Подпишитесь на наши новости
Вернуться к началу с статьи up
 

ЖИ́ДКОСТЬ

  • рубрика

    Рубрика: Физика

  • родственные статьи
  • image description

    В книжной версии

    Том 10. Москва, 2008, стр. 76-77

  • image description

    Скопировать библиографическую ссылку:




Авторы: Л. А. Благонравов

ЖИ́ДКОСТЬ, аг­ре­гат­ное со­стоя­ние ве­ще­ст­ва, за­ни­маю­щее про­ме­жу­точ­ное по­ло­же­ние ме­ж­ду га­зо­об­раз­ным и твёр­дым кри­стал­лич. со­стоя­ния­ми. Об­ласть су­ще­ст­во­ва­ния Ж. ог­ра­ни­че­на со сто­ро­ны низ­ких темп-р фа­зо­вым пе­ре­хо­дом в твёр­дое со­стоя­ние (кри­стал­ли­за­ци­ей), а со сто­ро­ны вы­со­ких темп-р – в га­зо­об­раз­ное (ис­па­ре­нием). По хи­мич. со­ста­ву раз­ли­ча­ют од­но­ком­по­нент­ные, или чис­тые, Ж. и двух- или мно­го­ком­по­нент­ные жид­кие сме­си (рас­тво­ры). Хи­ми­че­ски чис­тые од­но­ком­по­нент­ные Ж. мо­гут быть раз­де­ле­ны на нор­маль­ные (про­стые) и ас­со­ции­ро­ван­ные. К пер­вым от­но­сят­ся од­но­атом­ные Ж., та­кие как сжи­жен­ные бла­го­род­ные га­зы, жид­кие ме­тал­лы, а так­же ряд мно­го­атом­ных Ж. Ко вто­рым от­но­сит­ся зна­чит. чис­ло мно­го­атом­ных ор­га­нич. Ж., на свой­ст­ва ко­то­рых в за­мет­ной сте­пе­ни ока­зы­ва­ют влия­ние сла­бые хи­мические взаи­мо­дей­ст­вия (во­до­род­ные свя­зи). Осо­бое ме­сто за­ни­ма­ют жид­кие кри­стал­лы с силь­но вы­ра­жен­ной ани­зо­тро­пи­ей и кван­то­вые жид­ко­сти, об­ла­даю­щие спе­ци­фическими кван­то­вы­ми свой­ст­ва­ми при очень низ­ких тем­пе­ра­ту­рах.

Свойства жидкостей

По ря­ду свойств Ж. близ­ки к твёр­дым (кри­стал­ли­че­ским) те­лам: со­хра­ня­ют объ­ём, об­ра­зу­ют по­верх­ность, об­ла­да­ют оп­ре­де­лён­ной проч­но­стью на раз­рыв. В то же вре­мя ме­ж­ду твёр­дым те­лом и Ж. име­ют­ся су­ще­ст­вен­ные раз­ли­чия. Ж. от­ли­ча­ет от твёр­дых тел бо́ль­шая под­виж­ность отд. мо­ле­кул, по­это­му в ней при при­ло­же­нии ма­лых сдви­го­вых на­пря­же­ний не воз­ни­ка­ет уп­ру­гой де­фор­ма­ции, а по­яв­ля­ет­ся си­ла вяз­ко­го со­про­тив­ле­ния. Ко­эф. ди­на­мич. вяз­ко­сти Ж. вбли­зи точ­ки плав­ле­ния в 1013 раз мень­ше, чем у твёр­до­го те­ла, а ко­эф. са­мо­диф­фу­зии в 105 раз боль­ше. Вме­сте с тем Ж. об­ла­да­ют свой­ст­ва­ми, сбли­жаю­щи­ми их с га­за­ми: при­ни­ма­ют фор­му со­су­да, в ко­то­рый по­ме­ще­ны; в об­лас­ти со­стоя­ний, на­зы­вае­мой за­кри­ти­че­ской, они не­пре­рыв­но пе­ре­хо­дят в га­зо­об­раз­ное со­стоя­ние, не ис­пы­ты­вая скач­ка плот­но­сти. Од­на­ко есть и су­ще­ст­вен­ные раз­ли­чия в свой­ст­вах Ж. и га­зов. Напр., плот­ность Ж. при­мер­но в ты­ся­чу раз боль­ше плот­но­сти га­зов. Кро­ме то­го, в по­ве­де­нии не­ко­то­рых свойств Ж. и га­зов на­блю­да­ют­ся ка­че­ст­вен­ные раз­ли­чия. Так, вяз­кость га­зов уве­ли­чи­ва­ет­ся с рос­том темп-ры, а вяз­кость Ж., на­про­тив, умень­ша­ет­ся. В от­ли­чие от га­зов для Ж. ха­рак­тер­но воз­рас­та­ние с темп-рой от­но­ше­ния $c_p/c_V$, в га­зах $c_p/c_V = \text{const} \;(c_p$ – те­п­ло­ём­кость при по­сто­ян­ном дав­ле­нии, $c_V$ – те­п­ло­ём­кость при по­сто­ян­ном объ­ё­ме).

