изолированных систем второй закон утверждает: dS і 0, (4.2) т.е. энтропия изолированных систем в необратимых процессах может только возрастать, а в состоянии термодинамического равновесия она достигает максимума (dS = 0,
d 2S < 0).
Неравенство (4.1) называют неравенством Клаузиуса. Поскольку энтропия - функция состояния, ее изменение в любом циклическом процессе равно 0, поэтому для циклических процессов неравенство Клаузиуса имеет вид:
, (4.3)
где знак равенства ставится, если весь цикл полностью обратим.
Энтропию можно определить с двух эквивалентных подходов - статистического и термодинамического. Статистическое определение основано на идее о том, что необратимые процессы в термодинамике вызваны переходом в более вероятное состояние, поэтому энтропию можно связать с вероятностью:
, (4.4)
где k = 1.38 10-23 Дж/К - постоянная Больцмана (k = R / NA), W - так называемая термодинамическая вероятность, т.е. число микросостояний, которые соответствуют данному макросостоянию системы (см. гл. 10). Формулу (4.4) называют формулой Больцмана.
С точки зрения строгой статистической термодинамики энтропию вводят следующим образом:
, (4.5)
где G (E) - фазовый объем, занятый микроканоническим ансамблем с энергией E.
Термодинамическое определение энтропии основано на рассмотрении обратимых процессов:
. (4.6)
Это определение позволяет представить элементарную теплоту в такой же форме, как и различные виды работы:
Qобр = TdS, (4.7)
где температура играет роль обобщенной силы, а энтропия - обобщенной (тепловой) координаты.
Расчет изменения энтропии для различных процессов
Термодинамические расчеты изменения энтропии основаны на определении (4.6) и на свойствах частных производных энтропии по термодинамическим параметрам:
(4.8)
Последние два тождества представляют собой соотношения Максвелла (вывод см. в гл. 5).
1) Нагревание или охлаждение при постоянном давлении.
Количество теплоты, необходимое для изменения температуры системы, выражают с теплоемкости: Qобр = Cp dT.
(4.9)
Если теплоемкость не зависит от температуры в интервале от T1 до T2, то уравнение (4.8) можно проинтегрировать:
. (4.10)
Если изменение температуры происходит при постоянном объеме, то в формулах (4.9) и (4.10) Cp надо заменить на CV.
2) Изотермическое расширение или сжатие.
Для расчета энтропии в этом случае надо знать уравнение состояния системы. Расчет основан на использовании соотношения Максвелла:
(4.11)
В частности, для изотермического расширения идеального газа (p = nRT
изолированных систем второй закон утверждает: dS і 0, (4.2) т.е. энтропия изолированных систем в необратимых процессах может только возрастать, а в состоянии термодинамического равновесия она достигает максимума (dS = 0,
d 2S < 0).
Неравенство (4.1) называют неравенством Клаузиуса. Поскольку энтропия - функция состояния, ее изменение в любом циклическом процессе равно 0, поэтому для циклических процессов неравенство Клаузиуса имеет вид:
, (4.3)
где знак равенства ставится, если весь цикл полностью обратим.
Энтропию можно определить с двух эквивалентных подходов - статистического и термодинамического. Статистическое определение основано на идее о том, что необратимые процессы в термодинамике вызваны переходом в более вероятное состояние, поэтому энтропию можно связать с вероятностью:
, (4.4)
где k = 1.38 10-23 Дж/К - постоянная Больцмана (k = R / NA), W - так называемая термодинамическая вероятность, т.е. число микросостояний, которые соответствуют данному макросостоянию системы (см. гл. 10). Формулу (4.4) называют формулой Больцмана.
С точки зрения строгой статистической термодинамики энтропию вводят следующим образом:
, (4.5)
где G (E) - фазовый объем, занятый микроканоническим ансамблем с энергией E.
Термодинамическое определение энтропии основано на рассмотрении обратимых процессов:
. (4.6)
Это определение позволяет представить элементарную теплоту в такой же форме, как и различные виды работы:
Qобр = TdS, (4.7)
где температура играет роль обобщенной силы, а энтропия - обобщенной (тепловой) координаты.
Расчет изменения энтропии для различных процессов
Термодинамические расчеты изменения энтропии основаны на определении (4.6) и на свойствах частных производных энтропии по термодинамическим параметрам:
(4.8)
Последние два тождества представляют собой соотношения Максвелла (вывод см. в гл. 5).
1) Нагревание или охлаждение при постоянном давлении.
Количество теплоты, необходимое для изменения температуры системы, выражают с теплоемкости: Qобр = Cp dT.
(4.9)
Если теплоемкость не зависит от температуры в интервале от T1 до T2, то уравнение (4.8) можно проинтегрировать:
. (4.10)
Если изменение температуры происходит при постоянном объеме, то в формулах (4.9) и (4.10) Cp надо заменить на CV.
2) Изотермическое расширение или сжатие.
Для расчета энтропии в этом случае надо знать уравнение состояния системы. Расчет основан на использовании соотношения Максвелла:
(4.11)
В частности, для изотермического расширения идеального газа (p = nRT
Объяснение:
как так сделал
Объяснение:Возможные изомеры:
1) положение группы ОН
CH3-CH2-CH2-CH2-CH2OH - пентанол-1 (пентан1-ол)
CH3-CH-CH2-CH2-CH3 - пентанол-2 (пентан2-ол
|
OH
CH3-CH2-CH-CH2-CH3 - пентанол-3 (пентан3-ол)
|
OH
2) изомерия углеродного скелета:
CH3-CH2-CH2-CH-CH2OH - 2-метилбутанол-1 (2-метилбутан1-ол)
|
CH3
CH3-CH2-CH-CH2-CH2OH - 3-метилбутанол-1 (3-метилбутан1-ол)
|
CH3
CH3
|
CH3-C-CH2OH - 2,2-диметилбутанол-1 (2,2-диметилбутан1-ол)
|
CH3
3) обе изомерии одновременно:
ОН
|
CH3-CH-CH-CH3 - 3-метилбутанол-2 (3-метилбутан2-ол)
|
CH3
2. Простые эфиры. их изомеры::
1) количество атомов углерода по обе стороны от -О- :
CH3-CH2-CH2-CH2-O-CH3 бутилметиловый эфир (1-бутоксиметан)
CH3-CH2-CH2-O-CH2-CH3 пропилэтиловый эфир (1-пропоксиэтан)
2)разветвленность углеродного скелета:
CH3-CH2-O-CH2-CH3 изопропилэтиловый эфир (2-пропоксиметан)
|
CH3
Есть еще изомеры, но они строятся аналогично представленным