均匀物质热力学关系记忆法

均匀物质的热力学关系是研究其热力学性质的基本方程.但是这些用全微分和偏微商表示的关系形式相近,极易错乱.为了准确记忆,曾提出过不少办法[1],现经加工提炼,介绍如下. 一、热力学函数和“魔句” “Good Physicists Have Studied UnderVery Fine Teachers.”(杰出的物理学家都受到过极为优秀教师的教诲.)按照精心设计的这一句英语的词首字母,把八个热力学函数排列成G(古布斯函数),P(压强),H(焓), S(熵), U(内能), V(体积), F(自由能),T(温度),并用方框从顶角开始顺时针安置如图1.这是记忆法的基础. 二、全微分公式记忆法 图一顶角…     

热力学中的特征函数

在热力学中人们引入了特征函数,即在适当选择独立变量的条件下,只用一个热力学函数就可以确定系统全部的热力学性质.这个函数叫特征函数,相应的独立交量叫特征变量. 为什么只有选则的独立变量是特征变量时,热力学函数才具有特征函数的性质呢?对这个问题我们主要以内能为例来进行分析. 不妨首先考虑最简单的情形:粒子数不变、单相、与外界只有一种功(体积膨胀功)交住. 由定义 且 只要知道U、S、T、P、V之间的关系,那么已知U为S、T、P、V任两个变量的函数.则其它函数H、F、Φ可求出. 一　选独立变量S、V. 已知:U—U(尸、叮 __.、_./ dU…     

三个热力学偏导数〔U/n〕_(S,V)、〔H/n〕_(S,p)和〔F/n〕_(T,V)等于系统化学势的又一证明方法

对三个热力学偏导数 U n S ,V、 H n S ,p和 F n T ,V等于系统化学势给出了又一种证明方法 .     

论Gibbs方程的热力学本性及热力学函数的物理意义

对Gibbs方程的热力学本性作了再认识,论述了热力学函数U、H、A、G的物理意义,尝试从一般的运动和势能的关系上理解热力学．     

负绝对温度的热力学及其重要性质

一、引言通常我们认为物体的温度是对物体冷热程度的描述。在热力学里,一个热力学系统的绝对温度T可以用系统内能U或系统焓I对系统熵S的导数来规定: 这里x和y是一对外延量和内合量。对于一般热力学系统,通常系统的内能和焓都是熵的不减函数,也就是说,内能或焓随熵的增加而单调地增加。这样从(1)式就得出结论,系统的温度     

TiH(D、T)分子性质的量子力学计算

运用量子力学从头计算中的B3LYP密度泛函方法,计算了TiH(D、T)分子的结构,力学,光谱学性质和部分热力学函数,基于Debye晶格振动比热模型和Fermi-Dirac自由电子统计理论,计算了固体Ti的振动内能EV,振动和电子熵SEV,从而最终探讨了Ti吸收氢同位素气体生成一氢化物的ΔH、ΔS、ΔG以及氢同位素的平衡离解压P.结果表明:这些计算方法是可行的;在Ti吸收氢同位素生成一氢化物的反应中,ΔH、ΔS均为负值,且随温度升高,绝对值越大,ΔG则向正的方向增加;Ti的α-β转变对反应的热力学函数变化影响不大;室温直至723K,Ti的一氢同位素化物是相当稳定的;相同温度和压力下,氢置换一氢化物中的氘和氚,以及氘置换氚的反应,在热力学上有利.     

与介质有热的和机械的相互作用系统中的H定理

对于孤立系,从玻耳兹曼的积分微分方程出发,已经证明了H定理[1,2].H定理指出,处于非平衡态的气体随时间流逝,必将趋于平衡态.这与热力学第二定律即孤立系的熵不会减少,本质上是一致的.但H函数较之热力学熵更具普遍性,因熵只定义于平衡态.进一步的研究表明,玻氏方程并不是“纯”力学处理的结果.事实上,在导出此方程时引进了与力学规律的时间可逆性相矛盾的分子混沌性假设,正是这个假设使玻氏方程给出H定理的结果. 对于非孤立系,热力学第二定律可用克劳修斯不等式表示:dS≥Q/T,其中dS是熵增量;dQ是任一过程中系统从温度为T的热源吸收的热…     

热力学函数关系的新思考

应用热力学函数关系可以直接计算和推导其他的复杂关系式,在整个热力学理论中具有重要作用．本文设计了用“十”字法记忆四个基本全微分关系;用“一”字法记忆麦克斯韦关系．将这两种方法有效的结合起来对于记忆全微分关系和麦克斯韦关系．更加方便、简捷和实用．     

RuH2和RuN2分子热力学稳定性的理论研究

用密度泛函B3LYP方法计算了RuH2和RuN2分子的结构和不同温度下的热力学函数及生成反应的标准焓变△H°、标准熵变△S°和标准自由能变△G°.结果表明,温度低于698.15 K时固态RuH2具有热力学稳定性,温度低于398.15 K时固态RuN2具有热力学稳定性.     

Elastic Constants of Superconducting MgB2 from Molecular Dynamics Simulations with Shell Model

[1]V. Russell, F.A. Kanda, and A.J. King, Acta. Cryst. 6(1953) 870. [2]A.S. Cooper, E. Corenzwit, L.D. Longinotti, B.T.Matthias, and W.H. Zachariasen, Proc. Natl. Acad. Sci.67 (1970) 313. [3]L. Leyarovska and F. Leyarovski, J. Less Common Met.67 (1979) 249. [4]J. Nagamatsu, N. Nakagawa, T. Murant, Y. Zenitani,and J. Akimitsu, Nature (London) 410 (2001) 63. [5]S.L. Budko, G. Lapertot, C. Petrovic, C.E. Cunningham,N. Anderson, and P.C. Canfield, Phys. Rev. Lett. 86(2001) 1877. [6]D.G. Hinks, H. Claus, and J.D. Jorgensen, Nature (London) 411 (2001) 457. [7]A.K.M.A. Islam and F.N. Islam, Physica C 363 (2001)189. [8]A.K.M.A. Islam, F.N. Islam, and S. Kabir, J. Phys. 13(2001) L641. [9]J.D. Jorgensen, D.G. Hinks, and S. Short, Phys. Rev. B 63 (2001) 224522. [10]G. Baskaran, Phys. Rev. B 65 (2002) 212505. [11]K. Presides, Y. Iwasa, T. Ito, D.H. Chi, K. Uehara, E.Nishibori, M. Takata, S. Sakata, Y. Ohishi, O. Shimomura, T. Muranaka, and J. Akimitsu, Phys. Rev. B 64(2001) 12509. [12]M. Born and K. Huang, Dynamical Theory of Crystal Lattices, Oxford University Press, Oxford (1954). [13]C.R.A. Catlow and W.C. Mackrodt, Computer Simulation of Solids, Springer-Verlag, Berlin (1982) p. 320. [14]M.P. Tosi, “Cohesion of Ionic Solids in the Born Model“,In Solid State Physics, Advances in Research and Applications, eds. F. Seitz and D. Turnbull, Academic Press,New York (1964). [15]F. Jensen, Introduction to Computational Chemistry,John Wiley and Sons, New York (2002) p. 387. [16]B.G. Dick and A.W. Overhauser, Phys. Rev. 112 (1958)90. [17]J.D. Gale, JCS Faraday Trans. 93 (1997) 629. [18]L. Fast, J.M. Wills, B. Johansson, and O. Eriksson, Phys.Rev. B 51 (1995) 17431. [19]J.F. Nye, Physical Properties of Crystals, Oxford University Press, London (1967). [20]J.R. Macdonald and D.R. Powell, J. Res. Natl. Bur.Stand. A 75 (1971) 441. [21]T. Vogt, G. Schneider, J.A. Hriljac, G. Yang, and J.S.Abell, Phys. Rev. B 63 (2001) R220505. [22]K.P. Bohnen, R. Heid, and B. Renker, Phys. Rev. Lett.86 (2001) 5771. [23]I. Loa and K. Syassen, Solid State Commun. 118 (2001)279. [24]K. Kunc, I. Loa, K. Syassen, R.K. Kremer, and K. Ahn,J. Phys. 44 (2001) 9945. [25]J. Tang, L.C. Qin, A. Matsushita, Y. Takano, K. Togano,H. Kito, and H. Ihara, Phys. Rev. B 64 (2001) 132509. [26]A.F. Goncharov, V.V. Struzhkin, E. Gregoryanz, J. Hu,R.J. Hemley, H.K. Mao, G. Lapertot, S.L. Budko, and P.C. Canfield, Phys. Rev. B 64 (2001) R 100509. [27]T. Ichitsubo, H. Ogi, S. Nishimura, T. Seto, M. Hirao,and H. Inui, Phys. Rev. B 66 (2002) 052514.     

