§7.  Әлемдік дүниеніц жылулык сөнуі

кұдай  жаратгы  дегенге  экеліп  соғады.  «Ж ылулық  сөну»  теориясынын 
реакцияшыл  мэнін  ашып  беріп,  Энгельс  оның  гылым  түргысынан 
тиянақсыздыгын  көрсеткен.
Ж ы лулық  свну  женіндегі  қортындының  тиянақсыздыгы  бүкіл 
дүниені 
қамтитын 
жүйеге 
екінші 
бастаманы 
орынсыз
экстраполяциялаудан  келіп  шығады.  Екінші  бастама  қайтымсыз 
процестер  жөніндегі  түсінікпен  байланысты,  ал  бүл  процестер 
бақыпанатын  кеңістік  жэне  уақыттық  масштабтар  бүкіп  әлем  былай 
түрсын,  жүлдыздардың  қандай  да  бір  үлкен  жинагының  эволюция 
жасау процестері  жүретін  масштабтармен салыстырганда тым  кішкене 
болып  табылады.  Ж ер  шарында  елеулі  роль  атқармайтын,  мысалы, 
элементтердің  бір-біріне  айналуы  сияқты  процестер  тіпті  жеке 
жүлдыздың  эволюциясында  ерекше  роль  атқаратындыгы  сөзсіз.  Бүл 
процестердін  зацдары  табигатта  әлі  толық  аш ылган  жоқ, 
сондыктан біз  оларды әлі жөнді білмейміз.
Сөйтіп,  физикалык  зацдарга  абсолюттік  мән  беруге  және  ол 
зацдардыц 
ақиқатқа 
азды-көпті 
жуыктаулар 
гаиа 
болып 
табылатыңдыгын  үмытуга  әкеліп  согатын  катеиіц  түйіні  екінші 
бастаманы  бүкіл  әлемге  ж әне  шексіз  үлкен  уакыт  аралықтарына 
қолдануда жатыр.
§8.  Келтірілген жы лу мөлшері.  Энтропия туралы түсінік.
Өткен  параграфтарда  біз  «теріс»  процестер  «оң»  процестердің 
бірімен  қабаттаса,  қарбапас қана жүре алатындыгын  анықтадық.
Карноның  қайтымды  циклін  қарастыру  нәтижесінде  біз, 
0
,  -  
0
, 
жылу  мөлшері  А  ж үмысқа  айналатын  болу  үшін,  температурасы  Ті 
қыздырғыштың  температурасы  Т
2
  суытқышқа  қандай  жылу  мелшері
0
2 
берілуге  тиіс  екендігін  анықтайық.  Енді  біз  жылу  мөлшерінің 
арасындагы бүл  қатысты 3-параграфтагы  (31) формуламен көрсетілген 
түрінде пайдаланайық:
& - 5 - .  
(
2 1
)
02 
Т2
Біз  бүрын  қыздырғыштан  жүмыстық  затқа  берілген  жылу 
мөлшерін 
0
,  деп,  ал  суытқыштан  жүмыстық  затқа  берілген  жылу 
мөлшерін  - 
0 2
  деп  белгілеуге  келіскен  едік.  Енді  осы  белгілеуімізді 
өзгертейік  те,  жүмыстық  затқа  қыздырғыштан  берілген  жылу 
мөлшерін  де,  суытқыштан  берілген  жылу  мөлшерін  де 
0
  деп  (яғни 
таңбасыз 
0
  деп)  белгілейтін  болайық.  Егер  сонда  жүмыстық  затқа 
суытқыштан  берілген  жылу  мөлшері 
0 2
  арқьшы  белгіленген  болса,
170

м н і ш  
мынадай 
тенсіздік 
орынды 
болады; 
6 2 < 0 ; 
осылайша 
П
р ш
 
ілсгенде, (31) катысты мынадай түрде жазу керек:
в , 
Ъ 
~ в г 
Тг ’ 
бұдан мынадай тендеу шығады:
(
22
)
— + — = 0 . 
(23)
Т, 
Тг
=-
  қатынасы  жылудың  келтірілген  мөлшері  деп  аталады.  Осы
(
2 3
)  тсндеудің  мазмұнын  былайша  тұжырымдап  айтуга  болады: 
К
и
|
іііоііың
 
кайтымды 
цнклында 
жылудың 
келтірілген 
міинперінін косындысы нольге тең болады.
Откен  параграфтарда  анықтағанымыздай,  Карноның  кез  келген 
ммкпі.інда 
пайдалы 
эсер 
коэффициенті 
мынадай 
теңсіздікті 
к и м ім •ттандырады:
_  а - а  
тх-тг 
а  
т,
(қайтымды цикл үшін теңдік таңбасы  ғана тура болады).
Сондықтан  Карноның  кез  келген  циклы  үшін  мынадай  теңсіздік 
іуріі болады:
О і + Я і.
  о , 
(24)
Т, 
Тг
ягни  Карноның  кез  келген  цикпында  жылудың  келтірілген 
ммнімсрлерінің  қосындысы  нольден  артық  бола  алмайды.  Бұл 
ікнгіідік
  Клаузиус теңсіздігі деп  аталады.
Клаузиус  теңсіздігін  жалпылап  кез  келген  дөңгелек  процеске 
һммдіімуга болады.
І.ұрын 
байқаганымыздай, 
кез 
келген 
дөңгелек 
процесті 
Кйрішнын  саны  оте  көп  элементарлык  циклдарына бөлшектеп  бөлуге 
ЙОЛКДЫ.  Карноның  бұл  элементарлык  циклдарының  эрқайсысы 
цмнсратурасы  Т  кыздыргыш  пен  температурасы  Тк  суыткыштың 
ім оы нда  өтіп  отрады  да,  қыздырғыштан  Д(?,  жылу  мөлшерін  алады, 
ми  суытқышқа  ДС*  жылу мөлшерін береді.
І.ұл  элементарлық цикл үшін Кпаузиустың теңсіздігін жазайық:
^
 + ^
  0. 
(25)
Т, 
Тк
Теңдік  белгісі  элементарлық  процесс  қайтымды  болып  өткенде 
........далады.
')лементарлық  циклдардың  әрқайсысы  үшін  жазылған  (25) 
Мрмскісрдің қосындысын тауып, бүкіл  цикл үшін мынаны табамыз:
171

0 . 
(
26)
яғни  кез  келген  дөнгелек  процесте  жылуды ң  келтірілген 
м өлш ерлерінін 
қосындысы 
нольден 
арты қ  бола 
алмайды; 
қайтымды  процесте бүл  қосынды нольге тең болады.
Процесс  қайтымды  болып  өткенде,  (26)  қосындының  контурлық 
интегралға айналатындығын дәлелдеп  беруге болады:
з и
.  
(27)
Интегралдағы  с/0  шамасы  тәуелсіз  айнымалылар  жэне  олардың 
дифференциалдары 
арқылы  өрнектеледі.  Тәуелсіз  айнымалылар 
ретінде  күйді  аныктайтын  параметрлер  (Р, V  немесе  Т)  тандап 
алынады.
Интеграл 
таңбасындағы 
доңгелекше 
интегралдың 
бүкіл 
қайтымды дөңгелек процеске колданылатындығын корсетеді.
Қайтымсыз  процесте  (26)  қосындыны  контурлык  интефалм ен 
алмастыруға  болмайды,  өйткені  процестің  қайтымсыз  участоктарында 
интегралдау  айнымалылары Р  мен  7-нің белгілі  бір  мэндері  болмайды.
Енді 
қайтымды 
процесте 
денеге 
берілген 
жылудын 
келтірілген  мөлш ерлерініц  қосындысы  ол  процесс  жүріп  өткен 
жолга 
тәуелді 
болмайтындыгын 
дәлелдейік.
Қандай  да  бір  дене  өзінің  А  күйінен 
(24-сурет)  В  күйіне  АС,В қисығымен  кес- 
кінделіп  көрсетілген  жолмен  қайтымды 
түрде  көшкен  болсын  делік.  Кері  жолды 
ВС2А  қисығымен  белгілеп,  АС,В  жолын 
дөңгелек  процеске  жеткізе  толықтырамыз.
Ж ылудың  АС,В  жолдағы  келтірілген  мөл-
шерлерінің  қосындысын  X   әрпімен,  ал 
24-сурет
жылудың  ВС2А  жолдағы  келтірілген  мол-
шерлерінің  қосындысын  У  эрпімен  белгілейміз,  сонда  (26)  шарт 
бойынша:
Х+У=0. 
(28)
А  күйінен  В  күйіне  көшудің  екінші  бір  жолын  белгілейік,  ол  - 
АС,В 
қисығы 
болсын; 
жылудың 
бүл 
жолдағы 
келтірілген 
м елш ерлерінің  қосындысын  X,  эрпімен  белгілейік;  сонда  дөңгелек 
А С
3
ВС2А процесі үшін  бьшай болады:
Х ,+ У = 0
Бүл  тендікті  (28)  теңдікпен  салыстырып  коргенде,  Х=Х,,  яғни 
жылудың  А С ,В   жэне  А С 3В  жолдардағы  келтірілген  мөлшерлерінің
172

