热力学统计物理第八章玻色统计和费米统计
热力学统计物理 第八章 课件剖析
e
kTC趋于1。
临界温度TC由下式定出
2
h3
2m 3/2
1/2d
0
n
ekTC 1
令x=ε/kTC，上式可表为
由积分
2
h3
2mkTC 3/2
x1/2dx n
0 ex 1
x1/2dx
0 ex 1 2 2.612
可得对于给定的粒子数密度n，临界温度TC为
TC
2
2.612 2/3
➢ 玻色系统
将α、β和y看作已知参量，系统的平均总粒子数
N
l
al
l
l
e l 1
引入一个函数，名为巨配分函数，定义为
l
1 e l l
取对数得
l
l
ln l ln 1 e l
l
由此系统的平均总粒子数可通过lnΞ表示为
N ln
内能是系统中粒子无规则运动总能量的统计平均值，
有能级εl均有
l
e kT 1
以ε0表示粒子的最低能级，这个要求也可以表达为
ε0 > μ
即是说，理想玻色气体的化学势必须低于粒子最低能级的 能量。如果取最低能级为能量的零点，即ε0 =0，则有
μ< 0
化学势μ由公式
1
V
l
l
l
N n V
e kT 1
确定，为温度T和粒子数密度n=N/V的函数。
由此可知，在TC以下n0与n具有相同的量级，n0随温度的变
化如图。
这一现象称为玻色-爱因斯坦凝聚，简称玻色凝聚。TC 称为凝聚温度。凝聚在ε0的粒子集合称为玻色凝聚体。
凝聚体不但能量、动量为零（对压强无贡献），由于 凝聚体的微观状态完全确定，熵也为零。
第8章 玻色统计和费米统计 《热力学统计物理》
利用
1 U ln Y ln N ln y
ln ln ln (dU Ydy dN ) d ( ) dy d ( ) y
ln ln ln ln d ( ) d ln d d d ( )
12
2 mkT 3 2 1 g( ) Ve [1 3 2 e ] （8.2. 6） 2 h 2
2V x 32 U g 3 (2mkT) x dx h 1 0 e
32
3 2 mkT 3 2 1 g ( ) VkTe [1 5 2 e ] （8.2. 7） 2 2 h 2
第八章 玻色统计与费米统计 14
(2) 费米系统
引入费米系统的配分函数
l [1 e
l l
l l
]
ln l ln(1 e l )
l
通过和玻色系统相似的运算，得到的热力学量的 统计表达式与玻色系统热力学量的统计表达式完全相 同。
第八章 玻色统计与费米统计 15
第八章 玻色统计与费米统计 23
将玻耳兹曼分布所得的结果
e
N h 32 1 ( ) V 2m kT g
2
2
作为零级近似代入上式，表示为经典极限条件的形式
3 1 1N h 32 U NkT [1 ( ) ] 2 4 2 g V 2m kT
3 1 3 U NkT[1 n ] 2 4 2g
1 (dU Ydy dN ) ds T
ln ln (dU Ydy dN ) d (ln ) ln ln dS kd (ln )
热力学统计物理 第八章 玻色统计和费米统计
l
l
e l ( l )
1 e l
l
l l
e l 1
U
对比玻耳兹曼分布
U ln
U N ln Z1
热统
5
3 广义力
Y
l
al
l
y
ln l ln(1 e l )
l
1 ln 1
y
y
l
l ln(1 e l )
l
l
e l (1) 1 e l
热统
1
§8.1 热力学量的统计表达
一、从非简并到简并
玻耳兹曼系统（玻耳兹曼分布） 孤立系统
定域粒子组成的系统，满足经典极限条件（非简并条件）的近
独立粒子系统
经典极限条件 al
（非简并条件）
l
e l
1
e 1
al le l
玻色分布和费米分布 趋向于玻耳兹曼分布。
Z1
l 0
e l
l
al ea
l
l
l
e l 1
U lal
l
l
ll
e l 1
l (1 e l )l
l
l
对比玻耳兹曼分布
热统
ln l ln(1 e l )
l
Z1
e l l
l 0
3
三、用巨配分函数表示热力学量
1 平均粒子数 N
N al
l
l
l
e l 1
ln l ln(1 e l )
al
ln(l
al
al
))
热统
k ln B.E 10
对于费米分布
F.D
l
l ! al !(l al )!
