VI. Reella gaser. Viktiga målsättningar med detta kapitel
|
|
- Margareta Hansson
- för 5 år sedan
- Visningar:
Transkript
1 VI. Reella gaser Viktiga målsättningar med detta kapitel Veta vad virialutvecklingen och virialkoefficienterna är Kunna beräkna första termen i konfigurationsintegralen Känna till van der Waal s gasekvation och dess motivation Veta hur man kan kvalitativt förstå kritiska punktens uppkomst från van der Waals ekvation Termofysik, Kai Nordlund
2 VI.1. Reella gaser [Mandl s , se också Landau-Lifschitz S 75, 76] Den klassiska idealgasens tillståndsekvation är P = Nk BT V (1) Denna kan betraktas som den lägsta termen i en Taylorserie- utveckling av tillståndsekvationen för en reell gas: P ( N V, T ) = Nk ( BT 1 + N ( ) N 2 ) V V B(T ) + C(T ) + V Denna serieutveckling kallas virialutvecklingen (2) Koefficienterna B,C,... kallas gasens virialkoefficienter. Den första virialkoefficienten A(T ) = 1 ger idealgaslagen, som då kan ses som en lågtäthetsapproximation för reella gaser. Termofysik, Kai Nordlund
3 Virialkoefficienterna beror av formen på molekylernas växelverkningspotential i en reell gas. Bestämmandet av virialkoefficienterna var en av den klassiska statistiska mekanikens huvuduppgifter. För att bestämma virialkoefficienterna måste man först beräkna gasens partitionsfunktion då P = ( F V ) T och F = k B T ln Z (3) Z = k e ɛ k /k B T ; (4) ɛ k : gasens energitillstånd. För en klassisk gas med N partiklar som växelverkar med parväxelverkningar gäller ɛ = p2 1 2m + p2 2 2m + + p2 N 2m + V (r 1 r 2 ) + V (r 1 r 3 ) V (r N 1, r N ) (5) = N i=1 p 2 i 2m + N i,j=1 i<j V ij. (6) Termofysik, Kai Nordlund
4 där vi betecknat V ij V (r i r j ) (7) P.g.a. symmetriskäl gäller det också att denna potentialeenergi inte kan bero på vektorn r i r j utan enbart dess absolutbelopp, avståndet mellan de två atomerna r ij = r i r j. Alltså V ij V (r i r j ) = V (r ij ) (8) Summan över energitillstånden ersätts nu med k d 3 p 1 d 3 r 1 h 3 d 3 p 2 d 3 r 2... h 3 d 3 p N d 3 r N h 3 (9) = Π N i=1 d 3 p i (2π ) 3 Π N j=1 d3 r j (10) Om partiklarna har identiska fysikaliska egenskaper och därför inte kan skiljas från varandra leder en permutation av partiklarna inte till ett skiljt fysikaliskt makrotillstånd. Termofysik, Kai Nordlund
5 Vid integrationen integreras över alla positioner för t.ex. partiklarna 1 och 2 inklusive dem i vilka 1 och 2 har bytt plats. För att undvika dubbelräkning av partikelsystemets energinivåer måste partitionsfunktionen därför divideras med antalet permutationer av N partiklar: Z = 1 N! [ d 3 p (2π ) 3e p 2 /2mkB T ] N d 3 r 1...d 3 r N e i<j V ij /k B T (11) Om vi betraktar detta en stund ser vi att den vänstra delen bara beror på hastigheterna, den högra bara på potentialenergierna. Så vi kan faktorisera detta i två delar! Dessutom har vi tidigare på denna kurs visat att d 3 p 2 /2mkB T = ( mk BT (2π ) 3ep 2π 2 )3/2 (12) Termofysik, Kai Nordlund
6 så detta kan skrivas som där vi definierat Z = 1 N! (mk BT 2π 2 )3N/2 }{{} Z P Q N (13) Q N d 3 r 1...d 3 r N e i<j V ij /k B T (14) Q N kallas konfigurationsintegralen. Nu ser vi hur faktoriseringen fungerar: Z P är utrycket för en idealgas partitionsfunktion, vars beteende vi känner väl. För reella gaser återstår att bestämma Q N som beror på växelverkningarna. Om man lyckas bestämma den känner man igen den reella gasens alla termodynamisk egenskaper! För att checka att påståendet ovan stämmer kan vi härleda P (V, T ) för en idealgas med V ij = 0. Då är Q N = d 3 r 1...d 3 r N = V N (15) Z ideal = V N N! (mk BT 2π 2 )3N/2 (16) Termofysik, Kai Nordlund
7 F id = k B T ln Z ideal (17) = k B T ln V N N! (mk BT 2π 2 )3N/2 (18) Därmed fås P = ( F V ) T = +k B T N 1 V V N 1 = Nk BT N V (19) P V = Nk B T! (20) Termofysik, Kai Nordlund
8 VI.1.1. Beräkning av konfigurationsintegralen V(r ij ) f ij (r ij ) r ij För en gas vars molekylära växelverkan har kort räckvidd och som är så tunn att partiklarnas medelavstånd är mycket större än räckvidden gäller och Vij k B T << 1 (21) e V ij /k B T 1 (22) r ij Därigenom är f ij = e V ij /k B T 1 en liten storhet för stora (de flesta) r-värden. Notera att detta antagande fungerar bra enbart för en gas, och därmed är resten av detta kapitel direkt relevant bara för gaser. Termofysik, Kai Nordlund
9 Man kan då utveckla konfigurationsintegralen Q N på följande sätt. Vi hade alltså Q N d 3 r 1...d 3 r N e i<j V ij /k B T (23) Exponenten har alltså en otrolig massa (N 2 ) termer, och man integrerar över 3N dimensioner. För att komma vidare skriver vi om summan som en produkt med hjälp av regeln e a+b = e a e b ): Q N = d 3 r 1...d 3 r N i<j e V ij /k B T }{{} =f ij +1 (24) så Q N = d 3 r 1...d 3 r N (1 + f ij ) (25) Denna produkt har givetvis lika många termer som tidigare. Men nyttan av denna operation ser man genom att arrangera om termerna i produkten. i<j Termofysik, Kai Nordlund
10 För att se hur detta låter sig göras betraktar vi nu liknande produkter för små N explicit: N = 2 : i<j (1 + f ij ) = (1 + f 12 ) (26) N = 3 : i<j (1 + f ij ) = (1 + f 12 )(1 + f 13 )(1 + f 23 ) (27) = 1 + f 13 + f 23 + f 12 + f 12 f 13 + f 12 f 23 + f 13 f 23 + f 12 f 13 f(28) 23 Ur detta ser man att för godtyckligt N kan man alltid arrangera om termerna i följande form: Q N = d 3 r 1...d 3 r N {1 + (f 12 + f f N 1,N ) + (f 12 f f N 2,N f N 1,N ) + (f 12 f 13 f ) +...} (29) Termofysik, Kai Nordlund
11 = d 3 r 1...d 3 r N 1 + i<j f ij + i<j,k<l f ij f kl +... (30) Termerna blir allt svårare att beräkna men också allt mindre! Summa Schema Beskrivning Alla partiklar utan växelverkan motsvarar idealgasen i<j i<j,k<l.. f ij : en tvåpartikelväxelverkning f ij f kl : två tvåpartikelväxelverkningar. Termofysik, Kai Nordlund
