2019最新第八章统计热力学简介物理
1
v
(
)h 2
18
1
v
(
)h 2
式中ν是振动频率，υ是振动量ห้องสมุดไป่ตู้数，其值 可以是0、1、2、…。
当υ = 0时，v,0=1/2hν，称为零点振动 能。
因为每个一维谐 振子的振动都 限定
在一个轴的方向上，所以各能级只有一种 量子状态，任何振动能级的简并度均为1。
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7. 电子和原子核 (1) 原子核
N! ni!
i
如某能级i是简并的，其能级简并度为 gi，则每一个能级i上的总的分布微态数为：
WD
N! ni!
i
gni i
i
WD N!
i
gni i
ni!
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6. 离域子体系WD的计算 假设某能级i是简并的，其能级简并度为
gi。 ni个粒子在能级i上的微观数，即为ni个
粒子分布在简并度为gi不同的量子态上的分 布方式数目。
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i = e + n + t + r + v 若不考虑原子内部的电子和核运动， 其能量只分解为三项
i = t + r + v 1. 平动、转动、振动三种运动的自由度
粒子的能量与平动、转动、振动三 种运动的自由度有关。
平动自由度 = 3 (三维空间)
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一个原子在三维空间中的运动自由度 数为3，因而n个原子组成的分子，运动的 总自由度为3n。
对单原子分子，转动、振动自由度均 为0。
对双原子分子或线性多原子分子，转 动180o，分子构象重复一次，故转动自由 度为2。振动自由度为：
3n – 3 – 2 = 3n - 5
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对非线性多原子分子，可绕三个相互 垂直又通过质心的轴转动，故转动自由度 为3。振动自由度为：
3n – 3 – 3 = 3n - 6 2. 能级
电子处于基态时的简并度 ge,0 = 常数
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§ 8.2 能级分布的微态数 及系统的总微态数
在一定条件下的平衡体系，N、U、V 均有确定值，粒子各能级的能量值也完全 确定。 1. 能级的分布数
任一能级i上粒子数目ni称为能级i上的 分布数。
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2. 能级分布
N个粒子在各能级i上分布情况称为能 级分布，简称分布。
证明：(1) 摘取最大项法的原理(有关专 著)，(2) 偏离最概然分布的涨落现象原理 (书P104-106)。
Ω tm表明平衡分布可用最可几分布代替。
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在N、U、V确定的体系达平衡时，粒 子的分布方式几乎得不随时间而变化，这 种分布就称为平衡分布。平衡分布即最可 几分布所能代表的那些分布。
对于大量粒子组成的体系，Ω tm, 平衡 分布用最可几分布代替，产生的误差极小。
即一种能级要用一定数目的几套状态分布数 来描述。
如 N=3、U = (9/2)hv分布
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如 N=3、U = (9/2)hv分布
能级级分布数 能级分布 ni ni ni ni
ni
ni i
I
0 3 0 0 3 3(3/2)hv = (9/2)hv
II
2 0 0 1 3 (9/2)hv
III
1 1 1 0 3 (9/2)hv
热力学概率与数学概率、微态数关系：
Pi
WD,i
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5. 最可几分布与平衡分布 对于大量粒子组成的体系，微态数为：
粒子可分辨的
微 定域子体系
态 数
粒子不可分辨 的离域子体系
体系总的微态数
WD,i N!
i
gni i
ni!
WD,i
gni i
ni!
WD,i
i
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在体系总的微态数求和项中，有一项 的值最大，这一项用tm表示。由于tm所提供 的微观状态数目最多，因此可以忽略其它 项所提供的贡献部分，用tm近似地代表Ω， Ω tm。
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在立方容器中，a = b = c, V = a3。
则有
t
h2 8mV 2/3
(x2
y2
z2)
t
h2 8mV 2/3
3
t
h2 8mV 2/3
6
g = 1 (111) g = 3 (112、121、211)
t
h2 8mV 2/3
9
g = 3 (221、212、122)
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U = nii + Up
6
5. 等概率定理—统计热力学的基本假设 等概率定理：对于U、V、N确定的体
系即宏观状态一定的体系，任何一个可能 出现的微观状态都具有相同的数学概率。
数学概率=热力学概率/所有可能的微观状态总和
体系的热力学概率(Ω)：体系在一定宏 观状态下的微态数。
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等概率定理是一条公理，无法直接证 明。任何一个可能出现的微观状态都具有 相同的数学概率，但每种分布出现的数学 概率可能不同，其中均匀分布的数学概率 最大。
因粒子不可分辨，根据排列组合原理， 每一个能级i上的总的分布微态数为：
(ni gi 1)! ni!(gi 1)!
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各个能级上的总的分布微态数为：
WD
(ni gi 1)! ni!(gi 1)!
如果体系温度较高， ni << gi，则
WD
(ni gi 1)! ni!(gi 1)!
非简并能级：每一个能级只与一个量 子状态相对应，g = 1。
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4. 三维平动子
根据量子理论，质量为m的粒子在边长 为a、b、c的矩形体中作平动时，其平动能 为：
t
h2 8m
(
x a
2 2
y2 b2
z2 c2
)
h为Plank常数，h = 6.62610-34Js 。
x、y、z为三维平动子每个量子状态 的一组量子数。
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§ 8.4 玻尔兹曼分布
1. 玻尔兹曼分布 (1) 假设 A.独立粒子体系，即粒子间无作用力或作 用力可忽略不计。 B. 粒子的能级是量子化的、不连续的。 C. 对于大量粒子组成的体系，Ω tm, 平衡 分布用最可几分布代替，产生的误差极小。
一定的体系来说，任何一个可能出现的微 观状态都具有相同的数学概率。
等概率定理无法直接证明，是一公理。 而实践已经证明，根据这个假定所导出的 结论是与实际情况一致。
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3. 最可几分布
在指定N、U、V条件下微态数最大的 分布出现的概率亦最大。
微态数最大的分布就称为最可几分布。
4. 体系的热力学概率
体系的热力学概率(Ω)是体系在一定宏 观状态下的总的微态数。
(2) 某复合事件所包含的两偶然事件A与B的 概率分别为PA与PB。若这两种偶然事件互 不相容，即出现了事件A就不可能同时出现 事件B，则该复合事件出现A或者 B中任一 结果的概率应为(PA+PB)。若事件A与事件B 彼此无关，则A与B同时出现的概率应当是 (PA×PB)。
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2. 等概率定理 对于(U,V,N)确定的体系即宏观状态
非定位体系(离域子体系或 等同粒子体系)：粒子不可 区分，粒子处于混乱状态， 没有固定的位置，粒子全部 等同，粒子运动是离域化的。 如气体体系。
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(2)按体系中 粒子间有无 相互作用
独立粒子体系：粒子间相互 作用力较小，可忽略。体系 总能量等于各粒子能量之和。 如理想气体体系。U=ni i 非独立粒子体系(相依粒子体 系)：粒子间相互作用较大， 不可忽略。体系总能量除各 粒子能量之和外，还必须包 括相互作用能。如实际气体 体系、液体体系、固体体系。
如 N=3、U = (9/2)hv分布
能级级分布数 能级分布 ni ni ni ni
ni
ni i
I
0 3 0 0 3 3(3/2)hv = (9/2)hv
II
2 0 0 1 3 (9/2)hv
III
1 1 1 0 3 (9/2)hv
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3. 状态分布 粒子在各量子态上的具体分布称为 状态
分布。 同一能级可以对应多种不同的 状态分布，
1. 概率Pi (几率、机会、可儿率、数学概率) 概率：出现倘然事件的可能性。它是
一个数学概念。 统计的方法就是求几率的方法。对于
某一确定的体系，常常是从体系中出现各 种分布的几率入手，逐步解决统计热力学 的各有关问题。
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说明
(1) 由概率的定义可知：任何偶然事件的概 率Pi均小1。复合事件所包含的各偶然事件 概率之和应为1。
对双原子分子：
I ( m1m2 )r m1 m2
m1、m2是两个原子的质量，r是两个核间 的距离。
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转动运动的角动量在空间取向是量子 化的，能级的简并度为gi,r= 2J+1。
各转动能级间能量相差很小，在数学 上可近似看作是连续变化的，量子效应也 不显著。
6. 一维谐振子 一维谐振子能级公式：
组合原理， N个粒子全排列时的分布微态 数为：
WD N! 假设某能级i是非简并的(能级简并度 为1)。由于同一能级上各粒子的量子态相 同，所以能级i上ni个粒子进行排列时体系 不会产生新的微态，即ni个粒子的总排列 数ni! 只对应体系的同一微态。则：
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WD
N! n1!n 2! n i !
