Второй закон термодинамики

Август 3, 2022

Главная
Физика
Второй закон термодинамики

Содержание

2. Для обратимого цикла, с учетом отрицательного знака Q2 получим: Приведённое количество теплоты, сообщаемое телу в любом
3. Функция состояния, дифференциалом которой является величина называется энтропией. В отличии от теплоты энтропия такая же функция
4. Свойства энтропии : Энтропия – функция состояния. Если процесс проводят вдоль адиабаты, то энтропия системы не
5. Принцип возрастания энтропии замкнутых систем представляет собой формулировку второго начала термодинамики: Любой необратимый процесс в замкнутой
6. По Клаузиусу: невозможен круговой процесс, единственным результатом которого является передача теплоты от менее нагретого тела к
7. Вычисление энтропии Уравнение состояния идеального газа 2) Энтропия идеального газа Энтропию определяют с точностью до const,
9. при изотермическом процессе dT=0: - при изохорическом процессе dV=0: - при адиабатическом процессе dQ=0:
10. 3) Цикл Карно
11. Макросистемы и их особенности
12. Фиксируя конкретные состояния каждой частицы макросистемы, мы получаем одно из возможных состояний макросистемы, которое называется микросостоянием.
14. Таким образом, энтропия определяется логарифмом числа микросостояний, с помощью которых может быть реализовано данное макросостояние макросистемы.
15. Каждому состоянию газа (или иного тела) соответствует некоторое распределение его молекул по объёму. Пусть в сосуде
17. Однако, в однородном газе, все молекулы тождественны друг другу. Поэтому все состояния, соответствующие одинаковому числу молекул
18. В макросистемах мы имеем дело с очень большим числом частиц. А с ростом числа молекул стремительно
19. Квантовые статистики
20. Все микрочастицы подразделяют на два класса, которым соответствуют две квантовые статистики: Частицы с полуцелым спином, их
21. Различаются статистики в способах определения микросостояний и статистических весов. В статистике Больцмана даже тождественные частицы принципиально
22. Для описания состояния системы частиц рассматривают воображаемое шестимерное пространство, каждая точка которого характеризуется шестью координатами: x,
23. Квантовые распределения представляют собой функции f(Ei) определяющие средние числа частиц в одной фазовой ячейке с энергией
24. Свойства распределений: Для фермионов функция f(Ei) не может быть больше единицы, а для бозонов её значение
25. 3) В макросистеме уровни энергии Ei частиц квазинепрерывны (расположены очень плотно). Поэтому индекс i у Ei
26. Число фазовых ячеек Найдём число dZ фазовых ячеек, в интервале энергий от Е до Е+dE. Объём
28. Зная число dZ фазовых ячеек в интервале энергий от Е до Е+dE и среднее число частиц
29. Распределение Ферми-Дирака для электронов в металле Электропроводность металлов обусловлена наличием в них свободных электронов. Они не
30. f(E ≤ μ)=1, f(E > μ)=0.
31. Из рисунка а) видно, что при Т=0 все состояния с энергией Е μ оказываются незанятыми. Состояния
32. При Т > 0 распределение Ферми-Дирака размывается в окрестности уровня Ферми (рис . б)). Это происходит
34. Если в распределение Ферми-Дирака подставить энергию Ферми, то Т.е уровень Ферми – это энергия при которой
36. Скачать презентацию

Слайд 2

Для обратимого цикла, с учетом отрицательного знака Q2 получим:
Приведённое количество теплоты,

сообщаемое телу в любом обратимом круговом процессе равно нулю:

Слайд 3

Функция состояния, дифференциалом которой является величина называется энтропией.
В отличии от теплоты

энтропия такая же функция состояния как температура, внутренняя энергия или давление.
Приращение энтропии ΔS не зависит от процесса, а зависит только от начального и конечного состояний, важно лишь чтобы эти состояния были равновесными.
Можно вычислять разность энтропий, но нельзя сказать чему равна энтропия в каждом из состояний, т.е. энтропия может быть определена с точностью до const.

