热力学与统计物理答案 第一章
热力统计学第一章答案
第一章 热力学的基本规律1.1 试求理想气体的体胀系数α,压强系数β和等温压缩系数κT 。
解：已知理想气体的物态方程为,pV nRT = （1）由此易得11,p V nR V T pV Tα∂⎛⎫=== ⎪∂⎝⎭ （2） 11,V p nR p T pV Tβ∂⎛⎫=== ⎪∂⎝⎭ （3） 2111.T T V nRT V p V p pκ⎛⎫⎛⎫∂⎛⎫=-=--= ⎪ ⎪ ⎪∂⎝⎭⎝⎭⎝⎭ （4）1.2 证明任何一种具有两个独立参量,T p 的物质，其物态方程可由实验测得的体胀系数α及等温压缩系数κT ，根据下述积分求得：()ln T V =αdT κdp -⎰如果11,T T pακ==，试求物态方程。
解：以,T p 为自变量，物质的物态方程为(),,V V T p =其全微分为.p TV V dV dT dp T p ⎛⎫∂∂⎛⎫=+ ⎪ ⎪∂∂⎝⎭⎝⎭ （1） 全式除以V ，有11.p TdV V V dT dp V V T V p ⎛⎫∂∂⎛⎫=+ ⎪ ⎪∂∂⎝⎭⎝⎭根据体胀系数α和等温压缩系数T κ的定义，可将上式改写为.T dVdT dp Vακ=- （2） 上式是以,T p 为自变量的完整微分，沿一任意的积分路线积分，有()ln .T V dT dp ακ=-⎰ （3）若11,T T pακ==，式（3）可表为11ln .V dT dp Tp ⎛⎫=- ⎪⎝⎭⎰ （4）选择图示的积分路线，从00(,)T p 积分到()0,T p ，再积分到（,T p ），相应地体积由0V 最终变到V ，有000ln=ln ln ,V T pV T p - 即00p V pV C T T ==（常量）， 或.p V C T=（5）式（5）就是由所给11,T T pακ==求得的物态方程。
确定常量C 需要进一步的实验数据。
1.3 在0C 和1n p 下，测得一铜块的体胀系数和等温压缩系数分别为51714.8510K 7.810.n p ακ----=⨯=⨯T 和T ακ和可近似看作常量，今使铜块加热至10C 。
热力统计学第一章答案
第一章 热力学的基本规律1.1 试求理想气体的体胀系数α,压强系数β和等温压缩系数κT 。
解：已知理想气体的物态方程为,pV nRT = （1）由此易得11,p V nR V T pV Tα∂⎛⎫=== ⎪∂⎝⎭ （2） 11,V p nR p T pV Tβ∂⎛⎫=== ⎪∂⎝⎭ （3） 2111.T T V nRT V p V p pκ⎛⎫⎛⎫∂⎛⎫=-=--= ⎪ ⎪ ⎪∂⎝⎭⎝⎭⎝⎭ （4）1.2 证明任何一种具有两个独立参量,T p 的物质，其物态方程可由实验测得的体胀系数α及等温压缩系数κT ，根据下述积分求得：()ln T V =αdT κdp -⎰如果11,T T pακ==，试求物态方程。
解：以,T p 为自变量，物质的物态方程为(),,V V T p =其全微分为.p TV V dV dT dp T p ⎛⎫∂∂⎛⎫=+ ⎪ ⎪∂∂⎝⎭⎝⎭ （1） 全式除以V ，有11.p TdV V V dT dp V V T V p ⎛⎫∂∂⎛⎫=+ ⎪ ⎪∂∂⎝⎭⎝⎭根据体胀系数α和等温压缩系数T κ的定义，可将上式改写为.T dVdT dp Vακ=- （2） 上式是以,T p 为自变量的完整微分，沿一任意的积分路线积分，有()ln .T V dT dp ακ=-⎰ （3）若11,T T pακ==，式（3）可表为11ln .V dT dp Tp ⎛⎫=- ⎪⎝⎭⎰ （4）选择图示的积分路线，从00(,)T p 积分到()0,T p ，再积分到（,T p ），相应地体积由0V 最终变到V ，有000ln=ln ln ,V T pV T p - 即000p V pV C T T ==（常量）， 或.p V C T=（5）式（5）就是由所给11,T T pακ==求得的物态方程。
