Distribusi Maxwell-Boltzmann

Dari Wikipedia bahasa Indonesia, ensiklopedia bebas
Langsung ke: navigasi, cari
Maxwell–Boltzmann

Maxwell-Boltzmann distribution.png
Fungsi distribusi kumulatif
Maxwell-Boltzmann distributionCDF.png
parameter: a>0\,
dukungan: x\in [0;\infty)
 : \sqrt{\frac{2}{\pi}} \frac{x^2 e^{-x^2/(2a^2)}}{a^3}
cdf: \textrm{erf}\left(\frac{x}{\sqrt{2} a}\right) -\sqrt{\frac{2}{\pi}} \frac{x e^{-x^2/(2a^2)}}{a} where erf is the Error function
rata-rata: \mu=2a \sqrt{\frac{2}{\pi}}
median:
modus: \sqrt{2} a
 : \sigma^2=\frac{a^2(3 \pi - 8)}{\pi}
skewness: \gamma_1=\frac{2 \sqrt{2} (16 -5 \pi)}{(3 \pi - 8)^{3/2}}
ex.kurtosis: \gamma_2=4\frac{(-96+40\pi-3\pi^2)}{(3 \pi - 8)^2}
entropi: \frac{1}{2}-\gamma-\ln(a\sqrt{2\pi})
mgf:
cf:

Dalam fisika, khususnya mekanika statistik, distribusi Maxwell-Boltzmann yang menggambarkan kecepatan partikel dalam gas, di mana partikel bergerak bebas antara tumbukan kecil , tetapi tidak berinteraksi satu sama lain, sebagai fungsi suhu dari sistem, massa partikel, dan kecepatan partikel. Partikel dalam konteks ini mengacu pada atom atau molekul dari gas. Tidak ada perbedaan antara keduanya dalam perkembangan dan hasilnya [1]

Ini merupakandistribusi probabilitas untuk kecepatan sebuah partikel yang berwujud gas - Besaran dari vektor kecepatan, yang berarti pada suhu tertentu, partikel akan memiliki kecepatan yang dipilih secara acak dari distribusi, tapi lebih cenderung berada dalam satu rentang dari beberapa kecepatan yang lain [2]

Distribusi Maxwell-Boltzmann berlaku untuk gas ideal di dalam kesetimbangan termodinamika dengan efek kuantum yang dapat diabaikan dan di kecepatan non-relativistik. Ini membentuk dasar dari teori kinetik gas, yang memberikan penjelasan sederhana dari banyak sifat gas fundamental, termasuk tekanan dan difusi [3] Namun ada perluasan untuk kecepatan relativistik, lihat distribusi Maxwell-Juttner di bawah ini.

Distribusi ini dinamai dari nama James Clerk Maxwell dan Ludwig Boltzmann.

Aplikasi Fisik[sunting | sunting sumber]

Biasanya distribusi Maxwell-Boltzmann mengacu pada kecepatan molekul, tetapi juga berlaku untuk distribusi momentum dan energi dari molekul.

Untuk jumlah vektor 3-dimensi, komponennya diperlakukan independen dan terdistribusi normal dengan rata-rata sama dengan 0 dan standar deviasi dari a . jika Xi didistribusikan sebagai X \sim N(0, a^2), maka

Z = \sqrt{X_1^2+X_2^2+X_3^2}

disebut sebagai distribusi Maxwell-Boltzmann dengan parameter a . Terlepas dari skala parameter a , distribusi identik dengan distribusi chi yang memiliki 3 derajat kebebasan.

Distribusi (dalam berbagai bentuk)[sunting | sunting sumber]

Turunan asli oleh Maxwell diasumsikan bahwa ketiga arah akan memikiki perilaku yang sama, tetapi turunan selanjutnya yang dikembangkan oleh Boltzmann mematahkan asumsi ini dengan teori kinetik. Distribusi Maxwell-Boltzmann (untuk energi) sebagian besar dapat langsung diturunkan dari distribusi Boltzmann untuk energi (lihat juga statistik Maxwell-Boltzmann dari mekanika statistik):[4][5]



\frac{N_i}{N} = \frac{g_i \exp\left(-E_i/kT \right) } { \sum_{j}^{} g_j \,{\exp\left(-E_j/kT\right)} }
\qquad\qquad (1)

dimana:

