Термодинамички потенцијали (термодинамички функции) - карактеристични функции во термодинамиката, чие намалување во процесите на рамнотежа што се случуваат при константни вредности на соодветните независни параметри е еднакво на корисна надворешна работа.

Бидејќи во изотермалниот процес количината на топлина што ја прима системот е еднаква на , тогаш опаѓањеслободната енергија во квази-статички изотермичен процес е еднаква на работата што ја врши системот погоренадворешни тела.

Гибсовиот потенцијал

Исто така се нарекува Гибсовата енергија, термодинамички потенцијал, Бесплатна енергија на Гибспа дури и само бесплатна енергија(што може да доведе до мешање на Гибсовиот потенцијал со слободната енергија на Хелмхолц):

Термодинамички потенцијали и максимална работа

Внатрешната енергија е полна енергијасистеми. Меѓутоа, вториот закон за термодинамика забранува конвертирање на целата внатрешна енергија во работа.

Може да се покаже дека максимумот полнработа (и на животната средина и на надворешните тела) што може да се добие од системот во изотермичен процес, е еднакво на намалувањето на слободната енергија на Хелмхолц во овој процес:

каде е слободната енергија на Хелмхолц.

Во оваа смисла таа претставува бесплатноенергија која може да се претвори во работа. Преостанатиот дел од внатрешната енергија може да се нарече поврзани.

Во некои апликации потребно е да се направи разлика полнИ корисниработа. Последново ја претставува работата на системот на надворешни тела, исклучувајќи ја средината во која е потопен. Максимум корисниработата на системот е еднаква на

каде е Гибсовата енергија.

Во оваа смисла, енергијата на Гибс е исто така бесплатно.

Канонска равенка на состојбата

Наведувањето на термодинамичкиот потенцијал на одреден систем во одредена форма е еквивалентно на специфицирање на равенката на состојбата на овој систем.

Соодветните термодинамички потенцијални диференцијали се:

• за внатрешна енергија

• за енталпија

• за бесплатната енергија на Хелмхолц

• за потенцијалот на Гибс

Овие изрази математички може да се сметаат како целосни диференцијали на функции на две соодветни независни променливи. Затоа, природно е да се земат предвид термодинамичките потенцијали како функции:

Одредувањето на која било од овие четири зависности - односно специфицирање на типот на функции , , , - ви овозможува да ги добиете сите информации за својствата на системот. Така, на пример, ако ни се даде внатрешна енергија како функција на ентропија и волумен, останатите параметри може да се добијат со диференцијација:

Овде индексите значат константност на втората променлива од која зависи функцијата. Овие еднаквости стануваат очигледни ако го земеме предвид тоа.

Поставувањето на еден од термодинамичките потенцијали како функција од соодветните променливи, како што е напишано погоре, е канонска равенка на состојбатасистеми. Како и другите равенки на состојбата, таа важи само за состојби на термодинамичка рамнотежа. Во нерамнотежни состојби, овие зависности може да не стојат.

Метод на термодинамички потенцијали. Односите на Максвел

Методот на термодинамички потенцијали помага да се трансформираат изразите кои вклучуваат основни термодинамички променливи и со тоа да ги изразат таквите „тешки за набљудување“ величини како што се количината на топлина, ентропијата, внатрешната енергија преку измерени количини - температура, притисок и волумен и нивните деривати.

Ајде повторно да го разгледаме изразот за вкупниот диференцијал на внатрешната енергија:

Познато е дека ако мешаните деривати постојат и се континуирани, тогаш тие не зависат од редот на диференцијација, т.е.

Но, исто така, затоа

Со оглед на изразите за други диференцијали, добиваме:

Овие односи се нарекуваат Односите на Максвел. Имајте на ум дека тие не се задоволни во случај на дисконтинуитет на мешани деривати, што се јавува при фазни транзиции од 1 и 2 ред.

Системи со променлив број на честички. Голем термодинамички потенцијал

Хемискиот потенцијал () на компонентата се дефинира како енергија што мора да се потроши за да се додаде бесконечно мала моларна количина од оваа компонента во системот. Тогаш изразите за диференцијалите на термодинамичките потенцијали може да се напишат на следниов начин:

Бидејќи термодинамичките потенцијали мора да бидат адитивни функции на бројот на честички во системот, канонските равенки на состојбата ја добиваат следната форма (земајќи предвид дека S и V се адитивни величини, но T и P не се):

И, бидејќи , од последниот израз произлегува дека

односно хемискиот потенцијал е специфичниот Гибсов потенцијал (по честичка).

