Термодинамический потенциал

Термодинамический потенциал (или, точнее, термодинамическая потенциальная энергия) ^[1]^[2]— скалярная используемая для представления термодинамического состояния системы величина , . Как и в механике , где потенциальная энергия определяется как способность совершать работу, разные потенциалы имеют разное значение. Понятие термодинамических потенциалов было введено Пьером Дюэмом в 1886 году. Джозайя Уиллард Гиббс в своих работах использовал термин фундаментальные функции .

Одним из основных термодинамических потенциалов, имеющих физическую интерпретацию, является энергия $U.$ внутренняя Это энергия конфигурации данной системы консервативных сил (поэтому она называется потенциальной) и имеет значение только по отношению к определенному набору ссылок (или данных). Выражения для всех других термодинамических энергетических потенциалов можно вывести с помощью преобразований Лежандра из выражения для $U$ . Другими словами, каждый термодинамический потенциал эквивалентен другим термодинамическим потенциалам; каждый потенциал является различным выражением других.

В термодинамике внешние силы, такие как гравитация , считаются вкладом в общую энергию, а не в термодинамические потенциалы. Например, рабочее тело в паровой машине , находящейся на вершине Эвереста, имеет более высокую общую энергию из-за силы тяжести, чем на дне Марианской впадины , но одинаковые термодинамические потенциалы. Это связано с тем, что гравитационная потенциальная энергия принадлежит к полной энергии, а не к термодинамическим потенциалам, таким как внутренняя энергия.

Описание и интерпретация [ править ]

Пять общих термодинамических потенциалов: ^[3]

Имя	Символ	Формула	Естественные переменные
Внутренняя энергия	$U$	$\int \left(T\,\mathrm {d} S-p\,\mathrm {d} V+\sum _{i}\mu _{i}\mathrm {d} N_{i}\right)$	$S,V,\{N_{i}\}$
Свободная энергия Гельмгольца	$F$	$U-TS$	$T,V,\{N_{i}\}$
Энтальпия	$H$	$U+pV$	$S,p,\{N_{i}\}$
Свободная энергия Гиббса	$G$	$U+pV-TS$	$T,p,\{N_{i}\}$
потенциал Ландау, или огромный потенциал	$\Omega$ , $\Phi _{\text{G}}$	$U-TS-$ $\sum _{i}\,$ $\mu _{i}N_{i}$	$T,V,\{\mu _{i}\}$

где $T$ = температура , $S$ = энтропия , $p$ = давление , $V$ = объём . $N i$ — количество частиц $i-$ го типа в системе, а $μ i$ — химический потенциал для $частицы i-го$ типа. Набор всех $N i$ также включен в качестве естественных переменных, но его можно игнорировать, если не происходит никаких химических реакций, вызывающих их изменение. Свободная энергия Гельмгольца в стандарте ISO/IEC называется энергией Гельмгольца. ^[1]или функция Гельмгольца. Его часто обозначают символом $F$ использование $А.$ предпочитает ИЮПАК , но ^[4] ИСО и МЭК . ^[5]

Все эти пять общих потенциалов являются потенциальными энергиями, но существуют также энтропийные потенциалы . Термодинамический квадрат можно использовать как инструмент для вспоминания и получения некоторых потенциалов.

Как и в механике , где потенциальная энергия определяется как способность совершать работу, разные потенциалы имеют разные значения, как показано ниже:

Внутренняя энергия ( $U$ ) — это способность совершать работу плюс способность выделять тепло.
Энергия Гиббса ^[2] ( $G$ ) — способность выполнять немеханическую работу.
Энтальпия ( $H$ ) — это способность совершать немеханическую работу плюс способность выделять тепло.
энергия Гельмгольца ^[1] ( $F$ ) — способность выполнять механическую работу плюс немеханическую работу.

Исходя из этих значений (которые на самом деле применимы в конкретных условиях, например, при постоянном давлении, температуре и т. д.), для положительных изменений (например, $Δ U > 0$ ) мы можем сказать, что $Δ U$ – это энергия, добавленная в систему, $Δ F$ – это энергия, добавленная в систему. полная работа, совершенная над ней, $Δ G$ — совершенная над ней немеханическая работа, а $Δ H$ — сумма немеханической работы, совершенной над системой, и переданного ей тепла.

