Введите слово или словосочетание на любом языке 👆
Язык:
Перевод и анализ слов искусственным интеллектом ChatGPT
На этой странице Вы можете получить подробный анализ слова или словосочетания, произведенный с помощью лучшей на сегодняшний день технологии искусственного интеллекта:
- как употребляется слово
- частота употребления
- используется оно чаще в устной или письменной речи
- варианты перевода слова
- примеры употребления (несколько фраз с переводом)
- этимология
Что (кто) такое Кинетическая теория газов - определение
МИКРОСКОПИЧЕСКАЯ ТЕОРИЯ ПРОЦЕССОВ В НЕРАВНОВЕСНЫХ СРЕДАХ
Кинетическая теория газов; Кинетика физическая
Найдено результатов: 1070
КИНЕТИЧЕСКАЯ ТЕОРИЯ ГАЗОВ
объясняет неравновесные свойства газов (явления переноса энергии, массы, импульса) на основе законов движения и взаимодействия молекул.
Кинетическая теория газов
раздел теоретической физики, исследующий статистическими методами свойства Газов на основе представлений о молекулярном строении газа и определенном законе взаимодействия между его молекулами. Обычно под К. т. г. Понимается теория неравновесных процессов в газах, а теория равновесных состояний относится к равновесной статистической механике. Область применения К. т. г. - собственно газы, газовые смеси и плазма. Основы К. т. г. были заложены во 2-й половине 19 в. в работах Л. Больцмана.
Газ представляет собой простейшую по сравнению с жидкостью и твердым телом систему. Среднее расстояние между молекулами газа много больше их размеров. Так как силы взаимодействия между электрически нейтральными атомами являются очень короткодействующими (то есть очень быстро убывают с увеличением расстояния между частицами и на расстояниях в несколько молекулярных диаметров практически уже не сказываются), то взаимодействие молекул происходит лишь при их непосредственном сближении - при столкновениях. Время столкновения гораздо меньше времени свободного пробега - времени между двумя последовательными столкновениями молекулы. Вследствие этого большую часть времени молекулы газа движутся свободно.
В К. т. г. наблюдаемые макроскопические эффекты (давление, Диффузия, Теплопроводность и т.д.) рассматриваются как средний результат действия всех молекул исследуемого газа. Для вычисления этих средних Больцман ввёл функцию распределения f (ν, r, t), зависящую от скоростей ν и координат r молекул газа и времени t. Произведение f (ν, r, t)ΔνΔr даёт среднее число молекул со скоростями, лежащими в интервале от ν до ν +Δν, и координатами в интервале от r до r + Δr. Функция распределения f подчиняется кинетическому уравнению Больцмана. В этом уравнении изменение f со временем рассматривается как результат движения частиц, действия на них внешних сил и парных столкновении между частицами. Уравнение Больцмана применимо лишь для достаточно разреженных газов. В состоянии статистического равновесия при отсутствии внешних сил функция распределения зависит только от скоростей молекул и называется Максвелла распределением.
Основная задача К. т. г. - определение (из уравнения Больцмана) вида функции распределения f, так как знание f (ν, r, t) позволяет рассчитать средние величины, характеризующие состояние газа и процессы в нём, - среднюю скорость частиц, коэффициенты диффузии, вязкости (См. Вязкость), теплопроводности и др. (см. Кинетика физическая). Методы решения кинетического уравнения Больцмана были разработаны английскими учёными С. Чепменом и Д. Энскогом. уравнение Больцмана в частном случае отсутствия внешних сил описывает эволюцию системы к состоянию равновесия.
В ионизированных газах (плазме) частицы взаимодействуют друг с другом посредством кулоновских сил, медленно убывающих с расстоянием. Для таких сил нельзя говорить о парных столкновениях, так как друг с другом взаимодействует сразу большое число частиц. Но и в этом случае можно получить кинетическое уравнение (оно называется уравнением Ландау), если учесть, что в подавляющем числе случаев обмен импульсами (количеством движения) при столкновении частиц мал. Если столкновениями вообще можно пренебречь, то существенную роль будут играть кулоновские силы, действующие на данную частицу со стороны всех остальных частиц системы (т. н. приближение самосогласованного поля (См. Самосогласванное поле)). В этом случае для плазмы справедливо кинетическое уравнение Власова (см. Плазма). Наиболее последовательные и эффективные методы вывода кинетических уравнений на основе динамики систем из большого числа частиц были разработаны Н. Н. Боголюбовым.
