Термодинамика равновесных процессов в простых системах

ТЕРМОДИНАМИКА РАВНОВЕСНЫХ ПРОЦЕССОВ В ПРОСТЫХ СИСТЕМАХ (С ПРИЛОЖЕНИЕМ Ж) [c.309]

Термодинамика равновесных процессов в простых системах 311 [c.311]

Термодинамика равновесных процессов в простых системах 321 из равенства (18.8) [c.321]

В настоящей главе мы будем в основном обсуждать вопрос о том, как изменяется любая термодинамическая характеристика простой системы при переходе между двумя устойчивыми состояниями. В связи с этим следует учесть, что выражение термодинамика равновесных процессов в названии главы означает, что рассматриваться будут только состояния устойчивого равновесия, но не метастабильные состояния. [c.309]

Не так уж редко можно встретить следующую формулировку описанной выще закономерности если система переходит из начального неравновесного состояния в конечное устойчивое состояние в результате необратимого адиабатического процесса, то энтропия системы стремится к максимуму. Применительно к энтропии, определенной равенством (12.6) в классической термодинамике равновесных процессов, такая формулировка имеет сомнительную ценность, так как у нас нет непрерывной функции, которая позволила бы вычислять энтропию в промежуточных неравновесных состояниях. В классической термодинамике равновесных процессов энтропия является равновесной характеристикой, изменение которой можно рассматривать лишь для различных устойчивых состояний. Поэтому претендовать на ее вычисление в каком-либо неравновесном состоянии было бы просто ошибкой. [c.180]

Термодинамика в первую очередь рассматривает равновесные состояния и равновесные процессы изменения состояния термодинамической системы. Только равновесные состояния могут быть описаны количественно с помощью уравнения состояния. Простейшими уравнениями состояния являются уравнения Клапейрона, Клапейрона — Менделеева, Ван-дер-Ваальса и другие, которые будут подробно рассмотрены в следующих главах. [c.16]

Надо подчеркнуть, что аддитивность свойств понимается в термодинамике не просто как результат мысленного разделения равновесной системы на подсистемы при сохранении всех свойств вещества на воображаемых границах частей деления и в их объеме. Речь идет о возможности совершения реального физического процесса, при котором система разделяется на удаленные друг от друга подсистемы либо образуется из них, но термодинамические состояния вещества при этом не изменяются. Примером таких процессов являются рассмотренные выше опыты, послужившие основанием для вывода о транзитивности теплового равновесия. [c.28]

Рассмотрим вначале простые системы. В этом случае для равновесных процессов основное уравнение термодинамики имеет вид TdS=dU+Ada или, если А=р, а=У, [c.101]

Во-вторых, как мы установили в термодинамике, энтропия изолированной системы возрастает в процессах выравнивания и имеет максимальное значение в состоянии равновесия. Так как мы отождествляем состояние, равновесное в термодинамическом смысле, с состоянием, в котором распределение частиц по ячейкам фазового /г-прост-ранства является наиболее вероятным, то в этом состоянии одновременно имеет максимум и величина o= nW. [c.179]

Равновесные состояния сред, называемых простыми, определяются двумя независимыми параметрами, например плотностью и температурой при этом внутренняя энергия и другие величины являются функциями этих параметров, т. е. являются, как говорят, функциями состояния. Однако в механике сплошных сред наряду с равновесными состояниями изучаются и неравновесные состояния, для которых, вообще говоря, нельзя ввести понятия температуры в указанном выше смысле. Тем не менее применение законов термодинамики в механике сплошных сред будет оправдано, если ограничиться сравнительно медленными процессами, для которых в каждый момент времени любую частицу среды, являющуюся достаточно малой, но макроскопической системой, можно считать находящейся в своем равновесном состоянии, а состояния соседних частиц можно считать достаточно близкими друг к другу. Такие состояния называются локально равновесными. [c.477]

Термодинамика равновесных процессов в простых системах 315 ного выше полного дифференциала следует [c.315]

Термодинамика. Всё содержание термодинамики является в осн. следствием её двух начал первого начала — закона сохранения энергии — и второго начала, констатирующего необратимость макроскопич, процессов. Они позволяют ввести однозначные ф-ции состояний внутреннюю энергию и энтропию. В замкиутьгх системах внутр. энергия остаётся неизменной, а энтропия сохраняется только при равновесных (обратимых) процессах. При необратимых процессах энтропия возрастает, и её рост наиб, полно отражает определ. направленность процессов в природе. В термодинамике осн. величинами, задающими состояние системы,—термодинамическими параметрами — являются в простейшем случае давление, объём и темп-ра. Связь между ними даётся термич. ур-нием состояния, а зависимости ср. энергии от объёма и темп-ры — калорич. ур-нием состояния. Простейшее термич. ур-ние состояния— ур-ние состояния идеального газа Клапейрона — Менделеева (см. Клапейрона уравнение). [c.315]