Обратите внимание, что сумма внутренней энергии сохраняется, но сумма энергии Гиббса или энергии Гельмгольца не сохраняется, несмотря на то, что ее называют «энергией». Их лучше интерпретировать как потенциал для выполнения «полезной работы», а потенциал может быть потрачен впустую. ^[6]

Термодинамические потенциалы очень полезны при расчете равновесных результатов химической реакции или при измерении свойств материалов в химической реакции. Химические реакции обычно протекают при некоторых ограничениях, таких как постоянное давление и температура или постоянные энтропия и объем, и когда это действительно так, в игру вступает соответствующий термодинамический потенциал. Как и в механике, система будет стремиться к меньшему значению потенциала и в состоянии равновесия при этих ограничениях потенциал примет неизменное минимальное значение. Термодинамические потенциалы также можно использовать для оценки общего количества энергии, доступной из термодинамической системы при соответствующем ограничении.

В частности: (см. принцип минимума энергии для вывода) ^[7]

Когда энтропия $S$ и «внешние параметры» (например, объем) замкнутой системы остаются постоянными, внутренняя энергия $U$ уменьшается и достигает минимального значения в состоянии равновесия. Это следует из первого и второго законов термодинамики и называется принципом минимума энергии . Следующие три утверждения непосредственно вытекают из этого принципа.
При сохранении постоянной температуры $Т$ и внешних параметров замкнутой системы свободная энергия Гельмгольца $F$ уменьшается и достигает минимального значения в состоянии равновесия.
давлении $p$ При постоянном $и внешних параметрах замкнутой системы энтальпия H$ уменьшается и достигает минимального значения при равновесии.
Когда температура $Т$ , давление $р$ и внешние параметры замкнутой системы остаются постоянными, свободная энергия Гиббса $G$ уменьшается и достигает минимального значения в равновесии.

Естественные переменные [ править ]

Для каждого термодинамического потенциала существуют термодинамические переменные, которые необходимо поддерживать постоянными, чтобы указать значение потенциала в состоянии термодинамического равновесия, например, независимые переменные для математической функции. Эти переменные называются естественными переменными этого потенциала. ^[8]Естественные переменные важны не только для определения значения потенциала в состоянии равновесия, но и потому, что, если термодинамический потенциал можно определить как функцию его естественных переменных, все термодинамические свойства системы можно найти, взяв частные производные от этот потенциал по отношению к его естественным переменным, и это верно ни для какой другой комбинации переменных. Если термодинамический потенциал не задан как функция его естественных переменных, он, как правило, не будет отражать все термодинамические свойства системы.

Набор натуральных переменных для каждого из четырех вышеуказанных термодинамических потенциалов формируется из комбинации переменных $T$ , $S$ , $p$ , $V$ , исключая любые пары сопряженных переменных ; не существует естественного набора переменных для потенциала, включающего $переменные T$ - $S$ или $p$ - $V$ вместе как сопряженные переменные для энергии. Исключением из этого правила являются $сопряженные пары N i$ - $µ i,$ поскольку нет причин игнорировать их в термодинамических потенциалах, и фактически мы можем дополнительно определить четыре потенциала для каждого вида. ^[9] Используя нотацию ИЮПАК , в которой скобки содержат натуральные переменные (кроме основных четырех), мы имеем:

Название термодинамического потенциала	Формула	Естественные переменные
Внутренняя энергия	$U[\mu _{j}]=U-\mu _{j}N_{j}$	$S,V,\{N_{i\neq j}\},\mu _{j}$
Свободная энергия Гельмгольца	$F[\mu _{j}]=U-TS-\mu _{j}N_{j}$	$T,V,\{N_{i\neq j}\},\mu _{j}$
Энтальпия	$H[\mu _{j}]=U+pV-\mu _{j}N_{j}$	$S,p,\{N_{i\neq j}\},\mu _{j}$
Энергия Гиббса	$G[\mu _{j}]=U+pV-TS-\mu _{j}N_{j}$	$T,p,\{N_{i\neq j}\},\mu _{j}$

Если есть только один вид, то нам конец. Но если существует, скажем, два вида, то появятся дополнительные потенциалы, такие как $U[\mu _{1},\mu _{2}]=U-\mu _{1}N_{1}-\mu _{2}N_{2}$ и так далее. имеет $D$ Если термодинамическое пространство $-измерения, то их 2. Д$ уникальные термодинамические потенциалы. В самом простом случае однофазного идеального газа будет три измерения, что дает восемь термодинамических потенциалов.

