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{{noteTA
|G1=Physics
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{{About|热力学中的一组方程式|电磁学中的一组方程式|麦克斯韦方程组}}
{{熱力學|expanded=方程}}
'''麦克斯韦关系式'''是[[热力学]]中的一套方程，可以从[[热力学势]]的定义推出。麦克斯韦关系式是热力学势的二阶导数之间的等式的陈述。它们可以直接从二元[[解析函数]]的高阶导数与求导次序无关的事实推出。如果Φ是一个热力学势，<math>x_i</math>和<math>x_j</math>是这个势的两个不同的自然变量，那么这个势和这些变量的麦克斯韦关系式为：

:<math>\frac{\partial }{\partial x_j}\left(\frac{\partial \Phi}{\partial x_i}\right)=
\frac{\partial }{\partial x_i}\left(\frac{\partial \Phi}{\partial x_j}\right)
</math>

其中所有其他自然变量都保持恒定。可以看到，对于每一个热力学势，都有''n(n-1)/2''个可能的麦克斯韦关系式，其中''n''是这个势的自然变量的个数。

这些关系式以19世纪物理学家[[詹姆斯·克拉克·麦克斯韦]]命名。

==四个最常见的麦克斯韦关系式==
四个最常见的麦克斯韦关系式是四个热力学势的二阶导数的等式，关于它们的热自然变量（温度''T''&nbsp;或熵''S''&nbsp;）和机械自然变量（压强''p''&nbsp;或体积''V''&nbsp;）：

:<math>
\left(\frac{\partial T}{\partial V}\right)_S =
-\left(\frac{\partial p}{\partial S}\right)_V\qquad=
\frac{\partial^2 U }{\partial S \partial V}
</math>

:<math>
\left(\frac{\partial T}{\partial p}\right)_S =
+\left(\frac{\partial V}{\partial S}\right)_p\qquad=
\frac{\partial^2 H }{\partial S \partial p}
</math>

:<math>
\left(\frac{\partial S}{\partial V}\right)_T =
+\left(\frac{\partial p}{\partial T}\right)_V\qquad= -
\frac{\partial^2 A }{\partial T \partial V}
</math>

:<math>
-\left(\frac{\partial S}{\partial p}\right)_T =
\left(\frac{\partial V}{\partial T}\right)_p\qquad=
\frac{\partial^2 G }{\partial T \partial p}
</math>

其中热力学势是它们的自然变量的函数：

:<math>U(S,V)\,</math>—[[内能]]
:<math>H(S,p)\,</math>—[[焓]]
:<math>A(T,V)\,</math>—[[亥姆霍兹自由能]]
:<math>G(T,p)\,</math>—[[吉布斯能]]

==麦克斯韦关系式的推导==
麦克斯韦关系式的推导可以从热力学势的微分形式得出：

:<math>dU = TdS-pdV \,</math>
:<math>dH = TdS+Vdp \,</math>
:<math>dA =-SdT-pdV \,</math>
:<math>dG =-SdT+Vdp \,</math>

这些方程与以下形式的全微分相似：

:<math>dz = \left(\frac{\partial z}{\partial x}\right)_y\!dx +
 \left(\frac{\partial z}{\partial y}\right)_x\!dy</math>

确实，我们可以证明对于任何以下形式的方程，

:<math>dz = Mdx + Ndy \,</math>

都有

:<math>M = \left(\frac{\partial z}{\partial x}\right)_y, \quad
 N = \left(\frac{\partial z}{\partial y}\right)_x</math>

例如，考虑方程<math>dH=TdS+Vdp\,</math>。我们现在可以立刻看出：

:<math>T = \left(\frac{\partial H}{\partial S}\right)_p, \quad
       V = \left(\frac{\partial H}{\partial p}\right)_S</math>

由于我们也知道对于具有连续二阶导数的函数，混合偏导数是相同的（[[二阶导数的对称性]]），也就是说：

:<math>\frac{\partial}{\partial y}\left(\frac{\partial z}{\partial x}\right)_y =
\frac{\partial}{\partial x}\left(\frac{\partial z}{\partial y}\right)_x =
\frac{\partial^2 z}{\partial y \partial x} = \frac{\partial^2 z}{\partial x \partial y}</math>

因此我们可以看到：

:<math> \frac{\partial}{\partial p}\left(\frac{\partial H}{\partial S}\right)_p =
\frac{\partial}{\partial S}\left(\frac{\partial H}{\partial p}\right)_S </math>

所以：

:<math>\left(\frac{\partial T}{\partial p}\right)_S = \left(\frac{\partial V}{\partial S}\right)_p</math>

以上给出的每一个麦克斯韦关系式都可以从一个吉布斯方程类似地推出。

== 一般的麦克斯韦关系式 ==
麦克斯韦关系式绝不只是上述的这些。除体积功外，当我们考虑涉及到其他自然变量的功时，或是当[[粒子数]]被视作自然变量时，其他的麦克斯韦关系式是显然成立的。例如，如果我们有一种单组分气体，那么粒子数''N'' 也是上述四个热力学势的自然变量。关於压强和粒子数的焓的麦克斯韦关系式为：

:<math>
\left(\frac{\partial \mu}{\partial p}\right)_{S, N} =
\left(\frac{\partial V}{\partial N}\right)_{S, p}\qquad=
\frac{\partial^2 H }{\partial p \partial N}
</math>

式中μ为[[化学势]]。此外，除去四个最常见的热力学势外，仍有其他的热力学势，每个热力学势都能产生一组麦克斯韦关系式。

每个关系式都可用如下关系重新表达：

:<math>\left(\frac{\partial y}{\partial x}\right)_z
=
1\left/\left(\frac{\partial x}{\partial y}\right)_z\right.</math>

上述关系式也被称为麦克斯韦关系式。

==参见==
* [[热力学方程列表]]
* [[热力学方程]]
* [[热力学势]]

==外部链接==
*[https://web.archive.org/web/20090207081538/http://theory.ph.man.ac.uk/~judith/stat_therm/node48.html 麦克斯韦关系式的部分推导]

{{DEFAULTSORT:M}}
[[Category:热力学]]
[[Category:基本物理概念]]
[[Category:詹姆斯·克拉克·馬克士威]]