Классическая статистика. Функция распределения Максвелла. Барометрическая формула. Распределение Больцмана.

Классическая статистика. Функция распределения Максвелла. Барометрическая формула. Распределение Больцмана.

Закон равномерного распределения энергии по степеням свободы молекул.

 

В классической статистической физике выводится закон Больцмана о равномерном распределении энергии по степеням свободы молекул: для статистической системы, находящейся в состоянии термодинамического равновесия, на каждую поступательную и вращательную степени свободы приходится в среднем кинетическая энергия, равная kT/ 2, а на каждую колебательную степень свободы — в среднем энергия, равная kT. Колебательная степень «обладает» вдвое большей энергией потому, что на нее прихо­дится не только кинетическая энергия (как в случае поступательного и вращательного движений), но и потенциальная, причем средние значения кинетической и потенциаль­ной энергий одинаковы. Таким образом, средняя энергия молекулы

 

 

 

где i — сумма числа поступательных, числа вращательных в удвоенного числа колеба­тельных степеней свободы молекулы:

 

Внутренняя энергия для произвольной массы т газа.

 

где М — молярная масса.

С редняя длина свободного пробега молекул и эффективный диаметр молекулы.

 

Классическое распределение по скоростям (распределение Максвелла):

Справедливо для всех частиц:

 

dN – число частиц, попадающих в определенный интервал скоростей.

N – число всех частиц.

f(V) – функция распределения по скоростям

dV – элементарный объем скоростей.

 

Рассмотрим функцию распределения по скоростям в сферической системе координат:

 

 

- функция распределения Максвелла.

 

 

 

 

 

 

 

 

Величина А (амплитуда вероятности) находится из условия нормировки:

- условие нормировки

 

;

 

Аналогично находим j(v_y) и j(v_z):

 

 

 

тогда

 

 

 

 

Барометрическая формула. Распределение Больцмана.

 

 

 

Первое закон термодинамики.

 

Внутренняя энергия системы. Теплоемкость вещества. Первый закон термодинамики. Применение первого закона термодинамики к изопроцессам в идеальном газе. Адиабатический процесс.

 

 

 

Внутренняя энергия газа

 

 

Теплоемкость вещества.

 

 

 

 

 

 

 

 

 

Применение первого начала термодинамики к изопроцессам.

 

Изохорный процесс (V =const).

 

 

Изобарный процесс (p =const).
Для работы изобарного расширения

 

 

 

Изотермический процесс (T =const).

 

 

 

Адиабатический процесс.

Уравнения Пуассона:

 

 

 

12.

Второе начало термодинамики

Краткая формули­ровка второго начала термодинамики:

 

в процессах, происходящих в замкнутой системе, энтропия не убывает.

две формулировки второ­го начала термодинамики:

1) по Кельвину: невозможен круговой процесс, единственным результатом кото­рого является превращение теплоты, полу­ченной от нагревателя, в эквивалентную ей работу;

2) по Клаузиусу: невозможен круговой процесс, единственным результатом кото­рого является передача теплоты от менее нагретого тела к более нагретому.

Первое начало термодинамики, выражая закон сохранения и превращения энергии, не позволяет установить направление про­текания термодинамических процессов.

Второе начало термодинамики — необходимость дать ответ на вопрос, какие процессы в природе возможны, а какие нет — определяет направление развития процессов.

Первые два начала термодинамики да­ют недостаточно сведений о поведении термодинамических систем при нуле Кель­вина. Они дополняются третьим началом термодинамики, или теоремой Нернста — Планка: энтропия всех тел в со­стоянии равновесия стремится к нулю по мере приближения температуры к нулю Кельвина:

Явления переноса.

Законы диффузии, теплопроводности и внутреннего трения (вязкости) и их обоснование в молекулярно-кинетической теории. Движение жидкости (газа) по трубам. Формула Пуазейля.

Диффузия, теплопроводность и внутреннее трение.

 

Выведем основное уравнение явления переноса:

 

 

 

 

j - переносимый параметр

Dx = 2<l>

 

<l> – средняя длина свободного пробега молекул.

- основное уравнение явления переноса.

 

 

1) Диффузия

j = m;

- уравнение диффузии (уравнение Фика).

 

- градиент плотности.

 

 

2) Теплопроводность

; (i – степень свободы, i = 3, 5,6)

 

 

 

- уравнение теплопроводности (уравнение Фурье).

