Энтропия является понятием, которое было введено в термодинамике. С помощью данной величины определяется мера рассеивания энергии. Любая система испытывает противоборство, которое возникает между теплом и силовым полем. Увеличение температуры приводит к снижению степени упорядоченности. Для определения меры беспорядка и введена величина, называемая энтропией. Она характеризует степень обмена потоками энергии как в замкнутых, так и в открытых системах.

Изменение энтропии при изолированных схемах происходит в сторону увеличения вместе с ростом тепла. Максимального своего значения эта мера беспорядка достигает в состоянии, характеризующемся термодинамическим равновесием, которое является наиболее хаотичным.

Если система является открытой и при этом неравновесной, то изменение энтропии происходит в сторону снижения. Величина данной меры в этом варианте характеризуется формулой. Для ее получения производится суммирование двух величин:
- потока энтропии, происходящего за счет обмена тепла и веществ с внешней средой;
- величины изменения показателя хаотичного движения внутри системы.

Изменение энтропии происходит в любой среде, где протекают биологические, химические и физические процессы. Это явление реализуется с определенной скоростью. Изменение энтропии может быть величиной положительной - в таком случае происходит приток данного показателя в систему из внешней среды. Возможны случаи, когда величина, указывающая на изменение энтропии, определена со знаком "минус". Такое числовое значение указывает на отток энтропии. Система может находиться в В таком случае количество произведенной энтропии компенсируется оттоком данного показателя. Примером такой ситуации может служить состояние Оно неравновесно, но в то же время стационарно. Любой организм качает энтропию, обладающую отрицательным значением, из окружающей его среды. Выделение меры беспорядка из него может даже превышать величину поступления.

Производство энтропии происходит в любых сложных системах. В процессе эволюции между ними осуществляется обмен информацией. Например, когда теряются сведения о пространственном расположении ее молекул. Происходит процесс возрастания энтропии. Если жидкость замерзает, то снижается неопределенность расположения молекул. В данном случае энтропия снижается. Охлаждение жидкости вызывает снижение ее внутренней энергии. Однако когда температура достигнет определенного значения, несмотря на отвод от воды тепла, температура вещества остается неизменной. Это означает, что начинается переход к кристаллизации. Изменение энтропии при изотермическом процессе данного вида сопровождается снижением показателя меры хаотичности системы.

Практическим методом, позволяющим и теплоту плавления вещества, является проведение работ, результат которых - построение диаграммы отвердевания. Другими словами, на основе полученных в результате исследования данных можно начертить кривую, которая укажет на зависимость температуры вещества от времени. При этом внешние условия должны быть неизменными. Определить изменение энтропии возможно путем обработки данных графического изображения результатов опыта. На таких кривых всегда присутствует участок, на котором линия имеет горизонтальный промежуток. Температура, соответствующая данному отрезку, является температурой отвердевания.

Изменение любого вещества, сопровождающееся переходом из твердого тела в жидкость при температуре окружающей его среды, равной и наоборот, относят к фазовому изменению первого рода. При этом меняется плотность системы, ее и энтропия.

Второе начало термодинамики имеет несколько формулировок. Формулировка Клаузиуса:невозможен процесс перехода теплоты от тела с более низкой температурой к телу с более высокой.

Формулировка Томсона: невозможен процесс, результатом которого было бы совершение работы за счет теплоты, взятой от одного какого-то тела. Эта формулировка накладывает ограничение на превращение внутренней энергии в механическую. Невозможно построить машину (вечный двигатель второго рода), которая совершала бы работу только за счет получения теплоты из окружающей среды.

Формулировка Больцмана: Энтропия - это показатель неупорядоченности системы. Чем выше энтропия, тем хаотичнее движение материальных частиц, составляющих систему. Давайте посмотрим, как она работает, на примере воды. В жидком состоянии вода представляет собой довольно неупорядоченную структуру, поскольку молекулы свободно перемещаются друг относительно друга, и пространственная ориентация у них может быть произвольной. Другое дело лед - в нем молекулы воды упорядочены, будучи включенными в кристаллическую решетку. Формулировка второго начала термодинамики Больцмана, условно говоря, гласит, что лед, растаяв и превратившись в воду (процесс, сопровождающийся снижением степени упорядоченности и повышением энтропии) сам по себе никогда из воды не возродится.Энтропия не может уменьшаться в замкнутых системах - то есть, в системах, не получающих внешней энергетической подпитки.

