1. Группа потенциалов “E F G H”, имеющих размерность энергии.

2. Зависимость термодинамических потенциалов от числа частиц. Энтропия как термодинамический потенциал.

3. Термодинамические потенциалы многокомпонентных систем.

4. Практическая реализация метода термодинамических потенциалов (на примере задачи химического равновесия).

Один из основных методов современной термодинамики является метод термодинамических потенциалов. Этот метод возник, во многом, благодаря использованию потенциалов в классической механике, где его изменение связывалось с производимой работой, а сам потенциал является энергетической характеристикой термодинамической системы. Исторически сложилось так, что введенные первоначально термодинамические потенциалы также имели размерность энергии, что и определило их название.

Упомянутая группа включает следующие системы:

Внутренняя энергия;

Свободная энергия или потенциал Гельмгольца;

Термодинамический потенциал Гиббса;

Энтальпия.

Потенциальность внутренней энергии была показано в предыдущей теме. Из нее следует потенциальность остальных величин.

Дифференциалы термодинамических потенциалов принимает вид:

Из соотношений (3.1) видно, что соответствующие термодинамические потенциалы характеризуют одну и ту же термодинамическую систему при различных способах …. описания (способах задания состояния термодинамической системы). Так, для адиабатически изолированной системы, описываемой в переменных удобно в качестве термодинамического потенциала использовать внутреннюю энергию.Тогда параметры системы, термодинамически сопряженные к потенциалам, определяются из соотношений:

Если в качестве способа описания используется “система в термостате”, задаваемая переменными, наиболее удобно использовать в качестве потенциала свободную энергию. Соответственно, для параметров системы получим:

Далее, выберем в качестве способа описания модель “системы под поршнем”. В этих случаях функции состояния образуют набор (), а в качестве термодинамического потенциала используется потенциал Гиббса G. Тогда параметры системы определяются из выражений:

И в случае “адиабатической системы над поршнем”, заданной функциями состояния роль термодинамического потенциала играет энтальпия H. Тогда параметры системы принимают вид:

Из того, что соотношения (3.1) задают полные дифференциалы термодинамических потенциалов, мы можем приравнивать их вторые производные.

Например, Учитывая, что

получаем

Аналогично для остальных параметров системы, связанных с термодинамическим потенциалом, запишем:

Подобные тождества можно записать и для других наборов параметров термодинамического состояния системы на основе потенциальности соответствующих термодинамических функций.

Так, для “системы в термостате” c потенциалом, имеем:

Для системы “над поршнем” с потенциалом Гиббса будут справедливы равенства:

И, наконец, для системы с адиабатическим поршнем с потенциалом H, получим:

Равенства вида (3.6) - (3.9) получили название термодинамических тождеств и в ряде случаев оказываются удобными для практических расчетов.

Использование термодинамических потенциалов позволяет достаточно просто определить работу системы и тепловой эффект.

Так, из соотношений (3.1) следует:

Из первой части равенства следует известное положение о том, что работа теплоизолированной системы () производится за счет убыли ее внутренней энергии. Второе равенство означает, что свободная энергия есть та часть внутренней энергии, которая при изотермическом процессе целиком переходит в работу (соответственно “оставшуюся” часть внутренней энергии иногда называют связанной энергией).

Количество теплоты можно представить в виде:

Из последнего равенства понятно, почему энтальпию еще называют теплосодержанием. При горении и других химических реакциях, происходящих при постоянном давлении (), выделяемое количество теплоты равно изменению энтальпии.

Выражение (3.11), с учетом второго начала термодинамики (2.7) позволяет определить теплоемкость:

Все термодинамические потенциалы типа энергии обладают свойством аддитивности. Поэтому можно записать:

Легко видеть, что потенциал Гиббса содержит только один аддитивный параметр, т.е. удельный потенциал Гиббса от не зависит. Тогда из (3.4) следует:

То есть химический потенциал есть удельный потенциал Гиббса, и имеет место равенство

Термодинамические потенциалы (3.1) связаны между собой прямыми соотношениями, позволяющими совершать переход от одних потенциалов к другим. Например, выразим все термодинамические потенциалы через внутреннюю энергию.

При этом мы получили все термодинамические потенциалы как функции (). Для того, чтобы выразить их в других переменных, используют процедуру пере….

Пусть задано давление в переменных ():

Запишем последнее выражение в виде уравнения состояния, т.е. найдем вид

Легко видеть, что если состояние задано в переменных (), то термодинамическим потенциалом является внутренняя энергия В силу (3.2) найдем

Рассматривая (3.18) как уравнение относительно S, находим его решение:

Подставляя (3.19) в (3.17) получаем

То есть от переменных () мы перешли к переменным ().

Вторая группа термодинамических потенциалов возникает в том случае, если в качестве термодинамических переменных, помимо рассмотренных выше, включен химический потенциал. Потенциалы второй группы также имеют размерность энергии и могут быть связаны с потенциалами первой группы путем соотношений:

Соответственно дифференциалы потенциалов (3.21) имеют вид:

Также как и для термодинамических потенциалов первой группы, для потенциалов (3.21) можно построить термодинамические тождества, найти выражения параметров термодинамической системы и т.д.

