熱力學統(tǒng)計物理_第四版_汪志誠_高等教育出版社_答案() (8)

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1、第一章　熱力學的根本規(guī)律 1.1 試求理想氣體的體脹系數(shù),壓強系數(shù)和等溫壓縮系數(shù)。 解：理想氣體的物態(tài)方程為 　 〔1〕 由此易得 　 〔2〕 　 〔3〕 　 　 〔4〕 1.2 證明任何一種具有兩個獨立參量的物質(zhì)，其物態(tài)方程可由實驗測得的體脹系數(shù)及等溫壓縮系數(shù)，根據(jù)下述積分求得： 如果，試求物態(tài)方程。 解：以為自變量，物質(zhì)的物態(tài)方程為 其全微分為 　　 〔1〕 全式除以，有 根據(jù)體脹系數(shù)和等溫壓縮

2、系數(shù)的定義，可將上式改寫為 〔2〕 上式是以為自變量的完整微分，沿一任意的積分路線積分，有 〔3〕 假設(shè)，式〔3〕可表為 〔4〕 選擇圖示的積分路線，從積分到，再積分到〔〕，相應(yīng)地體 積由最終變到，有 即 〔常量〕， 或 　　 　　 〔5〕 式〔5〕就是由所給求得的物態(tài)方程。 確定常量C需要進一步的實驗數(shù)據(jù)。 1.3 在和1下，測得一銅塊的體脹系數(shù)和等溫壓縮系數(shù)分別為可近似看作常量，今使銅塊加熱

3、至。問： 〔a〕壓強要增加多少才能使銅塊的體積維持不變？〔b〕假設(shè)壓強增加100，銅塊的體積改變多少？ 解：〔a〕根據(jù)1.2題式〔2〕，有 　 　　 〔1〕 上式給出，在鄰近的兩個平衡態(tài)，系統(tǒng)的體積差，溫度差和壓強差之間的關(guān)系。如果系統(tǒng)的體積不變，與的關(guān)系為 　　 〔2〕 在和可以看作常量的情形下，將式〔2〕積分可得 　 〔3〕 將式〔2〕積分得到式〔3〕首先意味著，經(jīng)準靜態(tài)等容過程后，系統(tǒng)在初態(tài)和終態(tài)的壓強差和溫度差滿足式〔3〕。 但是應(yīng)當強調(diào)，只要初態(tài)和終態(tài)是平衡態(tài)，兩

4、態(tài)間的壓強差和溫度差就滿足式〔3〕。 這是因為，平衡狀態(tài)的狀態(tài)參量給定后，狀態(tài)函數(shù)就具有確定值，與系統(tǒng)到達該狀態(tài)的歷史無關(guān)。 此題討論的銅塊加熱的實際過程一般不會是準靜態(tài)過程。 在加熱過程中，銅塊各處的溫度可以不等，銅塊與熱源可以存在溫差等等，但是只要銅塊的初態(tài)和終態(tài)是平衡態(tài)，兩態(tài)的壓強和溫度差就滿足式〔3〕。 將所給數(shù)據(jù)代入，可得 因此，將銅塊由加熱到，要使銅塊體積保持不變，壓強要增強 〔b〕1.2題式〔4〕可改寫為 　 〔4〕 將所給數(shù)據(jù)代入，有 因此，將銅塊由加熱至，壓強由增加，銅塊體積將增加原體積的倍。 1.4 簡單固體和液

5、體的體脹系數(shù)和等溫壓縮系數(shù)數(shù)值都很小，在一定溫度范圍內(nèi)可以把和看作常量. 試證明簡單固體和液體的物態(tài)方程可近似為 解: 以為狀態(tài)參量，物質(zhì)的物態(tài)方程為 根據(jù)習題1.2式〔2〕，有 〔1〕 將上式沿圖所示的路線求線積分，在和可以看作常量的情形下，有 〔2〕 或 〔3〕 考慮到和的數(shù)值很小，將指數(shù)函數(shù)展開，準確到和的線性項，有 〔4〕 如果取，即有 〔5〕 1.5 描述金屬絲的幾何參量是長度，力學參量是

6、張力J，物態(tài)方程是 實驗通常在1下進行，其體積變化可以忽略。 線脹系數(shù)定義為 等溫楊氏模量定義為 其中是金屬絲的截面積，一般來說，和是T的函數(shù)，對J僅有微弱的依賴關(guān)系，如果溫度變化范圍不大，可以看作常量，假設(shè)金屬絲兩端固定。試證明，當溫度由降至時，其張力的增加為 解：由物態(tài)方程 　 〔1〕 知偏導(dǎo)數(shù)間存在以下關(guān)系： 　 〔2〕 所以，有 　　　　　　　　　　〔3〕 積分得 　 〔4〕 與1

7、.3題類似，上述結(jié)果不限于保持金屬絲長度不變的準靜態(tài)冷卻過程，只要金屬絲的初態(tài)是平衡態(tài)，兩態(tài)的張力差 就滿足式〔4〕，與經(jīng)歷的過程無關(guān)。 1.6一理想彈性線的物態(tài)方程為 其中是長度，是張力J為零時的L值，它只是溫度T的函數(shù)，b是常量. 試證明： 〔a〕等溫揚氏模量為 在張力為零時，其中A是彈性線的截面面積。 〔b〕線脹系數(shù)為 其中 〔c〕上述物態(tài)方程適用于橡皮帶，設(shè) ，試計算當分別為和時的值，并畫出對的曲線. 解:〔a〕根據(jù)題設(shè)，理想彈性物質(zhì)的物態(tài)方程為 〔1〕 由此可得等溫楊氏模量為 　　　　　〔2〕

8、 張力為零時， 〔b〕線脹系數(shù)的定義為 由鏈式關(guān)系知 　　 〔3〕 而 所以 　　　　〔4〕 〔c〕根據(jù)題給的數(shù)據(jù)，對的曲線分別如圖1-2〔a〕，〔b〕，〔c〕所示。 1.7 抽成真空的小匣帶有活門，翻開活門讓氣體沖入，當壓強到達外界壓強時將活門關(guān)上，試證明：小匣內(nèi)的空氣在沒有與外界交換熱量之前，它的內(nèi)能與原來在大氣中的內(nèi)能之差為，其中是它原來在大氣中的體積，假設(shè)氣體是理想氣體，求它的溫度與體

