热统第二次课课件
热力统计物理复习PPT课件
第22页/共28页
2.已知在体积保持不变时，一气体的压强正比于其绝对温度。证明在温度 保持不变时，该气体的熵随体积而增加。
第23页/共28页
3.求V=L3内在Px到Px+dPx， Py到Py+dPy， Pz到Pz+dPz间的自由粒子的量子态数与态密度。
在能级密集的假设下，令n连续
dnx
L
2
dpx
第1页/共28页
4.其它热力学函数
焓
H U pV
自由能
F U TS
等温等容下，自由能永不增加
吉布斯函数 G U TS pV 等温等压下，吉布斯函数永不
增加
第2页/共28页
第二章
1.热力学函数 热力学基本方程 dU TdS pdV
H U pV
dH TdS Vdp
F U TS
dF SdT pdV
l
al
l
l
e l 1
巨配分函数 l
1 e l l
l
l
平均总粒子数 N ln
（费米）
l
1 e l l
l
l
内能
U ln
广义力
Y 1 ln
y
p 1 ln
V
熵
S
k
ln
ln
ln
S
k
ln
2.玻色-爱因斯坦凝聚 P230 了解
第13页/共28页
dnx dny dnz
4V
h
p2dp
将 p2 代入上式，得：
2m
4V
h3
p2dp
4V
h3
1
2md (2m )2
2V
h3
热统2012-3
• 光的散射和光的吸收很难分开
瑞利散射
• 微粒线度比光波长小,即不大于(1/5-1/10)λ的 浑浊介质 • 散射光强度与入射光波长的四次方成反比
I
1
4
• 红光波长(λ＝0.72μm)为紫光波长(λ＝0.4μm) 的1.8倍,因此紫光散射强度约为红光的 (1.8)4≈10倍
分子散射 1 I 4
热学
范宏昌编著
统计物理和热力学
第一章 热学基本概念
• 1.1平衡态和状态参量 • 1.1.1 系统和外界 • 系统(system)研究热力学问题时所定义的研 究对象 • 外界(surroundings)除系统以外的所有客观 存在 • 系统边界(boundaries) 绝热是相对的 • 孤立系(isolated system) 实际应用中与交换量有关 • 封闭系(closed system) 例如当测量低吸收时采用 • 开(放)系(统)(open system) 真空下的温升测量
1.1.2 平衡态(equilibrium state)
⑴ 热力学系统的状态 热力学状态：系统在某一时刻所呈现出来 的热力学方面的宏观物理状况,T、p、ρ ⑵ 热力学平衡状态 在不变的外界条件下,系统经过足够长时间后 将达到一个宏观上不随时间变化的状态,如在 此状态系统各处还无宏观的粒子流、电流和 热量流,则这样的状态称为热力学平衡态
L Li
i 1
• Li是第i部分的状态函数值。L(j)和Li(j)分别表 m 示L和Li的第j次测量值 ( j ) ( j)
L
Li
i 1
n
• 总的测量次数为n，L的平均值为
L
L
j 1
n
j
n
1 j Li n j 1 i 1 i 1
热统课件
Jq A B Je
珀尔贴系数：取决于两种金属的性质，并 与温度有关
3、汤姆孙效应（1854年发现）
当电流通过具有温度梯度的均匀导体时，除了 放出焦耳热外，导体还要放出另外的热量，称为汤 姆孙热.
