Физика. Конспекты лекций и задачи казань 2015 удк 536. 7(07) ббк 22. 317 А62

• Название: Конспекты лекций и задачи казань 2015 удк 536. 7(07) ббк 22. 317 А62
• Анкор: Физика
• Дата: 24.05.2022
• Размер: 1.13 Mb.
• Имя файла: Thermodynamics_and_statistical_physics.pdf
• Тип: Конспект; #546850
• страница: 18 из 22

Контрольные вопросы
1. Напишите формулу Эйнштейна для вероятности флуктуации в замкнутой системе и поясните ее.
2. Видоизмените формулу (7.10) для двухкомпонентной системы, выразив
W
e
через
E, , N
1
и
N
2
.
3. Получите формулу (7.13) для флуктуации плотности, рассматривая флуктуации числа частиц в заданном объеме.
4. Что такое время корреляции?
5. Напишите спектральное представление корреляционной функции (7.17).
6. Дайте определение кинетических коэффициентов.
7. Сформулируйте теорему Онзагера.
8. В чем заключается термомеханический эффект?
Задачи
7.1.
Найти средний квадрат флуктуации энергии (взяв в качестве независимых переменных
 и V).
7.2.
Найти




















,
,
,
V
V
p
p
7.3.
Найти средний квадрат флуктуации энтальпии (независимые переменные p и
).

145
7.4.
Найти средний квадрат флуктуации числа частиц в заданном объеме; рассмотреть случай идеального газа.
7.5.
Найти средние квадратичные флуктуации чисел заполнения в ферми- и бозе-газах.
7.6.
Определить средний квадрат флуктуации числа электронов проводимости в металле при температурах, малых по сравнению с температурой Ферми.
7.7.
Найти <
EN> для системы, описываемой большим каноническим распределением.
7.8.
Найти средний квадрат флуктуации скорости тела.
7.9.
Найти средний квадрат флуктуации скорости электрона в полностью вырожденном электронном газе.
7.10.
Найти средний квадрат флуктуационного отклонения от вертикали для математического маятника.
7.11.
Найти средний квадрат флуктуационного отклонения точек натянутой струны. Сила натяжения струны равна F, длина струны l.
Определить также среднее значение произведения флуктуационных смещений двух различных точек струны.
7.12.
Вычислить среднюю квадратичную флуктуацию энергии линейного гармонического осциллятора частоты
. Рассмотреть классический и квантовый осцилляторы.
7.13.
Найти средний квадрат флуктуации энергии черного излучения в заданном интервале частот.
7.14.
Рассмотреть флуктуации энергии в системе N независимых спинов S = 1/2 в магнитном поле B (магнитный момент частицы равен
2

B
s
,). Вычислить <n
2
>, где n = N+  N, N+, N  числа частиц с магнитным моментом, ориентированным вдоль и против поля B.
7.15.
Вычислить функцию корреляции и спектральную функцию для координат квантового линейного гармонического осциллятора частоты
 и массы m. Найти средний квадрат координаты и рассмотреть классический предел.
7.16.
Найти потоки и обобщенные силы, связанные кинетическими коэффициентами, удовлетворяющими соотношениям взаимности
Онзагера, в системе с градиентами температуры, электрического и химического потенциалов.

146
8. ЭЛЕМЕНТЫ ФИЗИЧЕСКОЙ КИНЕТИКИ
8.1. Кинетическое уравнение для классических систем
Теория равновесных флуктуаций позволяет получить некоторые важные соотношения термодинамики слабо-неравновесных систем. Но поведение макроскопической системы во времени в принципе полностью определяется уравнением Лиувилля или эквивалентной бесконечной цепочкой уравнений для частичных функций распределения. Поэтому более общий подход к исследованию неравновесных явлений в макроскопических системах заключается в выводе и решении уравнений для одно- и двухчастичных неравновесных функций распределения, что позволяет проследить за изменением во времени (в том числе установлением стационарных и равновесных значений) практически всех существенных параметров системы. Замкнутое уравнение для одночастичной функции распределения f(r,v,t) называется кинетическим уравнением; оно уже позволяет перейти к макроскопическим уравнениям гидродинамики. В равновесии f
0
(r,v) для классического газа представляет распределение
Максвелла – Больцмана. Мы используем здесь стандартное обозна- чение f вместо

1
, введенного в разделе 5; вместо импульса p используем скорость v, и для простоты не учитываем возможных внутренних степеней свободы частицы.
Функция распределения f(r,v,t) определяет плотность числа точечных частиц в точке r, v фазового
-пространства. Изменение f во времени для газа невзаимодействующих частиц целиком определяется уравнением Лиувилля (перемещение фазовых точек в соответствии с уравнениями механики):
(
f/t)
дрейф
=
 (f/r

)
(
/
)
r
f
v v
f
f



   
  
 
r
v
v
v



При учете взаимодействия число молекул со скоростью v в точке r
может изменяться также за счет столкновения с молекулами с другой скоростью; в результате к (
f/t)
дрейф добавляется так называемая столкновительная часть (куда в принципе включаются и столкновения с примесями, со стенками):
f/t =
f
f
v
r
v
v