Лит.: Больцман Л., Лекции по теории газов, пер. с нем., М., 1953; Чепмен С., Каулинг Т., Математическая теория неоднородных газов, пер. с англ., М., 1960; Боголюбов Н. Н., Проблемы динамической теории в статистической физике, М. - Л., 1946; Силин В. ГГ., Введение в кинетическую теорию газов, М., 1971; Коган М. Н., Динамика разреженного газа, М., 1967: Некоторые вопросы кинетической теории газов, пер. с англ., М., 1965; Климентович Ю. Л., Статистическая теория неравновесных процессов в плазме, М., 1964; Зоммерфельд А., Термодинамика и статистическая физика, пер. с нем., М., 1955; Кикоин И. К., Кикоин А. К., Молекулярная физика, М., 1963, гл. 1 и 2.
Г. Я. Мякишев.
КИНЕТИКА ФИЗИЧЕСКАЯ
раздел статистической физики, в котором изучаются на основе молекулярно-кинетической теории неравновесные процессы в веществе, напр. процессы выравнивания концентраций в смесях (диффузия), температур (теплопроводность) и т. д.
Кинетика физическая
теория неравновесных макроскопических процессов, то есть процессов, возникающих в системах, выведенных из состояния теплового (термодинамического) равновесия. К К. ф. можно отнести термодинамику неравновесных процессов (См. Термодинамика неравновесных процессов), кинетическую теорию газов (См. Кинетическая теория газов) (в том числе плазмы), теорию процессов переноса в твёрдых телах, а также общую статистическую теорию неравновесных процессов, которая начала развиваться лишь в 50-е гг.
Все неравновесные процессы в адиабатически изолированных системах (системах, не обменивающихся теплом с окружающими телами) являются необратимыми процессами (См. Необратимые процессы) - происходят с увеличением энтропии (См. Энтропия); в равновесном состоянии энтропия достигает максимума.
Как и в случае равновесных состояний, в К. ф. возможны два способа описания систем: феноменологический, или термодинамический (термодинамика неравновесных процессов), и статистический.
Термодинамический метод описания неравновесных процессов
При термодинамическом описании неравновесных процессов рассматривается изменение в пространстве и времени таких макроскопических параметров состояния системы, как плотность массы i-го компонента ρi (r, t), плотность импульса ρu (r, t), локальная температура T (r, t), поток массы i-го компонента ji (r, t), плотность потока внутренней энергии q (r, t) [здесь r - координата, t - время, u - средняя массовая скорость, ρ - плотность массы]. В равновесном состоянии системы ρ, ρi, Т постоянны, а потоки равны нулю.
Термодинамическое описание неравновесных возможно лишь при достаточно медленном параметров состояния в пространстве и во времени для состояний, близких к равновесным. Для газов это означает, что все термодинамические параметры, характеризующие состояние системы, мало меняются на длине свободного пробега и за время, равное среднему времени свободного пробега молекул (среднему времени между двумя последовательными столкновениями молекул). Медленные процессы встречаются практически очень часто, так как установление равновесия происходит только после очень большого числа столкновений; к ним относятся: Диффузия, Теплопроводность, Электропроводность и т.д. Отклонения от состояния термодинамического равновесия характеризуются Градиентами температуры, концентрации (ρi/ρ) и массовой скорости (так называемыми термодинамическими силами), а потоки энергии, массы i-го компонента и импульса связаны с термодинамическими силами линейными соотношениями. Коэффициенты в этих соотношениях называются кинетическими коэффициентами.
Рассмотрим в качестве примера диффузию в бинарной смеси, то есть процесс выравнивания концентрации компонентов в результате хаотического теплового движения молекул. Феноменологическое уравнение, описывающее процесс диффузии, получают с помощью закона сохранения вещества и того опытного факта, что поток вещества одного из компонентов вследствие диффузии прямо пропорционален градиенту его концентрации (с обратным знаком). Коэффициент пропорциональности называется коэффициентом диффузии. Согласно уравнению диффузии, скорость изменения концентрации вещества со временем прямо пропорциональна дивергенции (См. Дивергенция) градиента концентрации с коэффициентом пропорциональности, равным коэффициенту диффузии.
Решение уравнения диффузии позволяет определить время, в течение которого произойдёт выравнивание концентрации молекул в системе (например, в сосуде с газом) за счёт диффузии (время релаксации). Время релаксации τр имеет порядок: τр Кинетика физическая L2/D, где L - линейные размеры сосуда, a D - коэффициент диффузии. Это время тем больше, чем больше размеры сосуда и чем меньше коэффициент диффузии. Коэффициент диффузии пропорционален длине свободного пробега молекул λ и их средней тепловой скорости ν. Поэтому время релаксации оказывается пропорциональным: τр Кинетика физическая L2/ λν = (L/λ)2λ/ν, где λ/ν = τ - среднее время свободного пробега. Очевидно, что τр >> τ при L >> λ. Таким образом, условие L >> λ (размеры системы велики по сравнению с длиной свободного пробега молекул) является необходимым для того, чтобы процесс установления равновесного состояния можно было считать медленным. Аналогичным образом устанавливаются уравнения, описывающие теплопроводность, внутреннее трение, электропроводность и т.д. Коэффициент диффузии, теплопроводности и вязкости, а также удельная электропроводность в феноменологической теории должны быть определены экспериментально.
Перечисленные процессы называются прямыми. Этим подчёркивается, что, например, при диффузии градиент концентрации данного вещества вызывает поток этого же вещества; градиент температуры вызывает поток внутренней энергии, которая при постоянной концентрации молекул меняется только с температурой; электрический ток вызывается градиентом потенциала и т.д. Кроме прямых процессов, существуют ещё так называемые перекрёстные процессы. Примером перекрёстного процесса может служить Термодиффузия - перенос вещества не вследствие градиента концентрации (это была бы обычная диффузия), а вследствие градиента температуры. Термодиффузия создаёт градиент концентрации, что приводит к появлению обычной диффузии. Если разность температур в системе поддерживается постоянной, то устанавливается стационарное состояние, при котором потоки вещества, вызванные градиентами температуры и концентрации, взаимно уравновешиваются. В смеси газов при этом концентрация молекул в местах повышенной температуры оказывается большей для молекул меньшей массы (данное явление используется для разделения изотопов (См. Изотопы)).
Градиент концентрации в свою очередь создаёт поток внутренней энергии. В этом состоит процесс диффузионной теплопроводности. При наличии в теле заряженных частиц градиент температуры создаёт упорядоченное перемещение этих частиц - электрический ток, называемый термоэлектрическим (см. Термоэлектрические явления).
В К. ф. важное значение имеет принцип симметрии кинетических коэффициентов, установленный Л. Онсагером. В равновесном состоянии термодинамические параметры ai (давление, температура и т.д.), характеризующие состояние макроскопической системы, постоянны во времени: dai/dt = 0. Важнейшая функция состояния системы - энтропия S, зависящая от ai, в состоянии равновесия имеет максимум и, следовательно, её частные производные ∂S/∂aj = 0. При малом отклонении системы от равновесия производные ∂S/∂aj и ∂a/∂t малы, но отличны от нуля, и между ними существуют приближённые линейные соотношения. Коэффициенты пропорциональности в этих соотношениях и есть кинетические коэффициенты. Если через γik обозначить коэффициент, определяющий скорость изменения параметра системы ai зависимости от 
, то, согласно принципу Онсагера (в отсутствие магнитного поля и вращения системы как целого), имеет место равенство γ ik = γ ki. Принцип Онсагера вытекает из свойства микроскопической обратимости, которая выражается в инвариантности уравнений движения частиц системы относительно замены знака времени: t → -t (см. Онсагера теорема). Из этого принципа, в частности, следует существование связи между коэффициентами, определяющим выделение током тепла из-за неравномерного нагрева проводника (Томсона эффект), и коэффициентами, определяющим выделение током тепла в спаях разнородных проводников или полупроводников (Пельтье эффект).
Статистический метод описания неравновесных процессов.
Статистическая теория неравновесных процессов является более детальной и глубокой, чем термодинамическая. В отличие от термодинамического метода, статистическая теория на основе определенных представлений о строении вещества и действующих между молекулами силах позволяет вычислить кинетические коэффициенты, определяющие интенсивность процессов диффузии, внутреннего трения (вязкости (См. Вязкость)), электропроводности и т.д. Однако эта теория весьма сложна.
Статистический метод описания систем как в равновесном, так и неравновесном состоянии основан на вычислении функции распределения. Для равновесных состояний имеются универсальные функции распределения координат и импульсов (или скоростей) всех частиц, определяющие вероятность того, что эти величины принимают фиксированные значения. Для систем, находящихся в тепловом контакте с окружающей средой, температура которой постоянна, это - каноническое Гиббса распределение, а для изолированных систем - микроканоническое Гиббса распределение; оба распределения полностью определяются энергией системы.
Неравновесные состояния в гораздо большей степени (чем равновесные) зависят от микроскопических свойств систем: свойств атомов и молекул и сил взаимодействия между ними. Лишь в 50-60-е гг. были разработаны общие методы построения функций распределения (по координатам и импульсам всех частиц системы), аналогичных каноническому распределению Гиббса, но описывающих неравновесные процессы.
