Равновесная термодинамика

Равновесная термодинамика

Равновесная термодинамика

Методологии термодинамики в физике присущ настолько обобщающий характер, что она с равнозначным успехом возможна к применению в отношении объектов практически любой физической природы. Помимо всего прочего, в рамках такой теории становится возможным составление представления о закономерностях протекания довольно широкого круга химико-физических процессов.

Рисунок 1. Термодинамическое равновесие. Автор24 — интернет-биржа студенческих работ

Значимость термодинамического подхода в представлении о физических явлениях и материи может условно быть поделена на такие части:

  • проведение оценок количественного характера в плане макроскопических характеристик технических и физических систем и параметров (относительно проходящих в них физико-химических процессов);
  • определение конкретных условий, при которых такие процессы становятся принципиально вероятными, и установление направлений развития макроскопических систем равновесного и неравновесного типа;
  • определение критериев устойчивости в плане состояния изолированных и открытых физико-химических систем.

Ничего непонятно?

Попробуй обратиться за помощью к преподавателям

Понятие равновесной термодинамики

В условиях изучения термодинамики (в частности, равновесной) выявляется фигурирование в ее основе не более четырех законов, а также существенное множество математических выражений (частного порядка).

Ближайшее рассмотрение позволяет выяснить, что подобные выражения и преобразования включают в себя довольно ограниченный круг определенных параметров, которые сходны на первый взгляд и совершенно различны при ближайшем рассмотрении.

Феноменологический характер подхода в рамках изложения основных методов и принципов термодинамики до определенной степени превращается в причину ее незначительной популярности и абстрактности, если сравнивать с остальными разделами физики.

Наряду с тем, безусловным преимуществом термодинамического подхода выступает факт описания им и установления соотношения наблюдаемых непосредственно параметров разных веществ, что возможно и без наличия специальных знаний относительно их внутренней атомно-молекулярной структуры.

Так, при оперировании всего несколькими законами и ограниченным числом переменными, становится возможным получение огромного количества информацию касательно сложных систем с содержанием множества индивидуальных молекул.Еще одним достоинством термодинамики можно выделить независимость ее выводов от физико-технического характера системы, которая должна рассматриваться.

Замечание 1

Равновесная термодинамика работает по принципу описания системы в состоянии термодинамического равновесия (или близкого к нему), и при этом абсолютно исключает учет ее предыстории и специфику направления перехода от одного (изначального) состояния к другому (итоговому).

Основные положения равновесной термодинамики

Рисунок 2. Равновесное состояние термодинамической системы. Автор24 — интернет-биржа студенческих работ

В качестве основных положений молекулярно-кинетической теории можно выделить следующие:

  • любое тело (в газообразном, твердом или жидком состояниях) считается в физике состоящим из большого количества атомов или молекул;
  • молекулы любого вещества пребывают в беспорядочном и хаотичном состоянии, не обладающим преимущественным направлением и движением;
  • интенсивность движения, характеризующаяся скоростью, зависима от температуры вещества.

Термодинамика, при исследовании тепловых явлений, исключает учет молекулярного строения тел. Тепловые явления в ней будут описываться посредством привлечения величин, которые регистрируются специальными приборами (давление, температура, удельный объем).

Замечание 2

Любая термодинамическая система будет обладать внутренней энергией (то есть, — энергией теплового передвижения молекул и также потенциальной энергией их непосредственного взаимодействия).

Существует два способа изменений внутренней энергии термодинамической системы в условиях ее при ее взаимодействия с внешними телами: когда совершается работа и происходит теплообмен.

В этом и будет заключаться первое начало термодинамики.

Исходя из опытов, термодинамические процессы будут считаться необратимыми. При приведении в соприкосновение двух нагретых тел, более нагретое начнет передавать энергию менее нагретому.

Обратный процесс при этом становится невозможным, что происходит по причине стремления всякой системы к состоянию термодинамического равновесия (когда тела пребывают в положении покоя касательно друг друга с равными температурами и давлением).

При достижении подобного состояния, система уже не может сама из него выйти, что объясняет необратимость приближенных к равновесию термодинамических процессов.

Термодинамическое равновесие в природе

Рисунок 3. Термодинамическое равновесие. Автор24 — интернет-биржа студенческих работ

Определение 1

Термодинамическое равновесие показывает такое состояние для системы, при котором сохраняются неизменными во времени ее макроскопические величины, что происходит при условии изолированности от окружающей среды.

Такие величины, в принципе, не считаются постоянными, всего лишь наблюдается их колебание около собственных средних значений. При соответствии равновесной системе нескольких состояний, в каждом из которых система может пребывать неопределенно долго, о системе можно будет сказать, что ее положение характеризуется метастабильным равновесием.

