(完整版)热力学第二定律课件

1、 物理化学电子教案第三章The Second Law of Thermodynamics不可能把热从低温物体传到高温物体，而不引起其它变化第三章 热力学第二定律自发变化的共同特征热力学第二定律Carnot定理熵的概念Clausius不等式与熵增加原理热力学基本方程与T-S图熵变的计算熵和能量退降热力学第二定律的本质和熵的统计意义Helmholtz和Gibbs自由能变化的方向与平衡条件DG的计算示例几个热力学函数间的关系热力学第三定律及规定熵 3.1 自发变化的共同特征不可逆性自发变化 某种变化有自动发生的趋势，无需借助外力，可自动进行，这种变化称为自发变化自发变化的共同特征不可逆性 任何自发变

2、化的逆过程是不能自动进行的。例如：(1) 焦耳热功当量中功自动转变成热；(2) 气体向真空膨胀；(3) 热量从高温物体传入低温物体；(4)浓度不等的溶液混合均匀；(5)锌片与硫酸铜的置换反应等， 它们的逆过程都不能自动进行。当借助外力，系统恢复原状后，会给环境留下不可磨灭的影响。3.2 热力学第二定律Clausius 的说法：Kelvin 的说法：第二类永动机：从单一热源吸热使之完全变为功而不留下任何影响。 “不可能把热从低温物体传到高温物体，而不引起其他变化” “不可能从单一热源取出热使之完全变为功，而不发生其他的变化” 后来被Ostward表述为：“第二类永动机是不可能造成的”。高温热源（

3、T2）低温热源（T1）单一热源（T）QW克劳修斯和开尔文说法的等价热机 高温热源（T1）低温热源（T2）Q1Q1+Q2热机高温热源（T2）低温热源（T1）Q2Q2Q2W违反了开尔文表述也就违反了克劳修斯表述Q1=W,违背开尔文说法违反了克劳修斯表述也就违反了开尔文表述Q1Q1热机 高温热源（T1）低温热源（T2）WQ1-Q2热机低温热源（T2）Q1Q2W=Q1-Q2克劳修斯和开尔文说法的等价Carnot定理：Carnot定理推论：Carnot定理的意义：（2）原则上解决了热机效率的极限值问题。（1）引入了一个不等号 ，原则上解决了化学反应的方向问题； 2.3Carnot定理 所有工作于同温热源

4、和同温冷源之间的热机，其效率都不能超过可逆机，即可逆机的效率最大。 所有工作于同温热源与同温冷源之间的可逆热机，其热机效率都相等，即与热机的工作物质无关。 3.3Carnot定理高温热源低温热源假设可逆热机逆向运行从低温热源吸热高温热源得到热这违反了Clausius说法，只有Carnnot定理的证明 3.3Carnot定理Carnnot定理推论的证明有两个可逆热机R和R,其热机效率分别为 和由R是可逆热机得由R是可逆热机得 或：即卡诺循环中，热效应与温度商值的加和等于零。3.4 熵(entropy)的概念在卡诺循环中:由卡诺定理，所有的可逆热机的效率相等，与工作物质无关，得其它可逆热机的循环中

5、热效应与温度商值的加和等于零。 熵(entropy)的概念(续)从Carnot循环得到的结论： 对于任意的可逆循环，都可以分解为若干个小Carnot循环。即Carnot循环中，热效应与温度商值的加和等于零。 先以P，Q两点为例证明如下： 在MN过程找一点O作等温可逆膨胀线XY,使MXO和NYO的面积相同。(2)通过P，Q点分别作RS和TU两条可逆绝热膨胀线,分别与下面的曲线交与MN.（1）在任意可逆循环的曲线上取很靠近的PQ过程，可认为温度不变。(3)在P，Q之间找一点O作等温可逆膨胀线VW,使PVO和OWQ的面积相等，这样使PQ过程与PVOWQ过程所作的功相同(因为它们所围得面积相同)。由于

