Если у вас возникли сложности с курсовой, контрольной, дипломной, рефератом, отчетом по практике, научно-исследовательской и любой другой работой - мы готовы помочь.
Предоплата всего
Подписываем
Федеральное агентство по образованию Российской Федерации
Кафедра общей и технической физики
по лабораторной работе №2
Исследование теплоемкости металлов
Выполнил: студент группы ЭР-09-2 ________________ Некрасова Е.С.
Проверил: преподаватель ________________ Камалова Т.Г.
Санкт-Петербург
2011
Цель работы – экспериментально определить теплоемкость металлов при комнатной температуре и сравнить с теоретическими данными.
Основные сведения
Особенностью металлов являются очень малые межатомные расстояния, что приводит к сильному перекрытию волновых функций электронов, значительному понижению потенциальных барьеров и очень большой вероятности туннелирования электронов от одного атома к другому. Валентные электроны беспрепятственно перемещаются от атома к атому, проводя равное количество времени вблизи каждого атома, что не позволяет судить о принадлежности электрона тому или иному атому и соответственно говорят о коллективном владении атомными остовами коллективом электронов. Таким образом, металл представляет собой две подсистемы – кристаллическую решетку из атомных остовов и коллектив почти свободных электронов.
Теплоемкость тела есть ни что иное, как изменение тепловой энергии U при изменении температуры тела на один градус. Теплоемкость металла соответственно равна сумме теплоемкостей электронной и решеточной подсистем.
Рассмотрим эти вклады.
I Теплоемкость кристаллической решетки
При конечной температуре частицы, находящиеся в узлах кристаллической решетки, участвуя в тепловом движении, колеблются около положений равновесия. Амплитуда этих колебаний для большинства кристаллов обычно не превышает 0,01 нм, что составляет около 5% равновесного расстояния между соседними частицами.
Характер этого колебания весьма сложен, ибо каждый колеблющийся атом связан со всеми своими соседями. При малых отклонениях от положения равновесия можно считать, что сила взаимодействия между атомами пропорциональна смещению атома от положения равновесия с коэффициентом пропорциональности γ, т.е. является упругой силой с жесткостью γ.
В трехмерной кристаллической решетке тепловой нагрев приводит к очень сложному движению составляющих ее частиц. Если рассматривать индивидуальные частицы, то отыскание законов движения огромного числа атомов является безнадежной задачей. Однако такую совокупность колеблющихся частиц удается свести к коллективной модели, т.е. представить колебания решетки в виде совокупности не взаимодействующих плоских волн. Каждой волне, следуя идеям де Бройля, можно сопоставить частицу. В случае колебаний атомов в твердом теле эти частицы называются фононами. С точки зрения колебательной энергии кристалла твердое тело в этом случае представляет собой «газ» фононов, так как именно в газе энергия системы равна сумме энергий отдельных частиц. В единице объема кристалла имеется конечное число частиц N. Это означает, что всего может быть 3N различных типов колебаний (которые называются модами колебаний) или 3N фононов, распространяющихся со скоростью звука.
Максимальная частота фононов соответствует колебаниям с длиной волны порядка межатомного расстояния и носит название Дебаевской частоты ωD. Она равна , где а – постоянная кристаллической решетки. Дебаевской частоте можно поставить в соответствие характеристическую температуру – температуру Дебая Θ: ћωD = kΘ и отсюда Θ = ћωD/k, где k – постоянная Больцмана.
Конечно, фонон это не частица в буквальном смысле слова, а квазичастица. Просто величины, описывающие макроскопические свойства твердых тел, выражаются в терминах, характеризующих отдельные квазичастицы: их скорость, длину свободного пробега и т.д. Для квазичастиц могут не выполняться некоторые обычные соотношения, например, для фононов понятие массы теряет смысл, т.к. отношение между энергией и импульсом не равно E=p2/(2m), а зависит от величины импульса, т.е. масса изменяется (причиной этого является периодическая структура кристалла). П. Дебай предложил считать, что для фононов линейный закон дисперсии справедлив для всего диапазона частот и волновых векторов.
В твердом теле колебания среды, т.е. звуковые волны, могут быть продольными и поперечными, причем имеются две независимые поперечные поляризации. Поэтому фонон в трех различных состояниях может обладать одинаковой энергией (импульсом) Это означает, что состояния с этой энергией трехкратно вырождены. С другой стороны, известно, что степень вырождения равна 2J+1, где J – спин частицы. Поэтому формально фонону можно приписать спин 1, а это означает, что фонон является бозе-частицей.
Энергия квантового гармонического осциллятора может иметь значения:
εn = (n+1)ћω (n=0,1,2,…)
Средняя энергия одного осциллятора с учетом того, что фононы подчиняются статистике Бозе-Эйнштейна, равна
Умножив на число осцилляторов в единице объема, получим при заданной температуре Т энергию единицы объема кристалла U:
.
Здесь U0 – энергия нулевых колебаний кристалла. В общем случае продольные и поперечные волны имеют разную скорость, поэтому здесь vзв является средней скоростью звуковых волн в кристалле.
