Enthalpy av endring av staten
I termodynamikken er entalpi av endring av tilstand (tidligere latent varme for endring av tilstand ) av en ren kropp per definisjon endringen i entalpi som følger med en endring av kroppens tilstand i forhold til mengden materie som legges i spill under dette transformasjon. For eksempel, for overgangen fra flytende tilstand til damptilstand, vil vi snakke om entalpi av fordampning .
Entalpien av endring av tilstand, bemerket , uttrykkes i J / mol i det internasjonale systemet for enheter (SI-enheter), men det kan også være relatert til masseenheten som er involvert under transformasjonen: den uttrykkes deretter i J / kg og kalles masse eller spesifikk .
Δ1→2H{\ displaystyle \ Delta _ {1 \ til 2} H}
Ved en temperatur av data, den tilstandsendringen av entropi er lik: . Det uttrykkes i J / ( K · mol) i SI-enheter eller i J / ( K · kg) for entropien til spesifikk tilstandsendring.
T{\ displaystyle T}Δ1→2S=Δ1→2HT{\ displaystyle \ Delta _ {1 \ til 2} S = {\ Delta _ {1 \ til 2} H \ over T}}
Enthalpien av endring av staten ble tidligere kalt latent state of change of state , et begrep på grunn av Joseph Black (1728-1799), og bemerket , med henvisning til det substansielle synet på varme (betraktet som en væske, et stoff uvesentlig) at var utbredt frem til XIX - tallet, inkludert Joseph Fouriers arbeid derpå. Adjektivet "latent" som indikerer at denne mengden er "skjult" før den absorberes eller frigjøres under endringen av staten. I begrepet "latent varme for endring av tilstand" foretrekkes i dag det som "latent varme", hvor termen for varme er reservert for overføring av energi (overføring av termisk energi eller termisk overføring ).
L1→2{\ displaystyle L_ {1 \ til 2}}
Definisjoner
Klassifisering av statlige endringer
Det er tre fysiske hovedtilstander for enhver ren kropp: fast tilstand , flytende tilstand og gasstilstand . Det er en fjerde tilstand oppnådd ved veldig høy temperatur der materialet er i form av et plasma av ioner og elektroner. De bindinger er sterkere mellom molekyler (eller atomer for enkle stoffer ) i fast tilstand enn i flytende tilstand, og disse forbindelsene ikke er praktisk talt fraværende i gassformig tilstand.
En tilstandsendring skjer ved konstant trykk og temperatur. Den energi utveksles i form av varme i løpet av en tilstandsendring resultat av modifisering (brudd eller etablering) av intermolekylære bindinger. For å passere fra en tilstand der molekylene er sterkt knyttet til en tilstand der de er mindre, er det nødvendig å bringe energi til materialet for å bryte bindingene: variasjonen i energi til den rene kroppen er da positiv. Omvendt, å gå fra en tilstand av svake molekylære bindinger til en tilstand med sterke molekylære bindinger induserer en negativ variasjon av energien til den rene kroppen. For eksempel koker vann ved 100 ° C under trykket av en atmosfære (1 atm = 1013,25 hPa ); den spesifikke entalpien av fordampning av vann, lik mengden tilført varme for å transformere 1 kg flytende vann til damp, er 2.257 kJ / kg .
Imidlertid er det tilstandsendringer som ikke innebærer entalpi av endring av staten. Den nåværende klassifiseringen av tilstandsendringer er basert på tilstedeværelse eller fravær av en tilstandsendringsalpi:
- 1. ordens overganger innebærer en entalpi av tilstandsendring, som overgangene beskrevet ovenfor;
- 2. ordens overganger involverer ikke entalpi av tilstandsendring, slik som leder - superlederovergang eller fluid - superfluid- overgang (λ - lambda-overgang).
Enthalpy av endring av staten
La være mol av et rent stoff som gjennomgår en endring av tilstand 1 fra tilstand 1 til tilstand 2 ved konstant trykk og temperatur . La være den varme nødvendig for å utføre alle disse mol passere fra tilstand 1 til tilstand 2. Under en forandring i tilstand av et rent stoff det er en variasjon av entalpi og entropi. Fra kroppen. Den tilstandsendring som finner sted ved konstant trykk, varmeveksles med det ytre miljø i løpet av denne transformasjonen er lik entalpien av den rene substans: . Vi definerer entalpi av endring av tilstand , bemerket av den totale entalpievariasjonen relatert til mengden materie som er involvert i transformasjonen:
ikke{\ displaystyle n} P1→2{\ displaystyle P_ {1 \ til 2}} T{\ displaystyle T}Q{\ displaystyle Q}ikke{\ displaystyle n} H{\ displaystyle H} S{\ displaystyle S}Q{\ displaystyle Q}Q=ΔH{\ displaystyle Q = \ Delta H}Δ1→2H{\ displaystyle \ Delta _ {1 \ til 2} H} ikke{\ displaystyle n}
Enthalpy of state change:
Δ1→2H=Qikke=ΔHikke{\ displaystyle \ Delta _ {1 \ til 2} H = {Q \ over n} = {\ Delta H \ over n}}
med:
-
ΔH{\ displaystyle \ Delta H}endringen i entalpi av mol av et rent stoff under endringen fra tilstand 1 til tilstand 2, uttrykt i J;ikke{\ displaystyle n}
-
Δ1→2H{\ displaystyle \ Delta _ {1 \ til 2} H}den entalpi av endring av tilstanden av den rene substansen, uttrykt i J / mol;
-
ikke{\ displaystyle n} mengden materie av det rene legemet, uttrykt i mol.