С помощью функций распределения можно определить любые макроскопические величины, характеризующие состояние системы, и проследить за их изменением в пространстве с течением времени. Это достигается вычислением статистических средних (см. Статистическая физика). Нахождение функции распределения, зависящей от координат и импульсов всех частиц, является в общем случае неразрешимой задачей, т.к. оно эквивалентно решению уравнений движения для всех частиц системы. Однако для практических целей нет необходимости в знании точного вида этой функции распределения: она содержит слишком подробную информацию о движении отдельных частиц, которая не существенна для определения поведения системы в целом. В связи с этим используется приближенное статистическое описание с помощью более простых функций распределения. Для описания состояния газов средней плотности достаточно знания так называемой одночастичной функции распределения f (p, r, t), дающей среднее число частиц с определёнными значениями импульсов р (или скоростей ν) и координат r. Для газов более высокой плотности необходимо знание двухчастичных (парных) функций распределения. Общий метод получения уравнений для одночастичных и более сложных функций (зависящих от координат и импульсов двух и более частиц) был разработан Н. Н. Боголюбовым, М. Борном, М. Грином и др. Эти уравнения называются кинетическими. К их числу относится Кинетическое уравнение Больцмана для разреженных газов, полученное Л. Больцманом из соображений, основанных на балансе частиц со скоростями в интервалах Δνx, Δνy, Δνz внутри объёма Δх Δy Δz (νx, νy, νz - проекции скорости ν на координатные оси х, у, z). Разновидностями уравнения Больцмана для ионизированного газа (плазмы) являются кинетические уравнения Л. Д. Ландау и А. А. Власова (см. Плазма).
Кинетические уравнения могут быть построены не только для газов, но и для малых возбуждений в конденсированных системах. Тепловое движение системы характеризуется различного рода возбуждениями. В газе это - поступательное движение составляющих его частиц и внутренние возбуждения атомов и молекул. В общем случае тепловое движение характеризуется возбуждениями более сложной природы. Так, в кристаллических телах тепловое возбуждение можно представить в виде упругих волн, распространяющихся вдоль кристалла, точнее - волн, соответствующих нормальным колебаниям кристаллической решётки (См. Колебания кристаллической решётки). В плазме коллективными возбуждениями являются колебания плотности электрического заряда, вызванные дальнодействующими кулоновскими силами. В металлах возможны электронные возбуждения (переходы электронов из состояний внутри Ферми поверхности (См. Ферми поверхность) в состояния вне её), а в полупроводниках - ещё и дырочные возбуждения (появление свободных от электронов состояний в валентной зоне при переходе электронов в зону проводимости; см. Полупроводники). При низких температурах, в слабовозбуждённом состоянии, энергию возбуждения всегда можно представить в виде суммы некоторых элементарных возбуждений, или, на квантовом языке, квазичастиц (См. Квазичастицы). Понятие о квазичастицах применимо не только для кристаллических тел, но и для жидких, газообразных и аморфных, если температура не слишком велика. Функции распределения для квазичастиц системы, находящейся в неравновесном состоянии, удовлетворяют кинетическому уравнению.
В случае квантовых систем функция распределения зависит от Спина частиц (или квазичастиц). В частности, для частиц с полуцелым спином равновесной функцией распределения служит распределение Ферми - Дирака, а для частиц (квазичастиц) с целым или нулевым спином - распределение Бозе - Эйнштейна (см. Статистическая физика).
В кинетических уравнениях наряду с внешними воздействиями учитываются взаимодействия между частицами или квазичастицами, причем эти взаимодействия рассматриваются как парные столкновения. Именно эти взаимодействия приводят к установлению равновесных состояний. Во многих случаях функция распределения не зависит явно от времени. Такая функция называется стационарной, она описывает процессы, течение которых не претерпевает изменений со временем. При стационарных процессах изменение функции распределения вследствие внешних воздействий компенсируется её изменением в результате столкновений.
В простых случаях можно грубо оценить изменение функции распределения f системы в результате столкновений, считая, что оно пропорционально величине отклонения от равновесной функции (так как только при отклонении от состояния равновесия столкновения меняют функцию распределения). Величина, обратная коэффициенту пропорциональности в этом соотношении, называется временем релаксации. В общем случае учесть взаимодействие таким простым способом невозможно, и в кинетическое уравнение входит так называемый интеграл столкновений, который более точно учитывает результат изменения функции распределения вследствие взаимодействия частиц (квазичастиц).
Решая кинетическое уравнение, находят неравновесную функцию распределения и вычисляют потоки энергии, массы и импульса, что позволяет получить уравнения теплопроводности, диффузии и переноса импульса (уравнение Навье - Стокса) с кинетическими коэффициентами, выраженными через молекулярные постоянные. [Однако кинетическое уравнение можно построить лишь для газов (из частиц или квазичастиц)].
Основные принципы теории неравновесных процессов надёжно установлены. Разработаны методы построения уравнений переноса энергии, массы и импульса в различных системах, не только в газах, а, например, и в жидкостях. При этом получают выражения для кинетических коэффициентов, входящих в эти уравнения, через корреляционные функции (функции, описывающие корреляцию в пространстве и во времени) потоков этих физических величин, то есть в конечном счете, через молекулярные постоянные. Эти выражения очень сложны и могут быть вычислены лишь средствами современной вычислительной математики.