Отличают такие виды равновесия: тепловое (термодинамическое), механическое, гидроаэромеханическое (гидростатическое), радиационное (лучистое) и также химическое. В реальных процессах частой будет реализация неполного (относительного, подвижного, динамического) равновесия, но при этом степень подобной неполноты может оказаться значимой или несущественной. При этом допускаются такие варианты:

  • равновесие может достигаться в какой-либо части (или частях) относительно большой (согласно размерам) системы (локальный тип равновесия);
  • неполное равновесие достигается как итог разности скоростей релаксационных процессов, осуществляемых в системе (частичное равновесие);
  • актуально существование как локального, так и частичного равновесия;
  • в неравновесных системах осуществимы изменения потоков материи или энергии (возможно, фаз).

Источник: https://spravochnick.ru/fizika/termodinamika/ravnovesnaya_termodinamika/

Основные положения термодинамики равновесных процессов

Равновесная термодинамика

     В принципе можно определить общее число этих всевозможных состояний.

     Параметр, который характеризует общее число этих состояний, и есть энтропия.      

      Рассмотрим это на простом примере.

Пусть изолированная система состоит из двух тел «1» и «2», обладающих неодинаковой температурой T1 >T2. Тело «1» отдает некоторое количество тепла Q , а тело «2» его получает. При этом идет тепловой поток от тела «1» к телу «2». По мере уравнивания температур увеличивается суммарное количество  элементарных  частиц тел «1» и «2», находящихся в тепловом равновесии.

     По мере увеличения этого количества частиц увеличивается и энтропия. И как только наступит полное тепловое равновесие тел «1» и «2», энтропия достигнет своего максимального значения.

  Таким образом, в замкнутой системе энтропия S при любом реальном процессе либо возрастает, либо остаётся неизменной, т. е. изменение энтропии dS ³0.  Знак равенства в этой формуле имеет место только для обратимых процессов.

В состоянии равновесия, когда энтропия замкнутой системы достигает максимума, никакие макроскопические процессы в такой системе, согласно второму началу термодинамики, невозможны.

     Отсюда следует, что энтропия физическая величина, количественно характеризующая особенности молекулярного строения системы, от которых зависят энергетические преобразования в ней.

     Связь энтропии с молекулярным  строением системы первым объяснил Л. Больцман в 1887 году. Он установил статистический смысл энтропии (формула 1.6). Согласно Больцману (высокая упорядоченность имеет относительно низкую вероятность)  

 

    где   k — постоянная Больцмана,   P – статистический вес.

    k = 1.37·10-23 Дж/К.  

     Статистический вес Р пропорционален числу возможных микроскопических состояний элементов макроскопической системы (например, различных распределений значений координат и импульсов молекул газа, отвечающих определённому значению энергии, давления и других термодинамических параметров газа), т. е. характеризует возможное несоответствие микроскопического описания макросостояния.

     Для изолированной системы термодинамическая вероятность W данного макросостояния пропорциональна его статистическому весу и определяется энтропией системы:  

 

     Таким образом, закон возрастания энтропии имеет статистически-вероятностный характер и выражает постоянную тенденцию системы к переходу в более вероятное состояние. Отсюда следует, что наиболее вероятным состоянием, достижимым для системы, является такое, в котором события, происходящие в системе одновременно, статистически взаимно компенсируются.

     Максимально  вероятным  состоянием   макросистемы   является состояние     равновесия,     которого    она   может   в      принципе     достичь     за     достаточно    большой       промежуток      времени.

      Как     было    указано    выше,    энтропия     является     величиной      аддитивной,     то      есть      она  пропорциональна    числу   частиц   в системе.

   Поэтому   для  систем с большим числом частиц даже самое ничтожное относительное изменение энтропии, приходящейся на одну частицу, существенно меняет её абсолютную величину; изменение же энтропии, стоящей в показателе экспоненты в уравнении (1.7), приводит к изменению вероятности данного макросостояния W в огромное число раз.

     Именно этот факт является причиной того, что для системы с большим числом частиц следствия второго начала термодинамики практически имеют не вероятностный, а достоверный характер.

Крайне маловероятные процессы, сопровождающиеся сколько-нибудь заметным уменьшением энтропии, требуют столь огромных времён ожидания, что их реализация является практически невозможной. В то же время малые части системы, содержащие небольшое число частиц, испытывают непрерывные флуктуации, сопровождающиеся лишь небольшим абсолютным изменением энтропии.

Средние значения частоты и размеров этих флуктуаций являются таким же достоверным следствием статистической термодинамики, как и само второе начало термодинамики. 

     Буквальное применение второго начала термодинамики ко Вселенной как целому, приведшее Клаузиуса к неправильному выводу о неизбежности «тепловой смерти Вселенной», является неправомерным, так как в природе в принципе не может существовать абсолютно изолированных систем. Как будет показано далее, в разделе 1.4, процессы, протекающие в открытых системах, подчиняются другим законам и имеют другие свойства.    

