热力学与统计物理课后答案.docx
热力学与统计物理答案 第一章
第一章 热力学的基本规律1.1 试求理想气体的体胀系数α,压强系数β和等温压缩系数κT 。
解：已知理想气体的物态方程为,pV nRT =（1）由此易得11,p V nR V T pV Tα∂⎛⎫=== ⎪∂⎝⎭ （2）11,V p nR p T pV Tβ∂⎛⎫=== ⎪∂⎝⎭ （3）2111.T T V nRT V p V p p κ⎛⎫⎛⎫∂⎛⎫=-=--= ⎪ ⎪ ⎪∂⎝⎭⎝⎭⎝⎭（4） 1.2 证明任何一种具有两个独立参量,T p 的物质，其物态方程可由实验测得的体胀系数α及等温压缩系数κT ，根据下述积分求得：()ln T V =αdT κdp -⎰如果11,T T pακ==，试求物态方程。
解：以,T p 为自变量，物质的物态方程为(),,V V T p =其全微分为.p TV V dV dT dp T p ⎛⎫∂∂⎛⎫=+ ⎪ ⎪∂∂⎝⎭⎝⎭ （1）全式除以V ，有11.p TdV V V dT dp V V T V p ⎛⎫∂∂⎛⎫=+ ⎪ ⎪∂∂⎝⎭⎝⎭ 根据体胀系数α和等温压缩系数T κ的定义，可将上式改写为.T dVdT dp Vακ=- （2） 上式是以,T p 为自变量的完整微分，沿一任意的积分路线积分，有()ln .T V dT dp ακ=-⎰ （3）若11,T T pακ==，式（3）可表为 11ln .V dT dp Tp ⎛⎫=- ⎪⎝⎭⎰ （4）选择图示的积分路线，从00(,)T p 积分到()0,T p ，再积分到（,T p ），相应地体积由0V 最终变到V ，有000ln=ln ln ,V T p V T p -即 00p V pV C T T ==（常量），或 .pV CT =（5）式（5）就是由所给11,T T pακ==求得的物态方程。
确定常量C 需要进一步的实验数据。
1.4 简单固体和液体的体胀系数α和等温压缩系数T κ数值都很小，在一定温度范围内可以把α和T κ看作常量. 试证明简单固体和液体的物态方程可近似为()()000(,),01.T V T p V T T T p ακ=+--⎡⎤⎣⎦解: 以,T p 为状态参量，物质的物态方程为(),.V V T p =根据习题1.2式（2），有.T dVdT dp Vακ=- （1） 将上式沿习题1.2图所示的路线求线积分，在α和T κ可以看作常量的情形下，有()()000ln ,T VT T p p V ακ=--- （2）或 ()()()()0000,,.T T T p p V T p V T p eακ---= （3）考虑到α和T κ的数值很小，将指数函数展开，准确到α和T κ的线性项，有()()()()0000,,1.ακ=+---⎡⎤⎣⎦T V T p V T p T T p p （4）如果取00p =，即有()()()00,,01.T V T p V T T T p ακ=+--⎡⎤⎣⎦（5）1.5 描述金属丝的几何参量是长度L ，力学参量是张力J ，物态方程是(),,0f J L T =实验通常在1n p 下进行，其体积变化可以忽略。
热力学统计物理第五版答案
热力学统计物理第五版答案【篇一：热力学与统计物理答案第四章】ass=txt>4.1 若将u看作独立变量t,v,n1,?,nk的函数，试证明：（a）u??nii?u?u?v; ?ni?v（b）ui??u?u?ui. ?ni?v解：（a）多元系的内能u?u?t,v,n1,?,nk?是变量v,n1,?,nk的一次齐函数. 根据欧勒定理（式（4.1.4）），有??u??uu??ni??v,（1） ??vi??ni?t,v,nj式中偏导数的下标ni指全部k个组元，nj指除i组元外的其他全部组元.（b）式（4.1.7）已给出v??nivi,i其中vi??u??niui,（2）i??v???u?偏摩尔体积和偏摩尔内能. 将式（2）,u????i??ni?t,p,nj??ni?t,p,nj代入式（1），有??u???u?（3） nu?nv?n????iiii?i????v?t,nii??ni?t,v,njii上式对ni的任意取值都成立，故有4.2 证明?i?t,p,n1,?,nk?是n1,?,nk的零次齐函数???i?ni???0. ??ni?i???u???u?ui?vi??.（4） ?????v?t,ni??ni?t,v,nj解：根据式（4.1.9），化学势?i是i组元的偏摩尔吉布斯函数 ?i????g?.（1） ???ni?t,p,njg是广延量，是n1,?,nk的一次齐函数，即g?t,p,?n1,?,?nk???g?t,p,n1,?,nk?.（2）将上式对?求导，有左方??g?t,p,?n1,?,?nk???????g?t,p,?n1,?,?nk???ni???i??ni??nii???nig?t,p,?n1,?,?nk???ni?i?t,p,?n1,?,?nk?,（3）i右边????g?t,p,n1,?,nk??? ????g?t,p,n1,?,nk???ni?i?t,p,n1,?,nk?.（4）i令式（3）与式（4）相等，比较可知?i?t,p,?n1,?,?nk???i?t,p,n1,?,nk?. （5）???i?n??0. （6） ?j?j??ni?上式说明?i是n1,?,nk的零次齐函数. 根据欧勒定理（式（4.1.4）），有4.3 二元理想溶液具有下列形式的化学势：?1?g1?t,p??rtlnx1,?2?g2?t,p??rtlnx2,xi是溶液中i组元的摩尔分数. 当物其中gi?t,p?为纯i组元的化学势，质的量分别为n1,n2的两种纯液体在等温等压下合成理想溶液时，试证明混合前后（a）吉布斯函数的变化为?g?rt?n1lnx1?n2lnx2?.（b）体积不变，即?v?0.（c）熵变?s??r?n1lnx1?n2lnx2?. （d）焓变?h?0, 因而没有混合热. （e）内能变化为多少？解：（a）吉布斯函数是广延量，具有相加性. 混合前两纯液体的吉布斯函数为g0?t,p??n1g1?t,p??n2g2?t,p?.（1）根据式（4.1.8），混合后理想溶液的吉布斯函数为g?t,p??n1?1?t,p??n2?2?t,p??n1g1?t,p??n1rtinx1?n2g2?t,p??n2rtinx2.（2）混合前后吉布斯函数的变化为?g?g?t,p??g0?t,p?其中x1??rt?n1lnx1?n2lnx2?, （3）n1n2,x2?分别是溶液中组元1，2的摩尔分数. n1?n2n1?n2（b）根据式（4.1.10），混合前后体积的变化为????v???g??0. （4）?p??t,n1,n2（c）根据式（4.1.10），混合前后熵的变化为????s????g???t?p,n1,n2??r?n1lnx1?n2lnx2?. （5）注意x1和x2都小于1，故?s?0, 混合后熵增加了.（d）根据焓的定义h?g?ts, 将式（3）和式（5）代入，知混合前后焓的变化为?h??g?t?s?0.（6）混合是在恒温恒压下进行的.在等压过程中系统吸收的热量等于焓的增加值，式（6）表明混合过程没有混合热.（e）内能u?h?pv. 将式（6）和式（4）代入，知混合前后内能的变化为?u??h?p?v?0.（7）4.4 理想溶液中各组元的化学势为?i?gi?t,p??rtlnxi.（a）假设溶质是非挥发性的. 试证明，当溶液与溶剂的蒸气达到平衡时，相平衡条件为g1??g1?rtln?1?x?,其中g1?是蒸气的摩尔吉布斯函数，g1是纯溶剂的摩尔吉布斯函数，x是溶质在溶液中的摩尔分数.（b）求证：在一定温度下，溶剂的饱和蒸气压随溶质浓度的变化率为p??p???. ??1?x??x?t（c）将上式积分，得px?p0?1?x?,其中p0是该温度下纯溶剂的饱和蒸气压，px是溶质浓度为x时的饱和蒸气压. 上式表明，溶剂饱和蒸气压的降低与溶质的摩尔分数成正比. 该公式称为拉乌定律.解：（a）溶液只含一种溶质. 以x表示溶质在液相的摩尔分数，则溶剂在液相的摩尔分数为1?x. 根据式（4.6.17），溶剂在液相的化学势?1为?1?t,p,x??g1?t,p??rtln?1?x?.（1）??t,p?. （2） ?1??t,p??g1在溶质是非挥发性的情形下，气相只含溶剂的蒸气，其化学势为平衡时溶剂在气液两相的化学势应相等，即?1?t,p,x???1??t,p?.（3）??t,p?, （4） g1?t,p??rtln?1?x??g1将式（1）和式（2）代入，得式中已根据热学平衡和力学平衡条件令两相具有相同的温度t和压强p. 式（4）表明，在t,p,x三个变量中只有两个独立变量，这是符合吉布斯相律的.（b）令t保持不变，对式（4）求微分，得????g1???g1rtdp?dx?????dp. （5） 1?x??p?t??p?t??g???vm，所以式（5）可以表示为 ?p??t根据式（3.2.1），?rtdx, （6） 1?x?和vm分别是溶剂气相和液相的摩尔体积. 由于vm???vm，略去其中vm?vm??vm?dp??vm，并假设溶剂蒸气是理想气体，pvm??rt,可得rtp??p?????. （7） ????x?t?1?x?vm?1?x（c）将上式改写为dpdx??.（8） p1?x在固定温度下对上式积分，可得px?p0?1?x?, （9）式中p0是该温度下纯溶剂的饱和蒸气压，px是溶质浓度为x时溶剂的饱和蒸气压. 式（9）表明，溶剂饱和蒸气压的降低与溶质浓度成正比.4.5 承4.4题：（a）试证明，在一定压强下溶剂沸点随溶质浓度的变化率为rt??t??, ????x?pl1?x2其中l为纯溶剂的汽化热.（b）假设x??1. 试证明，溶液沸点升高与溶质在溶液中的浓度成正比，即rt2?t?x.l解：（a）习题4.4式（4）给出溶液与溶剂蒸气达到平衡的平衡【篇二：热力学统计物理_答案】程可由实验测得的体胀系数?及等温压缩系数??，根据下述积分求得：如果??,?t?1t1，试求物态方程。
热力学与统计物理答案第二章
其次章 匀整物质的热力学性质2.1 确定在体积保持不变时，一气体的压强正比于其热力学温度. 试证明在温度保质不变时，该气体的熵随体积而增加.解：依据题设，气体的压强可表为(),p f V T = 〔1〕式中()f V 是体积V 的函数. 由自由能的全微分 dF SdT pdV =--得麦氏关系〔2〕将式〔1〕代入，有().T VS p p f V V T T ∂∂⎛⎫⎛⎫=== ⎪ ⎪∂∂⎝⎭⎝⎭ 〔3〕 由于0,0p T >>，故有. 这意味着，在温度保持不变时，该气体的熵随体积而增加.2.2 设一物质的物态方程具有以下形式：(),p f V T =试证明其内能及体积无关.解：依据题设，物质的物态方程具有以下形式：(),p f V T = 〔1〕故有〔2〕但依据式〔〕，有,T VU p T p V T ∂∂⎛⎫⎛⎫=- ⎪ ⎪∂∂⎝⎭⎝⎭ 〔3〕 所以()0.TU Tf V p V ∂⎛⎫=-= ⎪∂⎝⎭ 〔4〕这就是说，假如物质具有形式为〔1〕的物态方程，那么物质的内能及体积无关，只是温度T 的函数.2.3 求证： 解：焓的全微分为.dH TdS Vdp =+ 〔1〕令0dH =，得〔2〕内能的全微分为.dU TdS pdV =- 〔3〕 令0dU =，得〔4〕2.4 确定，求证 解：对复合函数(,)(,(,))U T P U T V T p = 〔1〕求偏导数，有.T T TU U V p V p ⎛⎫⎛⎫∂∂∂⎛⎫= ⎪⎪ ⎪∂∂∂⎝⎭⎝⎭⎝⎭ 〔2〕 假如，即有〔3〕式〔2〕也可以用雅可比行列式证明：(,)(,)(,)(,)(,)(,)T U U T p p T U T V T V T p T ⎛⎫∂∂= ⎪∂∂⎝⎭∂∂=∂∂〔2〕2.5 试证明一个匀整物体的在准静态等压过程中熵随体积的增减取决于等压下温度随体积的增减.