Phần 1: Thống kê cổ điển pot

PHẦN I. THỐNG KÊ CỔ ĐIỂN 1. Định lí Liouville và phương trình Liouville cân bằng thống kê Định lí : Hàm phân bố thống kê của hệ không đổi dọc theo quỹ đạo pha của hệ. Chứng minh : Do các hạt của hệ chuyển động không ngừng nên các điểm pha mô tả trạng thái của hệ cũng chuyển động không ngừng trong không gian pha. Do tổng số các điểm pha không đổi nên chuyển động của các điểm pha giống như sự chảy dừng của một chất lỏng không nén được. Vì vậy ta có thể áp dụng phương trình liên tục cho quá trình này. Phương trình liên tục có dạng : 0=+ ∂ ∂ jdiv t  ω (1) trong đó ω là hàm phân bố thống kê và vj   ω = với ), ,,, ,( 11 ss ppqqv   = là vận tốc của điểm pha trong không gian pha 2s chiều. Do đó ta có : ∑∑∑ ===         ∂ ∂ + ∂ ∂ +         ∂ ∂ + ∂ ∂ =       ∂ ∂ + ∂ ∂ = s i i i i i s i i i i i s i i i i i p p q q p p q q p p q q jdiv 111 )()(    ω ωω ωω (2) Mặt khác, khi di chuyển dọc theo quỹ đạo pha của hệ thì các i q và i p thỏa mãn phương trình chính tắc Hamilton : i i i i q H p p H q ∂ ∂ −= ∂ ∂ =  , với ),( pqHH = là hàm Hamilton của hệ. Suy ra : ∑∑ ==         ∂ ∂ ∂ ∂ − ∂ ∂ ∂ ∂ =         ∂ ∂ + ∂ ∂ s i iiii s i i i i i q H pp H q p p q q 11 ωωωω  (3) 0 1 22 1 =         ∂∂ ∂ − ∂∂ ∂ =         ∂ ∂ + ∂ ∂ ∑∑ == s i iiii s i i i i i qp H pq H p p q q ωω  (4) Thay (3) và (4) vào (2), rồi thay vào (1) ta được : { } 0, =+ ∂ ∂ H t ω ω (5) trong đó { } ∑ =         ∂ ∂ ∂ ∂ − ∂ ∂ ∂ ∂ = s i iiii q H pp H q H 1 , ωω ω gọi là ngoặc Poisson giữa ω và H Mặt khác, ta lại có : nếu ),,( tpq ωω = thì { } H tdt d , ω ωω + ∂ ∂ = (6) Từ (5) và (6) ta có : 0= dt d ω hay const= ω (7) Vậy dọc theo quỹ đạo pha thì hàm phân bố của hệ là không đổi theo thời gian. Phương trình (5) được viết lại là : { } H t , ω ω −= ∂ ∂ hay { } ω ω ,H t = ∂ ∂ (8) (8) là phương trình định lí Liouville Trong trạng thái cân bằng thống kê thì giá trị các đại lượng nhiệt động sẽ không phụ thuộc thời gian. Do đó hàm phân bố thống kê sẽ không phụ thuộc tường minh vào thời gian. Khi đó ta có : 0= ∂ ∂ t ω . Kết hợp với (8) suy ra : { } 0, = ω H . Theo cơ học lí thuyết, một đại lượng không phụ thuộc tường minh vào thời gian và ngoặc Poisson giữa hàm Hamilton với đại lượng đó là bằng 0 thì đại lượng đó được gọi là tích phân chuyển động. Mặt khác ta lại biết rằng đối với một hệ cơ thì chỉ có 7 tích phân chuyển động độc lập, đó là : năng lượng E của hệ; 3 thành phần p x , p y và p z của xung lượng p  ; 3 thành L x , L y và L z của mômen động lượng L  . Đối với các hệ nhiệt động, ta thường không xét 1 chuyển động tịnh tiến và chuyển