За голем канонски ансамбл (односно, за статистички ансамбл на состојби на систем со променлив број на честички и рамнотежен хемиски потенцијал), може да се дефинира голем термодинамички потенцијал, поврзувајќи ја слободната енергија со хемискиот потенцијал:

Лесно е да се потврди дека таканаречената врзана енергија е термодинамички потенцијал за систем даден со константи.

Термодинамички потенцијали, Штука, стр.36

Термодинамички потенцијали, Штука, стр.36

За изолираните системи, оваа врска е еквивалентна на класичната формулација дека ентропијата никогаш не може да се намали. Овој заклучок го донесе нобеловецот И. Р. Пригожин, анализирајќи ги отворените системи. Тој го изнесе и принципот дека нерамнотежата може да послужи како извор на ред.

Трет почетоктермодинамиката ја опишува состојбата на системот близу апсолутна нула. Во согласност со третиот закон на термодинамиката, тој го утврдува потеклото на ентропијата и го поправа за кој било систем. На Т 0 коефициентот на термичка експанзија, топлинскиот капацитет на кој било процес, оди на нула. Ова ни овозможува да заклучиме дека при апсолутна нула температура, какви било промени во состојбата се случуваат без промена на ентропијата. Оваа изјава се нарекува теорема на нобеловецот В. Г. Нернст, или третиот закон на термодинамиката.

Третиот закон на термодинамиката вели :

апсолутната нула е фундаментално недостижна бидејќи кога Т = 0 И С = 0.

Ако постоело тело со температура еднаква на нула, тогаш би било можно да се конструира машина за постојано движење од втор вид, што е во спротивност со вториот закон на термодинамиката.

Модификација на третиот термодинамички закон за пресметки хемиска рамнотежаво системотформулиран од нобеловецот М. Планк на овој начин.

Планковиот постулат : при апсолутна нулта температура, ентропијата ја зема вредноста С 0 , независно од притисокот, состојбата на агрегација и другите карактеристики на супстанцијата. Оваа вредност може да се постави еднаква на нула, илиС 0 = 0.

Во согласност со статистичката теорија, вредноста на ентропијата се изразува како С = ln, каде што  – Болцманова константа,  – статистичка тежина, или термодинамичка веројатност на макростати. Се нарекува и -потенцијал. Под статистичка тежина го подразбираме бројот на микросостојби со чија помош се реализира дадена макросостојба. Ентропија на идеален кристал во Т = 0 K, под услов  = 1, или во случај кога макросостојбата може да се реализира со една микросостојба, е еднаква на нула. Во сите други случаи, вредноста на ентропијата при апсолутна нула мора да биде поголема од нула.

3.3. Термодинамички потенцијали

Термодинамичките потенцијали се функции на одредени множества термодинамички параметри, што овозможуваат да се најдат сите термодинамички карактеристики на системот како функција на истите тие параметри.

Термодинамичките потенцијали целосно ја одредуваат термодинамичката состојба на системот, а со диференцијација и интеграција може да се пресметаат сите параметри на системот.

Главните термодинамички потенцијали ги вклучуваат следните функции .

1. Внатрешна енергија У, што е функција на независни променливи:

ентропија С,

волумен В,

број на честички Н,

генерализирани координати x јас

или У = У(С, В, N, x јас).

2. Слободна енергија на Хелмхолц Ф е функција на температурата Т, волумен В, број на честички Н, генерализирани координати x јас Значи Ф = Ф(Т, В, Н, x т).

3. Термодинамички Гибсов потенцијал Г = Г(Т, стр, Н, x јас).

4. Енталпија Х =Х(С, П, Н, x јас).

5. Термодинамички потенцијал , за кој независни променливи се температурата Т,волумен В, хемиски потенцијал x,  =  (Т, В, Н, x јас).

Постојат класични врски помеѓу термодинамичките потенцијали:

У = Ф + Т.С. = Х – PV,

Ф = У – Т.С. = Х – Т.С. – PV,

Х = У + PV = Ф + Т.С. + PV,

Г = У – Т.С. + PV = Ф + PV = Х – Т.С.,

 = У – Т.С. – В = Ф – Н = Х – Т.С. – Н, (3.12)

У = Г + Т.С. – PV =  + Т.С. + Н,

Ф = Г – PV =  + Н,

Х = Г + Т.С. =  + Т.С. + Н,

Г =  + PV + Н,

 = Г – PV – Н.

