熱力学
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熱力学（ねつりきがく、英: thermodynamics）は、物理学の一分野で、熱や物質の輸送現象やそれに伴う力学的な仕事についてを、系の巨視的性質から扱う学問。アボガドロ定数個程度の分子から成る物質の巨視的な性質を巨視的な物理量（エネルギー、温度、エントロピー、圧力、体積、物質量または分子数、化学ポテンシャルなど）を用いて記述する。
注釈
出典
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熱力学
出典: フリー百科事典『ウィキペディア（Wikipedia）』 (2018/08/03 23:42 UTC 版)
RCM反応は、厳密な反応条件、触媒、基質に依存する速度論あるいは熱力学支配化にある。一般的な環である5から7員環シクロアルケンが形成される傾向が高く、ラクトン環の形成についてIlluminatiとMandoliniによって示されるように、環化生成物のエントロピー的有利さによる、より大きな熱力学支配下にしばしばある。5原子と8原子の間のより小さな環は、より低い環ひずみのため、中員環から大員環よりも熱力学的に有利である。環ひずみは異常な結合角が原因であり、鎖状のものと比較してより大きな燃焼熱をもたらす。RCM生成物がひずみのあるオレフィンを含むとすると、この新たに形成されたオレフィンの開環メタセシス重合によって重合がより有利となる。特に中員環は、部分的には環の両側からの渡環相互作用と、そして不利なゴーシュ相互作用を避けるように分子を適応させることができないため、より大きな環ひずみを持つ。RCMは、生成物が触媒サイクルに再び入ることができない、あるいは平衡により相互変換できないとすれば、速度論的偏りを持つと考えることができる。速度論的生成物分布は、ほとんどの場合RCM生成物を与え、オリゴマーまたはポリマーの生成はほとんどの場合不利である。
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熱力学
出典: フリー百科事典『ウィキペディア（Wikipedia）』 (2021/01/09 22:01 UTC 版)
系の力学構造と平衡状態の熱力学とを結びつけているのは、ボルツマンの原理 S = kBlnW である。S は系のエントロピー、 ln は自然対数を表す。量子統計力学では W はエネルギー固有値が E と E + ΔE の間にある量子状態の総数である (ただし E は系全体の内部エネルギーにほぼ等しく、ΔE は充分小さいものとする)。ボルツマンの原理により、平衡状態でのエントロピーが決して負にならないことは明らかである。また系の基底状態が極めて大きな（巨視的な数の）縮退をもっていない限り、E が最低値をとれば、自由度一つあたりのエントロピーはゼロになるはずである。これが熱力学第三法則であり、量子統計力学ではまったく自然に理解される。これに対し古典統計力学では、エントロピーの値そのものを確定することができず、第三法則も説明できない。 分配関数 Z の対数をとることによって得られるヘルムホルツの自由エネルギー F = kBTlnZ = β−1lnZ は、相互作用があって複雑な多粒子系の場合でも、古典統計力学では運動エネルギーからの寄与が分離して、これだけはまったく一般的に簡単な表式で与えられてしまう。ハミルトニアン、 H ^ ( { p i } , { x i } ) = K ^ ( { p i } ) + Φ ^ ( { x i } ) , {\displaystyle {\hat {H}}(\{\mathbf {p} _{i}\},\{\mathbf {x} _{i}\})={\hat {K}}(\{\mathbf {p} _{i}\})+{\hat {\Phi }}(\{\mathbf {x} _{i}\}),} の運動エネルギー項 K とポテンシャル・エネルギー項 Φ が交換可能ならば、指数関数 exp{−β^H} は指数関数の積 exp{−β^K}exp{−β^Φ} に分離することができる（ベイカー-キャンベル-ハウスドルフの公式（英語版） を用いる）。不確定性関係より、両者は可換ではないが、交換関係の寄与は充分高温 (β が充分小さい) ならば無視できるため、可換だと思える。指数関数の積に書き直すことができれば、あとは通常の数と同様に扱えるため、ヘルムホルツの自由エネルギーを、運動エネルギーによる部分とポテンシャル・エネルギーによる部分とに分離することができる。 Z ( β ) = 1 N ! ( 2 π m h 2 β ) 3 N / 2 ∫ ∏ i = 1 N d 3 x i e − β Φ ( { x i } ) {\displaystyle Z(\beta )={\frac {1}{N!