确定常量C 需要进一步的实验数据。
1.3 在0C 和1n p 下，测得一铜块的体胀系数和等温压缩系数分别为51714.8510K 7.810.n p ακ----=⨯=⨯T 和T ακ和可近似看作常量，今使铜块加热至10C 。
热力学与统计物理学课后习题及解答
第一章 热力学的基本规律1.1 试求理想气体的体胀系数α，压强系数β和等温压缩系数T k 。
解：由理想气体的物态方程为 nRT PV = 可得: 体胀系数：TP nR V T V V αp 111==⎪⎭⎫ ⎝⎛∂∂= 压强系数：TV nR P T P P βV 111==⎪⎭⎫ ⎝⎛∂∂=等温压缩系数：P P nRT V P V V κT 1)(112=−⎪⎭⎫ ⎝⎛=⎪⎭⎫ ⎝⎛∂∂−=1.2 证明任何一种具有两个独立参量P T ，的物质，其物态方程可由实验测得的体胀系数α及等温压缩系数T k ，根据下述积分求得：()⎰−=dP κdT αV T ln 如果PκT αT 11==，，试求物态方程。
解： 体胀系数：p T V V α⎪⎭⎫ ⎝⎛∂∂=1，等温压缩系数：TT P V V κ⎪⎭⎫ ⎝⎛∂∂−=1 以P T ，为自变量，物质的物态方程为：()P T V V ,= 其全微分为：dP κV VdT αdP P V dT T V dV T Tp −=⎪⎭⎫ ⎝⎛∂∂+⎪⎭⎫ ⎝⎛∂∂=，dP κdT αV dV T −= 这是以P T ，为自变量的全微分，沿任意的路线进行积分得：()⎰−=dP κdT αV T ln 根据题设 ，将P κT αT 1,1==，代入：⎰⎪⎭⎫ ⎝⎛−=dP P dT T V 11ln 得：C pT V +=lnln ，CT PV =，其中常数C 由实验数据可确定。
1.4 描述金属丝的几何参量是长度L ，力学参量是张力£，物态方程是()0£=T L f ，，，实验通常在1n p 下进行，其体积变化可以忽略。
线胀系数定义为：£1⎪⎭⎫ ⎝⎛∂∂=T L L α，等温杨氏模量定义为：TL A L Y ⎪⎭⎫ ⎝⎛∂∂=£，其中A 是金属丝的截面积。
一般来说，α和Y 是T 的函数，对£仅有微弱的依赖关系。
如果温度变化范围不大，可以看作常量。
热力学与统计物理答案 第一章
第一章 热力学的基本规律1.1 试求理想气体的体胀系数α,压强系数β和等温压缩系数κT 。
解：已知理想气体的物态方程为,pV nRT =（1）由此易得11,p V nR V T pV Tα∂⎛⎫=== ⎪∂⎝⎭ （2）11,V p nR p T pV Tβ∂⎛⎫=== ⎪∂⎝⎭ （3）2111.T T V nRT V p V p p κ⎛⎫⎛⎫∂⎛⎫=-=--= ⎪ ⎪ ⎪∂⎝⎭⎝⎭⎝⎭（4） 1.2 证明任何一种具有两个独立参量,T p 的物质，其物态方程可由实验测得的体胀系数α及等温压缩系数κT ，根据下述积分求得：()ln T V =αdT κdp -⎰如果11,T T pακ==，试求物态方程。
解：以,T p 为自变量，物质的物态方程为(),,V V T p =其全微分为.p TV V dV dT dp T p ⎛⎫∂∂⎛⎫=+ ⎪ ⎪∂∂⎝⎭⎝⎭ （1）全式除以V ，有11.p TdV V V dT dp V V T V p ⎛⎫∂∂⎛⎫=+ ⎪ ⎪∂∂⎝⎭⎝⎭ 根据体胀系数α和等温压缩系数T κ的定义，可将上式改写为.T dVdT dp Vακ=- （2） 上式是以,T p 为自变量的完整微分，沿一任意的积分路线积分，有()ln .T V dT dp ακ=-⎰ （3）若11,T T pακ==，式（3）可表为 11ln .V dT dp Tp ⎛⎫=- ⎪⎝⎭⎰ （4）选择图示的积分路线，从00(,)T p 积分到()0,T p ，再积分到（,T p ），相应地体积由0V 最终变到V ，有000ln=ln ln ,V T p V T p -即 00p V pV C T T ==（常量），或 .pV CT =（5）式（5）就是由所给11,T T pακ==求得的物态方程。