Постоењето на термодинамички потенцијали е последица на првиот и вториот закон на термодинамиката и покажува дека внатрешната енергија на системот У зависи само од состојбата на системот. Внатрешната енергија на системот зависи од целосниот сет на макроскопски параметри, но не зависи од начинот на постигнување на оваа состојба. Да ја запишеме внатрешната енергија во диференцијална форма

dU = TdS– PdV– X јас dx јас + dN,

Т = ( У/ С) V, N, x= конст,

П = –( У/ В) S, N, x= конст,

 = ( У/ Н) S, N, x= конст.

Слично можеме да пишуваме

dF = – SDT–PdV – X т dx т + dN,

dH= TdS+VdP– X т dx т + dN,

dG= – SdT+VdP – X јас dx јас + dN,

г = – SDT–PdV – X т dx т – NdN,

С = – ( Ф/ Т) В ; П = –( Ф/ В) Т ; Т = ( У/ С) В ; В = ( У/ П) Т ;

С = – ( Г/ Т) П ; В = ( Г/ П) С ; Т = ( Х/ С;); П = – ( У/ В) С

С = – ( Ф/ Т); Н = – ( Ф/);  = ( Ф/ Н); X = – ( У/ x).

Овие равенки се одвиваат за процесите на рамнотежа. Да обрнеме внимание на термодинамичкиот изобарско-изотермичен потенцијал Г, повикани Бесплатна енергија на Гибс,

Г = У – Т.С. + PV = Х –Т.С., (3.13)

и изохоричко-изотермалниот потенцијал

Ф = У – Т.С. (3.14)

која се нарекува слободна енергија на Хелмхолц.

ВО хемиски реакции, се јавува при постојан притисок и температура,

G =  У – ТС + ПВ = Н, (3.15)

каде што  – хемиски потенцијал.

Под хемискиот потенцијал на некоја компонента на системот јас ќе го разбереме парцијалниот дериват на кој било од термодинамичките потенцијали во однос на количината на оваа компонента при константни вредности на преостанатите термодинамички променливи.

Хемискиот потенцијал може да се дефинира и како количина што ја одредува промената на енергијата на системот кога се додава една честичка од супстанцијата, на пример,

 јас = ( У/ Н) С , В= цена , или Г =  јас Н јас .

Од последното равенство произлегува дека  = Г/ Н јас , тоа е  ја претставува Гибсовата енергија по честичка. Хемискиот потенцијал се мери во J/mol.

Омега потенцијалот  се изразува во однос на голема статистичка сума ЗКако

 = – Тлн З, (3.16)

Каде [збирот заврши НИ к(Н)]:

З=   exp[( Н – Е к (Н))/Т].

Компоненти n i, хемиски. потенцијали на компонентите m итн.) кои се користат во Погл. arr. да ја опише термодинамичката рамнотежа. Секој термодинамички потенцијал одговара на збир на параметри на состојбата, наречени. природни променливи.

Најважните термодинамички потенцијали: внатрешна енергија U (природни променливи S, V, n i); енталпија Н= U - (- pV) (природни променливи S, p, n i); Енергија на Хелмхолц (слободна енергија на Хелмхолц, функција на Хелмхолц) F = = U - TS (природни променливи V, T, n i); Гибсова енергија (слободна Гибсова енергија, Гибсова функција) G=U - - TS - (- pV) (природни променливи p, T, n i); голема термодинамика потенцијал (природенпроменливи променливи V, T, m i).

Т термодинамичките потенцијали можат да бидат претставени со општа f-лој

каде што L k се интензивни параметри независни од масата на системот (ова се T, p, m i), X k се обемни параметри пропорционални на масата на системот (V, S, n i). Индекс l = 0 за внатрешна енергија U, 1 за H и F, 2 за G и W. Термодинамичките потенцијали се функции на состојбата на термодинамички систем, т.е. нивната промена во кој било процес на транзиција помеѓу две состојби се определува само од почетната и крајната состојба и не зависи од транзицискиот пат. Целосните диференцијали на термодинамичките потенцијали имаат форма:

Ниво (2) повикано. фундаментална Гибсова равенка во енергија. изразување. Сите термодинамички потенцијали имаат димензија на енергија.

