5806256263

Część III: Termodynamika układów biologicznych

Przez dłuższy czas poszukiwano wyjścia z tego problemu. Udało się je znaleźć dzięki podziałowi układu na podukłady tak małe, że każdy z nich można potraktować jako lokalnie znajdujący się w stanie równowagi. Podejście takie jest możliwe, gdy układ jako całość znajduje się w pobliżu stanu równowagi. Można wtedy wykazać, że produkcja entropii a musi spełniać równanie:

To = ŻJA

i=l

gdzie: Jj - i-ty strumień

Xj - siła napędowa i-tego strumienia

Okazuje się więc, że podejście takie wyjaśnia od razu dwie sprawy: wielkość produkcji entropii w stanie stacjonarnym i siły napędowe strumienia entropii wypływającego z układu: siłami tymi są siły napędowe innych strumieni obecnych w układzie.

Wyrażenie Ta zwane jest funkcją dyssypacji. Określa ona zużycie energii w układzie, czyli jak szybko układ przekształca użyteczne formy energii w zdegenerowaną, bezużyteczną energię cieplną i przekazuje ją (dyssypuje) do otoczenia.

Sity napędowe i strumienie

Ponieważ pojęcie strumienia obecnie jest kluczowe przy opisie układów nieodwracalnych, poświęćmy trochę uwagi siłom napędowym typowych strumieni występujących w układach biofizycznych. Tabela 0-1 zawiera zestaw takich sił napędowych i odpowiadających im strumieni. Tabela 0-1

Stnimicnie i odpowiadające im siły napędowe

Siła napędowa	Strumień
różnica potencjału elektrycznego	prąd elektryczny
różnica ciśnień hydrostatycznych	przepływ cieczy
różnica potencjału chemicznego	dyfuzja cząsteczek obojętnych
różnica potencjału elektrochemicznego	ruch jonów

Dla izolowanych strumieni wielkość strumienia, J, jest proporcjonalna do wartości siły napędowej x:

J = Lx

W takich strumieniach kierunek przepływu musi być zgodny z kierunkiem siły napędowej.

Okazuje się jednak, że w rzeczywistych układach mamy często do czynienia ze strumieniami sprzężonymi, czyli takimi gdzie strumień zależy od kilku sił napędowych.

Jj = f(x₁,...,x_i,...,x_n) dla i od 1 do n

13