  • i adalah microstate (menunjukkan satu konfigurasi partikel dalam keadaan kuantum - lihat fungsi partisi).
  • Ei adalah tingkat energi dari microstate i.
  • T adalah temperatur kesetimbangan sistem.
  • gi adalah faktor degenerasi, atau jumlah dari microstates yang mengalami degenerasi yang memiliki tingkat energi yang sama
  • k adalah konstanta Boltzmann.
  • Ni adalah jumlah molekul pada suhu kesetimbangan T, dalam keadaan i yang memiliki energi E i dan degenerasi gi.
  • N adalah jumlah total molekul dalam sistem.

Ingat bahwa kadang-kadang persamaan di atas ditulis tanpa faktor degenerasi gi. Dalam hal ini i akan menentukan keadaan masing-masing, bukan satu set keadaan gi yang memiliki energi Ei yang sama. Karena vektor kecepatan dan kecepatan berkaitan dengan energi, maka persamaan 1 dapat digunakan untuk menurunkan hubungan antara suhu dan kecepatan molekul dalam gas. Penyebut dalam persamaan ini dikenal sebagai fungsi partisi kanonik.

Distribusi untuk vektor momentum[sunting | sunting sumber]

Berikut ini adalah turunan yang berbeda dari turunan yang dijelaskan oleh James Clerk Maxwell dan kemudian digambarkan dengan sedikit asumsi berdasarkan Ludwig Boltzmann. Sebaliknya turunan ini mirip dengan pendekatan Boltzmann pada tahun 1877.

Untuk kasus sebuah "gas ideal" yang terdiri dari atom- atom yang tidak berinteraksi pada keadaan dasar, semua energinya berada dalam bentuk energi kinetik, dan gi konstan untuk semua i. Hubungan antara energi kinetik dan momentum untuk partikel yang besar adalah


E=\frac{p^2}{2m}
\qquad\qquad (2)

dimana p2 adalah kuadrat dari vektor momentum p = [pxpypz]. Dengan demikian persamaan 1 dapat ditulis sebagai:


\frac{N_i}{N} = 
\frac{1}{Z} 
\exp \left[
-\frac{p_{i, x}^2 + p_{i, y}^2 + p_{i, z}^2}{2mkT}
\right]
\qquad\qquad (3)

dimanaZ adalah fungsi partisi, sesuai dengan penyebut pada persamaan 1. Dalam persamaan ini m adalah massa molekul gas,T adalah suhu termodinamika dank adalah konstanta Boltzmann. Distribusi Ni/N sebanding terhadap fungsi probabbilitas densitas fp untuk menemukan molekul dengan nilai-nilai komponen momentum ini, maka:


f_\mathbf{p} (p_x, p_y, p_z) =
\frac{c}{Z} 
\exp \left[
-\frac{p_x^2 + p_y^2 + p_z^2}{2mkT}
\right].
\qquad\qquad (4)

Konstanta normalisasi c, dapat ditentukan dengan melihat kemungkinan bahwa sebuah molekul pasti memiliki nilai momentum 1. Oleh karena itu integral dari persamaan 4 untuk px ,py, dan pz harus 1.

Dapat ditunjukkan bahwa:


c = \frac{Z}{(2 \pi mkT)^{3/2}}.
\qquad\qquad (5)

Mengganti Persamaan 5 ke persamaan 4 menghasilkan:


f_\mathbf{p} (p_x, p_y, p_z) =
\left( \frac{1}{2 \pi mkT} \right)^{3/2}
\exp \left[
-\frac{p_x^2 + p_y^2 + p_z^2}{2mkT}
\right].
\qquad\qquad (6)

Distribusi ini adalah produk dari tiga variabel independen yang terdistribusi normal p_x, p_y, dan p_z, dengan variansi mkT. Selain itu, dapat dilihat bahwa besarnya momentum akan didistribusikan sebagai distribusi Maxwell-Boltzmann, dengan  a=\sqrt{mkT}. Distribusi Maxwell-Boltzmann untuk momentum (atau sama untuk vektor kecepatan) dapat diperoleh lebih mendasar menggunakan teorema-H pada kesetimbangan dalam kerangka teori kinetik.

