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--- 물리:열역학_퍼텐셜 [2025/10/30 16:28] – [참고문헌] admin
+++ 물리:열역학_퍼텐셜 [2025/10/30 17:18] (current) – admin
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 \mu &=& \left( \frac{\partial U}{\partial N} \right)_{S,V} = U \left( \frac{5}{3N} - \frac{2S}{3N^2 k_B} \right) = k_B T \ln \left[ \frac{N}{V} \left( \frac{h^2}{2\pi m k_B T} \right)^{3/2} \right]
 \end{eqnarray*}
-이고, 바로 $U = \frac{3}{2} Nk_B T$와 $pV=Nk_B T$를 확인할 수 있다. 즉 $U(S,V,N)$은 열평형 상태에서 [[물리:상태 방정식]] 등 계에 대한 완전한 정보를 담고 있으며, 이러한 함수를 [[물리:열역학 퍼텐셜]]이라고 부른다.
+이고, 바로 $U = \frac{3}{2} Nk_B T$와 $pV=Nk_B T$를 확인할 수 있다. 즉 $U(S,V,N)$은 열평형 상태에서 [[물리:상태_방정식|상태 방정식]] 등 계에 대한 완전한 정보를 담고 있으며, 이러한 함수를 [[물리:열역학 퍼텐셜]]이라고 부른다.
 =====엔트로피를 중심으로=====
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 =====다른 좌표에서 적을 경우=====
-[[수학:르장드르_변환|르장드르 변환]]을 따르지 않고 변수를 바꿀 경우 상태방정식을 유도해내지 못하는 등의 문제가 생길 수 있다.
+[[수학:르장드르_변환|르장드르 변환]]을 따르지 않고 변수를 바꿀 경우 [[물리:상태_방정식|상태 방정식]]을 유도해내지 못하는 문제가 생길 수 있다. Hardy & Binek이 설명한 대로, 만일 $U$를 $U(T,V)$로 적었다고 해보자. 이때 얻을 수 있는 [[수학:편미분|편미분]]의 식들은 다음과 같다 (위에서 $U(S,V)$로 적었을 때와 비교할 것).
+\begin{eqnarray*}
+\left( \frac{\partial U}{\partial T} \right)_V &=& C_V\\
+\left( \frac{\partial U}{\partial V} \right)_T &=& T \left( \frac{\partial P}{\partial T} \right)_V - P.
+\end{eqnarray*}
+첫 번째 식은 [[물리:상태_방정식|상태 방정식]]에 대해 특별히 말해주는 바가 없으니 무시하자.
+두 번째 식은 [[수학:편미분|편미분의 응용]]에서 '변수 바꿔 적기'의 첫 번째 결과물인 다음 식으로부터 유도할 수 있다.
+\[ \left( \frac{\partial f}{\partial x} \right)_z = \left( \frac{\partial f}{\partial x} \right)_y + \left( \frac{\partial f}{\partial y} \right)_x \left( \frac{\partial y}{\partial x} \right)_z \]
+즉 $f=U$, $x=V$, $y=S$, 그리고 $z=T$라고 해보자. 그럼 다음처럼 진행된다.
+\begin{eqnarray*}
+\left( \frac{\partial U}{\partial V} \right)_T &=& \left( \frac{\partial U}{\partial V} \right)_S + \left( \frac{\partial U}{\partial S} \right)_V \left( \frac{\partial S}{\partial V} \right)_T\\
+&=& -P + T \left( \frac{\partial S}{\partial V} \right)_T\\
+&=& -P + T \left( \frac{\partial P}{\partial T} \right)_V.
+\end{eqnarray*}
+이때 두 번째 줄로 넘어올 때에는 위에서 적었던 $U(S,V,N)$의 미분을 사용했고, 마지막 줄로 넘어올 때에는 [[물리:맥스웰_관계식|맥스웰 관계식]]을 사용했다.
