Tilastollinen termodynamiikka

Tilastollisessa termodynamiikassa molekyylien dynaamisten ominaisuuksien tarkastelu mikroskooppisella tasolla voidaan suhteuttaa makroskooppisella tasolla olevan suuren molekyylijoukon termodynaamisiin ominaisuuksiin. Tämä sovellus on seuraus siitä, että kemiallisissa yhdisteessä on erittäin suuri määrä erilaisia energiatiloja, jotka voivat miehittyä kemiallisessa reaktiossa tai lämpötilan tai valon toimesta. Klassinen termodynamiikka oli kehitetty ennenkuin aineen atomirakenne tunnettiin, joten se ei perustunut atomi- tai molekyylimalleihin vaan aineen makroskooppisiin ominaisuuksiin. Atomi- ja molekyyliteorioiden tunteminen mahdollisti toisen tieteellisen lähestymistavan: Tilastollinen termodynamiikka, joka pyrkii selvittämään ainemäärien ominaisuudet ja termodynaamiset funktiot molekyylien ominaisuuksista ja keskinäisistä vuorovaikutuksista lähtien, on sovellettu klassisesta eli Boltzmannin tilastollisesta mekaniikasta. Tilastollisessa termodynamiikassa käytetään molekulaarisia jakaumafunktioita ja Boltzmannin jakaumaa termodynaamisten suureiden laskemiseen. ==Lähtökohta teorialle== Tilastollisen termodynamiikan perusta on kineettisessä kaasuteoriassa, kaasumolekyylien nopeusjakaumassa ja molekyylin mikrotilojen ja entropian keskinäisessä riippuvuudessa. Teorian vankka perusta nojaa Ludwig Boltzmannin ja James Maxwellin tutkimuksiin, ja myöhemmin Josiah Gibbsin työhön, jossa hän tarkasteli klassisen termodynamiikan pääsääntöjä molekyylin energiatilojen tilastollisista ominaisuuksista lähtien. Tilastollisessa termodynamiikassa tarkastellaan yhdelmää, jonka muodostaa N-kappaletta toisistaan erotettavissa olevia yksiköitä tai järjestelmiä (so. hiukkasia, molekyylejä,...), joita on tyypillisesti Avogadron vakion suuruusluokan verran. Näiden hiukkasten 6N paikka- ja liikemääräkomponenttia määräävät järjestelmän tilan ja myöhemmän kehityksen. Nämä 6N lukua ajatellaan olevan 6N-ulotteisen faasiavaruudenA yhden pisteen koordinaatteja, joten järjestelmää vastaa yksi faasiavaruuden piste ja sen liike ajan funktiona. Tämä dynaaminen tila on otettu järjestelmän mikrotilaksiB. Lisäksi lähtökohtana teoriassa on ottaa tämän järjestelmän kanssa samankaltaisia muita järjestelmiä, jotka yhdessä muodostavat yhdelmän. Tilastollisessa termodynamiikassa Gibbsin mukaan tutkittavaa järjestelmää luonnehtivat tiettyjen suureiden aikakeskiarvot, jolloin yhden molekyylin (hiukkasen) nopeuden aikakeskiarvo isotrooppisessa kaasussa on sama kaikille muille molekyyleille. Jos järjestelmä on termodynaamisessa tasapainotilassa, voidaan sitä ilmaista tilastollisella joukolla. Näitä joukkoja ts. yhdelmiä on tavallisesti kolme erilaista riippuen minkälainen tasapainotila on kyseessä.s. 754s. 353 ==Energia== Lähtökohtana on hiukkasjoukon tarkastelu kanonisena yhdelmänä (engl. canonical ensemble), joka on tilastollinen yhdelmä. Se koostuu täysin samanlaisista toisistaan erotettavista järjestelmistä ts. mikrotiloista,C joilla tilavuus V, lämpötila T ja hiukkasmäärä N pidetään vakioina.D Ympäristönsä kanssa termodynaamisessa tasapainotilassa järjestelmiä kuvaavien suureiden