Mechanika statystyczna.html

Ten artykuł wymaga dopracowania zgodnie z zaleceniami edycyjnymi.
Należy w nim poprawić: wyprowadzić od początku z układ mikrokanoniczny poprzez układ kanoniczny do układ wielki kanoniczny, być może zintegrować te artykuły tu.
Dokładniejsze informacje o tym, co należy poprawić, być może znajdują się na stronie dyskusji tego artykułu w sekcji Dopracować
Po wyeliminowaniu wskazanych powyżej niedoskonałości prosimy usunąć szablon {{Dopracować}} z kodu tego artykułu.

Mechanika statystyczna (lub fizyka statystyczna) to gałąź fizyki, zajmująca się układami wielu oddziałujących ciał. Specyfiką tej teorii jest jej metoda. Poszczególne ciała są bowiem opisane przez zmienne losowe. Obliczenia prowadzone w ramach mechaniki statystycznej dotyczą średnich z tych zmiennych z wykorzystaniem metod statystycznych. Fizyczną podstawą mechaniki statystycznej jest termodynamika fenomenologiczna.

Z mechaniki statystycznej można wydzielić teorię stanów równowagi termodynamicznej. Ta teoria jest daleko bardziej rozwinięta, niż teoria nierównowagowa. Powszechnie używa się tu tzw. formalizmu sumy statystycznej. Sama suma statystyczna nie ma znaczenia fizycznego, natomiast jest wielkością użyteczną do obliczania wielkości fizycznych. Recepta na obliczenie sumy statystycznej dla danego układu jest na ogół uważana za równoznaczną z określeniem jego własności równowagowych.

Równowagowa mechanika statystyczna korzysta z kluczowego założenia, że prawdopodobieństwo pozostawania przez układ w danym stanie zależy tylko od energii tego stanu. Stan równowagi jest więc stanem, w którym informacja o przeszłości układu nie jest istotna.

Spis treści

1 Entropia mikroskopowa, czynnik Boltzmanna i suma statystyczna
2 Związki z termodynamiką
3 Zmienna liczba cząstek
4 Zobacz też

edytuj Entropia mikroskopowa, czynnik Boltzmanna i suma statystyczna

Podstawą mechaniki statystycznej (fizyki statystycznej) jest definicja entropii pochodząca od Boltzmanna:

Entropia makroskopowa układu jest proporcjonalna do logarytmu liczby mikroskopowych stanów układu.

Współczynnik proporcjonalności oznaczany przez k nazywany jest stałą Boltzmanna. Z tej definicji wynika, że gdy układ w stanie mikroskopowym o energii E jest w równowadze termicznej z termostatem o temperaturze T (β=1/kT) to prawdopodobieństwo tego stanu jest proporcjonalne do

$\exp\left(-\beta E\right)$

tą wielkość nazywamy czynnikiem Boltzmanna. Te prawdopodobieństwa wysumowane po wszystkich stanach mikroskopowych muszą dać jedność. Pozwala to zdefiniować sumę statystyczną:

$Z = \sum_i \exp\left(-\beta E_i\right)$

gdzie $E i$ jest energią i-tego stanu mikroskopowego. Suma statystyczna jest miarą liczby stanów dostępnych przez układ fizyczny. Prawdopodobieństwo znalezienia się układu w poszczególnym stanie (i) w temperaturze T z energią E_i jest równe

$p_i = \frac{\exp(-\beta E_i)}{Z}$

edytuj Związki z termodynamiką

Suma statystyczna może posłużyć do wyliczenia wartości oczekiwanej (średniej) dowolnej mikroskopowej wielkości. Tak dla przykładu, średnia mikroskopowa energia E jest interpretowana jako energia wewnętrzna (U) w termodynamice. Tak więc,

$\langle E\rangle={\sum_i E_i e^{-\beta E_i}\over Z}=-{dZ\over d\beta}/Z$

wraz z interpretacją <E> jako U, daje następującą definicje energii wewnętrznej:

$U\colon = -{d\ln Z\over d \beta}$

Niektóre informacje zawarte w artykule wymagają weryfikacji.
Do weryfikacji: Shannona?

Entropię określamy z wzoru (entropia Shannona)

${S\over k} = - \sum_i p_i \ln p_i = \sum_i {e^{-\beta E_i}\over Z}(\beta E_i+\ln Z) = \ln Z + \beta U$

który daje

$-\frac{\ln(Z)}{\beta} = U - TS = F$

gdzie F jest energia swobodną układu fizycznego, stąd

$Z=e^{-\beta F}\,$

Mając zdefiniowane podstawowe potencjały termodynamiczne U (energię wewnętrzną), S (entropię) i F (energię swobodną) można otrzymać wszystkie wielkości termodynamiczne opisujące układ fizyczny.

edytuj Zmienna liczba cząstek

W przypadku gdy liczba cząstek nie jest zachowana, należy wprowadzić potencjał chemiczny, μ_j, j = 1,...,n i zamienić sumę statystyczną na

$Z = \sum_i \exp\left(\beta \left[\sum_{j=1}^n \mu_j N_{ij}-E_i\right ]\right)$

gdzie N_ij jest liczba cząstek rodzaju j^th w i-tym stanie mikroskopowym.

energia swobodna Helmholtza:	$F = - {\ln Z\over \beta}$
energia wewnętrzna:	$U = -\left( \frac{\partial\ln Z}{\partial\beta} \right)_{N,V}$
ciśnienie:	$P = -\left({\partial F\over \partial V}\right)_{N,T}= {1\over \beta} \left( \frac{\partial \ln Z}{\partial V} \right)_{N,T}$
entropia:	$S = k (\ln Z + \beta U)\,$
entalpia swobodna Gibbsa:	$G = F+PV=-{\ln Z\over \beta} + {V\over \beta} \left( \frac{\partial \ln Z}{\partial V}\right)_{N,T}$
entalpia:	$H = U + PV\,$
ciepło właściwe (stała objętość):	$C_V = \left( \frac{\partial U}{\partial T} \right)_{N,V}$
ciepło właściwe (stałe ciśnienie):	$C_P = \left( \frac{\partial U}{\partial T} \right)_{N,P}$
potencjał chemiczny:	$\mu_i = -{1\over \beta} \left( \frac{\partial \ln Z}{\partial N_i} \right)_{T,V,N}$

To samo z użyciem zespołu wielkiego kanonicznego:

$U = \sum_i E_i \frac{\exp(-\beta (E_i-\sum_j \mu_j N_{ij}))}{Z}$

$N_j = \sum_i N_{ij} \frac{\exp(-\beta (E_i-\sum_i \mu_j N_{ij}))}{Z}$

energia swobodna Gibbsa:	$G = - {\ln Z\over \beta}$
energia wewnętrzna:	$U = -\left( \frac{\partial\ln Z}{\partial\beta} \right)_{\mu}+\sum_i{\mu_i\over\beta}\left({\partial \ln Z\over \partial \mu_i}\right )_{\beta}$
liczba cząstek:	$N_i={1\over\beta}\left({\partial \ln Z\over \partial \mu_i}\right)_\beta$
entropia:	$S = k (\ln Z + \beta U- \beta \sum_i \mu_i N_i)\,$
energia swobodna Helmholtza:	$F = G+\sum_i \mu_i N_i=-{\ln Z\over \beta} +\sum_i{\mu_i\over \beta} \left( \frac{\partial \ln Z}{\partial \mu_i}\right)_{\beta}$

Mechanika statystyczna.html

Spis treści

edytuj Entropia mikroskopowa, czynnik Boltzmanna i suma statystyczna

edytuj Związki z termodynamiką

edytuj Zmienna liczba cząstek

edytuj Zobacz też