Свободная энтропия

Термодинамика
Классический тепловой двигатель Карно
ветви Классический Статистическая Химическая Квантовая термодинамика Равновесие  / Неравновесие
Законы Zeroth Первый Второй В третьих
Системы Закрытая система Изолированная система Состояние Уравнение состояния Идеальный газ Настоящий газ Состояние вопроса Фаза (материя) Равновесие Контрольный объем Инструменты Процессы Изобарический Изохорический Изотермический Адиабатический Изэнтропический Изентальпический Квазистатический Политропный Бесплатное расширение Обратимость Необратимость Необратимость Циклы Тепловые двигатели Тепловые насосы Тепловая эффективность
Свойства системы Примечание: Сопряженные переменные в курсивом Диаграммы свойств Интенсивные и обширные свойства Функции процесса Работа Нагревать Функции государства Температура  / энтропия  ( введение ) Давление  / Объем Химический потенциал  / количество частиц Качество пара Сниженные свойства
Свойства материала Базы данных недвижимости Удельная теплоемкость   ${\ displaystyle c =}$ ${\ displaystyle T}$ ${\ displaystyle \ partial S}$ ${\ displaystyle N}$ ${\ displaystyle \ partial T}$ Сжимаемость   ${\ displaystyle \ beta = -}$ ${\ displaystyle 1}$ ${\ displaystyle \ partial V}$ ${\ displaystyle V}$ ${\ displaystyle \ partial p}$ Термическое расширение   ${\ Displaystyle \ альфа =}$ ${\ displaystyle 1}$ ${\ displaystyle \ partial V}$ ${\ displaystyle V}$ ${\ displaystyle \ partial T}$
Уравнения Теорема Карно Теорема Клаузиуса Фундаментальное отношение Закон идеального газа Максвелл отношения Взаимные отношения Онзагера Уравнения Бриджмена Таблица термодинамических уравнений
Возможности Свободная энергия Свободная энтропия
История Культура История Общий Энтропия Газовые законы Машины "вечный двигатель" Философия Энтропия и время Энтропия и жизнь Броуновская трещотка Демон Максвелла Парадокс тепловой смерти Парадокс лошмидта Синергетика Теории Теория калорийности Vis viva («живая сила») Механический эквивалент тепла Сила мотивации Ключевые публикации " Экспериментальное исследование. .. тепла " « О равновесии неоднородных веществ » « Размышления о движущей силе огня » Сроки Термодинамика Тепловые двигатели Изобразительное искусство Образование Термодинамическая поверхность Максвелла Энтропия как рассеивание энергии
Ученые Бернулли Больцман Карно Клапейрон Клаузиус Каратеодори Duhem Гиббс фон Гельмгольц Джоуль Максвелл фон Майер Онсагер Ренкин Смитон Шталь Томпсон Томсон ван дер Ваальс Waterston
Другой Зарождение Самостоятельная сборка Самоорганизация Порядок и беспорядок
Категория
v т е

Термодинамическая свободная энтропия является энтропийным термодинамическим потенциалом аналогична свободной энергии. Также известен как потенциалы (или функции) Массьё, Планка или Массьё-Планка или (редко) свободная информация. В статистической механике свободные энтропии часто появляются как логарифм статистической суммы. В онзагеровских взаимных отношениях, в частности, разработаны с точкой зрения энтропийных потенциалов. В математике свободная энтропия означает нечто совершенно иное: это обобщение энтропии, определенной в предмете свободной вероятности.

Свободная энтропия порождается преобразованием энтропии Лежандра. Разные потенциалы соответствуют различным ограничениям, которым может подвергаться система.

СОДЕРЖАНИЕ

• 1 Примеры
• 2 Зависимость потенциалов от натуральных переменных
  • 2.1 Энтропия
  • 2.2 Потенциал Масье / свободная энтропия Гельмгольца
  • 2.3 Планковский потенциал / свободная энтропия Гиббса
• 3 ссылки
• 4 Библиография

Примеры

Наиболее распространенные примеры:

Имя	Функция	Альт. функция	Естественные переменные
Энтропия	${\ displaystyle S = {\ frac {1} {T}} U + {\ frac {P} {T}} V- \ sum _ {i = 1} ^ {s} {\ frac {\ mu _ {i} } {T}} N_ {i} \,}$		${\ displaystyle ~~~~~ U, V, \ {N_ {i} \} \,}$
Потенциал Масье \ свободная энтропия Гельмгольца	${\ displaystyle \ Phi = S - {\ frac {1} {T}} U}$	${\ displaystyle = - {\ frac {A} {T}}}$	${\ displaystyle ~~~~~ {\ frac {1} {T}}, V, \ {N_ {i} \} \,}$
Планковский потенциал \ свободная энтропия Гиббса	${\ Displaystyle \ Xi = \ Phi - {\ frac {P} {T}} V}$	${\ displaystyle = - {\ frac {G} {T}}}$	${\ displaystyle ~~~~~ {\ frac {1} {T}}, {\ frac {P} {T}}, \ {N_ {i} \} \,}$