Лит.: Гуревич Л. Э., Основы физической кинетики, М.- Л., 1940; Боголюбов Н. Н., Проблемы динамической теории в статистической физике, М.-Л., 1946; Гуров К. П,, Основания кинетической теории. Метод Н. Н. Боголюбова, М., 1966; Ландау Л. Д., Лифшиц Е. М., Статистическая физика, М., 1964 (Теоретическая физика, т. 5): Климонтович Ю. Л., Статистическая теория неравновесных процессов в плазме, М., 1964; Пригожин И. Р., Неравновесная статистическая механика, пер. с англ., М., 1964; Зубарев Д. Н., Неравновесная статистическая термодинамика, М., 1971; Гроот С., Мазур П., Неравновесная термодинамика, пер. с англ., М., 1964; Честер Дж., Теория необратимых процессов, пер. с англ., М., 1966; Хаазе Р., Термодинамика необратимых процессов, пер. с нем., М., 1967.
Г. Я. Мякишев.
Рис. 1. Кинетические кривые химических реакций простых типов.
Рис. 2. Изменение концентрации исходного 1, промежуточного 2 и конечного 3 веществ в последовательной реакции.
Рис. 3. Типичная кинетическая кривая цепного разветвленного процесса. Формально аналогичный вид имеют и кривые автокаталитических реакций.
Физическая кинетика
Физи́ческая кине́тика ( — движение) — микроскопическая теория процессов в неравновесных средах. В кинетике методами квантовой или классической статистической физики изучают процессы переноса энергии, импульса, заряда и вещества в различных физических системах (газах, плазме, жидкостях, твёрдых телах) и влияние на них внешних полей.
Молекулярно-кинетическая теория
Мкт; Молекулярно кинетическая теория; Основное уравнение молекулярно-кинетической теории
Молекулярно-кинетическая теория (МКТ) — теория, возникшая в XIX веке и рассматривающая строение вещества, в основном газов, с точки зрения трёх основных приближенно верных положений:
МОЛЕКУЛЯРНО-КИНЕТИЧЕСКАЯ ТЕОРИЯ
Мкт; Молекулярно кинетическая теория; Основное уравнение молекулярно-кинетической теории
раздел молекулярной физики, рассматривающий многие свойства веществ исходя из представлений о быстром хаотическом движении огромного числа атомов и молекул, из которых эти вещества состоят. Молекулярно-кинетическая теория концентрирует внимание не на различиях между отдельными типами атомов и молекул, а на том общем, что имеется в их поведении. Еще древнегреческие философы, первыми высказывавшие атомистические идеи, полагали, что атомы находятся в непрерывном движении. Количественный анализ этого движения попытался дать Д.Бернулли в 1738. Принципиальный вклад в развитие молекулярно-кинетической теории был сделан в период с 1850 по 1900 Р.Клаузиусом в Германии, Л.Больцманом в Австрии и Дж.Максвеллом в Англии. Эти же физики заложили основы статистической механики - более абстрактной дисциплины, занимающейся изучением того же предмета, что и молекулярно-кинетическая теория, но без построения детальных, а потому менее общих моделей. Углубление статистического подхода в начале 20 в. связано главным образом с именем американского физика Дж.Гиббса, который считается одним из основоположников статистической механики. Революционные идеи были привнесены в эту науку также М.Планком и А.Эйнштейном. В середине 1920-х годов классическая механика окончательно уступила место новой, квантовой, механике. Она дала импульс развитию статистической механики, не прекращающемуся до сих пор.
МОЛЕКУЛЯРНО-КИНЕТИЧЕСКАЯ ТЕОРИЯ ТЕПЛОТЫ
Известно, что нагретые тела, остывая, отдают часть своей теплоты более холодным телам. До 19 в. считалось, что теплота - это некая жидкость (теплород), перетекающая от одного тела к другому. Одним из главных достижений физики 19 в. стало то, что теплота стала рассматриваться просто как одна из форм энергии, а именно - кинетическая энергия атомов и молекул. Такое представление распространяется на все вещества - твердые, жидкие и газообразные. Частицы нагретого тела движутся быстрее, чем холодного. Например, солнечные лучи, нагревая нашу кожу, заставляют ее молекулы колебаться быстрее, и мы ощущаем эти колебания как тепло. На холодном ветру молекулы воздуха, сталкиваясь с молекулами поверхности нашего тела, отбирают у них энергию, и мы ощущаем холод. Во всех случаях, когда тепло передается от одного тела к другому, движение частиц в первом из них замедляется, во втором ускоряется, а энергия частиц второго тела увеличивается ровно на столько, на сколько уменьшается энергия частиц первого.
