Шпоры по физике 5 (Шпаргалочка по физике)

1. Квазизамкнутые подсистемы. Теорема Лиувилля.
   Микроканоническое распределение.

• При взаимодействии подсистемы с окружающ. частями участвуют преимущественно те частицы, которые находятся вблизи ее поверхности, но относительное количество этих частиц по сравнению с полным числом частиц в подсистеме быстро падает при увеличении размеров последней, и при достаточной величине подсистемы энергия ее взаимодействия с окруж. частями будет мала по сравнению с ее внутренней энергией. Таким образом можно сказать, что подсистемы являются квазизамкнутыми.

• Квазизамкнутость имеет место на протяжении не слишком больших промежутков времени. Потом проявляется влияние окружающих подсистем. Оно и приводит к статистическому равновесию.

• Статистич. равновесие – состояние замкнутой макроскопич. системы, при котором для любой ее части, являющейся самой по себе макроскопич. телом, макроскопические физ. величины с большой относительной точностью равны своим средним значениям.

• Статистич. независимость означает, что состояние, в котором находится одна из подсистем, никак не влияет на вероятности различных состояний других подсистем.
  p₁₂ = p₁ p₂, где p₁₂ – стат. распределение составной подсистемы, а p₁ и p₂ – отдельных подсистем.

• Флуктуации – случ. отклонения динамич. переменных от средних значений.
  (f)² = f ² – f ² т.е. сред. квадратич. флуктуация определяется разностью между сред. квадратом величины и квадратом ее сред. значения.

• Большинство величин, представляющих физ. интерес, являются аддитивными – это обстоятельство следствие квазизамкнутости отдельных частей и состоит в том, что значение такой величины для всего тела равно сумме значений этой величины для отдельных его (макроскопич.) частей.

• П усть f – такая аддитивная величина. Тело разбито на N малых равных частей:
  относит. флуктуация обратно пропорциональна
  квадрату из N

• предположим, что мы в течение весьма длительного промежутка времени наблюдаем подсистему. Разделим этот промежуток времени на очень большое количество одинаковых малых интервалов, разделенных моментами t₁, t₂,… В каждый из этих моментов рассматр. подсистема отобразится в свободном фазовом пространстве точкой (A₁, A₂,…). Совокупность точек распределится в пространстве с плотностью, пропорциональной в каждом месте функции распределения (p,q)=const

(1) .

---------------------------------------------------------------------------------------------------------------- --

- (1) -

2S – размерность пространства

• функция распределения постоянна вдоль фазовых траекторий подсистемы – теорема Лиувилля (для квазизамкнутых систем).

• Значения аддитивных интегралов движения, энергии, импульса и момента – полностью определяют стат. свойства замкнутой системы.
  E(p,q) = E₀, (p,q)=₀, M(p,q)=M₀,  = const + (EE₀) (pp₀) (MM₀)
  наличие -функции обеспечивает обращение  в ноль во всех точках фазового пространства, в которых хотя бы одна из величин E, p, M не соответствует своему заданному значению E₀, p₀, M₀. Это распределение называется микроканоническим.

• Если система заключена в твердый ящик, то движения нет и
   = const ( EE₀), d = const (EE₀) _аП dГ_а, d - вероятность состояния dГ

(1) .

------------------------------------------------------------------------------------------------------------------

1. Э нтропия. Связь S и Г. Закон возрастания энтропии.

• Статистич. вес - есть число квантовых сос-тояний, соответствующее интервалу E значений энергии.

•  (Ē) p q = 1 – фазовый объем p q аналогично Г характеризует размеры той области фазового пространства, в которой данная подсистема проводит почти все время.

• В квазиклассическом случае число состояний Г можно записать в виде (см. ф-лу справа), где S – число степеней свободы данной подсистемы.

• В еличину Г называют статистическим весом, а ее логарифм S = lnГ называют энтропией подсистемы.
  В классическом случае она определяется выражением:
  Определенная таким образом энтропия, как и сам стат. вес, есть безразмерная величина. Поскольку число состояний Г во всяком случае не меньше 1, то энтропия не может быть отрицательной.

