Lec, Beskin / beskin. book

131

(a + b)3 = (a + b)(a + b)(a + b) два раза выпадет a, и один раз b. Выпадение a будет

соответствовать событию, в котором частица попадает в левую половину комнаты (а выпадение b в правую). При этом сами коэффициенты задаются следующей формулой

(доказывается по индукции)

где по определению факториала n! = 1 ·2 ·. . . ·n, но и 0! = 1. Эту величину еще называют статистическим весом и обозначают буквой G. Полное же число событий есть сумма коэффициентов при произведениях aK bN −K . Положив a = b = 1, получаем (1 + 1)N = 2N .

Для определения же собственно вероятности нам потребуется еще одна гипотеза. А именно гипотеза о том, что выпадение всех 2N возможных состояний имеют одну и ту

же вероятность. Именно в этом и состоит основная аксиома статистической физики. Как уже отмечалось, она является в значительной степени эвристической. Однако ее справедливось (т.е. справедливость выводов и следствий, основанных на этой гипотезе) была многократно проверена. Поэтому, как и для закона сохранения энергии, принцип равно-

распределения был возведен в ранг универсального закона.

Если же все варианты действительно одинаковы, то тогда мы можем написать для вероятности события, в котором в левой части находится K частиц, а в правой (N −K)

Обсудим вкратце свойства этого распределения. Поскольку нас прежде всего интересуют большие значения K и N , то можно воспользоваться соотношением Муавра-Стирлинга

Эти соотношения, как мы видим, справедливы не только для целых, но и для любых значений n.

132

Далее, как видно уже из биноминальных коэффициентов, наибольшие значения вероятности должны достигаться при K = N/2. Если теперь ввести новую переменную

δ = K − N/2 и воспользоваться соотношением ln(1 + δ) ≈ δ − δ2/2, то можно получить

Это соотношение и было использовано нами в разделе 1.1.1.

6.2Закон Релея-Джинса

Прежде чем переходить к вычислениям, необходимо точно определить все используемые величины. Закон Рэлея-Джинса это закон для равновесной плотности излучения т.н.”абсолютно чёрного тела”. Здесь спектральная плотность излучения P(ω) определяется так, чтобы поток энергии (измеряется в эрг см−2 с−1 Гц−1) в диапазоне частот от

ω до ω + δω был равен P(ω)δω. Далее, понятно, что абсолютно чёрных тел в природе не

существует. ”Абсолютно чёрное тело” есть удобная модель, которая обычно используется для анализа экспериментов. Обычно ее изображают как замкнутую полость с небольшим отверстием. Но на самом деле отверстие для этой модели вообще не важно, поскольку оно нужно лишь для того, чтобы подчеркнуть принципиальную возможность наблюдать излучение, находящегося внутри полости. В результате свет, попадающий внутрь сквозь отверстие, после многократных отражений будет полностью поглощён, и отверстие снаружи будет выглядеть совершенно чёрным.

При этом, однако, важно, что при нагревании этой полости у неё должно появится собственное излучение. Разумно предположить, что излучение, испущенное внутренними стенками полости, прежде, чем оно сможет выйти за пределы полости, должно неизбежно претерпеть большое количество новых поглощений и излучений. Поэтому излучение внутри полости будет находится в термодинамическом равновесии со стенками. Это и есть основное свойство”абсолютно чёрного тела”, которое и приводит к его, как мы сейчас увидим, достаточно универсальным свойствам.

134

энергию δǫ, заключенную в единице объема в диапазоне частот между ω и ω + δω. Определяя теперь эту энергию как δǫ = w(ω, T )δω, получаем окончательно для плотности энергии w(ω, T ), которая приходится на интервал частот δω:

Зная же плотность излучения w(ω, T ) (размерность эрг см−3 Гц−1), нетрудно опреде-

лить и спектральную плотность потока P (размерность эрг см−2 c−1Гц−1). Если бы все

фотоны распространялись перпендикулярно элементу площади δS, то тогда можно было бы записать просто P = cw. Действительно, через площадку δS за время δt прошла бы вся энергия, заключенная в объеме δScδt (фотоны распространяются со скоростью света).

В случае же изотропного излучения мы должны учесть то, что фотоны, распространяющийся под углом θ к поверхности δS, будут фактически приходить из объема δScδt cos θ

и, кроме того, половина фотонов вообще будет распространяться в противоположную сторону. Поэтому в этом случае (проверьте!) P = (1/4)cw. В итоге, получаем

Как уже отмечалось, это соотношение с хорошей точностью описывает излучение черного тела при hω¯ T .

6.3Формула Планка

Для вывода формулы Планка (14) нам потребуется результат, основанный на полной версии принципа равнораспределения энергии по степеням свободы. А именно распределение Гиббса одно из ключевых соотношений статистической физики. Как мы уже отмечали выше, в Приложении 6.1 был рассмотрен случай, когда все состояния имеют одинаковую энергию. Если же различные состояния имеют разную энергию, то уже интуитивно ясно, что частицам будет выгодно занимать нижние энергетические уровни. Тем не менее, принцип равнораспределения может быть сформулирован и этом случае.