9、積。 解：將沖入小匣的氣體看作系統(tǒng)。系統(tǒng)沖入小匣后的內(nèi)能與其原來在大氣中的內(nèi)能由式〔〕 　 〔1〕 確定。由于過程進行得很迅速，過程中系統(tǒng)與外界沒有熱量交換， 過程中外界對系統(tǒng)所做的功可以分為和兩局部來考慮。一方面，大氣將系統(tǒng)壓入小匣，使其在大氣中的體積由變?yōu)榱?。由于小匣很小，在將氣體壓入小匣的過程中大氣壓強可以認為沒有變化，即過程是等壓的〔但不是準靜態(tài)的〕。過程中大氣對系統(tǒng)所做的功為 另一方面，小匣既抽為真空，系統(tǒng)在沖入小匣的過程中不受外界阻力，與外界也就沒有功交換，那么 因此式〔1〕可表為 　　

10、 〔2〕 如果氣體是理想氣體，根據(jù)式〔〕和〔〕，有 　　 〔3〕 〔4〕 式中是系統(tǒng)所含物質(zhì)的量。代入式〔2〕即有 　　　 〔5〕 活門是在系統(tǒng)的壓強到達時關(guān)上的，所以氣體在小匣內(nèi)的壓強也可看作，其物態(tài)方程為 　　　 〔6〕 與式〔3〕比較，知 　　　 〔7〕 1.8 滿足的過程稱為多方過程，其中常數(shù)名為多方指數(shù)。試證明：理想氣體在多方過程中的熱容量為 解：根據(jù)式〔1.6.1〕，多方過

11、程中的熱容量 　　　 〔1〕 對于理想氣體，內(nèi)能U只是溫度T的函數(shù)， 所以 　　 〔2〕 將多方過程的過程方程式與理想氣體的物態(tài)方程聯(lián)立，消去壓強可得 〔常量〕。 　　 〔3〕 將上式微分，有 所以 　 〔4〕 代入式〔2〕，即得 　　　　　　　　　〔5〕 其中用了式〔1.7.8〕和〔1.7.9〕。 1.9 試證明：理想氣體在某一過程中的熱容量如果是常數(shù)，該過程一定是多方過程，多方指數(shù)。假設(shè)氣體的定壓熱容量和定容熱容量是常量。 解：根據(jù)熱力

12、學第一定律，有 　　 〔1〕 對于準靜態(tài)過程有 對理想氣體有 氣體在過程中吸收的熱量為 因此式〔1〕可表為 　 〔2〕 用理想氣體的物態(tài)方程除上式，并注意可得 〔3〕 將理想氣體的物態(tài)方程全式求微分，有 　 〔4〕 式〔3〕與式〔4〕聯(lián)立，消去，有 〔5〕 令，可將式〔5〕表為 　　 〔6〕 如果和都是常量，將上式積分即得 〔常量〕。

13、 　　 〔7〕 式〔7〕說明，過程是多方過程。 1.10 聲波在氣體中的傳播速度為 假設(shè)氣體是理想氣體，其定壓和定容熱容量是常量，試證明氣體單位質(zhì)量的內(nèi)能和焓可由聲速及給出： 其中為常量。 解：根據(jù)式〔1.8.9〕，聲速的平方為 　　 〔1〕 其中v是單位質(zhì)量的氣體體積。理想氣體的物態(tài)方程可表為 式中是氣體的質(zhì)量，是氣體的摩爾質(zhì)量。 對于單位質(zhì)量的氣體，有 〔2〕 代入式〔1〕得 　 〔3〕 以表示理

14、想氣體的比內(nèi)能和比焓〔單位質(zhì)量的內(nèi)能和焓〕。 由式〔1.7.10〕—〔1.7.12〕知 　　 〔4〕 將式〔3〕代入，即有 　　 〔5〕 式〔5〕說明，如果氣體可以看作理想氣體，測定氣體中的聲速和即可確定氣體的比內(nèi)能和比焓。 1.11大氣溫度隨高度降低的主要原因是在對流層中的低處與高處之間空氣不斷發(fā)生對流，由于氣壓隨高度而降低，空氣上升時膨脹，下降時收縮，空氣的導(dǎo)熱率很小，膨脹和收縮的過程可以認為是絕熱過程，試計算大氣溫 度隨高度的變化率，并給出數(shù)值結(jié)果。 解：取軸沿豎直方向〔向上〕。以和分別表示

15、在豎直高度為和處的大氣壓強。 二者之關(guān)等于兩個高度之間由大氣重量產(chǎn)生的壓強，即 　　　 〔1〕 式中是高度為處的大氣密度，是重力加速度。 將展開，有 代入式〔1〕，得 　 〔2〕 式〔2〕給出由于重力的存在導(dǎo)致的大氣壓強隨高度的變化率。 以表大氣的平均摩爾質(zhì)量。 在高度為處，大氣的摩爾體積為，那么物態(tài)方程為 　　 〔3〕 是豎直高度為處的溫度。 代入式〔2〕，消去得 　　　 〔4〕 由式〔1.8.6〕易得氣體在絕熱過程中溫度隨壓強的變化率為

16、 　　　 〔5〕 綜合式〔4〕和式〔5〕，有 　　　　　　　〔6〕 大氣的〔大氣的主要成分是氮和氧，都是雙原子分子〕，平均摩爾質(zhì)量為，代入式〔6〕得 　　 〔7〕 式〔7〕說明，每升高1km，溫度降低10K。 這結(jié)果是粗略的。由于各種沒有考慮的因素，實際每升高1km，大氣溫度降低6K左右。 1.12 假設(shè)理想氣體的是溫度的函數(shù)，試求在準靜態(tài)絕熱過程中的關(guān)系，該關(guān)系式中要用到一個函數(shù)，其表達式為 解：根據(jù)式〔〕，理想氣體在準靜態(tài)絕熱過程中滿足 〔1〕 用物態(tài)方程除

17、上式，第一項用除，第二項用除，可得 　 〔2〕 利用式〔〕和〔〕， 可將式〔2〕改定為 〔3〕 將上式積分，如果是溫度的函數(shù)，定義 　　 〔4〕 可得 〔常量〕， 　　 〔5〕 或 〔常量〕。 　 〔6〕 式〔6〕給出當是溫度的函數(shù)時，理想氣體在準靜態(tài)絕熱過程中T和V的關(guān)系。 1.13 利用上題的結(jié)果證明：當為溫度的函數(shù)時，理想氣體卡諾循環(huán)的效率仍為 解：在是溫度的函數(shù)的情形下，§1.9就理想氣