Многие знакомые нам тепловые явления можно непосредственно объяснить с помощью молекулярно-кинетической теории. Поскольку теплота порождается беспорядочным движением молекул, можно повышать температуру тела (увеличивать запас теплоты в нем) не за счет подвода тепла, а, например, с помощью трения: молекулы трущихся поверхностей, соударяясь друг с другом, начинают двигаться более интенсивно, и температура поверхностей повышается. По той же причине нагревается кусок железа, когда по нему бьют молотом. Еще одно тепловое явление - увеличение давления газов при нагревании. С повышением температуры скорость движения молекул увеличивается, они чаще и сильнее ударяются о стенки сосуда, в котором газ находится, что проявляется в повышении давления. Постепенное испарение жидкостей объясняется тем, что их молекулы одна за другой переходят в воздух, при этом первыми улетучиваются самые быстрые из них, а у тех, которые остаются, энергия в среднем оказывается меньше. Вот почему при испарении жидкостей с влажной поверхности она охлаждается. Математический аппарат, построенный на молекулярно-кинетической теории, позволяет анализировать эти и многие другие эффекты, исходя из уравнений движения молекул и общих положений теории вероятностей.
Предположим, что мы подняли резиновый мяч на некоторую высоту, а затем выпустили его из рук. Мяч ударится об пол, а затем несколько раз подскочит, каждый раз на меньшую высоту, чем перед этим, поскольку при ударе часть его кинетической энергии превращается в теплоту. Такой удар называется частично упругим. Кусок свинца совсем не отскакивает от пола - при первом же ударе в теплоту превращается вся его кинетическая энергия, и температура куска свинца и пола слегка повышается. Такой удар называют абсолютно неупругим. Удар, при котором вся кинетическая энергия тела сохраняется, не превращаясь в тепло, называется абсолютно упругим.
В газах при столкновении атомов и молекул друг с другом происходит лишь обмен их скоростями (мы не рассматриваем здесь случай, когда в результате столкновений частицы газа взаимодействуют - вступают в химические реакции); суммарная кинетическая энергия всей совокупности атомов и молекул не может при этом превратиться в теплоту, поскольку она уже ею является. Непрерывное движение атомов и молекул вещества называется тепловым движением. В жидкостях и твердых телах картина более сложная: помимо кинетической энергии необходимо учитывать и потенциальную энергию взаимодействия частиц.
Тепловое движение в воздухе. Если воздух охладить до очень низкой температуры, то он превратится в жидкость, при этом объем образовавшейся жидкости будет очень мал. Например, при ожижении 1200 см3 атмосферного воздуха получаются 2 см3 жидкого воздуха. Основное допущение атомной теории состоит в том, что размеры атомов и молекул при изменении агрегатного состояния вещества почти не изменяются. Следовательно, в атмосферном воздухе молекулы должны находиться друг от друга на расстояниях, гораздо больших, чем в жидкости. Действительно, из 1200 см3 атмосферного воздуха более 1198 см3 занимает пустое пространство. Молекулы воздуха движутся хаотически в этом пространстве с очень высокими скоростями, постоянно сталкиваясь друг с другом наподобие бильярдных шаров.
Давление газа или пара. Рассмотрим прямоугольный сосуд, в единице объема которого содержится n молекул газа массой m каждая. Нас будут интересовать только те молекулы, которые ударяются об одну из стенок сосуда. Выберем ось x так, чтобы она была перпендикулярна этой стенке и рассмотрим молекулу, у которой составляющая скорости v вдоль выбранной нами оси равна vx. При ударе молекулы о стенку сосуда ее импульс в направлении оси x изменится на величину -2mvx. В соответствии с третьим законом Ньютона таков же будет импульс, переданный стенке. Можно показать, что если все молекулы движутся с одинаковыми скоростями, то с единицей площади стенки в 1 с сталкивается (1/2) nvx молекул. Чтобы убедиться в этом, рассмотрим пограничный слой газа вблизи одной из стенок, заполненный молекулами с одинаковыми величинами v и vx (рис. 1). Предположим, что толщина этого слоя настолько мала, что большинство молекул пролетают его без столкновений. Молекула А долетит до стенки в момент времени . = l /vx ; к этому времени о стенку ударится ровно половина молекул из пограничного слоя (другая половина движется от стенки). Их число определяется плотностью газа и объемом пограничного слоя площадью А и толщиной l: N = (1/2) nAl. Тогда число молекул, ударившихся о единичную площадку за 1 с, составит N/A. = (1/2) nvx, и полный импульс, переданный этой площадке за 1 с, будет равен (1/2) nvx ?2mvx = nmvx2. На самом деле составляющая vх неодинакова для разных молекул, поэтому величину vx2 следует заменить ее средним значением . Если молекулы движутся хаотически, то среднее всех vх равно среднему для vy и vz, так что и
где - среднее для всех молекул значение v2. Удары молекул о стенку так быстро следуют один за другим, что последовательность передаваемых импульсов воспринимается как постоянное давление Р. Величину Р можно найти, если вспомнить, что давление - это сила, действующая на единицу площади, а сила, в свою очередь, - это скорость изменения импульса. Следовательно, Р равно скорости изменения импульса, приходящегося на единицу площади, т.е.
