大学热学知识点总结0001

1、热学复习大纲等温压缩系数 K-1 (dV)TV d P体膨胀系数 Pp= -(dV)pp V dT p压强系数Ov =2(业)Vp dT线膨胀系数a=1(dL)p 通常 otv =3。:在不受外界影响的情况下，只要A和B同时与C处于热平衡，即使 A和l dT热力学第零定律B没有接触，它们仍然处于热平衡状态，这种规律被称为热力学第零定律。1)f选择某种测温物质，确定它的测温属性;经验温标三要素:) 选定固定点;3)进行分度，即对测温属性随温度的变化关系作出规定。经验温标：理想气体温标、华氏温标、兰氏温标、摄氏温标(热力学温标是国际实用温标不是经验温标空/亘量TpV =RT =RT Mmp = n

2、kT理想气体物态方程P0V 0R=- =8.31J/mol KT0M = Nm, M m = N Amk = R 1.3103J / Kn为单位体积内的数密度NaNa =6.02 X1023 个 /mol理想气体微观模型1分子本身线度比起分子间距小得多而可忽略不计23洛喜密脱常数 ：no =_ m A = 2.7X io25 m22.4X10标准状态下分子间平均1U)3no距离：1=(1 25丽=3.3X10m2.7X101 13 3 3M m 3-jo氢分子半径r =()3 =(-)3 =2.4X10 m4 兀 n4 兀 PNa2、除碰撞一瞬间外，分子间互作用力可忽略不计。分子在两次碰撞之间

3、作自由的匀速直线 运动；3、处于平衡态的理想气体，分子之间及分子与器壁间的碰撞是完全弹性碰撞；4、分子的运动遵从经典力学的规律 ：在常温下，压强在数个大气压以下的气体，一般都能 很好地满足理想气体方程。处于平衡态的气体均具有分子混沌性单位时间内碰在单位面积器壁上的平均分子数 nt时间内碰在 AA面积器壁上的平均分子数心N =A vAt n6单位时间碰在单位面积器壁上的平均分子数AN1 =皿itnv= 61 以后可用较严密的方法压强的物理意义微观量的统计平均值= 1.38X10ZJ ”K,k为玻尔兹曼常数理想气体物态方程的另 一种形式P = nkT kNa温度的微观意义二-m宀3 kT2 2它不

4、包括整体定向运动动能。 而仅与温度有关绝对温度是分子热运动剧烈程度的度量 是分子杂乱无章热运动的平均平动动能, 粒子的平均热运动动能与粒子质量无关,Mm气体分子的均方根速率vrms = Q = J3RT范德瓦耳斯方程1分子固有体积修正Vm-匕=更或P= RTPVm -b2、分子吸引力修正P PPi = P内p内 (Vm -b) = RT (考虑 1mol气体) RTP Pi =Vm -bAp i =单位时间内碰撞在单位面积上平均分子数Ak = Kn,1 一N 2/. APi = - nv ”Kn = (A) v3范德瓦耳斯方程a：(p +p)(Vm b)= RT,(1mol范氏气体) V m若

5、气体质量为m，体积为V,则范氏方程为：p+(2)2 SV-(2)b=MmRT平均值运算法则设f (u)是随机变量u的函数， 则f (u) + g(u) = f(u) + g(u)若c为常数，则 cf(u) =cf(u)若随机变量u和随机变量v相互统计独立。又f (u)是u的某一函数，g(v)是v的另一函数，则f (u) g(v f(u) g(v)应该注意到，以上讨论的各种概率都是归一化的，即ni=1=1随机变量会偏离平均值般其偏离值的平均值为零,但均方偏差不为零。(u)2 = u2 _2uu +(u)_2u 7+(u)22 厂2u -(u)3u)2 二02J / 2u 3(u)定义相对均方根偏

6、差Liu= (Au)rms当u所有值都等于相同值时，(Au)rms = 0可见相对均方根偏差表示了随机变量在平均值附近分散开的程度， 气体分子的速率分布律： 处于一定温度下的气体， 分布在速率 子数占总分子数的百分比只是速率处于一定温度下的气体，称为速率分布函数。也称为涨落、散度或散差。v附近的单位速率间隔内的分v的函数,f(v)dNNdvT和m是一定的; dv ；理解分布函数的几个要点：1. 条件：一定温度(平衡态)和确定的气体系统，2. 范围：(速率v附近的)单位速率间隔，所以要除以3. 数学形式：(分子数的)比例，局域分子数与总分子数之比。 物理意义：速率在v附近，单位速率区间的分子数占