解：热力学用偏导数描述等压过程中的熵随体积的变更率，用描述等压下温度随体积的变更率. 为求出这两个偏导数的关系，对复合函数(,)(,(,))S S p V S p T p V == 〔1〕求偏导数，有.p p p p pC S S T T V T V T V ∂∂∂∂⎛⎫⎛⎫⎛⎫⎛⎫== ⎪ ⎪ ⎪ ⎪∂∂∂∂⎝⎭⎝⎭⎝⎭⎝⎭ 〔2〕 因为0,0p C T >>，所以的正负取决于的正负.式〔2〕也可以用雅可经行列式证明：(,)(,)(,)(,)(,)(,)P S S p V V p S p T p T p V p ∂∂⎛⎫= ⎪∂∂⎝⎭∂∂=∂∂〔2〕2.6 试证明在一样的压强着陆下，气体在准静态绝热膨胀中的温度着陆大于在节流过程中的温度着陆.解：气体在准静态绝热膨胀过程和节流过程中的温度着陆分别由偏导数和描述. 熵函数(,)S T p 的全微分为.P TS S dS dT dp T p ⎛⎫∂∂⎛⎫=+ ⎪ ⎪∂∂⎝⎭⎝⎭ 在可逆绝热过程中0dS =，故有.T P pS PS V T p T T Sp C T ⎛⎫∂∂⎛⎫⎪ ⎪∂⎛⎫∂∂⎝⎭⎝⎭=-= ⎪∂∂⎛⎫⎝⎭ ⎪∂⎝⎭ 〔1〕 最终一步用了麦氏关系式〔〕和式〔2.2.8〕.焓(,)H T p 的全微分为.P TH H dH dT dp T p ⎛⎫∂∂⎛⎫=+ ⎪ ⎪∂∂⎝⎭⎝⎭ 在节流过程中0dH =，故有.T Pp HPH V T V p T T H p C T ⎛⎫∂∂⎛⎫- ⎪ ⎪∂⎛⎫∂∂⎝⎭⎝⎭=-= ⎪∂∂⎛⎫⎝⎭ ⎪∂⎝⎭ 〔2〕 最终一步用了式〔〕和式〔1.6.6〕. 将式〔1〕和式〔2〕相减，得0.pSH T T V p p C ⎛⎫⎛⎫∂∂-=> ⎪ ⎪∂∂⎝⎭⎝⎭ 〔3〕 所以在一样的压强着陆下，气体在绝热膨胀中的温度着陆大于节流过程中的温度着陆. 这两个过程都被用来冷却和液化气体.由于绝热膨胀过程中运用的膨胀机有移动的局部，低温下移动局部的润滑技术是特别困难的问题，事实上节流过程更为常用. 但是用节流过程降温，气体的初温必需低于反转温度. 卡皮查〔1934年〕将绝热膨胀和节流过程结合起来，先用绝热膨胀过程使氦降温到反转温度以下，再用节流过程将氦液化.2.7 试验发觉，一气体的压强p 及体积V 的乘积以及内能U 都只是温度的函数，即试依据热力学理论，探讨该气体的物态方程可能具有什么形式.解：依据题设，气体具有下述特性：(),pV f T = 〔1〕 ().U U T = 〔2〕由式〔〕和式〔2〕，有0.T VU p T p V T ∂∂⎛⎫⎛⎫=-= ⎪ ⎪∂∂⎝⎭⎝⎭ 〔3〕 而由式〔1〕可得〔4〕将式〔4〕代入式〔3〕，有或〔5〕积分得ln ln ln ,f T C =+或,pV CT = 〔6〕式中C 是常量. 因此，假如气体具有式〔1〕，〔2〕所表达的特性，由热力学理论知其物态方程必具有式〔6〕的形式. 确定常量C 须要进一步的试验结果.2.8 证明2222,,p V T Vp TC C p V T T V T p T ∂⎛⎫⎛⎫⎛⎫∂∂∂⎛⎫==- ⎪ ⎪ ⎪ ⎪∂∂∂∂⎝⎭⎝⎭⎝⎭⎝⎭并由此导出0020222,.VV VV Vp p p p pp C C T dV T p C C T dp T ⎛⎫∂=+ ⎪∂⎝⎭⎛⎫∂=- ⎪∂⎝⎭⎰⎰依据以上两式证明，志向气体的定容热容量和定压热容呈只是温度T 的函数.解：式〔〕给出〔1〕以T ，V 为状态参量，将上式求对V 的偏导数，有2222,V T VC S S S T T T V V T T VT ⎛⎫⎛⎫⎛⎫∂∂∂∂⎛⎫===⎪ ⎪ ⎪ ⎪∂∂∂∂∂∂⎝⎭⎝⎭⎝⎭⎝⎭ 〔2〕 其中其次步交换了偏导数的求导次序，第三步应用了麦氏关系〔〕. 由志向气体的物态方程pV nRT =知，在V 不变时，p 是T 的线性函数，即所以这意味着，志向气体的定容热容量只是温度T 的函数. 在恒定温度下将式〔2〕积分，得0202.VV VV Vp C C T dV T ⎛⎫∂=+ ⎪∂⎝⎭⎰ 〔3〕 式〔3〕说明，只要测得系统在体积为0V 时的定容热容量，随意体积下的定容热容量都可依据物态方程计算出来.同理，式〔〕给出〔4〕以,T p 为状态参量，将上式再求对p 的偏导数，有2222.p p TC S S S T T T p p T T p T ∂⎛⎫⎛⎫⎛⎫⎛⎫∂∂∂===- ⎪ ⎪ ⎪ ⎪∂∂∂∂∂∂⎝⎭⎝⎭⎝⎭⎝⎭ 〔5〕 其中其次步交换了求偏导数的次序，第三步应用了麦氏关系〔〕. 由志向气体的物态方程pV nRT =知，在p 不变时V 是T 的线性函数，即所以这意味着志向气体的定压热容量也只是温度T 的函数. 在恒定温度下将式〔5〕积分，得0202.pp pp pV C C T dp T ⎛⎫∂=+ ⎪∂⎝⎭⎰ 式〔6〕说明，只要测得系统在压强为0p 时的定压热容量，随意压强下的定压热容量都可依据物态方程计算出来.2.9 证明范氏气体的定容热容量只是温度T 的函数，及比体积无关.解：依据习题2.8式〔2〕〔1〕范氏方程〔式〔〕〕可以表为〔2〕 由于在V 不变时范氏方程的p 是T 的线性函数，所以范氏气体的定容热容量只是T 的函数，及比体积无关.不仅如此，依据2.8题式〔3〕0202(,)(,),VV V V Vp C T V C T V T dV T ⎛⎫∂=+ ⎪∂⎝⎭⎰ 〔3〕 我们知道，V →∞时范氏气体趋于志向气体. 令上式的0V →∞，式中的0(,)V C T V 就是志向气体的热容量. 由此可知，范氏气体和志向气体的定容热容量是一样的.顺便提及，在压强不变时范氏方程的体积V 及温度T 不呈线性关系. 依据2.8题式〔5〕〔2〕这意味着范氏气体的定压热容量是,T p 的函数.2.10 证明志向气体的摩尔自由能可以表为,,00,002ln ln V m m V m m m m V m m m mC F C dT U T dT RT V TS TdTT C dT U TS RT V T=⎰+-⎰--=-⎰⎰+--解：式〔〕和〔2.4.14〕给出了志向气体的摩尔吉布斯函数作为其自然变量,T p 的函数的积分表达式. 此题要求出志向气体的摩尔自由能作为其自然变量,m T V 的函数的积分表达式. 依据自由能的定义〔式〔1.18.3〕〕，摩尔自由能为,m m m F U TS =- 〔1〕其中m U 和m S 是摩尔内能和摩尔熵. 依据式〔〕和〔1.15.2〕，志向气体的摩尔内能和摩尔熵为,0,m V m m U C dT U =+⎰ 〔2〕,0ln ,V m m m m C S dT R V S T=++⎰〔3〕所以,,00ln .V m m V m m m m C F C dT T dT RT V U TS T=--+-⎰⎰〔4〕利用分部积分公式,xdy xy ydx =-⎰⎰令可将式〔4〕右方头两项合并而将式〔4〕改写为,002ln .m V m m m m dTF T C dT RT V U TS T =--+-⎰⎰〔5〕2.11 求范氏气体的特性函数m F ，并导出其他的热力学函数. 解：考虑1mol 的范氏气体. 依据自由能全微分的表达式〔〕，摩尔自由能的全微分为,m m m dF S dT pdV =-- 〔1〕故2,m m m m TF RT ap V V b V ⎛⎫∂=-=-+ ⎪∂-⎝⎭ 〔2〕 积分得()(),ln ().m m m maF T V RT V b f T V =---+ 〔3〕 由于式〔2〕左方是偏导数，其积分可以含有温度的随意函数()f T . 我们利用V →∞时范氏气体趋于志向气体的极限条件定出函数()f T . 依据习题2.11式〔4〕，志向气体的摩尔自由能为,,00ln .V m m V m m m m C F C dT dT RT V U TS T=--+-⎰⎰〔4〕将式〔3〕在m V →∞时的极限及式〔4〕加以比拟，知,,00().V m V m m m C f T C dT T dT U TS T=-+-⎰⎰〔5〕所以范氏气体的摩尔自由能为 ()(),,00,ln .V m m m V m m m m mC aF T V C dT T dT RT V b U TS TV =----+-⎰⎰〔6〕 式〔6〕的(),m m F T V 是特性函数范氏气体的摩尔熵为 (),0ln .V m mm m m C F S dT R V b S T T∂=-=+-+∂⎰ 〔7〕 摩尔内能为,0.m m m V m m maU F TS C dT U V =+=-+⎰ 〔8〕2.12 一弹簧在恒温下的复原力X 及其伸长x 成正比，即X Ax =-，比例系数A 是温度的函数. 今忽视弹簧的热膨胀，试证明弹簧的自由能F ，熵S 和内能U 的表达式分别为()()()()()()2221,,0,2,,0,21,,0.2F T x F T Ax x dAS T x S T dT dA U T x U T A T x dT =+=-⎛⎫=+- ⎪⎝⎭ 解：在准静态过程中，对弹簧施加的外力及弹簧的复原力大小相等，方向相反. 当弹簧的长度有dx 的变更时，外力所做的功为.dW Xdx =- 〔1〕 依据式〔〕，弹簧的热力学根本方程为.dU TdS Xdx =- 〔2〕弹簧的自由能定义为,F U TS =-其全微分为.dF SdT Xdx =--将胡克定律X Ax =-代入，有,dF SdT Axdx =-+ 〔3〕因此在固定温度下将上式积分，得()()0,,0xF T x F T Axdx =+⎰〔4〕其中(),0F T 是温度为T ，伸长为零时弹簧的自由能.弹簧的熵为()21,0.2F dA S S T x T dT∂=-=-∂ 〔5〕 弹簧的内能为()21,0.2dA U F TS U T A T x dT ⎛⎫=+=+- ⎪⎝⎭〔6〕 在力学中通常将弹簧的势能记为没有考虑A 是温度的函数. 依据热力学，U 力学是在等温过程中外界所做的功，是自由能.2.13 X 射线衍射试验发觉，橡皮带未被拉紧时具有无定形构造；当受张力而被拉伸时，具有晶形构造. 这一事实说明，橡皮带具有大的分子链.〔a 〕摸索讨橡皮带在等温过程中被拉伸时，它的熵是增加还是削减；〔b 〕试证明它的膨胀系数是负的.解：〔a 〕熵是系统无序程度的量度.橡皮带经等温拉伸过程后由无定形构造转变为晶形构造，说明过程后其无序度削减，即熵削减了，所以有〔1〕〔b 〕由橡皮带自由能的全微分dF SdT JdL =-+可得麦氏关系〔2〕综合式〔1〕和式〔2〕，知〔3〕 由橡皮带的物态方程(),,0F J L T =知偏导数间存在链式关系1,L J TJ T L T L J ∂∂∂⎛⎫⎛⎫⎛⎫=- ⎪ ⎪ ⎪∂∂∂⎝⎭⎝⎭⎝⎭ 即 .J L TL J L T T J ∂∂∂⎛⎫⎛⎫⎛⎫=- ⎪ ⎪ ⎪∂∂∂⎝⎭⎝⎭⎝⎭ 〔4〕 在温度不变时橡皮带随张力而伸长说明〔5〕 综合式〔3〕-〔5〕知所以橡皮带的膨胀系数是负的，即〔6〕2.14 假设太阳是黑体，依据以下数据求太阳外表的温度；单位时间内投射到地球大气层外单位面积上的太阳辐射能量为3211.3510J m s --⨯⋅⋅〔该值称为太阳常量〕，太阳的半径为86.95510m ⨯，太阳及地球的平均距离为111.49510m ⨯.解：以s R 表示太阳的半径. 顶点在球心的立体角d Ω在太阳外表所张的面积为2s R d Ω. 假设太阳是黑体，依据斯特藩-玻耳兹曼定律〔式〔〕〕，单位时间内在立体角d Ω内辐射的太阳辐射能量为42.s T R d Ωσ 〔1〕单位时间内，在以太阳为中心，太阳及地球的平均距离se R 为半径的球面上承受到的在立体角d Ω内辐射的太阳辐射能量为321.3510.se R d Ω⨯令两式相等，即得 132421.3510.se s R T R σ⎛⎫⨯⨯= ⎪⎝⎭ 〔3〕 将,s R σ和se R 的数值代入，得5760.T K ≈2.15 计算热辐射在等温过程中体积由1V 变到2V 时所吸取的热量.解：依据式〔〕，在可逆等温过程中系统吸取的热量为.Q T S =∆ 〔1〕 式〔〕给出了热辐射的熵函数表达式 〔2〕所以热辐射在可逆等温过程中体积由1V 变到2V 时所吸取的热量为〔3〕2.16 摸索讨以平衡辐射为工作物质的卡诺循环，计算其效率. 解：依据式〔〕和〔2.6.3〕，平衡辐射的压强可表为〔1〕 因此对于平衡辐射等温过程也是等压过程. 式〔〕给出了平衡辐射在可逆绝热过程〔等熵过程〕中温度T 及体积V 的关系3().T V C =常量 〔2〕将式〔1〕及式〔2〕联立，消去温度T ，可得平衡辐射在可逆绝热过程中压强p 及体积V 的关系 43pV C '=〔常量〕. 〔3〕 以下图是平衡辐射可逆卡诺循环的p V -图，其中等温线和绝热线的方程分别为式〔1〕和式〔3〕.以下图是相应的T S -图. 计算效率时应用T S -图更为便利.在由状态A 等温〔温度为1T 〕膨胀至状态B 的过程中，平衡辐射吸取的热量为()1121.Q T S S =- 〔4〕 在由状态C 等温〔温度为2T 〕压缩为状态D 的过程中，平衡辐射放出的热量为()2221.Q T S S =- 〔5〕循环过程的效率为()()2212211211111.T S S Q T Q T S S T η-=-=-=-- 〔6〕2.17 如下图，电介质的介电常量及温度有关. 试求电路为闭路时电介质的热容量及充电后再令电路断开后的热容量之差.解：依据式〔〕，当介质的电位移有dD 的变更时，外界所做的功是đ,W VEdD = 〔1〕式中E 是电场强度，V 是介质的体积. 此题不考虑介质体积的变更，V 可看作常量. 及简洁系统đW pdV =-比拟，在变换,p E V VD →-→ 〔2〕 下，简洁系统的热力学关系同样适用于电介质. 式〔〕给出 .p V V pp V C C T T T ∂∂⎛⎫⎛⎫-= ⎪ ⎪∂∂⎝⎭⎝⎭ 〔3〕 在代换〔2〕下，有 ,E D D EE D C C VT T T ∂∂⎛⎫⎛⎫-=- ⎪ ⎪∂∂⎝⎭⎝⎭ 〔4〕 式中E C 是电场强度不变时介质的热容量，D C 是电位移不变时介质的热容量. 电路为闭路时，电容器两极的电位差恒定，因而介质中的电场恒定，所以D C 也就是电路为闭路时介质的热容量. 充电后再令电路断开，电容器两极有恒定的电荷，因而介质中的电位移恒定，所以D C 也就是充电后再令电路断开时介质的热容量.电介质的介电常量及温度有关，所以〔5〕代入式〔4〕，有2E D D d d C C VT E dT dT εεε⎛⎫⎛⎫-=-- ⎪⎪⎝⎭⎝⎭ 〔6〕2.18 试证明磁介质H C 及M C 之差等于20H M M T H M C C T T H μ∂∂⎛⎫⎛⎫-= ⎪ ⎪∂∂⎝⎭⎝⎭ 解：当磁介质的磁化强度有dM 的变更时，外界所做的功是0đ,W V HdM μ= 〔1〕式中H 是电场强度，V 是介质的体积.不考虑介质体积的变更，V 可看作常量. 及简洁系统đW pdV =-比拟，在变换0p H,V VM μ→-→ 〔2〕 下，简洁系统的热力学关系同样适用于磁介质.式〔〕给出 .p V V p p V C C T T T ∂∂⎛⎫⎛⎫-= ⎪ ⎪∂∂⎝⎭⎝⎭ 〔3〕 在代换〔2〕下，有 0H M M HH M C C T T T μ∂∂⎛⎫⎛⎫-=- ⎪ ⎪∂∂⎝⎭⎝⎭ 〔4〕 式中H C 是磁场强度不变时介质的热容量，M C 是磁化强度不变时介质的热容量. 考虑到1H M TM T H T H M ∂∂∂⎛⎫⎛⎫⎛⎫=- ⎪ ⎪ ⎪∂∂∂⎝⎭⎝⎭⎝⎭ 〔5〕 〔5〕式解出,代入(4)式,得20H M M T H M C C T T H μ∂∂⎛⎫⎛⎫-= ⎪ ⎪∂∂⎝⎭⎝⎭2.19 确定顺磁物质遵从居里定律：().C M H T=居里定律 假设维物质的温度不变，使磁场由0增至H ，求磁化热.解：式〔〕给出，系统在可逆等温过程中吸取的热量Q 及其在过程中的熵增加值∆S 满足.Q T S =∆ 〔1〕在可逆等温过程中磁介质的熵随磁场的变更率为〔式〔〕〕〔2〕假如磁介质遵从居里定律(),CV m H C T =是常量 〔3〕 易知〔4〕 所以〔5〕 在可逆等温过程中磁场由0增至H 时，磁介质的熵变为2020.2H TCV H S S dH H T μ∂⎛⎫∆==- ⎪∂⎝⎭⎰ 〔6〕 吸取的热量为20.2CV H Q T S T μ=∆=- 〔7〕2.20 确定超导体的磁感强度0()0B H M μ=+=，求证：〔a 〕M C 及M 无关，只是T 的函数，其中M C 是磁化强度M 保持不变时的热容量.〔b 〕200.2M M U C dT U μ=-+⎰ 〔c 〕解：先对超导体的根本电磁学性质作一粗浅的介绍.1911年昂尼斯〔Onnes 〕发觉水银的电阻在4.2K 左右突然降低为零，如图所示. 这种在低温下发生的零电阻现象称为超导电性. 具有超导电性质的材料称为超导体. 电阻突然消逝的温度称为超导体的临界温度. 起先人们将超导体单纯地理解为具有无穷电导率的导体. 在导体中电流密度J及电场强度E满足欧姆定律e〔1〕假如电导率σ→∞，导体内的电场强度将为零. 依据法拉第定律，有〔2〕因此对于具有无穷电导率的导体，恒有〔3〕以下图〔a〕显示具有无穷电导率的导体的特性，假如先将样品降温到临界温度以下，使之转变为具有无穷电导率的导体，然后加上磁场，依据式〔3〕样品内的B不发生变更，即仍有B=但假如先加上磁场，然后再降温到临界温度以下，依据式〔3〕样品内的B也不应发生变更，即B≠0.这样一来，样品的状态就及其阅历的历史有关，不是热力学平衡状态了. 但是应用热力学理论对超导体进展分析，其结果及试验是符合的. 这种状况促使人们进展进一步的试验探究.1933年迈斯纳〔Meissner〕将一圆柱形样品放置在垂置于其轴线的磁场中，降低到临界温度以下，使样品转变为超导体，发觉磁通量完全被排斥于样品之外，即超导体中的B 恒为零：()00.B H M μ=+= 〔4〕这一性质称为完全抗磁性. 上图〔b 〕画出了具有完全抗磁性的样品在先冷却后加上磁场和先加上磁场后冷却的状态变更，显示具有完全抗磁性的超导体，其状态及历史无关.1953年弗·伦敦〔F.London 〕和赫·伦敦〔H.London 〕兄弟二人提出了一个唯象理论，从统一的观点概括了零电阻和迈斯纳效应，相当成功地预言了超导体的一些电磁学性质.他们认为，及一般导体遵从欧姆定律不同，由于零电阻效应，超导体中电场对电荷的作用将使超导电子加速. 依据牛顿定律，有,m qE =v 〔5〕式中m 和q 分别是超导电子的质量和电荷，v 是其加速度. 以s n 表示超导电子的密度，超导电流密度s J 为.=s s n q v J 〔6〕综合式〔5〕和式〔6〕，有〔7〕其中〔8〕将式〔7〕代入法拉第定律〔2〕，有或〔9〕式〔9〕意味着()s Λ∇⨯+J B 不随时间变更，假如在某一时刻，有(),s Λ∇⨯=-J B 〔10〕那么在任何时刻式〔10〕都将成立. 伦敦假设超导体满足式〔10〕. 下面证明，在恒定电磁场的情形下，依据电磁学的根本规律和式〔10〕可以得到迈斯纳效应. 在恒定电磁场情形下，超导体内的电场强度明显等于零，否那么s J 将无限增长，因此安培定律给出0.s μ∇⨯=B J 〔11〕对上式取旋度，有0(),s Λμμ∇⨯∇⨯∇⨯=-B J B 〔12〕其中最终一步用了式〔10〕. 由于2()().∇⨯∇⨯=∇∇⋅-∇B B B而0∇⋅=B ，因此式〔12〕给出〔13〕式〔13〕要求超导体中B 从外表随浓度很快地削减. 为简洁起见，我们探讨一维情形. 式〔13〕的一维解是e ≈B 〔14〕 式〔14〕说明超导体中B 随深度x 按指数衰减.假如2310cm s n ≈，可以得到这样伦敦理论不仅说明白迈斯纳效应，而且预言磁屏蔽须要一个有限的厚度，磁场的穿透浓度是-610cm 的量级. 试验证明白这一预言. 综上所述，伦敦理论用式〔7〕和式〔10〕〔15〕 来概括零电阻和迈斯纳效应，以式〔15〕作为确定超导体电磁性质的根本方程. 迈斯纳效应的实质是，磁场中的超导体会在外表产生适当的超导电流分布，使超导体内部0.=B 由于零电阻，这超导电流是永久电流，不会衰减. 在外磁场变更时，外表超导电流才会相应地变更.伦敦理论是一个唯象理论. 1957年巴丁、库柏和徐瑞佛〔Bardeen ，Cooper ，Schriffer 〕开展了超导的微观理论，说明白低温超导的微观机制，并对超导体的宏观特性赐予统计的说明.下面回到此题的求解. 由式〔3〕知，在超导体内部恒有,M H =- 〔16〕这是超导体独特的磁物态方程. 通常的磁物态方程(,,)0f H M T =对超导体约化为式〔16〕.依据式〔16〕，有〔17〕（a ） 考虑单位体积的超导体. 式〔〕给出准静态过程中的微功为0đ.W HdM μ= 〔18〕及简洁系统的微功đW pdV =-比拟知在代换0,p H V M μ→→ 下，简洁系统得到的热力学关系同样适用于超导体. 2.9题式〔2〕给出超导体相应的热力学关系为 2020.M T MC H T ΜT μ⎛⎫∂∂⎛⎫=-= ⎪ ⎪∂∂⎝⎭⎝⎭ 〔19〕 最终一步用了式〔17〕. 由式〔19〕可知，M C 及M 无关，只是T 的函数.〔b 〕相应于简洁系统的〔〕式,T VU p T p V T ∂∂⎛⎫⎛⎫=- ⎪ ⎪∂∂⎝⎭⎝⎭ 超导体有 000,T MU ΗT H M ΜT μμμ∂∂⎛⎫⎛⎫=-+=- ⎪ ⎪∂∂⎝⎭⎝⎭ 〔20〕 其中其次步用了式〔17〕.以,T M 为自变量，内能的全微分为0.M TM U U dU dT dM T M C dT MdM μ∂∂⎛⎫⎛⎫=+ ⎪ ⎪∂∂⎝⎭⎝⎭=- 积分得超导体内能的积分表达式为 200.2M M U C dT U μ=-+⎰ 〔21〕第一项为哪一项不存在磁场时超导体的内能，其次项代表外磁场使超导体外表感生超导电流的能量. 其次项是负的，这是式〔16〕的结果，因此处在外磁场中超导体的内能低于无磁场时的内能.〔c 〕相应于简洁系统的〔〕式0,V V C p S dT dV S T T ⎡⎤∂⎛⎫=++ ⎪⎢⎥∂⎝⎭⎣⎦⎰超导体有00M MC ΗS dT dM S T T μ∂⎛⎫=-+ ⎪∂⎝⎭⎰〔22〕其次步用了式〔17〕. 这意味着，处在外磁场中超导体外表的感生超导电流对熵〔无序度〕没有奉献.补充题1 温度维持为25C ，压强在0至1000n p 之间，测得水的试验数据如下：()363114.510 1.410cm mol K .pV p T ----∂⎛⎫=⨯+⨯⋅⋅ ⎪∂⎝⎭ 假设在25C 的恒温下将水从1n p 加压至1000n p ，求水的熵增加值和从外界吸取的热量.解：将题给的记为〔1〕由吉布斯函数的全微分dG SdT Vdp =-+得麦氏关系〔2〕因此水在过程中的熵增加值为()()222121.2b a p p p p ⎡⎤=--+-⎢⎥⎣⎦〔3〕将11,1000n n n p p p p ==代入，得110.527J mol K .S --∆=-⋅⋅依据式〔〕，在等温过程中水从外界吸取的热量Q 为 ()112980.527J mol 157J mol .Q T S--=∆=⨯-⋅=-⋅补充题2 试证明范氏气体的摩尔定压热容量及摩尔定容热容量之差为(),,23.21p m V m m m R C C a V b V RT-=--解：依据式〔〕，有,,.m m p m V m V pV p C C T T T ∂∂⎛⎫⎛⎫-= ⎪ ⎪∂∂⎝⎭⎝⎭ 〔1〕由范氏方程易得()232.m m Tm p RT aV V V b ⎛⎫∂=-+ ⎪∂-⎝⎭ 〔2〕 但1,m m V m Tp V p T T V p ⎛⎫⎛⎫∂∂∂⎛⎫=-⎪ ⎪ ⎪∂∂∂⎝⎭⎝⎭⎝⎭ 所以()()323,2m m mm RV V b RTV a V b -=-- 〔3〕代入式〔1〕，得(),,23.21p m V m m mR C C a V b RTV -=--〔4〕补充题3 承前1.6和第一章补充题3，试求将志向弹性体等温可逆地由0L 拉长至02L 时所吸取的热量和内能的变更.