+ (
f/t)
столк
. (8.1)
Это и есть кинетическое уравнение в общей форме. Основная трудность в работе с ним
 это написание и упрощение

147 столкновительного члена. Часто используется приближение времени
релаксации, согласно которому
(
f/t)
столк
=
 (f  f
0
)/

c
, (8.2) где f
0
 равновесная функция распределения, 
c
 время релаксации.
Рассмотрим в качестве примера поведение электронов в постоянном внешнем поле E, направленном вдоль оси x. Плотность тока равна j = e
v
x
fdv. Стационарное уравнение имеет вид:
0
c
x
x
f
f
x
f
v
v
f
m
eE









Линеаризуем уравнение, считая поле слабым и отклонение f от f
0
малым. Тогда














x
f
v
v
f
m
eE
f
f
x
x
c
0 0
0
, j =





v
0 2
v
d
f
v
m
E
e
x
x
c
Для газа Максвелла
f
0
/
v
x
=
f
0
mv
x
/
, так что j = E,где  = ne
2

c
/m
 проводимость,а n
 плотность электронов.
Для более детального изучения влияния взаимодействия частиц выделяют два предельных случая. В разреженных газах (мал параметр
r
0 3
/V
0
, где r
0
 радиус взаимодействия частиц, V
0
 средний объем на одну частицу) молекулы большую часть времени движутся свободно, изредка, в течение короткого времени столкновения, резко меняя свое состояние (скорость движения). Вследствие разреженности газа можно учитывать только бинарные столкновения; соответствующее рассмотрение приводит к кинетическому уравнению Больцмана. Это сложное интегро-дифференциальное уравнение, для решения которого разработан целый ряд специальных методов. В плотных средах молекула (или броуновская частица) все время находится в поле действия соседей, и это поле представляется в виде среднего самосогласованного поля плюс остаточная случайная часть, которая обусловливает малые флуктуации. В этом подходе с самого начала движение частицы рассматривается как стохастический процесс, и кинетическое уравнение сводится к уравнению Фоккера-Планка.
Среднее поле используется и в теории бесстолкновительной плазмы
 в разреженной плазме часто можно пренебречь прямыми столкновениями частиц, в то время как дальнодействующий характер взаимодействия заряженных частиц плазмы гарантирует участие большого числа ионов в создании среднего поля на отдельной частице.

148
8.2. Кинетическое уравнение Больцмана
Пусть в результате столкновения молекул со скоростями в интервалах v,v + dv и v',v' + dv' скорости их становятся равными
v
'' ÷v″ + dv″ и v'''÷ v′′′ + dv′′′. Число таких столкновений в единице объема в единицу времени пропорционально числам сталкивающихся частиц и интервалам dv″, dv′′′:
P(v'',v'''
v,v'
)ff
'dvdv'dv''dv'''.
Функция
P(v'',v'''
v,v'
) играет роль плотности вероятности рассматриваемого процесса.
Она определяется механизмами взаимодействия сталкивающихся частиц. Сам Больцман рассматривал упругое рассеяние абсолютно твердых шаров. Полная убыль числа молекул со скоростью v за счет столкновений получается после интегрирования написанного выражения по всем v', v'', v'''. Учитывая возможность появления молекул со скоростями vв результате других столкновений, получаем для интеграла столкновений:
(
f/t)
столк
=
{P(v,v'
v'',v''')f
''f
'''
 P(v'',v'''
v,v'
)ff
'
}dv'dv''dv'''.(8.3)
Процесс столкновения частиц описывается уравнениями механики
(классической или квантовой), инвариантными относительно обращения времени (надо иметь в виду оговорки, сделанные в предыдущем разделе, связанные с наличием магнитного поля). Поэтому имеет место принцип детального равновесия
P(v,v'
v'',v'''
) = P(v'',v'''
v,v'
),(8.4) так что уравнение Больцмана со столкновительным членом
(интегралом столкновений) имеет вид:
f/t +
f
f

 

v
r
v
v

P(v,v'
v'',v'''
)(f
''f
'''
 ff
'
)dv'dv''dv'''.(8.5)
Поскольку при столкновениях сохраняются суммарная энергия и импульс частиц, интеграл столкновений сводится к пятикратному интегралу. В случае упругого рассеяния одинаковых молекул уравнение Больцмана приобретает вид:
( )
(
)
f
f
f
d
d
f f
ff
t
m



 

 
 


 



 
r
v
F
v
v
v v
, (8.6) где
()  дифференциальное сечение рассеяния (()d  доля молекул, рассеиваемых в телесный угол d
). Одним из часто

149 употребляемых методов решения уравнения Больцмана является метод последовательных приближений Чэпмена-Энскога, в котором в качестве исходных выбираются локально-равновесные функции распределения (см. Хуанг, 1966).
Отметим еще, что для несферических частиц (молекул) функция распределения зависит, помимо координат и скорости центра тяжести, еще и от переменных, определяющих вращение частицы. При этом функция распределения считается усредненной по быстро меняющимся углам вращения молекулы. Уравнение Больцмана по форме совпадает с
(8.5) [подробнее см. Лифшиц и Питаевский, 1979].
8.3. Уравнения Власова для бесстолкновительной плазмы
Если обозначить энергию взаимодействия двух частиц через u(r
12
), то средний потенциал частицы в точке
r описывается средним полем








)
,
,
(
)
(
)
(
v
r
v
r
r
r
r
d
d
t
f
u
U
(8.7)
При наличии внешнего поля его потенциал добавляется к этому выражению. Считая среднее поле единственным следствием взаимодействия частиц, получаем вместо (8.1):
0 1











v
r
r
v
f
U
m
f
t
f
. (8.8)
Уравнения (8.7) и (8.8) образуют самосогласованную систему. Для плазмы, состоящей из нескольких сортов частиц с зарядами z
a
e,
самосогласованные уравнения Власова имеют вид:
 
 
































a
a
a
a
a
a
a
a
a
a
a
d
f
z
e
d
f
z
e
div
div
c
t
c
rot
t
c
rot
f
c
m
e
z
f
t
f
,
,
4
,
0
,
4 1
,
,
0
]
[
v
v
j
v
E
B
j
E
B
B
1
E
v
B
v
1
E
r
v
(8.9)
Это сложная нелинейная система уравнений; она существенно упрощается с помощью процедуры линеаризации, если поле можно считать слабым. Детально теория плазмы изложена в книге Лифшица и
Питаевского (1979).

150
8.4. Теория броуновского движения
Броуновское движение можно исследовать путем решения уравнения Фоккера – Планка. Вместо этого мы сначала воспользуемся эквивалентным, но более наглядным подходом, основанным на уравнении Ланжевена. На броуновскую частицу в жидкости действует сила трения («среднее поле») Fc =

v, где v – скорость частицы (для сферической частицы радиуса R
 = 6R,   коэффициент вязкости).
При не очень больших размерах частиц будет заметным и воздействие случайной части силы, обусловленной столкновениями частицы с молекулами жидкости, F
f
(t). Поэтому уравнение движения (уравнение
Ланжевена) можно записать в виде стохастического дифференциального уравнения (рассматриваем одномерный случай): v=
v
 

+
(t), (8.10) где
 = /m, (t) = F
f
/m, m – масса частицы. Относительно ланжевеновской силы
(t) делаются следующие естественные предположения:
<
(t)>=0, <(t)(t′)> = 0 при t  t′  
0
, (8.11) где

0
– длительность столкновения; регулярная часть силы столкновений составляет силу трения, которая приводит к затуханию флуктуации скорости броуновской частицы. Обычно

0
<<
 = 1/, и разумно воспользоваться приближением «белого шума»:
<
(t)(t')> = q(t  t'). (8.12)
Решение уравнения движения при начальном условии v(t
=
0) = v
0
имеет вид:
v(t) = v
0
e

t
+








t
t
t
t
d
t
e
0
)
(
)
(
,
так что
<v(t)>= v
0
e

t
, (8.13)
(t
1
)v(t
2
)>=v
02 1 2 1
2 1
2 1
2
(
)
(
)
1 2
1 2
0 0
(
)
t t
t t
t t t t
e
e
q t
t dt dt
 
 
   
 
 

 

В двойном интеграле пределы интегрирования по обеим переменным можно распространить от 0 до min(t
1
,
t
2
), ибо в области
t
1
> t
2
, например, подынтегральное выражение равно 0 (см. рис. 8.1).
Вычисляя интеграл, получим:

151
(t
1
)v(t
2
)>=v
02
)
(
2
)
(
|
|
)
(
2 1
2 1
2 1
t
t
t
t
t
t
e
e
q
e












. (8.14)
На больших временах (в стационарном состоянии)
<v(t
1
)v(t
2
)> =
,
2 2
1
t
t
e
q




(8.15) и поскольку <v
2
(t)> = k
B
T/m, то мощность
шума ланжевеновской силы
Рис. 8.1 q = 2
k
B
T/m. (8.16)
Диффузия броуновских частиц
Найдем средний квадрат смещения частицы с начальным положением x
0
и скоростью v
0
:

 















t
t
t
t
t
t
t
e
dt
dt
e
x
t
d
t
x
t
x
0 0
0 2
)
(
2 1
0 0
0 1
2 1
),
(
1
v
)
(
v
)
(
(8.17)
 




















t t
t
t
e
q
t
q
e
q
dt
dt
t
t
x
x
0 0 3
2 2
2 2
0 2
1 2
1 2
0
).
1
(
)
1
(
)
2
v
(
)
(
v
)
(
v
)
(
В пределе больших времен,
t >> 1, получаем формулу Эйнштейна для коэффициента диффузии:
<(x(t)
 x
0
)
2
> = 2Dt, D = k
B
T/m
. (8.18)
То же самое получится, если исходить не из определенного значения скорости, а из равновесного распределения скоростей.
Формула смещения легко обобщается на трехмерный (изотропный) случай, когда
<

i
(t)

j
(t'
)> = q

ij
(t  t').
В этом случае
<(