Термодинамические потенциалы

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 системой работу, либо получаемое системой тепло.

При рассмотрении термодинамических потенциалов мы будем пользоваться соотношением

. (1.115)

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

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

.

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

, (1.116)

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

(1.117)

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

. (1.118)

Сравнение с (1.116) показывает, что в качестве так называемых естественных переменных для потенциала U выступают переменные S и V. Из (1.117) следует, что

(1.119)

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

,

или в интегральной форме:

(нет теплообмена). (1.120)

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

При постоянном объеме

. (1.121)

Следовательно, теплоемкость при постоянном объеме равна

. (1.122)

Свободная энергия. Согласно (1.118) работа, производимая телом при обратимом изотермическом процессе, может быть представлена в виде

. (1.123)

Функцию состояния

(1.124)

называют свободной энергией тела.

В соответствии с формулами (1.123) и (1.124) при обратимом изотермическом процессе работа равна убыли свободной энергии тела:

(1.125)

или

(T = const, обр.). (1.126)

Сравнение с формулой (1.120) показывает, что при изотермических процессах свободная энергия играет такую же роль, как внутренняя энергия при адиабатических процессах.

Заметим, что формула (1.120) справедлива как при обратимых, так и при необратимых процессах. Формула же (1.126) справедлива только для обратимых процессов. При необратимых процессахδ Q<T dS (см. (1.115)). Подставив это неравенство в соотношение δ A= δ Q-dU, легко получить, что при необратимых изотермических процессах

(T = const, необр.). (1.127)

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

Возьмём дифференциал от функции (1.124). Приняв во внимание (1.118), получим

. (1.128)

Из сравнения с (1.116) заключаем, что естественными переменными для свободной энергии являются Т и V. В соответствии с (1.117)

(1.129)

Заменим в (1.115) δ Q через dU + pdV и разделим получившееся соотношение на dt (t - время). В результате получим, что

. (1.130)

Если температура и объем остаются постоянными, то соотношение (1.130) может быть преобразовано к виду

. (1.131)

Из этой формулы следует, что необратимый процесс, протекающий при постоянных температуре и объеме, 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 пoлyчaемого тепла можно представить следующим образом:

. (1.132)

Функцию состояния

. (1.133)

называют энтальпией или тепловой функцией.

Из (1.132) и (1.133) вытекает, что количество тепла, получаемого телом в ходе изобарического процесса, равно

δ Q=dH (1.134)

или в интегральной форме

. (1.135)

Следовательно, в случае, когда давление остается постоянным, количество получаемого телом тепла равно приращению энтальпии. Дифференцирование выражения (1.133) с учетом (1.118) дает

. (1.136)

Отсюда заключаем, что энтальпия есть термодинамический потенциал в переменных S и р. Его частные производные равны:

(1.137)

В соответствии с (1.134) теплоемкость при постоянном давлении равна

. (1.138)

Сравнив формулы (1.134) и (1.138) с формулами (1.121) и (1.122), приходим к выводу, что при постоянном давлении энтальпия обладает свойствами, аналогичными тем, какие имеет внутренняя энергия при постоянном объеме.

Термодинамический потенциал Гиббса. Так называется функция состояния, определяемая следующим образом:

. (1.139)

Ее полный дифференциал равен (см.(1.136))

. (1.140)

Следовательно, естественными переменными для функции G являются р и Т.

Частные производные этой функции равны:

(1.141)

Если температура и давление остаются постоянными, соотношение (1.130) можно записать в виде

. (1.142)

Из этой формулы следует, что необратимый процесс, протекающий при постоянных температуре и давлении, сопровождается уменьшением термодинамического потенциала Гиббса. По достижении равновесия G перестает изменяться со временем. Таким образом, при неизменных Т и р равновесным является состояние, для которого термодинамический потенциал Гиббса минимален (ср. с (1.131)).

В табл. 1.6 приведены основные свойства термодинамических потенциалов.

Таблица 1.6

Не нашли, что искали? Воспользуйтесь поиском: