保险性质与职能-2章

保险性质与职能-2章（精选2篇）

保险性质与职能-2章 第1篇

雷敏生

热力学—统计物理教案（讲稿）

第二章

均匀物质的热力学性质

§2.1 内能、焓、自由能和吉布斯函数的全微分

一．热力学函数U,H,F,G的全微分

热力学基本微分方程为: dU = TdS – pdV

(2.1.1)对焓的定义式 H = U + pV 求微分可得

dH = dU + pdV + Vdp = TdS – pdV + pdV + Vdp

∴

dH = TdS + Vdp

(2.1.2)分别对自由能和吉布斯函数的定义式 F = U – TS, G = H – TS 求微分，经简单运算可得

dF = – SdT – pdV

(2.1.3)dG = – SdT + Vdp

(2.1.4)记忆方法：

二．麦克斯韦(Maxwell)关系

由于U,H,F,G均为状态函数，它们的微分必定满足全微分条件，即

Tp= –

(2.1.5)VSSVTV= 

(2.1.6)pSpSSp= 

(2.1.7)VTTVSV= –

(2.1.8)pTpT以上四式就是著名的麦克斯韦关系(简称为麦氏关系)。它们在热力学中应用极其广泛。另外，由(1.1.1)——(1.1.4)四个全微分式，还可得到下面的几个十分有用的公式。

因为内能可看成S和V的函数，即U = U(S,V), 求其全微分，可得

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§2.2 麦氏关系的简单应用

麦氏关系给出了热力学量的偏导数之间的关系，这样，人们可利用麦氏关系，把一些不能直接测量的物理量用可测物理量(如：物态方程，热容量等等)表达出来。本节以几个例子来说明麦氏关系的应用

一．求证：在温度不变时, 内能随体积的变化率与物态方程有如下关系

U= T VTp– p

(2.2.1)TV(此式称为能态方程)证明：选择T, V为独立变量，内能和熵均可写成态变量T和V的函数，U = U(T, V)，S = S(T, S)UdU =dT + TVUdV = CV dT + VTUdV VTSSdS =dT + dV TVVT由热力学第一定律有

SdU = TdS – pdV = T dT + TV上式与前式比较，可得

STpdV VTUSCV ==T

(2.2.2)

TVTVUS=T– p

(2.2.1)VTVT应用麦氏关系(2.1.7)，即可得到(2.2.1)，证毕。讨论：(1)对于理想气体，pV = nRT

U显然有：= 0，这正是焦耳定律的结果。

VT

(2)对于范氏气体（1 mol）

avb = RT p2vⅡ-3雷敏生

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三．试求，简单系统的 Cp – CV =？

由前面讨论得到的(2.2.2)和(2.2.5)两式，可得：

SSCp – CV = T 

TTPVSVSS因为

=+ 

TPTVVTTP熵可写成 S(T, p)= S(T, V(T, p))

SV于是，Cp – CV = T 

VTPT利用麦氏关系(2.1.7), 最后可得

pVCp – CV = T 

(2.2.7)TVTP或者，Cp – CV = VT2T

(2.2.8)注意：这里应用了关系式：=Tp

[此式可作为习题] 以上几式，对于任意简单系统均适用。但(1.2.16)式 Cp-CV= nR只是理想气体的结论。

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所以，由定压热容量和物态方程，就可求出焦汤系数。讨论：(1)理想气体

pV = nRT

∵

=

1nR11V== VTpVpT∴

= 0，即理想气体经节流过程后，温度不变。(2)实际气体

若  > 1， > 0，正效应，致冷。TT < 1， < 0，负效应，变热。 = 1， = 0，零效应，温度不变。T实际气体的一般是T和p的函数，当温度，压强不同时，即使是同一种气体，也可能处在三种不同的情况下。3.转变温度

所谓转变温度就是对应于> 0转变成T< 0的温度，也即是使显p变号的温度。HT然，此时的温度对应于也即 = 0，p= 0，H因此，T =T =11由于一般为T、p的函数，故， 应为p的函数，它将对应于T—p图中一条曲线，称为转换曲线。

二．绝热膨胀

气体在绝热膨胀过程中，熵不变，温度随压强而变化，其变化率为TT。设过程是准静态的，由 ppSSTp= – SpSTS= – 1可得： TpSpTTSS= –p CTpTPⅡ-7雷敏生

