ПОИСК Статьи Чертежи Таблицы Предисловие ко второму изданию из "Термодинамика и статистическая физика Т.2 Изд.2 " Предлагаемое вниманию читателей новое трехтомное издание курса по термодинамике и статистической физике представляет собой полностью переработанный материал двух книг, вышедших в издательстве МГУ в 1987 и 1991 гг. И. А. Квасников. Термодинамика и статистическая физика. Теория неравновесных систем (М. Изд-во МГУ, 1987. 560 с.) и Й.А. Квасников. Термодинамика и статистическая физика. Теория равновесных систем (М. Изд-во МГУ, 1991. 800 с.). [c.5] Признавая целесообразность такого решения, следует отметить, что с точки зрения идейных позиций, установившихся в XX веке, такое разделение, мягко говоря, неестественно, так как макроскопическая теория представляет собой неотделимую от статистической физики науку. Хотя она и является предтечей последней и первоначально развивалась как бы автономно, общность исходных положений и задач теории, использование макроскопических понятий в микроскопической теории и проникновение микроскопических представлений о природе теплового движения в макроскопическую термодинамику делает по крайней мере равновесную теорию единым теоретическим разделом современной физики. [c.5] В 1992 году Ученый совет Московского государственного университета расширил тематику присуждаемых Ломоносовских премий, включив в состав.претендентов также и авторов учебных пособий. Первое издание двухтомного курса по термодинамике и статистической физике стало первым учебным пособием, удостоенным этой премии с формулировкой за создание уникального курса лекций и учебного пособия по статистической физике и термодинамике . Небольшой по тем временам тираж, а также постоянный читательский спрос превратили пособие в букинистическую редкость, что и повлияло на возникновение идеи о его переиздании. [c.5] Автор также выражает признательность сотрудникам издательства, успешно доработавшим представленный материал, который и предлагается теперь вниманию заинтересованных читателей. [c.5] Предлагаемый читателю второй том учебного пособия по термодинамике и статистической физике (который было бы правильнее назвать статистической механикой равновесных систем), как в этом можно убедиться уже после беглого ознакомления с приведенным выше оглавлением данной книги, непосредственно связан с материалом первого тома (квазистатическая термодинамическая теория), являясь его непосредственным развитием на микроскопическом уровне теоретического рассмотрения. [c.7] Именно эта часть статистической теории является в теоретическом отношении наиболее разработанной и идейно завершенной. Она же имеет свое естественное развитие в область квантовой статистики неидеальных систем (обогащенной во второй половине XX века достаточно мощными методами квантовой теории поля), материал которой в профамму общего курса для студентов 4-го года обучения на физическом факультете МГУ не входит, так как предназначен уже для слушателей теоретических специальностей старших курсов (уже владеющих упомянутыми выше методами). [c.7] Чтобы сохранить общий стиль учебного пособия и не делать многочисленных и частых ссылок на материал первого тома, остановимся на основных общих мо-, ментах термодинамической теории, сохраняющих свое основополагающее значение и на уровне статистической механики (т. е. на уровне микроскопической теории) и поэтому необходимых нам при переходе к формулировке ее основных положений. [c.7] Прежде всего, это представление об объекте исследования данного раздела теоретической физики — о так называемой статистической (или термодинамической) системе. [c.7] Напомним основные признаки, основные качества, обязательные свойства рассматриваемых нами систем, которые в совокупности определяют то, что мы называем термодинамическими (или статистическими) системами. [c.8] Необходимо отметить два важных свойства состояния термодинамического равновесия. [c.8] Для разных, не совпадающих друг с другом состояний термодинамического равновесия эта эмпирическая температура имеет соответственно разные значения, и. устанавливающаяся зависимость макроскопических параметров системы, например, для газовой системы — давления р и объема V от величины этой температуры V (PI V) = 0 образует так называемое уравнение состояния, индивидуальное для каждой из находящихся в Состоянии равновесия друг с другом систем. [c.9] Примерами величин первого класса прежде всего являются число частиц в системе, ЛГ,+2 = N N1, ее объем, У +2 = VI -(- У2, а также такие величины, как полная энергия системы , ее теплоемкость С и т.д. Примерами величин нулевого класса являются температура системы 0, давления р, в пространственно однородной системе, химический потенциал, а также все удельные вдличины аддитивных характеристик удельная энергия е = /N (в среднем на частицу системы), удельная теплоемкость с = /N и т. д. В аппарате квазистатической термодинамики и соответственно в равновесной статистической физике макроскопических величин иных классов аддитивности просто нет. [c.9] Мы используем стандартные обозначения 6Q — количество тепла, поглощенное системой при квазистатическом изменении ее энтропии 5 — 5 + dS, 6W = pdV - -Ada — работа, производимая системой при квазистатическом изменении объема V и параметров а, У — У -t-dV, а — a-t-da, ц — химический потенциал и т.д. в = кТ — абсолютная температура в энергетических единицах, что освобождает нас от сомнений по поводу выбора фадусов используемого для ее измерения термометра (если Г — температура по Кельвину в фадусах Цельсия, то коэффициент к, называемый постоянной Больцмана, равен к = 1,32- 10 эрг/град), энфопия 5 при таком выборе единиц безразмерна. [c.10] Переходным элементом от макроскопической термодинамики к микроскопической теории являются термодинамические потенциалы, введенные в обиход Гиббсом еще 1873-1876 годах. Не повторяя этот материал в полном объеме, свяжем основные используемые в статистической физике потенциалы со способом выделения рассматриваемой системы из окружающего ее мира, или, что то же самое, с выбором того или иного набора параметров, характеризующих данное равновесное состояние системы N тел. [c.11] Отметим также автоматически следующее из аддитивных свойств потенциала П весьма полезное соотношение П = -рУ. [c.12] Заканчивая вводную часть, посвященную напоминанию необходимых нам в дальнейшем сведений из макроскопической теории (см. более полно том 1) заметим, что термодинамические потенциалы по отношению к равновесным состояниям системы обладают характерными экстремальными свойствами, вытекающими из 2-й, неравновесной части II начала и 0-го начала термодинамики. Именно, если, к примеру, зафиксированы параметры V, — изолированная система, то равновесное значение энтропии 5 = 3( , V, Н) соответствует ее максимальному значению для данной системы с этими фиксированными параметрами. Если заданы переменные в,У,М), в,У,р) или в,p,N) — системы в термостате, выделенные непроницательными для частиц неподвижными стенками, воображаемыми стенками, то равновесным значениям соответственно V, N), С1(0, V, р) или С в, р, М) соответствуют минимальные величины этих термодинамических потенциалов. Таким образом, любые вариации параметров первоначально равновесной системы, не нарушающие условия заданности величин ( , V, ), приводят к уменьшению энтропии, при фиксированных величинах (0, V, ЛГ), (0, V, ц) или в, p,N) — к увеличению свободной энергии, потенциала омега или потенциала Гиббса. Поэтому при постановке вариационных задач, выявляющих условия равновесия и устойчивости состояний термодинамической системы, вариации соответствующих потенциалов производятся по тем параметрам системы, которые при указанных выше фиксированных условиях могут принимать неравновесные значения. Это могут быть, например величины плотности, температуры и т. д. в отдельных частях системы, количества веществ в разных фазах, химический состав системы и т.д., включая искусственные или воображаемые перегородки внутри системы и т. п. [c.12] Вернуться к основной статье