А. Пуанкаре. Этапы эволюции неравновесного состояния

Находясь в неравновесном состоянии, изолированная термодинамическая система изменяется таким образом, чтобы прийти к состоянию равновесия. Случайные отклонения параметров от их средних значений не могут вывести систему из равновесного состояния. Эти два утверждения носят название второго начала термодинамики.

Вообще термодинамически равновесное состояние допускает случайные локальные отклонения параметров от их средних значений (флуктуации). Однако суммарный вклад отклонений наблюдаемой величины равен нулю.

Второе начало термодинамики можно сформулировать и так: все процессы, происходящие в изолированной термодинамической системе, происходят так, что энтропия системы (S) увеличивается, что соответствует росту в системе хаоса. Максимальное значение энтропии изолированной термодинамической системы соответствует ее термодинамическому равновесию. В состоянии термодинамического равновесия, то есть в состоянии максимального значения энтропии, а значит и максимальной разупорядоченности, изолированная термодинамическая система может находиться сколь угодно долго.

С другой стороны, для замкнутой динамической системы произвольной сложности А. Пуанкаре доказана следующая теорема: за достаточно большое время фазовая траектория в Г-пространстве вернется в область, сколь угодно близкую к начальной точке этой траектории. Таким образом, любое неравновесное макроскопическое состояние рано или поздно должно повториться, как бы ни было велико отклонение от равновесия. Расчеты показывают, что время возврата порядка 10^2х1019единиц времени. В то же время возраст Вселенной оценивается как Т~5х10⁹ лет.

Таким образом, имеет место практическая необратимость макроскопических процессов, если речь идет о сколь-нибудь существенных отклонениях от термодинамического равновесия.