động quay của toàn bộ hệ. Do đó ta chỉ cần chú ý đến năng lượng E của hệ. Mặt khác, ta lại biết rằng hàm Hamilton không phụ thuộc vào thời gian H(q,p) chính là năng lượng của hệ H(q,p)=E. Vậy đối với hệ cân bằng nhiệt động thì hàm phân bố thống kê của hệ chỉ phụ thuộc vào năng lượng của hệ : [ ] )()()( XHEX ωωω == 2. Phân bố chính tắc Gibbs Xét hệ đẳng nhiệt tức là hệ nằm cân bằng với hệ điều nhiệt. Chia hệ thành hai hệ con C 1 và C 2 sao cho C 1 và C 2 vẫn là hệ vĩ mô. Khi đó năng lượng của hệ bằng tổng năng lượng thành phần của mỗi hệ với năng lượng tương tác giữa hai hệ : 122211 )()()( UXHXHXH ++= Vì C 1 và C 2 vẫn là hệ vĩ mô nên năng lượng tương tác giữa hai hệ là 12 U rất bé so với năng lượng của từng hệ là )( 11 XH và )( 22 XH . Do đó năng lượng của hệ là : )()()( 2211 XHXHXH +≈ Điều này có nghĩa là hai hệ con C 1 và C 2 là hai hệ độc lập với nhau nên áp dụng định lí nhân xác suất ta có : 221121 )(.)(.)( dXHdXHdXdXH ωωω = Suy ra )().()( 21 HHH ωωω = Lấy lôgarit Nêpe hai vế ta được : [ ] [ ] [ ] )(ln)(ln)(ln 21 HHH ωωω += Lấy vi phân hai vế phương trình trên ta được : [ ] [ ] [ ] 2 2 ' 2 1 1 ' 1 ' )( )( )( )( )( )( dH H H dH H H dH H H ω ω ω ω ω ω += Hay [ ] [ ] [ ] 2 2 ' 2 1 1 ' 1 21 ' )( )( )( )( )( )( )( dH H H dH H H dHdH H H ω ω ω ω ω ω +=+ Cho 1 dH và 2 dH tiến đến 0 một cách độc lập ta được : Khi 0 1 =dH thì [ ] [ ] 2 2 ' 2 2 ' )( )( )( )( dH H H dH H H ω ω ω ω = hay [ ] [ ] )( )( )( )( 2 ' 2 ' H H H H ω ω ω ω = Khi 0 2 =dH thì [ ] [ ] 1 1 ' 1 1 ' )( )( )( )( dH H H dH H H ω ω ω ω = hay [ ] [ ] )( )( )( )( 1 ' 1 ' H H H H ω ω ω ω = Suy ra [ ] [ ] θω ω ω ω 1 )( )( )( )( 2 ' 2 1 ' 1 −== H H H H với 0 > θ Vậy hàm phân bố )()( HX ωω = thỏa phương trình : θω ω 1 )( )( −= H dH Hd hay θω ω dH H Hd −= )( )( Lấy tích phân hai vế phương trình trên ta được : C aXH H ln ),( )(ln +−= θ ω hay θ ωω ),( )()( aXH CeHX − == Đây chính là phân bố chính tắc Gibbs, đại lượng θ gọi là môđun của phân bố. Hệ số C được xác định từ điều kiện chuẩn hóa : 2 1)( )( = ∫ X dXX ω hay 1 )( ),( = ∫ − X aXH dXeC θ Đặt 1 )( ),( == ∫ − X aXH dXeZ θ thì Z C 1 = và khi đó ta có : θ ω ),( 1 )( aXH e Z X − = . Bằng cách so sánh với kết quả của nhiệt động lực học ta có : kT = θ và ZkT ln−= ψ trong đó k là hằng số Boltzmann, T là nhiệt độ tuyệt đối, ψ là năng lượng tự do và Z là tích phân trạng thái Khi đó biểu thức của phân bố chính tắc Gibbs được viết lại là : kT aXH eX ),( )( − = ψ ω Đối với hệ gồm N hạt đồng nhất thì việc hoán vị các hạt không làm thay đổi trạng thái của hệ mặc dù chúng được biểu diễn bằng các điểm pha khác nhau trong không gian pha. Do đó, đối với hệ N hạt đồng nhất ta phải loại bỏ các điểm không gian pha ứng với phép hoán vị khác nhau của các hạt. Với hệ N hạt đồng nhất ta có N! hoán vị khác nhau nên khi đó phân bố chính tắc được viết lại là : kT aXH e N X ),( ! 