРМИЧЕСКИЙ  КПД  ПРЕДЕЛЬНОГО  РЕГЕНЕРАТИВНОГО  ЦИКЛА  ГЕМФРИ  (РЕГЕНЕРАТИВНОГО  ЦИКЛА  ЛЕНУАРА)»огл.

       Выведем формулу термического КПД предельного цикла Гемфри в зависимости от температур рабочего тела и с учётом регенерации. Цикл изображён на Рис. 3б. За основу вывода возьмём формулу (13). Подведенное тепло в цикл и отведенное тепло из цикла будем рассчитывать по формуле подсчёта количества тепла через теплоёмкости:    (19).  При подсчёте количества тепла мы пользуемся формулой (19) на том основании, что она с точки зрения экспериментальной физики предпочтительнее формулы (16). В формуле (19) и теплоёмкость и перепад температур поддаются хорошей  экспериментальной проверке. Существуют подробные экспериментальные данные для теплоёмкостей различных веществ в широком интервале температур. Напротив, в формуле (16) перепад энтропий получается косвенно, расчётным путём. Да и средняя интегральная температура подвода или отвода тепла в процессе непосредственно не замеряется.

       Исходя из Рис. 3б, по формуле (19) запишем подведенное и отведенное тепло предельного  регенеративного  цикла  Гемфри (регенеративного цикла Ленуара).  Подведенное  тепло  равно  площадке  пл.1a-3-e-c.  Это тепло   (20).  Отведенное из цикла тепло равно площадке пл. 4a-1-a-b. Это тепло  (21). Подставляя (20) и (21) в (13) получим формулу термического КПД предельного цикла Гемфри в зависимости от температурных параметров.

  (22)

Из Рис. 3б видно, что   (23);    (24)

Перепишем  (22) с учётом (23) и (24):

= ;  Раскрывая скобки и произведя сокращения, окончательно получим:

  (25)

      Анализ (25) показывает, что если при неизменных начальных ( ) и конечных ( ) температурных параметрах цикла уменьшать температурный напор в регенераторе, то термический КПД предельного цикла Гемфри будет расти. Причём снижение температурного напора в регенераторе ограничено только разумными размерами регенератора. Если мы посмотрим на формулу (9) увидим, что если при неизменном количестве тепла регенерации и постоянном коэффициенте теплопередачи будем неограниченно увеличивать поверхность теплопередачи, то температурный напор в регенераторе будет неограниченно уменьшаться, в пределе стремясь к нулю. При этом, согласно (25), термический КПД предельного регенеративного цикла Гемфри (регенеративного цикла Ленуара) будет стремиться к единице для любых начальных и конечных температурных параметров цикла. Стремление к единице термического КПД предельного цикла Гемфри хорошо видно и из Рис. 3б. Если перепад температур в регенераторе будет стремиться к нулю, то при этом площадь площадки обозначающей в T-S диаграмме отводимое тепло будет стремиться к нулю, а площадь площадки обозначающей подводимое тепло будет стремиться к конечному пределу. Отсюда, согласно (13) термический КПД будет стремиться к единице.

      Отметим, что термический КПД цикла Карно стремится к единице только в гипотетическом случае, когда начальная температура стремится к бесконечности или конечная температура стремится к нулю. Ограниченность по КПД цикла Карно связана с принципиальной невозможностью осуществления регенерации тепла в этом цикле. Термический КПД предлагаемого регенеративного цикла Ленуара теоретически стремится к единице при уже достигнутых в теплотехнике параметрах.

      Необходимо отметить ещё два момента. Во-первых, в формуле (25) отсутствует конечная температура цикла (температура в точке 1). На самом деле, если мы посмотрим на Рис.3б, то заметим, что уменьшение или увеличение температуры в точке 1, при неизменной температуре в точке 3, приводит к соответствующему уменьшению или увеличению температуры в точке 4. А это в свою очередь влияет на КПД. Уменьшение температуры в точке 1, уменьшает температуру в точке 4, что согласно (25) увеличивает КПД цикла и наоборот. В полном соответствии с общими положениями термодинамики. Во-вторых, при наших расчётах и оценках термического КПД мы не учитывали ещё одну особенность реальных циклов. А именно потери в проточной части турбины, и потери от механического трения, которые учитываются внутренним относительным КПД проточной части и механическим КПД. Но это совершенно иные потери, чем те, что учитываются термическим КПД. Термический КПД учитывает потери при преобразовании хаотической формы энергии в кооперативную энергию потока рабочего тела, способную совершать механическую работу. Внутренний относительный КПД проточной части и механический КПД учитывают рассеяние уже полученной кооперативной энергии под действием диссипативных сил и к термическому КПД отношения не имеют.

       Основная причина по которой до сих пор не были реализованы регенеративные схемы для газотурбинных установок пульсирующего типа состоит в том, что камеры сгорания в этих схемах находились в неподвижном состоянии, что, во-первых, исключало противоток, во-вторых, процесс регенеративного нагрева воздуха в камере сгорания был очень скоротечным. Это не позволяло сколько-нибудь эффективно передавать тепло от выхлопных газов к воздуху в камере сгорания.

       В предлагаемой ниже схеме, конвейерная конструкция регенератора позволяет проводить регенерацию тепла выхлопных газов в установках пульсирующего типа (с подводом тепла при постоянном объёме) в противотоке и камера сгорания при этом может длительное время находиться в контакте с греющими газами.

 

                                                               Рис. 4

       Конструктивная схема конвейерного регенератора изображена на Рис.-4. Регенератор обеспечивает противоточное движение, содержащих постоянный объем воздуха капсул -1, и выхлопных газов из турбины. Перемещение  капсул  против  течения  выхлопных газов осуществляется с помощью механического привода -3, например конвейерной линией, размещенной внутри корпуса регенератора -2. Таким образом регенератор предложенной конструкции позволяет осуществить передачу тепла от уходящих газов к воздуху в противотоке. При этом рабочее тело (воздух) находится и нагревается при постоянном объеме, в объеме, движущихся на конвейере, капсул. Когда воздух в регенераторе  нагреется до точки 1а (Рис. 3б, капсула  при  этом  переместится к выходу из регенератора), то капсула механическим способом переносится и загоняется в обичайку, расположенную в голове турбины. В этот момент в капсулу впрыскивается и сгорает топливо, рабочее тело в капсуле разогревается при постоянном объёме до давления и температуры в точке 3. Обичайка с вставленной в неё капсулой –1 (Рис.4) соответствует камере сгорания. Обичайка обеспечивает прочность капсулы от разрыва при впрыске в нее и горении топлива. После этого на капсуле открывается запорное устройство и рабочее тело под высоким давлением поступает в проточную часть турбины, производя механическую работу. Рабочее тело расширяется от т.3 до т.4 (Рис.3б). Далее капсула механическим способом подаётся на вход регенератора, при этом производится её перезарядка свежей порцией воздуха. Это обеспечивается перемещением поршня внутри капсулы. Возможность работы газотурбинной установки по такому циклу рассмотрена  в  [Л-14, 16, 17].

г) ТЕПЛОВОЙ  РАСЧЁТ  РЕГЕНЕРАТИВНОГО  ЦИКЛА  ЛЕНУАРА»огл.

      Произведём оценочный тепловой расчёт идеального (без учёта трения) цикла, изображённого на Рис.-3б. Рассчитаем параметры состояния рабочего тела в характерных точках цикла. Расчёт будем производить, как принято для 1-го килограмма рабочего тела. В качестве рабочего тела примем воздух. Система измерений – СИ. Принимаем в первом приближении, что воздух подчиняется законам идеального газа, в пределах параметров работы ГТУ.

Точка-1.  Принимаем параметры точки – 1 равными параметрам окружающей среды.

  (20 градусов по Цельсию).         ( ),  (1 ата).

Объём    найдём из уравнения газового состояния   :

   ,   где R=286,9  - газовая постоянная для  1 кг. воздуха.

