История создания термодинамики

Оглавление

Введение 3

1.Развитие термодинамики. 4

1.1 Классическая равновесная термодинамика. 5

1.1.1 КПД цикл Сади Карно 6

1.1.2 Первое начало термодинамики. 10

1.1.3 Закон теплового расширения. Закон объёмных отношений. Уравнение Клапейрона – Менделеева. 11

1.1.4 Изопроцессы. 13

1.1.5 Второе начало термодинамики. 17

1.2 Классическая неравновесная термодинамика. 21

1.3 Термодинамика в металлургии. 22

Заключение 23

Список используемой литературы 24

 

 

 

 

 

 

 

Введение

Термодинамика - раздел прикладной физики или теоретической теплотехники, в котором исследуется превращение  движения в теплоту и наоборот. В термодинамике рассматриваются не только вопросы распространения теплоты, но и физические и химические изменения, связанные с поглощением теплоты веществом, а также, наоборот, выделение теплоты в ходе физических и химических превращений.

Термодинамика находит широкое  применение в физической химии и  химической физике при анализе физических и химических процессов, в современной  физиологии и биологии, в двигателестроении, теплотехнике, авиационной и ракетно-космической  технике. Первоначально в термодинамике  много внимания уделялось обратимым  процессам и равновесным состояниям, так что более подходящим для  нее казалось название "термостатика", но благодаря С.Аррениусу (1859–1927) и Г. Эйрингу (1901–1981) получило весьма основательную разработку ее применение к анализу скоростей химических реакций (химической кинетике). В настоящее время главной проблемой в термодинамике является ее применение к необратимым процессам, и уже достигнуты большие успехи в построении теории, по широте охвата сравнимой с термодинамикой обратимых процессов.

 

 

 

 

 

 

 

 

 

1.Развитие термодинамики.

До возникновения термодинамики  понятие времени по существу отсутствовало  в классической физике в том виде, в каком оно рассматривается  в реальной жизни и в науках, изучающих процессы, протекающие  во времени и имеющих свою историю. Хотя в качестве переменной время  входит во все уравнения классической и квантовой механики, тем не менее, оно не отражает внутренние изменения, которые происходят в системе. Именно поэтому в уравнениях физики его  знак можно менять на обратный, т.е. относить его как будущему, так и к прошлому.

Положение существенно изменилось после того, как физика вплотную занялась изучением тепловых процессов, законы которых были сформулированы в классической термодинамике. Если прежняя динамика описывала законы движения тел под воздействием внешних  сил, сознательно отвлекаясь от внутренних изменений, происходящих в механических системах, то термодинамика вынуждена  была исследовать физические процессы при различных преобразованиях  тепловой энергии. Однако она не анализирует  внутреннее строение термодинамических  систем, как это делает статистическая физика, рассматривающая теплоту  как беспорядочное движение огромного  числа молекул.

Термодинамика возникла из обобщения  многочисленных фактов, описывающих  явления передачи, распространения  и превращения тепла. Самым очевидным  является тот факт, что распространение  тепла представляет собой необратимый  процесс. Хорошо известно, например, что  тепло, возникшее в результате трения или выполнения другой механической работы, нельзя снова превратить в  энергию и потом использовать для производства работы. Не менее  известно, что тепло передается от горячего тела к холодному, а не наоборот [1, 14].

Термодинамика рассматривает системы, между которыми возможен обмен энергией, без учета микроскопического  строения тел, составляющих систему, и  характеристик отдельных частиц. Различают термодинамику равновесных систем или систем, переходящих к равновесию (классическая, или равновесная термодинамика) и неравновесных систем (неравновесная термодинамика). Классическая термодинамика чаще всего называется просто термодинамикой и именно она составляет основу так называемой Термодинамической Картины Мира (ТКМ), которая сформировалась к середине 19 в. Неравновесная термодинамика получила развитие во второй половине 20-го века и играет особую роль при рассмотрении биологических систем и феномена жизни в целом.

Таким образом, при исследовании тепловых явлений выделились два научных  направления:

1. Термодинамика, изучающая тепловые  процессы без учета молекулярного  строения вещества;

2. Молекулярно-кинетическая теория (развитие кинетической теории  вещества в противовес теории  теплорода) [1, 19].

1.1 Классическая равновесная термодинамика. 
Исторически термодинамика возникла как наука, изучающая переход теплоты в механическую работу, и представляла собой теорию тепловых машин.

