🗊Презентация Термодинамические распределения

Категория: Физика
Нажмите для полного просмотра!
Термодинамические распределения, слайд №1Термодинамические распределения, слайд №2Термодинамические распределения, слайд №3Термодинамические распределения, слайд №4Термодинамические распределения, слайд №5Термодинамические распределения, слайд №6Термодинамические распределения, слайд №7Термодинамические распределения, слайд №8Термодинамические распределения, слайд №9Термодинамические распределения, слайд №10Термодинамические распределения, слайд №11Термодинамические распределения, слайд №12Термодинамические распределения, слайд №13Термодинамические распределения, слайд №14Термодинамические распределения, слайд №15Термодинамические распределения, слайд №16Термодинамические распределения, слайд №17Термодинамические распределения, слайд №18Термодинамические распределения, слайд №19Термодинамические распределения, слайд №20

Содержание

Вы можете ознакомиться и скачать презентацию на тему Термодинамические распределения. Доклад-сообщение содержит 20 слайдов. Презентации для любого класса можно скачать бесплатно. Если материал и наш сайт презентаций Mypresentation Вам понравились – поделитесь им с друзьями с помощью социальных кнопок и добавьте в закладки в своем браузере.

Слайды и текст этой презентации


Слайд 1





Лекция 14
Термодинамические распределения.
1. Некоторые сведения из теории вероятности
2. Распределение Больцмана
3. Распределение Максвелла
4. Экспериментальная проверка распределения Максвелла
Описание слайда:
Лекция 14 Термодинамические распределения. 1. Некоторые сведения из теории вероятности 2. Распределение Больцмана 3. Распределение Максвелла 4. Экспериментальная проверка распределения Максвелла

Слайд 2





1. Некоторые сведения из теории вероятности 
В качестве основной функции, применяемой при статистическом методе описания, выступает функция распределения, которая определяет статистические характеристики рассматриваемой системы. Знание её изменения с течением времени позволяет описывать поведение системы со временем. Функция распределения дает возможность рассчитывать все наблюдаемые термодинамические параметры системы.
Для введения понятия функции распределения сначала рассмотрим какую-либо макроскопическую систему, состояние которой описывается некоторым параметром х, принимающим К дискретных значений: х1, х2, х3,..., хК. Пусть при проведении над системой N измерений были получены следующие результаты: значение х1 наблюдалось при N1 измерениях, значение x2 наблюдалось соответственно при N2 измерениях и т.д. Очевидно, что общее число измерений N равняется сумме всех измерений Ni, в которых были получены значения xi:
Описание слайда:
1. Некоторые сведения из теории вероятности В качестве основной функции, применяемой при статистическом методе описания, выступает функция распределения, которая определяет статистические характеристики рассматриваемой системы. Знание её изменения с течением времени позволяет описывать поведение системы со временем. Функция распределения дает возможность рассчитывать все наблюдаемые термодинамические параметры системы. Для введения понятия функции распределения сначала рассмотрим какую-либо макроскопическую систему, состояние которой описывается некоторым параметром х, принимающим К дискретных значений: х1, х2, х3,..., хК. Пусть при проведении над системой N измерений были получены следующие результаты: значение х1 наблюдалось при N1 измерениях, значение x2 наблюдалось соответственно при N2 измерениях и т.д. Очевидно, что общее число измерений N равняется сумме всех измерений Ni, в которых были получены значения xi:

Слайд 3





Введем величину 
Введем величину 
Величина P(xi) называется вероятностью измерения значения xi.
 Вероятность может принимать значения 0 ≤ Р(хi) ≥ 1. Значение P(xi) = 0 соответствует случаю, когда ни при одном измерении не наблюдается значение xi и, а вероятность P(xi) = 1 возможна только, если при всех измерениях наблюдалось только значение xi.
Рассмотрим статистическое описание, применимое для случая, когда измеренный параметр х может иметь любые значения в некотором интервале a ≤ x ≥ b. Причем, указанный интервал может быть и не ограниченным какими либо конечными значениями a и b.
Пусть в результате измерений было установлено, что величина х с вероятностью dP(x) попадает в интервал значений от x до x + dx. Тогда можно ввести функцию f(x), характеризующую плотность распределения вероятностей:
 
Эта функция обычно называется функцией распределения.
Описание слайда:
Введем величину Введем величину Величина P(xi) называется вероятностью измерения значения xi. Вероятность может принимать значения 0 ≤ Р(хi) ≥ 1. Значение P(xi) = 0 соответствует случаю, когда ни при одном измерении не наблюдается значение xi и, а вероятность P(xi) = 1 возможна только, если при всех измерениях наблюдалось только значение xi. Рассмотрим статистическое описание, применимое для случая, когда измеренный параметр х может иметь любые значения в некотором интервале a ≤ x ≥ b. Причем, указанный интервал может быть и не ограниченным какими либо конечными значениями a и b. Пусть в результате измерений было установлено, что величина х с вероятностью dP(x) попадает в интервал значений от x до x + dx. Тогда можно ввести функцию f(x), характеризующую плотность распределения вероятностей: Эта функция обычно называется функцией распределения.

Слайд 4





f(x) ≥ 0, так как вероятность попадания измеренного значения в интервал от x до x + dx не может быть отрицательной величиной. Вероятность того, что измеренное значение попадет в интервал x1 ≤ x ≥ x2 равна
f(x) ≥ 0, так как вероятность попадания измеренного значения в интервал от x до x + dx не может быть отрицательной величиной. Вероятность того, что измеренное значение попадет в интервал x1 ≤ x ≥ x2 равна
Вероятность попадания измеренного значения в весь интервал возможных значений a ≤ x ≥ b равна единице:
Это есть условием нормировки функции распределения.
Функция распределения f(x) позволяет определить среднее значение любой функции φ(x):
В частности среднее значение параметра x:
Описание слайда:
f(x) ≥ 0, так как вероятность попадания измеренного значения в интервал от x до x + dx не может быть отрицательной величиной. Вероятность того, что измеренное значение попадет в интервал x1 ≤ x ≥ x2 равна f(x) ≥ 0, так как вероятность попадания измеренного значения в интервал от x до x + dx не может быть отрицательной величиной. Вероятность того, что измеренное значение попадет в интервал x1 ≤ x ≥ x2 равна Вероятность попадания измеренного значения в весь интервал возможных значений a ≤ x ≥ b равна единице: Это есть условием нормировки функции распределения. Функция распределения f(x) позволяет определить среднее значение любой функции φ(x): В частности среднее значение параметра x:

Слайд 5





Если состояние системы характеризуется двумя параметрами x и y, то вероятность её нахождения в состоянии со значениями этих параметров в интервалах x1 ≤ x ≥ x2 и
Если состояние системы характеризуется двумя параметрами x и y, то вероятность её нахождения в состоянии со значениями этих параметров в интервалах x1 ≤ x ≥ x2 и
 y1 ≤ y ≥ y2 соответственно равна
где f(x,y) - двумерная функция распределения. Примером такой функции может служить совместное распределение для координат и скоростей молекул газа. 
Соответственно для бесконечно малых интервалов dx и dy вероятность dP(x,y) можно представить в виде dP(x,y) = f(x,y)dxdy.
В случае статистической независимости значений параметров x и y друг от друга двумерная функция распределений f(x,y) равна произведению функций распределения f(x) и f(y): f(x,y) = f(x)f(y).
Это свойство функций распределения будет использовано при рассмотрении распределения Максвелла-Больцмана.
Описание слайда:
Если состояние системы характеризуется двумя параметрами x и y, то вероятность её нахождения в состоянии со значениями этих параметров в интервалах x1 ≤ x ≥ x2 и Если состояние системы характеризуется двумя параметрами x и y, то вероятность её нахождения в состоянии со значениями этих параметров в интервалах x1 ≤ x ≥ x2 и y1 ≤ y ≥ y2 соответственно равна где f(x,y) - двумерная функция распределения. Примером такой функции может служить совместное распределение для координат и скоростей молекул газа. Соответственно для бесконечно малых интервалов dx и dy вероятность dP(x,y) можно представить в виде dP(x,y) = f(x,y)dxdy. В случае статистической независимости значений параметров x и y друг от друга двумерная функция распределений f(x,y) равна произведению функций распределения f(x) и f(y): f(x,y) = f(x)f(y). Это свойство функций распределения будет использовано при рассмотрении распределения Максвелла-Больцмана.

