![](/user_photo/2706_HbeT2.jpg)
- •1. Основные положения статистической термодинамики
- •1.1. Понятия и начала феноменологической термодинамики.
- •1.2. Микроскопическое (механическое) описание классических систем.
- •1.3. Особенности представления квантовых систем
- •1.4. Вероятность нахождения системы в элементе фазового пространства. Метод ансамблей Гиббса.
- •1.5. Макроскопические величины как фазовые средние
- •1.6. Распределение в системах с постоянным числом частиц
- •1.6.2. Распределения Гиббса.
- •1.6.3. Квазиклассическое приближение.
- •1.7. Свойства распределения Гиббса
- •1.8. Большое каноническое распределение Гиббса
- •2. Статистика идеального газа
- •2.1. Идеальный газ как модель статистической системы
- •2.2. Распределение Максвелла
- •2.3. Столкновения молекул со стенкой сосуда. Давление
- •2.4. Характерные величины идеального газа
- •2.5. Столкновение молекул между собой
- •2.6. Длина свободного пробега
- •2.7. Идеальный газ во внешнем поле
- •2.8. Число и функция состояний идеального газа
- •2.9. Классическая теория теплоемкости газа двухатомных молекул
- •2.10. Квантовая теория теплоемкости газа двухатомных молекул
- •2.11. Распределения в квантовых системах
- •3. Законы термодинамики
- •3.1. Статистическое обоснование первого начала термодинамики
- •3.2. Второе начало термодинамики
- •3.3. Вечный двигатель второго рода. Максимальная работа процессов
- •3.4. Полезная работа тепловых машин
- •3.5. Метод термодинамических потенциалов
- •3.6. Термодинамические коэффициенты. Критерии устойчивости равновесия
- •3.7. Статистическое вычисление термодинамических величин
- •3.8. Третье начало термодинамики (теорема Нернста)
- •3.9. Применения термодинамики
- •4. Статистика сложных систем.
- •4.1. Модель кристаллического твердого тела. Уравнение движения атомов
- •4.2. Дисперсионное уравнение нормальных колебаний кристалла
- •4.3. Кристалл как система линейных гармонических осцилляторов
- •4.4. Статистическая сумма и энергия кристалла (в гармоническом приближении)
- •4.5. Теория теплоемкости Дебая
- •4.6. Электронный газ в металлах
- •4.7. Зависимость энергии электрона от волнового вектора. Эффективная масса
- •4.8. Теория парамагнетизма. Природа и характеристики магнетизма.
- •4.9. Равновесное излучение.
- •4.10. Системы с кулоновским взаимодействием частиц.
- •5. Теория малых флуктуаций
- •5.1. Определение и значение флуктуаций
- •5.2. Мера вероятности и масштаб флуктуаций
- •5.3. Флуктуации термодинамических величин в однородной среде
- •5.4. Предельная чувствительность измерительных приборов
- •5.5. Рассеяния света флуктуациями
- •6. Элементы теории физической кинетики
- •6.1. Определения и характеристики необратимых процессов
- •6.2. Теория стационарных процессов в газе свободных электронов
- •6.3. Газокинетическое уравнение Больцмана
- •6.4. Приближение времени релаксации
- •Раздел 2
- •Раздел 2
- •Раздел 3
- •Раздел 4
- •Раздел 5
- •Раздел 6
- •Список Литературы
3.5. Метод термодинамических потенциалов
3.5.1. Определение
и физический смысл потенциалов.
Предположим, что находящаяся во внешней
среде система предоставлена самой себе
и над ней не производится никакой работы.
В ней будут происходить самопроизвольные
процессы, приводящие её в равновесное
состояние. В формуле (3.23) следует теперь
положить
,
что приводит к неравенству
. (3.28)
Иными словами, при
всех процессах в системе, взаимодействующей
со средой, величина
не увеличивается, а в равновесии достигает
минимума. Для замкнутой системы (
и
)
из (3.28) следует закон возрастания энтропии
.
