统计热力学课件.ppt

1、上一内容下一内容回主目录O返回上一内容下一内容回主目录O返回上一内容下一内容回主目录O返回统计热力学基础1 概论5 配分函数对热力学函数的贡献3 配分函数4 各配分函数的计算2 Boltzmann 统计 6 单原子理想气体热力学函数的计算7 双原子理想气体热力学函数的计算上一内容下一内容回主目录O返回上一内容下一内容回主目录O返回上一内容下一内容回主目录O返回上一内容下一内容回主目录O返回1概论!统计热力学的研究方法!统计热力学的基本任务!定位体系和非定位体系!独立粒子体系和相依粒子体系!统计体系的分类!统计热力学的基本假定上一内容下一内容回主目录O返回统计热力学的研究方法 物质的宏观性质本质

2、上是微观粒子不停地运动的客观反应。虽然每个粒子都遵守力学定律，但是无法用力学中的微分方程去描述整个体系的运动状态，所以必须用统计学的方法。 根据统计单位的力学性质（例如速度、动量、位置、振动、转动等），经过统计平均推求体系的热力学性质，将体系的微观性质与宏观性质联系起来，这就是统计热力学的研究方法。上一内容下一内容回主目录O返回统计热力学的基本任务根据对物质结构的某些基本假定，以及实验所得的光谱数据，求得物质结构的一些基本常数，如核间距、键角、振动频率等，从而计算分子配分函数。再根据配分函数求出物质的热力学性质，这就是统计热力学的基本任务。上一内容下一内容回主目录O返回统计热力学的基本任务该方

3、法的局限性：计算时必须假定结构的模型，而人们对物质结构的认识也在不断深化，这势必引入一定的近似性。另外，对大的复杂分子以及凝聚体系，计算尚有困难。该方法的优点： 将体系的微观性质与宏观性质联系起来，对于简单分子计算结果常是令人满意的。不需要进行复杂的低温量热实验，就能求得相当准确的熵值。上一内容下一内容回主目录O返回上一内容下一内容回主目录O返回定位体系和非定位体系定位体系（localized system） 定位体系又称为定域子体系，这种体系中的粒子彼此可以分辨。例如，在晶体中，粒子在固定的晶格位置上作振动，每个位置可以想象给予编号而加以区分，所以定位体系的微观态数是很大的。上一内容下一内容

4、回主目录O返回定位体系和非定位体系非定位体系（non-localized system） 非定位体系又称为离域子体系，基本粒子之间不可区分。例如，气体的分子，总是处于混乱运动之中，彼此无法分辨，所以气体是非定位体系，它的微观状态数在粒子数相同的情况下要比定位体系少得多。上一内容下一内容回主目录O返回独立粒子体系和相依粒子体系独立粒子体系（assembly of independent particles） 1 122iiiUnnn 独立粒子体系是本章主要的研究对象 粒子之间的相互作用非常微弱，因此可以忽略不计，所以独立粒子体系严格讲应称为近独立粒子体系。这种体系的总能量应等于各个粒子能量之和，

5、即： 上一内容下一内容回主目录O返回独立粒子体系和相依粒子体系相依粒子体系（assembly of interacting particles） iiiUnU（位能） 相依粒子体系又称为非独立粒子体系，体系中粒子之间的相互作用不能忽略，体系的总能量除了包括各个粒子的能量之和外，还包括粒子之间的相互作用的位能，即：上一内容下一内容回主目录O返回上一内容下一内容回主目录O返回微观运动状态的描述微观运动状态的描述上一内容下一内容回主目录O返回当不考虑其电子运动和核运动时当不考虑其电子运动和核运动时上一内容下一内容回主目录O返回上一内容下一内容回主目录O返回若有若有r个自由度，就应有个自由度，就应有r

6、 个广义坐标和个广义坐标和r个广义个广义动量来描述一个粒子的运动状态动量来描述一个粒子的运动状态上一内容下一内容回主目录O返回上一内容下一内容回主目录O返回经典统计力学经典统计力学: 微观运动状态由相空间中的点来描述微观运动状态由相空间中的点来描述. .量子统计力学量子统计力学: 微观运动状态就是体系的一个量子态微观运动状态就是体系的一个量子态.上一内容下一内容回主目录O返回统计体系的分类目前，统计主要有三种：一种是Maxwell-Boltzmann统计，通常称为Boltzmann统计。1900年Plonck提出了量子论，引入了能量量子化的概念，发展成为初期的量子统计。 在这时期中，Boltz