Теоретической основой термодинамики  служит молекулярно-кинетическая теория. В ее основе лежат следующие положения:

1) любое тело состоит из большого числа малых твердых частиц – молекул и атомов;

2) молекулы любого вещества находятся в беспорядочном, или хаотическом, движении;

3)  молекулы взаимодействуют друг с другом, скорость движения молекул зависит от температуры вещества.

Тело, рассматриваемое с термодинамической  позиции, является неподвижным, не обладающим механической энергией; но оно обладает внутренней энергией. Это внутренняя энергия может увеличиваться  или уменьшаться. Передача энергии  может осуществляться путем передачи от одного тела к другому при совершении над ними работы и путем теплообмена. Во втором случае внутренняя энергия переходит от более нагретого тела к менее нагретому без совершения работы. Переданную энергию называют количеством теплоты, а передачу энергии - теплопередачей. В общем случае оба процесса могут осуществляться одновременно, когда тело при утрате внутренней энергии может совершать работу и передавать теплоту другому телу. К пониманию этого ученые пришли не сразу. Для XVIII и первой половине XIX вв. было характерно понимать теплоту как невесомую жидкость. Такую жидкость называли теплородом. Согласно этой концепции теплота переходит от одного тела к другому, сохраняя свое общее количество, подобно жидкости, переливаемой из одного сосуда в другой. Также полагали, что теплород перетекает по телу как вода по трубам. Однако существовали факты, которые не укладывались в теорию теплорода: было обнаружено, что в случае механического перемещения и сопровождающего его трения количество выделяемого тепла не зависит от объема вещества, но зависит от скорости перемещения и силы трения. Это явление укладывалось в концепцию теплоты как меры движения. Таким образом, в противоречие теории теплорода этому факту потребовало создания иной теории тепловых явлений. Гипотеза теплорода была отвергнута в результате испытаний, что послужило опорой для принятия молекулярно-кинетической теории в с середине XIX века.

1.1.1 КПД цикл Сади Карно

Возникновение собственно термодинамики  начинается с работы Сади Карно. Исследуя практическую задачу получения движения из тепла применительно к паровым машинам, он понял, что принцип получения движения из тепла необходимо рассматривать не только по отношению к паровым машинам, но к любым мыслимым тепловым машинам. Так был сформулирован общий метод решения задачи - термодинамический, заложивший основу термодинамики.

Определяя коэффициент полезного  действия тепловых машин, Карно ввел свой знаменитый цикл, состоящий из двух изотермических (происходящих при  постоянной температуре) и двух адиабатических (без притока и отдачи тепла) процессов. КПД цикла Карно не зависит  от рабочего вещества, а зависит  лишь от температуры нагревателя  и холодильника. КПД любой тепловой машины не может быть при тех же температурах теплоотдатчика и теплоприемника выше КПД цикла Карно.

Рис. 1. Цикл Карно на диаграмме р — V (давление — объём).

dQ1 —  количество теплоты, получаемой  рабочим телом от нагревателя, 

dQ2 —  количество теплоты, отдаваемой  им холодильнику.

Площадь 1234 численно равна работе цикла Карно.

При постоянной разности температур (T1 — T2) между нагревателем и холодильником  рабочее тело совершает за один Карно  цикл работу

 

Карно первым вскрыл связь теплоты  с работой. Но он исходил из концепции  теплорода. Вместе с тем Карно  уже понял, что работа паровой  машины определяется всеобщим законом  перехода тепла от более высоких  к более низким температурам, т.е. что не может быть беспредельного воспроизведения движущей силы без  затрат теплорода. Таким образом, работа представлялась как результат перепада теплорода с высшего уровня на низшие. Иначе говоря, теплота может создавать работу лишь при наличии разности температур. По своему смыслу это составляет содержание второго начала термодинамики. Осознавая недостатки теории теплорода, Карно в конце концов отказывается от признания теплоты неизменной по количеству субстанцией и дает значение механического эквивалента теплоты. Карно заложил основы термодинамики как раздела физики, изучающего наиболее общие свойства макроскопических систем, находящихся в состоянии термодинамического равновесия, и процессы перехода между этими состояниями. Термодинамика стала развиваться на основе фундаментальных принципов или начал, являющихся обобщением результатов многочисленных наблюдений и экспериментов.