}}\left({\frac {2\pi m}{h^{2}\beta }}\right)^{3N/2}\int \prod _{i=1}^{N}d^{3}\mathbf {x} _{i}e^{-\beta \Phi (\{\mathbf {x} _{i}\})}} F ( β ) = − β − 1 { 3 N 2 ln ( 2 π m h 2 β ) − ln ( N ! ) + ln ( ∫ ∏ i = 1 N d 3 x i e − β Φ ( { x i } ) ) } {\displaystyle F(\beta )=-\beta ^{-1}\left\{{\frac {3N}{2}}\ln \left({\frac {2\pi m}{h^{2}\beta }}\right)-\ln(N!)+\ln \left(\int \prod _{i=1}^{N}d^{3}\mathbf {x} _{i}e^{-\beta \Phi (\{\mathbf {x} _{i}\})}\right)\right\}} このような古典近似とは別に、場の量子論におけるファインマン・ダイアグラムと同様の摂動計算によって、量子系の自由エネルギーの近似を得ることができる。
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熱力学
出典: フリー百科事典『ウィキペディア（Wikipedia）』 (2022/05/08 13:52 UTC 版)
粒子数に対する方程式に基底状態を加えることは、等価な基底状態の項をグランドポテンシャルに加えることに相当する。 Ω = g 0 ln ( 1 − z ) − Li α + 1 ( z ) ( β E c ) α {\displaystyle \Omega =g_{0}\ln(1-z)-{\frac {{\textrm {Li}}_{\alpha +1}(z)}{\left(\beta E_{c}\right)^{\alpha }}}} 全ての熱力学的な性質は、グランドポテンシャルから計算される。以下の表では低温と高温の極限、粒子数が無限大の極限での様々な熱力学的な量を示す。厳密な結果は等号 (=) で表し、τα の級数の最初の数項のみの結果は近似記号で表している。 量一般の場合 T ≪ T c {\displaystyle T\ll T_{c}\,} T ≫ T c {\displaystyle T\gg T_{c}\,} z ≈ ζ ( α ) τ α − ζ 2 ( α ) 2 α τ 2 α {\displaystyle \approx {\frac {\zeta (\alpha )}{\tau ^{\alpha }}}-{\frac {\zeta ^{2}(\alpha )}{2^{\alpha }\tau ^{2\alpha }}}} = 1 {\displaystyle =1\,} 凝縮していない粒子の割合 1 − N 0 N {\displaystyle 1-{\frac {N_{0}}{N}}\,} = Li α ( z ) ζ ( α ) τ α {\displaystyle ={\frac {{\textrm {Li}}_{\alpha }(z)}{\zeta (\alpha )}}\,\tau ^{\alpha }} = τ α {\displaystyle =\tau ^{\alpha }\,} = 1 {\displaystyle =1\,} 状態方程式 P V β N = − Ω N {\displaystyle {\frac {PV\beta }{N}}=-{\frac {\Omega }{N}}\,} = Li α + 1 ( z ) ζ ( α ) τ α {\displaystyle ={\frac {{\textrm {Li}}_{\alpha \!+\!1}(z)}{\zeta (\alpha )}}\,\tau ^{\alpha }} = ζ ( α + 1 ) ζ ( α ) τ α {\displaystyle ={\frac {\zeta (\alpha \!+\!1)}{\zeta (\alpha )}}\,\tau ^{\alpha }} ≈ 1 − ζ ( α ) 2 α + 1 τ α {\displaystyle \approx 1-{\frac {\zeta (\alpha )}{2^{\alpha \!