7、mann有很多贡献，开始是用经典的统计方法，而后来又有发展，加以改进，形成了目前的Boltzmann统计。上一内容下一内容回主目录O返回统计体系的分类 量子力学的出现，使统计力学中力学的基础发生改变，随之统计的方法也有改进，从而形成了Bose-Einstein统计和Fermi-Dirac统计，分别适用于不同体系。 但这两种统计在一定条件下通过适当的近似，可与Boltzmann统计得到相同结果。上一内容下一内容回主目录O返回适用于粒子间相互作用力可忽略的体系上一内容下一内容回主目录O返回统计热力学的基本假定概率（probability）指某一件事或某一种状态出现的机会大小。热力学概率 体系在一定

8、的宏观状态下，可能出现的微观总数，通常用 表示。i 上一内容下一内容回主目录O返回上一内容下一内容回主目录O返回统计热力学的基本假定“ 等概率假定等概率假定 ”例如，某宏观体系的总微态数为 ，则每一种微观状态 P出现的数学概率都相等，即：1P对于U, V 和 N 确定的某一宏观体系，任何一个可能出现的微观状态，都有相同的数学概率，所以这假定又称为等概率原理。上一内容下一内容回主目录O返回 宏观体系与微观体系的联系桥梁上一内容下一内容回主目录O返回2Boltzmann 统计!定位体系的微态数!定位体系的最概然分布!简并度!有简并度时定位体系的微态数!非定位体系的最概然分布!Boltzmann公式

9、的其它形式!熵和亥氏自由能的表示式上一内容下一内容回主目录O返回定位体系的微态数一个由 N 个可区分的独立粒子组成的宏观体系，在量子化的能级上可以有多种不同的分配方式。设其中的一种分配方式为：1212 iiNNN能级：，一种分配方式：， ，上一内容下一内容回主目录O返回定位体系的微态数这种分配的微态数为：12! (!1)! iiNNNNN121NNiNNNCC111212!()!()!()!NNNNNNNNNN分配方式有很多,总的微态数为：! (2)iiiiiNN 无论哪种分配都必须满足如下两个条件： (3) (4)iiiiiNNNU上一内容下一内容回主目录O返回上一内容下一内容回主目录O返回

10、上一内容下一内容回主目录O返回上一内容下一内容回主目录O返回定位体系的最概然分布 每种分配的 值各不相同，但其中有一项最大值 ，在粒子数足够多的宏观体系中，可以近似用 来代表所有的微观数，这就是最概然分布。maxmaxi , !iiiiiiiiiNNNNUN求极值，使 问题在于如何在两个限制条件下，找出一种合适的分布 ，才能使 有极大值，在数学上就是求(1)式的条件极值的问题。即：iN上一内容下一内容回主目录O返回定位体系最概然分布 首先用Stiring公式将阶乘展开，再用Lagrange乘因子法，求得最概然的分布为： 式中 和 是Lagrange乘因子法中引进的待定因子。iiNe lnln

11、iiNe或用数学方法可求得： iiNee 1-kT/*/iikTikTieNNemax* !iiN!N所以最概然分布公式为：上一内容下一内容回主目录O返回上一内容下一内容回主目录O返回上一内容下一内容回主目录O返回上一内容下一内容回主目录O返回上一内容下一内容回主目录O返回上一内容下一内容回主目录O返回上一内容下一内容回主目录O返回简并度（degeneration） 能量是量子化的，但每一个能级上可能有若干个不同的量子状态存在，反映在光谱上就是代表某一能级的谱线常常是由好几条非常接近的精细谱线所构成。 量子力学中把能级可能有的微观状态数称为该能级的简并度，用符号 表示。简并度亦称为退化度或统计

12、权重。ig上一内容下一内容回主目录O返回简并度（degeneration）例如，气体分子平动能的公式为：2222xyz3/2()8ihnnnmV式中 分别是在 轴方向的平动量子数，当 则 只有一种可能的状态，则 ，是非简并的。xyz,n nn和zyx和,23/ 238ihmVxyz1,1,1,nnn1ig 上一内容下一内容回主目录O返回简并度（degeneration）xyz nnn 这时，在 相同的情况下，有三种不同的微观状态，则 。i3ig 23/268ihmV当2 1 11 2 1 1 1 2上一内容下一内容回主目录O返回有简并度时定位体系的微态数121212 , , , , , , ,

13、 , , iiigggNNN能级各能级简并度一种分配方式设有 N 个粒子的某定位体系的一种分布为：上一内容下一内容回主目录O返回有简并度时定位体系的微态数 先从N个分子中选出N1个粒子放在 能极上，有 种取法；11NNC 但 能极上有 个不同状态，每个分子在 能极上都有 种放法，所以共有 种放法；11g11g11Ng 这样将N1个粒子放在 能极上，共有 种微态数。依次类推，这种分配方式的微态数为：111NNNCg1上一内容下一内容回主目录O返回有简并度时定位体系的微态数11221112()()NNNNNNNgCgC121121212()! !()!()!NNNNNggNNNNNNN121212

14、i!NNNggNNN!iNiiigNN上一内容下一内容回主目录O返回有简并度时定位体系的微态数( , ,)!iNiiiigU V NNN 由于分配方式很多，所以在U、V、N一定的条件下，所有的总微态数为： iiiiiNNNU求和的限制条件仍为：上一内容下一内容回主目录O返回有简并度时定位体系的微态数/*/iikTiikTiig eNNg e 与不考虑简并度时的最概然分布公式相比，只多了 项。ig 再采用最概然分布概念，用Stiring公式和Lagrange乘因子法求条件极值，得到微态数为极大值时的分布方式 为：imax*iN上一内容下一内容回主目录O返回非定位体系的最概然分布1( , ,!)i

15、NiiiigU V NNNN 非定位体系由于粒子不能区分，它在能级上分布的微态数一定少于定位体系，所以对定位体系微态数的计算式进行等同粒子的修正，即将计算公式除以 。!N 则非定位体系在U、V、N一定的条件下，所有的总微态数为：上一内容下一内容回主目录O返回非定位体系的最概然分布/*/iikTiikTiig eNNg e（非定位） 同样采用最概然分布的概念，用Stiring公式和Lagrange乘因子法求条件极值，得到微态数为极大值时的分布方式 （非定位）为：*iN 由此可见，定位体系与非定位体系，最概然的分布公式是相同的。上一内容下一内容回主目录O返回上一内容下一内容回主目录O返回上一内容下

16、一内容回主目录O返回Boltzmann公式的其它形式（1）将i能级和j能级上粒子数进行比较，用最概然分布公式相比，消去相同项，得：/*/ijkTiikTjjNg eNg e上一内容下一内容回主目录O返回Boltzmann公式的其它形式（2）在经典力学中不考虑简并度，则上式成为*/*/exp()ijkTijikTjNekTNe 设最低能级为 ，在 能级上的粒子数为 ，略去 标号，则上式可写作：00,ii 00N*/0ikTiNN e 这公式使用方便，例如讨论压力在重力场中的分布，设各个高度温度相同，即得：/0emgh kTpp上一内容下一内容回主目录O返回熵和亥氏自由能的表达式根据揭示熵本质的B

17、oltzmann公式maxlnlnSkk（1）对于定位体系，非简并状态max*!iiNNmaxlnln! ln!iiNN上一内容下一内容回主目录O返回熵和亥氏自由能的表达式*lnln ()iiiiiNNNNNN*ln() ()iiiiiNNNNe *ln ( , )iiiiiNNNUNNNU/1ln (lnln , )iikTiiUNeNekTkT 用Stiring公式展开：*maxlnlnlniiiiiNNNNNN上一内容下一内容回主目录O返回熵和亥氏自由能的表达式/maxlnlnikTUSkkNeT（定位）/lnikTiAUTSNkTe （定位）/maxlnlnikTiUNekT上一内容下

18、一内容回主目录O返回熵和亥氏自由能的表达式max!iNiiigNN（2）对于定位体系，简并度为ig 推导方法与前类似，得到的结果中，只比（1）的结果多了 项。ig/lnikTiiUSkNg eT（定位）/lnikTiiANkTg e （定位）上一内容下一内容回主目录O返回熵和亥氏自由能的表达式/ln!ikTNiig eUSkNT（）（非定位）/()ln!ikTNiig eAkTN （非定位）（3）对于非定位体系由于粒子不能区分，需要进行等同性的修正，在相应的定位体系的公式上除以 ，即：!N上一内容下一内容回主目录O返回3配分函数!配分函数的定义!配分函数的分离!非定位体系配分函数与热力学函数的