18、體卡諾循環(huán)得到的式〔1.9.4〕—〔1.9.6〕仍然成立，即仍有 　　 〔1〕 　　 〔2〕 　 〔3〕 根據(jù)題式〔6〕，對于§中的準靜態(tài)絕熱過程〔二〕和〔四〕，有 　 〔4〕 　　 〔5〕 從這兩個方程消去和，得 　　 〔6〕 故 　 〔7〕 所以在是溫度的函數(shù)的情形下，理想氣體卡諾循環(huán)的效率仍為

19、 　　　 〔8〕 1.14試根據(jù)熱力學第二定律證明兩條絕熱線不能相交。 解：假設(shè)在圖中兩條絕熱線交于點，如下圖。設(shè)想一等溫線與 兩條絕熱線分別交于點和點〔因為等溫線的斜率小于絕熱線的斜率，這樣的等溫線總是存在的〕，那么在循環(huán)過程中，系統(tǒng)在等溫過程中從外界吸取熱量，而在循環(huán)過程中對外做功，其數(shù)值等于三條線所圍面積〔正值〕。循環(huán)過程完成后，系統(tǒng)回到原來的狀態(tài)。根據(jù)熱力學第一定律，有 。 這樣一來，系統(tǒng)在上述循環(huán)過程中就從單一熱源吸熱并將之完全轉(zhuǎn)變?yōu)楣α耍? 這違背了熱力學第二定律的開爾文說法，是不可能的。 因此兩條絕熱線不可能相交。 1.15 熱機在循環(huán)中

20、與多個熱源交換熱量，在熱機從其中吸收熱量的熱源中，熱源的最高溫度為，在熱機向其放出熱量的熱源中，熱源的最低溫度 為，試根據(jù)克氏不等式證明，熱機的效率不超過 解：根據(jù)克勞修斯不等式〔式〔〕〕，有 　　　 〔1〕 式中是熱機從溫度為的熱源吸取的熱量〔吸熱為正，放熱為負〕。 將熱量重新定義，可將式〔1〕改寫為 　　　 〔2〕 式中是熱機從熱源吸取的熱量，是熱機在熱源放出的熱量，，恒正。 將式〔2〕改寫為 　　　 〔3〕 假設(shè)熱機從其中吸取熱量的熱源中，熱源的最高溫度為，在熱機向其放出

21、熱量的熱源中，熱源的最低溫度為，必有 故由式〔3〕得 　 〔4〕 定義為熱機在過程中吸取的總熱量，為熱機放出的總熱量，那么式〔4〕可表為 　 　 〔5〕 或 　　 〔6〕 根據(jù)熱力學第一定律，熱機在循環(huán)過程中所做的功為 　 熱機的效率為 　　 〔7〕 1.16 理想氣體分別經(jīng)等壓過程和等容過程，溫度由升至。 假設(shè)是常數(shù)，試證明前者的熵增加值為后者的倍。 解：根據(jù)式〔〕，理想氣體的熵函數(shù)可表達為

22、 　 〔1〕 在等壓過程中溫度由升到時，熵增加值為 　　 〔2〕 根據(jù)式〔1.15.8〕，理想氣體的熵函數(shù)也可表達為 　　　 〔3〕 在等容過程中溫度由升到時，熵增加值為 　 　 〔4〕 所以 　　　 〔5〕 1.17 溫度為的1kg水與溫度為的恒溫熱源接觸后，水溫到達。試分別求水和熱源的熵變以及整個系統(tǒng)的總熵變。欲使參與過程的整個系統(tǒng)的熵保持不變，應(yīng)如何使水溫從升至？水的比熱容為 解：的水與溫度為的恒溫熱源接觸后水溫升為，

23、這一過程是不可逆過程。為求水、熱源和整個系統(tǒng)的熵變，可以設(shè)想一個可逆過程，它使水和熱源分別產(chǎn)生原來不可逆過程中的同樣變化，通過設(shè)想的可逆過程來求不可逆過程前后的熵變。 為求水的熵變，設(shè)想有一系列彼此溫差為無窮小的熱源，其溫度分布在與之間。令水依次從這些熱源吸熱,使水溫由升至。在這可逆過程中,水的熵變?yōu)? 　　 〔1〕 水從升溫至所吸收的總熱量為 為求熱源的熵變，可令熱源向溫度為的另一熱源放出熱量。在這可逆過程中，熱源的熵變?yōu)? 　　 　　　　　〔2〕 由于熱源的變化相同，式〔2〕給出的熵變也就是原來的不可逆過程中熱源的熵變。那么整個系統(tǒng)的總熵變?yōu)? 　　　　　　　　　〔3〕

24、 為使水溫從升至而參與過程的整個系統(tǒng)的熵保持不變，應(yīng)令水與溫度分布在與之間的一系列熱源吸熱。水的熵變?nèi)杂墒健?〕給出。這一系列熱源的熵變之和為 　　　 〔4〕 參與過程的整個系統(tǒng)的總熵變?yōu)? 　　　 〔5〕 1.18 10A的電流通過一個的電阻器，歷時1s。 〔a〕假設(shè)電阻器保持為室溫，試求電阻器的熵增加值。 〔b〕假設(shè)電阻器被一絕熱殼包裝起來，其初溫為，電阻器的質(zhì)量為10g，比熱容為 問電阻器的熵增加值為多少？ 解：〔a〕以為電阻器的狀態(tài)參量。設(shè)想過程是在大氣壓下進行的，如果電阻器的溫度也保持為室溫不變，那么電阻器的熵作為狀態(tài)函

25、數(shù)也就保持不變。 〔b〕如果電阻器被絕熱殼包裝起來，電流產(chǎn)生的焦耳熱將全部被電阻器吸收而使其溫度由升為，所以有 故 電阻器的熵變可參照§1.17例二的方法求出，為 1.19 均勻桿的溫度一端為，另一端為，試計算到達均勻溫度后的熵增。 解：以L表示桿的長度。桿的初始狀態(tài)是端溫度為，端溫度為，溫度梯度為〔設(shè)〕。 這是一個非平衡狀態(tài)。通過均勻桿中的熱傳導(dǎo)過程，最終到達具有均勻溫度的平衡狀態(tài)。為求這一過程的熵變，我們將桿分為長度為的許多小段，如下圖。位于到的小段，初溫為 　　　 〔1〕 這小段由初溫T變到終溫后的熵增加值為 　　　　