Одним из важных свойств цикла Карно  является его обратимость: он

может быть проведён как в прямом, так и  в обратном направлении, при этом энтропия адиабатически изолированной (без теплообмена с окружающей средой) системы не меняется.

Пусть тепловая машина состоит из нагревателя с температурой T_H, холодильника с температурой T_X и рабочего тела.

Рис.2. Цикл Карно в координатах T и S

Цикл Карно состоит из четырёх  обратимых стадий, две из которых  осуществляются при постоянной температуре (изотермически), а две — при  постоянной энтропии (адиабатически). Поэтому цикл Карно удобно представить в координатах T (температура) и S (энтропия).

1. Изотермическое расширение (на  рис. 2 — процесс A→Б). В начале  процесса рабочее тело имеет  температуру  нагревателя. Затем  тело приводится в контакт с нагревателем, который изотермически (при постоянной температуре) передаёт ему количество теплоты Q_H. При этом объём рабочего тела увеличивается, оно совершает механическую работу, а его энтропия возрастает.

2. Адиабатическое расширение (на  рис. 2 — процесс Б→В). Рабочее тело отсоединяется от нагревателя и продолжает расширяться без теплообмена с окружающей средой. При этом температура тела уменьшается до температуры холодильника T_X, тело совершает механическую работу, а энтропия остаётся постоянной.

3. Изотермическое сжатие (на рис. 2 — процесс В→Г). Рабочее тело, имеющее температуру T_X, приводится в контакт с холодильником и начинает изотермически сжиматься под действием внешней силы, отдавая холодильнику количество теплоты Q_X. Над телом совершается работа, его энтропия уменьшается.

4. Адиабатическое сжатие (на рис. 2 — процесс Г→А). Рабочее тело  отсоединяется от холодильника  и сжимается под действием  внешней силы без теплообмена  с окружающей средой. При этом  его температура увеличивается  до температуры нагревателя, над  телом совершается работа, его  энтропия остаётся постоянной.

Количество теплоты, полученное рабочим  телом от нагревателя при изотермическом расширении, равно

 

 Аналогично, при изотермическом  сжатии рабочее тело отдало  холодильнику

 

 Отсюда коэффициент полезного  действия тепловой машины Карно  равен

1.1.2 Первое начало термодинамики.

Первое начало термодинамики –  это закон сохранения энергии  в применении к термодинамическим  процессам. Оно гласит: «при сообщении  термодинамической системе определенного  количества теплоты в общем случае происходит при приращении внутренней энергии системы и она совершает работу против внешних сил».

 

 
Рис. 3 - Обмен энергией между термодинамической  системой и окружающими телами в  результате теплообмена и совершаемой  работы.

Идея о том, что теплота - не субстанция, а сила (энергия), одной из форм которой  и является теплота, причем эта сила, в зависимости от условий, выступает  в виде движения, электричества, света, магнетизма, теплоты, которые могут  превращаться друг в друга, существовала в умах исследователей. Для превращения  этой идеи в ясное и точное понятие, необходимо было определить общую меру этой силы. Это сделали, независимо друг от друга, Р. Майер, Д. Джоуль и Г. Гельмгольц – первооткрыватели закона сохранения энергии.

Г. Гельмгольц пришел к открытию закона сохранения энергии, пытаясь применить  концепцию движения Ньютона к  движению большого числа тел, которые  находятся под влиянием взаимного  притяжения. Его вывод о том, что  сумма силы и напряжения (т.е. кинетической и потенциальной энергией) остается постоянной, является формулировкой  закона сохранения энергии в его  наиболее общей форме. Этот закон - величайшее открытие XIX века. Из него следует, что  механическая работа, электричество  и теплота - различные формы энергии, а также невозможность создания вечного двигателя I рода.

1.1.3 Закон теплового расширения. Закон  объёмных отношений. Уравнение Клапейрона – Менделеева.

Важное значение для развития термодинамики имели установленные Ж.Л.Гей-Люссаком законы - закон теплового расширения и закон объемных отношений. Б.Клапейрон установил зависимость между физическими величинами, определяющими состояние идеального газа (давлением, объемом и температурой), обобщенное Д.И.Менделеевым.

Закон теплового расширения газов

Это один из основных газовых законов, описывает изобарные процессы в  идеальных газах. Закон открыт независимо Ж. Л. Гей-Люссаком в 1802 г. и Дж. Дальтоном  в 1801 г.