6、PQ 两点的热力学能的差是定值，根据热力学第一定律，两个过程的热效应Q 是相同的。 PQNMP循环可由VWYXV， VWYXV而就构成了一个Carnot循环。任意可逆循环RSTU 用相同的方法把任意可逆循环分成许多首尾连接的小卡诺循环 从而使众多小Carnot循环的总效应与任意可逆循环的封闭曲线相当前一循环的绝热可逆膨胀线就是下一循环的绝热可逆压缩线(如图所示的虚线部分)，这样两个绝热过程的功恰好抵消。 所以任意可逆循环的热温商的加和等于零，或它的环程积分等于零。任意可逆循环的热温商如BH是第一个循环的绝热可逆膨胀线，又是第二个循环的巨热可逆压缩线任意可逆循环分为小Carnot循环pV相邻两个

7、小卡诺循环的绝热可逆线抵消:而每个小卡诺循环的热温商之和为零当折线段趋于无穷小时:任意可逆循环分为小Carnot循环任意可逆循环用一闭合曲线代表任意可逆循环。将上式分成两项的加和 在曲线上任意取A，B两点，把循环分成AB和BA两个可逆过程。根据任意可逆循环热温商的公式：熵的引出 说明任意可逆过程的热温商的值决定于始终状态，而与可逆途径无关，这个热温商具有状态函数的性质。移项得： 任意可逆过程上式是两个A到B的可逆途径熵的定义 Clausius根据可逆过程的热温商值决定于始终态而与可逆过程无关这一事实定义了“熵”（entropy）这个函数，用符号“S”表示，单位为： 对微小变化 这几个熵变的计算

8、式习惯上称为熵的定义式，即熵的变化值可用可逆过程的热温商值来衡量。或设始、终态A，B的熵分别为 和 ，则：2.5 Clausius 不等式与熵增加原理Clausius 不等式 热力学第二定律的数学表达式熵增加原理Clausius 不等式 设温度相同的两个高、低温热源间有一个可逆热机和一个不可逆热机。根据Carnot定理：则推广为与n个热源接触的任意不可逆过程，得：则：Clausius 不等式或 设有一个循环， 为不可逆过程， 为可逆过程，整个循环为不可逆循环。则有Clausius 不等式如AB为可逆过程将两式合并得 Clausius 不等式： 是实际过程的热效应，T是环境温度。若是不可逆过程，

9、用“”号，可逆过程用“=”号，这时环境与系统温度相同。Clausius 不等式 这些都称为 Clausius 不等式，也可作为热力学第二定律的数学表达式。或对于微小变化：熵增加原理对于绝热系统 等号表示绝热可逆过程，不等号表示绝热不可逆过程。 如果是一个隔离系统，环境与系统间既无热的交换，又无功的交换，则熵增加原理可表述为：所以Clausius 不等式为熵增加原理可表述为：在绝热条件下，趋向于平衡的过程使系统的熵增加。或者说在绝热条件下，不可能发生熵减少的过程一个隔离系统的熵永不减少。对于隔离系统 等号表示可逆过程，系统已达到平衡；不等号表示不可逆过程，也是自发过程。 因为系统常与环境有着相互

10、的联系，若把与系统密切相关的环境部分包括在一起，作为一个隔离系统，则有：可以用来判断自发变化的方向和限度Clausius 不等式的意义“” 号为自发过程，“=” 号为可逆过程（1）熵是系统的状态函数，是容量性质。（3）在绝热过程中，若过程是可逆的，则系统的熵不变。若过程是不可逆的，则系统的熵增加。绝热不可逆过程向熵增加的方向进行，当达到平衡时，熵达到最大值。（2）可以用Clausius不等式来判别过程的可逆性熵的特点（4）在任何一个隔离系统中，若进行了不可逆过程，系统的熵就要增大，一切能自动进行的过程都引起熵的增大。3.6 热力学基本方程与T-S图热力学的基本方程第一定律与第二定律的联合公式根