Точка-3.  Из литературы известно, что ГТУ становятся экономичными при высоких температурах рабочего тела  (1000К  и  выше)  на входе в турбину.  Исходя из этого принимаем температуру в точке 3,       (726,85 градусов по Цельсию).

Процесс 1-3 изохорный.    Отсюда    .

Давление в точке 3:   

Отметим, что перепад давлений на входе и выходе турбины обеспечивает за критическую скорость, т.е. турбина многоступенчатая.

Точка-4.     Процесс  4-1 изобарный.       Отсюда 

Рассмотрим адиабатный процесс расширения  3-4.     

    Отсюда         .

где  k=1,4 – показатель адиабаты для 2-х атомного газа (воздуха).

Из соотношения        находим температуру в точке 4.

  (431,06 градусов по Цельсию).

1)   Задаём перепад температур в регенераторе равным   .  Это соответствует перепаду температур в регенераторах современных ГТУ.  С учётом последнего получаем:

 ;     ;

Расчёт термического КПД цикла произведём по формуле      

где:   - тепло подведенное в цикл в изохорном процессе  1а - 3.

          - тепло отведенное  в  окружающую  среду  в  изобарном  процессе  4а – 1.

  кдж/кг

 - удельная теплоёмкость 2-х атомного газа (воздуха) при постоянном объёме.    28,98 – вес моля воздуха.

 кдж/кг

 - удельная теплоёмкость воздуха при постоянном давлении.

                          

2) Теперь задаём перепад температур в регенераторе равным    

Произведя все расчёты аналогично пункту  1),  получим, для данного случая, термический КПД равным  79,8%.  Как и следовало ожидать, получено значительное увеличение термического КПД предлагаемого цикла при снижении перепада температур в регенераторе. Причём перепад температур можно снижать до тех пор, пока имеет смысл увеличивать поверхности нагрева регенератора.

      В настоящее время начальные температуры в ГТУ повысились до 1300 – 1400 градусов по Цельсию. Произведя все выше приведённые расчёты для начальной температуры  1673,15К (1400 градусов по Цельсию) получим термические КПД равными 81,5% и 90,1% для перепадов температур в регенераторе равными 100К и 50К соответственно.

      Отметим, что КПД Карно для начальных температур в 1000К  и  1673,15К и при конечной температуре в 293,15К  составляет соответственно  70,7%  и  82,5%.  Таким образом предлагаемая установка позволит превысить  КПД Карно.  Мы произвели расчёт для идеального газа, принимая теплоёмкость постоянной. Для реальных газов теплоёмкость зависит от температуры и растёт с ростом температуры. С учётом этого термический КПД даже несколько вырастет.

       Результаты расчёта параметров в характерных точках цикла для начальных температур в 1000К  и  1673,15К,  при перепадах температур в регенераторе в 100К  и  50К  сведены в таблице – 1.

                                                                                                                                  ТАБЛИЦА – 1

Характерные Точки	При			При
	P, Па	T, K	V, /кг	P, Па	T, K	V, /кг
Точка-1		293,15	0,852		293,15	0,852
Точка-1а
Точка-3		1000	0,852		1673,15	0,852
Точка-4		704,21	2,047		1017	2,957
Точка-4а

Примечание:  В точках  1а  и  4а  в числителе даны значения при  , в знаменателе при  .

      Наибольший эффект достигается одновременным повышением начальной температуры и снижением тепло перепада в регенераторе. Но если повышение начальной температуры в настоящее время достигло своего предела по условиям прочности металла, то снижение перепада температур в регенераторе конвейерной конструкции открывает новые возможности. Снижение перепада температур ограничено разумными размерами регенератора. К недостаткам конвейерного регенератора (как впрочем и ко всем регенераторам газотурбинных установок) нужно отнести относительно малый коэффициент теплопередачи из-за малого коэффициента теплоотдачи при газовой конвекции.

      Таким образом в предлагаемой газотурбинной установке температура уходящих газов не лимитируется процессом предварительного сжатия, а определяется только температурным напором в регенераторе. Изготавливая поверхности нагрева регенератора (общая поверхность капсул  находящихся  одновременно  в регенераторе) достаточно  большими  и  используя другие известные методы интенсификации теплопередачи, можно добиться значительного снижения температурного напора в регенераторе и тем самым температуры уходящих газов. Это позволит резко поднять КПД тепловых машин при уже достигнутых начальных температурах рабочего тела, превысив и КПД Карно.

      Особо хотелось бы подчеркнуть, что в расчёте нигде не нарушены ни 1-й закон термодинамики (баланс энергии строго соблюдён), ни 2-й закон (тепло везде передаётся от более нагретого тела к менее нагретому).

4. УСЛОВИЯ РЕАЛИЗАЦИИ ЭНЕРГОИНВЕРСИОННЫХ ЦИКЛОВ»огл.

      И так мы выяснили, что понятие цикла Карно и КПД Карно применимы только к циклам с расширением рабочего тела. Причём и здесь они применимы с определёнными оговорками. В циклах же без расширения рабочего тела, например, при производстве кооперативной энергии в биологических структурах или термопарах, эти понятия не применимы по определению. Биологические структуры в качестве рабочего тела используют несжимаемую жидкость, а термопары вообще не используют рабочего тела и тепловой поток в них непосредственно переходит с определённым КПД в электрический ток. Биофизиками, уже давно установлены экспериментальные факты, совершенно не понятные и необъяснимые с позиций классической термодинамики. Так Хилл на основании экспериментальных данных получил КПД мышечной деятельности порядка 40%. При этом разность температур в мышечной клетке в процессах сокращения изменяется на доли градусов. Классическая термодинамика требует для этих условий перепады температур более 100 градусов, что не совместимо с жизнью. (См. [Л- ]). Сегодняшние исследования мышечной деятельности черепахи дают КПД мышечной деятельности этого животного порядка 75-80%. Противоречие легко устраняется если исходить из ранее изложенной природы компенсации. В мышечной клетке в качестве рабочего тела используется биологический раствор, состоящий на 90% из воды и являющийся не сжимаемой жидкостью, объём которой не меняется. В процессах преобразования тепла в работу мышечная клетка не производит расширения атмосферы, не производит работу против сил гравитации. По этой причине теория Карно в понимании классической термодинамики к биологическим структурам не применима. Природа для преобразования тепла химических реакций окисления в работу выбрала другой путь, нежели человек. Ниже будет показано, что на пути, подсказанном природой можно не только получать в тепловых машинах КПД, сравнимые с КПД черепахи, но и осуществить энергоинверсию.

     Теория тепловых машин, построенная на понятии компенсации за преобразование тепла в работу, носит ограниченный характер. Она применима только для тепловых машин, использующих процессы с расширением рабочего тела и в условиях ограниченной регенерации или без регенерации вовсе.

     Исходя из всего вышеизложенного в предыдущих разделах, перечислим необходимые и достаточные условия энергоинверсии.

      а) НЕОБХОДИМЫЕ УСЛОВИЯ:»огл.

      В первом разделе мы выяснили, что производство внешней работы диссипативной структурой возможно только при условии, когда производство кооперативной энергии в структуре превосходит её диссипацию.

      Разность между этими величинами и даёт полезную механическую энергию, полезную работу, часть которой может быть использована структурой и на собственные нужды.

      Для реализации необходимого условия нужно или увеличивать неравновесность тепловой системы, т.е. увеличивать движущие силы, увеличивать мощность производства кооперативной энергии или снижать диссипативный порог тепловой системы, снижать мощность рассеяния произведённой кооперативной энергии, снижать действие эффекта вырождения результирующего импульса. Последнее достигается или канализацией потока, что исключает лавинообразный рост массы результирующего импульса или созданием условий для когерентного взаимодействия, при котором происходит централизация соударения и снижение рассеяния.

