Đang tải... (xem toàn văn)
Một số vấn đề phát triển của nhiệt học phổ thông
Đại học quốc gia Hà Nội Đại học khoa học tự nhiên ---------- Nguyễn Quang Báu Một số vấn đề phát triển của nhiệt học phổ thông Hà Nội – 2009 Lời nói đầu Tài liệu “Một số vấn đề phát triển của nhiệt học phổ thông” gồm 2 phần: Phần 1: Phương trình trạng thái cho khí thực trên quan điểm hiện đại của Vật lý Thống kê. Trong phần này trình bày những cơ sở hiện đại của Vật lý Thống kê: phân bố Gibbs, tổng thống kê, biểu diễn năng lượng tự do qua tổng thống kê và các hệ thức nhiệt động. Từ đó, áp dụng cho khí thực để tìm biểu thức của năng lượng tự do, năng lượng trung bình và phương trình trạng thái. Phần 2: Tuyển chọn các bài tập nhiệt học nâng cao cho phổ thông. Trong phần này tuyển chọn một số bài tập nhiệt học nâng cao liên quan đến phương trình trạng thái có kèm theo lời giải chi tiết hoặc chỉ dẫn. Các bài tập này rất bổ ích để luyện nâng cao cho học sinh các khối chuyên, chuẩn bị cho các kỳ thi học sinh giỏi. 2 2 GS.TS. Nguyễn Quang BáuPhần I: Phương trình trạng thái cho khí thực trên quan điểm hiện đại của Vật lý Thống kê Trên quan điểm hiện đại của Vật lý thống kê, các đại lượng nhiệt động, trong đó có các tham số trạng thái quan sát được, ghi nhận được trong thực nghiệm để mô tả trạng thái của hệ vĩ mô bao gồm nhiều hạt có thể được tính như giá trị trung bình thống kê theo các trạng thái vi mô của hệ. Để tính các giá trị trung bình thống kê này chỉ cần xây dựng phân bố Gibbs đặc trưng cho hệ, và từ đó tính tổng thống kê, rồi tính năng lượng tự do, năng lượng trung bình và dựa vào các hệ thức nhiệt động tính phương trình trạng thái, thiết lập mối quan hệ giữa các giá trị trung bình thống kê đó. Ơ đây ta sẽ nhắc lại một số cơ sở hiện đại của Vật lý thống kê và áp dụng sơ đồ tính toán trên để thiết lập phương trình trạng thái cho khí thực và xét các trường hợp riêng tới hạn của phương trình trạng thái. I. Một số cơ sở hiện đại của Vật lý thống kê 1. Nguyên lý đẳng xác suất đối với hệ cô lập- Phân bố vi chính tắc Khi hệ cô lập ở trong trạng thái cân bằng thì năng lượng của nó ở trong khoảng [ ] E E E, + δ . Ứng với điều kiện này có rất nhiều trạng thái vi mô với năng lượng thỏa mãn hệ thức: [ ] E E E E n ∈ +, δ (1.1) Tổng số các trạng thái lượng tử thỏa mãn điều kiện (1.1) gọi là trọng số thống kê của hệ cô lập. Thực tế chứng minh sự đúng đắn của nguyên lý sau đây: khi hệ cô lập ở trong trạng thái cân bằng nhiệt động thì mọi trạng thái vi mô khả dĩ đều có xác suất như nhau. Nguyên lý này gọi là nguyên lý đẳng xác suất. Ký hiệu ω i là xác suất của trạng thái vi mô i nào đó, ∆Γ là trọng số thống kê của hệ. Nguyên lý đẳng xác suất có thể được diễn tả bằng hệ thức: ω i const= = 1 ∆Γ (1.2) Xét tham số y nào đó của hệ và giả sử nó là đại lượng ngẫu nhiên, tức là nhận những giá trị tuỳ thuộc từng trạng thái vi mô của hệ. Nếu trong số 3 3 ∆Γ có ∆Γ i trạng thái vi mô của hệ trong đó đại lượng y nhận giá trị y i , thì xác suất giá trị y i sẽ bằng : ( ) ω y i i = ∆Γ ∆Γ Vì ∆Γ =const , nên ta có thể viết : ω ( ) ~y i i ∆Γ (1.3) Như vậy, xác suất giá trị y i của tham số y tỉ lệ với số trạng thái vi mô cho phép y nhận giá trị này. Biểu thức (1.2) và hệ quả (1.3) của nó được gọi là biểu thức phân bố vi chinh tắc. 2. Phân bố Gibbs Trên đây chúng ta đã khảo sát mô hình hệ cô lập, hay hệ đóng. Các hệ vĩ mô trong thực tế, chẳng hạn như một bình khí, một thanh kim loại, v.v . đều là các hệ mở, tức là các hệ tương tác với môi trường ngoài. Danh từ môi trường ngoài, ở đây có nghĩa là tất cả các hệ khác, trừ hệ mà chúng ta khảo sát. Môi trường ngoài có kích thước rất lớn so với hệ được khảo sát, vì vậy hệ được khảo sát chỉ là bộ phận nhỏ của hệ cô lập bao gồm cả vũ trụ. Ta gọi hệ được khảo sát là hệ con. Mục tiêu đặt ra trong mục này là xác định xác suất để hệ con ở trong trạng thái vi mô với năng lượng E n nào đó ( { } E n là phổ năng lượng khả dĩ của hệ con khi nó cân bằng với môi trường). Trạng thái cân bằng của hệ cô lập bao gồm cả hệ con, được đặc trưng bởi năng lượng cố định E 0 =const (với độ chính xác δ E ), và nhiệt độ T. Như vậy, vấn đề đặt ra là tìm xác suất trạng thái lượng tử với năng lượng E n của hệ con khi nó cân bằng nhiệt động với môi trường có nhiệt độ T. Mô hình hệ con và môi trường được miêu tả qua hình vẽ 1. T, E * E n 4 4 Gọi E n là năng lượng của hệ con, E * là năng lượng tương ứng của môi trường. Vì hệ con cộng với môi trường là hệ cô lập nên ta có: E E E const n + = = * 0 (1.4) Hình 1 Ta giả thiết rằng năng lượng của hệ con nhỏ hơn rất nhiều so với năng lượng của môi trường. Từ giả thiết đó ta có: E E E E E n n << = − < * 0 0 Do đó: E E n << 0 (1.5) Khi hệ con nằm trong trạng thái lượng tử với năng lượng E n thì môi trường có thể nằm trong nhiều trạng thái lượng tử tương ứng, với năng lượng E E E n * = − 0 . Ta kí hiệu số trạng thái tương tự đó là ∆Γ( ) * E . Theo nguyên lý đẳng xác suất ta có thể khẳng định rằng xác suất trạng thái lượng tử với năng lượng E n của hệ con tỷ lệ với số trạng thái lượng tử tương ứng của môi trường. Ký hiệu ω n n E( ) là xác suất trạng thái lượng tử với năng lượng E n , ta có thể viết: ω n n n E E E E( ) ~ ( ) ( ) * ∆Γ ∆Γ= − 0 (1.6) Mặt khác, nếu ký hiệu S là entrôpi của môi trường, ta có: ( ) ( ) ∆Γ E E k S E E n n0 0 1 − = − exp (1.7) Trong hệ thức (1.7), S (E 0 -E n ) là giá trị entrôpi của môi trường ứng với năng lượng E E E n * = − 0 . Kết hợp (1.6) và (1.7) ta có: 5 5 ( ) ω n n n E k S E E( ) ~ exp 1 0 − (1.8) Chú ý tới điều kiện E E n << 0 , ta có thể khai triển gần đúng : ( ) ( ) S E E S E S E E n E E n0 0 0 − = − ∗ = ∂ ∂ * . Để ý rằng ∂ ∂ S E E E * * = 0 chính là nghịch đảo nhiệt độ của môi trường khi năng lượng bằng E 0 và nhiệt độ này xấp xỉ bằng nhiệt độ khi E E E n * = − 0 (vì E E n << 0 ), ta có thể viết : S E E S E E T n n ( ) ( ) 0 0 − = − (1.9) Thế (1.9) vào (1.8), ta được : ( ) ( ) ω n n n E S E k E kT ~ exp 0 − Vì E 0 =const nên S(E 0 ) cũng là hằng số. Từ đó ta có thể viết : ( ) ω n n n E E kT ~ exp − Hay ( ) ω n n E kT E Ae n = − (1.10) Ở đây A là một hằng số được chọn sao cho ω n n E( ) thỏa mãn điều