где

Обратите внимание, что использование терминов «Массье» и «Планк» для явных потенциалов Масье-Планка несколько неясно и неоднозначно. В частности, «потенциал Планка» имеет альтернативные значения. Наиболее стандартные обозначения для энтропийного потенциала использовали и Планк, и Шредингер. (Обратите внимание, что Гиббс использовал для обозначения свободной энергии.) Свободная энтропия была изобретена французским инженером Франсуа Массьё в 1869 году и фактически предшествовала свободной энергии Гиббса (1875). ${\ displaystyle \ psi}$ ${\ displaystyle \ psi}$

Зависимость потенциалов от натуральных переменных

Энтропия

${\ Displaystyle S = S (U, V, \ {N_ {i} \})}$

По определению полного дифференциала

${\ displaystyle dS = {\ frac {\ partial S} {\ partial U}} dU + {\ frac {\ partial S} {\ partial V}} dV + \ sum _ {i = 1} ^ {s} {\ frac {\ partial S} {\ partial N_ {i}}} dN_ {i}.}$

Из уравнений состояния,

${\ displaystyle dS = {\ frac {1} {T}} dU + {\ frac {P} {T}} dV + \ sum _ {i = 1} ^ {s} \ left (- {\ frac {\ mu _ {i}} {T}} \ right) dN_ {i}.}$

Все дифференциалы в приведенном выше уравнении являются обширными переменными, поэтому их можно интегрировать, чтобы получить

${\ displaystyle S = {\ frac {U} {T}} + {\ frac {PV} {T}} + \ sum _ {i = 1} ^ {s} \ left (- {\ frac {\ mu _ {i} N} {T}} \ right).}$

Потенциал Масье / свободная энтропия Гельмгольца

${\ displaystyle \ Phi = S - {\ frac {U} {T}}}$

${\ displaystyle \ Phi = {\ frac {U} {T}} + {\ frac {PV} {T}} + \ sum _ {i = 1} ^ {s} \ left (- {\ frac {\ mu _ {i} N} {T}} \ right) - {\ frac {U} {T}}}$

${\ displaystyle \ Phi = {\ frac {PV} {T}} + \ sum _ {i = 1} ^ {s} \ left (- {\ frac {\ mu _ {i} N} {T}} \ верно)}$

Начиная с определения и взяв полный дифференциал, мы получаем через преобразование Лежандра (и цепное правило ) ${\ displaystyle \ Phi}$

${\ displaystyle d \ Phi = dS - {\ frac {1} {T}} dU-Ud {\ frac {1} {T}},}$

${\ displaystyle d \ Phi = {\ frac {1} {T}} dU + {\ frac {P} {T}} dV + \ sum _ {i = 1} ^ {s} \ left (- {\ frac {\ mu _ {i}} {T}} \ right) dN_ {i} - {\ frac {1} {T}} dU-Ud {\ frac {1} {T}},}$

${\ displaystyle d \ Phi = -Ud {\ frac {1} {T}} + {\ frac {P} {T}} dV + \ sum _ {i = 1} ^ {s} \ left (- {\ frac {\ mu _ {i}} {T}} \ right) dN_ {i}.}$

Не все приведенные выше дифференциалы являются обширными переменными, поэтому уравнение нельзя интегрировать напрямую. Из мы видим, что ${\ displaystyle d \ Phi}$

${\ displaystyle \ Phi = \ Phi ({\ frac {1} {T}}, V, \ {N_ {i} \}).}$

Если обратные переменные нежелательны,

${\ displaystyle d \ Phi = dS - {\ frac {TdU-UdT} {T ^ {2}}},}$

${\ displaystyle d \ Phi = dS - {\ frac {1} {T}} dU + {\ frac {U} {T ^ {2}}} dT,}$

${\ displaystyle d \ Phi = {\ frac {1} {T}} dU + {\ frac {P} {T}} dV + \ sum _ {i = 1} ^ {s} \ left (- {\ frac {\ mu _ {i}} {T}} \ right) dN_ {i} - {\ frac {1} {T}} dU + {\ frac {U} {T ^ {2}}} dT,}$

