Statistische Mechanik oder statistische Thermodynamik sind ein Zweig der Physik, die Wahrscheinlichkeitstheorie anwendet, die mathematische Werkzeuge enthält, um sich mit großen Bevölkerungen zur Studie des thermodynamischen Verhaltens von aus einer Vielzahl von Partikeln zusammengesetzten Systemen zu befassen. Statistische Mechanik stellt ein Fachwerk zur Verfügung, für die mikroskopischen Eigenschaften von individuellen Atomen und Molekülen zu den makroskopischen Hauptteil-Eigenschaften von Materialien zu verbinden, die im täglichen Leben beobachtet werden können, deshalb Thermodynamik infolge der klassischen und mit dem Quant mechanischen Beschreibung der Statistik und Mechanik am mikroskopischen Niveau erklärend.

Statistische Mechanik stellt eine Interpretation des molekularen Niveaus von makroskopischen thermodynamischen Mengen wie Arbeit, Hitze, freie Energie und Wärmegewicht zur Verfügung. Es ermöglicht den thermodynamischen Eigenschaften von Schüttgütern, mit den spektroskopischen Daten von individuellen Molekülen verbunden zu sein. Diese Fähigkeit, makroskopische Vorhersagen gestützt auf mikroskopischen Eigenschaften zu machen, ist der Hauptvorteil der statistischen Mechanik über die klassische Thermodynamik. Beide Theorien werden durch das zweite Gesetz der Thermodynamik durch das Wärmegewicht geregelt. Jedoch kann das Wärmegewicht in der Thermodynamik nur empirisch bekannt sein, wohingegen in der statistischen Mechanik es eine Funktion des Vertriebs des Systems auf seinen Mikrostaaten ist.

Statistische Mechanik wurde 1870 mit der Arbeit des österreichischen Physikers Ludwig Boltzmann begonnen, von dem viel in den 1896 Vorträgen von Boltzmann auf der Gastheorie insgesamt veröffentlicht wurde. Die ursprünglichen Papiere von Boltzmann auf der statistischen Interpretation der Thermodynamik, des H-Lehrsatzes, Transporttheorie, Thermalgleichgewichts, der Gleichung des Staates von Benzin, und ähnlicher Themen, besetzen ungefähr 2,000 Seiten in den Verhandlungen der Wiener Akademie und anderen Gesellschaften. Der Begriff "statistische Thermodynamik" wurde für den Gebrauch durch den amerikanischen thermodynamicist und physischen Chemiker J. Willard Gibbs 1902 vorgeschlagen. Gemäß Gibbs wurde der Begriff "statistischer", im Zusammenhang der Mechanik, d. h. statistischer Mechanik, zuerst vom schottischen Physiker James Clerk Maxwell 1871 gebraucht. "Mechanik von Probabilistic" könnte heute scheinen, dass ein passenderer Begriff, aber "statistische Mechanik" fest verschanzt wird.

Übersicht

Das wesentliche Problem in der statistischen Thermodynamik ist, den Vertrieb eines gegebenen Betrags der Energie E über N identische Systeme zu berechnen. Die Absicht der statistischen Thermodynamik ist, die messbaren makroskopischen Eigenschaften von Materialien in Bezug auf die Eigenschaften ihrer konstituierenden Partikeln und der Wechselwirkungen zwischen ihnen zu verstehen und zu interpretieren. Das wird durch das Anschließen thermodynamischer Funktionen mit mit dem Quant mechanischen Gleichungen getan. Zwei Hauptmengen in der statistischen Thermodynamik sind der Faktor von Boltzmann und die Teilungsfunktion.

Grundlagen

In der statistischen Thermodynamik behandelte Hauptthemen schließen ein:

• Mikrostaaten und Konfigurationen
• Vertriebsgesetz von Boltzmann
• Teilungsfunktion, Konfiguration integrierte oder configurational Teilungsfunktion
• Thermodynamisches Gleichgewicht - thermisch, mechanisch, und chemisch.
• Innere Grade der Freiheit - Folge, Vibrieren, elektronische Erregung, usw.
• Hitzekapazität - Festkörper von Einstein, Polyatombenzin, usw.
• Nernst heizen Lehrsatz
• Schwankungen
• Paradox von Gibbs
• Entartung

Letzt, und am wichtigsten wird die formelle Definition des Wärmegewichtes eines thermodynamischen Systems von einer statistischen Perspektive statistisches Wärmegewicht genannt, und wird als definiert:

:wo

:k ist die Konstante von Boltzmann 1.38066×10 J K und

: ist die Zahl von Mikrostaaten entsprechend dem beobachteten thermodynamischen Makrostaat.