第八章 玻色统计与费米统计
3 ε 2 dε 2πV 2 ( 2m ) ε l n 0 h3 e kTc－ 1 1
ε 2π 令：x , 可得： 3 ( 2mkTC ) kTc h
3
2
0
x 2 dx n x e－ 1
2π h2 2 3 n mk
1
x 2 dx π 积分： ＝ 2.612 0 e x－ 1 2
8.2 弱简并理想玻色气体和费米气体
1、弱简并气体： 但不可忽略的玻色气体和费米气体。 e α 或nλ3虽小，
1 2 2 2 ε ＝ ( p p p x y z) 以玻色气体为例，假设分子只有平动自由度： 2m
在体积V内，在ε到ε+dε范围内可能的微观状态数：
3 1 2πV 2 D(ε )dε g 3 ( 2m ) ε 2 dε h
l
l
前面得到的热力学量的表达式完全适用：
N ln α
U ln β
Y
1 ln β y
S k ln
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目 录
退 出
8.1
五、巨热力学势
热力学量的统计表达式
ln 是α、β、y的函数,即T、V、μ的函数
J U TS N ln ln ln ln kT (ln ) kT ln
2πV 系统的总分子数：N g 3 ( 2m ) h
3
2
0
ε 2 dε e α βε 1
3
1
3 ε 2 dε 2πV 2 U g 3 ( 2m ) α βε 0 e h 1
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目 录
退 出
第八章 玻色统计与费米统计
b)、若n很小时，T0较低 n小，r大（粒子间距离）与粒子相联系的德布罗意波
并不重叠，粒子可以分辨，这时相当于定域系，可过渡到玻耳兹曼统计。
c)、若m大，则T0较低，量子效应不显著 。
N h ， m大时，小， 2m kT V
1 3
V h 1 2mkT N
V
2mkT
2mkT
或满足 T T0 的条件时，气体称为非简并气体。 实质；温度远高于简并温度时，系统的量子效应不显著。非定域的量子分布 可以过度到玻耳兹曼分布。这时气体性质和经典气体相差不大，称为非简并 气体。 a)、T T0 KT 能级可视为连续，量子效应不显著。可过渡到经典
1 2 2 ε＝ ( p x p2 y pz ) 2m
在体积V内，在ε到ε+dε范围内可能的微观状态数：
3 1 2πV D(ε )dε g 3 ( 2m ) 2 ε 2 dε h 1 3 2 d 2V 系统的总分子数： N f s D d g 3 (2m) 2
设： al 1, ωl 1
则ln m! mln m 1
由al
ωl e
α βεl
1
可得：
1 1 - e α βεl
1
al ; ωl
ωl α βε l ln 1 al
代入S k (ln αN βU )可得：
3、完全简并性气体：T=0K时的气体称为完全简并气体或完全退化气体。 4、弱简并气体：
al
满足 e 1 ，但处理问题的过程中，分布 e 1 中分母的1不忽略，做 近似展开时，一共保留两项，即考虑量子效应的微弱影响，这就是弱简并的本质。
玻色统计和费米统计
x
dx
=
1
3
22
∞
x
1 2
e−
x
dx
=
0
1
3
22
Γ
⎛ ⎜⎝
3 2
⎞ ⎟⎠
=
π
5
22
,
∴N
=
g
2πV h3
( 2mkT
)3 2
⎛ ⎜⎜⎝
π 2
e−α
∓
π
5
22
e−2α
⎞ ⎟⎟⎠
=
g
⎛ ⎜⎝
2π mkT h2
3
⎞2 ⎟⎠
Ve−α
⎛ ⎜1
∓
⎝
1
3
22
e−α
⎞ ⎟ ⎠
（*）
∫ ( ) ( ) U
=
g
2πV h3
1 ∓ e−α −βεl ∓ωl = ∓ ωl ln 1 ∓ e−α −βεl = ∓ ln 1 ∓ e−α −βεs
F.
l
l
s
−玻色 ＋费米
然后由上面的公式求出热力学量。
N B.
=
−
∂ ∂α
ln Ξ B.
，U B.
=
−
∂ ∂β
ln Ξ B.
，
F.
F.
F.
F.
YiB.
F.
=
−
1 β
⋅
∂ ∂yi
ln ΞB. ，
4
1 2
e−α
⎞ ⎟⎠
⎜⎝⎛1 ±
2
1 2
e−α
⎞ ⎟⎠
22
≈ 1± 1 e−α ∓ 1 e−α = 1± 1 e−α
22
热力学统计物理-统计热力学课件第八章 共28页
0K时电子气体的平均内能：
费米气体在绝对零度下： 具有很高的平均能量、动量，
0K时电子气体的压强为：并且产生很大的压强。
微观状态数确定，熵为0。
18.07.2019
20
T〉0K时的电子分布：
f
1
e kT 1
18.07.2019
21
T〉0K时，只在μ附近量级为kT 的范围内，电子的分布与0K时 的分布有差异。
18.07.2019
13
§8.5 金属中的自由电子气体
在金属中，价电子脱离原子在整个金属中运动，称为公有 电子。公有电子在离子产生的势场中运动，电子之间存在库 仑相互作用。在初步的近似下，可以把公有电子看作封闭在 金属体积中的自由粒子，称为自由电子。
经典统计的困难： 根据能量均分定理，一个自由电子对金属的热容量将有
( 0是) T=0K时电子的最大能量。
18.07.2019
17
令：
(0)pF2 /2m
18.07.2019
vF
pF m
(0) TF k
——费米能量。
——费米动量。
——费米速率。
——费米温度。
18
( 0大) 小的数值估计，以Cu为例： 费米温度：
18.07.2019
19
0K时电子气体的总能量为：
则在体积V内，在 到 d的能量范围内，分子可能的
微观状态数为：
g——粒子可能的自旋而引入的简并度。 考虑平动自由度的能级是连续的，系统总分子数满足：
18.07.2019
10
系统的内能为：
