Rappelons que le facteur de Boltzmann nous a permis de déterminer le rapport de la probabilité qu'un système est dans un état d'énergie E 1 à la probabilité que le système est dans un état d'énergie e 2 si le système est en contact thermique avec un réservoir à la température t. Le rapport a été Nous voulons maintenant généraliser ce à un système qui est en contact thermique et de diffusion avec un réservoir. Considérons le système suivant Let N soit le nombre de particules dans S , qui a une énergie e S . Soit le nombre total de particules soit N 0, et l'énergie totale par U 0. Ensuite, le nombre de particules dans le réservoir est U 0 - e S . Comme avant, nous pouvons définir la probabilité que le système S est dans un état associé à l'énergie e S et a Les particules de N pour être -à-dire, la probabilité est proportionnelle au nombre d'états accessibles aux temps de réservoir le nombre d'états accessibles au système. Bt si nous préciser que le système est dans un certain état associée à l'énergie e S , cela devient tout simplement et ainsi le rapport des probabilités devient ( 12.1) Nous devons encore déterminer g ( U -e S , N 0- N ). Rappelons que si la probabilité devient où ds = s ( U 0-e 1, N 0- N 1) - ( U 0-e 2 N 0- N 2). Depuis le réservoir est grande par rapport au système, nous pouvons calculer l'entropie du réservoir à et donc, au premier ordre (12.2) Nous pouvons obtenir la forme finale en utilisant les définitions. La Ds devient (12,3) et donc le rapport des probabilités devient (12,4) Nous appeler un terme de la forme exp [ ,,,0],( N-moi ) /t] un facteur Gibbs. Nous pouvons déterminer la probabilité absolue de Gibbs Somme en normalisant la probabilité. En procédant comme avant, nous obtenons (12,5) où Z est appelée la grande somme, ou Gibbs somme, et est définie comme (12,6) Nous pouvons utiliser (12,5) pour trouver la valeur moyenne des différentes mesures physiques, tout comme avant. Si X (e s, N
Cycle de Carnot | Physique thermique Conférence Notes