热力统计学的第一章的答案详解

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统计热力学部分习题解答[1]

部分习题解答2002/01/071.1试证明,在体积V 内,在ε 到ε + d ε 的能量范围内,三维自由粒子的量子态数为εεπεεd )2(2d )(21233m h V D =.D (ε)称为态密度.证明: 由(1.1.25)得知:在动量p 到p +d p 范围内的量子态(微观状态)数为p p h V d 423π, (1.1)根据三维自由粒子的能量动量关系m p 2/2=ε,易得m p p /d d =ε,即:εm p 22=, εεεd )2/(d /d 2/12/1m p m p ==, (1.2)将(1.2)代入(1.1),整理可得εεπεεd )2(2d )(21233m h V D =.1.2 试证明,在面积S = L 2内,在ε 到ε + d ε 的能量范围内,二维自由粒子的量子态数为επεεd 2d )(2m h SD =.D (ε)称为态密度.证明:仿照由(1.1.23)导出(1.1.25)之过程:在四维μ空间体积元d p x d p y d x d y 中可能的微观状态数为d p x d p y d x d y /h 2.可得,在面积S 中, 动量绝对值p 到p +d p 范围内的量子态(微观状态)数为p p h S y x p p h L Ld 2d d d d 1200202πϕπ=⎰⎰⎰, (1.3)根据二维自由粒子的能量动量关系m p 2/2=ε,易得m p p /d d =ε,即: 2/1)2(εm p =, εεεd )2/(d /d 2/12/1m p m p ==, (1.4)将(1.4)代入(1.3),整理可得επεεd 2d )(2m h SD =.1.4 已知一维线性谐振子的能量为.试求在ε 到ε + d ε 的能量范围内, 一维线性谐振子的量子态数.解:此题的能量动量关系中含有坐标,若采用1.1和1.2的方法,涉及到耦合变量的积分,不易求解.可从另一角度处理,导出结论.先计算在ε 到ε + d ε 的能量范围内,谐振子占据二维μ空间面积元的面积.根据一维线性谐振子的能量动量关系,可得μ空间能量≤ε 的面积为.因此, 在ε 到ε + d ε 的能量范围内面积元的面积为.又知,谐振子一个量子态占据μ空间的面积为h . 可得,在ε 到ε + d ε 的能量范围内, 一维线性谐振子的量子态数为.2.1 若一温度为T 1的高温热源向另一温度为T 2的低温物体传递热量Q ,用熵增加原理证明这一过程为不可逆过程.证明:熵增加原理适用于孤立系.可将热源与物体之总体视为孤立系.由于热源很大,在传热过程中,其温度不变,且经历的过程为可逆过程,熵增加为.由于熵为态函数,可设物体经历一可逆等温过程由初态变为末态,在该过程中的熵增加为,该值与这一热传导过程的熵变相等.于是,孤立系经历热传导过程的熵变为1112>⎪⎪⎭⎫⎝⎛-=∆+∆=∆T T Q S S S r t （2.1）据熵增加原理, 这一过程为不可逆过程(即:热传导是不可逆的).2.2 物体的初始温度T 1的高于热源的温度T 2 .有一热机在此物体和热源之间工作,直到物体的温度降低到T 2为止,若热机从物体吸收的热量为Q ,根据熵增加原理证明,此热机输出的最大功为),(212S S T Q W --=最大其中21S S -表示物体熵的减少量.证明: 熵增加原理适用于孤立系.可将物体、热源与热机之总体视为孤立系. 在过程(循环)中,物体的熵变为122S S S -=∆.设热机为可逆机,则热机的熵变1S ∆为零.若热机对外作功为W , 则在一温度为T 2的等温可逆过程中,热源的熵变为2T WQ S r -=∆.根据熵增加原理,有021212≥-+-=∆+∆+∆=∆T WQ S S S S S S r t , (2.2)所以 )(212S S T Q W --≤,物体对外做最大功时,等号成立,则)(212S S T Q W --=最大.2.3 由理想气体绝热自由膨胀的不可逆性证明热力学第二定律的开氏说法是正确的,即:不可能从单一热源吸热使之完全变成有用功而不引起其它变化.证明:设一热机仅从与外界绝热的一汽缸顶进行热交换,压缩该汽缸的活塞而作功.设汽缸的工作物质为理想气体.若在热机的一个循环中, 可从单一热源(汽缸)吸热Q ,完全变成对气体所做的功W , 而不引起其它变化,则热机压缩活塞所作的功与气体放热相等,即W = Q ,理想气体经历的过程为等内能过程,故而,温度不变.热机和汽缸经历此过程的总体效果是:理想气体在温度不变的情况下,体积减小而不引起其它变化.这正是理想气体绝热自由膨胀的逆过程.违背了理想气体绝热自由膨胀的不可逆性.所以, 不可能从单一热源吸热使之完全变成有用功而不引起其它变化.即开氏说法是正确的.另一方面,设一热机以理想气体为工作物质,从温度为T的一个恒温热源吸热,通过等温过程推动活塞对外作功,由于理想气体在等温过程中内能不变,吸收的热量完全变成对外所做的功.若理想气体的绝热自由膨胀为可逆过程,则在作功过程完成后,可绝热收缩且恢复到初始状态而不引起其它变化.从整个循环看来,总效果是: 从单一热源吸热使之完全变成有用功而不引起其它变化,这就违背了开氏说法.若开氏说法正确,则理想气体的绝热自由膨胀是不可逆的.综合上述两步的证明可得出:理想气体绝热自由膨胀的不可逆性与开氏说法等价.2.4 根据热力学第二定律证明两条绝热线不能相交.证:假设两条绝热线可以相交,如图所示,可由这两条绝热线与一等温线构成一个循环.V可令一可逆热机以该循环工作,即:由初态a出发经历等温膨胀过程到达b,在此过程中热机从热源吸热且对外界作功,再由b经历绝热膨胀过程到达c, 在此过程中热机对外界作功,最后,由c 经历绝热压缩过程返回初态a .在整个循环中,热机从单一热源吸热使之完全变成有用功(由三条线围成的封闭图形之面积)而不引起其它变化,这就违背了开氏说法.