1 )( − = ψ ω 3. Phân bố chính tắc lớn Gibbs Khảo sát hệ đẳng nhiệt có số hạt thay đổi. Tại mỗi thời điểm, số hạt của hệ là không đổi nên ta có thể áp dụng phân bố chính tắc Gibbs cho hệ và khi đó hàm phân bố của hệ à : kT aXHa e N X ),(),( ! 1 )( − = θψ ω (1) Đối với hệ có số hạt thay đổi, thay cho năng lượng tự do ),( a θψ (với kT= θ ) người ta dùng thế nhiệt động Ω được xác định bởi công thức : N µψ −=Ω (2) trong đó VT N ,       ∂ ∂ = ψ µ là thế hóa học của hạt Từ (2) ta viết lại (1) là : kT aXHN e N X ),( ! 1 )( −+Ω = µ ω (3) Biểu thức (3) là hàm phân bố chính tắc lớn Gibbs. Điều kiện chuẩn hóa hàm phân bố chính tắc lớn Gibbs là : ∑ ∫ ∞ = −+Ω = 0 )( ),( 1 ! 1 N X kT aXHN dXe N µ hay ∑ ∫ ∞ = −Ω = 0 )( ),( 1 ! 1 N X kT aXH kT N kT dXee N e µ Đại lượng ∑ ∫ ∞ = − = 0 )( ),( ! 1 N X kT aXH kT N dXee N Z µ được gọi là tổng thống kê của hệ. Khi đó ta có : ZkT ln −=Ω Đối với hệ có số hạt thay đổi, trị trung bình của một đại lượng bất kì ),( XNFF = được xác định theo công thức : ∑ ∫ ∞ = −+Ω = 0 )( ),( ),( ! 1 N X kT aXHN dXeXNF N F µ 3 4. Các hàm nhiệt động và các đại lượng nhiệt động trong phân bố chính tắc 1. Tích phân trạng thái : dX kT XH Z X ∫       −= )( )( exp tính theo tất cả các trạng thái khả dĩ của không gian pha. Nếu là hệ hạt đồng nhất thì : i N i i X N pdrd kT XH hN Z  ∏ ∫ =       −= 1 )( 3 )( exp ! 1 2. Năng lượng tự do : ZkT ln−= ψ 3. Entropi : VV T Z kTZk T S       ∂ ∂ +=       ∂ ∂ −= ln ln ψ 4. Áp suất : TT V Z kT V p       ∂ ∂ =       ∂ ∂ −= ln ψ 5. Nội năng : V T Z kTTSU       ∂ ∂ =+= ln 2 ψ 6. Nhiệt dung: V VV V T Z kT T Z kT T U C         ∂ ∂ +       ∂ ∂ =       ∂ ∂ = 2 2 2 lnln 2 7. Thế Gibbs :       −       ∂ ∂ =       ∂ ∂ +−=+= Z V Z kT V Z kTVZkTpV TT ln ln lnln ln ψφ 8. Entanpi :             ∂ ∂ +       ∂ ∂ =       ∂ ∂ +       ∂ ∂ =+= TVTV V Z T Z kT V Z kTV T Z kTpVUH ln ln ln lnlnln 2 5. Khí lí tưởng Xét hệ N hạt khí lí tưởng đồng nhất ở trong bình có thể tích V và ở nhiệt độ T. Khi đó hàm Hamilton của hệ là : ∑∑ == == N i i i N i i m p HH 1 2 1 2 Tích phân trạng thái của hệ có dạng : ∏∏ ∫ ∫∫ == − − =         == N i i N N i V i kTm p i N X kT H N Z hN pderd hN dXe hN Z i i 1 3 1 2 3 )( 3 ! 1 ! 1 ! 