      Без реализации необходимого условия не возможно получить механическую работу в принципе. Поэтому все современные машины, служащие для производства полезной работы выполняют это условие. Достигается это путём канализации потоков. В технологиях современных тепловых машин не выполняются достаточные условия реализации энергоинверсии. Как представляется автору, причины неудач теоретического обоснования и практической реализации ВДВР различных типов (на основе демона Максвелла, идей Гуи, Циалковского, Ощепкова, на основе конусной поверхности, раннее предложение Косарева А.В. и др.), кроются в не выполнении необходимого условия. В не обеспечении физических условий для перевода термодинамической системы за диссипативный порог, в формировании потоков энергии с недостаточной плотностью, с недостаточной величиной вектора Умова.

      б) ДОСТАТОЧНЫЕ УСЛОВИЯ:»огл.

       При выполнении необходимого условия, реализация энергоинверсии возможна при выполнении одного из достаточных условий, зависящих от природы процессов преобразования потенциальной энергии неравновесной системы в кооперативные потоки энергии.

1б) В циклах, использующих процессы расширения рабочего тела для получения полезной работы, а, следовательно, расширяющих атмосферу и производящих работу против сил гравитации, необходимо проводить настолько глубокую регенерацию, чтобы работа теплового насоса по возвращению отработанного тепла в цикл была меньше работы полученной в основном цикле с учётом всех потерь.

2б) Использовать такие физические процессы преобразования тепла в работу, при которых рабочее тело остаётся при постоянном объёме. В этих условиях не производится работа против сил гравитации.

3б) В циклах устройств, не использующих специальных агентов в качестве рабочего тела (например, термопары), необходимо создание условий при которых КПД устройства должно превышать КПД Карно для температурного перепада регенеративного контура с учётом всех потерь. Смысл данного условия будет понятен ниже при рассмотрении энергоинверсионного цикла с использованием тонкоплёночной термопарной поверхности.

5. ПРИМЕРЫ ЭНЕРГОИНВЕРСИОННЫХ ЦИКЛОВ И УСТАНОВОК»огл.

       Со времён паровой машины Уатта, первого массового теплового двигателя, до сегодняшнего дня теория тепловых машин и совокупность технических решений по их реализации прошли длительный путь эволюции. Данное направление технической эволюции породило огромное количество конструктивных разработок и связанных с ними физических процессов, общей задачей которых было преобразование тепла в работу. Неизменным за прошедший период эволюции для всего многообразия тепловых машин было понятие “компенсации за преобразование тепла в работу” и следующий из этого “принцип исключённого вечного двигателя второго рода”. Эти понятия сегодня воспринимаются как абсолютное знание, каждодневно доказываемое всей известной практикой человеческой деятельности в данной сфере. Отметим, что факты известной практики вовсе не являются базой абсолютного знания, а лишь базой знаний данной практики. Для примера и самолёты не всегда летали. Да и у черепахи КПД составляет 80 %, что значительно выше, чем у парогазовых установок (55%), этой последней моды энергетики. О не сопоставимости перепадов температур при этом вообще говорить не приходится.

       Исследование уровня техники наиболее характерных этапов и направлений эволюции тепловых двигателей (паровые машины, двигатели внутреннего сгорания всех типов, паротурбинные и газотурбинные установки, парогазовые установки, ракетные двигатели) показывает, что общим технологическим недостатком выше перечисленных тепловых машин является необходимость передачи в окружающую среду значительной части тепла, подведенного в цикл тепловой машины. Главным образом, поэтому они имеют низкий КПД и экономичность. Причинами передачи тепла в окружающую среду являются или отсутствие регенерации тепла в цикл (паровые машины, двигатели внутреннего сгорания, ранее выпускавшиеся газотурбинные установки пульсирующего типа, работающие по циклу Гемфри, ракетные двигатели), или ограничения на глубину регенерации, которые накладываются процессом предварительного сжатия рабочего тела и наличием теплоперепада в регенераторе (газотурбинные установки с подводом тепла при постоянном давлении, работающие по циклу Брайтона), и свойствами рабочего тела (паротурбинные установки, работающие по циклу Ренкина). Именно эти технологические причины приводят к неизбежности передачи части подведенного в цикл тепла окружающей среде, порождают компенсацию за преобразование тепла в работу.

       Ниже представлены конструктивные решения тепловых машин принципиально нового поколения. Эти машины лишены технологических недостатков своих предшественников. Тупиковая ветвь развития современных тепловых машин связана с непониманием природы “компенсации за преобразование тепла в работу”. “Компенсация за преобразование тепла в работу” в её устоявшемся толковании и те проблемы и негативные последствия, с которыми столкнулся по этой причине современный мир, есть не что иное, как компенсация за неполноту знания.

а) БЕСКОМПРЕССОРНАЯ  ГАЗОТУРБИННАЯ  УСТАНОВКА  С  РЕГЕНЕРАТОРОМ КОНВЕЙЕРНОГО  ТИПА  И  ВСПОМОГАТЕЛЬНЫМ  РЕГЕНЕРАТИВНЫМ  КОНТУРОМ»огл.

(Патент RU №2184255 “Газотурбинная установка”. Бюл. № 18 от 27.06.2002)

       В данной установке реализуется достаточное условие 1б).

                   Для полного исключения передачи тепла от тепловой машины в окружающую среду, бескомпрессорная газотурбинная установка с регенератором конвейерного типа, работающая по циклу Ленуара, рассмотренная ранее, дополнительно снабжена вспомогательным регенеративным контуром. Вспомогательный регенеративный контур работает по циклу теплового насоса (обратный термодинамический цикл, цикл холодильника). Напомним, что тепловой насос позволяет передавать тепло от рабочего тела с низкой температурой к рабочему телу с более высокой температурой, затрачивая при этом работу (механическую энергию).