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§2.4 基本热力学函数的确定

在所引进的热力学函数中，最基本的是三个：物态方程，内能和熵。其它热力学函数均可由它们导出。因而，基本热力学函数确定后，就可推知系统的全部热力学性质。一．以T, V为态变量

物态方程：

p = p(T, V)

(由实验得到)

(2.4.1)

p内能：∵

dU = CVdT + TpdV

TVp∴

U =CVdTTpdV+U0

(2.4.2)

TVCVSSp熵：

∵

dS =dT + dV =dT + dV

TTVVTTVCp∴

S =VdTdV+ S0

(2.4.3)

TVT例：求1 mol的范氏气体的内能和熵。

avb = RT得 解：由物态方程p2vRaapRT–T2=2 – p = T

vbvbvvTVaa内能：u =cvdT2dv+ u0=cvdT–+ u0

(2.4.4)vvcp熵： s =vdTdv+ s0

TvT=cvRdTdv+ s0

(注意：cv与v无关)TvbcvdT+ R ln(v雷敏生

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V∴

H =CPdTVTdp+ H0

(2.4.7)

TPSCPSV熵：∵

dS =dT +dp =dT –dp TTpTppTCpVdT∴

S =dp+ S0

(2.4.8)TTp

例：求1 mol 理想气体的焓，熵和吉布斯函数 解：理想气体的状态方程为：pv = RT

hh焓：

dh =dT +pdp TpTRTRv而

v – T= 0 T=

ppTp∴

理想气体的摩尔焓为：h =cpdp+h0

(2.4.9)熵：

s =∴

s =cPcPRvdTdpdp+s0=dTT+s0 TTppcPdT– R ln p +s0

(2.4.10)T吉布斯函数：按定义

g = h – Ts

g =cpdp–T或

g = –TcPdT+ RT ln p +h0–Ts0

(2.4.11)TdTcPdT+ RT ln p +h0–Ts0

(2.4.12)T21，dv = cPdT）T（注意：上式的得出利用了分部积分，即令u =通常将g写成g = RT(+ ln p)

(2.4.13)其中

=

s0h0dTcdT––

(2.4.14)PRTRRT2若摩尔热容cp为常数，则有

=

cs0h0cP–ln p +P

(2.4.15)RTRR上式要从(2.4.11)式开始，并令cp为常数，再与(2.4.13)式比较可得。

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3.热力学函数

由上面的对应关系可知表面系统的物态方程应为

f(, A, T)= 0

(2.5.8)由实验测得，与面积A无关，所以，物态方程可简化为：

 = (T)

(2.5.8’)

由 dF = – SdT +dA 得 S =FF，=

(2.5.9)TA积分第二式得表面系统的自由能为

F =dA =A + F0

(2.5.10)因为与A无关，故可提到积分号外；而且当A = 0时，表面消失，积分常数F0= 0，因此，上式也可写成

F =A

或者

=

F

(2.5.11)A这说明，液体的表面张力系数就是单位表面积的自由能。

表面系统的熵为：

S = – A

d

(2.5.12)dT由G—H方程可得表面系统的内能

U = F – TFd= A(– T)

(2.5.13)

dTT所以，由=(T)可用只求偏导数就得到表面系统的全部热力学函数。

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为ud。这样，在dt时间内，这一束电磁辐射通过面积dA的辐射能量为： 4c dt u

d dA cos 4考虑各个传播方向（见图2-4），可以得到投射到dA一侧的总辐射能为：

2coscudtdAd=dtdAdcossind Judt dA =cu44002cu1122sin2=cu 

Ju=42046.辐射压强p：当电磁波投射到物体上时，它对物体所施加的压强。麦克斯韦从电磁场理论出发，早就预言有辐射压力存在，但直到本世纪初，辐射压力才由列别捷夫、尼科斯和赫耳分别测量到。