12 VI.1.2. Första korrektionen till idealgasresultatet Vi betraktar nu de två första termerna, idealgastermen och den första korrektionen: Q N d 3 r 1...d 3 r N 1 + i<j f ij (31) = V N + Q N d 3 r 1...d 3 r N 1 + i<j d 3 r 1...d 3 r N f(r i, r j ) (32) d 3 r 1...d 3 r N {f(r 1, r 2 ) + f(r 1, r 3 ) f(r i, r j ) +...} (33) Nu kan vi förenkla detta avsevärt. Man kan plocka par av molekyler (i, j), i < j på N(N 1)/2 olika sätt. Vi antar vidare att alla molekyler är av samma typ, så f(r s, r t ) = f(r u, r v ) för alla värden på (s, t) och (u, v) (om inte, kunde man dela upp summan i delar efter molekyltyperna, och efter det fortsätta som nedan). Därmed kan de olika termerna i summan sammanslås och vi får Q N = V N + d 3 r 1...d 3 r N N(N 1) 2 {f(r 1, r 2 )} (34) Termofysik, Kai Nordlund
13 Nu är integranden oberoende av r 3 r N, och därmed ger dessa N 2 integraler V N 2 så vi får Q N = V N N(N 1)V N 2 d 3 r 1 d 3 r 2 f(r 1, r 2 ) (35) }{{} e V (r 1,r 2 )/k B T 1 Vi vet från ovan V (r 1, r 2 ) = V ( r 1 r 2 ) (36) och byter nu integrationsvariabel från r 1, r 2 till r 1, r där vi definierat r = r 1 r 2 d 3 r 2 = d 3 r (37) (minustecknet är betydelselöst då vi integrerar över hela 3D-rummet) och får Q N = V N N(N 1)V N 2 d 3 r 1 d 3 (r 1 r 2 )[ V ( r 1 r 2 )/k B T 1] (38) }{{}} {{} =V 4π drr 2 [e V (r)/k B T 1] } {{ } I 2 Termen I 2 kallas klusterintegralen. Då integralen i dess definition är över det interatomära Termofysik, Kai Nordlund
14 avståndet och potentialen från en atom till de andra, är det uppenbart att I 2 är oberoende av N och alltså en intensiv storhet. Den är alltså en funktion av T men inte N eller V : I 2 = I 2 (T ) (39) Vi får vidare [ Q N = V N ] N(N 1) V I 2 V 2 2 [ V N ] N 2 2 V I 2 F = k B T ln V N ( ) mkb T 3N/2 [ ] N 2 N! 2π 2 2 V I 2 (42) = k B T ln V N ( ) mkb T 3N/2 [ k N! 2π }{{ 2 B T ln ] N 2 2 V I 2 (43) } idealgasresultat! Vi ser alltså att fria energin bekvämt nog är en summa av idealgasresultatet och växelverkningstermen! (40) (41) Termofysik, Kai Nordlund
15 Om I 2 är litet - dvs. potentialen är svag, kan vi vidare approximera ln(1 + x) x i F och får F F id k BT 2 N 2 V I 2 (44) P = F V = Nk BT V k BT 2 N 2 V 2 I 2 (45) Men och andra sidan definierade vi tidigare P som en Taylorutveckling med de två första termerna P = Nk BT V [1 + NV B(T ) ] Jämförelse av dessa två ekvationer ger sambandet mellan den II virialkoefficienten och den intermolekylära potentialen: (46) B(T ) = I 2 2 = 2π [ ] drr 2 e V (r)/k B T 1 (47) Termofysik, Kai Nordlund
16 VI.1.3. Exampel: Ar Vi betraktar nu som ett praktiskt exempel virialkorrektionen för Ar. En vanlig potentialmodell är Lennard-Jones-potentialen: V (r) = 4ɛ {( σr )12 ( σr } )6 (48) som fungerar speciellt bra för ädelgaser. Parameter ɛ ger energiskalan och σ avståndsskalan för potentialen. För Ar har konstanterna experimentellt bestämts vara ɛ = J = ev och σ = m = 3.4 Å. Med att sätta in LJ-potential i ekvation 47 kan man beräkna virialen. Detta går lätt att göra med numerisk integrering (lämnas som bonus-räkneövningsuppgift). Resultatet som fås är jämfört med experiment [CRC 82nd edition sid 6-25], givet i enheter av cm 3 /mol: Termofysik, Kai Nordlund
17 T (K) B B (LJ-beräkning) (experiment) Överensstämmelsen är alltså mycket bra! Med dessa värden kan vi nu jämföra hur mycket verkligt Ar avviker från idealgaslagen. Detta är illustrerat som funktionen P ( ) N V för två temperaturer i följande bild: Termofysik, Kai Nordlund
18 P (bar) K, Idealgas 300 K, Ar (B exp ) 300 K, Ar (B LJ ) 1000 K, Idealgas 1000 K, Ar (B exp ) 1000 K, Ar (B LJ ) N/V (atomer/m 3 ) Avvikelsen är alltså märkbar, men notera att tryckena är höga, mycket över normaltryck! Notera också att avvikelsen bytar riktning: vid låga temperaturer är trycket lägre än för idealgasen, vid höga högre. Termofysik, Kai Nordlund
19 Detta visar alltså explicit att vid normala tryck och temperaturer är ädelgaserna mycket nära idealgasen! Termofysik, Kai Nordlund
20 VI.2. Van der Waal s gasekvation Termofysik, Kai Nordlund
21 VI.2.1. Härledning av Van der Waal s gasekvation DETTA STYCKE HÖR EJ TILL KURSEN Vi använder nu konfigurationsintegralen för att härleda Van der Waal s gasekvation. En typisk molekylär växelverkan har en hård kärna och en lång attraktiv svans. V(r ij ) En vanlig potentialmodell är Lennard-Jones-potentialen: { V (r) = 4ɛ ( σ r )12 ( σ r )6} (49) Den attraktiva delen r 6 kan härledas för oskillerande dipoler både klassiskt och kvantmekaniskt. Den repulsiva delen r 12 har ingen speciell motivation, men har visat sig ge en stark repulsion som ofta fungerar bra. Denna potential kan approximeras med r ij V (r) { + r < r0 v 0 ( r 0 r ) 6 r r 0 (50) r 0 där vi definierat r 0 = σ som den approximativa potentialens minimum (inte exakt LJ-potentialens minimum som är 2 1/6 σ!) För denna approximativa potential gäller I 2 = 4π drr 2 [e V (r)/k B T 1] (51) 0 Termofysik, Kai Nordlund
22 Nu kan vi dela integralen i två delar, av vilka delen för r < r 0 blir enkel ty e = 0: r0 I 2 = 4π drr 2 + drr 2 [e v 0 r6 0 /r6 k B T 1] (52) } 0 {{} r r3 0 Vid höga temperaturer är v 0 << 1 (53) k B T vilket motsvarar alltså fysikaliskt att temperaturens kinetiska energi-ekvivalens är mycket större än potentialens minimum - materialet är alltså i gasfas. Därmed e v 0 r6 0 /r6 k B T 1 + v 0 r 6 0 r 6 k B T (54) Alltså och därmed I 2 4π 3 r π v 0 r6 0 k B T r 0 drr 2 r 6 F F id k B T 2 P = F V = Nk B T V ( = Nk B T V N2 k B T 2V 2 3 = 4π 3 r π 3 N 2 4π 3 r π 3 v 0 r 3 0 k B T (55) V I 2 (56) k B T N 2 2 V 2 I 2 (57) v 0 r 0 3 ) (58) k B T Termofysik, Kai Nordlund