Слайд 6





2. Распределение Больцмана 
Рассмотрим случай нахождения идеального газа во внешнем гравитационном поле. При нахождении концентрации молекул газа n(x,y,z) во внешнем поле будем исходить из предположения, что любой бесконечно малый объем газа находится в состоянии механического равновесия, а температура газа T во всех точках одинакова. Только при выполнении этих условий состояние газа можно считать равновесным, так как иначе в газе возникли бы потоки вещества и теплоты, что сделало бы состояние газа неравновесным.
Пусть гравитационное поле однородно, а ось OZ направлена вертикально вверх. Тогда концентрация молекул газа будет зависеть только от координаты z: n = n(z). На объем dV = dSdz, находящийся в равновесии, снизу воздействует давление P, а сверху - соответственно давление P + dP. Условие механического равновесия для объема газа dV запишется в виде: PdS = (P + dP)dS + ρgdSdz, тогда dP = -ρgdz, где: ρ = mn = mP/kT – плотность газа, g - ускорение свободного падения, m - масса одной молекулы газа.
Описание слайда:
2. Распределение Больцмана Рассмотрим случай нахождения идеального газа во внешнем гравитационном поле. При нахождении концентрации молекул газа n(x,y,z) во внешнем поле будем исходить из предположения, что любой бесконечно малый объем газа находится в состоянии механического равновесия, а температура газа T во всех точках одинакова. Только при выполнении этих условий состояние газа можно считать равновесным, так как иначе в газе возникли бы потоки вещества и теплоты, что сделало бы состояние газа неравновесным. Пусть гравитационное поле однородно, а ось OZ направлена вертикально вверх. Тогда концентрация молекул газа будет зависеть только от координаты z: n = n(z). На объем dV = dSdz, находящийся в равновесии, снизу воздействует давление P, а сверху - соответственно давление P + dP. Условие механического равновесия для объема газа dV запишется в виде: PdS = (P + dP)dS + ρgdSdz, тогда dP = -ρgdz, где: ρ = mn = mP/kT – плотность газа, g - ускорение свободного падения, m - масса одной молекулы газа.

Слайд 7





Здесь k - постоянная Больцмана.
Здесь k - постоянная Больцмана.
Интегрирование этого уравнения позволяет определить зависимость давления от высоты:
где P0 - давление газа на высоте, принятой за начало отсчета.

, где μ - молярная масса газа.
Описание слайда:
Здесь k - постоянная Больцмана. Здесь k - постоянная Больцмана. Интегрирование этого уравнения позволяет определить зависимость давления от высоты: где P0 - давление газа на высоте, принятой за начало отсчета. , где μ - молярная масса газа.

Слайд 8





Эта зависимость носит название барометрической формулы. Она, в частности, позволяет рассчитывать зависимость давления атмосферы от высоты в случае, если температура атмосферы постоянна, а гравитационное поле - однородно.
Эта зависимость носит название барометрической формулы. Она, в частности, позволяет рассчитывать зависимость давления атмосферы от высоты в случае, если температура атмосферы постоянна, а гравитационное поле - однородно.
Используя уравнения P = nkT/m получим следующую зависимость концентрации молекул идеального газа от координаты z:

, где n0 - концентрация газа при z = 0. Учтя, что EП(z) = mgz, можно сделать вывод, что для однородного гравитационного поля распределение концентрации газа зависит от потенциальной энергии его молекул в этом поле. Тогда:
Эта формула была впервые получена в 1866 году Л. Больцманом и описывает распределение, получившее название распределения Больцмана. Это распределение позволяет рассчитывать концентрацию газа, находящегося в равновесном состоянии во внешнем силовом поле. Причем это поле не должно быть обязательно гравитационным, а может иметь любое происхождение, в частности, быть электростатическим или полем сил инерции. 
Формула Больцмана применима к описанию распределения не только молекул газа, но и любых других микрочастиц.
Описание слайда:
Эта зависимость носит название барометрической формулы. Она, в частности, позволяет рассчитывать зависимость давления атмосферы от высоты в случае, если температура атмосферы постоянна, а гравитационное поле - однородно. Эта зависимость носит название барометрической формулы. Она, в частности, позволяет рассчитывать зависимость давления атмосферы от высоты в случае, если температура атмосферы постоянна, а гравитационное поле - однородно. Используя уравнения P = nkT/m получим следующую зависимость концентрации молекул идеального газа от координаты z: , где n0 - концентрация газа при z = 0. Учтя, что EП(z) = mgz, можно сделать вывод, что для однородного гравитационного поля распределение концентрации газа зависит от потенциальной энергии его молекул в этом поле. Тогда: Эта формула была впервые получена в 1866 году Л. Больцманом и описывает распределение, получившее название распределения Больцмана. Это распределение позволяет рассчитывать концентрацию газа, находящегося в равновесном состоянии во внешнем силовом поле. Причем это поле не должно быть обязательно гравитационным, а может иметь любое происхождение, в частности, быть электростатическим или полем сил инерции. Формула Больцмана применима к описанию распределения не только молекул газа, но и любых других микрочастиц.