在单位时间内，单位体积的导体放出的汤姆孙热 为：
q J T e
汤姆孙系数：与导体性质和温 度有关
热流与温度梯 度成正比
Jq T
2、扩散过程的菲克定律
粒子流与浓度 梯度成正比
Jn D n
3、导电过程的欧姆定律
J E V e
电流与电势梯度 成正比
4、动量输运的牛顿粘滞定律
动量流与流速梯 度成正比
dv Jpxy P xy dx
5、线性唯象律
y
是单位时间内流过单位截 面的熵，称为熵流密度 是单位时间内单位体积中产 生的熵，称为局域熵产生率
整个系统熵的增加率为：
dS d s sd d dt dt t
J d S
利用高斯定理将右边第一项化为面积分，得：
dS J d d S dt
1． 局域平衡，熵流密度与局域熵产生率。 2． 线性与非线性过程，昂萨格关系 。 3* ．温差电现象
教学要求：
了解局域熵产生率，昂萨格关系和用不可逆过程热力 学处理问题的一般程序。
5.1 局域平衡、熵流密度与域局熵产生率
一、热力学第二定律的推广 热力学第二定律不等式 : 推广为：
dS dQ dT
N ni d
(5.1.5)
三、熵流密度和局域熵产生率
讨论熵的变化快慢问题。 1、不可逆过程热力学的建立
d dS d eS iS dt dt dt
热统1-1
第一章 热力学的基本规律
Ch1.1热力学系统的平衡态及描述
Ch1.2热力学第○定律与温度
Ch1.3热力学第一定律与内能
Ch1.4 热力学第二定律与熵
Ch1.5重要的热力学势函数
本章小结
Ch1.1热力学系统的平衡态及描述
一、热力学系统
1、系统和外界
系统：热力学的研究对象—大量微观粒子组成的宏观系统
Ch5非平衡
Ch7玻尔兹 曼统计
Ch9系综统计
Ch11 非平衡
Ch8量子 统计
Ch10 涨落理论
六、课 程 基 本 情 况
一、计划课时：51—54 二、基本教材
汪志诚，热力学· 统计物理，第四版
三、主要参考书
1.马本坤等，热力学与统计物理学
2.苏汝铿，统计物理学
3.张启人，统计力学
热力学与统计物理
关系： = T p 已知实验系数，求物态。
１.２热力学第零定律与温度
３、典型的物态方程
１、理想气体 ＰＶ＝ｎＲＴ ２、范氏气体
an2 P V nb nRT 2 V
３、昂尼斯气体
PV nRT B(T ) P C (T ) P 2
归纳
宏观量＝<微观量>μ
等概率原理（孤立系统，平衡态）
从单个粒子 遵从的力学 规律出发， 求系统平均
热力学基本定律
演绎、推理
宏观的物性
宏观的、普遍性、可靠性； 不能推导出具体物质的特性； 不能解释涨落现象。
宏观物性
微观、唯理；
近似性。
四、发展历史
—1700 猜测：五行、四素
1、
2、1701—1850 实验：测温、热机、热功当量
热统II-课件-9月24日
第二章 正则系综 （Canonical Ensemble ）（2009-09-24）§1 系统与热库的平衡(Equilibrium between a system and a heat reservoir)平衡态的宏观条件有多种：一种是孤立系统，体系的能量E 、体积V 和粒子数N 保持不变，其平衡态可用微正则系综来描述。
更常见的是与外界保持热平衡的体系。
该体系的温度保持不变，因为它可与外界交换热量，所以能量不再固定。
此种平衡态的宏观条件是温度T 、体积V 和粒子数N 保持不变。
此种宏观条件下，由于该体系的能量不再固定，微观态不再被限制在相空间的等能面上，它可以出现在相空间的任意点上。
如何确定此种平衡态下各种微观态出现的几率，这就是本章研究的问题。
为了直观地想象各种不同微观态出现的几率，我们仍然将体系复制M 个（M 非常大）。
它们的宏观条件相同，但可处于不同的微观状态，这M 个体系的集合就称为正则系综。
正则系综中的每个体系都与外界处于热平衡之中，我们将外界用一个很大的热库（R ）形象地表示出来，此热库包围了该体系，见图。