1.3.3. Третье начало термодинамики  

     Третье начало термодинамики — закон термодинамики, сформулированный В. Нерстом в 1906 году (тепловой закон Нернста), согласно которому энтропия S любой системы стремится к конечному для неё пределу, не зависящему от давления, плотности или фазы, при стремлении температуры (Т) к абсолютному нулю.

     Третье начало термодинамики позволяет находить абсолютное значение энтропии, что нельзя сделать на основе первого и второго начал термодинамики.

В классической термодинамике (первого и второго начал) энтропия может быть определена лишь с точностью до произвольной аддитивной постоянной S0, что практически не мешает большинству термодинамических исследований, так как реально измеряется разность энтропий (S0) в различных состояниях. Согласно третьему началу термодинамики при Т ® 0 значение DS ® 0.

    Макс Планк в 1911 году дал другую формулировку третьего начала термодинамики —  как условие обращения в нуль энтропии всех тел при стремлении температуры к абсолютному нулю:  

 

     Отсюда S0 = 0. Это даёт возможность определять абсолютное значения энтропии и других термодинамических потенциалов.

     Формулировка Планка соответствует определению энтропии в статистической физике через термодинамическую вероятность (W) состояния системы S = klnW.

     При абсолютном нуле температуры система находится в основном квантово-механическом состоянии, если оно невырождено, для которого W = 1 (состояние реализуется единственным микрораспределением).

Следовательно, энтропия S при Т = 0 равна нулю.

В действительности при всех измерениях стремление энтропии к нулю начинает проявляться значительно раньше, чем может стать существенной при T → 0 дискретность квантовых уровней макроскопической системы, приводящая к явлениям квантового вырождения.

    Из третьего начала термодинамики следует, что абсолютного нуля температуры нельзя достигнуть ни в каком конечном процессе, связанном с изменением энтропии, к нему можно лишь асимптотически приближаться.    

1.4. Общие сведения о неравновесной термодинамике  

     Как было указано выше, классическая термодинамика (ее три «начала») изучает термодинамические равновесные, обратимые процессы. Для неравновесных процессов она устанавливает лишь неравенства, которые указывают возможное направление этих процессов. Фундаментальными работами И.Р.

Пригожина установлено, что вся термодинамика делится на три большие области: равновесную,  в которой производство энтропии, потоки и силы равны нулю, слабо неравновесную, в которой термодинамические силы «слабы», и энергетические потоки линейно зависят от сил,  и сильно неравновесную, или нелинейную, где энергетические потоки нелинейны, а все термодинамические процессы носят необратимый характер.  Основная задача неравновесной термодинамики — количественное изучение неравновесных процессов, в частности определение их скоростей в зависимости от внешних условий. В неравновесной термодинамике системы, в которых протекают неравновесные процессы, рассматриваются как непрерывные среды, а их параметры состояния — как полевые переменные, то есть непрерывные функции координат и времени.

     Слабо неравновесная (линейная) термодинамика рассматривает термодинамические процессы, происходящие в системах в состояниях, близких к равновесию. Таким образом, линейная термодинамика описывает стабильное, предсказуемое поведение систем, стремящихся к минимальному уровню активности.

Первые работы в этой области принадлежат Ларсу Онсагеру, который в 1931 году  впервые открыл общие соотношения неравновесной термодинамики в линейной, слабо неравновесной области —  «соотношения взаимности».

Суть их чисто качественно сводится к следующему: если сила «один» (например, градиент температуры) для слабо неравновесных ситуаций воздействует на поток «два» (например, на диффузию), то сила «два» (градиент концентрации) воздействует на поток «один» (поток тепла).

     Таким образом, в слабо неравновесной области практически действуют законы равновесной термодинамики, система ни к чему не стремится и ее поведение в большинстве случаев вполне предсказуемо.

           Сильно неравновесная термодинамика рассматривает процессы, происходящие в системах, состояние которых далеко от равновесия.

     Когда термодинамические силы, действуя на систему, становятся достаточно большими и выводят ее из линейной области в нелинейную, устойчивость состояния системы и ее независимость от флуктуации значительно уменьшается.

     В таких состояниях определенные флуктуации усиливают свое воздействие над системой, вынуждая ее при достижении точки бифуркации – потери устойчивости, эволюционировать к новому состоянию, который может быть качественно отличным от исходного. Происходит самоорганизация системы. Причем считается, что развитие таких систем протекает путем образования нарастающей упорядоченности. На этой основе и возникло представление о самоорганизации материальных систем.

    Все материальные системы, от самых малых до самых больших, считаются открытыми, обменивающимися энергией и веществом с окружающей средой и находящимися, как правило, в состоянии, далеком от термодинамического равновесия.