介绍用狄利克雷积分计算相体积的方法

在经典统计的系综理论中,与孤立系统(粒子数为N,体积为V,能量在E到E △E之间,并且△E/E<相似文献   

西南师范学院1984年招收攻读硕士学位研究生理论物理专业《统计物理》试题

1.试证以下热力学函数间的关系:(20分)式中M-磁矩,H-磁场强度,T-绝对温度,CM和CB分别是定M和定H的比热. b.对于p、V、T体系恒有: c、对于p、V、T体系,当V只是的函数时,则u只是T的函数.a、b二式中, p是压强; V是体积;T是温度;u是内能。 2.按下式定义函数Y(N,v,T):(20分)式中Q(N,V,T)为正则系综的配分函数。现在如果要保证函数Y(N,V,T)能正好表示以某个热力学势为特征势的配分函数时,则　应代表什么物理量;当进一步用配分函数Y(N,v,T)决定(N,v,T)体系的体积V,熵S和吉函G. 3.请分别用分子动力论和系综理论推导理想气体绝热方程…     

Probing R-parity Violating Interactions via p

[1]Y. Fukuda, et al., Super-Kamiokande Collaboration,Phys. Lett. B 433 (1998) 9; Phys. Lett. B 436 (1998) 33; Phys. Rev. Lett. 81 (1998) 1562; M. Apollonio, et al.,Chooz Collaboration, Phys. Lett. B 420 (1998) 297. [2]H.P. Nilles, Phys. Rep. 1 (1984) 110; H.E. Haber and G.Kane, Phys. Rep. 117 (1985) 75. [3]P. Fayet, Phys. Lett. B 69 (1977) 489; G.R. Farrar and P. Fayet, Phys. Lett. B 76 (1978) 575. [4]S. Weinberg, Phys. Rev. D 26 (1982) 287; N. Sakai and T. Yanagida, Nucl. Phys. B 197 (1982) 533. [5]J.C. Romao, M.A. Diaz, M. Hirsch, W. Porod, and J.W.Valle, Phys. Rev. D 61 (2000) 071703; Phys. Rev. D 62 (2000) 113008. [6]G. Abbiendi, et al., Phys. Lett. B 519 (2001) 23. [7]Y.B. Sun, L. Han, W.G. Ma, T. Farshid, R.Y. Zhang, and Y.J. Zhou, JHEP 0409 (2004) 043. [8]R. Barbieri, et al., hep-ph/9810232; B. Allanach, et al.,hep-ph/9906224; F. Deliot, et al., Phys. Lett. B 475 (2000) 184; G. Moreau, et al., Nucl. Phys. B 604 (2001) 3; S. Bar-Shalom, et al., Phys. Rev. D 64 (2001) 095008. [9]T. Sj(o)strand, P. Eden, C. Friberg, L. L(o)nnblad, G. Miu,S. Mrenna, and E. Norrbin, Computer Phys. Commun.135 (2001) 238 (LU TP 00-30, [hep-ph/0010017]). [10]R. Barbieri, et al., [hep-ph/9810232]; B. Allanach, et al.,[hep-ph/9906224]. [11]The Dφ detector is described in detail elsewhere as T.LeCompte and H.T. Diehl, Ann. Rev. Nucl. Part. Sci. 50 (2000) 71; Dφ Collaboration, S. Abachi, et al., Nucl.Instrum. Methods Phys. Res. A 338 (1994) 185.     

基于比热的完全物态方程

在热力学中,一个封闭体系的完全物态方程指由两个状态量为自变量所确定的一种函数关系,由这个关系能够导出所有其他热力学量之间的关系.比如亥姆霍兹自由能F表示为体系的比体积v和温度T的函数F(v,T)时,就是这种完全物态方程.但是这种完全物态方程至今没有实际计算的表达式.我们以等温压强函数pT(v)和建立在德拜模型基础上的定容比热函数Cv(v,T)为基础,建立了一个有具体函数表达式的完全物态方程.用这种完全物态方程对几种固体金属材料进行了实际计算,所导出的热力学状态量和物性参数,与实验测量能够比较好地符合.这种完全物态方程在高温高压物理领域具有一定的应用价值.     

氢化氧化铝的同位素效应研究

在B3LYP/6-311++G(d,p)水平上预测了Al2O3H3分子的较低能量构型.其基态构型具有C s对称性,电子态为1A′.通过研究Al2O3M3和M2(M=H,D,T)的能量E、定容热容C V和熵S,用电子振动近似讨论了Al2O3+3/2M2→Al2O3M3反应的氢同位素效应,得到了Al2O3氢化的热力学函数?H0,?S0,?G0,及平衡压力与温度的关系.研究表明,氧化物Al2O3吸附氢(氘,氚)反应的同位素排代效应顺序为氚排代氘,氘排代氢,与钛等金属的同位素排代顺序相反.但排代效应都非常弱,且随着温度的增加趋于消失.     

气固氢化反应热力学函数计算的近似方法

在有效原子实势近似下, 采用Gaussian 98程序及B3LYP/SDD密度泛函方法计算得到了ZrCo和ZrCoH分子的结构及能量E、熵S. 在此基础上, 近似以气态分子总能量中的振动能Ev代替该分子处于固态时的振动能量, 以电子运动和振动运动熵Sev代替分子处于固态的熵, 计算了不同温度下固态ZrCo与H2, D2, T2反应的热力学函数ΔH, ΔG, ΔS及氢化反应平衡压力, 导出了氢化反应温度与平衡压力的依赖关系. 计算得出ZrCoH, ZrCoD, ZrCoT的生成焓(398-598 K)分别为82.81 , 81.54和80.49kJ/mol, 与实验结果很好符合.     

