- •1. ПЕРВОЕ НАЧАЛО ТЕРМОДИНАМИКИ
- •1.1. Квазистатические процессы
- •1.3. Первое начало термодинамики для системы в адиабатической оболочке
- •1.4. Количество тепла. математическая формулировка первого начала термодинамики
- •1.5.Закон Гесса
- •1.6. Теплоемкость
- •1.7.Внутренняя энергия идеального газа. закон Джоуля
- •1.8. Уравнение Роберта Майера
- •1.9.Адиабатический процесс. Уравнение Пуассона
- •1.10. Определение СР/СV методом Клемана и Дезорма
- •1.11. Скорость звука в газах
- •1.12.Уравнение Бернулли
- •2. II НАЧАЛО ТЕРМОДИНАМИКИ
- •2.1. Различные формулировки основного постулата, выражающего второе начало термодинамики
- •Второе начало термодинамики в формулировках Кельвина и Клаузиуса
- •2.2. Обратимые и необратимые процессы
- •2.3. Цикл Карно и теорема Карно
- •2.3. Термодинамическая шкала температур
- •2.4.Тождественность термодинамической шкалы температур со шкалой идеально-газового термометра
- •2.5. Преобразование теплоты в механическую работу при изотермическом процессе. Вторая теорема Карно
- •2.6. Энтропия
- •2.7. Закон Возрастания Энтропии
- •2.8. Парадокс Гиббса при диффузии газов
- •2.9.Термодинамические функции
- •2.10. Cоотношения Максвелла.
- •2.11.Соотношения между термодинамическими производными. Правила Якобианов
- •2.12. Уравнения Гиббса — Гельмгольца
- •2.13.Максимальная работа и свободная энергия
- •3. УСТОЙЧИВОСТЬ ТЕРМОДИНАМИЧЕСКИХ СИСТЕМ.
- •3.1.Основные критерии устойчивости
- •3.2.Принцип Ле-Шателье — Брауна и устойчивость термодинамического равновесия
- •4. ТЕПЛОПРОВОДНОСТЬ
- •4.1. Уравнение теплопроводности
- •, то (1) можно переписать в виде:
- •4.2.Стационарные задачи на теплопроводность
- •4.3.Температурные волны
- •5. Фазовые переходы
- •5.1. Условия равновесия фаз
- •5.2. Правило фаз Гиббса
- •5.3. Фазовые переходы первого рода
- •5.4. Фазовые переходы второго рода
- •6.Основные положения молекулярно-кинетической теории.
- •6.1.Введение
- •6.3. Молекулярно-кинетический смысл температуры. Теорема о равнораспределение энергии по степеням свободы.
- •6.4. Броуновское движение
- •6.5. Барометрическая формула. Закон Больцмана
- •6.6. Понятие о вероятности
- •6.7. Распределение молекул по скоростям
- •Поскольку вместо r мы используем v, тогда интеграл представим в виде:
- •6.8.Распределение Максвелла. Наиболее вероятная, средняя и среднеквадратичная скорости молекул
- •6.9. Границы применимости классических распределений. Температура вырождения
- •7. ЭНТРОПИЯ И ВЕРОЯТНОСТЬ
- •7.1.Энтропия
- •Плотность функции распределения
- •Свойства плотности функции распределения
- •Можно показать: Плотность вероятности остается постоянной при движении системы по своей фазовой траектории.
- •7.3.Связь энтропии с функцией распределения. Классический случай
- •8. ИДЕАЛЬНЫЕ ГАЗЫ
- •8.1 Распределение Больцмана
- •8.2 Термодинамические функции и уравнение состояния идеального газа
- •8.4 Распределение Ферми-Дирака и Бозе-Энштейна
- •8.5 Вырожденный электронный газ
- •9. Третий закон термодинамики и его следствия
- •9.1.Теорема Нернста
- •10.СВОЙСТВА ЖИДКОСТЕЙ
- •10.1.Введение. Сопоставление газа и жидкости
- •10.2.Изотермы Ван-дер-Ваальса. Критические точки. Фазовые переходы. Правило рычага
- •10.3.Объемные свойства жидкостей
- •10.4.Соотношение между коэффициентами сжимаемости и объемного теплового расширения