aikakeskiarvot ovat samat kuin suureiden joukkokeskiarvot (engl. ensemble average) yhdelmässä. Kanonisessa yhdelmässä järjestelmät ovat samassa lämpötilassa ja järjestelmillä on eri energiat, mutta yhdelmän kokonaisenergia (so. kokonaisenergian odotusarvo) E on vakio. Energia voi siirtyä hetkittäin järjestelmän ja ympäristön välillä, koska järjestelmä on ikäänkuin lämpökylvyssä ympäristönsä kanssa. Järjestelmän on tällöin vakioisessa lämpötilassa, jolloin erisuuruisissa energioissa olevien mikrotilojen jakauma on Boltzmannin jakauman mukainen. Todennäköisyys löytää energian \varepsilon_i omaava järjestelmä kanonisesta yhdelmästä noudattaa Boltzmannin jakaumaa: ::(1)\qquad \mathbb{P}_i\,=\,\frac{W}{\mathbb{Q}}\cdot \exp\Bigg(-\frac{E_i}{k_B T}\Bigg) Tässä W = energialla \varepsilon_i olevien mikrotilojen määrä, k_B = Boltzmannin vakio, T = absoluuttinen lämpötila ja \mathbb{Q} on kanoninen jakaumafunktio, joka on määritelty (vrt. Boltzmannin jakauma, yht.(9)): \mathbb{Q} = \sum_{i} \exp\Bigg(-\frac{E_i}{k_B T}\Bigg). Yhtälössä (1) on kaksi vastakkaista funktioiden eksponentiaalista käyttäytymistä energian funktiona: W:lla positiivinen ja \exp\Bigg(\frac{-\varepsilon_i}{k_B T}\Bigg):lla negatiivinen, joten näiden tulo on energiatilan todennäköisyysjakauma, jonka maksimi on energian odotusarvolla. Tämä tarkoittaa sitä, että lähes kaikilla järjestelmillä kanonisessa yhdelmässä on lähes sama energian odotusarvoa vastaava keskimääräinen energia, joten järjestelmän termodynaamisten ominaisuuksien voidaan ajatella vastaavan yhdelmän termodynaamisia ominaisuuksia. Tämän mahdollistamiseksi todetaan: \mathbb{Q}=Q^N, eli kanoninen jakaumafunktion on järjestelmien jakaumafunktioiden (so. molekulaaristen jakaumafunktioiden) tulo (kun hiukkaset ovat erotettavissa toisistaan). Lisäksi järjestelmän energia odotusarvo on yhdelmän kokonaisenergia jaettuna järjestelmien lukumäärällä N: ::(2)\qquad\left \langle \varepsilon \right \rangle\,=\,\frac{E}{N}\,=\,\frac{1}{N}\sum_i \varepsilon_i n_i\,=\,\sum_i \varepsilon_i\,\frac{n_i}{N} Tässä \varepsilon_i = tilan i energia ja n_i miehityslukumäärä tilalla. Näiden degeneroitumattomien energiatilojen joukko noudattaa Boltzmannin jakaumaa seuraavasti: ::(3)\qquad\frac{n_i}{N}\,=\,\frac{1}{Q}\cdot \exp\Bigg(\frac{-\varepsilon_i}{k_B T}\Bigg)\,=\,\frac{1}{Q}\cdot e^{-\beta\,\varepsilon_i} Tässä Q=\sum_i e^{-\beta\,\varepsilon_i} on järjestelmän molekulaarinen jakaumafunktio ja \beta = (k_B\,T)^{-1}. Sijoittamalla yhtälö (3) yhtälöön (2) saadaan järjestelmän energian odotusarvolle yhtälö (4). ::(4)\qquad\left \langle \varepsilon \right \rangle\,=\,\frac{1}{Q}\sum_i \varepsilon_i\,e^{-\beta\,\varepsilon_i} Yhtälössä (4) summalauseke on sama kuin -\frac{dQ}{d\beta} ja lisäksi \frac{d\beta}{dT}=-\frac{1}{k_B\,T^2}, niin yhdelmän kokonaisenergiaksi saadaan: ::(5)\qquad E\,=\,N\left \langle \varepsilon \right \rangle \,=\,-\frac{N}{Q}\Bigg(\frac{dQ}{d\beta}\Bigg)\,=\,N\,k_B\,T^2 \Bigg(\frac{d\ln\,Q}{dT}\Bigg) Tästä on todettavissa, että energia suurenee lämpötilan noustessa, koska mikroskooppisella tasolla yhä korkeammat energiatilat voivat miehittyä (ks. Boltzmannin jakaumassa yhtälö (8)). Yhtälön (5) energia on kanonisessa yhdelmässä sisäenergiaa, koska tilavuustyötä ei tehdä vakiotilavuudessa. Täten termodynamiikan ensimmäisen pääsäännön mukaan sisäenergian muutos vastaa lämpöenergiaa q_v. Tämän lisäksi pitää mahdollistaa se, että järjestelmät (siis hiukkaset tai mikrotilat) eivät ole erotettavissa toisistaan, jolloin kanoninen jakaumafunktiossa pitää huomioida permutaation vaikutus: \mathbb{Q}=\frac{Q^N}{N!