    Это свойство материальных систем позволило в свою очередь определить целый ряд новых свойств материи.

    Вот некоторые из них.

  • —         все процессы необратимы, так как они всегда сопровождаются потерями энергии;
  • —         энтропия S в открытых системах имеет две составляющие: deS – характеризует обмен энтропией с внешним миром; diS – характеризует необратимые процессы внутри;
  • —         материя обладает свойством самоорганизации.

     Исследования И. Пригожиным живой материи как открытых материальных систем были в основном сосредоточены на сравнительном анализе организации структур живой и неживой материи, термодинамическом анализе реакций гликолиза и ряде других работ.                           

Список литературы 

  1. Вайскопф В. Физика в двадцатом столетии. М.,1977.С.265.
  2. Гейзенберг В. Физика и философия.М.,1963.С.175-176.
  3. Яворский Б.М., А. А. Детлаф, «СПРАВОЧНИК ПО ФИЗИКЕ» «Наука», М., 1979 г.

Источник: https://www.stud24.ru/modern-science/osnovnye-polozheniya-termodinamiki-ravnovesnyh-processov/11531-28284-page2.html

Термодинамика и статистическая физика, Теория равновесных систем, Базаров И.П., Геворкян Э.В., Николаев П.Н., 1986

Равновесная термодинамика
Термодинамика и статистическая физика, Теория равновесных систем, Базаров И.П., Геворкян Э.В., Николаев П.Н., 1986.Систематически излагается термодинамика и статистическая теория многочастичных равновесных систем. В основу статистической физики равновесных идеальных и неидеальных систем положены метод Гиббса и метод функций распределения Боголюбова.

Излагается классическая и квантовая теория газа, твердого тела, равновесного излучения, статистическая теория плазмы и равновесных флуктуации. Обсуждаются методологические вопросы курса.

В книге рассматриваются также некоторые новые вопросы, еще не вошедшие в программу: теория критических индексов, вариационный принцип Боголюбова, термодинамическая теория возмущений, интегральные уравнения для функций распределения (уравнение самосогласованного поля, интегральное уравнение Боголюбова—Борна—Грина, уравнение Перкуса—Йевика).
ТЕРМОДИНАМИКА.

Термодинамика изучает закономерности теплового движения в равновесных системах и при переходе систем в равновесие (классическая, или равновесная, термодинамика), а также обобщает эти закономерности на неравновесные системы (неравновесная термодинамика, или термодинамика необратимых процессов).

Здесь рассматривается равновесная термодинамика (ее обычно называют просто термодинамикой в отличие от неравновесной термодинамики).Хотя в конечном итоге все свойства физических систем определяются молекулярным движением в них, термодинамика позволяет установить многие из этих свойств, не прибегая к представлениям о молекулярном строении тел.

Для решения многих практически важных задач достаточны методы термодинамики. Все это обусловливает, с одной стороны, ограниченность термодинамики, а с другой стороны, наделяет ее определенными преимуществами перед молекулярными теориями. Термодинамика позволяет с помощью своих начал легко учитывать наблюдаемые на опыте закономерности и получать из них фундаментальные следствия.

Оглавление

Предисловие Введение

Часть первая. ТЕРМОДИНАМИКА

Основы теории
Глава 1. Основные понятия и исходные положения термодинамики §1. Термодинамическая система и термодинамические параметры. Термодинамическое равновесие с молекулярной точки зрения §2. Исходные положения термодинамики и их обсуждение §3. Гомогенные и гетерогенные системы. Фазы и компоненты §4. Равновесные и неравновесные процессы §5. Внутренняя энергия системы, работа и теплота §6. Термические и калорическое уравнения состояния

Глава 2. Основные законы и уравнения термодинамики. Первое начало термодинамики

§7. Уравнение первого начала термодинамики §8. Теплоемкости и теплоты изотермического изменения внешних параметров §9. Основные термодинамические процессы и их уравнения§10. Связь модулей упругости с теплоемкостями

Глава 3. Второе начало термодинамики

§11. Общая характеристика и исходная формулировка второго начала §12. Обратимые и необратимые процессы §13. Принцип адиабатной недостижимости и второе начало для равновесных процессов. Энтропия и термодинамическая температура §14. Математическое обоснование существования энтропии и термодинамической температуры §15. Основное уравнение термодинамики для равновесных процессов. Связь между термическим и калорическим уравнениями состояния §16. Вычисление энтропии. Парадокс Гиббса §17. Второе начало термодинамики для неравновесных процессов. Основное уравнение и основное неравенство термодинамики §18. Цикл Карно и теоремы Карно. Прямое преобразование внутренней энергии в электрическую §19. Самопроизвольный переход теплоты §20. Пределы применимости второго начала термодинамики. Направление времени

