熱力学ポテンシャル

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熱力学ポテンシャル（ねつりきがくポテンシャル、英語: thermodynamic potential）とは、熱力学において、系の平衡状態における熱力学的性質の情報を全て持つ示量性状態量である。完全な熱力学関数とも呼ばれる[1]。

ウィラード・ギブズは基本的な方程式 (fundamental equations)と呼んでいた[2]。

概要

「熱力学的性質の情報を全て持つ」とは全ての状態量がこの関数から（偏微分等の組み合わせにより）与えられるという意味である。言い換えれば、完全な熱力学関数が与えられればそこから状態方程式や熱容量などの系の性質が決まる[3]。熱力学からは関数形に制約（凸性など）を与えるが、具体的な関数形は実験的に決められるか、統計力学から導出するなど、熱力学以外から与えられる[4]。

熱力学ポテンシャルの一つである内部エネルギー $U$ は、エントロピー $S$ 、体積 $V$ 、各成分の物質量 $N = {N i}$ 、あるいはその他の示量性状態量[5] $X$ を変数に持つ関数 $U (S, N, V, X)$ として表されたときに完全な熱力学関数となる。このことはエネルギー表示と呼ばれることがある[6]。このとき、各変数による偏微分は

${\begin{aligned}\left({\frac {\partial U}{\partial S}}\right)_{V,N,X}&=T(S,V,N,X),\\\left({\frac {\partial U}{\partial V}}\right)_{S,N,X}&=-p(S,V,N,X),\\\left({\frac {\partial U}{\partial N_{i}}}\right)_{S,V,X}&=\mu _{i}(S,V,N,X),\\\left({\frac {\partial U}{\partial X}}\right)_{S,V,N}&=x(S,V,N,X)\end{aligned}}$

となり、熱力学温度 $T$ 、圧力 $p$ 、各成分の化学ポテンシャル $μ = {μ i}$ 、及び $X$ に対応する示強性状態量[7] $x$ が得られる。これらはエネルギー表示の示強性状態量[6]と呼ばれる。これらの状態量から熱容量や圧縮率なども計算される。内部エネルギーの全微分は

$dU=T\,dS-p\,dV+\sum _{i}\mu _{i}\,dN_{i}+x\,dX$

となる。

エネルギー表示の $U$ の全微分の式を変形すれば

$dS={\frac {1}{T}}\,dU+{\frac {p}{T}}\,dV-\sum _{i}{\frac {\mu _{i}}{T}}\,dN_{i}-{\frac {x}{T}}\,dX$

となり、エントロピー $S$ は内部エネルギー $U$ 、体積 $V$ 、物質量 $N$ 、及びその他の示量性状態量 $X$ を変数にもつ関数 $S (U, V, N, X)$ として表されたときに完全な熱力学関数となる。このことをエントロピー表示と呼ぶ場合がある[6]。この表示でも熱力学的性質の情報としてはエネルギー表示と等価であり、各変数による偏微分を求めることによりエントロピー表示の示強変数[6]、たとえば

$\left({\frac {\partial S}{\partial U}}\right)_{V,N,X}={\frac {1}{T(U,V,N,X)}}$

などが得られる。しかし統計力学との関係からこの表示は重要である。ボルツマンの原理により分配関数と直接的に関係づけられるのはエントロピー表示の熱力学ポテンシャルである。

ルジャンドル変換

ボルンの熱力学的正方形[8]（en:Thermodynamic square）は、ルジャンドル変換で繋がっている完全な熱力学関数とその変数を覚えやすくまとめたものである。

完全な熱力学関数には自然な独立変数[4]の組があり、同じ状態量であっても、変数が異なればそれは完全な熱力学関数とはならない。例えば内部エネルギー $U$ は、エントロピー $S$ に替えて温度 $T$ を変数に持つときには完全な熱力学関数とはならない。系の平衡状態を指定する状態変数の組が $(T, V, N, X)$ である場合は、ルジャンドル変換

$dF=d(U-TS)=-S\,dT-p\,dV+\sum _{i}\mu _{i}\,dN_{i}+x\,dX$

によってヘルムホルツエネルギー $F (T, V, N, X)$ が完全な熱力学関数となる。

エントロピーに対してもルジャンドル変換を考えることができて

$d\Psi =d(S-\beta U)=-U\,d\beta -{\frac {p}{T}}\,dV+\sum _{i}{\frac {\mu _{i}}{T}}\,dN_{i}+{\frac {x}{T}}\,dX$