7、总分子数的概率，或概率密度。f(v)ddN表示速率分布在 VT v + dv内的分子数占总分子数的概率;NV2dN=f f (v)dv表示速率分布在 Vp T v2内的分子数占总分子数的概率;VldN比N = f (v dv = 1 (归一化条件)麦克斯韦速率分布律1. 速率在vt v + dv区间的分子数，占总分子数的百分比32dN m 黑 2.=4兀 1I e 2 v dvN12咏T丿2. 平衡态一一麦克斯韦速率分布函数E4mv2f(V )=4兀m r 2 kT2I e 2kT v12兀灯丿最概然速率v彳等彳晋“41侶气体在一定温度下分布在最概然速率Vp附近单位速率间隔内的相对分子数最多。

8、2kTvp =yi2kTm平均速率60Jvf(v)dv0方均根速率vrms重力场中粒子按高度分布：重力场中，气体分子作非均匀分布，分子数随高度按指数减小。M mghmghp = nkTPo = nokTp =poek =poe 卞_mghRTn = n)e kT 取对数 h=In 卫0Mmg P测定大气压随高度的减小，可判断上升的高度玻尔兹曼分布律：若分子在力场中运动，在麦克斯韦分布律的指数项即包含分子的动能，还 应包含势能。 = Zk+ p当系统在力场中处于平衡状态时,其坐标介于区间XT x+dx yT y + dy zt z + dz速度介于 VxTVxPd*VyTVy +dvyVz TV

9、z+dvz内的分子数为:3dN =nom r kTI edVxdVydVzdxdydz 12兀kT丿上式称为玻尔兹曼分子按能量分布律no表示在势能 齐为零处单位体积内具有各种速度的分子总数上式对所有可能的速度积分3 _e kTdVxdVydVz = 1理想气体的热容1.热容：系统从外界吸收热量dQ，使系统温度升高dT ,则系统的热容量为c = dQ dTC2.摩尔热容Cm =1v dTdQ每mol物质C3.比热容 c= m1 dQm dT单位质量物质4.定压摩尔热容量p,mdQ)p5.定容摩尔热容量CV ,m1VdT1 dQ=-(VdT)V理想气体的内能rTkNA = Ru= v-RT2理想气

10、体动能 E2kTkN R（理想气体的内能是温度的单值函数 气体的迁移现象 系统各部分的物理性质，如流速、温度或密度不均匀时, 牛顿黏性定律系统处于非平衡态。（输运过程）速度梯度如=AyAy也 u d u lim = 占T y d y11粘滞定律f = _一 ”An为粘度（粘性系数）dy粘度n与流体本身性质有关温度f - A 满足y = 0处V = 0的流体叫牛顿流体 y切向动量流密度动量流密度：jp=dp/A，dp为动量流dpdt=Jp A .jp 口字dz非牛顿流体其速度梯度与互相垂直的粘性力间不呈线性函数关系，如血液、泥浆等 ，其粘性系数会随时间而 变的，如:油漆等凝胶物质对形变具有部分弹

11、性恢复作用，如沥青等弹性物质泊萧叶定律dV体积流率一=QV :单位时间内流过管道截面上的流体体积。r =0时u最大，rT R VT 0压力差:2(Pi -P2)兀 r粘滞阻力f兀r dr定常流动du ( pi - P2)rdr0-f du =p1 - p2LR f rdr ru(r)FrFdQv =u(r)dS =u(r)2 兀 rdr兀（Pi一 p2)R 22J0 (R2-r2)rdrdV =Q dt5 -p2R48 化对水平直圆管有如下关系:dV兀 rp叫泊萧叶定律菲克定律:Jn = D在一维（如dzrlnZ方向扩散的）粒子流密度 Jn与粒子数密度梯度 成正比。dzJn处式中负号表示粒子向

12、粒子数密度减少的方向扩散，若与扩散方向垂直的流体截面上的处相等，则：J N乘分子质量与截面面积，即可得到单位时间扩散总质量。则 Q = -kdzAdT及横截面积A成正比dz傅立叶定律：热流 Q（单位时间内通过的热量）与温度梯度，负号表示热量从温度较高处流向其中比例系数 瓷称为热导系数,其单位为 W -m-K温度较低处 若设热流密度为JT ,则：Jt =-瓷“d-dz热欧姆定律 把温度差AT称为温压差”（以- AUt表示，其下角T表示“热”,下同）,把热流Q以It则可把一根长为 L、截面积为 A的均匀棒达到稳态传热时的傅里叶定律改写为It =K、A或U =Katw其中Rt =L _ PtLkA

13、a而P二1称为热阻率K牛顿冷却定律对固体热源，当它与周围媒体的温度差不太大时,单位时间内热源向周围传递的热量*Q 为：Q =hA(T -To)To为环境温度，T为热源温度， A为热源表面积，h为热适应系数。平均碰撞频率Z一个分子单位时间内和其它分子碰撞的平均次数，称为分子的平均碰撞频率。假设:每个分子都可以看成直径为 d的弹性小球，分子间的碰撞为完全弹性碰撞。大量分子中，只有被考察的特定分子A以平均速率u运动，其它分子都看作静止不动。单位时间内与分子 A发生碰撞的分子数为n nd2U平均碰撞频率为 Z = nMd2u考虑到所有分子实际上都在运动，则有u= yf2V因此 Z =42n nd2v用