23 Omarrangemang av termerna ger = Nk B T V P + N2 V 2 + N2 k B T V 2 ( 2πv0 r 0 3 ) 3 2π 3 r3 0 N2 2πv 0 r V 2 3 = Nk B T V [ 1 + N V 3 0 ] 2π 3 r3 0 (59) (60) Med att använda Taylor-serien 1/(1 + x) = 1 x åt omvända hållet kan vi skriva om detta i formen (P + an2 V 2 ) = Nk B T V Nb (61) genom att definiera a = 2π 3 r3 0 v 0 b = 2π 3 r3 0 = 1 2 4π 3 r3 0 (62) Ekvation 61 är känt som Van der Waals potential! Vi har alltså härlett en makroskopisk tillståndsekvation från kännedom av en mikroskopisk interatomär potential. Detta innebär att man alternativt också kan, om man känner till gasens tillståndsekvation och att den följer bra Van der Waals form, sluta sig till mikroskopisk information om dess molekylers växelverkningar: v 0 och r 0. r 0 kan anses vara 2 molekylradien Termofysik, Kai Nordlund
24 Vi härleder nu också vibrationsfrekvensen för LJ-potentialen. VI.2.2. Lennard-Jones potentialens vibrationsfrekvens V (r) = 4ɛ[( σ r )12 ( σ r )6 ] (63) Vi vill se på små förflyttningar från energiminimum, så vi måste först bestämma vad det är: V r = 0 12σ12 r σ6 r 7 0 = 0 (64) Division av detta med 6σ 6 /r 7 0 ger 2σ 6 r 6 0 = 1 r 0 = σ2 1/6 1.12σ (65) För detta värde är En liten förflyttning från energiminimum är [ σ 12 V (r 0 ) = 4ɛ 4σ 12 σ ] 6 2σ 6 = 4ɛ 1 4 = ɛ. (66) V (r 0 + δ) = V (r 0 ) + δ( V r 0 ) δ2 ( V r 0 ) 2, (67) men vi vet ju redan att V (r 0 ) = ɛ samt V r 0 = 0 (68) Termofysik, Kai Nordlund
25 För att få den andra termen använder vi 2 V r 2 0 = 4ɛ [ 12 σ12 ] 6σ 6 + r r13 r 7 ; (69) Med insättning av r 0 = 2 1/6 σ fås och alltså 2 V r 2 0 [ = 4ɛ σ12 ] 6 6 7σ r14 r 8 = 4ɛ [ r σ12 r σ6 ] r 0 6 = 24ɛ r 2 0 [ ] = 24ɛ 2 r 0 2 [ ] 6 2 = 72ɛ r 2 0 V (V 0 + δ) = ɛ δ2 72ɛ r 0 2 (73) = ɛ δ2 72ɛ r 0 2 = ɛ δ2 72ɛ 2 1/3 σ 2 (74) (70) (71) (72) Alltså kan LJ-potentialen betraktas för små vibrationer kring energiminimum som en klassisk harmonisk oskillator: där V = V mω2 x 2 (75) mω 2 = 72ɛ 3 2σ 2 (76) Detta ger ytterligare ett sambandet mellan mätbara storheter (ω) och mikroskopiska parametrar (ɛ och σ). Termofysik, Kai Nordlund
26 VI.2.3. Fenomenologisk motivation för Van der Waal s [Mandl kap. 8, Landau-Lifshitz S 84] Vi gör nu en fenomenologis härledning av Van der Waals tillståndsekvation, som ger fysikalisk insikt i funktionsformens betydelse. Idealgaslagen är ju P V = Nk B T. (77) som alltså gäller för icke-växelverkande partiklar som alltså har en växelverkningspotential V (r) 0. Men vi vet att verkliga interatomära potentialer har följande form: Termofysik, Kai Nordlund
27 V(r) molekylär växelverkningspotential hård kärna attraktiv svans r Vi skall nu fundera på hur man kunde ur denna form härleda sig till korrektioner till idealgaslagen. Vi har väsentligen två huvuddrag i potentialen: en hård kärna och en attraktiv svans, och vill beakta dessa på något sätt. Pga. molekylernas hårda kärnor är den effektiva tillgängliga volymen per molekyl mindre än V. Detta kan beaktas genom att ersätta V med V V c i idealgaslagen. Parametern V c är proportionell Termofysik, Kai Nordlund
28 mot antalet molekyler den uteslutna volymen per molekyl: V c Nb. (78) Den attraktiva långdistansväxelverkan mellan molekylerna minskar gasens effektiva tryck, vilket kan beaktas genom att ersätta P med P + P c i idealgaslagen. Korrektionstermen P c är då proportionell mot antalet molekylpar: P c 1 2 N N(N 1) 2 2. (79) Konventionellt skrivs där a är en konstant. P c N 2 a, (80) V 2 Termofysik, Kai Nordlund
29 Den på detta sätt modifierade tillståndsekvationen blir (P + N 2 V 2 a)(v Nb) = Nk BT. (81) som ju är Van der Waals tillståndsekvation. För små tätheter övergår Van der Waals ekvation i idealgaslagen, som sig bör enligt idealgasens definition. Termofysik, Kai Nordlund
30 VI.2.4. PV-fasdiagrammet för Van der Waals Isotermer av denna tillståndsekvation är av följande form (högre temperatur högre upp): P isoterm kritisk punkt: P V 2 P = V 2 = 0 kritisk isoterm P > 0 V V : omöjligt Van der Waals-lagen har en kritisk isoterm, som motsvarar den kritiska punkten. Denna isoterm Termofysik, Kai Nordlund
31 kännetecknas av att den har en inflexionspunkt. Den kritiska punkten bestämmes av att ( P V ) T = Nk BT (V Nb) + 2N 2 a = 0, (82) 2 V 3 ( 2 P V 2) T = 2Nk BT (V Nb) 6N 2 a = 0. (83) 3 V 4 Lösning av dessa ekvationer ger den kritiska punkterns koordinater som T c = 8 a, V c = 3Nb, P c = 1 a 27 bk B 27 b2. (84) Om dessa är experimentellt kända, kan parameterna a och b bestämmas! Den fysikaliska innebörden av den kritiska punkten är att vid temperaturer högre än den existerar inte gas och vätska som skilda faser. Det latenta värmet för fastransitionen blir noll, och genom att fara omkring den kritiska punkten kan man kontinuerligt övergå från vätska till gas. Vid T < T c kan vätska och gas existera som åtskiljbara faser. Termofysik, Kai Nordlund
32 För övrigt är materialets beteende komplicerat kring den kritiska punkten och fluktationerna kring jämvikt stora. Van der Waals-lagen kan skrivas i en helt allmän form, genom att utnyttja dimensionslösa variabler: T = T T c, P = P P c ; V = V V c. (85) Uttryckt med dimensionslösa variabler blir Van der Waals-lagen (P + 3 V 2 )(3V 1) = 8T. (86) Eftersom denna lag inte har några ämnesparametrar gäller den för alla gaser! Sådana tillstånd i olika system som har lika värden av P, V, T kallas korresponderande tillstånd. Den allmänna versionen av Van der Waals-lagen kallas därför också lagen för korresponderande tillstånd. För temperaturer under den kritiska temperaturen har Van der Waals lagens isotermer två extrema, ett minimum och ett maximum. Termofysik, Kai Nordlund