などの完全な熱力学関数を導入することができる[9]。なお、この関数はヘルムホルツエネルギーと $Ψ = - F / T$ の関係にある[10]。

熱力学ポテンシャルとその変数の例[10]
表示	熱力学ポテンシャル	記号と定義	自然な変数	全微分形
エネルギー表示	内部エネルギー	$U$	$(S, V, N)$	$dU = TdS - pdV + μ dN$
	エンタルピー	$H = U + pV$	$(S, p, N)$	$dH = TdS + Vdp + μ dN$
	ヘルムホルツエネルギー	$F = U - TS$	$(T, V, N)$	$dF = - SdT - pdV + μ dN$
	ギブズエネルギー	$G = F + pV$	$(T, p, N)$	$dG = - SdT + Vdp + μ dN$
	グランドポテンシャル	$J = F - μ N$	$(T, V, μ)$	$dJ = - SdT - pdV - Nd μ$
エントロピー表示	エントロピー	$S$	$(U, V, N)$	$dS = (1/ T) dU + (p / T) dV - (μ / T) dN$
	マシュー関数	$Ψ = S - U / T = - F / T$	$(β, V, N)$ [9]	$d Ψ = - Ud β + (p / T) dV - (μ / T) dN$
	Planck関数	$Φ = Ψ - (p / T) V = - G / T$	$(β, p / T, N)$ [9]	$d Φ = - Hd β - (V / T) dp - (μ / T) dN$
	Kramers関数	$q = Ψ + α N = - J / T$	$(β, V, α)$ [9]	$dq = - Ud β + (p / T) dV + Nd α$

ギブズ-デュエムの関係

詳細は「ギブズ-デュエムの式」を参照

系のスケール変換を考えると、内部エネルギー $U$ 、エントロピー $S$ 、体積 $V$ 、物質量 $N$ の示量性から、任意の $λ > 0$ に対し

$U(\lambda S,\lambda V,\lambda N)=\lambda U(S,V,N)$

という1次同次性が成り立つ。このことから

$U={\frac {\partial U}{\partial S}}S+{\frac {\partial U}{\partial V}}V+\sum _{i}{\frac {\partial U}{\partial N_{i}}}N_{i}=TS-pV+\sum _{i}\mu _{i}N_{i}$

の関係が導かれる。他にも

${\begin{aligned}H&=U+pV=TS+\sum _{i}\mu _{i}N_{i},\\F&=U-TS=-pV+\sum _{i}\mu _{i}N_{i},\\G&=F+pV=\sum _{i}\mu _{i}N_{i},\\J&=F-\sum _{i}\mu _{i}N_{i}=-pV\end{aligned}}$

などの関係式が得られる。

また、この式を微分すると

$S\,dT-V\,dp+\sum _{i}N_{i}\,d\mu _{i}=0$

の関係式が得られる。この関係式をギブズ-デュエムの関係と言い、示強性状態量の組 $(T, p, μ)$ を系の平衡状態を指定する状態変数として選ぶことは出来ないことを表している。

平衡状態の安定性

系が温度 $T ex$ の外界と接しているとき、熱力学第二法則から、系に変化が起きるとき

$\delta 'Q\leq T_{\text{ex}}\delta S$

である。一方、エネルギー保存則から

$\delta 'Q=\delta U+\delta 'W=\delta U+p_{\text{ex}}\delta V-\mu _{\text{ex}}\delta N$

である。 $p ex$ は外界の圧力、 $μ ex$ は外界の化学ポテンシャルである。これらをまとめると、

$\delta U-T_{\mathrm {ex} }\delta S+p_{\mathrm {ex} }\delta V-\mu _{\mathrm {ex} }\delta N\leq 0$

となる。系が平衡状態にあるとき、変化が起こらないので、

$\delta U-T_{\mathrm {ex} }\delta S+p_{\mathrm {ex} }\delta V-\mu _{\mathrm {ex} }\delta N>0$

である。これが成り立つ条件は、1次変分について

$\left({\frac {\partial U}{\partial S}}-T_{\mathrm {ex} }\right)\delta S+\left({\frac {\partial U}{\partial V}}+p_{\mathrm {ex} }\right)\delta V+\left({\frac {\partial U}{\partial N}}-\mu _{\mathrm {ex} }\right)\delta N=0$

および、2次変分について

${\frac {1}{2}}\left({\frac {\partial ^{2}U}{\partial S^{2}}}\delta S^{2}+{\frac {\partial ^{2}U}{\partial V^{2}}}\delta V^{2}+{\frac {\partial ^{2}U}{\partial N^{2}}}\delta N^{2}\right)+{\frac {\partial ^{2}U}{\partial S\partial V}}\delta S\delta V+{\frac {\partial ^{2}U}{\partial S\partial N}}\delta S\delta N+{\frac {\partial ^{2}U}{\partial V\partial N}}\delta V\delta N>0$