解：式〔〕给出，以,T V 为自变量的简洁系统，熵的全微分为.V VC p dS dT dV T T ∂⎛⎫=+ ⎪∂⎝⎭ 〔1〕 对于此题的情形，作代换,,V L p →→-J 〔2〕即有.L LJ TdS C dT T dL T ∂⎛⎫=- ⎪∂⎝⎭ 〔3〕 将志向弹性体等温可逆地由0L 拉长至02L 时所吸取的热量Q 为002.L L LQ TdS T dL T ∂⎛⎫==- ⎪∂⎝⎭⎰⎰J 〔4〕 由可得220002200021,L L L dL J L L b bT T L L L L L dT ⎛⎫⎛⎫∂⎛⎫=--+ ⎪ ⎪ ⎪∂⎝⎭⎝⎭⎝⎭ 〔5〕 代入式〔4〕可得00002222200022002L L L L L L L L Q bT dL bT a dL L L L L ⎛⎫⎛⎫=--++ ⎪ ⎪⎝⎭⎝⎭⎰⎰〔6〕其中过程中外界所做的功为002220020,L L L L L L W JdL bT dL bTL L L ⎛⎫==-= ⎪⎝⎭⎰⎰〔7〕 故弹性体内能的变更为2005.2U W Q bT L α∆=+= 〔8〕补充题4 承上题. 试求该弹性体在可逆绝热过程中温度随长度的变更率.解：上题式〔3〕已给出.L LJ TdS C dT T dL T ∂⎛⎫=- ⎪∂⎝⎭ 〔1〕在可逆绝热过程中0dS =，故有〔2〕将习题2.15式〔5〕求得的代入，可得2200022002.S L L L T bT L L T L C L L L L α⎡⎤⎛⎫⎛⎫∂⎛⎫=--+⎢⎥⎪ ⎪ ⎪∂⎝⎭⎝⎭⎝⎭⎣⎦〔3〕补充题5 试验测得顺磁介质的磁化率()T χ. 假如忽视其体积变更，试求特性函数(,)f M T ，并导出内能和熵.解：在磁介质的体积变更可以忽视时，单位体积磁介质的磁化功为〔式〔〕〕0đ.W HdM μ= 〔1〕其自由能的全微分为0.df SdT MdM μ=-+将()χ=T M H 代入，可将上式表为.Mdf SdT dM μχ=-+ 〔2〕在固定温度下将上式对M 积分，得20(,)(,0).2()M f T M f T T μχ=+ 〔3〕(,)f T M 是特性函数. 单位体积磁介质的熵为(),MS f T M T ∂⎡⎤=-⎢⎥∂⎣⎦221(,0).2d M S T dTμχχ=+ 〔4〕 单位体积的内能为220002.22M d U f TS M T U dTμμχχχ=+=++ 〔5〕。
热力学与统计物理课后习题答案
T
S T
V
；即
T T 0 S V CV
于是： 0>
p 正p数
V T V S
于是：
< 0p
V S
CP
T
S T
P
T
S , T ,
p p
T
S, p S,V
S,V T , p
T
p V
S
S,V T , p
T p V S
S T
,V ,V
T ,V T , p
化简。
解：由式(3.2.7)得：U TS pV ；又由式(3.4.6)得：
dp L dT TV
；L TS
Pa
U L L p dT T dp
L1
p T
dT dp
第四章 多元系的复相平衡和化学平衡
=0。
解： 由式(2.2.7)得：
(
U V
)T
p
=T
( T
)V
-p;
(
U V
)T
=0
;
p
T
( p T
)V
( U V
)T
=
(U ,T ) (V ,T )
(U ,T )
=
( p,T )
( p,T ) (V ,T )
U =0= ( p )T
(
p V
)T
∵
( p V
)T≠0
;
(
U p
)=T 0。
习题2.10 证明范氏气体的定容热容量只是温度的函数,与比容无
)U
>0
证: 由式(2.1.2)得： dH TdS VdP
等H过程: (TdS )H (VdP)H
热力学与统计物理课后习题答案第一章
热力学与统计物理课后习题答案第一章1.1 试求理想气体的体胀系数α,压强系数β和等温压缩系数κT 。
解：已知理想气体的物态方程为,pV nRT = （1）由此易得11,p V nR V T pV Tα=== ?（2） 11,V p nR p T pV Tβ=== ?（3） 2111.T T V nRT V p V p pκ=-=--= ? ? ???????? （4）1.2 证明任何一种具有两个独立参量,T p 的物质，其物态方程可由实验测得的体胀系数α及等温压缩系数κT ，根据下述积分求得：()ln T V =αdT κdp -?如果11,T T pακ==，试求物态方程。
解：以,T p 为自变量，物质的物态方程为(),,V V T p =其全微分为.p TV V dV dT dp T p=+ ? ?（1）全式除以V ，有11.p TdV V V dT dp V V T V p =+ ? ?根据体胀系数α和等温压缩系数T κ的定义，可将上式改写为.T dVdT dp Vακ=- （2）上式是以,T p 为自变量的完整微分，沿一任意的积分路线积分，有()ln .T V dT dp ακ=-? （3）若11,T T pακ==，式（3）可表为 11ln .V dT dp Tp ??=- （4）选择图示的积分路线，从00(,)T p 积分到()0,T p ，再积分到（,T p ），相应地体积由0V 最终变到V ，有000ln=ln ln ,V T p V T p - 即00p V pV C T T ==（常量），或.p V C T=（5）式（5）就是由所给11,T T pακ==求得的物态方程。
确定常量C 需要进一步的实验数据。
1.3 在0C 和1n p 下，测得一铜块的体胀系数和等温压缩系数分别为51714.8510K 7.810.n p ακ----=?=?T 和T ακ和可近似看作常量，今使铜块加热至10C 。
热力学与统计物理课后习题答案
第六章近独立粒子的最概然分布6.1试根据式（）证明：在体积V内，在到E+d£的能量范围内，三维自由粒子的量子态数为解：式（）给出，在体积V L3内，在P x到P x dP x, P y到P y dP y,P x 到P xdP x的动量范围内，自由粒子可能的量子态数为V /八3 dP x dP y dP z. （h用动量空间的球坐标描述自由粒子的动量，并对动量方向积分，可得在体积V内，动量大小在P到P dP范围内三维自由粒子可能的量子态数为4 n 2^ -P dp. h(2)上式可以理解为将空间体积元4 Vp2dp （体积V,动量球壳4nP2dp ）除以相格大小h3而得到的状态数.自由粒子的能量动量关系为因此将上式代入式（2）,即得在体积V内，在到d的能量范围内，三维自由粒子的量子态数为D（）d - 2m 2 'd . （3）h6.2试证明，对于一维自由粒子，在长度L内，在到d的能量范围内，量子态数为解：根据式（），一维自由粒子在空间体积元dxdp x内可能的量子态数为在长度L内，动量大小在P到P dp范围内（注意动量可以有正负两个可能的方向）的量子态数为2Ldp.（1）h将能量动量关系代入，即得1D d 21卫為.（2）h 26.3试证明，对于二维的自由粒子，在面积L2内，在到d的D d 年 ch2d . (2)能量范围内，量子态数为解：根据式（），二维自由粒子在 空间体积元dxdydp x dp y 内的量 子态数为对d 积分，从0积分到2 n ，有可得在面积L 2内，动量大小在p 到p dp 范围内（动量方向任意） 维自由粒子可能的状态数为誓 pdp.h将能量动量关系 代入，即有D d M^md .h 26.4 在极端相对论情形下，粒子的能量动量关系为试求在体积V 内，在 到的能量范围内三维粒子的量子态数.解:式（）已给出在体积V 内，动量大小在p 到P dp 范围内三维 自由粒子可能的状态数为4 V 2^ 有 pdp.将极端相对论粒子的能量动量关系 代入，可得在体积V 内，在到d 的量子态数为12 dxdydp x dp y . h用二维动量空间的极坐标 p,描述粒子的动量，为用极坐标描述时，二维动量空间的体积元为在面积L 2内，动量大小在p 到p dp 范围内，动量方向在 到 d 范 围内，二维自由粒子可能的状态数为L 2pdpd(1)P ，P ， 与P x ,P y 的关系(2)(3)(4)(1)的能量范围内，极端相对论粒子a i i ei(4)a ii ei6.5 设系统含有两种粒子，其粒子数分别为 N 和N .粒子间的相互作用很弱，可以看作是近独立的.假设粒子可以分辨，处在一个 个体量子态的粒子数不受限制.试证明，在平衡状态下两种粒子的最 概然分布分别为 和其中i 和i 是两种粒子的能级，i 和i 是能级的简并度.解：当系统含有两种粒子，其粒子数分别为 N 和N ，总能量为 和a 必须满足条件 N ,(1)i a i系统的微观状态数Q 0为Q.（ 3）平衡状态下系统的最概然分布是在满足式（1）的条件下使Q 0或In Q 0为极大的分布.利用斯特令公式，由式（3）可得 为求使in Q 0为极大的分布，令a i 和a 各有a i 和a i 的变化，I n Q 0将 因而有亦Q 0的变化.使i n Q为极大的分布a i 和 即 但这些色和迥不完全是独立的，它们必须满足条件 用拉氏乘子，和 分别乘这三个式子并从 餉Q 0中减去，得 根据拉氏乘子法原理，每个 即拉氏乘子，和 由条件（1）确定.式（4）表明，两种粒子各自遵 从玻耳兹曼分布.两个分布的 和 可E ,体积为V 时，两种粒子的分布 a N ,a ii a i才有可能实现.在粒子可以分辨，且处在一个个体量子态的粒子数不受限制的情 形下，两种粒子分别处在分布 aN! a! i IN ! a !和a 时各自的微观状态数为aii ,aii(2)a 和a i 必使 E 和迥的系数都等于零，所以得以不同，但有共同的.原因在于我们开始就假设两种粒子的粒子数N,N 和能量E具有确定值，这意味着在相互作用中两种粒子可以交换能量，但不会相互转化.从上述结果还可以看出，由两个弱相互作用的子系统构成的系统达到平衡时，两个子系统有相同的.6.6同上题，如果粒子是玻色子或费米子，结果如何？解：当系统含有N个玻色子，N个费米子，总能量为E,体积为V时，粒子的分布a i和a i必须满足条件Qi | Q E（1）l l才有可能实现.玻色子处在分布a i，费米子处在分布a i时，其微观状态数分别为系统的微观状态数Q 0为Q0Q Q.（3）平衡状态下系统的最概然分布是在满足式（1）条件下使Q 0或in Q0为极大的分布.将式（2）和式（3）取对数，利用斯特令公式可得令各a i和a i有词和込的变化，in Q 0将因而有3ln Q 0的变化，使用权in Q 0为极大的分布a i和Q必使即但这此致色和阳不完全是独立的，它们必须满足条件用拉氏乘子，和分别乘这三个式子并从餉Q 0中减去，得根据拉氏乘子法原理，每个色和迥的系数都等于零，所以得即iai ---- ,i e i1(4)ia i --------e i1拉氏乘子，和由条件（1）确定.式（4）表明，两种粒子分别遵从玻色分布和费米分布，其中和不同，但相等.。
热力学与统计物理课后习题答案第一章复习课程
热力学与统计物理课后习题答案第一章1.1 试求理想气体的体胀系数α,压强系数β和等温压缩系数κT 。
解：已知理想气体的物态方程为,pV nRT = （1）由此易得11,p V nR V T pV Tα∂⎛⎫=== ⎪∂⎝⎭ （2） 11,V p nR p T pV Tβ∂⎛⎫=== ⎪∂⎝⎭ （3） 2111.T T V nRT V p V p pκ⎛⎫⎛⎫∂⎛⎫=-=--= ⎪ ⎪ ⎪∂⎝⎭⎝⎭⎝⎭ （4）1.2 证明任何一种具有两个独立参量,T p 的物质，其物态方程可由实验测得的体胀系数α及等温压缩系数κT ，根据下述积分求得：()ln T V =αdT κdp -⎰如果11,T T pακ==，试求物态方程。