若开氏说法正确,则两条绝热线不能相交.3.1 试证明,对正则分布,熵可表示为∑-=sss k S ρρln ,其中,Z e sE s /βρ-=是系统处于s 态的几率. 证:对正则分布,有⎪⎪⎭⎫⎝⎛∂∂-=ββZ Z k S ln ln()⎥⎥⎥⎦⎤⎢⎢⎢⎣⎡--=∑∑--Z E e Z Z e k ss E s E s s βββln()∑⎥⎦⎤⎢⎣⎡---=-s s E Z E Z e k s ln ββ∑-=sss k ρρln , 证毕.3.3 设一维线性谐振子能量的经典表达式为2222121q m p m ωε+=,试计算经典近似的振动配分函数、内能和熵.解: 设系统由N 个一维线性谐振子组成,则经典近似的正则分布振动配分函数为∏⎰⎰=∞∞-∞∞---=N i i i i i N q m p m q p h Z 1222)22ex p(d d 1ωββNNq m p m q p h⎪⎪⎭⎫ ⎝⎛--=⎰⎰∞∞-∞∞-)22ex p(d d 1222ωββNh ⎪⎪⎭⎫⎝⎛=βωπ2, 这里,由于是振动配分函数,不必考虑粒子置换带来的影响N !.内能NkT Z E =∂∂-=ln β,熵⎪⎪⎭⎫⎝⎛∂∂-=ββZ Z k S ln ln⎪⎭⎫⎝⎛+=12ln ωπh kT Nk . 3.6 当选择不同的能量零点时,粒子第l 个能级的能量可取为l ε或*l ε.以∆表示两者之差.试证明相应的粒子配分函数存在以下关系z e z ∆-=β*.并讨论由配分函数z 和z *求得的热力学函数有何差别.解: 当粒子第l 个能级的能量取l ε时,粒子的配分函数为∑-=ll le z βεω.当粒子第l 个能级的能量取*l ε时,粒子的配分函数为∑∆-∆+-==ll ze e z l βεβω)(*.以下讨论基本热力学函数的差别:系统内能∆-=∆-∂∂-=∂∂-=N E N z N z NE **ln ln ββ,物态方程 ,ln ln **p z V N z V N p =∂∂=∂∂=ββ熵可见,由于能量零点的不同选择,仅对系统内能有影响,而对物态方程和熵无影响.5.2 表面活性物质的分子在液面上作二维自由运动,可以看作二维理想气体.试写出在二维理想气体中分子的速度分布和速率分布.并求出平均速率,最可几速率和方均根速率.解: 仿§5.2.2, 根据麦-玻分布,可求得在面积S 内d p x d p y 范围中的平均分子数为 .代入动量与速度的关系,可得在面积S 内速度范围d v x d v y 中的平均分子数yx y x v v v v v kT m h Sm a d d )(2exp 2222⎥⎦⎤⎢⎣⎡+--=α,(5.1)根据分子数为N 的条件,有yx y x v v v v kT m h Sm eN d d )(2exp 2222⎰⎰∞∞-∞∞-⎥⎦⎤⎢⎣⎡+-=α,可求得 mkT h n mkT h S N eππα2222==-,(5.2)将(5.2)代入(5.1),可得在单位面积中,速度范围d v x d v y 中的平均分子数yx y x v v v v kT m kT m nd d )(2ex p 222⎥⎦⎤⎢⎣⎡+-π.(5.3)(5.3)和(5.1)为二维理想气体中分子的速度分布.若将平面直角坐标换为极坐标d v x d v y →v d v d θ,并对角度积分,可得在单位面积中,速率范围d v 中的平均分子数v v v kT m kT m nd 2ex p 2⎥⎦⎤⎢⎣⎡-.(5.4)这就是二维理想气体分子的速率分布.由(5.4)可知,一个分子处于单位速率间隔内的几率密度为v v kT m kT m v ⎥⎦⎤⎢⎣⎡-=22ex p )(ρ平均速率m kT v v v kT m kTm v v v v 2d 2exp d )(022πρ=⎪⎭⎫ ⎝⎛-==⎰⎰∞. 由 02exp d )(d 2=⎥⎦⎤⎢⎣⎡⎪⎭⎫ ⎝⎛-=v v kT m kT m v ρ,可得最可几速率m kT v m =.因为m kT v v v kT m kTm v v v v 2d 2exp d )(03222=⎪⎭⎫ ⎝⎛-==⎰⎰∞ρ, 则方均根速率m kTv v s 22==.5.3 根据麦克斯韦速度分布求出速率和平均动能的涨落. 解: 据(5.2.5),麦克斯韦速度分布律为zy x z y x v v v v v v kT m kT m n d d d )(2exp 22222/3⎥⎦⎤⎢⎣⎡++-⎪⎭⎫ ⎝⎛π,进行坐标变换zy x v v v d d d →ϕθθd d sin d 2v v ,并对角度积分⎰⎰=πππϕθθ204d d sin ,可得麦克斯韦速率分布vv v kT m kT m n d 2exp 24222/3⎥⎦⎤⎢⎣⎡-⎪⎭⎫⎝⎛ππ.一个分子处于单位速率间隔内的几率密度为222/32exp 24)(v v kT m kT m v ⎥⎦⎤⎢⎣⎡-⎪⎭⎫⎝⎛=ππρ.根据涨落的定义,速率的绝对涨落为:222)(v v v v -=-,因为⎰⎰∞⎥⎦⎤⎢⎣⎡-⎪⎭⎫⎝⎛==0422/322d 2exp 24d )(vv v kT m kT m v v v v ππρ,对上述积分,可设kT m2=λ,则有[]⎰∞-⎪⎭⎫⎝⎛=0422/32d exp 4vv v v λπλπ[]⎰∞-∂∂⎪⎭⎫ ⎝⎛=02222/3d exp 4v v λλπλπλπλπλπ222/32∂∂⎪⎭⎫ ⎝⎛=2/52/3432-⎪⎭⎫ ⎝⎛=λππλπ=m kT 3又有[]⎰∞-⎪⎭⎫ ⎝⎛=0322/3d exp 4vv v v λπλπ[]⎰∞-⎪⎭⎫ ⎝⎛=02222/3d exp 2vv v λπλπ,令x v =2,则[]⎰∞-⎪⎭⎫ ⎝⎛=02/3d exp 2x x x v λπλπ=xex⎰∞-⎪⎭⎫⎝⎛02/1d 2λπλm kTπ8=,所以)83()(2π-=-m kT v v .欲计算平均能量的涨落,需仿上面先计算[]⎰∞-⎪⎭⎫⎝⎛=0622/34d exp 4vv v v λπλπλπλπλπ332/32∂∂⎪⎭⎫ ⎝⎛-=22215m T k =. 平均能量涨落())32215(2)(2222242πεε-=⎥⎦⎤⎢⎣⎡-=-m T k v v m . 5.4 气柱的高度为H ,截面为S ,处在重力场中.试求此气柱的平均势能和热容量.解: 视气柱为理想气体,根据经典麦-玻分布,可得一个分子处于μ空间体积元zy x p p p z y x d d d d d d 的几率为,理想气体分子在重力场中的能量.分子的平均势能为 .上述计算过程的第一步到第二步体现了分子动能和势能的统计独立性.若气体的数密度为n ,则气柱的平均势能为 . 不考虑动能的热容量 .5.6 试求双原子分子理想气体的振动熵.解: 此题类似于 3.3题,这里先计算分子的配分函数. 经典双原子分子的振动能量为一维线性谐振子,则分子振动配分函数为, 振动熵⎪⎭⎫ ⎝⎛+=12ln ωπh kT Nk . 这里,由于是振动配分函数,不必考虑分子置换带来的影响N !.7.1 根据玻色系统的微观状态数∏--+=ll l l l B a a W !)!1()!1(ωω,在11>>+≈-+l l l l a a ωω,11>>≈-l l ωω和1>>l a 的条件下,仿§3.3.2的最可几法导出玻色分布.解：对玻色系统，若粒子总数和总能量为常数，则有约束条件∑=l la N ，∑=lll a E ε.由拉格朗日未定乘子法,可对微观状态数的对数求有约束条件的变分极值,从而得到最可几分布,即0)(ln =--E N W B βαδ.其中,α和β为未定乘子,分别由两个约束条件为常数来确定.应用斯特林公式,有⎪⎪⎭⎫⎝⎛+≈∏l l l l l B a a W !!)!(ln ln ωωδδ ()∑+-+-+-++=ll l l l l l l l l l l l a a a a a a ln ln )()ln()(ωωωωωωδ()lll l l a a a δω∑-+=ln )ln(,则∑=⎪⎪⎭⎫⎝⎛--+=--ll l l lB a a E N W 0)1ln()(ln δβεαωβαδ,由于所有的l a 独立,所以)1ln(=--+βεαωlla ,整理可得 1-=+l e a ll βεαω,即欲求的玻色分布.7.3 证明,对于玻色系统,熵可表为[]∑++--=ss s s s f f f f k S )1ln()1(ln .其中s f 为量子态s 上的平均粒子数, ∑s 表示对所有粒子的所有量子态求和.证明:由（7.1.11）式,得巨配分函数的对数为∑----=Ξss e )1ln(ln βεα.根据熵的表达⎥⎦⎤⎢⎣⎡Ξ∂∂-Ξ∂∂-Ξ=ln ln ln ββααk S ()E N k βα++Ξ=ln∑⎥⎦⎤⎢⎣⎡---+--=++--s s ss s e e e k 11)1ln(βεαβεαβεαβεα. (7.1)又因11-=+s e f s βεα,(7.2)可有s sf f e s +=+1βεα,)1ln(ln s s s f f ++-=+βεα,(7.3)sf e s +=---111βεα,(7.4)将(7.2),(7.3)和(7.4)代入(7.1),并整理可得[]∑++--=ss s s s f f f f k S )1ln()1(ln .7.5 试求绝对零度下电子气体中电子的平均速率.解: 在体积V 中,速率v v v d +→范围内,考虑自旋时电子的态密度为2338)(v m h V v g π=,绝对零度时,费米函数为 ⎩⎨⎧><=F F,0,1v v v v f ,电子的平均速率m v vv v vv v v f v g v f v vg v F F F/24343d d d )(d )(00203μ====⎰⎰⎰⎰,其中0,μF v 分别为费米速度和费米能量.7.6 在极端相对论情形下电子能量与动量的关系为cp =ε,其中c 为光速.试求自由电子气体在0K 时的费米能量,内能和简并压.解: 在体积V 中,ε 到ε + d ε 的能量范围内电子的量子态数为εεππεεd 8d 8d )(23323c h V p p h V g ==.绝对零度时,费米函数为 ⎩⎨⎧><=00 ,0 ,1μεμε f .总电子数满足⎰⎰===0033323338d 8d )(μμπεεπεεc h V ch Vfg N ,可求出费米能量hcV N 3/1083⎪⎭⎫⎝⎛=πμ.电子气的内能⎰⎰====00040333334348d 8d )(μμμπεεπεεεN c h V ch Vfg E .气体的简并压043μV NV E p d ==.关于简并压的公式,可参见习题3.5.7.9 根据热力学公式⎰=TT C S Vd 及V V T E C ⎪⎭⎫ ⎝⎛∂∂=,求光子气体的熵. 解: 由(7.4.6),可得光子气的内能V T h c k E 43345158π=. 所以 V V T E C ⎪⎭⎫ ⎝⎛∂∂==V T h c k 333451532π,⎰⎰===T V V T h c k T V T h c k T T C S 033345233454532d 1532d ππ.7.11 铁磁体中的自旋波也是一种准粒子,遵从玻色分布,色散关系是2Ak =ω.试证明在低温下,这种准粒子的激发所导致的热容与2/3T成正比.证明: 在体积V 中,ω到ω+ d ω的频率范围内准粒子的量子态数为ωωπωωd d 4d )(2/123B p p h V g ==,推导上式时,用到关系k p =.这里B 为常数.由于准粒子数不守恒,玻色分布中的0=α.系统的内能为⎰⎰-=-=mm e B g e E ωωωβωβωωωωω002/3d 1d )(1 ,考虑到态密度在高频时发散,需引入截止频率m ω.但在低温下1>>ωβ ,在积分中可令∞→m ω.设x =ωβ ,则有2/502/32/5d 1T x e x CT E x ∝-=⎰∞,其中,C 为常数.易得 2/3TT E C VV ∝⎪⎭⎫ ⎝⎛∂∂=.。

热力学统计物理课后习题答案及热力学统计物理各章重点总结

第七章玻耳兹曼统计7．1试根据公式Va P Lll∂∂-=∑ε证明，对于非相对论粒子 ()222222212z y x n n n L m m P ++⎪⎭⎫ ⎝⎛== πε，（ ,2,1,0,,±±=zy x n n n ）有V U P 32= 上述结论对于玻尔兹曼分布，玻色分布和费米分布都成立。

证明：处在边长为L 的立方体中，非相对论粒子的能量本征值为()22222,,2212z y x n n nn n n L m m P zy x ++⎪⎭⎫ ⎝⎛== πε （ ,2,1,0,,±±=z y x n n n ）-------（1）为书写简便，我们将上式简记为32-=aVε-----------------------（2）其中V=L 3是系统的体积，常量()22222)2(z y x n n n ma ++=π，并以单一指标l 代表n x ,n y ,n z 三个量子数。

由（2）式可得VaV V l L εε323235-=-=∂∂----------------------（3）代入压强公式，有VUa VV a P l ll L ll3232==∂∂-=∑∑εε----------------------（4）式中 l ll a U ε∑= 是系统的内能。

上述证明未涉及分布的具体表达式，因此上述结论对于玻尔兹曼分布，玻色分布和费米分布都成立。

注：（4）式只适用于粒子仅有平移运动的情形。

如果粒子还有其他的自由度，式（4）中的U 仅指平动内能。

7．2根据公式Va P Lll∂∂-=∑ε证明，对于极端相对论粒子 ()212222z y x n n n Lccp ++== πε， ,2,1,0,,±±=z y x n n n 有VUP 31=上述结论对于玻尔兹曼分布，玻色分布和费米分布都成立。