Глава 4. Третье начало термодинамики

§21. Формулировка третьего начала термодинамики §22. Некоторые следствия третьего начала термодинамики

Глава 5. Методы термодинамики

§23. Метод циклов §24. Метод термодинамических потенциалов §25. Термодинамические потенциалы сложных систем и систем с переменным числом частиц

Глава 6. Условия равновесия и устойчивости термодинамических систем

§26. Общие условия термодинамического равновесия и устойчивости §27. Условия равновесия двухфазной однокомпонентной системы §28. Условия устойчивости равновесия однородной системы§29. Принцип Ле Шателье — Брауна

Глава 7. Термодинамика систем при отрицательных температурах

§30. Существование состояний с отрицательной термодинамической температурой §31. Система с отрицательной термодинамической температурой §32. Термодинамика систем с отрицательными температурами §33. Условия устойчивости систем с отрицательными температурами

Применения термодинамики

Глава 8. Термодинамика некоторых физических систем §34. Охлаждение газа при необратимом и обратимом адиабатных расширениях §35. Термодинамика диэлектриков и магнетиков §36. Равновесие в гомогенной системе §37. Равновесие в гетерогенной системе §38. Термодинамика излучения

Глава 9. Поверхностные явления

§39. Поверхностные натяжение и давление §40. Равновесная форма монокристалла. Принцип Гиббса—Кюри и теорема Вульфа §41. Роль поверхностного натяжения при образовании новой фазы. Зародыши

Глава 10. Фазовые переходы и критические явления

§42. Классификация фазовых переходов. Фазовые переходы первого рода. Уравнение Клапейрона — Клаузиуса §43. Фазовые переходы второго рода. Уравнения Эренфеста§44. Термодинамика сверхпроводящего перехода §45. Критические и закритические явления §46. Термодинамическая теория критических индексов

Часть вторая. СТАТИСТИЧЕСКАЯ ФИЗИКА РАВНОВЕСНЫХ СИСТЕМ

Глава 11. Исходные положения и основные уравнения статистической физики §47. Микроскопические и макроскопические состояния многочастичной системы. Основная задача статистической физики. Уравнение Лиувилля§48. Описание квантовых систем. Оператор плотности и уравнение Неймана

Глава 12. Общие методы равновесной классической статистики

§49. Основное положение классической статистики. Микроканоническое распределение §50. Каноническое распределение §51. Теорема о равномерном распределении кинетической энергии по степеням свободы и теорема о вириале §52. Распределение Максвелла §53. Большое каноническое распределение §54. Термодинамическая эквивалентность канонических распределений §55. Термодинамическая теория возмущений. Вариационный принцип Боголюбова §56. Метод Боголюбова

Глава 13. Основы квантовой статистики

§57. Квантовые микроканоническое и каноническое распределения §58. Квантовое большое каноническое распределение §59. Классический предел квантовой статистики

Глава 14. Статистическая теория идеальных систем

§60. Классический одноатомный идеальный газ §61. Квантовые одноатомные идеальные газы §62. Распределения Бозе—Эйнштейна и Ферми—Дирака §63. Термическое и калорическое уравнения состояния квантовыхгазов §64. Сильно вырожденный электронный газ §65. Вырожденный бозе-газ. Бозе-эйнштейновская конденсация §66. Осциллятор и ротатор в термостате §67. Теория теплоемкости двухатомных газов §68. Статистическая теория равновесного излучения§69. Теория кристалла в гармоническом приближении §70. Электрические и магнитные свойства идеальных систем

Глава 15. Теория классических неидеальных систем

§71. Реальный газ. Групповое разложение в теории газов§72. Уравнение Ван-дер-Ваальса §73. Метод Боголюбова в теории газов §74. Статистическая теория плазмы     

Глава 16. Интегральные уравнения для функций распределения в теории твердых тел и жидкостей

§75. Уравнение самосогласованного поля §76. Интегральное уравнение Боголюбова—Борна—Грина для радиальной функции распределения в суперпозиционном приближении §77. Уравнение Перкуса—Иевика

Глава 17. Теория равновесных флуктуаций

§78. Вычисление флуктуаций методом Гиббса §79. Вычисление флуктуаций методом функций распределения §80. Квазитермодинамическая теория флуктуаций §81. Флуктуационные явления Предметный указатель.
Бесплатно скачать электронную книгу в удобном формате, смотреть и читать:
Скачать книгу Термодинамика и статистическая физика, Теория равновесных систем, Базаров И.П., Геворкян Э.В., Николаев П.Н., 1986 — fileskachat.com, быстрое и бесплатное скачивание.