kiện chuẩn hoá : ω n n n E( ) [ ] = ∑ 1 Ký hiệu [ ]n ∑ có nghĩa là ta thấy tổng theo mọi trạng thái lượng tử khả dĩ. Như vậy hằng số A được xác định từ điều kiện: A e E kT n n − ∑ = [ ] 1 6 6 Từ đó ta suy ra A e E kT n n − − = ∑ 1 [ ] Ký hiệu g(E n ) là bội suy biến của mức E n , tức là số trạng thái lượng tử có chung năng lượng E n . Khi đó ta có: A e g E e E kT n n E kT E n n n − − − = = ∑ ∑ 1 [ ] ( ) (1.11) Đại lượng Z e g E e E kT n n E kT E n n n = = − − ∑ ∑ [ ] ( ) (1.12) gọi là tổng thống kê của hệ. Lưu ý tới (1.12) ta có thể viết lại biểu thức (1.10) như sau: ( ) ω n n E kT E Z e n = − 1 (1.13) Biểu thức (1.13) gọi là biểu thức phân bố Gibbs hay phân bố chính tắc. Nó xác định xác suất trạng thái của mọi hệ con khi hệ này cân bằng nhiệt động với môi trường có nhiệt độ T. Cần lứu ý rằng ω n n E( ) là xác suất của một trạng thái lượng tử nào đó có năng lượng E n , chứ không phải là xác suất giá trị E n của năng lượng. Nếu muốn xác định xác suất giá trị E n của năng lượng thì ta phải nhân ω n với bội suy biến của mức E n . Ký hiệu bội suy biến đó là g(E n ) và xác suất giá trị E n là ω (E n ), ta có: ( ) ( ) ( ) ω ωE g E E n n n n = Trên cơ sở (1.13) ta có: ( ) ω E Z g E e n n E kT n = − 1 ( ) (1.14) Bây giờ ta hãy xét ý nghĩa của phân bố Gibbs (1.12). Trước hết ta thấy rằng theo (1.12) thì khi năng lượng E n tăng xác suất ω n giảm theo luật hàm mũ. Tại sao như vậy? Ta biết rằng khi hệ con có năng lượng E n thì môi trường có thể ở trong nhiều trạng thái vi mô khác nhau, với năng lượng 7 7 E E E n * = − 0 . Số trạng thái đó chính là trọng số thống kê ( ) ∆Γ E E n0 − của môi trường. Mặt khác, trọng số thống kê là hàm giảm nhanh khi năng lượng giảm . Vì vậy, khi E n của hệ con tăng thì năng lượng của môi trường giảm, do đó trọng số thống kê của môi trường giảm. Xác suất của hệ con tỉ lệ với trọng số thống kê của môi trường với năng lượng E E E n * = − 0 : ( ) ω n n n E E E E( ) ~ ( ) * ∆Γ ∆Γ= − 0 Như vậy, rõ ràng là ω n n E( ) phải giảm khi E n tăng. Từ phân bố Gibbs ta dễ dàng tính được giá trị trung bình của các đại lượng vật lý đặc trưng cho hệ vĩ mô. Giả sử đại lượng A nhận giá trị A n trong trạng thái lượng tử n. Theo định nghĩa trung bình thống kê, ta có: A A z A e n n n E kT nn n = = − ∑∑ ω 1 [ ][ ] (1.15) Nếu biết rõ bội suy biến của các mức E n ta có thể viết : A z g E A e n n E kT E n n = − ∑ 1 ( ) Thông thường, đối với hệ vĩ mô ta có thể coi gần đúng phổ năng lượng là phổ liên tục. Khi đó ta có thể thay phép lấy tổng bằng phép tích phân: A A E f E dE E E = ∫ ( ) ( ) 1 2 (1.16) Ở đây [E 1 , E 2 ] là khoảng năng lượng khả dĩ của hệ, f (E) là hàm phân bố xác suất theo năng lượng. Nó liên quan tới mật độ trạng thái theo hệ thức: f E E E z E e E kT ( ) ( ) ( ) ( )= = − ω ρ ρ 1 Tổng thống kê Z được tính như sau: 8 8 Z g E e E e dE n E KT E KT E E E n n = = − − ∫ ∑ ( ) ( )ρ 1 2 (1.17) Ta hãy khảo sát kỹ hơn dạng phụ thuộc năng lượng của hàm f(E). Theo định nghĩa: f E E E( ) ( ) ( ) = ω ρ Đại lượng f E dE E E dE( ) ( ) ( ) = ω ρ chính là xác suất để năng lượng nhận giá trị trong khoảng [E, E+dE]. Theo phân bố Gibbs, khi năng lượng tăng thì xác suất ω( )E giảm nhanh theo luật hàm mũ: ω( ) ~E e E KT − Mặt khác, mật độ trạng thái ρ( )E lại là hàm tăng nhanh theo năng lượng. Như vậy, f (E) là tích của một hàm tăng nhanh với một hàm giảm nhanh theo năng lượng, vì vậy nó phải có dạng cực đại nhọn (xem hình 2) 10 8 6 4 2 - 2 - 4 - 6 -15 -10 -5 5 10 15 Hình 2 Vì năng lượng trung bình E là giá trị năng lượng có xác suất lớn nhất, ta có thể viết: f f E max ( )= (1.18) 9 9 Khi hệ cân bằng nhiệt động với môi trường thì năng lượng của hệ sẽ nhận các giá trị chủ yếu tập trung xung quanh giá trị E , tức là những giá trị thuộc khoảng ∆ E chứa điểm E . Các giá trị khác tuy là khả dĩ, song xác suất của chúng rất nhỏ. 3. Biểu diễn năng lượng tự do qua tổng thống kê và hệ thức nhiệt động liên hệ năng lượng tự do và năng lượng trung bình Hàm trạng thái xác định bởi hệ thức: F= - KTlnZ (1.19) được gọi là năng lượng tự do của hệ. Ý nghĩa của hàm này sẽ được xét ở phần nghiên cứu các định luận cơ bản của nhiệt động học. Ở đây ta chỉ xét vài nét đặc trưng của năng lượng tự do. Vì các mức năng lượng E n của hệ phụ thuộc số hạt N của hệ và phụ thuộc các tham số ngoại x cho nên tổng thống kê Z là hàm của T, x, và N. Từ đó ta thấy năng lượng tự do là hàm của T, x, và N : F=F (T, x, N) Năng lượng tự do F và năng lượng trung bình (hay nội năng) E của hệ có liên hệ với nhau. Ta có thể xác định mối liên hệ này qua việc tính E . Theo định nghĩa trung bình thống kê, ta có: E E E n n n n = ∑ ω ( ) [ ] Sử dụng phân bố Gibbs, ta có: E Z E e KT Z T e n n E KT n E KT n n = = ∑ ∑ − − 1 2 [ ] [ ] ∂ ∂ E KT Z T Z KT T Z= = 2 2 ∂ ∂ ∂ ∂ ln Như vậy, biết tổng thống kê Z ta có thể tính nội năng theo công thức: 10 10 [...]... sau: pi = M2 a µ2 V2 Cộng tích Vi của khí thực được xác định bởi biểu thức: Vi = M b µ 1 b = 4 N. πd 3 6 , Lý thuyết tính được Trong đó N0 là số Avôgađrô, d là đường kính hiệu dụng của phân tử 2 Trạng thái tới hạn của các chất khí được xác định bởi các thông số trạng thái Vok = 3b ; pk = a 27b 2 ; Tk = 8a 27bR Các hằng số a, ba đựoc xác định qua các thông số trạng thái bằng các biểu thức sau:... 2: Tuyển chọn các bài tập nhiệt học nâng cao cho phổ thông 1 Phương trình trạng thái Van der Walls Đối với 1 mol chất khí thực: 18 18 a p + 2 ( V − b ) = RT, V (1) Đối với một khối khí thực bất kỳ khối lượng M M 2 a M M p + 2 2 V − b = RT µ µ µ V (2) Trong đó, a là hằng số hiệu chỉnh về áp suất, b là hằng số hiệu chỉnh về thể tích Nội áp pi của khí thực được xác định... (1.31) 1 2 Như vậy Zint là một chuỗi khai triển theo V Ở đây chúng ta chỉ giới hạn ở hai số hạng khai triển đầu tiên Z int = 1 + 1 V2 ∑ ∫ ∫ f ( r − r ) dr dr 1≤ i < k ≤ N ik i k i k 1 N( N − 1) Số hạng thứ hai bao gồm 2 số hạng như nhau: ∫∫f ( ik ∞ ) ri − rk dri drk = V ∫ f ( r ).4 πr 2 dr 0 Từ đó ta có: 15 15 ∞ Z int N ( N − 1) = 1+ 4 πr 2 f ( r )dr 2V ∫ 0 Vì số phân tử N rất lớn nên... ta áp dụng phương trình trạng thái của khí lý tưởng đối với trạng thái 1: p1V1 = NRT1’ (3) Và đối với