Termodynamika statystyczna. Cele teorii
|
|
- Maciej Zakrzewski
- 6 lat temu
- Przeglądów:
Transkrypt
1 Termodynamika statystyczna. Cele teorii Stworzenie pomostu pomiedzy teoria mikroświata (teoria moleku l i ich oddzia lywań) a teoria zjawisk makroskopowych Wyjaśnienie (ilościowe) w lasności uk ladów makroskopowych (np. funkcji termodynamicznych) w oparciu o znajomość w lasności indywidualnych moleku l (uzyskanych metodami chemii kwantowej lub spektroskopii) Zrozumienie definicji wielkości termodynamicznych i praw termodynamiki fenomenologicznej w oparciu o prawa mechaniki kwantowej Wnioskowanie o w lasnościach pojedynczych moleku l i o ich oddzia lywaniu na podstawie znajmości w lasności uk ladów makroskopowych (ma to znaczenie g lownie historyczne)
2 Termodynamika fenomenologiczna: Eenergia swobodna F (T, V )=E T S. Przyk lad df = S dt p dv ( ) F S = T V ( F p = V ) T ( S ) ( ) p V T = T V Funkcje S=S(T, V ) i p=p(t, V ) dla dowolnej substancji. Termodynamika statystyczna: Energia swobodna F = kt ln Q, gdzie Q=Σ I e E I/kT (suma statystyczna) Dla gazu N atomów o masie m: p(t, V ) = NkT V, S(T, V ) = Nk ln (2πmkT )3/2 V h 3 N Nk
3 Termodynamika statystyczna. Przedmiot badań Na podstawie znajomości sta lych uniwersalnych (takich jak k, h, c, e, m e ) oraz paramerów,,materia lowych chrakteryzujacych moleku ly rozważanej substancji, takich jak: masy i spiny jader atomowych ( d lugości wiazań chemicznych katy pomiedzy wiazaniami sta le si lowe energie wzbudzeń elektronowych potencja ly oddzia lywń mi edzymolekularnych formalizm termodynamki statystycznej pozwala obliczać: funkcje termodynamiczne (entropie, entalpie swobodna, pojemność cieplna) sta le równowagi chemicznej równanie stanu szybkości reakcji chemicznych w lasności elektryczne i magnetyczne substancji temperatury i ciep la przejść fazowych parametry charakteryzujace zjawiska krytyczne
4 Termodynamika statystyczna. Podzia l teorii Termodynamika, a ogólnie mechanika statystyczna, jest bardzo obszernym dzialem nauki ścis lych. Można ja różnie dzielić, np. na: termodynamike statystyczna klasyczna termodynamike statystyczna kwantowa lub na: termodynamike statystyczna stanów równowagi termodynamike statystyczna procesów nieodwracalnych Pod wzgl edem stosowanych technik rachunkowych istotny jest podzia l na: teorie wykorzystujace metody analityczne metody symulacji komputerowych (Monte Carlo, dynamika molekularna). Polecana literatura uzupe lniejaca: 1. F. Reif Fizyka statystyczna, PWN, Rozdz. 3, 4, H. Buchowski Elementy termodynamiki statystycznej, WNT, Rozdz. 1, R. Ho lyst, A. Poniewierski, A. Ciach Termodynamika, WNT, 2005, Rozdz. 13, 16, 17, 18.
5 Specyficzne w lasności uk ladów makroskopowych Uk lady makroskopowe maja 3 ważne w lasności różniace je istotnie od uk ladów mikrosokopowych: 1. W uk ladach makroskopowych zachodza procesy nieodwracalne prowadzace do stanów równowagi, w których w lasności uk ladu nie zależa od czasu. 2. Stany równowagi charakteryzowane sa przez niewielka liczbe parametrów, dla uk ladu jednosk ladnikowego wystarcza 3 takie parametry, np. E, V, i N. 3. W lasności uk ladów makroskopowych sa na ogó l zmiennymi losowymi o bardzo ma lych fluktuacjach wzglednych. Na ogó l fluktuacje te maleja z wielkościa uk ladu jak 1/ N. Fluktuacja wzgledna δ(x) zmiennej losowej X zdefiniowane jest nastepuj aco: δ(x) = σ2 (X) X = σ(x) X gdzie X jest wartościa średnia zmiennej losowej X, a σ 2 (X) jest wariancja tej zmiennej (kwadratem odchylenia standardowego σ): σ 2 (X) = (X X ) 2 = X 2 X 2 W lasność 1 jest sprzeczna z tw. Poincare go o powrocie, które mówi, że uk lad dynamiczny o skończonej energii i objetości wraca do swego stanu poczatkowego.
6
7 Proces praktycznie nieodwracalny: rozpr eżanie gazu 200 atomów do próżni
8 Fluktuacje g estości
9 Fluktuacja wzgl edna g estości Jako przyk lad obliczmy fluktuacje liczby czastek n w elemencie objetości v. Jeśli w uk ladzie by laby tylko jedna czastka to: P n=1 = v/v p P n=0 = 1 v/v 1 p P n>1 = 0, gdzie P n=k oznacza prawdopodobieństwo, że w objetości v jest k czastek. Stad n = n 2 = 0 (1 p) + 1 p = p σ 2 (n) = n 2 n 2 = p p 2 = p(1 p) Jeśli w uk ladzie jest N czastek to P n=k, n oraz σ 2 (n) można obliczyć z rozk ladu Bernoulliego ale nie ma potrzeby. Wystarczy zdefiniować N zmiennych niezależnych n i, gdzie n i jest liczba czastek o numerze i w objetości v: N n = Wówczas i=1 n i = p, σ 2 (n i ) = p(1 p), n = Np, σ 2 (n) = Np(1 p) Ostatecznie δ(n) = σ2 (n) n = n i 1 p Np = 1 p n
10 Postulaty i trzy najważniejsze rozk lady prawdopodobieństwa Definicje: Makrostan jest to stan uk ladu wyznaczony przez niewielka liczb e parametrów makroskopowych niezb ednych do jego jednoznacznego określenia. Mikrostan jest to konkretny stan kwantowy uk ladu (w kwantowej mechanice statystycznej) lub ma la komórka w przestrzeni fazowej uk ladu (w klasycznej mechanice statystycznej) Postulaty: Postulat 1: W makroskopowym uk ladzie izolowanym spontaniczne procesy przebiegaja tak, że liczba dozwolonych mikrostanów wzrasta Postulat 2: Jeśli uk lad izolowany (o sta lej energii) jest w stanie równowagi to wszystkie dozwolone mikrostany sa jednakowo prawdopodobne Rozk lady: 1. Mikrokanoniczny. Dla uk ladu izolowanego. Ustalone E, V, N. 2. Kanoniczny Gibbsa. Dla uk ladu termostatowanego. Ustalone T, V, N. 3. Wielki kanoniczny. Dla uk ladu otwartego. Ustalone µ, T, V, gdzie µ jest potencja lem chemicznym.
11 Rozk lad mikrokanoniczny Definicja: Liczba stanów Ω(E, V, N) jest to liczba mikrostanów uk ladu o objetości V, liczbie czastek N oraz o określonej energii (zawartej w przedziale od E do E+δE, δe=10 30 J). Definicja: Statystyczna (kwantowa) definicja temperatury ( ) 1 kt = ln Ω E V,N Definicja: Empiryczna definicja temperatury (T t.p = K) T = 1 k lim p 0 Definicja: Statystyczna (kwantowa) definicja entropii (Boltzmann, Planck) S = k ln Ω pv N Definicja: Statystyczna definicja ciśnienia ( ) ln Ω p = kt V E,N
12 Rozk lad kanoniczny Gibbsa Uk lad termostatowany o temperaturze T nie ma określonej energii. Taki uk lad jest w stanie kwantowym i o energii E i z prawdopodobieństwem: P i = 1 Q e E i/kt Q = i e E i/kt to suma statystyczna. Znajac sume statystyczna Q=Q(T, V, N) możemy latwo obliczyć funkcje termodynamiczne uk ladu: ( ) ln Q E = kt 2 T V S = k ln Q + E T p = kt ( ) ln Q V T F = kt ln Q
13 Rozk lad kanoniczny Gibbsa, c.d. Jeśli zaniedbamy oddzia lywanie miedzy moleku lami gazu oraz jeśli temperatura T nie jest bardzo niska to to Q ma szczególnie prosta postać: Q = qn N! gdzie N jest liczba moleku l w uk ladzie, a q jest suma statystyczna dla jednej moleku ly, zwana też molekularna funkcja podzia lu q = i e ɛ i/kt W definicji funkcji podzia lu q sumowanie przebiega po wszystkich stanach kwantowych ψ i pojedynczej moleku ly, a ɛ i to energie tych stanów. Dla sztywnych moleku l q jest w przybliżeniu równe iloczynowi funkcji: translacyjnej q tr rotacyjnej wibracyjnej elektronowej q el jadrowej q rot q vib q nucl
14 Rozk lad kanoniczny Gibbsa. Obliczenie funkcji podzia lu q = q tr q rot q vib q el q nucl Faktoryzacja ta jest możliwa gdy energia ɛ i itego stanu kwantowego moleku ly daje si e przedstawić jako suma energii translacji, rotacji, wibracji, etc. ɛ i = ɛ tr n 1 n 2 n 3 + ɛ rot JKM + ɛvib v 1...v f + ɛ el l + ɛ nucl λ Funkcje q tr q rot q vib, etc. zdefiniowane sa formalnie tak samo jak q, np. q tr = exp( ɛ tr n 1 n 2 n 3 /kt ), n 1 n 2 n 3 gdzie energie wzbudzeń translacyjnych dane sa wzorem na poziomy energetyczne czastki o masie m w pudle o objetości V = L 3 : ɛ tr n 1 n 2 n 3 = h2 8mL 2 (n2 1 + n2 2 + n2 3 ) Sumowanie po n 1, n 2, n 3 można sfaktoryzować i zastapić przez ca lkowanie: ( q tr = exp n2 1 + n2 2 + ) [ n2 ) 3 = exp ( ] 3 [ n2 ) ] 3 = exp ( x2 dx = π3/2 a 3 a n 1 n 2 n 2 a 3 n 2 0 a 2 8 gdzie a= 8mkT L/h.
15 Zast epowanie sumowania przez ca lkowanie exp( n 2 /a 2 ) n=1 0 exp( x 2 /a 2 )dx = πa 2 dla a >> 1
16 Rozk lad kanoniczny Gibbsa. Obliczenie funkcji podzia lu, c.d. Po podstawieniu a= 8mkT L/h otrzymujemy ostatecznie q tr = (2πmkT ) 3/2 V h 3 lub q tr = V λ 3 B, gdzie λ B = h 2πmkT to tzw. termiczna d lugość fali de Broglie. Możemy teraz obliczyć translacyjna sume statystyczna Q tr = (q tr ) N /N! oraz translacyjna energie wewnetrzn a E tr, pojemność cieplna CV tr i entropie Str. Obliczenie E tr jest szczególnie proste. Wystarczy zauważyć, że Q tr T 3N/2. Otrzymujemy: E tr = 3 2 NkT ( ) E Ctr V = T V = 3 2 Nk S tr = Nk ln (2πmkT )3/2 V h 3 N + 5 v Nk = Nk ln λ 3 B 2 Nk, gdzie v=v /N. Jest to wzór Sackura i Tetrode - stosowalny gdy v > λ 3 B.
17 Pojemność cieplna idealnego gazu Fermiego C tr V = 1 2 π2 T T F + gdzie T F to tzw. temperatura Fermiego T F = ɛ F k, ɛ F = 2 2m ( 6π 2 ρ 2S + 1 ) 2/3 ρ = N V
18 Pojemność cieplna idealnego gazu Bosego C tr V = B ( T T c ) 3/2 + gdzie T c to temperatura krytyczna kondensacji Bose-Einsteina [ ] T c = 2 ρ 2/3 a B = 15 ζ(5/2) 2πmk ζ(3/2) 4 ζ(3/2) Dla bezmasowych bozonów (fotony, fonony) C V (T /T c ) 3, gdzie T c hcρ 1/3 /k.
19 Pojemność cieplna helu 4 Przejście lambda dla T =2.17 K (Willem Keesom i Mieczys law Wolfke ).
20 Rozk lad kanoniczny Gibbsa. Uwzgl ednienie rotacji moleku l Dla moleku l liniowych energie poziomów rotacyjnych dane sa wzorem: J(J + 1) 2I gdzie I jest momentem bezw ladności molek ly (I=µR 2 dla dwuatomowych) Rotacyjna funkcja podzia lu dana jest zatem wzorem: J q rot = e ɛrot J /kt = (2J + 1) e J(J+1)Θ rot T T J=0 M= J ɛ rot J = 2 J=0 gdzie Θ rot jest charakterystyczna temperatura rotacji 2 γθ rot Θ rot = 2Ik Wzór ten jest s luszny dla moleku l liniowych symetrycznych (γ = 2) i asymetrycznych (γ = 1) i tylko dla T >> Θ rot. Dla T Θ rot sumujemy szereg. Na ogó l T >> Θ rot bo Θ rot jest rzedu 1 K lub mniejsze. Dla H 2, Θ rot =85 K. ( ) E E rot = NkT C rot V = = Nk T S rot = Nk ln T γθ rot +Nk, V
21 Rotacyjna pojemność cieplna. Moleku la heterojadrowa
22 Pojemność cieplna para (1), orto (2) i mieszaniny 1:3 (3) wodoru Para wodór S nucl =0, J = 0, 2, 4, 6,... Orto wodór S nucl =1, J = 1, 3, 5, 7,...
23 Rozk lad kanoniczny Gibbsa. Uwzgl ednienie wibracji moleku l Dla moleku l dwuatomowych energia wibracji dana jest wzorm ɛ vib = nhν Wibracyjna funkcja podzia lu ma zatem postać 1 q vib = e nhν kt = 1 e, Θ v/t n=0 gdzie Θ vib jest charakterystyczna temperatura wibracji Θ v = hν k Temperatury Θ vib sa wysokie, np. Θ vib 6000 K dla H 2, Θ vib 3000 K dla CO. Dla wk ladu wibracji do energii wewn etrznej i pojemności cieplnej dostajemy: E vib = Nhν e hν/kt 1 C vib V = Nk ( ) hν 2 e hν/kt kt (e hν/kt 1) 2
24 Wibracyjna pojemność cieplna. Moleku la dwuatomowa lub jedno drganie normalne moleku ly wieloatomowej
25 Rozk lad kanoniczny Gibbsa. Moleku ly wieloatomowe-rotacje Dla baka sferycznego, symetrycznego lub asymetrycznego π T 3 q rot =, γ Θ x Θ y Θ z gdzie Θ x, Θ y, i Θ z sa temperaturami charakterystycznymi Θ x = 2 2I x k, Θ y = 2 2I y k, Θ z = 2 2I z k zależacymi od wartości w lasnych I x, I y i I z tensora momentu bezw ladności moleku ly. Wzór ten jest s luszny tylko dla temperatur znacznie wyższych od Θ x, Θ y, i Θ z. Sta la γ to tzw. liczba symetrii równa liczbie równoważnych konfiguracji moleku ly, które można uzyskać przez jej obroty. Ponieważ Q rot =(q rot ) N latwo teraz znaleźć funkcje termodynamiczne: E rot = 3 2 NkT [ π S rot = Nk ln γ Crot V T 3 Θ x Θ y Θ z = 3 2 Nk ] Nk,
26 Rozk lad kanoniczny Gibbsa. Moleku ly wieloatomowe-wibracje Dla moleku ly wieloatomowej o f drganiach normalnych o czestości ν j energia wibracji jest suma energii wszystkich drgań a zatem q vib jest iloczynem: q vib = f j=1 1 1 e hν j/kt Energia wewnetrzna i pojemność cieplna na jedna moleku l e sa sumami wk ladów od poszczególnych drgań normalnych: f hν j E vib = e hνj/kt 1 j=1 Kryszta l z N atomów to jedna wielka moleku la o f=3n drganiach normalnych. Jeśli za lożymy, że wszystkie cz estości s e jednakowe i równe ν E to E vib = 3N hν E e hν E/kT 1 Jest to teoria Einsteina pojemności cieplnej kryszta lów. Niez la dla średnich i wysokich temperatur, s laba dla niskich.
27 Teoria Debye a pojemności cieplnej kryszta lów Za lożenie, że wszystkie czestości sa równe jest zbyt drastyczne. Istnieje pewien rozk lad czestości drgań w krysztale dany funkcja g(ν) taka, że g(ν)dν jest liczba drgań normalnych o czestości pomiedzy ν a ν + dν Wyrażenie na energie wewnetrzn a ma wówczas postać ca lki: Debye za loży l, że E vib = νmax 0 g(ν) = 4πV ( 1 hν g(ν)dν exp(hν/kt ) 1 c l + 2 c t Daje to wyrażenie na energie wewnetrzn a: E vib = A νmax 0 ) ν 2 = Aν 2 hν 3 dν exp(hν/kt ) 1 Po zróżniczkowaniu pod znakiem ca lki wyrażenie Debye a swoje wyrażenie na pojemnosć cieplna.
28 Funkcja spektralna dla fononów w krysztale
29 Porównanie teorii Einsteina i Debye a
30 Porównanie teorii Debye a z doświadczeniem
31 Widmo promieniowania t la kosmicznego. T =2.73K Porównanie ze wzorem Plancka
32 Rozk lad kanoniczny Gibbsa. Wzbudzenia elektronowe i jadrowe Za lożenie, że wszystkie czastości sa równe jest zbyt drastyczne. Istnieje pewien rozk lad czestosći drgań w krysztale dany funkcja g(ν) taka, że Elektronowa funkcje podzia lu obliczamy bezpośrednio z definicji, czyli wg. wzoru (4), wykonujac sumowanie po stanach elektronowych moleku ly. q el = i e ɛel i /kt Jeśli jadra maja spin różny od zera (np. jadro atomu helu 3 lub jadro atomu azotu) to do iloczynu w równaniu (5) trzeba jeszcze dopisać jadrow a funkcje podzia lu q nucl = j (2s j + 1), gdzie s j jest spinem jadra j.
33 Rozk lad kanoniczny Gibbsa. Równowagi chemiczne Sta l a równowagi dla reakcji chemicznej n A A + n B B n C C + n D D przebiegajacej w fazie gazowej definiujemy nastepuj aco K p (T ) = pn C C gdzie p X jest ciśnieniem parcjalnym substancji X, X=A, B, C, D, a n X jej wspó lczynnikiem stechiometrycznym substancji X w równaniu reakcji. K p (T ) to tzw. sata la ciśnieniowa. Rozważa sie też sta l a ilościowa K N (T ), zdefiniowana formalnie takim samym wzorem jak K p (T ), z tym że ciśnienia parcjalne sa zastapione przez liczby moleku l poszczególnych substancji: p n A A K N (T ) = N n C C N n A A pn D D pn B B, N n D D N n B B Korzystajac z równania p = NkT /V wiaż acego ciśnienie parcjalne z liczba moleku l można latwo pokazać, że sta la ilościowa i ciśnieniowa zwiazane sa zależnościa ( ) kt nc +n D n A n B K p (T ) = K N (T ). V,
34 Rozk lad kanoniczny Gibbsa. Równowagi chemiczne Korzystajac z rozk ladu kanonicznego Gibbsa wyprowadza sie nastepuj acy, podstawowy wzor na sta l a ilościowa: K N (T ) = q n C C q n A A gdzie q X jest funkcja podzia lu moleku ly rodzaju X zdefiniowana formalnie tym samym wzorem co wcześniej q n D D q n B B, q = i e ɛ i/kt z tym, że energie moleku ly ɛ i obliczane sa teraz wzgledem energii rozdzielonych atomów a nie wzgledem energii jej stanu podstwowego E 0. Energia rozdzielonych atomów jest wyższa od E 0 i różni sie od E 0 o energie atomizacji D 0 (energie dysocjacji na atomy). Dlatego ɛ i = ɛ i D 0 i w konsekwencji q = e D 0/kT q.
35 Rozk lad kanoniczny Gibbsa. Równowagi chemiczne Jeśli korzystamy z funkcji podzia lu q X obliczanych wzgledem energii stanu podstawowego molekul to sta la równowagi K N (T ) wyraża sie wzorem K N (T ) = e D 0/kT qn C C q n A A qn D D qn B B. gdzie D 0 = n C D C 0 + n D D D 0 n A D A 0 n B D B 0 a D0 X jest energi a atomizacji moleku ly X. Biorac pod uwage, że D0 X jest równe energii atomów minus enregia stanu podstawowego E0 X oraz że liczba atomów nie zmienia sie w trakcie rekacji chemicznej widzimy, że D 0 = E 0 gdzie E 0 = n C E C 0 + n D E D 0 n A E A 0 n B E B 0 < 0 dla reakcji egzoter- jest energia reakcji dla zerowej temperatury ( E 0 micznych).
36 Teoria szybkości rekacji. Teoria stanu przejściowego Jest wiele teorii szybkości reakcji chemicznych. Ścis la teoria wykracza daleko poza zakres termodynamiki statystycznej stanów równowagi. Istnieje prosta teoria stanu przejsciowego (lub teoria kompleksu aktywnego, Eyring), która wykorzystuje istotnie termodynamike statystyczna. Rozważmy reakcj e: A + BC AB + C Wg. Eyringa reakcja ta przebiega przez stadium kompleksu przejściowego X A + BC X AB + C bed acego w równowadze termodynamicznej z substratami A i BC. Koncentracja X dana jest wiec wzorem [X ] = K [A] [BC] gdzie K jest steżeniow a ([A]=N A /V ) sta l a równowagi reakcji A + BC X K = [X ] [A] [BC] = N V = e E 0 /kt q V N A N BC q A q BC E 0 jest tu energi a aktywacji a q funkcja podzia lu kompleksu aktywnego
37 Powierzchnia (mapa) energii potencjalnej dla reakcji A+BC AB+C
38 Przekroje powierzchni energii potencjalnej dla reakcji A+BC AB+C
39 Ścieżka reakcji dla reakcji typu A+BC AB+C
40 Teoria szybkości rekacji. Teoria stanu przejściowego, c.d. Szybkość rekacji jest równa iloczynowi koncentracji kompleksu [X ] i szybkości v jego rozpadu na produkty AB i C d[c] = v [X ] = v K [A] [BC] dt Stad oczywiście sta la szybkości k s dana jest wzorem k s = v K = v e E 0 /kt q V q A q BC Dok ladne obliczenie v jest trudne ale Eyring pokaza l, że w przybliżeniu v = kt h gdzie q jest tym czynnikiem w wibracyjnej cz esci q, który odpowiada zespolonej cz estości (wspó lrz ednej reakcji). Po podstawieniu, otrzymujemy 1 q k s = kt h e E 0 /kt q q A q BC V gdzie q jest funkcj a podzia lu kompleksu aktywnego, w której uwzglednione sa wy l acznie rzeczywiste czestości drgań normalnych.
41 Uk lady otwarte. Wielki rozk lad kanoniczny Gibbsa Tak jak temperatura decyduje o kierunku przep lywu energii pomiedzy uk ladami, które nie sa izolowane adiabatycznie, tak potencja l chemiczny µ decyduje o kierunku przep lywu czastek pomiedzy uk ladami otwartymi. Statystyczna definicja potencja lu chemicznego jest nastepuj aca: µ = kt ( ) ln Ω N E,V µ = kt ( ) ln Q N T,V Dla uk ladu otwartego o sta lych T, µ i V prawdopodobieństwo, że ma on N czastek i znajduje sie w i-tym stanie kwantowym o energii E i wynosi: gdzie P in = 1 Ξ e(µn E i)/kt Ξ = N i e(µn E i)/kt Ξ to wielka suma statystyczna. Znajac wielka sume statystyczna Ξ=Ξ(T, µ, V ) możemy znaleźć wszystkie funkcje termodynamiczne uk ladu.