26、　　　〔2〕 其中是均勻桿單位長度的定壓熱容量。 根據(jù)熵的可加性，整個均勻桿的熵增加值為 〔3〕 式中是桿的定壓熱容量。 1.20 一物質(zhì)固態(tài)的摩爾熱量為，液態(tài)的摩爾熱容量為. 假設(shè)和都可看作常量. 在某一壓強下，該物質(zhì)的熔點為，相變潛熱為. 求在溫度為時，過冷液體與同溫度下固體的摩爾熵差. 假設(shè)過冷液體的摩爾熱容量亦為. 解:的固態(tài)，b態(tài)表示在熔點的固態(tài). b, a兩態(tài)的摩爾熵差為〔略去摩爾熵的下標不寫〕 〔1〕 以c態(tài)表示在熔點的液相，c，b兩態(tài)的摩爾熵差為

27、 〔2〕 以d態(tài)表示溫度為的過冷液態(tài)，d，c兩態(tài)的摩爾熵差為 〔3〕 熵是態(tài)函數(shù)，d，c兩態(tài)的摩爾熵差為 〔4〕 1.21 物體的初溫，高于熱源的溫度，有一熱機在此物體與熱源之間工作，直到將物體的溫度降低到為止，假設(shè)熱機從物體吸取的熱量為Q，試根據(jù)熵增加原理證明，此熱機所能輸出的最大功為 其中是物體的熵減少量。 解：以和分別表示物體、熱機和熱源在過程前后的熵變。由熵的相加性知，整個系統(tǒng)的熵變?yōu)? 由于整個系統(tǒng)與外界是絕熱的，熵增加原理要求

28、 　　 〔1〕 以分別表示物體在開始和終結(jié)狀態(tài)的熵，那么物體的熵變?yōu)? 　 〔2〕 熱機經(jīng)歷的是循環(huán)過程，經(jīng)循環(huán)過程后熱機回到初始狀態(tài)，熵變?yōu)榱?，? 　　 〔3〕 以表示熱機從物體吸取的熱量，表示熱機在熱源放出的熱量，表示熱機對外所做的功。 根據(jù)熱力學第一定律，有 所以熱源的熵變?yōu)? 　 〔4〕 將式〔2〕—〔4〕代入式〔1〕，即有 　　 〔5〕 上式取等號時，熱機輸出的功最大，故 　

29、 〔6〕 式〔6〕相應(yīng)于所經(jīng)歷的過程是可逆過程。 1.22 有兩個相同的物體，熱容量為常數(shù)，初始溫度同為。今令一制冷機在這兩個物體間工作，使其中一個物體的溫度降低到為止。假設(shè)物體維持在定壓下，并且不發(fā)生相變。試根據(jù)熵增加原理證明，此過程所需的最小功為 解： 制冷機在具有相同的初始溫度的兩個物體之間工作，將熱量從物體2送到物體1,使物體2的溫度降至為止。以表示物體1的終態(tài)溫度，表示物體的定壓熱容量，那么物體1吸取的熱量為 〔1〕 物體2放出的熱量為 〔2〕 經(jīng)屢次循

30、環(huán)后，制冷機接受外界的功為 〔3〕 由此可知，對于給定的和，愈低所需外界的功愈小。 用和分別表示過程終了后物體1，物體2和制冷機的熵變。由熵的相加性和熵增加原理知，整個系統(tǒng)的熵變?yōu)? 〔4〕 顯然 因此熵增加原理要求 〔5〕 或 〔6〕 對于給定的和，最低的為 代入〔3〕式即有 〔7〕 式〔7〕相應(yīng)于所經(jīng)歷的整個過程是可逆過程。 1.23 簡單系統(tǒng)

31、有兩個獨立參量。 如果以為獨立參量，可以以縱坐標表示溫度，橫坐標表示熵，構(gòu)成圖。圖中的一點與系統(tǒng)的一個平衡態(tài)相對應(yīng)，一條曲線與一個可逆過程相對應(yīng)。試在圖中畫出可逆卡諾循環(huán)過程的曲線，并利用圖求可逆卡諾循環(huán)的效率。 解： 可逆卡諾循環(huán)包含兩個可逆等溫過程和兩個可逆絕熱過程。 在 圖上，等溫線是平行于T軸的直線。 可逆絕熱過程是等熵過程，因此在圖上絕熱線是平行于S軸的直線。 圖1-5在圖上畫出了可逆卡諾循環(huán)的四條直線。 〔一〕等溫膨脹過程 工作物質(zhì)經(jīng)等溫膨脹過程〔溫度為〕由狀態(tài)Ⅰ到達狀態(tài)Ⅱ。 由于工作物質(zhì)在過程中吸收熱量，熵由升為。吸收的熱量為 　　

32、 〔1〕 等于直線ⅠⅡ下方的面積。 〔二〕絕熱膨脹過程 工作物質(zhì)由狀態(tài)Ⅱ經(jīng)絕熱膨脹過程到達狀態(tài)Ⅲ。過程中工作物質(zhì)內(nèi)能減少并對外做功，其溫度由下降為，熵保持為不變。 〔三〕等溫壓縮過程 工作物質(zhì)由狀態(tài)Ⅲ經(jīng)等溫壓縮過程〔溫度為〕到達狀態(tài)Ⅳ。工作物質(zhì)在過程中放出熱量，熵由變?yōu)?，放出的熱量? 　 〔2〕 等于直線ⅢⅣ下方的面積。 〔四〕絕熱壓縮過程 工作物質(zhì)由狀態(tài)Ⅳ經(jīng)絕熱壓縮過程回到狀態(tài)Ⅰ。溫度由升為，熵保持為不變。 在循環(huán)過程中工作物質(zhì)所做的功為 　　 〔3〕 等于矩形ⅠⅡⅢⅣ所包圍的面積。 可

33、逆卡諾熱機的效率為 　　　　　　　〔4〕 上面的討論顯示，應(yīng)用圖計算〔可逆〕卡諾循環(huán)的效率是非常方便的。實際上圖的應(yīng)用不限于卡諾循環(huán)。根據(jù)式〔1.14.4〕 〔5〕 系統(tǒng)在可逆過程中吸收的熱量由積分 〔6〕 給出。如果工作物質(zhì)經(jīng)歷了如圖中的〔可逆〕循環(huán)過程，那么在過程 中工作物質(zhì)吸收的熱量等于面積，在過程中工作物質(zhì)放出的熱量等于面積，工作物質(zhì)所做的功等于閉合曲線所包的面積。 由此可見〔可逆〕循環(huán)過程的熱功轉(zhuǎn)換效率可以直接從圖中的面積讀出。 在熱工計算中圖被廣泛使用。