ніи ындылары  бір-біріне  тең  болады.  А  күйінен  В  күйіне  алып  келетін 
Ойсқіі да  кез  келген жол жөнінде де осыны дәлелдеуге болады.
Сондықтан  дене  күйі  Л-дан  5-ге  дейін  қайтымды  түрде
іі н сргсндегі 
жылудың 
келтірілген 
мөлшерлерінің 
косындысын
в<ІО
кирсстетін 
- р
интегралы  процестін жүріп өтетін жолына тәуелді  болмайды 
т ,   дсненіц  тек  бастапқы  және  ақырғы 
күйлерімен 
гана 
иііі.ікіалады.  Бүдан  мынадай  қорытынды  шыгады:  қандай  да  бір  8 
ніиімнсы  болады,  ол  шама  дененің  күйімен  сипатталады  және  А 
куііінде  бүл  шаманыц  8А  мәні,  ал  В  күйінде  8 В  мәні  болып,  8 В-  8 А 
•Нмрмасы  мынаган тең болады:
5В - З л - В
л^ .  
(29)
ягни  бүл  айырма А  мен  В  күйлерінің  арасында өтетін  кез  келген 
кйіііымды 
процесте 
жылудың 
келтірілген 
мөлшерлерінің 
щи міідысына тең болады.
8 Н  -  8
а
  айырмасы  күйдіц  функциясы  болып  табылаты н 
м ім н й   ла  бір  физикалық  шама  8-ты ц  айырмасын  анықтайды: 
Ауи 
физикалық 
шама 
энтропия 
деп
и і И Л Й Д Ы .
Ж огарыдагыша  талқылап 
байымда- 
ініііііі, 
энтропияның 
абсолют 
мәнін 
инмкіпуга  мүмкіншілік  болмайды,  тек  В 
Миііс 
I  екі  күйдің  энтропияларының  5В-  $л 
йИмрмисын тагайындауга болады.
Қандай  да  бір  түйықталган  жүйе  А 
цуІІІмсн  шыгып,  қайтымды  дөңгелек  АВА 
Ііроііссііі  жасайтын болсын  (25-сурет);  сонда 
I  күіііпен  В  күйіне  көшкенде  энтропияныц
* н врісі  мынаган тең болады:
- 8 Л -  
В 
А 
А  Т
І.үкіл  цикл  аяқталып,  цикл  қайтадан  А  күйіне 
•нірммия  мэнін  5Л  арқылы белгілейік, сонда
Т
болады.
Ііірақ қайтымды процесте (27)  шарт бойынша
,А(
8
а )
В(
8
„)
2 5-сурет
(30) 
оралгандагы
(31)
л<ІО_
т
0
.
(32)
173

А(8
а
)
бұдан 
5В - 5 Л -  -(5^  - 5 В) ,  немесе  5Л- 5 А  -  0 ,  ягни,  жүйе 
кайтымлы  дөңгелек процесс жасаганда, энтропиясы  өзгермейді.
Енді  жүйенің  қандай  да  бір  А 
күйінен  В  күйіне  кайтымсыз  жолмен 
кешуін  карастырайық,  ол  жолды 
А С , В  
қисығымен  шартты  түрде  кескіндеп 
көрсетейік 
(26-сурет); 
бұдан 
кейін 
жүйені 
В 
күйінен 
А 
күйіне 
кері 
қайтарайық,  ол  үшін  қайтымды 
В С 2А  
жолын  таңдап  алайық;  соңда  деңгелек 
процесс 
А С , В С 2А
 