${\ displaystyle d \ Phi = {\ frac {U} {T ^ {2}}} dT + {\ frac {P} {T}} dV + \ sum _ {i = 1} ^ {s} \ left (- { \ frac {\ mu _ {i}} {T}} \ right) dN_ {i},}$

${\ Displaystyle \ Phi = \ Phi (T, V, \ {N_ {i} \}).}$

Планковский потенциал / свободная энтропия Гиббса

${\ displaystyle \ Xi = \ Phi - {\ frac {PV} {T}}}$

${\ displaystyle \ Xi = {\ frac {PV} {T}} + \ sum _ {i = 1} ^ {s} \ left (- {\ frac {\ mu _ {i} N} {T}} \ справа) - {\ frac {PV} {T}}}$

${\ displaystyle \ Xi = \ sum _ {i = 1} ^ {s} \ left (- {\ frac {\ mu _ {i} N} {T}} \ right)}$

Начиная с определения и взяв полный дифференциал, мы получаем через преобразование Лежандра (и цепное правило ) ${\ Displaystyle \ Xi}$

${\ displaystyle d \ Xi = d \ Phi - {\ frac {P} {T}} dV-Vd {\ frac {P} {T}}}$

${\ displaystyle d \ Xi = -Ud {\ frac {2} {T}} + {\ frac {P} {T}} dV + \ sum _ {i = 1} ^ {s} \ left (- {\ frac {\ mu _ {i}} {T}} \ right) dN_ {i} - {\ frac {P} {T}} dV-Vd {\ frac {P} {T}}}$

${\ displaystyle d \ Xi = -Ud {\ frac {1} {T}} - Vd {\ frac {P} {T}} + \ sum _ {i = 1} ^ {s} \ left (- {\ frac {\ mu _ {i}} {T}} \ right) dN_ {i}.}$

Не все приведенные выше дифференциалы являются обширными переменными, поэтому уравнение нельзя интегрировать напрямую. Из мы видим, что ${\ displaystyle d \ Xi}$

${\ displaystyle \ Xi = \ Xi \ left ({\ frac {1} {T}}, {\ frac {P} {T}}, \ {N_ {i} \} \ right).}$

Если обратные переменные нежелательны,

${\ displaystyle d \ Xi = d \ Phi - {\ frac {T (PdV + VdP) -PVdT} {T ^ {2}}},}$

${\ displaystyle d \ Xi = d \ Phi - {\ frac {P} {T}} dV - {\ frac {V} {T}} dP + {\ frac {PV} {T ^ {2}}} dT, }$

${\ displaystyle d \ Xi = {\ frac {U} {T ^ {2}}} dT + {\ frac {P} {T}} dV + \ sum _ {i = 1} ^ {s} \ left (- { \ frac {\ mu _ {i}} {T}} \ right) dN_ {i} - {\ frac {P} {T}} dV - {\ frac {V} {T}} dP + {\ frac {PV } {T ^ {2}}} dT,}$

${\ displaystyle d \ Xi = {\ frac {U + PV} {T ^ {2}}} dT - {\ frac {V} {T}} dP + \ sum _ {i = 1} ^ {s} \ left (- {\ frac {\ mu _ {i}} {T}} \ right) dN_ {i},}$

${\ Displaystyle \ Xi = \ Xi (T, P, \ {N_ {i} \}).}$

Рекомендации

1. ^ ^{a b} Самолеты Антони; Эдуард Вивес (2000-10-24). «Энтропийные переменные и функции Масье-Планка». Энтропийная формулировка статистической механики. Университет Барселоны. Проверено 18 сентября 2007.
2. ^ Т. Вада; AM Scarfone (декабрь 2004 г.). «Связь между формализмами Цаллиса, использующими стандартную линейную среднюю энергию, и формализмами, использующими нормированную q-среднюю энергию». Физика Буквы A. 335 (5–6): 351–362. arXiv : cond-mat / 0410527. Bibcode : 2005PhLA..335..351W. DOI : 10.1016 / j.physleta.2004.12.054. S2CID   17101164.
3. ^ ^{a b} Собрание статей Питера Дж. В. Дебая. Нью-Йорк, Нью-Йорк: Interscience Publishers, Inc. 1954.

Библиография

• Massieu, MF (1869). "Компт. Ренд". 69 (858): 1057. Цитировать журнал требует |journal= ( помощь )

• Каллен, Герберт Б. (1985). Термодинамика и введение в термостатистику (2-е изд.). Нью-Йорк: Джон Вили и сыновья. ISBN   0-471-86256-8.