Вопрос 46: Обратимые и необратимые процессы.

Обратимым называют процесс перехода термодинамической систе-мы из одного состояния в другое, который допускает возможность ее воз-вращения в первоначальное состояние через ту же последовательность промежуточных состояний без остаточных изменений в окружающей сре-де.

Необходимым и достаточным условием обратимости термодинамиче-ского процесса является его равновесность.

Все реальные процессы протекают с конечной скоростью. Они сопровождаются трением , диффузией и теплообменом при конечной разности ме-жду температурами системы и внешней среды. Следовательно, они неравно-весны и необратимы.

Всякий необратимый процесс в прямом направлении протекает само-

произвольно а для осуществления его в обратном направлении в исходное состояние требуется компенсирующий процесс во внешних телах, в резуль-тате которого состояния этих тел оказываются отличными от первоначаль-ных. Например, процесс выравнивания температур у соприкасающихся горя-чего и холодного тел идет самопроизвольно. Для осуществления обратного перехода необходимы компенсирующие процессы во внешних телах, обу-словливающие, например, работу холодильной машины.

Необратимые процессы в силу их неравновесности нельзя изображать на термодинамической диаграмме. Это можно делать лишь условно. Услов-ность такого изображения заключается в том, что в действительном процессе система проходит не через те точки, которые отмечены на кривой процесса на диаграмме.

Вопрос 47: Энтропия

Энтропией S называется функция состояния системы, дифференциал которой в элементарном обратимом процессе равен отношению бесконечно малого количества теплоты, сообщенного системе, к ее термодинамиче-ской температуре:

dS 	Q	.	(2.71)
	T

Множитель T ^1 является интегрирующим для Q .

Энтропия является аддитивной функцией. Энтропия тела может быть

определена с точностью до константы интегрирования.
S  	Q	 const .	(2.72)
	T

где интегрирование проводится по обратимому процессу.

Найдем изменение энтропии идеального газа. Из (2.71) и первого зако-на термодинамики:

В статистической физике дается более подробное понятие энтропии.

Самое детальное описание макроскопической системы можно сделать, задавв каждый момент времени значения координат и компонент импульсов всех молекул. Однако сделать это совершенно точно нельзя. Дело в том, что име-ются квантовые ограничения на точность задания координат и скоростей мо-лекул. В соответствующем разделе физики будут рассматриваться так назы-ваемые соотношения неопределенностей Гейзенберга:

xpx  h , ypy  h , zpz  h .

(2.75)

Здесь x , y , z , p_x , p_y , p_z – неточности (неопределенности) коорди-

нат и компонент импульса, h – постоянная Планка (~10^-34 Дж·с). Наиболее точное описание системы молекул можно сделать так. Введем воображаемое шестимерное пространство, по осям которого будем отсчитывать три коор-динаты и три проекции импульса. Разобьем его на ячейки, объемом

xyzp_x p_y p_z  h³ каждая. Задание координат и импульса молекулы оз-

начает расположение ее в определенной такой ячейке. Задавая распределение всех молекул по ячейкам, можно наиболее точно описать микроскопическое состояние системы. Ясно, что каждое макросостояние, которое можно опи-сать небольшим количеством термодинамических величин, на самом деле может быть представлено большим количеством Ω микросостояний (распре-делением молекул по ячейкам). Величина Ω называется статистическим ве-сом (или термодинамической вероятностью). Эта величина оказывается ко-лоссально большой. Больцманом было показано, что энтропия системы свя-зана с ее статистическим весом:

S  k ln .

(2.76)

где k – постоянная Больцмана.