Литература:

_{1. Д.В Сивухин. “Общий курс физики”, т.2., §111-117.}

2. Р.В. Телеснин “Молекулярная физика”. §83, 84.

_{3. А.К. Кикоин, И.К. Кикоин “Молекулярная физика” М.:  Наука. §61-63.}

_{4.В.Ф. Яковлев. Курс физики (теплота и молекулярная физика) М.: 1976. § 55, 56.}

_{5. Е.А. Штрауф. Молекулярная физика. М.: 1949. стр. 372-388.}

Зависимость вязкости жидкостей от температуры.

Цель работы: экспериментально получить зависимость времени вытекания определенного объема жидкости через капиллярную трубку малого сечения - (t^оС); по этим данным выявить аналитическую зависимость вязкости жидкости от температуры - (Т).

Теоретическое введение.

§1.Объяснение некоторых свойств систем с учетом особенностей взаимодействия двух молекул.

Довольно подробно анализ зависимостей Е_вз(r) и F_вз(r) с описанием соответствующих графиков сделан в работах (книгах) [1, 2]. Отметим только некоторые особенности:

1. В первом приближении Е_вз(r) для двух нейтральных частиц может быть представлена в виде:

Поэтому качественные выводы, сделанные в соответствии с (1) могут быть применимы к различным веществам.

2. При задании Е_вз(r) в форме (1) и любых положительных независящих от расстояния между молекулами коэффициент max – числах А, В, n и m можно указать такие значения r, когда:

d_о – расстояние между молекулами, когда результирующая сил взаимодействия между ближайшими молекулами равна “0”; это и расстояние между молекулами при 0 К.

В приближении потенциала Леннарда-Джонса, когда n = 6, m = 8, значение выше названных характеристик:

 = 0,89 d₀; r₁ = 1,11 d₀; r₂ = 1,23 d₀.

3. Глубина потенциальной ямы и крутизна ее ветвей зависят от типа связи и взаимодействующих частиц, но практически всегда правая ветвь более полога, чем левая (исключение составляет, например, эти зависимости для урана и кальцита по одному из кристаллографических направлений /3/). Дно потенциальной ямы с достаточной степенью точности параболично (данные о  и r₁).

Главным объектом изучения в молекулярной физике являются термодинамические свойства. Рассмотрим качественно некоторые из этих свойств у конденсированных сред и многоатомных молекул с учетом характера движения частиц и отмеченных особенностей Е_вз(r) для двух молекул:

1) Определяющим видом движения структурных частиц в твердых телах и жидкостях (даже жидкостях!) является колебательное хаотическое движение.

2) При Т = 0 К в классическом приближении энергия хаотического движения частиц молекулярно-атомной системы равна нулю.

3) При Т  0 К энергия хаотического колебательного движения системы частиц и ее среднее значение для одной частицы ( ) не равна нулю. Изоэнергетические состояния для системы двух взаимодействующих частиц изображена на рис.1 линиями типа АВ, А^’B^’.

Энергетическим состоянием этой линии соответствует сумма кинетической и потенциальной энергий. Пунктирная линия – кинетическая энергия системы двух частиц при данной . Средняя энергия колебательного хаотического движения на одну степень свободы постоянна при определенной температуре и равна кТ, а изображена совокупностью изоэнергетических состояний на линиях типа АВ.

4) Так как потенциальная яма является асимметричной, то при колебательном движении смещение вправо, как правило, больше, чем влево. Промежутки времени, в течение которых частица находится в смещенных состояниях, t_пр> t_л. Это дает основание сделать заключение о том, что с ростом температуры среднее расстояние между колеблющимися структурными частицами увеличивается, а конденсированная среда расширяются (у урана и кальцита по одному из кристаллографических направлений коэффициент линейного расширения отрицателен).

Рис. 1.

5) Рост температуры, следовательно и Е_кхд, ведут к тому, что смещение вправо при некоторой температуре достигнет точки перегиба (r₁) на зависимости Е_вз(r) (рис.1) и точки минимума функции F_вз(r). Переходу через эту точку соответствует быстрый рост смещения вправо, что с неизбежностью обуславливает увеличение коэффициентов теплового расширения. Поэтому есть основания считать, что среднее расстояние между молекулами, когда пределы их колебаний достигают r_1, есть среднее расстояние между молекулами твердого тела при температуре плавления. Интервал [d₀, r_ТТ] мал, так как колебания при амплитудных смещениях до r₁, близки к гармоническим.

6) Когда расстояние между молекулами жидкости достигает r₂, то . С другой стороны, в критической точке для реального газа . Поэтому состоянию с r = r₂ можно поставить в соответствие критическое состояние. Интервал [r_т, r₂] значительно больше, чем интервал [r₀, r_тт], соотношение объемов V_кр/V_тт2 (потенциал Леннарда-Джонса), что находится в качественном согласии с экспериментом.

7) На основании выше изложенного очевидными становятся и различия в величинах и температурных зависимостях коэффициентов объемного расширения в твердых телах и жидкостях, соотношение между удельными теплотами фазовых переходов для этих сред, когда жидкости далеки от критического состояния, а также температурная зависимость удельной теплоты парообразования и то, что при Т > Т_кр еще не обязательно, чтоб была больше .