微小な熱 d′Q を受け取ったときの U,H,p,V,T の変化量を dU,dH,dp,dV,dT とすると、熱力学第1法則より dU=d′Q−pdV が成り立ち、 H=U+pV より dH=dU+pdV+Vdp=d′Q+Vdp が成り立つ。 定圧変化では dp=0 であるから dH=d′Q となり、 Cp=(∂H∂T)p がわかる。
dU=TdS−pdV から dH=TdS+Vdp∴ がわかるので、 \begin{align} \left( \frac{\partial S}{\partial T} \right)_p &= \frac{1}{T} \left( \frac{\partial H}{\partial T} \right)_p , \\ \left( \frac{\partial S}{\partial p} \right)_T &= \frac{1}{T} \left( \frac{\partial H}{\partial p} \right)_T - \frac{V}{T} \end{align} がわかる。
G=H-TS とおくと、 \begin{align} dG = -SdT + Vdp \end{align} であり、 (2) で得た式を使って、次のように計算できる: \begin{align} \left( \frac{\partial H}{\partial p} \right)_T &= T \left( \frac{\partial S}{\partial p} \right)_T + V \\ &= - T \frac{\partial^2 G}{\partial p \partial T} + V \\ &= - T \frac{\partial^2 G}{\partial T \partial p} + V \\ &= - T \left( \frac{\partial V}{\partial T} \right)_p + V \end{align}
\begin{align} \left( \frac{\partial T}{\partial p} \right)_H &= - \frac{\left( \frac{\partial H}{\partial p} \right)_T} {\left( \frac{\partial H}{\partial T} \right)_p} \ \ \ \ \ \ \ \ (\because \text{偏微分の公式}) \\ &= - \frac{1}{C_p} \left( - T \left( \frac{\partial V}{\partial T} \right)_p + V \right) \ \ \ \ \ \ \ \ (\because \text{(1), (3)}) \\ &= \frac{1}{C_p} \left( T \left( \frac{\partial V}{\partial T} \right)_p - V \right) \end{align}
図 1 の状態での内部エネルギーを U_1 、エンタルピーを H_1 とし、 図 2 の状態での内部エネルギーを U_2 、エンタルピーを H_2 とすると、次が成り立つ: \begin{align} H_1 &= U_1 + p_1V_1 \\ H_2 &= U_2 + p_2V_2 \end{align} 左側のピストンが気体になす仕事は p_1V_1 であり、 右側のピストンが気体になす仕事は -p_2V_2 であり、 熱の出入りはないから、熱力学第1法則より次が成り立つ: \begin{align} U_2 - U_1 = p_1V_1 - p_2V_2 \end{align} よって、 H_1=H_2 が成り立ち、エンタルピーが保存されることがわかる。
理想気体の状態方程式は適当な定数 c を使って pV=cT と書けるので、 \begin{align} T \left( \frac{\partial V}{\partial T} \right)_p - V &= T \cdot \frac{c}{p} - \frac{cT}{p} \\ &= 0 \end{align} が成り立ち、したがって (4) から \begin{align} \left( \frac{\partial T}{\partial p} \right)_H &= 0 \end{align} が成り立ち、気体の温度が変化しないことがわかる。