Termodynamika chemiczna i materiałów- opracowane zagadnienia na egzamin

Nasza ocena:

5
Pobrań: 63
Wyświetleń: 1491
Komentarze: 0
Notatek.pl

Pobierz ten dokument za darmo

Podgląd dokumentu
Termodynamika chemiczna i materiałów- opracowane zagadnienia na egzamin - strona 1 Termodynamika chemiczna i materiałów- opracowane zagadnienia na egzamin - strona 2 Termodynamika chemiczna i materiałów- opracowane zagadnienia na egzamin - strona 3

Fragment notatki:

ZAGADNIENIA Z TERMODYNAMIKI – CZĘŚĆ DRUGA:
(wszystkie kółeczka i kwadraciki i poprawki za: Pigoń, Ruziewicz, „Chemia fizyczna 2” wydanie piąte zmienione i poprawione):
ENTROPIA MIESZANIA
W zespole kanonicznym sumę stanów przedstawialiśmy zależnością
(
tym zespole wyznaczyliśmy jako
(
)
. Natomiast entropię w
). Podstawiając pierwsze do drugiego
otrzymujemy ważną zależność, którą zastosujemy do wyznaczenia entropii w roztworach gazowych.
(
Mamy więc, że
(
)
). (nie ma tutaj znaczenia czy jest β czy kT, bo to się
skróci, jak zobaczymy później). Należy dodatkowo pamiętać, że entropia jest wielkością addytywną.
Obliczmy entropię mieszania dwóch gazów doskonałych. W związku z tym przy mieszaniu nie zmieni
się ich całkowita objętość (ΔVM=0), jak również ciśnienie pozostanie stałe (ΔpM=0). Molekularna suma
stanów Z zależy tutaj tylko i wyłącznie od położenia cząsteczek, a zatem, jako że tylko translacyjna
(
suma stanów (Ztr) zależy od położenia, możemy zapisać:
a następnie włączając wyraz wewnętrznych stopni swobody:
Entropia gazu A w objętości VA wynosi zatem:
)
,
.
[ ( )
( )
(
)
]
i analogicznie dla gazu B w objętości VB. Następuje zwolnienie blokady  i wymieszanie gazów. Teraz
entropie różnią się wyrazem objętości:
(
(
[ ( )
)
)
(
)
]
i podobnie dla gazu B w objętości VA+VB.
Entropia mieszania jest, jak łatwo się domyślić różnicą pomiędzy stanem końcowym a stanem
początkowym. Tutaj się właśnie skróci pochodna sumy stanów po temperaturze (lub w naszym
przypadku β):
(
)
(
)
( )
( )
[ (
)
]
[ (
(
Warto rozdzielić tutaj zmienne:
Zastosowaliśmy tutaj zależność
)
].
).
.
Całkowita entropia układu wyraża się więc:
(
)
(
)
Możemy więc wyznaczyć wartości entropii molowych czystych składników jako pochodne entropii
układu po liczbie cząsteczek składnika w stałej temperaturze, ciśnieniu i przy niezmiennej liczbie
cząsteczek drugiego składnika:
(
)
oraz analogicznie dla drugiego składnika.
W przypadku faz skondensowanych jest troszkę inaczej. Tutaj wszystkie komórki fazowe są zajęte. Po
wymieszaniu również wszystkie będą zajęte, zatem znowu ΔVM=0. Z tego samego powodu układ jest
zrealizowany w określony sposób, mamy jeden mikrostan i tym samym entropia fazy A w objętości VA
jest taka sama jak fazy B w objętości VB i wynosi dokładnie zero:
(
(
)
)
( ).
( )
I znowu, następuje zwolnienie blokady, a cząsteczki fazy A i B mają teraz trochę więcej swobody w
wyborze komórki fazowej. Przyrost entropii spowodowany mieszaniem ΔSM pokazuje jak zmienia się
prawdopodobieństwo realizacji mikrostanu i jest nazywana entropią konfiguracyjną. Zapiszmy to
bardziej matematycznie, na ile sposobów można rozmieścić NA i NB elementów w NA+NB komórkach:
(
)
Rozpisujemy, stosujemy przybliżenie Stirlinga i na koniec dostajemy to, co dla gazów doskonałych.
[ (
)
[(
]
) (
)
(
[
]
(
]
)
[
]
)
A to dlatego, że w obu przypadkach założyliśmy zupełną
przypadkowość w rozmieszczeniu cząsteczek. Gdyby rozkład był
niezbyt przypadkowy, tzn. gdyby położenie cząsteczki zależało od
otoczenia, to wykres zależności wyglądałby jak obok (linia
przerywana paraboliczna – rozkład przypadkowy, linia ciągła –
zależność położeń wzajemnych cząsteczek).
CIEPŁO MIESZANIA
Ponieważ jednak zależność położeń wzajemnych cząsteczek występuje, co nie przeczy chaotyczności
całkowitego rozkładu, odniesiemy się do przybliżenia najbliższych sąsiadów, który dość dobrze
opisuje rzeczywistość dla faz skondensowanych, choć co prawda lepiej pracuje dla fazy ciekłej, ze
względu na odległości.
Wyobraźmy sobie sytuację po zmieszaniu. Mamy więc pary typu AA, AB i BB. Aby utworzyć dwie pary
mieszane (AB) z par jednakowych (AA i AB) potrzeba tyle energii:
.
Zakładamy niezależny rozkład sąsiadów c: typu A:
i typu B:
stwierdzić, że energia oddziaływania cząsteczki typu A jest równa:
i analogicznie dla typu B.
. Możemy zatem
Całkowita energia roztworu jest połową sumy iloczynów energii oddziaływania cząsteczki danego
typu przez liczbę cząsteczek tego typu. Połowie, bo każda cząsteczka jest raz centralną, a raz
sąsiednią cząsteczką.
(
)
[
]
Samooddziaływanie przy liczbie cząsteczek rzędu 1 mola jest pomijalne.
Wcześniej wyznaczyliśmy energię utworzenia 2 par mieszanych. Aby utworzyć c par mieszanych
potrzeba
więc
(
energii
)
.
Przekształconą energię tworzenia par wstawiamy do energii roztworu, w celu wyodrębnienia wyrazu
mieszania:
[
(
)
(
(
]
)
(
)
(
)
(
( )
(
)
)
)
( )
ΔUM jest tutaj ciepłem mieszania dwóch czystych składników A i B. Na 1 mol roztworu wynosi ono:
(
)
Dzięki wyznaczonym ciepłu mieszania i entropii mieszania, możemy wyznaczyć pozostałe funkcje
termodynamiczne mieszania, zwłaszcza entalpię swobodną, która przyda się do wyznaczenia
potencjału składnika w roztworze doskonałym i prawidłowym.
ROZTWORY DOSKONAŁE I PRAWIDŁOWE
W stałym ciśnieniu ΔFM=ΔGM a dalej
(
(
)
Przekształcamy dalej:
(
)
(
(
)
(
)
)
(
)
).
Entalpię swobodną roztworu możemy przedstawić jako sumę
, zatem po
(
rozdzieleniu zmiennych względem nA i nB, otrzymamy:
(
). Po zróżniczkowaniu względem nA:
(
)
(
gdzie
(
)
)
)
(
(
)
)
Jeżeli narysujemy sobie zależność ciepła mieszania od składu, dostaniemy maksimum dla xA=xB=1/2.
(
Wtedy
) .
Rozpatrzmy dwa przypadki.
1)
Δu≈0, wtedy
, co odpowiada roztworowi rzeczywistemu.
2)
Δu≠0, wtedy
prawidłowym.
, gdzie γ jest współczynnikiem aktywności w roztworze
(
)
Aż do tej pory zakładaliśmy chaotyczny rozkład cząsteczek oraz całkowitą addytywność objętości
(ΔVM=0).
Zajmiemy się teraz problemem ograniczonej mieszalności cieczy. Dotyczy on jak łatwo się
zorientować ciekłych roztworów prawidłowych. Aby otrzymać warunek równowagi fazowej, musimy
znaleźć ekstremum funkcji μA(xA). W tym celu obliczamy pochodną potencjału A po ułamku A we
wzorze:
(
)
(
) (
Co po pomnożeniu obustronnie przez xART i podstawieniu
(
)
:
)
Ponieważ ta funkcja ma rozwiązania rzeczywiste i spełniające warunek 02:

