Термодинамика диэлектриков

ТЕРМОДИНАМИКА ДИЭЛЕКТРИКОВ И МАГНЕТИКОВ [c.187]

Термодинамика диэлектриков и магнетиков [c.129]

Эти выражения представляют собой основу термодинамики диэлектриков (и при соответствующей замене электрических величин магнитными — магнетиков). [c.132]

В настоящее время, когда бурно развивается целый ряд новых областей техники, трудно представить себе современный курс технической термодинамики без изложения таких разделов, кг.х термодинамика диэлектриков, магнетиков, сверхпроводников, а также без рассмотрения особенностей термодинамики систем, находяш,ихся в гравитационном поле, в невесомости и т. п. Между тем ограниченный объем обычных учебников и учебных пособий по технической термодинамике, как правило, лишает авторов возможности сколько-нибудь подробно изложить эти важные вопросы. Именно поэтому было решено посвятить этим вопросам специальную книгу. [c.3]

Работа, определяемая формулой (16.1), есть полная работа источников поля, которая расходуется как на изменение поля Е, созданного этими источниками совместно со связанными зарядами диэлектрика, так и на поляризацию диэлектрика. Из (16.1) следует, что для перехода от формул термодинамики газов к формулам термодинамики диэлектриков надо сделать замену [c.80]

Стандартная замена для перехода от формул термодинамики газов к термодинамике диэлектриков имеет теперь вид [c.81]

Основные уравнения термодинамики для диэлектриков и магнетиков. Известно, что элементарная работа, отнесенная к объему диэлектрика и совершаемая при движении зарядов, создающих в нем поле, равна [c.187]

Поэтому основное уравнение термодинамики для диэлектрика в электрическом поле будет [c.189]

Пользуясь каким-либо из основных уравнений термодинамики для диэлектриков (10.18)- (10.21), легко получить выражения для дифференциалов термодинамических потенциалов. Так, из уравнения (10.18) имеем [c.190]

Из основного уравнения термодинамики для диэлектриков [см. (10.21)] при независимой (электрической) переменной Е получаем [c.192]

В термодинамике работа считается положительной, если она совершается системой над внешними телами. Поэтому работа внешних источников при создании электрического поля в диэлектрике и работа диэлектрика при этом имеют разные знаки. [c.290]

Книга посвящена термодинамике систем, совершающих, помимо работы расширения, другие виды работы диэлектриков в злектриче-ском поле, магнетиков в магнитном поле, сверхпроводников, упругих систем, систем в гравитационном поле н в невесомости, гальванических элементов. Рассмотрены также некоторые вопросы термодинамики излучения и поверхностных явлений. [c.2]

Первое издание книги вышло в 1970 г. Второе издание дополнено рядом новых разделов, касающихся термодинамики магнетиков, диэлектриков, гальванических элементов и других систем. [c.2]

Таким образом, имеется некоторое сходство в зависимости восприимчивости от температуры между термодинамикой полярных диэлектриков и парамагнетиков, с одной стороны, и термодинамикой неполярных диэлектриков и диамагнетиков, с другой стороны. В то же время существенное отличие между электрическими и магнитными явлениями заключается в том, что электрическая восприимчивость х е для любых диэлектриков положительна, в то время как магнитная восприимчивость диамагнетиков отрицательна. [c.82]

Механическая работа,-однако, не является единственно возможной в термодинамике. Так, например, если система является диэлектриком или магнетиком и находится в электрическом или магнитном поле, то работа будет состоять в переносе электрического заряда или в намагничивании системы. Объем системы в обоих этих случаях остается практически постоянным. [c.9]

