1589805298-14c1ac33af4d6144284db1d7334189c4 (Лекции по молекулярной физике Туриков), страница 6
Описание файла
Документ из архива "Лекции по молекулярной физике Туриков", который расположен в категории "". Всё это находится в предмете "молекулярная физика" из 2 семестр, которые можно найти в файловом архиве РУДН. Не смотря на прямую связь этого архива с РУДН, его также можно найти и в других разделах. .
Онлайн просмотр документа "1589805298-14c1ac33af4d6144284db1d7334189c4"
Текст 6 страницы из документа "1589805298-14c1ac33af4d6144284db1d7334189c4"
Вещество в любом агрегатном состоянии представляет собой систему из большого числа частиц. Существует два вида описания таких систем.
Динамическое описание.
Частицы пронумерованы с номерами от 1 до . Мгновенное состояние системы опреде-ляется заданием их координат и скоростей . Это обычный подход, используемый в механике.
Статистическое описание.
Пространство координат и скоростей (фазовое пространство) разбивается на ячейки и рас-сматриваются вероятности состояний с разным числом частиц в ячейках. При этом, если мы считаем частицы различимыми, то задание числа частиц в каждой ячейке с указанием их номеров, называется микросостоянием системы. Если частицы неразличимы, то задаются только числа частиц в каждой ячейке – макросостояние системы.
Пусть - вероятность попадания молекулы в - ую ячейку с объемом . Если полный объем системы равен , то . Перемещение частицы внутри ячейки не меняет микросостояния. Следовательно, вероятность микросостояния равна
Найдем теперь вероятность макросостояния. Пусть задано макросостояние . Возьмем какое-либо микросостояние с теми же числами частиц в ячейках. Представим себе, что все частицы закреплены на своих местах. Проведем все возможные перестановки частиц. При этом число частиц в каждой ячейке не изменится. Общее число перестановок равно . Но здесь учтены и все перестановки внутри одной ячейки, не приводящие к новым микросостояниям. Число таких перестановок внутри - ой ячейки равно . Тогда полное число микросостояний для данного макросостояния
Вероятность макросостояния
Для одинаковых ячеек объемом вероятность . Тогда .
До сих пор под понималась математическая вероятность с условием . В статисти-ческой физике более удобной является нормировка, когда вероятность задается целыми числами. Множитель не зависит от чисел . Поэтому в такой норми-ровке можно записать
Статистический вес макросостояния - число равновероятных состояний, каждое из которых реализует данное макросостояние.
Тогда формулу Больцмана можно представить в виде
Лекция 9. Термодинамические функции. Химический потенциал.
Мы уже ввели три однозначные функции состояния термодинамической системы: внутрен-нюю энергию , энтальпию и энтропию . Введем еще две важнейшие термодинами-ческие функции.
Первый закон термодинамики можно представить в виде:
Отсюда получаем, что
Из этого соотношения видно, в чем состоит физический смысл этой функции. Убыль свободной энергии в квазистатическом изотермическом процессе равна работе, произве-денной системой. Величину называют связанной энергией. Ее нельзя перевести в работу.
Термодинамический потенциал: ,
Если термодинамическая система находится во внешней среде с постоянным давлением и постоянной температурой , то убыль термодинамического потенциала в квазистати-ческом процессе равна полезной работе, совершаемой системой. Под полезной работой понимается работа системы за вычетом работы против сил внешнего давления.
Таким образом, приходим к следующей системе уравнений:
Такие зависимости функций от термодинамических параметров называются каноническими уравнениями состояния вещества. Они были введены Гиббсом. Из формулы математического анализа для дифференциала функции двух переменных отсюда легко получить следующие соотношения:
С помощью этих уравнений можно получить важные соотношения для расчета различных термодинамических процессов. Можно представить функции и в виде
Подставляя соотношения (3) и (4) для в правые части этих уравнений, приходим к урав-нениям Гиббса – Гельмгольца
Проводя повторное дифференцирование в уравнениях (1) – (4) и используя теорему о пере-мене порядка дифференцирования, получаем соотношения Максвелла
Соотношения Максвелла также часто используются при выводе различных термодинами-ческих соотношений. Такой метод называется методом термодинамических потенциалов. Получим еще одно важное уравнение. Поделив выражение для на , находим
С помощью уравнения (8) преобразуем это соотношение к виду
Это уравнение понадобится нам при расчете эффекта Джоуля – Томсона.