令：
x
18.07.2019
展开式保留第一项相当于近似为玻尔兹曼分布，弱简 并情形下，保留两项。积分可得：
热力学与统计物理学第八章__玻色统计和费米统计
§8.1 热力学的统计表达式 §8.2 弱简并玻色气体和费米气体 §8.3 玻色—爱因斯坦凝聚 §8.4 光子气体 §8.5 金属中的自由电子气体
1
§8.1 热力学的统计表达式
经典极限条件
e 1
e
Z1 N
V N
2m h2
3
2
1
V
1 3
h
1
1 2
N
2mkT
n3 1
又 d ln ln d ln d ln dy
y
dU
Ydy
dN
d
ln
ln y
dy
d
ln
d
ln
d
ln
ln
d
d
ln
ln
d
d
ln
ln
ln
6
dS
kd
ln
ln
ln
积分
S
k
ln
ln
ln
S kln N U k ln
S k ln
ln
ln
如果求得巨配分 函数，据此可以 求得系统内能、 物态方程和熵。 从而确定系统的 全部平衡性质。
巨配分函数是以 , , y 为自然变量的特性函数。
对简单系统就是 T ,V ,
热力学中巨热力学势是以 T ,V , 为自然变量的
特性函数：
J U TS N kT ln 9
§8.2 弱简并理想玻色气体和费米气体
存在 n 个能量为 的光子
31
玻色分布给出在温度为 T 的平衡状态下 n
的平均值： n 1 e kT 1
从粒子观点看， n 是平均光子数；
第八章 玻色统计和费米统计all剖析
3) ε>>εm 每个量子态上费米子0
二、过渡的条件
过渡的宏观条件
量子统计
f
(
)
1 e(l m ) / kT
1
当 e(l m ) / kT 1
f
( )
1 e(l m ) / kT
两种量子统计分布过渡到玻尔兹曼分布
y
因为 ln 是的 , , y 函数
所以
d ln ln d ln d ln dy
y
所以 (dU Ydy dN ) d(ln ln ln )
由2.6开放系统热力学基本方程
1 (dU Ydy dN ) dS
T
上
下
比较得
1 , ,
kT
kT
0 m
0
0
1
8V
(2m3 ) 2 h3
1
2 d
3
8V
(2m 3h 3
)2
3
(
0 m
)
2
上
下
解出
0 m
h2
(
3N
0
)
2 3
2m 8V
在T＝0k时
总能量
U0
dN 8V
2m3 h3
0 m
0
d
3 5
N
0
0 m
摩尔热容量
Cv0
(U 0 T
)T 0
0
可以看出绝对零度下电子气对摩尔热容量没贡献
上
3d
c3 (e kT 1)
——普朗克公式
§8.5 金属中的自由电子气
作为F－D分布的应用，本节讨论金属中自由电子对热容量的贡献。
一、自由电子气
自由电子：金属中原子的价电子与原子的结合很弱，由于
第八章玻色分布和费米分布
1 e l l
l
2019年9月11日星期三
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:
ln Ξ l ln(1 el ) (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。
2019年9月11日星期三
第八章 玻色统计和费米统计
由于玻色和费米分布的热力学公式与巨正 则分布的热力学公式相同，所以，这里先给 出其表达式，详细推导在下一章介绍。
⑴ 平均粒子数:
N ln Ξ
当非简并性条件满足时，玻色分布和费米分布都过渡 到玻耳兹曼分布。
二、玻色和费米分布的巨配分函数及热力学公式
1.巨配分函数:
由于玻色子和费米子系统一般是粒子数可变系统，其配 分函数要用到下一章将要介绍的处理开放系统的巨正则配 分函数（简称巨配分函数）。下面先给出玻色和费米系统 的巨配分函数表达式,其详细推导在下一章给出。
e 1
(8.1.3)
则玻色分布和费米分布都过渡到玻耳兹曼分布
al
el l
式(8.1.3)满足时，显然有
al 1（对所有l）
l
(8.1.4) (8.1.5)
2019年9月11日星期三
第八章 玻色统计和费米统计
由此可见，式(8.1.3)和(8.1.5)都是非简并性条件的表达式。
2 mkT
h2
3/ 2
Ve
1
1 23/ 2
e
U
3 2
g
热力学统计物理第八章
d
ln y
dy
d
ln
ln
d
d
ln
d
ln
d
ln
d(ln ln ln )
是 dU Ydy dN 的积分因子。
1
对于开系： dU Ydy dN ， 存在积分因子 T
1 (dU Ydy dN ) dS
T
比较可知： 1
kT
kT
因此：dS kd(ln ln ln )
d ,
h3
e 1 x
0
U
g
2V
(2mkT )3/2 kT
x3/2
d ,
h3
e 1 0 x
1
1
e (1 e ) x
x
e 1 e (1 e ) x
x
x
e x是小量。
利用： 1 1 q q2
1 q
（ q 是小量）
N
g
2V
(2mkT )3/2 e [
x e dx e 1/2 x
x1/2e2 x dx],
§8.3 波色-爱因斯坦凝聚 Bose-Einstein condensation (BEC）