+이상기체의 경우 $U$는 $T$에 의해서만 결정되므로 $\left( \frac{\partial U}{\partial V} \right)_T = 0$이다. 그러므로 아래 방정식을 얻는데
+\[ P = T \left( \frac{\partial P}{\partial T} \right)_V, \]
+임의의 함수 $f$에 대해 $P = T \times f(V)$ 꼴로 주어지기만 하면 모두 이 방정식의 해가 된다. 따라서 $U(S,V)$의 [[수학:편미분]] 식들이 [[물리:상태_방정식|상태 방정식]]을 결정했던 것과 대조적으로 $U(T,V)$로는 [[물리:상태_방정식|상태 방정식]]을 결정하지 못한다. [[수학:르장드르_변환|르장드르 변환]]으로 변수를 변환한 헬름홀츠 자유에너지 $F(T,V)$로는 다시 [[물리:상태_방정식|상태 방정식]]을 얻는 일이 가능하다.
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 [[물리:분배함수]] $Z(T,V,N)$과는 $Z = e^{-\beta F}$, 혹은 다른 말로 $F = -k_B T \ln Z$의 관계가 있다. 이 때 $\beta \equiv (k_B T)^{-1}$.
+====평형을 향하여====
+Schroeder의 설명 방식에 따르면 다음처럼 이해할 수도 있다. 열저장고와 접촉 중인 계에서, 열저장고까지 모두 포함하는 전체의 엔트로피 변화는
+\[ dS_\text{tot} = dS + dS_R \]
+처럼 쓸 수 있다. $dS$는 계의 엔트로피 변화이고 $dS_R$은 열저장고의 엔트로피 변화이다. 열저장고의 부피와 입자 수가 일정한 채로 (그래서 계의 $V$와 $N$도 일정한 채로) 계와 열저장고 사이에 에너지만을 주고 받는 어떤 과정이 일어났다고 하자. 열저장고는 가정상 언제나 평형에 머물러 있으므로
+\[ dS_\text{tot} = dS + \frac{1}{T_R} dU_R \]
+이다. 이때 $T_R$은 열저장고의 온도, $dU_R$은 과정 동안 열저장고로 전달된 열을 말한다. 열저장고의 온도 $T_R$은 계의 온도 $T$와 같고, 전체는 고립계로서 에너지가 보존되므로 계의 에너지 변화는 $dU = -dU_R$이어야 한다. 따라서 고립계 전체의 엔트로피 변화는 다음과 같다.
+\[ dS_\text{tot} = dS - \frac{1}{T} dU = -\frac{1}{T} (dU - TdS) = -\frac{1}{T} dF. \]
+즉 $T$, $V$, 그리고 $N$이 일정할 때 일어나는 과정에서, 우주의 엔트로피 증가는 계의 헬름홀츠 자유에너지 감소를 가리킨다.
+만일 $T$가 일정한 채로 $V$는 변화할 수 있는 과정이라면 마찬가지 논리로 다음처럼 적어야 할 것이다.
+\[ dS_R = \frac{1}{T_R} dU_R + \frac{P_R}{T_R} dV_R = -\frac{1}{T}dU - \frac{P}{T} dV \]
+그렇다면 전체 고립계의 엔트로피 변화는
+\[ dS_\text{tot} = dS -\frac{1}{T}dU - \frac{P}{T} dV  = -\frac{1}{T} (dU - TdS + PdV) = -\frac{1}{T} (dF - W) \]
+로서, $dS_\text{tot} \ge 0$은 $dF \le W$를 함축한다. 이때 $W$는 계가 외부로 일을 해줄 때에 음수라고 하고 있다. 그래서 계가 외부로 일을 해주고 있을 때 양쪽의 크기만을 본다면 $|W| \le |dF|$로서, 열저장고와 접촉 중인 계로부터 얻을 수 있는 일의 양은 계의 헬름홀츠 자유에너지 감소분보다 클 수 없음을 의미한다.
 =====깁스 자유 에너지=====