Фундаментальные уравнения [ править ]

Определения термодинамических потенциалов могут быть дифференцированы, и наряду с первым и вторым законами термодинамики следует ряд дифференциальных уравнений, известных как фундаментальные уравнения . ^[10] (На самом деле все они являются выражениями одного и того же фундаментального термодинамического соотношения, но выражаются в разных переменных.) Согласно первому закону термодинамики , любое дифференциальное изменение внутренней энергии $U$ системы можно записать как сумму теплоты, поступающей в из системы вычитается работа, совершенная системой над окружающей средой, а также любые изменения, вызванные добавлением в систему новых частиц:

\mathrm {d} U=\delta Q-\delta W+\sum _{i}\mu _{i}\,\mathrm {d} N_{i}

где $δQ$ — бесконечно малый тепловой поток в систему, а $δW$ — бесконечно малая работа, совершаемая системой, $µ i$ — химический потенциал частиц типа $i$ , а $N i$ — количество частиц типа $i$ . (Ни $δQ$ , ни $δW$ не являются точными дифференциалами , т.е. они зависят от пути термодинамического процесса. Поэтому небольшие изменения этих переменных обозначаются $δ$ , а не $d$ .)

Согласно второму закону термодинамики , мы можем выразить изменение внутренней энергии через функции состояния и их дифференциалы. В случае обратимых изменений имеем:

\delta Q=T\,\mathrm {d} S

\delta W=p\,\mathrm {d} V

где

Т

– температура ,

S

— энтропия ,

р

— давление ,

V $—$ объем , равенство справедливо для обратимых процессов.

Это приводит к стандартной дифференциальной форме внутренней энергии при квазистатическом обратимом изменении:

\mathrm {d} U=T\mathrm {d} S-p\mathrm {d} V+\sum _{i}\mu _{i}\,\mathrm {d} N_{i}

Поскольку $U$ , $S$ и $V$ являются термодинамическими функциями состояния (также называемыми функциями состояния), приведенное выше соотношение также справедливо для произвольных необратимых изменений. Если в системе имеется больше внешних переменных, чем просто объем, который может измениться, фундаментальное термодинамическое соотношение обобщается до:

dU=T\,\mathrm {d} S-p\,\mathrm {d} V+\sum _{j}\mu _{j}\,\mathrm {d} N_{j}+\sum _{i}X_{i}\,\mathrm {d} x_{i}

Здесь $X i$ — обобщенные силы , соответствующие внешним переменным $x i$ . ^[11]

Применяя неоднократно преобразования Лежандра , для четырех потенциалов справедливы следующие дифференциальные соотношения ( фундаментальные термодинамические уравнения или фундаментальные термодинамические соотношения ):

$\mathrm {d} U$	$\!\!=$		$T\mathrm {d} S$	$-$	$p\mathrm {d} V$	$+\sum _{i}\mu _{i}\,\mathrm {d} N_{i}$
$\mathrm {d} F$	$\!\!=$	$-$	$S\,\mathrm {d} T$	$-$	$p\mathrm {d} V$	$+\sum _{i}\mu _{i}\,\mathrm {d} N_{i}$
$\mathrm {d} H$	$\!\!=$		$T\,\mathrm {d} S$	$+$	$V\mathrm {d} p$	$+\sum _{i}\mu _{i}\,\mathrm {d} N_{i}$
$\mathrm {d} G$	$\!\!=$	$-$	$S\,\mathrm {d} T$	$+$	$V\mathrm {d} p$	$+\sum _{i}\mu _{i}\,\mathrm {d} N_{i}$

Бесконечно малые в правой части каждого из приведенных выше уравнений представляют собой натуральные переменные потенциала в левой части. Аналогичные уравнения можно построить для всех остальных термодинамических потенциалов системы. Для каждого термодинамического потенциала будет одно фундаментальное уравнение, в результате чего всего будет $2 Д$ фундаментальные уравнения.