+\!1}\tau ^{\alpha }}}} ギブス自由エネルギー G = ln ( z ) {\displaystyle G=\ln(z)\,} = ln ( z ) {\displaystyle =\ln(z)\,} = 0 {\displaystyle =0\,} ≈ ln ( ζ ( α ) τ α ) − ζ ( α ) 2 α τ α {\displaystyle \approx \ln \left({\frac {\zeta (\alpha )}{\tau ^{\alpha }}}\right)-{\frac {\zeta (\alpha )}{2^{\alpha }\tau ^{\alpha }}}} 全ての量は、高温の極限をとると古典的な理想気体の値に近づいていく。上記の値を用いて、他の熱力学的な量を計算することができる。たとえば、内部エネルギーと圧力×体積との関係は、すべての温度にわたって古典的な理想気体と同じである。 U = ∂ Ω ∂ β = α P V {\displaystyle U={\frac {\partial \Omega }{\partial \beta }}=\alpha PV} 定積比熱においても同様である。 C v = ∂ U ∂ T = k ( α + 1 ) U β {\displaystyle C_{v}={\frac {\partial U}{\partial T}}=k(\alpha +1)\,U\beta } エントロピーは次式で与えられる。 T S = U + P V − G {\displaystyle TS=U+PV-G\,} 高温の極限をとると、次式が得られる。 T S = ( α + 1 ) + ln ( τ α ζ ( α ) ) {\displaystyle TS=(\alpha +1)+\ln \left({\frac {\tau ^{\alpha }}{\zeta (\alpha )}}\right)} これは α = 3/2 では単なるザックール・テトローデ方程式を書き換えたものである。デルタ相互作用をもつ1次元ボース粒子はフェルミ粒子として振る舞い、パウリの排他原理に従う。デルタ相互作用をもつ1次元ボース粒子はベーテ仮設により厳密に解くことができる。バルク自由エネルギーと熱力学的ポテンシャルは楊振寧によって計算された。１次元の場合における相関関数も評価された。１次元ボース気体は量子的な非線形シュレーディンガー方程式と等価である。
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熱力学
出典: フリー百科事典『ウィキペディア（Wikipedia）』 (2021/03/05 06:45 UTC 版)
熱力学では、平衡状態で自由にとることのできる状態変数の数を示す。 一般に、C 成分 P 相が平衡状態で存在する場合には、自由度 F は F = C − P + 2 {\displaystyle F=C-P+2} というギブズの相律と呼ばれる式で表される。この場合、2 個の状態変数に加え、各成分の割合（から相の数を引いたもの）で状態を記述できる。 例えば、純水が液相のみで存在する場合、1 成分 1 相系であることより、自由度は 2。すなわち 2 個の状態変数（温度と圧力、温度と体積、など）で状態を記述できる。
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熱力学
出典: フリー百科事典『ウィキペディア（Wikipedia）』 (2021/11/15 14:41 UTC 版)
反応の進む方向は反応および環境条件の熱力学的性質により決まる。熱を Q と表記し、系外から系内へ熱が移動する場合を正とすれば、吸熱反応はQ > 0と表される（反応熱は -Q である）。定圧過程では熱はエンタルピーH の変化と等しいので、∆H > 0となる。熱が移動しない（断熱過程）ようにすれば、吸熱反応により系の温度は低下する。 定圧過程ではギブズエネルギーG（定積過程ならばヘルムホルツエネルギーF）が減少する過程（これを発エルゴン反応という）は単独で自発的に進む。さらに定温過程とすると∆G = ∆H - T∆Sなので、過程におけるエントロピー変化∆Sが十分に大きければ、∆G < 0 となって、吸熱反応は自発的に進行する。ただし吸熱化学反応は高温に加熱して初めて自発的に進行するものが多い。さらにエントロピー変化が小さい場合は ∆G> 0、すなわち吸エルゴン反応となり、電気エネルギーを利用する、あるいは他の発熱反応と共役させるなどの方法（系に電気的・化学的な仕事をする）をとらないと進行しない。相転移のうち融解・気化は、高温または低圧では発エルゴン反応となって自発的に進むが、低温または高圧では逆向きの凝縮・凍結が発エルゴン反応となって進む。
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熱力学
出典: フリー百科事典『ウィキペディア（Wikipedia）』 (2021/12/08 14:36 UTC 版)