解：以,T p 为自变量，物质的物态方程为(),,V V T p =其全微分为.p TV V dV dT dp T p ⎛⎫∂∂⎛⎫=+ ⎪ ⎪∂∂⎝⎭⎝⎭ （1） 全式除以V ，有11.p TdV V V dT dp V V T V p ⎛⎫∂∂⎛⎫=+ ⎪ ⎪∂∂⎝⎭⎝⎭根据体胀系数α和等温压缩系数Tκ的定义，可将上式改写为.TdVdT dpVακ=-（2）上式是以,T p为自变量的完整微分，沿一任意的积分路线积分，有()ln.TV dT dpακ=-⎰（3）若11,TT pακ==，式（3）可表为11ln.V dT dpT p⎛⎫=-⎪⎝⎭⎰（4）选择图示的积分路线，从00(,)T p积分到()0,T p，再积分到（,T p），相应地体积由V最终变到V，有000ln=ln ln,V T pV T p-即00p VpVCT T==（常量），或.pV CT=（5）式（5）就是由所给11,T T pακ==求得的物态方程。
确定常量C 需要进一步的实验数据。
1.3 在0C 和1n p 下，测得一铜块的体胀系数和等温压缩系数分别为51714.8510K 7.810.n p ακ----=⨯=⨯T 和T ακ和可近似看作常量，今使铜块加热至10C 。
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第七章 玻耳兹曼统计7． 1 试根据公式 Pa lL证明，对于非相对论粒子lVP21 2 22 U 222n x , n y , n z2m 2mL n x n yn z ，（ 0, 1, 2, ）有P3 V上述结论对于玻尔兹曼分布，玻色分布和费米分布都成立。
证明： 处在边长为 L 的立方体中，非相对论粒子的能量本征值为P21 222 22n x , n y , n z 0, 1, 2, ） ------- （1）n x , n y ,n z2m 2mLn x n yn z（为书写简便，我们将上式简记为aV 23----------------------- （ 2）其中 V=L 3 是系统的体积，常量a(2 ) 2222l 代表 n x ,n y ,n z 三2m n xn y n z ，并以单一指标个量子数。
由（ 2）式可得L2aVV35 32l--------------------- （ 3）3 V代入压强公式，有 PL2 2 Ua lal l---------------------- （ 4）lV3V l3 V式中 Ual l是系统的内能。
l上述证明未涉及分布的具体表达式， 因此上述结论对于玻尔兹曼分布， 玻色分布和费米分布都成立。
注：（ 4）式只适用于粒子仅有平移运动的情形。
如果粒子还有其他的自由度，式（ 4）中的U 仅指平动内能。
7． 2 根据公式 Pa lL证明，对于极端相对论粒子lVcp c2n x 2 n y 2 n z 2 11 U2 ， n x , n y , n z 0, 1, 2, 有PL3 V 上述结论对于玻尔兹曼分布，玻色分布和费米分布都成立。
证明：处在边长为L 的立方体中，极端相对论粒子的能量本征值为2 n x 2 n y 2 n z 2 1c 2 ， n x , n y , n z 0, 1, 2,-------（ 1）n x ,n y ,n zL1为书写简便，我们将上式简记为aV 3 ----------------------- （ 2）其中 V=L 3 是系统的体积， 常量 a 2 c n x 2 n y 2n z 212，并以单一指标 l 代表 n x ,n y ,n z 三个量子数。
热力学与统计物理课后习题答案第六章
第六章 近独立粒子的最概然分布试根据式（6.2.13）证明：在体积V 内，在ε到d ε+ε的能量范围内，三维自由粒子的量子态数为()()132232d 2d .VD m hπεεεε=解: 式（6.2.13）给出，在体积3V L =内，在x p 到d ,x x y p p p +到d ,y y x p p p +到d x x p p +的动量范围内，自由粒子可能的量子态数为3d d d .x y z Vp p p h （1）用动量空间的球坐标描述自由粒子的动量，并对动量方向积分，可得在体积V 内，动量大小在p 到d p p +范围内三维自由粒子可能的量子态数为234πd .V p p h（2） 上式可以理解为将μ空间体积元24d Vp p π（体积V ，动量球壳24πd p p ）除以相格大小3h 而得到的状态数. 自由粒子的能量动量关系为2.2p mε= 因此d .p p p md ε==将上式代入式（2），即得在体积V 内，在ε到d εε+的能量范围内，三维自由粒子的量子态数为()132232π()d 2d .VD m hεεεε= （3）试证明，对于一维自由粒子，在长度L 内，在ε到d εε+的能量范围内，量子态数为()122d d .2L m D h εεεε⎛⎫=⎪⎝⎭解: 根据式（6.2.14），一维自由粒子在μ空间体积元d d x x p 内可能的量子态数为d d .xx p h在长度L 内，动量大小在p 到d p p +范围内（注意动量可以有正负两个可能的方向）的量子态数为2d .Lp h（1） 将能量动量关系22p mε= 代入，即得()122d d .2L m D h εεεε⎛⎫=⎪⎝⎭（2）试证明，对于二维的自由粒子，在面积2L 内，在ε到d εε+的能量范围内，量子态数为()222π.L D d md hεεε=解: 根据式（6.2.14），二维自由粒子在μ空间体积元d d d d x y x y p p 内的量子态数为21d d d d .x y x y p p h（1） 用二维动量空间的极坐标,p θ描述粒子的动量，,p θ与,x y p p 的关系为cos ,sin .x y p p p p θθ==用极坐标描述时，二维动量空间的体积元为d d .p p θ在面积2L 内，动量大小在p 到d p p +范围内，动量方向在θ到d θθ+范围内，二维自由粒子可能的状态数为22d d .L p p h θ（2）对d θ积分，从0积分到2π，有20d 2π.πθ=⎰可得在面积2L 内，动量大小在p 到d p p +范围内（动量方向任意），二维自由粒子可能的状态数为222πd .L p p h（3） 将能量动量关系22p mε= 代入，即有()222πd d .L D m hεεε= （4）在极端相对论情形下，粒子的能量动量关系为.cp ε=试求在体积V 内，在ε到的能量范围内三维粒子的量子态数. 解:式（6.2.16）已给出在体积V 内，动量大小在p 到d p p +范围内三维自由粒子可能的状态数为234d .V p p h π （1） 将极端相对论粒子的能量动量关系cp ε=代入，可得在体积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()()234πd d .VD ch εεεε=（2）设系统含有两种粒子，其粒子数分别为N 和N '. 粒子间的相互作用很弱，可以看作是近独立的. 假设粒子可以分辨，处在一个个体量子态的粒子数不受限制. 试证明，在平衡状态下两种粒子的最概然分布分别为l l l a e αβεω--=和,l l l a e αβεω''--''=其中l ε和l ε'是两种粒子的能级，l ω和l ω'是能级的简并度.解： 当系统含有两种粒子，其粒子数分别为N 和N '，总能量为E ，体积为V 时，两种粒子的分布{}l a 和{}l a '必须满足条件,,ll l l l lllllaN a N a a Eεε''==''+=∑∑∑∑ （1）才有可能实现.在粒子可以分辨，且处在一个个体量子态的粒子数不受限制的情形下，两种粒子分别处在分布{}l a 和{}l a '时各自的微观状态数为!,!!.!l l a l ll la l ll lN Ωa N Ωa ωω'='''='∏∏∏∏ （2）系统的微观状态数()0Ω为()0.ΩΩΩ'=⋅ （3）平衡状态下系统的最概然分布是在满足式（1）的条件下使()0Ω或()0In Ω为极大的分布. 利用斯特令公式，由式（3）可得()()In ln ln ln ln ln ln ln ,l l l l l l l l llllΩΩΩN N a a a N N a a a ωω'=⋅''''''=-++-+∑∑∑∑为求使()0ln Ω为极大的分布，令l a 和l a '各有l a δ和l a δ'的变化，()0ln Ω将因而有()0δln Ω的变化. 使()0ln Ω为极大的分布{}l a 和{}l a '必使()0δln 0,Ω=即()0δln ln δln δ0.lll l l l ll a a Ωa a ωω⎛⎫'⎛⎫'=-- ⎪=⎪ ⎪'⎝⎭⎝⎭∑∑ 但这些δl a 和δl a '不完全是独立的，它们必须满足条件δδ0,δδ0,δδδ0.l ll ll l l l llN a N a E a a εε==''==''=+=∑∑∑∑用拉氏乘子,αα'和β分别乘这三个式子并从()0δln Ω中减去，得()0δln δδδln δln δ0.l ll l l l l l l l ΩN N Ea a a a ααβαβεαβεωω''---⎛⎫'⎛⎫'''=-++- ++⎪ ⎪ ⎪'⎝⎭⎝⎭=∑∑根据拉氏乘子法原理，每个δl a 和δl a '的系数都等于零，所以得ln 0,ln 0,ll ll l l a a αβεωαβεω++='''++='即.ll l l l l a e a e αβεαβεωω--''--=''= （4）拉氏乘子,αα'和β由条件（1）确定. 式（4）表明，两种粒子各自遵从玻耳兹曼分布. 两个分布的α和α'可以不同，但有共同的β. 原因在于我们开始就假设两种粒子的粒子数,N N '和能量E 具有确定值，这意味着在相互作用中两种粒子可以交换能量，但不会相互转化. 从上述结果还可以看出，由两个弱相互作用的子系统构成的系统达到平衡时，两个子系统有相同的β.同上题，如果粒子是玻色子或费米子，结果如何？解: 当系统含有N 个玻色子，N '个费米子，总能量为E ，体积为V 时，粒子的分布{}l a 和{}l a '必须满足条件,,ll l laN a N =''=∑∑l llllla a E εε''+=∑∑ （1）才有可能实现.玻色子处在分布{}l a ，费米子处在分布{}l a '时，其微观状态数分别为()()()1!,!1!.!!l l ll l l ll l l a Ωa Ωa a ωωωω+-=-''='''-∏∏系统的微观状态数()0Ω为()0.ΩΩΩ'=⋅ （3）平衡状态下系统的最概然分布是在满足式（1）条件下使()0Ω或()0ln Ω为极大的分布. 将式（2）和式（3）取对数，利用斯特令公式可得()()()()()0ln ln ln ln ln ln ln .l l l l l l l l llllllllllΩa a a a a a a a ωωωωωωωω=++--+⎡⎤⎣⎦''''''''----⎡⎤⎣⎦∑∑令各l a 和l a '有δl a 和δl a '的变化，()0ln Ω将因而有()0δln Ω的变化，使用权()0ln Ω为极大的分布{}l a 和{}l a '必使()0δln 0,Ω=即()()()0ln δln δln δ0.l l l l l l l l l l a a Ωa a a a ωω''-+'=+'=∑∑ 但这此致δl a 和δl a '不完全是独立的，它们必须满足条件δδ0,δδ0,δδδ0.l ll ll l l l llN a N a E a a εε==''==''=+=∑∑∑∑用拉氏乘子,αα'和β分别乘这三个式子并从()0δln Ω中减去，得()()()δln δδδln δln δ0.l l l l l l l l l l l l ΩN N Ea a a a a a ααβωωαβεαβε''---⎛⎫''-+⎛⎫ ⎪'''=---+-- ⎪ ⎪'⎝⎭ ⎪⎝⎭=∑∑根据拉氏乘子法原理，每个δl a 和δl a '的系数都等于零，所以得ln 0,ln0,l ll ll l l l a a a ωαβεωαβεω+--=''-''--='即,1.1ll l l ll a ea e αβεαβεωω--''--=-''=+ （4） 拉氏乘子,αα'和β由条件（1）确定. 式（4）表明，两种粒子分别遵从玻色分布和费米分布，其中α和α'不同，但β相等.。
