也谈理想气体的定义

讨论了理想气体的定义,证明了在理想气体定义的问题上,焦耳定律条件和绝对热力学温标与理想气体温标相等（即θ=T）的条件是等价的。     

气体的内能、焦耳-汤姆逊系数与理想气体

本文拟就满足焦耳定律的气体与焦耳-汤姆逊系数μ=0的气体的性质以及理想气体的定义作一些讨论.一、焦耳定律与物态方程 焦耳通过实验研究了气体的内能,得到了气体的内能U仅是温度的函数而与体积无关的结论,即 U=U(T)(l)这就是焦耳定律.式中T是用理想气体绝对温标量度的温度.精确的实验表明,一切实陈的气体,并不严格遵守焦耳定律,只有非常稀薄的气体才较好地服从式(1).假设绝对热力学温标量度的温度θ与T相等,即 T=　(2)则由热力学第一定律和第二定律得到的能方程[1]可以证明。凡满足理想气体物态方程 PV=RT(4)的气体,一定满足焦耳定律…     

关于理想气体的宏观定义

讨论了理想气体的热力学方面的定义,说明：玻意耳定律,理论气体温标和焦耳定律是从宏观上界定理想气体的基本上属性和特征的三个必不可少的实验定律。     

论范氏气体方程和理想气体状态方程的关系

一般认为范氏气体方程在大体积极限下和理想气体状态方程一样.不过理想气体还要求满足焦耳定律等,也就是内能对体积的偏导数为零.由于内能对体积的偏导数可以化为物态方程的一阶导数,是否能在状态方程一阶导数这一层次上也要求范氏方程的大体积极限和理想气体一致就值得探讨.结果表明:如果在一阶导数层次上比较,范氏气体方程在大体积极限下不能再回复到理想气体.推广范氏方程让范氏系数依赖于温度,可以得到实际气体在大体积极限下的一个渐近形式.     

从量纲分析观点看气体物态方程

从量纲分析的观点出发讨论气体物态方程的形式.指出理想气体的物态方程由量纲特征确定到只差一常数;玻意耳气体族的物态方程族由量纲特征完全确定;还给出了非理想气体物态方程的一般形式.     

从建立理想气体状态方程的两条途径谈焦耳定律是否独立

建立理想气体状态方程有两条途径,沿第一条途径焦耳定律是独立的,而沿第二条途径则焦耳定律不独立.     

理想气体温标

在热学教学中要讲清理想气体温标，需要在介绍气体温度计的基础上，介绍绝对温标，然后说明理想气体温标的测量方法实际上是更为精确地测量绝对温标。最后再讲定标点的改变，即最新国际规定的理想气体温标。     

昂尼斯气体绝热过程方程推导及验证

利用热力学第一定律及能态方程推导得到昂尼斯气体绝热过程方程,利用所得方程对理想气体和范氏气体绝热过程方程形式进行了讨论,最后讨论了昂尼斯气体卡诺循环效率.     

再谈理想气体的定义

讨论了理论气体的定义,指出理想气体状态方程与焦耳定律对于定义理想气体提缺一不可的。     

用理想气体物态方程求玻耳兹曼常量——宏观理论与微观理论的印证

从热力学与统计物理两个角度建立了理想气体的物态方程，通过比较两个方程求出玻耳兹曼常量，说明宏观理论与微观理论是相互印证的．     

n维经典非理想气体的物态方程与热力学函数

求出了n维经典非理想气体的物态方程和热力学函数.由London理论得出了维数n(n<6)不同时的经典非理想气体的物态方程形式基本一样,且与能谱关系无关的结论;当维数n≥6时,如果仍用London理论,巨配分函数发散,此时物态方程及热力学函数将无意义.事实上只要使用刚性球模型,无论是否使用London理论,总存在一个维数n,当维数大于n时巨配分函数发散.     

理想气体的定义和它与热力学第二定律的关系

本文証明,定义理想气体必須用两个相互独立的方程。除PV=nRT外,若不用((?)E/(?)V)_T=0,便要用T=0。論証表明,仅根据PV=nRT,由第二定律仍不能得到((?)E/(?)V)_T=0,以下将根据第二定律的喀喇氏公式和卡諾循环来証明这一点。在大多数热力学教科书中,第一定律提出以后跟着就討論一些例子,而理想气体則是这种恰当的例子,它的定义通常由PV=nRT,(1) ((?)E/(?)V)_T=0 (2)給出,式中P为压強,V为容积,n为克分子数,R为气体常数,E为能量,而T为用理想气体温标测量的温度。提到这个定义时,往往有人认为第二个式子可以省略掉,因为他們誤认为,当由第二定律导出某些方程后,此式便能由第一     

也谈理想气体定义——兼对“理想气体的定义”一文质疑

主张为物质的理想模型下定义时要注意实验基础,在不同的数学阶段使用不同的理想气体定义,文中分析了从玻意耳－马略特定律导出焦耳定律某些方法的缺陷,指出了合理的证明方法。     

对理想气体方程pV=NkBT的讨论

应用统计物理的方法重点研究量子理想气体,得到其物态方程为pV=NkBT(1 △),并对量子近独立粒子之间的统计关联作了讨论,从而证明pV=NkBT对理想气体不一定成立.     