時間結晶は熱力学の法則には逆らわない。全体の系のエネルギーが保存されているのでそのような結晶は自発的に熱エネルギーを機械的な仕事に変換することはなく仕事の永久保存としては役に立たない。しかし、系が維持されている限り時間の固定されたパターンで永久に変化することがある。それらは「エネルギーなしの動き」を持っている（それらの見かけの動きは従来の運動エネルギーを表していない）。 熱平衡において時間結晶は存在しないことが証明されている。近年、非平衡量子揺らぎの研究が増えている。
※この「熱力学」の解説は、「時間結晶」の解説の一部です。
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熱力学
出典: フリー百科事典『ウィキペディア（Wikipedia）』 (2021/07/17 21:03 UTC 版)
蒸気機関を考えると、水を加熱し、蒸気圧によって押し出されるピストンが、フライホイールを回転させる事で動力を生み出している。つまり、フライホイールは水蒸気から正の仕事をされて、フライホイールの回転エネルギー (及びそこから繋がる機関全体のエネルギー) は増える。別の表現で、熱エネルギーから仕事を取り出すなどとも言う。 仕事が生じない例を以下に挙げる。 熱伝導も、物体間で微視的な原子衝突により原子の運動エネルギーが移動するが、巨視的に観測できる力ではないため、仕事の定義には含まれない（熱力学における力学的仕事とは、あくまで巨視的なものに限られる）。
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熱力学
出典: フリー百科事典『ウィキペディア（Wikipedia）』 (2022/06/21 06:41 UTC 版)
熱力学において、ある条件の元で仕事として取り出すことのできるエネルギーとして自由エネルギーが定義される。自由エネルギーには、ヘルムホルツの自由エネルギーとギブズの自由エネルギーの 2 つがある。ヘルムホルツの自由エネルギーは等温操作によって熱力学系から得られる仕事の最大値として定義される。ギブズの自由エネルギーは等温等圧操作によって得られる仕事の最大値を与える。 自由エネルギーは、適切な変数の下では平衡状態の熱力学系のすべての情報を持った関数、すなわち熱力学ポテンシャルとなる。また、平衡状態は自由エネルギーが極小である状態として実現する。このように、自由エネルギーは理論的な道具として良い性質を持った量である。 一方、工学などの応用領域においては、熱力学系で仕事に寄与する有効エネルギーのみに意味があり、それを評価する量としてエクセルギーが考案されている。反対に、熱力学系の仕事に寄与せず捨てられる無効エネルギーをアネルギーと呼ぶ。カルノー効率によれば、エクセルギーとアネルギーの発生割合は、高温側の熱源と低温側の熱源の温度比のみで規定されている。 「自由エネルギー」および「エクセルギー」も参照
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熱力学
出典: フリー百科事典『ウィキペディア（Wikipedia）』 (2022/02/13 15:55 UTC 版)
変態の駆動力は生成過程と生成相の自由エンタルピーの差によって決まる。つまり必ずしも平衡相にはならず、自由エンタルピーは生成過程と大きな差がある。マルテンサイト及びベイナイト変態のいずれも準安定状態につながる。これらの状態は最小及び遷移しうる状態と関係した平衡状態についてのエネルギーを持ち、平衡するためにエネルギーを放出する。このような準安定状態は、例えば炭素リッチなフェライトが安定なε炭化物となるようなベイナイト変態時などに生じうる。また、相間の自由エンタルピーの差による濃度勾配は非常に生じにくく、準安定状態につながる。 図4にα及びγ相の自由エンタルピーに及ぼす炭素濃度の依存性を示す。Xγの炭素濃度を持つγ相が平衡反応により、Xγαの炭素濃度を持つα相とXαγの炭素濃度を持つγ相に分かれる。この二つの平衡濃度は次式の接線となる。 Δ G ( X ) = G γ α + ( X − X γ α ) G α γ − G γ α X α γ − X γ α , {\displaystyle \Delta G(X)=G^{\gamma \alpha }+(X-X^{\gamma \alpha }){\frac {G^{\alpha \gamma }-G^{\gamma \alpha }}{X^{\alpha \gamma }-X^{\gamma \alpha }}},} ここでα相とγ相の自由エンタルビーと炭素濃度の関係は双曲線関数として与えられる。 