34、 補充題1 1mol理想氣體，在的恒溫下體積發(fā)生膨脹，其壓強由20準靜態(tài)地降到1，求氣體所作的功和所吸取的熱量。 解：將氣體的膨脹過程近似看作準靜態(tài)過程。根據(jù)式〔〕，在準靜態(tài)等溫過程中氣體體積由膨脹到，外界對氣體所做的功為 氣體所做的功是上式的負值，將題給數(shù)據(jù)代入，得 在等溫過程中理想氣體的內(nèi)能不變，即 根據(jù)熱力學第一定律〔式〔〕〕，氣體在過程中吸收的熱量為 補充題2 在下，壓強在0至1000之間，測得水的體積為 如果保持溫度不變，將1mol的水從1加壓至1000，求外界所作的功。 解：將題中給出的體積與壓強關(guān)系記為

35、 〔1〕 由此易得 〔2〕 保持溫度不變，將1mol的水由1加壓至1000，外界所做的功為 在上述計算中我們已將過程近擬看作準靜態(tài)過程。 補充題3 承前1.6題，使彈性體在準靜態(tài)等溫過程中長度由壓縮為，試計算外界所作的功。 解：在準靜態(tài)過程中彈性體長度有dL的改變時，外界所做的功是 　 〔1〕 將物態(tài)方程代入上式，有 　 〔2〕 在等溫過程中是常量，所以在準靜態(tài)等溫過程中將彈性體長度由壓縮為時，外界所做的功為

36、 　　　　　　　　〔3〕 值得注意，不管將彈性體拉長還是壓縮，外界作用力都與位移同向，外界所做的功都是正值。 補充題4 在和1下，空氣的密度為,空氣的定壓比熱容。今有的空氣，試計算： 〔i〕假設(shè)維持體積不變，將空氣由加熱至所需的熱量。 〔ii〕假設(shè)維持壓強不變，將空氣由加熱至所需的熱量。 〔iii〕假設(shè)容器有裂縫，外界壓強為1，使空氣由緩慢地加熱至所需的熱量。 解：〔a〕由題給空氣密度可以算得空氣的質(zhì)量為 定容比熱容可由所給定壓比熱容算出 維持體積不變，將空氣由加熱至所需熱量為 〔b〕維持壓強不變，將空氣由加熱至所需熱量為 〔c〕假設(shè)容器有裂縫，在加

37、熱過程中氣體將從裂縫漏出，使容器內(nèi)空氣質(zhì)量發(fā)生變化。根據(jù)理想氣體的物態(tài)方程 為空氣的平均摩爾質(zhì)量，在壓強和體積不變的情形下，容器內(nèi)氣體的質(zhì)量與溫度成反比。 以表示氣體在初態(tài)的質(zhì)量和溫度，表示溫度為T時氣體的質(zhì)量，有 所以在過程〔c〕中所需的熱量為 將所給數(shù)據(jù)代入，得 補充題5 熱泵的作用是通過一個循環(huán)過程將熱量從溫度較低的物體傳送到溫度較高的物體上去。 如果以逆卡諾循環(huán)作為熱泵的循環(huán)過程，熱泵的效率可以定義為傳送到高溫物體的熱量與外界所做的功的比值。試求熱泵的效率。 如果將功直接轉(zhuǎn)化為熱量而令高溫物體吸收，那么“效率〞為何？ 解：根據(jù)卡諾定理，通過逆卡諾循環(huán)從溫

38、度為的低溫熱源吸取熱量，將熱量送到溫度為的高溫熱源去，外界必須做功 因此如果以逆卡諾循環(huán)作為熱泵的過程，其效率為 　　　　　　　〔1〕 式中第三步用了 的結(jié)果〔式〔〕和〔1.12.8〕〕。 由式〔1〕知，效率恒大于1。如果與相差不大，可以相當高。不過由于設(shè)備的價格和運轉(zhuǎn)的實際效率，這種方法實際上很少使用。 將功直接轉(zhuǎn)化為熱量〔如電熱器〕，效率為1。 補充題6 根據(jù)熵增加原理證明第二定律的開氏表述：從單一熱源吸取熱量使之完全變成有用的功而不引起其它變化是不可能的。 解：如果熱力學第二定律的開爾文表述不成立，就可以令一熱機在循環(huán)過程中從溫度為的單一熱源吸取熱量，將之全部轉(zhuǎn)

39、化為機械功而輸出。熱機與熱源合起來構(gòu)成一個絕熱系統(tǒng)。在循環(huán)過程中，熱源的熵變?yōu)?，而熱機的熵不變，這樣絕熱系統(tǒng)的熵就減少了，這違背了熵增加原理，是不可能的。 第二章 均勻物質(zhì)的熱力學性質(zhì) 2.1　在體積保持不變時，一氣體的壓強正比于其熱力學溫度. 試證明在溫度保質(zhì)不變時，該氣體的熵隨體積而增加. 解：根據(jù)題設(shè)，氣體的壓強可表為 〔1〕 式中是體積的函數(shù). 由自由能的全微分 得麥氏關(guān)系 〔2〕 將式〔1〕代入，有 〔3〕 由于，故有

40、 . 這意味著，在溫度保持不變時，該氣體的熵隨體積而增加. 2.2　設(shè)一物質(zhì)的物態(tài)方程具有以下形式： 試證明其內(nèi)能與體積無關(guān). 解：根據(jù)題設(shè)，物質(zhì)的物態(tài)方程具有以下形式： 〔1〕 故有 〔2〕 但根據(jù)式〔〕，有 　 〔3〕 所以 　 〔4〕 這就是說，如果物質(zhì)具有形式為〔1〕的物態(tài)方程，那么物質(zhì)的內(nèi)能與體積無關(guān)，只是溫度T的函數(shù). 2.3　求證：　　　 解：焓的全微分為

41、 〔1〕 令，得 〔2〕 內(nèi)能的全微分為 〔3〕 令，得 〔4〕 2.4　，求證 解：對復(fù)合函數(shù) 　　 〔1〕 求偏導(dǎo)數(shù)，有 　 〔2〕 如果，即有 〔3〕 式〔2〕也可以用雅可比行列式證明： 〔2〕 2.5　試證明一個均勻物體