20世纪头20年，物理学界正在萌发量子力学的新兴学科。 在黑体辐射和光电效应的研究中诞生了量子的概念，光的量子被称为光子。 德国物理学家普朗克找到了一个经验公式，很好地符合了黑体辐射观测得到的曲线， 但是他当时不能解释这一经验公式的物理含义。时光推到1924年，当时年仅30岁的玻色， 接受了黑体辐射是光子理想气体的观点，他研究了“光子在各能级上的分布”问题， 采用计数光子系统所有可能的各种微观状态统计方法， 以不同于普朗克的方式推导出普朗克黑体辐射公式， 证明了普朗克公式可以从爱因斯坦气体模型导出。 兴奋之余，他写了一篇题为《普朗克准则和光量子假设》 的文章投到英国的《哲学杂志》，但被拒绝了。不得已， 他把那篇只有六页的论文寄给了爱因斯坦，期望爱因斯坦能理解他的发现。 爱因斯坦立即意识到玻色工作的重要性，他亲自将文章翻译成了德文，帮助在 《德国物理学报》发表了。之后，爱因斯坦把波色统计方法推广到静止质量不为零、 粒子数不变的系统上，建立了量子统计学中波色—爱因斯坦统计。爱因斯坦将玻色的 理论用于原子气体中，于1924和1925年发表了两篇文章，他推测到，在正常温度下， 原子可以处于任何一个能级，但在非常低的温度下，大部分原子会突然跌落到最低的 能级上，原来不同状态的原子突然“凝聚”到同一状态。 后来物理界将这种现象称为玻色－爱因斯坦凝聚
热力学 统计物理：第八章 玻色统计和费米统计
l
l
l
S k( l ln(1 e l ) lal al )
l
l
l
al
l
e l
, 令f 1
1 e l
1，则，al
l f ;
f
al ，e l
l
1 f
1， l
ln( 1 f
1)
1 e l 1 1 1 f 1
1 1
f 1 f 1
f
S k( l ln(1 e l ) al ( l ))
y
d ( ln ) ln • d ln dy d ( ln ) ln • d
y
d ( ln ) d ( ln ) ln • d ln dy ln • d
y
d ln ln d ln d ln dy
y
(dU Ydy dN ) d ln d ( ln ) d ( ln ) d (ln ln ln )
l
l
对上式取对数为：ln l ln(1 e l )
l
则系统的平均总粒子数N可通过ln 获得：
N ln [
l
l ln(1 e l )]
l
l
e l • 1 1 e l
l
e l l
1 e l
l
l
e l 1
U
l
l al
l
ll
e l 1
U也可通过配分函数求得：
其中第一项为波尔兹曼分布, 第二项体现弱简并差别。
N
g
2V
h3
(2mk T)3/ 2
0
x1/ 2e x (1
e x )dx
U
g
2V
h3
(2mkT)3/2 kT
第八章玻色统计和费米统计ppt课件
2dx 1
TC
2
(2.612 )2/3
2 mk
n2/3
T<TC时，仍然要有-0，积分的结果将明显小于n，
此时必须考虑n0的贡献：n= n0 +n>
n
2
h3
(2m)3/ 2
1/ 2d
0 ekT 1
2
h3
(2mkT )3/ 2
x1/ 2dx 0 ex 1
n
n(
T TC
)3/ 2
3、B-E凝聚：
H KH B
KH
1 ne
量子结果:
三、解释
•朗道能级:
在垂直外磁场中,由于洛伦兹力的作用，电子将作圆周运动
Bev mv2 / r mrc2
mr2c i
r2
i mc
m
B
1 2
ecr 2B
i
1 2
mv2
1 2
ecr 2B
i ic 量子力学结果 i (i 1)c i 0,1,2...
•搀杂与局域态
内能与热容量。
内能： 热容量：
U
4V ( 2
ct
1 )
cl
m
0
e
h
h
1
2
d
CV
3Nk 3( T )3 D
m x4e x dx 0 (e x 1)2
( T kT )
D h m
高温极限——杜隆-柏替定律； 低温极限——温度三次方定律 D是德拜温度——固体材料的特征温度（对照前面爱因 斯坦温度理解）
2、特点： •频率为的辐射：一种光子气体成分； •边界壁的发射与吸收：光子数不恒定， =0，化学势为零； •静止质量为零：=cp； •光的量子性：=h，p=h/；（ =2 ，k= 2/ ）
统计物理10-第八章
实验结果： 常温下，电子热容量与离子相比可忽略。 实验结果：
三、量子统计
1、金属中自由电子形成强简并费米气体
e
α
V 2meπ kT 3 2 = ( ) = 2.9 × 10 −4 ≪ 1 N h2
电子自旋 自旋量子数等于1/2 1/2，每个电子有两个不同的自旋状态 两个不同的自旋状态。 自旋 1/2 两个不同的自旋状态
熵是系统微观粒子作无规则运动混乱程度的量度。 熵增原理的统计意义
孤立系统中进行的热力学过程总是由包含微观状态数少 （概率小）的宏观态向包含微观状态数多（概率大）的宏 观态进行，相反的过程发生的可能性几乎为零。
能斯脱定理的统计意义
S0 = k ln Ω0 ≈ 0
结论： 结论：
微观粒子系统原则上遵循量子统计分布 1．不确定关系 2．能量量子化 3．全同性原理
ℏω p= c
在体积V 内，在 ω ~ ω + dω 的范围内，光子可能 的微观状态数为： 2 V ω dω 2 3 π c 在体积V 内，在 ω ~ ω + dω 的范围内的光子数为：
∆ωl 1 V ω2 al = 3 ⋅ βε l = 2 3 ℏω kT −1 h e −1 π c e
2、推导普朗克公式 Uω
Ξ = ∏ 1 + Ae −α −βε l
ln Ξ = ∑
l
ωl
A
l
l
(
)
ωl
A
巨配分函数
ln(1 + Ae −α − βε l )
——玻色系统 ——玻色系统 ——费米系统 ——费米系统
ln Ξ = −∑ ωl ln(1 − e −α − βε l ) ln Ξ = ∑ ωl ln(1 + e −α − βε l )
玻色统计和费米统计
g 2V (2 m )3 /21 /2 e l(1 e l)d
h 3
0
g 2 h 3 V ( 2 m ) 3 /2 e (0 1 /2 e ld 0 1 /2 e 2 ld )
N g(2h m 2 )k 3/2V T e (12 1 3/2e )
2、 理解弱简并理想气体的概念，了解统 计方法在玻色气体和费米气体上的应用。
3、了解玻色—Einstein凝聚现象。 4、掌握 金属中的自由电子气体的费米分 布特性及其对固体热容量的贡献。
.