42 Uk lady otwarte. Wielki rozk lad kanoniczny Gibbsa, c.d. Funkcje termodynamiczne w wielkim rozk ladzie kanonicznym wyrażaja sie nastepuj aco : ( ) ln Ξ N = kt pv = kt ln Ξ µ T,V G = µ N(T,µ,V ) F = G pv Fluktuacje Energii - rozk lad kanoniczny δ(e) = 1 E kt 2 ( E T ) N,V = 1 kt cv N ɛ k Liczby czastek - wielki rozk lad kanoniczny (v = V /N) δ(n) = 1 N kt ( ) N µ T,V = 1 N kt v 2 p/ v
43 Statystyki kwantowe Fermiego-Diraca oraz Bosego-Einsteina Wielki rozk lad kanoniczny można zastosować do pojedynczego spinorbitalu. Możemy wówczas obliczyć prawdopodobieństwo, że na tym spinorbitalu bedzie N czastek a także średnia liczbe czestek N i na itym spinorbitalu. Dla fermionów N może być równe tylko 0 lub 1. Zatem Ostatecznie N F i = 0 P P 1 = 1 Ξ e(µ ε i)/kt = e(µ ε i)/kt N F i = 1 e (ε i µ)/kt e (µ ε i)/kt Dla bozonów N może być 0,1,2,...,etc. Po prostym obliczeniu Ξ dostajemy N B i = 1 e (ε i µ)/kt 1 To sa wzory na statystyki Fermiego-Diraca i Bosego-Einsteina. Gdy N i F >> 1 lub gdy N i B >> 1 to jedynki w mianowniku można zaniedbać i dostajemy statystyke Maxwella-Boltzmanna stosowalna gdy λ B << r 0 = (V /N) 1/3 : N i = e (µ ε i)/kt
44 Kondensacja Bosego-Einsteina N B i = 1 e (ɛ i µ)/kt 1 N B 0 = 1 e µ/kt 1 0 eµ/kt 1 µ 0 N B i 1 e ɛ i/kt 1, for i > 0 N B exc i>0 N B i i>0 1 e ɛ i/kt 1 = 0 g(ɛ)dɛ e ɛ/kt 1 N max exc Kondensacja ma miejsce gdy N max exc < N tot, T c 2 K dla helu
45 Liczby obsadzeń dla bozonów dla bardzo niskich temperatur
46 Liczby obsadzeń dla fermionów dla bardzo niskich temperatur
47 Przybliżenie klasyczne. Dyskretyzacja przestrzeni fazowej
48 Przybliżenie klasyczne. Rozk lad kanoniczny Dokonujemy dyskretyzacji 6N wymiarowej przestrzni fazowej (przstrzeni γ). Wszystkie ogólne wzory na rozk lady mikrokanoniczny, kanoniczmy i wielki kanoniczny pozostaja s luszne. W przypadku rozk ladu kanonicznego mamy: P i = 1 e ɛi/kt = 1 e H(p i,r i )/kt Q clas Q clas gdzie p i i r i sa pedami i wspó lrzednymi przestrzennymi i-tej komórki w przstrzeni γ, a H(p, r) jest klasyczna funkcja Hamiltona: H(p, r) = p 2 /2m + V (r). G estość prawdopodobieństwa ρ(p i, r i ) dana jest wówczas wzorem ρ(p i, r i ) = P i /δτ γ gdzie δτ γ jest objetości a jednej komórki. Stad ρ(p, r) = C e H(p,r)/kT gdzie C jest sta l a normalizacyjna. Wyca lkowanie ρ(p, r) po wspó lrzednych r i po pedach wszystkich czastek za wyjatkiem jednej daje rozk lad predkości Maxwella (s luszny także dla cieczy): ρ(p) = Ce p2 /2mkT lub ρ(v) = C e mv2 /2kT
49 Przybliżenie klasyczne. Suma statystyczna Klasyczna sume statystyczna możemy obliczyć nastepuj aco: Q clas = e H(p i,r i )/kt = 1 e H(p i,r i )/kt δτ γ = 1 e H(p,r)/kT dτ γ δτ i γ δτ i γ γ W mechanice klasycznej objetości komórki δτ γ nie da sie ustalić. Można ja jednak wyznaczyć z warunku Q clas =Q quant dla gazu idealnego jednoatomowego. Q quant znamy, Q clas latwo obliczamy gdy V (r) = 0. Dostajemy wtedy δτ γ = h 3N pod warunkiem, że podzielimy Q clas przez N! Jest to niezbedne gdyż jednemu mikrostanowi odpowiada nie jedna komórka lecz N! komórek różniacych sie permutacjami czastek. Ostatecznie, 1 Q clas = e H(p,r)/kT dτ N! h 3N γ γ Wewnetrzne stopnie swobody lepiej obliczać kwantowo korzystajac ze znanej nam już kwantowej sumy statystycznej dla gazu idealnego Q=Q id quant. Wtedy: Q quasi clas = Q id qunt Z N gdzie Z N = 1 e V (r)/kt dr V N Ca lke konfiguracyjna Z N obliczamy analitycznie (Maria Geppert-Mayer) lub numerycznie metoda Monte Carlo (Nicholas Metropolis).
Termodynamika i fizyka statystyczna. Slajdy
Termodynamika i fizyka statystyczna. Slajdy Poniższe slajdy zawieraja jedynie cześć materia lu obowiazuj acego na egzamin Do zdania egzaminu na ocene bardzo dobra wymagana jest znajomość ca lego materia
Bardziej szczegółowoRotacje i drgania czasteczek
Rotacje i drgania czasteczek wieloatomowych Gdy znamy powierzchnie energii potencjalnej V( R 1, R 2,..., R N ) to możemy obliczyć poziomy energetyczne czasteczki. Poziomy te sa w ogólności efektem: rotacji
Bardziej szczegółowoHierarchia baz gaussowskich (5)
Hierarchia baz gaussowskich (5) Bazy split-valence czyli VDZ, VTZ, etc. (np. bazy Pople a 6-31G, 6-311G, etc) Bazy split-valence spolaryzowane VDZP, VTZP, etc. Bazy bazy Dunninga (konsystentne korelacyjnie)
Bardziej szczegółowoWykład 14. Termodynamika gazu fotnonowego
Wykład 14 Termodynamika gazu fotnonowego dr hab. Agata Fronczak, prof. PW Wydział Fizyki, Politechnika Warszawska 16 stycznia 217 dr hab. A. Fronczak (Wydział Fizyki PW) Wykład: Elementy fizyki statystycznej
Bardziej szczegółowoFIZYKA STATYSTYCZNA. d dp. jest sumaryczną zmianą pędu cząsteczek zachodzącą na powierzchni S w
FIZYKA STATYSTYCZNA W ramach fizyki statystycznej przyjmuje się, że każde ciało składa się z dużej liczby bardzo małych cząstek, nazywanych cząsteczkami. Cząsteczki te znajdują się w ciągłym chaotycznym
Bardziej szczegółowoi elektronów w czasteczkach (laboratoryjnym) operator Hamiltona dla czasteczki dwuatomowej (jadra 2M b a i b; m -masa elektronu e 2 r ij
Notatki do wyk ladu IX Rozdzielenie ruchu jader i elektronów w czasteczkach W dowolnym uk ladzie wspó lrzednych (laboratoryjnym) operator Hamiltona dla czasteczki dwuatomowej (jadra a i b)ma postać: Ĥ
Bardziej szczegółowoS ścianki naczynia w jednostce czasu przekazywany
FIZYKA STATYSTYCZNA W ramach fizyki statystycznej przyjmuje się, że każde ciało składa się z dużej liczby bardzo małych cząstek, nazywanych cząsteczkami. Cząsteczki te znajdują się w ciągłym chaotycznym
Bardziej szczegółowoWykład 12. Rozkład wielki kanoniczny i statystyki kwantowe
Wykład 12 Rozkład wielki kanoniczny i statystyki kwantowe dr hab. Agata Fronczak, prof. PW Wydział Fizyki, Politechnika Warszawska 1 stycznia 2017 dr hab. A. Fronczak (Wydział Fizyki PW) Wykład: Elementy
Bardziej szczegółowoStatystyki kwantowe. P. F. Góra
Statystyki kwantowe P. F. Góra http://th-www.if.uj.edu.pl/zfs/gora/ 2016 Statystyki kwantowe Rozpatrujemy gaz doskonały o Hamiltonianie H = N i=1 p i 2 2m. (1) Zamykamy czastki w bardzo dużym pudle o idealnie
Bardziej szczegółowoUk lady modelowe II - oscylator
Wyk lad 4 Uk lady modelowe II - oscylator Model Prawo Hooke a F = m d 2 x = kx = dv dt2 dx Potencja l Równanie ruchu V = 1 2 kx2 d 2 x dt 2 + k m x = 0 Obraz klasyczny Rozwiazania k x = A sin t = A sin
Bardziej szczegółowoJEDNOSTKI ATOMOWE =1, m e =1, e=1, ; 1 E 2 h = 4, J. Energia atomu wodoru lub jonu wodoropodobnego w jednostkach atomowych:
do wyk ladu z 1.10.13 Atom wodoru i jon wodoropodobny Ze - ladunek jadra, e - ladunek elektronu, µ - masa zredukowana µ = mem j m e+m j ( µ m e ) M j - masa jadra, m e - masa elektronu, ε 0 - przenikalność
Bardziej szczegółowoOddzia lywania miedzycz. jony molekularne lub atomy. edzy A i B:
Notatki do wyk ladu XIII Oddzia lywania miedzycz asteczkowe A i B zamknietopow lokowe czasteczki, jony molekularne lub atomy. Energia oddzia lywania E oddz mi edzy A i B: E oddz = E AB (E A + E B ) ()
Bardziej szczegółowoZadania. kwiecień 2009. Ćwiczenia IV. w laściwe dla rotatora sztywnego hetoronuklearnej moleku ly. Rozwiazanie E JM = 2 J(J + 1).
kwiecień 9 Ćwiczenia IV Zadania Zadanie Obliczyć kanoniczna sum e statystyczna funkcj e podzia lu, energi e swobodna i ciep lo w laściwe dla rotatora sztywnego hetoronuklearnej moleku ly Rozwiazanie :
Bardziej szczegółowoUkłady statystyczne. Jacek Jurkowski, Fizyka Statystyczna. Instytut Fizyki
Instytut Fizyki 2015 Stany mikroskopowe i makroskopowe w układzie wielopoziomowym Stany mikroskopowe i makroskopowe w układzie wielopoziomowym N rozróżnialnych cząstek, z których każda może mieć energię
Bardziej szczegółowoWielki rozkład kanoniczny
, granica termodynamiczna i przejścia fazowe Instytut Fizyki 2015 Podukład otwarty Podukład otwarty S opisywany układ + rezerwuar R Podukład otwarty S opisywany układ + rezerwuar R układ S + R jest izolowany
Bardziej szczegółowoWykład 8 i 9. Hipoteza ergodyczna, rozkład mikrokanoniczny, wzór Boltzmanna
Wykład 8 i 9 Hipoteza ergodyczna, rozkład mikrokanoniczny, wzór Boltzmanna dr hab. Agata Fronczak, prof. PW Wydział Fizyki, Politechnika Warszawska 1 stycznia 2017 dr hab. A. Fronczak (Wydział Fizyki PW)
Bardziej szczegółowoFizyka statystyczna Zwyrodniały gaz Fermiego. P. F. Góra
Fizyka statystyczna Zwyrodniały gaz Fermiego P. F. Góra http://th-www.if.uj.edu.pl/zfs/gora/ 2016 Fermiony w niskich temperaturach Wychodzimy ze znanego już wtrażenia na wielka sumę statystyczna: Ξ = i=0
Bardziej szczegółowopo lożenie cz astki i od czasu (t). Dla cz astki, która może poruszać siȩ tylko w jednym wymiarze (tu x)
Stan czastki określa funkcja falowa Ψ zależna od wspó lrzȩdnych określaj acych po lożenie cz astki i od czasu (t). Dla cz astki, która może poruszać siȩ tylko w jednym wymiarze (tu x) Wartości funkcji
Bardziej szczegółowoWNIOSKOWANIE W MODELU REGRESJI LINIOWEJ
WNIOSKOWANIE W MODELU REGRESJI LINIOWEJ Dana jest populacja generalna, w której dwuwymiarowa cecha (zmienna losowa) (X, Y ) ma pewien dwuwymiarowy rozk lad. Miara korelacji liniowej dla zmiennych (X, Y
Bardziej szczegółowoWykład 3. Entropia i potencjały termodynamiczne
Wykład 3 Entropia i potencjały termodynamiczne dr hab. Agata Fronczak, prof. PW Wydział Fizyki, Politechnika Warszawska 1 stycznia 2017 dr hab. A. Fronczak (Wydział Fizyki PW) Wykład: Elementy fizyki statystycznej
Bardziej szczegółowoWYKŁAD 15. Gęstość stanów Zastosowanie: oscylatory kwantowe (ª bosony bezmasowe) Formalizm dla nieoddziaływujących cząstek Bosego lub Fermiego
WYKŁAD 15 Gęstość stanów Zastosowanie: oscylatory kwantowe (ª bosony bezmasowe) Formalizm dla nieoddziaływujących cząstek Bosego lub Fermiego 1 Statystyka nieoddziaływujących gazów Bosego i Fermiego Bosony
Bardziej szczegółowoTermodynamiczny opis układu
ELEMENTY FIZYKI STATYSTYCZNEJ Przedmiot badań fizyki statystycznej układy składające się z olbrzymiej ilości cząstek (ujawniają się specyficzne prawa statystyczne). Termodynamiczny opis układu Opis termodynamiczny
Bardziej szczegółowoZespół kanoniczny N,V, T. acc o n =min {1, exp [ U n U o ] }
Zespół kanoniczny Zespół kanoniczny N,V, T acc o n =min {1, exp [ U n U o ] } Zespół izobaryczno-izotermiczny Zespół izobaryczno-izotermiczny N P T acc o n =min {1, exp [ U n U o ] } acc o n =min {1, exp[
Bardziej szczegółowoFizyka statystyczna Zespół kanoniczny i wielki zespół kanoniczny Statystyki kwantowe. P. F. Góra
Fizyka statystyczna Zespół kanoniczny i wielki zespół kanoniczny Statystyki kwantowe P. F. Góra http://th-www.if.uj.edu.pl/zfs/gora/ 2015 Zespół kanoniczny Zespół mikrokanoniczny jest (przynajmniej w warstwie
Bardziej szczegółowoELEMENTY FIZYKI STATYSTYCZNEJ
ELEMENTY FIZYKI STATYSTYCZNEJ Przedmiot badań fizyki statystycznej układy składające się z olbrzymiej ilości cząstek (ujawniają się specyficzne prawa statystyczne). 15.1. Termodynamiczny opis układu Opis
Bardziej szczegółowoTermodynamika. Część 11. Układ wielki kanoniczny Statystyki kwantowe Gaz fotonowy Ruchy Browna. Janusz Brzychczyk, Instytut Fizyki UJ
Termodynamika Część 11 Układ wielki kanoniczny Statystyki kwantowe Gaz fotonowy Ruchy Browna Janusz Brzychczyk, Instytut Fizyki UJ Układ otwarty rozkład wielki kanoniczny Rozważamy układ w równowadze termicznej
Bardziej szczegółowoTermodynamika Część 3
Termodynamika Część 3 Formy różniczkowe w termodynamice Praca i ciepło Pierwsza zasada termodynamiki Pojemność cieplna i ciepło właściwe Ciepło właściwe gazów doskonałych Ciepło właściwe ciała stałego
Bardziej szczegółowoStatystyka nieoddziaływujących gazów Bosego i Fermiego
Statystyka nieoddziaływujących gazów Bosego i Fermiego Bozony: fotony (kwanty pola elektromagnetycznego, których liczba nie jest zachowana mogą być pojedynczo pochłaniane lub tworzone. W konsekwencji,
Bardziej szczegółowo1 Rachunek prawdopodobieństwa
1 Rachunek prawdopodobieństwa 1. Obliczyć średnią i wariancję rozkładu Bernouliego 2. Wykonać przejście graniczne p 0, N w rozkładzie Bernouliego przy zachowaniu stałej wartości średniej: λ = N p = const
Bardziej szczegółowoStatystyka w analizie i planowaniu eksperymentu
31 marca 2014 Przestrzeń statystyczna - podstawowe zadania statystyki Zdarzeniom losowym określonym na pewnej przestrzeni zdarzeń elementarnych Ω można zazwyczaj na wiele różnych sposobów przypisać jakieś
Bardziej szczegółowoWykład FIZYKA I. 15. Termodynamika statystyczna. Dr hab. inż. Władysław Artur Woźniak
Wykład FIZYKA I 15. Termodynamika statystyczna Dr hab. inż. Władysław Artur Woźniak Instytut Fizyki Politechniki Wrocławskiej http://www.if.pwr.wroc.pl/~wozniak/fizyka1.html TERMODYNAMIKA KLASYCZNA I TEORIA
Bardziej szczegółowoStatystyka nieoddziaływujących gazów Bosego: kondensacja Bosego- Einsteina
Statystyka nieoddziaływujących gazów Bosego: kondensacja Bosego- Einsteina Silnie zwyrodniały gaz bozonów o niezerowej masie spoczynkowej Gdy liczba cząstek nie jest zachowywana, termodynamika nieoddziaływujących
Bardziej szczegółowoWykład 1 i 2. Termodynamika klasyczna, gaz doskonały
Wykład 1 i 2 Termodynamika klasyczna, gaz doskonały dr hab. Agata Fronczak, prof. PW Wydział Fizyki, Politechnika Warszawska 1 stycznia 2017 dr hab. A. Fronczak (Wydział Fizyki PW) Wykład: Elementy fizyki
Bardziej szczegółowoStatystyka w analizie i planowaniu eksperymentu
29 marca 2011 Przestrzeń statystyczna - podstawowe zadania statystyki Zdarzeniom losowym określonym na pewnej przestrzeni zdarzeń elementarnych Ω można zazwyczaj na wiele różnych sposobów przypisać jakieś
Bardziej szczegółowoKondensacja Bosego-Einsteina
Kondensacja Bosego-Einsteina W opisie kwantowo-mechanicznym stan konkretnego uk ladu fizycznego jest określony poprzez funkcje falowa ψ r, r 2,...), gdzie r i oznaczaja po lożenia poszczególnych cza stek.
Bardziej szczegółowow jednowymiarowym pudle potencja lu
Do wyk ladu II czastka w pudle potencja lu oscylator harmoniczny rotator sztywny Ścis le rozwiazania równania Schrödingera: atom wodoru i jon wodoropodobny) Czastka w jednowymiarowym pudle potencja lu
Bardziej szczegółowoZadania z Fizyki Statystycznej
Zadania z Fizyki Statystycznej 1. Wyznaczyć skok wartości pochodnej ciepła właściwego w temperaturze krytycznej dla gazu bozonów, w temperaturze w której pojawia się konensacja [1].. Wyznaczyć równanie
Bardziej szczegółowoSTATYSTYKA MATEMATYCZNA dla ZPM I dr inż Krzysztof Bryś wyk lad 1,2 KLASYCZNY RACHUNEK PRAWDOPODOBIEŃSTWA
1 STATYSTYKA MATEMATYCZNA dla ZPM I dr inż Krzysztof Bryś wyk lad 1,2 KLASYCZNY RACHUNEK PRAWDOPODOBIEŃSTWA 1. Pojȩcia wstȩpne. Doświadczeniem losowym nazywamy doświadczenie, którego wynik nie jest znany.
Bardziej szczegółowoSTYSTYSTYKA dla ZOM II dr inż Krzysztof Bryś Wykad 1
1 STYSTYSTYKA dla ZOM II dr inż Krzysztof Bryś Wykad 1 Klasyczny Rachunek Prawdopodobieństwa. 1. Pojȩcia wstȩpne. Doświadczeniem losowym nazywamy doświadczenie, którego wynik nie jest znany. Posiadamy
Bardziej szczegółowoWstęp do astrofizyki I
Wstęp do astrofizyki I Wykład 13 Tomasz Kwiatkowski Uniwersytet im. Adama Mickiewicza w Poznaniu Wydział Fizyki Instytut Obserwatorium Astronomiczne Tomasz Kwiatkowski, OA UAM Wstęp do astrofizyki I, Wykład
Bardziej szczegółowoStruktura elektronowa czasteczek. przybliżenie Borna-Oppenheimera. równania Schrödingera dla elektronów przy ustalonym po lożeniu jader
Notatki do wyk ladu VII Struktura elektronowa czasteczek przybliżenie Borna-Oppenheimera rozwiazanie równania Schrödingera dla elektronów przy ustalonym po lożeniu jader przybliżenie jednoelektronowe metoda
Bardziej szczegółowoUklady modelowe III - rotator, atom wodoru
Wyk lad 5 Uklady modelowe III - rotator, atom wodoru Model Separacja ruchu środka masy R = m 1r 1 + m 2 r 2 m 1 + m 2 Ĥ = Ĥ tr (R) + Ĥ rot (r) Ĥ tr 2 (R) = 2(m 1 + m 2 ) R [ Ψ E tr (R; t) = exp i (k R
Bardziej szczegółowon p 2 i = R 2 (8.1) i=1
8.9 Rozkład Maxwella Jest to rozkład prędkości cząstek w gazie doskonałym. Wielkość f (p) jest gęstością prawdopodobieństwa znalezienia cząstki o pędzie p. Różnica pomiędzy rozkładem Maxwella i rozkładem
Bardziej szczegółowoRzadkie gazy bozonów
Rzadkie gazy bozonów Tomasz Sowiński Proseminarium Fizyki Teoretycznej 15 listopada 2004 Rzadkie gazy bozonów p.1/25 Bardzo medialne zdjęcie Rok 1995. Pierwsza kondensacja. Zaobserwowana w przestrzeni
Bardziej szczegółowoStany atomu wieloelektronowego o określonej energii. być przypisywane elektrony w tym stanie atomu.
Notatki do wyk ladu VI Stany atomu wieloelektronowego o określonej energii. Konfiguracja elektronowa atomu - zbiór spinorbitali, wykorzystywanych do konstrukcji funkcji falowej dla danego stanu atomu;
Bardziej szczegółowoRównowaga w układach termodynamicznych. Katarzyna Sznajd-Weron
Równowaga w układach termodynamicznych. Katarzyna Sznajd-Weron Zagadka na początek wykładu Diagram fazowy wody w powiększeniu, problem metastabilności aktualny (Nature, 2011) Niższa temperatura topnienia
Bardziej szczegółowoZadania. kwiecień 2009. Ćwiczenia III. Zadanie 1. Uk lad A o energii E A skontaktowano termicznie z uk ladem B o energii E B.
kwiecień 009 Ćwiczenia III Zadania Zadanie 1 Uk lad A o energii E A skontaktowano termicznie z uk ladem B o energii E B Udowodnić że jeżeli ln Ω A (E A < ln Ω B(E B E A E B to energia przep lynie z uk
Bardziej szczegółowoWYKŁAD NR 3 OPIS DRGAŃ NORMALNYCH UJĘCIE KLASYCZNE I KWANTOWE.
1 WYKŁAD NR 3 OPIS DRGAŃ NORMALNYCH UJĘCIE KLASYCZNE I KWANTOWE. Współrzędne wewnętrzne 2 F=-fq q ξ i F i =-f ij x j U = 1 2 fq2 U = 1 2 ij f ij ξ i ξ j 3 Najczęściej stosowaną metodą obliczania drgań
Bardziej szczegółowoStatystyka w analizie i planowaniu eksperymentu
22 marca 2011 Przestrzeń statystyczna - podstawowe zadania statystyki Zdarzeniom losowym określonym na pewnej przestrzeni zdarzeń elementarnych Ω można zazwyczaj na wiele różnych sposobów przypisać jakieś
Bardziej szczegółowoWYK LAD 5: GEOMETRIA ANALITYCZNA W R 3, PROSTA I P LASZCZYZNA W PRZESTRZENI R 3
WYK LAD 5: GEOMETRIA ANALITYCZNA W R 3, PROSTA I P LASZCZYZNA W PRZESTRZENI R 3 Definicja 1 Przestrzenia R 3 nazywamy zbiór uporzadkowanych trójek (x, y, z), czyli R 3 = {(x, y, z) : x, y, z R} Przestrzeń
Bardziej szczegółowoWŁASNOŚCI CIAŁ STAŁYCH I CIECZY
WŁASNOŚCI CIAŁ STAŁYCH I CIECZY Polimery Sieć krystaliczna Napięcie powierzchniowe Dyfuzja 2 BUDOWA CIAŁ STAŁYCH Ciała krystaliczne (kryształy): monokryształy, polikryształy Ciała amorficzne (bezpostaciowe)
Bardziej szczegółowoTeorie wiązania chemicznego i podstawowe zasady mechaniki kwantowej Zjawiska, które zapowiadały nadejście nowej ery w fizyce i przybliżały
WYKŁAD 1 Teorie wiązania chemicznego i podstawowe zasady mechaniki kwantowej Zjawiska, które zapowiadały nadejście nowej ery w fizyce i przybliżały sformułowanie praw fizyki kwantowej: promieniowanie katodowe
Bardziej szczegółowoFizyka statystyczna. This Book Is Generated By Wb2PDF. using
http://pl.wikibooks.org/wiki/fizyka_statystyczna This Book Is Generated By Wb2PDF using RenderX XEP, XML to PDF XSL-FO Formatter 18-05-2014 Table of Contents 1. Fizyka statystyczna...4 Spis treści..........................................................................?
Bardziej szczegółowoStatystyka w analizie i planowaniu eksperymentu
21 marca 2011 Zmienna losowa - wst ep Przeprowadzane w praktyce badania i eksperymenty maja bardzo różnorodny charakter, niemniej jednak wiaż a sie one z rejestracja jakiś sygna lów (danych). Moga to być
Bardziej szczegółowoPostulaty mechaniki kwantowej
Wyk lad 2 Postulaty mechaniki kwantowej 1 wymiar Postulat Stan czastki określa funkcja falowa Ψ = Ψ(x, t) zależna od po lożenia czastki x oraz czasu t. Interpretacje fizyczna ma jedynie kwadrat modu lu
Bardziej szczegółowopo lożenie cz astki i od czasu (t). Dla cz astki, która może poruszać siȩ tylko w jednym wymiarze (tu x)
Stan czastki określa funkcja falowa Ψ zależna od wspó lrzȩdnych określaj acych po lożenie cz astki i od czasu (t). Dla cz astki, która może poruszać siȩ tylko w jednym wymiarze (tu x) Wartości funkcji
Bardziej szczegółowoTestowanie hipotez statystycznych
Testowanie hipotez statystycznych Wyk lad 9 Natalia Nehrebecka Stanis law Cichocki 28 listopada 2018 Plan zaj eć 1 Rozk lad estymatora b 2 3 dla parametrów 4 Hipotezy l aczne - test F 5 Dodatkowe za lożenie
Bardziej szczegółowoSpis treści. Przedmowa Obraz makroskopowy Ciepło i entropia Zastosowania termodynamiki... 29
Przedmowa... XI 1. Obraz makroskopowy... 1 1.1. Termodynamika... 1 1.2. Parametry termodynamiczne... 2 1.3. Granica termodynamiczna... 3 1.4. Procesy termodynamiczne... 4 1.5. Klasycznygazdoskonały...