14、宏观量P、T表示的平均碰撞频率为 Z =J2nnJ2 -8RT V nMm平均自由程一个分子连续两次碰撞之间经历的平均自由路程叫平均自由程 Z单位时间内分子经历的平均距离v，平均碰撞 Z次p = nkT. v扎 =Z每个分子都在运动，平均碰撞修正为sZ Ting21）准静态过程是一个进行的“无限缓慢”，以致系统连续不断地经历着一系列平衡态的过程；，则原过程是可逆（只有无耗2）可逆与不可逆过程：系统从初态出发经历某一过程变到末态，若可以找到一个能使系 统和外界都复原的过程（这时系统回到初态，对外界也不产生任何影响） 的。若总是找不到一个能使系统与外界同时复原的过程，则原过程是不可逆的。 散的准静

15、态过程才是可逆过程 ） 功和热量 功是力学相互作用下的能量转移 在力学相互作用过程中系统和外界之间转移的能量就是功。1）、只有在系统状态变化过程中才有能量转移。电量迁移2）、只有在广义力（如压强、电动势等）作用下产生了广义位移（如体积变化、 等）后才作了功。3）、在非准静态过程中很难计算系统对外作的功。4）、功有正负之分。 体积膨胀功nIIIIA粕dII1、外界对气体所作的元功为:dW=Pe Adx = - pedV所作的总功为:W = - 2 pdV2、气体对外界所作的功为:dW = pdV3、理想气体在几种可逆过程中功的计算V2VidV等温过程： W = V PdV =-坦T 若膨胀时，V

16、1,则w0, AQ0吸热若1cn吒丫时：Cn,m0，心QC0放热（称为多方负热容） 循环过程系统由某一平衡态出发,经过任意的一系列过程又回到原来的平衡态的整个变化过程，叫做循环过程。顺时针-正循环；逆时针逆循环。正循环热机及其效率ABCD所围成的面积就是正循环所做的净功热机的效率：n热W_Q吸由热力学第一定律:Q放=WQ吸Q放Q吸Q放|q放IJQ吸卡诺热机n卡诺热机T1 -T2 T1只要卡诺循环的Ti,T2不变，任意可逆卡诺热机效率始终相等内燃机循环1定体加热循环（奥托循环）nT1T3T2i-K12、定压加热循环（狄塞尔循环）Q2n =1=1-T4-T1Q1I弘仃4-)=Cp ,m(T3T2)

17、Y(T3-T2)焦耳-汤姆孙效应Q吸制冷循环与制冷系数W外_Q吸Q放-Q吸可逆卡诺制冷机的制冷系数=Q2T2T1 -T2Ti相同，T2越小，吸出等量热量，需要W外越大。T2相同，Ti越大，吸出等量热量，需要 W外越大。而不产生其他影响;热力学第二定律 开尔文表述：不可能从单一热源吸取热量，并将这热量变为功,克劳修斯表述：热量可以自发地从较热的物体传递到较冷的物体，但不可能自发地从较 冷的物体传递到较热的物。卡诺定理1）在相同的高温热源和相同的低温热源间工作的一切可逆热机其效率都相等，而与工 作物质无关。2）在相同高温热源与相同低温热源间工作的一切热机中，不可逆热机的效率都不可能 大于可逆热机的

18、效率。注意:这里所讲的热源都是温度均匀的恒温热源（指一个封闭系统中发生若一可逆热机仅从某一确定温度的热源吸热，也仅向另一确定温度的热源放热，从而 对外作功，那么这部可逆热机必然是由两个等温过程及两个绝热过程所组成的可逆卡诺机。 熵与熵增加原理：热力学系统从平衡态绝热过程到达另一种平衡态的过程中，它的熵永不减 少，若过程是可逆的，则熵不变；若过程是不可逆的，则熵增加。任何不可逆过程导致熵增加） 克劳修斯等式由卡诺定理得:Q2n =1=1Qi|T2Ti.qj_qTiT2 .Q1 + Q Ti对任何一个可逆循环:qdQ=0卡T可推广到任何可逆循环:这就是克劳修斯等式 熵和熵的计算a【(II)dQ=o

19、Tb dQ 丿 dQa(l ) Ta(ll ) T引入态函数熵:Sb-Sa J （dQ）可逆TdS =(dQ)可逆或 dS = T代入热力学第一定律表达式：TdS=dU + pdV注意:21、若变化路径是不可逆的，则上式不能成立;、熵是态函数；、若把某一初态定为参考态，则:rdQS = So + J T、上式只能计算熵的变化，它无法说明熵的微观意义，这也是热力学的局限性; 、熵的概念比较抽象，但它具有更普遍意义。设计一个连接相同初、末态的任意可逆过程不可逆过程中熵的计算 （计算岀熵作为状态参量 的函数形式，在代入初、末态参量 j可查熵图表计算初末态的熵之差以熵来表示热容Cv =（dT）v =T

