Wykład Mieszaniny gazowe

Prezentacja na temat: "Wykład Mieszaniny gazowe"— Zapis prezentacji:

1 Wykład 13 9. Mieszaniny gazowe
8.8 Gaz elektronowy 8.9 Gaz fotonowy - promieniowanie termiczne 9. Mieszaniny gazowe 9.1 Prawo Daltona-Gibbsa 9.2 Własności energetyczne mieszanin 10. Termodynamika reakcji chemicznych oraz ich równowaga 10.1 Równowaga chemiczna dla gazów idealnych 10.2 Potencjał chemiczny i równowaga faz Reinhard Kulessa

2 8.8 Gaz elektronowy Do tej pory omawialiśmy własności głównie gazów a pomijaliśmy ciało stałe. Zarówno swobodne elektrony i tzw. gaz elektronowy, czyli elektrony związane w sieci krystalicznej dają swój przyczynek do całkowitej energii ciała stałego, czyli również do CV. Okazuje się jednak, że teoria ciepła właściwego ciał stałych - teoria Debeya nie rozważa w ogóle elektronów, a dobrze oddaje własności doświadczalne. Elektrony więc nie wnoszą nic do ciepła właściwego ciał stałych. Elektrony w metalu nie są w pełni swobodne. Są one związane z atomami. Energia dostępna dla elektronów jest regulowana przez wszystkie atomy ciała. Podstawową regułą rządzącą obsadzaniem stanów energetycznych przez elektrony jest zakaz Pauliego. Reinhard Kulessa

3 Elektrony są fermionami, stosuje się więc do nich statystyka Fermiego-Diraca. Ze względu na to, że rzut spinu elektronu może przyjąć wartości ±1/2, może ich być na każdym stanie energetycznym najwyżej dwa. Ponieważ zasada nieoznaczoności jest nadal ważna, możemy wyliczyć degenerację jako: (8.45) Ponieważ układ fermionów jakimi są elektrony stanowi wielki układ kanoniczny, a to oznacza, że stan kwantowy stanowi jeden z podukładów. Możemy więc rozkład Fermiego-Diraca napisać jako: Reinhard Kulessa

4 Równanie to przedstawia rozkład Fermiego.
(8.46) Wiedząc, że liczba elektronów w każdym stanie kwantowym może być tylko 1 otrzymujemy: (8.47) Równanie to przedstawia rozkład Fermiego. Załóżmy, że dla elektronów w ciele stałym jest dostępna duża liczba poziomów energetycznych, tak, że widmo energetyczne jest prawie ciągłe, wtedy możemy napisać Reinhard Kulessa

5 Całkując po objętości mamy:
(8.48) Całkując po objętości mamy: (8.49) Jak wygląda rozkład Fermiego?. Reinhard Kulessa

6 Funkcja po prawej stronie równania (8.47) nazywa się funkcją Fermiego.
Dla T=0 wszystkie poziomy do i = 0 są obsadzone. Poziom o energii 0 = F nazywamy poziomem Fermiego. Poniżej i powyżej poziomu Fermiego, stany też są obsadzane, lecz nie w stu procentach. Funkcja po prawej stronie równania (8.47) nazywa się funkcją Fermiego. Jak policzyć energię poziomu Fermiego? Zakładamy, że energia elektronów jest dana przez energię kinetyczną. (8.50) Dla temperatury T=0 F jest maksymalną energią obsadzaną przez elektrony, odpowiada jej więc maksymalny pęd. Reinhard Kulessa

7 mnożymy ich gęstość przez objętość przestrzeni pędowej aż do pmax..
(8.51) Liczba elektronów na jednostkę objętości przestrzeni pędowej jest dana przez równanie (8.49). Dla T=0, . Gęstość ta jest stała w rozważanym przedziale przestrzeni pędowej. Aby otrzymać całkowitą liczbę elektronów mnożymy ich gęstość przez objętość przestrzeni pędowej aż do pmax.. . Otrzymujemy więc: Reinhard Kulessa

8 Dla temperatur powyżej 0 K
(8.52) Dla temperatur powyżej 0 K (8.53) Jeśli założymy, że wszystkie kierunki elektronów są równouprawnione, to gęstość liczbowa elektronów jest jednorodna w cienkiej powłoce sferycznej przestrzeni prędkości 4v2 dv. Z równania (8.49) mamy: Reinhard Kulessa

9 Na rozkład prędkości elektronów otrzymujemy więc wyrażenie;
(8.54) Na rozkład prędkości elektronów otrzymujemy więc wyrażenie; (8.55) , a na rozkład energii (8.56) Rozkład prędkości i rozkład energii gazu elektronowego wyglądają następująco: Reinhard Kulessa

10 Średnia energia elektronów dla T=0 jest równa;
0  dNv/dv dN/d Dla T = 0 . (8.57) Średnia energia elektronów dla T=0 jest równa; Reinhard Kulessa