Различия между четырьмя термодинамическими потенциалами можно резюмировать следующим образом:

\mathrm {d} (pV)=\mathrm {d} H-\mathrm {d} U=\mathrm {d} G-\mathrm {d} F

\mathrm {d} (TS)=\mathrm {d} U-\mathrm {d} F=\mathrm {d} H-\mathrm {d} G

Уравнения состояния [ править ]

Мы можем использовать приведенные выше уравнения для получения некоторых дифференциальных определений некоторых термодинамических параметров. Если мы определим $Φ$ как любой из термодинамических потенциалов, то приведенные выше уравнения будут иметь вид:

\mathrm {d} \Phi =\sum _{i}x_{i}\,\mathrm {d} y_{i}

где $x i$ и $y i$ — сопряженные пары, а $y i$ — натуральные переменные потенциала $Φ$ . Из правила цепочки следует, что:

x_{j}=\left({\frac {\partial \Phi }{\partial y_{j}}}\right)_{\{y_{i\neq j}\}}

где ${y i \neq j}$ — набор всех натуральных переменных $Φ,$ кроме $y j$ , которые считаются постоянными. Это дает выражения для различных термодинамических параметров через производные потенциалов по их естественным переменным. Эти уравнения известны как уравнения состояния , поскольку они определяют параметры термодинамического состояния . ^[12] Если мы ограничимся потенциалами $U$ ( Внутренняя энергия ), $F$ ( Энергия Гельмгольца ), $H$ ( Энтальпия ) и $G$ ( Энергия Гиббса ), то мы имеем следующие уравнения состояния (индексы показывают натуральные переменные, которые считаются постоянными):

+T=\left({\frac {\partial U}{\partial S}}\right)_{V,\{N_{i}\}}=\left({\frac {\partial H}{\partial S}}\right)_{p,\{N_{i}\}}

-p=\left({\frac {\partial U}{\partial V}}\right)_{S,\{N_{i}\}}=\left({\frac {\partial F}{\partial V}}\right)_{T,\{N_{i}\}}

+V=\left({\frac {\partial H}{\partial p}}\right)_{S,\{N_{i}\}}=\left({\frac {\partial G}{\partial p}}\right)_{T,\{N_{i}\}}

-S=\left({\frac {\partial G}{\partial T}}\right)_{p,\{N_{i}\}}=\left({\frac {\partial F}{\partial T}}\right)_{V,\{N_{i}\}}

~\mu _{j}=\left({\frac {\partial \phi }{\partial N_{j}}}\right)_{X,Y,\{N_{i\neq j}\}}

где в последнем уравнении $φ$ — любой из термодинамических потенциалов ( $U$ , $F$ , $H$ или $G$ ), и ${X,Y,\{N_{i\neq j}\}}$ являются набором натуральных переменных для этого потенциала, исключая $N i$ . Если мы используем все термодинамические потенциалы, то у нас будет больше уравнений состояния, таких как

-N_{j}=\left({\frac {\partial U[\mu _{j}]}{\partial \mu _{j}}}\right)_{S,V,\{N_{i\neq j}\}}

и так далее. В целом, если термодинамическое пространство имеет $D$ измерений, то для каждого потенциала будет $D$ уравнений, в результате чего в общей сложности получится $D 2 Д$ уравнения состояния, поскольку $2 Д$ существуют термодинамические потенциалы. Если $D$ известны -уравнения состояния для определенного потенциала, то можно определить фундаментальное уравнение для этого потенциала (т. е. точный дифференциал термодинамического потенциала). Это означает, что вся термодинамическая информация о системе будет известна, поскольку фундаментальные уравнения для любого другого потенциала могут быть найдены с помощью преобразований Лежандра , а также могут быть найдены соответствующие уравнения состояния для каждого потенциала как частные производные потенциала.

Измерение термодинамических потенциалов [ править ]

Приведенные выше уравнения состояния предлагают методы экспериментального измерения изменений термодинамических потенциалов с использованием физически измеримых параметров. Например, выражения свободной энергии

+V=\left({\frac {\partial G}{\partial p}}\right)_{T,\{N_{i}\}}

и

-p=\left({\frac {\partial F}{\partial V}}\right)_{T,\{N_{i}\}}

можно интегрировать при постоянной температуре и количествах, чтобы получить:

\Delta G=\int _{P1}^{P2}V\,\mathrm {d} p\,\,\,\,

(при постоянном T , {N _j } )

\Delta F=-\int _{V1}^{V2}p\,\mathrm {d} V\,\,\,\,

(при постоянном T , {N _j } )

которое можно измерить путем мониторинга измеряемых переменных давления, температуры и объема. Изменения энтальпии и внутренней энергии можно измерить с помощью калориметрии (которая измеряет количество тепла ΔQ, выделяемого или поглощаемого системой). Выражения