Слайд 9





3. Распределение Максвелла 
Рассмотренный ниже подход был предложен Максвеллом в 1859 году.
Введем пространство скоростей. Скорость v любой молекулы газа можно представить через её проекции vx, vy и vz на соответствующие оси системы координат в пространстве скоростей. Если указанные значения отложить по осям vx, vy и vz прямоугольной системы координат, то можно построить пространство скоростей, каждая точка в котором будет соответствовать определенному набору проекций скорости молекулы газа.
Далее сделаем предположение, что вероятности попадания значений проекций скорости молекулы vx, vy и vz в соответствующие интервалы dvx, dvy и dvz не зависят друг от друга, то есть значения проекций скорости молекул на ортогональные оси считаются статистически независимыми величинами. Тогда функцию распределения f(x) можно представить в виде: f(v) = ψ(vx)ψ(vy)ψ(vz), где ψ(vx), ψ(vy) и ψ(vz) - функции распределения значений соответствующих проекций скорости vx, vy и vz, причем вид этих функций должен быть одинаковым, так как все оси системы координат в пространстве скоростей равноправны.
Описание слайда:
3. Распределение Максвелла Рассмотренный ниже подход был предложен Максвеллом в 1859 году. Введем пространство скоростей. Скорость v любой молекулы газа можно представить через её проекции vx, vy и vz на соответствующие оси системы координат в пространстве скоростей. Если указанные значения отложить по осям vx, vy и vz прямоугольной системы координат, то можно построить пространство скоростей, каждая точка в котором будет соответствовать определенному набору проекций скорости молекулы газа. Далее сделаем предположение, что вероятности попадания значений проекций скорости молекулы vx, vy и vz в соответствующие интервалы dvx, dvy и dvz не зависят друг от друга, то есть значения проекций скорости молекул на ортогональные оси считаются статистически независимыми величинами. Тогда функцию распределения f(x) можно представить в виде: f(v) = ψ(vx)ψ(vy)ψ(vz), где ψ(vx), ψ(vy) и ψ(vz) - функции распределения значений соответствующих проекций скорости vx, vy и vz, причем вид этих функций должен быть одинаковым, так как все оси системы координат в пространстве скоростей равноправны.

Слайд 10





lnf(x) = lnψ(vx) + lnψ(vy) + lnψ(vz)
lnf(x) = lnψ(vx) + lnψ(vy) + lnψ(vz)
v = (vx2 + vy2 + vz2)1/2
lnf(x) = α + βv2
f(v) = exp(α + βv2)
Тогда для значений проекций скорости vx приобретает вид:
ψ(vx) = exp(α/3 + βv2).
Здесь константы α и β можно определять, исходя из условия нормировки и значения среднего квадрата скорости хаотического движения молекул газа.
Введем следующие обозначения: a = exp(α/3), b = -β,
с учетом которых функция приобретет вид: ψ(vx) = aexp(-βvx2).
В соответствии с условием нормировки можно записать:
Описание слайда:
lnf(x) = lnψ(vx) + lnψ(vy) + lnψ(vz) lnf(x) = lnψ(vx) + lnψ(vy) + lnψ(vz) v = (vx2 + vy2 + vz2)1/2 lnf(x) = α + βv2 f(v) = exp(α + βv2) Тогда для значений проекций скорости vx приобретает вид: ψ(vx) = exp(α/3 + βv2). Здесь константы α и β можно определять, исходя из условия нормировки и значения среднего квадрата скорости хаотического движения молекул газа. Введем следующие обозначения: a = exp(α/3), b = -β, с учетом которых функция приобретет вид: ψ(vx) = aexp(-βvx2). В соответствии с условием нормировки можно записать:

Слайд 11





В этой формуле выбраны бесконечные пределы интегрирования. Но, конечно, реальная скорость движения молекулы не может достигать бесконечного значения, так как её величина ограничена, в частности, совершенно невероятным случаем, когда кинетическая энергия одной молекулы приближается к суммарной кинетической энергии всех молекул газа. Тем не менее, вследствие резкого уменьшения подынтегрального выражения при bvx2 >> 1, ошибки, связанные с бесконечным выбором пределов интегрирования, оказываются достаточно малыми.
В этой формуле выбраны бесконечные пределы интегрирования. Но, конечно, реальная скорость движения молекулы не может достигать бесконечного значения, так как её величина ограничена, в частности, совершенно невероятным случаем, когда кинетическая энергия одной молекулы приближается к суммарной кинетической энергии всех молекул газа. Тем не менее, вследствие резкого уменьшения подынтегрального выражения при bvx2 >> 1, ошибки, связанные с бесконечным выбором пределов интегрирования, оказываются достаточно малыми.
Для нахождения интеграла можно использовать интеграл Пуассона:
применение которого дает
Описание слайда:
В этой формуле выбраны бесконечные пределы интегрирования. Но, конечно, реальная скорость движения молекулы не может достигать бесконечного значения, так как её величина ограничена, в частности, совершенно невероятным случаем, когда кинетическая энергия одной молекулы приближается к суммарной кинетической энергии всех молекул газа. Тем не менее, вследствие резкого уменьшения подынтегрального выражения при bvx2 >> 1, ошибки, связанные с бесконечным выбором пределов интегрирования, оказываются достаточно малыми. В этой формуле выбраны бесконечные пределы интегрирования. Но, конечно, реальная скорость движения молекулы не может достигать бесконечного значения, так как её величина ограничена, в частности, совершенно невероятным случаем, когда кинетическая энергия одной молекулы приближается к суммарной кинетической энергии всех молекул газа. Тем не менее, вследствие резкого уменьшения подынтегрального выражения при bvx2 >> 1, ошибки, связанные с бесконечным выбором пределов интегрирования, оказываются достаточно малыми. Для нахождения интеграла можно использовать интеграл Пуассона: применение которого дает