原子核能级的间隔很大，从基态到第 一激发态态，约有数十个电子伏特或更大。 因此除了核反应外，在通常的化学和物理 过程中，原子核总是处于基态而没有变化。
原子核处于基态时的简并度 gn,0=常数
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(2) 电子 电子能级的间隔也很大，从基态到第
热力学统计物理习题及答案第八章玻色统计和费米统计
159第八章 玻色统计和费米统计8.1 试证明，对于玻色或费米统计，玻耳兹曼关系成立，即ln .S k Ω=解: 对于理想费米系统，与分布{}l a 相应的系统的微观状态数为（式（6.5.4））()!,!!l ll l l Ωa a ωω=-∏（1）取对数，并应用斯特令近似公式，得（式（6.7.7））()()ln ln ln ln .l l l l l l l l lΩa a a a ωωωω=----⎡⎤⎣⎦∑ （2）另一方面，根据式（8.1.10），理想费米系统的熵为()ln ln ln ln S k ΞΞΞk ΞN Uαβαβαβ⎛⎫∂∂=-- ⎪∂∂⎝⎭=++ ()ln ,l l l k Ξa αβε⎡⎤=++⎢⎥⎣⎦∑ （3）其中费米巨配分函数的对数为（式（8.1.13））()ln ln 1.l l lΞe αβεω--=+∑ （4）由费米分布e 1l ll a αβεω+=+易得1e l l l la αβεωω--+=- （5）和l n.l ll la a ωαβε-+= （6）将式（5）代入式（4）可将费米巨配分函数表示为ln ln.l l ll lΞa ωωω=-∑ （7）将式（6）和式（7）代入式（3），有160 ln ln l l ll l l l l l aS k a a a ωωωω⎛⎫-=+ ⎪-⎝⎭∑ ()()ln ln ln .l l l l l l l l lk a a a a ωωωω=----⎡⎤⎣⎦∑ （8）比较式（8）和式（2），知ln .S k Ω= （9）对于理想玻色系统，证明是类似的.8.2 试证明，理想玻色和费米系统的熵可分别表示为()()()()B.E.F.D.ln 1ln 1,ln 1ln 1,s s s s ss s s s sS k f f f f S k f f f f =-++⎡⎤⎣⎦=-+--⎡⎤⎣⎦∑∑其中s f 为量子态s 上的平均粒子数. s∑表示对粒子的所有量子态求和. 同时证明，当1s f <<时，有()B.E. F.D.M.B.ln .s s s sS S S k f f f ≈≈=--∑解: 我们先讨论理想费米系统的情形. 根据8.1题式（8），理想费米系统的熵可以表示为()()()F.D.ln ln ln ln ln l l l l l l l l ll l l l l l l l l S k a a a a a a k a a ωωωωωωωω=----⎡⎤⎣⎦⎡⎤-=--+⎢⎥⎣⎦∑∑1ln 1ln ,lll l l l lll l aa a a k ωωωωω⎡⎤⎛⎫⎛⎫=---+⎢⎥ ⎪ ⎪⎝⎭⎝⎭⎣⎦∑ （1） 式中l∑表示对粒子各能级求和. 以ls la f ω=表示在能量为l ε的量子态s 上的平均粒子数，并将对能级l 求和改为对量子态s 求和，注意到~,l lsω∑∑上式可改写为()()F.D.ln 1ln 1.s s s s sS k f f f f =-+--⎡⎤⎣⎦∑ （2）161由于1s f ≤，计及前面的负号，式（2）的两项都是非负的. 对于理想玻色气体，通过类似的步骤可以证明()()F.D.ln 1ln 1.s s s s sS k f f f f =--++⎡⎤⎣⎦∑ （3）对于玻色系统0s f ≥，计及前面的负号，式（3）求和中第一项可以取负值，第二项是非负的. 由于绝对数值上第二项大于第一项，熵不会取负值. 在1s f <<的情形下，式（2）和式（3）中的()()()()1ln 11s s s s s f f f f f ±≈±≈-所以，在1s f <<的情形下，有()B.E. F.D.ln .s s s sS S k f f f ≈≈--∑ （4）注意到s sf N =∑，上式也可表示为B.E. F.D.ln .s s sS S k f f Nk ≈≈-+∑ （5）上式与7.4题式（8）一致，这是理所当然的.8.3 求弱简并理想费米（玻色）气体的压强和熵. 解: 式（8.2.8）已给出弱简并费米（玻色）气体的内能为32252311122π2N h U NkT g V mkT ⎡⎤⎛⎫⎢⎥=± ⎪⎢⎥⎝⎭⎢⎥⎣⎦（1） （式中上面的符号适用于费米气体，下面的符号适用于玻色气体，下同）. 利用理想气体压强与内能的关系（见习题7.1）2,3Up V=（2） 可直接求得弱简并气体的压强为32252111,2π2h p nkT n g mkT ⎡⎤⎛⎫⎢⎥=± ⎪⎢⎥⎝⎭⎢⎥⎣⎦（3） 式中Nn V=是粒子数密度. 由式（1）可得弱简并气体的定容热容量为162 32272311,22π2V VU C T h Nk n mkT ∂⎛⎫= ⎪∂⎝⎭⎡⎤⎛⎫⎢⎥= ⎪⎢⎥⎝⎭⎢⎥⎣⎦（4）参照热力学中的熵的积分表达式（2.4.5），可将熵表示为()0.VC S dT S V T=+⎰（5） 将式（4）代入，得弱简并气体的熵为()322072311ln .22π2hS Nk T Nk n S V g mkT ⎛⎫=±+ ⎪⎝⎭ （6） 式中的函数()0S V 可通过下述条件确定：在322312πN hn V mkT λ⎛⎫=<< ⎪⎝⎭的极限条件下，弱简并气体趋于经典理想气体. 将上述极限下的式（6）与式（7.6.2）比较（注意补上简并度g ），可确定()0S V ，从而得弱简并费米（玻色）气体的熵为332227222π511ln .22π2mkT h S Nk ng h g mkT ⎧⎫⎡⎤⎛⎫⎪⎪⎛⎫⎢⎥=+±⎨⎬ ⎪ ⎪⎢⎥⎝⎭⎝⎭⎪⎪⎣⎦⎩⎭（7） 弱简并气体的热力学函数也可以按照费米（玻色）统计的一般程序求得；先求出费米（玻色）理想气体巨配分函数的对数ln Ξ，然后根据式（8.1.6）、（8.1.8）和（8.1.10）求内能、压强和熵. 在求巨配分函数的对数时可利用弱简并条件作相应的近似. 关于费米（玻色）理想气体巨配分函数的计算可参阅王竹溪《统计物理学导论》§65和§64.8.4 试证明，在热力学极限下均匀的二维理想玻色气体不会发生玻色-受因斯坦凝聚.解: 如§8.3所述，令玻色气体降温到某有限温度c T ，气体的化学势将趋于-0. 在c T T <时将有宏观量级的粒子凝聚在0ε=的基态，称为玻色-爱因斯坦凝聚. 临界温度c T 由条件163()0d e 1c kT D n εεε+∞=-⎰（1）确定.将二维自由粒子的状态密度（习题6.3式（4））()222πd d L D m hεεε=代入式（1），得2202πd .e 1c kT L m n hεε+∞=-⎰ （2） 二维理想玻色气体的凝聚温度c T 由式（2）确定. 令cx kT ε=，上式可改写为2202πd .e 1c x L x mkT n h +∞=-⎰ （3） 在计算式（3）的积分时可将被积函数展开，有()()211e 1e e ,e 1e 1e x x xx x x----==+++-- 则d 111e 123xx +∞=+++-⎰11.n n∞==∑ （4） 式（4）的级数是发散的，这意味着在有限温度下二维理想玻色气体的化学势不可能趋于零. 换句话说，在有限温度下二维理想玻色气体不会发生玻色-爱因斯坦凝聚.8.5 约束在磁光陷阱中的原子，在三维谐振势场()22222212x y x V m x y z ωωω=++中运动. 如果原子是玻色子，试证明：在c T T ≤时将有宏观量级的原子凝聚在能量为()02x y z εωωω=++164 的基态，在3,0,N N ωω→∞→保持有限的热力学极限下，临界温度c T 由下式确定：31.202,c kT N ω⎛⎫=⨯ ⎪⎝⎭其中()13.x y z ωωωω=温度为T 时凝聚在基态的原子数0N 与总原子数N 之比为31.c N T N T ⎛⎫=- ⎪⎝⎭解: 约束在磁光陷阱中的原子，在三维谐振势场中运动，其能量可表达为222222222111,222222y x z x y z p p p m x m y m z m m m εωωω⎛⎫⎛⎫⎛⎫=+++++ ⎪ ⎪ ⎪ ⎪⎝⎭⎝⎭⎝⎭ （1） 这是三维谐振子的能量（哈密顿量）. 