Третье начало термодинамики (теорема Нернста ) - физический принцип, определяющий поведение энтропии при приближении температуры к абсолютному нулю. Является одним из постулатов термодинамики, принимаемым на основе обобщения значительного количества экспериментальных данных.

Третье начало термодинамики может быть сформулировано так:

«Приращение энтропии при абсолютном нуле температуры стремится к конечному пределу, не зависящему от того, в каком равновесном состоянии находится система» .

где - любой термодинамический параметр.

Третье начало термодинамики относится только к равновесным состояниям.

Поскольку на основе второго начала термодинамики энтропию можно определить только с точностью до произвольной аддитивной постоянной (то есть, определяется не сама энтропия, а только её изменение):

третье начало термодинамики может быть использовано для точного определения энтропии. При этом энтропию равновесной системы при абсолютном нуле температуры считают равной нулю.

Энтропия идеальных газов

Для получения рассчетного выражения изменения энтропии идеальных газов воспользуемся первым законом термодинамики, в котором теплота определяется с использованием изменения энтальпии

Разность энтропий идеального газа в конкретных двух состояниях можно получить интегрированием выражения (4.59)

Для определения абсолюного значения энтропии идеального газа необходимо зафиксировать начало ее отсчета любой парой термических параметров состояния. Например, приняв s 0 =0 при Т 0 и Р 0 , воспользовавшись уравнением (4.60), получим

Выражение (4.62) свидетельствует о том, что энтропия идеального газа есть параметр состояния, поскольку ее можно определить через любую пару параметров состояния. В свою очередь, поскольку энтропия сама является параметром состояния, используя ее в паре с любым независимым параметром состояния, можно определить любой другой параметр состояния газа.

3.3. Вращение твердого тела вокруг неподвижной оси, его момент инерции и кинетическая энергия.

3.4. Момент импульса. Закон сохранения момента импульса. Второй закон динамики для вращательного движения.

Лекция № 4

4.1. Описание движения жидкости и газа. Вязкость жидкостей и газов.

4.2. Уравнение неразрывности.

4.3. Уравнение Бернулли и выводы из него

Лекция №5

5.1. Гармонические колебания.

5.2. Сложение гармонических колебаний.

5.3. Сложение перпендикулярных колебаний.

5.4. Дифференциальное уравнение колебаний.

5.5. Энергетические соотношения в колебательных процессах.

5.6. Колебания математического и физического маятников

5.7. Уравнение вынужденных колебаний. Резонанс

Лекция №6

6.1.Волны в упругих средах и их виды. Фронт волны, плоские и сферические волны.

6.2. Энергия волны

6.3. Упругие волны в твердом теле

Лекция №7

7.1. Основные положения мкт.

Агрегатные состояния вещества

7.2. Опытные законы идеального газа

Закон Авогадро

7.3. Уравнение состояния идеального газа

7.4. Основное уравнение молекулярно-кинетической теории идеального газа.

7.5. Закон Максвелла для распределения молекул по скоростям.

7.6. Барометрическая формула. Распределение Больцмана

Лекция №8

8.2. Столкновения молекул и явления переноса в идеальном газе

8.3. Среднее число столкновений и среднее время свободного пробега молекул

8.4.Средняя длина свободного пробега молекул

8.5. Диффузия в газах

8.6. Вязкость газов

8.7. Теплопроводность газов

8.8. Осмос. Осмотическое давление

Лекция №9

9.1.Распределение энергии по степеням свободы молекул

9.2. Внутренняя энергия

9.3. Работа газа при его расширении

9.4. Первое начало термодинамики

9.5. Теплоемкость. Уравнение Майера

9.6. Адиабатный процесс

9.7. Политропический процесс

9.8. Принцип действия тепловой машины. Цикл Карно и его кпд.

9.9. Энтропия. Физический смысл энтропии. Энтропия и вероятность.

9.10. Второе начало термодинамики и его статистический смысл.

Лекция №10

10.1. Реальные газы, уравнение Ван-дер-Ваальса.