可以证明，辐射压强与能量密度有如下关系

1p =u

(2.6.2)3（上式将在统计物理学中推导。见王竹溪著《热力学简程》p116—117。它也可从电磁场理论得到，可参阅电磁学有关内容。）

二．空腔平衡辐射的热力学性质 1.辐射能量密度u(T)：

由于u仅是温度的函数，因而辐射场的总能量U(T, V)可表为

U(T, V)= u(T)V 1p1du由于 p =u，对其求偏导，则有： =

dT33TVU考虑能态方程

= T VTu = T

p– p 于是得到 TV1du1dTdu–u

或者

= 4

uT3dT3解此微分方程得： u =T

4(2.6.3)这里为积分常数。上式说明，平衡辐射的能量密度与T的四次方成正比。

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§2.7 磁介质的热力学

一．基本微分方程

热力学基本微分方程的一般形式是

dU = TdS +Yidyi

(2.7.1)i对于磁介质，Yidyi= – pdV +0H dM

(2.7.2)i上式的第二项是外场使磁介质磁化所做的功，但不包括激发磁场所做的功。这样，磁介质的热力学基本微分方程为

dU = TdS – pdV +0H dM

(2.7.3)在以T、p、H为独立变量时，特性函数是G

G = U + pV –0H M – TS

(2.7.4)∴ dG = dU + pdV + Vdp –0HdM –0MdH – TdS – SdT

将dU的表达式代入上式得

dG = – SdT + Vdp –0MdH

(2.7.5)

二．绝热去磁致冷

如果忽略磁介质的体积变化，此时吉布斯函数为

G = U –0H M – TS

(2.7.4’)dG = dU – TdS – SdT –0HdM –0MdH

注意此时，dU = TdS +0HdM

∴ dG = – SdT –0MdH

(2.7.6)由全微分条件有：

MS=

(2.7.7)0HTTHT由S = S(T, H)可得 HSHS= –1 STTHMS0TTHHT = –T∴  = –STSHSTTHHⅡ-16(2.7.12)0HT,PpT,H上式是磁介质的一个麦氏关系。上式左边的偏导数给出了，在温度和压强不变时，磁介质的体积随磁场的变化率，这就是磁致伸缩效应；上式右边的偏导数给出了，在温度和磁场保持不变时，介质的磁矩随压强的变化率，它描述了压磁效应。(2.7.12)式正是反映了这两种效应之间的关系。

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保险性质与职能-2章 第2篇

1 违约金的性质

一般认为, 违约金在性质上可以分为赔偿性违约金和惩罚性违约金。赔偿性违约金被看作是预定的损害赔偿, 在功能上主要是为了弥补违约后一方所遭受的损失, 在设定此类违约金时, 当事人双方预先估计违约可能发生的损失数额, 并且在一方违约以后, 另一方可以直接获得预先的违约金数额, 以弥补其遭受的损害。此中违约金的运用, 使当事人免除了事后计算损害赔偿额的麻烦以及举证困难, 只要有实际损失和违约行为就可以要求支付违约金。因此在适用上有较大的方便。惩罚性违约金是指对债务人的违约行为实行惩罚, 以确保合同债务得以履行的违约金。惩罚性的认定基本上以违约金能否排斥强制履行或损害赔偿来判断。在适用时不要求有实际损失, 只要有违约行为, 即可要求支付违约金。惩罚性违约金旨在对违约行为的惩罚, 因此不能代替损害赔偿作用, 受害人除了请求支付惩罚性违约金以外, 还可以要求赔偿损失。

在我国《合同法》颁布之前, 学者通说认为, 违约金具有赔偿性和惩罚性双重性质, 即:在违约金低于实际损失时, 违约金具有赔偿性;而在违约金高于损失或没有损失时, 违约金具有惩罚性。《合同法》颁布后, 违约金是否具有惩罚性, 学者们的看法不一。笔者认为, 违约金是否具有惩罚性, 应取决于法律的规定。《合同法》第一百一十四条第二款规定:“约定的违约金低于造成的损失的, 当事人可以请求人民法院或者仲裁机构予以增加;约定的违约金过分高于造成的损失的, 当事人可以请求人民法院或者仲裁机构予以适当减少。”这一款规定的意义在于, 约定的违约金数额应当与违约所造成的实际损失大体相当, 不能过高或过低。在这种情况下, 违约金就具有了预定损害赔偿金的性质。同时, 《合同法》第一百一十四第第三款规定:“当事人就迟延履行约定违约金的, 违约方支付违约金后, 还应当履行债务。”从这款规定可以看出, 违约金责任可以与继续履行责任并用, 即债务人除支付违约金外, 还应当承担继续履行的责任。在这种情况下, 这种违约金就具有了与大陆法系中的惩罚性违约金相同的性质, 即迟延履行的违约金具有惩罚性。由此可见, 我国《合同法》确定了“赔偿性违约金为主, 惩罚性违约金为辅”的立法精神, 强调违约金主要是补偿性的, 它是预定的损失赔偿额, 这种损失赔偿额的预定, 应当是公平合理和恰如其分的, 且不具有惩罚目的。但在特定情况下也承认惩罚性违约金, 如违约金单纯为迟延履行而约定时。当然应予说明的是, 根据合同自由的原则, 当事人于此之外约定惩罚性违约金也是可以的。