11 Dla temperatur wyższych od zera
. (8.58) Dla temperatur wyższych od zera . (8.59) Używając dla tego przypadku wyrażenia (8.53) mamy; (8.60) gdzie 0 = F Energia wewnętrzna jest równa ; Reinhard Kulessa

12 Na molowe ciepło właściwe otrzymuje się wartość;
. (8.61) Na molowe ciepło właściwe otrzymuje się wartość; (8.62) . Dla jednoatomowego gazu idealnego mamy; . Podobnie zachowują się układy zbudowane z fermionów takie jak np. biały karzeł, gwiazda neutronowa, czy jądro atomowe. Reinhard Kulessa

13 8.9 Gaz fotonowy - promieniowanie termiczne
Rozważmy promieniowanie elektromagnetyczne, które znajduje się w izolowanym zbiorniku w równowadze termicznej (U=const). Ścianki zbiornika mają temperaturę T, a objętość zbiornika jest równa V. Układ taki można nazwać gazem fotonowym, jeśli składa się on z kwantów o energiach i pędach (8.63) Fotony okupują różne stany kwantowe, ich liczba jednak nie jest stała. Ponieważ fotony są nierozróżnialne i nie ma ograniczenia na liczbę dostępnych stanów kwantowych, można do nich zastosować model Bosego-Einsteina Pamiętamy, że liczba stanów w tym modelu była dana przez równanie (5.13); Reinhard Kulessa

14 Formułując warunek na maksimum
. Formułując warunek na maksimum , otrzymujemy; . (8.64) Pamiętajmy, że Nconst. czyli liczba fotonów ciągle może się zmieniać.Jeśli ściany mają temperaturę T i zawiera się w nich objętość V, to liczbę dozwolonych stanów kwantowych na poziomie i możemy policzyć dzieląc element objętości przestrzeni fazowej mającej tą energię przez h3 najmniejszą rozróżnialną objętość przestrzeni fazowej. Reinhard Kulessa

15 Liczba stanów kwantowych w objętości V będzie równa :
Zgodnie z relacją nieoznaczoności, możemy tylko powiedzieć, że foton znajduje się w objętości V, lecz nie możemy podać jego współrzędnych kartezjańskich. Zgodnie z relacjami (8.63), element przestrzeni fazowej będzie miał objętość Liczba stanów kwantowych w objętości V będzie równa : . (8.65) Fotony mogą mieć dwa stany polaryzacji kołowej, trzeba więc tą liczbę pomnożyć przez dwa. Z równań (8.64) i (8.85) otrzymujemy: Reinhard Kulessa

16 Zgodnie z wzorem (8.63), , oraz
(8.66) Ni jest liczbą fotonów w objętości V mających pędy między pi a pi + dpi Zgodnie z wzorem (8.63), , oraz , . (8.67) Liczba fotonów na jednostkę objętości i częstości wyrazi się jako: Reinhard Kulessa

17 . (8.68) W powyższym równaniu założyliśmy ciągłe widmo częstości. Ze względu na to, że energia każdego fotonu jest hν, więc energia na jednostkę objętości i częstości wynosi: (8.69) , lub wiedząc, że  =c/, d = -c/5 energia na jednostkę objętości i długości fali wynosi: (8.70) . Reinhard Kulessa

18 Jest to tzw. prawo Plancka promieniowania ciała doskonale czarnego.
Można pokazać, że energia transmitowana w postaci fal elektromagnetycznych z powierzchni naszego układu na jednostkę powierzchni i jednostkę długości fali wynosi: , tak, że . (8.71) Jest to tzw. prawo Plancka promieniowania ciała doskonale czarnego. Reinhard Kulessa

19 Prawo Wiena Reinhard Kulessa

20 Całkowanie równania (8.71) po wszystkich długościach fali daje
Prawo Wiena określa położenie maksymalnej wartości wypromieniowywanej energii. (8.72) Całkowanie równania (8.71) po wszystkich długościach fali daje (8.73) gdzie , c1 i c2 są stałymi zdefiniowanymi następująco: Reinhard Kulessa

21 Mocą promieniowania ciała o powierzchni F nazywamy:
. Mocą promieniowania ciała o powierzchni F nazywamy: . (8.74) Zdolność absorbcyjna ciała jest zdefiniowana jako: A = (absorbowana moc powierzchniowa)/( padająca moc powierzchniowa) Dla ciała doskonale czarnego A=1. Prawo Kirchoffa mówi, że stosunek całkowitej zdolności emisyjnej E do całkowitej zdolności absorbcyjnej A nie zależy od natury ciała, a zależy tylko od temperatury. (8.75) . Reinhard Kulessa

22 9. Mieszaniny gazowe W wielu zastosowaniach termodynamiki nie wystarczy tak jak dotychczas zajmować się substancjami, dla opisania których potrzebne są tylko dwa niezależne parametry. Będziemy się teraz zajmowali mieszaninami gazów, oraz mieszaninami gazów i par. 9.1 Prawo Daltona-Gibbsa Rozważmy podstawowe definicje dla mieszaniny gazów idealnych. (9.1) Jeśli ni jest liczbą moli i-tej składowej a n ogólną liczbą moli, to oznacza ułamek molowy. Reinhard Kulessa

23 Jeśli Mi oznacza masę molekularną i-tej składowej, to
Wiadomo, że Jeśli Mi oznacza masę molekularną i-tej składowej, to (9.2) Z równań (9.1) i (9.2) mamy . (9.3) Masa molowa odpowiedniej mieszaniny gazów podana jest jako . Stała gazowa dla danej mieszaniny da się napisać jako Reinhard Kulessa

24 Ciśnienie cząstkowe i-tej składowej mieszaniny jest dane jako
. (9.4) Prawo Daltona-Gibbsa mówi, że dla gazu idealnego każda składowa mieszaniny zachowuje się tak jakby istniała w temperaturze mieszaniny i zajmowała całą objętość mieszaniny. Ciśnienie cząstkowe i-tej składowej mieszaniny jest dane jako (9.5) , a ciśnienie całkowite (9.6) . Reinhard Kulessa

25 Jest to prawo Amegat-Leduc'a o dodawaniu objętości.
Również . Jeśli gaz rozdzielimy na składowe i umieścimy każda składową w naczyniu zamkniętym o ciśnieniu i temperaturze mieszaniny czyli T i P, to z kolei; . (9.8) Jest to prawo Amegat-Leduc'a o dodawaniu objętości. Reinhard Kulessa

26 9.2 Własności energetyczne mieszanin
(9.9) Pamiętając, że: Mamy; , Reinhard Kulessa

27 czyli dla ciepeł właściwych mieszaniny gazów uzyskujemy
. (9.10) Zależności te są stosowane przykładowo w procesach związanych z wilgotnością powietrza, czy też w procesach związanych z klimatem. Reinhard Kulessa

28 10. Termodynamika reakcji chemicznych oraz ich równowaga
Przykładem reakcji chemicznych jest reakcja spalania. lub . Liczby przed symbolami chemicznymi oznaczają współczynniki stechiometryczne. Reakcję chemiczną możemy ogólnie przedstawić jako czyli Reinhard Kulessa

29 1. dla reakcji w stałej objętości
(10.1) Aj oznaczają materiały chemiczne, a j współczynniki stechiometryczne. Ciepło reakcji definiujemy następująco 1. dla reakcji w stałej objętości 2. dla reakcji pod stałym ciśnieniem . Indeksy P i R oznaczają odpowiednio produkty reakcji i reagenty. Reinhard Kulessa

30 10.1 Równowaga chemiczna dla gazów idealnych
Rozważmy następującą reakcję dla gazów idealnych. (10.3) Z lewej strony tego równania mamy reagenty a z prawej produkty reakcji. Reakcje chemiczne zwykle opisuje się przez funkcję Gibbsa . Dla warunków równowagi . (10.4) Istotnym w przebiegu reakcji chemicznych jest tzw. Prawo działania mas (Guldberga i Waage’go) Reinhard Kulessa

31 , (10.5) gdzie Kp – stała równowagi reakcji chemicznej wyraża prawo równowagi chemicznej. (i oznaczają liczbę moli). Z kolei G0 oznacza zmianę energii swobodnej reakcji w odniesieniu do stanu normalnego. Ze składu mieszaniny reagującej w stanie równowagi, możemy używając równania van't Hoffa określić zmianę entalpii, . (10.6) Reinhard Kulessa

32 10.2 Potencjał chemiczny i równowaga faz
Rozważmy jednorodną mieszaninę różnych składników, których skład może zmieniać się z temperaturą. Dla i składników energia wewnętrzna wyrazi się jako: . (10.7) Różniczka zupełna tego wyrażenia jest dana wzorem (10.8) Dla mieszaniny pojedynczego składnika dni = 0 i wtedy Reinhard Kulessa

33 Równanie (10.8) można więc napisać jako:
gdzie (10.9) . Trzeci składnik w równaniu (10.8) jest zdefiniowany jako potencjał chemiczny i. (10.10) Równanie (10.8) można więc napisać jako: . (10.11) Reinhard Kulessa

34 otrzymujemy dla funkcji Gibbsa
Analogicznie do tego równania można znaleźć relacje dla funkcji Gibbsa. (10.12) Mając (10.13) , otrzymujemy dla funkcji Gibbsa Reinhard Kulessa

35 oraz dla entalpii i funkcji Helmholza
(10.14) , oraz dla entalpii i funkcji Helmholza (10.15) . Równania te można porównać z równaniami 8.10 i 8.11.Jeśli mamy mieszaninę o C składnikach i P fazach, to liczbę stopni swobody F takiego układu określa reguła faz Gibbsa. (10.16) Reinhard Kulessa