Согласно закону теплового расширения газов: объем V данной массы газа при  постоянном давлении газа прямо пропорционален изменению температуры:

 

 — начальный объем газа;

∆t — разность начальной и конечной температур;

a- коэффициент  теплового расширения газов,

 .Коэффициент одинаков для всех газов.

В термодинамической шкале температур закон Гей-Люссака можно записать следующим образом:

При постоянном давлении для постоянной массы газа (

 

 

Закон объёмных отношений.

Один из законов Гей-Люссака, которому подчиняются идеальные газы. Установлен Ж. Л. Гей-Люссаком в 1808 г.

Закон объемных отношений гласит, что при постоянном давлении и  температуре объемы газов, вступающих в химическую реакцию, находятся  в простых отношениях друг к другу и к объемам газообразных продуктов реакции, то есть отношение объемов, в которых газы участвуют в реакции, соответствует отношению небольших целых чисел.

Измеряя при одинаковых условиях объемы водорода, хлора и хлористого водорода, Гей-Люссак нашел, что один объем  водорода и один объем хлора, соединяясь, дают два объема хлористого водорода, то есть отношение объемов равно 1 : 1 : 2. Аналогичная картина имеет место и при других реакциях с участием газов: 2 объема водорода соединяются с 1 объемом водорода, давая 2 объема водяного пара.

Закон объемных отношений сыграл важную роль в создании атомно-молекулярной теории. Для объяснения наблюдавшихся  Гей-Люссаком закономерностей соединения газов оказалось необходимым  предположить, что любые газы, (в  том числе и простые), состоят  не из атомов, а из молекул; и в  равных объемах различных газов  при одинаковых температуре и  давлении содержится одинаковое число  молекул. Последнее утверждение  послужило толчком для открытия в 1811 г. закона Авогадро.

Уравнение Клапейрона — Менделеева.

Найденная Б. П. Э. Клапейроном (1834) зависимость  между физическими величинами, определяющими  состояние идеального газа: давлением  газа р, его объёмом V и абсолютной температурой Т.

Уравнение Клапейрона записывается в  виде , где коэффициент пропорциональности В зависит от массы газа. Д. И. Менделеев, используя закон Авогадро, вывел в 1874 уравнение состояния для 1 моля идеального газа , где R — универсальная газовая постоянная. Для газа, имеющего общую массу М и молекулярную массу m

 

где N — число частиц газа, k —  постоянная Больцмана.

Уравнение Клапейрона представляет собой уравнение состояния идеального газа, которое объединяет закон Бойля — Мариотта (зависимость между р и V при Т = const), закон Гей-Люссака (зависимость V от Т при

р = const) и закон Авогадро (согласно этому закону, газы при одинаковых значениях р, V и Т содержат одинаковое число молекул N).

Уравнение Клапейрона — наиболее простое уравнение состояния, применимое с определённой степенью точности к  реальным газам при низких давлениях  и высоких температурах (например, атмосферный воздух, продукты сгорания в газовых двигателях и др.), когда  они близки по своим свойствам к идеальному газу.

1.1.4 Изопроцессы.

Изопроцессы- это процессы, протекающие при неизменном значении одного из макроскопических параметров (р, V, Т).

При исследовании термодинамических  процессов используются уравнение  состояния идеальных газов и  математическое выражение первого  закона термодинамики.

Изотермический процесс.

Изотермическим процессом называется процесс, протекающий при постоянной температуре Т.

Изотермический процесс описывает  закон Бойля- Мариотта, открытый в 1861 г. английским ученым Р. Бойлем и в 1876 г. французским ученым

Э. Мариоттом. При постоянной массе газа .

Рис. 4 Графики изотермического процесса в координатах р-V; р-Т; V-Т.

При постоянной температуре внутренняя энергия системы не изменяется и  тогда первое начало звучит как: вся  теплота, сообщаемая газу, расходуется  на совершение им работы против внешних  сил.

При внутренняя энергия системы не изменяется

и первое начало запишется 

, т.е. вся теплота, сообщаемая  газу, расходуется на совершение  им работы против внешних сил.

Работа изотермического расширения

 

Изохорный процесс.