确定常量C 需要进一步的实验数据。
1.4 简单固体和液体的体胀系数α和等温压缩系数T κ数值都很小，在一定温度范围内可以把α和T κ看作常量. 试证明简单固体和液体的物态方程可近似为()()000(,),01.T V T p V T T T p ακ=+--⎡⎤⎣⎦解: 以,T p 为状态参量，物质的物态方程为(),.V V T p =根据习题1.2式（2），有.T dVdT dp Vακ=- （1） 将上式沿习题1.2图所示的路线求线积分，在α和T κ可以看作常量的情形下，有()()000ln ,T VT T p p V ακ=--- （2）或 ()()()()0000,,.T T T p p V T p V T p eακ---= （3）考虑到α和T κ的数值很小，将指数函数展开，准确到α和T κ的线性项，有()()()()0000,,1.ακ=+---⎡⎤⎣⎦T V T p V T p T T p p （4）如果取00p =，即有()()()00,,01.T V T p V T T T p ακ=+--⎡⎤⎣⎦（5）1.5 描述金属丝的几何参量是长度L ，力学参量是张力J ，物态方程是(),,0f J L T =实验通常在1n p 下进行，其体积变化可以忽略。
热力统计学第一章答案
第一章 热力学的基本规律1.1 试求理想气体的体胀系数α,压强系数β和等温压缩系数κT 。
解：已知理想气体的物态方程为,pV nRT = （1）由此易得11,p V nR V T pV Tα∂⎛⎫=== ⎪∂⎝⎭ （2） 11,V p nR p T pV Tβ∂⎛⎫=== ⎪∂⎝⎭ （3） 2111.T T V nRT V p V p pκ⎛⎫⎛⎫∂⎛⎫=-=--= ⎪ ⎪ ⎪∂⎝⎭⎝⎭⎝⎭ （4）1.2 证明任何一种具有两个独立参量,T p 的物质，其物态方程可由实验测得的体胀系数α及等温压缩系数κT ，根据下述积分求得：()ln T V =αdT κdp -⎰如果11,T T pακ==，试求物态方程。
解：以,T p 为自变量，物质的物态方程为(),,V V T p =其全微分为.p TV V dV dT dp T p ⎛⎫∂∂⎛⎫=+ ⎪ ⎪∂∂⎝⎭⎝⎭ （1） 全式除以V ，有11.p TdV V V dT dp V V T V p ⎛⎫∂∂⎛⎫=+ ⎪ ⎪∂∂⎝⎭⎝⎭根据体胀系数α和等温压缩系数T κ的定义，可将上式改写为.T dVdT dp Vακ=- （2） 上式是以,T p 为自变量的完整微分，沿一任意的积分路线积分，有()ln .T V dT dp ακ=-⎰ （3）若11,T T pακ==，式（3）可表为11ln .V dT dp Tp ⎛⎫=- ⎪⎝⎭⎰ （4）选择图示的积分路线，从00(,)T p 积分到()0,T p ，再积分到（,T p ），相应地体积由0V 最终变到V ，有000ln=ln ln ,V T pV T p - 即000p V pV C T T ==（常量）， 或.pV CT = （5）式（5）就是由所给11,T T pακ==求得的物态方程。
确定常量C 需要进一步的实验数据。
1.3 在0C 和1n p 下，测得一铜块的体胀系数和等温压缩系数分别为51714.8510K 7.810.n p ακ----=⨯=⨯T 和T ακ和可近似看作常量，今使铜块加热至10C 。
最新热力学与统计物理课后习题答案第一章备课讲稿
1.1 试求理想气体的体胀系数α,压强系数β和等温压缩系数κT 。
