null系 综 理 论
配分函数
理想气体统计理论系 综 理 论
配分函数
理想气体统计理论系 综 理 论系 综 理 论统计热力学的基本原理是:
宏观体系的性质是微观性质的综合体现
体系的热力学量等于其微观量的统计平均
宏观量与微观量的关系为:
热力学量=<微观量>
= PiAi (对量子态加合) = Ad (对相空间积分)null由微观量求取宏观量的基本手段:
系综理论
统计系综：
大量宏观上完全相同的体系的抽象集合.
系综中体系的微观状态各不相同
系综的体系具有所有可达的微观运动状态
系综平均值=<体系微观量>
其结果即为体系的热力学量.正则系综理论正则系综理论一.统计系综基本概念：
统计系综中存在各种不同的系综。常见的有三种：
微正则系综： 孤立体系的集合
正则系综: 封闭体系的集合
巨正则系综： 开放体系的集合 null微正则系综:无数宏观上完全相似的体系的集合,体系与环 境之间没有物质和能量的交换null正则系综:无数宏观上完全相似的体系的集合,体系与环境 只有热量的交换,没有功和物质的交换.null巨正则系综:无数宏观上完全相似的体系的集合,体系与环 境之间既有物质也有能量的交换null 微正则系综(micro canonical ensemble) 正则系综(canonical ensemble) 巨正则系综(grand canonical ensemble)
处理宏观体系所得到的结果是相同的.
三种统计系综是等效的
最常采用的是: 正则系综
正则系综的体系:
宏观上完全相同;
微观运动状态各不相同;
包括了所有可达的微观运动状态.null正则系综的体系之间已达热平衡.
由于热交换的不均匀性,正则系综中体系的能量有所不同.
体系具有的能量在平均能量值上下波动.
这种波动称为能量的涨落(fluctuation). null统计热力学是微观与宏观之间的桥梁.
其基本任务是由物质的微观性质求出体系的宏观热力学量.
量子力学 微观态的能级(Ei ,gi )
系综理论 微观态出现的几率(Pi)
求统计平均值:
= PiEi = U U(特性函数) Fnull体系宏观热力学量是体系微观状态相应热力学量的时间平均值, 即:
热力学量=时间平均值
统计系综的的数目足够大, 系综里的体系将具有所有不同的可能达到的微观运动状态.
系综理论的基本假设是:
系综平均值=时间平均值
统计系综的平均值即为体系的热力学量.null由等几率原理, 正则系综中体系量子态出现的几率只是量子态能量的函数:
Pi=Pi(Ei) (1)
考虑系综中的任意两个体系Ⅰ与Ⅱ，分别处于两不同量子态,相应能量为E1与E2，两微观态出现的几率分别为P(E1)，P(E2)。 因正则系综里：体系己达热平衡，此时热交换项的能量可以忽略不计，各个体系可视为相互独立。
设体系Ⅰ量子态能量为E1，体系Ⅱ量子态能量为E2，两者同时出现的几率为两者几率的乘积：
P1(E1) · P2(E2) (2)
若将两体系视为一个耦合体系，则耦合体系的能量为E1+E2，由等几率原理, 其耦合体系出现的几率也只是能量的函数：
P(E1+E2) (3)正则系综的配分函数null 两种不同表述是对同一事件，故有：
P1(E1) · P2(E2) = P(E1+E2) (4)
对E1求导： P1’(E1) · P2(E2) = P’(E1+E2)
对E2求导： P1(E1) · P2’(E2) = P’(E1+E2)
对于右边的耦合体系, 不论对E1求导还是对E2求导, 均是对耦合体系的总能量求导, 故结果应该是一样的:
∴ P1’(E1) · P2(E2) = P1(E1) · P2’(E2) (5)null 一般而言：
P(E) = e-C-βE (6)
C为积分常数，由几率归一化条件求得。 null几率归一化条件：
因为体系在任何时间均一定会处于某一微观运动状态，所以，体系的所有可达微观运动状态出现的几率之和应等于100%.即：
∑i Pi = 1 (7)
∴ ∑Pi(Ei) = ∑i e-C-βEi = 1
∴ e-C ·∑e-βEi = 1
∴ eC = ∑i e-βEi (8)null 令： Q = eC = ∑i e-βEi (9)
Q： 体系的正则配分函数
e-βEi： i 量子态的玻尔兹曼因子
Q: 体系所有量子态的Boltzmamn因子之和.