Рассмотрим характерные соотношения для “потенциала омега” , выражающий квазисвободную энергию, и использующийся на практике наиболее часто среди остальных потенциалов группы (3.22).

Потенциал задается в переменных (), описывающих термодинамическую систему с воображаемыми стенками. Параметры системы в этом случае определяются из соотношений:

Термодинамические тождества, следующие из потенциальности, имеют вид:

Достаточно интересными являются аддитивные свойства термодинамических потенциалов второй группы. Поскольку в этом случае число частиц не входит в число параметров системы, то в качестве аддитивного параметра используют объем. Тогда для потенциала получаем:

Здесь - удельный потенциал на 1. Учитывая (3.23), получаем:

Соответственно, (3.26)

Справедливость (3.26) можно доказать и на основе (3.15):

Потенциал также может быть использован для пересчета термодинамических функций, записанных в виде к виду. Для этого соотношение (3.23) для N:

разрешается относительно:

В качестве термодинамических потенциалов могут выступать не только энергетические характеристики системы, но и любые другие величины, входящие в соотношение (3.1). В качестве важного примера рассмотрим энтропию как термодинамический потенциал. Исходное дифференциальное соотношение для энтропии следует из обобщенной записи I и II начал термодинамики:

Таким образом, энтропия является термодинамическим потенциалом для системы, заданной параметрами. Другие параметры системы имеют вид:

Разрешая первое из соотношений (3.28) относительно возможен переход от переменных к переменным.

Аддитивные свойства энтропии приводят к известным соотношениям:

Перейдем к определению термодинамических потенциалов на основе заданных макроскопических состояний термодинамической системы. Положим для упрощения вычислений отсутствие внешних полей (). Это не снижает общности результатов, поскольку при в результирующих выражениях просто появляются дополнительные системы.

В качестве примера найдем выражения свободной энергии, используя в качестве исходных уравнение состояния, калорическое уравнение состояния и особенности поведения системы при. Учитывая (3.3) и (3.12), находим:

Проинтегрируем второе уравнение системы (3.30) с учетом граничного условия при:

Тогда система (3.30) принимает вид:

Решение системы (3.31) позволяет найти удельную свободную энергию в виде

Начало отсчета удельной свободной энергии также может быть найдено из условий при:

Тогда (3.32) принимает вид:

а выражение всей свободной энергии системы с точностью до аддитивной постоянной принимает вид:

Тогда реакция системы на включение внешнего поля задается дополнительным уравнением состояния, которое в зависимости от набора переменных состояния имеет вид:

Тогда изменение соответствующего термодинамического потенциала, связанное с включением нуля от нуля до, определяется из выражений:

Таким образом, задание термодинамического потенциала в макроскопической теории возможно только на основе использования заданных уравнений термодинамического состояния, которые в свою очередь, сами получаются на основе задания термодинамических потенциалов. Разорвать этот “замкнутый круг” можно только на основе микроскопической теории, в которой состояние системы задается на основе функций распределения с учетом статистических особенностей.

Обобщим полученные результаты на случай многокомпонентных систем. Это обобщение осуществляется путем замены параметра множеством. Рассмотрим сказанное на конкретных примерах.

Положим, что термодинамическое состояние системы задано параметрами, т.е. мы рассматриваем систему в термостате, состоящую из нескольких компонентов, число частиц в которых равно Свободная энергия, являющаяся в этом описании термодинамическим потенциалом, имеет вид:

В качестве аддитивного параметра в (3.37) введены не число частиц, а объем системы V. Тогда через обозначена плотность системы. Функция является неаддитивной функцией неаддитивных аргументов. Это достаточно удобно, поскольку при разбиении системы на части функция не изменится для каждой части.

Тогда для параметров термодинамической системы можно записать:

Учитывая, что имеем

Для химического потенциала отдельного компонента запишем:

Существуют и другие способы учета аддитивных свойств свободной энергии. Введем относительные плотности чисел частиц каждой из компонент:

не зависящие от объема системы V. Здесь - общее число частиц в системе. Тогда

Выражение химического потенциала в этом случае принимает более сложный вид:

Вычислим производные и и подставим их в последнее выражение:

Выражение для давления, напротив упростится:

Аналогичные соотношения могут быть получены и для потенциала Гиббса. Так, если в качестве аддитивного параметра задан объем, то с учетом (3.37) и (3.38) запишем:

это же выражение может быть получено из (3.юю), которое в случае многих частиц принимает вид:

Подставляя в (3.45) выражение(3.39), находим:

что полностью совпадает с (3.44).

