Теория теплоёмкости Эйнштейна

Статистическая физика
Термодинамика Молекулярно-кинетическая теория
Статистики Максвелла-Больцмана Бозе-Эйнштейна Ферми-Дирака Parastatistics Энионная статистика Braid statistics
Ансамбли Микроканонический Канонический Большой канонический Изотермо-изобарический Изоэнтальпи-изобарический
Термодинамика Уравнение состояния Цикл Карно Закон Дюлонга — Пти
Модели Модель Дебая Эйнштейна Модель Изинга
Потенциалы Внутренняя энергия Энтальпия Свободная энергия Гельмгольца потенциал Гиббса Большой термодинамический потенциал
См. также: Портал:Физика

Квантовая теория теплоёмкостей Эйнштейна была создана Эйнштейном в 1907 году при попытке объяснить экспериментально наблюдаемую зависимость теплоёмкости от температуры.

При разработке теории Эйнштейн опирался на следующие предположения:

• Атомы в кристаллической решётке ведут себя как гармонические осцилляторы, не взаимодействующие друг с другом.
• Частота колебаний всех осцилляторов одинакова и равна ${\displaystyle \nu =\omega /2\pi }$.
• Число осцилляторов в 1 моле вещества равно ${\displaystyle 3N_{a}}$, где ${\displaystyle N_{a}}$ — число Авогадро.
• Энергия их квантования: ${\displaystyle \varepsilon =n\hbar \omega }$, где ${\displaystyle n\in {\mathbb {N} }}$, ${\displaystyle \hbar }$ — редуцированная постоянная Планка (постоянная Дирака).
• Число осцилляторов с различной энергией определяется распределением Больцмана

${\displaystyle N_{n}=N_{0}\exp \left(-{\hbar \omega \over kT}n\right),}$

где ${\displaystyle k}$ — постоянная Больцмана, ${\displaystyle T}$ — термодинамическая температура.

Внутренняя энергия 1 моля вещества:

${\displaystyle {\bar {U}}_{\mu }=3{\bar {\varepsilon }}N_{a}.}$

Среднее значение энергии одного осциллятора ${\displaystyle {\bar {\varepsilon }}}$ находится из соотношения для среднего значения:

${\displaystyle {\bar {\varepsilon }}={\sum _{n=0}^{\infty }{\varepsilon _{n}N_{n}} \over \sum _{n=0}^{\infty }{\ N_{n}}}}$

и составляет:

${\displaystyle {\bar {\varepsilon }}={\hbar \omega \over \exp \left({\hbar \omega \over kT}\right)-1},}$

отсюда:

${\displaystyle {\bar {U}}_{\mu }=3N_{a}\hbar \omega {1 \over \exp \left({\hbar \omega \over kT}\right)-1}.}$

Определяя теплоёмкость как производную внутренней энергии по температуре, получаем окончательную формулу для теплоёмкости:

${\displaystyle C={dU \over dT}=3R\left({\hbar \omega \over kT}\right)^{2}{\exp \left({\hbar \omega \over kT}\right) \over \left(\exp \left({\hbar \omega \over kT}\right)-1\right)^{2}}.}$

Согласно модели, предложенной Эйнштейном, при абсолютном нуле температуры теплоёмкость стремится к нулю, при больших температурах, напротив, выполняется закон Дюлонга — Пти. Величина ${\displaystyle \theta _{E}={\hbar \omega \over k}}$ иногда называется температурой Эйнштейна.

Недостатки теории

Расхождение теорий Эйнштейна и Дебая

Теория Эйнштейна, однако, недостаточно хорошо согласуется с результатами экспериментов при низких температурах, когда при стремлении температуры к нулю теплоемкость стремится к нулю гораздо медленнее, чем по теории Эйнштейна.[1] Также теория Эйнштейна содержит неточное предположение о равенстве частот колебаний всех осцилляторов. Более точная теория была создана Дебаем в 1912 году.

См. также

• Модель Дебая
• Закон Дюлонга — Пти
• Закон Джоуля — Коппа

Источники

• Сивухин Д. В. Общий курс физики. — Т. II. Термодинамика и молекулярная физика.

Примечания

1. Блатт Ф. Физика электронной проводимости в твердых телах. - М., Мир, 1971. - с. 55