证明：处在边长为L 的立方体中，极端相对论粒子的能量本征值为()21222,,2z y x n nn n n n Lc zy x++= πε， ,2,1,0,,±±=z y x n n n -------（1）为书写简便，我们将上式简记为31-=aVε-----------------------（2）其中V=L 3是系统的体积，常量()212222zyxn n n c a ++= π，并以单一指标l 代表n x ,n y ,n z 三个量子数。

热统答案

第一章，热力学的基本规1.1解：已知理想气体的物态方程为,pV nRT = （1）11,p V nR V T pV Tα∂⎛⎫=== ⎪∂⎝⎭ （2） 11,V p nR p T pV Tβ∂⎛⎫=== ⎪∂⎝⎭ （3） 2111.T T V nRT V p V p pκ⎛⎫⎛⎫∂⎛⎫=-=--= ⎪ ⎪ ⎪∂⎝⎭⎝⎭⎝⎭ （4）1.2解：以,T p 为自变量，物质的物态方程为(),,V V T p =.p TV V dV dT dp T p ⎛⎫∂∂⎛⎫=+ ⎪ ⎪∂∂⎝⎭⎝⎭ （1）全式除以V ，有11.p TdV V V dT dp V V T V p ⎛⎫∂∂⎛⎫=+ ⎪ ⎪∂∂⎝⎭⎝⎭ 根据体胀系数α和等温压缩系数T κ的定义，可将上式改写为.T dVdT dp Vακ=- （2）上式是以,T p 为自变量的完整微分，沿一任意的积分路线积分，有()ln .T V dT dp ακ=-⎰ （3）若11,T T pακ==，式（3）可表为 11ln .V dT dp Tp ⎛⎫=- ⎪⎝⎭⎰ （4）选择图示的积分路线，从00(,)T p 积分到()0,T p ，再积分到（,T p ），相应地体积由0V 最终变到V ，有000ln=ln ln ,V T p V T p - 00p V pV C T T ==（常量）， .p V C T=（5） 1.8解：根据式（1.6.1），多方过程中的热容量0lim .n T n nnQ U V C p T T T ∆→∆∂∂⎛⎫⎛⎫⎛⎫==+ ⎪ ⎪ ⎪∆∂∂⎝⎭⎝⎭⎝⎭ （1） ,V nU C T ∂⎛⎫= ⎪∂⎝⎭ .n V nV C C p T ∂⎛⎫=+ ⎪∂⎝⎭ （2）将多方过程的过程方程式n pV C =与理想气体的物态方程联立，消去压强p 可得11n TV C -=（常量）。

（3）将上式微分，有12(1)0,n n V dT n V TdV --+-=.(1)nV V T n T ∂⎛⎫=- ⎪∂-⎝⎭ （4）代入式（2），即得,(1)1n V V pV n C C C T n n γ-=-=-- （5）其中用了式（1.7.8）和（1.7.9）。

第一章热力学第一定律作业题答案

§1第一章热力学第一定律作业题目与习题答案2. 已知373.15K，101.325kPa下1kgH2O(l)的体积为1.043dm3，1kg水蒸气的体积为1677dm3，水蒸发为水蒸气过程的蒸发热为2257.8 kJ·kg–1。

此时若1mol 液体水完全蒸发为水蒸气，试求（1）蒸发过程中体系对环境所做的功；（2）假定液体水的体积忽略不计，蒸气可视为理想气体，求蒸发过程中的功及所得结果的相对误差；（3）求（1）中变化的∆vap U m，∆vap H m。

解：(1) W=p∆vap V=101325⨯(1677-1.043)⨯10-3⨯0.018J=3057J；(2) W=p∆vap V≅pV g=nRT=1⨯8.314⨯373.15J=3102J，相对误差=(3102-3057)/3057=1.47%；(3) ∆vap H m=Q p=2257.8⨯0.018 kJ·mol-1=40.64kJ·mol-1，∆vap U m=∆vap H m- p∆vap V m =(40.64-3.057) kJ·mol-1=37.58kJ·mol-1。

3、1kg空气由25︒C经绝热膨胀降温至–55︒C。

设空气为理想气体，平均摩尔质量为0.029kg·mol–1，C V,m = 20.92 J·K–1·mol–1，求Q、W、∆U、∆H。

解：∆U=(W/M)C V,m∆T=[20.92⨯(-55-25)/0.029]J= -57.7kJ，∆H=(W/M)C p,m∆T=[(20.92+8.314)⨯(-55-25)/0.029]J = -80.6kJ，Q=0 ，W= -∆U=57.7kJ。

6、某理想气体热容比γ=1.31，经绝热可逆膨胀由1.01×105 Pa，3.0dm3，373 K 的初态降压到1.01×104 Pa，求（1）终态气体的体积与温度；（2）膨胀过程的体积功；（3）膨胀过程的∆U与∆H。

(完整版)第一章热力学的基本规律课后作业及答案

解：已知理想气体的物态方程为体胀系数1 VV T p压强系数1 PP T V等温压缩系数T1V pV nRTnR 1 pV T ，nR 1pV TV1 ’ n RT 、 1( 2 )p TV p p由此得到d PP T dTVp dT—dTTP 2 P 1___ T 2dTT 1—T 2 T_1TT11lnV(―dT d p)T P⑷积分pV CT1.3测得一块铜块的体胀系数和等温压缩系数分别为4.85 10 5K 1和T 7.8*10 7P n 1，和T 可近似Q W 7.47 103 J1.5在25 C 下，压强在0至lOOOP n 之间，测得水的体积为3 6 2 3V (18.066 0.715 10 p 0.046 10 p )cm mol如果保持温度不变，将 1mol 的水从1 p n 加压至1000 p n ，求外界所做的功。