- •10.5.Теплоемкость жидкостей
- •10.6. Явления на границе жидкости
- •10.7.Условия равновесия на границе двух сред. Краевой угол
- •10.9.Силы, возникающие на кривой поверхности жидкости
- •10.9.Капиллярные явления
51 |
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
Молекулярная физика |
|
|||||||||||||||||
По аналогии с (8) |
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
dU = TdS-PdV |
dU =( |
|
∂U |
|
)V dS +( |
∂ U |
)S dV |
T =( |
∂U |
)V |
P=−( |
∂ U |
)S |
(9) |
||||||||||||||||||||||
|
∂ S |
|
∂V |
∂ S |
∂V |
|||||||||||||||||||||||||||||||
dI=TdS+VdP |
dI =( |
∂ I |
)P dS +( |
∂ I |
)S dP |
T =( |
∂ I |
)P |
V =( |
∂ I |
|
)S |
(10) |
|||||||||||||||||||||||
∂ S |
∂ P |
∂ S |
∂ P |
|||||||||||||||||||||||||||||||||
dF=-SdT-PdV |
dF =( |
∂ F |
)V dT +( |
∂ F |
)T dV |
T =( |
∂U |
)V |
P=−( |
∂ F |
)T |
(11) |
||||||||||||||||||||||||
∂ T |
∂V |
∂ S |
∂ V |
|||||||||||||||||||||||||||||||||
dФ=-SdT+VdP |
dФ=( |
∂Ф |
)P dT +( |
∂Ф |
)T dP |
S =−( |
∂Ф |
)P |
V =( |
∂Ф |
)T |
(12) |
||||||||||||||||||||||||
∂T |
∂ P |
∂T |
∂ P |
2.10. Cоотношения Максвелла.
Продифференцируем соотношение (9)
|
∂ |
|
∂T |
|
∂2 U |
∂ P |
|
∂2 U |
|
|||||||||
( |
)S T =( |
|
)S |
= |
|
(∂ S )V = |
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
||
∂V |
∂ V |
∂V ∂ S |
∂ S ∂V |
|
||||||||||||||
Отсюда следует |
|
|
(∂∂VT )S=−( |
∂ P |
)V |
|
||||||||||||
|
|
|
|
|
|
|
(9а) |
|||||||||||
аналогично |
|
|
∂ S |
|||||||||||||||
|
|
(∂∂TP )S =( |
|
∂ V |
|
)P |
|
|||||||||||
|
|
|
|
|
|
|
|
|
(10а) |
|||||||||
|
|
|
|
|
|
|
|
∂ S |
||||||||||
|
|
|
|
|
|
|
( |
∂ S |
)T =( |
∂ P |
)V |
(11а) |
||||||
|
|
|
|
|
|
|
∂ V |
∂T |
52 |
|
|
Молекулярная физика |
(∂∂ PS )T =−( |
∂ V |
)P |
(12а) |
∂T |
Эти и подобные им соотношения называются соотношениями взаимности или соотношениями Максвелла. Они постоянно используются для вывода различных соотношений между величинами, характеризующими термодинамически равновесные состояния системы.
Такой метод вывода называется методом термодинамических функций или термодинамических потенциалов
Пример Рассмотрим бесконечно малый квазистатический изотермический процесс. dU = TdS-PdV.
Поделим это соотношение на dV и найдем
(∂∂UV )T =T (∂∂VS )T −P
используя (11а)
(∂∂UV )T =T (∂∂TP )V −P
Теперь везде стоят легко измеряемые параметры и можно поставить соотвествующий эксперимент.
Внутренняя энергия тела есть однозначная функция параметров Т и V: U = U (Т, V). Рассмотренная задача позволяет в общем виде решить вопрос о зависимости внутренней энергии U от объема.
2.11.Соотношения между термодинамическими производными. Правила Якобианов
Существуют простые формальные правила, которые позволяют получать любые соотношения между термодинамическими производными
Из четырех величин - объема, давления, температуры и энтропии – в качестве независимых переменных используются только такие комбинации: {энтропия – объем}, {энтропия – давление}, {температура – объем} и {температура – давление}. И ни разу не использовали в качестве независимых переменных такие комбинации как {энтропия – температура} или {объем – давление}. Это запрещено. Чтобы понять, откуда взялся этот запрет, взгляните на последний столбец сводной таблицы функций состояния. Обратите внимания на то, что энтропия и температура связаны друг с другом простыми соотношениями:
T ( S,V ) = |
æ |
¶ E ö |
или S ( T ,V ) = - |
æ |
¶ F ö |
|
ç |
÷ |
ç |
÷ . |
|||
|
è |
¶ S ø V |
|
è |
¶ T ø |
V |
Совершенно аналогичная ситуация имеет место с давлением и объемом. Величины, которые выражаются друг через друга таким образом, называются термодинамически сопряженными величинами. Очевидно, что термодинамически сопряженные величины, будучи связаны друг с другом дифференциальными
53 |
Молекулярная физика |
соотношениями, не могут выступать в качестве независимых переменных.
Так вот, формальные правила перехода справедливы только в случае перехода от одних независимых переменных к другим.
