Как найти молярную теплоемкость одноатомного газа

Текущая версия страницы пока не проверялась опытными участниками и может значительно отличаться от версии, проверенной 15 ноября 2020 года; проверки требует 1 правка.

Теплоёмкость идеального газа — отношение количества теплоты, сообщённой газу , к изменению температуры , которое при этом произошло ^[1].

Удельная и молярная теплоёмкость[править | править код]

Молярная теплоёмкость — теплоёмкость 1 моля вещества ^[2]:

где — масса, — молярная масса вещества.

Теплоёмкость единичной массы вещества называется удельной теплоёмкостью и, в системе СИ, измеряется в Дж/(кг·К)^[1].

Формула расчёта удельной теплоёмкости^[1][2]:

где c — удельная теплоёмкость, m — масса нагреваемого (охлаждающегося) вещества.

Теплоёмкость идеального газа в изопроцессах[править | править код]

Адиабатический[править | править код]

В адиабатическом процессе теплообмена с окружающей средой не происходит, то есть . Однако, объём, давление и температура меняются, то есть ^[3].

Следовательно, теплоёмкость идеального газа в адиабатическом процессе равна нулю: .

Изотермический[править | править код]

В изотермическом процессе постоянна температура, то есть . При изменении объёма газу передаётся (или отбирается) некоторое количество тепла^[3]. Следовательно, теплоёмкость идеального газа равна плюс-минус бесконечности:

Изохорный[править | править код]

В изохорном процессе постоянен объём, то есть и, следовательно газ не совершает работы. Первое Начало Термодинамики для изохорного процесса имеет вид^[1]:

А для идеального газа

Таким образом,

где — число степеней свободы частиц газа.

Другая формула:

где  — показатель адиабаты,  — газовая постоянная газа.

Изобарный[править | править код]

Молярная теплоёмкость при постоянном давлении обозначается как . В идеальном газе она связана с теплоёмкостью при постоянном объёме соотношением Майера ^[1].
Уравнение Майера вытекает из первого начала термодинамики^[4]:

.

В рассматриваемом случае, согласно определению теплоёмкости:

Учитываем, что работа газа равна ^[4]:

Согласно уравнению Менделеева-Клапейрона для одного моля газа^[1]:

Подставляя уравнение (4) в (3) получаем:

Так как энергия одной молекулы равна (6)^{[Комм 1][5]}, то и внутренняя энергия в целом и при изобарном процессе будет определяться по соотношению (1). Следовательно, подставляя уравнения (1) и (5) в (2) получаем соотношение Майера.

Молекулярно-кинетическая теория позволяет вычислить значения молярной теплоёмкости для классического идеального газа газов через значение универсальной газовой постоянной исходя из уравнения (6) и предположения, что молекулы газа не взаимодействуют между собой^[5]:

Теплоёмкости можно также определить исходя из уравнения Майера, если известен показатель адиабаты, который можно измерить экспериментально (например, с помощью измерения скорости звука в газе или используя метод Клемана — Дезорма).

Теплоёмкость реального газа может значительно отклонятся от теплоёмкости идеального газа. Так при температуре в 25 °С и атмосферном давлении атомарный водород имеет теплоёмкость 2,50R , а атомарный кислород — 2,63R. Также теплоёмкость реального газа зависит от температуры^[5].

См. также[править | править код]

• Идеальный газ
• Первое начало термодинамики
• Теплоёмкость

Комментарии[править | править код]

Примечания[править | править код]

Литература[править | править код]

• Базаров И. П. Термодинамика. — 5-е изд. — СПб.—М.— Краснодар: Лань, 2010. — 384 с. — (Учебники для вузов. Специальная литература). — ISBN 978-5-8114-1003-3.
• Белоконь Н. И. Основные принципы термодинамики. — М.: Недра, 1968. — 110 с.
• Савельев И. В. Курс общей физики:Молекулярная физика и термодинамика. — М.: Астрель, 2001. — Т. 3. — 208 с. — 7000 экз. — ISBN 5-17-004585-9.