Для того, чтобы перейти к традиционной записи потенциала Гиббса (через переменные состояния ()) необходимо разрешить уравнение (3.38):

Относительно объема V и подставить результат в (3.44) или (3.45):

Если в качестве аддитивного параметра задано полное число частиц в системе N, то потенциал Гиббса с учетом (3.42) принимает следующий вид:

Зная вид удельных величин: ,получим:

В последнем выражении суммирование по j заменим на суммирование по i . Тогда второе и третье слагаемые в сумме дают нуль. Тогда для потенциала Гиббса окончательно получим:

Это же соотношение может быть получено и другим способом (из (3.41) и (3.43)):

Тогда для химического потенциала каждой из компонент получим:

При выводе (3.48) выполнены преобразования, аналогичные использованным при выводе (3.42), с помощью воображаемых стенок. Параметры состояния системы образуют набор ().

Роль термодинамического потенциала играет потенциал, который принимает вид:

Как видно из (3.49), единственным аддитивным параметром в данном случае является объем системы V.

Определим некоторые термодинамические параметры такой системы. Число частиц в данном случае определяется из соотношения:

Для свободной энергии F и потенциала Гиббса G можно записать:

Таким образом, соотношения для термодинамических потенциалов и параметров в случае многокомпонентных систем видоизменяются только за счет необходимости учета числа частиц (или химических потенциалов) каждой компоненты. При этом сама идея метода термодинамических потенциалов и расчетов, проводимых на его основе, остается неизменной.

В качестве примера использования метода термодинамических потенциалов рассмотрим задачу химического равновесия. Найдем условия химического равновесия в смеси трех веществ, вступающих реакцию. Дополнительно предположим, что исходные продукты реакции является разреженными газами(это позволяет не учитывать межмолекулярные взаимодобывания), а в системе поддерживаются постоянные температура и давление, (такой процесс наиболее просто реализовать практически, поэтому условие постоянства давления и температуры создаются в промышленных установках для химической реакции).

Условие равновесия термодинамической системы в зависимости от способа ее описания определяются максимальной энтропией системы или минимальной энергией системы (подробнее см. Базаров Термодинамика). Тогда можно получить следующие условия равновесия системы:

1. Состояние равновесия адиабатически изолированной термодинамической системы, заданной параметрами (), характеризуется максимумом энтропии:

Второе выражение в (3.53а) характеризует устойчивость равновесного состояния.

2. Состояние равновесия изохорно-изотермической системы, заданное параметрами (), характеризуется минимумом свободной энергии. Условие равновесия в этом случае принимает вид:

3. Равновесие изобарно-изотермической системы, задаваемой параметрами (), характеризуется условиями:

4. Для системы в термостате с переменным числом частиц, определенной параметрами (), условия равновесия характеризуется минимумами потенциала:

Перейдем к использованию химического равновесия в нашем случае.

В общем случае уравнение химической реакции записывается в виде:

Здесь - символы химических веществ, - так называемые, стехиометрические числа. Так, для реакции

Поскольку в качестве параметров системы выбраны давление и температура, которые положены постоянными. Удобно в качестве состояния термодинамического потенциала рассмотреть потенциал Гиббса G . Тогда условие равновесия системы будет заключаться в требовании постоянства потенциала G :

Поскольку мы рассматриваем трехкомпонентную систему, положим. Кроме того, учитывая (3.54), можно записать уравнение баланса для числа частиц ():

Вводя химические потенциалы для каждой из компонент: и учитывая сделанные допущения, находим:

Уравнение (3.57) было впервые получено Гиббсом в 1876г. и является искомым уравнением химического равновесия. Легко заметить, сравнивая (3.57) и (3.54), что уравнение химического равновесия получается из уравнения химической реакции путем простой замены символов реагирующих веществ на их химические потенциалы. Этот прием может быть использован и при записи уравнения химического равновесия для произвольной реакции.

В общем случае решение уравнения (3.57) даже для трех компонент является достаточно загруженным. Это связанно, во-первых, с тем, что даже для однокомпонентной системы получить явные выражения для химического потенциала весьма затруднительно. Во-вторых, относительные концентрации и не являются малыми величинами. То есть невозможно выполнить по ним разложение в ряд. Это еще сильнее усложняет задачу решения уравнения химического равновесия.

Физически отмеченные трудности объясняются необходимостью учета перестройки электронных оболочек атомов, вступающих в реакцию. Это приводит к определенным сложностям микроскопического описания, что сказывается и при макроскопическом подходе.

Поскольку мы условились ограничится исследованием разреженности газа, то можно воспользоваться моделью идеального газа. Будем считать, что все реагирующие компоненты являются идеальными газами, заполняющими общий объем и создающие давление p . В этом случае любым взаимодействием (кроме химических реакций) между компонентами смеси газов можно пренебречь. Это позволяет допустить, что химический потенциал i -го компонента зависит только от параметров этого же компонента.

Здесь - парциальное давление i -го компонента, причем:

С учетом (3.58) условие равновесия трехкомпонентной системы (3.57) примет вид:

Для дальнейшего анализа воспользуемся уравнением состояния идеального газа, которое запишем в виде:

Здесь через, как и ранее, обозначается термодинамическая температура. Тогда известная из школы запись принимает вид: , что и записано в (3.60).

Тогда для каждого компонента смеси получим:

Определим вид выражения химического потенциала идеального газа. Как следует из (2.22), химический потенциал имеет вид:

Учитывая уравнение (3.60), которое можно записать в виде, задача определения химического потенциала сводится к определению удельной энтропии и удельной внутренней энергии.

Система уравнений для удельной энтропии следует из термодинамических тождеств (3.8) и выражения теплоемкости (3.12):

Учитывая уравнение состояния (3.60) и переходя к удельным характеристикам, имеем:

Решение (3.63) имеет вид:

Система уравнений для удельной внутренней энергии идеального газа следует из (2.23):

Решение этой системы запишется в виде:

Подставляя (3.64) - (3.65) в (3.66) и учитывая уравнение состояния идеального газа, получаем:

Для смеси идеальных газов выражение (3.66) принимает вид:

Подставляя (3.67) в (3.59), получаем:

Выполняя преобразования, запишем:

Выполняя потенцирование в последнем выражении, имеем:

Соотношение (3.68) получило название закона действующих масс. Величина является функцией только температуры и получила название компоненты химической реакции.

Таким образом химическое равновесие и направление химической реакции определяется величиной давления и температуры.

ПОТЕНЦИАЛЫ ТЕРМОДИНАМИЧЕСКИЕ - функции определённого набора термодинамич. параметров, позволяющие найти все термодинамич. характеристики системы как функции этих параметров. Все П. т. связаны между собой: по любому из них с помощью дифференцирования по его параметрам можно найти все остальные потенциалы.

Метод П. т. разработан Дж. У. Гиббсом (J. W. Gibbs) в 1874 и является основой всей термодинамики , включая теорию многокомпонентных, многофазных и гетерогенных систем, а также термодинамич. теорию фазовых переходов . Существование П. т.- следствие 1-го и 2-го начал . Статистич. физика позволяет вычислять П. т. исходя из представления о строении вещества как системы из большого числа взаимодействующих частиц.

Внутренняя энергия U(S, V, N )является П. т. в том случае, когда состояние системы характеризуется энтропией S , объёмом V и числом частиц N , что характерно для однокомпонентных изотропных жидкостей и газов. U наз. также изохорно-адиабатич. потенциалом. Полный дифференциал U равен:

Здесь независимыми переменными являются три экстенсивные (пропорциональные V )величины 5, V, N , а зависимыми - сопряжённые им интенсивные (конечные в термодинамич. пределе ) величины - темп-ра Т , давление r и химический потенциал Из условия, что U есть полный дифференциал, следует, что зависимые переменные Т, р ,должны быть частными производными от U:

Вторая производная U по объёму даёт адиабатный коэф. упругости:

Теплоёмкость при пост. объёме равна

Однако это не единственно возможный выбор независимых переменных, определяющих П. т. Их можно выбрать четырьмя разл. способами, когда независимыми являются одна термическая и две механич. величины: S, V, N; S, p, N; Т, V, N; Т, р, N . Для того чтобы в полном дифференциале типа (1) заменить одну из независимых переменных ей сопряжённой, надо совершить Лежандра преобразование , т. е. вычесть произведение двух сопряжённых переменных.

Т. о. может быть получена энтальпия H(S, p, N )(тепловая функция Гиббса, теплосодержание, изохорно - изотермиче-ский потенциал при независимых переменных S, p, N):

откуда следует, что

Знание H позволяет найти теплоёмкость при пост. давлении

Свободная энергия F(T,V,N )(энергия Гельмгольца, теплосодержание, изобарно-изотермич. потенциал в переменных Т, V, N )может быть получена с помощью преобразования Лежандра от переменных S, V, N к Т, V, N:

откуда

Вторые производные F по V p Г дают теплоёмкость при пост. объёме изотермич. коэф. давления

и изохорный коэф. давления

Последнее соотношение основано на независимости второй смешанной производной от П. т. от порядка дифференцирования. Этим же методом можно найти разность между и :

и соотношение между адиабатич. и изотермич. коэф. сжатия:

Энергия Гиббса (изобарно - изотермический потенциал в переменных Т, p, N )связана преобразованием Лежандра с П. т. U, Н, F:

откуда

Пропорциональность G числу частиц делает его очень удобным для приложений, особенно в теории фазовых переходов. Вторые производные G дают теплоёмкость при пост. давлении

и изотермич. коэф. сжатия

Из ур-ний (3), (5), (6), (8) следует, что П. т. U, H , F, G связаны :

к-рые применяются для построения разд. П. т. по экс-перим. данным о термич. и калорич. ур-ниях состояния. Необходимые для этого граничные условия даёт предельный переход к идеальному газу и Нернста теорема , к-рая устанавливает, что S = 0 в пределе Т О, и поэтому U = F и G - Н .

