Cтраница 2
На первый взгляд это противоречит методам феноменологической термодинамики, где выбор того или иного потенциала, пригодного для описания конкретного процесса, произволен. Однако это противоречие является кажущимся. [16]
Из предыдущего следует, что для феноменологической термодинамики как с логической, так и с практической точки зрения массы компонентов тг являются естественными или первичными переменными состояния. Поэтому вопрос, как распределена размерность массы на оба фактора правой части уравнения (55.1), для термодинамики имеет подчиненное значение. Новые международные соглашения, которые сформулированы в рекомендациях Международного союза чистой и прикладной физики ( ЮПАП) и Международного союза чистой и прикладной химии ( ЮПАК), вводят в единую систему в качестве новой основной величины количество вещества. [17]
Эта формула служит определением энтропии в феноменологической термодинамике. [18]
Настоящий раздел содержит изложение молекулярно-кинетической теории, феноменологической термодинамики, элементов классической и квантовой статистики и примеров применения этих общих теорий к анализу конкретных физических процессов и свойств различных тел. [19]
Статистическая термодинамика связывает величины, принятые в феноменологической термодинамике, с параметрами, описывающими систему. Она опирается на механику и, кроме того, использует методы теории вероятности и статистики. Она значительно труднее феноменологической термодинамики в математическом отношении и поэтому авторы, в целях более ясного понимания законов термодинамики студентами, отдали предпочтение изложению предмета на основе феноменологической термодинамики. [20]
Указанный недостаток классической термодинамики, иногда называемой феноменологической термодинамикой, восполняется статистической термодинамикой. Оба метода, статистический и феноменологический, в своих принципиальных основах взаимно дополняют один другой. [21]
При характеристике процесса, происходящего в системе, феноменологическая термодинамика устанавливает связь между изменениями термодинамических параметров в форме дифференциальных уравнений. [22]
Эти границы являются более жесткими, чем ограничения феноменологической термодинамики и максвеллизации функции распределения. Но тем не менее мы везде принимаем, что вся система находится в заторможенном равновесии [8] и функция распределения системы как целой равна произведению функций распределения всех компонентов [16], а, следовательно, энтропия - функция аддитивная. [23]
К этому можно добавить, что сами начала феноменологической термодинамики нуждаются в обосновании. В частности, требуют ответа следующие вопросы. Почему система, находящаяся в заданных условиях, с течением времени приходит в состояние равновесия и остается в этом состоянии с неизменными значениями макроскопических параметров практически все время, пока сохраняются условия. [24]
После оптимизации методик согласование расчетных данных осуществляется методами феноменологической термодинамики. Затем производится расчет таблиц данных в заданном интервале температур и давлений. Полученные таблицы могут быть свернуты с помощью аппроксимирующих функций полиномиального типа. В тех случаях, когда поставлена задача определения свойств веществ, не входящих в стан - дартный перечень, появляется возможность расчета по структурной формуле вещества ( для чистых веществ и их смесей) и по разгонкам для смесей непрерывного состава. [25]
Указанные соображения являются статистическим обоснованием третьего исходного положения феноменологической термодинамики. Запишем формулировку этого принципа: энтропия всякой равновесной системы при температуре, стремящейся к абсолютному нулю, приближается как к пределу к некоторому постоянному значению, одному и тому же для всех систем и не зависящему от способа охлаждения. [26]
В связи с этим указанный выбор в рамках феноменологической термодинамики определяется только соображениями удобства. Так, если интересуются работой, совершаемой над макросистемой при обратимом изотермическом процессе, удобно использовать в качестве термодинамического потенциала свободную энергию F, поскольку искомая работа, как было показано выше, определяется изменением величины F. [27]
II, 1 теплоемкость рассматривается с точки зрения феноменологической термодинамики. II, 1.1 даются обычные определения теп-лоемкостей Cv и Ср соответственно при постоянном объеме и давлении и при постоянном количестве вещества. Эти определения действительны для простых термодинамических систем. Для жидкостей и твердых веществ ( а полимеры всегда находятся в конденсированном состоянии) с экспериментальной точки зрения более удобной величиной является Cf, а с теоретической точки зрения - Cv. Поэтому всегда приходится переходить от одной величины к другой. Такой переход возможен на основе уравнения ( II. [28]
Метод, исключающий подобные недостатки основывается на законах феноменологической термодинамики необратимых процессов, разработанный трудами ученых: Афанасьевой-Эренфест, Каратеодори, Н.И. Белоконь, И. [29]
Выражение (1.3) положено в основу определения энтропии в феноменологической термодинамике. [30]