Изохорный процесс в идеальном  газе описывается законом Шарля, установленным экспериментально в 1787 г.: при постоянном объеме давление данной массы газа прямо пропорционально  его термодинамической температуре:*/*=*****.

При изохорном процессе газ не совершает  работы над внешними телами и вся теплота, сообщаемая газу (или отбираемая от газа), идет на увеличение (уменьшение) его внутренней энергии, так что первое начало имеет вид или для 1 моль

Рис. 5 Графики изохорного процесса в координатах р-V; р-Т; V-Т

На графиках изображается линиями, которые называются изохоры. Для  идеального газа они являются прямыми  во всех диаграммах, которые связывают  параметры: T (температура), V (объем) и P (давление).

 

 

 

Изобарный процесс.

Для изобарного процесса в идеальном  газе справедлив закон Гей-Люссака, установленный в 1802 г.: при постоянном давлении объем данной массы газа прямо пропорционален его термодинамической  температуре:

 

Работа, совершаемая газом при  расширении или сжатии газа, равна

 

Количество теплоты, получаемое или  отдаваемое газом, характеризуется  изменением энтальпии .

 Рис. 6 Графики изобарного процесса в координатах р-V; р-Т; V-Т

В P-Vкоординатах график процесса представляет собой прямую линию параллельную оси V. Изобарный процесс может протекать с увеличением объёма и с уменьшением.

Адиабатический процесс.

Адиабатический процесс (изоэнтропийный) - процесс, при котором отсутствует  теплообмен () между системой и окружающей средой. Серьёзное исследование адиабатических процессов началось в XVIII веке.

Адиабатический процесс является частным случаем политропного процесса, так как при нём теплоёмкость газа равна нулю и, следовательно, постоянна. Адиабатические процессы обратимы только тогда, когда в каждый момент времени  система остаётся равновесной (например, изменение состояния происходит достаточно медленно) и изменения  энтропии не происходит. Некоторые авторы (в частности, Л. Д. Ландау) называли адиабатическими только обратимые адиабатические процессы[3].

Для 1 моля одноатомного газа

 

 Здесь - молярная теплоемкость одноатомного газа при постоянном объеме.

Молярная  теплоемкость одноатомного газа при  постоянном давлении

 

На плоскости (P, V) адиабаты изображаются кривой Это соотношение называют уравнением Пуассона. Здесь - показатель адиабаты.

Работа газа: 

Рис. 7 График адиабатического процесса в координатах р-V

Обратимый адиабатический процесс  для идеального газа описывается  уравнением Пуассона. Линия, изображающая адиабатный процесс на термодинамической  диаграмме, называется адиабатой Пуассона. Примером необратимого адиабатического  процесса может быть распространение  ударной волны в газе. Такой  процесс описывается ударной  адиабатой. Адиабатическими можно  считать процессы в целом ряде явлений природы. Так же такие  процессы получили ряд применений в  технике.

Политропический процесс.

Процесс, при котором теплоёмкость газа остаётся постоянной.

Политропический процесс – общий  случай всех перечисленных выше процессов.

Исходя  из первого начала термодинамики  при условии постоянства теплоемкости () можно вывести уравнение политропы:

 

где n=(С—С_p)/(С—С_V)—показатель политропы.

Очевидно, что 

при С=0, n=γ, получается уравнение адиабаты;

при С = 0, n = 1 — уравнение изотермы;

при С=С_p, n=0 —уравнение изобары,

при С=С_V, n=±∞ — уравнение изохоры.

Таким образом, все рассмотренные  процессы являются частными случаями политропного процесса.

1.1.5 Второе начало термодинамики.

Второе начало термодинамики запрещает  так называемые вечные двигатели  второго рода, показывая, что коэффициент  полезного действия не может равняться  единице, поскольку для кругового  процесса температура холодильника не может равняться абсолютному  нулю (невозможно построить замкнутый  цикл, проходящий через точку с  нулевой температурой).

Существуют несколько эквивалентных  формулировок второго начала термодинамики:

• Постулат Клаузиуса: «Невозможен процесс, единственным результатом которого являлась бы передача тепла от более холодного тела к более горячему»[1] (такой процесс называется процессом Клаузиуса).
• Постулат Томсона (Кельвина): «Невозможен круговой процесс, единственным результатом которого было бы производство работы за счет охлаждения теплового резервуара» (такой процесс называется процессом Томсона).