Для незамкнутых систем, для к-рых N не фиксировано, удобно выбрать П. т. в переменных Т, V , к-рый не получил специального названия и обычно обозначается

Его полный дифференциал

Все П. т. связаны с различными Гиббса распределениями . П. т. связан с большим канонич. распределением Гиббса соотношением

где - статистический интеграл по фазовым переменным и сумма по N в случае классич. механики или статистическая сумма по квантовым состояниям. П. т. F(T, V, N )связан с канонич. ансамблем Гиббса:

где - статистич. интеграл в классич. случае и статистич. сумма в квантовом. П. т. Н связан с изобарно-изотермич. ансамблем Гиббса, к-рый был предложен С. А. Богуславским (1922). П. т. /7 связан с микроканонич. распределением Гиббса через энтропию:

где W(U, V, N )- статистич. вес, к-рый является нормировочным множителем для микроканонич. распределения Гиббса. Полный дифференциал энтропии равен

что эквивалентно ур-нию (1).

Статистич. интегралы или статистич. суммы в принципе можно вычислить исходя из ф-ции Гамильтона в классич. случае или оператора Гамильтона в квантовом случае для системы из большого числа взаимодействующих частиц и т. о. вычислить П. т. методами статистич. механики.

Кроме перечисленных П. т. применяются и другие, напр. функции Массьё - F(T, V, N)IT , функции Планка - В общем случае, когда система с заданной энтропией описывается термодинамич. параметрамии сопряжёнными им термодинамич. силами

и аналогично для систем с фиксиров. энергией.

Для поляризуемых сред П. т. зависят от векторов электрич. и магн. индукции D и В . Метод П. т. позволяет найти тензоры электрич. и магн. проницаемостей. В изотропном случае диэлектрич. проницаемость определяется из ур-ний

Особенно эффективно применение метода П. т. в том случае, когда между параметрами существуют связи, напр. для изучения условий термодинамич. равновесия гетерогенной системы, состоящей из соприкасающихся фаз и разл. компонент. В этом случае, если можно пренебречь внеш. силами и поверхностными явлениями, ср. энергия каждой фазы есть где-число частиц компоненты i в фазе k . Следовательно, для каждой из фаз

(- хим. потенциал компоненты i в фазе k) . П. т. U минимален при условии, что полное число частиц каждой компоненты, полная энтропия и объём каждой фазы остаются постоянными.

Метод П. т. позволяет исследовать устойчивость термодинамич. равновесия системы относительно малых вариаций её термодинамич. параметров. Равновесие характеризуется макс. значением энтропии или минимумом её П. т. (внутр. энергии, энтальпии, свободной энергии, энергии Гиббса), соответствующих независимым в условиях опыта термодинамич. переменным.

Так, при независимых S, V, N для равновесия необходимо, чтобы была минимальна внутр. энергия, т. е. при малых вариациях переменных и при постоянстве S, V, N . Отсюда в качестве необходимого условия равновесия получаются постоянство давления и темп-ры всех фаз и равенство хим. потенциалов сосуществующих фаз. Однако для термодинамич. устойчивости этого недостаточно. Из условия минимальности П. т. следует положительность второй вариации: > 0. Это приводит к условиям термодинамич. устойчивости, напр. к убыванию давления с ростом объёма и положительности теплоёмкости при пост. объёме. Метод П. т. позволяет установить для многофазных и многокомпонентных систем Гиббса правило фаз , согласно к-рому число фаз, сосуществующих в равновесии, не превосходит числа независимых компонентов более чем на два. Это правило следует из того, что число независимых параметров не может превосходить числа ур-ний для их определения при равновесии фаз.

Для построения термодинамич. теории, к-рая учитывала бы и поверхностные явления, в вариациях П. т. следует учесть члены, пропорциональные вариации поверхности соприкасающихся фаз. Эти члены пропорциональны поверхностному натяжению s, к-рое имеет смысл вариац. производной любого из П. т. по поверхности.

Метод П. т. применим также и к непрерывным пространственно неоднородным средам. В этом случае П. т. являются функционалами от термодинамич. переменных, а термодинамич. равенства принимают вид ур-ний в функциональных производных.

Лит.: Ваальс И. Д. вам дер, Констамм Ф., Курс термостатики, ч. 1. Общая термостатика, пер. с нем., М., 1936; Мюнстер А., Химическая термодинамика, пер. с нем., М., 1971; Гиббс Д ж. В., Термодинамика. Статистическая механика, пер. с англ., М., 1982; Новиков И. И., Термодинамика, М., 1984. Д. Н. Зубарев .

Термодинамические потенциалы, Щука, с.36

Термодинамические потенциалы, Щука, с.36

Для изолированных систем это соотношение равноценно классиче­ской формулировке, что энтропия никогда не может уменьшаться. Та­кой вывод сделал Нобелевский лауреат И. Р. Пригожий, анализируя открытые системы. Он же выдвинул принцип, согласно которому не­равновесность может служить источником упорядоченности .

Третье начало термодинамики описывает состояние системы вблизи абсолютного нуля. В соответствии с третьим началом термоди­намики уста­навливает начало отсчета энтропии и фиксация ее для любой системы. При Т  0 обращаются в нуль коэффициент теплово­го расширения, теплоемкость любого процесса. Это позволяет сделать вывод, что при абсолютном нуле температуры любые изменения со­стояния происходят без изменения энтропии. Это утверждение назы­вают теоремой Нобелевского лауреата В. Г. Нернста, или третьим на­чалом термодинамики.