33 Den del av en sådan isoterm som ligger mellan de två extremalpunkterna beskriver inte ett jämviktstillstånd, ty i detta område vore gasens kompressibilitet negativ: κ = 1 V ( V P ) T 0. (87) I detta område bör Van der Waals-isotermen därför ersättas med en horisontell rät linje, som beskriver jämvikt mellan vätska och gas. Termofysik, Kai Nordlund
34 P V 1 Maxwellareorna konstruktion: lika V 2 V Linjen bör dras så att den fria energin vid dess ändpunkt är oberoende av om den beräknas längs isotermen eller längs den räta linjen. Vi funderar nu på vad detta innebär: Längs en isoterm är ju dt = 0 så df = SdT P dv = P dv. Alltså: F (V 2 ) = kurva P dv = P dv (88) rätlinje Termofysik, Kai Nordlund
35 F (V 2 ) kurva = F (V 1 ) P dv kurva (89) F (V 2 ) rätlinje = F (V 1 ) (V 2 V 1 )P ; (90) Linjen bör då dragas så att (V 2 V 1 )P = V2 V 1 P dv (kurva). (91) Detta innebär att ytorna ovan och under kurvan bör vara lika stora! Tillstånden på linjen representerar ett system som skiljt sig i två separata faser (vätska och gas) i jämvikt. För varje isoterm ger den räta linjens vänstra ända vätskans volym och den högra ändan gasens volym. Detta berättar alltså vad volymerna av de respektive faserna är längs med fastransitionskurvan: Termofysik, Kai Nordlund
36 Van der Waals-ekvationens beteende sammanfattas i följande bild: Termofysik, Kai Nordlund
37 P isoterm kritisk punkt: P V 2 P = V 2 = 0 kritisk isoterm Maxwellareorna konstruktion: lika P > 0 V V : omöjligt Termofysik, Kai Nordlund
38 VI Van der Waals-kurvorna för vatten För vatten är T c = 374 o C,P c = MPa och V c = 3.11 cm 3 /g = 56.0 cm 3 /mol. Van der Waals-konstanterna för vatten, bestämda med hjälp av T c och P c ur ekvationerna ovan, är bar L 2 /mol samt L/mol. Till vänster är P (V ) plottat för dessa van der Waals-konstanter: Från bilden kan man göra några observationer: - V c stämmer inte överens med det experimentella värdet - För T < T c 100 blir hela gasekvationen uppenbart ofysikalisk: den förutspår negativa värden på P! Härmed är det uppenbart att van der Waals tillståndsekvation bara är en approximation av verkligt vatten. Termofysik, Kai Nordlund
39 Vad har du åtminstone lärt dig i detta kapitel? Du vet vad virialutvecklingen och virialkoefficienterna är Du kan beräkna första termen i konfigurationsintegralen Du känner till van der Waal s gasekvation och dess motivation Du förstår kritiska punktens uppkomst från van der Waals ekvation Termofysik, Kai Nordlund
VI. Reella gaser. Viktiga målsättningar med detta kapitel. VI.1. Reella gaser
I. Reella gaser iktiga målsättningar med detta kapitel eta vad virialutvecklingen och virialkoefficienterna är Kunna beräkna första termen i konfigurationsintegralen Känna till van der Waal s gasekvation
Läs mer18. Fasjämvikt Tvåfasjämvikt T 1 = T 2, P 1 = P 2. (1)
18. Fasjämvikt Om ett makroskopiskt system består av flere homogena skilda komponenter, som är i termisk jämvikt med varandra, så kallas dessa komponenter faser. 18.0.1. Tvåfasjämvikt Jämvikt mellan två
Läs merIdealgasens begränsningar märks bäst vid högt tryck då molekyler växelverkar mera eller går över i vätskeform.
Van der Waals gas Introduktion Idealgaslagen är praktisk i teorin men i praktiken är inga gaser idealgaser Den lättaste och vanligaste modellen för en reell gas är Van der Waals gas Van der Waals modell
Läs merFör att bestämma virialkoefficienterna måste man först beräkna gasens partitionsfunktion då. ɛ k : gasens energitillstånd.
I. Reella gase iialkoefficientena beo av fomen på molekylenas växelvekningspotential i en eell gas. Bestämmandet av viialkoefficientena va en av den klassiska statistiska mekanikens huvuduppgifte. Fö att
Läs mer24. Ekvipartitionsprincipen. Termofysik, Kai Nordlund
24. Ekvipartitionsprincipen Termofysik, Kai Nordlund 2004 1 24.1. Härledning av ekvipartitionsprincipen Betrakta en frihetsgrad för vilken energin är en kvadratisk funktion av koordinaten som beskriver
Läs merInnehållsförteckning. I. Introduktion och första grundlagen I.1. Överblick och motivation
Innehållsförteckning Notera: denna förteckning uppdateras under kursens lopp, men stora förändringar är inte att vänta. I. Introduktion och första grundlagen I.1. Överblick och motivation I.1.1. Vad behandlar
Läs merX. Repetitia mater studiorum
X. Repetitia mater studiorum Termofysik, Kai Nordlund 2012 1 X.1. Termofysikens roll Den statistiska fysikens eller mekanikens uppgift är att härleda de fysikaliska egenskaperna hos makroskopiska system
Läs merX. Repetitia mater studiorum. Termofysik, Kai Nordlund
X. Repetitia mater studiorum Termofysik, Kai Nordlund 2006 1 X.1. Termofysikens roll Den statistiska fysikens eller mekanikens uppgift är att härleda de fysikaliska egenskaperna hos makroskopiska system
Läs meroch/eller låga temperaturer bildar de vätskor, nåt som inte händer för Dieterici-modellen, och virialexpansionen.
9. Realgaser ermodynamiska potentialer (ermo 2): Krister Henriksson 9. 9.. Introduktion Realgaser uppvisar beteende som idealgasen saknar. Speciellt vid höga tryck och/eller låga temperaturer bildar de
Läs merX. Repetitia mater studiorum
X. Repetitia mater studiorum X.2. Olika processer En reversibel process är en makroskopisk process som sker så långsamt i jämförelse med systemets interna relaxationstider τ att systemet i varje skede
Läs merRepetition F4. Lunds universitet / Naturvetenskapliga fakulteten / Kemiska institutionen / KEMA00
Repetition F4 VSEPR-modellen elektronarrangemang och geometrisk form Polära (dipoler) och opolära molekyler Valensbindningsteori σ-binding och π-bindning hybridisering Molekylorbitalteori F6 Gaser Materien
Läs merDavid Wessman, Lund, 29 oktober 2014 Statistisk Termodynamik - Kapitel 3. Sammanfattning av Gunnar Ohléns bok Statistisk Termodynamik.
