概率统计在经典统计物理中的应用

1、概率统计在经典统计物理中的应用概率论是现代数学的一个重要学科。 一方面，他有丰富的数学理 论，与其他数学学科有深入的相互渗透。另一方面，它与自然科学、 技术科学、管理科学、经济科学以至人文科学有广泛的交叉。很多问 题都可以归结为概率模型，应用概率论和随机过程的理论和方法加以 研究.并且这些问题也向概率论提出了新的重要研究课题。经典统计物理学便是这样一个新的概率论分支。 统计物理学根据对物质微观结 构及微观粒子相互作用的认识，用概率统计的方法，对由大量粒子组 成的宏观物体的物理性质及宏观规律作出微观解释的理论物理学分 支。下面我们分别以麦克斯韦气体分子速率分布律、麦克斯韦-波尔 兹曼统计分布、理

2、想气体的温度公式和压强公式为例， 说明概率统计 在经典统计物理中的应用。1.麦克斯韦气体分子速率分布律麦克斯韦用概率论证明了在平衡态下，理想气体分子速度分布是 有规律的，这个规律叫做麦克斯韦速度分布率， 若不考虑分子速度的 方向，则叫麦克斯韦速率分布率。能量为l的分子概率密度是Ae l,(1-1)其中A工 是归一化常数，而分子能量是 Z(1-2)1 -m 2(1-2)由归一化条件d 1得1d相体积兀 d dxdydzd xd yd z=dxdydz 2 sin d d d不失一般性，设气体体积为单位体积，则积分1d兀sin0_m_V由归一化条件d 1得1d相体积兀 d dxdydzd xd y

3、d z=dxdydz 2 sin d d d不失一般性，设气体体积为单位体积，则积分1d兀sin0_m_V2 e 2kT 02d2d .利用积分公式dum2小丁于是有m2 #T兀sin02 Ttd0_m_V2c 2kT e02d(1-3)(1-4)1.f(m4兀2 ：kT3-2m 2e 2kT 2f( )d 1 .所以，函数f()是平衡态理想气体中分子按速率分布的概率密度函所以，函数数，叫做麦克斯韦气体分子速率分布律(Maxwell distribution law of speed of gas molecules), 表示速率 附近单位速率间隔内的分子数占气体总分子数的比例.例如，若气体总

4、分子数为N,则速率附近速率间隔d附近速率间隔d内的分子数是dn Nf( )d .为简便起见，可将函数f()写成f( ) Aeb2 2(1-5)3bP除满足归一化条件外，函数f()还具有以下特点:(1-5)3bP除满足归一化条件外，函数f()还具有以下特点:li”f( ) 0, lim f( ) 0;令f=0,得最概然速率: dP2KTmP2KTm(1-6)即f( p)是函数f()的最大值，如图1所示.式中R和w分别为普适常量和分子的摩尔质量。最概然速率 Vp表示对所有的相同速率区间而言，在含有速率 Vp的那个区间内的分子占总分子数的百分比最大。(3)由(1-3)和(1-6)式可知，当气体温度上

5、升时，或用分子质量较小的气体代替分子质量较大的气体做实验，f ()的函数曲线将右移并变得平缓，如图2所示。.气体分子的平均速率我们知道，气体处于平衡态，其分子的速率有大有小，服从Maxwell气体分子速率分布律.所以，气体分子的平均速率是dn.将dn Nf( )d代入上式做分部积分，得2f( )d = A 2f( )d = A 0 e d =匕 2deb2=-2b 0bA2b2A2b2,b 2 _ Ade=202b2即理想气体速率从0到8整个区间内的算术平均速率为(2-1 )即理想气体速率从0到8整个区间内的算术平均速率为(2-1 ).物理统计规律之麦克斯韦-波尔兹曼统计分布(M-B分布)麦克

6、斯韦-波尔兹曼统计分布是研究近独立经典粒子按能量的最 概然分布。设有一个由N个相同粒子组成的系统，其中每个粒子可以被看成 一个子系统.如果粒子之间的相互作用足够弱，则可以忽略它们之间 的相互作用能，这样的系统就叫做近独立粒子系统(near independent particle system) ,而系统的能量 E等于每个粒子的能 量i的和：N(3-1)在由相同粒子组成的近独立粒子系统中，每个粒子具有相同的子 相空间，系统中的N个粒子可以同时用一个子相空间来描述。这样，在这个子相空间中就同时有N个相点，N个相点的一种分布表示系统 的一个微观态.系统有多少可能的微观态，就有多少种分布方式。为了计