Макеты страниц

Молярная и удельная теплоемкость газа.

Молярная
теплоемкость

Молярная
теплоемкость — теплоемкость 1 моля
идеального газа.

Теплоемкость
идеального газа в изопроцессах

Адиабатический

В
адиабатическом процессе теплообмена
с окружающей средой не происходит, то
есть 
.
При изменении объема температура и
давление меняются, то есть 
.
Следовательно, теплоемкость идеального
газа в адиабатическом процессе также
равна нулю: С_адиаб=0.

Изотермический

В
изотермическом процессе постоянна
температура, то есть 
.
При изменении объема газу передается
(или отбирается) некоторое количество
тепла. Следовательно, теплоемкость
идеального газа стремится к бесконечности: 

Изохорный

В
изохорическом процессе постоянен объем,
то есть 
.
Элементарная работа газа равна
произведению изменения объема на
давление, при котором происходит
изменение (δA =
δVP).
Первое Начало Термодинамики для
изохорического процесса имеет вид:

А
для идеального газа

Таким
образом,

где i —
число степеней свободы частиц газа.

Изобарный

В
изобарном процессе (
):

C_P=δQ/νΔT=C_V+R=((i+2)/2)*R

Уде́льная
теплоёмкость (Удельная
теплота нагревания на один градус,
обозначается как c)
вещества определяется как
количество тепловой энергии,
необходимой для
повышениятемпературы одного килограмма вещества
на один градус.

Единицей СИ для
удельной теплоёмкости
является Джоуль на килограмм–Кельвин.
Следовательно, удельную теплоёмкость
можно рассматривать
как теплоёмкость единицы массывещества.
На значение удельной теплоёмкости
влияет температура вещества. К примеру,
измерение удельной теплоёмкости воды
даст разные результаты при 20 °C и
60 °C.

Формула
расчёта удельной теплоёмкости: 
,
где 
 —
удельная теплоёмкость, 
 — количество
теплоты,
полученное веществом при нагреве (или
выделившееся при охлаждении), 
 —
масса нагреваемого (охлаждающегося)
вещества, 
 —
разность конечной и начальной температур
вещества.

Связь
C_v
и C_p:

т.
е. молярная теплоемкость газа при
постоянном объеме С_V равна
изменению внутренней энергии одного
моль газа при повышении его температуры
на 1 К. Поскольку U_m=(i/2)RT
, то 

 (5) 

Если
газ нагревается при постоянном давлении,
то выражение (3) можно представить в
виде 

 

Учитывая,
что (U_m/dT)
не зависит от вида процесса (внутренняя
энергия идеального газа не зависит ни
от p, ни от V, а определяется лишь
температурой Т) и всегда равна С_V (см.
(4)), и дифференцируя уравнение Клапейрона
— Менделеева pV_m=RT
(42.4) по T (p=const), получаем 

 (6) 

Выражение
(6) называется уравнением
Майера;
оно говорит о том, что С_p всегда
больше С_V ровно
на величину молярной газовой постоянной.
Это объясняется тем, чтобы осуществить
нагревание газа при постоянном давлении
требуется еще дополнительное количество
теплоты на совершение работы расширения
газа, так как постоянство давления
обеспечивается увеличением объема
газа. Использовав (5), формулу (6) можно
записать в виде 

 (7) 

При
исследовании термодинамических процессов
важно знать характерное для каждого
газа отношение С_p к
С_V : 

 (8) 

Из
формул (5) и (7) следует, что молярные
теплоемкости зависят лишь от числа
степеней свободы и не зависят от
температуры. Это утверждение
молекулярно-кинетической теории
справедливо в довольно широком интервале
температур лишь для одноатомных газов.
Уже у двухатомных газов число степеней
свободы, которое проявляется в
теплоемкости, зависит от температуры.
Молекула двухатомного газа обладает
тремя поступательными, двумя вращательными
и одной колебательной степенями
свободы. 

По
закону равномерного распределения
энергии по степеням свободы, для комнатных
температур С_V =
(7/2)R. Из качественной экспериментальной
зависимости молярной теплоемкости
С_V водорода
(рис. 1) следует, что С_V следующим
образом зависит от температуры: при
низкой температуре (≈50 К) С_V =
(3/2)R, при комнатной — C_V =
(5/2)R (вместо расчетных (7/2)R) и при очень
высокой — С_V=
(7/2)R. Это можно объяснить, сделав
предположение, что при низких температурах
наблюдается только поступательное
движение молекул, при комнатных —
добавляется их вращение, а при высоких
— к данным двум видам движения добавляются
еще колебания молекул.

Соседние файлы в предмете [НЕСОРТИРОВАННОЕ]

• #
• #
• #
• #
• #
• #
• #
• #
• #
• #
• #

В случае, если результатом теплообмена становится передача телу некоего количества теплоты Q, то его температура и внутренняя энергия претерпевают изменения.

В большом количестве ситуаций удобной для использования является молярная теплоемкость C: 

C=M·c, где M представляет собой молярную массу вещества.

Теплоемкость, полученная таким способом, не является однозначной характеристикой вещества. Исходя из первого закона термодинамики, можно сказать, что изменение внутренней энергии тела зависимо не только от количества полученной теплоты, но и от величины совершенной телом работы. В разных условиях осуществления процесса теплопередачи тело может совершать различную работу. Таким образом, переданное телу одинаковое количество теплоты способно провоцировать изменения его внутренней энергии и, соответственно, температуры.

Подобной неоднозначностью при определении теплоемкости характеризуются только газообразные вещества. Объем в процессе нагрева практически не меняет своей величины, что сводит работу расширения к нулю. По этой причине вся полученная телом теплота уходит на изменение его внутренней энергии. Газ в процессе теплопередачи может значительно менять свой объем и совершать работу, чем отличается от твердых тел и жидкостей. Таким образом, теплоемкость газообразного вещества имеет зависимость от характера термодинамического процесса.

Изопроцессы в газах

При условии постоянного объема газ не совершает работы: A=0. Исходя из первого закона термодинамики для 1 моля газа, можно сказать, что справедливым является следующее выражение: 

QV=CV∆T=∆U.

Изменение величины ΔU внутренней энергии газа прямо пропорционально изменению значения ΔT его температуры.

В условиях процесса при постоянном давлении первый закон термодинамики дает такую формулу: 

Qp=∆U+p(V2-V1)=CV∆T+pV.

В котором ΔV является изменением объема 1 моля идеального газа при изменении его температуры на ΔT. Таким образом, можно заявить, что: 

Cp=Qp∆T=CV+p∆V∆T.

Из уравнения состояния идеального газа, записанного для 1 моля, может выражаться отношение ΔVΔT: 

pV=R.

В котором R представляет собой универсальную газовую постоянную. При условии постоянства давления p=const, можно записать следующее:p∆V=R∆T или ∆V∆T=Rp.

В процессе с неизменным давлением молярная теплоемкость Cp газа всегда превышает молярную теплоемкость CV в процессе с не подверженным изменениям объемом, что демонстрируется на рисунке 3.10.1.

Рисунок 3.10.1. Два возможных процесса нагревания газа на ΔT=T2 –T1. При p=const газ совершает работу A=p1(V2 – V1). Поэтому Cp>CV.

Между двумя изотермами, обладающими температурами T1 и T2 на диаграмме (p, V) реальны различные варианты перехода. Так как для всех подобных переходов изменение величины температуры ΔT=T2 –T1 является одним и тем же, выходит, что изменение значения
ΔU внутренней энергии тоже одинаково. С другой стороны, совершенные при этом работы A и количества теплоты Q, полученные в результате теплообмена, выйдут разными для различных путей перехода. Из этого следует, что газа имеет относительно приближенное к бесконечности число теплоемкостей. Cp и CV представляют собой частные, однако, очень важные для теории газов, значения теплоемкостей.

Рисунок 3.10.2. Модель теплоемкости идеального газа.

Термодинамические процессы, в которых теплоемкость газа не подвергается изменениям, носят название политропических.

Каждый изопроцесс являются политропическим. В изотермическом процессе ΔT=0, из-за чего CT=∞. В адиабатическом процессе ΔQ=0, выходит, что Cад=0.

Стоит обратить внимание на то, что «теплоемкость» и «количество теплоты» являются крайне неудачными терминами, доставшимися современной науке в качестве наследства теории теплорода, которая господствовала в XVIII веке.

Данная теория представляла теплоту в виде содержащегося в телах особого невесомого вещества. Считалось, что оно не подвержено уничтожению и не может быть созданным. Явление нагрева объясняли повышением, а охлаждение – понижением содержания в телах теплорода. Однако теория теплорода оказалась несостоятельной, так как не смогла дать ответа на вопрос, почему одинаковое изменение внутренней энергии тела возможно получить, приводя ему разное количество теплоты в зависимости от совершаемой им работы. По этой причине утверждение, что в данном теле содержится некоторый запас теплорода лишено смысла.

Молекулярно-кинетическая теория

В молекулярно-кинетической теории устанавливается следующее соотношение между средней кинетической энергией E→ поступательного движения молекул и абсолютной температурой T: 

E→=32kT.

Внутренняя энергия 1 моля идеального газа эквивалентна произведению E→ на число АвогадроNА: 

U=32kNAT=32RT.

При условии изменения температуры на величину ΔT внутренняя энергия изменяется на величину:

U=32R∆T=CV∆T.

Коэффициент пропорциональности между ΔU и ΔT эквивалентен теплоемкости CV в условиях постоянного давления: 

CV=32R=12,47 ДЖ/моль·К.

Данное выражение подтверждается экспериментами с газами, которые состоят из одноатомных молекул вроде гелия, неона или аргона. При этом для двухатомных (водород, азот) и многоатомных (углекислый газ) газов такое соотношение не согласуется с полученными в результате опытов данными. Причина этого расхождения заключается в том, что для двух- и многоатомных молекул средняя кинетическая энергия должна включать энергию как поступательного, так и вращательного их движения.

Рисунок 3.10.3. Модель двухатомной молекулы. Точка O совпадает с центром масс молекулы.

Рисунок 3.10.3 иллюстрирует модель двухатомной молекулы. Молекула имеет возможность производить пять независимых типов движений: три поступательных движения вдоль осей X, Y, Z и два вращения относительно осей X и Y.

Опытным путем выяснено, что вращение относительно оси Z, на которой лежат центры обоих атомов, может быть возбуждено только при очень высоких значениях температуры. В условиях обычных температур вращение вокруг оси Z не происходит.

Каждое независимое движение в молекуле носит название степени свободы.

Выходит, что одноатомная молекула обладает 3 поступательными степенями свободы, «жесткая» двухатомная молекула 5 степенями, то есть 3 поступательными и 2 вращательными, а многоатомная молекула 6 степенями свободы, из которых 3 приходятся на поступательные и 3 на вращательные.

Из данной теоремы следует, что для молярных теплоемкостей газа Cp и CV и их отношения
γ справедлива запись в следующем виде: 

CV=i2R, Cp=Cv+R=i+22R, γ=CpCV=i+2i,

где i представляет собой количество степеней свободы газа.

Для газа, состоящего из одноатомных молекул (i=3)

CV=32R, Cp=Cv+R=52R, γ=CpCV=53=1,66.

Для газа, состоящего из двухатомных молекул (i=5)

CV=52R, Cp=Cv+R=72R, γ=CpCV=75=1,4.

Для газа, состоящего из многоатомных молекул (i=6)

CV=3R, Cp=Cv+R=4R, γ=CpCV=43=1,33.

В обычных условиях экспериментально измеренные теплоемкости многих газов неплохо согласуются с приведенными выражениями, но в целом классическая теория теплоемкости газов вполне удовлетворительной не является. Существует колоссальное число примеров со значительной разницей между результатами эксперимента и теорией. Данный факт объясняется тем, что классическая теория не может полностью учесть, связанную с внутренними движениями в молекуле энергию.

Теорема о равномерном распределении энергии по степеням свободы может быть применена и по отношению к тепловому движению частиц в твердом теле. Входящие в состав кристаллической решетки атомы колеблются около положений равновесия. Энергия данных колебаний представляет собой внутреннюю энергию твердого тела. Каждый конкретный атом может колебаться в кристаллической решетке в трех взаимно перпендикулярных направлениях. Выходит, что каждый атом имеет 3 колебательные степени свободы. При условии гармонических колебаний средняя кинетическая энергия эквивалентна средней потенциальной энергии. По этой причине в соответствии с теоремой о равномерном распределении на каждую колебательную степень свободы приходится средняя энергия kT, а на один атом – 3kT. 

Опыт показывает, что молярная теплоемкость у многих твердых тел (химических элементов) при обычных температурах на самом деле близка к 3R. При этом, в условиях низких температур заметны довольно сильные расхождения между теорией и экспериментом. Таким образом, гипотеза о равномерном распределении энергии по степеням свободы может считаться лишь приближением. Заметная в опыте зависимость теплоемкости от температуры объясняется только при условии использования квантовых представлений.

ТЕПЛОЕМКОСТЬ

ТЕПЛОЕМКОСТЬ, кол-во
теплоты, затрачиваемое для изменения т-ры на 1 °С. Согласно более строгому
определению, теплоемкость-термодинамич. величина, определяемая выражением:

где DQ- кол-во
теплоты, сообщенное системе и вызвавшее изменение ее т-ры на DТ. Отношение
конечных разностей DQ/DТ наз. средней теплоемкостью, отношение бесконечно
малых величин dQ/dT-истинной теплоемкостью. Поскольку dQ не является
полным дифференциалом ф-ции состояния, то и теплоемкость зависит от пути перехода между
двумя состояниями системы. Различают теплоемкость системы в целом (Дж/К), удельную теплоемкость
[Дж/(г·К)], молярную теплоемкость [Дж/(моль·К)]. Во всех ниже приведенных ф-лах использованы
молярные величины теплоемкости.

Из второго начала термодинамики
следует, что теплоемкость пропорциональна производной от энтропии системы S по
т-ре Т при постоянстве внеш. силы или термодинамич. координаты (обозначается
индексом z):

Наиб. важными видами теплоемкости
являются теплоемкость C_V при постоянном объеме V и теплоемкость С_р
при постоянном давлении р:

С_V =
(9U/9T)_V = T(9S/9T)_V,
С_р = (9Н/9Т)_р = Т(9S/9Т)_р,

где U-внутр. энергия,
H-энтальпия системы. Значения С_р и С_V
связаны соотношением:

где a = V^-1(9V/9Т)_р-коэф.
термич. расширения, x = = — V^-1(9V/9р)_T-коэф.
изотермич. сжимаемости. Поскольку по условиям устойчивости фаз С_р,
C_V > 0 и (9V/9р)_T
< 0, то согласно (3) С_р > C_V. Это естественно,
т. к. при изобарич. нагревании часть тепла, помимо увеличения внутр. энергии
системы, идет на работу расширения. Для идеальных газов (9U/9V)_T
= 0 и учет ур-ния состояния pV= RT приводит к соотношению: С_p
– C_V = R (R-газовая постоянная). Из определений
(1) и (2) следует, что для изотермич. процесса С = ,,
для адиабатич. процесса С = 0.

Теплоемкость газов. Вычисление
теплоемкости сводится к вычислению средней энергии теплового движения отдельных молекул,
к-рое складывается из поступат. и вращат. движений молекулы как целого и из
колебаний атомов внутри молекулы. Молярная теплоемкость одноатомного газа равна 3R/2
(по R/2 на каждую степень поступат. движения молекулы). теплоемкость
многоатомного газа
в общем случае м. б. представлена суммой вкладов от отдельных видов движения-поступательного,
вращательного, колебательного.

Поступательная теплоемкость рассчитывается
так же, как для одноатомного газа. Вращательная и в особенности колебательная
теплоемкость должны, как правило, вычисляться на основе квантовой статистики. Согласно
классич. статистике, вклады в молярную теплоемкость в расчете на одну степень свободы
равны: для вращат. движения R/2, для колебат. движения R. Для
большинства молекул при низких и средних т-рах колебат. степени свободы вырождены
и не дают вклада в теплоемкость. Напр., теплоемкость двухатомного газа при обычных т-рах равна 5R/2.
Лишь при достаточно высоких т-рах возбуждаются колебания определенной частоты.

Теплоемкость твердых тел. При
низких т-рах теплоемкость одноатомных кристаллов пропорциональна кубу абс. т-ры (закон
Дебая): С_V ! Т³. При высоких т-рах
С_V стремится к предельному значению 3R, определяемому
классич. теорией и не зависящему от природы атомов (правило Дюлонга и Пти).
Значение 3R может, однако, не достигаться, если ранее происходит плавление
в-ва или его разложение. Методами квантовой статистики доказывается равенство
нулю теплоемкости любого тела при абс. нуле т-ры (C_V : 0 при Т
: 0). Если бы это было не так, энтропия системы, согласно (2), должна
была бы обращаться в — , при T : 0, что противоречит третьему
началу термодинамики (см. Тепловая теорема). Предельное значение
С_V = 3R достигается уже при обычных т-рах у металлов.
Для нек-рых простых соед. с числом атомов в молекуле n предельное значение
C_V = 3nR [NaCl, MnS (n = = 2), РbСl₂(n
= 3) и др.].

Для кристаллич. твердых
тел существует характеристич. т-ра q_D, названная т-рой
Дебая, разделяющая “классич. область” т-р Тq_D,
в к-рой теплоемкость описывается законом Дюлонга и Пти, и “квантовую область”
Tq_D.
Т-ра Дебая связана с предельной частотой колебаний атомов в кристал-лич. решетке
и зависит от упругих постоянных в-ва (см. табл.).

У металлов вклад в значение
С_V дают электроны проводимости (электронная теплоемкость). Эта часть
теплоемкости может быть вычислена на основе квантовой статистики Ферми, к-рой подчиняются
электроны. Электронная теплоемкость пропорциональна т-ре в первой степени, однако ее вклад
пренебрежимо мал при т-рах, когда велика “решеточная” теплоемкость (пропорциональная
T³). Антиферромагнетики и ферримагнетики, обладающие упорядоченным
расположением спиновых магн. моментов атомов, имеют дополнит. магн. составляющую
теплоемкости, к-рая испытывает резкий подъем при т-ре фазового перехода в-ва в парамагнитное
состояние (см. Кюри точка).

Методы определения теплоемкости
индивидуальных веществ. Осн. эксперим. методом является калориметрия.
Теоретич. расчет теплоемкости в-в осуществляется методами статистической термодинамики,
но он возможен только для сравнительно простых молекул в состоянии идеального
газа и для кристаллов, причем в обоих случаях для расчета требуются эксперим.
данные о строении в-ва.

Эмпирич. методы определения
теплоемкости в-в в состоянии идеального газа основаны на представлении об аддитивности
вкладов отдельных групп атомов или хим. связей. Опубликованы обширные таблицы
групповых атомных вкладов в значение С_р. Для жидкостей, помимо
аддитивно-групповых, применяют методы, основанные на соответственных состояний
законе, а также на использовании термодинамич. циклов, позволяющих перейти
к теплоемкости жидкости от теплоемкости идеального газа через температурную производную энтальпии
испарения.

Для р-ра вычисление теплоемкости
как аддитивной ф-ции теплоемкости компонентов в общем случае некорректно, т.к. избыточная
теплоемкость р-ра, как правило, значительна. Для ее оценки требуется привлечение молекулярно-статистич.
теории р-ров (см. Растворы неэлектролитов). Экспериментально избыточная
теплоемкость может быть определена по температурной зависимости энтальпии смешения, после
чего возможен расчет С_р р-ра.

Теплоемкость гетерог. систем представляет
наиб. сложный случай для термодинамич. анализа. На диаграмме состояния перемещение
вдоль кривой равновесия фаз сопровождается изменением и р, и Т. Если
в процессе нагрева происходит смещение точки фазового равновесия, то это дает
дополнит. вклад в теплоемкость, поэтому теплоемкость гетерог. системы не равна сумме теплоемкостей составляющих
ее фаз, но превосходит ее. На фазовой диаграмме при переходе от гомог. состояния
к области существования гетерог. системы теплоемкость испытывает скачок (см. Фазовые
переходы).

Практическое значение
исследований теплоемкости важно для расчетов энергетич. балансов процессов в хим.
реакторах и др. аппаратах хим. произ-ва, а также для выбора оптим. теплоносителей.
Эксперим. измерение теплоемкости для разных интервалов т-р-от предельно низких до высоких-является
осн. методом определения термодинамич. св-в в-в. Для расчета энтальпий и энтропии
в-ва (в интервалах от 0 до Т) используют интегралы от теплоемкости.:

к к-рым добавляютсясоответствующие
эффекты фазовых переходов. Знание теплоемкости реагентов в нек-ром интервале т-р позволяет
осуществить расчет теплового эффекта р-ции (см. Кирхгофа уравнение),
а знание теплоемкости р-ров-рассчитать их термодинамич. св-ва при любой т-ре в пределах
исследованного интервала.

Особо следует подчеркнуть
роль теплоемкости в структурных исследованиях индивидуальных в-в в конденсир. состоянии
и р-ров. Величины, являющиеся второй производной потенциалов Гиббса или Гельмгольца
по параметрам состояния (а теплоемкость относится к таковым), весьма чувствительны к структурным
изменениям системы. В твердых телах и сплавах при фазовых переходах 2-го рода
типа порядок – беспорядок наблюдаются l-образные скачки теплоемкости. В жидкостях
такие скачки имеют место вблизи критич. точек равновесия жидкость-газ и жидкость-жидкость
(см. Критические явления). В жидкости, напр., при нагр. часть
энергии может идти не на возбуждение новых степеней свободы молекул, а на изменение
потенц. энергии взаимодействующих молекул. Этот вклад наз. “конфигурационной”
теплоемкостью; она связана с характером мол. упорядочения в жидкостях и р-рах. В биохимии
политермич. измерения теплоемкости дают информацию о структурных переходах в белках.

Лит.: Рид Р., Праусниц
Дж., Шервуд Т., Свойства газов и жидкостей, пер. с англ., 3 изд., Л., 1982;
Шульц М. М., Филиппов В. К., “Ж. Весе. хим. об-ва им. Д.И. Менделеева”,
1982, т. 27, с. 485-94; Панов М.Ю., Белоусов В. П., в сб.: Химия и термодинамика
растворов, в. 5, Л., 1982, с. 56-87; Термодинамические свойства индивидуальных
веществ, под ред. В. П. Глушко, 3
изд., т. 1-4, М., 1978-82; Experimental thermodynamics, ed. by J. P. McCullough,
D. W. Scott, v. 1, N. Y. – L., 1968. M. Ю. Панов.