        Принципиальная технологическая схема предлагаемой установки изображена на Рис.5а, на Рис.5б изображён её термодинамический цикл в T-S диаграмме. На Рис.5б:   - главный термодинамический цикл (контур) рабочего тела бескомпрессорной газотурбинной установки с регенератором конвейерного типа (изображён сплошными жирными линиями), работающей по замкнутому циклу (без выхлопа рабочего тела в окружающую среду);  - вспомогательный термодинамический цикл (контур) рабочего тела теплового насоса (изображён тонкими сплошной и пунктирной линиями). Работа оборудования (1-турбина пульсирующего типа, 2 - регенератор конвейерной конструкции, 3 - камера сгорания или любой другой подогреватель, см. Рис.5а) главного контура и процессы рабочего тела протекающие в нём описаны в [Л-16, 17] и в описании патента №2154181 [Л-14]. Причём принят вариант установки камеры сгорания после турбины главного контура. Здесь остановимся на процессах вспомогательного контура. Сразу оговоримся, что здесь нет ничего нового, работа теплового насоса (холодильной установки) рассмотрена в любом учебнике по теплотехнике. Рабочее тело главного контура после охлаждения в регенераторе конвейерной конструкции (поз.2, Рис.5а) имеет параметры точки 6 (Рис.5б). В ранее описанной установке мы вынуждены были передавать окружающей среде тепло равное площадке a-1-6-b, чтобы вернуть параметры рабочего тела главного контура в исходную точку 1. В предлагаемой установке рабочее тело главного контура после регенератора 2 (Рис.5а) направляется в теплообменник 5, (Рис.5а) - холодильную камеру вспомогательного контура. В холодильной камере 5 (Рис.5а) тепло передаётся от рабочего тела главного контура к рабочему телу вспомогательного контура. При этом рабочее тело главного контура охлаждается в процессе 6-1, а рабочее тело вспомогательного контура нагревается в процессе 7-8 (см. Рис.5б). Площадка а-1-6-b равна площадке а-7-8-b. На Рис.5а это не показано. Перепад температур , между процессами, задаётся по законам теплопередачи. Рабочее тело вспомогательного контура, получив в теплообменнике 5 тепло от рабочего тела главного контура равное площадке a-1-6-b и нагревшись при этом до точки 8 (Рис.5б) сжимается компрессором 6 (Рис.5а) теплового насоса до точки 9 (Рис.5б). Температура точки 9 выбирается таким образом, чтобы передать в теплообменнике 4 (Рис.5а) тепло от рабочего тела вспомогательного контура на выходе из компрессора 6 (Рис.5а) к рабочему телу главного контура на выходе из главной турбины 1 (Рис.5а). Площадка a-10-9-b равна площадке c-3-4-d. После охлаждения в теплообменнике 4 рабочее тело вспомогательного контура, имея параметры точки 10 (Рис.2) расширяется во вспомогательной турбине 7 (Рис.5а) теплового насоса до точки 7 (Рис.5б) и направляется в холодильную камеру 5 (Рис.5а). Цикл теплового насоса замкнулся. Таким образом, задача теплового насоса вернуть снова в цикл низко потенциальное тепло, которое в современных тепловых машинах передаётся окружающей среде. Рабочее тело главного контура нагревается в теплообменнике 4 (Рис.5а) теплового насоса до точки 4 (Рис.5б) После этого рабочее тело главного контура разогревается в теплообменнике 3 (Рис.5а) до расчётной точки 5 (Рис.5б). Разогрев в теплообменнике 3 может производиться от любого источника  тепловой  энергии, имеющего температуру выше расчётной точки 5. В описываемой установке осуществляется полная регенерация тепла в цикле и исключается передача тепла в окружающую среду. Термический КПД описываемой установки равен единице. Если же с помощью несложной пусковой схемы опустить цикл рисунка 2 ниже температуры окружающей среды, то можно использовать и тепловую энергию окружающей среды. Это будет энергоинверсионный двигатель – вечный двигатель второго рода. Перепады температур, необходимые для производства кооперативной энергии, в предлагаемой установке создаются искусственно, внутри цикла. Их не нужно искать в природе, между рабочим телом и окружающей средой, на что нацелена теория современных тепловых машин. Принципиально важным для работоспособности данной установки является необходимость соблюдения условия, чтобы работа (механическая энергия) потребляемая тепловым насосом была меньше работы (механической энергии) вырабатываемой в главном контуре. В современных тепловых машинах, из-за процесса предварительного сжатия приводящего к необходимости возвращения в цикл больших объёмов тепла (большая величина площадки a-1-6-b, Рис.5б), выполнить это условие не представляется возможным. В предлагаемой установке, увеличивая поверхность теплообмена в регенераторе конвейерного типа (поз.2, Рис.5а), можно сколь угодно уменьшить площадку a-1-6-b, приближая точку 6 к точке 1 (см. Рис.5б). Тем самым снижается потребляемая тепловым насосом работа (механическая энергия) равная площадке 7-10-9-8 и её можно сделать сколь угодно малой. При этом работа (механическая энергия) получаемая в главном контуре не изменяется (даже несколько возрастает). Это и даёт уверенность в работоспособности предлагаемой установки. Конечно, необходимо учитывать и тот факт, что реальные процессы протекающие в турбинах  и  компрессоре, отличаются от идеальных, изображённых на Рис.5б и протекают с ростом энтропии. Это снижает работу (механическую энергию) в главном контуре и увеличивает потребляемую работу (механическую энергию) в тепловом насосе.

Однако эти потери не носят не преодолимого количественного характера и при увеличении чистоты обработки поверхностей и строгом соблюдении законов газовой динамики внутренние относительные КПД проточных частей можно сколь угодно близко приближать к единице, приближая процессы в проточных частях к идеальным. Тем самым снижая диссипативный порог тепловых машин, технологических диссипативных структур.

       Отметим, что мною использованы процессы и устройства, не противоречащие классической термодинамике: тепло передаётся от рабочего тела с большей температурой к рабочему телу с меньшей. Там где нужно сделать наоборот используется тепловой насос. При этом особое значение придаётся тому, что бы работа, используемая тепловым насосом, была меньше работы, вырабатываемой турбиной главного контура.

           Рис. 5а (обозначен как Рис.1)                 Рис. 5б (обозначен как Рис.2)

       Противоречие с классической, да и сегодняшней термодинамикой возникает только в вопросе поведения энтропии замкнутой системы (тепловая машина + окружающая среда). Принято считать, что производство энтропии в идеальном цикле связанное с перетоком количества тепла от горячего источника к рабочему телу и с обратным перетоком от рабочего тела к холодному источнику равно нулю. Для реальных циклов имеет место рост энтропии, связанный с внутренними релаксационными процессами. При этом потери тепла от перетоков к холодному источнику оцениваются термическим КПД, а потери от релаксации (трения) оцениваются внутренними относительными КПД и КПД механического трения.  Термический КПД и соответственно изменения энтропии, вызванные перетоками (сначала уменьшение энтропии горячего источника, а затем увеличение энтропии холодного источника) по абсолютной величине значительно больше КПД трения и положительного изменения энтропии за счёт трения. Причём КПД трения, как уже отмечалось выше, можно сколь угодно близко стремить к единице, снижая диссипативный порог процессов преобразования тепла в работу.

      Если мы исключаем передачу тепла холодному источнику, что принципиально не возможно в цикле Карно, то в результате имеем уменьшение энтропии замкнутой системы (источник тепла + тепловая машина). Приверженцы классической термодинамики, у которой цикл Карно и принцип исключённого вечного двигателя второго рода, вытекающий из цикла Карно положены во главу угла, естественно такого не могут даже представить и соответственно принять. Но это проблема не термодинамики. Уменьшение энтропии замкнутой системы на стадии производства кооперативной энергии – необходимое условие работы вечного двигателя второго рода. Это не противоречит закону роста энтропии, так как закон роста энтропии справедлив только для самопроизвольных процессов, протекающих от большего потенциала к меньшему.

б) СИЛЬФОННО ПОРШНЕВОЙ ДВИГАТЕЛЬ»огл.

       В данной установке реализуется достаточное условие 2б).

       Предлагаемый к рассмотрению тепловой двигатель, исключая передачу тепла окружающей среде, исключая компенсацию за преобразование тепла в работу, позволяет осуществлять процессы теплопередачи в условиях кипящей жидкости. Это увеличивает коэффициент теплопередачи, а, следовательно, и интенсивность процесса теплопередачи на два, три порядка в сравнении с условиями газовой конвекции, что обеспечивает относительную компактность установки.   

       Для реализации этих возможностей предлагается тепловой двигатель, изображённый на Рис. 6 и содержащий рабочие цилиндры, внутренняя полость которых объединена с помощью перепускных трубопроводов, имеющих регулирующую арматуру. Внутренняя полость рабочих цилиндров заполнена в качестве рабочего тела кипящей водой. Внутри рабочих цилиндров расположены сильфонные поршни, внутренняя полость которых так же объединена и заполнена или трансформаторным маслом или воздухом.

       Сильфонные поршни соединены ползуном с кривошипно – шатунным механизмом, преобразующим тяговое усилие сильфонных поршней во вращательное движение коленчатого вала.

       Рабочие цилиндры, изображённые на Рис. 6, расположены в объёме сосуда, заполненного кипящим трансформаторным или турбинным маслом. Кипение масла в сосуде обеспечивается подводом тепла от внешнего источника. Каждый рабочий цилиндр имеет съёмный теплоизоляционный кожух, который в нужный момент или охватывает цилиндр, прекращая процесс теплопередачи между кипящим маслом и цилиндром, или освобождает поверхность рабочего цилиндра и при этом обеспечивается передача тепла от кипящего масла к рабочему телу цилиндра.