Уравнение Ван-дер-Ваальса неплохо качественно описывает поведение газа при сжижении, но непригодно к процессу затвердевания.

10.2.Основные характеристики и закономерности агрегатных состояний и фазовых переходов.

Фазовые переходы второго рода. Жидкий гелий. Сверхтекучесть

10.3. Поверхностное натяжение жидкости. Давление Лапласа.

10.4. Капиллярные явления

10.5. Твёрдые тела

Дефекты в кристаллах

Тепловые свойства кристаллов

Жидкие кристаллы

Лекция №11

11.1. Электрические свойства тел. Электрический заряд. Закон сохранения заряда

11.2. Закон Кулона

11.3. Электростатическое поле. Напряженность электрического поля. Силовые линии поля.

11.4. Электрический диполь

11.5. Поток вектора напряженности. Теорема Остроградского-Гаусса

11.6. Работа сил электростатического поля по перемещению зарядов.

11.6. Потенциал. Разность потенциалов. Потенциал точечного заряда, диполя, сферы.

11.7. Связь между напряженностью электрического поля и потенциалом

11.8. Типы диэлектриков. Поляризация диэлектриков.

11.9. Теорема Остроградского-Гаусса для поля в диэлектрике. Связь векторов - сме­щения, - напряженности и - поляризованности

11.10. Проводники в электростатическом поле

11.11. Проводник во внешнем электростатическом поле. Электрическая емкость

11.12. Энергия заряженного проводника, системы проводников и конденсатора

Лекция №12

12.1. Электрический ток. Сила и плотность тока.

12.3. Закон Ома для однородного участка цепи. Сопротивление проводников.

12.4. Закон Ома для неоднородного участка цепи

12.5. Закон Джоуля – Ленца. Работа и мощность тока.

12.6. Правила Кирхгофа

Лекция №13

13.1. Классическая теория электропроводности металлов

13.2. Термоэлектронная эмиссия. Электрический ток в вакууме.

13.3. Электрический ток в газах. Виды газового разряда.

Самостоятельный газовый разряд и его типы

Лекция №14

14.1. Магнитное поле. Магнитное взаимодействие токов. Закон Ампера. Вектор магнитной индукции.

14.2. Закон Био-Савара-Лапласа. Магнитное поле прямолинейного и кругового токов.

14.3. Циркуляция вектора магнитной индукции. Поле соленоида и тороида

14.4. Магнитный поток. Теорема Гаусса

14.5. Работа перемещения проводника и рамки с током в магнитном поле

14.6. Действие магнитного поля на движущийся заряд. Сила Лоренца

14.7. Магнитное поле в веществе. Намагниченность и напряженность магнитного поля.

14.8. Закон полного тока для магнитного поля в веществе

14.9. Виды магнетиков

Лекция 15

15.1. Явление электромагнитной индукции.

15.2. Явление самоиндукции

15.3. Энергия магнитного поля

15.4. Электромагнитная теория Максвелла.

1) Первое уравнение Максвелла

2) Ток смешения. Второе уравнение Максвелла

3)Третье и четвертое уравнения Максвелла

4)Полная система уравнений Максвелла в дифференциальной форме

15.5. Переменный ток

Лекция № 16

16.1. Основные законы геометрической оптики. Полное внутренне отражение света.

16.2. Отражение и преломление света на сферической поверхности. Линзы.

16.3. Основные фотометрические величины и их единицы

17.1.Интерференция света. Когерентность и монохроматичность световых волн. Оптическая длина пути и оптическая разность хода лучей.

17.2. Способы получения интерференционных картин.

17.3. Интерференция в тонких пленках.

17.4. Просветление оптики

17.5. Дифракция света и условия ее наблюдения. Принцип Гюйгенса-Френеля. Дифракционная решетка. Дифракция на пространственной решетке. Формула Вульфа-Бреггов

17.6. Дифракция Френеля от простейших преград.

17.7. Дифракция в параллельных лучах (дифракция Фраунгофера)

17.8. Дифракция на пространственных решетках. Формула Вульфа-Бреггов.

17.9. Поляризация света. Естественный и поляризованный свет.

17.10. Поляризация света при отражении и преломлении. Закон Брюстера.

17.11.Поляризация при двойном лучепреломлении.