PuH分子的X~8Σ~+ 态的势能函数及热力学函数的从头计算

在考虑相对论有效原子实势(RECP)近似下,用QCISD方法计算了PuH分子基态X8Σ+的MurrellSorbie解析势能函数和热力学函数。Re,De,Be,αe,ωe,ωeχe的理论计算值,分别为2.28,1.2227eV,3.2334,0.07742,1146.2632,24.7514(cm-1)。还给出了PuH(g)在298.15-911K之间的生成热力学函数ΔH0,ΔS0,ΔG0和Cp的计算值     

PuH分子的X~8Σ~ 态的势能函数及热力学函数的从头计算

在考虑相对论有效原子实势(RECP)近似下,用QCISD方法计算了PuH分子基态X8Σ 的MurrellSorbie解析势能函数和热力学函数。Re,De,Be,αe,ωe,ωeχe的理论计算值,分别为2.28,1.2227eV,3.2334,0.07742,1146.2632,24.7514(cm-1)。还给出了PuH(g)在298.15-911K之间的生成热力学函数ΔH0,ΔS0,ΔG0和Cp的计算值     

磁性物质的热力学系统和对气候的影响

本文首先对单组分或组成不变的多组分系统给出磁场下的热力学系统的基本方程,导出熵为温度和磁场强度的函数S(T,H)的微分方程TdS=C_H_HT+μVT((aM)/(aT))_H dH并进一步证明顺磁性物质等温可逆放热,即Q<0,会导致系统磁场增高.根据宏观热力学理论这一结论,则磁铁矿的存在会导致地区气候温和宜人.     

A Spatiotemporal-Chaos-Based Encryption Having Overall Properties Considerably Better than Advanced Encryption Standard

［1］L.M. Pecora and T.L. Carroll, Phys. Rev. Lett. 64 (1990)821. ［2］K.M. Cuomo and A.V. Oppenheim, Phys. Rev. Lett. 71(1993) 65. ［3］L. Kocarev, K.S. Halle, K. Eckert, L.O .Chua, and U.Parlitz, Int. J. Bif. and Chaos 2 (1992) 709. ［4］G. Hu, J.H. Xiao, J.Z. Yang, and F.G. Xie, Phys. Rev.E56 (1997) 2738; J.H. Xiao, G. Hu, and Z.L. Qu, Phys.Rev. Lett. 77 (1996) 4162. ［5］D.G. Van Wiggeren and R. Roy, Science 279 (1998) 1198. ［6］S. Sundar and A.A. Minai, Phys. Rev. Lett. 85 (2000)5456. ［7］L. Kocarev, IEEE Circuits Syst. Magz. 1 (2001) 6. ［8］F. Dachselt and W. Schwarz, IEEE Trans. Circuits Syst.I 48 (2001) 1498. ［9］K.M. Short, Int. J. Bif. and Chaos 4 (1994) 959; K.M.Short, Int. J. Bif. and Chaos 6 (1996) 367; K.M. Short and A.T. Parker, Phys. Rev. E58 (1998) 1159. ［10］A.T. Parker and K.M. Short, IEEE. Trans. Circuits Syst.I 48 (2001) 624; G. Perez and H.A. Cerdeira, Phys. Rev.Lett. 74 (1995) 1970; C. Zhou and C.H. Lai, Phys. Rev.E60 (1999) 320; Phys. Rev. E59 (1999) 6629; G. Alvarez, F. Montoya, M. Romera, and G. Pastor, Phys. Lett.A276 (2000) 191. ［11］C.E. Shannon, Bell Syst. Tech. J. 27 (1948) 379, 623;ibid. 28 (1949) 656. ［12］J. Nechvatal, E. Barber, L. Bassham, W. Burr, M.Dworkin, J. Foti and E. Roback, (AES). [online]. Available: http:\ \csrc.nist .gov/encryption/aes. ［13］S.H. Wang, J.Y. Kuang, J.H. Li, Y.L. Luo, H.P. Lu, and G. Hu, Phys. Rev. E66 (2002) 065202. ［14］R. Matthews, Cryptologia 13 (1989) 29; Daniel D.Wheeler, Cryptologia 13 (1989) 243. ［15］E. Biham and A. Shamir, J. Crypt. 4 (1991) 3; M.Matsui, Advances in Cryptology-EUROCRYPT‘93 765(1994) 386.