Рис. 6

       Рисунок имеет следующие цифровые позиции: 1 и 2 – рабочие цилиндры. Поперечное сечение рабочих цилиндров может иметь любую удобную форму (круг, прямоугольник); 3 и 4 – сильфонные поршни; 11 – коллектор, соединяющий воедино внутренние полости рабочих цилиндров; 10 – запорная арматура на трубопроводе, соединяющем внутренние полости рабочих цилиндров; 6 – сальниковые уплотнения в месте прохода через стенку цилиндра ползуна – 9, передающего тяговое усилие от сильфонного поршня на шатун кривошипно – шатунного механизма; 7 – сочленение между ползуном и шатуном; 8 – кривошипно шатунный механизм; 12 – съёмные теплоизоляционные кожуха рабочих цилиндров. Кожуха делятся на отдельные цилиндрические секции, состоящие из двух половинок, скорлуп, при сближении охватывающих цилиндр. 5 – шток, обеспечивающий взаимодействие сильфонных поршней 3 и 4.

Рис. 7

Сильфонный поршень, выполненный в форме сильфона, одной стороной неподвижно закреплён с трубопроводом, соединяющим внутреннии полости сильфонных поршней и с корпусом рабочих цилиндров, другая сторона, прикреплённая к штоку – 5 и ползуну, подвижна и перемещается (сжимается) во внутренней полости рабочего цилиндра, под воздействием повышенного давления рабочего тела цилиндра.

       В рассматриваемой конструкции сильфонный поршень выполнен из не теплопроводящего материала. Его сжатие происходит под воздействием перепада давлений по сторонам сильфона, а растяжение под воздействием штока – 5.

       На рис.7 изображён термодинамический цикл сильфонно поршневого двигателя.

       Тепловой двигатель работает следующим образом.

       Описание рабочего цикла теплового двигателя начнём с ситуации, когда сильфонный поршень первого цилиндра полностью растянут, а сильфонный поршень второго цилиндра полностью сжат. Теплоизоляционные кожуха на цилиндрах 1 и 2 плотно прижаты к цилиндрам. Арматура – 10 на трубопроводах, соединяющих внутренние полости рабочих цилиндров закрыта. Температура масла в сосуде, в котором расположены цилиндры доводится до кипения. Давление кипящего масла в полости сосуда с кипящим маслом, давление рабочего тела внутри полостей рабочих цилиндров и давление внутри полостей сильфонных поршней равно атмосферному. Состояние рабочего тела цилиндров (кипящая вода) соответствует точке 1 на Рис.7. В этот момент арматура – 10 и теплоизоляционный кожух на первом цилиндре открываются. Скорлупы теплоизоляционного кожуха отодвигаются от поверхности обечайки цилиндра - 1. В этом состоянии обеспечена теплопередача от кипящего в сосуде масла, к рабочему телу первого цилиндра. Теплоизоляционный кожух на втором цилиндре, напротив плотно облегает поверхность обечайки цилиндра. Скорлупы теплоизоляционного кожуха прижаты к поверхности обечайки цилиндра - 2.  Тем самым передача тепла от кипящего масла к рабочему телу цилиндра - 2 не возможна. Так как температура кипящего при атмосферном давлении масла (примерно 350 ) в полости сосуда выше температуры кипящей при атмосферном давлении воды, находящейся в полости первого цилиндра, то происходит интенсивная передача тепловой энергии от кипящего масла к рабочему телу (кипящей воде) первого цилиндра. Коэффициент теплоотдачи от поверхности металла к кипящей жидкости составляет величину порядка 2200 – 11000 . (См, например [Л-22]). Принимая коэффициент теплоотдачи от кипящего масла к металлической поверхности рабочего цилиндра, на выше отмеченном уровне и учитывая разность температур между кипящим маслом с внешней стороны цилиндра и кипящей водой с внутренней стороны, получаем, что мощность теплового потока, подводимого к рабочему телу цилиндра, составит величину порядка 200 - 1000 . Рабочее тело (кипящая вода)  в цилиндрах 1 и 2 находится в процессе работы теплового двигателя при постоянном объёме. Интенсивно подводимое тепло к первому цилиндру вызывает повышение давления его рабочего тела до точки 2. При этом давление внутри сильфонного поршня – 3 первого цилиндра не изменяется, так как поверхность сильфонного поршня не теплопроводна. В результате создаётся перепад давлений по сторонам сильфонного поршня первого цилиндра. Перепад давлений между точками 2 и 1 определяется внешней нагрузкой на валу машины. Как только давление в точке 2 достигнет величины достаточной для преодоления внешней нагрузки, то сильфонный поршень первого цилиндра начинает сжиматься, усилие через шток – 5 и ползун – 9 передаётся на кривошипно – шатунный механизм. Происходит преобразование энергии теплового потока подводимого к рабочему телу первого цилиндра в механическую энергию на коленчатом валу. При сжатии сильфонного поршня состояние рабочего тела в первом цилиндре не меняется и определяется точкой 2 на Рис. 7. Сжатие сильфонного поршня – 3 через шток - 5 растягивает сильфонный поршень – 4 и выталкивает рабочее тело из полости второго рабочего цилиндра через коллектор - 11 в полость первого рабочего цилиндра, которая освобождается при сжатии сильфонного поршня – 3. Таким образом, рабочее тело в цилиндрах перетекая, постоянно находятся при постоянном объёме. Отметим этот принципиальный момент. Рабочее тело в процессе преобразования тепловой энергии в работу не изменяет своего объёма и, следовательно, исключается необходимость расширения атмосферы в процессе работы двигателя, исключается компенсация.

      Увеличение температуры жидкости при постоянном объёме приводит к увеличению давления. Перепад давлений в точках 1 и 2 (Рис. 7) в зависимости от нагрева определяется из таблиц теплофизических свойств воды и водяного пара. (См. например, М.П. Вукалович. Теплофизические свойства воды и водяного пара. – М.: “Машиностроение”, 1967г., 160с.)

      Теперь покажем, что доля подведенной к цилиндру тепловой энергии, пошедшей на перемещение рабочего тела из полости цилиндра – 2 в полость цилиндра – 1, может быть очень малой в сравнении с тепловой энергией, превращённой в механическую энергию на коленчатом валу. Тепловой поток q подводимый к первому цилиндру за период сжатия его сильфонного поршня для конкретных температурных условий и размеров цилиндра величина постоянная. Эта величина равна работе производимой первым цилиндром при сжатии сильфонного поршня – 3.     .  (26)    

 В (26): - тепловой поток, подведенный к первому цилиндру в процессе сжатия сильфонного поршня – 3;

- перепад давлений между подогреваемым в первом цилиндре рабочим телом и давлением внутри сильфонного поршня – 3, равном атмосферному давлению;

- площадь поверхности сильфонного поршня (площадь гармошки);

- длина, на которую сокращается при сжатии сильфонный поршень, обеспечивая тяговое усилие.

       При заданной длине рабочего цилиндра площадь поверхности сильфонного поршня можно изменять в очень широких пределах, изменяя число гармошек сильфона. Из (1) видно, что если увеличивать площадь поверхности сильфонного поршня, то при постоянном тепловом потоке в рабочий цилиндр и постоянной работе сжатия сильфонного поршня будет уменьшаться перепад давлений между внешней и внутренней сторонами сильфона.

Работа, производимая при сжатии сильфонного поршня – 3, полученная из (1), затрачивается на производство механической энергии (полезной работы) на коленчатом валу и на работу проталкивания рабочего тела из полости цилиндра – 2 в полость цилиндра – 1. Работу по перемещению рабочего тела (кипящей воды) из цилиндра – 2 в цилиндр –1 при сжатии сильфонного поршня – 3 и растяжении сильфонного поршня – 4 определяется из выражения:    (27).

В (27): - работа перемещения рабочего тела;

 - перепад давлений между давлением подогретого рабочего тела в цилиндре – 1 и давлением теплоизолированного рабочего тела цилиндра – 2, находящемся при атмосферном давлении. Перепад давлений в (27) равен перепаду давлений в (26);   - объём перемещаемого рабочего тела из цилиндра – 2 в цилиндр – 1. Эта величина постоянная.