Дело в том, что физически правильной постановкой задачи будет вопрос о том, каким будет распредение N частиц по уровням энергии εn при заданной величине полной

n=1

Здесь Nn число частиц, занимающих энергетический уровень εn, а K количество

различных уровней энергии. Естественно, что при этом должно быть выполнено еще и соотношение

которая обобщает соотношение (190). При этом величина G (т.н. статистический вес) показывает, сколькими способами можно разместить N1 частиц в первой ячейке, N2 частиц

во второй, и т.д. Здесь и используется фундаментальное предположение о том, что все состояния с данной энергией равновероятны.

На Рис. 18 для иллюстрации показано, как можно разместить шесть одинаковых молекул в трех ячейках, имеющих энергии 0, ε и 2ε, так, чтобы полная энергия системы составляла 4ε. Таких комбинаций, как мы видим, всего три. Но количество вариантов,

которыми можно расположить молекулы (т.е. статистические веса соответствующих состояний) при этом различны.

Используя теперь, как и в Приложении 6.1, формулу Муавра-Стирлинга (192), а также (что очень важно!) соотношения (200) и (201), можно показать, что

где N0 некоторая постоянная. Это и есть соотношение, найденное Дж. Гиббсом (1839-

1903) и носящее его имя. Как и в случае распределения Гаусса (3), оно получается в пределе очень больших значений N . Действительно, при малых N , как показано на Рис. 18,

вероятности различных состояний хотя и отличаются друг от друга, но все же могут совпадать по порядку величины. При больших же N , как и для распределения Гаусса,

практически реализуется лишь наиболее вероятное состояние. Впрочем, и на нашем, чрезвычайно упрощенном примере видно, что наиболее вероятным является состояние, при

136

.

.

Рис. 18: Различные варианты размещения шести одинаковых молекул в трех ячейках, имеющих энергии 0, ε и 2ε, так, чтобы полная энергия системы составляла 4ε. Показаны также статистические веса G и вероятности выпадения соответстенных состояний

137

котором числа заполнения энергетических уровней плавно уменьшаются с увеличением их энергий.

Здесь, правда, неообходимо отметить еще одно обстоятельство. На первый взгляд, непонятно, в каком месте в наших рассуждениях могла возникнуть температура T . Дело

втом, что на самом деле при анализе соотношений (200)–(202) величина T возникает

лишь как некоторая константа, природа которой может быть понята лишь при рассмотрении различных приложений. Простейшим примером здесь может служить распределение концентрации изотермической атмосферы n(h) в однородном гравитационном поле

взависимости от высоты h.

Действительно, рассмотрим силы, действующие на элемент объема δSδh, где δS элемент площади, а δh высота. Вниз будет действовать сила гравитации M g = (nmpδSδh)g, где mp масса частиц газа, а вверх сила давления газа, связанная с разностью давлений на верхнюю и нижнюю границы объема [P (h + δh) −P (h)]δS, где P = nT давление газа. Поскольку для изотермической атмосферы P (h + δh) − P (h) = (δn/δh)T δh, имеем

Как мы видим, форма уранения (204) совершенно аналогична распределению Гиббса, причем в числителе стоит как раз потенциальная энергия mpgh, а в знаменателе температура T .

Теперь, наконец, мы можем вернуться к идее Планка. Как мы помним, она основывалась на предположении, согласно которому энергия осциллятора может принимать лишь значения, кратные кванту энергии εq, где εq = hω¯ . В этом случае величины Nn (203)

образуют геометрическую прогрессию, сумма которой можно легко определить. Напомним, что сам Планк говорил лишь о квантовании энергии осцилляторов, составляющих вещество стенок полости, в котором находится излучение; при этом, конечно же, предпо-

140

Поскольку в атоме Бора кинетическая энергия по порядку величины совпадает с потенциальной, то мы можем записать E e2/aB, где aB (112) радиус Бора. С другой стороны, ускорение электрона можно записать как a = e2/a2Bme. В результате, имеем для оценки времени жизни τ

Конечно, для количественной оценки величины τ можно было бы сразу подставить

числовые значения массы электрона, радиуса Бора и скорости света. Однако иногда бывает удобнее несколько перегруппировать члены, объединив их в известные комбинации.

Как мы видим, для оценки времени жизни нам нужно знать лишь значения постоянной тонкой структуры α = e2/hc¯ ≈ 1/137, комптоновской длины волны λC и скорости света c. Имеем в итоге

6.5Cоотношение неопределенностей точная формулировка

Внимательный читатель должен был бы обратить внимание на то, что соотношение

неопределенностей Гейзенберга x px ≥ h/¯ 2 (53) (и, соответственно, соотношение x kx ≥

1/2 (52) для волн) безусловно, требуют уточнения. Действительно, справа стоит четкая

произвольной волны A = A(x), достаточно быстро спадающей при x → −∞ и x → ∞,