Sammanfattning av Gunnar Ohléns bok Statistisk Termodynamik. 1 Entropi 1.1 Inledning Entropi införs med relationen: S = k ln(ω (1 Entropi har enheten J/K, samma som k som är Boltzmanns konstant. Ω är antalet
Läs merTermodynamik och inledande statistisk fysik
Några grundbegrepp i kursen Termodynamik och inledande statistisk fysik I. INLEDNING Termodynamiken beskriver på en makroskopisk nivå processer där värme och/eller arbete tillförs eller extraheras från
Läs mer@
Kinetisk gasteori F = area tryck Newtons 2:a lag på impulsformen: dp/dt = F, där p=mv Impulsöverföringen till kolven när en molekyl reflekteras i kolvytan A är p=2mv x. De molekyler som når fram till ytan
Läs merTvå system, bägge enskilt i termisk jämvikt med en tredje, är i jämvikt sinsemellan
Termodynamikens grundlagar Nollte grundlagen Termodynamikens 0:e grundlag Två system, bägge enskilt i termisk jämvikt med en tredje, är i jämvikt sinsemellan Temperatur Temperatur är ett mått på benägenheten
Läs merRepetition. Termodynamik handlar om energiomvandlingar
Repetition Termodynamik handlar om energiomvandlingar Termodynamikens första huvudsats: (Energiprincipen) Energi kan inte skapas och inte förstöras bara omvandlas från en form till en annan!! Termodynamikens
Läs mer14. Sambandet mellan C V och C P
14. Sambandet mellan C V och C P Vi skriver tillståndsekvationen i de alternativa formerna V = V (P, T ) och S = S(T, V ) (1) och beräknar ds och dv genom att dela upp dem i partiella derivator ds = (
Läs merTermodynamik Föreläsning 4
Termodynamik Föreläsning 4 Ideala Gaser & Värmekapacitet Jens Fjelstad 2010 09 08 1 / 14 Innehåll Ideala gaser och värmekapacitet TFS 2:a upplagan (Çengel & Turner) 3.6 3.11 TFS 3:e upplagan (Çengel, Turner
Läs merLösningar till tentamen i Kemisk termodynamik
Lösningar till tentamen i Kemisk termodynamik 203-0-9. Sambandet mellan tryck och temperatur för jämvikt mellan fast och gasformig HCN är givet enligt: ln(p/kpa) = 9, 489 4252, 4 medan kokpunktskurvan
Läs merExempel på statistisk fysik Svagt växelverkande partiklar
Exempel på statistisk fysik Svagt växelverkande partiklar I kapitlet om kinetisk gasteori behandlades en s k ideal gas där man antog att partiklarna inte växelverkade med varandra och dessutom var punktformiga.
Läs merKapitel IV. Partikeltalet som termodynamisk variabel & faser
Kapitel IV Partikeltalet som termodynamisk variabel & faser Kemiska potentialen Kemiska potentialen I många system kan inte partikelantalet antas vara konstant så som vi hittills antagit Ett exempel är
Läs merLösningar till tentamen i Kemisk termodynamik
Lösningar till tentamen i Kemisk termodynamik 204-08-30. a Vid dissociationen av I 2 åtgår energi för att bryta en bindning, dvs. reaktionen är endoterm H > 0. Samtidigt bildas två atomer ur en molekyl,
Läs merLösningar till tentamen i Kemisk termodynamik
Lösningar till tentamen i Kemisk termodynamik 2012-05-23 1. a Molekylerna i en ideal gas påverkar ej varandra, medan vi har ungefär samma växelverkningar mellan de olika molekylerna i en ideal blandning.
Läs merKapitel I. Introduktion och första grundlagen
Kapitel I Introduktion och första grundlagen Introduktion Vad är Termofysik? Termofysiken handlar om att studera system bestående av ett stort antal partiklar (atomer, molekyler,...) i vilka temperaturen
Läs merTentamen i Termodynamik och Statistisk fysik för F3(FTF140)
Chalmers Tekniska Högskola Institutionen för Teknisk Fysik Mats Granath Tentamen i Termodynamik och Statistisk fysik för F3(FTF40) Tid och plats: Måndag den 4 januari 008, kl. 8.30-.30 i M-huset. Examinator:
Läs merTentamen i Kemisk Termodynamik kl 14-19
Tentamen i Kemisk Termodynamik 2011-06-09 kl 14-19 Hjälpmedel: Räknedosa, BETA och Formelsamling för kurserna i kemi vid KTH. Endast en uppgift per blad! Skriv namn och personnummer på varje blad! Alla
Läs merStudieanvisningar i statistisk fysik (SI1161) för F3
Studieanvisningar i statistisk fysik (SI1161) för F3 Olle Edholm September 15, 2010 1 Introduktion Denna studieanvisning är avsedd att användas tillsammans med boken och exempelsamlingen. Den är avsedd
Läs merTermodynamik Av grekiska θηρµǫ = värme och δυναµiς = kraft
Termodynamik Av grekiska θηρµǫ = värme och δυναµiς = kraft Termodynamik = läran om värmets natur och dess omvandling till andra energiformer (Nationalencyklopedin, band 18, Bra Böcker, Höganäs, 1995) 1
Läs mer21. Boltzmanngasens fria energi
21. Boltzmanngasens fia enegi Vi vill nu bestämma idealgasens fia enegi. F = Ω + µ; Ω = P V (1) = F = P V + µ (2) Fö idealgase gälle P V = k B T så: F = [k B T µ] (3) men å anda sidan vet vi fån föa kapitlet
Läs merKapitel I. Introduktion och första grundlagen. Kursmaterialet: Jens Pomoell 2011, Mikael Ehn 2013-2014
Kapitel I Introduktion och första grundlagen Kursmaterialet: Jens Pomoell 2011, Mikael Ehn 2013-2014 Introduktion Vad är Termofysik? Termofysiken handlar om att studera system bestående av ett stort antal
Läs merTentamen i Termodynamik och Statistisk fysik för F3(FTF140)
Chalmers Tekniska Högskola Institutionen för Teknisk Fysik Mats Granath Tentamen i Termodynamik och Statistisk fysik för F3(FTF40) Tid och plats: Tisdag 8/8 009, kl. 4.00-6.00 i V-huset. Examinator: Mats
Läs merBestäm brombutans normala kokpunkt samt beräkna förångningsentalpin H vap och förångningsentropin
Tentamen i kemisk termodynamik den 7 januari 2013 kl. 8.00 till 13.00 Hjälpmedel: Räknedosa, BETA och Formelsamling för kurserna i kemi vid KTH. Endast en uppgift per blad! Skriv namn och personnummer
Läs merTermodynamik FL4. 1:a HS ENERGIBALANS VÄRMEKAPACITET IDEALA GASER ENERGIBALANS FÖR SLUTNA SYSTEM
Termodynamik FL4 VÄRMEKAPACITET IDEALA GASER 1:a HS ENERGIBALANS ENERGIBALANS FÖR SLUTNA SYSTEM Energibalans när teckenkonventionen används: d.v.s. värme in och arbete ut är positiva; värme ut och arbete
Läs merEntropi. Det är omöjligt att överföra värme från ett "kallare" till ett "varmare" system utan att samtidigt utföra arbete.
Entropi Vi har tidigare sett hur man kunde definiera entropi som en funktion (en konstant gånger naturliga logaritmen) av antalet sätt att tilldela ett system en viss mängd energi. Att ifrån detta förstå
Läs mer10. Kinetisk gasteori
10. Kinetisk gasteori Alla gaser beter sig på liknande sätt. I slutet av 1800 talet utvecklades matematiska sätt att beskriva gaserna, den så kallade kinetiska gasteorin. Den grundar sig på en modell för
Läs merSammanfattning av räkneövning 1 i Ingenjörsmetodik för ME1 och IT1. SI-enheter (MKSA)
Sammanfattning av räkneövning 1 i Ingenjörsmetodik för ME1 och IT1 Torsdagen den 4/9 2008 SI-enheter (MKSA) 7 grundenheter Längd: meter (m), dimensionssymbol L. Massa: kilogram (kg), dimensionssymbol M.