解：已知理想气体的物态方程为,pV nRT = （1）由此易得11,p V nR V T pV Tα∂⎛⎫=== ⎪∂⎝⎭ （2） 11,V p nR p T pV Tβ∂⎛⎫=== ⎪∂⎝⎭ （3） 2111.T T V nRT V p V p pκ⎛⎫⎛⎫∂⎛⎫=-=--= ⎪ ⎪ ⎪∂⎝⎭⎝⎭⎝⎭ （4）1.2 证明任何一种具有两个独立参量,T p 的物质，其物态方程可由实验测得的体胀系数α及等温压缩系数κT ，根据下述积分求得：()ln T V =αdT κdp -⎰如果11,T T pακ==，试求物态方程。
解：以,T p 为自变量，物质的物态方程为(),,V V T p =其全微分为.p TV V dV dT dp T p ⎛⎫∂∂⎛⎫=+ ⎪ ⎪∂∂⎝⎭⎝⎭ （1） 全式除以V ，有11.p TdV V V dT dp V V T V p ⎛⎫∂∂⎛⎫=+ ⎪ ⎪∂∂⎝⎭⎝⎭根据体胀系数α和等温压缩系数T κ的定义，可将上式改写为.T dVdT dp Vακ=- （2） 上式是以,T p 为自变量的完整微分，沿一任意的积分路线积分，有()ln .T V dT dp ακ=-⎰ （3）若11,T T pακ==，式（3）可表为11ln .V dT dp Tp ⎛⎫=- ⎪⎝⎭⎰ （4）选择图示的积分路线，从00(,)T p 积分到()0,T p ，再积分到（,T p ），相应地体积由0V 最终变到V ，有000ln=ln ln ,V T pV T p - 即000p V pV C T T ==（常量）， 或.pV CT = （5）式（5）就是由所给11,T T pακ==求得的物态方程。
确定常量C 需要进一步的实验数据。
1.3 在0C 和1n p 下，测得一铜块的体胀系数和等温压缩系数分别为51714.8510K 7.810.n p ακ----=⨯=⨯T 和T ακ和可近似看作常量，今使铜块加热至10C 。
热力统计学第一章答案
(1)第一章热力学的基本规律1.1试求理想气体的体胀系数,压强系数和等温压缩系数解：已知理想气体的物态方程为1.2证明任何一种具有两个独立参量T,p 的物质，其物态方程可 由实验测得的体胀系数及等温压缩系数，根据下述积分求得：lnV =a dT K dp如果 —,T 1,试求物态方程T P解：以T, p 为自变量，物质的物态方程为V V T, p ,其全微分为VVdVdTdp.T pP T全式除以V ,有dV 1 V1 V ,dTdp.V V T pV p TpV n RT,由此易得1 V V TnR P PV 1〒，1 P nR 1P T V PVT ，1 V1 nRT 1 V P T V2Pp(1)(2)(3)(4)pV CT.(5)根据体胀系数和等温压缩系数T的定义，可将上式改写为上式是以T, p 为自变量的完整微分，沿一任意的积分路线积分,lnV dTTdp .若 1, T 1，式（3）可表为T P1 1lnV -dT dp .T p选择图示的积分路线，从（T 。
，p 。
）积分到T, p 。
，再积分到（相应地体积由V 。
最终变到V ,有f V C (常量)，dV VdT T dp.（2） 有（3）（4）ln V=ln TV 。
T 。
In _p P 。
式（5）就是由所给 丄，T 1求得的物态方程。
确定常量C 需要T P进一步的实验数据。
1.3 在0O C 和1p n 下，测得一铜块的体胀系数和等温压缩系数分 别为 4.85 10 5K 1和 T7.8 107p n 1.和T可近似看作常量，今使铜 块加热至10o C 。
问：（a ）压强要增加多少P n 才能使铜块的体积维持不变？ （b ）若压 强增加100 P n ，铜块的体积改变多少？鈔解：（a ）根据1.2题式（2），有强差dp 之间的关系。
如果系统的体积不变，dp 与dT 的关系为dp 一dT.T在和T可以看作常量的情形下，将式（2）积分可得将式（2）积分得到式（3）首先意味着，经准静态等容过程后，系统 在初态和终态的压强差和温度差满足式（3）。
热力统计学第一章答案
V VT, p .