19、关系!定位体系配分函数与热力学函数的关系上一内容下一内容回主目录O返回3配分函数配分函数的定义根据Boltzmann最概然分布公式（略去标号 ）*/iikTiikTiig eNNg e令分母的求和项为：/ikTiig eq q称为分子配分函数，或配分函数（partition function)，其单位为1。求和项中 称为Boltzmann因子。配分函数q是对体系中一个粒子的所有可能状态的Boltzmann因子求和，因此q又称为状态和。i/kTe上一内容下一内容回主目录O返回3配分函数将q代入最概然分布公式，得： q中的任何一项与q之比，等于分配在该能级上粒子的分数，q中任两项之比等于这两个能级

20、上最概然分布的粒子数之比，这正是q被称为配分函数的由来。/ijkTiikTjjNg eNg e/ikTiiNg eNq上一内容下一内容回主目录O返回上一内容下一内容回主目录O返回配分函数的分离 一个分子的能量可以认为是由分子的整体运动能量即平动能，以及分子内部运动的能量之和。 分子内部的能量包括转动能( )、振动能( )、电子的能量( )和核运动能量( )，各能量可看作独立无关。rventrven这几个能级的大小次序是：上一内容下一内容回主目录O返回配分函数的分离-1-1rv42420 J mol4.242 kJ mol为，为，平动能的数量级约为 ，21-14.2 10 J mol,t,t,r

21、,v,e,n iiiiiiii（内）分子的总能量等于各种能量之和，即： 各不同的能量有相应的简并度，当总能量为 时，总简并度等于各种能量简并度的乘积，即：i,t,r,v,e,niiiiiiggggggen ,则更高。上一内容下一内容回主目录O返回上一内容下一内容回主目录O返回J104K298KJ1080658.13121124 kT 各种能级间隔的估计各种能级间隔的估计 平动：平动： 转动：转动： 振动：振动： 电子：电子： 核内：核内：kT19t10 kT2r10 kT10v 基态与第一激基态与第一激发态间的能级差发态间的能级差kT100e kT8n10 上一内容下一内容回主目录O返回配分函

22、数的分离 根据配分函数的定义，将 和 的表达式代入，得：iig 从数学上可以证明，几个独立变数乘积之和等于各自求和的乘积，于是上式可写作：,t,r,v,e,n,t,r,v,e,nexp()iiiiiiiiiiig g gg gkTexp()iiiqgkT上一内容下一内容回主目录O返回配分函数的分离,t,r,t,r,v,e,v,e,n,nexp() exp() exp() exp() exp()iiiiiiiiiiiiiiiqggkTkTggkTkTgkTtrvenqqqqq 和 分别称为平动、转动、振动、电子和原子核配分函数。trve,q q q qnq上一内容下一内容回主目录O返回上一内容下

23、一内容回主目录O返回非定位体系配分函数与热力学函数的关系/(e)ln!ikTNiigAkTN （非定位）设总的粒子数为N（1）Helmholz自由能Aln !NqkTN 上一内容下一内容回主目录O返回非定位体系配分函数与热力学函数的关系,()V NAST （2）熵 S,lnln()!NV NqqSkNkTNT（非定位）dddAS Tp V 或根据以前得到的熵的表达式直接得到下式：/()ln!ikTNiigSeUkNT（非定位） ln!NqUkNT上一内容下一内容回主目录O返回非定位体系配分函数与热力学函数的关系2,lnV NqNkTT（3）热力学能U或从 两个表达式一比较就可得上式。（非定位）

24、SUATS2,lnlnln!NNV NqqqkTkTNkTNNT 上一内容下一内容回主目录O返回非定位体系配分函数与热力学函数的关系,ln()()T NT NAqpNkTVV （4）Gibbs自由能G,lnln()!NT NqqGkTNkTVNGApVV 根据定义，所以dddAS Tp V 上一内容下一内容回主目录O返回非定位体系配分函数与热力学函数的关系2,lnln()V NT NqqNkTNkTVTV(5)焓HHUpV(6)定容热容CV2,ln()V N VqNkTTT()VVUCT 根据以上各个表达式，只要知道配分函数，就能求出热力学函数值。上一内容下一内容回主目录O返回上一内容下一内容

25、回主目录O返回定位体系配分函数与热力学函数的关系 根据非定位体系求配分函数与热力学函数关系相同的方法，得：NqkTAln（定位）TUqNkSTqNkTqNkSNVln )ln(ln ,（定位）或（定位）上一内容下一内容回主目录O返回定位体系配分函数与热力学函数的关系NVTqNkTU,2)ln(（定位）NTVqNkTVqNkTG,)ln(ln（定位）NTNVVqNkTVTqNkTH,2)ln()ln(（定位）VNVVTqNkTTC)ln(,2（定位）上一内容下一内容回主目录O返回定位体系配分函数与热力学函数的关系由上列公式可见，U，H 和CV的表达式在定位和非定位体系中是一样的；而A，S 和 G