Услови на термодинамичка рамнотежа. системите се формулирани како еднаквост на нула од вкупните диференцијали на термодинамичките потенцијали при константност на соодветните природни променливи:

Термодинамички Стабилноста на системот се изразува со нееднаквостите:

Намалувањето на термодинамичките потенцијали во процес на рамнотежа при постојани природни променливи е еднакво на максималната корисна работа на процесот А:

Во овој случај, работата А се изведува против секоја генерализирана сила L k што дејствува на системот, освен надворешната. притисок (види Максимална реакциона работа).

Т термодинамичките потенцијали, земени како функции на нивните природни променливи, се карактеристични функции на системот. Тоа значи дека секоја термодинамика. својства (компресибилност, топлински капацитет итн.) m.b. изразено со врска која вклучува само даден термодинамички потенцијал, неговите природни променливи и деривати на термодинамички потенцијали од различен ред во однос на природните променливи. Конкретно, со помош на термодинамички потенцијали е можно да се добијат равенките на состојбата на системот.

Дериватите на термодинамичките потенцијали имаат важни својства. Првите парцијални деривати во однос на природните екстензивни променливи се еднакви на интензивните променливи, на пример:

[воопшто: (9 Y l /9 X i) = L i ]. Спротивно на тоа, дериватите во однос на природните интензивни променливи се еднакви на екстензивните променливи, на пример:

[општо: (9 Y l /9 L i) = X i ]. Вторите парцијални деривати во однос на природните променливи го одредуваат крзното. и термин-мих. својства на системот, на пример:

Бидејќи диференцијалите на термодинамичките потенцијали се целосни, вкрстено второ парцијалните деривати на термодинамичките потенцијали се еднакви, на пример. за G(T, p, n i):

Односите од овој тип се нарекуваат Максвелови односи.

Т термодинамичките потенцијали може да се претстават и како функции на променливи различни од природните, на пример. G(T, V, n i), но во овој случај карактеристиките на термодинамичките потенцијали се карактеристични. функциите ќе бидат изгубени. Покрај термодинамичките потенцијали, карактеристика функциите се ентропија S (природни променливи U, V, n i), Масиерова функција F 1= (природни променливи 1/T, V, n i), функцијаПланк (природни променливи 1/T, p/T, n i).

Т Термодинамичките потенцијали се меѓусебно поврзани со равенките Гибс-Хелмхолц. На пример, за H и G

Генерално:

Т термодинамичките потенцијали се хомогени функции од прв степен на нивните природни екстензивни променливи. На пример, со зголемување на ентропијата S или бројот на молови n i, енталпијата H се зголемува пропорционално. Според Ојлеровата теорема, хомогеноста на термодинамичките потенцијали доведува до врски како:

Во хем. термодинамиката, покрај термодинамичките потенцијали снимени за системот како целина, широко се користат просечни моларни (специфични) вредности (на пример, ,

Сите пресметки во термодинамиката се засноваат на употреба на државни функции наречени термодинамички потенцијали. Секој сет на независни параметри има свој термодинамички потенцијал. Промените во потенцијалите што се случуваат за време на кој било процес ја одредуваат или работата што ја врши систолата или топлината што ја прима системот.

Кога ги разгледуваме термодинамичките потенцијали, ќе ја користиме релацијата (103.22), прикажувајќи ја во форма

Знакот за еднакво се однесува на реверзибилни процеси, знакот за нееднаквост се однесува на неповратни процеси.

Термодинамичките потенцијали се функции на состојбата. Според тоа, зголемувањето на кој било од потенцијалите е еднакво на вкупниот диференцијал на функцијата со која се изразува. Вкупниот диференцијал на функцијата на променливите и y се одредува со изразот

Според тоа, ако при трансформациите добиеме израз на формата за зголемување на одредена вредност

може да се тврди дека оваа количина е функција на параметрите, а функциите се делумни изводи на функцијата

Внатрешна енергија. Веќе сме многу запознаени со еден од термодинамичките потенцијали. Ова е внатрешната енергија на системот. Изразот на првиот закон за реверзибилен процес може да се претстави како

(109.4)

Споредбата со (109.2) покажува дека таканаречените природни променливи за потенцијалот V се променливите S и V. Од (109.3) произлегува дека

Од односот произлегува дека во случај кога телото не разменува топлина со надворешната средина, работата што ја врши е еднаква на

или во интегрална форма:

Така, во отсуство на размена на топлина со надворешната средина, работата е еднаква на губење на внатрешната енергија на телото.