1 2  trong đó i kTm p V ii pderdZ i i  ∫∫ − = 2 2 là tích phân trạng thái của một hạt. Ta có ∫ = V i Vrd  và ∏ ∫∫∫∫ ∫ ∞+ ∞− − ∞+ ∞− − ∞+ ∞− − ∞+ ∞− −− == k k kTm p z kTm p y kTm p x kTm p i kTm p dpedpedpedpepde i k i z i y i x i i 22222 2 2 2 22  , ),,( zyxk = . Dùng tích phân Poisson a dxe ax π = ∫ +∞ ∞− − 2 , ta có : 2 1 2 )2(2 2 kTmkTmdpe iik kTm p i k ππ == ∫ ∞+ ∞− − . Suy ra 2 3 )2( kTmVZ ii π = . Vậy ta tìm được tích phân trạng thái của hệ là : N N N N N N N i i N TVmkTV hN kTmV hN Z λππ 2 3 2 3 3 1 2 3 3 )2( ! 1 )2( ! 1 ==       = ∏ = 4 trong đó 2 3 3 )2( ! 1 N N N mk hN πλ = và m là khối lượng của một hạt khí lí tưởng. Năng lượng tự do của hệ : )lnln 2 3 (lnln λψ ++−=−= TVNkTZkT Áp suất của hệ : V NkT TVNkT VV p T =       ++− ∂ ∂ −=       ∂ ∂ −= )lnln 2 3 (ln λ ψ , suy ra phương trình trạng thái của hệ là NkTpV = . Entropi của hệ : NkTVNkTVNkT TT S V 2 3 )lnln 2 3 (ln)lnln 2 3 (ln +++=       ++− ∂ ∂ −=       ∂ ∂ −= λλ ψ Nội năng của hệ : NkTNkTVNkTTVNkTTSU 2 3 2 3 )lnln 2 3 (ln)lnln 2 3 (ln =       ++++++−=+= λλψ Nhiệt dung đẳng tích của hệ : NkNkT TT U C V V 2 3 2 3 =       ∂ ∂ =       ∂ ∂ = 6. Phân bố Maxwell – Boltzmann Xét hệ N hạt đồng nhất không tương tác với nhau và nằm trong trạng thái cân bằng nhiệt động ở nhiệt độ T. Khi đó hàm Hamilton H (X,a) của hệ trùng với năng lượng E(X) và có dạng ∑ = = N i i H 1 ε , với i ε là năng lượng của hạt thứ i. Khi đó xác suất để hệ ở trong trạng thái có năng lượng E(X) và ở trong yếu tố thể tích dX của không gian pha là : i N i i N i i kT H kT H pdrd kT constdXeconstdXeXdW  . 1 exp )( 1 1 ∏ ∑ = = − −       −=== ε ψ Hay ),(exp.)( 11 i N i i N i ii i prdWpdrd kT constXdW  ∏∏ == =             −= ε (1) trong đó ii i ii pdrd kT constprdW        −= ε exp.),( (2) Biểu thức (2) chính là xác suất để hạt thứ i có năng lượng bằng i ε , có tọa độ nằm trong khoảng từ i r  đến ii rdr  + và có xung lượng nằm trong khoảng từ i p  đến ii pdp  + . Xét phân bố (2) trong không gian pha 6 chiều của một hạt (không gian µ) . Năng lượng i ε của một hạt riêng lẻ biểu thị qua động năng và thế năng phụ thuộc vào xung lượng và tọa độ của hạt là ),,( 2 222 zyxU m ppp zyx i + ++ = ε . Do đó, phân bố (2) được viết lại là : zyx zyx zyx dpdpdxdydzdp kT zyxU mkT ppp constpppzyxdW           − ++ −= ),,( 2 exp.),,,,,( 222 (3) Đây chính là phân bố Maxwell – Boltzmann. Biểu thức (3) được viết lại dưới dạng : ),,().,,(),,,,,( zyxdWpppdWpppzyxdW zyxzyx = (4) 5 Trong đó : zyx zyx zyx dpdpdp mkT ppp ApppdW           ++ −= 2 exp),,( 222 (5) (5) là phân bố Maxwell theo xung lượng dxdydz kT zyxU BzyxdW       −= ),,( exp),,( (6) (6) là phân bố Boltzmann trong trường lực Xét phân bố Maxwell theo