Слайд 12





Второе условие, которое может быть использовано для нахождения неизвестных констант, является следствием определения средней кинетической энергии молекул газа через его температуру для случая одномерного движения:
Второе условие, которое может быть использовано для нахождения неизвестных констант, является следствием определения средней кинетической энергии молекул газа через его температуру для случая одномерного движения:
Интеграл в этом выражении может быть проинтегрирован по частям с использованием интеграла Пуассона: 
Подстановка получившегося выражения в предыдущую формулу дает:
Описание слайда:
Второе условие, которое может быть использовано для нахождения неизвестных констант, является следствием определения средней кинетической энергии молекул газа через его температуру для случая одномерного движения: Второе условие, которое может быть использовано для нахождения неизвестных констант, является следствием определения средней кинетической энергии молекул газа через его температуру для случая одномерного движения: Интеграл в этом выражении может быть проинтегрирован по частям с использованием интеграла Пуассона: Подстановка получившегося выражения в предыдущую формулу дает:

Слайд 13





Соответственно коэффициент a принимает вид 
Соответственно коэффициент a принимает вид 
Таким образом, функция ψ(vx) распределения значений проекции скорости vx приобретает форму
а функция распределения молекул газа по скоростям соответственно вид
Эти функции называются функциями распределения Максвелла.
Кроме полученного выше распределения Максвелла f(v) часто при проведении расчетов используется распределение по абсолютным значениям скоростей молекул газа. Для получения этого распределения запишем в общем виде вероятность того, что значения проекций скорости лежат внутри элементарного объема пространства скоростей dVv = dvxdvydvz: dP(v) = f(v)dVv.
Описание слайда:
Соответственно коэффициент a принимает вид Соответственно коэффициент a принимает вид Таким образом, функция ψ(vx) распределения значений проекции скорости vx приобретает форму а функция распределения молекул газа по скоростям соответственно вид Эти функции называются функциями распределения Максвелла. Кроме полученного выше распределения Максвелла f(v) часто при проведении расчетов используется распределение по абсолютным значениям скоростей молекул газа. Для получения этого распределения запишем в общем виде вероятность того, что значения проекций скорости лежат внутри элементарного объема пространства скоростей dVv = dvxdvydvz: dP(v) = f(v)dVv.

Слайд 14





Учитывая то, что эта вероятность зависит только от величины скорости и не зависит от её направления в пространстве, элементарный объем dVv можно считать имеющим форму шарового слоя со средним радиусом v и толщиной dv. Указанная возможность связана с тем, что в любой точке на поверхности сферы, центр которой совпадает с началом координат пространства скоростей, значения скорости v, а следовательно и функции f(v), одинаковые. Считая шаровой слой тонким, и записывая его элементарный объем в виде: dVv = 4πv2dv, выражение может быть представлено в форме dP(v) = f(v)4πv2dv.
Учитывая то, что эта вероятность зависит только от величины скорости и не зависит от её направления в пространстве, элементарный объем dVv можно считать имеющим форму шарового слоя со средним радиусом v и толщиной dv. Указанная возможность связана с тем, что в любой точке на поверхности сферы, центр которой совпадает с началом координат пространства скоростей, значения скорости v, а следовательно и функции f(v), одинаковые. Считая шаровой слой тонким, и записывая его элементарный объем в виде: dVv = 4πv2dv, выражение может быть представлено в форме dP(v) = f(v)4πv2dv.
Функция F(v) = 4πv2dv
или
называется функцией распределения Максвелла по абсолютным значениям скоростей, и она показывает вероятность того, что величина скорости имеет значения от v до v + dv.
Описание слайда:
Учитывая то, что эта вероятность зависит только от величины скорости и не зависит от её направления в пространстве, элементарный объем dVv можно считать имеющим форму шарового слоя со средним радиусом v и толщиной dv. Указанная возможность связана с тем, что в любой точке на поверхности сферы, центр которой совпадает с началом координат пространства скоростей, значения скорости v, а следовательно и функции f(v), одинаковые. Считая шаровой слой тонким, и записывая его элементарный объем в виде: dVv = 4πv2dv, выражение может быть представлено в форме dP(v) = f(v)4πv2dv. Учитывая то, что эта вероятность зависит только от величины скорости и не зависит от её направления в пространстве, элементарный объем dVv можно считать имеющим форму шарового слоя со средним радиусом v и толщиной dv. Указанная возможность связана с тем, что в любой точке на поверхности сферы, центр которой совпадает с началом координат пространства скоростей, значения скорости v, а следовательно и функции f(v), одинаковые. Считая шаровой слой тонким, и записывая его элементарный объем в виде: dVv = 4πv2dv, выражение может быть представлено в форме dP(v) = f(v)4πv2dv. Функция F(v) = 4πv2dv или называется функцией распределения Максвелла по абсолютным значениям скоростей, и она показывает вероятность того, что величина скорости имеет значения от v до v + dv.