При постојан волумен

Затоа, - топлинскиот капацитет при постојан волумен е еднаков на

(109.8)

Бесплатна енергија. Според (109.4), работата што ја врши топлината за време на реверзибилен изотермичен процес може да се претстави во форма

Статусна функција

(109.10)

наречена слободна енергија на телото.

Во согласност со формулите (109.9) и (109.10), во реверзибилен изотермичен процес, работата е еднаква на намалувањето на слободната енергија на телото:

Споредбата со формулата (109.6) покажува дека во изотермалните процеси слободната енергија ја игра истата улога како и внатрешната енергија во адијабатските процеси.

Забележете дека формулата (109.6) важи и за реверзибилни и за неповратни процеси. Формулата (109.12) важи само за реверзибилни процеси. Во неповратни процеси (види). Заменувајќи ја оваа нееднаквост во релацијата, лесно е да се добие дека за неповратни изотермални процеси

Следствено, губењето на слободната енергија ја одредува горната граница на количината на работа што може да ја изврши системот за време на изотермалниот процес.

Да го земеме диференцијалот на функцијата (109.10). Земајќи ја предвид (109.4) добиваме:

Од споредба со (109.2) заклучуваме дека природните променливи за слободна енергија се T и V. Во согласност со (109.3)

Да го замениме: во (109.1) dQ со и да ја поделиме добиената врска со ( - време). Како резултат го добиваме тоа

Ако температурата и волуменот останат константни, тогаш релацијата (109.16) може да се трансформира во форма

Од оваа формула произлегува дека неповратниот процес што се случува при константна температура и волумен е придружен со намалување на слободната енергија на телото. Откако ќе се постигне рамнотежа, F престанува да се менува со текот на времето. Така; при константа Т и V, рамнотежна состојба е состојбата за која слободната енергија е минимална.

Енталпија. Ако процесот „се случува при постојан притисок, тогаш количината на топлина добиена од телото може да се претстави на следниов начин:

Статусна функција

наречена енталпија или топлинска функција.

Од (109.18) и (109.19) следува дека количината на топлина што ја прима телото за време на изобатски процес е еднаква на

или во интегрална форма

Следствено, во случај кога притисокот останува константен, количината на топлина што ја прима телото е еднаква на зголемувањето на енталпијата. Диференцијација на изразот (109.19) земајќи ја предвид (109.4) дава

Од тука заклучуваме. енталпија е термодинамички потенцијал во променливи Нејзините парцијални деривати се еднакви

Физичката величина чија елементарна промена за време на преминот на системот од една состојба во друга е еднаква на количината на добиена или дадена топлина поделена со температурата на која се случила оваа транзиција се нарекува ентропија.

За бесконечно мала промена во состојбата на системот:

Кога системот преминува од една состојба во друга, промената во ентропијата може да се пресмета на следниов начин:

Врз основа на првиот закон за термодинамика, можеме да добиеме

dS=dQ/T=C V dT/T+RdV/V, и

Во изотермален процес T=const, т.е. Т 1 = Т 2:

DS=R×ln(V 2 /V 1).

Во изобарен процес p=const, т.е. V 2 /V 1 =T 2 /T 1:

DS=(C V +R)×ln(T 2 /T 1) = C p ×ln (T 2 /T 1) = C p ×ln (V 2 /V 1).

За изохорен процес, V=const, т.е. V 1 = V 2:

DS=C V ×ln(T 2 /T 1).

Во адијабатски процес dQ=0, т.е. DS=0:

S 1 =S 2 =конст.

Промени во ентропијата на систем кој врши циклус на Карно:

DS=-(Q 1 /T 1 +Q 2 /T 2).

Ентропијата на затворен систем кој врши реверзибилен циклус на Карно не се менува:

dS=0 или S=const.

Ако системот подлежи на неповратен циклус, тогаш dS>0.

Така, ентропијата на затворен (изолиран) систем не може да се намали за време на какви било процеси што се случуваат во него:

каде што знакот за еднакво важи за реверзибилни процеси, а знакот за нееднаквост важи за неповратни.

Вториот закон на термодинамиката: „Б изолиран системМожни се само такви процеси во кои се зголемува ентропијата на системот.“ Тоа е

dS³0 или dS³dQ/T.