20、（莘）VdTcTdQcSCp 而）。齐）。理想气体的熵dS =F（dU + pdV）vRT理想气体：寫dU = vCv ,mdT, p =/. dvCV,mdT+vRdVVS-So = TTvCVmdT +vRlnVko,m TVo也可表达为.pV“RT，vdV dT dp二 dS = vCp,mdlvRlnpTPoTS - So = Jt0 vC P,mdl-vRlnTPo温一熵图在一个有限的可逆过程中，系统从外界所吸收的热量为:Qabf TdS-a吸收的净热量等于热机在循环中对外输出的净功。T -S图上逆时针的循环曲线所围面积是外界对制冷机所作的净功。 第二定律的数学表达式对于任一初末态

21、均为平衡态的不可逆过程 （在图中可以从i连吸收的净乂量b接到f的一条虚线表示），可在末态、初态间再连接一可逆过程，使系统从末态回到初态，这样就组成一循环。这是一不可f逆循环，从克劳修斯不等式知徳i I T 丿;不可逆 ff dQ可逆上式又可改写为：ff（dQ） I T 不可逆 r TSi-Sf将代表可逆过程的熵的表达式与之合并，可写为：:亠 Sf -Sd等号可逆，不等号不可 逆）i T这表示在任一不可逆过程中的dQ的积分总小于末、初态之间的熵之差；但是在可逆过程T中两者却是相等的，这就是第二定律的数学表达式。熵增加原理数学表达式f dQ；可逆Sf -Si（等号可逆，不等号不可逆）i T在上式中

22、令dQ = 0 ,则S）绝热0（等号可逆，不等号不可 逆）它表示在不可逆绝热过程中熵总是增加的; 的数学表达式。热力学基本方程在可逆绝热过程中熵不变。这就是熵增加原理准静态过程的热力学第一定律数学表达式为:dU =dQ- pdV由于在可逆过程中 dQ =TdS，故第一定律可写为：dU =TdS - pdV对于理想气体,有CvdT = TdS - pdV，所有可逆过程热力学基本上都从上面两个式子出发讨论问题的。物质的五种物态气态、液态、固态是常见的物态。液态和固态统称为凝聚态，这是因为它们的密度的数量级是与分子密度堆积时的密度相同的。自然界中还存在另外两种物态：等离子态与超密态。等离子态也就是等

23、离子体。和一定形状（与液态固体：固体物质的主要特征是它具有保持自己一定体积（与气态不同） 不同）的能力。固体分为晶体与非晶体两大类晶体中的微粒按一定的规则排晶体：通过结晶过程形成的具有规则几何外形的固体叫晶体。 列。构成晶体微粒之间的结合力。结合力越强，晶体的熔沸点越高，晶体的硬度越大。晶体具有规则的几何外形热学性晶体具有各向异性特征： 所谓晶体的各向异性是指各方向上的物理性质如力学性质、 质、电学性质、光学性质等都有所不同 晶体有固定的熔点和溶解热 单晶体：在整块晶体中沿各个方向晶体结构周期性地、完整地重复（如石英） 多晶体：微晶粒之间结晶排列方向杂乱无章（如；金属） 。单晶体或多晶体：只要

24、由同种材料制成，它在给定压强下的熔点、 溶解热是确定。这是鉴别晶体、非晶体的最简单的方法。液体液体的短程结构：液体具有短程有序、长程无序的特点。线度：几个分子直径线度液体在小范围内出现”半晶体状态“的微观结构。 液体分子的热运动实验充分说明，液体中的分子与晶体及非晶态固体中的分子一样在平衡位置附近作振动。 在同一单元中的液体分子振动模式基本一致，不同单元间分子振动模式各不相同。但是，在液体中这种状况仅能保持一短暂时间.以后，由于涨落等其他因素， 单元会被破坏，并重新组成新单元.。液体中存在一定分子间隔也为单元破坏及重新组建创造条件液体的表面现象一种物质与另一种物质（或虽是同一种物质，但其微观结构不同）的交界处是物质结构的过渡层（这称为界面），它的物理性质显然不同于物质内部，具有很大的特殊性。其中最为简单的是液体的表面现象有关现象称为液体的表面现象由液体与其它物质存在接触界面而产生的表面张力当液体与另一种介质（例如与气体、固体或另一种液体）接触时，在液体表面上会产生一些 与液体内部不同的性质。现在先考虑液体与气体接触的自由表面中的情况。面张力称为表面张力系数，以c表示