Слайд 4

Свойства энтропии :
Энтропия – функция состояния. Если процесс проводят вдоль

адиабаты, то энтропия системы не меняется. Поэтому адиабаты – это одновременно и изоэнтропы. Каждой более «высоко» расположенной адиабате отвечает большее значение энтропии.
Энтропия – величина аддитивная: энтропия макросистемы равна сумме энтропий её отдельных частей.
Энтропия замкнутой (т.е. теплоизолированной) макросистемы не уменьшается – она либо возрастает (если процессы необратимы), либо остаётся постоянной (в случае обратимых процессов). Если система не замкнута, то её энтропия может как увеличиваться , так и уменьшаться.

Слайд 5

Принцип возрастания энтропии замкнутых систем представляет собой формулировку второго начала термодинамики:
Любой

необратимый процесс в замкнутой системе происходит так, что энтропия системы при этом возрастает.
Величина возрастания энтропии в замкнутой макро системе может служить мерой необратимости процессов, протекающих в системе.
Все самопроизвольно протекающие в природе процессы – от теплообмена до химических реакций – протекают так, что энтропия возрастает.
Другие формулировки второго начала термодинамики:

Слайд 6

По Клаузиусу: невозможен круговой процесс, единственным результатом которого является передача теплоты

от менее нагретого тела к более нагретому.
По Кельвину: невозможен круговой процесс, единственным результатом которого является превращение теплоты, полученной от нагревателя, в эквивалентную ей работу.
4. Теорема Нернста (третье начало термодинамики): При приближении температуры к абсолютному нулю энтропия макросистемы также стремится к нулю.

Слайд 7

Вычисление энтропии
Уравнение состояния идеального газа
2) Энтропия идеального газа
Энтропию определяют с

точностью до const, однако, приращение энтропии в ходе любого обратимого процесса рассчитывается точно:

Слайд 8

Слайд 9

при изотермическом процессе dT=0:
- при изохорическом процессе dV=0:
- при адиабатическом

процессе dQ=0:

Слайд 10

3) Цикл Карно

Слайд 11

Макросистемы и их особенности

Слайд 12

Фиксируя конкретные состояния каждой частицы макросистемы, мы получаем одно из возможных

состояний макросистемы, которое называется микросостоянием. Состояние всей макросистемы в целом называется макросостоянием. Каждое макросостояние реализуется большим числом микросостояний (это число называют статистическим весом). Все допустимые микросостояния считаются равновероятными. Из всех возможных макросостояний системы наиболее вероятным является то, которое реализуется наибольшим числом микросостояний.
В статистической физике энтропия связывается с термодинамической вероятностью W состояния макросистемы.
Термодинамическая вероятность состояния макросистемы – это число способов, которыми может быть реализовано данное состояние макросистемы или число микросостояний, осуществляющих данное макросостояние. W ≥ 1, т.е. термодинамическая вероятность не есть вероятность в математическом смысле. Энтропия и термодинамическая вероятность связаны между собой формулой Больцмана:

Слайд 13

Слайд 14

Таким образом, энтропия определяется логарифмом числа микросостояний, с помощью которых может

быть реализовано данное макросостояние макросистемы. Поэтому энтропия может рассматриваться как мера вероятности состояния макросистемы.
Формула Больцмана позволяет дать энтропии следующее статистическое толкование: энтропия является мерой неупорядоченности системы. Действительно, чем больше число микросостояний, реализующих данное макросостояние, тем больше энтропия. В состоянии равновесия – наиболее вероятного состояния системы – число микросостояний максимально, при этом максимальна и энтропия.