26、的表达式中，定位体系少了与 有关的常数项，而这些在计算函数的变化值时是可以互相消去的。本章主要讨论非定位体系。 !1N上一内容下一内容回主目录O返回4各配分函数的计算!原子核配分函数!电子配分函数!平动配分函数!转动配分函数!振动配分函数上一内容下一内容回主目录O返回原子核配分函数n,0n,1nn,0n,1n,0n,1n,1n,0n,0n,0exp()exp() exp()1exp()qggkTkTggkTgkT式中 分别代表原子核在基态和第一激发态的能量， 分别代表相应能级的简并度。n,0n,1,n,0n,1,gg上一内容下一内容回主目录O返回原子核配分函数n,0nn,0exp()qgkT由

27、于化学反应中，核总是处于基态，另外基态与第一激发态之间的能级间隔很大，所以一般把方括号中第二项及以后的所有项都忽略不计，则： 如将核基态能级能量选为零，则上式可简化为：nn,0n21qgs 即原子核的配分函数等于基态的简并度，它来源于核的自旋作用。式中 sn 是核的自旋量子数。一般忽略一般忽略上一内容下一内容回主目录O返回电子配分函数e,0e,1ee,0e,1exp()exp()qggkTkTe,0e,1e,1e,0e,0e,0 exp()1exp()ggkTgkT 电子能级间隔也很大， 除F, Cl 少数元素外，方括号中第二项也可略去。虽然温度很高时，电子也可能被激发，但往往电子尚未激发，分

28、子就分解了。所以通常电子总是处于基态，则：-1e,1e,0()400 kJ mol ,e,0ee,0exp()qgkT上一内容下一内容回主目录O返回电子配分函数若将 视为零，则e,0ee,021qgj 式中 j 是电子总的角动量量子数。电子绕核运动总动量矩也是量子化的，沿某一选定轴上的分量可能有 2j+1个取向。 一般取一般取qe为为1 某些自由原子和稳定离子的 是非简并的。如有一个未配对电子，可能有两种不同的自旋，如 它的e,00 , 1 ,jge,01 , 2 2jg。Na ,e,0ee,0exp()qgkT上一内容下一内容回主目录O返回平动配分函数设质量为m的粒子在体积为的立方体内运动，

29、根据波动方程解得平动能表示式为：cba2222,t222()8yxzinnhnm abc式中h是普朗克常数，分别是 轴上的平动量子数，其数值为 的正整数。,xyzn nnzyx, , 2 , 1,tt,texp()iiiqgkT上一内容下一内容回主目录O返回平动配分函数将 代入：,ti2222t222111exp()8xyzyxznnnnnhnqm abc 因为对所有量子数从 求和，包括了所有状态，所以公式中不出现 项。在三个轴上的平动配分函数是类似的，只解其中一个 ，其余类推。0,tigt,xq22222211exp()exp()88xyyxnnnnhhmkT amkT b2221 exp(

30、)8zznhnmkTct,t,t, xyzqqq上一内容下一内容回主目录O返回平动配分函数22t,21exp()8xxxnnhqmkT a22t,0exp()dxxxqnn因为 是一个很小的数值，所以求和号用积分号代替，得：2222221 exp() (8xxnhnmkTa设）上一内容下一内容回主目录O返回平动配分函数引用积分公式：则上式得：21201d()2xex1212t,212( )()2xmkTqah32t22()mkTqa b ch 和 有相同的表示式，只是把a换成 b或 c，所以：t,yqt,zq3222 ()mkTVh上一内容下一内容回主目录O返回上一内容下一内容回主目录O返回转

31、动配分函数 单原子分子的转动配分函数等于零，异核双原子分子、同核双原子分子和线性多原子分子的 有类似的形式，而非线性多原子分子的 表示式较为复杂。rqrq（1）异核双原子分子的 ，设其为刚性转子绕质心转动，能级公式为：rq2r2(1) 0 1 28hJ JJI， ，式中J是转动能级量子数，I是转动惯量，设双原子质量分别为 ，r为核间距，则：12 , mm21212()m mIrmm上一内容下一内容回主目录O返回转动配分函数 转动角动量在空间取向也是量子化的，所以能级简并度为：,r21 igJ220(1)(21)exp()8JJ JhJIkT,r,rrexp() iiigTqk2r28hIk令Q