}. Ottamalla tästä puolittain luonnollinen logaritmi saadaan yhtälö (6): ::(6)\qquad\frac{d\ln\,\mathbb{Q}}{d\beta}\,=\,N\frac{d\ln\,Q}{d\beta} Yhtälön (6) loppuosa on sama kuin kanonisen yhdelmän kokonaisenergia, joten kokonaissisäenergiaksi voidaan kirjoittaa: Sisäenergia {{d\beta} \Bigg)_V \,\,\\! }}} ===Energia ja vapausasteet=== Molekulaarinen kokonaisjakaumafunktio, joka on siis funktio kokonaissisäenergiasta, voidaan jakaa edelleen eri energeettisille vapausasteille jos oletetaan näiden olevan toisiinsa kytkeytymättömiä. Tällöin \mathbb{Q}=Q_t Q_r Q_v Q_e (ks. Molekulaarinen jakaumafunktio), jossa alaviitteet tarkoittavat vapausasteen translaatio-, rotaatio-, vibraatio-, ja elektronista osaa. Vastaavasti kokonaissisäenergia on jaettavissa erillisiksi energiavapausasteiksi: U=U_t+U_r+U_v+U_e.E Tässä on todettavissa makroskooppisen tason kytkeytyminen mikroskooppiseen tasoon. ===Translaation osuus sisäenergiassa=== Yhtälöstä (5) ja sisäenergian eri vapausasteista on pääteltävissä, että translaation osuus on ::(8)\qquad U_t\,=\,-\frac{N}{Q_t}\Bigg(\frac{dQ_t}{d\beta}\Bigg)_V Tässä Q_t\,=\,\frac{V}{h^3} \Big(2 \pi m \, k_B \, T\Big)^{\frac{3}{2}}=\frac{V}{\Lambda^3}(ks. translaatiojakaumafunktion johtaminen), joten \Lambda^3\,=\,\Bigg(\frac{h^2 \beta}{2 \pi m}\Bigg)^{3/2}. Yhtälöstä (8) saadaan sijoittamalla ja osittaisderivoimalla \beta:n suhteen sisäenergian translaatio-osuudeksi yhtälö (9). translaation osuus sisäenergiasta (9)\qquad U_t\,=\,\frac{3}{2}N k_B T\,=\,\frac{3}{2}n R T \,\,\\! Tämä on sama kuin yksiatomisen ideaalikaasun sisäenergia johdettuna termodynaamisesta lähtökohdasta. ===Rotaation osuus sisäenergiassa=== Otettaessa lähtökohdaksi jäykkä lineaarinen kaksiatominen pyörijä, on rotaatiojakaumafunktio Q_r = \frac{8 \pi^2 I k_B T}{h^2 \sigma}\,=\,(\sigma \beta h c \Rho)^{-1} ja rotaation osuus sisäenergiasta on ::(10)\qquad U_r\,=\,-\frac{N}{Q_r}\Bigg(\frac{dQ_r}{d\beta}\Bigg)_V Yhtälöstä (10) saadaan sijoittamalla ja osittaisderivoimalla sisäenergian rotaatio-osuudeksi yhtälö (11). rotaation osuus sisäenergiasta (11)\qquad U_r\,=\,N k_B T\,=\,n R T \,\,\\! Tämä yhtälö edellyttää, että rotaatiolämpötilas. 335 \Theta_r=\frac{h c \Rho}{k_B} \ll k_B T. Tällöin suuri joukko rotaatiotiloja voi olla miehitettyinä. Korkeissa lämpötiloissa rotaation osuus sisäenergiasta voidaan yksinkertaistaa olevan \frac{1}{2}k_B T jokaista rotaatiovapausastetta kohden energian tasanjakautumisen periaatteen mukaisesti, jolloin yleisesti lineaariselle yhdisteelle (molekyylille) pätee: U_r=nRT ja haarautuneelle yhdisteelle pätee:U_r=\frac{3}{2}nRT ===Vibraation osuus sisäenergiassa=== Molekyylin peräkkäisten