（题外话，每篇都找题图实在太麻烦了，还是省了吧……）（因为热学涉及很多庞杂的话题和细节，水平有限无法面面俱到，所以很多内容还请参考教科书。推荐的教科书写在这系列的第一篇。）力学给了我们描绘抽象的物体运动的方案，但这方案依然有巨大的局限性。众所周知，即使是三体问题——3个物体在牛顿引力的相互作用下的运动，都是个非常复杂的问题。然而，宏观可以看到的物体，几乎都是由不停运动的原子和分子组成的，而这种运动会带来诸多现象：比如扩散、热传导等等。要描述以及预测这类现象，如果我们期望将力学定律应用于每一个原子，写出所有原子的运动方程，我们会得到大概10^23个微分方程。大部分人连二元二次方程都不会解，解10^23元微分方程还是算了吧。
于是面对这类问题，物理学家给出了2种处理方案。一种方法是利用粒子数目巨大这个事实，寻求统计上的规律。这种方案成为物理学一个庞大的分支：统计物理。另一种方案，正是这里说要说的热力学，即通过人可以定量感知的物理量出发，基于实验，建立一些唯像的关系。
那么哪些物理量是可以定量感知的？比如说，一杯水，我们首先可以看到，它占据了一定空间，具有体积。一些简单的实验可以发现，水对里面的物体、杯子的内壁还有压力。还有一个日常生活感受颇深的就是温度。而且我们注意到，单就一杯纯水而言，我们似乎找不出其他有意义的量了：如果两杯水体积相同、温度相同，杯子的形状也完全相同（压力分布相同），我们看不出任何其他的区别。于是这里出现了态的概念，我们把这种宏观的明确的状态称作宏观态，而且我们发现，有些参量可以用来标记这些状态，比如在这个例子中，体积、压力、温度足够用来标记一个宏观态。而所有的态组成的集合，我们称为相空间。
既然这里提到温度了，得稍微停顿一下。温度是个稍稍有些神秘的东西，因为它没有像体积和力那样显白的测量方法和涵义。历史上曾经认为温度所度量是一种物质的量，称为热质：热质多了温度就高，热质少了温度就低，热传导是热质的流动。但随着热功当量的测定，人们发现热和功其实是一回事情，于是这种学说就被抛弃了。当人们对物质结构的认识更加深入后，发现温度所度量的不过是原子和分子的无规则运动的程度而已。
度量温度的历史恐怕要比澄清这个概念要早得多。和度量其他东西类似，我们用一种基准来进行测量。一般，这种基准被选为酒精或水银的热膨胀。但逻辑上，使用基准进行度量之所以可行，有一个隐含的假设，这被称为热力学第零定律：如果两个物体分别与第三个物体达到热平衡，则这两个物体之间也达到热平衡。其中，热平衡意味着物体的状态不再随时间变化，包括温度。按照度量的要求，热平衡的物体温度相同。
言归正传。刚刚说到宏观态可以用一些参量来标记，再如气体，也可以用体积、压强和温度来标记。这些可以用来标记宏观态的参量被称为状态参量。但我们会注意到，状态参量有可能是有相互联系的，或者说物体的状态不需要用全部的状态参量来标记，如果我们知道其中一部分，就可以计算出全部。对于理想的、粒子体积可忽略、粒子间相互作用也基本可忽略的气体，玻意耳-马略特定律、查理定律、盖-吕萨克定律等经验定律就是在描述这样的联系。如果有一个方程可以完整表述这样的关系，这个方程一般叫做状态方程（或物态方程）。比如对于理想气体，PV=nRT是它的状态方程。这个方程意味着，只需要体积、压强、温度3个参量中的2个，就足够描述气体的状态。这与日常经验也是符合的。
既然宏观物体的原子和分子在不断运动，那么显然是具有一定的能量的。而且，同一个宏观态中的物体应该能量也相同，否则如果两个同样状态的物体之间还能进行能量传递，这就不叫同样状态了，所以能量应该也是状态参量。而且，能量守恒是时间平移对称性的结果，显然对宏观物体也是成立的。于是把能量守恒定律翻译在热学中，就变成了热力学第一定律：物体内能的改变，等于传递给物体的能量。而传递给物体的能量，比如对于只有热交换和机械运动的系统，只有做功和传热两种形式，于是，我们写作dU=dW+dQ.
但是，这个方程很怪：左边的东西是状态参量，但右边不是。无论是做功，还是传热，都是与具体过程有关系的。用数学语言来说，左边是全微分，但右边不是。但过程往往太复杂，我们不太关心，只想要知道或者只能知道一些初始状态和末状态的信息。如果做功只体现在体积的变化，而且只关心一个体积变化很小的过程，这还好办，因为功等于力乘以距离，稍微推算一下，dW=-pdV，正好，p和V都是状态参量，问题解决了。但是热量怎么办？
当然这个问题细细说来就会需要很大篇幅，详细的内容可以参见诸多热学的教材。严密的论证要从理想气体温标开始，引入理想气体（可逆）循环过程。而由于理想气体内能只与温度成正比（这可以说是实验定律或统计力学的结果），以及理想气体状态方程，简单推算可以发现至少对于理想气体的可逆而言，dQ/T对任何循环过程的积分等于0，这在数学上（请复习与线积分相关的数学）意味着dQ/T与过程无关，也是一个状态量的改变量，这个量被定义为（热力学）熵。而进一步利用卡诺热机与热力学第二定律，可以发现“可逆过程dQ/T与过程无关”这个结论不仅仅适用于理想气体。因此我们终于可以将内能写成全微分的形式：dU=TdS-pdV.
然而以上只针对可逆过程，即这个过程所造成的影响是可以对外界没有影响地挽回的。有很多过程实际上都是不可逆的，比如分子扩散。如果糖在水中溶解了，我们基本上没法在不损耗能量的前提下让糖重新析出，我们总得烧掉些酒精，或者吸收点太阳光，才能把水蒸干让糖析出。对于不可逆过程，我们还是找到了一条基本的实验规律，即热力学第二定律。它有很多表述，比如克劳修斯表述“不可能把热量从低温物体传递到高温物体而不产生其他影响”，或开尔文表述“不可能从单一热源吸收能量，使之完全变为有用功而不产生其他影响”。一般教材会有很大篇幅来讨论不同表述的等价，进而引入热力学温标，以及提到一些诘难，有兴趣可以去看看。
顺带提一下热力学第三定律，即大家常说的“绝对零度不能在有限次过程中达到”。这条定律的实用性并没有前两条那么大，它最初也是一条实验定律，而随着统计力学和量子力学的发展，其实这条定律的根源也是在于不确定性原理与零点能。
将内能写成dU=TdS-pdV的形式，实际上意味着内能U是S与V的函数U(S,V)。然而这个使用常常不方便，比如我们需要找一个关于T和V的函数，这时会用到勒让德变换，定义焓、自由能与自由焓。这些热力学函数又各有其意义和用途，诸多庞杂的细节就不在这里展开了。细细展开会有很多很多的题目。
值得一提的是，如果从另一条路——统计物理的角度出发，我们可以还原相当多基本的热学定律（至少对于理想气体而言），而一些定律会得到解释。统计物理也会给出另一个熵的定义，它和热力学熵实际上是等价的。
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