32、称为转动特征温度，因等式右边项具有温度的量纲。将 代入 表达式，得：rQrQrqrr0(1)(21)exp()JJ JqJTQ上一内容下一内容回主目录O返回从转动惯量I求得 。除H2外，大多数分子的 很小， ，因此用积分号代替求和号，并令 ，代入后得：r/1T QrQ(1) , d(21)dxJ JxJJrQ转动配分函数rr0(1)(21)exp()d J JqJJTQr0exp()dxxTQ22r8TIkThQ上一内容下一内容回主目录O返回转动配分函数2r28IkTqh（2）同核双原子和线性多原子分子的 （ 是对称数，旋转 微观态重复的次数）rq360（3）非线性多原子分子的rq32212r

33、38(2)()xyzkTqIIIh分别为三个轴上的转动惯量。 xyzIII，和上一内容下一内容回主目录O返回上一内容下一内容回主目录O返回振动配分函数（1）双原子分子的vqv1() 0,1,2,2vhv设分子作只有一种频率 的简谐振动，振动是非简并的，其振动能为：,v1igv,012h式中v为振动量子数，当v=0时， 称为零点振动能v,0上一内容下一内容回主目录O返回振动配分函数,vv,vexp()iiiqgkT01()2expvvhkT令 称为振动特征温度,也具有温度量纲,则：vv, hkQQvvvv35exp()exp()exp()222TqTTQQQvvv2 exp() 1 exp()e

34、xp()2TTTQQQ上一内容下一内容回主目录O返回振动配分函数 振动特征温度是物质的重要性质之一， 越高，处于激发态的百分数越小， 表示式中第二项及其以后项可略去不计。vQvq 也有的分子 较低，如碘的 ，则 的项就不能忽略。vQv310 KQ1v在低温时， ，则 ，引用数学近似公式：v1TQvexp()1TQ211 11xxxx 时，上一内容下一内容回主目录O返回振动配分函数则 的表示式为：vqvvv1exp()21exp()qTTv 11 exp()qhkT1exp()21 exp()hhkTkT将零点振动能视为零, 即 则：v,010 ,2h 上一内容下一内容回主目录O返回振动配分函数

35、vtr3fnff多原子分子振动自由度 为：vf（2）多原子分子的vq 为平动自由度, 为转动自由度，n为原子总数。tfrf因此，线性多原子分子的 为：vq35v1exp()21 exp()nihkTqhkT（线性） 非线性多原子分子的 只要将(3n-5) 变为(3n-6)即可。vq上一内容下一内容回主目录O返回上一内容下一内容回主目录O返回5配分函数对热力学函数的贡献!原子核配分函数的贡献!电子配分函数的贡献!平动配分函数的贡献!转动和振动配分函数的贡献上一内容下一内容回主目录O返回原子核配分函数的贡献在通常的化学变化中，核总是处于基态，n,0nn,0exp()qgkT如果将基态能量选作零，则

36、：nn,0n21qgs是核自旋量子数，与体系的温度、体积无关。ns上一内容下一内容回主目录O返回原子核配分函数的贡献2nn,ln()0V NqUNkTT2nnn,lnln()()0T NV NqqHNkTVNkTVTn,()0V nVUCT 对热力学能、焓和定容热容没有贡献，即：nq上一内容下一内容回主目录O返回原子核配分函数的贡献 在计算热力学函数的差值时，这一项会消去，所以一般不考虑 的贡献。只有在精确计算规定熵值时，才会考虑 的贡献。nqnqnnnnnnnnnn , ln ln lnqASGANkTqSNkqGNkTq 对于 和 有少量的贡献，其计算式为：上一内容下一内容回主目录O返回电

37、子配分函数的贡献通常电子处于基态，并将基态能量选作零，则：ee,021qgj 由于电子总的角动量量子数 j 与温度、体积无关，所以 qe 对热力学能、焓和等容热容没有贡献，即：eev,e0UHC上一内容下一内容回主目录O返回电子配分函数的贡献eeeeeeeeee ln ln lnqASGANkTqSNkqGNkTq 对 ， 和 有少量贡献，即：（非定位）（非定位）（非定位）除 外， 和 的值在计算变化差值时，这项一般也可以消去。如果电子第一激发态不能忽略，如果基态能量不等于零，则应该代入 的完整表达式进行计算。eSeGeAeq上一内容下一内容回主目录O返回平动配分函数的贡献 由于平动能的能级间

