§ 5. Термодинамические функции идеальных одноатомных газов
Энергия атома |
есть е = е0 + snoCT - f еэ л , статистическая |
сумма |
атома имеет вид |
|
|
Q—e |
kT QnocT Свнутр= ^ kT СпостаСэл> |
(IX.63) |
где а — фактор спинового вырождения, связанный со спином ядра s зависимостью а = 2s + 1. Свободная энергия одноатомного идеаль ного газа определится формулой
F = Е0 — NkT l n - ^ p — NkT — NkT In (*Q3 J 1 ) |
(IX.64) |
(второй и третий члены правой части — -/^юст. четвертый член—^Внутр)- Запишем выражения для термодинамических функций в том случае, когда выполняется неравенство (IX.57) и, следовательно, справедлива формула (IX.58) (при этом QBHyTp = ар0 .) Подстановка выражения (IX.49) для Qn 0 C T и значения Q3JI = р 0 в формулу (IX.64) дает
|
(27ш/гГ)3 /' V |
NkT. |
( I X . 65) |
F =£0 — NkTln П Uа ро |
haN |
|
Д ля термодинамического потенциала |
Гиббса получим |
|
G = F + NkT = E0 |
— NkT In |
(ÏT.mkT)'!' V ' |
|
L |
|
|
|
|
|
|
|
|
|
(2-m)a / 2 |
(kT)"! • . |
(IX.66) |
|
|
h3p |
|
|
|
Энтропия одноатомного газа |
есть |
|
|
|
|
+ •^внутр — ^пост |
|
|
|
|
|
+ JVftln(a р„). |
(IX.67) |
где величина Sn 0 C T может быгь |
рассчитана |
по формулам |
(IX.53) — |
(IX.55). Средняя энергия газа |
|
|
|
|
Ё~ = Е0 + £ п о с т = Е0 |
+ - j |
NkT |
|
(IX.68) |
и теплоемкость |
|
|
|
|
|
|
C v = ~ Y N k |
|
' |
(IX.69) |
определяются лишь вкладом от поступательного движения молекул
[если, отметим еще раз, справедливо |
выражение |
(IX.58)]; |
H = £ + NkT = Я 0 + |
— NkT. |
(IX.70) |
Химический потенциал газа определим как функцию давления:
* Выражение для химического потенциала идеального одноатомного газа, записанное в несколько иной фэрме, было уже получено ранее, при обсуждении пределов применимости классической статистики [формула (VIII.28)].
Зависимость химического потенциала от индивидуальных характе ристик молекулы (т, р 0 , а) и от термодинамических параметров Тир может быть записана в форме
— In |
яро |
|
h» |
• — In T -f \np. |
(IX. 72)* |
ИТ |
|
|
|
|
Величину |
|
|
|
|
|
/ = |
in |
Po |
|
h3 |
|
|
|
|
|
|
зависящую только от массы молекулы m и вырождения основного электронного состояния р0 , называют химической постоянной одно атомного газа. Вместо (IX.72) получаем формулу
- ^ |
= - / - |
- ІпГ + K l n p - l n c . |
(IX . 73) |
Выведенные соотношения |
показывают, что для расчета |
термоди |
намических функций |
идеальных одноатомных газов при |
заданных |
Т и р (или Т и V) достаточно знать массу молекулы m (молекулярный вес М), спин ядер s (а = 2s + 1), энергетические уровни электронных состояний молекулы и их вырождение. Часто оказывается достаточ ным знать лишь кратность вырождения основного электронного уровня р 0 [при выполнении условия (IX.57)], и тогда расчет термоди намических функций может быть проведен по формулам (IX.65)— (IX.73). Все указанные выше молекулярные характеристики опре
деляют |
экспериментально весьма точно, |
так что значения |
термоди |
намических |
функций |
одноатомных |
разреженных |
газов, рассчитан |
ные по молекулярным данным с использованием формул |
статисти |
ческой |
термодинамики, |
оказываются |
более |
точными, чем найденные |
|
|
|
|
|
|
|
|
Т а б л и ц а |
5 |
|
Вещество |
|
s0 |
|
|
|
s0 |
|
|
|
|
°298,1S спектр., |
|
298,15 калорим., |
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