情形下，有
T T。
Tpp0,
（2）
或
VT, p
VT0, p°
T T0Tp p0
e.
（3）
考虑到
和
t的数值很小，将指数函数展开，准确到
和t的线性项,
有
V
T, pVT。，
P01
TT0Tpp0.
（4）
dTTdp.
将上式沿习题1.2图所示的路线求线积分，在和T可以看作常量的
A1 106m2,05 104K1，试计算当—分别为0.5, 1.0, 1.5和2.0时的
L0
“值’并画出Z对亡的曲线-
解：（a）根据题设，理想弹性物质的物态方程为
J bT
L
匚
卡，
（1）
由此可得等温杨氏模量为
YL JLbT
丄
2L0
bT丄
2L0
2.
（2）
A LtA
L°
L2
A L0L2Leabharlann 张力为零时，L"3A
TP
11
lnV -dT dp .
Tp
选择图示的积分路线，从（T。，p。）积分到T, p。，再积分到（
相应地体
p
(5
⑺如
0
T
积由V。最终变到V,有
lnV=lnTV。
T。
In
_p
P。
¥晋C（常量），
式（5）就是由所给丄，T1求得的物态方程。确定常量C需要
TP
进一步的实验数据。
1.3在0OC和1pn下，测得一铜块的体胀系数和等温压缩系数分别为4.85105K1和t7.8 107pn1.和t可近似看作常量，今使铜块加热至10oC。问：
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线不可能相交。
1.15 热机在循环中与多个热源交换热量，在热机从其中吸收热量
的热源中，热源的最高温度为，在热机向其放出热量的热源中，热源的
最低温度
为，试根据克氏不等式证明，热机的效率不超过
解：根据克劳修斯不等式（式（1.13.4）），
有
（1）
式中是热机从温度为的热源吸取的热量（吸热为正，放热为负）。 将
因此式（1）可表为
（2）
如果气体是理想气体，根据式（1.3.11）和（1.7.10），有
（3）
（4）
式中是系统所含物质的量。代入式（2）即有
（5）
活门是在系统的压强达到时关上的，所以气体在小匣内的压强也可看
作，其物态方程为
（6）
与式（3）比较，知
（7）
1.8 满足的过程称为多方过程，其中常数名为多方指数。试证明：
1.4 简单固体和液体的体胀系数和等温压缩系数数值都很小，在一
定温度范围内可以把和看作常量. 试证明简单固体和液体的物态方程可
近似为
解: 以为状态参量，物质的物态方程为
根据习题1.2式（2），有 （1）
将上式沿习题1.2图所示的路线求线积分，在和可以看作常量的情形
下，有 （2）或 （3）
考虑到和的数值很小，将指数函数展开，准确到和的线性项，有 （4）
样的等温线总是存在的），则在循环过程中，系统在等温过程中从外界
吸取热量，而在循环过程中对外做功，其数值等于三条线所围面积（正
值）。循环过程完成后，系统回到原来的状态。根据热力学第一定律，
有
。
这样一来，系统在上述循环过程中就从单一热源吸热并将之完全转变为
功了，
这违背了热力学第二定律的开尔文说法，是不可能的。 因此两条绝热
对外所做的功。 根据热力学第一定律，有
所以热源的熵变为
（4）
将式（2）—（4）代入式（1），即有
（5）
上式取等号时，热机输出的功最大，故
（6）
式（6）相应于所经历的过程是可逆过程。
1.22 有两个相同的物体，热容量为常数，初始温度同为。今令一 制冷机在这两个物体间工作，使其中一个物体的温度降低到为止。假设 物体维持在定压下，并且不发生相变。试根据熵增加原理证明，此过程 所需的最小功为