17.12. Вращение плоскости поляризации.

17.13. Дисперсия света. Поглощение (абсорбция) света.

Лекция №18

18.1. Квантовая природа излучения. Тепловое излучение и его характеристики. Закон Кирхгофа. Законы Стефана-Больцмана и Вина.

18.2.Виды фотоэлектрического эффекта. Законы внешнего фотоэффекта. Уравнение Эйнштейна для фотоэффекта.

18.3. Масса и импульс фотона. Давление света. Эффект Комптона.

Лекция №19

19.2.Линейчатый спектр атома водорода.

19.3. Постулаты Бора. Опыты Франка и Герца.

Лекция №20

20.1.Атомное ядро.

20.2.Ядерные силы.

20.3.Энергия связи ядер. Дефект массы.

20.4.Реакции деления ядер.

2.5.Термоядерный синтез.

20.6.Радиоактивность. Закон радиоактивного распада.

План-график самостоятельной работы

План-график проведения лабораторно-практических занятий

Перечень вопросов для подготовки к коллоквиуму Механика

Формулы

Определения

Вопросы к экзамену

Правила и образец оформления лабораторной работы

9.9. Энтропия. Физический смысл энтропии. Энтропия и вероятность.

Рассматривая КПД тепловой машины, работающей по циклу Карно, можно отметить, что отношение температуры холодильника к температуре нагревателя равно отношению величин количества теплоты, отданного рабочим телом холодильнику, и количества теплоты, принятой от нагревателя. Это значит, что для идеальной тепловой машины, работающей по циклу Карно, выполняется и такое соотношение:
. ОтношениеЛоренц назвалприведённой теплотой . Для элементарного процесса приведённая теплота будет равна . Значит, при реализации цикла Карно (а он является обратимым циклическим процессом) приведённая теплота остаётся неизменной и ведёт себя как функция состояния, тогда, как известно, что количество теплоты является функцией процесса.

Используя первое начало термодинамики для обратимых процессов,
и деля обе части этого равенства на температуру, получим:

(9-41)

Выразим из уравнения Менделеева - Клапейрона
, подставим в уравнение (9-41) и получим:

(9-42)

Учтём, что
, а
, подставим их в уравнение (9-42) и получим:

(9-43)

Правая часть этого равенства является полным дифференциалом, следовательно, при обратимых процессах и приведённая теплота тоже является полным дифференциалом, что является признаком функции состояния.

Функция состояния, дифференциалом которой является , называетсяэнтропией и обозначается S . Таким образом, энтропия – функция состояния. После введения энтропии формула (9-43) будет иметь вид:

, (9-44)

где dS – приращение энтропии. Равенство (9-44) справедливо только для обратимых процессов и удобно для расчёта изменения энтропии при конечных процессах:

(9-45)

Если система обратимым путём совершает круговой процесс (цикл), то
, а, следовательно,S=0, то S = const.

Выражая количество теплоты через приращение энтропии для элементарного процесса, и подставляя его в уравнение для первого начала термодинамики, получим новый вид записи этого уравнения, которое принято называть основным термодинамическим тождеством:

(9-46)

Таким образом, для расчёта изменения энтропии при обратимых процессах удобно использовать приведённую теплоту.

В случае необратимых неравновесных процессов
, а для необратимых круговых процессов выполняетсянеравенство Клаузиуса :

(9-47)

Рассмотрим, что происходит с энтропией в изолированной термодинамической системе.

В изолированной термодинамической системе при любом обратимом изменении состояния её энтропия не изменится. Математически это можно записать так: S = const.

Рассмотрим, что происходит с энтропией термодинамической системы при необратимом процессе. Предположим, что переход из состояния 1 в состояние 2 по путиL 1 обратим, а из состояния 2 в состояние 1 по пути L 2 – необратим (рис.9.13).

Тогда справедливо неравенство Клаузиуса (9-47). Запишем выражение для правой части этого неравенства, соответствующее нашему примеру:

.

Первое слагаемое в этой формуле может быть заменено на изменение энтропии, так как этот процесс обратимый. Тогда неравенство Клаузиуса можно записать в виде:

.