Скачать djvu

Ниже можно купить эту книгу по лучшей цене со скидкой с доставкой по всей России.Купить эту книгу

Скачать книгу Термодинамика и статистическая физика, Теория равновесных систем, Базаров И.П., Геворкян Э.В., Николаев П.Н., 1986 — djvu — depositfiles.

Скачать книгу Термодинамика и статистическая физика, Теория равновесных систем, Базаров И.П., Геворкян Э.В., Николаев П.Н., 1986 — djvu — Яндекс.Диск.

14.06.2013 04:18 UTC

учебник по физике :: физика :: Базаров :: Геворкян :: Николаев :: теорема Вульфа

Следующие учебники и книги:

Предыдущие статьи:

  • Заблуждения и ошибки в термодинамике, Базаров И.П., 2003
  • Основы квантовой теории и атомной физики, Колмаков Ю.Н., Пекар Ю.А., Лежнева Л.С., Семин В.А., 2005
  • Теоретическая механика, 20 лекций, Часть 2, Динамика, Андронов В.В., 2003
  • Теоретическая механика, 20 лекций, Часть 1, Статика, Кинематика, Андронов В.В., 2003

>

Источник: https://obuchalka.org/2013061471827/termodinamika-i-statisticheskaya-fizika-teoriya-ravnovesnih-sistem-bazarov-i-p-gevorkyan-e-v-nikolaev-p-n-1986.html

Большая Энциклопедия Нефти и Газа

Равновесная термодинамика

Cтраница 1

Равновесная термодинамика рассматривает равновесные состояния и процессы.

РћРЅР° позволяет сделать СЂСЏРґ выводов Рѕ характере Рё направлении протекания неравновесных процессов, происходящих между начальным Рё конечным равновесными состояниями, РЅРѕ РЅРµ дает количественного описания этих процессов. Неравновесные системы — предмет физической кинетики Рё неравновесной термодинамики.  [1]

Равновесная термодинамика имеет дело СЃ осредненнымн макроскопически-Рё величинами.  [2]

Равновесная термодинамика позволяет удовлетворительно объяснить огромное число физико-химических явлений.

Тем не менее уместно спросить, охватывает ли понятие равновесной структуры все те различные структуры, с которыми мы сталкиваемся в природе.

РЇСЃРЅРѕ, что ответ РЅР° подобный РІРѕРїСЂРѕСЃ может быть только отрицательным.  [3]

Классическую равновесную термодинамику целесообразно, РїРѕ мнению авторов некоторых современных монографий, называть термостатикой, РІ отличие-РѕС‚ термодинамики, включающей также Рё необратимые ( РІ частности, стационарные) процессы.  [5]

Классическую равновесную термодинамику целесообразно, РїРѕ мнению авторов некоторых современных монографий, называть термостатикой, РІ отличие РѕС‚ термодинамики, включающей также Рё неравновесные ( РІ частности, стационарные) процессы.  [6]

Классическую равновесную термодинамику целесообразно, РїРѕ мнению авторов некоторых современных монографий, называть термостатикой, РІ отличие РѕС‚ термодинамики, включающей также СЏ неравновесные ( РІ частности, стационарные) процессы.  [7]

Классическую равновесную термодинамику целесообразно, РїРѕ.  [8]

Применение равновесной термодинамики Рє процессам фазовых равновесий жидкость — твердое вещество позволяет установить возможности современной теории РІ области расчетов растворимости.

Строгий термодинамический РїРѕРґС…РѕРґ Рє этой проблеме страдает СЂСЏРґРѕРј ограничений, которые РЅРµ позволяют рассчитывать произведение растворимости РЅР° РѕСЃРЅРѕРІРµ знания молекулярных свойств кристаллов электролита Рё растворителя.  [9]

Р’ равновесной термодинамике такие неравенства хорошо известны; РѕРЅРё соответствуют так называемому принципу Ле Шателье — Брауна.  [10]

Р’ равновесной термодинамике постулируется, что изолированная макроскопическая система СЃ течением времени РїСЂРёС…РѕРґРёС‚ РІ состояние термодинамического равновесия Рё РЅРёРєРѕРіРґР° самопроизвольно выйти РёР· него РЅРµ может.  [11]

Обычно рассматривается равновесная термодинамика идеальной жидкости СЃ заданным С…РёРјРёС‡. Установленные РІ нерелятивистской термодинамике соотношения между термодинамич.  [12]

Замечательным свойством равновесной термодинамики является ее способность описывать эти флуктуации. Хотя флуктуации обычно малы, РѕРЅРё РјРѕРіСѓС‚ становиться огромными РІ гравитационных системах.  [13]

Расширяя РѕСЃРЅРѕРІС‹ равновесной термодинамики, РѕРЅ указал, что РІ изолированных системах самопроизвольные процессы протекают только РІ РѕРґРЅРѕРј направлении — РІ сторону возрастания энтропии.

