جملة الحالات

جملة الحالات في الفيزياء و الفيزياء الإحصائية بالذات (بالإنجليزية: Partition function ) خاصية إجماية نظام ترمويناميكي يمكن بواسطتها استنباط عدد كبير من الخصائص المكونة له . عندما يكون عدد الجزيئات N في النظام كبير جدا (وقد تكون مختلفة الأنواع) فيمكن اعتبار النظام «متواصلا» وبالتالي يمكن الاستعاضة عن جملة الحالات بتكاملات الحالات .

جملة الحالات الصغرية

نستعين بجملة الحالات لوصف نظام معزول له طاقة داخلية ($U$) ثابتة ، وحجمه ($V$) وبه عدد ($N$) من الجزيئات في حالة توازن حراري ومعزولا عن الخارج . وتختص جملة الحالات الصغرية هنا بحصر حالات عدد صغير من اجزيئات وتوزيعها (ثم تأتي بعد ذلك دراسة حالة نظام يحتوي على عدد كبير جدا من الجزيئات ) . ونستنبط جملة الحالات الصغرية ($Z_{\mathrm {m} }(U,N,V)$ من عدد الحالات الصغرية $\psi$ الموجودة في نظام مغلق عند طاقة داخلية $U$, و عدد الجزيئات $N$ والحجم $V$ (وربما بعض الخصائص الداخلية الأخرى) ، فتكون الطاقة الكلية ( $E_{\psi }(N,V$ أصغر من أو مساوية للطاقة $U$ :

$Z_{\mathrm {m} }(U,N,V)=\!\!\!\sum _{E_{\psi }(N,V)\leq U}\!\!\!1.$

فإذا كان النظام في حالة توازن حراري (إنتروبيا في نهاية عظمى) ، فيكون احتمال وجود أحد الحالات الصغرية $\psi$ :

$P(\psi |U,N,V)={\begin{cases}{\frac {1}{z_{\mathrm {m} }(U,N,V)}}&{\mbox{if }}E_{\psi }(N,V)=U,\\0&{\mbox{,others.}}\\\end{cases}}$

وتعني هنا ($z_{\mathrm {m} }(U,N,V$ عدد الحالات ذات طاقة $E_{\psi }$ مساوية $U$ :

$z_{\mathrm {m} }(U,N,V)=\!\!\!\sum _{E_{\psi }(N,V)=U}\!\!\!1.$

في الميكانيكا التقليدية ندرس كثيرا أنظمة تتغير حالتها الصغرية باستمرار. مثال على ذلك دراسة الحركة في الغاز ، وفيها نجد أن جزيئات الغاز له ستة درجات حرية أي أن الغاز الذي يحتوي على عدد N يمكن وصفه بأن له عدد $6N$ من الإحداثيات : منها $3N$ إحداثيات الموضع (س ، ص ، ع) ،وعدد $3N$ لزخم الحركة (مركبة في الاتجاه السيني، ومركبة في الاتجاه الصادي ، ومركبة في الاتجاه العيني) .

مع اعتبار q (الموضع واحداثياتة س ، ص ، ع) و p (زخم الحركة وإحداثياته الثلاث) .

نجد أن كل نقطة $(p,q)$ في فضاء الإحداثيات ويسمى أحيانا Gamma-space تمثل حالة من حالات النظام حيث تبلغ الطاقة ($E_{\psi }=H(p,q,N,V$ حيث ($H(p,q,N,V$ هي دالة هاميلتون للنظام الذي يحتوي على العدد N من الجزيئات وحجمه V .

ونظرا لأن الطاقة ثابتة في نظامنا الصغري فهو نظام معزول ، تكون الحالات المتكونة في فضاء جاما سطحا منحنيا ، يمكن للنظام التحرك عليه . وتكون جملة الحالات لمثل ذلك الغاز هو الحجم الذي يشغل المساحة المنحنية $H(p,q,N,V)=U$ والتي يمكن تمثيلها بتكامل للحالات :

$Z_{\mathrm {m} }(U,N,V)\;=\!\!\!\!\!\int \limits _{H(p,q,N,V)\leq U}\!\!\!\!\!{\frac {d^{3N}p\;d^{3N}q}{h^{3N}N!}}.$

ويكون احتمال وجود الغاز في حالة معينة بالقرب من $(p,q)$ مساويا ل:

$dP(p,q|U,N,V)={\frac {1}{z_{\mathrm {m} }(U,N,V)}}\delta (U-H(p,q,N,V)){\frac {d^{3N}p\;d^{3N}q}{h^{3N}N!}}$

مع

$z_{\mathrm {m} }(U,N,V)={\frac {\partial }{\partial U}}Z_{m}(U,N,V)$

ودالة ديراك Dirac δ-Function .