Отсюда
. Так как
, то окончательно можно записать:

(9-48)

Если система изолирована, то
, а неравенство (9-48) будет иметь вид:

, (9-49)

то есть энтропия изолированной системы при необратимом процессе возрастает. Рост энтропии продолжается не беспредельно, а до определённого максимального значения, характерного для данного состояния системы. Это максимальное значение энтропии соответствует состоянию термодинамического равновесия. Рост энтропии при необратимых процессах в изолированной системе означает, что энергия, которой обладает система, становится менее доступной для преобразования в механическую работу. В состоянии равновесия, когда энтропия достигает максимального значения, энергия системы не может быть преобразована в механическую работу.

Если же система не изолирована, то энтропия может как убывать, так и возрастать в зависимости от направления теплообмена.

Энтропия как функция состояния системы, может служить таким же параметром состояния, как температура, давление, объём. Изображая тот или иной процесс на диаграмме (Т,S), можно дать математическую интерпретацию количества теплоты, как площади фигуры под кривой, изображающей процесс. На рис.9.14 приведена диаграмма для изотермического процесса в координатах энтропия – температура.

Энтропия может быть выражена через параметры состояния газа – температуру, давление, объём. Для этого из основного термодинамического тождества (9-46) выразим приращение энтропии:

.

Проинтегрируем это выражение и получим:

(9-50)

Изменение энтропии можно выразить и через другую пару параметров состояния – давление и объём. Для этого нужно выразить температуры начального и конечного состояний из уравнения состояния идеального газа через давление и объём и подставить в (9-50):

(9-51)

При изотермическом расширении газа в пустоту Т 1 =Т 2 , а значит первое слагаемое в формуле (9-47) обнулится и изменение энтропии будет определяться только вторым слагаемым:

(9-52)

Несмотря на то, что во многих случаях для расчёта изменения энтропии удобно использовать приведённую теплоту, ясно, что приведённая теплота и энтропия – разные, не тождественные понятия.

Выясним физический смысл энтропии . Для этого используем формулу (9-52), для изотермического процесса, при котором не изменяется внутренняя энергия, а всевозможные изменения характеристик обусловлены лишь изменением объёма. Рассмотрим связь объёма, занимаемого газом в равновесном состоянии, с числом пространственных микросостояний частиц газа. Число микросостояний частиц газа, с помощью которых реализуется данное макросостояние газа как термодинамической системы, можно подсчитать следующим образом. Разобьём весь объём на элементарные кубические ячейки со стороной d~10 –10 м (порядка величины эффективного диаметра молекулы). Объём такой ячейки будет равен d 3 . В первом состоянии газ занимает объём V 1 , следовательно, число элементарных ячеек, то есть число мест N 1 , которые могут занимать молекулы в этом состоянии будет равно
. Аналогично для второго состояния с объёмомV 2 получим
. Следует отметить, что изменение положений молекул соответствует новому микросостоянию. Не всякое изменение микросостояния приведёт к изменению макросостояния. Предположим, молекулы могут заниматьN 1 мест, тогда обмен местами любых молекул в этих N 1 ячейках не приведёт к новому макросостоянию. Однако, переход молекул в другие ячейки, приведёт к изменению макросостояния системы. Число микросостояний газа, соответствующих данному макросостоянию, можно подсчитать, определив число способов размещения частиц этого газа по элементарным ячейкам. Для упрощения расчётов рассмотрим 1 моль идеального газа. Для 1 моля идеального газа формула (9-52) будет иметь вид:

(9-53)

Число микросостояний системы, занимающей объём V 1 , обозначим через Г 1 и определим, подсчитав число размещений N A (число Авогадро) молекул, которые содержатся в 1 моле газа, по N 1 ячейкам (местам):
. Аналогично подсчитаем число микросостояний Г 2 системы, занимающей объём V 2:
.

Число микросостояний Г i , с помощью которых можно реализовать i- тое макросостояние, называется термодинамической вероятностью данного макросостояния. Термодинамическая вероятность Г ≥ 1.

Найдём отношение Г 2 /Г 1:

.