xung lượng, sử dụng tích phân Poisson { } a dxax π =− ∫ +∞ ∞− 2 exp để chuẩn hóa hàm phân bố (5) : ( ) 2 3 2 2 2 2 2 exp 2 exp 2 exp1 mkTAdp mkT p dp mkT p dp mkT p A z z y y x x π =       −           −       −= ∫∫∫ +∞ ∞− +∞ ∞− +∞ ∞− hay ( ) 2 3 2 − = mkTA π Mà vmp  = nên ),,(),,( zyxzyx vvvdWpppdW = và 2222 )(mvppp zyx =++ . Vậy phân bố Maxwell theo xung lượng ở (5) được viết thành phân bố Maxwell theo vận tốc : zyxzyx dvdvdv kT mv kT m vvvdW       −       = 2 exp 2 ),,( 2 2 3 π Trong hệ tọa độ cầu thì dvddvdvdvdv zyx ϕθθ sin 2 = , lấy tích phân theo hai biến θ và ϕ , khi đó phân bố theo vận tốc trở thành : dvvdvv kT mv kT m vdW )( 2 exp 2 4)( 2 2 2 3 ω π π =       −       = với 2 2 2 3 2 exp 2 4)( v kT mv kT m v       −       = π πω là hàm phân bố vận tốc. Xét phân bố Boltzmann trong trường lực ở (5) cho khí lí tưởng ở trong trường trọng lực. Thế năng của hạt trong trường trọng lực là mgzzUzyxU == )(),,( nên phân bố Boltzmann ở (6) trở thành : dz kT mgz BzdW       −= exp)( Với N là tổng số hạt của hệ thì số hạt ở độ cao từ z đến dzz + là : dz kT mgz NBzNdWzdN       −== exp)()( Gọi n(z) và n 0 lần lượt là mật độ khí ở độ cao z và mặt đất thì từ biểu trên suy ra :       −= kT mgz nzn exp)( 0 Khi nhiệt độ không đổi, áp suất của khí tỉ lệ với mật độ khí nên nếu gọi p(z) và p 0 lần lượt là áp suất của khí ở độ cao z và ở mặt đất thì từ biểu thức trên suy ra :       −= kT mgz pzp exp)( 0 7. Định lí phân bố đều động năng theo các bậc tự do 6 Hàm Hamilton của hệ có s bậc tự do biểu thị qua hàm Lagrange như sau : ),(),( 1 qpLqpqpH i s i i  −= ∑ = Hay là [ ] )()()()( 1 qUpTqpqUpT i s i i −−=+ ∑ =  Suy ra i s i ii s i i p H pqppT ∂ ∂ == ∑∑ == 11 2 1 2 1 )(  Khi đó đại lượng i i p H p ∂ ∂ 2 1 được gọi là động năng ứng với bậc tự do thứ i. Định lí : Giá trị trung bình của động năng ứng với bậc tự do thứ i bằng 2 kT Chứng minh : Giá trị trung bình của động năng ứng với bậc tự do thứ i có thể tính được nhờ phân bố chính tắc Gibbs : ∫ ∏ ∫ ∏ ∫∫ = ≠ = +∞ ∞−       − ∂ ∂ =       − ∂ ∂ = ∂ ∂ s i i s ij j ji i i X i i i i dqdpdp kT qpH p H pdX kT qpH p H p p H p 11 )( ),( exp 2 1),( exp 2 1 2 1 ψψ Tích phân i i i dp kT qpH p H p       − ∂ ∂ ∫ +∞ ∞− ),( exp 2 1 ψ được tính bằng phương pháp tích phân từng phần : ( ) ∫∫ +∞ ∞− +∞ ∞− +∞ ∞−       − −−             − −=       − ∂ ∂ iii i i dp kT qpH kT kT qpH kTpdp kT qpH p H p 2 1),( exp)( ),( exp 2 1),( exp 2 1 ψψψ Khi ±∞→ i p thì +∞→),( qpH nên 0lim =         − ±∞→ kT H i p ep i . Do đó mà ∫∫ +∞ ∞− +∞ ∞−       − =       − ∂ ∂ ii i i dp kT qpHkT dp kT qpH p H p ),( exp 