جملة الحالات عند درجة حرارة ثابتة

تتحدد الخواص الكلية لنظام ليس بالطاقة التي يحتويها و إنما تعتمد على درجة الحرارة (ترموديناميك) . وتعرف جملة الحالات بالمعادلة الآتية (أنظر توزيع بولتزمان):

$Z_{k}(N,V,T)=\sum _{i}\mathrm {e} ^{-{\frac {E_{i}}{k_{\mathrm {B} }T}}}.$

ويكون احتمال وجود الحالة الصغرية $i$ في النظام (الحالة i ينتمي إليها الطاقة E_i للجزيئات )

$p_{i}={\frac {1}{Z_{k}(N,V,T)}}\mathrm {e} ^{-{\frac {E_{i}}{k_{\mathrm {B} }T}}}.$

ونحصل على جملة الحالات التي تشكل المقام في المعادلة السابقة:

$Z_{k}(N,V,T)=\int \mathrm {e} ^{-{\frac {H(\mathbf {p,q} )}{k_{\mathrm {B} }T}}}\,{\frac {d\mathbf {p} d\mathbf {q} }{h^{3N}N!}}.$

حيث $H$ هي دالة هاميلتون . وينتج معامل جيبس $1/N!$ من تماثل الجزيئات وعدم التفرقة بينها . فلو أهملنا معامل جيبس لحصلنا على عدد N من الحالات التي نفرق بينها وبالتالي عدد $N!$ من الحالات الصغرى ، وهذا عدد كبير ليس واقعي : كميتان من نفس الغاز يفصلهما حائل ، ولهما نفس درجة الحرارة ونفس الضغط . فعندما نزيل الحائل ونهمل المعامل $1/N!$ لحصلنا على زيادة في إنتروبيا النظام وهذا مخالف للواقع ، إذ أنه بخلط جزئي نفس الغاز في الظروف الموصوفة لا يحدث تغير للإنتروبيا.

جملة الحالات لنظام كبير

في النظام الكبير يكون عدد الجزيئات كبيرا جدا ولهذا لا يجرى تعيين حملة الحالات فيه عن طريق عدد الجزيئات وإنما باستخدام الجهد الكيميائي $\mu$ . ويكون احتمال وجود حالة معينة من الحالات الصغرية $i$ يساوي :

$p_{i}={\frac {1}{Z_{g}(\mu ,V,T)}}\mathrm {e} ^{-{\frac {E_{i}-\mu N_{i}}{k_{\mathrm {B} }T}}}$

حيث $k_{B}$ ثابت بولتزمان. وتكون جملة الحالات :

$Z_{g}(\mu ,V,T)=\sum _{i}\mathrm {e} ^{-{\frac {E_{i}-\mu N_{i}}{k_{\mathrm {B} }T}}}.$

ويمن كتابتها في الصيغة التكاملية أو ما يسمى «تكامل الحالات» :

$Z_{g}(\mu ,V,T)=\sum \limits _{N=0}^{\infty }\int \mathrm {e} ^{-{\frac {E(\mathbf {p,q} )-\mu N}{k_{\mathrm {B} }T}}}\,{\frac {d\mathbf {p} d\mathbf {q} }{h^{3N}N!}}.$

ويمكن حساب جملة الحالات للنظام الكبير عن طريق جملة الحالات واخذ الفوجاسيت $z=\exp(\mu /k_{\mathrm {B} }T)$ في الحسبان ، فنحصل على :

$Z_{g}(\mu ,V,T)=\sum \limits _{N=0}^{\infty }Z_{k}(N,V,T)z^{N}=\sum _{N=0}^{\infty }Z_{k}(N,V,T)\,\mathrm {e} ^{\frac {\mu N}{k_{\mathrm {B} }T}}$.

حساب الجهود الترموديناميكية

تشتق الكميات الترموديناميكية المميزة لنظام مثل الإنتروبيا S ، و الطاقة الحرة F و الجهد الكيميائي أوميجا بالاستعانة بجملة الحالات :

${\begin{aligned}S(N,V,E)&=k_{\mathrm {B} }\,\ln Z_{m}(N,V,E)\\F(N,V,T)&=-k_{\mathrm {B} }T\,\ln Z_{k}(N,V,T)\\\Omega (\mu ,V,T)&=-k_{\mathrm {B} }T\,\ln Z_{g}(\mu ,V,T)\end{aligned}}$

اقرأ أيضا

• طاقة جيبس الحرة
• طاقة كامنة
• معادلة هاميلتون
• تحويل ليجاندر