热力学与统计物理答案汪志诚
热力学与统计物理答案(汪志诚) 第一章热力学的基本规律1.1 热力学系统的平衡态及其描述1.什么是热力学系统？热力学系统有哪些分类？答：热力学系统是指由大量相互作用的粒子组成的集合体，可以用一些宏观物理量来描述其状态。
热力学系统可以分为孤立系统、封闭系统和开放系统。
2.什么是热力学平衡态？热力学平衡态有哪些性质？答：热力学平衡态是指在没有外界影响的情况下，系统的宏观性质不随时间变化的状态。
热力学平衡态具有均匀性、各向同性和稳定性等性质。
3.如何描述热力学系统的状态？常用的状态参量有哪些？答：热力学系统的状态可以用一组状态参量来描述，常用的状态参量有体积、温度、压力和熵等。
1.2 热力学第零定律温度1.热力学第零定律的内容是什么？如何理解？答：热力学第零定律的内容是：如果两个热力学系统中的每一个都与第三个热力学系统处于热平衡(温度相同)，则它们彼此也必定处于热平衡。
这个定律说明了温度是描述热力学系统状态的一个重要参量，也是进行热交换的驱动力。
2.什么是温度？温度有哪些性质？答：温度是描述热力学系统状态的一个宏观参量，表示系统的冷热程度。
温度具有可加性和可比较性等性质，可以用温度计来测量。
3.温度与微观粒子运动的关系是什么？答：温度与微观粒子运动的关系可以通过麦克斯韦-玻尔兹曼分布来描述。
在一定温度下，系统中微观粒子的速度分布服从麦克斯韦-玻尔兹曼分布，粒子的平均动能与温度成正比。
1.3 热力学第一定律能量守恒定律1.热力学第一定律的内容是什么？如何理解？答：热力学第一定律的内容是：物体内能的增加等于物体吸收的热量和对物体所作的功的总和。
这个定律说明了能量守恒和转换的规律，即能量既不会凭空产生也不会凭空消失，只会从一种形式转换成另一种形式。
2.什么是内能？内能有哪些性质？答：内能是指热力学系统中所有微观粒子的动能和势能之和。
内能是一个状态函数，具有可加性和单调性等性质。
热力学·统计物理第五版答案
热力学·统计物理第五版答案【篇一：热力学与统计物理答案第二章】=txt>2.1 已知在体积保持不变时，一气体的压强正比于其热力学温度. 试证明在温度保质不变时，该气体的熵随体积而增加.解：根据题设，气体的压强可表为p?f?v?t,（1）式中f(v)是体积v的函数. 由自由能的全微分df??sdt?pdv得麦氏关系将式（1）代入，有p??sp?f(v)?.（3）t??v?t??t?vs0. 这意味着，在温度保持不变时，该?v??t??sp. （2） ??v?t??t?v由于p?0,t?0，故有??气体的熵随体积而增加.2.2 设一物质的物态方程具有以下形式：p?f(v)t,试证明其内能与体积无关.解：根据题设，物质的物态方程具有以下形式：故有p?f(v). （2） ?t??v但根据式（2.2.7），有u?p?tp, （3） ?v?t??t??v所以utf(v)?p?0. （4） ??v?t这就是说，如果物质具有形式为（1）的物态方程，则物质的内能与体积无关，只是温度t的函数.2.3 求证： (a)s?)p0; (bs?h??v 0.u解：焓的全微分为dh?tds?vdp. 令dh?0，得sp?v0. ht内能的全微分为du?tds?pdv. 令du?0，得s?v?p?0. ut2.4 已知u0，求证?u?v?tp?0. t解：对复合函数u(t,p)?u(t,v(t,p))求偏导数，有uuv?p?v?.ttpt如果??uv?0，即有 tu?p?0. t式（2）也可以用雅可比行列式证明：（1）（2）（3）（4）（1）（2）（3）u(u,p?t?(p,(u,(v,t)t)t)?(v,t)t)?(p,t)u?v. （2） ??v?tp?t2.5 试证明一个均匀物体的在准静态等压过程中熵随体积的增减取决于等压下温度随体积的增减.解：热力学用偏导数??用??s描述等压过程中的熵随体积的变化率，?v??pt描述等压下温度随体积的变化率. 为求出这两个偏导数的关??v?p 系，对复合函数求偏导数，有cp??tsst?. （2） ??v?p??t?p??v?pt??v?ps?s(p,v)?s(p,t(p,v)) （1）因为cp?0,t?0，所以??st的正负取决于的正负. ??v?p??v?p式（2）也可以用雅可经行列式证明：(s,sv?p?(v,(s,(t,p)p)p)?(t,p)p)?(v,p)s?t （2） ?t?v??p??p2.6 试证明在相同的压强降落下，气体在准静态绝热膨胀中的温度降落大于在节流过程中的温度降落.解：气体在准静态绝热膨胀过程和节流过程中的温度降落分别由偏导数?t?t?和描述. 熵函数s(t,p)的全微分为 ??p?s??p?hs?s?ds??dtdp. ?tppt在可逆绝热过程中ds?0，故有s?v?t??pt??t?p???t?. （1） spcspt?p最后一步用了麦氏关系式（2.2.4）和式（2.2.8）.焓h(t,p)的全微分为h?h?dh??dtdp. ?t?pp?t在节流过程中dh?0，故有h?v?t??v??pt???t???t?p. （2） ??cp??hp?ht?p最后一步用了式（2.2.10）和式（1.6.6）. 将式（1）和式（2）相减，得t?t?v0.（3） p?pc??s??hp所以在相同的压强降落下，气体在绝热膨胀中的温度降落大于节流过程中的温度降落. 这两个过程都被用来冷却和液化气体.由于绝热膨胀过程中使用的膨胀机有移动的部分，低温下移动部分的润滑技术是十分困难的问题，实际上节流过程更为常用. 但是用节流过程降温，气体的初温必须低于反转温度. 卡皮查（1934年）将绝热膨胀和节流过程结合起来，先用绝热膨胀过程使氦降温到反转温度以下，再用节流过程将氦液化.2.7 实验发现，一气体的压强p与体积v的乘积以及内能u都只是温度的函数，即pv?f(t),u?u(t).试根据热力学理论，讨论该气体的物态方程可能具有什么形式.解：根据题设，气体具有下述特性：pv?f(t),（1）u?u(t). （2）由式（2.2.7）和式（2），有而由式（1）可得tdf??p?t??. （4） ??tvdt??vu?pt?p?0. （3） ??v?t??t?v将式（4）代入式（3），有tf, dt或积分得lnf?lnt?lnc,dfdt?. （5） ft或pv?ct, （6）式中c是常量. 因此，如果气体具有式（1），（2）所表达的特性，由热力学理论知其物态方程必具有式（6）的形式. 确定常量c需要进一步的实验结果.2.8 证明2p?cv?t?2?,??v?t??t?vcp?2v?t?2?,t?pp?t并由此导出【篇二：热力学统计物理课后习题答案】t>8.4求弱简并理想费米(玻色)气体的压强公式．解：理想费米(玻色)气体的巨配分函数满足lnlln1?ell在弱简并情况下：2?v2?v3/23/22lng3?2m1/2ln1?e??ldg3?2md?3/2ln1?el30hh02?v3/22?3/2g3?2mln1?e?l3?h3/2dln1?el2?vd?3/22 ??g3?2m3/2l30he?1与（8.2.4）式比较，可知ln??再由（8.2.8）式，得3/23/21n?h21?h2nkt?1??lnnkt?1??v2?mkt??2?mkt??4242??2u 3en?h2?v?2?mkt??3/23/2h2n?? ?ev?t?2?mkt?nn v3/23/21?n?h2n?n?h2p?ln??kt?1???nkt?1v2?mkt?t2?mkt?t???? 42?42??8.10试根据热力学公式 s?熵。
热力学与统计物理学习题答案
第一章 热力学的基本规律习题1.1 试求理想气体的体胀系数α,压强系数β和等温压缩系数T κ。
解：由 得：nRT PV =V nRTP P nRT V ==; 所以, T P nR V T V V P 11)(1==∂∂=αT PV RnTP P V /1)(1==∂∂=βP PnRT V P V V T T /111)(12=−−=∂∂−=κ习题1.2 试证明任何一种具有两个独立参量的物质,其物态方程可由实验测得的体胀系数p T ,α及等温压缩系数T κ,根据下述积分求得:∫−=)(ln dp dT V T κα如果,试求物态方程。
解： 因为,所以,我们可写成0),,(=p V T f ),(p T V V =,由此, dp pV dT T VdV T p ()(∂∂+∂∂=,因为T T p pVV T V V (1,)(1∂∂−=∂∂=κα 所以, dp dT VdVdp V dT V dV T T κακα−=−=,所以, ,当∫−=dp dT V T καln p T T /1,/1==κα.CT pV pdpT dT V =−=∫:ln 得到 习题 1.3测得一块铜块的体胀系数和等温压缩系数分别为和，可近似看作常量，今使铜块加热至。
问（1压强要增加多少才能使铜块体积不变？（2若压强增加，铜块的体积改多少 1510*85.4−−=K α1710*8.7−−=n T p κT κα,解：分别设为，由定义得：V xp n Δ;74410*8.7*10010*85.4;10*858.4−−−−=Δ=V x T κ所以，410*07.4,622−=Δ=V p x n 习题 1.4描述金属丝的几何参量是长度L ，力学参量是张力η，物态方程是0),,(=T L f η实验通常在下进行，其体积变化可忽略。
线胀系数定义为n p 1ηα)(1T L L ∂∂=等杨氏摸量定义为T LA L Y )(∂∂=η其中A 是金属丝的截面积，一般说来，α和Y 是T 的函数，对η仅有微弱的依赖关系，如果温度变化范不大，可看作常数。
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【最新整理，下载后即可编辑】第一章 热力学的基本规律习题1.1 试求理想气体的体胀系数α,压强系数β和等温压缩系数T κ。
解：由得：nRT PV =VnRTP P nRT V ==; 所以, TP nR V T V V P 11)(1==∂∂=αT PVRn T P P V /1)(1==∂∂=βP P nRT V P V V T T /111)(12=--=∂∂-=κ习题1.2 试证明任何一种具有两个独立参量的物质p T ,,其物态方程可由实验测得的体胀系数α及等温压缩系数T κ,根据下述积分求得:⎰-=)(ln dp dT V T κα如果1Tα= 1Tpκ=,试求物态方程。
解： 因为0),,(=p V T f ,所以,我们可写成),(p T V V =,由此,dp pVdT T V dV T p )()(∂∂+∂∂=, 因为T T p pVV T V V )(1,)(1∂∂-=∂∂=κα 所以,dp dT VdVdp V dT V dV T T κακα-=-=,所以,⎰-=dp dT V T καln ,当p T T /1,/1==κα.CT pV pdpT dT V =-=⎰:,ln 得到习题 1.3测得一块铜块的体胀系数和等温压缩系数分别为1510*85.4--=K α和1710*8.7--=n T p κ，T κα,可近似看作常量，今使铜块加热至10°C 。