.
U
0
D()a()d2 3g (2h m 2 )3 k /2 V T e k(1 T 2 1 5 /2e )
相除
U3Nk(1T 1 e)
2
25/2
二、 弱简并条件
利用玻耳兹曼统计的结果
n N V
e N N( h2 )3/2 1 1 Z 1 V 2mkT g
小，稀薄。 T 大，高温。 m大，经典粒子。
0
1/2d
ekT 1
.
T Tc 0
n2h3 (2m)3/2
0
1/2d
ekTc 1
令 x
kT c
n2h3(2mkc)3T/2 0
x1/2dx ex1
Tc
(2.621)22/3
2 n2/3 mk
.
低温 TTc情况 :
§8.2 弱简并玻色气体和费米气体
玻色统计与费米统计描述不可区分的粒子系统。主 要是空间中不可区分。但当粒子在空间可以区分稀薄 气体时，应该由描述可区分粒子系统的理论－玻耳兹 曼统计描述。这种粒子系统叫非简并气体。
al
l
el
1
e 1
热力学与统计物理：第八章 玻色统计与费米统计
当系统不满足非简并性条件，而且也不是定域系统时，需 要采取玻色统计或费米统计的方法来处理。微观粒子全同性原理 决定了二者与玻耳兹曼系统不同的宏观性质。
此时以下条件不再成立
e
V N
2 mkT
h2
1;n3
N V
h2
2 mkT
1
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第八章 玻色统计与费米统计
V
4 3
dk x dk y dk z
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第八章 玻色统计与费米统计
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采用球极坐标，用 k, , 代替 kx , ky , kz
kx k sin cos
ky k sin sin dkxdkydkz k2 sindkdd
kz k cos
令
:0
,
:0
2积分： 2 0
d 0
关于交换作用
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第八章 玻色统计与费米统计
15
§8.3 玻色-爱因斯坦凝聚
一、理想玻色气体的性质
al
l
e l
1
l
l
e kT 1
l
al 0, e kT >1,不失一般性，假设0＝0，则 0
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第八章 玻色统计与费米统计
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二、 N 与基态粒子数
1
N
l
1 e－－x）
e－ 是一个小量，e－－x也是一个小量，将 1
1 e－－x
展开，取前两项
e
1＝ 1 x
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1 e
x（1
e1－－x）＝第八e章－玻－色（x统1计与e费－米统－计x）
13
将展开式代入N、U的表达式中求积分，得：
第八章 玻色统计和费米统计
第八章 玻色统计和费米统计§8.1 热力学量的统计表达式本节推导玻色系统和费米系统热力学量的统计表达式。
玻色系统：系统的平均总粒子数为 1lll llN a e αβεω+==-∑∑引入巨配分函数Ξ，定义为()1lll lleωαβε---Ξ=Ξ=-∏∏()()ln ln 1ln(1)ln 1llllll llleeeωωαβεαβεαβεω--------Ξ=-=-=--∏∑∑()ln 1sse αβε--=--∑系统的平均总粒子数N 可表为 1ln 11lsllsN e e αβεαβεωα++∂===-Ξ--∂∑∑内能是系统中粒子无规运动总能量的统计平均值 ln 1ll ll l llU a e αβεωεεβ+∂===-Ξ-∂∑∑外界对系统的广义力i Y 是l iy ε∂∂的统计平均值1ln 1ll lli l llii iY a y y ey αβεεεωβ+∂∂∂==⋅=-⋅Ξ∂∂-∂∑∑物态方程特例：对于(,)P V 系统 ,Y P y V =-=1ln P Vβ∂=⋅Ξ∂下面推导玻色系统熵的统计表达式 ln ln i i i i iidU Y dy d dy y βββ⎛⎫∂Ξ∂Ξ⎛⎫-=-+⎪ ⎪∂∂⎝⎭⎝⎭∑∑（﹡）Ξ和ln Ξ是,αβ与()1,2,i y i = 的函数（l ε 是i y 的函数）， ln Ξ的全微分为ln ln ln ln i iid d d dy y αβαβ∂Ξ∂Ξ∂ΞΞ=++∂∂∂∑，ln ln ln ln i iidy d d d y αβαβ∂Ξ∂Ξ∂Ξ∴=Ξ--∂∂∂∑。
代入（﹡），得 ln ln ln ln i i i dU Y dy d d d d ββαββαβ⎛⎫∂Ξ∂Ξ∂Ξ⎛⎫-=-+Ξ-- ⎪⎪∂∂∂⎝⎭⎝⎭∑ ln ln ln d d d βαβα⎛⎫∂Ξ∂Ξ=-+Ξ- ⎪∂∂⎝⎭ ln ln ln ln d d d d βααβαα⎛⎫∂Ξ∂Ξ∂Ξ⎛⎫⎛⎫=-+Ξ-+ ⎪ ⎪ ⎪∂∂∂⎝⎭⎝⎭⎝⎭ ln ln ln d d N αβααβ⎛⎫∂Ξ∂Ξ=Ξ--- ⎪∂∂⎝⎭对于粒子数恒定的闭系（与外界有能量交换，但无物质交换），则0d N =。
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 .ll 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 lk Ξa αβε⎡⎤=++⎢⎥⎣⎦∑ （3）其中费米巨配分函数的对数为（式（8.1.13））()ln ln 1.lllΞeαβεω--=+∑ （4）由费米分布e1ll l a αβεω+=+易得1ell 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 l l l l l l l a S 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1sf <<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 lll l S k a a a a a a k a a ωωωωωωωω=----⎡⎤⎣⎦⎡⎤-=--+⎢⎥⎣⎦∑∑1ln 1ln ,l l l l l l l l l l a a a a k ωωωωω⎡⎤⎛⎫⎛⎫=---+⎢⎥ ⎪ ⎪⎝⎭⎝⎭⎣⎦∑ （1）式中l∑表示对粒子各能级求和. 以lsla 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~,llsω∑∑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1sf ≤，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1sf <<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1sf <<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 N kT g V m kT ⎡⎤⎛⎫⎢⎥=± ⎪⎢⎥⎝⎭⎢⎥⎣⎦（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）2,3U p V=（2）可直接求得弱简并气体的压强为32252111,2π2h p nkT n g m kT ⎡⎤⎛⎫⎢⎥=± ⎪⎢⎥⎝⎭⎢⎥⎣⎦（3） 式中N n 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 hN k n m kT ∂⎛⎫= ⎪∂⎝⎭⎡⎤⎛⎫⎢⎥= ⎪⎢⎥⎝⎭⎢⎥⎣⎦（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.V C S dT S V T=+⎰（5）将式（4）代入，得弱简并气体的熵为()322072311ln .22π2h S N k T N kn S V g m kT ⎛⎫=±+ ⎪⎝⎭（6） 式中的函数()0S V 可通过下述条件确定：在322312πN hn V m kT 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.22π2m kT h S N k ng h g m kT ⎧⎫⎡⎤⎛⎫⎪⎪⎛⎫⎢⎥=+±⎨⎬ ⎪ ⎪⎢⎥⎝⎭⎝⎭⎪⎪⎣⎦⎩⎭（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cTT <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 e1ckT 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 .e1ckT 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 xL x m kT n h+∞=-⎰（3）在计算式（3）的积分时可将被积函数展开，有()()211e1ee,e 1e1e xxxxxx----==+++--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 zωωω=++中运动. 