Максимальная
работа, производимая телом при
изотермо-изохорическом и изотермо-изобарическом
процессах была определена через убыль
функций
и
,
которые получили название свободная
энергия и
основной
термодинамический потенциал
(потенциал
Гиббса),
соответственно. Функция
называется связанной
энергией. Их
изменение (
и
)
также, как и внутренней энергии (
)
в теплоизолированной системе, является
мерой работы в незамкнутых системах
при изотермо-изохорических и
изотермо-изобарических процессах. Для
незамкнутых систем неравенство (3.28) при
и
(или
)
принимает вид
и
. (3.29)
Таким образом,
изменение как свободной энергии, так и
потенциала Гиббса, подобно энтропии,
является критерием обратимости (
и
)
или необратимости (
и
)
процессов и определяет их направление
в незамкнутых системах.
Примером необратимого изотермо-изохорического процесса может служить растворение какого-либо вещества (соли, сахара) в значительном объеме растворителя (воды) при постоянных температуре и объеме раствора. Поэтому, согласно (3.29), свободная энергия раствора будет меньше, чем сумма свободных энергий растворителя и вещества.
Метод термодинамических потенциалов (характеристических функций) был развит Гиббсом. Это аналитический метод, базирующийся на основном термодинамическом равенстве, в котором учитывается работа всех внешних сил
(3.30)
Идея метода состоит в том, что данное равенство позволяет для системы в различных условиях ввести некоторые термодинамические потенциалы, изменение которых в квазистатическом процессе является полным дифференциалом. Используя этот факт, составляются уравнения, необходимые для анализа того или иного явления.
Простые системы с постоянным числом частиц описываются уравнением (3.8):
, (3.31)
где объем
и энтропия
являются независимыми переменными.
Остальные параметры системы определяются,
если известна функция
:
;
. (3.32)
Внутренняя энергия
в качестве термодинамического потенциала
с практической точки зрения неудобна
тем, что одна из независимых переменных
– энтропия
не может быть измерена непосредственно.
Если независимыми являются не
и
,
а какие-либо другие величины, то энергия
не является характеристической функцией
(потенциалом) этих величин. При других
переменных вводятся иные потенциалы.
Так, вычитая из обеих частей уравнения
(3.31) дифференциал
,
получим
. (3.33)
Такая операция
дифференциальной формы называется
преобразованием Лежандра. Учитывая,
что
есть свободная энергия, определяем ее
как потенциал относительно переменных
объема и температуры
. (3.34)
Прибавляя к обеим
частям этого уравнения дифференциал
находим потенциал Гиббса по отношению
к переменным давления и температуры
. (3.35)
Когда на систему
действуют, кроме механических сил
,
и другие немеханические силы (электрические,
магнитные и т.д.), то в (3.35) нужно добавить
их работу
:
.
Отсюда следует,
что убыль потенциала Гиббса при
изотермо-изобарных процессах равна
работе системы против действующих на
нее немеханических сил. Применение
преобразования Лежандра с дифференциалом
к (3.31) приводит к еще одному потенциалу
– энтальпии
относительно энтропии
и давления
:
. (3.36)
Физический
смысл энтальпии в том, что при изобарных
процессах её изменение равно поглощенному
количеству теплоты. По этой причине
потенциал
называют еще тепловой функцией или
теплосодержанием системы.
Следствием формул (3.34)-(3.36) являются равенства
;
; (3.37.а)
;
; (3.37.б)
;
, (3.37.в)
которые совместно с (3.32) определяют основные термодинамические параметры системы при различных процессах. Первое в (3.37.а) играет особую роль в термодинамике и получило название уравнение состояния.
Все термодинамические потенциалы являются, во-первых, аддитивными и однозначными функциями состояния, во-вторых, их убыль при соответствующих условиях определяет работу против действующих на нее сил. Кроме того, с помощью основного термодинамического неравенства они позволяют для необратимых процессов установить общие критерии термодинамического равновесия и устойчивости систем.
Для сложных систем,
состояние которых, кроме объема
(давления), зависит от других внешних
параметров
полученные выражения для дифференциалов
потенциалов усложняются за счет
добавления в их правые части соответствующих
слагаемых
(3.30).