Вториот закон на термодинамиката ја одредува насоката на термодинамичките процеси и го означува физичкото значење на ентропијата: ентропијата е мерка за дисипација на енергија, т.е. го карактеризира оној дел од енергијата што не може да се претвори во работа.

Термодинамички потенцијали се одредени функции на волумен V, притисок p, температура T, ентропија S, број на честички на системот N и други макроскопски параметри x кои ја карактеризираат состојбата на термодинамичкиот систем. Тие вклучуваат: внатрешна енергија U=U(S,V,N,x), енталпија H=H(S,p,N,x); слободна енергија – F=F(V,T,N,x), Гибсова енергија G=G(p,T,N,x).

Промената на внатрешната енергија на системот во кој било процес се дефинира како алгебарски збир на количината на топлина Q што системот ја разменува за време на процесот со животната средина, и работата А, според совршениот систем или изведена на него. Ова го одразува првиот закон на термодинамиката:

Промената на U се одредува само со вредностите на внатрешната енергија во почетната и конечната состојба:

За секој затворен процес кој го враќа системот во првобитната состојба, промената на внатрешната енергија е нула (U 1 =U 2 ; DU = 0; Q = A).

Промената на внатрешната енергија на системот во адијабатски процес (при Q = 0) е еднаква на работата направена на системот или извршена од системот DU = A.

Во случај на наједноставниот физички систем со мали интермолекуларни интеракции ( идеален гас) промената на внатрешната енергија се сведува на промена на кинетичката енергија на молекулите:

каде што m е гасната маса;

c V – специфичен топлински капацитет при постојан волумен.

Енталпија (содржина на топлина, топлинска функција на Гибс) – ја карактеризира состојбата на макроскопскиот систем во термодинамичка рамнотежа при изборот на ентропија S и притисок p – H(S,p,N,x) како главни независни променливи.

Енталпијата е адитивна функција (т.е., енталпијата на целиот систем е еднаква на збирот на енталпиите на неговите составни делови). Енталпијата е поврзана со внатрешната енергија U на системот со односот:

каде V е волуменот на системот.

Вкупниот диференцијал на енталпија (со константа N и x) има форма:

Од оваа формула можеме да ги одредиме температурата T и волуменот V на системот:

T=(dH/dS), V=(dH/dp).

При постојан притисок, топлинскиот капацитет на системот е

Овие својства на енталпија при постојан притисок се слични на својствата на внатрешната енергија при постојан волумен:

T=(dU/dS), p=-(dU/dV), c V =(dU/dT).

Слободната енергија е едно од имињата за изохорично-изотермалниот термодинамички потенцијал или Хелмхолцова енергија. Се дефинира како разлика помеѓу внатрешната енергија на термодинамичкиот систем (U) и производот на неговата ентропија (S) и температурата (T):

каде ТС е врзаната енергија.

Гибсова енергија – изобарско-изотермичен потенцијал, слободна енталпија, карактеристична функција на термодинамички систем со независни параметри p, T и N – G. Определена преку енталпија H, ентропија S и температура T со еднаквоста

Со слободната енергија - енергијата на Хелмхолц, енергијата на Гибс е поврзана со релацијата:

Гибсовата енергија е пропорционална со бројот на честички N, по честичка, наречен хемиски потенцијал.

Работата што ја врши термодинамичкиот систем во кој било процес се определува со намалувањето на термодинамичкиот потенцијал што ги исполнува условите на процесот. Така, со константен број на честички (N=const) во услови на топлинска изолација (адијабатски процес, S=const), елементарната работа dA е еднаква на загубата на внатрешната енергија:

За изотермален процес (T=const)

Во овој процес, работата се изведува не само поради внатрешната енергија, туку и поради топлината што влегува во системот.

За системи во кои е можна размена на материјата со околината (промена на N), можни се процеси на константа p и T. Во овој случај, елементарната работа dA на сите термодинамички сили, освен силите на притисокот, е еднаква на намалување на Гибсовиот термодинамички потенцијал (G), т.е.

Според теоремата на Нернст, промената во ентропијата (DS) за сите реверзибилни изотермални процеси што се случуваат помеѓу две состојби на рамнотежа на температури кои се приближуваат до апсолутната нула има тенденција на нула

Друга еквивалентна формулација на теоремата на Нернст е: „Со помош на низа термодинамички процеси невозможно е да се постигне температура еднаква на апсолутна нула“.