В случае низких температур T<<Θ возбуждаются лишь фононы с низкой энергией, т.е. длинноволновые фононы и энергия Uф равна
Отсюда решеточная теплоемкость при низких температурах равна
.
Таким образом, при низких температурах Cф ~ T3. Это и есть закон Т3 Дебая для теплоемкости твердых тел при низких температурах.
В случае высоких температур T>Θ возбуждаются в основном фононы максимально возможной частоты, что связано с зависимостью плотности фононных состояний от волнового вектора - она пропорциональна k2. Энергия кристалла равна средней энергии фонона ћωD, умноженной на их число <n> и на 3N число мод (видов колебаний) в единице объема:
Соответственно теплоемкость при высоких температурах равна Cф=3Nk. Для одного моля вещества N=NA и Cф=3R≈25 Дж/(моль К), где R – газовая постоянная. Это есть закон Дюлонга и Пти, гласящий, что теплоемкость любого твердого тела не зависит от температуры и определяется только числом его атомов в единице объема.
Рис. 1. Зависимость теплоемкости твердого тела от температуры.
Если мы хотим характеризовать энергию колебаний твердого тела одним параметром, то в качестве такового лучше всего подходит температура Дебая. Температуры Дебая обычно лежат в области 200-500 К, хотя есть вещества с очень высокой и очень низкой температурой Дебая (ΘBe=1440 K, ΘCs=30 K, ΘBa=74 K).
II Электронная теплоемкость
Металл для газа свободных электронов представляет собой трехмерную потенциальную яму. Поскольку электроны имеют спин равный 1/2 и подчиняются статистике Ферми-Дирака, т.е. для них справедлив принцип Паули, то при Т=0 К все состояния с энергиями ниже некоторой, называемой энергией Ферми EF, заняты, причем на каждом уровне может быть не более двух электронов. Положение уровня Ферми зависит от концентрации свободных электронов:
При температурах T>0 К уровень Ферми сдвигается в соответствие с формулой
.
Однако этот сдвиг очень мал (при Т=300К отличие от Т=0 К составляет лишь 0,002%) и можно считать, что положение уровня Ферми в металлах с температурой не изменяется.
При повышении температуры электроны должны увеличить свою энергию на kT, что соответствует переходу в состояния с более высокой энергией. Так как состояния ниже уровня Ферми заняты, то основная часть электронов не может изменить свою энергию и лишь их малое количество с энергиями вблизи энергии Ферми может перейти на вышележащие уровни энергии. Эта часть составляет примерно 2kT/EF. Поэтому энергия электронов единицы объема должна быть порядка
,
а электронная часть теплоемкости
где n – концентрация свободных электронов в металле.
Для одного моля электронов n=NA и
Более аккуратный расчет дает вместо коэффициента 3 величину π2/2:
.
Поскольку энергия Ферми EF в металлах практически не зависит от температуры, концентрация свободных электронов n также изменяется слабо, то электронная теплоемкость металла оказывается прямо пропорциональной температуре Cэл ~ T.
Вклад подсистем металла в теплоёмкость модно оценить по отношению Cф/Сэл , которое при комнатных температурах и выше имеет порядок EF/kT. Энергия Ферми при типичной концентрации свободных электронов в металле 5·1028 м-3 равна 5 эВ, тепловая энергия kT≈0,025 эВ. Поэтому Cф/Сэл ~ 200, т.е. теплоемкость металлов при комнатной температуре и выше определяется теплоемкостью кристаллической решетки. Однако при низких температурах в силу линейной зависимости Сэл от температуры она может стать доминирующей. Обычно решеточная и электронная теплоемкости сравниваются при температуре в несколько Кельвинов.
Результаты
а)
|
t,сек |
T |
|
1 |
29,5 |
|
2 |
30,5 |
|
3 |
30,5 |
|
4 |
30,5 |
|
5 |
30,5 |
|
5,5 |
32 |
|
6 |
33 |
|
6,5 |
33 |
|
7 |
33,2 |
|
7,5 |
33,5 |
|
8 |
33,6 |
|
8,5 |
33,5 |
|
9 |
33,5 |
|
9,5 |
33,5 |
|
10 |
33,5 |
|
15 |
34 |
|
20 |
34 |
Рис.2. Зависимость температуры калориметра от времени.
б) Из уравнения теплового баланса
следует выражение для расчета теплоемкости металла
,
где cв =4,187 Дж/(г К)– удельная теплоемкость воды, tºкип=100 ºС– температура кипения воды, Сk=66±1 Дж/К – теплоемкость калориметра, где tºk1, tºk2 – температура калориметра до и после внесения металла.
, значит, можно предположить, что исследуемый металл был алюминий.
|
Металл |
mMe, г |
mв, г |
с, Дж/(г К) |
Сμ, , Дж/(г К) |
С/С∞ |
|
аллюминий |
77,5 |
285,6 |
0,86 |
Вывод: мы экспериментально определили теплоемкость металлов при комнатной температуре и сравнили с теоретическими данными. Результаты оказались очень близкими.
C, Дж/(моль К)
0
0
,6
1,8
Т/Θ
II
I
25