       Выше мы уже показали, что, увеличивая поверхность сильфона, можно значительно уменьшить перепад давлений в (26) и (27). Тем самым значительно снижается работа (27) по перемещению рабочего тела из цилиндра – 2 в цилиндр – 1. Эту работу можно сделать сколь угодно малой. Таким образом, в предлагаемом тепловом двигателе почти вся подведенная тепловая энергия преобразуется в механическую энергию на валу машины. Та небольшая часть тепловой энергии, которая потрачена на перемещение рабочего тела, также не теряется, а остаётся в цикле.

       По мере сжатия сильфонного поршня – 3 в цилиндре – 1 происходит последовательное прижатие скорлуп теплоизоляционного кожуха к поверхности цилиндра – 1. Это необходимо для того, что бы подводить тепло и поднимать давление рабочего тела только в рабочей зоне цилиндра – 1, в зоне гармошки сильфона. Этим исключается подогрев рабочего тела и повышение его давления вне рабочей зоны, что в свою очередь не вызывает увеличение работы проталкивания. Последовательное прижатие скорлуп нужно производить даже с некоторым опережением сжатия сильфонного поршня – 3, что исключит постепенный перегрев рабочего тела от работы перемещения и обеспечит полное преобразование энергии теплового потока в механическую энергию на валу машины. При этом состояние рабочего тела в первом цилиндре из точки 2 возвратится в точку 1 (см. Рис. 7).

       Последовательное прижимание теплоизоляционных скорлуп к поверхности рабочего цилиндра можно обеспечить с помощью кинематической схемы, соединённой с коленчатым валом. Возможен вариант оснащения теплового двигателя управляющим компьютером и системой датчиков по давлению и температуре рабочих агентов, положению механических элементов двигателя.

       В момент полного сжатия сильфонного поршня – 3, полного закрытия теплоизоляционным кожухом цилиндра - 1, при полном растяжении сильфонного поршня – 4 цилиндра – 2, полностью раскрывается теплоизоляционный кожух на цилиндре – 2. Начинается подвод тепла к рабочему телу цилиндра – 2, происходит сжатие сильфонного поршня – 4. Далее все процессы протекают в той же последовательности, что и описаны выше, но от цилиндра – 2 к цилиндру – 1. Цикл замкнулся.

      Парных рабочих цилиндров в тепловом двигателе может быть сколь угодно в зависимости от требуемой мощности и прочих конструктивных условий. Попарно отключая рабочие цилиндры с помощью арматуры – 7 и теплоизоляционных кожухов, можно в широких пределах осуществлять грубую регулировку мощности теплового двигателя.

      Для работы предлагаемого двигателя важно поддержание постоянного давления в полости сильфонных поршней. Это достигается соединением внутренней полости сильфонных поршней с атмосферой.

      В качестве рабочего тела в цилиндрах возможно использовать агент, имеющий низкую температуру кипения при атмосферном давлении. Например: жидкий азот, жидкий радон, жидкий фторид бора и т.д. Имеется большое количество неорганических и органических веществ, отвечающих этим условиям. Это позволит иметь температурный перепад с низко потенциальными источниками тепловой энергии, использовать в качестве источника тепла окружающую среду и обеспечить энергоинверсию. 

в)  ТОНКОПЛЁНОЧНАЯ ТЕРМОПАРНАЯ  ПОВЕРХНОСТЬ»огл.

(Патент  RU №2131156  “Термоэлектрический преобразователь”, Бюл. №15 от 27.05.99г.)

      В данной установке реализуется достаточное условие 3б).

      Термопара является устройством, позволяющим непосредственно преобразовывать тепловую энергию в электрическую, хаотическую энергию в кооперативную, способную совершать полезную макроскопическую работу.

      Особенностью существующих термопар, в том числе и пленочных термопар, используемых в измерительной технике, является большое внутреннее сопротивление термопары как источника электродвижущей силы (ЭДС), вызванные большой длиной и малым поперечным сечением ветвей термопары:             

где        и ;  и ;  и     - удельное сопротивление, длина и поперечное сечение ветвей термопары.    Это же является причиной большого термического сопротивления для теплового потока через ветви термопары, часть кооперативной энергии которого и преобразуется термопарой в электрическую энергию. Такая особенность приводит к тому, что КПД современных термопар по превращению тепловой энергии в электрическую не превышает 1% для металлических и 5-7% для полупроводниковых термопар и не позволяет получить большие мощности термоэлектрических преобразователей. Исследования в области неравновесной термодинамики позволяют по иному взглянуть на процессы преобразования тепловой (хаотической) энергии в работу (электрическую энергию) в термопаре.

       Рассмотрим термопару, изображенную на рисунке 8. На рисунке:  -тепловой поток, вызываемый разностью температур  и  между горячим и холодным источниками тепла.  Длина ветвей   термопары уменьшена до длины порядка   микрона. Соединим термопары на Рис. 8 в последовательные электрические цепочки. В результате получим тонкоплёночную термопарную поверхность (тптп), у которой ветви термопар превращаются в тонкие пленки, формируемые на основе пленочных технологий микроэлектроники (напыление, электролиз и т.д.). Пленки формируются на подложке, образующей спай. Мы в качестве примера рассматриваем термопару железо-никель на медной подложке спае. Внутреннее сопротивление такой термопарной поверхности как источника ЭДС будет на много порядков меньше чем существующих термопар. А через большие, ни чем не ограниченные поверхности таких термопар можно даже при малых перепадах температур пропускать большие тепловые потоки.

       Для придания термопарной поверхности необходимых прочностных свойств  ее  можно изготавливать многослойной. Получается она методом последовательного напыления слоёв (см. Рис.9). 

Рис. 8

Рис. 9

      Выясним характер изменения КПД термопары при уменьшении длины ветвей и переходе к пленочным термопарам, когда длина ветвей (толщина пленок) термопары уменьшится до порядка микрона или в пределе до 100-500А (ангстрем). Предел определяется длиной свободного пробега электрона в кристалле, на которой происходит ускорение электрона фононами, т.е. передача ему  части кооперативной энергии теплового потока фононов.

      В начале определим поток тепла через электрически разомкнутую тонкопленочную термопару, за счет которого вырабатывается электрическая мощность. Будем  рассматривать один квадратный метр ( ) термопарной пленочной поверхности:

       (28)

 где    k - коэффициент теплопередачи через термопарную поверхность;   -перепад температур между горячей и холодной средой, омывающих спаи термопары;  - коэффициент теплоотдачи от горячей среды к спаю;   - коэффициент теплоотдачи от холодной среды к спаю; - коэффициент теплопроводности слоев термопарной поверхности;   - толщина слоев термопарной поверхности.

      Определим КПД термопары как отношение вырабатываемой термопарой электрической мощности к тепловому потоку протекающему через разомкнутую термопару:                                   (29)

где  - К. П. Д. термопары;   - электрическая мощность, вырабатываемая термопарой;   - ЭДС, вырабатываемая термопарой;    - электрический ток в цепи термопары;    - внешнее сопротивление цепи;    - внутреннее сопротивление источника Э.Д.С (термопарной цепочки).

      В общем случае ЭДС термопары зависит от 3-х величин: пары проводников, температурной зоны, в которой происходит взаимодействие фононов с электронами и перепадом температур между спаями, определяющим тепловой поток фононов через термопару.

;      (30)

где        - удельная термо ЭДС, вызванная для данной пары потоком тепла при .         -  определяет   поток   тепла        равный потоку тепла определенному по формуле  (28).

;     

Для стандартной  термопары,  с  помощью  которой  находят  зависимость , перепад температур  определяет поток тепла через термопару. Примем поток тепла через эту стандартную термопару при   , за единицу потока тепла для данной термопары. Тогда   получена при  . И с учетом этого (30) запишется в виде:                                            (31)

где  - коэффициент, переводящий    с    в   для данной испытываемой термопары. Физически (31) понятно, так как именно кооперативный поток фононов увлекает за собой электроны проводимости, является той сторонней силой которая создает ЭДС.