2 ),( exp 2 1 ψψ Vậy trị trung bình của động năng ứng với bậc tự do thứ i bằng : 2 ),( exp 2 ),( exp 22 1 )( 11 kT dX kT qpHkT dqdpdp kT qpHkT p H p X s i i s ij j ji i i =       − =       − = ∂ ∂ ∫∫ ∏ ∫ ∏ ∫ = ≠ = +∞ ∞− ψψ (tích phân 1 ),( exp )( =       − ∫ dX kT qpH X ψ do điều kiện chuẩn hóa) 8. Định lí virian Đại lượng i i q H q ∂ ∂ 2 1 được gọi là virian ứng với bậc tự do thứ i. Định lí : Nếu khi ±∞→ i q hàm Hamilton +∞→),( qpH thì giá trị trung bình của virian ứng với bậc tự do thứ i bằng 2 kT Chứng minh : Giá trị trung bình của virian ứng với bậc tự do thứ i có thể tính được nhờ phân bố chính tắc Gibbs : 7 ∫ ∏ ∫ ∏ ∫∫ = ≠ = +∞ ∞−       − ∂ ∂ =       − ∂ ∂ = ∂ ∂ s i i s ij j ji i i X i i i i dpdqdq kT qpH q H qdX kT qpH q H q q H q 11 )( ),( exp 2 1),( exp 2 1 2 1 ψψ Tích phân i i i dq kT qpH q H q       − ∂ ∂ ∫ +∞ ∞− ),( exp 2 1 ψ được tính bằng phương pháp tích phân từng phần : ( ) ∫∫ +∞ ∞− +∞ ∞− +∞ ∞−       − −−             − −=       − ∂ ∂ iii i i dq kT qpH kT kT qpH kTqdq kT qpH q H q 2 1),( exp)( ),( exp 2 1),( exp 2 1 ψψψ Khi ±∞→ i q thì +∞→),( qpH nên 0lim =         − ±∞→ kT H i q eq i . Do đó mà ∫∫ +∞ ∞− +∞ ∞−       − =       − ∂ ∂ ii i i dq kT qpHkT dq kT qpH q H q ),( exp 2 ),( exp 2 1 ψψ Vậy trị trung bình của virian ứng với bậc tự do thứ i bằng : 2 ),( exp 2 ),( exp 22 1 )( 11 kT dX kT qpHkT dpdqdq kT qpHkT p H p X s i i s ij j ji i i =       − =       − = ∂ ∂ ∫∫ ∏ ∫ ∏ ∫ = ≠ = +∞ ∞− ψψ (tích phân 1 ),( exp )( =       − ∫ dX kT qpH X ψ do điều kiện chuẩn hóa) PHẦN II. THỐNG KÊ LƯỢNG TỬ 1. Phân bố chính tắc lượng tử Xét hệ đẳng nhiệt, hàm phân bố chính tắc cổ điển có dạng : kT pqH epq ),( ),( − = ψ ω (1) trong đó ψ là năng lượng tự do của hệ Lượng tử hóa ω ta có toán tử thống kê : kT H e ˆ ˆ − = ψ ω (2) Kí hiệu { } )(q n ψ là hệ hàm riêng của toán tử Hamilton H ˆ . Ta có : nnn EH ψψ = ˆ suy ra n m nn m EH ψψ )() ˆ ( = (3) và    ≠ = == ∫ mn khi 0 mn khi 1 )()( * nmmn dqqq δψψ (4) Khi đó các yếu tố ma trận chéo của ω ˆ bằng : dqqq nnnn )( ˆ )( * ψωψω ∫ = (5) Sử dụng khai triển Taylor của hàm mũ ta có thể viết (2) dưới dạng : m m kT kT H m e         −= ∑ ∞ =  0 ! 1 ˆ ψ ω (6) Thay (6) vào (5), kết hợp với (3) và (4) và phép biến đổi Taylor, ta được : kT E kT E kT m n m kT nn m n m kT n m n m m kT n m m kT nnn nn eee kT E m edqqq kT E m e dqqHq kTm edqq kT H m eq − − ∞ = ∞ = ∞ = ∞ = ==       −=       −=       −=         −= ∑ ∫ ∑ ∫ ∑∑ ∫ ψ ψψψ ψψ ψψ ψψψψω 0 * 0 * 00 * ! 1 )()( ! 1 )() ˆ )(( 1 ! 1 )( ! 