Для идеальных газов число свободных мест гораздо больше числа молекул, то есть N 1 >>N A и N 2 >>N A . . Тогда, учитывая выражение чисел N 1 и N 2 через соответствующие объёмы, получим:

Отсюда можно выразить отношение объёмов через отношение термодинамических вероятностей соответствующих состояний:

(9-54)

Подставим (9-54) в (9-53) и получим:
. Учитывая, что отношение молярной газовой постоянной и числа Авогадро, есть постоянная Больцманаk , а также то, что логарифм отношения двух величин равен разности логарифмов этих величин, получим:. Отсюда можно заключить, что энтропияi- того состояния S i определяется логарифмом числа микросостояний, посредством которых реализуется данное макросостояние:

(9-55)

Формула (9-55) называется формулой Больцмана , впервые получившего её и понявшего статистический смысл энтропии , как функции беспорядка . Формула Больцмана имеет более общее значение, чем формула (9-53), то есть может быть использована не только для идеальных газов, и позволяет раскрыть физический смысл энтропии. Чем более упорядочена система, тем меньше число микросостояний, посредством которых осуществляется данное макросостояние, тем меньше энтропия системы. Рост энтропии в изолированной системе, где происходят необратимые процессы, означает движение системы в направлении наиболее вероятного состояния, которым является состояние равновесия. Можно сказать, что энтропия является мерой беспорядка системы; чем больше беспорядка в ней, тем выше энтропия. В этом заключается физический смысл энтропии .

Можно отметить, что отношение температуры холодильника к температуре нагревателя равно отношению величины количества теплоты, отданного рабочим телом холодильнику, к величине количества теплоты, принятого от нагревателя. Это значит, что для идеальной тепловой машины, работающей по циклу Карно, выполняется и такое соотношение: . Отношение Лоренц назвал приведённой теплотой . Для элементарного процесса приведённая теплота будет равна . Значит, при реализации цикла Карно (а он является обратимым циклическим процессом) приведённая теплота остаётся неизменной и ведёт себя как функция состояния, тогда, как известно, что количество теплоты является функцией процесса.

Используя первое начало термодинамики для обратимых процессов, и деля обе части этого равенства на температуру, получим:

(3.70)

Теплота не может самопроизвольно перейти от более холодного тела к более нагретому без каких-либо других изменений в системе.

Обычно любой физический процесс, при котором система постепенно переходит из одного состояния в другое, протекает по-разному, поэтому провести это явление в обратное состояние практически невозможно. Для этого необходимо использовать показатели промежуточного времени в окружающих определенную среду телах. Это напрямую связано с тем, что в процессе часть энергетического потенциала рассеивается путем постоянного трения и излучения.

Рисунок 1. Термодинамическая энтропия. Автор24 - интернет-биржа студенческих работ

Согласно законам термодинамики, практически все явления в природе необратимы. В любом физическом процессе часть энергии постепенно теряется. Для характеристики и описания рассеяния энергии вводится определение энтропии, объясняющее тепловое состояние концепции и определяющее вероятность возникновения нового состояния тела. Чем более вероятно это состояния, тем больше показатель энтропии. Все естественные ситуации в обычной жизни сопровождаются ростом данного элемента, который остается постоянным только в случае идеализированного процесса, наблюдаемого в замкнутой системе.

Определение 1

Энтропия – это универсальная функция состояния конкретной системы, незначительное изменение которой в обратимой ситуации равно отношению ничтожно малого количества введенной в данный процесс теплоты при соответствующей начальному состоянию температуре.

Поскольку энтропия есть основная функция состояния физического тела, то свойством интеграла выступает его самостоятельность и независимость от формы контура, по которому он вычисляется таким образом:

• в любом обратимом физическом явлении изменения энтропии приравниваются нулю;
• в термодинамике доказывается, что системы необратимой цикл возрастает с равными промежуточными параметрами;
• энтропия замкнутой системы может либо возрастать, либо оставаться в стабильном состоянии.

Следовательно, указанная термодинамическая функция обладает особенностями аддитивности: энтропия каждой системы равна сумме энтропий материальных тел, входящих в систему: $S = S_1 + S_2 + S_3 + …$ Существенным отличием теплового движения элементарных частиц от других форм движения является их беспорядочность и хаотичность. Поэтому для описания теплового движения изначально нужно ввести количественный уровень молекулярной нестабильности. Если рассмотреть данное макроскопическое состояния вещества с любыми средними значениями параметров, то оно представляет собой ни что иное, как систематическая смена близко расположенных микросостояний, которые отличаются друг от друга распределением молекул в различных частях объема.