可以
证明
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：
β=1/kT (10)
β：统计热力学中的温标, 代入Q的表达式:
Q = ∑i e-Ei/kT (11)nullQ是统计热力学中最重要的函数。其物理意义是正则系综中的体系所有可达微观运动状态出现几率之和。
i 量子态出现的几率为：null波尔兹曼因子e-Ei/kT的物理含义：
波尔兹曼因子表示此量子态 出现的热力学几率
波尔兹曼因子归一化之后即为此量子态出现的
数学
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几率。由其表达式：
e-Ei/kT
在一定温度下，微观运动状态出现的几率与能级有关，能级愈高，出现的几率愈小。null二．正则系综热力学函数表达式：
U： U = 〈Ei〉= ∑i PiEi
= ∑i Ei (1/Q)e-Ei/kT (13)
另求：kT2 (∂㏑Q / ∂T)N,V
= kT2 (1/Q) ((∂/∂T)[∑i e-Ei/kT])N,V
= kT2 (1/Q)∑e-Ei/kT(-Ei/k)(-1/T2)
=∑(Ei/Q) e-Ei/kT (14)
比较(1)式和(2)式:
∴ U = kT2[ ∂㏑Q / ∂T]N.V (15)
(3)式即为内能的统计力学表达式.nullF： 令 F ≡ －kT ㏑Q (16)
－kT2 (∂ (F/kT) /∂T)N,V
= -kT2(∂/∂T (-kT ㏑Q /kT))N,V
= kT2(∂㏑Q /∂T)N,V
= U (17)
dF热 = －SdT－pdV
－kT2(∂/∂T (F热/kT))N,V
= -kT2 [(F热/k)(-1/T2) + (1/kT)( ∂F热/∂T)]
= F热+ TS ∵ ∂F热 /∂T = －S
= U (18)null比较(5)式与(6)式, 有:
[ ∂((F－F热) /kT) /∂T]V.N = 0 (19)
上式
说明
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F与F热之间最多只相差一个常数, 若能选择适当的参考点和适当的参考点函数值, 可使常数为零.
考虑正则系综中体系处于某激发态能级量子态的几率和基态能级量子态之几率比:
Pi(Ei) / P0(E0) = e-(Ei-E0)/kT
当体系温度趋近于绝对零度时, 有: ∴Q(0K) = ∑e-Ei/kT =g0e-E0/kT+g1e-E1/kT+g2e-E2/kT+…
= g0e-E0/kT(1+ gi/g0e-(Ei－E0)/kT) i=1,2…
= g0 e-E0/kT (20)nullF函数在0K时的值为：
F(0K) = －kT㏑(g0e-E0/kT) = E0－T·k㏑g0
令： S(0K) = k㏑g0 (21)
于是有：
F(0K)=E0－TS0 (22)
∴ F(0K) = F热(0K)
∴ F ≡ F热 (23)
对于完美晶体：
基态能级的简并度g0=1
∴ S(0K)=klng0=0 (24)
(24)式说明(21)式对0K时物质熵的规定值是合理的.null S:
S = (U－F)/T
S = kT(∂㏑Q/∂T)N,V+ k㏑Q (25)
在T = 0K时，有：
S = kT[∂/∂T ln(g0 e-E0/kT)]N.V + kln(g0 e-E0/kT)
= kT ∂/∂T(-E0/kT) + klng0 －k(E0/kT)
= kT(E0/k)(1/T2) + klng0－E0/T
= klng0
此结果与前面对熵值的规定是相吻合的.