问（1压强要增加多少np 才能使铜块体积不变？（2若压强增加100np ，铜块的体积改多少 解：分别设为V xp n ∆;，由定义得：74410*8.7*10010*85.4;10*858.4----=∆=V x T κ所以，410*07.4,622-=∆=V p x n 错习题1.4描述金属丝的几何参量是长度L ，力学参量是张力η，物态方程是0),,(=T L f η实验通常在n p 1下进行，其体积变化可忽略。
线胀系数定义为ηα)(1T L L ∂∂=等杨氏摸量定义为T LA L Y )(∂∂=η其中A 是金属丝的截面积，一般说来，α和Y 是T 的函数，对η仅有微弱的依赖关系，如果温度变化范不大，可看作常数。
热力学统计物理课后习题答案
1. 1试求理想气体的体胀系数 :，压强系数：和等温压缩系数：T解：已知理想气体的物态方程为 pV 二nRT 由此得到体胀系数-貯。
诵冷，1. 2证明任何一种具有两个独立参量 T ，P 的物质，其物态方程可由实验测量的体胀系数和 等温压缩系数，根据下述积分求得 InV =:・dT -：T dp ，如果：•二丄「.T -，试求物态方TP程。
解：体胀系数:=-—V 5丿p等温压缩系数K T =--—]V 2P 人这是以T ，P 为自变量的完整微分，沿一任意的积分路线积分，得根据题设，若〉=丄，冷=丄T p则有InV =ln T C ， PV=CTp要确定常数C,需要进一步的实验数据。
1. 4描述金属丝的几何参量是长度 L ,力学参量是张力£，物态方程是（£丄,T ）=0，实验通 1 r 鬥）常在大气压下进行，其体积变化可以忽略。
线胀系数定义为a =丄丄| ，等温杨氏模量L 5丿F定义为Y -L 「匚 ，其中A 是金属丝的截面。
一般来说，：和Y 是T 的函数，对£仅有微A I^L 人第一章热力 学 的 基 本压强系数1 仔、_ n R _ 1 B JT 厂而=T等温压缩系数'-T =以T ，P 为自变量, 物质的物态方程为V =V T,p其全微分为 dV =eVdp 二 V ： dT -V T dp i印」n RT ) T~) p所以C n = C Vn -1弱的依赖关系。
如果温度变化范围不大，可以看作常数。
假设金属丝两端固定。
试证明，当 温度由T1降至T2时，其张力的增加为厶£ = -YA/T 2-TJ 。
解：f ( £ 丄,T)=0, £ =F £ (L,T)d £=空；dT +( dL — i dT (dL=0)©丿Li 此丿T &T .丿L所以：£= -YA MT ? -TJ1. 6 1mol 理想气体，在27o C 的恒温下发生膨胀,其压强由20P n 准静态地降到1P n ,求气体 所做的功和所吸收的热量。
热力学与统计物理课后习题答案第六章
第六章 近独立粒子的最概然分布6.1 试根据式（6.2.13）证明：在体积V 内，在ε到d ε+ε的能量范围内，三维自由粒子的量子态数为()()132232d 2d .VD m hπεεεε=解: 式（6.2.13）给出，在体积3V L =内，在x p 到d ,x x y p p p +到d ,y y x p p p +到d x x p p +的动量范围内，自由粒子可能的量子态数为3d d d .x y z Vp p p h （1）用动量空间的球坐标描述自由粒子的动量，并对动量方向积分，可得在体积V 内，动量大小在p 到d p p +范围内三维自由粒子可能的量子态数为234πd .V p p h（2） 上式可以理解为将μ空间体积元24d Vp p π（体积V ，动量球壳24πd p p ）除以相格大小3h 而得到的状态数. 自由粒子的能量动量关系为2.2p mε= 因此d .p p p md ε==将上式代入式（2），即得在体积V 内，在ε到d εε+的能量范围内，三维自由粒子的量子态数为()132232π()d 2d .VD m hεεεε= （3）6.2 试证明，对于一维自由粒子，在长度L 内，在ε到d εε+的能量范围内，量子态数为()122d d .2L m D h εεεε⎛⎫=⎪⎝⎭解: 根据式（6.2.14），一维自由粒子在μ空间体积元d d x x p 内可能的量子态数为d d .xx p h在长度L 内，动量大小在p 到d p p +范围内（注意动量可以有正负两个可能的方向）的量子态数为2d .Lp h（1） 将能量动量关系22p mε= 代入，即得()122d d .2L m D h εεεε⎛⎫=⎪⎝⎭（2）6.3 试证明，对于二维的自由粒子，在面积2L 内，在ε到d εε+的能量范围内，量子态数为()222π.L D d md hεεε=解: 根据式（6.2.14），二维自由粒子在μ空间体积元d d d d x y x y p p 内的量子态数为21d d d d .x y x y p p h（1） 用二维动量空间的极坐标,p θ描述粒子的动量，,p θ与,x y p p 的关系为cos ,sin .x y p p p p θθ==用极坐标描述时，二维动量空间的体积元为d d .p p θ在面积2L 内，动量大小在p 到d p p +范围内，动量方向在θ到d θθ+范围内，二维自由粒子可能的状态数为22d d .L p p hθ（2）对d θ积分，从0积分到2π，有20d 2π.πθ=⎰可得在面积2L 内，动量大小在p 到d p p +范围内（动量方向任意），二维自由粒子可能的状态数为222πd .L p p h（3） 将能量动量关系22p mε= 代入，即有()222πd d .L D m hεεε= （4）6.4 在极端相对论情形下，粒子的能量动量关系为.cp ε=试求在体积V 内，在ε到的能量范围内三维粒子的量子态数. 解:式（6.2.16）已给出在体积V 内，动量大小在p 到d p p +范围内三维自由粒子可能的状态数为234d .V p p h π （1） 将极端相对论粒子的能量动量关系cp ε=代入，可得在体积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()()234πd d .VD ch εεεε=（2）6.5 设系统含有两种粒子，其粒子数分别为N 和N '. 粒子间的相互作用很弱，可以看作是近独立的. 假设粒子可以分辨，处在一个个体量子态的粒子数不受限制. 试证明，在平衡状态下两种粒子的最概然分布分别为l l l a e αβεω--=和,l l l a e αβεω''--''=其中l ε和l ε'是两种粒子的能级，l ω和l ω'是能级的简并度.解： 当系统含有两种粒子，其粒子数分别为N 和N '，总能量为E ，体积为V 时，两种粒子的分布{}l a 和{}l a '必须满足条件,,ll l l l lllllaN a N a a Eεε''==''+=∑∑∑∑ （1）才有可能实现.在粒子可以分辨，且处在一个个体量子态的粒子数不受限制的情形下，两种粒子分别处在分布{}l a 和{}l a '时各自的微观状态数为!,!!.!l l a l ll la l ll lN Ωa N Ωa ωω'='''='∏∏∏∏ （2）系统的微观状态数()0Ω为()0.ΩΩΩ'=⋅ （3）平衡状态下系统的最概然分布是在满足式（1）的条件下使()0Ω或()0In Ω为极大的分布. 利用斯特令公式，由式（3）可得()()In ln ln ln ln ln ln ln ,l l l l l l l l llllΩΩΩN N a a a N N a a a ωω'=⋅''''''=-++-+∑∑∑∑为求使()0ln Ω为极大的分布，令l a 和l a '各有l a δ和l a δ'的变化，()0ln Ω将因而有()0δln Ω的变化. 使()0ln Ω为极大的分布{}l a 和{}l a '必使()0δln 0,Ω=即()0δln ln δln δ0.lll l l l ll a a Ωa a ωω⎛⎫'⎛⎫'=-- ⎪=⎪ ⎪'⎝⎭⎝⎭∑∑ 但这些δl a 和δl a '不完全是独立的，它们必须满足条件δδ0,δδ0,δδδ0.l ll ll l l l llN a N a E a a εε==''==''=+=∑∑∑∑用拉氏乘子,αα'和β分别乘这三个式子并从()0δln Ω中减去，得()0δln δδδln δln δ0.l ll l l l l l l l ΩN N Ea a a a ααβαβεαβεωω''---⎛⎫'⎛⎫'''=-++- ++⎪ ⎪ ⎪'⎝⎭⎝⎭=∑∑根据拉氏乘子法原理，每个δl a 和δl a '的系数都等于零，所以得ln 0,ln 0,ll ll l l a a αβεωαβεω++='''++='即.ll l l l l a e a e αβεαβεωω--''--=''= （4）拉氏乘子,αα'和β由条件（1）确定. 式（4）表明，两种粒子各自遵从玻耳兹曼分布. 两个分布的α和α'可以不同，但有共同的β. 原因在于我们开始就假设两种粒子的粒子数,N N '和能量E 具有确定值，这意味着在相互作用中两种粒子可以交换能量，但不会相互转化. 从上述结果还可以看出，由两个弱相互作用的子系统构成的系统达到平衡时，两个子系统有相同的β.6.6 同上题，如果粒子是玻色子或费米子，结果如何？ 解: 当系统含有N 个玻色子，N '个费米子，总能量为E ，体积为V 时，粒子的分布{}l a 和{}l a '必须满足条件,,ll l laN a N =''=∑∑l llllla a E εε''+=∑∑ （1）才有可能实现.玻色子处在分布{}l a ，费米子处在分布{}l a '时，其微观状态数分别为()()()1!,!1!.!!l l ll l l ll l l a Ωa Ωa a ωωωω+-=-''='''-∏∏系统的微观状态数()0Ω为()0.ΩΩΩ'=⋅ （3）平衡状态下系统的最概然分布是在满足式（1）条件下使()0Ω或()0ln Ω为极大的分布. 将式（2）和式（3）取对数，利用斯特令公式可得()()()()()0ln ln ln ln ln ln ln .l l l l l l l l llllllllllΩa a a a a a a a ωωωωωωωω=++--+⎡⎤⎣⎦''''''''----⎡⎤⎣⎦∑∑令各l a 和l a '有δl a 和δl a '的变化，()0ln Ω将因而有()0δln Ω的变化，使用权()0ln Ω为极大的分布{}l a 和{}l a '必使()0δln 0,Ω=即()()()0ln δln δln δ0.l l l l l l l l l l a a Ωa a a a ωω''-+'=+'=∑∑ 但这此致δl a 和δl a '不完全是独立的，它们必须满足条件δδ0,δδ0,δδδ0.l ll ll l l l llN a N a E a a εε==''==''=+=∑∑∑∑用拉氏乘子,αα'和β分别乘这三个式子并从()0δln Ω中减去，得()()()δln δδδln δln δ0.l l l l l l l l l l l l ΩN N Ea a a a a a ααβωωαβεαβε''---⎛⎫''-+⎛⎫ ⎪'''=---+-- ⎪ ⎪'⎝⎭ ⎪⎝⎭=∑∑根据拉氏乘子法原理，每个δl a 和δl a '的系数都等于零，所以得ln 0,ln0,l ll ll l l l a a a ωαβεωαβεω+--=''-''--='即,1.1ll ll ll a ea e αβεαβεωω--''--=-''=+ （4） 拉氏乘子,αα'和β由条件（1）确定. 式（4）表明，两种粒子分别遵从玻色分布和费米分布，其中α和α'不同，但β相等.。