強い炭素の拡散分配がα相の炭素濃度Xγαとγ相の炭素濃度Xαγで起こり、ここで、γ相の自由エンタルピーはGγからGαγへ低下し、同時に変態してα相となった体積の自由エンタルピーはGγαまで低下する。系全体の自由エンタルピーはΔG減少し、変態のための駆動力はΔGαとして与えられる。 非平衡反応の条件に置き換えたときの駆動力は、生成した相のXγα或いはXαγの異なる炭素濃度として与えられる。図5にオーステナイト相の濃度をXγ、フェライト相の濃度をXα > Xγαとした場合を示す。純粋な拡散支配変態においては、駆動力ΔGαは専ら相界面前方の拡散領域の移動で消費（散逸）して（ΔG = ΔGα）、その炭素濃度はXm < Xαγとなる。しかしながら、もし相界面のΔGsに加えて剪断が誘起されるなら、相界面の移動において協調的な原子の移動が必要となり、その場所の炭素濃度はXi < Xmとなる。 ΔGαのΔGdとΔGsの分配は拡散が剪断と同じ速度の場合の結果である。この拡散と剪断の結びつきは、図14に示すように移動界面の前方に炭素が濃化するためである。オーステナイト相の炭素の濃化Xiは変態界面に影響を与える。オーステナイト相からの炭素の拡散は、オーステナイトの炭素濃度Xγを増加させる（図14の破線）。XγがXmの値に達するのは、系のエンタルピーの損失がΔG以上にならないために、更なる反応があっても不可能である。ベイナイト変態の停止は例えば炭化物を生成させてXを下げることにより、再開は温度を低くすることでできることになる。
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熱力学
出典: フリー百科事典『ウィキペディア（Wikipedia）』 (2022/03/07 02:36 UTC 版)
「熱力学ポテンシャル」も参照 熱力学では、熱力学関数間の変換、すなわち内部エネルギー U(S, V) をエンタルピー H(S, p)、ヘルムホルツの自由エネルギー F(T, V) に、またそれらからギブスの自由エネルギー G(T, p) に変換する際にルジャンドル変換が用いられる。 H ( S , p ) = U ( S , V ) + p V , {\displaystyle H(S,p)=U(S,V)+pV,} F ( T , V ) = U ( S , V ) − T S , {\displaystyle F(T,V)=U(S,V)-TS,} G ( T , p ) = H ( S , p ) − T S = F ( T , V ) + p V = U ( S , V ) + p V − T S . {\displaystyle G(T,p)=H(S,p)-TS=F(T,V)+pV=U(S,V)+pV-TS.} ここで、V：体積、p：圧力、S：エントロピー、T：温度である。U が S, V について下に凸であるため、U(S, V), H(S, p), F(T, V), G(T, p) はルジャンドル変換を介して互いに等価である（同じ情報を持つ）。 ただしここではルジャンドル変換は f † ( p ) = f ( x ) − x p at x such that f ′ ( x − 0 ) ≤ p ≤ f ′ ( x + 0 ) {\displaystyle f^{\dagger }(p)=f(x)-xp\quad {\text{ at }}x{\text{ such that }}f'(x-0)\leq p\leq f'(x+0)} という定義が用いられる。この定義でも上に述べた性質はほぼ同様に成り立つが、符号や凸性の変化などがある。たとえば逆変換は f ( x ) = f † ( p ) + x p {\displaystyle f(x)=f^{\dagger }(p)+xp} に変わるという不便さがある。しかし多変数関数をこの定義で変換した場合、凸性の上下については、変換した変数についてのみ逆転し残りの変数についてはもとのまま保持されるという簡便さがある。 熱力学では導関数の不連続性は相転移として現れる。
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熱力学
出典: フリー百科事典『ウィキペディア（Wikipedia）』 (2022/06/04 14:10 UTC 版)
熱力学において、ゆらぎとは熱平衡状態からのずれ、もしくは熱平衡にほど遠い系の状態を指す。
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熱力学
出典: フリー百科事典『ウィキペディア（Wikipedia）』 (2020/08/25 01:04 UTC 版)