11、据热力学第一定律若考虑无非膨胀功的可逆过程根据热力学第二定律所以有 这是热力学第一与第二定律的联合公式，也称为热力学基本方程。 尽管是从可逆过程推出的,但都是状态函数,对不可逆过程也适用3.6 热力学基本方程与T-S图熵是热力学能和体积的函数，即热力学基本方程可表示为所以有或或T-S图及其应用根据热力学第二定律 系统从状态A到状态B，在T-S图上曲线AB下的面积就等于系统在该过程中的热效应。什么是T-S图？ 以T为纵坐标、S为横坐标所作的表示热力学过程的图称为T-S图，或称为温-熵图。STAB 热机所作的功W为闭合曲线ABCDA所围的面积。 图中ABCDA表示任一可逆循环。 CDA是放热过程，

12、所放之热等于CDA曲线下的面积T-S图及其应用 ABC是吸热过程，所吸之热等于ABC曲线下的面积DOSASCSTABC 任意循环的热机效率不可能大于EGHL所代表的Carnot热机的效率 图中ABCD表示任一循环过程。 EG线是高温(T1)等温线T-S图及其应用 ABCD的面积表示循环所吸的热和所做的功LH是低温（ T2）等温线 EGHL代表Carnot 循环GN和EM是绝热可逆过程的等熵线T-S 图的优点：(1)既显示系统所作的功，又显示系统所吸取或释放的热量。p-V 图只能显示所作的功。(2)既可用于等温过程，也可用于变温过程来计算系统可逆过程的热效应；而根据热容计算热效应不适用于等温过程

13、。 3.7 熵变的计算 等温过程中熵的变化值 非等温过程中熵的变化值等温过程中熵的变化值(1)理想气体等温可逆变化对于不可逆过程，应设计始终态相同的可逆过程来计算熵的变化值。等温过程中熵的变化值(2)等温、等压可逆相变（若是不可逆相变，应设计始终态相同的可逆过程）(3)理想气体（或理想溶液）的等温混合过程，并符合分体积定律，即等温过程中熵的变化 例1：1 mol理想气体在等温下通过：(1)可逆膨胀，(2)真空膨胀，体积增加到10倍，分别求其熵变，并判断过程的可逆性。解：（1）可逆膨胀（1）为可逆过程。等温过程中熵的变化 例1：1 mol理想气体在等温下通过：(1)可逆膨胀，(2)真空膨胀，体积

14、增加到10倍，分别求其熵变，并判断过程的可逆性。解：（2）真空膨胀（2）为不可逆过程。熵是状态函数，始终态相同熵变也相同，所以：（系统未吸热，也未做功）例2：求下述过程熵变解：如果是不可逆相变，可以设计可逆相变求 值。已知H2O(l)在汽化时吸热显然相变过程的熵变例3：在273 K时，将一个 的盒子用隔板一分为二，解法1求抽去隔板后，两种气体混合过程的熵变？理想气体混合熵解法2理想气体混合熵例3：在273 K时，将一个 的盒子用隔板一分为二，求抽去隔板后，两种气体混合过程的熵变？非等温过程中熵的变化值(1)物质的量一定的可逆等容、变温过程(2)物质的量一定的可逆等压、变温过程若热容不随温度变化

15、非等温过程中熵的变化(3)物质的量一定从 到 的过程。这种情况一步无法计算，要分两步计算。有多种分步方法：1. 先等温后等容2. 先等温后等压* 3. 先等压后等容变温过程的熵变1. 先等温后等容2. 先等温后等压* 3. 先等压后等容3.8 熵和能量退降 热力学第一定律表明：一个实际过程发生后，能量总值保持不变。 热力学第二定律表明：在一个不可逆过程中，系统的熵值增加。 能量总值不变，但由于系统的熵值增加，说明系统中一部分能量丧失了作功的能力，这就是能量“退降”。 能量 “退降”的程度，与熵的增加成正比有三个热源热源热源热源热机 做的最大功为热机 做的最大功为熵和能量退降其原因是经过了一个不

16、可逆的热传导过程功变为热是无条件的而热不能无条件地全变为功 热和功即使数量相同，但“质量”不等，功是“高质量”的能量 高温热源的热与低温热源的热即使数量相同，但“质量”也不等，高温热源的热“质量”较高，做功能力强。 从高“质量”的能贬值为低“质量”的能是自发过程。熵和能量退降(续)3.9 热力学第二定律的本质和熵的统计意义 热力学第二定律的本质 热是分子混乱运动的一种表现，而功是分子有序运动的结果。 功转变成热是从规则运动转化为不规则运动，混乱度增加，是自发的过程； 而要将无序运动的热转化为有序运动的功就不可能自动发生。 热与功转换的不可逆性气体混合过程的不可逆性 将N2和O2放在一盒内隔板的