设想热库比体系要大得多，它的热容量非常巨大，在与体系交换热量时，其温度并不改变。
这就保证了体系处于平衡态时的温度等于热库的温度T 。
体系与热库两者组成的整体称为复合体系，设想该复合体系不再与外界相互作用，可认为是孤立体系。
对于现在的复合体系，它也有两部分（体系和热库）组成，由这两者的平衡关系求得了各种热力学量：系统(S)+热库(R)=孤立系统，其中体系的能量为s E ，热库的能量为R E ，复合体系的总能量为0s R E E E =+，也可写成： 0,R s E E E =− 同时，0s E E >>。
在此能量下，热库可处于许多不同的微观状态（简并），设微观状态的数目为()0R s E E Ω−。
因为复合体系是一个孤立系统，按微正则系综的基本假定，在平衡态下，复合体系的每一个微观态出现的几率是相等的。
热统课件总结第二章
第二章 均匀物质的热力学性质2.1（2）已知在体积保持不变的情况下,一气体的压强正比于其热力学温度.试证明在温度保持不变时,该气体的熵随体积而增加。
解：由题意得： )()(V f T V k p +=。
因V 不变,T 、p 升高,故k (V )>0据麦氏关系(2.2.3)式得: T V S )(∂∂ =V Tp)(∂∂ =k (V ) (k (V )>0) ⎰+=⇒);()(T g dV V k S由于k (V )>0, 当V 升高时(或V 0→V ,V >V 0),于是⎰>0)(dV V k⇒T 不变时,S 随V 的升高而升高。
2.2（3）设一物质的物态方程具有以下形式T V f P )(=，试证明其内能与体积无关。
解： T V f P )(= ，(V T V U ∂∂),()T =T V T P)(∂∂ - p = )()(V Tf V Tf - =0 得证。
2.3（4）求证：(ⅰ) H P S )(∂∂ <0 (ⅱ) U VS)(∂∂ >0证: 由式(2.1.2)得： VdP TdS dH +=等H 过程:H H VdP TdS )()(-=⇒（P S ∂∂）H =-TV<0 (V >0; T >0) 由基本方程：PdV TdS dU -=dV TpdU T dS +=⇒1; ⇒（VS∂∂）U =T p >0.2.4（5）已知 T V U )(∂∂ =0 , 求证 T pU )(∂∂=0。
解： 由式(2.2.7)得：T V U )(∂∂=T V T p )(∂∂-p ; ⇒T V U )(∂∂=0 ; V T pT p )(∂∂= T V U )(∂∂ =),(),(T V T U ∂∂=),(),(T p T U ∂∂),(),(T V T p ∂∂=0=T p U )(∂∂T V p )(∂∂ ∵ T V p )(∂∂≠0 ; ⇒T pU )(∂∂=0。
热统1-11-12
A. 热力学温标只是一种理论上的理想温标, 因为造不出一 热力学温标只是一种理论上的理想温标, 台可逆卡诺热机。 台可逆卡诺热机。 更造不出一部工作于任何温度和水的三相点之间的热机。 更造不出一部工作于任何温度和水的三相点之间的热机。 B.热力学温标用热量作为测温属性，虽然理论上可行， B.热力学温标用热量作为测温属性，虽然理论上可行，但 热力学温标用热量作为测温属性 实验上难以办到。 实验上难以办到。 因为测量热量，需要先测量温度和热容量。 因为测量热量，需要先测量温度和热容量。而此时的温 度就是用理想气体温标定义的。 度就是用理想气体温标定义的。 c.在理想气体温标的适用范围内， c.在理想气体温标的适用范围内，热力学温标和理想气体温 在理想气体温标的适用范围内 是一致的。 标是一致的。 因此，两种温标实际上是一样的。 因此，两种温标实际上是一样的。 只不过是热力学温标把热力学温标提高到更高的理论水平 使它不依赖于测温物质即理想气体， 上，使它不依赖于测温物质即理想气体，也就是说不依赖 经验” 于“经验”。 热力学温标是理想气体温标的形式上的“包装” 热力学温标是理想气体温标的形式上的“包装”，范围上 的“扩展”！ 扩展”
