ПОИСК Статьи Чертежи Таблицы Общие итоги и обсуждение из "Термодинамика и статистическая физика Т.2 Изд.2 " Введенный выше формализм представляет собой замкнутый математический аппарат, с помощью которого в принципе можно решить любые проблемы равновесной статистической механики. Конкретные расчеты в этом микроканоническом варианте статистической теории можно схематично представить в виде ряда этапов. [c.37] С точки зрения макроскопического подхода последняя аксиома не выглядит чем-то противоестественным. В самом деле, если зафиксировать параметры состояния , X, М), то это макроскопическое состояние с точки зрения термодинамики является единственным (вследствие принятия нулевого начала) вне зависимости от того, в каком из микроскопических состояний п при этом может находиться система. Таким образом, все эти состояния представляются совершенно равноценными, и эта осознанная нами их равноценность в нашем сознании, естественно, перерастает в их равновероятность. [c.38] С точки зрения микроскопического подхода все по-другому. Уже сами аксиомы групп а) и б) не согласуются друг с другом, причем с самого начала рассмотрения в механике нет равновесного состояния, к которому система самопроизвольно бы стремилась (нулевое начало термодинамики) и которое сейчас находится в фокусе нашего рассмотрения. Даже наоборот, в механике существует теорема возврата Пуанкаре (см. том 3, гл. 5), согласно которой любое механическое состояние системы с заданной наперед точностью само воспроизводится по прошествии какого-то времени Т. И таких проблем несоответствия можно привести множество. Наше обсуждение, конечно, нацелено не на то, чтобы примирить механическую и термодинамическую точки зрения (постановка такого вопроса была бы просто нелогичной), а чтобы согласовать эти подходы, выяснить их взаимоотносительность и соответствующие области соприкосновения. [c.38] С другой стороны, мы знаем, что разреженные газы с успехом можно моделировать системой частиц без взаимодействия, если только среднее время свободного пробега частиц гораздо больше времени их столкновения, т. е. если частицы подавляющее время двигаются как свободные (для молекул газа типа воздуха при нормальных условиях = 0° С и р = 1 ат относительная разница этих времен составляет 2-3 десятичных порядка Тсв. пр с т т с). Таким образом, в этом случае 6Н включает помимо случайных обстоятельств также и все взаимодействие частиц друг с другом. Однако, как бы малы ни были поправки к термодинамическим (т. е. равновесным) характеристикам системы, связанные с учетом 6Н, эта часть имеет принципиальное значение в образовании термодинамического состояния системы, как бы редки ни были столкновения, в системе N 10 частиц они представляют массовый эффект в окружающем нас воздухе в одно и то же время сталкиваются порядка 1/100 всех молекул, т. е. одновременно в моле газа взаимодействуют 10 частиц. Именно эти взаимодействия и приводят к образованию термодинамического состояния системы, фигурирующей под названием идеальный газ из частиц (более подробно на вопросе образования термодинамического состояния сначала в локальной области системы, а затем и далее мы остановимся в части, посвященной кинетической теории, см. том 3, гл. 5). [c.39] Таким образом, для дальнейшего рассмотрения проблемы необходимо определить все компоненты вектора Ф(1 ), т.е. решить временное уравнение Шредингера. Тут уже начинаются специфические трудности. [c.41] Поэтому, желая сохранить величину ё в качестве постоянной характеристики системы (т. е. при любых Ь ), мы должны перейти к более фубой шкале времени, такой, что любые приращения V -1 = т были бы больше указанного масштаба. Это уже будет не механическая шкала времени, но в этой шкале автоматйчЬски возникнут в выражениях для вероятностей переходов п п -функции по энергии 6(Е -Е 1), обеспечивающие закон сохранения значения энергии ё и, следовательно, сосредоточенность смешанного состояния при Ь 1 внутри первоначального энергетического слоя 6ё, т.е. сохранения структуры = К ё- Еп)и ). [c.41] Так как реально абсолютно запрещенных (во всех порядках) переходов между микроскопическими состояниями не бывает, то подобные двухтермодинамические состояния могут осуществляться лишь как квазиравновесные в случаях, когда время наблюдения над системой значительно больше времени установления равновесного термодинамического состояния в каждой Из квазиизолированных подсистем, но меньше времени установления их взаимного равновесия. Примерами таких квазиравновесных состояний могут служить двухтемпературные состояния в плазме (ионная и электронная температуры временно не совпадают), в твердом теле или газе (не совпадают спиновая и решеточная или трансляционная температуры из которых первая может быть даже отрицательной, см. гл. 2, задача 45 данного тома), двухжидкостные состояния некоторых модельных статистических систем и т. п. [c.44] Вернуться к основной статье