保持温度不变，将1mol 的水由1p n 加压至1000p n ，外界所做的功为在上述计算中我们已将过程近似看作准静态过程。

定容比热容可由所给定压比热容算出维持体积不变，将空气由 0 C 加热至20 C 所需热量Q v 为Q 口6仃2 T 1) 34.83 0.706 103 20J 4.920 105 J(b) 维持压强不变，将空气由 0 C 加热至20 C 所需热量Q p 为Q p m 1 c p (T 2 T 1) 34.83 0.996 1 03 20J 6.938 105 J(c) 若容器有裂缝，在加热过程中气体将从裂缝漏出，使容器内空气质量发生变化•根据理想气体的物态方程解将题中给出的体积与压强关系记为由此易得V a bp cp 2dV (b2cp)d p(1)V B V A P *V B V Ap(b2cp)d p1000 1,2 2 3-bp -cp 2 3“33.1J mol1.6在0 C 和15下，空气的密度为今有27m 3的空气，试计算：(a) 若维持体积不变，将空气由 (b) 若维持压强不变，将空气由 (c) 若容器有裂缝，外界压强为解(a)由题给空气密度可以算得1.29kg m 3。

热力学统计物理课后习题答案.doc

第七章玻耳兹曼统计7． 1 试根据公式 Pa lL证明，对于非相对论粒子lVP21 2 22 U 222n x , n y , n z2m 2mL n x n yn z ，（ 0, 1, 2, ）有P3 V上述结论对于玻尔兹曼分布，玻色分布和费米分布都成立。

证明：处在边长为 L 的立方体中，非相对论粒子的能量本征值为P21 222 22n x , n y , n z 0, 1, 2, ） ------- （1）n x , n y ,n z2m 2mLn x n yn z（为书写简便，我们将上式简记为aV 23----------------------- （ 2）其中 V=L 3 是系统的体积，常量a(2 ) 2222l 代表 n x ,n y ,n z 三2m n xn y n z ，并以单一指标个量子数。

由（ 2）式可得L2aVV35 32l--------------------- （ 3）3 V代入压强公式，有 PL2 2 Ua lal l---------------------- （ 4）lV3V l3 V式中 Ual l是系统的内能。

l上述证明未涉及分布的具体表达式，因此上述结论对于玻尔兹曼分布，玻色分布和费米分布都成立。

注：（ 4）式只适用于粒子仅有平移运动的情形。

如果粒子还有其他的自由度，式（ 4）中的U 仅指平动内能。

7． 2 根据公式 Pa lL证明，对于极端相对论粒子lVcp c2n x 2 n y 2 n z 2 11 U2 ， n x , n y , n z 0, 1, 2, 有PL3 V 上述结论对于玻尔兹曼分布，玻色分布和费米分布都成立。

证明：处在边长为L 的立方体中，极端相对论粒子的能量本征值为2 n x 2 n y 2 n z 2 1c 2 ， n x , n y , n z 0, 1, 2,-------（ 1）n x ,n y ,n zL1为书写简便，我们将上式简记为aV 3 ----------------------- （ 2）其中 V=L 3 是系统的体积，常量 a 2 c n x 2 n y 2n z 212，并以单一指标 l 代表 n x ,n y ,n z 三个量子数。

热力学统计物理第一章讲解

T
p
知道物态方程，可以导出体胀系数和等温压缩系数（见习题）；
反过来，知道体胀系数和等温压缩系数，可以导出物态方程，（见习题）。
4. 物态方程举例
（1）理想气体的物态方程：
（2）实际气体
范氏方程(Van der Waals Equation)：
(
p

an2 V2
)(V

nb)

nRT
昂尼斯方程
等压过程： W pV
§1.2 热力学第一定律
一、热力学第一定律提出的实验根据实验根据是焦耳热功当量实验（见书P25图1.9和图1.10）
无论经历何种过程，使水温升高同样的温度，做的功一样多。表明：绝热过程中外界对系统做功与方式（或过程）无关。
二、内能的定义
宏观定义：内能U是一个态函数（状态量），它满足：
•热力学第二定律的开尔文表述（ 1851）：不可能从单一热源吸热使之完全变成有用功而不引起其它变化。
开氏表述指明功变热的过程是不可逆的。
开尔文（W. Thomson，1824-1907），原名汤姆孙，英国物理学家，热力学的奠基人之一。1851 年表述了热力学第二定律。他在热力学、电磁学、波动和涡流等方面卓有贡献，1892年被授予开尔文爵士称号。他在1848年引入并在1854年修改的温标称为开尔文温标。为了纪念他，国际单位制中的温度的单位用“开尔文”命名。
N d AB NA d B
dt
dt
安培定律给出了磁介质中的磁场强度H 为：
H l NI
dW