Слайд 15





На рисунке изображен график функции распределения F(v). Максимум этой функции соответствует наиболее вероятному значению скорости молекул газа vmax, которую можно определить, приравняв к нулю производную от функции F(v):
На рисунке изображен график функции распределения F(v). Максимум этой функции соответствует наиболее вероятному значению скорости молекул газа vmax, которую можно определить, приравняв к нулю производную от функции F(v):
Отсюда следует, что кроме случаев когда v = 0 и v = ∞, соответствующих минимуму функции F(v), имеется решение
дающее выражение для наиболее вероятной скорости молекул газа.
Кроме наиболее вероятной скорости, функция F(v) позволяет найти среднюю скорость
Вычисление интегралов дает выражения для средней скорости
и для средней квадратичной скорости молекул
Описание слайда:
На рисунке изображен график функции распределения F(v). Максимум этой функции соответствует наиболее вероятному значению скорости молекул газа vmax, которую можно определить, приравняв к нулю производную от функции F(v): На рисунке изображен график функции распределения F(v). Максимум этой функции соответствует наиболее вероятному значению скорости молекул газа vmax, которую можно определить, приравняв к нулю производную от функции F(v): Отсюда следует, что кроме случаев когда v = 0 и v = ∞, соответствующих минимуму функции F(v), имеется решение дающее выражение для наиболее вероятной скорости молекул газа. Кроме наиболее вероятной скорости, функция F(v) позволяет найти среднюю скорость Вычисление интегралов дает выражения для средней скорости и для средней квадратичной скорости молекул

Слайд 16





Полученные значения скоростей численно отличаются друг от друга: 
Полученные значения скоростей численно отличаются друг от друга: 
vmax < ‹v› < vкв.
Кроме функции распределения по абсолютным значениям скорости F(v) применяется функция распределения по значениям кинетической энергии.
Приравняв вероятности dP(EK) = dP(v) или FE(EK) = F(v)dv, и используя
 
подстановку                                   и                                               , имеем:
Все полученные распределения справедливы только для равновесного состояния термодинамической системы. Вследствие достаточно общего метода их получения, они применимы не только для газов, но и для любых систем, движение микрочастиц которых описывается уравнениями классической механики.
Описание слайда:
Полученные значения скоростей численно отличаются друг от друга: Полученные значения скоростей численно отличаются друг от друга: vmax < ‹v› < vкв. Кроме функции распределения по абсолютным значениям скорости F(v) применяется функция распределения по значениям кинетической энергии. Приравняв вероятности dP(EK) = dP(v) или FE(EK) = F(v)dv, и используя подстановку и , имеем: Все полученные распределения справедливы только для равновесного состояния термодинамической системы. Вследствие достаточно общего метода их получения, они применимы не только для газов, но и для любых систем, движение микрочастиц которых описывается уравнениями классической механики.