如果原子是玻色子，试证明：在cT T ≤时将有宏观量级的原子凝聚在能量为()02xy 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,,111,222xy znn n x x yy zz 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()0.2xy 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(),,.i i icn n i x y z kT ω==在1i ckT 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()()()11e1e 1e ee.x y zx y z x y zx y zx y zn n n n n n n n n n n n l n n n l ++-++++∞-++-++==⎡⎤--⎢⎥⎣⎦=∑积分等于03d d d ed ed ed e111.202.yxzx y zx y zl 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 TT <<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,zx yωωω>>，则在zkTω<< 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()02xy 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cT T <时将有宏观量级的原子凝聚在能量为()02xy εωω=+ 的基态. 临界温度c T 由下式确定：2d d e1x yx y C n n kT n n N ω+∞+⎛⎫= ⎪-⎝⎭⎰16721.645,C kT ω⎛⎫= ⎪⎝⎭（1）其中()12,x y ωωω=21d d 11.645.e1x yx y n n l n n l∞+∞+===-∑⎰（2）在,0Nω→∞→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 cωωωω=（1）温度为T 时平均光子数为()()d ,d .e 1kT D 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 .πe 1kT V N T cωωω+∞=-⎰（3）引入变量x kTω=，上式可表示为()3223033233d πe 12.404.πxVkT x x N T c kVT c +∞⎛⎫= ⎪-⎝⎭=⎰或()332332.404.πkn 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 ,e 1hckT hcu 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.xex -+=这个方程的数值解为 4.9651.x = 因此,4.9651m hc T 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 1kT u T cωωωωω==- （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 .e 1hckT hcu 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.de 1x x x ⎛⎫= ⎪-⎝⎭（4） 由式（4）易得55e.xx --= （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 ,,5xy x y -=-=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 hc T 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 Tω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 Tω是单位频率间隔的内能密度. m λ与m ω分别由5d 0de 1x x x ⎛⎫= ⎪-⎝⎭（4）和3d 0de 1x x x ⎛⎫= ⎪-⎝⎭（7）确定，其中.hcx kTkTωλ==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 V C S TT=⎰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.15kU 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 TT ⎡⎤∂⎛⎫=++ ⎪⎢⎥∂⎝⎭⎣⎦⎰ （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24242333334π4πd ,1545T kk 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 ,e1cpp p hβθθϕ- （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 .e1cpp p c cp hβθθϕθ⋅⋅- （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π232π232332d sin cos d d e12πd .e1u cpcpc p p J hc p p hββθθθϕ+∞+∞=⋅⋅-=-⎰⎰⎰⎰令x cp β=，上式可表示为172 423342432π1d e 12ππ6,90u xc x x J hc c kT h c β+∞⎛⎫=⋅ ⎪-⎝⎭⎛⎫=⋅⋅ ⎪⎝⎭⎰或24423π.60u kJ 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 m kT λ⎛⎫= ⎪⎝⎭（1） 将283300,610mTK 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 ,10mT 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, 5.910mm 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F F34F 30F 23F308π1d 34.8π14d 3p p V p p p hp p V p pp 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N n 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 υυυυhθθϕ≤ （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 π32π323034F 32d sin cos d d 211242υm υυh mυhΓθθθϕπ==⋅⋅⋅⎰⎰⎰34F 3π.2m υh=（4）但由式（2）知单位体积内的电子数n 为F 3π2π23033F 32d sin d d 2122π3υm υυh mυhΓθθϕ==⋅⋅⋅⎰⎰⎰33F 38.3m υhπ=（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.32Tp NV 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 V TpC 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 0,3VVN 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 Vch 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 Vμ==（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 .A D 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：()()0224π4πd 0,A A N m m hhμεμ==⎰即()220.4π4πhNhm