 

-

 

3.Внутреннее трение

j = p = mV

=

 

- уравнение трения (уравнение Ньютона).

DP = F ·D t

 

 

 

 

Движение жидкости (газа) по трубам. Формула Пуазейля.

Существует два режима течения жид­костей. Течение называется ламинарным (слоистым), если вдоль потока каждый выделенный тонкий слой скользит относи­тельно соседних, не перемешиваясь с ни­ми, и турбулентным (вихревым), если вдоль потока происходит интенсивное вихреобразование и перемешивание жидкости (газа).

Рейнольдс установил, что ха­рактер течения зависит от безразмерной величины, называемой числом Рейнольдса:

где — кинематическая вязкость;

r — плотность жидкости; (v)—средняя по сечению трубы скорость жидкости; d — характерный линейный размер, например диаметр трубы. При малых значениях числа Рейнольдса (Re£1000) наблюдается ламинарное течение, переход от ламинарного течения к турбулентному происходит в области 1000£:Re£2000, а при Re = 2300 (для гладких труб) течение — турбулентное. Если число Рейнольдса одинаково, то ре­жим течения различных жидкостей (га­зов) в трубах разных сечений одинаков.

Методы определения вязкости

1. Метод Стокса. Этот метод определе­ния вязкости основан на измерении скоро­сти медленно движущихся в жидкости не­больших тел сферической формы.

 

Измерив скорость равномерного движения шарика, можно определить вязкость жид­кости (газа).

2. Метод Пуазейля. Этот метод осно­ван на ламинарном течении жидкости в тонком капилляре. Рассмотрим капилляр радиусом R и длиной l. В жидкости мыс­ленно выделим цилиндрический слой ради­усом r и толщиной dr (рис. 54).

 

Сила внут­реннего трения, действующая на боковую поверхность этого слоя,

 

где dS — боковая поверхность цилиндри­ческого слоя; знак минус означает, что при возрастании радиуса скорость уменьша­ется.

Для установившегося течения жидко­сти сила внутреннего трения, действую­щая на боковую поверхность цилиндра, уравновешивается силой давления, дей­ствующей на его основание:

После интегрирования, полагая, что у стенок имеет место прилипание жидкости, т. е. скорость на расстоянии R от оси равна нулю, получим

 

Отсюда видно, что скорости частиц жид­кости распределяются по параболиче­скому закону, причем вершина параболы лежит на оси трубы.

 

За время t из трубы вытечет жидкость, объем которой

откуда вязкость

 

 

14.
Реальные газы и жидкости.

Изотермы реального газа. Уравнение Ван-дер-Ваальса. Поверхностное натяжение. Давление Лапласа. Капиллярные явления. Осмос.

Для реальных газов необходимо учитывать размеры мо­лекул и их взаимодействие друг с другом, поэтому модель идеального газа и уравнение Клапейрона—Менделеева.

(для моля газа), описывающее иде­альный газ, для реальных газов непри­годны.

 

Поверхностное натяжение

Поверхностное натяжение равно силе поверхностного натяжения, приходя­щейся на единицу длины контура, ограни­чивающего поверхность. Единица повер­хностного натяжения — ньютон на метр (Н/м) или джоуль на квадратный метр (Дж/м²) Большин­ство жидкостей при температуре 300 К имеет поверхностное натяжение по­рядка 10^-2—10^-1 Н/м. Поверхностное на­тяжение с повышением температуры уменьшается, так как увеличиваются средние расстояния между молекулами жидкости.

Из практики известно, что капля воды растекается на стекле и принимает форму, изображенную на рис. 98, в то время как ртуть на той же поверхности превращает­ся в несколько сплюснутую каплю (рис. 99). В первом случае говорят, что жидкость смачивает твердую поверхность, во втором — не смачивает ее. Смачивание зависит от характера сил, действующих между молекулами поверхностных слоев соприкасающихся сред.

 

Пол­ное смачивание (в данном случае q=0). Если s₁₂>s₁₃+s₂₃, то жидкость стягива­ется в шаровую каплю, в пределе имея с ней лишь одну точку соприкосновения (например, капля воды на поверхности парафина),— имеет место полное несма­чивание (в данном случае q=p).

.