Слайд 15

Каждому состоянию газа (или иного тела) соответствует некоторое распределение его молекул

по объёму. Пусть в сосуде находятся только 4 «меченные» молекулы a, b, c, d а весь объём разбит на две равные части I и II . Будем считать, что разные состояния газа отличаются только распределением молекул a, b, c, d по двум ячейкам объёма. Всего возможно 24=16 разных распределений.
Хаотичность движения молекул газа приводит к тому, что если долго наблюдать за возможными распределениями молекул a, b, c, d по ячейкам объёма, то в среднем все 16 распределений встретятся одинаково часто. Они являются равновероятными. Вероятность каждого распределения равна w=1/16.

Слайд 16

Слайд 17

Однако, в однородном газе, все молекулы тождественны друг другу. Поэтому все

состояния, соответствующие одинаковому числу молекул в каждой ячейке будут тождественными независимо от того, какие именно молекулы газа находятся в данной ячейке. Например, распределения 2 – 5 соответствуют одному и тому же макросостоянию, в котором в первой ячейке находится 3 молекулы, а во второй 1. Из таблицы видно, что такое макросостояние реализуется четырьмя микросостояниями. Значит термодинамическая вероятность (статистический вес) данного макросостояния W=4, а обычная вероятность w=4/16.
Вероятность какого-либо состояния системы больше вероятности w отдельного распределения в W раз : Р=W·w; где W – термодинамическая вероятность состояния системы.

Слайд 18

В макросистемах мы имеем дело с очень большим числом частиц. А

с ростом числа молекул стремительно растёт статистический вес (и термодинамическая вероятность) макросостояния, при котором молекулы распределяться равномерно по обеим половинам сосуда (вероятность, что газ самопроизвольно сожмётся в одной половине сосуда ничтожно мала).
Вывод: предоставленная самой себе макросистема стремится переходить от менее вероятных состояний к более вероятным. В этом суть необратимости.

Слайд 19

Квантовые статистики

Слайд 20

Все микрочастицы подразделяют на два класса, которым соответствуют две квантовые статистики:
Частицы

с полуцелым спином, их называют фермионами; они подчиняются статистике Ферми-Дирака;
2) частицы с целым спином – бозоны; они подчиняются статистике Бозе-Эйнштейна.
Нет частиц, подчиняющихся классической статистике Больцмана. Статистика Больцмана является приближённым предельным случаем, в который переходят при определённых условиях эти две квантовые статистики.
Во всех трёх статистиках допустимые микросостояния считаются равновероятными.

Слайд 21

Различаются статистики в способах определения микросостояний и статистических весов. В статистике

Больцмана даже тождественные частицы принципиально различимы. В квантовых статистиках, наоборот, тождественные частицы принципиально неразличимы.
В статистике Ферми-Дирака в каждом квантовом состоянии может находиться не более одной частицы (принцип Паули), а в статистике Бозе-Эйнштейна - любое число частиц.
Задача квантовых статистик – нахождение соответствующих им функций распределения частиц по тем или иным параметрам (например по энергиям), а также определение средних значений этих параметров, характеризующих наиболее вероятное макросостояние всей системы частиц.

Слайд 22

Для описания состояния системы частиц рассматривают воображаемое шестимерное пространство, каждая точка

которого характеризуется шестью координатами: x, y, z, px, py, pz. Это так называемое фазовое пространство.
Учтя, корпускулярно-волновой дуализм частиц, согласно принципу неопределённостей δx·δpx≥h, данному состоянию частицы в фазовом пространстве соответствует не точка, а фазовая ячейка, объём которой:
Распределение частиц по таким фазовым ячейкам есть предельно подробное квантовое описание состояния системы.

Слайд 23

Квантовые распределения представляют собой функции f(Ei) определяющие средние числа частиц в

одной фазовой ячейке с энергией Ei, или функции заполнения ячеек:
Для фермионов
Для бозонов
Где μ –химический потенциал (энергия, значение которой находят из условия, что суммарное число частиц во всех фазовых ячейках равно полному числу N частиц макросистемы).