Химический потенциал.
В распределениях Ферми – Дирака и Бозе – Эйнштейна из условия нормировки возникает параметр , который называется химическим потенциалом. Рассмотрим термо-динамическое определение этой величины. Она вводится для описания тепловых процессов с переменным числом частиц, что, например, имеет место в химических реакциях. При первый закон термодинамики можно представить в виде
Если изменяется, то в этом уравнении нужно добавить слагаемое, пропорциональное изменению числа частиц
Коэффициент называется химическим потенциалом.
Аналогичные выражения можно записать и для остальных термодинамических функций (лекция 12)
Из этих соотношений вытекают следующие формулы для химического потенциала
Отдельно остановимся на связи между химическим и термодинамическим потенциалами. В силу аддитивности можно записать
, где - произвольная константа.
Таким образом, химический потенциал равен термодинамическому потенциалу, отнесен-ному к одной частице.
Лекция 10. Силы взаимодействия между молекулами. Уравнение Ван-дер-Ваальса.
Для одного моля идеального газа . Эксперименты показывают, что при сжатии одного моля реального газа , то есть реальные газы менее сжимаемы. Имеется также ряд других отличий свойств реального газа, о которых мы будем говорить далее. Эти отличия обусловлены взаимодействием молекул друг с другом. Силы взаимодействия между молекулами имеют электромагнитную и квантовую природу. На малых расстояниях они проявляются как силы отталкивания, что вызывает малую сжимаемость плотных газов и жидкостей, сопротивление твердых тел сжатию т.д. На больших расстояниях они ведут себя как силы притяжения. Это приводит к возникновению сил поверхностного натяжения в жид-костях, к сопротивлению растяжения твердых тел.
Н
а рис. 1 приведена зависимость проекции силы межмолекулярного взаимодействия на направление радиуса-вектора, соединяющего две молекулы, от расстояния между ними. В точке имеет место положение равновесия, в котором . Ниже изображена аналогичная зависимость для энергии взаимодействия двух молекул . При эта энергия принимает минимальное значение . Оно определяет вид агрегатного состояния вещества:Уравнение состояния с учетом межмолекулярного взаимодействия.
Для одного моля идеального газа
В простейшей модели можно учесть влияние сил отталкивания с помощью введения в правую часть этого константы , зависящей от размера молекул
Силы притяжения между молекулами приводят к уменьшению давления, так как при подлете молекулы к стенке сосуда соседние молекулы тормозят ее движение. В грубом приближении такое уменьшение пропорционально концентрации молекул . Само давление также пропорционально концентрации, поэтому общее уменьшение давления будет пропорционально , или . Таким образом, получаем
где - некоторая константа, связанная с силами притяжения. Уравнение (1) называется уравнением Ван-дер-Ваальса для одного моля реального газа. Параметры и назы-ваются константами Ван-дер-Ваальса. Уравнение (1) легко обобщается на случай про-извольной массы газа :
Изотермы Ван-дер-Ваальса.
Н
а рис. 2 представлены изотермы Ван-дер-Ваальса, построенные на основании уравнения (1) при различных значениях температуры . При этом . Эти кривые суще-ственно отличаются от изотерм идеального газа.При они имеют волнообразный участок. При (критическая температура) изотерма имеет точку перегиба (критическая точка). Величины , , , соответствующие этой точки называются критическими параметрами вещества. Их физический смысл мы обсудим далее. Критические параметры можно выразить через константы Ван-дер-Ваальса и .
В точке перегиба функции , как известно из матанализа, . Кроме этого в точке выполняется условие , так как в ней сливаются две точки экстремума. Применяя эти соотношения к уравнению (1), можно получить:
Внутренняя энергия реального газа.
По общему определению внутренней энергии (лекция 3) она равна
Кинетическую энергию молекул можно по-прежнему считать равной (1 моль). Для вычисления потенциальной энергии взаимодействия нужно вычислить работу сил «внутреннего давления» , связанных с силами притяжения:
Таким образом, внутренняя энергия 1 моля реального газа
С помощью этого выражения рассмотрим процессы адиабатического расширения реального газа.
1. Равновесное адиабатическое расширение.
Для идеального газа из первого начала термодинамики