Теплоемкость твердых тел

В качестве модели твердого тела рассмот­рим правильно построенную кристалличе­скую решетку, в узлах которой частицы (атомы, ионы, молекулы), принимаемые за материальные точки, колеблются около своих положений равновесия — узлов ре­шетки — в трех взаимно перпендикуляр­ных направлениях. Таким образом, каж­дой составляющей кристаллическую ре­шетку частице приписывается три колеба­тельных степени свободы, каждая из которых, согласно закону равнораспреде­ления энергии по степеням свободы (см. § 50), обладает энергией kT.

Внутренняя энергия моля твердого тела

U_m = 3N_АkT = 3RT,

где N_А — постоянная Авогадро; N _A k=R (R — молярная газовая постоянная).

Молярная теплоемкость твердого тела

т. е. молярная (атомная) теплоемкость химически простых тел в кристалличе­ском состоянии одинакова (равна 3R) и не зависит от температуры. Этот закон был эмпирически получен французскими уче­ными П. Дюлонгом (1785—1838) и Л. Пти (1791 —1820) и носит название закона Дюлонга и Пти.

Если твердое тело является химиче­ским соединением (например, NaCl), то число частиц в моле не равно постоянной Авогадро, а равно nN _A, где n — число атомов в молекуле (для NaCl число частиц в моле равно 2 N _а, так, в одном моле NaCl содержится N_A атомов Na и N_A ато­мов Cl). Таким образом, молярная теп­лоемкость твердых химических соедине­ний

C_V = 3pR»25n Дж/(моль•К),

т. е. равна сумме атомных теплоемкостей элементов, составляющих это соединение.
Так, А. Эйн­штейн, приближенно считая, что колеба­ния атомов кристаллической решетки не­зависимы (модель кристалла как сово­купности независимых колеблющихся с одинаковой частотой гармонических ос­цилляторов), создал качественную кван­товую теорию теплоемкости кристалличе­ской решетки.
По Эйнштейну:

Она впоследствии была развита П. Дебаем, который учел, что ко­лебания атомов в кристаллической решет­ке не являются независимыми (рассмот­рел непрерывный спектр частот гармони­ческих осцилляторов).

Рассматривая непрерывный спектр частот осцилляторов, П. Дебай показал, что основной вклад в среднюю энергию квантового осциллятора вносят колебания низких частот, соответствующих упругим волнам. Поэтому тепловое возбуждение твердого тела можно описать в виде упру­гих волн, распространяющихся в кристал­ле. По Дебаю:

Классическая статистика. Функция распределения Максвелла. Барометрическая формула. Распределение Больцмана.

Закон равномерного распределения энергии по степеням свободы молекул.

 

В классической статистической физике выводится закон Больцмана о равномерном распределении энергии по степеням свободы молекул: для статистической системы, находящейся в состоянии термодинамического равновесия, на каждую поступательную и вращательную степени свободы приходится в среднем кинетическая энергия, равная kT/ 2, а на каждую колебательную степень свободы — в среднем энергия, равная kT. Колебательная степень «обладает» вдвое большей энергией потому, что на нее прихо­дится не только кинетическая энергия (как в случае поступательного и вращательного движений), но и потенциальная, причем средние значения кинетической и потенциаль­ной энергий одинаковы. Таким образом, средняя энергия молекулы

 

 

 

где i — сумма числа поступательных, числа вращательных в удвоенного числа колеба­тельных степеней свободы молекулы:

 

Внутренняя энергия для произвольной массы т газа.

 

где М — молярная масса.

С редняя длина свободного пробега молекул и эффективный диаметр молекулы.

 

Классическое распределение по скоростям (распределение Максвелла):

Справедливо для всех частиц:

 

dN – число частиц, попадающих в определенный интервал скоростей.

N – число всех частиц.

f(V) – функция распределения по скоростям

dV – элементарный объем скоростей.

 

Рассмотрим функцию распределения по скоростям в сферической системе координат:

 

 

- функция распределения Максвелла.

 

 

 

 

 

 

 

 

Величина А (амплитуда вероятности) находится из условия нормировки:

- условие нормировки

 

;

 

Аналогично находим j(v_y) и j(v_z):

 

 

 

тогда

 

 

 

 

Барометрическая формула. Распределение Больцмана.

 

 

 

Первое закон термодинамики.

 

Внутренняя энергия системы. Теплоемкость вещества. Первый закон термодинамики. Применение первого закона термодинамики к изопроцессам в идеальном газе. Адиабатический процесс.

 

 

 

Внутренняя энергия газа

 

 

Теплоемкость вещества.