Слайд 17





6. Распределение Максвелла-Больцмана 
Полученные в предыдущих параграфах распределения Больцмана и Максвелла позволяют определить соответственно зависимость концентрации молекул от координат n(x,y,z) и функцию распределения по скоростям f(x,y,z). При этом распределение Больцмана описывается в пространстве координат x, y и z, а распределение Максвелла в пространстве скоростей vx, vy и vz.
Если ввести 6-мерное пространство, координатами молекулы в котором являются величины x, y, z, vx, vy и vz, то функция распределения в таком пространстве будет зависеть от этих шести переменных: nf(x,y,z,vx,vy,vz). Считая пространственные переменные x, y, z и компоненты скорости vx, vy, vz статистически независимыми друг от друга, можно записать: nf(x,y,z,vx,vy,vz) = n(x,y,z)f(vx,vy,vz)
или
                                                                                                                        ,
где выражение для кинетической энергии имеет вид: 
EK(vx,vy,vz) = m(vx2 + vy2 + vz2).
Эта формула описывает распределение, называющееся распределением Максвелла-Больцмана. Она может быть использована в случае, когда полная энергия молекулы E равна сумме её потенциальной энергий ЕП во внешнем силовом поле и кинетической энергии ЕК её поступательного движения: Е = ЕП + ЕК).
Описание слайда:
6. Распределение Максвелла-Больцмана Полученные в предыдущих параграфах распределения Больцмана и Максвелла позволяют определить соответственно зависимость концентрации молекул от координат n(x,y,z) и функцию распределения по скоростям f(x,y,z). При этом распределение Больцмана описывается в пространстве координат x, y и z, а распределение Максвелла в пространстве скоростей vx, vy и vz. Если ввести 6-мерное пространство, координатами молекулы в котором являются величины x, y, z, vx, vy и vz, то функция распределения в таком пространстве будет зависеть от этих шести переменных: nf(x,y,z,vx,vy,vz). Считая пространственные переменные x, y, z и компоненты скорости vx, vy, vz статистически независимыми друг от друга, можно записать: nf(x,y,z,vx,vy,vz) = n(x,y,z)f(vx,vy,vz) или , где выражение для кинетической энергии имеет вид: EK(vx,vy,vz) = m(vx2 + vy2 + vz2). Эта формула описывает распределение, называющееся распределением Максвелла-Больцмана. Она может быть использована в случае, когда полная энергия молекулы E равна сумме её потенциальной энергий ЕП во внешнем силовом поле и кинетической энергии ЕК её поступательного движения: Е = ЕП + ЕК).

Слайд 18





5. Экспериментальная проверка распределения Максвелла 
Первым экспериментальным подтверждением существования распределения молекул по скоростям можно считать результаты опыта Штерна, в которых впервые удалось осуществить прямые измерения молекулярных скоростей. Наиболее известная схема опыта Штерна показана на рисунке. Платиновая нить 1, на которую была нанесена капля серебра, находилась на оси двух коаксиальных цилиндров 2 и 3, причём в цилиндре 2 имелась щель, параллельная его оси. Цилиндры могли вращаться вокруг своей оси. В опытах Штерна угловая скорость их вращения составляла 2-3 тысячи оборотов в минуту.
Описание слайда:
5. Экспериментальная проверка распределения Максвелла Первым экспериментальным подтверждением существования распределения молекул по скоростям можно считать результаты опыта Штерна, в которых впервые удалось осуществить прямые измерения молекулярных скоростей. Наиболее известная схема опыта Штерна показана на рисунке. Платиновая нить 1, на которую была нанесена капля серебра, находилась на оси двух коаксиальных цилиндров 2 и 3, причём в цилиндре 2 имелась щель, параллельная его оси. Цилиндры могли вращаться вокруг своей оси. В опытах Штерна угловая скорость их вращения составляла 2-3 тысячи оборотов в минуту.