Bardziej szczegółowoNotatki do wyk ladu IV (z 27.10.2014)
Dla orbitalnego momentu p edu (L): Notatki do wyk ladu IV (z 7.10.014) ˆL ψ nlm = l(l + 1) ψ nlm (1) ˆL z ψ nlm = m ψ nlm () l + 1 możliwych wartości rzutu L z na wyróżniony kierunek w przestrzeni (l -liczba
Bardziej szczegółowoWyk lad 7 Baza i wymiar przestrzeni liniowej
Wyk lad 7 Baza i wymiar przestrzeni liniowej 1 Baza przestrzeni liniowej Niech V bedzie przestrzenia liniowa. Powiemy, że podzbiór X V jest maksymalnym zbiorem liniowo niezależnym, jeśli X jest zbiorem
Bardziej szczegółowoZASADY ZALICZENIA PRZEDMIOTU MBS
ZASADY ZALICZENIA PRZEDMIOTU MBS LABORATORIUM - MBS 1. ROZWIĄZYWANIE WIDM kolokwium NMR 25 kwietnia 2016 IR 30 maja 2016 złożone 13 czerwca 2016 wtorek 6.04 13.04 20.04 11.05 18.05 1.06 8.06 coll coll
Bardziej szczegółowoWykład 5 Widmo rotacyjne dwuatomowego rotatora sztywnego
Wykład 5 Widmo rotacyjne dwuatomowego rotatora sztywnego W5. Energia molekuł Przemieszczanie się całych molekuł w przestrzeni - Ruch translacyjny - Odbywa się w fazie gazowej i ciekłej, w fazie stałej
Bardziej szczegółowoPrzegląd termodynamiki II
Wykład II Mechanika statystyczna 1 Przegląd termodynamiki II W poprzednim wykładzie po wprowadzeniu podstawowych pojęć i wielkości, omówione zostały pierwsza i druga zasada termodynamiki. Tutaj wykorzystamy
Bardziej szczegółowoTestowanie hipotez statystycznych
Testowanie hipotez statystycznych Wyk lad 8 Natalia Nehrebecka Stanis law Cichocki 29 listopada 2015 Plan zajeć 1 Rozk lad estymatora b Rozk lad sumy kwadratów reszt 2 Hipotezy proste - test t Badanie
Bardziej szczegółowoZad Sprawdzić, czy dana funkcja jest funkcją własną danego operatora. Jeśli tak, znaleźć wartość własną funkcji.
Zad. 1.1. Sprawdzić, czy dana funkcja jest funkcją własną danego operatora. Jeśli tak, znaleźć wartość własną funkcji. Zad. 1.1.a. Funkcja: ϕ = sin2x Zad. 1.1.b. Funkcja: ϕ = e x 2 2 Operator: f = d2 dx
Bardziej szczegółowo= = Budowa materii. Stany skupienia materii. Ilość materii (substancji) n - ilość moli, N liczba molekuł (atomów, cząstek), N A
Budowa materii Stany skupienia materii Ciało stałe Ciecz Ciała lotne (gazy i pary) Ilość materii (substancji) n N = = N A m M N A = 6,023 10 mol 23 1 n - ilość moli, N liczba molekuł (atomów, cząstek),
Bardziej szczegółowoElementy termodynamiki i wprowadzenie do zespołów statystycznych. Katarzyna Sznajd-Weron
Elementy termodynamiki i wprowadzenie do zespołów statystycznych Katarzyna Sznajd-Weron Wielkości makroskopowe - termodynamika Termodynamika - metoda fenomenologiczna Fenomenologia w fizyce: widzimy jak
Bardziej szczegółowoDiagnostyka plazmy - spektroskopia molekularna. Ewa Pawelec wykład dla pracowni specjalistycznej
Diagnostyka plazmy - spektroskopia molekularna Ewa Pawelec wykład dla pracowni specjalistycznej Plazma Różne rodzaje plazmy: http://www.ipp.cas.cz/mi/index.html http://www.pro-fusiononline.com/welding/plasma.htm
Bardziej szczegółowow teorii funkcji. Dwa s lynne problemy. Micha l Jasiczak
Równania różniczkowe czastkowe w teorii funkcji. Dwa s lynne problemy. Micha l Jasiczak Horyzonty 2014 Podstawowy obiekt wyk ladu: funkcje holomorficzne wielu zmiennych Temat: dwa problemy, których znane
Bardziej szczegółowoRozkłady statyczne Maxwella Boltzmana. Konrad Jachyra I IM gr V lab
Rozkłady statyczne Maxwella Boltzmana Konrad Jachyra I IM gr V lab MODEL STATYCZNY Model statystyczny hipoteza lub układ hipotez, sformułowanych w sposób matematyczny (odpowiednio w postaci równania lub
Bardziej szczegółowoCzastka swobodna Bariera potencja lu Pud lo jednowymiarowe FEMO Pud la wielowymiarowe. Wyk lad 3. Uk lady modelowe I
Wyk lad 3 Uk lady modelowe I Hamiltonian, równania Schrödingera hamiltonian Ĥ(x) = ˆT (x) = 2 d 2 2m dx 2 równanie Schrödingera zależne od czasu stany stacjonarne 2 2 Ψ(x, t) Ψ(x, t) 2m x 2 = i t dψ E
Bardziej szczegółowoFizyka statystyczna Gaz Bosego w wielkim zespole kanonicznym. P. F. Góra
Fizyka statystyczna Gaz Bosego w wielkim zespole kanonicznym P. F. Góra http://th-www.if.uj.edu.pl/zfs/gora/ 2016 Operator gęstości W przypadku klasycznym chcieliśmy znać gęstość stanów układu. W przypadku
Bardziej szczegółowoElementy fizyki statystycznej
5-- lementy fizyki statystycznej ermodynamika Gęstości stanów Funkcje rozkładu Gaz elektronów ermodynamika [K] 9 wszechświat tuż po powstaniu ermodynamika to dział fizyki zajmujący się energią termiczną
Bardziej szczegółowoWYK LAD 2: PODSTAWOWE STRUKTURY ALGEBRAICZNE, PIERWIASTKI WIELOMIANÓW, ROZK LAD FUNKCJI WYMIERNEJ NA U LAMKI PROSTE
WYK LAD 2: PODSTAWOWE STRUKTURY ALGEBRAICZNE, PIERWIASTKI WIELOMIANÓW, ROZK LAD FUNKCJI WYMIERNEJ NA U LAMKI PROSTE Definicja 1 Algebra abstrakcyjna nazywamy teorie, której przedmiotem sa dzia lania na
Bardziej szczegółowoMechanika kwantowa. Erwin Schrödinger ( ) Werner Heisenberg
Mechanika kwantowa Erwin Schrödinger (1887-1961) Werner Heisenberg 1901-1976 Falowe równanie ruchu (uproszczenie: przypadek jednowymiarowy) Dla fotonów Dla cząstek Równanie Schrödingera y x = 1 c y t y(
Bardziej szczegółowoWystępują fluktuacje w stanie równowagi Proces przejścia do stanu równowagi jest nieodwracalny proces powrotny jest bardzo mało prawdopodobny.