Такое же соотношение мы получим, если вместо случайного движения молекул во всех направлениях будем рассматривать движение одной шестой их числа перпендикулярно каждой из шести граней прямоугольного сосуда, считая, что каждая молекула обладает кинетической энергией .
Закон Бойля - Мариотта. В формуле (1) через n обозначено не полное число молекул, а число молекул в единице объема. Если то же число молекул поместить в половину объема (не изменив при этом температуру), то величина n удвоится, при этом удвоится и давление, если v2 не зависит от плотности. Иначе говоря, при постоянной температуре давление газа обратно пропорционально объему. Английский физик Р.Бойль и французский физик Э.Мариотт экспериментально установили, что при низких давлениях это утверждение справедливо для любого газа. Таким образом, закон Бойля - Мариотта можно объяснить, сделав разумное предположение, что при низких давлениях скорость молекул не зависит от n.
Закон Дальтона. Если в сосуде находится смесь газов, т.е. имеются несколько разных сортов молекул, то импульс, передаваемый стенке молекулами каждого сорта, не зависит от того, присутствуют ли молекулы других сортов. Таким образом, согласно молекулярно-кинетической теории, давление смеси двух или большего числа идеальных газов равно сумме давлений, которые создавал бы каждый из газов, если бы занимал весь объем. В этом и состоит закон Дальтона, которому подчиняются газовые смеси при низких давлениях.
Скорости молекул. Формула (1) позволяет оценить среднюю скорость молекул газа. Так, атмосферное давление на уровне моря составляет примерно 106 дин/см2 (0,1 МПа), а масса 1 см3 воздуха равна 0,0013 г. Подставив эти значения в формулу (1), мы получим для скорости молекул очень большую величину:
На большой высоте над уровнем моря, где атмосфера очень разрежена, молекулы воздуха за секунду могут перемещаться на огромные расстояния, не сталкиваясь друг с другом. У поверхности Земли наблюдается иная картина: за 1 с каждая молекула сталкивается с другими молекулами в среднем ок. 800 миллионов раз. Она описывает в высшей степени изломанную траекторию, и в отсутствие воздушных потоков через одну секунду с высокой вероятностью оказывается на расстоянии всего 1-2 см от того места, где она находилась в начале этой секунды.
Закон Авогадро. Как мы уже говорили, воздух при комнатной температуре имеет плотность примерно 0,0013 г/см3 и создает давление 106 дин/см2. Газообразный водород, плотность которого при комнатной температуре равна всего лишь 0,00008 г/см3, тоже создает давление в 106 дин/см2. Согласно формуле (1), давление газа пропорционально числу молекул в единице объема и их средней кинетической энергии. В 1811 итальянский физик А.Авогадро выдвинул гипотезу, согласно которой равные объемы различных газов при одинаковых температуре и давлении содержат одинаковое число молекул. Если эта гипотеза верна, то из соотношения (1) получим, что для разных газов при указанных выше условиях величина (1/2) mv2 одинакова, т.е. одинакова средняя кинетическая энергия молекул. Этот вывод вполне согласуется с молекулярно-кинетической теорией (см. также ТЕПЛОТА). Масса 1 см3 водорода мала не потому, что в данном объеме присутствует меньше молекул, а потому, что масса каждой молекулы водорода в несколько раз меньше массы молекулы азота или кислорода - газов, из которых в основном состоит воздух.
Установлено, что число молекул любого газа в 1 см3 при 0. С и нормальном атмосферном давлении равно 2,687?1019.
Средняя длина свободного пробега. Важной величиной в молекулярно-кинетической теории газов является среднее расстояние, пробегаемое молекулой между двумя столкновениями. Эта величина называется средней длиной свободного пробега и обозначается через L. Вычислить ее можно следующим образом. Представим себе, что молекулы - это сферы радиусом r ; тогда их центры при столкновении будут находиться на расстоянии 2r друг от друга. При своем движении молекула "задевает" все молекулы в пределах поперечного сечения площадью . (2r)2 и, перемещаясь на расстояние L, она "заденет" все молекулы в объеме 4?r2L, так что среднее число молекул, с которыми она столкнется, будет равно 4?r2Ln. Чтобы найти L, нужно принять это число равным 1, откуда
Из этого соотношения можно прямо найти радиус молекулы, если известна величина L (ее можно найти из измерений вязкости газа; см. ниже). Величина r оказывается порядка 10-8 см, что согласуется с результатами других измерений, а L для типичных газов при обычных условиях составляет от 100 до 200 диаметров молекул.