түтас 
алғанда 
қайтымсыз  процесс  болады,  өйткені 
оның бір бөлімі кайтымсыз, сондықтан
Т
А С , В -
 қайтымсыз 
В С г А -
 қайтымды 
Бірақ анықтама бойынш а интеграл
процесс
кдйтымсыз
процесс
В(8„)
26-сурет
(33)
в с
2
а
демек,
д е
т
Н 5 л - 5 . )   0,
А С . В
 -қайтымсыз
Бүдан
(34)
А £
Т
АС^В -қайтымсыз.
Оқшауланған  жүйе  жағдайында,  жүйе  тұтас  алғанда  жыпу 
алмайды  да,  бермейді  де,  демек,  ондай  жүйе  үшін  барлық  Д£> -  0 
болады  да,  (34)  теңсіздіктің  оң  жақ  бөлігінде  тұрған  қосынды  нольге 
айналады.  Бұдан  мынадай  қортынды  шыгады;  окшауланган  жүйеде 
тек 
белгілі 
бір 
процестер 
гаиа, 
атап 
айтқанда; 
жүйенін 
энтропиясы  кемімейтін  процестер  гана жүре алады.
Егер  окшауланған  жүйеде  процесс  болып  өтіп,  оныц  кезінде 
энтропия  өзгермей  калған  болса,  онда  бұл  процесс  кері  багытпен 
де жүре  алады,ягни  ол  кайтымды  процесс  болады.  Ал  егер  процесс 
кезінде  энтропия  артқан  болса,  онда  кері  процесс  мүмкін 
болмайды,  ягни  қарастырылып  отырған  процесс  қайтымсыз 
процесс  болады.  Сөйтіп,  оқшауланған  жүйеде  қайтымсыз  процесс 
өткенде, жүйеніц энтропиясы  артады.
174

Бұрын  байкағанымыздай,  кайтымсыз  процестер  үшін  олардың 
*ү|)ІП  өтуі  мүмкін  екі  бағыты  бір-біріне  пара-пар  болмайды:  бір 
гмііытта  (оны  «оң»  бағыт  деп  атағанбыз)  процесс  «өздіғінен»  жүре 
й ш і л ы  
да,  екіншісінде  («теріс»  бағытга)  оздіғінен  жүре  алмайды. 
Ашійда  біз  қарастырып  отырған  қайтымсыз  процестің  қай  бағытга 
түрстіндіғін  көрсететін  белғіні  (яғни,  критерийді)  осы  уақытқа  дейін 
ійііійындай  алмай  келген  едік.  Энтропия  туралы  үғымды  ендіру  бүл 
м.нслені  анықтап  беріп  отыр;  оқш ауланган  жүйеде  процестер 
н іір о п и я   артатын  жаққа  қарай  багытталы п  жүреді;  жеке 
« й іл ай д а 
жүйеде  болып 
өтетін 
процестердіц 
барлыгы 
да 
к й
И
і ы м д ы
 
болганда, энтропия өзгермейді.
Процестердің қайтымсыз  сипатта болуы,  олардың  ықтималдығы 
лемірск  күйден 
ықтимапдыгы  артығырақ  күйге  көшумен  байланысты 
болілы .  Демек,  қайтымсыз  процестердің  кай  бағытта  жүретіндігін 
ЩЫКТаЙтын 
энтропия  да  ықтималдықпен  байланысты  болуга  тиіс. 
І.іни.ңманның 
сипаттауынша  энтропия  5   күйдің  ықгималдығынын 
іісм прифміне 
пропорционал  болады:
5 - к \ п \ Ү ,  
(35)
мүндағы 
IV 
-  
берілген 
күйдің 
ықтималдыгы; 
ал 
нропорционалдық коэффициент к -  Больцман түрақтысы.
интеграпы  энтропияның  өзгерісін  гана  аныктайтын
П
п
и
і 
пндықтан,  берілген  күйдің  энтропиясының  озін  аддитивтік 
і үрнкі ыға дейінгі дэлдікпен гана анықтауға болады:
(36)
мүндагы  ү -   нольдік күй  ретінде алынған  қандай да бір  күйден
Й*р1лі ен  А  күйге  қайтымды түрде көшу  жолы  бойынш а алынады.
(36) 
өрнекті 
дифференциалдап, 
энтропияның 
толык 
иііффсренциалының мынадай өрнегін табамыз:
сІЗ -Ю -. 
(37)
Т
Жогарыда  келтірілген  пайымдаулар  энтропияның  өзгерісін  ғана 
анықтауга  мүмкіншілік  береді.  Энтропияның  абсолют
А  Т
Мйнлерін  анықтау  үшін,  оның  ең  болмағанда  қандай  д а  бір 
цммсратура  кезіндегі  абсолют мэнін  білуіміз  керек.  Мүндай  бір  мәнін 
I Ігрнст үсынган жэне  кейде термодинамиканың үшінші  бастамасы деп
•  ійшітын  теорема  анықтап  береді.  Нернст  теоремасы  бойынша: 
іімигратура  абсолют  ноль  болганда,  қандай  да  заттыц  болсын 
ііііропиясы   нольге тец болады.
175