Wykład 14: Fizyka statystyczna Zajmuje sie układami makroskopowymi (typowy układ makroskopowy składa się z ok. 10 25 atomów), czyli ok 10 25 równań Newtona? Musimy dopasować inne pojęcia do opisu takich
Bardziej szczegółowoStatystyka w analizie i planowaniu eksperymentu
10 marca 2014 Zmienna losowa - wst ep Przeprowadzane w praktyce badania i eksperymenty maja bardzo różnorodny charakter, niemniej jednak wiaż a sie one z rejestracja jakiś sygna lów (danych). Moga to być
Bardziej szczegółowoTeoria funkcjona lu g Density Functional Theory (DFT)
Teoria funkcjona lu g estości Density Functional Theory (DFT) Cz eść slajdów tego wyk ladu pochodzi z wyk ladu wyg loszonego przez dra Lukasza Rajchela w Interdyscyplinarnym Centrum Modelowania Matematycznego
Bardziej szczegółowoTestowanie hipotez statystycznych
round Testowanie hipotez statystycznych Wyk lad 9 Natalia Nehrebecka Stanis law Cichocki 13 grudnia 2014 Plan zajeć 1 Rozk lad estymatora b Rozk lad sumy kwadratów reszt 2 Hipotezy proste - test t Badanie
Bardziej szczegółowoIX. MECHANIKA (FIZYKA) KWANTOWA
IX. MECHANIKA (FIZYKA) KWANTOWA IX.1. OPERACJE OBSERWACJI. a) klasycznie nie ważna kolejność, w jakiej wykonujemy pomiary. AB = BA A pomiar wielkości A B pomiar wielkości B b) kwantowo wartość obserwacji
Bardziej szczegółowoTERMODYNAMIKA I TERMOCHEMIA
TERMODYNAMIKA I TERMOCHEMIA Termodynamika - opisuje zmiany energii towarzyszące przemianom chemicznym; dział fizyki zajmujący się zjawiskami cieplnymi. Termochemia - dział chemii zajmujący się efektami
Bardziej szczegółowo17.1 Podstawy metod symulacji komputerowych dla klasycznych układów wielu cząstek
Janusz Adamowski METODY OBLICZENIOWE FIZYKI 1 Rozdział 17 KLASYCZNA DYNAMIKA MOLEKULARNA 17.1 Podstawy metod symulacji komputerowych dla klasycznych układów wielu cząstek Rozważamy układ N punktowych cząstek
Bardziej szczegółowoSymbol termu: edu (sumy ca lkowitego orbitalnego momentu edu i ca lkowitego spinu) Przyk lad: 2 P 3. kwantowa
Notatki do wyk ladu VI (z 18.11.2013) Symbol termu: 2S+1 L (1) L -liczba kwantowa ca lkowitego orbitalnego momentu pedu Duże litery S, P, D, F, itd. dla L=0, 1, 2, 3, itd. 2S+1 - multipletowość; S - liczba
Bardziej szczegółowoTermodynamika. Część 4. Procesy izoparametryczne Entropia Druga zasada termodynamiki. Janusz Brzychczyk, Instytut Fizyki UJ
Termodynamika Część 4 Procesy izoparametryczne Entropia Druga zasada termodynamiki Janusz Brzychczyk, Instytut Fizyki UJ Pierwsza zasada termodynamiki procesy kwazistatyczne Zgodnie z pierwszą zasadą termodynamiki,
Bardziej szczegółowoWYKŁAD 2 Podstawy spektroskopii wibracyjnej, model oscylatora harmonicznego i anharmonicznego. Częstość oscylacji a struktura molekuły Prof. dr hab.
WYKŁAD 2 Podstawy spektroskopii wibracyjnej, model oscylatora harmonicznego i anharmonicznego. Częstość oscylacji a struktura molekuły Prof. dr hab. Halina Abramczyk POLITECHNIKA ŁÓDZKA Wydział Chemiczny
Bardziej szczegółowoWyk lad 3 Wielomiany i u lamki proste
Wyk lad 3 Wielomiany i u lamki proste 1 Konstrukcja pierścienia wielomianów Niech P bedzie dowolnym pierścieniem, w którym 0 1. Oznaczmy przez P [x] zbiór wszystkich nieskończonych ciagów o wszystkich
Bardziej szczegółowoTeoria kinetyczna gazów
Teoria kinetyczna gazów Mikroskopowy model ciśnienia gazu wzór na ciśnienie gazu Mikroskopowa interpretacja temperatury Średnia energia cząsteczki gazu zasada ekwipartycji energii Czy ciepło właściwe przy
Bardziej szczegółowoTermodynamika cz. 2. Gaz doskonały. Gaz doskonały... Gaz doskonały... Notes. Notes. Notes. Notes. dr inż. Ireneusz Owczarek
Termodynamika cz. 2 dr inż. Ireneusz Owczarek CNMiF PŁ ireneusz.owczarek@p.lodz.pl http://cmf.p.lodz.pl/iowczarek 1 dr inż. Ireneusz Owczarek Termodynamika cz. 2 Gaz doskonały Definicja makroskopowa (termodynamiczna)
Bardziej szczegółowoWażne rozkłady i twierdzenia
Ważne rozkłady i twierdzenia Rozkład dwumianowy i wielomianowy Częstość. Prawo wielkich liczb Rozkład hipergeometryczny Rozkład Poissona Rozkład normalny i rozkład Gaussa Centralne twierdzenie graniczne
Bardziej szczegółowoFizyka kwantowa. promieniowanie termiczne zjawisko fotoelektryczne. efekt Comptona dualizm korpuskularno-falowy. kwantyzacja światła
W- (Jaroszewicz) 19 slajdów Na podstawie prezentacji prof. J. Rutkowskiego Fizyka kwantowa promieniowanie termiczne zjawisko fotoelektryczne kwantyzacja światła efekt Comptona dualizm korpuskularno-falowy
Bardziej szczegółowoWielki rozkład kanoniczny
Ćwiczenia nr 0 Wielki rozkład kanoniczny Jest to rozkład prawdopodobieństwa dla układu o zmiennej liczbie cząstek N. Liczbę cząstek możemy potraktować jako dodatkową liczbą kwantową układu. ψ jest to stan
Bardziej szczegółowoTermodynamika Część 6 Związki i tożsamości termodynamiczne Potencjały termodynamiczne Warunki równowagi termodynamicznej Potencjał chemiczny
Termodynamika Część 6 Związki i tożsamości termodynamiczne Potencjały termodynamiczne Warunki równowagi termodynamicznej Potencjał chemiczny Janusz Brzychczyk, Instytut Fizyki UJ Związek pomiędzy równaniem
Bardziej szczegółowoEfekt Comptona. Efektem Comptona nazywamy zmianę długości fali elektromagnetycznej w wyniku rozpraszania jej na swobodnych elektronach
Efekt Comptona. Efektem Comptona nazywamy zmianę długości fali elektromagnetycznej w wyniku rozpraszania jej na swobodnych elektronach Efekt Comptona. p f Θ foton elektron p f p e 0 p e Zderzenia fotonów
Bardziej szczegółowoSPEKTROSKOPIA IR I SPEKTROSKOPIA RAMANA JAKO METODY KOMPLEMENTARNE
SPEKTROSKOPIA IR I SPEKTROSKOPIA RAMANA JAKO METODY KOMPLEMENTARNE Promieniowanie o długości fali 2-50 μm nazywamy promieniowaniem podczerwonym. Absorpcja lub emisja promieniowania z tego zakresu jest
Bardziej szczegółowoWykład Praca (1.1) c Całka liniowa definiuje pracę wykonaną w kierunku działania siły. Reinhard Kulessa 1
1.6 Praca Wykład 2 Praca zdefiniowana jest jako ilość energii dostarczanej przez siłę działającą na pewnej drodze i matematycznie jest zapisana jako: W = c r F r ds (1.1) ds F θ c Całka liniowa definiuje
Bardziej szczegółowoKrótki przegląd termodynamiki
Wykład I Przejścia fazowe 1 Krótki przegląd termodynamiki Termodynamika fenomenologiczna oferuje makroskopowy opis układów statystycznych w stanie równowagi termodynamicznej bądź w stanach jemu bliskich.
Bardziej szczegółowoWyk lad 14 Formy kwadratowe I
Wyk lad 14 Formy kwadratowe I Wielomian n-zmiennych x 1,, x n postaci n a ij x i x j, (1) gdzie a ij R oraz a ij = a ji dla wszystkich i, j = 1,, n nazywamy forma kwadratowa n-zmiennych Forme (1) można
Bardziej szczegółowoDRUGA ZASADA TERMODYNAMIKI
DRUGA ZASADA TERMODYNAMIKI Procesy odwracalne i nieodwracalne termodynamicznie, samorzutne i niesamorzutne Proces nazywamy termodynamicznie odwracalnym, jeśli bez spowodowania zmian w otoczeniu możliwy
Bardziej szczegółowoElementy termodynamiki
Elementy termodynamiki Katarzyna Sznajd-Weron Katedra Fizyki Teoretycznej Politechnika Wrocławska 5 stycznia 2019 Katarzyna Sznajd-Weron (K4) Wstęp do Fizyki Statystycznej 5 stycznia 2019 1 / 27 Wielkości
Bardziej szczegółowoCiepło właściwe. Autorzy: Zbigniew Kąkol Bartek Wiendlocha
Ciepło właściwe Autorzy: Zbigniew Kąkol Bartek Wiendlocha 01 Ciepło właściwe Autorzy: Zbigniew Kąkol, Bartek Wiendlocha W module zapoznamy się z jednym z kluczowych pojęć termodynamiki - ciepłem właściwym.
Bardziej szczegółowo