解： 制冷机在具有相同的初始温度的两个物体之间工作，将热量 从物体2送到物体1,使物体2的温度降至为止。以表示物体1的终态温 度，表示物体的定压热容量，则物体1吸取的热量为
（1） 物体2放出的热量为
（2） 经多次循环后，制冷机接受外界的功为
（3） 由此可知，对于给定的和，愈低所需外界的功愈小。
用和分别表示过程终了后物体1，物体2和制冷机的熵变。由熵的相
式（3）与式（4）联立，消去，有 （5）
令，可将式（5）表为
（4）
（6）
如果和都是常量，将上式积分即得
（常量）。
（7）
式（7）表明，过程是多方过程。
1.14试根据热力学第二定律证明两条绝热线不能相交。
解：假设在图中两条绝热线交于点，如图所示。设想一等温线与
两条绝热线分别交于点和点（因为等温线的斜率小于绝热线的斜率，这
可看作常量. 在某一压强下，该物质的熔点为，相变潜热为. 求在温度
为时，过冷液体与同温度下固体的摩尔熵差. 假设过冷液体的摩尔热容
量亦为.
解: 我们用熵函数的表达式进行计算.以为状态参量. 在讨论固定
压强下过冷液体与固体的熵差时不必考虑压强参量的变化.以a态表示温
度为的固态，b态表示在熔点的固态. b, a两态的摩尔熵差为（略去摩
补充题2 在下，压强在0至1000之间，测得水的体积为
如果保持温度不变，将1mol的水从1加压至1000，求外界所作的功。
解：将题中给出的体积与压强关系记为
（1）
由此易得
（2）
保持温度不变，将1mol的水由1加压至1000，外界所做的功为
在上述计算中我们已将过程近拟看作准静态过程。
补充题3 承前1.6题，使弹性体在准静态等温过程中长度由压缩
解：由物态方程
（1）
知偏导数间存在以下关系：
（2）
所以，有
（3）
积分得
（4）
与1.3题类似，上述结果不限于保持金属丝长度不变的准静态冷却过
程，只要金属丝的初态是平衡态，两态的张力差
就满足式（4），与经历的过程无关。
1.7 抽成真空的小匣带有活门，打开活门让气体冲入，当压强达到
程中外界对系统所做的功可以分为和两部分来考虑。一方面，大气将系
统压入小匣，使其在大气中的体积由变为零。由于小匣很小，在将气体
压入小匣的过程中大气压强可以认为没有变化，即过程是等压的（但不
是准静态的）。过程中大气对系统所做的功为
另一方面，小匣既抽为真空，系统在冲入小匣的过程中据体胀系数和等温压缩系数的定义，可将上式改写为
上式是以为自变量的完整微分，沿一任意的积分路线积分，有
若，式（3）可表为
选择图示的积分路线，从积分到，再积分到（），相应地体
（2） （3） （4）
积由最终变到，有 即
（常量），或 （5） 式（5）就是由所给求得的物态方程。 确定常量C需要进一步的实验数 据。
尔熵的下标不写）
（1）
以c态表示在熔点的液相，c，b两态的摩尔熵差为
（2）
以d态表示温度为的过冷液态，d，c两态的摩尔熵差为
（3）
熵是态函数，d，c两态的摩尔熵差为
（4）
1.21 物体的初温，高于热源的温度，有一热机在此物体与热源之
间工作，直到将物体的温度降低到为止，若热机从物体吸取的热量
为Q，试根据熵增加原理证明，此热机所能输出的最大功为
可表为
（5）
或
（6）
根据热力学第一定律，热机在循环过程中所做的功为
热机的效率为
（7）
1.16 理想气体分别经等压过程和等容过程，温度由升至。 假设
是常数，试证明前者的熵增加值为后者的倍。
解：根据式（1.15.8），理想气体的熵函数可表达为