Это не означает, однако, что несамопроизвольный процесс передачи тепла от холодного к теплому телу не может быть осуществлен.

РћРЅ реализуется РІ холодильных машинах, РІ бытовом холодильнике, РЅРѕ Р·Р° счет затраты энергии РґСЂСѓРіРёС… процессов.  [14]

Страницы:      1    2    3    4

Источник: https://www.ngpedia.ru/id510144p1.html

3. Основы равновесной термодинамики (термодинамики изолированных систем)

Равновесная термодинамика

Первоеначало термодинамики

Врезультате экспериментальных итеоретических исследований Ю.Р. Майера(1814 – 1878), Д.П. Джоуля (1818 – 1889) и др. сталопонятно, что между тепловыми процессами,с одной стороны, и механическими,электромагнитными, химическими,биологическими с другой существует связь.

Эта связьносит характер превращений. В качествемеры превращений (трансформаций),неизменной, сохраняющей свое значениевеличины исследователи ввели понятие«энергия». Каждое тело обладает внутреннейэнергией,которая обусловлена движением ивзаимодействием молекул.

С точки зрениятермодинамики, внутренняя энергия –однозначная функция термодинамическихпараметров состояния (Т,Р и т.п.), аее изменение не зависит от пути изменения,а определяется разностью внутреннихэнергий конечного и начального состояний.

Было установлено, что в процессепревращений выполняется закон сохраненияэнергии, математическим выражениемкоторого применительно к термодинамическимсистемам является первое началотермодинамики.

Если система получилаизвне количествотеплотыdQ,совершила механическуюработуdA,при этом произошло изменение ее внутреннейэнергии наdU,то согласно первомуначалу термодинамики

dQ= dU+ dA, (5.2)

т.е.количествотеплоты, переданное системе, идет наизменение внутренней энергии и насовершение системой работы.

Изпервого начала термодинамики следуетневозможность создания вечногодвигателя первого рода,который бы совершал работу без подводаэнергии к системе. Первое начало отражаети подчеркивает единство природы, вкоторой ничто не утрачивается, уменьшениеодного вызывает увеличение другого инаоборот.

Второе началотермодинамики. Энтропия

Первоеначало термодинамики недостаточно дляполного описания систем, так как оно неуказывает направление протеканияпроцессов. Многочисленные наблюденияи опыты показывают, что все реальныетепловые процессы необратимы. Процессназывается необратимым,если в результате его система не можетповторить всю последовательностьсостояний в обратном направлении.

Проиллюстрируем на примерах. Газ,находящийся в части сосуда, отделенныйот другой части перегородкой, заполняетвесь сосуд, если удалить перегородку.Без постороннего вмешательства,самостоятельно газ не соберется в тойчасти сосуда, где он находилсяпервоначально.

Если привести всоприкосновение два тела с различнойтемпературой, то тепло перейдет отнагретого тела к холодному и их температурывыровняются. Обратный процесссамопроизвольно никогда не произойдет.В природе существует универсальнаятенденция стремления изолированнойсистемы к равновесному состоянию.

Отметим, что находящаяся в тепловомравновесии термодинамическая системане способна совершать работу, так какработа связана с механическим движением,т.е. переходом тепловой энергии вмеханическую.

Дляматематического описания необратимыхпроцессов кроме внутренней энергии Uвводятся другие функции состояния:свободнаяэнергияF— частьвнутренней энергии системы, котораяможет быть превращена в полезнуюмеханическую энергию (работу), энтропияS– мера необратимого рассеяния энергии,ее «обесценивания». Все три функциисостояния при T= constсвязаны между собой соотношением:

U= F+ TS. (5.3)

Здесьпроизведение TSопределяет «обесцененную» энергию –часть внутренней энергии системы,которая не может быть передана в формеполезной механической энергии.

Особоезначение, выходящее за рамки термодинамики,имеет понятие «энтропия». Оно характеризуетудаленность системы от тепловогоравновесия. Если энтропия Sрастет, то система приближается ктепловому равновесию, если энтропия Sуменьшается, то система удаляется отсостояния теплового равновесия.

Изменениеэнтропии системы за счет внутреннихпроцессов называется производствомэнтропии (diS,здесь индекс «i»означает «внутри» — «intra»).Р.Ю.

Клаузиусом установлен закон — второеначало термодинамики, определяющее направление тепловыхпроцессов в изолированных системах:при любыхпроисходящих в изолированной системетепловых процессах система стремитсяк равновесному состоянию, при этом энтропия системы возрастает и достигаетмаксимального значения в тепловомравновесии.Этот закон можно сформулировать болеелаконично: визолированной системе энтропия неубывает

. (5.4)

Л.Больцман дал статистическую трактовкуэтого закона, введя понятие термодинамическойвероятности. Необратимость тепловыхпроцессов имеет вероятностный характер.Переход системы из равновесного состоянияв неравновесное не совсем невозможен,а лишь подавляюще маловероятен (принциппорядка Больцмана).