+T=\left({\frac {\partial U}{\partial S}}\right)_{V,\{N_{i}\}}=\left({\frac {\partial H}{\partial S}}\right)_{p,\{N_{i}\}}

можно интегрировать:

\Delta H=\int _{S1}^{S2}T\,\mathrm {d} S=\Delta Q\,\,\,\,

(при постоянном P , {N _j } )

\Delta U=\int _{S1}^{S2}T\,\mathrm {d} S=\Delta Q\,\,\,\,

(при постоянном V , {N _j } )

Обратите внимание, что эти измерения проводятся при постоянной { N _j } и поэтому неприменимы к ситуациям, в которых происходят химические реакции.

Отношения Максвелла [ править ]

определим $xi Опять же ,$ и $yi как$ сопряженные пары, а $yi как$ натуральные переменные некоторого потенциала $Φ$ . Мы можем взять «перекрестные дифференциалы» уравнений состояния, которые подчиняются следующему соотношению:

\left({\frac {\partial }{\partial y_{j}}}\left({\frac {\partial \Phi }{\partial y_{k}}}\right)_{\{y_{i\neq k}\}}\right)_{\{y_{i\neq j}\}}=\left({\frac {\partial }{\partial y_{k}}}\left({\frac {\partial \Phi }{\partial y_{j}}}\right)_{\{y_{i\neq j}\}}\right)_{\{y_{i\neq k}\}}

Отсюда мы получаем соотношения Максвелла . ^[3]^[13] Будет ( D − 1) / 2 из них для каждого потенциала, что в сумме дает D ( D − 1) / 2 Всего уравнений. Если мы ограничимся $U$ , $F$ , $H$ , $G$

\left({\frac {\partial T}{\partial V}}\right)_{S,\{N_{i}\}}=-\left({\frac {\partial p}{\partial S}}\right)_{V,\{N_{i}\}}

\left({\frac {\partial T}{\partial p}}\right)_{S,\{N_{i}\}}=+\left({\frac {\partial V}{\partial S}}\right)_{p,\{N_{i}\}}

\left({\frac {\partial S}{\partial V}}\right)_{T,\{N_{i}\}}=+\left({\frac {\partial p}{\partial T}}\right)_{V,\{N_{i}\}}

\left({\frac {\partial S}{\partial p}}\right)_{T,\{N_{i}\}}=-\left({\frac {\partial V}{\partial T}}\right)_{p,\{N_{i}\}}

Используя уравнения состояния, включающие химический потенциал, получаем такие уравнения, как:

\left({\frac {\partial T}{\partial N_{j}}}\right)_{V,S,\{N_{i\neq j}\}}=\left({\frac {\partial \mu _{j}}{\partial S}}\right)_{V,\{N_{i}\}}

и используя другие потенциалы, мы можем получить такие уравнения, как:

\left({\frac {\partial N_{j}}{\partial V}}\right)_{S,\mu _{j},\{N_{i\neq j}\}}=-\left({\frac {\partial p}{\partial \mu _{j}}}\right)_{S,V\{N_{i\neq j}\}}

\left({\frac {\partial N_{j}}{\partial N_{k}}}\right)_{S,V,\mu _{j},\{N_{i\neq j,k}\}}=-\left({\frac {\partial \mu _{k}}{\partial \mu _{j}}}\right)_{S,V\{N_{i\neq j}\}}

Соотношения Эйлера [ править ]

определим $xi Опять же ,$ и $yi yi$ как сопряженные пары, а $как естественные$ переменные внутренней энергии. Поскольку все натуральные переменные внутренней энергии $U$ являются экстенсивными величинами

U(\{\alpha y_{i}\})=\alpha U(\{y_{i}\})

следует из теоремы Эйлера об однородной функции , что внутреннюю энергию можно записать как:

U(\{y_{i}\})=\sum _{j}y_{j}\left({\frac {\partial U}{\partial y_{j}}}\right)_{\{y_{i\neq j}\}}

Тогда из уравнений состояния имеем:

U=TS-pV+\sum _{i}\mu _{i}N_{i}

Эта формула известна как соотношение Эйлера , поскольку к ней приводит теорема Эйлера об однородных функциях. ^[14]^[15] (Оно не было открыто Эйлером в исследовании термодинамики, которого в его время не существовало.).