Diese Gleichung ist nur gültig, wenn jeder Mikrostaat ebenso zugänglich ist (jeder Mikrostaat hat eine gleiche Wahrscheinlichkeit des Auftretens).

Vertrieb von Boltzmann

Wenn das System groß ist, konnte der Vertrieb von Boltzmann verwendet werden (der Vertrieb von Boltzmann ist ein ungefähres Ergebnis)

:

wo für die Zahl von Partikeln eintritt, die Niveau i oder die Zahl von ausführbaren Mikrostaaten entsprechend dem Makrostaat i besetzen; tritt für die Energie von mir ein; T tritt für Temperatur ein; und ist der unveränderliche Boltzmann.

Wenn N die Gesamtzahl von Partikeln oder Staaten ist, folgt der Vertrieb von Wahrscheinlichkeitsdichten:

:

\rho _i \equiv \frac {n_i} {N} = \frac {\\exp\left (-\frac {U_i} {k_B T }\\Recht)} {\sum_j \exp\left (-\frac {U_j} {k_B T }\\Recht)},

</Mathematik>

wo die Summe im Nenner über alle Niveaus ist.

Geschichte

1738 haben schweizerischer Physiker und Mathematiker Daniel Bernoulli Hydrodynamica veröffentlicht, der die Basis für die kinetische Theorie von Benzin gelegt hat. In dieser Arbeit hat Bernoulli das Argument, noch verwendet bis jetzt postuliert, dass Benzin aus großen Zahlen von Molekülen besteht, die sich in allen Richtungen bewegen, dass ihr Einfluss auf eine Oberfläche den Gasdruck verursacht, den wir fühlen, und dass, was wir erfahren, weil Hitze einfach die kinetische Energie ihrer Bewegung ist.

1859, nach dem Lesen einer Zeitung auf der Verbreitung von Molekülen durch Rudolf Clausius, hat schottischer Physiker James Clerk Maxwell den Vertrieb von Maxwell von molekularen Geschwindigkeiten formuliert, die das Verhältnis von Molekülen gegeben haben, die eine bestimmte Geschwindigkeit in einer spezifischen Reihe haben. Das war das allererste statistische Gesetz in der Physik. Fünf Jahre später, 1864, ist Ludwig Boltzmann, ein junger Student in Wien, auf das Papier von Maxwell gestoßen und wurde dadurch so begeistert, dass er viel von seinem Leben ausgegeben hat, das das Thema weiter entwickelt.

Folglich wurden die Fundamente der statistischen Thermodynamik gegen Ende der 1800er Jahre von denjenigen wie Maxwell, Boltzmann, Max Planck, Clausius und Josiah Willard Gibbs aufgestellt, der begonnen hat, sich statistisch und Quant Atomtheorie zu idealen Gaskörpern zu wenden. Vorherrschend, jedoch, war es Maxwell und Boltzmann, unabhängig arbeitend, wer zu ähnlichen Schlüssen betreffs der statistischen Natur von gasartigen Körpern gelangen ist. Und doch muss man denken, dass Boltzmann der "Vater" der statistischen Thermodynamik mit seiner 1875-Abstammung der Beziehung zwischen Wärmegewicht S und Vielfältigkeit Ω, die Zahl von mikroskopischen Maßnahmen (Mikrostaaten) ist, die denselben makroskopischen Staat (Makrostaat) für ein besonderes System erzeugen.

Grundsätzliches Postulat

Das grundsätzliche Postulat in der statistischen Mechanik (auch bekannt als das gleiche a priori Wahrscheinlichkeitspostulat) sind der folgende:

:Given ein isoliertes System im Gleichgewicht, es wird mit der gleichen Wahrscheinlichkeit in jedem seiner zugänglichen Mikrostaaten gefunden.

Dieses Postulat ist eine grundsätzliche Annahme in der statistischen Mechanik - es stellt fest, dass ein System im Gleichgewicht keine Vorliebe für einigen seiner verfügbaren Mikrostaaten hat. Gegebene Ω-Mikrostaaten an einer besonderen Energie, die Wahrscheinlichkeit, das System in einem besonderen Mikrostaat zu finden, ist p = 1/Ω.

Dieses Postulat ist notwendig, weil es erlaubt zu beschließen, dass für ein System am Gleichgewicht der thermodynamische Staat (Makrostaat), der sich aus der größten Zahl von Mikrostaaten ergeben konnte, auch der wahrscheinlichste Makrostaat des Systems ist.

Das Postulat wird teilweise, für klassische Systeme, durch den Lehrsatz von Liouville (Hamiltonian) gerechtfertigt, der zeigt, dass, wenn der Vertrieb von Systempunkten durch den zugänglichen Phase-Raum in einer Zeit gleichförmig ist, es so in späteren Zeiten bleibt.

Die ähnliche Rechtfertigung für ein getrenntes System wird durch den Mechanismus des ausführlichen Gleichgewichtes zur Verfügung gestellt.

Das berücksichtigt die Definition der Informationsfunktion (im Zusammenhang der Informationstheorie):

:

I = - \sum_i \rho_i \ln\rho_i = \langle-\ln \rho \rangle.

</Mathematik>

Wenn alle Wahrscheinlichkeiten gleich sind, bin ich maximal, und wir haben minimale Information über das System. Wenn unsere Information maximal ist (d. h. ein rho ist einem und dem Rest zur Null gleich, solch, dass wir wissen, was feststellt, dass das System in ist), ist die Funktion minimal.

Diese Informationsfunktion ist dasselbe als die reduzierte Entropic-Funktion in der Thermodynamik.

Mark Srednicki hat behauptet, dass das grundsätzliche Postulat abgeleitet werden kann, nur annehmend, dass die Vermutung von Berry (genannt nach Michael Berry) für das fragliche System gilt. Wie man glaubt, hält die Vermutung von Berry nur für chaotische Systeme, und sagt grob, dass die Energie eigenstates als Gaussian zufällige Variablen verteilt wird. Da, wie man erwartet, alle realistischen Systeme mit mehr als einer Hand voll Grade der Freiheit chaotisch sind, stellt das das grundsätzliche Postulat auf den festen Stand. Wie man auch gezeigt hat, ist die Vermutung von Berry zu einer Information theoretischer Grundsatz von kleinster Neigung gleichwertig gewesen.

Statistische Ensembles

Die moderne Formulierung der statistischen Mechanik basiert auf der Beschreibung des physischen Systems durch ein Ensemble, das alle möglichen Konfigurationen des Systems und die Wahrscheinlichkeit vertritt, jede Konfiguration zu begreifen.

Jedes Ensemble wird mit einer Teilungsfunktion vereinigt, die, mit der mathematischen Manipulation, an Extrakt-Werte thermodynamischer Eigenschaften des Systems gewöhnt sein kann. Gemäß der Beziehung des Systems zum Rest des Weltalls kann einer von drei allgemeinen Typen von Ensembles in der Größenordnung von der zunehmenden Kompliziertheit gelten:

• Mikrokanonisches Ensemble: Beschreibt ein völlig isoliertes System, unveränderliche Energie habend, weil sie Energie oder Masse mit dem Rest des Weltalls nicht austauscht.
• Kanonische Gemeinschaft: Beschreibt ein System im Thermalgleichgewicht mit seiner Umgebung. Es kann nur Energie in der Form der Hitze mit der Außenseite austauschen.
• Großartig-kanonisch: Verwendet in offenen Systemen, die Energie und Masse mit der Außenseite austauschen.

</Zentrum>

Mikrokanonisches Ensemble

Im mikrokanonischen Ensemble werden N, V und E befestigt. Da das zweite Gesetz der Thermodynamik für isolierte Systeme gilt, wird der erste untersuchte Fall diesem Fall entsprechen. Das Mikrokanonische Ensemble beschreibt ein isoliertes System.

Das Wärmegewicht solch eines Systems kann nur zunehmen, so dass das Maximum seines Wärmegewichtes einem Gleichgewicht-Staat für das System entspricht.

Weil ein isoliertes System eine unveränderliche Energie behält, schwankt die Gesamtenergie des Systems nicht. So kann das System nur auf diejenigen seiner Mikrostaaten zugreifen, die einem gegebenen Wert E der Energie entsprechen. Die innere Energie des Systems ist dann seiner Energie ausschließlich gleich.

Lassen Sie uns die Zahl von Mikrostaaten entsprechend diesem Wert der Energie des Systems nennen. Der makroskopische Staat des maximalen Wärmegewichtes für das System ist derjenige, in dem alle Mikrostaaten ebenso wahrscheinlich mit der Wahrscheinlichkeit während der Schwankungen des Systems vorkommen werden.