В новой термодинамике наиболее простой вид получают зависимости для нестапических равновесных процессов, к которы.м можно применять уравнения состояния. Под нестатичесюими понимаются процессы, которые протекают под действием конечной разности потенциалов (температур, давлений и т. п.), под равновесными — состояния системы, при которых неравномерность распределения соответствующего потенциала в объеме системы пренебрежимо мала по сраввевпю с самим потенциалом. [c.143]

С рецептурной точки зрения все выглядит достаточно просто структура смешанного состояния равновесной системы определяется простой экспонентой = ехр -Е /в /2, а связь с макроскопической термодинамикой — просто формулой = -в 1п г, так что читатель с прагматическим строем мышления, которого интересуют не исходные моменты теории, а лишь практические результаты, получа-емь)е с ее помощью, может из всей этой главы усвоить лишь две формулы. Однако не Простота этих формул должна поражать всякого, кто задумывается над смыслом статистической теории (в физике достаточно много формул, связывающих какие-либо три величины), а то, что, во-первых, структура такого смешанного состояния устанавливается в системе самопроизвольно и, во-вторых, в процессе достижения этого состояния число параметров, характеризующих микроскопическое состояние, сокращается от величины порядка числа степеней свободы системы N тел до одного температуры в (параметры V, а, N в счет не идут, они обшие и в равновесном, и в не завновесном случаях, и при механическом, и при статистическом описании равновесного состояния системы). Этот впечатляющий по своим масштабам спонтанный процесс потери статистической системой информации о деталях своего микроскопического состояния (фиксированного, например, как начальное с точностью, удовлетворяющей требованиям механики) в рамках равновесной теории объяснен быть не может (мы уже и так отклонились от своего жанра, этим вопросам посвящен третий том пособия), и когда мы говорим, что смешанное состояние иип 0, V, М) приготовляется термостатом , то принимаем готовый результат уже как заданный. [c.76]

Свое исследование макроскопических уравнений мы начнем отнюдь не с самого простого случая. Именно, прежде всего изучим эволюцию той величины, которая составляет основу неравновесной термодинаьшки. Свойство, которое мы собираемся установить здесь, действительно является краеугольным камнем любой макроскопической теории речь идет о выводе второго закона термодинамики. Как известно, второй закон термодинамики непосредственно связан с понятием необратимости. Этот закон гласит, что существует такая функция состояния — энтропия, которая не сохраняется. Более того, в ходе спонтанной эволюции изолированной системы эта фзщкпдя может лишь возрастать во времени в результате необратимых процессов, идущих в системе. Возрастание прекращается только тогда, когда система приходит в равновесное состояние при этом энтропия достигает максимума. При локальной формулировке скорость изменения плотности энтропии S (х t) выражается уравнением баланса типа (12.1.19) [c.55]

Процессы изменения структуры сплава в зависимости от темп-ры подчиняются основным законам физич. химии и термодинамики, и потому общие законы изменения структурного состояния металлич. сплавов вполне аналогичны таковым для водных растворов. Основным законом, определяющим характер равновесия нескольких фаз в системе иэ любого числа компонентов (компонентами в случае металлов являются сами металлы), является правило фаз, согласно к-рому вариантность системы при постоянном давлении равна числу компонентов плюс единица минус число сосуществующих фаз. Если эта вариантность равна нулю, то система может существовать только при одной определенной темп-ре и при определенных концентрациях равновесных фаз. Если вариантность— единица и больше, то сосуществование фаз (напр, жидкости и кристаллов) возможно в целом интервале темп-р. В чистых металлах явления структурных изменений относительно просты. При достаточно высоких темп-рах все металлы находятся в т. н. жидком состоянии, к-рое характеризуется неупорядоченным расположением атомов в пространстве. При понижении темп-ры до нек-рого опре-деленяого значения, зависящего от рода металла и давления, под к-рым находится металл, происходит перестройка атомов металла или их упорядочение. Атомы металла располагаются по определенной пространственной кристаллич. решетке, свойственной данному металлу, и при этом выделяется тепло, и скачком изменяются все физич. свойства металла. [c.376]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...