Зна­че­ния ко­эф­фи­ци­ен­тов пе­ре­но­са га­зов и Ж. силь­но раз­ли­ча­ют­ся. Так, напр., для жид­ко­го ки­сло­ро­да при темп-ре 100 К ко­эф. вяз­ко­сти $η$ = 0,16·10–3 Па· с, ко­эф. те­п­ло­про­вод­но­сти $λ$135·10–3 Вт/м·К. В га­зо­вой фа­зе при темп-ре 300 К и ат­мо­сфер­ном дав­ле­нии те же ве­ли­чи­ны име­ют зна­че­ния 0,027·10–3 Па·с и 26,7·10–3 Вт/м·К со­от­вет­ст­вен­но.

Ос­но­вой для ко­ли­че­ст­вен­но­го опи­са­ния тер­мо­ди­на­мич. свойств Ж. яв­ля­ет­ся урав­не­ние со­стоя­ния. Ван дер Ва­аль­са урав­не­ние, не яв­ля­ясь уни­вер­саль­ным в стро­гом смыс­ле, ка­че­ст­вен­но пра­виль­но опи­сы­ва­ет по­ве­де­ние Ж. и га­за в ши­ро­ком диа­па­зо­не дав­ле­ний $p$ и темп-р $T$, а так­же осо­бен­но­сти фа­зо­во­го пе­ре­хо­да ме­ж­ду ни­ми.

При­сут­ст­вие в Ж. силь­но­го меж­мо­ле­ку­ляр­но­го взаи­мо­дей­ст­вия обу­слов­ли­ва­ет на­ли­чие у неё по­верх­но­ст­но­го на­тя­же­ния на гра­ни­це её с лю­бой др. сре­дой. Бла­го­да­ря по­верх­но­ст­но­му на­тя­же­нию Ж. стре­мит­ся при­нять та­кую фор­му, ко­то­рая обес­пе­чи­ва­ет ми­ним. пло­щадь её по­верх­но­сти при за­дан­ном объ­ё­ме. При от­сут­ст­вии внеш­них сил, ко­гда дей­ст­ву­ют толь­ко меж­мо­ле­ку­ляр­ные си­лы (напр., в ус­ло­ви­ях не­ве­со­мо­сти), Ж. при­об­ре­та­ет фор­му ша­ра. Влия­ние по­верх­но­ст­но­го на­тя­же­ния на дви­же­ние гра­ниц Ж. с твёр­ды­ми те­ла­ми или гра­ниц ме­ж­ду не­сме­ши­ваю­щи­ми­ся Ж. от­но­сит­ся к об­лас­ти ка­пил­ляр­ных яв­ле­ний.

Ме­ха­нич. свой­ст­ва Ж. опи­сы­ва­ют­ся на­бо­ром за­ко­нов со­хра­не­ния (чис­ла час­тиц, им­пуль­са и энер­гии). Дви­же­ния Ж., рас­смат­ри­вае­мых как сплош­ные сре­ды, изу­ча­ют­ся в гид­ро­ди­на­ми­ке.

Структура жидкостей

Рис. 1. Функция распределения g(r) для жидкого рубидия в двух состояниях: вблизи точки плавления (кривая a) и вблизи критической точки (кривая б).