XIII  ТАРАУ. ТАСЫ М АЛДАУ  ПРОЦЕСТЕРІ
§1.  Заттын,  импульстін  және  энергиянын  тасымалдану 
процестерінін ф изикалык мәні
Осы  кезге дейін  біз тепе-тен  күйде  түрган  газды  карастырып 
келдік.  Мұндай  күй  газ  алып  тұрган  көлемнің  барлык  нүктесінде 
температура, 
қысым, 
әр 
түрлі 
сорттагы 
молекулалардын 
салыстырмалы 
саны 
және  т.б. 
сиякты 
шамалардың 
бірдей 
болатындығымен сипатталады.
Енді  біз  газ  тепе-тең  күйден  ауыткыган  кездегі  кұбылыстарды 
карастыратын  боламыз.  Тепе-теңдік  бұзылса  да,  молекулалардың 
козгалысы  нәтижесінде  біраз уақыт еткеннен  кейін  ол  қайта орнайды. 
Басқаша  айтқанда  молекулалар  бір  жерден  екінші  жерге  орын 
ауыстырады.  Газ  тепе-тең  күйде  тұрганда  онын  температурасы  мен 
қысымы  көлемінің кез  келген нүктесіңде тұрақты болады.
1.  Айталық,  газ  тұрган  көлемнің  бір  тұсының  тыгыздыгы  р 
өзгерді  делік.  Біраз  уақы т  өткеннен  кейін  газ  тыгыздыгы  барлық 
жерде  кайтадан  бірдей  болады,  ягни  газ  молекулалары  бір  орыннан 
екінші  орынга  көшеді.  Бұл  диффузия  құбылысы  арқылы  жүзеге 
асады.
2.  Егер  газдың  екі  қабаты  бір-біріне  қараганда  эр  түрлі 
жылдамдықпен  козгалатын  болса,  онда  олардың  арасында  ішкі 
үйкеліс  пайда  болады.  Ішкі  үйкелістің  нәтижесінде  жылдамдыгы 
артық  қабаттың  жылдамдыгы  азайып,  жылдамдығы  аз  қабаттікі 
артады. Ж ылдамдықтар теңеседі.
3.  Бір тұста  газдың температурасы  артсыи делік.  Температурасы 
жоғары  молекуланың  кинетикапық  энергиясы  да  көп  болады,  ол  тез 
қозгалып  орнын  ауыстырып,  баска  молекулаларға  жылу  береді.  Бұл 
жылу өткізгіш тік арқылы жүзеге асады.
Диффузия, жылу  өткізгіш тік, ішкі үйкеліс  процестеріне ортак 
бір  касиет бар  екенін  көреміз,  ол  молекулалардың  бір  орыннан  екінші 
орынға  ауысуы  кезінде,  яғни  молекула  тасымаддау  кезінде  пайда 
болатындығы.
Диффузия  кезінде  масса,  жылу  еткізгіш   кезінде  энергия,  ал 
ішкі  үйкеліс  кезінде  козғалыс  мөлшері  (ти)  тасымалданады.  Ягни 
оларды тасымалдау  кұбылысымен түсіндіруге болады.
176

