- •Группа рм
- •Группы рн и рм7
- •Статистическая физика Основные положения
- •Основы теории вероятностей Вероятность случайного события
- •Характеристики случайной дискретной величины Среднее значение величины
- •Свойства среднего
- •Относительная флуктуация
- •Характеристики случайНой непрерывНой величиНы
- •Биномиальное распределение
- •Условие нормировки
- •Распределение Пуассона
- •Условие нормировки
- •Среднее значение
- •Дисперсия
- •Производящая функция
- •Средние значения и дисперсия
- •Примеры
Производящая функция
Производящая функция позволяет получать важные соотношения теории вероятности простым путем.
Для дискретного распределения случайной величины n ( ) определяем производящую функцию
, (1.22)
где |x| 1 обеспечивает сходимость сумма. Из (1.22) получаем функцию распределения
. (1.23)
Средние значения и дисперсия
Используем
,
,
.
Из (1.22) находим
, (1.24)
,
Примеры
Для распределения Пуассона найти производящую функцию и .
Используем производящую функцию (П.1.5) для биномиального распределения (см. практические занятия)
,
и
,
тогда
.
Учитываем , тогда
, .
Получаем производящую функцию распределения Пуассона
. (П.1.14)
Из (1.25)
с учетом
, ,
следует (1.20)
.
Найти распределение времен свободного пробега электрона металла.
Согласно классической теории в узлах кристаллической решетки металла находятся ионы, валентные электроны образуют идеальный газ. Любой макроскопический объем металла электрически нейтрален, поэтому на электрон не действуют электростатические силы и благодаря тепловому движению он свободно перемещается от одного столкновения с ионом до следующего.
При термодинамическом равновесии тепловые процессы стационарные и вероятность b столкновения электрона за единицу времени не зависит от t. Вероятность столкновения за время dt равна
.
Функция распределения времен свободного пробега w(t) равна вероятности того, что время свободного движения лежит в единичном интервале около значения t.
Вероятность независимых событий – свободного движения электрона до момента t и столкновения в следующий промежуток dt, равна
,
и является уменьшением вероятности обнаружения электрона при переходе от t к . В результате
.
Разделяя переменные и интегрируя
,
получаем
,
.
Условие нормировки
дает
, .
Среднее время свободного пробега
. (П.1.22)
В результате функция распределения времен свободного пробега
. (П.1.23)
Вероятность свободного движения в течение времени t уменьшается экспоненциально с ростом t. Среднеквадратичное время свободного пробега
(П.1.23а)
равно удвоенному квадрату среднего времени свободного пробега.
Найти скорость дрейфа электронов металла в электрическом поле Е.
За время свободного пробега t электрон набирает скорость , где ускорение . Если при столкновении упорядоченная скорость теряется, то средняя скорость
.
Время свободного пробега меняется от столкновения к столкновению. Пусть электрон испытывает последовательно N столкновений с временами свободного пробега t1, t2,…, tN и средними скоростями , тогда скорость дрейфа
.
Поделив числитель и знаменатель на N, и полагая , получаем
.
Из распределения (П.1.23) находим
, .
Получаем
, (П.1.24)
где подвижность электронов
.
Скорость дрейфа пропорциональна электрическому полю и среднему времени свободного пробега электрона.
Частицы совершают броуновское движение в жидкости с коэффициентом вязкого трения при температуре Т. Доказать формулу Эйнштейна (1905 г.) для среднего квадрата смещения частицы вдоль оси x за время t
, (П.1.25)
где – диффузионная постоянная.
На частицу в жидкости действует сила трения
где – коэффициент вязкого трения для шарообразной частицы радиусом r, η – динамическая вязкость. При соударении с молекулой жидкости действует сила f. Из второго закона Ньютона получаем уравнение движения частицы массой m
.
Умножаем уравнение на x и используем
,
,
и получаем
.
Усредняем слагаемые по большому числу частиц, тогда
, , .
Теорема о распределении тепловой энергии (2.40) дает
.
Уравнение получает вид
,
или
,
где – диффузионная постоянная; – время релаксации. Интегрируем
, ,
находим
,
где второе слагаемое описывает процесс релаксации. При пренебрегаем вторым слагаемым и получаем
.
Интегрирование дает (П.1.25) . Приведенный вывод предложил Поль Ланжевен в 1908 г. На основе (П.1.25) Жан Перрен измерил постоянную Больцмана и получил число Авогадро в 1926 г. Существенное влияние на броуновское движение оказывает также вихревое течение жидкости, увлекаемой движением частицы, что усложняет формулу (П.1.25), как показали В. Владимирский и Ю.А. Терлецкий в 1945 г. Этим эффектом можно пренебречь для броуновского движения в газе.
При баллистическом движении частицы пройденный путь , тогда . Энергия движения определяется температурой согласно (2.40) , откуда . В результате средний квадрат смещения частицы вдоль оси x при пропорционален квадрату времени
. (П.1.26)
Например, кварцевый шарик диаметром 1 мкм, совершая броуновское движение в воде при комнатной температуре, проходит путь 1 нм за время ~ 1 мкс. Его баллистическое движение происходит на пути ~ 1Å за время ~ 100 нс.