Со­глас­но дан­ным рент­ге­но- и ней­тро­но­гра­фии, струк­ту­ра Ж. об­ла­да­ет ближ­ним по­ряд­ком и в ней от­сут­ст­ву­ет даль­ний по­ря­док (см. Даль­ний и ближ­ний по­ря­док). Это зна­чит, что в по­ло­же­нии бли­жай­ших со­се­дей лю­бой мо­ле­ку­лы на­блю­да­ют­ся лишь не­зна­чит. от­кло­не­ния от пра­виль­ной псев­до­кри­стал­лич. упа­ков­ки. Од­на­ко не­боль­шие от­кло­не­ния от пра­виль­ной упа­ков­ки бы­ст­ро на­ка­п­ли­ва­ют­ся, и уже на рас­стоя­нии не­сколь­ких пе­рио­дов не­воз­мож­но об­на­ру­жить та­кую же мо­ле­ку­лу с ок­ру­же­ни­ем, от­ве­чаю­щим ожи­дае­мо­му по­ряд­ку. Ко­ли­че­ст­вен­ной струк­тур­ной ха­рак­те­ри­сти­кой Ж. яв­ля­ет­ся ра­диаль­ная функ­ция рас­пре­де­ле­ния $g(r)$, оп­ре­де­ляю­щая ве­ро­ят­ность, с ко­то­рой на рас­стоя­нии $r$ от вы­бран­ной мо­ле­ку­лы мо­жет быть встре­че­на др. мо­ле­ку­ла. Функ­цию $g(r)$ на­хо­дят из экс­пе­рим. дан­ных по рас­сея­нию рент­ге­нов­ских лу­чей или мед­лен­ных ней­тро­нов (из уг­ло­во­го рас­пре­де­ле­ния ин­тен­сив­но­сти рас­се­ян­ных лу­чей). Не­по­сред­ст­вен­но из опы­та мо­жет быть по­лу­че­на т. н. функ­ция рас­сея­ния (струк­тур­ный фак­тор) $S(Q)$, ко­то­рая пред­став­ля­ет со­бой фу­рье-об­раз функ­ции $g(r)$. На рис. 1 изо­бра­же­на функ­ция $g(r)$ для жид­ко­го ру­би­дия. На­ли­чие не­сколь­ких мак­си­му­мов у ра­ди­аль­ной функ­ции рас­пре­де­ле­ния сви­де­тель­ст­ву­ет о ло­каль­ном упо­ря­до­че­нии мо­ле­кул на рас­стоя­ни­ях по­ряд­ка не­сколь­ких мо­ле­ку­ляр­ных диа­мет­ров. С уве­ли­че­ни­ем темп-ры, т. е. по ме­ре умень­ше­ния плот­но­сти Ж., мак­си­му­мы ра­ди­аль­ной функ­ции рас­пре­де­ле­ния про­яв­ля­ют­ся ме­нее от­чёт­ли­во, что ука­зы­ва­ет на умень­ше­ние сте­пе­ни мо­леку­ляр­но­го упо­ря­до­че­ния. С по­мо­щью ра­ди­аль­ной функ­ции рас­пре­де­ле­ния мо­жет быть оп­ре­де­ле­но среднее чис­ло $N$ бли­жай­ших со­се­дей вы­бран­ной мо­ле­ку­лы. В от­ли­чие от твёр­дых тел в Ж. те­п­ло­вое рас­ши­ре­ние со­про­во­ж­да­ет­ся су­ще­ст­вен­ным из­ме­не­ни­ем имен­но это­го па­ра­мет­ра: например, в крип­то­не при из­ме­не­нии плот­но­сти от зна­че­ния, со­от­вет­ст­вую­ще­го точ­ке плав­ле­ния, до зна­че­ния, со­от­вет­ст­вую­ще­го кри­тической точ­ке, $N$ умень­ша­ет­ся от 8,5 до 4. При этом среднее меж­атом­ное рас­стоя­ние уве­ли­чи­ва­ет­ся все­го лишь на 5%, в то вре­мя как удель­ный объ­ём воз­рас­та­ет в 2,5 раза.

Од­ной из центр. про­блем в ис­сле­до­ва­нии про­стых Ж. яв­ля­ет­ся оп­ре­де­ле­ние свя­зи ме­ж­ду ра­ди­аль­ной функ­ци­ей рас­пре­де­ле­ния $g(r)$ и пар­ным по­тен­циа­лом меж­мо­ле­ку­ляр­но­го взаи­мо­дей­ст­вия $\phi(r)$. Из­вест­но неск. при­бли­же­ний, по­зво­ляю­щих рас­счи­ты­вать струк­тур­ные ха­рак­те­ри­сти­ки Ж. по за­дан­ным пар­ным по­тен­циа­лам. Од­но из при­бли­же­ний (ин­те­граль­ное урав­не­ние Пер­ку­са – Йе­ви­ка) по­зво­ли­ло вы­ра­зить в ана­ли­тич. фор­ме связь $g(r)$ с про­стым пар­ным по­тен­циа­лом, от­ве­чаю­щим мо­де­ли жё­ст­ких (не­при­тя­ги­ваю­щих­ся) сфер. Этот ре­зуль­тат сыг­рал боль­шую роль в раз­ви­тии ме­то­дов тер­мо­ди­на­мич. тео­рии воз­му­ще­ний, в ко­то­рой в ка­че­ст­ве ну­ле­во­го при­бли­же­ния ис­поль­зу­ет­ся ра­ди­аль­ная функ­ция рас­пре­де­ле­ния мо­де­ли жё­ст­ких сфер. Мно­го­числ. ис­сле­до­ва­ния, про­ве­дён­ные ме­то­дом рас­сея­ния рент­ге­нов­ских лу­чей и ней­тро­нов, по­ка­за­ли, что струк­ту­ра про­стых Ж. вбли­зи точ­ки плав­ле­ния хо­ро­шо мо­де­ли­ру­ет­ся струк­ту­рой, фор­ми­руе­мой мо­ле­ку­ла­ми в ви­де твёр­дых сфер при со­от­вет­ст­вую­щих плот­но­стях.

Молекулярно-кинетическая теория жидкостей

Раз­ли­чие в свой­ст­вах Ж., твёр­дых тел и га­зов тес­ным об­ра­зом свя­за­но с раз­ли­чия­ми в мик­ро­ско­пич. струк­ту­ре и в ха­рак­те­ре мо­ле­ку­ляр­но­го те­п­ло­во­го дви­же­ния. В Ж. те­п­ло­вое дви­же­ние мо­ле­кул но­сит ло­каль­но кол­лек­тив­ный ха­рак­тер в от­ли­чие от их бес­по­ря­доч­но­го дви­же­ния в га­зах и кол­лек­тив­но­го дви­же­ния в твёр­дых те­лах. В Ж. те­п­ло­вое дви­же­ние мо­ле­кул про­ис­хо­дит сле­дую­щим об­ра­зом. Мо­ле­ку­ла со­вер­ша­ет не­ре­гу­ляр­ные ко­ле­ба­ния со ср. час­то­той $1/τ_0$, близ­кой к макс. час­то­те ко­ле­ба­ний час­тиц в кри­стал­ле, и ам­пли­ту­дой, оп­ре­де­ляе­мой т. н. сво­бод­ным объ­ё­мом, не за­ня­тым со­се­дя­ми. На ос­но­ве мо­дель­ных пред­став­ле­ний о сво­бод­ном объ­ё­ме по­лу­ча­ют наи­бо­лее про­стые вы­ра­же­ния для ко­эф­фи­ци­ен­тов пе­ре­но­са.

Сво­бод­ный объ­ём не яв­ля­ет­ся по­сто­ян­ной ве­ли­чи­ной, а рас­пре­де­ля­ет­ся ме­ж­ду час­ти­ца­ми в са­мых раз­ных до­лях. Центр ко­ле­ба­ний мо­ле­ку­лы в Ж. пе­ре­ме­ща­ет­ся вслед­ст­вие под­виж­но­сти ок­ру­жаю­щих мо­ле­кул. Пе­ре­ме­ще­ние мо­ле­ку­лы из од­но­го по­ло­же­ния рав­но­ве­сия в дру­гое про­ис­хо­дит скач­ком с пре­одо­ле­ни­ем по­тен­ци­аль­но­го барь­е­ра $W$ (энер­гия ак­ти­ва­ции). Ср. вре­мя $τ$ пре­бы­ва­ния мо­ле­ку­лы в од­ном рав­но­вес­ном по­ло­же­нии, или «вре­мя осед­лой жиз­ни» мо­ле­кул в Ж., про­пор­цио­наль­но $τ_0\text{exp}(W/kT),\; где \: k$ – по­сто­ян­ная Больц­ма­на, $T$ – темп-ра. Ко­эф. диф­фу­зии $D$ об­рат­но про­пор­цио­на­лен $τ$, по­это­му$$D∼\frac{1}{\tau_0}\text{exp}(–W\!/kT).$$

В этих мо­дель­ных пред­став­ле­ни­ях вяз­кость $η$ как ве­ли­чи­на, об­рат­ная те­ку­че­сти, опи­сы­ва­ет­ся экс­по­нен­той с по­ло­жи­тель­ным по­ка­за­те­лем, т. е.$$η = A(T)\text{exp}(W/kT)$$[где $A(T)$ – функ­ция, сла­бо за­ви­ся­щая от темп-ры], и, сле­до­ва­тель­но, долж­на умень­шать­ся с рос­том темп-ры. По­след­нее вы­ра­же­ние, из­вест­ное как фор­му­ла Ан­д­ра­де, до­воль­но точ­но опи­сы­ва­ет коэф. сдви­го­вой вяз­ко­сти как про­стых, так и слож­ных мно­го­атом­ных Ж. при по­сто­ян­ном дав­ле­нии. Уве­ли­че­ние те­ку­че­сти, со­про­во­ж­даю­щее рост темп-ры Ж., в зна­чит. ме­ре обу­слов­ле­но уве­ли­че­ни­ем сво­бод­но­го объ­ё­ма, что яв­ным об­ра­зом учи­ты­ва­ет фор­му­ла Ба­чин­ско­го – по­лу­эм­пи­рич. со­от­но­ше­ние, со­глас­но ко­то­ро­му за­ви­си­мость ко­эф. вяз­ко­сти $η$ от темп-ры $T$ и дав­ле­ния $p$ опи­сы­ва­ет­ся с по­мо­щью од­ной пе­ре­мен­ной – удель­но­го объ­ё­ма $v$:$$η=\frac {B}{v-b},$$где $B \; и \; b$ – по­сто­ян­ные, при­чём $b$ при­бли­зи­тель­но рав­на по­сто­ян­ной $b$ в урав­не­нии Ван дер Ва­аль­са, зна­ме­на­тель $v–b$ пред­став­ля­ет со­бой сво­бод­ный объ­ём Ж. Из этой фор­му­лы сле­ду­ет, что в ус­ло­ви­ях по­сто­ян­ст­ва дав­ле­ния вяз­кость не за­ви­сит от темп-ры. В дей­ст­ви­тель­но­сти в ус­ло­ви­ях ком­пен­са­ции те­п­ло­во­го рас­ши­ре­ния пу­тём уве­ли­че­ния дав­ле­ния вяз­кость Ж. при по­вы­ше­нии темп-ры умень­ша­ет­ся, хо­тя и су­ще­ст­вен­но мед­лен­нее, чем в ус­ло­ви­ях по­сто­ян­ст­ва дав­ления. Удель­ный объ­ём яв­ля­ет­ся оп­ре­де­ляю­щим па­ра­мет­ром и в опи­са­нии теплопро­вод­но­сти Ж. Напр., ко­эф. те­п­ло­про­вод­но­сти ор­га­нич. Ж. в тем­пе­ра­тур­ной об­лас­ти до точ­ки нор­маль­но­го ки­пения хо­ро­шо опи­сы­ва­ет­ся фор­му­лой Пред­во­ди­те­ле­ва: $λ = Bv^{–4/3},\; где \;B$ – кон­стан­та.

Оп­ре­де­ле­ние свойств Ж. воз­мож­но не толь­ко на ос­но­ве про­стых фи­зич. мо­де­лей. Ус­пеш­ное раз­ви­тие ме­то­дов ком­пью­тер­но­го мо­де­ли­ро­ва­ния мо­ле­ку­ляр­ных про­цес­сов (напр., ме­тод Мон­те-Кар­ло) по­зво­ли­ло по­лу­чить бо­лее точ­ные пред­став­ле­ния о яв­ле­ни­ях пе­ре­но­са на мо­ле­ку­ляр­ном уров­не. Так, но­вые дан­ные о ко­эф. пе­ре­но­са бы­ли по­лу­че­ны из ана­ли­за ав­то­кор­ре­ля­ци­он­ной функ­ции ско­ро­сти, ко­то­рая оп­ре­де­ля­ет­ся сле­дую­щим об­ра­зом:

$$〈V(t)V(t + τ)〉 = \overline{V}^2ψ(τ),$$

где $V(t) \; и \;V(t+τ)$ – два зна­че­ния ско­ро­сти од­ной и той же мо­ле­ку­лы в раз­ные мо­мен­ты вре­ме­ни, раз­де­лён­ные ин­тер­ва­лом $τ$. Уг­ло­вые скоб­ки оз­на­ча­ют усред­не­ние по вре­ме­ни, $\overline{V}^2$ - ср. зна­че­ние про­из­ве­де­ния ско­ро­стей при $t=0, ψ(τ)$ – без­раз­мер­ная функ­ция вре­ме­ни. Рас­смот­ре­ние диф­фу­зии как про­цес­са слу­чай­но­го блу­ж­да­ния час­тиц при­во­дит к сле­дую­ще­му со­от­но­ше­нию ме­ж­ду ко­эф. са­мо­диф­фу­зии $D$ и ав­то­кор­ре­ля­ци­он­ной функ­ци­ей:

$$D= \frac{kT}{m}\int_{0}^{\infty }\psi (\tau )d\tau.$$

Для раз­ре­жен­но­го га­за функ­ция $ψ(τ)$ про­пор­цио­наль­на $\text{exp}(–kT/Dm)$ (кри­вая $a$ на рис. 2), где $m$ – мас­са час­ти­цы. Ме­тод мо­ле­ку­ляр­ной ди­на­ми­ки по­зво­ля­ет оп­ре­де­лить вид $ψ(τ)$ для мо­дель­ной сре­ды с за­дан­ным пар­ным потенциа­лом, плот­но­стью чис­ла час­тиц и темп-рой. Для плот­ных га­зов и Ж. $ψ(τ)$ име­ет вид зна­ко­пе­ре­мен­ной функ­ции (кри­вая б на рис. 2), что свя­за­но с вы­со­кой ве­ро­ят­но­стью из­ме­не­ния зна­ка ско­ро­сти час­ти­цы че­рез вре­мя $τ>τ_и$ [$τ_и$ – мо­мент пе­ре­се­че­ния функ­ци­ей $ψ(τ)$ оси вре­ме­ни; ве­ли­чи­на по­ряд­ка 10–13 с]. От­ри­ца­тель­ная об­ласть объ­яс­ня­ет­ся «рас­сея­ни­ем на­зад» час­ти­цы внут­ри сво­бод­но­го объ­ё­ма, соз­да­вае­мо­го бли­жай­ши­ми со­се­дя­ми.

Рис. 2. Функция ψ(τ) для разреженных газов (кривая а) и для плотных газов и жидкостей (кривая б).

Стро­гая мо­ле­ку­ляр­но-ки­не­тич. тео­рия яв­ле­ний пе­ре­но­са в Ж. стро­ит­ся на ос­но­ве дан­ных о не­рав­но­вес­ных функ­ци­ях рас­пре­де­ле­ния, ко­то­рые на­хо­дят­ся из ре­ше­ния ин­тег­ро-диф­фе­рен­ци­аль­ных урав­не­ний. Эти урав­не­ния со­дер­жат член, опи­сы­ваю­щий об­мен им­пуль­са­ми при столк­но­ве­ни­ях. Его вид за­ви­сит от вы­бран­ной мо­де­ли мо­ле­ку­ляр­но­го те­п­ло­во­го дви­же­ния. Мо­дель Рай­са – Ол­нет­та ос­но­ва­на на том, что час­ти­ца, уча­ст­вую­щая в мо­ле­ку­ляр­ном те­п­ло­вом дви­же­нии, ис­пы­ты­ва­ет два ви­да воз­дей­ст­вий со сто­ро­ны сво­его ок­ру­же­ния. Во-пер­вых, она на­хо­дит­ся в мо­ле­ку­ляр­ном по­ле, со­зда­вае­мом бли­жай­ши­ми со­се­дя­ми. Под дей­ст­ви­ем это­го флук­туи­рую­ще­го по­ля мо­ле­ку­ла ис­пы­ты­ва­ет сла­бые, но час­тые толч­ки. Из­ме­не­ние им­пуль­са мо­ле­ку­лы опи­сы­ва­ет­ся ки­не­тич. урав­не­ни­ем диф­фу­зи­он­но­го ти­па (Фок­ке­ра – План­ка урав­не­ние), ко­то­рое мож­но ин­тер­пре­ти­ро­вать как урав­не­ние, ото­бра­жаю­щее бро­унов­ское дви­же­ние в им­пульс­ном про­стран­ст­ве. Во-вто­рых, им­пульс мо­ле­ку­лы мо­жет силь­но из­ме­нять­ся в ре­зуль­та­те пар­но­го со­уда­ре­ния с мо­ле­ку­лой, имею­щей зна­чит. ско­рость. Та­ко­го ро­да столк­но­ве­ния опи­сы­ва­ют­ся ки­не­тич. урав­не­ни­ем Больц­ма­на. По­сколь­ку меж­ду эти­ми ак­та­ми столк­но­ве­ния им­пульс мо­ле­ку­лы мно­го­крат­но из­ме­ня­ет­ся, то по­след­ст­вия пре­ды­ду­ще­го силь­но­го толч­ка «за­бы­ва­ют­ся» и при оче­ред­ном силь­ном столк­но­ве­нии мож­но пре­неб­речь кор­ре­ля­ци­ей ско­ро­стей стал­ки­ваю­щих­ся мо­ле­кул. Тео­рия Рай­са – Ол­нет­та пред­став­ля­ет со­бой ком­би­на­цию урав­не­ния Фок­ке­ра – План­ка и урав­не­ния Больц­ма­на, усо­вер­шен­ст­во­ван­но­го С. Чеп­ме­ном и швед. учё­ным Д. Эн­ско­гом. Тео­рия по­зво­ли­ла рас­счи­тать аб­со­лют­ные зна­че­ния ко­эф­фи­ци­ен­тов вяз­ко­сти и те­п­ло­про­вод­но­сти ар­го­на при ми­ним. ис­ход­ной ин­фор­ма­ции.

Ме­то­ды мо­ле­ку­ляр­ной ди­на­ми­ки по­зво­ля­ют мо­де­ли­ро­вать те­п­ло­вое дви­же­ние боль­шо­го чис­ла час­тиц при за­дан­ном за­ко­не их взаи­мо­дей­ст­вия. Ана­лиз ин­ди­ви­ду­аль­ных и кол­лек­тив­ных дви­же­ний мо­ле­кул да­ёт воз­мож­ность про­вер­ки разл. тео­рий жид­ко­го со­стоя­ния.

Лит.: Гирш­фель­дер Дж., Кер­тисс Ч., Берд Р. Мо­ле­ку­ляр­ная тео­рия га­зов и жид­ко­стей. М., 1961; Фи­шер И. З. Ста­ти­сти­че­ская тео­рия жид­ко­стей. М., 1961; Фи­зи­ка про­стых жид­ко­стей / Под ред. Г. Тем­пер­ли и др. М., 1971. Ч. 1–2; Френ­кель Я. И. Ки­не­ти­че­ская тео­рия жид­ко­стей. Л., 1975; Крок­стон К. Фи­зи­ка жид­ко­го со­стоя­ния. М., 1978.

Вернуться к началу