§2.  Молекулалардын  өзара  әсерлесу  күштері  менқарапайым 
Ііоісііциалдары
Молекулалар-кванттық  механиканыц  зацдарына 
багы- 
м* іі.ііі -  күрделі  электрлік жүйе.  М олекулалардың арасындагы  өзара 
«і'ер  күштерде,  бір  жагынан  алганда  кулондык  күштердің  сипаты 
п«р.  иі ни  эр  аттас  зарядтардың  арасындагы  өзара  тартылыс  күштері, 
т і  ііітас  зарядтардың  арасындагы  тебілу  күштері,  екінші  жагынан 
шіііінда  тек  кванттык  механика  түргысынан  түсіндірілетін,  баска 
ииіші 
та  болады.  Ж алпы  алганда,  молекулалардың  (әдетте  оны 
Міктрлік  диполь  ретінде  қарастырады)  арасында  қатарынан  тарту 
мүіпі де  (оны  /,-д е п   белгілейді), тебу  күші де (оны  / 2-деп  белгілейді) 
Пир дси  есептеуге болады.
Сонда,  /  -тарту  күшін  «теріс»  таңбалы  ( / < 0 ) ,   ал  / 2-тебу  күшін 
»011
  іаңбалы» ( /
2
>
0
) деп есептейді.
Л  мен  В  екі молекуланыц арасын  г  әрпімен белгілейік. 
Күштердің  екеуін  де  -   теріс  таңбалы  деп  есептелетін  /   тарту 
куіиін  де,  оң  таңбалы  деп  есептелетін 
/ 2
  тебу  күшін  де  -  
мопскулалардың  бір  *,  жэне  х 2  дэрежелерде  апынган  г  арапыгына 
ііррі  иропорционал деп есептеуге болады:
С 
С
{  = 
{  шҺі-
1 
г 1'  ’ 
2 
г х’
Мұндагы  С,  мен С
2
 -  түрақгы шамалар.
Іігер  Хг  > Х\  болса,  онда  аралықтың  артуына  байланысты,  / 2 
іиріу  күшіне  қараганда,  /   тебу  күші  көбірек  азаяды.  Бүл  жагдайда 
I  - 
/ 1
  + / і   қорыткы  күш  үлкен  аралыкта  тарту  күші,  ал  кішкене 
«рилыкта тебу күші болып табылады.
/   жэне 
/ 2
  күштеріне  Еп
 
жэне  Ерг
 
потенциялық  энергиялар 
Ийксс  келеді, олар мынаган тең:
Е  - - —   Е 
-  —  '
 
(1)
рх 
г к\  9  Р1 
г кг  9
мүндагы  С  пен  С  -   бір  жана  түрақты  шамапар,  ал  К,  жэне  К
2 
/һірсжс  көрсеткіштері  мыналарга тең болады:
К
і
- Х
і
- \ ; к г - Х і - \ .  
(
2
)
/,  тарту  күшіне  теріс  таңбалы  потенциялық  энергия,  ап 
/ 2 
І*
01
лу  күшіне  оң  таңбалы  потенциялык  энергия  сэйкес  келеді. 
I Іінснциялық  энергиялар 
Еп
 
мен 
ЯР2-нің  молекулалардьщ 
г 
«ріілі.ігына байланысты өзгеруін график түрінде  көрсетелік (24-сурет).
177

Ер
Ер
Ер2
Е
г
,г
0
---------- »д
24-сурех
Егер  К
2
Ж ,   болса,  тебу  күшінің  ЕР1  потенциялык  энергиясын 
кескіндейтін  қисык  г   кішкене  болғанда  жоғары  қарай  тігірек 
көтеріледі,  ал  тарту  күшінің  Еп   потенциялық  энергиясын  кескін- 
дейтін  қисық г  кішкене  болғанда төмен  карай  жатықтау  болып  түседі. 
Екі  молекуланың
өзара  толық  потенциялық  энергиясының  қорытқы  қисығы  24-6 
суретге  түтас  сызылған  қисықпен  кескінделген.  Бұл  қисықтың  төмен 
түсетін  СД  тармағы  молекулалардың  арасындағы  /  = / ,  + 
/ 2
  қорытқы 
өзара  әсер  күші  Г  үлкен  аралықта  тарту  күші  болатындыгына 
сәйкес  келеді.  Ж оғары  көтерілетін  Д А   тармак  кіш кене  г 
аралыкта  корыткы  күш  тебу  күші  болатындыгына  сәйкес  келеді. 
М олекулалардың  арасы  г0  -  Оі  болғанда екі  күш  - 
/ 2
  тебу  күші  мен  /  
тарту  күші  -   сан  жағынан  біріне-бірі  тең  болады.  Бүл  нүктеде  /  
қорытқы  күш  нольге  тең.  I   нүктесі  Д   потенциял  шұңкырының  ең 
терең  жеріне  сәйкес  келеді.  Осы  орын  тепе-теңдік  орны  болып 
табылады.  А лайда  молекулалардың  Е  толық  энергиясы  потенциал 
шүңқырдың  Д   «тереңдігінен»  кем  болғанда 
г0 
аралык  А  мен  В 
молекулапардың  өзара  тепе-теңдік  қапыпта  орналасу  аралыгы  бола 
алады.  Ш үңқырдың  шегінде  Ер  потенциялық  энергия  теріс  таңбалы 
болатындықтан  әуелде бірінен-бірі  үлкен  қашықтықта түрған,  ал кейін 
біріне-бірі  жақындайтын  молекулалардың  энергия  қоры  қашан  да 
болса потенциял  шүңқырдың Д  «тереқдігінен» артық болады.
Кинетикапық  энергияны  Ек  деп  белгілейік.  Е=ЕК+ЕР  толық 
энергия  24-6  суретте  жүргізілген  М Е пунктир  сызықпен  кескінделетін 
болсын.  А  молекула  қозғалмайды  деп  есептейік,  ал  В  молекуланың 
қозгалысын А  молекулаға қатысты  қарастырайық. Сонда В молекула А
178