Läs merHjälpmedel: Det för kursen ociella formelbladet samt TeFyMa. 0 x < 0
LÖSNINGAR TILL Deltentamen i kvantformalism, atom och kärnfysik med tillämpningar för F3 9-1-15 Tid: kl 8.-1. (MA9A. Hjälpmedel: Det för kursen ociella formelbladet samt TeFyMa. Poäng: Vid varje uppgift
Läs merKEMISK TERMODYNAMIK. Lab 1, Datorlaboration APRIL 10, 2016
KEMISK TERMODYNAMIK Lab 1, Datorlaboration APRIL 10, 2016 ALEXANDER TIVED 9405108813 Q2 ALEXANDER.TIVED@GMAIL.COM WILLIAM SJÖSTRÖM Q2 DKW.SJOSTROM@GMAIL.COM Innehållsförteckning Inledning... 2 Teori, bakgrund
Läs merTermodynamiska potentialer Hösten Assistent: Frans Graeffe
Räkneövning 3 Termodynamiska potentialer Hösten 206 Assistent: Frans Graeffe (03-) Concepts in Thermal Physics 2.6 (6 poäng) Visa att enpartielpartitionsfunktionen Z för en gas av väteatomer är approximativt
Läs mer4 rörelsemängd. en modell för gaser. Innehåll
4 rörelsemängd. en modell för gaser. Innehåll 8 Allmänna gaslagen 4: 9 Trycket i en ideal gas 4:3 10 Gaskinetisk tolkning av temperaturen 4:6 Svar till kontrolluppgift 4:7 rörelsemängd 4:1 8 Allmänna gaslagen
Läs mer14. Sambandet mellan C V och C P
14. Sambandet mellan C V och C P Vi skriver tillståndsekvationen i de alternativa formerna V = V (P, T ) och S = S(T, V ) (1) och beräknar ds och dv genom att dela upp dem i partiella derivator ds = (
Läs mer4-1 Hur lyder Schrödingerekvationen för en partikel som rör sig i det tredimensionella
KVANTMEKANIKFRÅGOR Griffiths, Kapitel 4-6 Tanken med dessa frågor är att de ska belysa de centrala delarna av kursen och tjäna som kunskapskontroll och repetition. Kapitelreferenserna är till Griffiths.
Läs merLösningsanvisningar till tentamen i SI1161 Statistisk fysik, 6 hp, för F3 Onsdagen den 2 juni 2010 kl. 14.00-19.00
EOREISK FYSIK KH Lösningsanvisningar till tentamen i SI1161 Statistisk fysik, 6 hp, för F3 Onsdagen den juni 1 kl. 14. - 19. Examinator: Olle Edholm, tel. 5537 8168, epost oed(a)kth.se. Komplettering:
Läs merKap 3 egenskaper hos rena ämnen
Rena ämnen/substanser (pure substances) Har fix kemisk sammansättning! Exempel: N 2, luft Även en fasblandning av ett rent ämne är ett rent ämne! Blandningar av flera substanser (t.ex. olja blandat med
Läs merMolekylmekanik. Matti Hotokka
Molekylmekanik Matti Hotokka Makroskopiskt material Består av enskilda molekyler Makroskopiskt material För att förstå det makroskopiska materialets egenskaper måste enskilda molekyler undersökas Modeller
Läs merVågrörelselära och optik
Vågrörelselära och optik Kapitel 14 Harmonisk oscillator 1 Vågrörelselära och optik 2 Vågrörelselära och optik Kurslitteratur: University Physics by Young & Friedman (14th edition) Harmonisk oscillator:
Läs merRepetition F7. Lunds universitet / Naturvetenskapliga fakulteten / Kemiska institutionen / KEMA00
Repetition F7 Intermolekylär växelverkan kortväga repulsion elektrostatisk växelverkan (attraktion och repulsion): jon-jon (långväga), jon-dipol, dipol-dipol medelvärdad attraktion (van der Waals): roterande
Läs merTERMOFYSIK Andrea Sand, Kursens www-hemsida: ameinand/kurser/termo2018/
TERMOFYSIK 2018 Andrea Sand, 2018 Dessa föreläsningar baserar sig på de traditionella Latex-anteckningarna som ursprungligen skrivits av Dan Olof Riska, och senare modifierats av Kai Nordlund. Den senaste
Läs merTERMOFYSIK Kai Nordlund, Kursens www-hemsida: knordlun/termo/
TERMOFYSIK 2008 Kai Nordlund, 2008 Dessa föreläsningar baserar sig på de traditionella Latex-anteckningarna som ursprungligen skrivits av Dan Olof Riska. Den senaste uppdatering av Latex-versionen av honom
Läs merKapitel V. Praktiska exempel: Historien om en droppe. Baserat på material (Pisaran tarina) av Hanna Vehkamäki
Kapitel V Praktiska exempel: Historien om en droppe Baserat på material (Pisaran tarina) av Hanna Vehkamäki Kapitel V - Praktiska exempel: Historien om en droppe Partiklar i atmosfa ren Atmosfa rens sammansa
Läs merHärledning av Black-Littermans formel mha allmänna linjära modellen
Härledning av Black-Littermans formel mha allmänna linjära modellen Ett sätt att få fram Black-Littermans formel är att formulera problemet att hitta lämpliga justerade avkastningar som ett skattningsproblem
Läs merViktiga målsättningar med detta kapitel. Förstå skillnaden mellan jämvikt och ojämvikt. Förstå idealgasens tillståndsekvation
Kai Nordlund, 2012 TERMOFYSIK 2012 Dessa föreläsningar baserar sig på de traditionella Latex-anteckningarna som ursprungligen skrivits av Dan Olof Riska. Den senaste uppdatering av Latex-versionen av honom
Läs merTERMOFYSIK I. Introduktion och första grundlagen
Kai Nordlund, 2012 TERMOFYSIK 2012 Dessa föreläsningar baserar sig på de traditionella Latex-anteckningarna som ursprungligen skrivits av Dan Olof Riska. Den senaste uppdatering av Latex-versionen av honom
Läs merTentamen i Kemisk Termodynamik 2011-01-19 kl 13-18
Tentamen i Kemisk Termodynamik 2011-01-19 kl 13-18 Hjälpmedel: Räknedosa, BETA och Formelsamling för kurserna i kemi vid KTH. Endast en uppgift per blad! Skriv namn och personnummer på varje blad! Alla
Läs merInstuderingsfrågor, Griffiths kapitel 4 7
Joakim Edsjö 15 oktober 2007 Fysikum, Stockholms Universitet Tel.: 08-55 37 87 26 E-post: edsjo@physto.se Instuderingsfrågor, Griffiths kapitel 4 7 Teoretisk Kvantmekanik II HT 2007 Tanken med dessa frågor
Läs merSF1625 Envariabelanalys Lösningsförslag till tentamen DEL A
SF165 Envariabelanalys Lösningsförslag till tentamen 15-4-7 DEL A 1. Låt f(x) = arcsin x + 1 x. A. Bestäm definitionsmängden till funktionen f. B. Bestäm funktionens största och minsta värde. (Om du har
Läs merRepetition F6. Lunds universitet / Naturvetenskapliga fakulteten / Kemiska institutionen / KEMA00
Repetition F6 Tillståndsvariabler: P, V, T, n Ideal gas ingen växelverkan allmänna gaslagen: PV = nrt Daltons lag: P = P A + P B + Kinetisk gasteori trycket följer av kollisioner från gaspartiklar i ständig
Läs merBose-Einsteinkondensation. Lars Gislén, Malin Sjödahl, Patrik Sahlin
Bose-Einsteinkondensation Lars Gislén, Malin Sjödahl, Patrik Sahlin 3 mars, 009 Inledning Denna laboration går ut på att studera Bose-Einsteinkondensation för bosoner i en tredimensionell harmonisk-oscillatorpotential.