Полупроводники, как и металлы, характеризуются частично заполненными энергетическими зонами. Однако в металлах степень заполнения настолько велика, что при решении задач статистической термодинамики или теории переноса должна быть использована квантовая статистика вырожденная, или фермиев-ская). Ниже уровня Ферми лежат одна или более зон, так что даже при абсолютном нуле температуры металл остается проводником (во многих случаях при низких температурах возникает состояние сверхпроводимости). Напротив, степень заполнения энергетических зон полупроводников может быть столь малой, что в задачах равновесной статистической термодинамики (см. задачу 16.5) или теории переноса превосходным первым приближением может служить классическая статистика. В этом случае уровень Ферми лежит внутри запрещенной зоны, так что при температуре, равной абсолютному нулю, все зоны либо полностью заполнены, либо совершенно пусты поэтому при температуре О К вещество является диэлектриком. [c.489]

И В ЭТОМ последнем случае (см. [1], 62), можно утверждать следующее. При указанных условиях (1.32)—(1-34) функция и (ш) не принимает вещественных значений ни в какой точке верхней полуплоскости, за исключением точек мнимой оси. На этой оси и (ш) монотонно убывает от некоторого значения и> 1 (диэлектрики) или и — оо (металлы) при (1) = ш" = 0 до значения и = 1 при ш — оо. Отсюда следует, в частности, что функция и не имеет нулей в верхней полуплоскости. Функция и не имеет нулей и на вещественной оси (см. исходные неравенства (1.32) и (1.33) в точке (0 = 0 для диэлектриков е"у((о) = 0, но и в этом случае и = ((о = 0) а > 1, как это следует из термодинамики, см. [1], 14). [c.47]

Задача 11. Написать дифференциальное выражение для I и II начал термодинамики для единицы объема изотропного диэлектрика, используя полученные в предыдущей задаче варианты выбора параметра. [c.158]

Задача 40. С помощью теоремы Карно и I начала термодинамики получить выражение для изменения внутренней энергии единицы объема изотропного диэлектрика, связанного с включением электростатического поля Е. [c.190]

Записать первое начало термодинамики для единицы объема непроводящего диэлектрика, помещенного во внешнее постоянное однородное электрическое поле (например, между пластинами конденсатора), предполагая для простоты векторы Е и О параллельными в каждой точке, а удельный объем — постоянным. [c.37]

Введенный вновь материал распределен по всем трем разделам книги. В качестве неполного перечня новых вопросов отметим в ч. I параграфы, посвященные изложению термодинамики диэлектриков и плазмы, парадоксу Гиббса и принципу Нернста, в ч. II — теорию орто- и парамодификаций, теорию тепловой ионизации и диссоциации молекул, дебаевское экранирование, электронный газ в полупроводниках, формулу Найквиста и особенно главу Фазовые переходы , в ч. III — параграфы Безразмерная форма уравнений Боголюбова , Методы решения уравнения Больцмана , параграфы, посвященные затуханию Ландау, кинетическому уравнению для плазмы и проблеме необратимости. Существенно переработана и расширена глава Элементы неравновесной термодинамики , в которой помимо более детального рассмотрения области, близкой к равновесию, введен параграф, посвященный качественному рассмотрению состояний, далеких от равновесия. [c.7]

Формулы термодинамики диэлектриков весьма сходны с формулами термодинамики магнетиков и могут быть получены из соотношений предыдущего параграфа путем замены Н- Е,М- р (формальный характер этого соответствия виден из того, что вектор Е представляет собой истинную усредненную напряженность микрополя, в то время как вектор Н есть некая вспомогательная величина, а истинной усредненной напряженностью магнитного микрополя является индукция В). С помощью этой замены получаем, например, из формулы (15.15) выражение [c.82]

Законы К. м. составляют фундамент наук о строении вещества. Они иозволили выяснить строение электронных оболочек атомов и расшифровать атомные и молекулярные снектры, установить природу хим. связи, объяснить периодич. систему элементов Менделеева, понять строение и свойства атомных ядер. Поскольку свойства макроскопич. тел определяются движением и взаимодействием частиц, из к-рых они состоят, законы К. м. объясняют многие макроскопич. явления, напр. температурную зависимость и величину теплоёмкости макроскопич. систем (газов, твёрдых тел). Законы К. м. лежат в основе теории строения твёрдых тел (металлов, диэлектриков, полупроводников) и её многочисл. техн. приложений. Только на основе К. м. удалось последовательно объяснить магн. свойства веществ а создать теорию ферромагнетизма и антиферромагнетизма. К. м. естеств. образом решила ряд проблем классич. статистич. физики, напр, обосновала теорему Нернста (см. Третье начало термодинамики), разрешила Гиббса парадокс. Важное значение имеют макроскоиич. квантовые эффекты, проявляющиеся, [c.273]