См. также:
Кинетическая энергия
ВИД МЕХАНИЧЕСКОЙ ЭНЕРГИИ
Энергия кинетическая; Энергия турбулентности
Кинети́ческая эне́ргия — скалярная функция, являющаяся мерой движения материальных точек, образующих рассматриваемую механическую систему, и зависящая только от масс и модулей скоростей этих точек. Работа всех сил, действующих на материальную точку при её перемещении, идёт на приращение кинетической энергии.
КИНЕТИЧЕСКАЯ ЭНЕРГИЯ
ВИД МЕХАНИЧЕСКОЙ ЭНЕРГИИ
Энергия кинетическая; Энергия турбулентности
энергия механической системы, зависящая от скоростей движения составляющих ее частей. В классической механике кинетическая энергия материальной точки массы m, движущейся со скоростью v, равна 1/2mv2.
Кинетическая энергия
ВИД МЕХАНИЧЕСКОЙ ЭНЕРГИИ
Энергия кинетическая; Энергия турбулентности
энергия механической системы, зависящая от скоростей движения её точек. К. э. Т материальной точки измеряется половиной произведения массы m этой точки на квадрат её скорости υ, т. е. Т = 1/2 mυ2. К. э. механической системы равна арифметической сумме К. э. всех её точек: Т = Σ1/2 mkυ2k. Выражение К. э. системы можно ещё представить в виде Т = 1/2 Mυc2 + Tc, где М - масса всей системы, υc - скорость центра масс, Tc - К. э. системы в её движении вокруг центра масс. К. э. твёрдого тела, движущегося поступательно, вычисляется так же, как К. э. точки, имеющей массу, равную массе всего тела. Формулы для вычисления К. э. тела, вращающегося вокруг неподвижной оси, см. в ст. Вращательное движение.
Изменение К. э. системы при её перемещении из положения (конфигурации) 1 в положение 2 происходит под действием приложенных к системе внешних и внутренних сил и равно сумме работ 
и 
этих сил на данном перемещении: 
. Это равенство выражает теорему об изменении К. э., с помощью которой решаются многие задачи динамики.
При скоростях, близких к скорости света, К. э. материальной точки
,
где m0 - масса покоящейся точки, с - скорость света в вакууме (m0с2 - энергия покоящейся точки). При малых скоростях (υ<< c) последнее соотношение переходит в обычную формулу 1/2 mυ2. См. также Энергия, Энергии сохранения закон.
Лит. см. при ст. Динамика.
С. М. Тарг.
Википедия
Физическая кинетика
Физи́ческая кине́тика (др.-греч. κίνησις — движение) — микроскопическая теория процессов в неравновесных средах. В кинетике методами квантовой или классической статистической физики изучают процессы переноса энергии, импульса, заряда и вещества в различных физических системах (газах, плазме, жидкостях, твёрдых телах) и влияние на них внешних полей. В отличие от термодинамики неравновесных процессов и электродинамики сплошных сред, кинетика исходит из представления о молекулярном строении рассматриваемых сред, что позволяет вычислить из первых принципов кинетические коэффициенты, диэлектрические и магнитные проницаемости и другие характеристики сплошных сред. Физическая кинетика включает в себя кинетическую теорию газов из нейтральных атомов или молекул, статистическую теорию неравновесных процессов в плазме, теорию явлений переноса в твёрдых телах (диэлектриках, металлах и полупроводниках) и жидкостях, кинетику магнитных процессов и теорию кинетических явлений, связанных с прохождением быстрых частиц через вещество. К ней же относятся теория процессов переноса в квантовых жидкостях и сверхпроводниках и кинетика фазовых переходов.
Если известна функция распределения всех частиц системы по их координатам и импульсам в зависимости от времени (в квантовом случае — матрица плотности), то можно вычислить все характеристики неравновесной системы. Вычисление полной функции распределения является практически неразрешимой задачей, но для определения многих свойств физических систем, например, потока энергии или импульса, достаточно знать функцию распределения небольшого числа частиц, а для газов малой плотности — одной частицы.
В кинетике используется существенное различие времён релаксации в неравновесных процессах; например, для газа из частиц или квазичастиц, время свободного пробега значительно больше времени столкновения между частицами. Это позволяет перейти от полного описания неравновесного состояния функцией распределения по всем координатам и импульсам к сокращённому описанию при помощи функции распределения одной частицы по её координатам и импульсам.