38、隔很小，所以平动配分函数对熵等热力学函数贡献很大。 对具有N个粒子的非定位体系，分别求 对各热力学函数的贡献。tq32t22()mkTqVh已知上一内容下一内容回主目录O返回平动配分函数的贡献（1）平动Helmholtz自由能tt322( )ln!2 ln()lnNqAkTNmkTNkTVNkTNNkTh上一内容下一内容回主目录O返回平动配分函数的贡献这称为Sackur-Tetrode公式tt,2t32()25 ln()5ln2ln2 V NASTmkTNkVNhqNkN （2）平动熵 dddAS Tp V 因为 上一内容下一内容回主目录O返回平动配分函数的贡献32t,mm3(2)5ln2mk

39、TSRVRLh Sackur-Tetrode公式用来计算理想气体的平动熵。 对于1mol理想气体，因为 N k = R, 所以计算公式为：上一内容下一内容回主目录O返回平动配分函数的贡献tttASUT（3）平动热力学能2t,ln()V NqNkTT32NkT（4）平动等容热容t,t(2)3VVCNUTk上一内容下一内容回主目录O返回平动配分函数的贡献ttHUpV（5）平动焓和平动Gibbs自由能ttGApVNTVAp,)(代入相应的 表示式即得。tt,UA上一内容下一内容回主目录O返回转动和振动配分函数的贡献 分子的转动和振动常常是相互影响的，作为一个转子有非刚性的问题，作为一个振子，又有非谐

40、性的问题。我们只考虑最简单的理想双原子分子，分子内部能量 严格遵守下式：I221()(1)28Ihvhj jI上一内容下一内容回主目录O返回转动和振动配分函数的贡献式中第一项只与振动量子数 v 有关，第二项只与转动量子数 j 有关，分子内部能量可以看成是振动和转动两个独立项的加和，则热力学函数也可看成是他们单独贡献的加和。221()(1)28Ihvhj jI对于定位和非定位体系，只有平动贡献有一点差异，而内部的转动和振动的贡献是相同的。上一内容下一内容回主目录O返回转动和振动配分函数的贡献vvlnANkTq rrlnANkTq （1）Helmholtz自由能rvAA和rr,()V NAST （

41、2）转动熵和振动熵vv,()V NAST 上一内容下一内容回主目录O返回转动和振动配分函数的贡献2rr,ln()V NqUNkTT（3）热力学能rvUU和2vv,ln()V NqUNkTT（4）定容热容,r,vVVCC 和 因为 VVTUC)(r,r()VVUCTv,v()VVUCT上一内容下一内容回主目录O返回转动和振动配分函数的贡献,r2r,22,22ln ()8 (ln)1 VVNVV NVVqNkTTTIkTNkTTThNkTTCTNk则2r28IkTqh如某双原子分子的转动、振动配分函数可用下式表示时：vkTqh上一内容下一内容回主目录O返回转动和振动配分函数的贡献,v2v2ln()

42、 (ln) VV NVV NVqNkTTTkTNkTTCThNk 利用热力学函数之间的关系，可求出对 H 和 G 的贡献。上一内容下一内容回主目录O返回6单原子理想气体热力学函数的计算（1）Helmholtz自由能A（2）熵（3）热力学能（4）定容热容（5）化学势（6）理想气体状态方程上一内容下一内容回主目录O返回6 单原子理想气体热力学函数的计算 由于单原子分子内部运动没有转动和振动，所以只有原子核、电子和外部的平动对热力学函数有贡献。 理想气体是非定位体系，所以它的一系列热力学函数用配分函数的计算式分别分列如下：上一内容下一内容回主目录O返回（1）Helmholtz自由能AnetAAAAt

43、nelnlnln!NqNkTqNkTqkTN n,0n,0e,0e,0322exp() exp()2 ln()ln!NkT gkTNkT gkTmkTNkTVkTNh 上一内容下一内容回主目录O返回（1）Helmholtz自由能An,0e,0n,0e,0322()ln2 ln()lnNNNkTggmkTNkTVNkTNNkTh第1、2项在计算 时，都可以消去。A上一内容下一内容回主目录O返回（2）熵,32n,0e,02()2 lnln()lnln35 ln22V NASTmkNkggVNhT 这公式也称为Sachur-Tetrode公式。上一内容下一内容回主目录O返回（3）热力学能2tt,ln

