Одноатомные квантовые газы

Одноатомные квантовые газы [c.148]

Одноатомные квантовые газы 159 [c.159]

Одноатомные квантовые газы 161 [c.161]

Одноатомные квантовые газы 167 [c.167]

Общие формулы для одноатомных квантовых газов [c.209]

ОДНОАТОМНЫЕ КВАНТОВЫЕ ГАЗЫ [c.451]

ОБЩИЕ ФОРМУЛЫ ДЛЯ ОДНОАТОМНЫХ КВАНТОВЫХ ГАЗОВ [c.520]

Как устанавливается в статистической физике, связь (3.29) между давлением Р и энергией Е существует не только в случае обычных (подчиняющихся уравнению Клапейрона—Менделеева и называемых классическими) одноатомных идеальных газов, но и в случае квантовых идеальных (нерелятивистских) как .бозе-, так и ферми-газов, когда кинетическая энергия частиц значительно меньше их собственной энергии тс (с — скорость света). Для релятивистского идеаль-шого квантового газа, когда кинетическая энергия его частиц сравнима или зна- [c.55]

Число квантовых состояний на интервал энергии (е, e + fe) для одноатомного идеального газа с учетом спина (при отсутствии магнитного поля) в (2s+l) раз больше. [c.232]

По формуле. (14.63) для молярной М = Ма и кЫл = = 2 кал/К-моль) теплоемкости электронного газа в металлах при комнатной температуре (Г=300 К) получаем величину Су = = 0,05 кал/моль, которая почти в 100 раз меньше молярной теплоемкости классического одноатомного идеального газа. Это показывает, что электронный газ в металлах следует не классической, а квантовой статистике (Ферми — Дирака). Крайне малая величина теплоемкости электронного газа обусловлена тем, что вследствие принципа Паули тепловое движение затрагивает сравни- [c.240]

В дополнение к пп. 2 и 3 настоящего параграфа рассмотрим еще один способ вывода распределений Ферми и Бозе. Допустим, что какая-то масса одноатомного идеального газа находится в сосуде, объем которого постоянен, и что внешние поля отсутствуют. Обозначим через щ число частиц в г-м квантовом состоянии. Квантовые состояния разобьем на группы по значению энергии. Энергия всех частиц в а-й группе равна е , в эту группу входят gfa состояний и Nql частиц. [c.146]

Молекулы подчиняются только законам квантовой механики, и их свойства невозможно понять, оставаясь на почве классической механики. Если все же говорить о классических моделях, по своим свойствам наиболее близких к молекулам, то сферическая модель подходит для одноатомных благородных газов, тогда как многоатомным молекулам соответствует несколько шаров, более или менее жестко связанных между собой. [c.544]

До сих пор мы рассматривали одноатомные классические и квантовые идеальные газы. Для изучения систем из более сложных невзаимодействующих объектов (многоатомные идеальные газы, излучение, кристаллы) рассмотрим здесь линейный осциЛ [c.243]

КВАНТОВАЯ ТЕОРИЯ ТЕПЛОЕМКОСТЕЙ ОДНОАТОМНЫХ И ДВУХАТОМНЫХ ИДЕАЛЬНЫХ ГАЗОВ [c.132]

Результаты применения квантовой статистики к двухатомным газам находятся в полном соответствии с экспериментальными данными (см. 19.2). При комнатных температурах основной вклад в теплоемкость газа дает поступательное и вращательное движения молекулы. При понижении температуры вращательная теплоемкость заметно убывает. Вместе с ней уменьшается и общая теплоемкость газа. При низких температурах все внутренние степени свободы вымерзают . Двухатомный газ имеет такую же теплоемкость, как одноатомный с той же массой молекул. Повышение температуры сверх значений 300 К должно приводить к росту теплоемкости за счет колебательных степеней свободы. При еще больших температурах для легких молекул на увеличении теплоемкости может сказаться колебательно-вращательное взаимодействие и отклонение колебаний от гармонического закона, которые мы здесь не учитываем. [c.138]

К молекулам стали применять квантовую механику. Как показывает эта последняя, представление о молекулах, как об упругих шарах, больше всего подходит для одноатомных, так называемых благородных, газов. [c.539]

Воспользуемся уравнением (9.48) для получения наших квантово-энергетических величин. Рассмотрим вначале простую точечную массу, движущуюся в свободном от полей пространстве. Такая идеализация подходит к описанию частицы одноатомного газа, свободно движу- [c.339]

Выражение для абсолютной активности идеального одноатомного газа Я = сУд компактно по форме, полезно и легко запоминается. Активность равна концентрации, умноженной на квантовый объем. Это справедливо только при Ж 1 или ехр( 1/т)< 1, [c.138]

Совсем иначе обстоит дело с молекулами, колебательно-вращательные уровни которых, принадлежащие основному электронному состоянию молекулы, идеальны для эффективных и мощных лазерных систем в инфракрасной области. Колебательные уровни основного электронного состояния очень близки к основному уровню молекулы, и поэтому энергия лазерного фотона является заметной частью полной энергии, необходимой для возбуждения молекулы из основного состояния на высший лазерный уровень. В результате квантовая эффективность очень высока по сравнению с эффективностью инфракрасного лазера на одноатомном газе. Вдобавок, так как колебательные уровни находятся близко от основного состояния молекулы, почти все электроны, присутствующие в разряде, будут участвовать в процессе возбуждения. Этот факт гарантирует высокую рабочую эффективность, так же как и большую выходную мощность, так как теперь можно получить большую плотность населенности верхнего уровня молекулы. [c.61]

В заключение этого параграфа еделаем еще нееколько замечаний к проблеме нахождения объема элементарной ячейки. Мы показали, что для излучения фотонного газа фазовый объем ячейки а должен быть приравнен /г . Эйнштейн в работе Квантовая теория одноатомного идеального газа (1924 г.) предложил раепроетранить этот результат и [c.252]

В этом случае у нас есть возможность двойной проверки теорий с одной стороны, их можно сравнивать с реэультатдми расчетов, проведенных, например, для системы твердых сфер с другой стороны, их можно сопоставлять и непосредственно с экспериментальными результатами. Из числа реальных систем для такого сравнения наиболее удобны инертные газы, состоящие из одноатомных и полностью симметричных молекул следует, однако, исключить наиболее легкие из этих газов, а именно гелий и неон, где существенную роль играют квантовые эффекты. Таким образом, в качестве подходящих кандидатов для сравнения теорий в сущности остаются лили, аргон и ксенон. Термодинамические свойства этих систем широко изучались, так что их можно считать экспериментально хорошо установленными. Так как потен- [c.311]

Равенство вероятностей прямых и обратных процессов при квантово-механическом описании внутренних степеней свободы симметризует интеграл столкновений и поэтому квантовомеханический подход удобен для обш их исследований. Однако для получения численных результатов необходимо знать все вероятности переходов (дифференциальные сечения столкновений), определение которых представляет самостоятельную сложную и далеко не решенную проблему. Поэтому фактическое вычисление коэффициентов переноса пока удается провести лишь для весьма схематизированных молекул. В тех случаях, когда время возбуждения внутренних степеней свободы много больше времени возбуждения поступательных степеней, удается выразить коэффициенты переноса для равновесного и релаксируюш,его газа с внутренними степенями свободы с приемлемой точностью через известные коэффициенты одноатомного газа (В. С. Галкин и М. Н. Коган, 1968). С другой стороны, известно, что процесс столкновений молекул при не слишком низкой температуре удовлетворительно описывается классической механикой. Но при классическом описании симметрия прямых и обратных процессов нарушается, интеграл столкновений, а с ним и все исследование суш ественно усложняются. Однако для определения коэффициентов переноса можно пойти другим путем, минуя непосредственное использование уравнения Больцмана (В. И. Власов, С. Л. Горелов и М. Н. Коган, 1968). Макроскопические связи тензора напряжений и вектора потока тепла с гидродинамическими -величинами можно получить, например, с помош,ью теории необратимых процессов или с помош ью вариационных принципов, предложенных Л. И. Седовым [c.427]

Основные методы измерения эффективных сечений Ф. а, н])и малых энергиях можно разделить на 3 группы 1) Измерение коэффициента п о -г, т о нт е II и я и 3 л у ч е II и я. Этот метод, при к-])0м пет необходимости измерять абс. интенсивности излучения, п1Шгодеп нри условии, что квантовый выход Ф. равен единице (все ноглощение обусловлено (I).). Это справедливо для одноатомных газов и паров вб.чизи порога ионизации. 2) И з м е р е н и е числа [c.340]

М. — Б. ф. р. справедлива как для одноатомного газа, так и для газа, состоящего пз молекул, причем п пос.юдпем случае нод координатами х, у, ъ следует понимать координаты центра инерции молек5 лы. В квантовой статистике М. — Б. ф. р. заменж тся иными распределениями, вид к-рых зависит от того, подчиняются лп частицы Ферми — Дирака статистике или Бозе—Эйнштейна статистике. Для постулат, движения мол еку.11 квантовые эффекты пе существенны (хотя внутримолекулярное движение носит квантовый характер), и М.—Б. ф. р. справедлива для движения молекулы как целого. [c.126]

Мы будем полагать, что -все N частиц системы одинаковы (обобщение элементарно несколькокомпонентный идеальный газ — это вложенные друг в друга химически нейтральные газы, имеющие одинаковую температуру). Микроскопическое состояние каждой частицы будем обозначать как р, — набор квантовых чисел, определяющих состояние г-й частицы. Например, если частица — это одноатомная молекула, то р(=(р1, о ), где рг — импульс частицы, каждая компонента которого принимает значения (см. гл. II, 2) [c.439]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...