42、的在準靜態(tài)等壓過程中熵隨體積的增減取決于等壓下溫度隨體積的增減. 解：熱力學用偏導(dǎo)數(shù)描述等壓過程中的熵隨體積的變化率，用描述等壓下溫度隨體積的變化率. 為求出這兩個偏導(dǎo)數(shù)的關(guān)系，對復(fù)合函數(shù) 　　 〔1〕 求偏導(dǎo)數(shù)，有 　　 〔2〕 因為，所以的正負取決于的正負. 式〔2〕也可以用雅可經(jīng)行列式證明： 　 〔2〕 2.6　試證明在相同的壓強降落下，氣體在準靜態(tài)絕熱膨脹中的溫度降落大于在節(jié)流過程中的溫度降落. 解：氣體在準靜態(tài)絕熱膨脹過程和節(jié)流過程中的溫度降落分別由偏導(dǎo)數(shù)和描述. 熵函數(shù)

43、的全微分為 在可逆絕熱過程中，故有 〔1〕 最后一步用了麥氏關(guān)系式〔〕和式〔2.2.8〕. 焓的全微分為 在節(jié)流過程中，故有 〔2〕 最后一步用了式〔〕和式〔1.6.6〕. 將式〔1〕和式〔2〕相減，得 　 〔3〕 所以在相同的壓強降落下，氣體在絕熱膨脹中的溫度降落大于節(jié)流過程中的溫度降落. 這兩個過程都被用來冷卻和液化氣體. 由于絕熱膨脹過程中使用的膨脹機有移動的局部，低溫下移動局部的潤滑技術(shù)是十分困難的問題，實際上節(jié)流過程更為常用. 但是用節(jié)流過程降溫

44、，氣體的初溫必須低于反轉(zhuǎn)溫度. 卡皮查〔1934年〕將絕熱膨脹和節(jié)流過程結(jié)合起來，先用絕熱膨脹過程使氦降溫到反轉(zhuǎn)溫度以下，再用節(jié)流過程將氦液化. 2.7　實驗發(fā)現(xiàn)，一氣體的壓強與體積V的乘積以及內(nèi)能U都只是溫度的函數(shù)，即 試根據(jù)熱力學理論，討論該氣體的物態(tài)方程可能具有什么形式. 解：根據(jù)題設(shè)，氣體具有下述特性： 〔1〕 〔2〕 由式〔〕和式〔2〕，有 　 〔3〕 而由式〔1〕可得 〔4〕 將式〔

45、4〕代入式〔3〕，有 或 〔5〕 積分得 或 〔6〕 式中C是常量. 因此，如果氣體具有式〔1〕，〔2〕所表達的特性，由熱力學理論知其物態(tài)方程必具有式〔6〕的形式. 確定常量C需要進一步的實驗結(jié)果. 2.8　證明 并由此導(dǎo)出 根據(jù)以上兩式證明，理想氣體的定容熱容量和定壓熱容呈只是溫度T的函數(shù). 解：式〔〕給出 〔1〕 以T，V為狀態(tài)參量，將上式求對V的偏導(dǎo)數(shù)，有 〔2〕

46、 其中第二步交換了偏導(dǎo)數(shù)的求導(dǎo)次序，第三步應(yīng)用了麥氏關(guān)系〔〕. 由理想氣體的物態(tài)方程 知，在V不變時，是T的線性函數(shù)，即 所以 這意味著，理想氣體的定容熱容量只是溫度T的函數(shù). 在恒定溫度下將式〔2〕積分，得 〔3〕 式〔3〕說明，只要測得系統(tǒng)在體積為時的定容熱容量，任意體積下的定容熱容量都可根據(jù)物態(tài)方程計算出來. 同理，式〔〕給出 〔4〕 以為狀態(tài)參量，將上式再求對的偏導(dǎo)數(shù)，有 　　 〔5〕 其中第二步交換了求偏

47、導(dǎo)數(shù)的次序，第三步應(yīng)用了麥氏關(guān)系〔〕. 由理想氣體的物態(tài)方程 知，在不變時是的線性函數(shù)，即 所以 這意味著理想氣體的定壓熱容量也只是溫度T的函數(shù). 在恒定溫度下將式〔5〕積分，得 式〔6〕說明，只要測得系統(tǒng)在壓強為時的定壓熱容量，任意壓強下的定壓熱容量都可根據(jù)物態(tài)方程計算出來. 2.9　證明范氏氣體的定容熱容量只是溫度T的函數(shù)，與比體積無關(guān). 解：根據(jù)習題2.8式〔2〕 〔1〕 范氏方程〔式〔〕〕可以表為 〔2〕 由于在V不變時范氏方程的p是T的線性函數(shù)，所以范氏氣體

48、的定容熱容量只是T的函數(shù)，與比體積無關(guān). 不僅如此，根據(jù)2.8題式〔3〕 〔3〕 我們知道，時范氏氣體趨于理想氣體. 令上式的，式中的就是理想氣體的熱容量. 由此可知，范氏氣體和理想氣體的定容熱容量是相同的. 順便提及，在壓強不變時范氏方程的體積與溫度不呈線性關(guān)系. 根據(jù)題式〔5〕 〔2〕 這意味著范氏氣體的定壓熱容量是的函數(shù). 2.10　證明理想氣體的摩爾自由能可以表為 解：式〔〕和〔2.4.14〕給出了理想氣體的摩爾吉布斯函數(shù)作為其自然變量的函數(shù)的積分表達式. 此題要求出理想氣體的摩爾自由能作

49、為其自然變量的函數(shù)的積分表達式. 根據(jù)自由能的定義〔式〔1.18.3〕〕，摩爾自由能為 〔1〕 其中和是摩爾內(nèi)能和摩爾熵. 根據(jù)式〔〕和〔1.15.2〕，理想氣體的摩爾內(nèi)能和摩爾熵為 〔2〕 〔3〕 所以 　 〔4〕 利用分部積分公式 令 可將式〔4〕右方頭兩項合并而將式〔4〕改寫為 〔5〕 2.11　求范氏氣體的特性函數(shù)，并導(dǎo)出其他的熱力學函數(shù). 解：考慮1mol的范氏氣體. 根據(jù)自

50、由能全微分的表達式〔〕，摩爾自由能的全微分為 〔1〕 故 〔2〕 積分得 〔3〕 由于式〔2〕左方是偏導(dǎo)數(shù)，其積分可以含有溫度的任意函數(shù). 我們利用時范氏氣體趨于理想氣體的極限條件定出函數(shù). 根據(jù)習題2.11式〔4〕，理想氣體的摩爾自由能為 　　 〔4〕 將式〔3〕在時的極限與式〔4〕加以比較，知 〔5〕 所以范氏氣體的摩爾自由能為 〔6〕 式〔6〕的是特性函數(shù) 范氏氣體的摩爾熵為 　　