Термодинамическаявероятность(ω) состояния системы (рис. 5.1) – это числомикросостояний(конкретныхраспределений нумерованных частиц),осуществляющих данное макросостояниесистемы с определенными термодинамическимипараметрами.

Энтропия Sсвязана с термодинамической вероятностьюсостояния выражением

, (5.5)

гдеk– постоянная Больцмана.

аб

Рис. 5.1 Два различныхраспределения молекул между двумяотсеками:

а)N=N1=12;N2=0;б)N1=N2=6.

Современем распределения б представляетнаиболее вероятную конфигурацию — аналогтермодинамического равновесия.

Из рис. 5.1 видно, что если частицыпронумеровать, то состояние а может реализоваться только однимраспределением частиц (все – в левойчасти), тогда как состояние б– большимчислом распределений. Следовательно,это наиболее вероятное состояние. Приэтом оно равновесное и максимальнобеспорядочное. Из формулы (5.

5) следует,что энтропияхарактеризует мерубеспорядка (хаоса)системы. Тогда второе начало термодинамикиприобретает еще один аспект: принеобратимых процессах, происходящих визолированной системе, вероятностьсостояния и беспорядок возрастают.

Вравновесном состоянии энтропиямаксимальна, ее изменение и направленныепроцессы прекращаются.

Значениевторого начала термодинамики выходитза рамки описания тепловых процессов.Этот закон используется при рассмотрениипроблем космологии, теории информации,экономики, эволюционного развития ипроцессов самоорганизации. Приведемпример из экономики.

Экономическаясистема – фирма (предприятие) производиттовар, осуществляя упорядоченныйнаправленный процесс. Однако товар нереализуется на рынке и затовариваетсклады.

С точки зрения второго началатакая экономическая система являетсяизолированной, она производит энтропию,которая возрастает и достигнетмаксимального значения, когда направленныйпроцесс прекратится: предприятиезатоварится и прекратит производство.

Стрела времени

Вмеханике (классической и квантовой)движение обратимо, т.е. в уравненияхдвижения знак времени может менятьсяна противоположный, и, следовательно,механическая система способна вернутьсяк первоначальному состоянию, т.е. впрошлое. Механическая система «неразличает» прошлое и будущее.

Такоепредставление о времени не отражаетвнутренних изменений, которые происходятв биологических (живых), социально-экономическихи других системах, испытывающихнеобратимые процессы и имеющих своюисторию. Изучение тепловых процессовпривело к иному пониманию времени,учитывающему его направленность.

Визолированной термодинамической системенаправление необратимого возрастанияэнтропии задает направление времени,определяя«стрелувремени».Время как внутреннее свойство системыпозволяет считать более старым из двухсостояний то, которому соответствуетбольшее значение энтропии.

В отличиеот механической, термодинамическаясистема «различает» прошлое и будущее.Энтропия устанавливает это различие.

Такимобразом, из второго начала термодинамики,которое можно представить в виде законавозрастания энтропии, вытекаетсуществование «стрелы времени». Крометого, анализ необратимости процессовприводит к новой концепции времени каквнутренней переменной системы,характеризующей ее внутреннее состояние.

Равновесноесостояние термодинамической системы

Наоснове выше изложенного можно выделитьосновные особенности равновесногосостояния изолированной системы:

самопроизвольностьперехода системы в это состояние излюбого предшествующего;

-единственность макросостояния призаданных термодинамических параметрахи бесконечное множество вариантов егореализации (микросостояний);

множествопутей перехода в равновесие и случайный(принципиально непредсказуемый) выборпути самой системой;

однородностьв макромасштабах и максимальныйбеспорядок в микромасштабах (равновесныйхаос);

наивысшая симметриясостояния;

необратимостьперехода в равновесие и склеротичностьсистемы: при переходе в равновесиестираются всякие следы предшествующегосостояния, система «забывает», откудапришла, прежнее состояние исчезает, исамопроизвольный обратный переходневозможен;

максимальностьэнтропии и равенство нулю ее изменения(производства):

diSР=0, (5.6)

устойчивостьк флуктуациям (флуктуация- случайноеотклонение величин от некоторогосреднего значения, т.е. случайноелокальное упорядочение; флуктуациихарактерны для равновесного состояния,они постоянно возникают и исчезают, ненарушая его).

Вцелом равновесное состояние – пределэволюции изолированной системы, подостижении которого эволюция (какое-либонаправленное изменение) прекращается.

Источник: https://studfile.net/preview/3934940/page:24/

Booksm
Добавить комментарий