Подставляя в выражения для остальных основных потенциалов имеем:

F=-pV+\sum _{i}\mu _{i}N_{i}

H=TS+\sum _{i}\mu _{i}N_{i}

G=\sum _{i}\mu _{i}N_{i}

Как и в предыдущих разделах, этот процесс можно осуществить на всех остальных термодинамических потенциалах. Таким образом, существует еще одно соотношение Эйлера, основанное на выражении энтропии как функции внутренней энергии и других экстенсивных переменных. Тем не менее, другие соотношения Эйлера справедливы для других фундаментальных уравнений для энергии или энтропии как соответствующих функций других переменных состояния, включая некоторые интенсивные переменные состояния. ^[16]

Гиббса Отношение Дюэма -

Вывести уравнение Гиббса-Дюэма из основных термодинамических уравнений состояния несложно. ^[10]^[17]^[18] Приравнивание любого определения термодинамического потенциала к его выражению соотношения Эйлера дает:

U=TS-PV+\sum _{i}\mu _{i}N_{i}

Дифференцируя и используя второй закон:

\mathrm {d} U=T\mathrm {d} S-P\mathrm {d} V+\sum _{i}\mu _{i}\,\mathrm {d} N_{i}

дает:

0=S\mathrm {d} T-V\mathrm {d} P+\sum _{i}N_{i}\mathrm {d} \mu _{i}

Это соотношение Гиббса-Дюэма. Гиббс–Дюэм – это зависимость между интенсивными параметрами системы. Отсюда следует, что для простой системы с $I$ компонентами будет $I + 1$ независимых параметров, или степеней свободы. Например, простая система с одним компонентом будет иметь две степени свободы и может определяться только двумя параметрами, такими как, например, давление и объем. Закон назван в честь Джозайи Уилларда Гиббса и Пьера Дюэма .

Условия устойчивости [ править ]

Поскольку внутренняя энергия является выпуклой функцией энтропии и объема, условие устойчивости требует, чтобы вторая производная внутренней энергии с энтропией или объемом была положительной. Обычно это выражается как $d^{2}U>0$ . Поскольку принцип максимума энтропии эквивалентен принципу минимума внутренней энергии, совокупный критерий стабильности или термодинамического равновесия выражается как $d^{2}U>0$ и $dU=0$ для параметров, энтропии и объема. Это аналогично $d^{2}S<0$ и $dS=0$ условие существования энтропии в равновесии. ^[19] Та же концепция может быть применена к различным термодинамическим потенциалам, определяя, являются ли они выпуклыми или вогнутыми относительно своих переменных.

${\biggl (}{\partial ^{2}F \over \partial T^{2}}{\biggr )}_{V,N}\leq 0$ и ${\biggl (}{\partial ^{2}F \over \partial V^{2}}{\biggr )}_{T,N}\geq 0$

Где энергия Гельмгольца является вогнутой функцией температуры и выпуклой функцией объема.

${\biggl (}{\partial ^{2}H \over \partial P^{2}}{\biggr )}_{S,N}\leq 0$ и ${\biggl (}{\partial ^{2}H \over \partial S^{2}}{\biggr )}_{P,N}\geq 0$

Где энтальпия — это вогнутая функция давления и выпуклая функция энтропии.

${\biggl (}{\partial ^{2}G \over \partial T^{2}}{\biggr )}_{P,N}\leq 0$ и ${\biggl (}{\partial ^{2}G \over \partial P^{2}}{\biggr )}_{T,N}\leq 0$

Где потенциал Гиббса является вогнутой функцией давления и температуры.

В общем, термодинамические потенциалы ( внутренняя энергия и ее преобразования Лежандра ) являются выпуклыми функциями своих внешних переменных и вогнутыми функциями внутренних переменных . Условия устойчивости предполагают, что изотермическая сжимаемость положительна, а при неотрицательной температуре $C_{P}>C_{V}$ . ^[20]

Химические реакции [ править ]

Изменения этих величин полезны для оценки степени протекания химической реакции. Соответствующее количество зависит от условий реакции, как показано в следующей таблице. $Δ$ обозначает изменение потенциала, и в состоянии равновесия это изменение будет равно нулю.

	Константа $В$	Постоянное $р$
Константа $S$	$Δ ΔU$	$Δ Н$
Константа $Т$	$Δ ΔF$	$Δ ΔG$

Чаще всего рассматривают реакции при постоянных $p$ и $T$ , поэтому свободная энергия Гиббса является наиболее полезным потенциалом при изучении химических реакций.