rozwiązaniami powyższego równania kwadratowego są:
(podstawiamy z powrotem α pod
, mamy że Δu2kT
)..
Temperatura krytyczna istnienia jednej fazy musi spełniać zależność Δu=2kTkr. Temperatura ta jest
Górną Krytyczną Temperaturą Rozpuszczalności (GKTR), poniżej której nastąpi wyodrębnienie faz.
Można też wyprowadzić ciekawą zależność α(T):
oraz
.
Dzięki temu można określić w jakim stopniu powyższy model odbiega od doświadczenia już tylko na
podstawie GTKR.
(
Na postawie wzoru
monotonicznie zmienny względem składnika:
) można stwierdzić, że potencjał nie musi być
Przy czym obecność składów xA1 i xA2 oznacza niestabilne fazy, które
znikają powyżej GKTR.
Podstawowym warunkiem równowagi jest równość potencjałów:
układ równań rozpisujemy:
( )
( )
oraz
( )
( )
( )
)
( )
(
( )
(
( )
)
( )
(
( )
)
(
( )
)
( )
)
. Ten
)
( )
{
(
( )
( )
{
( )
(
)
(
( )
(
(
( )
)
( )
(
)
( )
)
Otrzymany układ równań może mieć więcej niż jedno rozwiązanie. Weźmy pierwsze z równań i
podstawmy (
( )
) pod
( )
, bo istnieje tutaj symetria rozwiązań. Wtedy mamy:
(
)
(
(
)
)
Ostatnie wyrażenie podaje, jaki musi być skład A−tego składnika w prawidłowym roztworze
nasyconym, aby istniała równowaga.
RÓWNOWAGA CHEMICZNA. OBLICZANIE STAŁYCH RÓWNOWAGI REAKCJI CHEMICZNYCH
Według fenomenologicznego podejścia w warunkach izobaryczno−izotermicznych powinowactwo
danej reakcji w fazie gazowej definiujemy tak:

(
)
[∑
I jest ono równe zero w warunkach równowagi.
Definiujemy również

.
∏( ) ]
Podchodząc do tego zagadnienia od strony statystycznej…
Mamy reakcję: νAA + νBB + … = νCC + νDD + …
Definiowaliśmy potencjał standardowy jako:
, gdzie
oznacza molekularną sumę
stanów obliczaną pod ciśnieniem standardowym. Zatem dla powyższej reakcji:


(
∏ ( ) , natomiast
Stąd

)

(
)
∏(
)
, co już naprawdę łatwo pokazać.
Rozpatrzymy teraz reakcję tworzenia cząsteczki dwuatomowej z atomów: A + B = AB.
Zapisujemy sumę stanów:
.
Dla atomów nie mamy rotacji ani oscylacji, więc dla i−tego atomu:
.
Teraz podstawiamy w sumie stanów dla AB:
(
)
(
)
(ponieważ
(
)
)
W sumie stanów dla i−tego atomu:
(
)
Wstawiamy to wszystko do wyrażenia na Kp:
(
(
Pamiętając, że
zakresie ):
)
)
(
)
(
)
robimy wielkie skracanie (krok po kroku to we własnym
(
)
(
Gdzie
(
(
)

)
)

(zwykłe podstawienie, żeby było mniej pisania). Można
jeszcze bardziej skrócić podstawiając:
izobary van’t Hoffa
, mamy
. Korzystając z
otrzymamy zależność Kp od innych funkcji termodynamicznych.
Ponieważ część Y nie zależy od temperatury, pochodna już jest łatwa do policzenia:

Mamy dodatkowo z definicji:
∫ ∑
Zatem
, a z kolei
(ponieważ CV,AB=5/2R, a CV,A=CV,B=3/2R).
(
)
. Stąd mamy następnie zależność
, którą
wstawiamy do wyrażenia na Kp.
.
Z poprzedniej definicji:
. Stąd też otrzymujemy:
.
Teraz rozpatrzmy jeszcze przypadek reakcji podwójnej wymiany: AB + CD = AC + BD.
Od razu widać, że ∑
. Wyrażenie na Kp przyjmie postać:
.
Wyraz translacyjny tego wyrażenia ma postać:
(
(
)
)
(
(
)
(
)
(
)
)
(
)
(
)
(
)
Wyraz rotacyjny ma postać:
Wyraz oscylacyjny (tym razem nie przybliżamy do jedynki) oraz wyraz elektronowych i wewnętrznych
stopni swobody:
(
)(
)
(
)(
)
Mnożąc te wszystkie wyrazy i skracając, co się da dostajemy ostateczne wyrażenie na stałą
równowagi:
)
(
)
(
)(
)
(
(
)(
)
KINETYKA. OBLICZANIE STAŁYCH SZYBKOŚCI REAKCJI CHEMICZNYCH.
Szybkość reakcji określona jest przez liczbę
kompleksów aktywnych rozpadających się w jednostce
czasu na produkty lub substraty:
. Żadna
reakcja nie zachodzi w 100%, zatem istnieje
równowaga pomiędzy rozpadem na substraty i
rozpadem na produkty.
Robimy założenie, że od produktów nie można wrócić
do substratów. Jest to dość daleko idące założenie.
Szybkość reakcji wynosi
i stała szybkości reakcji jest równa
.
Stała K≠ jest stałą stężeniową, którą możemy obliczyć dla fazy gazowej ze stałej Kp (dla reakcji typu:
A + B  AB≠, ∑
):
(

)
, a tym samym
.
Teraz robimy kolejne założenie, ale już bardzo duże, bo przeczące przed chwilą założonej
równowadze, że reakcja zachodzi w 100%.
Częstość przejścia od kompleksu do produktów P:
̅̅̅̅
, gdzie pęd jest tylko uśredniony w kierunku dodatnim (od AB≠ do P) (dla
uproszczenia bierzemy tylko jedną współrzędną reakcji).
Mając tak zdefiniowaną częstość przejścia, wykorzystujemy nasze mocne założenie pisząc:
̅̅̅
Nałożenie warunku jednego wymiaru oznacza tylko jeden stopień swobody w translacji kompleksu
(
aktywnego (stąd w wykładniku jest ½), zatem
)
(przy czym
jest sumą
stanów translacji nie zawierających stopnia swobody na kierunku wyróżnionym x).
Kolejne założenie jest takie, że pęd ma rozkład boltzmannowski:
(przy czym dNpx odpowiada przedziałowi 〈
〉)
(

Średni pęd na wyróżnionym kierunku wynosi wtedy: ̅̅̅

(
Możemy teraz wyznaczyć stałą szybkości reakcji (podstawiając
pęd średni):
(
)
(
Następnie podstawiamy odpowiednie sumy stanów.
)
)
)
(
(
)
)
i wyliczony
ENERGIA SIECI
Energia sieci to energia reakcji utworzenia monokryształu kowalencyjnego:
lub energia reakcji ułożenia jonów z fazy gazowej w kryształ:
( )
)
.
( )
( )
(
Problem z kryształami jonowymi jest jednak taki, że w drugą stronę to nie działa – jak stopimy taki
kryształ, nie dostaniemy z powrotem jonów.
Do obliczania energii sieci k. jonowych stosuje się cykl Borna−Habera (zastosowanie prawa Hessa).
Poniższy wzór pokazuje, jak to działa.
Dzięki temu mamy dostęp do energii procesu niemożliwego z
energii procesów możliwych do zrealizowania.
POJEMNOŚĆ CIEPLNA KRYSZTAŁÓW
Do obliczenia pojemności cieplnej kryształów zastosujemy model Einsteina, bo jest najprostszy.
Model ten zakłada, że przy N0 węzłach sieci istnieje 3N0−6 oscylacyjnych stopni swobody.
W przybliżeniu jest więc 3N0 oscylatorów drgających z (w dużym przybliżeniu) taką samą
(
częstotliwością ν. Pojemność cieplną definiowaliśmy jako
(
)
). Przy czym
. Obliczamy logarytm:
[
(
Zatem pojemność cieplna wynosi:
)]
(
)
(
)
(
)
(
)
Teraz, żeby sprawdzić, jak zachowuje się nasz model w różnych granicach, zróbmy podstawienie:
.
Mamy wtedy:
w szereg:
(

)
ale potrzebujemy czegoś łatwiejszego do obliczenia. Rozwijamy
. Wtedy mianownik naszego wyrażenia:
Badamy granicę niskotemperaturową x→∞, T→0.
Zatem dla T→0 CV=0.
Podobnie dla x→0, T→∞:
Co więcej, wyniki są zgodne z obserwacjami mimo niedokładności w założeniach.
Model Debye’a jest dokładniejszy w niskich temperaturach ze względu na rozkład częstości
oscylatorów (tutaj mieliśmy wszystkie jednakowe) oraz ze względu na wyraz T3, którego tutaj nie
widać.
DEFEKTY SIECI KRYSTALICZNEJ W UJĘCIU TERMODYNAMICZNYM.
Entalpia swobodna defektów:
Tak jak da się wyhodować kryształy praktycznie wolne od defektów liniowych i płaskich, tak defekty
punktowe istnieją w równowadze termodynamicznej z resztą kryształu.
Mamy więc N atomów i n defektów punktowych. Entropia konfiguracyjna (tak jak w entropii
mieszania) mówi o liczbie sposobów, na które n defektów może się ustawić w N+n komórkach.
(
[ (
]
)
)
(bo
[(
)
) (
[
]
)
]
Ponieważ tworzeniu n defektów towarzyszy zmiana charakterystyki oscylacji w pobliżu tych
defektów, całkowita zmiana entropii powoduje delikatne przedefiniowanie entalpii swobodnej sieci z
defektami:
(
)
(
(
)
)
Ponieważ przyroda szuka minimum entalpii swobody dla danej liczby defektów, liczymy pochodną:
(
[
(
)
)]
Cały czas poszukujemy równowagowej ilości defektów, więc:
(bo
). I stąd mamy:
OPIS PRZEMIAN FAZOWYCH W FERROMAGNETYKACH WG ISINGA
Założenia modelu Isinga:
1)
Badany obszar podzielony jest na komórki, w których znajduje się
dokładnie jeden spin (określany pionową strzałką ↑ lub ↓).
2)
Moment magnetyczny ma dwie możliwości orientacji na
wyróżnionym kierunku w polu magnetycznym. Energie cząstek
obdarzonych takim momentem zależy od orientacji względem pola.
Ponieważ każdy spin ma dwie możliwe wartości i każdy jest zlokalizowany
(więc i rozróżnialny), energie mikrostanów są niezdegenerowane.
3)
Liczba cząstek jest stała, bo liczba komórek sieci jest stała. Energia może się zmieniać
(momenty magnetyczne). Zatem mamy do czynienia z układem zamkniętym, nieizolowanym, co
odpowiada zespołowi kanonicznemu.
Energia sieci związana z oddziaływaniami magnetycznym w zewnętrznym polu magnetycznym


wynosi:
przy czym Jij jest stałą sprzężenia pomiędzy i−tym a j−tym
spinem.
Jeżeli założymy, że oddziaływania są krótkiego zasięgu i nie ma zewnętrznego pola, to z przybliżenia

najbliższych sąsiadów:
.
Dodatkowo model 1−wymiarowy nie wykazuje przemiany fazowej w temperaturze Curie
(temperaturze przejścia między ferromagnetykiem (w niższej temperaturze od TC) a
paramagnetykiem(w wyższej temperaturze od TC)).
... zobacz całą notatkę

Komentarze użytkowników (0)

Zaloguj się, aby dodać komentarz