Данные по переходам металл — диэлектрик в сн стеме экситонов пока малочисленны. Поскольку при менимость критерия Мотта предполагает равновесную термодинамику, долгоживущие экситоны в кремнии и германии, по-видимому, являются наиболее удобными объектами" для подобных исследований. Труд ность состоит в том, что при низких температурах экситоны находятся в равновесии с электрон-дырочной жидкостью, так что их плотность ограничена плотностью насыщенного пара . Чтобы повысить последнюю до моттовского значения, приходится работать при более высоких температурах и плотностях вблизи критической области на диаграмме состояния жидкость — газ. [c.150]

Н. Д. Соколову, А. Н. Теренину и др. Достигнутые успехи в значительной мере обусловлены синтезом спектроскопии и других областей физики (статистической теории жидкостей, термодинамики, физики диэлектриков). [c.8]

Лоренц (ЬогеШг) Хендрик Антон (1853-1928) — известный нидерландский физик-теоретик. Окончил Лейденский университет (1872 г.). Научные труды относятся к областям электродинамики, термодинамики, статистической механики, оптики, квантовой теории, атомной физики и др. Создал классическую электронную теорию вещества, базирующуюся на анализе движения дискретных зарядов, и на основе ее, в частности, вывел зависимость диэлектрической проницаемости от плотности диэлектрика (формула Лоренца-Лоренца), дал выражение для силы, действую1цей на движущийся в электромагнитном поле заряд (сила Лоренца), развил теорию дисперсии света. Предсказал явление расщепления спектральных линий в сильном магнитном поле (Нобелевская премия (совместно с П. Зееманом) в 1902 г.). Создал электродинамику движущихся сред. Вывел в 1904 г. формулы, связывающие между собой пространственные координаты и моменты времени одного и того же события в разных инерциальных системах отсчета (преобразование Лоренца). Впервые получил зависимость массы электрона от скорости. Своими работами подготовил переход к квантовой механике и теории относительности. Ряд исследований по кинетической теории газов, кинетике твердых тел, электронной тео рии металлов (1904 г.). [c.261]

Клауаиус ( lausius) Рудольф Юлиус Эмануэль (1822-1888) — немецкий физик, один из основателей термодинамики и молекулярно-кинетической теории теплоты. Дал (одновременно с У. Томсоном) в 1850 г. первую формулировку второго начала термодинамики. Придерживался гипотезы У. Томсона о тепловой смерти Вселенной. Ввел первым понятие энтропии (1865 г.) идеального газа, длины свободного пробега молекул. Обосновал в 1850 г. уравнение Клапейрона — Клаузиуса. Доказал (1870 г.) теорему вириала, связывающую кинетическую анергию системы частиц с действующими силами. Разработал теорию поляризации диэлектриков (формула Клаузиуса — Моссоти). [c.264]

НЕЗАМКНУТЫЕ СИСТЕМЫ. ЭЛЕКТРОДИНАМИКА ДИЭЛЕКТРИКОВ И НАРАМАГНЕТИКОВ. ТЕРМОДИНАМИКА [c.145]

Во-первых, как это было указано в задачах 10-12, термодинамика магнетика (и диэлектрика тоже) строится по отношению к единице его объема (т.е. 1 см ). В связи с этим фигурирующие в рассмотрении величины — это не удельные в расчете на одну частицу, а плотности (т.е. в расчете на I см ) энергии, энтропии и т.д., которые мы во всех предыдущих задачах обозначали льшими буквами S, S к т.д. Понятно поэтому, что плотность числа частиц n = I/o в вариационной задаче для магнетика уже не фигурирует (для твердого магнетика она вообще может считаться фиксированной). [c.176]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...