p：
p = -(∂F/∂V)T F = -kTlnQ
p = kT(∂lnQ/∂V)T.N (26)null H：
H = U + pV
= kT2(∂lnQ/∂T)N,V+kTV(∂lnQ/∂V)T,N
H = kT[(∂lnQ/∂lnT)N,V+(∂lnQ/∂lnV)T,N] (27)
G：
G = F + pV
= -kTlnQ+kTV(∂lnQ/∂V)T.N
G = kT(∂lnQ/∂lnV－lnQ) (28)null 正则系综的热力学函数与体系配分函数Q的关系式总结如下:
U=kT2[ ∂㏑Q / ∂T]N.V (15)
H=kT[(∂lnQ/∂lnT)N,V+(∂lnQ/∂lnV)T,N] (27)
S =kT(∂㏑Q/∂T)N,V+ k㏑Q (25)
F =-kT ㏑Q (16)
G =-kTlnQ+kTV(∂lnQ/∂V)T.N (28)
p =kT(∂lnQ/∂V)T.N (26)§3. 理想气体的统计理论 §3. 理想气体的统计理论 统计体系的分类：
可别粒子体系（定位体系，定域子体系）
不可别粒子体系（非定位体系，离域子体系）
近独立子体系(独立子体系)： 理想气体
相依粒子体系：实际气体，溶液
U = ∑ Ni∈i + V
V为体系的分子作用势能的总和。null一.理想气体的配分函数及热力学公式：
理想气体为近独子系
∴ E = ∈1+ ∈2 +…… + ∈N
Ψ=ψ1·ψ2……ψNq: 分子配分函数 (j对体系量子态加和) (i对分子量子态加和) null 因为理想气体是不可别粒子的体系，由于分子的全同性，当两个分子的量子态发生变换时不产生新的态：
如：ψr(a).ψw(b) 对可别粒子体系为两个不同量子态 ψr(b).ψw(a) 对不可别粒子体系为同一量子态
又∵理想气体的 gi >>Ni，即量子态数目大大于粒子的数目。
一般情况下N个分子中没有量子态完全相同的粒子。
N个分子一般处于N个不同的量子态，故理想气体体系因分子量子态的交换而形成的不同微观状态数为N!个。
由于微观粒子的全同性, 但这N!个量子态对理想气体体系只能计为1个微观运动状态。 null 理想气体的体系配分函数为：
Q =qN/N! (1)
1/N!：因分子全同性而带来的修正因子
lnQ =ln(qN/N!)
=Nlnq－ln(N!) (㏑N!=N㏑N－N)：斯特林公式
=Nlnq－NlnN+ N
lnQ =Nln(eq/N) (2)
将(2)式代入正则系综热力学函数表达式即得理想气体的热力学函数统计力学表达式.nullU：
U = kT 2( ∂㏑Q / ∂T)N.V
= kT2[ (∂/∂T)㏑(eq/N)N]N.V
= NkT2[ (∂/∂T)㏑(eq/N)]N.V
= NkT2[ ∂㏑q/∂T]N.V (3)
F：
F =－kT㏑Q
=－kT㏑(eq/N)N
=－NkT㏑(eq/N) (4)nullS：
S = (U－F) / T
= NkT( ∂㏑q/∂T)N.V + Nk㏑(eq/N) (5)
G：
G = NkT[( ∂㏑q/∂lnV)T.N－㏑(eq/N)]
=－NkT㏑(eq/N) + pV (6)
p:
p = NkT[ ∂㏑q/∂V]T.N (7)
null 理想气体热力学函数的表达式：
U = NkT2[ ∂㏑q/∂T]N.V
F =－NkT㏑(eq/N)
S = NkT( ∂㏑q/∂T)N.V + Nk㏑(eq/N) G = －NkT㏑(eq/N) + pV
p = NkT[ ∂㏑q/∂V]T.N null配分函数的物理意义:
q=∑i e-∈i/kT
= ∑i gie-∈i/kT
分子的某 i 量子态出现的几率:
Pi= e-∈i/kT/∑i e-∈i/kT= e-∈i/kT/q
对于宏观体系, 分子分布于i量子态的数目与此量子态出现的几率成正比:
Ni = PiN = Ne-∈i/kT/q (i 量子态的粒子数)
= Ngie-∈i/kT/q (i 能级的粒子数)
gi: i能级的简并度, 即此能级具有的不同量子态的数量
由q可知道体系的粒子如何分布在各个能级上. null 体系分布于i激发态与基态的分子数之比为:
Ni/N0= e-∈i/kT/ e-∈0/kT
= e-(∈i-∈0)/kT
= e-Δ∈i/kT
∵ Δ∈i >0; kT >0
∴ Ni /N0 <1
在T > 0K的温度条件下, 分配到激发态的粒子数小于基态粒子数.
一般高能级的粒子数按指数减少.
null讨论:
T→0K时, 分子全处于基态，激发态的粒子数为零。 = e-Δ∈i/kT = e-∞ = 0nullT→∞时，各能级量子态拥有的粒子数趋于同样多。
= e-Δ∈i/kT = e0 = 1null一般情况下：能级愈高，粒子数愈少。
Ni/N0 = gi/g0·e－(∈i－∈0)/kT < 1null(iii) T < 0K, 体系处于负绝对温度系统,形成粒子数反转。激发 态粒子数多于基态能级粒子数:
Ni/N0 = gi/g0·e－(∈i－∈0)/kT > 1 (T<0)
如激光系统为负绝对温度系统。
浙公网安备 33021202002483