• Определение энтропии может быть записано в виде:
  S = -  ln [ (2 ħ)^s  ]  = - _  ln [ (2 ħ)^s  ] dpdq

• Вернемся к замкнутой системе в целом, и пусть Г₁, Г₂,… - стат. веса ее различных подсистем. Если каждая из подсистем может находится в одном из Г_а квантовых состояний, то этому, очевидно, соответствует Г = _аП Г_а различных состояний в целом. Эта величина называется стат. весом, а ее логарифм – энтропией S замкнутой системы. Ясно, что S = _а S_а т.е. определенная таким образом энтропия является величиной безразмерной и равна сумме энтропий ее частей.

• Энтропия есть величина, характеризующая средние свойства тела за некоторый отличный от нуля промежуток времени t. Нельзя говорить о мгновенном значении энтропии S.

• Закон возрастания энтропии: если замкнутая система в некоторый момент времени находится в неравновесном макроскопическом состоянии, то наиболее вероятным следствием в последующие моменты времени будет монотонное возрастание энтропии системы.

• Если в некоторый момент времени энтропия системы отлична от максимальной, то в последующие моменты энтропия не убывает, а увеличивается или в предельном случае остается постоянной.

(2) .

1. Т емпература. Адиабатический процесс.

• Величину, обратную производной энтропии тела S по его энергии Е, называют его абсолютной температурой Т.

• Если тело не подвергается никаким другим воздействиям, кроме изменения внешних условий, то говорят, что тело теплоизолировано.

• Закон возрастания энтропии справедлив не только для замкнутых систем, но и для теплоизолированных тел.

• Предположим, что тело теплоизолировано, и что внешние условия, в которых находится тело меняются достаточно медленно. Такой процесс называется адиабатическим. При адиабатическом процессе энтропия тела остается неизменной т.е. процесс обратим.

• Хотя адиабатич. процесс обратим, отнють не всякий обратимый процесс адиабатичен. Условие обратимости процесса требует лиш постоянства полной энтропии всей замкнутой системы, а энтропии ее отдельных частей могут как возрастать, так и убывать. При адиабатическом процессе выполняется более жесткое условие – остается постоянной также и энтропия данного тела, которое само по себе составляет лишь часть замкнутой системы.

• Б лагодаря адиабатичности процесса, стоящее в левой части среднее значение производной может пониматься, как среднее по стат. распределению. Буква S под скобками означает, что производная берется при постоянной S энтропии.

(3) .

------------------------------------------------------------------------------------------------------------------

1. Работа и количество теплоты. Теплоемкость.
   Тепловая функция.

• Абсолютная величина силы, действующей на единицу площади поверхности, равна p = ( E / V ). Эта величина называется давлением.

• Приложенные к телу внешние силы могут производить над ним работу, которая определяется по общим правилам механики произведениями этих сил на вызываемые ими перемещения. В частном случ. dA = p dV

• Е сли тело теплоизолировано, то всё изменение его энергии связано с производимой над ним работой. В общем же случае нетеплоизолированого тела, помимо работы, тело получает (или отдает) энергию путем непосредственной передачи от других соприкасающихся с ним тел. Эта часть изменения энергии называется количеством полученного (или отданного) телом тепла Q. Таким образом, изменение внутренней энергии тела (в единицу времени) можно записать в виде: 

• 
  (первый закон термодинамики)

• Количество тепла, при получении которого температура тела повышается на один градус, носит название теплоемкости.

• О чевидно, что теплоемкость тела зависит от того, в каких условиях происходит его нагревание. Обычно различают теплоемкость c_V при постоянном объеме и теплоемкость c_p при постоянном давлении. Очевидно, что: 

• Если при процессе остается постоянным объем тела т.е. V=const, то dQ = dE, - количество тепла получаемого телом равно изменению его внутренней энергии. Если же процесс протекает при постоянном давлении т.е. p=const, то количество тепла может быть записано в виде дифференциала dQ = d(E+pV) = dW некоторой величины W = E + pV , которая носит название тепловой функции тела. Изменение тепловой функции при процессах, происходящих при постоянном давлении, равно количеству тепла, полученного этим телом.
  