1 )(  8 Vậy hàm phân bố thống kê chính tắc lượng tử có dạng : kT E nn n e − = ψ ω (7) Điều kiện chuẩn hóa hàm phân bố thống kê chính tắc lượng tử : ZeeeE kT n kT E kT n n n nn n ψψ ωω ==== ∑∑∑ − )(1 (8) Đại lượng ∑ − = n kT E n eZ được gọi là tổng thống kê của hệ. Khi đó ta có : ZkT ln−= ψ (9) Tổng thống kê lấy theo tất cả các trạng thái khả dĩ là ∑ − = n kT E n eZ . Do đó nếu mức năng lượng n E suy biến bội )( n Eg thì tổng thống kê của hệ trở thành : ∑ − = n kT E n n eEgZ )( (10) 2. Phân bố chính tắc lớn lượng tử Xét hệ đẳng nhiệt và có số hạt N thay đổi, hàm phân bố chính tắc lớn cổ điển có dạng : kT NpqHN eNpq ),,( ),,( −+Ω = µ ω (1) trong đó Ω là thế nhiệt động, µ là thế hóa học của hạt Lượng tử hóa ω ta có toán tử thống kê : kT HN e ˆˆ ˆ −+Ω = µ ω (2) Vì có thể đo được đồng thời năng lượng và số hạt của hệ nên toán tử Hamilton H ˆ và toán tử số hạt N ˆ giao hoán với nhau. Do đó toán tử Hamilton H ˆ và toán tử số hạt N ˆ có chung hệ hàm riêng. Kí hiệu { } )(q nN ψ là hệ hàm riêng chung của toán tử H ˆ và N ˆ . Ta có : nNnNnN EH ψψ = ˆ , nNnN NN ψψ = ˆ , nNnN NN ψµψµ = ˆ nnNnN ENHN ψµψµ )() ˆˆ ( −=− suy ra n m nNnN m ENHN ψµψµ )() ˆˆ ( −=− (3) và NMnmmMnN dqqq δδψψ = ∫ )()( * (4) Khi đó các yếu tố ma trận chéo của ω ˆ bằng : dqqq nNnNnN )( ˆ )( * ψωψω ∫ = (5) Sử dụng khai triển Taylor của hàm mũ ta có thể viết (2) dưới dạng : m m kT kT HN m e         − = ∑ ∞ = Ω  ˆ ! 1 ˆ 0 µ ω (6) Thay (6) vào (5), kết hợp với (3) và (4) và phép biến đổi Taylor, ta được : kT EN kT EN kT m nN m kT nNnN m nN m kT nN m nN m m kT nN m m kT nNnN nNnN eee kT EN m edqqq kT EN m e dqqHNq kTm edqq kT HN m eq −+Ω− Ω ∞ = Ω ∞ = Ω ∞ = Ω ∞ = Ω ==       − =       − = −       =         − = ∑ ∫ ∑ ∫ ∑∑ ∫ µµ µ ψψ µ ψµψψ µ ψω 0 * 0 * 00 * ! 1 )()( ! 1 )() ˆˆ )(( 1 ! 1 )( ˆ ! 1 )(  Vậy hàm phân bố thống kê chính tắc lớn lượng tử có dạng : 9 kT EN nNnN nN eNE −+Ω == µ ωω ),( (7) Điều kiện chuẩn hóa hàm phân bố thống kê chính tắc lớn lượng tử : ZeeeNE kT Nn kT EN kT Nn nN Nn nN nN Ω − Ω ==== ∑∑∑ ,,, ),(1 µ ωω (8) Đại lượng ∑ − = Nn kT EN nN eZ , µ được gọi là tổng thống kê của hệ. Khi đó ta có : ZkT ln−=Ω (9) Tổng thống kê lấy theo tất cả các trạng thái khả dĩ là ∑ − = Nn kT EN nN eZ , µ . Do đó nếu mức năng lượng nN E suy biến bội )( nN Eg thì tổng thống kê của hệ trở thành : ∑ − = Nn kT EN nN nN eEgZ , )( µ (10) 3. Phân bố Boltzmann lượng tử Khảo sát hệ các hạt không tương tác. Năng lượng của hệ bằng tổng năng lượng của các hạt riêng lẻ : ∑ = i i E ε . Khi đó xác suất để hệ ở trong trạng thái với năng lượng E bằng : ∏ ∑ =           − == − i i i i kT E W kT eEW εψ ψ exp)( (1) Trong đó i W là xác suất để