<html><head><meta name="color-scheme" content="light dark"></head><body><pre style="word-wrap: break-word; white-space: pre-wrap;">\documentclass[11pt]{article}
\usepackage{epsfig}
\usepackage[norsk]{babel}
\topmargin=-1.0cm
\oddsidemargin=-1.0cm
\evensidemargin=-1.0cm
\textheight=24cm
\textwidth=18cm
\setlength{\parindent}{0cm}

\begin{document}
\newcommand{\bold}[1]{\mbox{\boldmath $#1$}}
\def\dbar{{\mathchar'26\mkern-12mu d}}

\begin{center}
\begin{bf}
FY1005/TFY4165 Termisk fysikk. Institutt for fysikk, NTNU. V{\aa}ren 2013.
\end{bf}

Veiledning: 15.\ og 18.\ mars. Innleveringsfrist: Onsdag 20.\ mars kl 14.

\vspace{0.3cm}

\begin{large}
{\O}ving 9
\end{large}
\end{center}

\vspace{0.2cm}
{\bf Oppgave 1} \\

%%FIGURE
%%\vspace{0.3cm}
%%\centerline{\epsfxsize=5.0in \epsfbox{reodor.eps}}
%%\vspace{0.3cm}
%%END FIGURE

$a)$ Vis (Maxwell-)relasjonen
$$\left(\frac{\partial S}{\partial p}\right)_T=-\left(\frac{\partial V}{\partial T}\right)_p.$$

\vspace{0.3cm}
$b)$ En kobberblokk har volumet $V=1$ cm$^3$ ved temperaturen $T=100$ K og trykket 
$p_1=1.1\cdot 10^5$ Pa. Blokken blir s{\aa} komprimert reversibelt og isotermt til 
trykket $p_2=1.3\cdot10^8$ Pa. For Cu er isoterm kompressibilitet og kubisk utvidelseskoeffisient 
henholdsvis
$$\kappa_T=-\frac{1}{V}\left(\frac{\partial V}{\partial p}\right)_T= 0.721\cdot10^{-11}\,{\rm Pa}^{-1} 
\quad{\rm og} \quad
\alpha_V=\frac{1}{V}\left(\frac{\partial V}{\partial T}\right)_p=50.4\cdot10^{-6}\,{\rm K}^{-1}.$$
Beregn arbeidet $W$ som utf{\o}res p{\aa} Cu-blokken ved denne kompresjonen. (Anta at $\kappa_T$ og 
$\alpha_V$ er konstante og at endringen i $V$ er liten ved denne kompresjonen.) \\

$c)$ Hva blir endringen i entropi $\Delta S$ for Cu-blokken ved denne isoterme kompresjonen, og hvor stor 
blir endringen i indre energi $\Delta U$? [Hint: Benytt resultatet fra punkt a) til {\aa} bestemme 
$\Delta S$.] {\small (Svar: $\Delta S=-6.55\cdot10^{-3}$ J/K.)} \\

\vspace{0.2cm}
{\bf Oppgave 2} \\

$a)$ En ideell gass kj{\o}les fra temperaturen $T$ til $T_0$. Omgivelsenes temperatur er hele tiden $T_0$. 
Start- og sluttilstanden har samme volum ($\Delta V=0$). Vis at det maksimale arbeid som er mulig {\aa} 
f{\aa} ut av gassen er
$$W_{\rm max} = C_V (T-T_0) - C_V T_0 \ln\frac{T}{T_0}.$$

\vspace{0.6cm}
$b)$ Hvor mye varme avgis, og hva er det maksimale arbeidet n{\aa}r gassen er ett mol toatomig gass, 
og avkj{\o}lingen er fra 100$^\circ$C til 20$^\circ$C? {\small (Svar: $W_{\rm max}=193$ J.)} \\

$c)$ En m{\aa}te {\aa} ta ut det maksimale arbeidet p{\aa} er {\aa} la en Carnot-maskin virke mellom 
den {\o}vre avtagende temperaturen og den faste $T_0$. Vis at dette gir det samme arbeidet $W_{\rm max}$. \\

$d)$ En annen m{\aa}te {\aa} ta ut det maksimale arbeidet p{\aa} er f{\o}rst {\aa} ekspandere gassen 
adiabatisk slik at temperaturen synker til $T_0$. Deretter komprimeres den isotermt tilbake til 
opprinnelig volum. Vis at dette ogs{\aa} gir samme arbeid $W_{\rm max}$. \\

{\bf Oppgave 3} \\

Kobber har varmekapasitet $C_{\rm Cu}=0.387$ kJ/kg (ved konstant trykk) mens den for vann er 
$C_{\rm vann}=1$ cal/g $=4.184$ J/g. En kobberbit med masse 4.0 kg og temperatur 50$^\circ$C slippes opp i 
1.5 kg vann med temperatur 5$^\circ$C. Systemet kommer i likevekt ved at temperaturen jevner seg ut. 
Hva blir likevektstemperaturen $T$ n{\aa}r systemet er varmeisolert fra omgivelsene? \\

\vspace{0.6cm}
{\bf Oppgave 4} \\

I {\o}ving 4, oppgave 5, studerte vi en ideell kvantisert paramagnet, dvs $N$ ikke-vekselvirkende
kvantiserte spinn, i et
ytre magnetfelt $\bold{B}$. Hvert spinn kunne peke ''opp'' eller ''ned'' relativt det ytre feltet, slik at
partisjonsfunksjonen (pr spinn) ble $z = 2 \cosh(\mu_B B/kT)$, og magnetiseringen (magnetisk
moment pr volumenhet) ble $M = (N \mu_B/V) \tanh(\mu_B B/kT)$. Hvis feltet er svakt, dvs $\mu_B B \ll kT$,
gir dette line{\ae}r respons, $M \sim B/T$, dvs Curie's lov. \\

I denne oppgaven skal vi studere entropien til en slik ideell paramagnet. Siktem{\aa}let er deretter
{\aa} kunne beskrive s{\aa}kalt {\em adiabatisk demagnetisering}. \\

Som i {\o}ving 4 lar vi $m$ angi midlere magnetisk moment pr spinn (eller pr partikkel, om du vil),
men skalert med faktoren $\mu_B$ slik at et gitt magnetisk moment har verdien $+1$ eller $-1$,
og $m$ blir en dimensjonsl{\o}s st{\o}rrelse. Videre lar vi $h = \mu_B B$ representere det ytre magnetfeltet,
dvs $h$ blir en st{\o}rrelse med enhet som energi. Dermed har vi
$$m = \tanh \beta h \;\;\; , \;\;\; z = 2 \cosh \beta h \;\;\;\; (\beta \equiv 1/kT),$$
og arbeidet utf{\o}rt av spinnsystemet, pr spinn, n{\aa}r midlere magnetisk moment, pr spinn,
endres fra $m$ til $m+dm$ blir $\dbar w = -h\,dm$. \\

$a)$ Vis at entropien $\sigma$ kan bestemmes fra partisjonsfunksjonen $z$,
$$\sigma = k \frac{\partial}{\partial T} \left( T \ln z \right).$$
Oppgitt: $f = -kT \ln z$, $f = u - T\sigma$, $T d\sigma = du + p\,dv$
(med $f,z,u,\sigma,v$ = hhv Helmholtz fri energi, partisjonsfunksjon, indre energi,
entropi og volum, alle st{\o}rrelser pr spinn). \\

$b)$ Med kjent partisjonsfunksjon $z$ kan dermed entropien $\sigma$ bestemmes. Regn ut
$\sigma$, i f{\o}rste omgang som funksjon av $h$ og $\beta$. Du observerer n{\aa} at
$\sigma$ kun avhenger av {\em produktet} $\beta h$, og siden midlere magnetiske moment
$m$ ogs{\aa} er en funksjon av produktet $\beta h$, innser du at entropien m{\aa} kunne
skrives som en funksjon av $m$ alene, $\sigma = \sigma(m)$.
Eliminer $\beta h$ fra $\sigma(\beta h)$ ved {\aa} invertere $m=\tanh(\beta h)$. Vis at dette gir 
$\beta h=\frac{1}{2}\ln\left[(1+m)/(1-m)\right]$. Vis deretter at entropien blir
$$\sigma(m) = k\left[\ln 2-\frac{1}{2}(1+m)\ln(1+m)-\frac{1}{2}(1-m)\ln(1-m)\right].$$

\vspace{0.3cm}
$c)$ Alternativt kan entropien bestemmes direkte fra Boltzmanns prinsipp,
$S = N \sigma = k \ln W$. 
Anta at et antall $N_+$ og $N_-$ spinn peker henholdsvis med og mot magnetfeltet. 
Totalt magnetisk moment blir dermed $Nm = N_+ - N_-$. Samtidig har vi selvsagt $N = N_+ + N_-$.
Beregn antall mikrotilstander $W$ som er forenlig med et gitt magnetisk moment $Nm$
(dvs med $Nm = N_+ - N_-$ fast) og vis med det at entropien blir som i punkt $b$. \\

Oppgitt: $\ln N! = N \ln N - N$,\,\, $N\rightarrow\infty$. \\

$d)$ Et slikt spinnsystem kan benyttes til {\aa} oppn{\aa} sv{\ae}rt lave temperaturer ved {\aa} bruke 
adiabatisk demagnetisering. Et kraftig magnetfelt $h_2$ settes p{\aa} isotermt ved 
(en forholdsvis lav) starttemperatur $T_2$. 
Deretter fjernes den termiske koblingen til omgivelsene (varmereservoaret med temperatur $T_2$), 
og magnetfeltet sl{\aa}s av adiabatisk. I praksis, p{\aa} grunn av en svak kobling 
mellom spinnene, ender en opp med et effektivt magnetfelt $h_1&gt;0$ (og ikke $h_1=0$). 
Hva blir resulterende temperatur $T_1$ dersom andre bidrag til entropien kan neglisjeres? 
[For lave temperaturer $T$ er spesifikk varme fra kvantiserte gittervibrasjoner $C \propto T^3$, 
slik at bidraget til entropien herfra, $\int (C/T)\,dT$ kan neglisjeres.] \\


\end{document}
</pre></body></html>