3.5.2. Дифференциальные
соотношения термодинамики. Уравнения
Гиббса-Гельмгольца. Поскольку
(3.31), (3.34)-(3.36) представляют полный
дифференциал соответствующих потенциалов,
то приравнивая смешанные производные
,
,
…, получаем уравнения
(3.38)
которые носят название дифференциальные соотношения термодинамики (или перекрестные соотношения Максвелла). Справедливы и обращенные равенства, например:
,
и т.д.
Уравнения (3.38) связывают два свойства системы. В частности, первое из них определяет изменение температуры системы при ее адиабатическом расширении через изменение давления при изохорном подводе тепла. Установление подобных связей и составляет содержание метода термодинамических потенциалов.
Дифференциальные соотношения термодинамики позволяют не только сопоставлять макроскопические характеристики материальных систем, но и заменять исследование одного свойства изучением другого, связанного с ним. Это особенно важно, когда нужно уйти от неизмеряемых (или трудно измеряемых) величин, например, энтропии.
Метод дифференциальных соотношений термодинамики представляет собой общее и эффективное средство исследования конкретных свойств самых разнообразных систем. Общность обусловлена тем, что дифференциальные соотношения являются следствием основного уравнения термодинамики, выражающего такой универсальный принцип, как закон сохранения энергии. Чрезвычайно важным является и то, что дифференциальные соотношения термодинамики отражают глубокую внутреннюю связь между разнородными явлениями, отражают единство различных форм движения материи.
Кроме
установленных соотношений между
различными свойствами системы (3.38),
существует и связь между термодинамическими
потенциалами. Так, из определения
свободной энергии (
),
энтальпии (
)
и формул (3.37.а), (3.37.б) для
нетрудно получить уравнения
(3.39)
именуемые уравнениями Гиббса-Гельмгольца. Они показывают, что при известных температурных зависимостях внутренней энергии (или энтальпии) системы могут быть найдены её свободная энергия (или потенциал Гиббса):
,
(3.40)
3.5.3. Потенциалы систем с переменным числом частиц. Энергия, энтропия и объем суть аддитивные функции. Поэтому основное термодинамическое равенство (3.31) может быть записано также для их удельных значений, отнесенных к единице массы или одной частицы:
,
где – число частиц в системе. Это равенство не зависит от того, по какой причине изменяются удельные значения. Считая переменными, кроме , , и число частиц, имеем
, (3.41)
где обозначено
. (3.42)
Из (3.41) следует
;
(3.43)
Последние равенства доказывает тождественность величины химическому (парциальному) потенциалу, входящему в большое каноническое распределение Гиббса. Формула (3.41) играет роль основного термодинамического равенства для систем с переменным числом частиц.
Если система
неоднородная, то наряду с изменением
общего числа частиц могут проходить
процессы взаимопревращения частиц
разного сорта. В этом случае в равенстве
(3.41) вместо последнего слагаемого
необходимо ввести сумму по всем сортам
частиц –
,
где
– изменение числа частиц
-го
сорта, а
– соответствующий им химический
потенциал. Такие же слагаемые входят в
дифференциалы потенциалов
,
и
,
в частности,
(3.44)
Химический потенциал из этих выражений, очевидно, равен
. (3.45)
Таким образом, можно получить дифференцированием любого из термодинамических потенциалов по числу частиц. Однако в каждом случае он будет выражен через различные независимые переменные. Простой формулой определяется связь химического потенциала с потенциалом Гиббса (3.42)
. (3.46)
При анализе систем
с переменным числом частиц чаще всего
используют такой термодинамический
потенциал, дифференцирование которого
по соответствующим переменным позволяет
найти числа частиц в системе
каждого сорта. Чтобы его найти проведем
преобразование Лежандра формулы (3.44)
. (3.47)
Здесь функция
, (3.48)
Называется большим термодинамическим потенциалом. Его знание позволяет из (3.47) определить
;
;
. (3.49)