2つの分子配座の平衡は2つの配座のギブズの自由エネルギー（英語版）における差によって決定される。このエネルギー差から、2つの配座に対する平衡定数を決定できる。 ln K e q = − Δ G o R T {\displaystyle \ln K_{eq}=-{\frac {\Delta {G^{o}}}{RT}}\,} ある状態から別の状態へギブズの自由エネルギーが減少するならば、この変換は自発的（英語版）であり、より低いエネルギー状態がより安定である。高度にひずんだ、より高いエネルギーを持つ分子配座は自発的により低いエネルギーの分子配座へと変換する。 エンタルピーおよびエントロピーは（一定温度において）以下の式によってギブズの自由エネルギーと関連している。 Δ G o = Δ H o − T Δ S o . {\displaystyle \Delta {G^{o}}=\Delta {H^{o}}-T\Delta {S^{o}}\,.} エンタルピーが通常は、より安定な分子配座を決定するためにより重要な熱力学的関数である。ひずみには複数の異なる種類が存在するものの、それら全てに関連するひずみエネルギーは分子内の結合が弱くなることが原因である。エンタルピーが通常はより重要であるため、エントロピーはしばしば無視することができる。これが常に当てはまる訳ではない。エンタルピーの差が小さければ、エントロピーが平衡に関してより大きな影響を持ちうる。例えば、n-ブタンはアンチとゴーシュ（英語版）の2つの可能な配座を持つ。アンチ配座の方が0.9 kcal/mol安定である。室温では、ブタンはおおよそ82%がアンチ形、18%がゴーシュ形であると予測できる。しかしながら、ゴーシュ形には2種類あるのに対してアンチ形は1種類しか存在しない。したがって、エントロピーは、ゴーシュ配座が有利となる方に0.4 kcal/molの寄与をする。その結果、室温におけるブタンの実際の配座分布は70%がアンチ形、30%がゴーシュ形である。
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熱力学
出典: フリー百科事典『ウィキペディア（Wikipedia）』 (2022/02/23 01:26 UTC 版)
「ウィリアム・トムソン」の記事における「熱力学」の解説
1845年、ケンブリッジ大学を卒業したトムソンは、パリのルニョーのもとで実験技術を磨き、同時にクラペイロンの論文を通じてカルノーの研究を知った。トムソンはルニョーの実験結果とカルノーの研究結果を発展させ、1848年に、「温度が物体中のエネルギー総量を表す」という絶対温度の概念を導いた。この単位は後に彼にちなんでケルビン（K）と呼ばれるようになった。また熱素説が残っていた当時、ジュールが発表していた「熱はエネルギーの一形態である」という論文を高く評価し、1851年に「熱を全て仕事にすることはできない（トムソンの原理）」ならカルノーの理論とジュールの法則が矛盾しないということを示した。これは現在熱力学の第二法則と呼ばれている。 同じく1851年からは熱電気の研究を行い、「温度勾配がある物質に電流を流すと熱の移動が起こる」というトムソン効果を発見した。 1847年のオックスフォードで初めて会ってから数年間、トムソンとジュールは共同で研究を行った。1852年、二人は細いノズルから気体を噴出させる実験を行い、ジュール＝トムソン効果を発見した。
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熱力学
出典: フリー百科事典『ウィキペディア（Wikipedia）』 (2022/02/23 01:48 UTC 版)
「ウィリアム・ランキン」の記事における「熱力学」の解説
ランキンは、若い頃に夢中になってい熱機関のメカニズムに立ち返った。1849年には飽和蒸気圧と温度の関係を見つけることに成功した。翌年には、その理論を用いて、気体の温度・圧力・密度と、液体の蒸発の潜熱の関係を確立した。ランキンは、飽和蒸気の見かけの比熱が負の値を取るという意外な事実を正確に予測した。 1851年、ランキンは熱機関の効率を計算し、「熱機関の最大効率は、作動する2つの温度の関数でしかない」という原理を導き出した。同様の結果は、すでにルドルフ・クラウジウスやウィリアム・トムソンによって導き出されていたが、ランキンは、カルノーの理論やその他の追加的な仮定ではなく、分子渦の仮説だけで導き出した結果だと主張した。この研究は、ランキンがより完全な熱の理論を構築するための第一歩となった。 ランキンは後に、分子理論の結果を、エネルギーとその変換に関する巨視的な説明の観点から再構成した。ランキンは、動的過程で失われる「実際のエネルギー」(actual energy)と、それに代わる「位置エネルギー」(potential energy)を定義し、区別した。彼はこの2つのエネルギーの合計が一定であると仮定した。