Amμ==（3）0 K 下二维自由电子气体的内能为()()()02224π4πd 00.22A A m N U m hhμεεμμ===⎰（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.U p 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 1hTf 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V C S d TT=⎰，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 N kμ= （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 TT ⎡⎤∂⎛⎫=++ ⎪⎢⎥∂⎝⎭⎣⎦⎰ （2） 取积分路线为（0，V ）至（T ，V ）的直线，即有()()222ππd ,2020T N kkTS T N kμμ==⎰（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()()222222221.22xy z r m pp p x y zmεωλ=+++++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(),,,xy znn 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rkTω>> ，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.e1x y z x y z r N βεεεμεεελω+++=+⎰（3）引入新的积分变量x y zεεεε=++，可进一步将式（2）改写为181()()31d d d ,e 1xyr N 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 yεεε+=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 e βεμεε-=+⎰ （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 .322r r N μμεελωλω==⎰由此可得()()1306.r Nμωλ= （7）0 K 时费米气体的能量为182 ()()()()()()00033043d 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.E k=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 ,e1kTI εμηεε+∞-=+⎰（1）在低温极限下可展开为()()()22πd 6I kT μηεεημ'=++⎰（2）对于磁光陷阱中的理想费米气体，有2d ,e1kTc 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,3ckT N μμ⎡⎤⎛⎫=+⎢⎥ ⎪⎝⎭⎢⎥⎣⎦因此11233231πN kT c μμ-⎡⎤⎛⎫⎛⎫=+⎢⎥⎪ ⎪⎝⎭⎝⎭⎢⎥⎣⎦()()22π01.30kT μμ⎧⎫⎡⎤⎪⎪≈-⎨⎬⎢⎥⎣⎦⎪⎪⎩⎭（4）气体的内能为3d ,1kTc U eεμεε+∞-=+⎰利用式（1），（2）可得()()()()()()24242224242224212π4π0112π430034π0112π4300CkT U C kT kT kT kT N μμμμμμμμ⎡⎤⎛⎫=+⎢⎥⎪⎝⎭⎢⎥⎣⎦⎧⎫⎧⎫⎡⎤⎡⎤⎪⎪⎪⎪≈-⋅+⎨⎬⎨⎬⎢⎥⎢⎥⎣⎦⎣⎦⎪⎪⎪⎪⎩⎭⎩⎭⎧⎫⎧⎫⎡⎤⎡⎤⎪⎪⎪⎪≈-⋅+⎨⎬⎨⎬⎢⎥⎢⎥⎣⎦⎣⎦⎪⎪⎪⎪⎩⎭⎩⎭()()223201π.430kT N μμ⎧⎫⎡⎤⎪⎪≈+⎨⎬⎢⎥⎣⎦⎪⎪⎩⎭（5） 热容量为()2d π.d 0U kTC N k Tμ== （6）在高温极限F TT >>的情形下，有F e 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 2r Z D βεβεεεεελω+∞-+∞-==⎰⎰()3312.2r βλω=（8）内能为1ln 3.U NZ N kT 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 .4π 1.310m 3An 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()()22231103π20.4310J27M eV .n mμ-==⨯≈由式（8.5.7）知，核子在核内的平均能量为()113050.2610J 16M eV .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.VC 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）Fp 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 .p hω=()fp 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 ,E p f p V εω≠⎰ （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 ,E p 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 kVf 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 kTfp 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 fp 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Fp 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 pp υmmε==可以类似地引入准粒子有效质量*m 的概念，定义188*F F,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 *.2pp 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 kTm kTN kn 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 kTm kTN kn 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nmρ=（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 yp 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 .A p p h（2）再利用光子的能量动量关系cpε=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 .πe1A 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 πe11d πe 1xN T N T A cA x xc 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 .πe1A 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 πe11d πe 1xA u 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。
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又
N g(2m h 2 )k 3/2V T e (12 1 3/2e )
两式相除得到
U3NkT(1 1 e)
l
l
e l 1
N
对比玻耳兹曼分布
N ln
NZ1e
热统
4
2 内能
U lal
l
l
ll
el1
ln lln 1 (el)
l
ln l le l
l
ll
e l 1
U
对比玻耳兹曼分布
U ln
U N ln Z1
热统
5
3 广义力
1 1ex
1exe2x
热统
13
考虑平动
p
2
2m
粒子微观状态数 D ()dg2h V 3 (2m )3/21/2d 6.2.17式
总粒子数
N
0
D()a()d
g2h V 3 (2m )3/2
0
1/2d
el1
g 2 h 3 V (2 m )3 /20 1 /2 e l(1e l)d
B.E
热统
10
对于费米分布
F.D
l
l ! al!(l al)!