Эквивалентность этих формулировок легко  показать. В самом деле, допустим, что постулат Клаузиуса неверен, то есть существует процесс, единственным результатом которого была бы передача тепла от более холодного тела к более горячему. Тогда возьмем два тела с различной температурой (нагреватель и холодильник) и проведем несколько циклов тепловой машины, забрав тепло Q₁ у нагревателя, отдав Q₂ холодильнику и совершив при этом работу A=Q₁-Q₂. После этого воспользуемся процессом Клаузиуса и вернем тепло Q₂ от холодильника нагревателю. В результате получается, что мы совершили работу только за счет отъёма теплоты от нагревателя, то есть постулат Томсона тоже неверен.

С другой стороны, предположим, что  неверен постулат Томсона. Тогда  можно отнять часть тепла у  более холодного тела и превратить в механическую работу. Эту работу можно превратить в тепло, например, с помощью трения, нагрев более  горячее тело. Значит, из неверности постулата Томсона следует неверность постулата Клаузиуса.

Таким образом, постулаты Клаузиуса и Томсона эквивалентны.

Другая формулировка второго начала термодинамики основывается на понятии  энтропии:

«Энтропия изолированной системы  не может уменьшаться» (закон неубывания энтропии).

Такая формулировка основывается на представлении об энтропии как о  функции состояния системы, что  также должно быть постулировано.

Второе начало термодинамики в  аксиоматической формулировке Рудольфа Юлиуса Клаузиуса (R. J. Clausius, 1865) имеет следующий вид:

Для любой квазиравновесной термодинамической  системы существует однозначная  функция термодинамического состояния ,

называемая энтропией, такая, что ее полный дифференциал

В состоянии с максимальной энтропией  макроскопические необратимые процессы (а процесс передачи тепла всегда является необратимым из-за постулата  Клаузиуса) невозможны.

Третье начало термодинамики

Третье начало термодинамики гласит: «энтропия физической системы при  стремлении температуры к абсолютному  нулю принимает значение, которое  не зависит от параметров системы  и остается неизменной. Такое значение можно положить равным нулю».  Сформулировал  его в 1906 г. Нернст и называется он третьим началом термодинамики, или теоремой Нернста.

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

Согласно Нернсту, изменение энтропии ∆S стремится к нулю при любых  обратимых изотермических процессах, совершаемых между двумя равновесными состояниями при температурах, приближающихся к абсолютному нулю

 

Нернст сформулировал теорему  для изолированных систем, а затем  М. Планк распространил ее на случай любых систем, находящихся в термодинамическом  равновесии.

Из третьего начала термодинамики  следует, что абсолютного нуля температуры нельзя достичь ни в каком конечном процессе, связанном с изменением энтропии, к нему можно лишь асимптотически приближаться, поэтому третье начало термодинамики иногда формулируют как принцип недостижимости абсолютного нуля температуры.

Если первое начало термодинамики  утверждает, что теплота есть форма  энергии, измеряемая механической мерой, и невозможность вечного двигателя  первого рода, то второе начало термодинамики  объявляет невозможным создание вечного двигателя второго рода. Первое начало ввело функцию состояния - энергию, второе начало ввело функцию состояния - энтропию. Если энергия закрытой системы остается неизменной, то энтропия этой системы, состоящая из энтропий ее частей, при каждом изменении увеличивается - уменьшение энтропии считается противоречащим законам природы.

Сосуществование таких независимых  друг от друга функций состояния, как энергия и энтропия, дает возможность  делать высказывания о тепловом поведении  тел на основе математического анализа. Поскольку обе функции состояния  вычислялись лишь по отношению к  произвольно выбранному начальному состоянию, определения энергии  и энтропии не были совершенными. Третье начало термодинамики позволило  устранить этот недостаток.

Нулевое начало термодинамики

Нулевое начало термодинамики сформулированное в 1931 году Ральфом Фаулером, по существу представляет собой полученное «задним числом» логическое оправдание для введения понятия температуры физических тел . Температура -  одно из самых глубоких понятий термодинамики . Температура играет столь же важную роль в термодинамике , как , например процессы. Впервые центральное место в физике заняло совершенно абстрактное понятие ; оно пришло на смену введенному еще во времена Ньютона ( 17 век) понятию силы - на первый взгляд более конкретному и «осязаемому» и к тому же успешно « математезированному» Ньютоном.