Третье начало термодинамики гласит :

абсолютный ноль принципиально недостижим потому, что при T = 0 и S = 0.

Если бы существовало тело с температурой, равной нулю, то можно было бы построить вечный двигатель второго рода, что противоречит второму началу термо­динамики.

Модификация третьего начала тер­модинамики для расчета химического равновесия в системе сформули­рована лауреатом Нобелевской премии М. Планком таким образом.

Постулат Планка : при абсолютном нуле температуры энтро­пия принимает значение S 0 , не зависящее от давления, агрегатного состояния, а также других характеристик вещества. Эту величину можно положить равной нулю, или S 0 = 0.

В соответствии со статистической теорией величина энтропии вы­ражается как S = ln, где  – постоянная Больцмана,  – стати­стический вес, или термоди­на­мическая вероятность макросостояний. Его также называют -потенциалом. Под статистическим весом бу­дем понимать число микросостояний, при помощи которых реализу­ется данное макросостояние. Энтропия идеального кристалла при T = 0 К, при условии  = 1, или в том случае, когда макросостояние может быть осуществ­лено единственным микросостоянием, равна ну­лю. Во всех остальных случаях величина энтропии при абсолютном нуле должна быть больше нуля.

3.3. Термодинамические потенциалы

Термодинамические потенциалы представляют собой функции определенных наборов термодинамических параметров, позволяю­щие находить все термодина­мические характеристики системы как функции этих же параметров .

Термодинамические потенциалы полностью определяют термо­динамическое состояние системы, а путем дифференцирования и интегрирования можно вычис­лить любые параметры системы.

К основным термодинамическим потенциалам относятся следую­щие функции.

1. Внутренняя энергия U , являющаяся функцией независимых переменных:

энтропии S ,

объема V ,

числа частиц N ,

обобщенных ко­ординат x i

или U = U (S , V , N, x i ).

2. Свободная энергия Гельмгольца F является функцией темпе­ратуры T , объема V , числа частиц N , обобщенной координаты x i так, что F = F (T , V , N , x t ).

3. Термодинамический потенциал Гиббса G = G (T , p , N , x i ).

4. Энтальпия H = H (S , P, N , x i ).

5. Термодинамический потенциал , для которого независимыми перемен­ны­ми являются температура Т, объем V , химический потен­циал x ,  =  (T , V , N , x i ).

Существуют классические соотношения между термодинамиче­скими потенциалами:

U = F + TS = H – PV ,

F = U – TS = H – TS – PV ,

H = U + PV = F + TS + PV ,

G = U – TS + PV = F + PV = H – TS ,

 = U – TS – V = F – N = H – TS – N , (3.12)

U = G + TS – PV =  + TS + N ,

F = G – PV =  + N ,

H = G + TS =  + TS + N ,

G =  + PV + N ,

 = G – PV – N .

Существование термодинамических потенциалов являются след­ствием первого и второго начал термодинамики и показывают, что внутренняя энергия системы U зависит только от состояния систе­мы. Внутренняя энергия системы зависит от полного набора мак­роскопических параметров, но не зависит от способа достижения этого состояния. Запишем внутреннюю энергию в дифференциаль­ном виде

dU = TdS – PdV – X i dx i + dN ,

T = (U /S ) V, N, x = const ,

P = –(U /V ) S, N, x = const ,

 = (U /N ) S, N, x = const .

Аналогично можно записать

dF = – SdT –PdV – X t dx t + dN,

dH = TdS + VdP – X t dx t + dN,

dG = – SdT + VdP – X i dx i + dN,

d  = – SdT –PdV – X t dx t – NdN,

S = – (F /T ) V ; P = –(F /V ) T ; T = (U /S ) V ; V = (U /P ) T ;

S = – (G /T ) P ; V = (G /P ) S ; T = (H /S ;); P = – (U /V ) S

S = – (F /T ); N = – (F /);  = (F /N ); X = – (U /x ).

Эти уравнения имеют место для равновесных процессов. Обратим внимание на термодинамический изобарно-изотермиче­ский потенциал G , называемый свобод­ной энергией Гиббса ,

G = U – TS + PV = H –TS , (3.13)

и изохорно-изотермический потенциал

F = U – TS, (3.14)

который получил название свободная энергия Гельмгольца.

В химических реакциях, протекающих при постоянном давлении и температуре,

G = U – T S + P V = N , (3.15)

где  – химический потенциал.

Под химическим потенциалом некоторого компонента системы  i будем понимать частную производную от любого из термодина­мических потенциалов по количеству этого компонента при посто­янных значениях остальных термодинамических переменных.

Химический потенциал можно определить и как величину, опре­деляющую изменение энергии системы при добавлении одной час­тицы вещества, например,

 i = (U /N ) S , V = cost , или G =  i N i .