vibraatioenergiatasojen energiaero on paljon suurempi kuin verrattaessa vastaavaan rotaatioenergiatasoihin tai translaatioenergiatasoihin. Tämän vuoksi käytettäessä harmonisen värähtelijän mallia, pitää vibraatiojakaumafunktio ilmaista Q_v\,=\,\Big(1- e^{- \frac{h u}{k_B T}}\Big)^{-1}\,=\,\Big(1- e^{- \beta h c \tilde{v}}\Big)^{-1} (ks. vibraatiojakaumafunktion johtaminen). Vibraation osuus sisäenergiasta on todettavissa yhtälöstä (12). ::(12)\qquad U_v\,=\,-\frac{N}{Q_v}\Bigg(\frac{dQ_v}{d\beta}\Bigg)_V\,=\,\frac{N h c \tilde{v}}{e^{\beta h c \tilde{v}}-1} Yhtälön (12) lopusta on todettavissa, että lähellä absoluuttista nollapistettä (0 K), vibraation sisäenergian osuus on olematon, koska tällöin k_B T \ll h c \tilde{v} eikä terminen energia (sisäenergia) riitä aikaansaamaan edes ensimmäisen virittyneen tilan vibraatioenergiatason miehittymistä. Sitä vastoin lämpötilan ollessa yli 1000 Kelvin-astetta, sisäenergian vibraation osuus käyttäytyy kuten rotaatio- ja translaatio-osuus. Sovellettaessa yhtälön (12) loppuosan nimittäjässä olevan eksponenttiosaan sarjakehitelmää e^x = 1+x+\frac{x^2}{2!}+..., jossa x = \beta h c \tilde{v}=\frac{h c \tilde{v}}{k_B T}, kahdella ensimmäisellä termillä sisäenergialle voidaan yksinkertaistaa yhtälö (13). ::(13)\qquad U_v\,=\,-\frac{N h c \tilde{v}}{e^{\beta h c \tilde{v}}-1}\,=\,-\frac{N h c \tilde{v}}{1+\beta h c \tilde{v}-1}\,=\,\frac{N}{\beta} Sisäenergian vibraatio-osuus riittävän korkeissa lämpötiloissa on todettavissa yhtälössä (14). vibraation osuus sisäenergiasta (14)\qquad U_v\,=\,N k_B T\,=\,n R T \,\,\\! Tämä vastaa siis yhtä vibraatiovapausastetta. Vibraation kokonaisvaikutukseen on summattava kaikki kysymykseen tulevat vibraatiovapausasteet. Yhtälön (14) käytännön soveltuvuutta voidaan tarkastella vibraatiolämpötilallas. 341 \Theta_v=\frac{h c \tilde{v}}{k_B}. Riittävän korkea lämpötila yhtälön (14) käyttämiseksi on kun T \ge 10 \Theta_v ===Elektroninen osuus sisäenergiassa=== Peräkkäisten elektronisten energiatasojen suuri energiaero verrattuna arvoon k_B T yksinkertaistaa elektronisen jakaumafunktion vastaavan (molekyylin) perustilan degeneraatiota. Tämä on vakioarvo, jonka derivaatta \beta:n suhteen on nolla. Täten U_e = 0. ===Kokonaisvaikutus sisäenergiassa=== Ottamalla huomioon U=U_t+U_r+U_v+U_e, saadaan kokonaisvaikutukseksi ::(15)\qquad U\,=\,\frac{5}{2}N k_B T + \frac{Nhc\tilde{v}}{e^{\beta h c \tilde{v}}-1} ==Lämpökapasiteetti== Termodynaamisessa määritelmässä lämpökapasiteetti vakiotilavuudessa on ::(16)\qquad C_v\,=\,\Bigg (\frac{\partial U}{\partial T}\Bigg )_V\,=\,-k_B\,\beta^2\Bigg(\frac{\partial U}{\partial \beta}\Bigg )_V Lämpökapasiteetti, joka riippuu sisäenergiasta, koostuu myös sisäenergian tavoin eri vapausasteista. Lämpötilan vaikutus lämpökapasiteettiin on poikkeuksellinen: C_v:n arvo hyvin matalissa lämpötiloissa on nolla, lämpötilan noustessa saavuttaa se suurimman arvonsa ja lopulta korkeissa lämpötiloissa se pienenee suuresti. Lämpökapasiteetti on mitta järjestelmälle absorboida energiaa ympäristöstä. Tätä voidaan tarkastella molekyylin virittymisenä: matalissa lämpötiloissa ei ole riittävästi energiaa