1
Q3
= F (θ 3 , θ1 )
设另第三个可逆热机， 设另第三个可逆热机，工作在温度为θ3的热源与θ2热 源之间： 源之间： Q2
Q3 = F (θ 3 , θ 2 )
Q1 = F (θ 3 , θ1 ) Q3
Q2 = F (θ 3 , θ 2 ) Q3
两式相除： 两式相除：得
Q2 F (θ 3 , θ 2 ) = Q1 F (θ 3 , θ1 )
则
Q2 T2∗ = ∗ Q1 T1
两个温度的比值是通过在这两个温度之间的可逆热 机与热源交换的热量之比来定义的。 机与热源交换的热量之比来定义的。 由于比值Q 与工作物质的特性无关， 由于比值 2/Q1与工作物质的特性无关，这一温标也 与具体物质无关，因而是一种绝对温标，称为热力 与具体物质无关，因而是一种绝对温标，称为热力 学温标或开尔文温标。 学温标或开尔文温标。
热统2012-18-1
S V p T p T
T p V S S V T V p S p S S p V T T V S V p T p T
U U T, p S V V S H H V T, S p p S F F S , p T V V T G G V S , T p p T
R1 不可逆
R2 可逆
绝热
B
C2
B
A
O
V
O
V
1)、克劳修斯熵公式
> 对应不可逆过程 熵是态函数，用于判断的是过程 ΔS:与过程无关，只与初、末态有关。 可以在初、末态间设计恰当可逆过程来计算熵变ΔS 2). 熵增加原理
dQ S SB S A T A
B
= 对应可逆过程
dQ 克劳修斯 S T A
热辐射的热力学理论
• 空腔中的热辐射能,是温度的函数
U T ,V uT V
热辐射压强与辐射能量密度u之间的关系 别列杰夫(1901年)实验证明,(2.9.14) 利用(5.5.5)式
1 p u 3
T du u u 3 dT 3
4
du T 4u dT
空腔中的熵
U p T p V T T V
S Si nSi
i 1
n
C p 2n
0
n
• 温度0C的1kg水与温度100 C的恒温热源接触后, 水温达到100 C。求水和热源以及整个系统的熵变。 如何在整个系统熵变为零条件下使水温升到100 C？ 比热容4.18Jg-1K-1 • 水与热源直接接触的过程是不可逆的。 • 为求熵变,设想0-100 C之间一系列彼此温差无限小 的热源,水依次从之吸热,这是可逆的 373 mc p dT 373 S水 mc p ln 1304.6 J K 1 273 T 273 在这个过程中水吸的热量为
热统II-课件-9月10日
绪论(2009-9-10)从一到无穷大（More is Different）由基本粒子构成的巨大的和复杂的的集聚体的行为并不能依据少数粒子的性质作简单外推就能理解。
正好相反，在复杂性的每一个层次之中会呈现全新的性质，而要理解这些新行为所需要作的研究，就其基础性而言，与其他研究相比毫不逊色。
------ P W Anderson 1972力学，电磁学描述单体或少体体系的运动规律。
若不考虑强相互作用及弱相互作用，则力学（引力），电磁学（电磁力）的知识基本上可以使我们完全理解一般个体的运动规律。
量子力学是20世纪的革命，然而其作用也无非是引入量子化的概念是我们可以更准确地描述单体，少体体系的运动。
热力学与统计物理的研究对象是大量（有多大？N~1023）粒子组成的宏观系统，是我们日常所认识的。
这些粒子的运动均满足力学、电磁学，那么是否可直接求解Hamilton方程或Maxwell方程呢？事实上这不可能也不现实。