Läs merExperimentella metoder, FK3001. Datorövning: Finn ett samband
Experimentella metoder, FK3001 Datorövning: Finn ett samband 1 Inledning Den här övningen går ut på att belysa hur man kan utnyttja dimensionsanalys tillsammans med mätningar för att bestämma fysikaliska
Läs merKapitel 5. Gaser. är kompressibel, är helt löslig i andra gaser, upptar jämt fördelat volymen av en behållare, och utövar tryck på sin omgivning.
Kapitel 5 Gaser Kapitel 5 Innehåll 5.1 5. 5.3 Den ideala gaslagen 5.4 5.5 Daltons lag för partialtryck 5.6 5.7 Effusion och Diffusion 5.8 5.9 Egenskaper hos några verkliga gaser 5.10 Atmosfärens kemi Copyright
Läs merKinetik. Föreläsning 2
Kinetik Föreläsning 2 Reaktioner som går mot ett jämviktsläge ALLA reaktioner går mot jämvikt, här avses att vid jämvikt finns mätbara mängder av alla i summaformeln ingående ämnen. Exempel: Reaktion i
Läs merGaser: ett av tre aggregationstillstånd hos ämnen. Flytande fas Gasfas
Kapitel 5 Gaser Kapitel 5 Innehåll 5.1 Tryck 5.2 Gaslagarna från Boyle, Charles och Avogadro 5.3 Den ideala gaslagen 5.4 Stökiometri för gasfasreaktioner 5.5 Daltons lag för partialtryck 5.6 Den kinetiska
Läs merMaterialfysik vt Kinetik 5.6. Nukleation och tillväxt. [Mitchell ]
530117 Materialfysik vt 2010 5. Kinetik 5.6. Nukleation och tillväxt [Mitchell 3.2.1 ] 5.4.1 Nukleation Nukleation (också kärnbildning på svenska, men nukleation används allmänt) är processen där en ny
Läs mer5.4.1 Nukleation Materialfysik vt Kinetik 5.6. Nukleation och tillväxt. Nukleation av en fast fas. Nukleation av en fast fas
5.4.1 Nukleation 530117 Materialfysik vt 2010 5. Kinetik 5.6. Nukleation och tillväxt [Mitchell 3.2.1 ] Nukleation (också kärnbildning på svenska, men nukleation används allmänt) är processen där en ny
Läs merdär vi introducerat Nu förändras även de övriga termodynamiska potentialernas derivator:
IV. Faser Viktiga målsättningar med detta kapitel där vi introducerat µ ( E N ) S,V (2) = systemets kemiska potential = energiökningen per tillförd partikel Kunna behandla partikeltalet som termodynamisk
Läs merFysikaliska modeller
Fysikaliska modeller Olika syften med fysiken Grundforskarens syn Finna förklaringar på skeenden i naturen Ställa upp lagar för fysikaliska skeenden Kritiskt granska uppställda lagar Kontrollera uppställda
Läs merChecklista för funktionsundersökning
Linköpings universitet Matematiska institutionen TATA41 Envariabelanalys 1 Hans Lundmark 2015-02-10 Checklista för funktionsundersökning 1. Vad är definitionsmängden D f? 2. Har funktionen några uppenbara
Läs merSF1626 Flervariabelanalys Lösningsförslag till tentamen DEL A
SF1626 Flervariabelanalys Lösningsförslag till tentamen 213-8-22 DEL A 1. Betrakta funktionen f(x, y) ln(x 2 + xy 2 4). a) Bestäm tangentplanet till funktionsytan z f(x, y) i den punkt på ytan där x 1
Läs merKap 4 energianalys av slutna system
Slutet system: energi men ej massa kan röra sig över systemgränsen. Exempel: kolvmotor med stängda ventiler 1 Volymändringsarbete (boundary work) Exempel: arbete med kolv W b = Fds = PAds = PdV 2 W b =
Läs merKinetik, Föreläsning 2. Patrik Lundström
Kinetik, Föreläsning 2 Patrik Lundström Kinetik för reversibla reaktioner Exempel: Reaktion i fram- och återgående riktning, båda 1:a ordningen, hastighetskonstanter k respektive k. A B Hastighetsekvation:
Läs merKinetisk Gasteori. Daniel Johansson January 17, 2016
Kinetisk Gasteori Daniel Johansson January 17, 2016 I kursen har vi under två lektioner diskuterat kinetisk gasteori. I princip allt som sades på dessa lektioner sammanfattas i texten nedan. 1 Lektion
Läs merViktiga målsättningar med detta delkapitel
Viktiga målsättningar med detta delkapitel Känna till begreppen ytenergi och ytspänning Förstå den stora rollen av ytor för nanomaterials egenskap Känna till storleksberoendet av nanopartiklars smältpunkt
Läs merKap. 8. Kolloidernas stabilitet
Kap. 8. Kolloidernas stabilitet v1.00 M. Granfelt v1.01 NOP/LO TFKI30 Yt- och kolloidkemi 1 Kolloidal stabilitet De kolloidala partiklarna är i ständig rörelse (Brownian motion) Resultatet av en krock
Läs mer29. Stimulerad och spontan emission
29. Stimulerad och spontan emission [Främst ur Alonso-Finn III sid 532] Vi betraktar nu ett system av atomer med två energinivåer E 1 och E 2 (> E 1 ) och ett omgivande fotonsystem med energin ω = hν =
Läs merTentamen i Termodynamik och Statistisk fysik för F3(FTF140)
Chalmers Tekniska Högskola Institutionen för Teknisk Fysik Mats Granath Tentamen i Termodynamik och Statistisk fysik för F3(FTF14) Tid och plats: Tisdag 13/1 9, kl. 8.3-1.3 i V-huset. Examinator: Mats
Läs merANDREAS REJBRAND 2007-11-03 Elektromagnetism http://www.rejbrand.se. Coulombs lag och Maxwells första ekvation
ANDREA REJBRAND 2007-11-03 Elektromagnetism http://www.rejbrand.se oulombs lag och Maxwells första ekvation oulombs lag och Maxwells första ekvation Inledning Två punktladdningar q 1 samt q 2 i rymden
Läs mer9. Magnetisk energi Magnetisk energi för en isolerad krets
9. Magnetisk energi [RM] Elektrodynamik, vt 013, Kai Nordlund 9.1 9.1. Magnetisk energi för en isolerad krets Arbetet som ett batteri utför då det för en laddning dq runt en krets, från batteriets anod
Läs mer9. Magnetisk energi [RMC 12] Elektrodynamik, vt 2013, Kai Nordlund 9.1
9. Magnetisk energi [RMC 12] Elektrodynamik, vt 2013, Kai Nordlund 9.1 9.1. Magnetisk energi för en isolerad krets Arbetet som ett batteri utför då det för en laddning dq runt en krets, från batteriets
Läs merTentamen i FTF140 Termodynamik och statistisk mekanik för F3
Chalmers Institutionen för Teknisk Fysik Göran Wahnström Tentamen i FTF14 Termodynamik och statistisk mekanik för F3 Tid och plats: Tisdag 25 aug 215, kl 8.3-13.3 i V -salar. Hjälpmedel: Physics Handbook,
Läs merKvantmekanik II (FK5012), 7,5 hp
Joakim Edsjö Fysikum, Stockholms Universitet Tel.: 8-5537876 E-post: edsjo@physto.se Lösningar till Kvantmekanik II (FK51, 7,5 hp 3 januari 9 Lösningar finns även tillgängliga på http://www.physto.se/~edsjo/teaching/kvant/index.html.
Läs merTENTAMEN I TERMODYNAMIK för K2, Kf2 och TM2 (KVM091 och KVM090) kl
CHALMERS 1 (4) Energi och Miljö/Värmeteknik och maskinlära Kemi- och bioteknik/fysikalisk kemi Termodynamik (KVM091/KVM090) TENTAMEN I TERMODYNAMIK för K2, Kf2 och TM2 (KVM091 och KVM090) 2013-08-21 kl.
Läs merFöreläsning 12: Ideal gas i klassiska gränsen med inre frihetsgrader, ekvipartitionsprincipen
Föreläsning 12: Ideal gas i klassiska gränsen med frihetsgrader, ekvipartitionsprincipen April 26, 2013, KoK kap. 6 Centrala ekvationer i statistisk mekanik Mikrokanonisk ensemble (U,,N konst):p s = 1/g,
Läs merFöreläsning 14: Exempel på randvärdesproblem. LU-faktorisering för att lösa linjära ekvationssystem.
11 april 2005 2D1212 NumProg för T1 VT2005 A Föreläsning 14: Exempel på randvärdesproblem. LU-faktorisering för att lösa linjära ekvationssystem. Kapitel 8 och 5 i Q&S Stationär värmeledning i 1-D Betrakta
Läs mer4. Atomers växelverkningsmodeller: varför hålls material ihop
4. Atomers växelverkningsmodeller: varför hålls material ihop [AM 19-20, HH 1.6, Kittel ] Vi har sett att fasta ämnen ordnar sig i kristaller. Frågan är nu varför? Dvs. varför är det energetiskt fördelaktigt
Läs merGaser: ett av tre aggregationstillstånd hos ämnen. Fast fas Flytande fas Gasfas
Kapitel 5 Gaser Kapitel 5 Innehåll 5.1 Tryck 5.2 Gaslagarna från Boyle, Charles och Avogadro 5.3 Den ideala gaslagen 5.4 Stökiometri för gasfasreaktioner 5.5 Daltons lag för partialtryck 5.6 Den kinetiska
Läs merKapitel III. Klassisk Termodynamik in action
Kapitel III Klassisk Termodynamik in action Termodynamikens andra grundlag Observation: värme flödar alltid från en varm kropp till en kall, och den motsatta processen sker aldrig spontant (kräver arbete!)
Läs mer7. Anharmoniska effekter
7. Anharmoniska effekter [HH 2.7, Kittel 5, (AM 25)] Hittills har sambandet mellan atomers växelverkningsmodellers komplexitet och de effekter de kan förklara fortskridit ungefär på följande sätt: Term
Läs merFYTA11: Molekylvibrationer
FYTA: Molekylvibrationer Daniel Nilsson 2/ 202 Introduktion Övningens syfte var att undersöka normalmoderna hos molekyler, i synnerhet vattenmolekyler, och studera dessas variation beroende på olika parametrar.
Läs merTentamen, Termodynamik och ytkemi, KFKA01,
Tentamen, Termodynamik och ytkemi, KFKA01, 2016-10-26 Lösningar 1. a Mängden vatten är n m M 1000 55,5 mol 18,02 Förångningen utförs vid konstant tryck ex 2 bar och konstant temeratur T 394 K. Vi har alltså
Läs merKap 7 entropi. Ett medium som värms får ökande entropi Ett medium som kyls förlorar entropi
Entropi Är inte så enkelt Vi kan se på det på olika sätt (mikroskopiskt, makroskopiskt, utifrån teknisk design). Det intressanta är förändringen i entropi ΔS. Men det finns en nollpunkt för entropi termodynamikens
Läs mer7. Anharmoniska effekter
7. Anharmoniska effekter [HH 2.7, Kittel 5, (AM 25)] Hittills har sambandet mellan atomers växelverkningsmodellers komplexitet och de effekter de kan förklara fortskridit ungefär på följande sätt: Term
Läs mer7. Anharmoniska effekter
7. Anharmoniska effekter [HH 2.7, Kittel 5, (AM 25)] Hittills har sambandet mellan atomers växelverkningsmodellers komplexitet och de effekter de kan förklara fortskridit ungefär på följande sätt: Term
Läs merTermodynamik Föreläsning 7 Entropi
ermodynamik Föreläsning 7 Entropi Jens Fjelstad 200 09 5 / 2 Innehåll FS 2:a upplagan (Çengel & urner) 7. 7.9 FS 3:e upplagan (Çengel, urner & Cimbala) 8. 8.9 8.3 D 6:e upplagan (Çengel & Boles) 7. 7.9
Läs merMateriens Struktur. Lösningar
Materiens Struktur Räkneövning 3 Lösningar 1. Studera och begrunda den teoretiska förklaringen till supralednigen så, att du kan föra en diskussion om denna på övningen. Skriv även ner huvudpunkterna som
Läs mer1-1 Hur lyder den tidsberoende Schrödingerekvationen för en partikel som rör sig längs x-axeln? Definiera ingående storheter!
KVANTMEKANIKFRÅGOR, GRIFFITHS Tanken med dessa frågor är att de ska belysa de centrala delarna av kursen och tjäna som kunskapskontroll och repetition. Kapitelreferenserna är till Griffiths. 1 Kapitel
Läs merRäkneövning 2 hösten 2014
Termofysikens Grunder Räkneövning 2 hösten 2014 Assistent: Christoffer Fridlund 22.9.2014 1 1. Brinnande processer. Moderna datorers funktion baserar sig på kiselprocessorer. Anta att en modern processor
Läs merTentamen i Termodynamik Q, F, MNP samt Värmelära för kursen Värmelära och Miljöfysik 20/8 2002
UPPSALA UNIVERSITET Fysiska institutionen Sveinn Bjarman Tentamen i Termodynamik Q, F, MNP samt Värmelära för kursen Värmelära och Miljöfysik 20/8 2002 Skrivtid: 9-14 Hjälpmedel: Räknedosa, Physics Handbook
Läs merMVE465. Innehållsförteckning
Lösningar på övningsuppgifter Detta dokument innehåller mina renskrivna lösningar på övningsuppgifter i kursen Linjär algebra och analys fortsättning (). Jag kan inte lova att samtliga lösningar är välformulerade
Läs merTentamen KFKA05 och nya KFK080,
Tentamen KFKA05 och nya KFK080, 2013-10-24 Även för de B-studenter som läste KFK080 hösten 2010 Tillåtna hjälpmedel: Miniräknare med tillhörande handbok), utdelat formelblad med tabellsamling. Slutsatser
Läs merPatologiska funktioner. (Funktioner som på något vis inte beter sig väl)
Patologiska funktioner (Funktioner som på något vis inte beter sig väl) Dirichletfunktionen Inte kontinuerlig någonstans Inte Riemannintegrerbar Weierstrass funktion Överallt kontinuerlig Inte deriverbar
Läs mer