::

S =-k_b\sum_ {i=1} ^ {\\Omega (E)} \left \{{1\over {\\Omega (E)}} \ln {1\over {\\Omega (E)}} \right \} =k_B\ln \left (\Omega (E) \right)

</Mathematik>

:where

: ist das Systemwärmegewicht und

der

: ist die Konstante von Boltzmann.

Kanonisches Ensemble

Im kanonischen Ensemble werden N, V und T befestigt. Das Konzept des kanonischen Ensembles anrufend, ist es möglich, die Wahrscheinlichkeit abzuleiten, dass ein makroskopisches System im Thermalgleichgewicht mit seiner Umgebung, in einem gegebenen Mikrostaat mit der Energie gemäß dem Vertrieb von Boltzmann sein wird:

::

:where

Die Temperatur entsteht aus der Tatsache, dass das System im Thermalgleichgewicht mit seiner Umgebung ist. Die Wahrscheinlichkeiten der verschiedenen Mikrostaaten müssen zu einem beitragen, und der Normalisierungsfaktor im Nenner ist die kanonische Teilungsfunktion:

:

wo die Energie des th Mikrostaates des Systems ist. Die Teilungsfunktion ist ein Maß der Zahl von Staaten, die für das System bei einer gegebenen Temperatur zugänglich sind. Der Artikel kanonisches Ensemble enthält eine Abstammung des Faktors von Boltzmann und die Form der Teilungsfunktion von den ersten Grundsätzen.

Um zu summieren, ist die Wahrscheinlichkeit, ein System bei der Temperatur in einem besonderen Staat mit der Energie zu finden

,:

So sieht die Teilungsfunktion wie der Gewicht-Faktor für das Ensemble aus.

Thermodynamische Verbindung

Die Teilungsfunktion kann verwendet werden, um den erwarteten (durchschnittlichen) Wert jedes mikroskopischen Eigentums des Systems zu finden, das dann mit makroskopischen Variablen verbunden sein kann. Zum Beispiel wird der erwartete Wert der mikroskopischen Energie als die mikroskopische Definition der thermodynamischen variablen inneren Energie interpretiert, und kann durch die Einnahme der Ableitung der Teilungsfunktion in Bezug auf die Temperatur erhalten werden. Tatsächlich,

:

bezieht zusammen mit der Interpretation als, der folgenden mikroskopischen Definition der inneren Energie ein:

:

Das Wärmegewicht kann dadurch berechnet werden (sieh Wärmegewicht von Shannon)

:

der das einbezieht

: ich.......

ist Helmholtz freie Energie des Systems oder mit anderen Worten,

:

Mikroskopische Ausdrücke für die grundlegenden thermodynamischen Potenziale (innere Energie), (Wärmegewicht) und (freie Energie) zu haben, ist genügend, um Ausdrücke für andere thermodynamische Mengen abzuleiten. Die grundlegende Strategie ist wie folgt. Es kann eine intensive oder umfassende Menge geben, die ausführlich im Ausdruck für die mikroskopische Energie, zum Beispiel magnetisches Feld (intensiv) oder (umfassendes) Volumen hereingeht. Dann sind die verbundenen thermodynamischen Variablen Ableitungen der inneren Energie. Die makroskopische (umfassende) Magnetisierung ist die Ableitung in Bezug auf das (intensive) magnetische Feld, und der (intensive) Druck ist die Ableitung in Bezug auf (das umfassende) Volumen.

Die Behandlung in dieser Abteilung nimmt keinen Austausch der Sache (d. h. befestigte Masse und befestigte Partikel-Zahlen) an. Jedoch ist das Volumen des Systems variabel, was bedeutet, dass die Dichte auch variabel ist.

Diese Wahrscheinlichkeit kann verwendet werden, um den durchschnittlichen Wert zu finden, der dem makroskopischen Wert von jedem Eigentum entspricht, der vom energischen Staat des Systems durch das Verwenden der Formel abhängt:

:

wo der durchschnittliche Wert des Eigentums ist. Diese Gleichung kann auf die innere Energie angewandt werden:

:

Nachher können diese Gleichungen mit bekannten thermodynamischen Beziehungen verbunden werden zwischen und einen Ausdruck für den Druck in Bezug auf nur die Temperatur, das Volumen und die Teilungsfunktion zu erreichen. Ähnliche Beziehungen in Bezug auf die Teilungsfunktion können für andere thermodynamische Eigenschaften, wie gezeigt, im folgenden Tisch abgeleitet werden; sieh auch die ausführliche Erklärung in

integrierte Konfiguration.