кал/град-моль |
|
|
кал/градмоль |
|
|
Ne |
|
|
|
34,96 |
|
|
35,0 + 0,1 |
|
|
Ar |
|
|
|
36,99 |
|
|
36,9 + 0,1 |
|
|
Kr |
|
|
|
39,20 |
|
|
39,0 + 0,3 |
|
|
Хе |
|
|
|
40,54 |
|
|
40,7+0,3 |
|
|
Mg (газ) |
|
|
35,51 |
|
|
35,3 |
|
|
|
N 2 |
|
|
|
45,79 |
|
|
45,9 |
|
|
|
о 2 |
|
|
|
49,03 |
|
|
49,1 |
|
|
|
HCl |
|
|
44,66 |
|
|
44,5 |
|
|
|
H Br |
|
|
47,48 |
|
|
47,6 |
|
|
|
HI |
|
|
|
49,36 |
|
|
49,5 |
|
|
* Логарифмическая |
зависимость р. от давления |
в форме (IX.42) |
является |
общей для всех |
идеальных |
газов, |
не только одноатомных, |
поскольку эта за |
висимость определяется |
наличием |
сомножителя |
V в выражении для Q n 0 C T (ста |
тистическая сумма по внутренним |
состояниям от объема не зависит). |
опытным |
путем — |
посредством |
калориметрических измерений |
(табл.5, |
где значения |
энтропии, |
рассчитанные по молекулярным |
данным, |
обозначены 5 с п е к т р ) . |
|
§ 6. Уровни энергии двухатомных молекул
Внутреннее состояние двухатомной молекулы определено, если задано состояние ее электронной оболочки, а также характеристики вращательного движения молекулы как целого и колебательного движения ядер. Вращение и колебания в первом приближении счи тают не зависящими от электронного состояния молекулы. Простей шей моделью при описании вращательного и колебательного движений
двухатомной молекулы является
Умодель «жесткий ротатор — гармо
|
нический |
осциллятор», |
согласно |
4 |
которой |
независимо рассматрива |
J |
ются вращение |
молекулы как |
жесткого |
ротатора |
и |
колебания |
гядер по гармоническому закону. Классическое описание этой мо
7 |
дели см. гл. IV, § 5. Запишем в |
|
отом же приближении выражение для энергии двухатомной молеку лы, используя квантовомехани-
|
|
|
|
|
|
|
|
ческие |
формулы |
(VII.19), (VII.20) |
|
|
|
|
|
|
|
4 |
и |
(VI 1.22): |
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
3 |
|
|
£ |
= = |
ч + |
І ^ ѵ Г ' 1 |
+ |
|
|
|
|
|
|
|
|
2 |
|
|
|
•/(/ |
+ |
1 ) + А ѵ в + |
е „ |
|
(IX. 74) |
|
|
|
|
|
|
|
1 |
|
Ыг1 |
|
|
|
|
|
|
|
|
|
(нулевую энергию колебаний йѵ/2 |
|
Рис. |
33. |
Схема |
энергетических |
включили в е0 ). Расположение |
|
уровней |
соответствует |
рис. 33. |
|
уровней двухатомной |
молекулы в |
Наиболее далеко отстоят электрон |
|
приближении |
«жесткий ротатор |
|
—гармонический |
осциллятор»: |
ные |
уровни; |
ближе |
расположены |
|
А — основное электронное |
состояние; В — |
уровни |
колебательных |
состояний |
|
первое |
возбужденное; |
о — колебательное |
|
и значительно меньшее расстояние |
|
|
|
|
квантовое |
число |
|
|
|
|
|
|
|
|
между |
уровнями |
вращательной |
|
энергии |
молекул*. |
Каждому |
электронному |
состоянию |
молекулы |
|
отвечает |
набор колебательных |
уровней, |
заданному |
колебательно |
|
му состоянию — набор вращательных |
состояний. |
|
|
|
|
|
* |
Если |
расстояние |
между уровнями |
характеризовать волновым |
числом |
|
о ) = |
=> ч/с = |
As/hc (где с — скорость |
света, X—длина |
волны), то электрон |
|
ным переходам |
будет отвечать величина со порядка десятков тысяч см'1, |
рассто |
|
яния между колебательными уровнями — порядка |
тысячи см-1, |
между |
враща |
тельными — несколько смт1. Переходы между колебательными и вращательны ми уровнями проявляются в инфракрасных спектрах и спектрах комбинацион ного рассеяния.
