Термодинамические потенциалы

Материал из Википедии — свободной энциклопедии

Термодинамические потенциалы

Статья является частью серии «Термодинамика».
Внутренняя энергия
Энтальпия
Свободная энергия Гельмгольца
Энергия Гиббса
Большой термодинамический потенциал (Ω)
Разделы термодинамики
Начала термодинамики
Уравнение состояния
Термодинамические величины
Термодинамические потенциалы
Термодинамические циклы
Фазовые переходы
править

Термодинами́ческие потенциа́лы (термодинамические функции) — функции основных макроскопических параметров (температура, давление, энтропия и т.д.) термодинамической системы, характеризующие её состояние:

Термин был введён Пьером Дюгемом, Гиббс в своих работах использовал термин «фундаментальные функции».

Содержание

1 Определения (для систем с постоянным числом частиц)
2 Термодинамические потенциалы и максимальная работа
3 Каноническое уравнение состояния
4 Метод термодинамических потенциалов. Соотношения Максвелла
5 Системы с переменным числом частиц. Большой термодинамический потенциал
6 Потенциалы и термодинамическое равновесие
7 Литература

[править] Определения (для систем с постоянным числом частиц)

Внутренняя энергия определяется в соответствии с первым началом термодинамики как разность между количеством теплоты, сообщенным системе, и работой, совершенной системой над внешними телами:
- $\,\!U=Q - A$ .

Энтальпия определяется следующим образом:
- $\,\!H=U + PV$ , где $P$ — давление, а $\! V$ — объем.

Поскольку в изобарном процессе работа равна $\! P \Delta V$ , приращение энтальпии в квазистатическом изобарном процессе равно количеству теплоты, полученному системой.

Свободная энергия Гельмгольца (также просто свободная энергия):
- $\,\!F = U - TS$ , где $\! T$ — температура и $\! S$ — энтропия.

Поскольку в изотермическом процессе количество теплоты, полученное системой, равно $\! T \Delta S$ , то убыль свободной энергии в квазистатическом изотермическом процессе равна работе, совершённой системой над внешними телами.

Потенциал Гиббса (также энергия Гиббса, термодинамический потенциал, свободная энергия Гиббса и даже просто свободная энергия — что может привести к смешиванию потенциала Гиббса со свободной энергией Гельмгольца):
- $\,\!G = H - TS = F + PV = U+PV-TS$ .

Свободная энергия Гельмгольца более важна в физике, в то время как потенциал Гиббса чаще используется в химии и физической химии.

Все определения, данные выше, применимы к системам с постоянным числом частиц. Случай системы с переменным числом частиц будет рассмотрен отдельно.

[править] Термодинамические потенциалы и максимальная работа

Внутренняя энергия представляет собой полную энергию системы. Однако, второе начало термодинамики запрещает превратить всю внутреннюю энергию в работу.

Можно показать, что максимальная полная работа (как над средой, так и над внешними телами), которая может быть получена от системы в изотермическом процессе, равна убыли свободной энергии Гельмгольца в этом процессе:

$\,\!A^f_{max}=-\Delta F$ , где $F$ — свободная энергия Гельмгольца.

В этом смысле $F$ представляет собой свободную энергию, допускающую преобразование в работу. Оставшуюся часть внутренней энергии может быть названа связанной.

В некоторых приложениях приходится различать полную и полезную работу. Последняя представляет собой работу системы над внешними телами, исключая среду, в которую она погружена. Максимальная полезная работа системы равна

$\,\!A^u_{max}=-\Delta G$ , где $G$ — энергия Гиббса.

В этом смысле энергия Гиббса также является свободной.

[править] Каноническое уравнение состояния

Задание термодинамического потеницала некоторой системы в определенной форме эквивалентно заданию уравнения состояния этой системы.

Соответствующие дифференциалы термодинамических потенциалов:

для внутренней энергии: $\! dU=\delta Q - \delta A=T dS - P dV$ ,
для энтальпии: $\! dH=dU+d(PV)=T dS - P dV + P dV + V dP = T dS + V dP$ ,
для свободной энергии Гельмгольца: $\! d F = dU - d(TS) = T dS - P dV - T dS - S dT = -P dV - S dT$ ,
для потенциала Гиббса: $\! d G = dH - d(TS) = T dS + V dP - T dS - S dT = V dP - S dT$ .

Эти выражения математически можно рассматривать как полные дифференциалы функций двух соответствующих независимых переменных. Поэтому естественно рассматривать термодинамические потенциалы как функции:

$\,\!U=U(S,V)$ ,
$\,\!H=H(S,P)$ ,
$\,\!F = F (T,V)$ ,
$\,\!G = G (T,P)$ .

Задание любой из этих четырех зависимостей - то есть конкретизация вида функций $\! U(S,V)$ , $\! H(S,P)$ , $\! F(T,V)$ , $\! G(T,P)$ - позволяет получить всю информацию о свойствах системы. Так, например, если нам задана внутренняя энергия $\! U$ как функция энтропии $\! S$ и объема $\! V$ , оставшиеся параметры могут быть получены дифференцированием:

$\,\!T={\left(\frac{\partial U}{\partial S}\right)}_V$ ,
$\,\!P=-{\left(\frac{\partial U}{\partial V}\right)}_S$ , здесь значки $V$ и $S$ указывают вторую переменную, от которой зависит функция.

Эти равенства становятся очевидными, если учесть, что $\! dU = T dS - P dV$ .