7、算系统一个宏观态包含的微观态数目，把子相空间中N个相点可能出现的区域划分为k个微小区域：l ( qiqr PlPr)l,(3-2)l 1,2, |k ,划分的原则是同在一个微小区域内的粒子具有近似相等的 能量，记作i, 一个微小区域i叫做一个相格(phase cell). 假设系统处于某个宏观态时，相格l内有al个粒子，即粒子数按相格的分布是al =(aha2 a) 显而易见，粒子数按相格的分布应满足下面 的总粒子数和总能量条件： TOC o 1-5 h z kkal N,al l E.l 1l(3-3)设相格l内有l个可供粒子占据的态(q ,P )(1,2, r),即有l个相点.由于子相空间

8、中的相点是均匀分布的，相格内每个粒子态占有的相体积0 = 一 是一个常数.经典理论对粒子占据微观态没有限制，因此，相格l内每个粒子可占据的微观态数都是l个，而a1个粒子占据l个微观态的方式有1al种.这样，当粒子数按相格的分布al布al给定时，全部粒子占据微观态的方式共有1a，种.注意，现在只是给定了各个相格中的粒子数，还需要考虑是哪些粒子占据了哪些 微观态.经典理论为粒子是可以分辨的，因此，在给定了各个相格中 的粒子数的条件下，粒子的组合数是N!为区艮！ .上式是这样得到的：若不管粒子在哪个相格，全部粒子的排列数是N! 扣除各个相格内粒子的排列数aj,就得到上式.所以，当系统处于某 个宏观态

9、，即当粒子数按相格的分布 al给定时，该宏观态包含的微观态数目是ai llai llN!ailai!(3-4)(3-4)式表明，宏观态包含的微观态数目是粒子数按相格的分布ai的函数，记作W(ai).统计物理学的基本假设是：孤立系统的各 个微观态出现的概率相等.因此，粒子数按相格的最概然分布就是微 观态数W(ai)最大的分布.为求得最概然分布，对(3-4)取对数:in W in N ! a11nl in aiil=0.为取极大值，令=0.8lnW诂 iln iajnai!)II(3-5)对斯特令公式(Stirling formula) m! mme mJ2m冗取对数:in m! m(ln m1i

10、n m! m(ln m11) -in(2 m).当m很大时，m lnm,忽略上式最后一项，得ln m! m(ln m 1)ln m! m(ln m 1).(3-6) TOC o 1-5 h z 利用上式可由(3-5)式得 al、_SlnW (ln)l0il(3-7)由(3-3)式得cN通 0, A18al.ll由于分布al应满足(2-1-3) 式，对上两式乘以待定常数，并从 (3-7) 式 中 减 去， 得由 0.0,即有由 0.0,即有ll若要上式成立，必须有lnalal le(3-8)这就是粒子数按能量的最概然分布，叫做 玻尔兹曼分布(Boltzmanndistribution) ,两个待

11、定常数，由(3-3)式确定：n le l , e l lel .ll(3-9).理想气体的温度公式和压强公式这一节运用统计方法推导两个公式：温度公式(temperatureformula)和压强公式(pressure formula),以加深对理想气体和统计方法的理解.(1)温度公式理想气体分子的平均平动能是(4-1)_112 r(4-1)一 = 一 dn = m f( )dN 020将(1-5)式代入上式，做分部积分，得= ikT-(4-2)这叫做温度公式，它表明温度是气体分子热运动平均平动能的量度.这就是温度的微观意义.上式把温度这个宏观量与气体分子平动能这个微观量的平均值联系了起来， 是

12、统计方法的典型体现(2)压强公式如果气体分子与容器壁碰撞，它的动量将改变，同时给器壁 以作用力.大量分子的密集碰撞就形成了对器壁的压力。按照热 力学，理想气体的压强是p nkT .但是，在热力学中，上式是一个实验结果，其中 n是分子数密度。我们把理想气体看成近独立粒子系统得到了上式。现在运用大量 气体分子密集碰撞器壁这个模型来推导上式，出发点是关于理想 气体的三条假设。如图4-1所示，设质量为m的气体分子以速率J与器壁发生弹性碰撞，碰撞前后分子动量的增量是mm 2m .图4-1按照Maxwell气体分子速率分布律，单位体积中速率在 d 范围内的气体分子数是nf( )d ,由于气体分子向各个方向运动 的概率相同，单位体积中速率在d范围内的分子只有1nf( )d个分子射向图中右边的器壁.由于分子之间的碰撞是弹 6性的，碰撞只是使