Слайд 19





При пропускании через платиновую нить электрического тока она разогревалась до максимальной температуры порядка 1200 oС. В результате этого серебро начинало испаряться, его атомы пролетали через щель 4 цилиндра 2 и оседали на поверхности цилиндра 3, оставляя на нём след 5. Для не вращающихся цилиндров, атомы серебра, двигаясь прямолинейно, более-менее равномерно оседали на поверхности внешнего цилиндра, внутри сектора, соответствующего прямолинейному их распространению. Вращение цилиндров приводило к искривлению траектории молекул в системе отсчёта, связанной с цилиндрами и, как следствие, к изменению положения атомов серебра, осевших на внешний цилиндр.
При пропускании через платиновую нить электрического тока она разогревалась до максимальной температуры порядка 1200 oС. В результате этого серебро начинало испаряться, его атомы пролетали через щель 4 цилиндра 2 и оседали на поверхности цилиндра 3, оставляя на нём след 5. Для не вращающихся цилиндров, атомы серебра, двигаясь прямолинейно, более-менее равномерно оседали на поверхности внешнего цилиндра, внутри сектора, соответствующего прямолинейному их распространению. Вращение цилиндров приводило к искривлению траектории молекул в системе отсчёта, связанной с цилиндрами и, как следствие, к изменению положения атомов серебра, осевших на внешний цилиндр.
Максимальную и минимальную скорости, соответствующие краям следа, а также найти наиболее вероятную скорость, соответствующую максимуму плотности осевших молекул.
При температуре нити 1200 oС среднее значение скорости атомов серебра, полученное после обработки результатов опытов Штерна, оказалось близким к 600 м/с, что вполне соответствует значению средней квадратичной скорости, вычисленному по формуле Максвелла.
Описание слайда:
При пропускании через платиновую нить электрического тока она разогревалась до максимальной температуры порядка 1200 oС. В результате этого серебро начинало испаряться, его атомы пролетали через щель 4 цилиндра 2 и оседали на поверхности цилиндра 3, оставляя на нём след 5. Для не вращающихся цилиндров, атомы серебра, двигаясь прямолинейно, более-менее равномерно оседали на поверхности внешнего цилиндра, внутри сектора, соответствующего прямолинейному их распространению. Вращение цилиндров приводило к искривлению траектории молекул в системе отсчёта, связанной с цилиндрами и, как следствие, к изменению положения атомов серебра, осевших на внешний цилиндр. При пропускании через платиновую нить электрического тока она разогревалась до максимальной температуры порядка 1200 oС. В результате этого серебро начинало испаряться, его атомы пролетали через щель 4 цилиндра 2 и оседали на поверхности цилиндра 3, оставляя на нём след 5. Для не вращающихся цилиндров, атомы серебра, двигаясь прямолинейно, более-менее равномерно оседали на поверхности внешнего цилиндра, внутри сектора, соответствующего прямолинейному их распространению. Вращение цилиндров приводило к искривлению траектории молекул в системе отсчёта, связанной с цилиндрами и, как следствие, к изменению положения атомов серебра, осевших на внешний цилиндр. Максимальную и минимальную скорости, соответствующие краям следа, а также найти наиболее вероятную скорость, соответствующую максимуму плотности осевших молекул. При температуре нити 1200 oС среднее значение скорости атомов серебра, полученное после обработки результатов опытов Штерна, оказалось близким к 600 м/с, что вполне соответствует значению средней квадратичной скорости, вычисленному по формуле Максвелла.

Слайд 20





                        Прямые измерения скорости атомов ртути в пучке были
                        Прямые измерения скорости атомов ртути в пучке были
                      выполнены в 1929 году Ламмертом. Упрощенная схема
                      этого эксперимента показана на рисунке.
                       Два диска 1, насаженные на общую ось, имели радиальные
                       прорези 2, сдвинутые друг относительно друга на угол φ.
                       Напротив щелей находилась печь 3, в которой нагревался 
                       до высокой температуры легкоплавкий металл. Разогретые
                       атомы металла, в данном случае ртути, вылетали из печи и
                        с помощью коллиматора 4 направлялись в необходимом направлении. Наличие двух щелей в коллиматоре обеспечивало движение частиц между дисками по прямолинейной траектории 5, параллельной их оси. В установке Ламмерта в дисках было сделано множество щелей (они на рисунке не изображены) с целью увеличения интенсивности прошедшего пучка. Далее атомы, прошедшие прорези в дисках, регистрировались с помощью детектора 6. Вся описанная установка помещалась в глубокий вакуум.
При вращении дисков с постоянной угловой скоростью ω, через их прорези беспрепятственно проходили только атомы, имевшие скорость v = ωL/φ, где L - расстояние между вращающимися дисками.
Изменяя угловую скорость вращения дисков можно было отбирать из пучка молекулы, имеющие определенную скорость v, и по регистрируемой детектором интенсивности судить об относительном содержании их в пучке.
Описание слайда:
Прямые измерения скорости атомов ртути в пучке были Прямые измерения скорости атомов ртути в пучке были выполнены в 1929 году Ламмертом. Упрощенная схема этого эксперимента показана на рисунке. Два диска 1, насаженные на общую ось, имели радиальные прорези 2, сдвинутые друг относительно друга на угол φ. Напротив щелей находилась печь 3, в которой нагревался до высокой температуры легкоплавкий металл. Разогретые атомы металла, в данном случае ртути, вылетали из печи и с помощью коллиматора 4 направлялись в необходимом направлении. Наличие двух щелей в коллиматоре обеспечивало движение частиц между дисками по прямолинейной траектории 5, параллельной их оси. В установке Ламмерта в дисках было сделано множество щелей (они на рисунке не изображены) с целью увеличения интенсивности прошедшего пучка. Далее атомы, прошедшие прорези в дисках, регистрировались с помощью детектора 6. Вся описанная установка помещалась в глубокий вакуум. При вращении дисков с постоянной угловой скоростью ω, через их прорези беспрепятственно проходили только атомы, имевшие скорость v = ωL/φ, где L - расстояние между вращающимися дисками. Изменяя угловую скорость вращения дисков можно было отбирать из пучка молекулы, имеющие определенную скорость v, и по регистрируемой детектором интенсивности судить об относительном содержании их в пучке.



Похожие презентации
Mypresentation.ru
Загрузить презентацию