l n F .D ll n la ll n a l (l a l) l n (l a l)
l
l
l
S k l n F . D k (ll n l a ll n a l ( l a l ) l n ( l a l ) )
g 2 h V 3( 2 m ) 3 /2 e (0 1 /2 e ld 0 1 /2 e 2 ld )
N g(2m h 2 )k 3/2V T e (12 1 3/2e )
热统
14
内能
U D()a()d 0
2 3g (2h m 2 )3 k /2 V T e k(1 T 2 1 5 /2e )
l
l
ll
el1
l (1e l) l ln lln 1 (el)
l
l
l
对比玻耳兹曼分布
热统
Z1
e l l
l0
3
三、用巨配分函数表示热力学量
1 平均粒子数 N
N al
l
l
l
el 1
ln lln 1 (el)
l
ln l lln 1 (e l)
l
l
e l(1) 1e l
l
l
l
热统
9
al
l
e l
1
el l al
al
l lnlal al
1e l l l al
ln l
lln(1el)
l
ln l l al
U lal
N al
U N la la a la l( a l) a ll n (la la l)
kln S k ( l n U N ) k ( ll nl la la ll n (la la l) )
Z1 V(2h2m )3/2
eV N(2m h2 k)3T /2 1 eV N(2h m 2kT)3/2n31
热统
2
不满足非简并条件
开放系统，与源达到动态平衡，粒子数在能级上的平均分布。
采用玻色分布或费米分布
al
l
e l
1
二、巨配分函数
费米统计 玻色统计
N al
l
l
l
el 1
U lal
由开系的热力学公式 dU Yd ydN TdS
( d U Y d y d N ) d ( l n ) l n d y d ( l n )
y
*
*
*
d ( l n ) l n d l n d d y ( l n ) l n d
y
d( ln )d( ln )d(*l n )
Y
l
al
l y
ln lln 1 (el)
l
1ln 1
y
yl
lln 1e ( l)
l
l 1e e l(l1)yl
l
l l
e l 1 y
l
al
l
y
Y
Y 1 ln
y
对比玻耳兹曼分布 Y N 1 lnZ1
y
压强
p 1 ln
V
p N lnZ1
V
热统
6
4 其它热力学函数
玻色统计与费米统计描述不可区分的粒子系统。主要是空间中不可 区分。但当粒子在空间可以区分时（稀薄气体），应该由描述可区分 粒子系统的理论－玻耳兹曼统计－描述。
al
l
e l
1
一、 弱简并气体
e 1
al
e l
l
e 虽小但不可忽略
1
1
el1el(1el)
1 1el
1
el
al
l
e l
1
lel(1el)
l n B .E (l a l) l( n l a l) lln la lla l n
l
l
l
S k l n B . E k ((l a l ) l n (l a l ) ll n l a ll n a l )
l
l
l
Sk (l n U N )
？ k l n B . E k ((l a l ) l n (l a l ) ll n l a ll n a l)
l l
al
U lal N al
U N la la a la l( a l) a ll n (la la l) S k ( l n U N ) k ( ll nl la la ll n (la la l) )klnF.D
热统
12
§8.2 弱简并玻色气体和费米气体
热统
1
§8.1 热力学量的统计表达
一、从非简并到简并
玻耳兹曼系统（玻耳兹曼分布） 孤立系统
定域粒子组成的系统，满足经典极限条件（非简并条件）的近
独立粒子系统
经典极限条件 al
（非简并条件）
l
e l
1
e 1
al
e l
l
玻色分布和费米分布 趋向于玻耳兹曼分布。
Z1
l0
el
l
l0
al ea
e N Z1
l
l
l
Sk (l n U N )
？ k l n F . D k ( ll n l a ll n a l (l a l ) l n (l a l ) )
l
l
l
热统
11
al
l
e l
1
el l al
al
l
lnl al
al
1el l l al
ln l
lln(1el)
l
ln
d(l n ln ln )
TdS
热统
7
(dUYdydN)
d(l n ln ln ) TdS
1 kT
kT
熵 dSkd(ln ln ln )
Sk(l n ln ln )
Sk(lnUN)
U ln
N ln
与玻耳兹曼关系比较 Skln
热统
8
对于玻色分布
B.E
l
(l al 1)! al!(l 1)!