Из последнего уравнения следует, что  = G / N i , то есть  пред­ставляет собой энергию Гиббса, отнесенную к одной частице. Хими­ческий потенциал измеряют в Дж/моль.

Омега-потенциал  выражается через большую статистическую сумму Z как

 = – T lnZ , (3.16)

Где [суммирование по N и k (N )]:

Z =   ехр[(N – E k (N ))/T ].

Все расчеты в термодинамике основываются на использовании функций состояния, называемых термодинамическими потенциалами. Каждому набору независимых параметров соответствует свой термодинамический потенциал. Изменения потенциалов, происходящие в ходе каких-либо процессов, определяют либо совершаемую систолой работу, либо получаемое системой тепло.

При рассмотрении термодинамических потенциалов мы будем пользоваться соотношением (103.22), представив его в виде

Знак равенства относится к обратимым, знак неравенства - к нет обратимым процессам.

Термодинамические потенциалы являются функциями состояния. Поэтому приращение любого из потенциалов равно полному дифференциалу функции, которой он выражается. Полный дифференциал функции переменных и у определяется выражением

Поэтому, если в ходе преобразований мы получим для приращения некоторой величины выражение вида

можно утверждать, что эта величина является функцией параметров , причем функции представляют собой частные производные функции

Внутренняя энергия. С одним из термодинамических потенциалов мы уже хорошо знакомы. Это - внутренняя энергия системы. Выражение первого начала для обратимого процесса можно представить в виде

(109.4)

Сравнение с (109.2) показывает, что в качестве так называемых, естественных переменных для потенциала V выступают переменные S и V. Из (109.3) следует, что

Из соотношения следует, что в случае, - когда тело не обменивается теплом с внешней средой, совершаемая им работа равна

или в интегральной форме:

Таким образом, при отсутствии теплообмена с внешней средой работа равна убыли внутренней энергии тела.

При, постоянном объеме

Следовательно, - теплоемкость при постоянном объеме равна

(109.8)

Свободная знергия. Согласно (109.4) работа производимая теплом при обратимом изотермическом процессе, может быть представлена в виде

Функцию состояния

(109.10)

называются свободной энергией тела.

В соответствии с формулам» (109.9) и (109.10) при обратимом изотермическом процессе работа равна убыли свободной энергии тела:

Сравнение с формулой (109.6) показывает, что при изотермических процессах свободная энергия играет такую же роль, как внутренняя энергия при адиабатических процессах.

Заметам, что формула (109.6) справедлива как при обратимых, так и при необратимых процессах. Формула же (109.12) справедлива только для обратимых процессов. При необратимых процессах (см. ). Подставив это неравенство в соотношение легко получить, что при необратимых изотермических процессах

Следовательно, убыль свободной энергии определяет верхний предел количества работы, которую может совершить система при изотермическом процессе.

Возьмем дифференциал от функции (109.10). Приняв во внимание (109.4) получим:

Из сравнения с (109.2) заключаем, что естественными переменными для свободной энергии являются Т и V. В соответствии с (109.3)

Заменим: в (109.1) dQ через и разделим получившееся соотношение на ( - время). В результате получим, что

Если температура и объем остаются постоянными, то соотношение (109.16) может быть преобразовано к виду

Из этой формулы следует, что необратимый процесс, протекающий при постоянных температуре и объема, сопровождается уменьшением свободной энергии тела. По достижении равновесия F перестает меняться со временем. Таким образом; при неизменных Т и V равновесным является состояние, для которого свободная энергия минимальна.

Энтальпия. Если процесс «происходит при постоянном давлении, то количество получаемого телом тепла можно представить следующим образом:

Функцию состояния

называют энтальпией или тепловой функцией.

Из (109.18) и (109.19) вытекает, что количество тепла, получаемого телом в ходе изобатического процесса, равно

или в интегральной форме

Следовательно, в случае, когда давление остается постоянным, количество получаемого телом тепла равно приращению энтальпии. Дифференцирование выражения (109.19) с учетом (109.4) дает

Отсюда заключаем. энтальпия есть термодинамический потенциал в переменных Его частные производные равны

Метод термодинамических потенциалов или метод характеристических функций был развит Гиббсом. Это аналитический метод, базирующейся на использовании основного уравнения термодинамики для квазистатических процессов .

Идея метода состоит в том, что основное уравнение термодинамики позволяет для системы в различных условиях ввести некоторые функции состояния, называемые термодинамическими потенциалами, изменение которых при изменении состояния является полным дифференциалом; пользуясь этим можно составить уравнения, необходимые для анализа того или иного явления.

Рассмотрим простые системы. В этом случае для квазистатических процессов основное уравнение ТД имеет вид для закрытой системы.

Как изменится это уравнение, если будет меняться число частиц? Внутренняя энергия и энтропия пропорциональны числу частиц в системе: ~, ~, следовательно ~, ~и уравнение будет иметь вид для открытой системы, где
- химический потенциал будет обобщенной силой для независимой переменной числа частиц в системе.