      Теперь рассмотрим, как ведет себя с уменьшением длины ветвей термопары, вырабатываемая ею электрическая мощность, при прочих неизменных условиях. Учитывая  (29)  и  (31)  имеем:

   ;  (32)    

где  и  - удельное электрическое сопротивление материала ветвей термопары;     - площадь одной ветви (пленки) термопарной поверхности;    - длина ветви термопары (толщина пленки);     и  величины постоянные для данной конкретной термопары.

Внешнее сопротивление цепи можно выполнить сколь угодно малым, увеличивая толщину внешних проводников. С учетом сказанного принимаем внешнее сопротивление цепи равным внутреннему сопротивлению термопары.

   

     Перепишем (32) в виде:         

 Отсюда КПД тонкопленочной термопары будет (с учетом (28) и (29) ):

         

  (33)      где  

      Из (33) видно, как того и следовало ожидать, что с уменьшением длины и увеличением поперечного сечения ветвей термопары, т.е. с уменьшением внутреннего сопротивления термопары как источника ЭДС, КПД термопары растёт. Уменьшая линейные размеры термопары (длину ветвей) до длин сопоставимых с длинами свободного пробега электрона, т.е. порядка 100 ангстрем, достигнутые значения КПД для термопар (1% для металлических и 5-7% для полупроводниковых) можно сохранить при малых перепадах температур. Отметим, что использованные при выводе (33) законы теплопередачи, Ома и Зеебека являются экспериментальными законами, проверенными в самом широком диапазоне. Их совокупное применение к тонкопленочной термопаре, предложенной конструкции и позволило получить (33). В связи с этим хотелось бы отметить такой момент, часто встречающийся в литературе при выводе формул КПД для термопары. Ссылаясь на фундаментальный характер законов по преобразованию тепла в работу, умножают КПД термопары полученный из формулы (29)  на множитель  равный КПД Карно. Это представляется не правомерным. Коль скоро множитель является фундаментальным законом, то он должен реализовываться в экспериментальных законах, которые мы использовали. Если применять множитель, то закон Карно учитывается дважды.

      В термопаре происходит качественное преобразование тепловой энергии и она из хаотической формы у горячего спая, имея , переходит, благодаря температурной неравновесности между спаями и самоорганизации, в форму теплового потока фононов с результирующим импульсом отличным от нуля. Источником ЭДС и электрической энергии в термопаре служит не разность температур как таковая. Температурная неравновесность является источником кооперативной энергии теплового потока. Причем часть направленной кооперативной энергии теплового потока в результате взаимодействия фононов с электронами, передается электронам проводимости. Эту часть направленной  энергии, благодаря уменьшению длины ветвей термопары до порядка длин свободного пробега электрона удается практически освободить от причины рассеяния направленной энергии электронов на ионных остовах решетки. Данная конструкция имеет в миллионы раз более низкий диссипативный порог в сравнении с существующими термопарами, что и позволит с одной стороны получать кооперативные потоки при малых перепадах температур, с другой резко снизить Джеулево тепло, являющееся следствием дисспации направленной электрической энергии. Это позволит получать достигнутые значения КПД термопар, указанные в начале уже при очень малых перепадах температур, в доли градусов и превысить КПД Карно. Многослойная же термопара позволит дополнительно увеличить КПД. Методами нано технологий на толщине термопарной поверхности в 1 мм. можно нанести более 10-тысяч слоёв отдельных термопар.

      Превышение КПД Карно, согласно третьего достаточного условия, позволяет реализовать энергоинверсию. В термопаре, тепловая энергия, полученная у горячего спая, частично преобразуется в электроэнергию, а большая часть теплового потока стекает с холодного спая и теряется. Избежать этой потери можно, используя вспомогательный регенеративный контур. Вспомогательный регенеративный контур работает по обратному термодинамическому циклу, отчасти схожему с циклом теплового насоса. Рассмотрим энергоинверсионный цикл на базе тонкоплёночной термопарной поверхности (тптп) со вспомогательным регенеративным контуром.

                          Рис. 10а                                                                       Рис. 10б

      На Рис. 10а изображена принципиальная схема установки, на Рис. 10б – её термодинамический цикл. Установка состоит из теплообменника, в котором к рабочему телу подводится тепло от внешнего источника в процессе 5-1 (Рис. 10б). Из теплообменника рабочее тело попадает в компрессор, где адиабатно сжимается в процессе 1-2, с повышением температуры. Далее рабочее тело омывает горячие спаи термопарной поверхности. При этом в процессе 2-3 на горячих спаях термопаре передаётся от рабочего тела тепловая энергия, равная площадке 2-3-a-c. Затем рабочее тело вспомогательного контура направляется в турбину (или дроссель), где в процессе 3-4 адиабатно (или в процессе дросселирования) расширяется с понижением давления и температуры до точки 4 (или до точки соответствующей окончанию дросселирования). Далее рабочее тело омывает холодные спаи термопарной поверхности. При этом в процессе 4-5 на холодных спаях термопары рабочему телу передаётся тепловая энергия, равная площадке 4-5-b-a. Цикл вспомогательного контура замкнулся. Таким образом, вспомогательный контур с одной стороны позволяет создавать перепад температур по сторонам термопарной поверхности и тем самым преобразовывать энергию теплового потока в электроэнергию, с другой позволяет вернуть в цикл тепло стекаемое с холодных спаев термопары. Для работы этого цикла необходимо, чтобы КПД термопарной поверхности был выше, чем КПД Карно для температурного перепада вспомогательного контура. Если этого условия не выполнить, то точка 5 переместится в точку 1 или правее её и цикл не реализуется. Выше мы показали возможность реализации указанного условия. Площадка 5-1-c-b, обозначает тепло, полученное от внешнего источника и преобразованное термопарой в электроэнергию. Отметим, что использование во вспомогательном контуре рабочего тела в состоянии влажного пара (то есть в состоянии кипения и конденсации) позволяет получать большие коэффициенты теплопередачи и организовывать тепловые потоки с большими величинами векторов Умова. Использование в качестве рабочего тела во вспогательном контуре агента, имеющего температуру кипения ниже температуры окружающей среды, позволит осуществить энергоинверсию.

ЗАКЛЮЧЕНИЕ»огл.

      Феноменологический этап развития термодинамики закончился. Сегодня обоснование термодинамики возможно только методами статистической физики и динамики эволюции. Статистическая физика обосновывает и описывает равновесные состояния, динамика эволюции – неравновесные состояния. Причём в основе методов и статистической физики и динамики эволюции лежат три общефизических постулата: закон сохранения и превращения энергии, закон сохранения результирующего импульса (момента импульса) и корпускулярный характер строения материи.

      Современная термодинамика не мыслима без учения Умова о потоках энергии и учения Пригожина о диссипативных структурах. В соответствии с этими учениями нужно говорить не о преобразовании тепла в работу в тепловых машинах, а о преобразовании потенциальной энергии неравновесных тепловых систем в кооперативные потоки кинетической энергии. А уж потоки кинетической энергии позволяют получать полезную для человека работу. В труде гениального Карно главным было указание на температурную неравновесность, как условия получения полезной работы. Последователи его учения всё внимание направили на необходимость передачи части подведенного в цикл тепла в окружающую среду, присвоив заблуждению ранг фундаментального закона.  Тем самым устремили развитие теплотехники на полтора столетия по тупиковой ветви технической эволюции.

      Методы динамики эволюции позволяют выявить необходимые и достаточные условия реализации энергоинверсии. Наступает время новой энергетики, время энергоинверсионных технологий.

И ВСЁ-ТАКИ ОН НЕ ИСКЛЮЧЁН.»огл.

ЛИТЕРАТУРА

1. Андрющенко А.И. Основы технической термодинамики реальных процессов.  -М.: “Высшая школа”, 1975г., 2-е изд.

2. Базаров И.П. Термодинамика. - М.: “Высшая школа”, 1991г., 376 с.

3. Байер В. Биофизика. Введение в физический анализ свойств и функций живых систем. – М: Издательство иностранной литературы, 1962г., 431с.