Distribusi Energi[sunting | sunting sumber]

Menggunakan p² = 2mE, dan fungsi distribusi untuk besaran momentum (lihat di bawah), kita mendapatkan persamaan distribusi energi:


f_E\,dE=f_p\left(\frac{dp}{dE}\right)\,dE =2\sqrt{\frac{E}{\pi}} \left(\frac{1}{kT} \right)^{3/2}\exp\left[\frac{-E}{kT}\right]\,dE. \qquad 
\qquad(7)

Karena energi yang sebanding dengan jumlah kuadrat dari tiga komponen momentum yang terdistribusi normal, distribusi ini adalah distribusi gamma dan distribusi chi-kuadrat dengan tiga derajat kebebasan.

Pada teorema equipartisi, energi ini dibagi rata di antara ketiga derajat kebebasan, sehingga energi per derajat kebebasan yang didistribusikan sebagai distribusi chi-kuadrat memiliki satu derajat kebebasan:[6]


f_\epsilon(\epsilon)\,d\epsilon=\sqrt{\frac{\epsilon}{\pi kT}}~\exp\left[\frac{-\epsilon}{kT}\right]\,d\epsilon

dimana \epsilon adalah energi per derajat kebebasan. Pada kesetimbangan, distribusi ini akan berlaku untuk sejumlah derajat kebebasan. Misalnya, jika partikelnya merupakan dipol massa yang kaku, partikel tersebut akan memiliki tiga derajat kebebasan translasi dan dua derajat kebebasan rotasi tambahan. Energi dari setiap derajat kebebasan akan dijelaskan sesuai dengan distribusi chi-kuadrat dengan satu derajat kebebasan, dan total energi akan didistribusikan menurut distribusi chi-kuadrat dengan lima derajat kebebasan. Hal ini memiliki implikasi pada teori specific heat gas.

Distribusi Maxwell-Boltzmann juga dapat diperoleh dengan menganggap gas menjadi jenis gas kuantum.

Distribusi dari vektor kecepatan[sunting | sunting sumber]

Mengetahui bahwa densitas probabilitas vektor kecepatan fv sebanding dengan fungsi densitas probabilitas momentum oleh


f_\mathbf{v} d^3v = f_\mathbf{p} \left(\frac{dp}{dv}\right)^3 d^3v

dengan menggunakan p = mv maka kita mendapatkan


f_\mathbf{v} (v_x, v_y, v_z) =
\left(\frac{m}{2 \pi kT} \right)^{3/2}
\exp \left[-
\frac{m(v_x^2 + v_y^2 + v_z^2)}{2kT}
\right],
\qquad\qquad

yang merupakan distribusi vektor kecepatan Maxwell-Boltzmann. Probabilitas untuk menemukan partikel dengan vektor kecepatan dalam elemen yang sangat kecil [dvxdvydvz] dengan vektor kecepatan v = [vxvyvz] adalah


f_\mathbf{v} \left(v_x, v_y, v_z\right)\, dv_x\, dv_y\, dv_z.

Seperti momentum, distribusi ini dipandang sebagai produk dari tiga variabel independen terdistribusi normal yaitu v_x, v_y, and v_z, namun dengan variansi \frac{kT}{m}. Hal ini dapat juga menunjukkan bahwa distribusi vektor kecepatan Maxwell-Boltzmann untuk vektor kecepatan [vxvyvz] adalah produk dari distribusi untuk masing-masing arah:


f_v \left(v_x, v_y, v_z\right) = f_v (v_x)f_v (v_y)f_v (v_z)

dimana distribusi untuk satu arah adalah


f_v (v_i) =
\sqrt{\frac{m}{2 \pi kT}}
\exp \left[
\frac{-mv_i^2}{2kT}
\right].
\qquad\qquad

Setiap komponen dari vektor kecepatan memiliki distribusi normal dengan rata-rata \mu_{v_x} = \mu_{v_y} = \mu_{v_z} = 0 dan standar deviasi \sigma_{v_x} = \sigma_{v_y} = \sigma_{v_z} = \sqrt{\frac{kT}{m}}, sehingga vektor memiliki distribusi normal 3-dimensi, disebut juga distribusi "multinormal", dengan rata-rata  \mu_{\mathbf{v}} = {\mathbf{0}} dan standar deviasi \sigma_{\mathbf{v}} = \sqrt{\frac{3kT}{m}}.