（1）
在等压过程中温度由升到时，熵增加值为
1.9 试证明：理想气体在某一过程中的热容量如果是常数，该过程 一定是多方过程，多方指数。假设气体的定压热容量和定容热容量是常 量。
解：根据热力学第一定律，有
（1）
对于准静态过程有
对理想气体有
气体在过程中吸收的热量为
因此式（1）可表为
（2）
用理想气体的物态方程除上式，并注意可得
（3）
将理想气体的物态方程全式求微分，有
（1）
等于直线ⅠⅡ下方的面积。
（二）绝热膨胀过程
工作物质由状态Ⅱ经绝热膨胀过程到达状态Ⅲ。过程中工作物质内
能减少并对外做功，其温度由下降为，熵保持为不变。
（三）等温压缩过程
工作物质由状态Ⅲ经等温压缩过程（温度为）到达状态Ⅳ。工作物
质在过程中放出热量，熵由变为，放出的热量为
（2）
等于直线ⅢⅣ下方的面积。
其中是物体的熵减少量。
解：以和分别表示物体、热机和热源在过程前后的熵变。由熵的相
加性知，整个系统的熵变为
由于整个系统与外界是绝热的，熵增加原理要求
（1）
以分别表示物体在开始和终结状态的熵，则物体的熵变为
（2）
热机经历的是循环过程，经循环过程后热机回到初始状态，熵变为零，
即
（3）
以表示热机从物体吸取的热量，表示热机在热源放出的热量，表示热机
第一章 热力学的基本规律
1.1 试求理想气体的体胀系数,压强系数和等温压缩系数。
解：已知理想气体的物态方程为
（1）
由此易得 （4）
（2）
（3）
1.2 证明任何一种具有两个独立参量的物质，其物态方程可由实验
测得的体胀系数及等温压缩系数，根据下述积分求得：
如果，试求物态方程。 解：以为自变量，物质的物态方程为 其全微分为
补充题1 1mol理想气体，在的恒温下体积发生膨胀，其压强由20准 静态地降到1，求气体所作的功和所吸取的热量。
解：将气体的膨胀过程近似看作准静态过程。根据式（1.4.2），在 准静态等温过程中气体体积由膨胀到，外界对气体所做的功为 气体所做的功是上式的负值，将题给数据代入，得
在等温过程中理想气体的内能不变，即 根据热力学第一定律（式（1.5.3）），气体在过程中吸收的热量为
系统在可逆过程中吸收的热量由积分
（6）
给出。如果工作物质经历了如图中的（可逆）循环过程，则在过程
中工作物质吸收的热量等于面积，在过程中工作物质放出的热量等于面 积，工作物质所做的功等于闭合曲线所包的面积。 由此可见（可逆） 循环过程的热功转换效率可以直接从图中的面积读出。 在热工计算中 图被广泛使用。
程，最终达到具有均匀温度的平衡状态。为求这一过程的熵变，我们将
杆分为长度为的许多小段，如图所示。位于到的小段，初温为
（1）
这小段由初温T变到终温后的熵增加值为
（2）
其中是均匀杆单位长度的定压热容量。
根据熵的可加性，整个均匀杆的熵增加值为
（3）
式中是杆的定压热容量。
1.20 一物质固态的摩尔热量为，液态的摩尔热容量为. 假设和都
加性和熵增加原理知，整个系统的熵变为 （4）
显然 因此熵增加原理要求
（5） 或
（6） 对于给定的和，最低的为 代入（3）式即有
（7） 式（7）相应于所经历的整个过程是可逆过程。
1.23 简单系统有两个独立参量。 如果以为独立参量，可以以纵坐 标表示温度，横坐标表示熵，构成图。图中的一点与系统的一个平衡态 相对应，一条曲线与一个可逆过程相对应。试在图中画出可逆卡诺循环 过程的曲线，并利用图求可逆卡诺循环的效率。
（四）绝热压缩过程
工作物质由状态Ⅳ经绝热压缩过程回到状态Ⅰ。温度由升为，熵保