この考えは、エネルギー保存の法則として既に知られているものだったが、あまり広まっていなかった。1854年からは「熱力学関数」(thermodynamic function)を多用したが、後にランキンは、これがクラウジウスのエントロピーと同じ概念であることに気づいた。ランキンは1855年までに、力や運動ではなく、エネルギーとその変換という観点から力学を説明する「エネルギー学」(science of energetics)（今日「熱力学」と呼ばれているもの）を確立した。この理論は、1890年代に大きな影響を与えた。ランキンは1859年にランキン温度目盛を提案した。これは華氏と同じ温度間隔で、絶対温度を0とした温度目盛である。 エネルギー学により、ランキンは別の、より主流のアプローチを獲得し、1850年代半ばからは、分子渦を使うことは少なくなった。しかし、ランキンは、マクスウェルの電磁気学の研究が、事実上、彼のモデルの延長線上にあると主張していた。また、1864年には、クラウジウスやマクスウェルが提案した直線的な原子運動に基づく微視的な熱の理論は不十分であると主張した。1869年には、ランキンはこれらの対抗理論の方が正しいと認めた。その頃には、ランキンの原子モデルはJ・J・トムソンのものとほぼ同じになっていた。 ランキンは、自分の理論により、以下のような多くの実用的な結果とその物理的原理を明らかにした。 衝撃波の伝播に関するランキン・ユゴニオの式は、対向する流れに垂直な衝撃波の挙動を規定するものである。ランキンと、フランス人工学者のピエール＝アンリ・ユゴニオにちなんで命名された。 ランキンサイクルは、復水器を備えた理想的な熱機関の分析である。他の熱力学サイクルと同様に、ランキンサイクルの最大効率は、カルノーサイクルの最大効率を計算することによって与えられる。
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熱力学
出典: フリー百科事典『ウィキペディア（Wikipedia）』 (2019/08/26 14:25 UTC 版)
「コンスタンティン・カラテオドリ」の記事における「熱力学」の解説
「任意の熱平衡状態の近傍には、断熱変化では到達不可能な状態が存在する」というカラテオドリの原理（定理とも）を提唱した。これは熱力学第二法則と等価な原理であり、またサイクルを用いない定式化でもある。この原理から、積分分母として温度を定義し、エントロピーの諸性質を導くことが出来る。
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熱力学
出典: フリー百科事典『ウィキペディア（Wikipedia）』 (2020/08/09 02:03 UTC 版)
IUPACによる現在の定義では、定圧および定温での反応進行度に対応したギブズ・エネルギーの負の偏微分を親和力と定義している。すなわち、次のようになる。 A = − ( ∂ G ( T , P , N 1 , ⋯ ) ∂ ξ ) T , P = − ( ∂ G ( T , P , N 1 0 + ν 1 ξ , ⋯ ) ∂ ξ ) T , P = ∑ i ν i μ i ( T , P , N 1 0 + ν 1 ξ , ⋯ ) {\displaystyle A=-\left({\frac {\partial G(T,P,N_{1},\cdots )}{\partial \xi }}\right)_{T,P}=-\left({\frac {\partial G(T,P,N_{1}^{0}+\nu _{1}\xi ,\cdots )}{\partial \xi }}\right)_{T,P}=\sum _{i}\nu _{i}\mu _{i}(T,P,N_{1}^{0}+\nu _{1}\xi ,\cdots )\ } ここで N 1 0 {\displaystyle N_{1}^{0}\ } は反応開始時（ ξ = 0 {\displaystyle \xi =0\ } ）における成分１の物質量、 ν 1 {\displaystyle \nu _{1}\ } は成分 1 の化学量論係数である。 定圧、定温条件では、ギブズエネルギーが最小になったときが熱力学的平衡状態である。よって自発的に反応が進むにつれて親和力が正の値から減少していき、平衡状態になったとき A = 0 {\displaystyle A=0\ } となる。 1923年、ベルギーの数学者で物理学者のテオフィル・ド・ドンデは、化学反応における親和力 A とギブズの自由エネルギー G の関係を明らかにした。一連の導出を通して、ド・ドンデは化学種の混合物における化学反応の可能性を考えたとき、次の関係が成り立つことを証明した。 A = − Δ r G {\displaystyle A=-\Delta _{r}G\,} ド・ドンデに続いて、イリヤ・プリゴジンとR・デフェイの著書 Chemical Thermodynamics (1954) では、化学親和力 A を化学反応の非補正熱の増分 dQ' と反応進行度の勾配 dξ の関数として定義した。 A = d Q ′ d ξ {\displaystyle A={\frac {dQ'}{d\xi }}\,} この定義は、平衡系（A = 0 の場合）の状態や非平衡系（A ≠ 0 の場合）の状態変化の両方を決定付ける要因を定量化するのに役立つ。
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熱力学
出典: フリー百科事典『ウィキペディア（Wikipedia）』 (2017/07/16 00:33 UTC 版)
一般に自発的変化は自由エネルギーが減少する方向へ進行する。自由エネルギー G はエンタルピー項 H とエントロピー項 TS からなる。変化分で書くと Δ G = Δ H − T Δ S {\displaystyle \Delta G=\Delta H-T\Delta S} (等温定圧条件) すなわち自由エネルギーの減少（ Δ G < 0 {\displaystyle \Delta G<0} ）にはエンタルピーの減少（ Δ H < 0 {\displaystyle \Delta H<0} ）またはエントロピーの増加（ Δ S> 0 {\displaystyle \Delta S>0} ）が必要である。 このうちエンタルピーの減少に比較してエントロピー項の増加が大きい場合、これによる力をエントロピー的な力という。（それに対して電磁気力などはエンタルピー項に寄与する） エントロピーとは、ある巨視的状態を「微視的に見た場合の乱雑さ」であり、これが増加するというのは多数の微視的状態からなる巨視的状態、つまり確率の高い状態に移行するということである。エンタルピーに変化がなければこの方向に変化が起こる。 エントロピー的な力の代表的なものとして浸透圧、エントロピー弾性、疎水効果がある。
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熱力学
出典:『Wiktionary』 (2021/06/13 12:23 UTC 版)
名詞
翻訳
- アルバニア語: termodinamikë 女性
- 英語: thermodynamics (en)
- オランダ語: thermodynamica (nl) 女性
- ギリシア語: θερμοδυναμική (el) 女性
- スウェーデン語: termodynamik (sw) 通性
- チェコ語: termodynamika (cs) 女性
- 朝鮮語: 열역학 (ko)
- ドイツ語: Thermodynamik (de) 女性
- フィンランド語: termodynamiikka (fi)
- ヘブライ語: תֶּרְמוֹדִינָמִיקָה (he)
- ポーランド語: termodynamika (pl) 女性
- ロシア語: термодинамика (ru) 女性
「熱力学」の例文・使い方・用例・文例
- 熱力学の観点から
- 熱力学の背後には、第１巻で学んだ力学の法則にしたがう原子や分子の運動があります。
- 熱力学に関して
- この現象は熱力学的に不可能である
- 特に結晶性固体の電磁的または熱力学的または構造的な性質である固形物の物理的性質に特徴的な、あるいは、特に結晶性固体の電磁的または熱力学的または構造的な性質である固形物の物理的性質に関する
- 熱力学の、または、熱力学に関係している
- 熱力学の限界
- システムの内部のエネルギーとさらにその容積と圧力の生成物と等しい熱力学量
- ある組織において、力学的仕事を行う場合に利用できる最大のエネルギー量を表す熱力学量
- 熱力学の法則
- 熱平衡に関する熱力学的解釈
- フランスの物理学者で、熱力学の基礎を築いた（1796年−1832年）
- 英国の物理学者で、熱の力学理論を確立し、熱力学の最初の法則を発見した（1818年−1889年）
- ドイツ人の物理学者、化学者で、熱力学の第3法則を定式化した（1864年−1941年）
- 米国の化学者（ノルウェー生まれ）で、熱力学における業績で知られる（1903年−1976年）
- 動作する物理的システムの容量と同等の熱力学量
- 国際単位系で採用されている熱力学的温度の基本単位
- 活動度という,溶液の熱力学的な濃度
- 気象熱力学という学問
- 熱力学で,理想気体でない気体
熱力学と同じ種類の言葉
固有名詞の分類
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