Distribusi kecepatan[sunting | sunting sumber]

Fungsi kecepatan kepadatan probabilitas kecepatan beberapa gas mulia es pada suhu 298,15 K (25 ° C). Dimana y-axis adalah dalam s / m sehingga daerah di bawah setiap bagian dari kurva (yang merupakan probabilitas dari kecepatan berada di kisaran itu) adalah tidak berdimensi.

Biasanya, kita lebih tertarik pada kecepatan molekul daripada vektor kecepatan komponennya. Distribusi Maxwell-Boltzmann untuk kecepatan diambil dari distribusi vektor kecepatan, di atas. Perhatikan bahwa kecepatan adalah

v = \sqrt{v_x^2 + v_y^2 + v_z^2}

dan kenaikan volumenya sebesar

 dv_x\, dv_y\, dv_z = v^2 \sin \phi\, dv\, d\theta\, d\phi

dimana \theta dan \phi adalah "arah" (azimut dari vector kecepatan) dan "path angle" (elevasi sudut dari vektor kecepatan). Integrasi vektor kecepatan dari fungsi densitas probabilitas normal di atas, selama berada di arah (dari 0 hingga 2\pi) dan path angle (dari 0 hingga \pi),dengan substitusi kecepatan untuk jumlah kuadrat komponen vektor, menghasilkan fungsi densitas probabilitas

 f(v) = \sqrt{\frac{2}{\pi}\left(\frac{m}{kT}\right)^3}\, v^2 \exp \left(\frac{-mv^2}{2kT}\right)

untuk kecepatan. Persamaannya menjadi Maxwell distribution dengan parameter distribusi a=\sqrt{\frac{kT}{m}}.

Kita seringkali lebih tertarik dalam jumlah seperti kecepatan rata-rata partikel daripada distribusi sebenarnya. Kecepatan rata-rata, kecepatan yang paling mungkin (mode), dan akar kuadrat rata-rata dapat diperoleh dari sifat distribusi Maxwell.

Distribusi untuk kecepatan relatif[sunting | sunting sumber]

Kecepatan relatif diartikan sebagai u = {v \over v_p}, dimana v_p = \sqrt { \frac{2kT}{m} } = \sqrt { \frac{2RT}{M} } adalah kecepatan yang paling mungkin. Distribusi kecepatan relatif memungkinkan perbandingan gas yang berbeda, bergantung pada suhu dan berat molekul.

Typical speeds[sunting | sunting sumber]

Walaupun persamaan di atas memberikan distribusi untuk kecepatan atau, dengan kata lain, sebagian kecil waktu dari molekul yang memiliki kecepatan tertentu, kita seringkali lebih tertarik pada jumlah seperti kecepatan rata-rata daripada distribusi keseluruhan.

Kecepatan yang paling mungkin, vp, adalah kecepatan yang paling mungkin dimiliki oleh setiap molekul (dengan massa yang sama m ) dalam sistem dan sesuai dengan nilai maksimum atau mode dari f(v). Untuk menemukannya, kita menghitung df/dv, mengubahnya ke nol dan mencari nilai untuk v

\frac{df(v)}{dv} =  0

sehingga dihasilkan:

v_p = \sqrt { \frac{2kT}{m} } = \sqrt { \frac{2RT}{M} }

Dimana R adalah konstanta gas dan M = NA m adalah massa molar dari molekul.

Untuk nitrogen diatomik (N2, komponen utama dari udara) pada suhu kamar (300 K), hal ini menghasilkan

v_p = 422 m/s  

Kecepatan rata-rata adalah rata-rata matematika dari distribusi kecepatan

 \langle v \rangle = \int_0^{\infty} v \, f(v) \, dv= \sqrt { \frac{8kT}{\pi m}}= \sqrt { \frac{8RT}{\pi M}} = \frac{2}{\sqrt{\pi}} v_p

Akar kuadrat rata-rata dari kecepatan, vrms adalah akar kuadrat dari kecepatan kuadrat rata-rata:

v_\mathrm{rms} = \left(\int_0^{\infty} v^2 \, f(v) \, dv  \right)^{1/2}= \sqrt { \frac{3kT}{m}}= \sqrt { \frac{3RT}{M} } = \sqrt{ \frac{3}{2} } v_p

Typical speeds dihubungkan sebagai berikut:

 0.886 \langle v \rangle = v_p < \langle v \rangle < v_\mathrm{rms} = 1.085 \langle v \rangle.

Distribusi kecepatan relativistik[sunting | sunting sumber]

Distribusi kecepatan Maxwell–Juttner (Relativistik Maxwellian)untuk gas elektron pada temperatur yang berbeda

Ketika suhu gas meningkat dan kT mendekati atau melewati mc2, distribusi probabilitas untuk \gamma=1/\sqrt{1-v^2/c^2} dalam relativistik Maxwellian untuk gas dinyatakan dengan distribusi Maxwell–Juttner[7]:

 f(\gamma) = \frac {\gamma^2 \beta }{\theta K_2(1/\theta)} 
\mathrm{exp} 
\left(
- \frac {\gamma}{\theta} 
\right)
\qquad (11)

dimana \beta = \frac {v}{c}=\sqrt{1-1/\gamma^2}, \theta=\frac{kT}{mc^2}, dan K_2 adalah fungsi Bessel dari jenis kedua yang dimodifikasi.

Alternatif lainnya dapat juga ditulis dalam bentuk momentum sebagai berikut:

 f(p) = \frac{1}{4 \pi m^3 c^3 \theta K_2(1/\theta)} \mathrm{exp}\left( -\frac{\gamma(p)}{\theta}\right)

dimana \gamma(p) = \sqrt{1+\left(\frac{p}{mc}\right)^2}. Persamaan Maxwell-Juttner adalah kovarian, tetapi tidak dapat dibuktikan, dan temperatur gas tidak bervariasi dengan kecepatan total gas.[8]

See also[sunting | sunting sumber]

References[sunting | sunting sumber]

  1. ^ (2nd Edition), F. Mandl, Manchester Fisika, John Wiley & Sons, 2008, ISBN 9-780471-91533
  2. ^ University Physics – With Modern Physics (12th Edition), H.D. Young, R.A. Freedman (Original edition), Addison-Wesley (Pearson International), 1st Edition: 1949, 12th Edition: 2008, ISBN (10-) 0-321-50130-6, ISBN (13-) 978-0-321-50130-1
  3. ^ Encyclopaedia of Physics (2nd Edition), R.G. Lerner, G.L. Trigg, VHC publishers, 1991, ISBN (Verlagsgesellschaft) 3-527-26954-1, ISBN (VHC Inc.) 0-89573-752-3
  4. ^ McGraw Hill Encyclopaedia of Physics (2nd Edition), C.B. Parker, 1994, ISBN 0-07-051400-3
  5. ^ Statistical Physics (2nd Edition), F. Mandl, Manchester Physics, John Wiley & Sons, 2008, ISBN 9-780471-91533
  6. ^ Laurendeau, Normand M. (2005). Statistical thermodynamics: fundamentals and applications. Cambridge University Press. hlm. 434. ISBN 0-521-84635-8. , Appendix N, page 434
  7. ^ Synge, J.L (1957). The Relativistic Gas. Series in physics. North-Holland. LCCN 57-003567. 
  8. ^ Chacon-Acosta, Guillermo; Dagdug, Leonardo; Morales-Tecotl, Hugo A. (2009). "On the Manifestly Covariant Juttner Distribution and Equipartition Theorem". arXiv:0910.1625v1. Diakses 2011-10-22. 

Further reading[sunting | sunting sumber]

  • Physics for Scientists and Engineers - with Modern Physics (6th Edition), P. A. Tipler, G. Mosca, Freeman, 2008, ISBN 0 7167 8964 7
  • Thermodynamics, From Concepts to Applications (2nd Edition), A. Shavit, C. Gutfinger, CRC Press (Taylor and Francis Group, USA), 2009, ISBN (13-) 978-1-4200-7368-3
  • Chemical Thermodynamics, D.J.G. Ives, University Chemistry, Macdonald Technical and Scientific, 1971, ISBN 0356-03736-3
  • Elements of Statistical Thermodynamics (2nd Edition), L.K. Nash, Principles of Chemistry, Addison-Wesley, 1974, ISBN 0-201-05229-6

External links[sunting | sunting sumber]

Templat:ProbDistributions Templat:Physics equations navbox