Слайд 24

Свойства распределений:
Для фермионов функция f(Ei) не может быть больше единицы, а

для бозонов её значение может быть любым (f ≥ 0).
Если f << 1, то в знаменателях обоих распределений можно пренебречь единицей и формулы переходят в распределение Больцмана
где - нормировочный коэффициент;
При высоких температурах, и ферми-газ, и бозе-газ ведут себя как классический газ. При низких температурах и больших плотностях их поведение отличается от классического газа и они являются вырожденными газами.

Слайд 25

3) В макросистеме уровни энергии Ei частиц квазинепрерывны (расположены очень плотно).

Поэтому индекс i у Ei можно опустить.
4) Для бозонов значения μ в распределении Бозе-Эйнштейна не могут быть положительными, иначе при Ei < μ f < 0, а это лишено физического смысла. Таким образом, для бозонов μ ≤ 0. У макросистем с переменным числом бозонов (к числу которых относятся например фотоны) μ = 0, и распределение Бозе-Эйнштейна переходит в
Для фермионов подобного ограничения не существует.

Слайд 26

Число фазовых ячеек
Найдём число dZ фазовых ячеек, в интервале энергий от

Е до Е+dE. Объём dΛ фазового шестимерного пространства, соответствующий числу фазовых ячеек dZ равен:
Число dZ фазовых ячеек в этом элементе объёма найдём разделив dΛ на объём одной фазовой ячейки, равный h3. Тогда, число фазовых ячеек в расчете на единицу объема (V=1) занимаемого газом, будет равно:

Слайд 27

Слайд 28

Зная число dZ фазовых ячеек в интервале энергий от Е до

Е+dE и среднее число частиц в каждой ячейке, т.е. функцию заполнения f, можно найти число частиц dn в данном интервале энергий (в расчете на единицу объема газа):
dn=γ·f·dZ;
γ – числовой коэффициент, связанный со спецификой частиц идеального газа.

Слайд 29

Распределение Ферми-Дирака для электронов в металле
Электропроводность металлов обусловлена наличием в них

свободных электронов. Они не связаны с конкретными атомами и могут практически свободно перемещаться в пределах образца. В первом приближении свободные электроны можно рассматривать как идеальный газ из фермионов в прямоугольной потенциальной яме.
Рассмотрим поведение электроннного газа при температуре Т=0. В этом случае распределение Ферми-Дирака принимает следующие значения:

Слайд 30

f(E ≤ μ)=1, f(E > μ)=0.

Слайд 31

Из рисунка а) видно, что при Т=0 все состояния с энергией

Е < μ заполнены, а состояния с энергией Е > μ оказываются незанятыми. Состояния квантованы, и энергетические уровни являются дискретными, но расположены настолько густо, что энергетический спектр можно считать квазинепрерывным.
В рассматриваемом случае (Т=0) величину μ называют энергией или уровнем Ферми: ЕF = μ. Эта энергия является максимальной, которую могут иметь свободные электроны в металле при Т=0.
Энергия Ферми при Т=0 :
Где n – концентрация свободных электронов.

Слайд 32

При Т > 0 распределение Ферми-Дирака размывается в окрестности уровня Ферми

(рис . б)). Это происходит из-за взаимодействия свободных электронов с тепловым движением атомов. Т.к. средняя энергия теплового движения атомов имеет порядок kT, то область размывания функции имеет тот же порядок kT. Таким образом, при нагревании металла энергию могут изменить только те свободные электроны, которые находятся на самых верхних уровнях, примыкающих к уровню Ферми. Основная же масса свободных электронов на более низких энергетических уровнях остаётся в прежнем состоянии и поглощать энергию при нагревании не будет. Именно поэтому электронный газ практически не вносит вклада в теплоёмкость кристалла, которая зависит в основном, только от колебаний атомов решётки.

Слайд 33

Слайд 34

Если в распределение Ферми-Дирака подставить энергию Ферми, то
Т.е уровень Ферми

– это энергия при которой распределение Ферми-Дирака принимает значение 1/2.