基于Thomas-Fermi-Kirzhnits模型的物态方程研究

本文针对丝阵Z箍缩等高能量密度物理实验的数值模拟研究, 建立了一种适用温度、密度范围宽的三项式半经验物态方程. 三项式半经验物态方程包括零温自由能项, 电子热贡献项和离子热贡献项. 零温自由能项采用多项式拟合的方法确定. 多项式系数通过多项式计算的结果与高压缩比区域和压缩比为1时零温Thomas-Fermi-Kirzhnits模型计算的结果对应相等得到. 离子对物态方程的热贡献采用一种准谐振模型, 此谐振模型可以描述离子在固态相中的行为, 并且在高温度、低密度区域趋近于理想气体物态方程. 电子对物态方程的热贡献采用含温Thomas-Fermi-Kirzhnits模型计算. 利用所建立的三项式半经验物态方程计算了铝的等温压缩曲线, 并与实验数据做了对比. 给出了很宽温度、密度范围内铝的压强, 其数据与相应的SESAME数据库数据做了对比.     

部分电离稠密氦等离子体物态方程的自洽变分计算

稠密氦在高温高压下将会发生电离, 电离能会因为原子、离子以及电子之间的相互作用而降低. 考虑He，He⁺，He²⁺，e之间的相互作用, 通过粒子化学势平衡得到非理想的电离平衡方程，用自洽流体变分过程对方程求解, 进而对自由能求导获得体系的热力学状态参量. 模型计算结果与已有的实验和理论计算相一致. 用此模型预测密度10^-3—10^0.3 g/cm³和温度4—7 eV范围的物态方程, 获得了压力在500　GPa以内的理论数据. 计算表明粒子间的非理想相互作用引起的电离能降低是出现压致电离现象的主要原因，在高温高密度物态方程的计算中必须考虑粒子间非理想相互作用对电离能修正的影响. 关键词： 氦 物态方程 部分电离等离子体 自洽变分     

氘汽液变化过程的气化热及熵变计算

计算饱和液体的气化热通常是把该温度下的饱和蒸汽视为理想气体.但是氘的饱和蒸汽在临界温度Tc＝38.34 K以下作为理想气体计算气化热,得到的结果不符合一般规律.本文采用Clapeyron方程的微分形式和氘的汽液平衡方程,考虑氘由液态转变为气态的体积变化,计算得到20 K到38 K各温度对应的气化热和熵变,最后绘制出氘的饱和曲线.这种计算方法避免了两个近似:视氘饱和蒸汽为理想气体和忽略氘汽液转变的体积变化,提高了计算的精确度.     

分片光滑物态方程的能量方程非线性迭代解法

实际应用中的物态方程由分片光滑曲面拼接而成,拼接处存在间断.隐式求解相应的能量方程时,经常出现迭代收敛慢的情况和非物理解.本文通过构造对应的新的非线性问题,提出一种非线性迭代算法.该算法适用于求解有间断的分片光滑物态方程的非线性能量方程,其中引入一个度量能量变化的参数用于自动判断跳段是否发生,在求解时无需事先知道物态方程间断的位置,且能精确计算物态方程间断带来的能量盈亏,用于评估物态方程间断对能量的影响.典型算例验证了新算法具有稳定的收敛性,并给出符合物理规律的解.     

玻尔兹曼因子方法 打开了精确计算分子相互作用特性的大门

范德瓦耳斯方法只考虑了分子之间的吸引力, 未考虑排斥力, 所以范德瓦耳斯方程与实际气体并不十 分符合. 玻尔兹曼因子方法既包含了分子之间的吸引力, 也包含了相邻分子之间的排斥力, 巧妙地克服了“ 统计物理 学处理互作用粒子系统所遇到的困难” , 所以由玻尔兹曼因子方法推导出来的实际气体玻尔兹曼因子方程, 不仅与 传统基础知识一脉相承, 涵盖了理想气体物态方程、 范德瓦耳斯方程与维里方程, 而且真正打开了在定量上精确计 算分子相互作用特性的大门, 实现了精确计算摩尔表面自由能及其相关物理量的目标; 较好地解决了范德瓦耳斯方 程所存在的公认缺陷问题     

关于玻意耳定律和焦耳定律相互独立性讨论的小结

玻意耳定律和焦耳定律相互独立,是热力学中早已有的论断．文献[1]以（δU/δp)θ→∞违反热力学为由,从玻意耳定律导出了焦耳定律,从而说明二者并非相互独立．文献[2]指出（δU/δp)θ→∞是可能的,并不违反热力学．该文还写出了遵从焦耳定律的气体物态方程的普遍形式(此式在前人的文献中已出现过)。