热力学与统计物理课后习题答案第六章
第六章近独立粒子的最概然分布6.1试根据式（）证明：在体积V 内，在ε到d ε+ε的能量范围内，三维自由粒子的量子态数为解:式（）给出，在体积3V L =内，在x p 到d ,x x y p p p +到d ,y y x p p p +到d x x p p +的动量范围内，自由粒子可能的量子态数为3d d d .x y z Vp p p h （1） 用动量空间的球坐标描述自由粒子的动量，并对动量方向积分，可得在体积V 内，.p （2） 3h 因此.ε（3）6.2为解:在长度.p （1） 代入，即得()122d d .2L m D h εεεε⎛⎫=⎪⎝⎭（2） 6.3试证明，对于二维的自由粒子，在面积2L 内，在ε到d εε+的能量范围内，量子态数为解:根据式（），二维自由粒子在μ空间体积元d d d d x y x y p p 内的量子态数为21d d d d .x y x y p p h（1）用二维动量空间的极坐标,p θ描述粒子的动量，,p θ与,x y p p 的关系为 用极坐标描述时，二维动量空间的体积元为在面积2L 内，动量大小在p 到d p p +范围内，动量方向在θ到d θθ+范围内，二维自由粒子可能的状态数为22d d .L p p h θ（2） 对d θ积分，从0积分到2π，有2.p （3） .ε（4）6.4解:数为.p （1）.ε（2）6.5N N '作是近独立的.假设粒子可以分辨，处在一个个体量子态的粒子数不受限制.试证明，在平衡状态下两种粒子的最概然分布分别为 和其中l ε和l ε'是两种粒子的能级，l ω和l ω'是能级的简并度.解：当系统含有两种粒子，其粒子数分别为N 和N '，总能量为E ，体积为V 时，两种粒子的分布{}l a 和{}l a '必须满足条件,,ll l l l lllllaN a N a a Eεε''==''+=∑∑∑∑（1）才有可能实现.在粒子可以分辨，且处在一个个体量子态的粒子数不受限制的情形下，两种粒子分别处在分布{}l a 和{}l a '时各自的微观状态数为!,!.l l a l ll la l N Ωa ω'='∏∏（2）.'（3）.为求使()0ln Ω的变化.即但这些即.ll '（4）.子数,N N '和能量E 具有确定值，这意味着在相互作用中两种粒子可以交换能量，但不会相互转化.从上述结果还可以看出，由两个弱相互作用的子系统构成的系统达到平衡时，两个子系统有相同的β.6.6同上题，如果粒子是玻色子或费米子，结果如何？解:当系统含有N 个玻色子，N '个费米子，总能量为E ，体积为V 时，粒子的分布{}l a 和{}l a '必须满足条件l llllla a E εε''+=∑∑（1）才有可能实现.玻色子处在分布{}l a ，费米子处在分布{}l a '时，其微观状态数分别为 系统的微观状态数()0Ω为()0.ΩΩΩ'=⋅（3）平衡状态下系统的最概然分布是在满足式（1）条件下使()0Ω或()0ln Ω为极大的分布.将式（2）和式（3）取对数，利用斯特令公式可得令各l a 和l a '有δl a 和δl a '的变化，()0ln Ω将因而有()0δln Ω的变化，使用权()0ln Ω为极大的分布{}l a 和{}l a '必使 即即（4）。
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《热力学与统计物理学》课后习题及解答
选用教材：汪志诚主编，高等教育出版社
第一章热力学的基本规律
1.1试求理想气体的体胀系数压强系数卩和等温压缩系数為。
解：由理想气体的物态方程为PV = uRT 可得:
1.2证明任何一种具有两个独立参量T,尸的物质，其物态方程可由实验测得的 体胀系数Q 及等温压缩系数紡，根据下述积分求得:\nV = \(adT-K T dP)
以八尸为自变量，物质的物态方程为：V = V(T,P)
如耘〒 专’试求物态方程。
解: 体胀系数: 其全微分为：dV dT + p ar dP dP = aVdT-VK T dP, y- = adT-K T dP
体胀系数:
压强系数：0 =
等温压缩系数: 丄
P
等温压缩系数:
这是以八P 为自变量的全微分，沿任意的路线进行积分得:}nV = j （adT-K T dP ） 根据题设,将6（=丄,K T =丄，代入：ln/=f 丄dT -丄dP
T T P }{T P 丿
得:lnr = ln- + C, PV = CT,其中常数c 由实验数据可确定。
P
1.5描述金属丝的儿何参量是长度厶，力学参量是张力£,物态方程是 ./、（£, L, r ） = o,实验通常在1几下进行，其体积变化可以忽略。
线胀系数定义为：“丄（学］,等温杨氏模量定义为：Y = -（^},其中/是 L （打人 牡。
厶力
金属丝的截面积。
一般来说，a 和Y 是厂的函数，对£仅有微弱的依赖关系。
如 果温度变化范围不大，可以看作常量。
假设金属丝两端固定。
试证明，当温度由 7；降至3时，其张力的增加为：\^ = -YAa （T 2-T^ 解:由/（£,厶，T ）= 0,可得：£ = £（L, T ）
微分为：〃£ = （等）血+ （善］刃\由题意可知：dL = O.
即：d£ = -aAYdT,积分得：A£ = -aAY(T 2 ・TJ
1. 7在25 °C 下，压强在0至1000 p n 之间,测得水的体积为：
K = （18.066-0.715x 10~3P + 0.046x 1 O'6P 2\m\mor ［
Q 如果保持温度不变，将 1 mol 的水从1几加压至1000 求外界所作的功。
解：将体积与压强的关系简记为：y = a + bP + cp2,求导可得：dV = （b + 2cP ）dP 温度不变，将1 mol 的水从1几加压至1000几，此过程中外界所作的功为:
~aL "r = -aAY
又因为:
d£
dL
(i 7 \ -丄 bP 2+-cP 3
(2 3 ) 1. 1 0抽成真空的小匣带有活门，打开活门让气体冲入。
当压强达到外界压强几 时将活门关上。
试证明：小匣内的空气在没有与外界交换热量之前，它的内能U 与原来大气中的之差为u-u. = p {y.,其中人是它原来在大气中的体积。
若 气体是理想气体，求它的温度和体积。
解：假设气体冲入小匣之前的状态为（厶，匕，几），内能是U 。
气体冲入小匣 后的状态为（人，V, D,这时的内能为外界对气体所做的功为：P （}dV {} o 由热力学第一定律：AU = Q + W , 2 = 0,可得：（□—/）=—「心化
即：u-u （} = p （y （}（证毕），
理想气体的内能：U-U {}=vC v （T-T {}）,由物态方程：P {y {} = vRT {}
W ： Cy"（Cy+矶，所以："斗—沁皿
等压过程：V=^T = yV {}
1.11满足PV n
=C 常量的过程称为多方过程，其中常数刃名为多方指数。
试证 明，理想气体在多方过程中的热容量c“为：c”=Ac— n 一 1
由理想气体的物态方程PV = RT 9可得：PdV + VdP = RdT （2）
以及理想气体多方过程PV ” = C ,可得：PnV n -x dV + V n dP = Q
W = -^PdV = —f ： p(b + 2cP)dP = 证明: (1) n (dU + PdV 、 < ~~dT-)
PndV ^VdP = G (3),用(2)式减(3)式可得：PdV - PndV = RdT ,
(4),将(4)式代入(1)式可得：C 严C 「+亠
1 -77
将(6)式代入(5)可得：C/J =£ZZ Q Z ,证毕
n-\
1.9试证明：理想气体在某一过程中的热容量C”如果是常数，该过程一定是多
r -C
方过程，多方指数n = 0假设气体的定压热容量和定容热容量是常量。
C“ 一 Cy
解：由热力学第一定律：dU = dQ + tlW ,对于理想气体：dU 二CydT ,而 dW = -PdV , dQ = C n dT o 代入可得：C v dT = C n dT-PdV 即：C 厂CjdT = PdV (1),理想气体的物态方程：RT = PV (2)
由(1)式和(2)式可得：(C 厂CJ 牛=R” (3)
将理想气体物态方程的全微务 沁葺，代入⑶式，消去少
可得CY )岁+C7)券0：令十毘
即：罟+ 吊 =0，若C”，Cp, Cy 都是常量，则积分得：PV^=C
证明了该过程是多方过程。
1. 17 温度为0°C 的1 kg 水与温度为100°C 的恒温热源接触后，水温达到100°C o 试分别求水和热源的嫡变以及整个系统的总嫡变。
欲使整个系统的嫡保持不变, 应如何使水温从0°C 升至100°C?已知水的比热容为4. 18 J-g^-K^o
解：为了求水的嫡变，设想有一系列彼此温差为无穷小的热源。
其温度分布在0°C
dV} R ~dT)u =
(\-n]P 由迈耶公式：C p -Cy = R 以及:
(6)
与100°C之间。
令水依次从这些热源吸收热量，使水温由o°c升至100°C。
在这可逆过程中，水的惭变为：
△S = ^mC p dT = In 辺=1 ()3 X 4.18 x In 竺=1304.6丿• K" 小J273 T273 273
这一过程中水所吸收的总热量0为:
0 = wC P Ar = 1000x4.18x(373 - 273)= 4.18xlO5J
为求热源的嫡变，假设热源向温度比ioo°c略低的另一热源放出热量0。
在这可
逆过程中，热源的嫡变为：4S热源=-今胖丿・K"=-1120.6丿・K“，整个系统的总爛变为：/^总二山水+AS热源=184八K"。
为使水温从0°C升至
100°C而整个系统的嫡保持不变，将水逐个与温度分布在0°C与100C之间的一系列热源接触。
这一系列热源的爛变之和为：
-f373^^ = -,HC P ln—= -1000x4.18xln—= -1304.6J
”热源
J273 T273 273
整个系统的总爛变为：AS总二AS水+AS热源=0
1. 18 10 A的电流通过一个25 Q的电阻器，历时1 so (i)若电阻器保持为室温27°C,试求电阻器的爛增加值。
(ii)若电阻器被一绝热壳包装起来，其初温为2VC,电阻器的质量为10 g,比热容C”为0.84J•严占，问电阻器的爛增加为何？
解：(i)以T, P为状态参量，该过程是等压过程，如果电阻器的温度也保持为室温27°C不变，则电阻器的爛作为状态函数也就保持不变。
(ii)如果电阻器被绝热壳包装起来，电流产生的热量0将全部被电阻器吸收使其温度由7；升为笃,即:I2Rt = mC P(T2-T{).
求得：7；=”+匚® = (300 +巴卫空)K = 600K
2 1 mC P10x0.84
电阻器的爛变为：
△S =『mC P dT = m c \n^ =(10x0.84xln^)J• K'x =5.8J-K~l k T 〃7]300
1.19均匀杆的温度一端为爼，另一端为卩2,试计算达到均匀温度丄(人+厂2) 2
后的爛增。
解：坐标为X处的初始温度为：Tx=T\+耳仝,设单位长度的定压热容为C「则Cp=l C\,因此：
7]+石/
-ff
总爛变：5 = [l Sdx =(C x \ln^Zl-ln7；\dx
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令：y = T{ 4-^^-X，贝lh
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