根据式（6.2.4），三维谐振子能量的可能值为,,111,222xyzn n n x x y y z z n n n εωωω⎛⎫⎛⎫⎛⎫=+++++ ⎪ ⎪ ⎪⎝⎭⎝⎭⎝⎭,,0,1,2,x y z n n n = （2）如果原子是玻色子，根据玻色分布，温度为T 时处在量子态,,x y z n n n 上的粒子数为,,11112221.e1x y z x x y y z z n n n n n n kT a ωωωμ⎡⎤⎛⎫⎛⎫⎛⎫+++++- ⎪ ⎪ ⎪⎢⎥⎝⎭⎝⎭⎝⎭⎣⎦=- （3） 处在任一量子态上的粒子数均不应为负值，所以原子气体的化学势必低于最低能级的能量，即()0.2x y z μεωωω<≡++（4） 化学势μ由()01,,1e1x x y y z z x y zn n n n n n kT N ωωωεμ⎡⎤+++-⎣⎦=-∑（5）确定. 化学势随温度降低而升高，当温度降到某临界值c T 时，μ将趋于0.ε临界温度c T 由下式确定：165()1,,1,e1x x y y z z x y zn n n n n n kT N ωωω⎡⎤++⎣⎦=-∑（6） 或,,1,e1x y zx y zn n n n n n N ++=-∑（7） 其中(),,.ii i cn n i x y z kT ω==在1ickT ω<< 的情形下，可以将i n 看作连续变量而将式（7）的求和用积分代替. 注意到在d d d x y z n n n 范围内，粒子可能的量子态数为3d d d ,c x y z kT n n n ω⎛⎫ ⎪⎝⎭即有3d d d ,1x zy x y zc n n n kT n n n N eω++⎛⎫= ⎪⎝⎭-⎰ （8）式中()13.x y z ωωωω=为了计算式（8）中的积分，将式中的被积函数改写为()()()011e 1e 1ee e .x y z x y z x y z x y z x y z n n n n n n n n n n n n l n n n l ++-++++∞-++-++==⎡⎤--⎢⎥⎣⎦=∑积分等于00003d d de d e d e d e 111.202.y xz x y z x y z l n l n l n x y zn n n l l n n n n n n l ∞+∞+∞+∞---++=∞==-==∑⎰⎰⎰⎰∑ 所以式（8）给出166 13.1.202C N kT ω⎛⎫= ⎪⎝⎭（9）式（9）意味着， 在,0N ω→∞→而3N ω保持有限的极限情形下，C kT 取有限值. 上述极限称为该系统的热力学极限.在c T T <<时，凝聚在基态的粒子数0N 由下式确定：30 1.202,kT N N ω⎛⎫-= ⎪⎝⎭上式可改写为31.C N T N T ⎛⎫=- ⎪⎝⎭（10） 式（9）和式（10）是理想玻色气体的结果. 实验上实现玻色凝聚的气体，原子之间存在弱相互作用，其特性与理想玻色气体有差异. 互作用为斥力或吸力时气体的特性也不同. 关于互作用玻色气体的凝聚可参阅Dalfovo et al. Rev. Mod. Phys. 1999, 71（465）.8.6 承前8.5题，如果,z x y ωωω>>，则在z kT ω<< 的情形下，原子在z 方 向的运动将冻结在基态作零点振动，于是形成二维原子气体. 试证明C T T <时原子的二维运动中将有宏观量级的原子凝聚在能量为()02x y εωω=+的基态，在2,0,N N ωω→∞→保持有限的热力学极限下，临界温度c T 由下式确定：21.645,C kT N ω⎛⎫= ⎪⎝⎭其中()12.x y ωωω=温度为T 时凝聚在基态的原子数0N 与总原子数N 之比为21.C N T N T ⎛⎫=- ⎪⎝⎭解: 在,z x y ωωω>>的情形下，原子z 方向的运动将冻结在基态作零点振动，于是形成二维原子气体. 与8.5题相似，在c T T <时将有宏观量级的原子 凝聚在能量为()02x y εωω=+的基态. 临界温度c T 由下式确定： 2d de 1x yx yC n n kT n n N ω+∞+⎛⎫= ⎪-⎝⎭⎰16721.645,C kT ω⎛⎫= ⎪⎝⎭（1）其中()12,x y ωωω=201d d 11.645.e 1x y x y n n l n n l∞+∞+===-∑⎰（2）在,0N ω→∞→而2N ω保持有限的热力学极限下c kT 为有限值，有12.1.645C N kT ω⎛⎫= ⎪⎝⎭（3） C T T ≤时凝聚在基态的原子数0N 与总原子数N 之比由下式确定：20 1.645,kT N N ω⎛⎫-= ⎪⎝⎭或21.C N T N T ⎛⎫=- ⎪⎝⎭（4） 低维理想玻色气体玻色凝聚的理论分析可参看8.5题所引Dalfovo et al及其所引文献. 低维玻色凝聚已在实验上得到实现，见Gorlirz et al.Phys.Rev.Lett.2001,87（130402）.8.7 计算温度为T 时，在体积V 内光子气体的平均总光子数，并据此估算（a ）温度为1000K 的平衡辐射.（b ）温度为3K 的宇宙背景辐射中光子的数密度.解: 式（8.4.5）和（8.4.6）已给出在体积V 内，在ω到d ωω+的圆频率范围内光子的量子态数为()223d d .πV D c ωωωω=（1） 温度为T 时平均光子数为()()d ,d .e1kTD N T ωωωωω=- （2） 因此温度为T 时，在体积V 内光子气体的平均光子数为168 ()223d .πe1kTVN T cωωω+∞=-⎰（3） 引入变量x kTω=，上式可表示为 ()3223033233d πe 12.404.πx V kT x xN T c kVT c +∞⎛⎫= ⎪-⎝⎭=⎰或()332332.404.πk n T T c =（3）在1000K 下，有163210.n m -≈⨯在3K 下，有835.510.n m -≈⨯8.8 试根据普朗克公式证明平衡辐射内能密度按波长的分布为()58πd ,d ,e1hc kThcu T λλλλλ=-并据此证明，使辐射内能密度取极大的波长m λ满足方程m hc x kT λ⎛⎫=⎪⎝⎭5 5.x e x -+=这个方程的数值解为 4.9651.x = 因此,4.9651m hcT kλ=m λ随温度增加向短波方向移动.解: 式（8.4.7）给出平衡辐射内能按圆频率的分布为()3231,d d .πe 1kTu T c ωωωωω==- （1）根据圆频率与波长熟知的关系2cπωλ=，有16922πd d .cωλλ=（2）如果将式（1）改写为内能按波长的分布，可得()58πd ,d .e1hc kThcu T λλλλλ=-- （3）令hcx kTλ=，使(),u T λ取极大的波长m λ由下式确定： 5d 0.d e 1x x x ⎛⎫= ⎪-⎝⎭（4） 由式（4）易得55e .x x --= （5）这方程可以用数值方法或图解方法求解. 图解方法如下：以x 为横坐标，y 为纵坐标，画出两条曲线1e ,,5x y xy -=-= 如图所示. 两条曲线的交点就是方程（5）的解，其数值约为4.96. 精确的数值解给出 4.9651.x = 所以使(),u T λ为极大的m λ满足4.9651m hcT kλ=32.89810m K.-=⨯⋅ （6）右方是常量，说明m λ随温度的增加向短波方向移动，称为维恩位移定律.值得注意，式（6）确定的使(),u T λ为极大的m λ与式（8.4.11）给出的使(),u T ω为极大的m ω并不相同. 原因是(),u T λ是单位波长间隔的内能密度，170 (),u T ω是单位频率间隔的内能密度. m λ与m ω分别由5d 0d e 1x x x ⎛⎫= ⎪-⎝⎭（4） 和3d 0d e 1x x x ⎛⎫= ⎪-⎝⎭（7） 确定，其中.hcx kT kTωλ== 由这两个方程解得m x 显然不同.8.9 按波长分布太阳辐射能的极大值在480nm λ≈处，假设太阳是黑体，求太阳表面的温度. 解: 由上题式（6）知32.89810m K.m T λ-=⨯⋅假设太阳是黑体，太阳表面温度的近似值为392.89810K 6000K.48010T --⨯==⨯8.10 试根据热力学公式d VC S T T=⎰及光子气体的热容量求光子气体的熵.解: 式（8.4.10）给出光子气体的内能为24433π.15k U VT c =（1） 由此易得其定容热容量为243334π15V V U k C VT T c ∂⎛⎫== ⎪∂⎝⎭（2） 根据热力学关于均匀系统熵的积分表达式（2.4.5），有0d d ,V V C p S T V S T T ⎡⎤∂⎛⎫=++ ⎪⎢⎥∂⎝⎭⎣⎦⎰ （3）171积分沿任意一条积分路线进行. 如果取积分路线为由（0，V ）到（T ，V ）的直线，即有242423333304π4πd ,1545Tk k V S T T T c c ==⎰ （4）其中已取积分常量0S 为零.如果取其他积分路线，例如由（0，0）至（T ，V ）的直线，结果如何？8.11 试计算平衡辐射中单位时间碰到单位面积器壁上的光子所携带的能量，由此即得平衡辐射的通量密度.u J 计算6000K 和1000K 时u J 的值. 解: 根据式（8.4.3）和（6.2.15），在单位体积内，动量大小在p 到d p p +，动量方向在θ到d ,θθϕ+到d ϕϕ+范围内，平衡辐射的光子数为232sin d d d ,e 1cpp p h βθθϕ- （1） 其中已利用式（8.4.2）将动量为p 的光子能量表示为cp ，因子2是计及光子自旋在动量方向的两个可能投影而引入的.以d A 表示法线方向沿z 轴的器壁的面积元. 以d d d ΓA t 表示在d t 时间内碰到d A 面积上，动量大小在p 到d p p +，方向在θ到d ,θθϕ+到d ϕϕ+范围的光子数. 它等于以d A 为底，以cos d c t θ为高，动量在d d d p θϕ范围内的光子数. 因此单位时间（d 1t =）内，碰到单位面积()d 1A =的器壁上（或穿过单位面积），动量在d d d p θϕ范围内的光子所携带的能量为232sin d d d cos .e 1cp p p c cp h βθθϕθ⋅⋅- （2）对式（2）积分，p 从0到,θ+∞从0到π,2ϕ从0到2π，即得到辐射动量密度u J 为π232π2300023302d sin cos d d e 12πd .e 1u cp cp c p p J h c p p h ββθθθϕ+∞+∞=⋅⋅-=-⎰⎰⎰⎰ 令x cp β=，上式可表示为172 4233042432π1d e 12ππ6,90u x c x x J h c c kT h c β+∞⎛⎫=⋅ ⎪-⎝⎭⎛⎫=⋅⋅ ⎪⎝⎭⎰或24423π.60u k J T c =（3） 在6000K ，有727.1410J m ;u J -=⨯⋅在1000K ，有520.5510J m .u J -=⨯⋅8.12 室温下某金属中自由电子气体的数密度283610m ,n -=⨯某半导体中导电电子的数密度为28310m n -=，试验证这两种电子气体是否为简并气体. 解: 根据§8.5，在e 1α>>，即31n λ<<的情形下费米气体满足非简并性条件，遵从玻耳兹曼分布；反之，在e 1α<<，即31n λ>>的情形下，气体形成强简并的费米气体.3223,2πh n n mkT λ⎛⎫= ⎪⎝⎭（1） 将283300,610m T K n -==⨯代入，得33101,n λ≈>> （2）说明该金属中的自由电子形成强简并的费米气体. 将203300K,10m T n -==代入，得35101,n λ-≈<<所以该半导体中的导电电子是非简并气体，可以用玻耳兹曼统计讨论. 金属中自由电子数密度的估计见§8.5，半导体中导电电子数密度的估计请参阅补充题3.8.13 银的导电电子数密度为28 3.5.910m -⨯试求0 K 时电子气体的费米能量、费米速率和简并压.173解: 根据式（8.5.6）和（8.5.8），0 K 下金属中自由电子气体的费米能量（电子的最大能量）、费米速率（电子的最大速率）和电子气体的压强取决于电子气体的密度n . 式（8.5.6）给出()()222303π.2n mμ= （1） 将31342839.110kg, 1.0510J s, 5.910m m n ---=⨯=⨯⋅=⨯ 代入，即得()1800.87610J 5.6eV.μ-=⨯= （2）费米速率F υ等于61F 1.410m s .υ-==⨯⋅ （3）式（8.5.8）给出0 K 下电子气体的压强为()()10200 2.110Pa.5p n μ=≈⨯ （4）8.14 试求绝对零度下自由电子气体中电子的平均速率.解: 根据式（8.5.4），绝对零度下自由电子气体中电子动量（大小）的分布为F 1,,f p p =≤F 0,,f p p => （1）其中F p 是费米动量，即0 K 时电子的最大动量. 据此，电子的平均动量为FF34F30F 23F38π1d 34.8π14d 3p p Vp pp h p p V p p p h ===⎰⎰（2） 因此电子的平均速率为F F 33.44p p υυm m === （3）8.15 试证明，在绝对零度下自由电子的碰壁数可表示为1,4n υΓ=174 其中Nn V=是电子的数密度，υ是平均速率. 解: 绝对零度下电子速率分布为F F 1,,0,,f υυf υυ=≤=> （1）式中F υ是0 K 时电子的最大速率，即费米速率. 单位体积中速率在d υd d θϕ间隔的电子数为()32F 32sin d d d .m υυυυh θθϕ≤ （2）单位时间内上述速度间隔的电子碰到法线沿z 轴的单位面积器壁上的碰撞数为3232cos sin d d d .m d υυυhΓθθθϕ=⋅ （3）将上式积分，υ从0到F ,υθ从0到π,2ϕ从0到2π，得0 K 时电子气体的碰壁数为F π32π32300034F 32d sin cos d d 211242υm υυh m υh Γθθθϕπ==⋅⋅⋅⎰⎰⎰ 34F 3π.2m υh = （4） 但由式（2）知单位体积内的电子数n 为F 3π2π2300033F 32d sin d d 2122π3υm υυh m υh Γθθϕ==⋅⋅⋅⎰⎰⎰ 33F 38.3m υh π= （5） 所以F 31.444n υn υΓ=⋅=最后一步用了8.14题式（3）.8.16已知声速a= 1.8.8）），试证明在0 K理想费米气体中a=解: 式（1.8.8）已给出声速a为a=（1）式中的偏导数是熵保持不变条件下的偏导数. 根据能氏定理，0 K下物质系统的熵是一个绝对常数，因此0 K下物理量的函数关系满足熵为不变的条件.根据式（8.5.8）和（8.5.6），0 K下理想费米气体的压强为()()()2252322523π52p nnmμ==()()22523353213π.52mmρ=（2）故()2222F32213π,323Sppnm m mρ⎛⎫∂==⎪∂⎝⎭即a==（3）8.17 等温压缩系数Tκ和绝热压缩系数Sκ的定义分别为1TTpVκρ⎛⎫∂=- ⎪∂⎝⎭和1.SSpVκρ⎛⎫∂=- ⎪∂⎝⎭175176 试证明，对于0 K 的理想费米气体，有()()()3100.20T S n κκμ==解: 根据式（8.5.6）和（8.5.4），0 K 下理想费米气体的压强为()()5223232203π.552N p n mV μ⎛⎫== ⎪⎝⎭（1） 在温度保持为0 K 的条件下，p 对V 的偏导数等于()2223223π.32T p N V m V ∂⎛⎫⎛⎫=- ⎪ ⎪∂⎝⎭⎝⎭由式（A.5）知()()222232313.23π2T TV V p p N N V m V -⎛⎫∂== ⎪∂∂⎛⎫⎝⎭⎛⎫ ⎪∂ ⎪⎝⎭⎝⎭（2） 所以0 K 下()()5223231331.2203π2T T V VV p n N mV κμ⎛⎫∂=-==⎪∂⎝⎭⎛⎫⎪⎝⎭（3） 根据能氏定理，T =0 的等温线与S =0 的等熵线是重合的，因此0 K 下.T SV V p p ⎛⎫⎛⎫∂∂= ⎪ ⎪∂∂⎝⎭⎝⎭ 由此可知()131.20S S V V p n κμ⎛⎫∂=-= ⎪∂⎝⎭ （4） 式（4）也可以从另一角度理解. 式（2.2.14）和（2.2.12）给出s VT pC C κκ= （5） 和2.p V TVT C C ακ-=（6）由式（6）知，0 K 下,p V C C =177所以式（5）给出0 K 下.S T κκ8.18 试求在极端相对论条件下自由电子气体在0K 时的费米能量、内能和简并压.解: 极端相对论条件下，粒子的能量动量关系为.cp ε=根据习题6.4式（2），在体积V 内，在ε到d εε+的能量范围内，极端相对论粒子的量子态数为()()238πd d .VD ch εεεε=（1） 式中已考虑到电子自旋在动量方向的两个可能投影而将习题6.4式（2）的结果乘以因子2.0 K 下自由电子气体的分布为()()()1,0;0,0.f μμεμμ≤⎧⎪=⎨>⎪⎩（2）费米能量()0μ由下式确定：()()()()023338π8π1d 0,3VV N ch ch μεεμ==⋅⎰ 故()1330.8n ch μπ⎛⎫=⎪⎝⎭（3） 0 K 下电子气体的内能为()()()()()()0003343d 8πd 8π104U D Vch V ch μμεεεεεμ===⋅⎰⎰()30.4N μ=（4） 根据习题7.2式（4），电子气体的压强为178 ()110.34U p n V μ== （5）8.19 假设自由电子在二维平面上运动，面密度为.n 试求0 K 时二维电子气体的费米能量、内能和简并压.解: 根据6.3题式（4），在面积A 内，在ε到d εε+的能量范围内，二维自由电子的量子态数为()24d d .AD m hπεεε=（1） 式中已考虑到电子自旋在动量方向的两个可能投影而将6.3题式（4）的结果乘以2.0 K 下自由电子的分布为()()()1,0;0,0.f μμεμμ≤⎧⎪=⎨>⎪⎩ （2）费米能量()0μ由下式确定：()()02204π4πd 0,A AN m m h hμεμ==⎰ 即()220.4π4πh N h m A mμ== （3）0 K 下二维自由电子气体的内能为()()()022204π4πd 00.22A A m NU m h h μεεμμ===⎰ （4） 仿照习题7.1可以证明，对于二维的非相对论粒子，气体压强与内能的关系为.Up A=（5） 因此0 K 下二维自由电子气体的压强为()10.2p n μ= （6）8.20 已知0 K 时铜中自由电子气体的化学势()07.04eV,μ=试求300 K 时的一级修正值.179解: 根据式（8.5.17），温度为T 时金属中自由电子气体的化学势为()()()22π01,120kT T μμμ⎡⎤⎛⎫⎢⎥=- ⎪ ⎪⎢⎥⎝⎭⎣⎦300 K 下化学势()T μ对()0μ的一级修正为()()()22350 1.121001207.8810eV.kT πμμμ-⎡⎤-=-⨯⎢⎥⎣⎦=-⨯ 这数值很小，不过值得注意，它是负的，这意味着金属中自由电子气体的化学势随温度升高而减小. 这一点可以从下图直接看出. 图中画出了在不同温度下电子分布函数()f ε随ε的变化. 0 K 时电子占据了能量ε从零到()0μ的每一个量子态，而()0εμ>的状态则全部未被占据，如图中的0T 线所示. 温度升高时热激发使一些电子从能量低于μ的状态跃迁到能量高于μ的状态. 温度愈高，热激发的电子愈多，如图中的1T 线和2T 线所示()12.T T < 费米分布1e 1hT f εμ-=+要求在任何温度下εμ=的状态12f =，即占据概率为1.2从图8-2可以看出，化学势μ必然随温度升高而减少，即()210.μμμ<<8.21 试根据热力学公式VC S dT T=⎰，求低温下金属中自由电子气体的熵.解: 式（8.5.19）给出低温下金属中自由电子气体的定容热容量为()2π.20V kTC Nk μ= （1）180 根据热力学关于均匀系统熵的积分表达式（2.4.5），有0d d .V V C p S T V S T T ⎡⎤∂⎛⎫=++ ⎪⎢⎥∂⎝⎭⎣⎦⎰ （2）取积分路线为（0，V ）至（T ，V ）的直线，即有()()2220ππd ,2020T Nk kTS T Nk μμ==⎰ （3）其中已取积分常量0S 为零.8.22 由N 个自旋极化的粒子组成的理想费米气体处在径向频率为r ω，轴向频率为r λω的磁光陷阱内，粒子的能量（哈密顿量）为()()222222221.22x y z r m p p p x y z m εωλ=+++++ 试求0 K 时费米气体的化学势（以费米温度表示）和粒子的平均能量. 假设5-1210,3800s ,8r N ωλ===，求出数值结果.解: 由式（6.2.4）知，粒子的能量本征值为(),,,xyzn n n r x y z n n n εωλ=++,,0,1,2,x y z n n n = （1）式中已将能量零点取为1.2r λω⎛⎫+ ⎪⎝⎭理想费米气体的化学势(),T N μ由下式确定：(),,1.e1r x y z x y zn n n n n n N βωλμ⎡⎤++-⎣⎦=+∑（2） 如果N 足够大使大量粒子处在高激发能级，粒子的平均能量远大于r ω ，或者温度足够高使r kT ω>> ，式（2）的求和可以改写为对能量的积分. 令,,,d ,d ,d ,x x r y y r z z r x r y r z r n n n εωεωελωεωεωελω======式（2）可表达为()()3d d d 1.e 1x y z x y zr N βεεεμεεελω+++=+⎰ （3）引入新的积分变量x y z εεεε=++，可进一步将式（2）改写为181()()31d d d ,e 1xyrN βεμεεελω-=+⎰⎰⎰ （4）式中被积函数只是变量ε的函数，与x ε和y ε无关. 对一定的ε，d x ε和d y ε的积分等于以x ε轴、y ε轴和x y εεε+=三条直线为边界的三角形面积，如图所示，这面积等于21.2ε 所以式（4）可表达为()()d ,1D N eβεμεε-=+⎰（5）其中()()231d d .2r D εεεελω=（6）它是能量在ε到d εε+范围内粒子的状态数.0 K 时系统尽可能处在能量最低的状态. 由于泡利原理的限制，粒子将从能量为零的状态开始，每一量子态填充一个粒子，到能量为()0μ的状态止.()0μ由下式确定：()()()()30233011d .322rr N μμεελωλω==⎰由此可得()()1306.r N μωλ= （7）0 K 时费米气体的能量为182 ()()()()()()0003343d 1d 20142r r E D μμεεεεελωμλω===⎰⎰()30.4N μ=（8） 粒子的平均能量为()30.4εμ= （9）对于题给的数据，可得30nK,r ω=()0 3.5μK,F T kμ==2.7μK.Ek=8.23 承上题，试求低温极限F T T <<和高温极限F T T >>下，磁光陷阱中理想费米气体的化学势、内能和热容量.解: 首先讨论低温极限F T T <<的情形. 根据式（8.5.13）和（8.5.16）,积分()d ,e 1kT I εμηεε+∞-=+⎰（1）在低温极限下可展开为()()()220πd 6I kT μηεεημ'=++⎰ （2） 对于磁光陷阱中的理想费米气体，有20d ,e 1kT c N εμεε+∞-=+⎰（3）其中()31.2r c λω=上式确定费米气体的化学势. 利用式（1），（2）可得1832321π,3c kT N μμ⎡⎤⎛⎫=+⎢⎥ ⎪⎝⎭⎢⎥⎣⎦因此11233231πN kT c μμ-⎡⎤⎛⎫⎛⎫=+⎢⎥ ⎪⎪⎝⎭⎝⎭⎢⎥⎣⎦()()22π01.30kT μμ⎧⎫⎡⎤⎪⎪≈-⎨⎬⎢⎥⎣⎦⎪⎪⎩⎭（4） 气体的内能为30d ,1kTc U e εμεε+∞-=+⎰利用式（1），（2）可得()()()()()()24242224242224212π4π0112π430034π0112π4300C kT U C kT kT kT kT N μμμμμμμμ⎡⎤⎛⎫=+⎢⎥⎪⎝⎭⎢⎥⎣⎦⎧⎫⎧⎫⎡⎤⎡⎤⎪⎪⎪⎪≈-⋅+⎨⎬⎨⎬⎢⎥⎢⎥⎣⎦⎣⎦⎪⎪⎪⎪⎩⎭⎩⎭⎧⎫⎧⎫⎡⎤⎡⎤⎪⎪⎪⎪≈-⋅+⎨⎬⎨⎬⎢⎥⎢⎥⎣⎦⎣⎦⎪⎪⎪⎪⎩⎭⎩⎭()()223201π.430kT N μμ⎧⎫⎡⎤⎪⎪≈+⎨⎬⎢⎥⎣⎦⎪⎪⎩⎭（5） 热容量为()2d π.d 0U kTC Nk T μ== （6） 在高温极限F T T >>的情形下，有Fe ee1.T kTTμα--=≈≈ （7）磁光陷阱内的费米气体是非简并的，遵从玻耳兹曼分布. 按照玻耳兹曼统计求热力学函数的一般程序，先求粒子配分函数184 ()()1023e d 1ed 2rZ D βεβεεεεελω+∞-+∞-==⎰⎰()3312.2r βλω=（8）内能为1ln 3.U NZ NkT β∂=-=∂ （9） 上式与能量均分定理的结果相符. 根据式（7.6.7），气体的化学势为()31Z ln ln 6.0kT kT kT N μμ⎧⎫⎡⎤⎪⎪=-=-⎨⎬⎢⎥⎣⎦⎪⎪⎩⎭（10）最后一步用了式（8）和补充题4式（7）.实验已观察到处在磁光陷阱内的费米气体在温度低于费米温度时所显示的费米简并性和费米压强. 见B. DeMarco, D. S. Jin. Science. 1999,285(1703). A. G . Truscott et al. Science. 2001,191(2570).8.24 关于原子核半径R 的经验公式给出()151/31.310m ,R A -=⨯⋅式中A 是原子核所含核子数. 假设质子数和中子数相等，均为A /2，试计算二者在核内的密度.n 如果将核内的质子和中子看作简并费米气体，试求二者的()0μ以及核子在核内的平均能量.核子质量271.6710kg.n m -=⨯ 解: 根据核半径的经验公式()11531.310m ,R A -=⨯⋅假设核内质子数和中子数相等，均为2A，则二者的密度均为 ()45-31520.0510m .4π1.310m 3A n A -=≈⨯⨯⋅如果将核内的质子和中子看作简并费米气体，根据式（8.5.6），费米能量()0μ185为()()22231103π20.4310J 27MeV.n mμ-==⨯≈由式（8.5.7）知，核子在核内的平均能量为()113050.2610J 16MeV.εμ-==⨯≈ 核的费米气体模型是20世纪30年代提出的核模型. 它在定性描述原子核的粗略性质方面取得了一定的成功. 核的费米气体模型把核子看作是约束在核内的无相互作用的自由粒子. 从核子散射实验知道，核子之间存在很强的相互作用，其中包含非常强的排斥心. 将核子看作核内无相互作用的自由粒子，可以这样理解：排斥心的半径约为150.410m -⨯，核内核子之间的平均距离约为152.410m -⨯，因此原子核的“最密集”体积与实际体积之比约为30.412.4100⎛⎫≈ ⎪⎝⎭，这样核子实际上感受到的只是相互作用中较弱的“尾巴”部分. 其 次，由于泡利原理的限制，大多数核子（特别是处在费米面深处低能态的粒子）发生碰撞时，其状态很难发生改变，仅在费米面附近的少数核子有可能在碰撞时改变其状态. 作为一个初步近似，费米气体模型忽略了核子之间的相互作用.8.25 3He 是费米子，其自旋为1/2在液3He 中原子有很强的相互作用. 根据朗道的正常费米液体理论，可以将液3He 看作是由与原子数目相同的3He 准粒子构成的费米液体. 已知液3He 的密度为-381kg m ⋅，在0.1 K 以下的定容热容量为 2.89.V C NkT = 试估算3He 准粒子的有效质量*.m解: 我们首先粗略地介绍一下朗道费米液体理论的有关概念.如§8.5所述，在0 K 理想费米气体处在基态时，粒子占满了动量空间中半径为费米动量F p 的费米球：()123F 3π,p n = （1）F p p >的状态则完全未被占据. 气体处在低激发态时，有少量粒子跃造到186 F p p >的状态，而在费米球中留下空穴. F p 的大小取决于气体的数密度.n朗道假设，如果在理想费米气体中逐渐加入粒子间的相互作用，理想费米气体将过渡为费米液体，气体的粒子过渡为液体的准粒子. 液体中的准粒子数与原来气体或液体中的实际粒子数相同. 对于均匀系统，准粒子的状态仍可由动量p 和自旋S 描述. 在0 K 费米液体处在基态时，准粒子占满了动量空间中半径为F p 的费米球，F p 仍由式（1）确定，但n 是液体的粒子数密度. 费米液体处在低激发态时，有少量准粒子跃迁到F p p >的状态，而在费米球中留下空穴.以()d f p ω表示单位体积中动量在p 到d p p +的准粒子数. 在自旋量子数为1/2的情形下，有32d d .ph ω=()f p 满足归一化条件()d .f p n ω=⎰ （2）由于费米液体的准粒子之间存在相互作用，单个粒子的能量()p ε与其他准粒子所处的状态有关，即与准粒子的分布有关. 因此，与理想费米气体不同，费米液体的能量不能表达为单个准粒子的能量之和，即()()d ,Ep f p Vεω≠⎰ （3） 而是分布函数()f p 的泛函. 准粒子能量()p ε由下式定义：()()δδd ,Ep f p Vεω=⎰ （4） 或()()δ.δE V p f p ε⎛⎫∂ ⎪⎝⎭=∂⎡⎤⎣⎦（5） 上式的意义是，准粒子能量()p ε等于增加一个动量为p 的粒子所引起的系统能量的增加. ()p ε既与液体中准粒子的分布有关，也是分布函数()f p 的泛函. 习题8.2曾得到处在平衡状态的理想费米气体的熵的表达式()()()(){}ln 1ln 1d ,S kV f p f p f p f p ω=-+--⎡⎤⎡⎤⎣⎦⎣⎦⎰ （6）式中的两项可以分别理解为由于粒子具有分布()f p 和空穴具有分布()1f p -所导致的熵. 式（6）不仅适用于平衡态，也适用于非平衡态. 如果()f p 是某187非平衡态下粒子的分布，相应的熵也由式（6）表达. 在总粒子数、总能量和体积给定的情形下，平衡态的分布（费米分布）使式（6）的熵取最大值. 根据前述朗道的假设，费米液体的准粒子与理想费米气体的粒子存在一一对应的关系. 将式（6）中的()f p 理解为费米液体中准粒子的分布，费米液体的熵亦可由式（6）表达. 在总粒子数、总能量和体积给定的情形下，平衡态的分布使式（6）的熵取最大值. 可以证明，平衡态的分布具有下述形式：()()1.e1p kTf p εμ-=+ （7） 这是平衡态下费米液体中准粒子的分布函数，1kT 和kTμ是拉氏乘子. 显然，T 和μ分别是费米液体的温度和化学势. 需要强调，虽然式（7）形式上与费米分布相似，但由于()p ε是分布函数()f p 的泛函，式（7）实际上是分布函数()f p 的一个复杂的隐函数表达式.以()()()()00,f p p ε和()0μ分别表示0 K 时的分布函数、准粒子能量和化学势. 由式（7）可知，()()0f p 是一个阶跃函数：()()()()()()()()0001,0;0,0.p f p p εμεμ⎧≤⎪=⎨>⎪⎩ （8）上式给出0 K 时费米液体准粒子的动量分布，与前述的图像一致.在接近0 K 的低温下，分布函数应与阶跃分布()()0f p 接近. 作为一级近似，可以用()()0f p 近似地确定准粒子的能量().p ε 这意味着()p ε简单地成为p 的确定的函数()()0.p ε 对于F p p ≈的动量值，可以将函数()()0p ε按F p p -作泰勒展开，即()()()()0F F 0,p υp p εμ-=- （9）其中()()F0F p p υp ε⎡⎤∂=⎢⎥∂⎢⎥⎣⎦ （10）是准粒子在费米面的速度. 对于理想费米气体，有()2F F ,.2p p p υm mε==可以类似地引入准粒子有效质量*m 的概念，定义188 *FF,p m υ=（11） 并将()0μ和F ~p p 处的()()0p ε简单地记为()2F*0,2p mμ= （12）()()()20F *.2p p p p mε=≈ （13）如§8.5所述，仅费米面附近的电子对理想费米气体的低温热容量有贡献，其表达式为（式（8.5.19）和（8.5.6））()()222223ππ.203πV C kT mkTNk n μ== （14）根据费米液体与理想费米气体的相似性，可以直接写出低温下费米液体的热容量为()()22*2223ππ,203πV C kT m kTNk n μ== （15） 其中*m 是费米液体准粒子的有效质量. 将题中所给液3He 的实测数据代入，注意3He 的质量密度nm ρ=（m 是3He 原子的质量），可得3He 准粒子的有效质量约为*3.m m ≈ （16）关于朗道费米液体理论，可参看《量子统计物理学》（北京大学编写组）§5.5和Lifshitz, Pitaevskii. Statistical Physics Ⅱ. §1, §2.189补充题1 写出二维空间中平衡辐射的普朗克公式，并据此求平均总光子数、内能和辐射通量密度.解: 根据（6.2.14），二维空间中在面积A 内，在x p 到d ,x x y p p p +到d y yp p +的动量范围内，光子可能的量子态数为22d d .x yA p p h（1）换到平面极坐标，并对辐角积分，可得在面积A 内，动量大小在p 到d p p +范围内，光子的量子态数为24πd .Ap p h（2） 再利用光子的能量动量关系cp ε=和能量频率关系εω= ，可得二维空间中在面积A 内，在ω到d ωω+的频率范围内的光子的量子态数为()2d d .AD cωωωωπ=（3） 根据玻色分布和式（3），可得温度为T 时二维平衡辐射在面积A 内，在ω到d ωω+的频率范围内的光子数为()2,d d .πe 1A N T c βωωωωω=- （4）对频率积分，得温度为T 时二维平衡辐射击的总光子数为()()02220,d d πe 11d πe 1x N T N T A cA x x c βωωωωωβ+∞+∞+∞==-⎛⎫= ⎪-⎝⎭⎰⎰⎰2222π.6A k T c =（5） 温度为T 时在面积A 内，在ω到d ωω+的频率范围内，二维平衡辐射的能量为()22,d d .πe 1A u T c βωωωωω=- （6）这是二维平衡辐射的普朗克公式. 对频率积分，得温度为T 时二维辐射场的内能为190 ()223220d πe 11d πe 1x Au T cA x x c βωωωβ+∞+∞=-⎛⎫=⎪-⎝⎭⎰⎰33222.404.πA k T c =（7） 参照式（2.6.7）或8.11题，可得二维辐射场的辐射通量密度u J 与内能密度的关系为33221.202.2πu c J u k T c π==（8） 应当说明，随着人工微结构材料研究的进展，目前已有可能研制出低维的光学微腔. （参阅E. Yablonovitch. Jour. Mod·Opt. 1994,41（173）. 章蓓. 光学微腔. 见：介观物理. 北京：北京大学出版社，1995.276）. 不过光学微腔中辐射场的模式分布与（3）所表达的自由空间中的模式分布是不同的.补充题 2 金属中的自由电子在外磁场下显示微弱的顺磁性. 这是泡利（Pauli ）根据费米分布首先从理论上预言的，称为泡利顺磁性. 试根据费米分布导出0K 金属中自由电子的磁化率.解: §7.8和习题7.27讨论的顺磁性固体，其顺磁性来自磁性离子的磁矩在外磁场作用下的取向. 离子磁矩是其不满壳层的束缚电子的轨道磁矩与自旋磁矩之和，磁性离子是定域的，遵从玻耳兹曼分布。
第八章热力学定律
第八章热力学定律本章学习提要1．理解热力学第一定律，知道热力学第一定律反映了系统内能的变化和系统通过做功及传热过程与外界交换的能量之间的关系。
初步会用热力学第一定律分析理想气体的一些过程，以及生活和生产中的实际问题。
2．知道热力学第二定律的表述。
知道熵是描写系统无序程度的物理量。
热力学的两个基本定律是能量守恒定律和热力学第一定律。
热力学第二定律表述了热力学过程的不可逆性，即孤立系统自发地朝着热力学平衡方向——最大熵状态——演化。
这两个定律都是通过对自然界和生活、生产实际的观察、思考、分析、实验而得到的，这也是我们学习这两条基本定律应采取的方法。
人类的进步是与对蕴藏在物质内部能量的认识和利用密切相关的。
热力学定律为更好地设计和制造热机、更好地开发和利用能源指明了方向。
随着生产和科学实践的发展，人们逐步领悟到有效利用能源的意义，懂得遵循科学规律的重要性，从而更自觉地抵制违背科学规律的行为。
A 热力学第一定律一、学习要求理解热力学第一定律。
初步会用热力学第一定律分析理想气体的一些过程，以及生活和生产中的实际问题。
我们应聚焦于热力学第一定律的构建过程，理解它既包括内能的转换，也遵循能量守恒定律。
这一定律是通过对自然界以及生活和生产实际的深入观察、思考、分析和实验而得出的自然界中最基本、最普遍的定律之一。
通过学习热力学第一定律，我们能体会到它在科学史上的重要地位，并感受到它对技术进步和社会发展的巨大影响。
二、要点辨析1．热力学第一定律的含义和表式热力学第一定律涉及到能量的转化和能量守恒两个方面。
内能是物质内部大量微观粒子无序热运动所具有的能量形式。
一个物质系统的内能变化是由它与外部环境进行能量交换的结果，而这种能量交换可以通过两种方式实现：做功和热传递。
热力学第一定律揭示了系统内能变化(ΔU)与系统与外部环境交换的功(W)和热量(Q)之间的定量关系。
ΔU＝Q＋W。
2．应用热力学第一定律解题时，要注意各物理量正、负号的含义当热力学第一定律表示为ΔU＝Q＋W时，ΔU为正值，表示系统内能增加；负值表示系统内能减小。
大学物理 第八章 热力学基础
CV
2019/5/21
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§8.2 热力学第一定律
热力学基础
§8.2.1 热力学第一定律 本质：包括热现象在内的能量守恒和转换定律。
E2 E1 W Q (E2 E1) W E W
Q
dQ dE dW
Q
E E2 E1
W
+ 系统吸热 内能增加 系统对外界做功
系统放热 内能减少 外界对系统做功
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热力学基础
热力学第一定律适用于任何系统(气液固)的任何过 程(非准静态过程也适用),
Q E PdV
热力学第一定律的另一叙述：第一类永动机 是不可 能制成的。
第一类永动机：Q = 0， E = 0 ，A > 0的机器;
过一系列变化后又回一开始的状态，用W1表示外界对 气体做的功，W2表示气体对外界做的功，Q1表示气体 吸收的热量，Q2表示气体放出的热量，则在整个过程中 一定有（ A ）
A．Q1—Q2=W2—W1 ; B．Q1=Q2
C．W1=W2 ;
D．Q1>Q2
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【例8-4】如图,一个四周绝热的气缸热,力中学基间础 有 一固定的用导热材料制成的导热板C把气缸分 成 A.B 两部分,D是一绝热活塞, A中盛有 1mol He, B中盛有1mol N2, 今外界缓慢地
等压膨胀过程 V2>V1 , A>0 又T2>T1, 即E2-E1>0 ∴Q>0 。气体吸收的热量，一部分用于内能的增加，
一部分用于对外作功；
等压压缩过程 A<0 ， T2<T1, 即E2－E1<0 ∴Q<0 。
第八章玻色分布和费米分布
l
2019年9月16日星期一
第八章 玻色统计和费米统计
(8.1.8)
其中,Ξ是系统的巨配分函数。对Ξ取对数，得:
lnΞ lln(1el) (8.1.9) l
式(8.1.9)中的正号对应于费米分布，负号对应于玻 色分布。
2.热力学公式:
按照统计物理处理问题的一般程序，在计算出配分 函数的对数后，便可代入热力学公式求得热力学量。
Ug2h3V(2mkT)3/2KT 0 ex2xdx1
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第八章 玻色统计和费米统计
将被积函数的分母展开：
e1x 1ex(11ex)
在e 小的情形下，e x是一个小量，可利用下面的公式展开：
1 1ey
1eye2y
JkTlnΞ
(8.1.15)
只要计算出系统的巨配分函数，就可以利用上面 的热力学公式得到相应的热力学量。
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第八章 玻色统计和费米统计
§8.2 弱简并理想玻色气体和费米气体
一般气体满足非简并性条件eα>>1 可用玻 耳兹曼分布来处理。
如果eα很小，但又不能被忽略，则此情形被 称为弱简并，从中初步显示玻色气体和费米气 体的差异。
弱简并情形下我们可以近似地用积分来处理 问题。为书写简便起见，我们将两种气体同时讨 论，在有关公式中，上面的符号适用于费米气体， 下面的符号适用于玻色气体。
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第八章 玻色统计和费米统计
考虑三维自由粒子的情形，为简单起见，不考虑粒 子的内部结构，因此只有平动自由度，粒子的能量为：
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第八章 玻色统计和费米统计
将(8.1.2)中的两个式子分别写为；
第八章第二节 热力学定律及能量守恒 气体
发器中制冷剂汽化吸收箱体内的热量,
经过冷凝器时制冷剂_______． A．热量可以自发地从冰箱内传到冰 箱外
B．电冰箱的制冷系统能够不断地把 冰箱内的热量传到外界，是因为其消 耗了电能 C．电冰箱的工作原理不违反热力学 第一定律 D．电冰箱的工作原理违反热力学第 一定律
二、能量守恒定律 能量既不会凭空产生，也不会凭空消 失，它只能从一种形式转化为别的形 式,或者从一个物体转移到别的物体， 在转化或转移的过程中，其总量不变.