Статистическое определение энтропии: принцип Больцмана

Рисунок 2. Статистический смысл энтропии. Автор24 - интернет-биржа студенческих работ

В 1877 году ученый Людвиг Больцман обнаружил, что энтропия концепции может относиться к числу вероятных «микросостояний», которые согласуются с основными термодинамическими свойствами. Хорошим примером такого явления выступает идеальный газ в сосуде. Микросостояние в указанном элементе определено как импульсы и позиции (моменты движения) каждого составляющего систему атома и молекула.

Комплексность предъявляет к ученым требования исследовать только те микросостояния, для которых:

• месторасположения всех движущихся частей расположены в пределах сосуда;
• для получения общего энергетического потенциала кинетические энергии газа в итоге суммируются;
• затем тепловая константа определяет количество микросостояний, которые возможны в имеющемся состоянии (статистический вес состояния).

Такой постулат, известный в науке как принцип Больцмана, возможно охарактеризовать в виде начала статистической механики, описывающего подробно главные термодинамические системы и использующего для своих целей принципы классической и квантовой физики.

Замечание 1

Закон Больцмана связывает в термодинамике все микроскопические свойства системы с одним из её динамических свойств.

Согласно определению исследователя, энтропия является просто дополнительной функцией состояния, параметры которой могут быть только натуральным числом.

Понимание энтропии как меры беспорядка

Существует мнение, что энтропию возможно рассматривать, как меру беспорядка в определенной системе. Иногда, с научной точки зрения, это может быть оправдано, так как зачастую ученые в первую очередь думают об «упорядоченных» концепциях как элементах, имеющих практически нулевую возможность дальнейшего конфигурирования, а как о «нестабильных» системах, обладающих множеством вероятных состояний. Собственно, это просто переформулированное трактовка энтропии как количества микросостояний, действующих в определенной среде.

Подобное определение беспорядка и хаотичности термодинамической системы как основного параметра возможностей конфигурирования концепции практически дословно соответствует формулировке энтропии в виде микросостояний.

Проблемы начинаются в двух конкретных случаях:

• когда физики начинают смешивать разные понимания беспорядка, в результате чего энтропия становится мерой беспорядка в целом;
• когда определение энтропии используется для систем, изначально не являющихся термодинамическими.

В вышеуказанных случаях применение понятия энтропии в термодинамике абсолютно неправомерно.

Значение энтропии для живых организмов

Все трансформации и превращения внутренней энергии описываются в физике законами термодинамики, которые при адекватных физических моделях и грамотно сформулированных физических ограничениях вполне применимы и для жизненных нестабильных процессов. Уменьшение показателя энтропия (появление отрицательной энергии по Шрёдингеру) в живом организме при тесном взаимодействии его с окружающей средой автоматически приводит к росту свободного энергетического потенциала.

Замечание 2

Если система «уклоняется» от постоянного равновесия, то она непременно должна в дальнейшем компенсировать увеличение энтропии другой энергией, с точки зрения науки - свободной энергией.

Таким образом, живая природа пытается избегать роста энтропии, повышая ее значимость в окружающей среде при общении с ней живого организма. Энтропия представляет собой «омертвленную» энергия, которую невозможно превратить в стабильную работу. По законам классической термодинамики в изолированных, хаотичных системах теплота полностью рассеивается, следовательно, процесс идет от порядка к хаосу.

Для живых микроорганизмов, как главных открытых систем, с научной точки зрения акт возникновения живого будет характеризоваться спонтанной трансформацией тепловой энергии необратимых функций в механическую целенаправленную работу создания высокоразвитой системы. Все это возможно осуществить посредством наличия свободной энергии. Следовательно, термодинамическая неравновесность существующих живых систем свидетельствует об их обязательной упорядоченности, так как полноценное равновесие соответствует хаосу и это в итоге приводит к смерти живого организма, когда его энтропия находится на максимальном уровне.

В целом, энтропия выступает как мера неопределенности и нестабильности, усреднения поведения физических объектов, установления правильного состояния и даже определенного единообразия. Жизнедеятельность биологических систем доказывает, что они не хотят подчиняться закону термодинамики для изолированной среды.