Введем новое определение.
Рассмотрим две произвольные функции u( x, y) и v( x, y) .
∂ ( u,v)
Якобианом ∂ ( x, y) называется определитель:
¶(( u,v)) =
¶x, y
æ |
¶ |
u ö |
, |
æ |
¶ |
u ö |
||
ç |
|
|
÷ |
ç |
|
|
÷ |
|
¶ |
|
¶ |
|
|||||
è |
x ø |
y |
è |
y ø x |
||||
æ |
¶ |
v ö |
, |
æ |
¶ |
v ö |
||
ç |
|
|
÷ |
ç |
|
|
÷ |
|
¶ |
|
¶ |
|
|||||
è |
x ø y |
è |
y ø x |
= |
æ |
¶ |
u ö æ |
¶ v ö |
- |
æ |
¶ u ö æ |
¶ v ö |
||||||
ç |
|
|
÷ |
ç |
|
÷ |
ç |
|
÷ |
ç |
|
÷ |
||
¶ |
|
|
|
|
||||||||||
|
è |
x ø |
y è |
¶ y ø x |
|
è |
¶ y ø |
x è |
¶ x ø y |
Расписывая якобианы в виде определителей, легко непосредственно убедиться в том, что для якобианов справедливы следующие правила:
∂ ( u,v) |
= − |
∂ ( |
v,u) |
, а также |
∂ ( u,v) |
= |
∂ ( u,v) |
|
∂ ( t, z) |
∂ ( x, y) |
∂ ( |
x, y) |
∂ ( x, y) |
∂ ( t, z) |
|
∂ ( x, y) |
Основные правила применения якобианов
Термодинамический потенциал dE=TdS-PdV
является полным дифференциалом. Из этого следует
|
æ |
|
¶ E ö |
|
æ |
¶ E ö |
|
||||
T = ç |
|
|
|
÷ |
P = |
- ç |
|
÷ |
, |
||
|
|
|
|
||||||||
|
è |
|
¶ S ø V |
è |
¶ V ø |
S |
|||||
æ ¶ T |
ö |
= |
¶ 2 E |
, |
æ |
¶ P ö |
|||||
ç |
|
÷ |
|
ç |
÷ |
||||||
¶ V |
¶ V¶ S |
||||||||||
è |
ø |
S |
è |
¶ S ø V |
=- ¶ 2 E
¶S¶ V
поскольку порядок взятия производных можно поменять, то
æ |
¶ T ö |
|
ç |
|
÷ |
|
||
è |
¶ V ø S |
æ |
¶ P ö |
|
|
= - ç |
|
÷ |
- одно из соотношений Максвелла. |
|
|||
è |
¶ S ø V |
|
Теперь давайте перепишем это соотношение в форме якобианов Для этого частные производные представим в виде якобианов
æ |
¶ T ö |
= |
¶ (T, S) |
, |
æ |
¶ P ö |
||
ç |
|
÷ |
|
ç |
|
÷ |
||
|
¶ (V , S) |
|
||||||
è |
¶ V ø S |
|
|
è |
¶ S ø V |
итогда (1) примет вид
∂(T , S) = - ∂ (P,V )
¶(V , S) ¶ (S,V )
∂(T , S ) = - ∂ (V , S) = 1
¶(P,V ) ¶ (S,V )
=¶ (P,V ) ¶ (S,V )
54 |
Молекулярная физика |
∂(T , S) = 1
∂(P,V )
последняя формула играет важную роль в термодинамике и мы ее будем периодически использовать.
В термодинамике часто ставят задачу выразить плохо измеримые на опыте коэффициенты через хорошо измеримые. При этом плохо измеримыми коэффициентами обычно называют все, содержащие энтропию S.
Это связано с тем, что в экспериментальной физике имеются различные типов манометров, термометров, но нет приборов измеряющих энтропию непосредственно. Возникает задача об исключении энтропии из якобианов. Для ее решения можно сформулировать три правила.
1.Если в якобиане энтропия стоит в паре с температурой, то в силу основного термодинамического тождества
2.Если энтропия стоит в паре с объемом, то
3.Если энтропия стоит в паре с давлением
2.12. Уравнения Гиббса — Гельмгольца
Выведем 2 следствия применения термодинамических функций: 1) F=U-TS или U=F+TS,
из (6) следует S =−(∂∂ FT )V
U =F −T ( |
∂ F |
)V |
(13) |
∂T |
2) из (5) следует Ф=F+PV=U-TS+PV
из (3) следует I=U+PV, Ф=I-TS
I =Ф−T ( |
∂Ф |
)P |
(14) |
∂T |
Эти уравнения называются уравнениями Гиббса — Гельмгольца.