См. также [ править ]

Отношения Кумбера

Примечания [ править ]

^ Перейти обратно: ^а ^б ^с ISO/IEC 80000-5, Величины в единицах, Часть 5. Термодинамика, пункт 5-20.4 Энергия Гельмгольца, функция Гельмгольца
^ Перейти обратно: ^а ^б ISO/IEC 80000-5, Величины в единицах, Часть 5. Термодинамика, пункт 5-20.5, Энергия Гиббса, Функция Гиббса
^ Перейти обратно: ^а ^б Альберти (2001) с. 1353
^ Альберти (2001) с. 1376
^ ISO/IEC 80000-5:2007, пункт 5-20.4.
^ Тыкоди, Р.Дж. (1 февраля 1995 г.). «Спонтанность, доступность, необратимость, «полезная работа»: функция доступности, функция Гельмгольца и функция Гиббса» . Журнал химического образования . 72 (2): 103. Бибкод : 1995ЖЧЭд..72..103Т . дои : 10.1021/ed072p103 . ISSN 0021-9584 .
^ Каллен (1985) с. 153
^ Альберти (2001) с. 1352
^ Альберти (2001) с. 1355
^ Перейти обратно: ^а ^б Альберти (2001) с. 1354
^ Например, ионные виды N _j (измеренные в молях ), удерживаемые при определенном потенциале V _j, будут включать термин $\sum _{j}V_{j}\mathrm {d} q_{j}=F\sum _{j}V_{j}z_{j}\mathrm {d} N_{j}$ где F — постоянная Фарадея , а z _j — кратное элементарному заряду иона.
^ Каллен (1985) с. 37
^ Каллен (1985) с. 181
^ Каллен, HB (1960/1985). Термодинамика и введение в термостатистику , второе издание, John Wiley & Sons, Хобокен, штат Нью-Йорк, ISBN 9780471862567 , стр. 59–60.
^ Бейлин, М. (1994). Обзор термодинамики , Американский институт физики, AIP Press, Вудбери, штат Нью-Йорк, ISBN 0883187973 , стр. 215–216.
^ Каллен, HB (1960/1985). Термодинамика и введение в термостатистику , второе издание, John Wiley & Sons, Хобокен, штат Нью-Йорк, ISBN 9780471862567 , стр. 137–148.
^ Моран и Шапиро, с. 538
^ Каллен (1985) с. 60
^ В., Чогль, Н. (2000). Основы равновесной и стационарной термодинамики . Эльзевир. ISBN 978-0-444-50426-5 . OCLC 1003633034 . {{cite book}}: CS1 maint: несколько имен: список авторов ( ссылка )
^ Каллен, Герберт Б. (2005). Термодинамика и введение в термостатистику (2-е изд.). Нью-Дели: Джон Уайли и сыновья. стр. 203–210. ISBN 978-81-265-0812-9 . OCLC 663862636 .

Ссылки [ править ]

Альберти, РА (2001). «Использование преобразований Лежандра в химической термодинамике» (PDF) . Чистое приложение. Хим . 73 (8): 1349–1380. дои : 10.1351/pac200173081349 .
Каллен, Герберт Б. (1985). Термодинамика и введение в термостатистику (2-е изд.). Нью-Йорк: Джон Уайли и сыновья. ISBN 978-0-471-86256-7 .
Моран, Майкл Дж.; Шапиро, Ховард Н. (1996). Основы инженерной термодинамики (3-е изд.). Нью-Йорк; Торонто: Дж. Уайли и сыновья. ISBN 978-0-471-07681-0 .