molekyylin virittymiseen ja toisaalta korkeissa lämpötiloissa molekyylin perus- ja viritystila on jo täysin virittynyt raja-arvoon 0,5 (ks. Boltzmannin jakauma) eikä molekyyli voi absorboida lisää energiaa. ===Translaation osuus lämpökapasiteetissa=== Translaatioenergiatasojen välinen energiaero on olematon, joten ideaalikaasulle translaation osuus lämpökapasiteetista lämpötilan funktiona on translaation osuus lämpökapasiteetista (17)\qquad \Big(C_v\Big)_t\,=\,\Bigg(\frac{dU_t}{dT}\Bigg)_V = \frac{3}{2}N\,k_B \,\,\\! Yhtälöstä (17) on todettavissa, että translaation osuus lämpökapasiteetista on vakio eri lämpötiloissa. ===Rotaation osuus lämpökapasiteetissa=== Oletettaessa, että rotaatioenergiatasojen välinen ero on pienempi k_B\,T niin korkeissa lämpötiloissa rotaation osuus lämpökapasiteetista eri geometrioilla on lineaarinen ja haarautunut molekyyli (18)\qquad \begin{align}\Big(C_{v}\Big)_{r,lin} &\,=\,N\,k_B\\\\\Big(C_{v}\Big)_{r,haar}&\,=\,\frac{3}{2}N\,k_B \end{align} Yhtälö (18) pätee korkeissa lämpötiloissa. Hyvin alhaisissa lämpötiloissa riittämätön terminen energia ei juuri aiheuta rotaatioenergiatsojen miehittymistä. Näiden lämpötilojen välillä \Big (C_v\Big)_r kasvaa tasaisesti. ===Vibraation osuus lämpökapasiteetissa=== Vibraation osuus lämpökapasiteetista on johdettava yhtälöstä (13) soveltamalla osittaisderivointiin yhtälöä (16): ::(19)\qquad \Big(C_{v}\Big)_{vib}\,=\,\Bigg(\frac{dU_v}{dT}\Bigg)_V\,=\,-N k_B\beta^2 h c \tilde{v}\Bigg[\frac{d}{d\beta}\Big(e^{\beta h c \tilde{v}}-1\Big)^{-1}\Bigg]_V Ratkaisuksi saadaan yhtälö (20): vibraation osuus lämpökapasiteetista (20)\qquad \begin{align}\Big(C_{v}\Big)_{vib} &\,=\,N\,k_B\,\beta^2(hc\tilde{v})^2 \cdot \frac{e^{\beta h c \tilde{v{\Big(e^{\beta h c \tilde{v}}-1 \Big)^2}\\\&\,=\,Nk_B\Bigg(\frac{\Theta_v}{T}\Bigg)^2 \cdot \frac{e^{\frac{\Theta_v}{T}}}{(e^{\frac{\Theta_v}{T}} -1)^2}\,\,\\!\end{align} }}} Tässä \Theta_v on vibraatiolämpötila. Molekyylillä on 3N-6 tai 3N-5 kappaletta vibraatiovapausasteita. Näiden vaikutus lämpökapsiteettiin on suuri ja se riippuu peräkkäisten vibraatioenergiatasojen energiaerosta verrattuna tuloon k_B\,T. Alimpien vibraatioenergiatasojen vaikutus vakioituu jo matalissa lämpötiloissa ja korkeampien energiatasojen vaikutus vakioituu vastaavasti lämpötilan noustessa riittävästi. Lämpötiloissa, joissa k_B\,T \gg hc\tilde{v}, lämpökapasiteetti saavuttaa vakioarvon. Vibraation osuus lämpökapasiteettiin on Nk_B jokaista vibraatiomoodia kohden kuten on odotettavissa energian tasanjakauántumisen periaatteen mukaisesti. ===Elektroninen osuus lämpökapasiteetissa=== Elektronisen vapausasteen jakaumafunktio vastaa molekyylin perustilan degeneraatiota, jonka keskimääräinen energia on nolla. Tämän vuoksi elekroninen osuus lämpökapasiteettiin on myös nolla, joskin elektronisen viritystilan ollessa kyseessä tämä osuus voi olla merkittävä. ===Kokonaisvaikutus lämpökapasiteetissa=== Ottamalla huomioon U=U_t+U_r+U_v+U_e, saadaan kokonaisvaikutukseksi ::(21)\qquad C_v\,=\,\frac{5}{2}Nk_B + Nk_B\beta^2(h c \tilde{v})^2\frac{e^{\frac{\Theta_v}{T}}}{(e^{\frac{\Theta_v}{T}} -1)^2} ==Entropia== Tilastollisessa mekaniikassa järjestelmän pyrkimys siirtyä kohti suurinta entropiaa on seuraus tilastollisuudesta. Boltzmannin jakaumassa järjestelmä saavuttaa tasapainotilan jahka sen energian konfiguraatiolla, jota voidaan merkitä W:lla, on suurin tilastollinen paino. Boltzmannin mukaan entropian ja energian konfiguraation (so. mikrotilojen lukumäärä) välillä on yhteys: S= k_B\,\ln W. Toisin sanoen suurin mahdollinen mikrotilalukumäärä vastaa suurinta mahdollista entropiaa. Energian jakauman todennäköisyys W on ilmaistavissa yhtälöllä (22):s. 303 ::(22)\qquad W(n_1,n_2,n_3,...)\,=\,\frac{N!}{n_1!\,n_2!\,n_3!...}\,=\,\frac{N!}{\prod_{i=1}n_i !} Tässä niiden mikrotilojen lukumäärä, jotka liittyvät järjestelmän energian todennäköisimpään jakaumaan (so. konfiguraatio) ilmaistaan painolla W, N on hiukkaslukumäärä, jolle energia jakaantuu ja n_i on i-energiatilan hiukkaslukumäärä. Entropia voidaan antaa yhtälön (23) mukaan seuraavasti: ::(23)\qquad S\,=\,k_B\,\ln \Bigg(\frac{N!}{\prod_{i=1} n_i !}\Bigg)\,=\,k_B\,\ln N! - k_B\,\ln \prod_{i=1} n_i !\,=\,k_B\, \ln N! -k_B\,\sum_{i}\ln\,n_i! Yhtälö (23) saadaan sievennettyä yhtälöksi (24) käyttämällä Stirlingin approksimaatiota ja määritelmää N=\sum_{i} n_i. ::(24)\qquad S\,=\,-k_B\sum_{i}n_i\, \ln \frac{n_i}{N}\,=\,-k_B\sum_{i}n_i\, \ln\mathbb{P}_i Tässä \mathbb{P}_i on todennäköisyys miehittää i-energiatila Boltzmannin jakauman mukaan. Tämän jakauman mukaan miehittämistodennäköisyys on kirjoitettavissa: \ln\mathbb{P}_i=\ln \Bigg(\frac{e^{-\beta\,\varepsilon_i}}{Q}\Bigg), jossa \beta=(k_B\,T)^{-1} ja Q on i-energiatilan molekulaarinen jakaumafunktio. Entropia voidaan kirjoittaa nyt muotoon: ::(25)\qquad S\,=\,k_B \beta\sum_{i}\,n_i\,\varepsilon_i + k_B\sum_{i}\,n_i\,\ln Q Kokonaisenergia E=\sum_{i} \varepsilon_1, joten entropialle saadaan yhtälö (26): Entropia (26)\qquad S \,=\,\frac{E}{T}\,k_B \ln\mathbb{Q}\,=\,\frac{U}{T}\,k_B \ln\mathbb{Q}\,\,\\! Yhtälössä (26) Energia on korvattu sisäenergialla kuten edellä on tuotu esille. Yhtälössä (7) on sisäenergian riippuvuus kanonisesta jakaumafunktiosta. Sijoittamalla tämä yhtälöön (26) saadaan entropian ja kanonisen jakaumafunktion väliseksi riippuvuudeksi yhtälö (27). Entropia (27)\qquad S \,=\,\Bigg[\frac{d}{dT}(k_B\,T\,\ln\mathbb{Q})\Bigg]_V\,\,\\! ==Helmholtzin energia== Helmholtzin energia on määritelty sisäenergian ja entropian avulla A=U-TS, joten sen riippuvuus kanonisesta molekulaarisesta jakaumafunktiosta on: ::(28)\qquad A \,=\,U - T\Bigg(\frac{U}{T}+\ln\mathbb{Q}\Bigg) Helmholtzin energia (29)\qquad A \,=\,-k_B\,T\ln\mathbb{Q}\,\,\\! ==Entalpia== Entalpia on määritelty sisäenergian avulla H=U-PV. Paine on suhteutettu Helmholtzin energiaan, joten entalpialle saadaan yhtälöstä (7) soveltaen: ::(30)\qquad \begin{align} H &\,=\,\Bigg(\frac{-\partial\ln\mathbb{Q}}{\partial\beta}\Bigg)_V + V\Bigg[\frac{-\partial (-k_B\,T\ln\mathbb{Q})}{\partial V}\Bigg]_T \\\ &\,=\,k_B\,T^2\Bigg(\frac{\partial\ln\mathbb{Q}}{\partial T}\Bigg)_V + V\,k_B\,T\Bigg(\frac{\partial\ln\mathbb{Q}}{\partial V}\Bigg)_T\end{align} Tämä voidaan sieventää muotoon Entalpia {{\partial T}\Bigg)_V+V\,k_B\Bigg(\frac{\partial\ln\mathbb{Q}}{\partial V}\Bigg)_T\Bigg]\,\,\\! }}} ==Gibbsin energia== Gibbsin energia voidaan ilmaista myös Helmholtzin energian avulla G=A+PV. Tilastollisessa termodynamiikassa Gibbsin energialle saadaan: Gibbsin energia {{\partial V}\Bigg)_T\Bigg]\,\,\\! }}} Gibbsin energian riippuvuus molekulaarisesta jakaumafunktiosta konkretisoituu tarkasteltaessa ideaalikaasua. Ideaalikaasun tilanyhtälössä pätee PV=nRT=n k_B\,L\,T=N\,k_B\,T, jossa L on Avogadron vakio. Lähtien vapaaenergioiden riippuvuussuhteesta ja soveltamalla Stirlingin approksimaatiota saadaan seuraavaa: ::(33)\qquad \begin{align} G &\,=\,A+PV\,=\,-k_B\,T\ln\mathbb{Q}+N\,k_B\,T \\\ &\,=\,-k_B\,T\ln\Bigg(\frac{Q^N}{N!}\Bigg)+N\,k_B\,T \\\ &\,\simeq\,-N\,k_B\,T\ln Q+k_B\,T(N\ln N - N)+N\,k_B\,T \\\ &\,=\,-N\,k_B\,T\ln\Bigg(\frac{Q}{N}\Bigg)\,=\,-nRT\ln\Bigg(\frac{Q}{N}\Bigg)\end{align} Tästä yhtälöstä on todettavissa, vakiolämpötilassa Gibbsin vapaaenergian muutos johtuu yksinomaan molekulaarisesta jakaumafunktiosta. Molekulaarisen jakaumafunktion arvon suurentuessa, so. energiatilojen määrän kasvaessa, on tuloksena yhä pienempiä Gibbsin vapaaenergia-arvoja. ==Kemiallinen tasapainovakio== Tarkastellaan isomeroitumisreaktiota A<=>P ja oletetaan reaktion ainesosat Ideaalikaasuiksi. Tasapainotilassa reaktion standardiselle Gibbsin vapaaenergialle voidaan merkitä: ::(34)\qquad \Delta_r G^{\ominus} \,=\,-RT\,\ln K \,=\,-RT\,\ln\Bigg(\frac{[P]}{[A]}\Bigg)\,=\,-RT\,\ln\Bigg(\frac{N_{\text{P}}}{N_{\text{A}}}\Bigg) Tässä esim. N_{\text{P}}=N_0^{\text{P}}+N_1^{\text{P}}+N_2^{\text{P}}+... on \text{P}-molekyylien kokonaislukumäärä kaikissa lämpötiloissa, ja siinä esim. N_0^{\text{P}} on molekyylilukumäärä alimmalla energiatilalla energialla E_0^{\text{P}} oheisen kuvan mukaisesti. Yhtälössä (34) K on termodynaaminen tasapainovakio, siis K_a. Ideaalikaasuille se on sama kuin painetasapainovakio, K_p. Boltzmannin jakauman mukaan N_1^{\text{A}}=N_0^{\text{A}}\,\exp \Big(\frac{-E_1}{k_B\,T}\Big) jne. joten \text{A}-molekyylien kokonaislukumäärälle saadaan yhtälö (35). ::(35)\qquad N_{\text{A}}\,=\,N_0^{\text{A}} \sum_i \exp\Bigg(\frac{-E_i}{k_B\,T}\Bigg)\,=\,N_0^{\text{A}}\,Q_{0,{\text{A}}} Tässä Q_{0,{\text{A}}} on \text{A}-molekyylien molekulaarinen kokonaisjakaumafunktio. Vastaavasti voidaan merkitä \text{P}-molekyylien kokonaislukumäärälle: N_{\text{P}}\,=\,N_0^{\text{P}}\,Q_{0,{\text{P}}}. Koska oheisessa kuvassa N_0^{\text{P}}\,=\,N_0^{\text{A}}\cdot \exp\Bigg(\frac{-\Delta E_0}{k_B\,T}\Bigg),F niin termodynaaminen tasapainovakio voidaan antaa yhtälöllä (36). ::(36)\qquad K\,=\,\Bigg(\frac{Q_{0,{\text{P}}}}{Q_{0,{\text{A}}}}\Bigg)\exp\Bigg(\frac{-\Delta E_i}{k_B\,T}\Bigg) Yleiselle reaktion aA + bB +...<=> cC + dD +... \qquad K on yhtälön (33) mukaan: ::(37)\qquad K\,=\,\frac{\Bigg(\frac{Q_{0,{\text{C}}}}{N}\Bigg)^c\Bigg(\frac{Q_{0,{\text{D}}}}{N}\Bigg)^d...}{\Bigg(\frac{Q_{0,{\text{A}}}}{N}\Bigg)^a\Bigg(\frac{Q_{0,{\text{B}}}}{N}\Bigg)^b...}\exp\Bigg(\frac{-\Delta E}{k_B\,T}\Bigg) Ideaalikaasuilla K=\frac{K_c}{\Big(c^{\ominus}\Big)^{\Delta u}} ja valittaessa standarditilaksi c^{\ominus}=(L\,V), jossa L on Avogadron vakio ja V tilavuus, saadaan yhtälö yleiselle reaktiolle:s. 118 ::(37)\qquad K_c\,=\,\frac{\Bigg(\frac{Q_{0,{\text{C}}}}{LV}\Bigg)^c\Bigg(\frac{Q_{0,{\text{D}}}}{LV}\Bigg)^d...}{\Bigg(\frac{Q_{0,{\text{A}}}}{LV}\Bigg)^a\Bigg(\frac{Q_{0,{\text{B}}}}{LV}\Bigg)^b...}\exp\Bigg(\frac{-\Delta U_0^{\ominus}}{R\,T}\Bigg)\,=\,(LV)^{\Delta u}\Bigg[\frac{Q_{0,{\text{C}}} \cdot Q_{0,{\text{D}}}...}{Q_{0,{\text{A}}} \cdot Q_{0,{\text{B}}}...}\Bigg]\exp\Bigg(\frac{-\Delta U_0^{\ominus}}{R\,T}\Bigg) Tässä \Delta U_0^{\ominus}=L\,\Delta E_0^{\ominus} on reaktioyhtälössä standardinen sisäenergian muutos moolia kohden.s. 160 \Delta E_0^{\ominus} on reaktioyhtälön lähtöainemolekyylien ja tuotemolekyylien alimpien energiatilojen välinen ero standarditilassa (vrt. yhtälö (7) Siirtymätilateoriassa). ==Lisätieto== A Faasiavaruus voi tarkoittaa myös osaa avaruutta, jota luonnehditaan esimerkiksi ideaalikaasun tapauksessa paineella, lämpötilalla ja tilavuudella. Osaa tätä esimerkin faasiavaruutta voidaan tarkastella paine-lämpötila-kuvaajalla. Tällöin piste kuvaajalla on makrotila (so. yhdelmä). Tässä makrotilassa esimerkiksi vakiolämpötilassa voi olla useita mikrotiloja, jolla kullakin on eri konfiguraatio. Tällä ajatusmallilla faasi, kuten nestefaasi tai kaasufaasi, on alue tai osa faasiavaruutta. B Kemialliselle reaktiolle molekyylin (tai vastaavan) mikrotila (tai kvanttitila) \Gamma on määritelty: d\Gamma=\frac{1}{N!}\prod_{i=1}^{6N}\frac{dx_i\,dp_i}{h}, jossa x_i ja p_i ovat (i=1,...,3N)-hiukkasen paikka- ja liikemäärä- eli lineaarimomenttikomponentit ja h on Planckin vakio. Tulotekijä \frac{1}{N!} poistaa permutaation, joten sen ollessa 1 vastaa d\Gamma mikrotilan degeneraatiota. Makrotilan tilavuus vastaa nyt sen sisältämien mikrotilojen lukumäärää. C Esimerkiksi yksi mooli vettä voidaan ottaa yhdelmänä, joka koostuu Avogadron vakion määräämästä lukumäärästä täysin samanlaisia vesimolekyyliyksiköitä. D Vakioiksi pidettävinä suureina voivat olla myös esim. N, V ja energia E, jolloin kyseessä on mikrokanoninen yhdelmä. Suurkanonisen yhdelmän järjestelmissä hiukkasten lukumäärä ja energia vaihtelevat, mutta kemiallinen potentiaali, lämpötila ja tilavuus eivät. Tilastollisista yhdelmistä mikrokanonisessa yhdelmassä on eniten saatavilla olevaa tietoa. E Yhtälöä (7) käyttäen on todettavissa, että U=-N \Bigg[\frac{d\ln(Q_t Q_r Q_v Q_e)}{d\beta}\Bigg]_V\,\,\\! F Vertaa yhtälöön (15) Boltzmannin jakaumassa. ==Katso myös== *Reaktiokinetiikka *Tasapainovakio *Termodynaaminen tasapaino *Maxwellin relaatiot *Lämpökapasiteetti *Boltzmannin jakauma *Clausiuksen teoreema *Nernstin teoreema *Gibbsin vapaaenergia ==Lähteet== 1\. Facta, 9. osa, Tietosanakirja Oy, Helsinki, v. 1971, ISBN 951-0-01480-x 2\. Thomas Engel ja Philip Reid, Thermodynamics, Statistical Thermodynamics and Kinetics, (2006), Pearson, ISBN 0-8053-3844-6 3\. John W. Moore ja Ralph G. Pearson, Kinetics and Mechanism, 3. painos, (1981), John Wiley & Sons, ISBN 0-471-03558-0 4\. Frank Wilkinson, Chemical Kinetics and Reaction Mechanisms, (1980), van Nostrand Reinhold Company, ISBN 0-442-30248-7 Luokka:Statistinen mekaniikka