NA
dB dt

l N
H

dt

AlH dB

第一章热力学第一、二定律试题及答案

第一章热力学第一定律一、选择题1．下述说法中,哪一种正确（）（A)热容C 不是状态函数；（B ）热容C 与途径无关；（C ）恒压热容C p 不是状态函数;(D ）恒容热容C V 不是状态函数。

2．对于内能是体系状态的单值函数概念,错误理解是（ )（A) 体系处于一定的状态，具有一定的内能；（B) 对应于某一状态，内能只能有一数值不能有两个以上的数值;(C) 状态发生变化，内能也一定跟着变化；(D ）对应于一个内能值，可以有多个状态。

3．某高压容器中盛有可能的气体是O 2 ,Ar, CO 2， NH 3中的一种，在298K 时由5dm3绝热可逆膨胀到6dm3，温度降低21K ，则容器中的气体( ）(A) O 2 （B ） Ar （C ） CO 2 （D ） NH 34．戊烷的标准摩尔燃烧焓为-3520kJ·mol —1，CO 2（g ）和H 2O （l)标准摩尔生成焓分别为—395 kJ·mol -1和-286 kJ·mol —1，则戊烷的标准摩尔生成焓为（）（A ） 2839 kJ·mol —1 (B ） —2839 kJ·mol —1 (C) 171 kJ·mol —1 (D) —171 kJ·mol -15．已知反应)()(21)(222g O H g O g H =+的标准摩尔反应焓为)(T H m r θ∆，下列说法中不正确的是（）。

（A ）.)(T H m r θ∆是H 2O （g ）的标准摩尔生成焓 (B). )(T H m r θ∆是H 2O(g)的标准摩尔燃烧焓（C ）。

)(T H m r θ∆是负值 (D)。

)(T H m r θ∆与反应的θm r U ∆数值相等 6．在指定的条件下与物质数量无关的一组物理量是（）(A ） T , P, n (B) U m , C p, C V（C) ΔH ， ΔU ， Δξ （D) V m , ΔH f ，m （B ）， ΔH c,m （B ）7．实际气体的节流膨胀过程中，下列那一组的描述是正确的（ )(A ） Q=0 ΔH=0 ΔP< 0 ΔT≠0 （B ） Q=0 ΔH<0 ΔP 〉 0 ΔT>0（C ） Q 〉0 ΔH=0 ΔP 〈 0 ΔT<0 (D ） Q 〈0 ΔH=0 ΔP 〈 0 ΔT≠08．已知反应 H 2(g ） + 1/2O 2(g) →H 2O （l)的热效应为ΔH ，下面说法中不正确的是( ）（A) ΔH 是H 2O(l ）的生成热（B ） ΔH 是H 2（g ）的燃烧热（C) ΔH 与反应的ΔU 的数量不等（D) ΔH 与ΔH θ数值相等9．为判断某气体能否液化，需考察在该条件下的（）(A ） μJ —T > 0 (B ） μJ —T 〈 0 (C) μJ —T = 0 （D ）不必考虑μJ-T 的数值10．某气体的状态方程为PV=RT+bP(b>0)，1mol 该气体经等温等压压缩后其内能变化为( )（A）ΔU〉0 (B）ΔU 〈0 （C）ΔU =0 （D）该过程本身不能实现11．均相纯物质在相同温度下C V > C P的情况是（)（A) （∂P/∂T）V<0 （B) （∂V/∂T）P<0(C) （∂P/∂V）T<0 （D) 不可能出现C V>C P12．理想气体从相同始态分别经绝热可逆膨胀和绝热不可逆膨胀到达相同的压力,则其终态的温度，体积和体系的焓变必定是（)（A）T可逆> T不可逆，V可逆〉V不可逆，ΔH可逆〉ΔH不可逆(B）T可逆〈T不可逆，V可逆< V不可逆，ΔH可逆<ΔH不可逆（C) T可逆〈T不可逆，V可逆〉V不可逆, ΔH可逆〈ΔH不可逆（D) T可逆〈T不可逆, V可逆〈V不可逆，ΔH可逆〉ΔH不可逆13．1mol、373K、1atm下的水经下列两个不同过程达到373K、1atm下的水汽：(1)等温可逆蒸发，(2）真空蒸发.这两个过程中功和热的关系为( )（A）W1〉W2, Q1〉Q2（B）W1〈W2，Q1 < Q2（C）W1 = W2，Q1 = Q2（D）W1 > W2，Q1 < Q214．对于内能是体系状态的单值函数概念,错误理解是（)（A）体系处于一定的状态，具有一定的内能;(B)对应于某一状态，内能只能有一数值不能有两个以上的数值；（C)状态发生变化，内能也一定跟着变化；(D)对应于一个内能值，可以有多个状态。

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实用标准文档精彩文案第一章热力学的基本规律

1.1 试求理想气体的体胀系数,压强系数和等温压缩系数。解：已知理想气体的物态方程为

,pVnRT （1）由此易得

11,pVnRVTpVT





（2）

11,VpnRpTpVT





（3）

2111.TTVnRTVpVpp





（4）

1.2 证明任何一种具有两个独立参量,Tp的物质，其物态方程可由实验测得的体胀系数及等温压缩系数，根据下述积分求得： lnTV=αdTκdp

如果11,TTp，试求物态方程。

解：以,Tp为自变量，物质的物态方程为 ,,VVTp

其全微分为

.pTVVdVdTdpTp



（1）

全式除以V，有 11.pTdVVVdTdpVVTVp





根据体胀系数和等温压缩系数T的定义，可将上式改写为实用标准文档精彩文案 .TdVdTdpV （2）上式是以,Tp为自变量的完整微分，沿一任意的积分路线积分，有 ln.TVdTdp