• Если тело теплоизолировано, то dQ = 0 и следовательно W = const, т.е. сохраняется его тепловая функция.
  

(4) .

------------------------------------------------------------------------------------------------------------------

1. Свободная энергия и термодинамический потенциал.
   Теорема о малых приращениях.

• Р аботу, произведенную над телом при бесконечно малом изометрическом обратимом изменении его состояния, можно написать в виде дифференциала некоторой величины. dA = dE – dQ = dE – TdS = d(E – TS) или dA = dF, F = E–TS - есть новая функция состояния тела, называемая его свободной энергией. Таким образом, работа, производимая над телом при обратимом изометрическом процессе, равна изменению его свободной энергии.

• E , W, F - термодинамические потенциалы.
  Ф = E – TS + pV = F + pV = W – TS - термодинамический потенциал.

• Если значения параметров _i (определяют состояние системы) немного изменятся, то величины E, W, F, Ф так же будут испытывать небольшие изменения. Очевидно, что их изменения будут равны друг другу, если каждое из них рассматривать при соответствующей паре постоянных величин:
  (E)_S,V = (F)_T,V = (W)_S,p = (Ф)_T,p - теорема о малых приращениях.

• 
  При изометрическом процессе в постоянном объеме (V,T = const). Тогда это неравенство можно записать в виде:
  
  
  Следовательно необратимые процессы происходящие при постоянных температуре и объеме, сопровождаются уменьшением свободной энергии тела.
  Аналогично при p=const и T=const неравенство приобретает вид
  dФ / dt < 0 т.е. необратимые процессы, происходящие при постоянных температуре и давлении, сопровождаются уменьшением термодинамического потенциала.

(5) .

1. Процесс Джоуля-Томсона. Расширение газа в пустоту.

• Рассмотрим процесс заключающийся в том, что газ (или жидкость), находящийся под давлением р₁, стационарным образом переводится в сосуд, где его давление равно р₂. Стационарность процесса означает, что на протяжении всего процесса давления р₁ и р₂ остаются постоянными. Такой процесс можно схематически представить как переход газа через пористую перегородку, причем постоянство давлений по обе стороны перегородки поддерживается соответственно вдвигающимися и выдвигающимися поршнями. Если отверстия в перегородке достаточно малы, то скорость макроскопического течения газа можно считать равной нулю. Будем так же предполагать, что газ теплоизолирован от внешней среды. Описанный процесс называется процессом Джоуля-Томсона. Этот процесс необратим, что видно уже из наличия перегородки с маленькими отверстиями, которая созд. большое трение, уничтожающее скорость газа.

• П усть некоторое количество газа, занимавшего при давлении р₁ объем V₁, переходит (теплоизолировано) в объем V₂, причем давление становится равным p₂. Изменение энергии Е₂ – Е₁ процесса будет равно работе, произведенной над газом для того, чтобы вытеснить его из объема V₁ (работа равна A = p₁V₁) минус та работа, которая совершена самим газом для того, чтобы занять объем V₂, таким образом, имеем:
  E₂ – E₁ = p₁V₁ – p₂V₂ , т.е. E₁ + p₁V₁ = E2 + p₁V₁ или W₁ = W₂. Таким образом, при процессе Джоуля-Томсона сохраняется тепловая функция газа.
  
  
  
  
  Последняя величина всегда отрицательна, как и должно быть: переход газа к меньшему давлению путем необратимого процесса Джоуля-Томсона сопровождается увеличением энтропии.

• Р асширение газа в пустоту: газ, первоначально находившийся в одном из двух сообщающихся сосудов, расширяется во второй сосуд. Этот процесс не стационарен, и давления во всех сосудах меняются, пока не сравняются друг с другом. При таком расширении газа в пустоту сохраняется его энергия Е.
  
  
  
  Как и следовало энтропия возрастает при расширении.

(6) .