Um sich zu klären, ist das nicht ein großartiges kanonisches Ensemble.

Es ist häufig nützlich zu denken, dass die Energie eines gegebenen Moleküls unter mehreren Weisen verteilt wird. Zum Beispiel bezieht sich Übersetzungsenergie auf diesen Teil der Energie, die mit der Bewegung des Zentrums der Masse des Moleküls vereinigt ist. Energie von Configurational bezieht sich auf diesen Teil der Energie, die mit den verschiedenen attraktiven und abstoßenden Kräften zwischen Molekülen in einem System vereinigt ist. Wie man alles betrachtet, sind die anderen Weisen zu jedem Molekül inner. Sie, schließen elektronische, Rotations-Schwing- und Kernweisen ein. Wenn wir annehmen, dass jede Weise unabhängig ist (eine zweifelhafte Annahme), kann die Gesamtenergie als die Summe von jedem der Bestandteile ausgedrückt werden:

:

wo die Subschriften, und Übersetzungs-, configurational, elektronische, Kern-Rotations- und Schwingweisen beziehungsweise entsprechen. Die Beziehung in dieser Gleichung kann in die allererste Gleichung eingesetzt werden, um zu geben:

::

e^ {-\beta E_ {ti} }\

e^ {-\beta E_ {ci} }\

e^ {-\beta E_ {ni} }\

e^ {-\beta E_ {ei} }\

e^ {-\beta E_ {ri} }\

e^ {-\beta E_ {vi}}. </Mathematik>

Wenn wir annehmen können, dass alle diese Weisen völlig ausgeschaltet und unkorreliert werden, so sind alle diese Faktoren in einem völlig unabhängigen Wahrscheinlichkeitssinn, dann

:

So kann eine Teilungsfunktion für jede Weise definiert werden. Einfache Ausdrücke sind abgeleitet worden, jede der verschiedenen Weisen zu verschiedenen messbaren molekularen Eigenschaften wie die charakteristischen Rotations- oder Schwingfrequenzen verbindend.

Ausdrücke für die verschiedenen molekularen Teilungsfunktionen werden im folgenden Tisch gezeigt.

Diese Gleichungen können mit denjenigen im ersten Tisch verbunden werden, um den Beitrag einer besonderen Energieweise zu einem thermodynamischen Eigentum zu bestimmen. Zum Beispiel konnte der "Rotationsdruck" auf diese Weise bestimmt werden. Der Gesamtdruck konnte durch das Summieren der Druck-Beiträge von allen individuellen Weisen gefunden werden, d. h.:

:

Großartiges kanonisches Ensemble

Im großartigen kanonischen Ensemble und chemischen Potenzial werden befestigt. Wenn das System unter der Studie ein offenes System ist (in dem Sache ausgetauscht werden kann), aber Partikel-Zahl wird nicht erhalten, würden wir chemische Potenziale, μ, j = 1..., n einführen und die kanonische Teilungsfunktion durch die großartige kanonische Teilungsfunktion ersetzen müssen:

:

wo N die Zahl von j Art-Partikeln in mir Konfiguration ist. Manchmal haben wir auch andere Variablen, um zur Teilungsfunktion, ein entsprechend jeder erhaltenen Menge beizutragen. Die meisten von ihnen können jedoch als chemische Potenziale sicher interpretiert werden. In am meisten kondensierten Sache-Systemen sind Dinge nichtrelativistisch, und Masse wird erhalten. Jedoch erhalten am meisten kondensierte Sache-Systeme von Interesse auch Partikel-Zahl ungefähr (metastably), und die Masse ist (nonrelativistically) niemand anderer als die Summe der Zahl jedes Typs von Partikel-Zeiten seine Masse. Masse ist umgekehrt mit der Dichte verbunden, die die verbundene Variable zum Druck ist. Für den Rest dieses Artikels werden wir diese Komplikation ignorieren und vorgeben, dass chemische Potenziale nicht von Bedeutung sind.

Wollen wir alles mit einem großartigen kanonischen Ensemble dieses Mal nacharbeiten. Das Volumen wird fest verlassen und erscheint in überhaupt in dieser Behandlung nicht. Wie zuvor ist j der Index für jene Partikeln der Arten j, und ich bin der Index für den Mikrostaat i:

::

Gleichwertigkeit zwischen Beschreibungen an der thermodynamischen Grenze

Alle obengenannten Beschreibungen unterscheiden sich in der Weise, wie sie dem gegebenen System erlauben, zwischen seinen Konfigurationen zu schwanken.

Im mikrokanonischen Ensemble tauscht das System keine Energie mit der Außenwelt aus, und ist deshalb nicht Thema Energieschwankungen; im kanonischen Ensemble ist das System frei, Energie mit der Außenseite in der Form der Hitze auszutauschen.

In der thermodynamischen Grenze, die die Grenze von großen Systemen ist, werden Schwankungen unwesentlich, so dass alle diese Beschreibungen zu derselben Beschreibung zusammenlaufen. Mit anderen Worten hängt das makroskopische Verhalten eines Systems vom besonderen für seine Beschreibung verwendeten Ensemble nicht ab.

In Anbetracht dieser Rücksichten ist das beste Ensemble, um für die Berechnung der Eigenschaften eines makroskopischen Systems zu wählen, dass Ensemble, das dem Ergebnis erlaubt, am leichtesten abgeleitet zu werden.

Zufällige Spaziergänge

Die Studie von langen Kettenpolymern ist eine Quelle von Problemen innerhalb der Bereiche der statistischen Mechanik seitdem über die 1950er Jahre gewesen. Einer der Gründe jedoch, dass sich Wissenschaftler für ihre Studie interessiert haben, ist, dass die Gleichungen, das Verhalten einer Polymer-Kette regelnd, der Kettenchemie unabhängig waren. Hinzu kommt noch, dass sich die Regierungsgleichung erweist, ein zufälliger Spaziergang oder sich verbreitender Spaziergang im Raum zu sein. Tatsächlich ist die Gleichung von Schrödinger selbst eine Verbreitungsgleichung in der imaginären Zeit.

Zufällige Spaziergänge rechtzeitig

Das erste Beispiel eines zufälligen Spaziergangs ist ein im Raum, wodurch eine Partikel eine zufällige Bewegung wegen Außenkräfte in seinem Umgebungsmedium erlebt. Ein typisches Beispiel würde ein Blütenstaub-Korn in einem Trinkbecher von Wasser sein. Wenn man irgendwie den Pfad "färben" konnte, hat das Blütenstaub-Korn genommen, der beobachtete Pfad wird als ein zufälliger Spaziergang definiert.

Denken Sie ein Spielzeugproblem von einem Zug, der 1D Spur in der X-Richtung vorankommt. Nehmen Sie an, dass der Zug entweder eine Entfernung + oder - eine feste Entfernung b je nachdem bewegt, ob eine Münze Köpfe oder Schwänze, wenn geschnipst, landet. Lässt Anfang durch das Betrachten der Statistik der Schritte, die der Spielzeugzug macht (wo der Ith-Schritt gemacht ist):

:; wegen a priori gleicher Wahrscheinlichkeiten

:

Die zweite Menge ist als die Korrelationsfunktion bekannt. Das Delta ist das kronecker Delta, das uns dass sagt, wenn die Indizes i und j verschieden sind, dann ist das Ergebnis 0, aber wenn ich = j dann das kronecker Delta 1 bin, so gibt die Korrelationsfunktion einen Wert dessen zurück. Das hat Sinn, weil, wenn ich = j dann wir denselben Schritt denken. Eher trivial dann kann es gezeigt werden, dass die durchschnittliche Versetzung des Zugs auf der X-Achse 0 ist;

:::

Wie festgesetzt, ist 0, so ist die Summe 0 noch 0.

Es kann auch mit derselben Methode gezeigt werden, die oben demonstriert ist, um die Wurzel zu berechnen, bedeuten Quadratwert des Problems. Das Ergebnis dieser Berechnung wird unter gegeben

:

Von der Verbreitungsgleichung kann es gezeigt werden, dass die Entfernung, die eine sich verbreitende Partikel in Medien bewegt, zur Wurzel der Zeit proportional ist, für die sich das System verbreitet hat, wo die unveränderliche Proportionalität die Wurzel der unveränderlichen Verbreitung ist. Die obengenannte Beziehung, offenbart obwohl kosmetisch verschieden, ähnliche Physik, wo N einfach die Zahl von Schritten bewegt ist (wird mit der Zeit lose verbunden), und b ist die charakteristische Schritt-Länge. Demzufolge können wir Verbreitung als ein zufälliger Spaziergang-Prozess betrachten.

Zufällige Spaziergänge im Raum

Von zufälligen Spaziergängen im Raum kann als Schnellschüsse des Pfads gedacht werden, der von einem zufälligen Spaziergänger rechtzeitig genommen ist. Ein solches Beispiel ist die Raumkonfiguration von langen Kettenpolymern.

Es gibt zwei Typen des zufälligen Spaziergangs im Raum: Das Selbstvermeiden zufälliger Spaziergänge, wo die Verbindungen der Polymer-Kette aufeinander wirken und im Raum und den reinen zufälligen Spaziergängen nicht überlappen, wo die Verbindungen der Polymer-Kette aufeinander nichtwirken und Verbindungen, ist frei, oben auf einander zu liegen. Der ehemalige Typ ist auf physische Systeme am anwendbarsten, aber ihre Lösungen sind härter, an von den ersten Grundsätzen zu kommen.

Indem

er frei als gegliedert betrachtet wird, Polymer-Kette der Länge nach aufeinander nichtgewirkt wird, ist Vektor, wo die Vektor-Position der I-Th-Verbindung zur Kette ist.

Infolge des Hauptgrenzwertsatzes, wenn N>> 1 dann wir einen Vertrieb von Gaussian für der Länge nach Vektor erwarten. Wir können auch Erklärungen der Statistik der Verbindungen selbst abgeben;

; durch die Isotropie des Raums

; alle Verbindungen zur Kette sind miteinander unkorreliert

Mit der Statistik der individuellen Verbindungen wird ihm das leicht gezeigt und. Bemerken Sie, dass dieses letzte Ergebnis dasselbe als das ist, das für zufällige Spaziergänge rechtzeitig gefunden ist.

Wenn er

, wie festgesetzt, diesen annimmt, dass der Vertrieb von der Länge nach Vektoren für eine sehr hohe Zahl von identischen Polymer-Ketten gaussian ist, hat der Wahrscheinlichkeitsvertrieb die folgende Form

:

Welcher Gebrauch ist das zu uns? Rufen Sie zurück, dass gemäß dem Grundsatz von ebenso wahrscheinlichen a priori Wahrscheinlichkeiten die Zahl von Mikrostaaten, Ω, an einem physischen Wert zum Wahrscheinlichkeitsvertrieb an diesem physischen Wert nämlich direkt proportional ist;

:

wo c eine willkürliche unveränderliche Proportionalität ist. In Anbetracht unserer Vertriebsfunktion gibt es Maxima entsprechend. Physisch beläuft sich das darauf, dort mehr Mikrostaaten zu sein, die der Länge nach Vektor 0 haben als jeder andere Mikrostaat. Jetzt durch das Betrachten

:::

wo F Helmholtz freie Energie ist, ist es trivial, um dem zu zeigen

:

Ein Hookian Frühling!

Dieses Ergebnis ist als das entropic Frühlingsergebnis und die Beträge zum Ausspruch bekannt, dass nach dem Ausdehnen einer Polymer-Kette Sie Arbeit am System tun, um es weg von seinem (bevorzugten) Gleichgewicht-Staat zu schleppen. Ein Beispiel davon ist ein allgemeines Gummiband, das aus der langen Kette (Gummi) Polymer zusammengesetzt ist. Indem Sie das Gummiband strecken, tun Sie Arbeit am System, und das Band benimmt sich wie ein herkömmlicher Frühling, außer dass verschieden vom Fall mit einem Metallfrühling die ganze geleistete Arbeit sofort als Thermalenergie, viel als im thermodynamisch ähnlichen Fall erscheint, ein ideales Benzin in einem Kolben zusammenzupressen.

Es könnte zuerst erstaunlich sein, dass die geleistete Arbeit im Ausdehnen der Polymer-Kette völlig mit der Änderung im Wärmegewicht des Systems infolge des Ausdehnens verbunden sein kann. Jedoch ist das für Systeme typisch, die keine Energie als potenzielle Energie wie ideales Benzin versorgen. Dass solche Systeme durch Wärmegewicht-Änderungen bei einer gegebenen Temperatur völlig gesteuert werden, kann gesehen werden, wann auch immer sie der Fall ist, denen erlaubt wird, Arbeit an den Umgebungen zu tun (solcher als, wenn ein Gummiband wirklich an der Umgebung arbeitet, indem es sich zusammenzieht, oder ein ideales Benzin wirklich an der Umgebung durch die Erweiterung arbeitet). Weil die freie Energieänderung in solchen Fällen völlig von der Wärmegewicht-Änderung aber nicht inneren (potenziellen) Energiekonvertierung abstammt, in beiden Fällen kann die geleistete Arbeit völlig von der Thermalenergie im Polymer mit 100-%-Leistungsfähigkeit der Konvertierung der Thermalenergie gezogen werden zu arbeiten. Sowohl im idealen Benzin als auch im Polymer wird das möglich durch eine materielle Wärmegewicht-Zunahme von der Zusammenziehung gemacht, die den Verlust des Wärmegewichtes von der Absorption der Thermalenergie und dem Abkühlen des Materials wettmacht.

Klassische Thermodynamik gegen die statistische Thermodynamik

Als ein Beispiel aus einem klassischen Thermodynamik-Gesichtspunkt könnte man fragen was ist es über ein thermodynamisches System von Gasmolekülen, wie Ammoniak NH, das bestimmt die freie Energieeigenschaft dieser Zusammensetzung? Klassische Thermodynamik stellt die Antwort nicht zur Verfügung. Wenn, zum Beispiel, uns spektroskopische Daten, dieses Körpers von Gasmolekülen, wie Band-Länge, Band-Winkel, Band-Folge und Flexibilität der Obligationen in NH gegeben wurden wir sollten sehen, dass die freie Energie nicht anders sein konnte, als es ist. Um das wahr zu beweisen, müssen wir die Lücke zwischen dem mikroskopischen Bereich von Atomen und den Molekülen und dem makroskopischen Bereich der klassischen Thermodynamik überbrücken. Von der Physik stellt statistische Mechanik solch eine Brücke durch das Unterrichten von uns zur Verfügung, wie man ein thermodynamisches System als ein Zusammenbau von Einheiten empfängt. Mehr spezifisch demonstriert es, wie die thermodynamischen Rahmen eines Systems, wie Temperatur und Druck, interpretable in Bezug auf die Rahmen sind, die solcher konstituierenden Atome und Moleküle beschreibend sind.

In einem begrenzten System ist die entscheidende Eigenschaft dieser mikroskopischen Einheiten, dass ihre Energien gequantelt werden. D. h. wo die für ein makroskopisches System zugänglichen Energien ein virtuelles Kontinuum von Möglichkeiten bilden, werden die für einigen seiner submikroskopischen Bestandteile offenen Energien auf einen diskontinuierlichen Satz von mit integrierten Werten einer Quantenzahl vereinigten Alternativen beschränkt.

Siehe auch

• Chemische Thermodynamik
• Konfigurationswärmegewicht
• Gefährlich irrelevanter
• Paul Ehrenfest
• Gleichgewicht-Thermodynamik
• Schwankungsverschwendungslehrsatz
• Wichtige Veröffentlichungen in der statistischen Mechanik
• Ising Modell
• Liste der Software für Monte Carlo das molekulare Modellieren
• Der Dämon von Maxwell
• Mittelfeldtheorie
• Nanomechanics
• Nichtgleichgewicht-Thermodynamik
• Quant-Thermodynamik
• Statistische Physik
• Thermochemistry
• Einfügungsmethode von Widom
• Methode von Monte Carlo
• Das molekulare Modellieren
• Parallele, die mildert

Referenzen

Weiterführende Literatur

• Liste von bemerkenswerten Lehrbüchern in der statistischen Mechanik

• INTERNATIONALE STANDARDBUCHNUMMER 978-981-270-707-9

• INTERNATIONALE STANDARDBUCHNUMMER 978-3817132867

• übersetzt von Stephen G. Brush (1964) Berkeley: Universität der Presse von Kalifornien; (1995) New York: Internationale Standardbuchnummer von Dover 0-486-68455-5

• Übersetzt von J.B. Sykes und M.J. Kearsley

Links

• Philosophie des Artikels Statistical Mechanics von Lawrence Sklar für die Enzyklopädie von Stanford der Philosophie.
• Sklogwiki - Thermodynamik, statistische Mechanik und die Computersimulation von Materialien. SklogWiki wird besonders zu Flüssigkeiten und weicher kondensierter Sache orientiert.
• Statistische Thermodynamik - historische Zeitachse
• Thermodynamik und statistische Mechanik durch Richard Fitzpatrick
• Vortrag-Zeichen in Statistical Mechanics und Mesoscopics durch Doron Cohen