Это уравнение связывает пять величин, две из которых являются функциями состояния: . Само же состояние простой системы определяется двумя параметрами. Поэтому, выбирая из пяти названных величин две в качестве независимых переменных, мы получаем, что основное уравнение содержит еще три неизвестные функции. Для их определения необходимо к основному уравнению добавить еще два уравнения, которыми могут быть термическое и калорическое уравнения состояния: , , если в качестве независимых параметров выбраны .

Однако определение этих трех неизвестных величин упрощается с введением термодинамических потенциалов.

Выразим из основного уравнения : для закрытой системы
или для открытой системы

Мы видим, что приращение внутренней энергии полностью определяется приращением энтропии и приращением объема, т.о. если мы в качестве независимых переменных выберем или для открытой системы, то для определения других трех переменных нам нужно знать лишь одно уравнение для внутренней энергии как функции или как функции .

Так, зная зависимость , можно с помощью основного ТД тождества простым дифференцированием (взяв первые производные) определить обе другие термические переменные:

Если взять вторые производные от , то можно определить калорические свойства системы: и - адиабатический модуль упругости системы (определяет изменение давления \ упругости \ на единицу изменения объема и представляет собой обратную величину коэффициента сжимаемости):

Учитывая, что - полный дифференциал, и приравнивая смешанные производные , находим соотношение между двумя свойствами системы – изменение температуры при ее адиабатическом расширении и изменение давления при изохорическом сообщении теплоты системе:

Таким образом, внутренняя энергия как функция переменных , является характеристической функцией. Ее первые производные определяют термические свойства системы, вторые – калорические свойства системы, смешанные - соотношения между другими свойствами системы. Установление таких связей и составляет содержание метода ТД потенциалов. А является одним из множества ТД потенциалов.

Мы можем найти выражение для ТД потенциалов, его явный, только для 2-х систем, одной из которых является идеальный газ, другой равновесное излучение, т.к. для них известны и уравнения состояния и внутренняя энергия как функция параметров. Для всех других систем ТД потенциалы находятся или из опыта, или методами статистической физики, и потом с помощью полученных ТД соотношений определяют уравнения состояния и другие свойства. Для газов ТД функции чаще всего вычисляются методами статистической физики, для жидкостей и твердых тел они обычно находятся экспериментально с помощью калорических определений теплоемкости.

Получим выражение для внутренней энергии идеального газа, как ТД потенциала, т.е. как функции :

Для идеального газа , внутренняя энергия зависит только от ,
с другой стороны энтропия идеального газа зависит от : . Выразим из второго уравнения и подставим в первое уравнение:

Прологарифмируем

Учтем, что

Преобразуя второй множитель, получим:

Подставим полученное выражение в первое уравнение и получим ТД потенциал внутренняя энергия: .

Внутренняя энергия в качестве ТД потенциала с практической точки зрения неудобна тем, что одна из ее независимых переменных энтропия непосредственно, подобно величинам , не может быть измерена.

Рассмотрим другие ТД потенциалы, преобразуем основное термодинамическое тождество, так чтобы в него входили дифференциалы и .

Мы видим, что ТД функция энтальпия является ТД потенциалом при независимых переменных , поскольку производные от этой функции даю остальные характеристики системы.

Калорические и адиабатический модуль упругости ;

дают вторые производные.

Связь двух свойств системы, а именно, адиабатического изменения температуры при изменении давления и изобарического изменения объема при сообщении системе теплоты получим, рассчитав смешанные производные:

Рассмотрим ТД потенциал, в независимых переменных, удобных для измерения. Преобразуем основное ТД тождество, так чтобы в него входили дифференциалы и .

Мы видим, что ТД функция свободная энергия или функция Гельмгольца является ТД потенциалом при независимых переменных , поскольку производные от этой функции даю остальные характеристики системы.

Термические , дают первые производные.

Калорические теплоемкость и коэффициент сжимаемости - вторые производные:

Отсюда следует ;

Отсюда следует .

Смешанные производные устанавливают связь между двумя свойствами системы – изменением энтропии при ее изотермическом расширении и изменением давления при изохорическом нагревании:

Рассмотрим еще одну функцию, с другим набором переменных, удобных для измерения. Преобразуем основное ТД тождество, так чтобы в него входили дифференциалы и .

ТД функция называется потенциалом Гиббса, свободная энергия Гиббса является ТД потенциалом при независимых переменных , поскольку производные от этой функции даю остальные характеристики системы.

Термические , , позволяющие зная явный вид функции найти термическое уравнение состояния системы.

Калорические теплоемкость и коэффициент сжимаемости :

Отсюда следует ;

Отсюда следует .

Смешанные производные устанавливают связь между двумя свойствами системы –

изменением энтропии при ее изотермическом изменении давления и изменением объема при изобарическом нагревании:

Как видим, в общем случае, термодинамические потенциалы есть функции трех переменных для открытых однокомпонентных систем и функциями всего двух переменных для закрытых систем . Каждый ТД потенциал содержит в себе полностью все характеристики системы. и; из и выражения получим для .

Метод ТД потенциалов и метод циклов – два метода применяемых в ТД для исследования физических явлений.