51、〔7〕 摩爾內(nèi)能為 　 〔8〕 2.12　一彈簧在恒溫下的恢復(fù)力與其伸長成正比，即，比例系數(shù)是溫度的函數(shù). 今忽略彈簧的熱膨脹，試證明彈簧的自由能，熵和內(nèi)能的表達式分別為 解：在準靜態(tài)過程中，對彈簧施加的外力與彈簧的恢復(fù)力大小相等，方向相反. 當彈簧的長度有的改變時，外力所做的功為 〔1〕 根據(jù)式〔〕，彈簧的熱力學根本方程為 〔2〕 彈簧的自由能定義為 其全微分為 將胡克定律代入，有 〔3

52、〕 因此 在固定溫度下將上式積分，得 〔4〕 其中是溫度為，伸長為零時彈簧的自由能. 彈簧的熵為 〔5〕 彈簧的內(nèi)能為 〔6〕 在力學中通常將彈簧的勢能記為 沒有考慮是溫度的函數(shù). 根據(jù)熱力學，是在等溫過程中外界所做的功，是自由能. 2.13　X射線衍射實驗發(fā)現(xiàn)，橡皮帶未被拉緊時具有無定形結(jié)構(gòu)；當受張力而被拉伸時，具有晶形結(jié)構(gòu). 這一事實說明，橡皮帶具有大的分子鏈. 〔a〕試討論橡皮帶在等溫過程中被拉伸時，它的熵是增加還是減少； 〔b〕試證明它的膨脹系

53、數(shù)是負的. 解：形結(jié)構(gòu)轉(zhuǎn)變?yōu)榫谓Y(jié)構(gòu)，說明過程后其無序度減少，即熵減少了，所以有 　　 〔1〕 〔b〕由橡皮帶自由能的全微分 可得麥氏關(guān)系 　 〔2〕 綜合式〔1〕和式〔2〕，知 　 〔3〕 由橡皮帶的物態(tài)方程知偏導(dǎo)數(shù)間存在鏈式關(guān)系 即 〔4〕 在溫度不變時橡皮帶隨張力而伸長說明 〔5〕 綜合式〔3〕-〔5〕知 所以橡皮帶的膨脹系數(shù)是負的，

54、即 〔6〕 2.14　假設(shè)太陽是黑體，根據(jù)以下數(shù)據(jù)求太陽外表的溫度；單位時間內(nèi)投射到地球大氣層外單位面積上的太陽輻射能量為〔該值稱為太陽常量〕，太陽的半徑為，太陽與地球的平均距離為. 解：以表示太陽的半徑. 頂點在球心的立體角在太陽外表所張的面積為. 假設(shè)太陽是黑體，根據(jù)斯特藩-玻耳茲曼定律〔式〔〕〕，單位時間內(nèi)在立體角內(nèi)輻射的太陽輻射能量為 〔1〕 單位時間內(nèi)，在以太陽為中心，太陽與地球的平均距離為半徑的球面上接受到的在立體角內(nèi)輻射的太陽輻射能量為 令兩式相等，即得

55、 〔3〕 將和的數(shù)值代入，得 2.15　計算熱輻射在等溫過程中體積由變到時所吸收的熱量. 解：根據(jù)式〔〕，在可逆等溫過程中系統(tǒng)吸收的熱量為 〔1〕 式〔〕給出了熱輻射的熵函數(shù)表達式 〔2〕 所以熱輻射在可逆等溫過程中體積由變到時所吸收的熱量為 〔3〕 2.16　試討論以平衡輻射為工作物質(zhì)的卡諾循環(huán)，計算其效率. 解：根據(jù)式〔〕和〔〕，平衡輻射的壓強可表為

56、 〔1〕 因此對于平衡輻射等溫過程也是等壓過程. 式〔〕給出了平衡輻射在可逆絕熱過程〔等熵過程〕中溫度T與體積V的關(guān)系 　 〔2〕 將式〔1〕與式〔2〕聯(lián)立，消去溫度T，可得平衡輻射在可逆絕熱過程中壓強與體積的關(guān)系 〔常量〕. 〔3〕 以下圖是平衡輻射可逆卡諾循環(huán)的圖，其中等溫線和絕熱線的方程分別為式〔1〕和式〔3〕. 以下圖是相應(yīng)的圖. 計算效率時應(yīng)用圖更為方便. 在由狀態(tài)等溫〔溫度為〕膨脹至狀態(tài)的過程中，平衡輻射吸收的熱量為

57、 〔4〕 在由狀態(tài)等溫〔溫度為〕壓縮為狀態(tài)的過程中，平衡輻射放出的熱量為 〔5〕 循環(huán)過程的效率為 〔6〕 2.17　如下圖，電介質(zhì)的介電常量與溫度有關(guān). 試求電路為閉路時電介質(zhì)的熱容量與充電后再令電路斷開后的熱容量之差. 解：根據(jù)式〔〕，當介質(zhì)的電位移有的改變時，外界所做的功是 　 〔1〕 式中E是電場強度，是介質(zhì)的體積. 此題不考慮介質(zhì)體積的改變，可看作常量. 與簡單系統(tǒng)比較，在變換

58、 　 〔2〕 下，簡單系統(tǒng)的熱力學關(guān)系同樣適用于電介質(zhì). 式〔〕給出 〔3〕 在代換〔2〕下，有 〔4〕 式中是電場強度不變時介質(zhì)的熱容量，是電位移不變時介質(zhì)的熱容量. 電路為閉路時，電容器兩極的電位差恒定，因而介質(zhì)中的電場恒定，所以也就是電路為閉路時介質(zhì)的熱容量. 充電后再令電路斷開，電容器兩極有恒定的電荷，因而介質(zhì)中的電位移恒定，所以也就是充電后再令電路斷開時介質(zhì)的熱容量. 電介質(zhì)的介電常量與溫度有關(guān)，所以 〔5〕

59、代入式〔4〕，有 〔6〕 2.18 試證明磁介質(zhì)與之差等于 解：當磁介質(zhì)的磁化強度有的改變時，外界所做的功是 　 〔1〕 式中H是電場強度，V介質(zhì)體積的改變，V可看作常量. 與簡單系統(tǒng)比較，在變換 　 〔2〕 下，簡單系統(tǒng)的熱力學關(guān)系同樣適用于磁介質(zhì). 式〔〕給出 〔3〕 在代換〔2〕下，有 〔4〕 式中是磁場強度不變時介質(zhì)的熱容量，是磁化強度不變時介質(zhì)

60、的熱容量. 考慮到 　　　　　　　　　〔5〕 〔5〕式解出,代入(4)式,得 2.19　順磁物質(zhì)遵從居里定律： 假設(shè)維物質(zhì)的溫度不變，使磁場由0增至H，求磁化熱. 解：式〔〕給出，系統(tǒng)在可逆等溫過程中吸收的熱量Q與其在過程中的熵增加值滿足 〔1〕 在可逆等溫過程中磁介質(zhì)的熵隨磁場的變化率為〔式〔〕〕 〔2〕 如果磁介質(zhì)遵從居里定律 〔3〕 易知 〔4〕 所以

61、 〔5〕 在可逆等溫過程中磁場由0增至H時，磁介質(zhì)的熵變?yōu)? 　 〔6〕 吸收的熱量為 〔7〕 2.20　超導(dǎo)體的磁感強度，求證： 〔a〕與M無關(guān)，只是T的函數(shù)，其中是磁化強度M保持不變時的熱容量. 〔b〕 〔c〕 解：先對超導(dǎo)體的根本電磁學性質(zhì)作一粗淺的介紹. 1911年昂尼斯〔Onnes〕發(fā)現(xiàn)水銀的電阻在左右突然降低為零，如 圖所示. 這種在低溫下發(fā)生的零電阻現(xiàn)象稱為超導(dǎo)電性. 具有超導(dǎo)電性質(zhì)的材料稱為超導(dǎo)體. 電阻突然消失的溫度稱為超導(dǎo)體的臨界溫度. 開始人們

62、將超導(dǎo)體單純地理解為具有無窮電導(dǎo)率的導(dǎo)體. 在導(dǎo)體中電流密度與電場強度E滿足歐姆定律 　 〔1〕 如果電導(dǎo)率，導(dǎo)體內(nèi)的電場強度將為零. 根據(jù)法拉第定律，有 〔2〕 因此對于具有無窮電導(dǎo)率的導(dǎo)體，恒有 〔3〕 以下圖〔a〕顯示具有無窮電導(dǎo)率的導(dǎo)體的特性，如果先將樣品降溫到臨界溫度以下，使之轉(zhuǎn)變?yōu)榫哂袩o窮電導(dǎo)率的導(dǎo)體，然后加上磁場，根據(jù)式〔3〕樣品內(nèi)的B不發(fā)生變化，即仍有 但如果先加上磁場，然后再降溫到臨界溫度以下，根據(jù)式〔3〕樣品內(nèi)

63、的B也不應(yīng)發(fā)生變化，即 這樣一來，樣品的狀態(tài)就與其經(jīng)歷的歷史有關(guān)，不是熱力學平衡狀態(tài)了. 但是應(yīng)用熱力學理論對超導(dǎo)體進行分析，其結(jié)果與實驗是符合的. 這種情況促 使人們進行進一步的實驗研究. 1933年邁斯納〔Meissner〕將一圓柱形樣品放置在垂置于其軸線的磁場中，降低到臨界溫度以下，使樣品轉(zhuǎn)變?yōu)槌瑢?dǎo)體，發(fā)現(xiàn)磁通量完全被排斥于樣品之外，即超導(dǎo)體中的B恒為零： 　 〔4〕 這一性質(zhì)稱為完全抗磁性. 上圖〔b〕畫出了具有完全抗磁性的樣品在先冷卻后加上磁場和先加上磁場后冷卻的狀態(tài)變化，顯示具有完全抗磁性的超導(dǎo)體，其狀態(tài)與歷史無關(guān). 19

64、53年弗·倫敦〔〕和赫·倫敦〔〕兄弟二人提出了一個唯象理論，從統(tǒng)一的觀點概括了零電阻和邁斯納效應(yīng)，相當成功地預(yù)言了超導(dǎo)體的一些電磁學性質(zhì). 他們認為，與一般導(dǎo)體遵從歐姆定律不同，由于零電阻效應(yīng)，超導(dǎo)體中電場對電荷的作用將使超導(dǎo)電子加速. 根據(jù)牛頓定律，有 〔5〕 式中和分別是超導(dǎo)電子的質(zhì)量和電荷，是其加速度. 以表示超導(dǎo)電子的密度，超導(dǎo)電流密度為 〔6〕 綜合式〔5〕和式〔6〕，有 〔7〕 其中

65、 〔8〕 將式〔7〕代入法拉第定律〔2〕，有 或 〔9〕 式〔9〕意味著不隨時間變化，如果在某一時刻，有 〔10〕 那么在任何時刻式〔10〕都將成立. 倫敦假設(shè)超導(dǎo)體滿足式〔10〕. 下面證明，在恒定電磁場的情形下，根據(jù)電磁學的根本規(guī)律和式〔10〕可以得到邁斯納效應(yīng). 在恒定電磁場情形下，超導(dǎo)體內(nèi)的電場強度顯然等于零，否那么將無限增長，因此安培定律給出 〔11〕 對上式取旋度，有

66、 〔12〕 其中最后一步用了式〔10〕. 由于 而，因此式〔12〕給出 〔13〕 式〔13〕要求超導(dǎo)體中從外表隨濃度很快地減少. 為簡單起見，我們討論一維情形. 式〔13〕的一維解是 〔14〕 式〔14〕說明超導(dǎo)體中隨深度，可以得到 這樣倫敦理論不僅說明了邁斯納效應(yīng)，而且預(yù)言磁屏蔽需要一個有限的厚度，磁場的穿透濃度是的量級. 實驗證實了這一預(yù)言. 綜上所述，倫敦理論用式〔7〕和式〔10〕 〔15〕 來概括零電阻和邁斯納效應(yīng)，以式〔15〕作為決定超導(dǎo)體電磁性質(zhì)的根本方程. 邁斯納效應(yīng)的實質(zhì)是，磁場中的超導(dǎo)體會在外表產(chǎn)生適當?shù)某瑢?dǎo)電流分布，使超導(dǎo)體內(nèi)部由于零電阻，這超導(dǎo)電流是永久電流，不會衰減. 在外磁場改變時，外表超導(dǎo)電流才會相應(yīng)地改變. 倫敦理論是一個唯象理論. 1957年巴丁、庫柏和徐瑞佛〔Bardeen，Cooper，Schriffer〕開展了超導(dǎo)的微觀理論，說明了低溫超導(dǎo)的微觀機制，