である。

1次変分の条件から

系が熱を交換するとき（ $δ S \neq 0$ ）、 ${\frac {\partial U}{\partial S}}\equiv T=T_{\text{ex}}$
系の体積が変化するとき（ $δ V \neq 0$ ）、 ${\frac {\partial U}{\partial V}}\equiv -p=-p_{\text{ex}}$
系が物質を交換するとき（ $δ N \neq 0$ ）、 ${\frac {\partial U}{\partial N}}\equiv \mu =\mu _{\text{ex}}$

などの平衡条件が得られる。

2次変分の条件からは

${\frac {\partial ^{2}U}{\partial S^{2}}}=\left({\frac {\partial T}{\partial S}}\right)_{V}={\frac {T}{C_{V}}}\geq 0$

${\frac {\partial ^{2}U}{\partial V^{2}}}=-\left({\frac {\partial p}{\partial V}}\right)_{S}={\frac {1}{V\kappa _{S}}}\geq 0$

${\frac {\partial ^{2}U}{\partial S^{2}}}{\frac {\partial ^{2}U}{\partial V^{2}}}-\left({\frac {\partial ^{2}U}{\partial S\partial V}}\right)^{2}={\frac {T}{C_{p}}}{\frac {1}{V\kappa _{S}}}={\frac {T}{C_{V}}}{\frac {1}{V\kappa _{T}}}\geq 0$

などが得られる[11]。ここで、 $C V$ は定積熱容量、 $C p$ は定圧熱容量、 $κ S$ は断熱圧縮率、 $κ T$ は等温圧縮率である。

平衡状態の安定性から熱力学ポテンシャルは一般に凸関数となる。

統計力学との関係

完全な熱力学関数は分配関数と関係付けられる。巨視的な熱力学と微視的な統計力学を結びつける関係である。

$S(E,N,V)=k\ln W(E,N,V)$

$F(\beta ,N,V)=-{\frac {1}{\beta }}\ln Z(\beta ,N,V)$

$J(\beta ,\mu ,V)=-{\frac {1}{\beta }}\ln \Xi (\beta ,\mu ,V)$

ここで、 $β =1/ kT$ は逆温度である。 $k$ はボルツマン定数である。

具体例

脚注

田崎『熱力学』 p.120
田崎『熱力学』 p.17
佐々真一著、兵頭俊夫編『熱力学入門』共立出版、2000年、76頁。ISBN 4-320-03347-7。
久保『熱学・統計力学』 p.88
例えば分極 $P$ や磁化 $M$ など。
清水『熱力学の基礎I』pp.94-98
例えば分極 $P$ に対応する外部電場 $E$ や磁化 $M$ に対応する外部磁場 $H$ など。
清水『熱力学の基礎II』p.2
$β =1/ T$ 、 $α = μ / T$ を表す。
久保『熱学・統計力学』 p.90
久保『熱学・統計力学』 p.97

参考文献

久保亮五『大学演習熱学・統計力学修訂版』裳華房、1998年。ISBN 978-4-7853-8032-8。
田崎晴明『熱力学現代的な視点から』培風館〈新物理学シリーズ〉、2000年。ISBN 4-563-02432-5。
清水明『熱力学の基礎I』（2版）東京大学出版会、2021年。ISBN 978-4-13-062622-4。
清水明『熱力学の基礎II』（2版）東京大学出版会、2021年。ISBN 978-4-13-062623-1。

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[1] 田崎『熱力学』 p.120

[2] 田崎『熱力学』 p.17

[3] 佐々真一著、兵頭俊夫編『熱力学入門』共立出版、2000年、76頁。ISBN 4-320-03347-7。

[kubo88-4] 久保『熱学・統計力学』 p.88

[5] 例えば分極 $P$ や磁化 $M$ など。

[shimizu94-6] 清水『熱力学の基礎I』pp.94-98

[7] 例えば分極 $P$ に対応する外部電場 $E$ や磁化 $M$ に対応する外部磁場 $H$ など。

[shimizu2-8] 清水『熱力学の基礎II』p.2

[alphabeta-9] $β =1/ T$ 、 $α = μ / T$ を表す。

[kubo90-10] 久保『熱学・統計力学』 p.90

[11] 久保『熱学・統計力学』 p.97

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