Дальнейшее чтение [ править ]

Энциклопедия физики МакГроу Хилла (2-е издание), CB Parker, 1994, ISBN 0-07-051400-3
Термодинамика, От концепций к приложениям (2-е издание), А. Шавит, К. Гутфингер, CRC Press (Taylor and Francisco Group, США), 2009 г., ISBN 9781420073683
Химическая термодинамика , DJG Ives, Университет химии, Macdonald Technical and Scientific, 1971, ISBN 0-356-03736-3
Элементы статистической термодинамики (2-е издание), Л. К. Нэш, Принципы химии, Аддисон-Уэсли, 1974, ISBN 0-201-05229-6
Статистическая физика (2-е издание), Ф. Мандл, Манчестерская физика, John Wiley & Sons, 2008 г., ISBN 9780471566588

Внешние ссылки [ править ]

Термодинамические потенциалы - Государственный университет Джорджии
Химическая потенциальная энергия: «характеристика» против типа, зависящего от концентрации

[ISO_80000-5_20.4-1] Перейти обратно: ^а ^б ^с ISO/IEC 80000-5, Величины в единицах, Часть 5. Термодинамика, пункт 5-20.4 Энергия Гельмгольца, функция Гельмгольца

[ISO_80000-5_20.5-2] Перейти обратно: ^а ^б ISO/IEC 80000-5, Величины в единицах, Часть 5. Термодинамика, пункт 5-20.5, Энергия Гиббса, Функция Гиббса

[Alberty_2001_p1353-3] Перейти обратно: ^а ^б Альберти (2001) с. 1353

[4] Альберти (2001) с. 1376

[5] ISO/IEC 80000-5:2007, пункт 5-20.4.

[6] Тыкоди, Р.Дж. (1 февраля 1995 г.). «Спонтанность, доступность, необратимость, «полезная работа»: функция доступности, функция Гельмгольца и функция Гиббса» . Журнал химического образования . 72 (2): 103. Бибкод : 1995ЖЧЭд..72..103Т . дои : 10.1021/ed072p103 . ISSN 0021-9584 .

[7] Каллен (1985) с. 153

[Alberty_2001_p1352-8] Альберти (2001) с. 1352

[9] Альберти (2001) с. 1355

[Alberty_2001_p1354-10] Перейти обратно: ^а ^б Альберти (2001) с. 1354

[11] Например, ионные виды N _j (измеренные в молях ), удерживаемые при определенном потенциале V _j, будут включать термин $\sum _{j}V_{j}\mathrm {d} q_{j}=F\sum _{j}V_{j}z_{j}\mathrm {d} N_{j}$ где F — постоянная Фарадея , а z _j — кратное элементарному заряду иона.

[12] Каллен (1985) с. 37

[13] Каллен (1985) с. 181

[14] Каллен, HB (1960/1985). Термодинамика и введение в термостатистику , второе издание, John Wiley & Sons, Хобокен, штат Нью-Йорк, ISBN 9780471862567 , стр. 59–60.

[15] Бейлин, М. (1994). Обзор термодинамики , Американский институт физики, AIP Press, Вудбери, штат Нью-Йорк, ISBN 0883187973 , стр. 215–216.

[16] Каллен, HB (1960/1985). Термодинамика и введение в термостатистику , второе издание, John Wiley & Sons, Хобокен, штат Нью-Йорк, ISBN 9780471862567 , стр. 137–148.

[17] Моран и Шапиро, с. 538

[18] Каллен (1985) с. 60

[19] В., Чогль, Н. (2000). Основы равновесной и стационарной термодинамики . Эльзевир. ISBN 978-0-444-50426-5 . OCLC 1003633034 . {{cite book}}: CS1 maint: несколько имен: список авторов ( ссылка )

[20] Каллен, Герберт Б. (2005). Термодинамика и введение в термостатистику (2-е изд.). Нью-Дели: Джон Уайли и сыновья. стр. 203–210. ISBN 978-81-265-0812-9 . OCLC 663862636 .

[1]

[2]

[3]

[4]

[5]

[6]

[7]

[8]

[9]

[10]

[11]

[12]

[13]

[14]

[15]

[16]

[17]

[18]

[19]

[20]

v т Это Статистическая механика
Theory	Principle of maximum entropy ergodic theory
Statistical thermodynamics	Ensembles partition functions equations of state thermodynamic potential: U H F G Maxwell relations
Models	Ferromagnetism models Ising Potts Heisenberg percolation Particles with force field depletion force Lennard-Jones potential
Mathematical approaches	Boltzmann equation H-theorem Vlasov equation BBGKY hierarchy stochastic process mean-field theory and conformal field theory
Critical phenomena	Phase transition Critical exponents correlation length size scaling
Entropy	Boltzmann Shannon Tsallis Rényi von Neumann
Applications	Statistical field theory elementary particle superfluidity Condensed matter physics Complex system chaos information theory Boltzmann machine

Базы данных авторитетного контроля
International	FAST
National	Germany Israel United States