17、两边，抽去隔板， N2和O2自动混合，直至平衡。这是混乱度增加的过程，也是熵增加的过程，是自发的过程，其逆过程决不会自动发生。 热力学第二定律的本质热传导过程的不可逆性处于高温时的系统，分布在高能级上的分子数较集中；而处于低温时的系统，分子较多地集中在低能级上。 当热从高温物体传入低温物体时，两物体各能级上分布的分子数都将改变，总的分子分布的花样数增加，是一个自发过程，而逆过程不可能自动发生。 热力学第二定律的本质 从以上几个不可逆过程的例子可以看出： 热力学第二定律的本质一切不可逆过程都是向混乱度增加的方向进行， 而熵函数可以作为系统混乱度的一种量度， 这就是热力学第二定律所阐明的不可逆过程

18、的本质。熵和热力学概率的关系Boltzmann公式热力学概率就是实现某种宏观状态的微观状态数，通常用 表示。数学概率是热力学概率与总的微观状态数之比。数学概率 =热力学概率微观状态数的总和例如：有4个不同颜色的小球a，b，c，d分装在两个盒子中，总的分装方式应该有16种。宏观分配方式 分配微观状态数因为这是一个组合问题，有如下几种分配方式，其热力学概率是不等的。分配方式与分配微观状态数分配方式与分配微观状态数 其中，均匀分布的热力学概率 最大，为6。 如果粒子数很多，则以均匀分布的热力学概率将是一个很大的数字。每一种微态数出现的概率是相同的，都是1/16， 但以（2，2）均匀分布出现的数学概率

19、最大，为6/16，数学概率的数值总是从 。分配方式与分配微观状态数(续)Boltzmann公式这与熵的变化方向相同。另外，热力学概率 和熵 S 都是热力学能U，体积 V 和粒子数 N 的函数，两者之间必定有某种联系，用函数形式可表示为：宏观状态实际上是大量微观状态的平均，自发变化的方向总是向热力学概率增大的方向进行。Boltzmann公式Boltzmann认为这个函数应该有如下的对数形式：这就是Boltzmann公式，式中 k 是Boltzmann常数。 Boltzmann公式把热力学宏观量 S 和微观量概率 联系在一起，使热力学与统计热力学发生了关系，奠定了统计热力学的基础。 因熵是容量性质

20、，具有加和性，而复杂事件的热力学概率应是各个简单、互不相关事件概率的乘积，所以两者之间应是对数关系。3.10 Helmholtz自由能和Gibbs自由能Helmholtz自由能Gibbs自由能热力学第一、二定律的联合应用第二定律第一定律等压过程热力学第一、二定律的联合应用等温过程等温等压过程热力学第一、二定律的联合应用对于不作非体积功的可逆过程适用范围：无相变无化学变化的一切过程为什么要定义新函数？ 热力学第一定律导出了热力学能这个状态函数，为了处理在等压条件下的热化学中的问题，又定义了焓。 热力学第二定律导出了熵这个状态函数，但用熵作为判据时，系统必须是隔离系统，也就是说必须同时考虑系统和环

21、境的熵变，这很不方便。 通常反应是在等温、等压或等温、等容条件下进行，有必要引入新的热力学函数，利用系统自身状态函数的变化，来判断自发变化的方向和限度。 Helmholtz自由能根据第二定律根据第一定律这是热力学第一定律和第二定律的联合公式得：将 代入得：当对于等温过程即系统的始、终态温度与环境温度相等 Helmholtz自由能 Helmholtz（Hermann von Helmholtz, 1821 1894 ,德国人）定义了一个状态函数 A 称为Helmholtz自由能(Helmholtz free energy)，是状态函数，具有容量性质。则 即：在等温过程中，封闭系统对外所作的功等于

22、或小于系统Helmholtz自由能的减少值。当始态和终态确定时,DA是定值,而W依途径而定 Helmholtz自由能等号表示可逆过程，即： 在等温、可逆过程中，系统对外所作的最大功等于系统Helmholtz自由能的减少值，所以把 A 称为功函（work function）。根据若是不可逆过程，系统所作的功小于A的减少值 若是不可逆过程，环境对体系所作的功大于A的增加值 Helmholtz自由能判据 如果系统在等温、等容且不作其他功的条件下：等容无体积功，W =0或 等号表示可逆过程，小于号表示是一个自发的不可逆过程，即自发变化总是朝着Helmholtz自由能减少的方向进行。这就是Helmhol

23、tz自由能判据： Gibbs自由能当当始、终态压力与外压相等，即 根据热力学第一定律和第二定律的联合公式得：将体积功和非体积功分开 Gibbs自由能 Gibbs（Gibbs J.W.,18391903）定义了一个状态函数： G 称为Gibbs自由能（Gibbs free energy），是状态函数，具有容量性质。则等号表示可逆过程 即：等温、等压、可逆过程中，封闭系统对外所作的最大非膨胀功等于系统Gibbs自由能的减少值。 Gibbs自由能 若是不可逆过程，系统所作的非膨胀功小于Gibbs自由能的减少值。如果系统在等温、等压、且不作非膨胀功的条件下，或 若是不可逆过程，环境对体系所作的非膨胀功

24、大于Gibbs自由能的增加值。 Gibbs自由能判据 即自发变化总是朝着Gibbs自由能减少的方向进行,这就是Gibbs自由能判据，系统不可能自动发生dG0的变化。 因为大部分实验在等温、等压条件下进行，所以这个判据特别有用。 Gibbs自由能在等温、等压、可逆电池反应中式中n为电池反应中得失电子的物质的量，E为可逆电池的电动势，F为Faraday常数(1mol电子的电量)。 这是联系热力学和电化学的重要公式。因电池对外做功，E 为正值，所以加“-”号。3.11变化的方向和平衡条件(1)熵判据 在五个热力学函数U，H，S，A和G中，U和S是最基本的，其余三个是衍生的。 熵具有特殊地位，因为所有

25、判断反应方向和过程可逆性的讨论最初都是从熵开始的，一些不等式是从Clausius不等式引入的。 但由于熵判据用于隔离系统，既要考虑系统的熵变，又要考虑环境的熵变，使用不太方便。熵判据对于绝热系统 等号表示可逆，不等号表示不可逆，但不能判断其是否自发。 因为绝热不可逆压缩过程是个非自发过程，但其熵变值也大于零。对于隔离系统（保持U，V不变） 在隔离系统中，如果发生一个不可逆变化，则必定是自发的，自发变化总是朝熵增加的方向进行。熵判据 自发变化的结果使系统趋于平衡状态，这时若有反应发生，必定是可逆的，熵值不变。Helmholtz自由能判据 即等温等容的自发变化总是朝着Helmholtz自由能减少的

26、方向进行，直至系统达到平衡。Gibbs自由能判据 即等温等压的自发变化总是朝着Gibbs自由能减少的方向进行,直至系统达到平衡。系统不可能自动发生dG0的变化。若有非膨胀功存在，则判据为 在不可逆的情况下，环境所做非膨胀功大于系统Gibbs自由能的增量。3.12 G的计算示例等温物理变化中的G化学反应中的 化学反应等温式等温物理变化中的G根据G的定义式：根据具体过程，代入就可求得G值。 因为G是状态函数，只要始、终态定了，可以设计可逆过程来计算G值。等温物理变化中的G(1)等温、等压可逆相变的G因为相变过程中不作非膨胀功，等温物理变化中的G(2)等温下，系统从改变到，设对理想气体：(适用于任何

27、物质)对于化学反应设均为理想气体，在vant Hoff平衡箱中进行化学反应中的 化学反应等温式DEFGpDpEpFpG化学反应中的 化学反应等温式 这公式称为 vant Hoff 等温式，也称为化学反应等温式。是利用vant Hoff 平衡箱导出的平衡常数是化学反应进度为1mol时Gibbs自由能的变化值是反应给定的反应始终态压力的比值化学反应中的 化学反应等温式化学反应中的 化学反应等温式反应正向进行反应处于平衡状态反应不能正向进行反应有可能逆向进行3.13 几个热力学函数间的关系 基本公式 特性函数 Maxwell 关系式的应用 Gibbs 自由能与温度的关系 Gibbs-Helmholt

28、z方程 Gibbs 自由能与压力的关系基本公式 定义式适用于任何热力学平衡态系统，只是在特定的条件下才有明确的物理意义。(2)Helmholz 自由能定义式。在等温、可逆条件下，它的降低值等于系统所做的最大功。(1)焓的定义式。在等压、 的条件下，。几个函数的定义式(3) Gibbs 自由能定义式。在等温、等压、可逆条件下，它的降低值等于系统所做的最大非膨胀功。或几个热力学函数之间关系的图示式几个热力学函数之间关系的图示式SVTpGHUA(F)Good physicist Have Studied Under Very Actived (Fine) Teacher四个基本公式代入上式即得。(1

29、) 这是热力学第一与第二定律的联合公式，适用于组成恒定(无化学变化和相转移)、不作非膨胀功的封闭系统。 虽然用到了的公式，但适用于任何可逆或不可逆过程，因为式中的物理量皆是状态函数，其变化值仅决定于始、终态。但只有在可逆过程中 才代表，才代表 。公式（1）是四个基本公式中最基本的一个。因为四个基本公式(1) 这个公式是热力学能U=U（S，V）的全微分表达式，只有两个变量，但要保持系统组成不变。 若系统内发生相变或化学变化，就要增加组成变量，所以这公式只适用于内部平衡的、只有体积功的封闭系统。四个基本公式因为所以(2)四个基本公式因为(3)所以四个基本公式(4)因为所以从基本公式导出的关系式(1

30、)(2)(3)(4)从公式(1), (2)导出从公式(1), (3)导出从公式(2), (4)导出从公式(3), (4)导出从基本公式导出的关系式dU = TdS pdVdH = TdS + VdpdA = SdT pdVdG = SdT+Vdp记忆方法SVTpGHUA(F)1.边上的状态函数的全微分等于该边顶点的微分乘以顶点的对角元的积之和(注意矢量的方向)(1)(2)(3)(4)2.勾形规则：任选一边和一条对角线特性函数 对于U，H，S，A，G 等热力学函数，只要其独立变量选择适当，就可以从一个已知的热力学函数求得所有其它热力学函数，从而可以把一个热力学系统的平衡性质完全确定下来。 这个已

31、知函数就称为特性函数，所选择的独立变量就称为该特性函数的特征变量。常用的特征变量为：记忆方法：边上的特性函数以该边的端点为特征变量SVTpGHUA(F)特性函数 例如，从特性函数G及其特征变量T，p，求H，U，A，S等函数的表达式。导出：特性函数对于理想气体，等温时， 将该式代入上述各热力学关系式，就可以得到理想气体各状态函数以T，p为变量的具体表达式。特性函数 当特征变量保持不变，特性函数的变化值可以用作判据。因此，对于组成不变、不做非膨胀功的封闭系统，可用作判据的有： 用得多 用得少以该函数的特性变量为下标Maxwell 关系式及其应用全微分的性质设函数 z 的独立变量为x，y所以M 和N

32、也是 x，y 的函数z具有全微分性质 利用该关系式可将实验可测偏微商来代替那些不易直接测定的偏微商。热力学函数是状态函数，数学上具有全微分性质(1)(2)(3)(4)将 关系式用到四个基本公式中，就得到Maxwell关系式：Maxswell关系的记忆方法SVTpGHUA(F)倒“又”字规则 符号看与边的矢量关系1234（1）求U随V的变化关系Maxwell 关系式的应用已知基本公式等温对V求偏微分(在等温条件下同除dV )Maxwell 关系式的应用不易测定，根据Maxwell关系式所以只要知道气体的状态方程，就可得到 值，即等温时热力学能随体积的变化值。Maxwell 关系式的应用解：对理想

33、气体，例1 证明理想气体的热力学能只是温度的函数。所以，理想气体的热力学能只是温度的函数。（2）求H 随 p 的变化关系已知基本公式等温对p求偏微分不易测定，据Maxwell关系式所以只要知道气体的状态方程，就可求得 值，即等温时焓随压力的变化值。Maxwell 关系式的应用解：例2 证明理想气体的焓只是温度的函数。所以，理想气体的焓只是温度的函数。对理想气体，解： 例3 利用 的关系式，可以求出气体在状态变化时的 和 值。例子解：知道气体的状态方程，就求出 的值例子 例3 利用 的关系式，可以求出气体在状态变化时的 和 值。（3）求 S 随 p 或V 的变化关系等压热膨胀系数（isobari

34、c thermal expansirity）定义则根据Maxwell关系式：从状态方程求得 与 的关系,就可求 或 。例如，对理想气体（3）求 S 随 P 或V 的变化关系(续)已知（4） 求Joule-Thomson 系数从气体状态方程求出 值，从而得 值并可解释为何 值有时为正，有时为负，有时为零。Joule-Thomson 系数 Gibbs自由能与温度的关系 Gibbs-Helmholtz方程用来从一个反应温度的 (或 )求另一反应温度时的 (或 ）根据基本公式根据定义式在温度T时表示 和 与温度的关系式都称为Gibbs-Helmholtz方程Gibbs自由能与温度的关系Gibbs-He

35、lmholtz方程则所以这就是GibbsHelmholtz方程的一种形式 为了将该式写成易于积分的形式，在等式两边各除以T，重排后得这就是GibbsHelmholtz方程的另一种形式左边就是 对 T 微商的结果，即Gibbs自由能与温度的关系Gibbs-Helmholtz方程对上式进行移项积分作不定积分,得式中 I 为积分常数使用上式时，需要知道 与T的关系后再积分 Gibbs自由能与温度的关系Gibbs-Helmholtz方程代入 与T 关系式，进行积分已知式中 为积分常数，可从热力学数据表求得如果知道某一温度的 ，就可计算积分常数I 就可以得到 的值Gibbs自由能与温度的关系Gibbs-

36、Helmholtz方程Gibbs-Helmholtz方程 同理，对于Helmholtz自由能，其Gibbs-Helmholtz 公式的形式为：处理方法与Gibbs自由能的一样。Gibbs自由能与压力的关系已知对于理想气体移项积分将温度为T、在标准压力下的纯物作为标准态3.14 热力学第三定律与规定熵热力学第三定律规定熵值化学反应过程的熵变计算热力学第三定律凝聚系统的 和 与T的关系1902年，T.W.Richard研究了一些低温下电池反应的 和 与T的关系，发现温度降低时， 和 值有趋于相等的趋势。用公式可表示为：热力学第三定律Nernst热定理（Nernst heat theorem)190

37、6年，Nernst经过系统地研究了低温下凝聚系统的反应，提出了一个假定，即这就是Nernst热定理的数学表达式，用文字可表述为：在温度趋近于0K的等温过程中，系统的熵值不变。热力学第三定律并可用数学方法证明，该假定在数学上也是成立的。当 时这个假定的根据是：从Richard得到的 和 与T的关系图，可以合理地推想在T趋向于0K时， 和 有公共的切线，该切线与温度的坐标平行，即：热力学第三定律 在1920年，Lewis和 Gibson指出，Planck的假定只适用于完整晶体，即只有一种排列方式的晶体。在1912年，Planck把热定理推进了一步，他假定：在热力学温度0 K时，纯凝聚物的熵值等于零

38、，即：所以，热力学第三定律可表示为： “在0 K时，任何完整晶体（只有一种排列方式）的熵等于零。”规定熵值(conventional entropy) 规定在0K时完整晶体的熵值为零，从0K到温度T进行积分，这样求得的熵值称为规定熵。若0K到T之间有相变，则积分不连续。已知若用积分法求熵值（1）用积分法求熵值 以 为纵坐标，T为横坐标，求某物质在40K时的熵值。如图所示： 阴影下的面积，就是所要求的该物质的规定熵。固态液态气态熔点沸点 图中阴影下的面积加上两个相变熵即为所求的熵值。如果要求某物质在沸点以上某温度T时的熵变，则积分不连续，要加上在熔点（Tf）和沸点（Tb）时的相应熵，其积分公式可

39、表示为：用积分法求熵值（1） 由于在极低温度时缺乏 的数据，故可用Debye公式来计算：式中 是物质的特性温度在极低温度时，式中 是晶体中粒子的简正振动频率熵变的公式为两项，第一项需借助Debye公式计算用积分法求熵值（1）化学反应过程的熵变计算(1)在标准压力下，298.15 K时，各物质的标准摩尔熵值有表可查。根据化学反应计量方程，可以计算反应进度为1 mol时的熵变值。(2)在标准压力下，求反应温度T时的熵变值。298.15K时的熵变值从查表得到：化学反应过程的熵变计算(3)在298.15 K时，求反应压力为p时的熵变。标准压力下的熵变值查表可得(4)从可逆电池的热效应 或从电动势随温度

40、的变化率求电池反应的熵变本章复习重要概念 熵，摩尔规定熵，标准熵，标准反应熵，亥姆霍兹函数，吉布斯函数 本章复习两种说法及其等价性 卡诺定理 熵的定义:dSdQr/T, 第三定律 GH-TS,AU-TS 判据:dS隔=dS+dS环= dS+(-dQ/T环) 0 dG0自发平衡(恒T、P,W=0)， GW(恒TP) dA0自发平衡(恒T、V,W=0) ， AW(恒TV) 热力学函数关系式的记忆方法SVTpGHUA(F)Good physicist Have Studied Under Very Actived (Fine) Teacher边为特性变量,对应的端点为特性变量H(S,p),U(S,V

41、)G(T,p),A(T,V)S(H,p),S(U,V)微分关系记忆方法SVTpGHUA(F)1.边上的状态函数的全微分等于该边顶点的微分乘以顶点的对角元的积之和(注意矢量的方向)(1)(2)(3)(4)2.勾形规则：任选一边和一条对角线Maxswell关系的记忆方法SVTpGHUA(F)倒“又”字规则 符号看与边的矢量关系1234利用Maxswell关系式的证明已知气体的状态方程,求 或在等温下同除dV在等温下同除dp根据气体的状态方程求出典型过程S，Q、W、U，H ，G，A等的计算 凡进行热力学过程计算,首先把始、末态及过程的特点弄清楚,计算出必要的始、末态PVT值。(非恒温过程G和A需绝对

42、熵,不能计算)1.单纯PVT变化(无相变，无化学变化)(1). 气体单纯PVT变化a. 理想气体可逆恒温过程(膨胀或压缩) T1=T2=T, p2=p1V1/V2 , DU=0 , DH=0 , DS=nR ln p1/p2 , W=nRT ln p2 /p1 , DQ=-WDS环= -DS , DG=-TDS , DA=DG典型过程S，Q、W、U，H ，G，A等的计算 b. 理想气体恒容变温 p2=p1T2/T1 , DU=nCVmdT , DH= nCPmdT , DS= nCVmlnT2/T1 , (CVm为常数) W=0 , Q=DU, DS环= -Q/T环 c. 理想气体恒压变温DU

43、及DH同(b) DS= nCPmlnT2/T1 (CPm为常数), W=-P环(V2-V1) , Q=DH, 其余同(b)。典型过程S，Q、W、U，H ，G，A等的计算d. 理想气体绝热可逆过程 e. 理想气体反抗恒外压绝热过程可求出T2 ,DU和DH同上 典型过程S，Q、W、U，H ，G，A等的计算f. 理想气体绝热自由膨胀（等热力学能的变化）T2= T1,W=Q=S环=0,其余同(a)g. 理想气体反抗恒外压恒温过程(膨胀或压缩)W=-P环(V2-V1) , Q=-W, S环= -Q/T环,其余同(a)h. 理想气体其它可逆过程,如Tp=C(常数)T2= T1P1/P2, U=nCVmdT , H= nCPmdT, S=