天体中日-地-月的简单3体问题，已经极其复杂。
另外也不必要：谁会在意1023个粒子中的一个粒子的运动行为呢？事实上，当N极大时，新的物理规律--统计规律呈现出来，我们应采用非力学的方法来加以处理。
温故知新Thermodynamics: Top-down approach,形而上唯象热力学：研究宏观体系的平衡态的宏观物理量之间的关系。
热力学奠基人：Carnot，Joule，Clausius， Kelvin热力学第一定律（能量守恒定律）设一宏观体系，有内能U，体积V，在任一过程中体系的内能增加为外界对体系做=−+的功加上从外界吸收的热： dU PdV dQ内能，体积是状态的函数。
吸收的热量却是与过程有关的，不是由状态唯一决定的。
焦耳的重要贡献就是指出热功当量---热本质上和功是一回事。
热力学第二定律（熵定律）若第一定律可以说不过是能量守恒在热力学中的应用，这第二定律则是一个完全的热力学规律，它给出了不可逆性，或者说时间箭头，有着重要的意义。
热统课件总结第二章
H H(S, p)
由F U TS, dF dU TdS SdT SdT pdV dF SdT pdV
F F(T,V )
由G F pV , dG dF pdV Vdp SdT Vdp dG SdT Vdp
第二章 均匀物质的热力学性质
第二章 均匀物质的热力学性质
( T V
)S
(
P S
)V
T ( P )S
( V S
)P
P S
( T )V
( V
)T
V
S
( T
)P
( P )T
第12页
天津师范大学物电学院
§2.2 麦式关系的简单运用
一. 能态方程，选T, V为参量
U U (T,V )
dU
而对于复合函数z z(x, y), y y(x, v)
有：
（
z x
)
（
z x
)
y
（
z y
)（x
y x
)
由S(T , p) S(T ,V (T , p))
可得
（ S T
)p
（ S T
)V
（ S V
)（T
V T
)p
Cp
CV
T
(
S T
)
p
第二章 均匀物质的热力学性质
第8页
天津师范大学物电学院
S U V ()
H
F
p G T ()
第二章 均匀物质的热力学性质
第9页
天津师范大学物电学院
(1) 4个基本方程的记忆
• 规律: 特性函数两侧是 其独立变量,其前面的 系数按照约定1补充
热统课件总结第一章
I ( p1 , V1 , T1 )
( p′ , V1 , T2 ) 2
( p 2 , V2 , T2 )
V
第13页
第一章 热力学的基本定律
天津师范大学物电学院
′ I( p1 ,V1 , T1 ) ⇒ ∏′( p2 ,V1 , T2 )
′ p 2 T2 p1 ′ = ⇒ p2 = × T2 p1 T1 T1
2.面积变化功 面积变化功 面积功：边框向右移动， 面积功：边框向右移动， 边框向左移动， 边框向左移动，
dW = F ⋅ dx = 2lσdx = σdA
dW = F ⋅ dx = −2lσdx = σdA
l
σl
dx 图1.6
第19页
第一章 热力学的基本定律
天津师范大学物电学院
3 极化功：当将电容器的电荷量增加 dq 时外界所作的功为 极化功：
第15页
第一章 热力学的基本定律
天津师范大学物电学院
3.简单的固体和液体（已知：α、κT) 简单的固体和液体 已知： 、 V (T, P) = V0 (T0 , 0) [1 +α(T - T0) –κT p] 4.顺磁介质：µ=CH/T (居里定律 顺磁介质： 居里定律) 顺磁介质 居里定律 四.广延量和强度量 与系统的质量或物质的量成正比，称为广延量，如质量， 与系统的质量或物质的量成正比，称为广延量，如质量， 物质的量， 物质的量，体积和总磁矩 . 与质量或物质的量无关，称为强度量，如压强， 与质量或物质的量无关，称为强度量，如压强，温度和 磁场强度 .
W = − ∫ pdV
VA VB
外界在准静态过程中对系统所作的功就等于p-V曲线 曲线p=p(V)下 外界在准静态过程中对系统所作的功就等于 曲线 下 方面积的值。作功与过程有关。 方面积的值。作功与过程有关。
热统第二章
(
G p
)T
dp
dG SdT Vdp
S
(
G T
)
p
,V
(
G p
)T
U
G
TS
pV
G
T
(
G T
)
p
p
(
G p
)T
吉布斯－亥姆霍兹方程
35
例：求表面系统的热力学函数
表面系统指液体与其它相的交界面。
U U(S,V )
比较
U
U
dU
(
S
)V
dS
( V
)S
dV
dU TdS pdV 3
U
U
( S )V T (S,V );
( V
)S
p(S,V )
U T
U
p
( V
)S (
S
)V
(V )S ;
(S )V
( V
)S
(S )V
注意：交换求导顺序时，脚标要 跟着交换。
第二章 均匀物质的热力学性质
§2.1 内能、焓、自由能和吉布斯函数的全微分 一、热力学的基本函数和方程 ⒈基本热力学函数 焓：H=U+pV
自由能：F=U－TS 吉布斯函数：G=U－TS+pV＝F+pV
1
⒉基本方程
dU TdS pdV
U U(S,V )
dH dU pdV Vdp TdS Vdp
p
代入
p
dU
CV dT
[T ( T
)V
热统新教案第2次课
§1.4 功本节要求：掌握：无摩擦与准静态过程的功。
（重点，难点）(考核概率100%)。
了解：非准静态过程的功，其它系统的功。
掌握：准静态过程外界对系统做功的一般形式（考核概率30%）。
1无摩擦与准静态过程的功（① 掌握：过程与准静态过程的概念。
②掌握：无摩擦与准静态过程的功的求法）（重点，难点）（考核概率100%）2准静态过程外界对系统做功的一般形式（① 了解：非准静态过程的功，其它系统的功。
② 掌握：广义力和广义位移的概念。
③掌握：准静态过程外界对系统做功的一般形式 (考核概率30%)若系统从一个平衡态(初态)转变到另一个平衡态(末态) ，则称系统经历了一个过程。
或者说热力学系统随时间的变化称为热力学过程，简称为过程。
在过程中系统与外界可能有能量交换，有两种交换方式，作功就是系统与外界交换能量的一种方式。
一、准静态过程如果过程所经历的每一个中间壮态都可看作是平衡态，则该过程被称为准静态过程，否则被称为非准静态过程。
对准静态过程做以下3点说明：1、准静态过程是一种理想过程2、“足够缓慢 ”3、对无摩擦的准静态过程，外界对系统的作用力，可以用描述系统平衡状态的参量表示出来。
对于有摩擦力的复杂情形，我们将不考虑，仅考虑有摩擦力的准静态过程。
二、功的表达式体积功：活塞向右移动，pdV pAdx x d F dW -=-=⋅=活塞向左移动，pdV pAdx x d F dW ==⋅=； 注意：1、系统体积收缩，外界对系统作功为正值；2、系统体积膨胀，外界对系统作功为负值；3、系统体积由V A 变到V B 时，外界对系统作功为： ⎰-=B A V V pdV W ，有限过程。
P 为外界作用在活塞上的压强讨论：（1） 一般情况下，P 不等于气缸内气体的压强原因有二：① 有摩擦② 无摩擦但不是准静态过程无摩擦+准静态=可逆过程（2） 功是与过程有关的量，过程不同，则外界对系统所做的功也不同。
功是一个过程量。
- 1、下载文档前请自行甄别文档内容的完整性，平台不提供额外的编辑、内容补充、找答案等附加服务。
- 2、"仅部分预览"的文档,不可在线预览部分如存在完整性等问题,可反馈申请退款(可完整预览的文档不适用该条件!)。
- 3、如文档侵犯您的权益，请联系客服反馈,我们会尽快为您处理(人工客服工作时间：9:00-18:30)。
极化功
0 H 2 dW VH dB Vd V 0 H dμ 2
准静态过程功的一般表达式
dW Yl dyl
l
其中，Y广义力，y广义坐标，dy广义位移。 非准静态过程的功 p-V-T系统举例： 等容过程 等压过程
1、理想气体的内能、焓、热容差 如何计算状态函数？ 焦耳实验：气体自由膨胀 结论：理想气体的内能只与温度有关
U U U (T ) 0 V T H H (T ) CV CV (T )
C p C p (T )
计算: （物态方程、热容为已知测量结果）
U H C p CV
一、热力学第一定律
U Q W
符号规定
U：内能 状态量 Q：系统从外界吸收的热量 过程量 过程量 W：外界对系统做的功 微元过程
dU dQ dW
含机械能变化时
U E Q W
成立条件：对任何过程都成立。
二、相关概念
1、准静态过程 过程中任一时刻系统都处于平衡态的过程。
P
i f 准静态过程可用 状态图上一条曲 线表示。
O
V
用处： 1. 计算状态量变化时用于连接两个平衡态； 2. 作为实际过程的近似。
2、准静态过程中的功
(会计算)
准静态过程中外界对系统做功可用系统平衡态的状 态参量表达。 不同准静态过程的功:（W表示外界对系统做功） （1）体积变化 系统压强为p，系统体积变 化dV时，外界对系统做功
卡诺定理11
热力学温标12
克劳修斯等式不等式13 可逆 熵，热力学基本 关系14，15 不可逆 第二定律的数学 表达、应用16-18
§2.热力学第一定律
基本要求： 掌握功、热量、内能、热容、焓的概念； 掌握准静态过程的含义及其特点，了解其用途；
能正确写出热力学第一定律的数学表达； 会计算不同系统的准静态过程的功； 能根据物态方程和热容计算理想气体的相关热力学 量，分析其过程（正逆卡诺循环）。
4、热量
（过程量、可测量）
Q U W
5、热容量 定义
Cy
dQy dT
p-V-T系统常用热容量
dQV U CV dT T V U pV H Cp dT T p T p dQ p
6、焓
H U pV
dQ p dU pdV d U pV dH
系统在等压过程中吸收的热量等于系统焓的 增量。 焓是广延量。
可测量热力学量总结
状态参量：四类 温度：物态方程及相关的系数 热容量 所有不可测热力学量均可有以上可测量计算出。
三、热力学第一定律在理想气体中的应用
复
状态参量 平衡态 状态函数
习
温度
物态方程
下述说法是否正确：质量一定的某种纯气体，其任一 状态都可在p-V图上找到一点与之对应。 讨论群中的两个问题： 非平衡态？？？ 多相系统？？？
基本概念1 第零定律： 第一定律： 第二定律：
定律及温度2 物态方程3
热力学的基本规律
定律、概念4-6
应用7-9
定律10
重点总结 1. 热力学第一定律，及相关物理量（理解含义、会 计算） 2. 准静态过程，会计算准静态过程中的功 3. 理想气体的性质
作业： 阅读1.4-1.9节 完成第一章作业1.7-1.10题
（环境压强恒定）
dW 0
dW pex dV来自、内能(状态量？内涵？)
焦耳绝热过程实验—状态量内能的引入
结论：绝热功只与系统的始末状态有关，与过程无关。 引入状态量U，定义
U U f U i Ws
内能的微观含义 系统内部一切微观粒子的一切运动形式所具有的能量 总和，包括： 所有微观粒子无规则运动的动能 粒子间相互作用的势能 粒子内部的能量（化学能、核能……） 内能是广延量。 非平衡系统的内能
U Q W 0
两绝热过程+两等温过程
p I T1 II IV T2 III V
(1)正循环： 从高温热源吸热Q1、对外做功W， 向低温热源放热Q2。（热机循环） 系统对外做总功
p I T1 Q1 II IV III Q2 T2 V
W Q1 Q2
热机效率
W T2 1 Q1 T1
引入
C p / CV
R R CV ,Cp 1 1
2、理想气体的准静态绝热过程 理想气体准静态绝热过程方程
pV C
绝热过程举例：声波传播 声速
dp a d
a2 p /
a / p
2
测量热容比的方法
3、理想气体的卡诺循环 循环过程 卡诺循环
(2)逆循环： 从低温热源吸热Q2、消耗外界的功 W，向高温热源放热Q1。（制冷机 循环） 外界对系统做总功
p I T1 Q1 II IV III Q2 T2 V
W Q1 Q2
热冷系数
Q2 T2 W T1 T2
例1：满足方程pVn=C的过程称为理想气体的多方过程， n为多方指数。设气体初始状态压强为p0，体积V0， 定容热容已知。经历多方个过程后，体积变为原来的 3倍。计算 （1）该过程中系统对外界多的功； （2）系统从外界吸收的热量； （3）该多方过程的热容。
P
W与过程有关
dW pex dV pdV
W pdV
V1 V2
O V dV 1
V2
V
（2）表面膜面积变化 表面张力系数为s，表面积改变dA时，外界对 系统做功 dW s dA （3）均匀电场中均匀电介质极化
2
0E dW VE dD Vd VE dP 2