（3）

若11,TTp，式（3）可表为

11ln.VdTdpTp



 （4）

选择图示的积分路线，从00(,)Tp积分到0,Tp，再积分到（,Tp），

相应地体

积由0V最终变到V，有

000ln=lnln,VTpVTp 即 000

pVpV

CTT（常量），

或 .pVCT （5）式（5）就是由所给11,TTp求得的物态方程。确定常量C需要实用标准文档精彩文案进一步的实验数据。 1.3 在0Co和1np下，测得一铜块的体胀系数和等温压缩系数分

别为51714.8510K7.810.npT和

T和

可近似看作常量，今使铜

块加热至10Co。问：（a）压强要增加多少np才能使铜块的体积维持不变？（b）若

压强增加100np，铜块的体积改变多少？

解：（a）根据1.2题式（2），有

.TdVdTdpV （1）上式给出，在邻近的两个平衡态，系统的体积差dV，温度差dT和压强差dp之间的关系。如果系统的体积不变，dp与dT的关系为

.TdpdT （2）在和T可以看作常量的情形下，将式（2）积分可得

2121.TppTT （3）

将式（2）积分得到式（3）首先意味着，经准静态等容过程后，系统在初态和终态的压强差和温度差满足式（3）。但是应当强调，只要初态1,VT和终态2,VT是平衡态，两态间的压强差和温度差就满

足式（3）。这是因为，平衡状态的状态参量给定后，状态函数就具有确定值，与系统到达该状态的历史无关。本题讨论的铜块加热的实际过程一般不会是准静态过程。在加热过程中，铜块各处的温度可以不等，铜块与热源可以存在温差等等，但是只要铜块的初态和终态是平衡态，两态的压强和温度差就满足式（3）。将所给数据代入，可得

52174.851010622.7.810nppp





因此，将铜块由0Co加热到10Co，要使铜块体积保持不变，压强要增强622

（b）1.2题式（4）可改写为实用标准文档精彩文案 21211.T

VTTppV

 （4）

将所给数据代入，有 57144.8510107.8101004.0710.VV



 因此，将铜块由0Co加热至10Co，压强由1

np增加100np，铜块体积将增

加原体积的44.0710

倍。

1.4 简单固体和液体的体胀系数和等温压缩系数T数值都很

小，在一定温度范围内可以把和T看作常量. 试证明简单固体和液

体的物态方程可近似为

000(,),01.TVTpVTTTp



解: 以,Tp为状态参量，物质的物态方程为

,.VVTp

根据习题1.2式（2），有

.TdVdTdpV （1）将上式沿习题1.2图所示的路线求线积分，在和T可以看作常量的

情形下，有

000ln,T

TTppV （2）

或 0000,,.TTTppVTpVTpe

 （3）

考虑到和T的数值很小，将指数函数展开，准确到和T的线性项，

有

0000,,1.TVTpVTpTTpp



（4）

如果取00p，即有

00,,01.TVTpVTTTp



（5）实用标准文档精彩文案 1.5 描述金属丝的几何参量是长度L，力学参量是张力J，物态方程是 ,,0fJLT

实验通常在1np下进行，其体积变化可以忽略。

线胀系数定义为

1JLLT





等温杨氏模量定义为

TLJYAL





其中A是金属丝的截面积，一般来说，和Y是T的函数，对J仅有微弱的依赖关系，如果温度变化范围不大，可以看作常量，假设金属丝两端固定。试证明，当温度由1降至2时，其张力的增加为

21JYATT

解：由物态方程

,,0fJLT （1）

知偏导数间存在以下关系：

1.JLTLTJTJL



（2）

所以，有

.LJTJLJTTLALYLAY （3）

积分得 21.JYATT （4）

与1.3题类似，上述结果不限于保持金属丝长度不变的准静态冷却过程，只要金属丝的初态是平衡态，两态的张力差 21,,JJLTJLT 实用标准文档精彩文案就满足式（4），与经历的过程无关。

1.6一理想弹性线的物态方程为 2020

,LLJbTLL



其中L是长度，0L是张力J为零时的L值，它只是温度T的函数，b

是常量. 试证明：（a）等温扬氏模量为

2020

2.LbTL

YALL



在张力为零时，0

3.bT

YA其中A是弹性线的截面面积。

（b）线胀系数为 33003

11,2LLLTL

其中0

1.dLLdT

（c）上述物态方程适用于橡皮带，设31300K,1.3310NK,Tb

62410110m,510KA

，试计算当

L分别为0.5,1.0,1.5和2.0时的

,,JY值，并画出,,JY对0

L的曲线.

解:（a）根据题设，理想弹性物质的物态方程为 2020

,LLJbTLL



（1）

由此可得等温杨氏模量为 22002200

221.TLLLJLbTLYbTALALLALL









（2）