Модель «жесткий ротатор — гармонический осциллятор», однако, является лишь первым приближением. Хотя эта модель хорошо объясняет основные свойства инфракрасных и комбинационных спек тров, для описания некоторых тонких деталей спектров она недоста точна. Модель не годится для описания энергетических уровней молекулы с высокими квантовыми числами, в особенности состояний, близких к диссоциации (в приближении гармонических колебаний нельзя объяснить и самого явления диссоциации). Поэтому, если при сравнительно низких температурах, когда переходы происходят
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
практически только между состояниями с небольшими |
квантовыми |
числами, |
использование |
модели |
|
|
|
|
|
|
|
|
«жесткий |
ротатор |
— |
гармони |
|
|
|
|
|
|
|
|
ческий |
осциллятор» допустимо, |
|
|
|
|
|
|
|
|
то |
при |
высоких |
температурах |
|
|
|
|
|
|
|
|
необходимо пользоваться |
более |
|
|
|
|
|
|
|
|
строгими |
приближениями. |
|
|
|
|
|
|
|
|
|
Улучшение |
модели |
требует, |
|
|
|
|
|
|
|
|
прежде |
всего, |
учета |
ангармо |
|
|
|
|
|
|
|
|
ничности |
колебаний. |
Согласно |
|
|
|
|
|
|
|
|
опыту |
характер |
зависимости |
|
|
|
|
|
|
|
|
и (г) для |
двухатомной |
молеку |
|
|
|
|
|
|
|
|
лы |
в |
заданном |
электронном |
1 |
ге |
г |
|
3 |
|
|
4г,А* |
состоянии |
имеет |
вид, |
пред |
|
|
|
ставленный на рис. 34 (/). Значи |
Рис. 34. |
Потенциальная |
кривая |
и(г) |
тельные расстояния г между яд |
двухатомной |
молекулы: |
|
|
рами отвечают |
диссоциации мо |
/ — экспериментальная |
кривая |
для |
молеку- |
лекул на атомы, которые следу |
лы HCl в |
основном |
электронном состоянии; |
2 — параболическая |
|
зависимость. |
соответ |
ет рассматривать уже |
как нес |
ствую цая гармон іческому приближен ію; 3 — |
зависимость, описываемая уравнением (IX.76) |
вязанные. |
При |
г = оо энергия |
|
(кубическая |
парабола) |
|
|
взаимодействия |
атомов |
равна |
|
|
|
|
|
|
|
|
нулю. |
Разность |
между |
потенциальной |
энергией |
молекулы |
при |
г — со и г = ге, |
где ге |
— расстояние между ядрами, |
соответствующее |
минимуму потенциальной энергии, обозначают De и называют иногда энергией диссоциации молекулы. Однако, поскольку молекула всегда обладает колебательной энергией, для разрыва молекулы на атомы
достаточна энергия, меньшая |
De, и энергию диссоциации чаще |
опре |
деляют как величину |
|
|
D 0 |
= D , - e K O J I ( 0 ) . |
(IX.75) |
Разность колебательных энергий кгкол(ѵ) = гко1 (и)—з< 0 1 (и—1)с |
ростом |
квантового числа ѵ уменьшается; колебательные уровни сходятся к определенной границе, называемой диссоциационным пределом дан ного электронного состояния. Общее число уровней колебательной энергии для всех исследованных электронных состояний конечно (согласно теоретическим расчетам только молекулы с чисто ионной связью могут обладать бесконечным числом колебательных уровней).
Как видно из рис. 34, парабола, соответствующая гармоническому приближению, хорошо передает зависимость и (г) только вблизи дна потенциальной ямы, при значениях г, близких к ге. Лучшим прибли-