44、()V NqUNkTUT因为对热力学能没有贡献，只有平动能有贡献，所以：ne , qq32NkT上一内容下一内容回主目录O返回（4）定容热容t,t,3()2VVV NUCCNkT 这个结论与经典的能量均分原理的结果是一致的，单原子分子只有三个平动自由度，每个自由度贡献 ，则N个粒子共有 。k21Nk23上一内容下一内容回主目录O返回（5）化学势VTNA,)(对于理想气体， ，代入 A 的表示式，得：pNkTV 32n,0e,0n,0e,022()lnln() lnlnmkTkTggkThkTkTkTkTp上一内容下一内容回主目录O返回（5）化学势32n,0e,0n,0e,022()lnln()

45、 lnlnmkTLRTggRThRTkTRTRTp 对1 mol气体分子而言，各项均乘以阿伏伽德罗常数 ,则1 mol气体化学势为：RLk L上一内容下一内容回主目录O返回（5）化学势32n,0e,0n,0e,022()lnln() lnlnmkTLRTggRThRTkTRTRTp$当处于标准态时，则：pp$从该式可看出， 一定时， 只是T的函数。两式相减得：p$( , )( )ln(/)T pTRTp p$上一内容下一内容回主目录O返回（6）理想气体的状态方程,d()dT NApV 将A的表示式代入，由于其它项均与体积无关，只有平动项中有一项与V有关，代入即得理想气体状态方程。,lnT NN

46、kTVNkTpVV用统计热力学的方法可以导出理想气体状态方程，这是经典热力学无法办到的。上一内容下一内容回主目录O返回7双原子理想气体热力学函数的计算双原子分子的全配分函数计算氧分子的ert,mq q qS和$上一内容下一内容回主目录O返回双原子分子的全配分函数根据配分函数的定义及可分离的性质，分子的全配分函数应该由5个部分组成，即：netrvqqqqqq（总） 对于双原子分子，将各个配分函数的具体表示式代入，就得到：n,0e,0n,0e,023222exp()exp()1exp()282 ()()11exp()2qggkTkThmkTIkTkTVhhhkT（总）上一内容下一内容回主目录O返回

47、上一内容下一内容回主目录O返回上一内容下一内容回主目录O返回双原子分子的全配分函数 对于多原子分子，前三项相同，而 的形式因原子的结构不同而有所不同。由于多原子分子 的计算十分复杂，今只以 分子为例子，从配分函数计算双原子分子的一些热力学函数。rvqq和2O()q 总上一内容下一内容回主目录O返回计算氧分子的 在298.15 K和标准压力下，将1 molO2(g)放在体积为V的容器中，已知电子基态的 ,基态能量 ,忽略电子激发态项的贡献。O2的核间距 。忽略 和 的贡献。n,03gn,00101 207 10mr.nqvqertmqqqS , , 和 $计算氧分子的 ？ ertmqqqS ,

48、, 和 $上一内容下一内容回主目录O返回计算氧分子的ee,0(1) 3qg解： 这时，O2的全配分函数只有 ， 和 三项，分别计算如下，可以看出它们贡献的大小。eqrqtq2r28(2) IkTqhertmqqqS、 、 和$上一内容下一内容回主目录O返回计算氧分子的22310223462(O)216 10 kg ()(1 207 10 m)26 03 10 1 935 10 kg m-mIrr.将k、h等常数代入，O2的对称数,得：22r2871 62IkTq.hertmqqqS、 、 和$上一内容下一内容回主目录O返回计算氧分子的32t22(3) ()mkTqVh3-12622332 10

49、 kg mol(O )5.313 10 kg6.023 10 molm3-1m23-1298.15 K(O )(0.0224 mmol )273.15 K 0.02445 mmolVertmqqqS、 、 和$30erttt4.29 10 qqqqq代入上式，得 。从以上所得, 和 的值，可见 的数值最大。上一内容下一内容回主目录O返回计算氧分子的m2m,em,rm,t(4) (O )SSSS$-1-1ee,0mlnln39.13 J molKNkgRSm,rm,r,()V NAST 2m,rr28lnlnIkTANkTqRTh 2m,r2228ln8 = (lnln1) = (ln105.5

50、)IkTSRRhITkITRRhertmqqqS、 、 和$上一内容下一内容回主目录O返回计算氧分子的4621.935 10 kg m , 2,298.15 K IT代入，得：-1-1m,r43.73 J molKSertmqqqS、 、 和$ 利用Sackur-Tetrode公式计算，因为Nk=R, 所以：m,tS32m,tm3(2)5ln2mkTSRVRLh上一内容下一内容回主目录O返回计算氧分子的262(O )5.313 10 kgm3-1m2(O )0.02445 mmolV23-16.02 10 molL 23-11.38 10 J Kk346.63 10 J sh代入上式，得：-1