мішекулаға  қарай  үлкен  г  аралықтан  бастап  г0  аралыққа  дейін,  осы 
■ралықта оған тарту күштері  эсер ететіндіктен, ылғий артып отыратын 
*і.тдамдықпен  қозғалады.  Молекулалардың  тепе-теңдік  қаппының  г0 
цршіығына  сэйкес  келетін  нүктені  өткен  кезде 
В
  молекуланың 
Ниистикалық 
энерғиясы 
Е К= Е -Е Р
 
болады; 
осы 
кинетикалық 
шсрі ияның  арқасында ол тепе-теңдік 
I
  қалыптан  (орыннан)  өтеді  де, 
Ййрлық 
кинетикалық 
энерғиясы 
ЫМ
 
кесіндімен 
кескінделғен 
Ноісициялық  энергияға  айналғанша,  тебу  күшін  жеңе  отырып, 
А  
мшіскулаға  қарай  жақындай  береді, 
В
  молекула 
г = а
  болған  кезде 
(ц у н д а гы  
а=ОЫ 
-  
М
  нүктесінің 
абсциссасы) 
езінің 
барлық 
ииисіикалық  энерғиясын  жоғалтып,  тебу  күшінің  эсерінен  апғашқы 
ііімсіі  кейін  қайтып, 
А
  молекуладан  қашықтай  бастайды. 
0М = а
 аралык 
Молскулалардың  центрлерінің  соқтығысқан  кезде  жақындайтын  ең  аз 
ирииыіын  анықтайды. 
а = 0 М
  кесінді  молекулалардың  эффективтік 
мнпмсірі  («радиустарының»  қосындысы)  болып табьшады.  Сонымен 
а  
іннмііның  мэні 
Е
  толық  энерғияның  мэніне,  яғни 
А
  молекуладан 
Цйніық 
г
  аралықта  түрған 
В
  молекула  осы 
А
  молекулаға  қарай  қандай 
Лынліімдықпен 
қозғалатындығына 
байланысты 
болатындығы 
Мфінсді. 
Е
  толық  энерғия  неғүрлым  үлкен  болса  оны  кескіндейтін
•
 у 
іу 
потенциялық  энерғияны  кескіндейтін  қисықты  солғүрлым 
Шімпрырак  қиып  өтеді,  олай  болса 
а
  шама  солғүрлым  кіші  болады.
I іміі.ііисн  молекулалардьщ  
о
  эффективтік  диаметрі  туракты 
Н
іймн
  смсс  екен:  ол-соқтыгысатын  молекулалардын  жылдамдык-
• й|іыіій  тәуелді  болады .  Алайда,  еғер 
М
  нүктенің  маңайындағы 
УМЙІ гокта  потенциялық  қисық  өте  тік  көтерілетін  болса,  онда 
0Ы = а 
Мсімдімің 
Е
 энергияның  артуына  байланысты  өзгеруі  аз  болады,  яғни 
Пуи  жагдайда 
а
  эффективтік  диаметрдің  соқтыгысатын  моле- 
куііилирдың жылдамдыгына тэуелді  оншалықты  үлкен болмайды.
Күштердін 
қарастырылган 
сипаты 
молекулалардын 
ГПКіыгысу  процесі  серпімді  ш арлардын  соктыгысу  процесіне 
йіммсн 
уксас 
емес 
екендігін 
көрсетеді. 
М олекулалардың 
Огокіыгысуы»  -  олардыц  арасында  тебу  күштерінін  болуының 
м.ммжссі:  бұл  күштер  молекулалардыц  аралыгына  байланысты 
Пшіпііы да, 
т
 кеміген сайын жылдам артады.

жүктеу/скачать 8,69 Mb.

Достарыңызбен бөлісу: