Два типа фазовых переходов и третье начало термодинамики

ПЛАН 1 Два типа фазовых переход ов ...........................................................3 2 Третье начало термодинамики ......................................................6 3 Использованная литература ...........................................................7 Два типа фазовых переходов Существует два типа фазовых переходов - первого и второго рода . Обычные фазовые переходы , подобные кипению , плавлению или возгонке , сопровождаются скачкообразными изменениями внутренней энер гии и объема (поглощением или выделением скрытого тепла перехода ). Поскольку энергия и объем являются первыми производными от свободной энергии по температуре и давлению , то при этих фазовых переходах первые производные свободной энергии являются разрывно й функцией . Это послужило основанием назвать такие превращения фазовыми переходами первого рода. Переходы первого рода характеризуются бесконечно большим возрастанием теплоемкости в очень узкой области вокруг точки перехода . Физическая причина этого состоит в том , что добавление теплоты к системе в точке фазового перехода не повышает температуру системы , а расходуется на перестройку системы . В качестве примера на рисунке 1 показана температурная зависимость свободной энергии F , приходящейся на одну молекулу кристалла , при его превращении в пар . Верхняя ветвь отвечает кристаллическому состоянию , а нижняя ветвь представляет свободную эне ргию парообразной фазы . При низких температурах свободная энергия кристалла меньше , чем пара , и , следовательно , кристаллическое состояние выгоднее . При высоких температурах , наоборот , выгоднее существование парообразного состояния . Штриховыми линиями пока з аны области метастабильных , термодинамически неустойчивых состояний системы. Рис . 1. Температурная зависимость свободной энергии F при фазовом переходе первого рода "пар-кристалл ". Поведение внутренней энергии системы , приходящейся на одну молекулу , изображено на рисунке 2. Нижняя вет вь относится к кристаллическому состоянию , а верхняя к парообразному . Скачок энергии в точке перехода представляет собой поглощаемую скрытую теплоту . Соответственно теплоемкость в точке фазового перехода первого рода имеет "всплеск ". Рис . 2. Изменение энергии E в зависимости от темпе ратуры T при фазовом переходе первого рода "пар-кристалл ". При теоретическом описании фазовых переходов первого рода каждую из фаз обычно описывают отдельно . Так , кристаллическую ветвь рассматривают , пользуясь моделью идеального кристалла , то есть предпо лагая регулярное расположение всех атомов . Парообразную же ветвь получают , используя модель идеального газа , предполагающую полный беспорядок в системе . Зависимости , полученные для различных моделей , накладывают друг на друга и исследуют , какая из возможн о стей реализуется в данных условиях . Получить описание фазового перехода первого рода , одновременно учитывая все состояния системы , до настоящего времени не удается из-за огромных математических трудностей. При переходах второго рода внутренняя энергия вещ ества и его объем не изменяются в точке перехода и , следовательно , не происходит выделения или поглощения скрытой теплоты . Однако свободная энергия системы при фазовых переходах второго рода имеет некоторую особенность , которая проявляется в том , что втор ы е производные - теплоемкость и сжимаемость - становятся бесконечными . Выявление характера этой особенности - одна из наиболее трудных задач статистической физики . Существует всего несколько систем , для которых эта особенность была выяснена . Одной из таких систем является двумерная модель Изинга (модель двумерного ферромагнетика ), рассмотренная Л . Онсагером ] . Изменение энергии ферромагнетика в двумерной модели Изинга происходит хотя и резко , но без скачков (рис . 3). При этом теплоемкость системы обращается в бесконечность по логарифм ическому закону : Рис . 3. Изменение энергии E в зависимости от температуры T при фазовом переходе второго рода в двумерной модели Изинга. . (1) Ход теплоемкости показан на рисунке 4. кривой теплоемкости напоминает греческую букву , поэтому такие переходы иногда называют -переходами . Быстрый , но непрерывный подъем теплое мкости показывает , что система начинает процесс своей реорганизации задолго до достижения точки перехода. Рис . 4. Ход теплоемкости C в зависимости от температуры T при фазовом переходе второго рода в двумерной модели Изинга. ТРЕТЬЕ НАЧАЛО ТЕРМОДИНАМИКИ. Открытие третьего начала термодинамики связано с нахождением химического средства - величины , характеризующих способность различных веществ химически реагировать друг с другом . Эта величи на определяется работой W химических сил при реакции . Первое и второе начало термодинамики позволяют вычислить химическое средство W только с точностью до некоторой неопределенной функции . Чтобы определить эту функцию нужны в дополнении к обоим начал ам термодинамики новые опытные данные о свойствах тел . Поэтому Нернстоном были предприняты широкие экспериментальные исследования поведение веществ при низкой температуре . В результате этих исследований и было сформулировано третье начало термодинамик и : по мере приближения температуры к 0 К энтропия всякой равновесной системы при изотермических процессах перестает зависить от каких-либо термодинамических параметров состояния и в пределе ( Т = 0 К ) принимает одну и туже для всех систем универсаль н ую постоянную величину , которую можно принять равной нулю . Общность этого утверждения состоит в том , что , во-первых , оно относится к любой равновесной системе и , во-вторых , что при Т стремящемуся к 0 К энтропия не зависит от значения любого па раметра системы . Таким образом по третьему началу, lin [ S ( T , X 2 ) - S ( T , X 1 ) ] = 0 (1.12) или lim [ dS / dX ] T = 0 при Т 0 (1.13) где Х - любой термодинамический параметр (а i или А i ). Предельно значение энтропии , поскольку оно одно и тоже для всех систем , не имеет никакого физического смысла и поэтому полагается равным нулю (постулат Планка ). Как показывает статическое рассмотрение этого вопроса , энтропия по своему существу определена с точностью до некоторой постоянной (подобно , например , электростатическому потенциалу системы зарядов в какой либо точке поля ). Таким образом , нет смысла вводить некую «абсолютную энтропию» , как это делал Планк и некоторые др у гие ученые. Использованная литература В данном реферате Использовались ста тьи Из следующих официальных сайтов : 1) Сайт издательства «Открытые системы Профессионалам » ( www . osp . ru ) . 2) Сайт журнала «Кругосвет» . ( www . krugosvet . ru ). 3) Сайт Научная сеть , ( www . nature . ru ). 4) Все сайты были найдены , благодаря поисковой системы YANDEX