2 违约金的职能

违约金的职能是指违约金的主要作用。在罗马法上, 违约金是一种债权担保方法, 属于担保主债务的从契约, 主要目的在于担保债务的履行。大陆法系国家大都认为, 违约金是担保主债务履行的一种担保形式。

在我国, 理论界有三种不同的观点。其中“违约金主要是一种责任形式, 同时也具有担保作用 (折衷说) ”得到了较多人的支持。我国合同法中的违约金是一种责任形式, 其根据在于:《民法通则》第134条是将支付违约金作为一种承担民事责任的方式加以规定的, 我国司法实践也通常都将违约金责任作为一种主要的民事责任对待, 并且在实践中运用极为广泛。但同时也应当看到, 违约金作为一种违约责任形式, 并不妨碍它具有担保的功能, 违约金的设定可以使当事人预知不履行的后果, 在合同订立以后, 当事人对违约可能造成的损失及承担责任的范围, 均能事先了解, 而当事人为避免承担支付违约金的责任, 就必须适当履行合同, 正是从这个意义上, 违约金可以督促当事人严格履行合同, 确保债权的实现。认定违约金是否具有担保属性, 必须遵循同一个标准。实际上, 违约金之所以存在有无担保属性的争议, 其根源在于对“担保”的理解不同。在民法理论上, 担保有一般担保和特殊担保之分。民事责任、债的保全等都具有一般担保的属性, 而保证、定金、抵押、质押、留置则为特殊担保。担保说所谓的“担保”是指一般担保, 而责任说所言“担保”是指特殊担保。可见, 从一般担保的角度理解, 违约金作为民事责任的一种形式, 当然具有担保的属性。而从特殊担保的角度理解, 违约金并不具有担保的属性。因此, 无论是肯定还是否定违约金的担保属性, 都不能说是错误的, 只是理解问题的角度不同而已。

3 违约金在合同中的运用

按意思自治原则, 当事人可以针对任何违约形态约定违约金。当事人有明文约定时, 应当按照当事人的约定来适用违约金条款。

对于全部不履行债务约定违约金。当事人明确约定违约金为债务全部不履行的违约金, 此时更多体现违约金的补偿性, 原则上认为是损害赔偿的预定。当出现当事人完全违约时, 可以请求违约金。而当债务人为一部分履行而债权人已受领时, 原则上不得再请求全部违约金。如一部分履行于债权人无利益时, 债权人得返还其所受领而请求全部违约金。债务已为一部分履行的, 法院可比照债权人因一部分履行所受利益减少违约金。当然如果此时当事人就全部债务不履行也可约定惩罚性违约金, 此时一方当事人完全违约, 债权人除请求违约金外, 还可请求继续履行或损害赔偿。

就迟延履行或不适当履行约定违约金。一方面, 当事人可以就债务人迟延履行约定违约金。此时迟延履行违约金为惩罚性的, 如债务人不依约定迟延给付时, 即须支付违约金, 同时, 债权人还可请求继续履行或赔偿损失。另一方面, 就不适当履行也可约定违约金, 此种不适当包括不于适当场所履行, 有瑕疵的履行, 部分履行。此时违约金可以是惩罚性的, 也可以是补偿性的。如为惩罚性的, 债权人除要求违约金外, 还可请求实际履行或赔偿损失。当违约金为赔偿性时, 应认定为履行不适当而产生的约定的损害赔偿。如果是不完全履行债务, 违约金数额和履行所得利益相比过高, 法院可以基于当事人的请求而酌情减少。

当事人未约定违约金针对何种违约形式时, 大陆法系大多数国家明文规定该违约金为可替代性违约金债务不履行的违约金, 也即根本不履行合同义务的违约金, 而不认为是对具体事项规定的违约金。其理由在于具体违约事项, 所造成损害比照主给付义务损害甚微。而迟延履行、不适当履行, 为附随义务性质, 不影响合同根本利益, 违约金自当主要担保主合同利益实现。我国《合同法》对此问题没有规定, 笔者认为, 大陆法系国家的规定有其合理性, 应为我国合同法所借鉴。

参考文献

[1]金晶.论违约金责任.[1]金晶.论违约金责任.