Задание одного из термодинамических потенциалов как функции соответствующих переменных, как записано выше, представляет собой каноническое уравнение состояния системы. Как и другие уравнения состояния, оно справедливо лишь для состояний термодинамического равновесия. В неравновесных состояниях эти зависимости могут не выполняться.

[править] Метод термодинамических потенциалов. Соотношения Максвелла

Метод термодинамических потенциалов помогает преобразовывать выражения, в которые входят основные термодинамические переменные и тем самым выражать такие «труднонаблюдаемые» величины, как количество теплоты, энтропию, внутреннюю энергию через измеряемые величины - температуру, давление и объём и их производные.

Рассмотрим опять выражение для полного дифференциала внутренней энергии:

$\,\!dU = T dS - P dV$ .

Известно, что при некритичных для физики условиях смешанные производные не зависят от порядка дифференцирования, то есть

$\,\!\frac{\partial U}{\partial V \partial S}=\frac{\partial U}{\partial S \partial V}$ .

Но $\,\!{\left(\frac{\partial U}{\partial V}\right)}_S=-P$ и $\,\!{\left(\frac{\partial U}{\partial S}\right)}_V=T$ , поэтому

$\,\!{\left(\frac{\partial P}{\partial S}\right)}_V=-{\left(\frac{\partial T}{\partial V}\right)}_S$ .

Рассматривая выражения для других дифференциалов, получаем:

$\,\!{\left(\frac{\partial T}{\partial P}\right)}_S={\left(\frac{\partial V}{\partial S}\right)}_P$ ,
$\,\!{\left(\frac{\partial S}{\partial V}\right)}_T={\left(\frac{\partial P}{\partial T}\right)}_V$ ,
$\,\!{\left(\frac{\partial S}{\partial P}\right)}_T=-{\left(\frac{\partial V}{\partial T}\right)}_P$ .

Эти соотношения называются соотношениями Максвелла.

[править] Системы с переменным числом частиц. Большой термодинамический потенциал

Химический потенциал ( $μ$ ) компонента определяется как энергия, которую необходимо затратить для того, чтобы добавить в систему бесконечно малое молярное количество этого компонента. Тогда выражения для дифференциалов термодинамических потенциалов могут быть записаны так:

$\,\!dU = T dS - P dV + \mu dN$ ,
$\,\!dH = T dS + V dP + \mu dN$ ,
$\,\!d F = -S dT - P dV + \mu dN$ ,
$\,\!d G = -S dT + V dP + \mu dN$ .

Поскольку термодинамические потенциалы должны быть аддитивными, канонические уравнения состояния принимают такой вид (с учётом того, что S и V — аддитивные величины, а T и P — нет):

$\,\!U=U(S,V,N)=N f(\frac{S}{N},\frac{V}{N})$ ,
$\,\!H=H(S,P,N)=N f(\frac{S}{N},P)$ ,
$\,\!F = F (T,V,N)= N f(T,\frac{V}{N})$ ,
$\,\!G = G (T,P,N)= N f(T,P)$ .

И, поскольку $\,\!\frac{d G}{dN}=\mu$ , из последнего выражения следует, что

$\,\!G = N \mu$ ,

то есть химический потенциал — это удельный потенциал Гиббса (на одну частицу).

Для большого канонического ансамбля (т.е. для статистического ансамбля состояний системы с переменным числом частиц и равновесным химическим потенциалом) может быть определён большой термодинамический потенциал, связывающий свободную энергию с химическим потенциалом:

$\,\!\Omega = F- \mu N = -PV$ ;
$\,\!d \Omega = -S dT - N d \mu$ (при постоянном объеме).

[править] Потенциалы и термодинамическое равновесие

В состоянии равновесия зависимость термодинамических потенциалов от соответствующих переменных определяется каноническим уравнением состояния этой системы. Однако, в состояниях, отличных от равновесного, эти соотношения теряют силу. Тем не менее, для неравновесных состояний термодинамические потенциалы также существуют.

Таким образом, при фиксированных значениях своих переменных потенциал может принимать различные значения, одно из которых соответствует состоянию термодинамического равновесия.

Можно показать, что в состоянии термодинамического равновесия соответствующее значение потенциала минимально. Поэтому равновесие является устойчивым.

Нижеприведённая таблица показывает, минимуму какого потенциала соответствует состояние устойчивого равновесия системы с заданными фиксированными параметрами.

фиксированные параметры	термодинамический потенциал
S,V,N	внутренняя энергия
S,P,N	энтальпия
T,V,N	свободная энергия Гельмгольца
T,P,N	потенциал Гиббса
T,V, $μ$	большой термодинамический потенциал

[править] Литература

Сивухин Д.В. Общий курс физики, т.2. — М.: Наука, 1975.
Л.Д. Ландау, Е.М. Лифшиц. Статистическая физика, ч.1. — М.: Наука, 1976.

Категория: Термодинамика

Термодинамические потенциалы

Материал из Википедии — свободной энциклопедии

Содержание

[править] Определения (для систем с постоянным числом частиц)

[править] Термодинамические потенциалы и максимальная работа

[править] Каноническое уравнение состояния

[править] Метод термодинамических потенциалов. Соотношения Максвелла

[править] Системы с переменным числом частиц. Большой термодинамический потенциал

[править] Потенциалы и термодинамическое равновесие

[править] Литература

Views

Навигация

Участие

Поиск

На других языках