三、气体的状态参量 1．温度 (1)宏观上：表示物体的______程度． 冷热 (2)微观上：表示气体分子无规则热运
激烈 动的______程度．
C．若气体的温度随时间不断升高， 其压强也一定不断增大 D．气体温度每升高1 K所吸收的热量 与气体经历的过程有关 E．当气体温度升高时，气体的内能 一定增大
解析：选ADE.一定质量的理想气体， pV ＝C，p、V不变，则T不变，分 T 子平均动能不变，又理想气体分子势 能为零，故气体内能不变,A项正确； 理想气体内能不变，则温度T不变，由 pV ＝C知，p及V可以变化，故状态 T 可以变化， B项错误；
于所有分子动能的和，内能增加，气 体分子的平均动能增加，温度升高， 选项A正确． 二、对热力学第二定律的理解 1．在热力学第二定律的表述中，“自 发地”、“不产生其他影响”的涵义
(1)“自发地”指明了热传递等热力学 宏观现象的方向性，不需要借助外界 提供能量的帮助． (2)“不产生其他影响”的涵义是发生 的热力学宏观过程只在本系统内完成, 对周围环境不产生热力学方面的影响. 如吸热、放热、做功等．
两类永动机第一类永动机第二类永动机不消耗能量却可以源源不断地对外做功的机器从单一热源吸热全部用来对外做功而不引起其他变化的机器违背能量守恒定律不可能实现违背热力学第二定律不可能实二能量守恒定律能量既不会凭空产生也不会凭空消失它只能从一种形式转化为别的形式或者从一个物体转移到别的物体在转化或转移的过程中其总量不变
热力学 统计物理：第八章 玻色统计和费米统计
y
y l
e l • ( ) • ( l )
1
[ y
l
l
ln(1 e l
)]
1
l
l
y 1 e l
l
l l
e l 1 y
Y 1 ln p 1 ln
y
V
N ln
U ln
Y 1 ln
y
dN d ( ln )
dU d ( ln )
Ydy 1 ln dy
U ln ln[ (1 e l )l ]
l
[
l
l ln(1 e l )]
l
l
e l • ( l )
1 e l
l
ll
e l 1
广义力Y是 l 的统计平均值：
y
Y
l
l
y
al
l
l l
e l 1 y
Y也可通过配分函数求得：
Y 1 ln 1 ln[ (1 e l )l ]
y
(dU Ydy dN ) d ( ln ) ln dy d ( ln )
y
(dU Ydy dN ) d ( ln ) ln dy d ( ln )
y
d ( ln ) ln • d ln • d ln dy d ( ln ) ln • d ln • d
e l 1
在实际应用中，两种分布的区别在于将和看作已知常量（开系条件
的平均分布），还是将N和U看作已知常量（孤立系统的最概然分布）。
说明： 本节推导玻色系统和费米系统热力学量的 统计表达式时，采用平均分布观点，也就
是将、和y（粒子能量含外参量y）看作 已知参量，而将热力学量表达为、和y的
函数。
回顾：
统计热力学基础第八章
压力 P
质量 m
熵 S
内能 U
Gibbs自由能G
统计热力学 热力学
量子力学
统计热力学
优点：将体系的微观性质与宏观性质联系起来， 对于简单分子计算结果常是令人满意的。不需要 进行复杂的低温量热实验，就能求得相当准确的 熵值。 局限性：计算时必须假定结构的模型，而人们对 物质结构的认识也在不断深化，这势必引入一定 的近似性。另外，对大的复杂分子以及凝聚体系， 计算尚有困难。
微观态：系统的力学状态。 确定方法：①可分辨的全同粒子系统(玻耳兹曼系统)； ②不可分辨的全同粒子系统(玻色、费米系)
宏观性质是大量微观粒子运动的集体表现； 宏观物理量是相应微观物理量的统计平均值。
确定各微观状态出现的概率就能用统计的方法求 出微观量的统计平均值，从而求出相应宏观物理量， 因此确定各微观状态出现的概率是统计物理学的基本 问题。
玻色子和费米子
ˆ 12 表示交换 设两个微观全同粒子的状态|1,2>, P
两个粒子的操作， P ˆ 12 1, 2 2,1 根据量子力学原理，全同的微观粒子不可分辨的， 交换两个粒子的操作只能有两种结果
ˆ 12 1, 2 1, 2 P
全同粒子的交换或者是对称的，或者是反对称的。
N个不同粒子实现这种分布的可能性有 ？种
数学知识
(6) 将N个不同的物体分成k份，要保证： 第一份：n1个 第二份：n2个 …………… 第 k 份：nk个 则组合数：
N! n1!n2! nk !
N! ni ! i 1
k
定域子系的微观状态数
对E V N确定的系统
e1 w1
• 玻尔兹曼分布-最概然分布 • 求物理量的统计平均值
8热力学
习题及参考答案第八章 热力学 参考答案思考题8-1 “功、热量和内能都是系统状态的单值函数”这种说法对吗?如有错请改正。
8-2 质量为M 的氦气(视为理想气体)，由同一初态经历下列两种过程：(1)等体过程；(2)等压过程。
温度升高了ΔT ，要比较这两种过程中气体内能的改变，有一种解答如下：(1) 等体过程T C ME V V ∆∆μ= (2) 等压过程T C ME p p ∆∆μ=∵V p C C ，∴Vp E E ∆∆以上解答是否正确？如有错误请改正。
8-3 摩尔数相同的氦气和氮气(视为理想气体)，从相同的初状态(即p 、V 、T 相同)开始作等压膨胀到同一末状态，下列有关说法有无错误？如有错误请改正。
（1）对外所作的功相同； （2）从外界吸收的热量相同； （3）气体分子平均速率的增量相同。
8-4 一定量的理想气体，从p-V 图上同一初态A 开始，分别经历三种不同的过程过渡到不同的末态，但末态的温度相同，如图所示，其中A →C 是绝热过程，问：(1)在A →B 过程中气体是吸热还是放热？为什么？ (2)在A →D 过程中气体是吸热还是放热?为什么?8-5 在下列理想气体各种过程中，哪些过程可能发生？哪些过程不可能发生？为什么？(1)等体加热时，内能减少，同时压强升高； (2)等温压缩时，压强升高，同时吸热； (3)等压压缩时，内能增加，同时吸热； (4)绝热压缩时，压强升高，同时内能增加。
8-6 甲说：“系统经过一个正的卡诺循环后，系统本身没有任何变化。
”乙说：“系统经过一个正的卡诺循环后，不但系统本身没有任何变化，而且外界也没有任何变化。
”甲和乙谁的说法正确？为什么？8-7 从理论上讲，提高卡诺热机的效率有哪些途径？在实际中采用什么办法? 8-8 关于热力学第二定律，下列说法如有错误请改正： (1)热量不能从低温物体传向高温物体；(2)功可以全部转变为热量，但热量不能全部转变为功。
8-9 理想气体经历如图所示的abc 平衡过程，则该系统对外作功A ，从外界吸收的热量Q 和内能的增量ΔE 的正负情况为(A )ΔE >0，Q >0，A <0； (B )ΔE >0，Q >0，A >0； (C )ΔE >0，Q <0，A <0； (D )ΔE <0，Q <0，A >0。
第八章 统计热力学
12． 若规定粒子在 0K 的能值为零, 则在 0K 时, 系统的热力学函数不一定等于零的是 (A) U (B) H (C) A (D) S 答案：D 13．统计热力学主要研究。 (A) 平衡体系 (B) 近平衡体系 (C) 非平衡体系 (D) 耗散结构 (E) 单个粒子的行 为 答案：A 14．体系的微观性质和宏观性质是通过（ ）联系起来的。 (A) 热 力 学 (B) 化 学 动 力 学 (C) 统 计 力 学 (D) 经 典 力 学 (E) 量 子 力 学 答案：C 15．在台称上有 7 个砝码，质量分别为 1g、2g、5g、10g、50g、100g，则能够称量的质量 共有：
U Ni i
i
答案：B
26． 对于单原子理想气体在室温下的一般物理化学过程, 若欲通过配分函数来求过程中热力 学函数的变化 (A) 必须同时获得 qt、qr、qV、qe、qn 各配分函数的值才行 (B) 只须获得 qt 这一配分函 数的值就行； (C) 必须获得 qt、qr、qV 诸配分函数的值才行 (D) 必须获得 qt、qe、qn 诸配 分函数的值才行。 答案：B 27． 通过对谐振子配分函数的讨论, 可以得出 1mol 晶体的热容 CV,m=3R, 这一关系与下列哪 一著名定律的结论相同？ (A) 爱因斯坦(Einstein)定律 (B) 杜隆-柏蒂(Dulong-Petit)定律； (C) 德 拜 (Debye) 立 方 定 律 ； (D) 玻 兹 曼 分 布 定 律． 答案：B 28． 单维谐振子的配分函数 qV=[exp(-h /2kT)]/[(1-exp(-h /kT)]在一定条件下可演化 为 kT/h , 该条件是 (A) h kT, m 1 (B) kT h , m 1 (C) 0 = 0, kT >> h (D) 0 = 0, kT h (E) 0 = 0, m 1． 答案：C 29．根据热力学第三定律, 对于完美晶体, 在 S0=kln0 中, 应当是 (A) 0 = 0 ； (B) 0 0 ； (C) 0 = 1 ； (D) 0 1 ； (E) 0 1
第8章热力学第一定律2(循环修定)
a
Q1
d
T1 T2
T1
b
V2 V3 V1 V4
V3 ln Q2 T2 V4 1 1 Q1 T1 ln V2 V1
第八章 热力学第一定律
P2 P4
A
Q2
P3
T2
V2
c
O V1 V4
V
V3
T2 1 T1
西南大学 大学基础物理学
讨论 （1）要完成循环，必须有高温热源和低温热源。
Q2
V0 图8–15 奥托循环
V V
TeV TbV
1 1
TdV0 TcV0
1
1
西南大学 大学基础物理学
TeV TbV
1 1
TdV0 TcV0
1
(Te Tb )V 1 (Td Tc )V0 1
1
1
Te Tb V0 Td Tc V
V0 Te Tb Q2 1 1 1 Q1 Td Tc V
1
1
1 V V 0
1
1
1
r : 压缩比
效率决定于压缩比。
r 1 可见，奥托循环的
第八章 热力学第一定律
西南大学 大学基础物理学
§8.6 卡诺循环 1824 年法国的年青工程师卡诺对热机的最大可能 效率问题进行理论研究提出的一个理想循环 — 卡诺循 环， 它给出了热机效率的理论极限值。 该循环： 以理想气体为工作物质 由两个准静态等温过程和两个 准静态绝热过程所组成。 工质在两个恒定的高、低温热源 之间工作。
一种。内燃机是燃料在汽缸内燃烧，产生高温高压气
体，推动活塞并输出动力的机械。1872年，德国工程 师奥托（N.A.Otto，1832–1891）研制成功了第一台 四冲程活塞式煤气内燃机。 1883 年，德国人戴姆勒 （ G.Daimler ， 1834–1900 ）成功地制造出了第一台