một hạt bất kì của hệ ở trong trạng thái với năng lượng i ε : kT i i aeW ε − = (2) Điều kiện chuẩn hóa : ∑∑ − == i kT i i i eaW ε 1 , đặt ∑ − = i kT i eZ ε , ta được Z a 1 = . Trong trường hợp mức năng lượng i ε suy biến bội )( i g ε thì ∑ − = i kT i i egZ ε ε )( . Khi đó (2) trở thành : kT i i i e Z g W ε ε − = )( (3) Đây chính là phân bố Boltzmann lượng tử. 4. Thống kê Fermi – Dirac Khảo sát hệ các fermion (các hạt có spin bán nguyên) không tương tác. Gọi E và N là năng lượng và số hạt của cả hệ; i ε và i n là năng lượng một hạt và số hạt ở trạng thái i. Ta có : ∑ = i ii nE ε và ∑ = i i nN Tổng thống kê của hệ là : 10 [...]... trên ta i i có kết quả : 1 ε − µ  exp i  +1  kT  Đây chính là thống kê fermi – Dirac 5 Thống kê Bose – Einstein Khảo sát hệ các boson (các hạt có spin nguyên) không tương tác Gọi E và N là năng lượng và số hạt của cả hệ; ε i và ni là năng lượng một hạt và số hạt ở trạng thái i Ta có : E = ∑ ni ε i và N = ∑ ni ni = i i Tổng thống kê của hệ là :  ∑ [ ni ( µ − ε i ) ]   µN − E nN   ni ( µ − ε... , ] i   Vì các fermion tuân theo nguyên lí Pauli nên số hạt ni chỉ có thể nhận hai giá trị 0 và 1 Do đó ta có : 1  n (µ − ε )  µ − ε  ∑0 exp i kT i  = 1 + exp kT i      ni = Vậy tổng thống kê của hệ các fermion là :   µ − ε i  Z = ∏ 1 + exp   kT  i  Thế nhiệt động của hệ bằng :     µ − ε i    µ − ε i  Ω = −kT ln Z = −kT ln ∏ 1 + exp   = −kT ∑ ln 1 + exp ... Để cấp số   ni =   µ − εi  nhân này hội tụ thì ta phải có q = exp  < 1 ∀ε i ≥ 0 ⇔ µ < 0 Tổng của cấp số nhân lùi vô  kT  11 1 hạn với công bội q thì có giá trị bằng nên suy ra 1− q tổng thống kê của hệ các boson là : Z =∏ i  ni ( µ − ε i )  = kT  ∞ ∑ exp  ni = 0 1  µ − ε i  Vậy 1 − exp    kT  1 µ − εi  1 − exp   kT  Thế nhiệt động của hệ bằng :         1 1  ... εi  i 1 − exp exp  i   −1 kT    kT  − Mặt khác từ N = ∑ ni suy ra N = ∑ ni , so sánh biểu thức này với biểu thức ở ngay trên ta i i có kết quả : 1 ε − µ  exp i  −1  kT  Đây chính là thống kê Boson –Einstein ni = 12 . PHẦN I. THỐNG KÊ CỔ ĐIỂN 1. Định lí Liouville và phương trình Liouville cân bằng thống kê Định lí : Hàm phân bố thống kê của hệ không đổi dọc theo quỹ đạo. 1 ),( exp )( =       − ∫ dX kT qpH X ψ do điều kiện chuẩn hóa) PHẦN II. THỐNG KÊ LƯỢNG TỬ 1. Phân bố chính tắc lượng tử Xét hệ đẳng nhiệt, hàm phân bố chính tắc cổ điển có dạng : kT pqH epq ),( ),( − = ψ ω (1) trong. tổng thống kê của hệ. Khi đó ta có : ZkT ln−= ψ (9) Tổng thống kê lấy theo tất cả các trạng thái khả dĩ là ∑ − = n kT E n eZ . Do đó nếu mức năng lượng n E suy biến bội )( n Eg thì tổng thống