4. Беккер Р.  Теория теплоты. Пер. с нем. А.М. Гармизо и В.С. Ефремцева, - М.: "Энергия", 1974г., 504 с.

5.  Ф.Д. Блатт, П.А. Шредер, К.Л. Фойлз, Д. Грейг. Термоэлектродвижущая сила металлов. Перевод с английского И.А. Магидсона. – М.: “Металлургия”, 1980г., 248с. 

6. Власов В.В. Основы векторной энергетики. – М.: Буркин, 1999г., 124с.

7. Вонсовский С.В., Кацнельсон М.И. Квантовая физика твердого тела. – М.: “Наука”, 1983г., 336с.

8. Гельфер Я.М. История и методология термодинамики и статистической физики. – М.: “Высшая школа”, 1969г., 476с. 

9. Долгов М.А., Косарев А.В. Гидродинамический механизм сокращения и расслабления мышечной ткани и его энергетическое обеспечение.  // Вестник Оренбургского гос. у-та. – 2005, №10, Том 2 – с. 14-17.

10. Кикоин А.К., Кикоин И.К. Молекулярная физика. – М.: “Наука”, 1976г. – 480с.

11. Киттель, Рейф и др. Берклиевский курс физики. ТТ.1; 5. – М.: “Наука”, 1972г. Т.1, 480с.,  Т.5, 352 с.

12. Косарев А.В. Биодинамика, механизм и условия производства кооперативных потоков энергии в биологических структурах. // Вестник Оренбургского гос. ун-та. – 2004, №6 – с. 93-99.

13. Косарев А.В. Патент на изобретение №2131156 Термоэлектрический преобразователь. Бюл. №15 от 27.05.1999г.

14. Косарев А.В. Патент на изобретение №2154181 Газотурбинная установка. Бюл. №22 от 10.08.2000г.

15. Косарев А.В. Патент на изобретение №2184255 Газотурбинная установка. Бюл. №18 от 27.06.2002г.

16. Косарев А.В. Динамика эволюции неравновесных диссипативных сред. – г. Оренбург, ИПК ”Оренбурггазпромпечать”, 2001г. - 144 стр.

17. Косарев А.В. Природа компенсации за преобразование тепла в работу. // Доклады 4 Российской научной конференции “Векторная энергетика в технических, биологических и социальных системах”, Балаково, 2001г. – с.34-42.

18. Косарев А.В. Закон роста энтропии как следствие эффекта вырождения результирующего импульса и двойная природа второго закона термодинамики. // Вестник Оренбургского гос. ун-та. – 2003, №7. – с.177-181.    

19. Косарев А.В. Бескомпрессорная газотурбинная установка с регенератором конвейерного типа как база энергоинверсионного двигателя. // Доклады 5 Российской научной конференции “Векторная энергетика в технических, биологических и социальных системах”, Балаково, 2002г. – с.33-38.

20. Косарев А.В. Пределы формулы Карно при оценке термодинамической эффективности  циклов тепловых машин. // Сборник трудов 7 Российской научной конференции “Векторная энергетика в технических, биологических и социальных системах”, Саратов, 2004г. – с.45-51.

21. Косарев А.В. Тепловой расчёт регенеративного цикла Ленуара. // Сборник трудов 7 Российской научной конференции “Векторная энергетика в технических, биологических и социальных системах”, Саратов, 2004г. – с.52-63.

22. Лариков Н.Н. Теплотехника. – М.: “Стройиздат” , 1985г., 228с.

23. Мурзаков В.В. Основы технической термодинамики. – М.: “Энергия”, 1973г.

24. Ноздрёв В.Ф., Сенкевич А.А. Курс статистической физики. – М.: “Высшая школа”, 1969г., 288с.

25. Опарин Е.Г. Физические основы бестопливной энергетики. – М.: “УРСС”, 2004г., 136с.

26. Осипов А.И. Самоорганизация и хаос. – М.: “Знание”, 1986г., 64с.

27. Ощепков П.К. Жизнь и мечта. – М.: “Московский рабочий”, 1984г.

28. Пригожин И. От существующего к возникающему. – М.: “Наука”, 1985г., 326с.

29. Путилов К.А. Термодинамика. - М.: “Наука”, 1971г., 377с.

30. Сивухин Д.В. Общий курс физики. ТТ.1; 2. – М.: “Наука”, 1979г., Т.1, 520с., Т.2, 552с.

31. Эткин В.А. Термодинамика неравновесных процессов переноса и преобразования энергии. – г. Саратов, Из-во Саратовского ун-та, 1991г., 168с.

---

ОГЛАВЛЕНИЕ

ТЕОРЕТИЧЕСКИЕ  ОСНОВЫ  ЭНЕРГОИНВЕРСИОННЫХ  ЦИКЛОВ

ВВЕДЕНИЕ

1. ДВОЙСТВЕННАЯ ПРИРОДА ВТОРОГО ЗАКОНА ТЕРМОДИНАМИКИ

а) МЕХАНИЗМ РЕАЛИЗАЦИИ ЗАКОНА РОСТА ЭНТРОПИИ

б) ПРИРОДА КОМПЕНСАЦИИ ЗА ПРЕОБРАЗОВАНИЕ ТЕПЛА В РАБОТУ

2. ЗНАЧЕНИЕ ЭНТРОПИИ В ТЕРМОДИНАМИЧЕСКИХ ПРОЦЕССАХ И ЦИКЛАХ

3. УСЛОВИЕ ПРИМЕНЕНИЯ ЦИКЛА КАРНО В КАЧЕСТВЕ МЕРИЛА ЭФФЕКТИВНОСТИ ПРЕОБРАЗОВАНИЯ ТЕПЛА В РАБОТУ

а)   ПРИНЦИПИАЛЬНОЕ  УСЛОВИЕ  ПРИМЕНЕНИЯ  ФОРМУЛЫ  КАРНО

б)   ПРЕДЕЛЫ  ПРИМЕНИМОСТИ  ФОРМУЛЫ  КАРНО  ПРИ  РАСЧЁТЕ  ТЕРМИЧЕСКОГО  КПД  ЦИКЛОВ

в)   ТЕРМИЧЕСКИЙ  КПД  ПРЕДЕЛЬНОГО  РЕГЕНЕРАТИВНОГО  ЦИКЛА  ГЕМФРИ  (РЕГЕНЕРАТИВНОГО  ЦИКЛА  ЛЕНУАРА)

г) ТЕПЛОВОЙ  РАСЧЁТ  РЕГЕНЕРАТИВНОГО  ЦИКЛА  ЛЕНУАРА

4. УСЛОВИЯ РЕАЛИЗАЦИИ ЭНЕРГОИНВЕРСИОННЫХ ЦИКЛОВ

      а) НЕОБХОДИМЫЕ УСЛОВИЯ:

      б) ДОСТАТОЧНЫЕ УСЛОВИЯ:

5. ПРИМЕРЫ ЭНЕРГОИНВЕРСИОННЫХ ЦИКЛОВ И УСТАНОВОК

а) БЕСКОМПРЕССОРНАЯ  ГАЗОТУРБИННАЯ  УСТАНОВКА  С  РЕГЕНЕРАТОРОМ КОНВЕЙЕРНОГО  ТИПА  И  ВСПОМОГАТЕЛЬНЫМ  РЕГЕНЕРАТИВНЫМ  КОНТУРОМ

б) СИЛЬФОННО ПОРШНЕВОЙ ДВИГАТЕЛЬ

в)  ТОНКОПЛЁНОЧНАЯ ТЕРМОПАРНАЯ  ПОВЕРХНОСТЬ

ЗАКЛЮЧЕНИЕ

И ВСЁ-ТАКИ ОН НЕ ИСКЛЮЧЁН.

---

Как нас найти...

E-mail: koa@fund.uralfo.ru

Тел./факс: (343) 378-91-12

г.Екатеринбург, пл.Октябрьская, 3