trạng thái 2: p2V2 = NRT2’ (4) 20 20 Vì là quá trình đẳng tích nên : V1 = V2 = V Chia (4) cho (3) ta có: T2 p 2 2p 1 = = =2 T1 p 1 p1 Bài tập tự giải 1 Tìm áp suất của khí cacbonic ở nhiệt độ 30C nếu biết khối lượng riêng của nó ở nhiệt độ ấy là 550kg/m3 2 Thể tích của 4g khí ôxy tăng từ 1 đến 5 dm... thực Tìm công của nội lực trong quá trình giãn nở đó 3 Tính nộp áp của khí cacbonic lúc khối lượng riêng của khí đó là 550kg/m3 Cho biết, đối với khí cacbonic có: Tk = 304K và pk = 7, 4.106N/m2 4 Tính lượng nước cần cho vào trong một cái bình thể tích 30cm 3 để khi đun nóng tới trạng thái tới hạn, nó chiếm toàn bộ thể tích bình Hướng dẫn giải : 1 Đáp số: p = 5.2 10-6N/m2 Chia hai vế của phương trình... thuộc khoảng cách giữa hai phân tử : ( U ik = U ri − rk ) Thông thường dạng của hàm U rất gần với dạng thế năng Lennard Johns U( r ) = a1 a 2 − r 12 r 6 Khi khoảng cách r > 2r0, trong đó r0= const, thì hai phân tử hút nhau, còn khi r < 2r0 thì chúng đẩy nhau Hamiltonian của chất khí có cấu trúc như sau: H(p,r) = H0 + U ở đây H0 là Hamiltonian của khí lý tưởng : Pi2 H0 = ∑ i =1 2 m N U là thế năng... cân bằng nhiệt động với môi trường thì hàm phân bố xác suất theo năng lượng chỉ khác 0 rõ rệt trong một khoảng năng lượng ∆E xung quanh giá trị E Ta có thể xác định khoảng ∆E theo hệ thức: E2 f ( E ) ∆E = ∫ f ( E)dE = 1 E1 Từ đó suy ra: ∆E = 1 f ( E) Mặt khác, ta có f ( E ) = ω ( E )ρ( E ) Chú ý tới điều này ta có thể viết : ∆E = 1 ω ( E )ρ( E ) Trọng số thống kê ứng với khoảng tản mạn ∆E của năng... chiếu hệ thức này với hệ thức S = K ln ∆Γ ta suy ra: F = E − TS (1.24) 4 Phương trình trạng thái của khí thực có mật độ loãng Áp suất, nhiệt độ và thể tích của khí lý tưởng liên hệ với nhau qua phương trình Claperon - Mendeleev: PV=NkT Ta đưa vào các ký hiệu mới sau đây: v= V N ; θ = kT Phương trình trạng thái của khí lý tưởng có thể được viết lại dạng : p= θ v (1.25) Phương trình trạng thái này chỉ đúng... nhau, do đó phương trình trạng thái của khí thực bao giờ cũng khác biệt so với phương trình 12 12 Claperon - Mendeleev Người ta thường dùng nhiều phương trình miêu tả gần đúng mối liên hệ giữa áp suất, nhiệt độ và thể tích của khí thực, chẳng hạn như phương trình nổi tiếng mang tên Van der Walls: a p + 2 ( v − b) = 0 v , (1.26) ở đây a và b là các hằng số Nếu lấy a=b=0 thì phương trình này... phương trình trạng thái của khí lý tưởng Trong mục này chúng ta sẽ xác lập phương trình trạng thái của khí thực có mật độ loãng Trong phép gần đúng được áp dụng ở đây thì đại 1 N = lượng đóng vai trò tham số nhỏ chính là v v , bởi vì chúng ta chỉ xét các khí loãng Trong trường hợp khí loãng chúng ta có thể áp dụng phân bố Gibbs cổ điển Để xác lập phương trình trạng thái gần đúng của khí thực chúng ta . Đại học quốc gia Hà Nội Đại học khoa học tự nhiên ---------- Nguyễn Quang Báu Một số vấn đề phát triển của nhiệt học phổ thông Hà Nội – 2009. Tài liệu Một số vấn đề phát triển của nhiệt học phổ thông gồm 2 phần: Phần 1: Phương trình trạng thái cho khí thực trên quan điểm hiện đại của Vật lý