La oss også være entalpi av mol av ren substans i tilstand 1 og entalpi av mol av ren substans i tilstand 2, idet disse to entalpiene blir definert ved trykk og temperatur for tilstandsendringen som ikke varierer under transformasjonen. Så vi har: . La være den molare entalpien av den rene substans i tilstand 1, og det molare entalpien av den rene substans i tilstand 2, er disse to mengdene også er definert ved og . Vi har da :; derav forholdet:
H1{\ displaystyle H ^ {1}}ikke{\ displaystyle n}H2{\ displaystyle H ^ {2}}ikke{\ displaystyle n}P1→2{\ displaystyle P_ {1 \ til 2}}T{\ displaystyle T}ΔH=H2-H1{\ displaystyle \ Delta H = H ^ {2} -H ^ {1}}H¯1{\ displaystyle {\ bar {H}} ^ {1}}H¯2{\ displaystyle {\ bar {H}} ^ {2}}P1→2{\ displaystyle P_ {1 \ til 2}}T{\ displaystyle T}ΔH=ikkeΔ1→2H=H2-H1=ikkeH¯2-ikkeH¯1{\ displaystyle \ Delta H = n \ Delta _ {1 \ til 2} H = H ^ {2} -H ^ {1} = n {\ bar {H}} ^ {2} -n {\ bar {H }} ^ {1}}
Enthalpy of state change:
Δ1→2H=H¯2-H¯1{\ displaystyle \ Delta _ {1 \ til 2} H = {\ bar {H}} ^ {2} - {\ bar {H}} ^ {1}}
med:
-
H¯1{\ displaystyle {\ bar {H}} ^ {1}}molar entalpi av den rene substansen i tilstand 1 at og , uttrykt i J / mol;P1→2{\ displaystyle P_ {1 \ til 2}}T{\ displaystyle T}
-
H¯2{\ displaystyle {\ bar {H}} ^ {2}}molær entalpi av det rene stoffet i tilstand 2 ved og , uttrykt i J / mol.P1→2{\ displaystyle P_ {1 \ til 2}}T{\ displaystyle T}
Entalpiendringen av en gitt mengde ren kroppsmateriale når man bytter fra tilstand 2 til tilstand 1 er alltid det motsatte av det når man bytter fra tilstand 1 til tilstand 2 under samme trykk- og temperaturforhold, derav:
Δ2→1H=-Δ1→2H{\ displaystyle \ Delta _ {2 \ til 1} H = - \ Delta _ {1 \ til 2} H}
For eksempel er vannet flytende entalpi motsatt sin fordampnings entalpi . Hvis vi observerer fordampning av vann ved en gitt temperatur , er trykket for tilstandsendringen det tilsvarende mettede damptrykket . La molar entalpi av vann i gassform være under betingelsene for tilstandsendring og molar entalpi av vann i flytende form under betingelser for tilstandsendring. Vi har: og .
ΔliqH=-ΔvapH{\ displaystyle \ Delta _ {\ text {liq}} H = - \ Delta _ {\ text {vap}} H}T{\ displaystyle T} Psatt=Psatt(T){\ displaystyle P ^ {\ text {sat}} = P ^ {\ text {sat}} \! \ left (T \ right)}H¯g, satt=H¯g(Psatt,T){\ displaystyle {\ bar {H}} ^ {\ text {g, sat}} = {\ bar {H}} ^ {\ text {g}} \! \ left (P ^ {\ text {sat}} , T \ høyre)}H¯l, satt=H¯l(Psatt,T){\ displaystyle {\ bar {H}} ^ {\ text {l, sat}} = {\ bar {H}} ^ {\ text {l}} \! \ left (P ^ {\ text {sat}} , T \ høyre)}ΔvapH=H¯g, satt-H¯l, satt{\ displaystyle \ Delta _ {\ text {vap}} H = {\ bar {H}} ^ {\ text {g, sat}} - {\ bar {H}} ^ {\ text {l, sat}} }ΔliqH=H¯l, satt-H¯g, satt{\ displaystyle \ Delta _ {\ text {liq}} H = {\ bar {H}} ^ {\ text {l, sat}} - {\ bar {H}} ^ {\ text {g, sat}} }
Entropi av statsendring
Under tilstandsendringen er trykket og temperaturen konstant, noe som innebærer at den frie entalpi- variasjonen er null siden når som helst og :
P1→2{\ displaystyle P_ {1 \ til 2}}T{\ displaystyle T} G{\ displaystyle G}dP=0{\ displaystyle \ mathrm {d} P = 0}dT=0{\ displaystyle \ mathrm {d} T = 0}
dG=VdP-SdT=0{\ displaystyle \ mathrm {d} G = V \, \ mathrm {d} PS \, \ mathrm {d} T = 0}eller ved å integrere mellom tilstand 1 og tilstand 2 under endring av tilstand:
ΔG=G2-G1=0{\ displaystyle \ Delta G = G ^ {2} -G ^ {1} = 0}Siden per definisjon har vi, ved konstant temperatur:
G=H-TS{\ displaystyle G = H-TS}
ΔG=(H2-TS2)-(H1-TS1)=(H2-H1)-T(S2-S1)=ΔH-TΔS=0{\ displaystyle \ Delta G = \ left (H ^ {2} -TS ^ {2} \ right) - \ left (H ^ {1} -TS ^ {1} \ right) = \ left (H ^ {2 } -H ^ {1} \ høyre) -T \ venstre (S ^ {2} -S ^ {1} \ høyre) = \ Delta HT \ Delta S = 0}med entropien av molen ren substans i tilstand 1 og entropien av molen ren substans i tilstand 2, idet disse to entropiene defineres ved trykk og temperatur for tilstandsendringen som ikke varierer under transformasjonen. Fra hvor :
S1{\ displaystyle S ^ {1}}ikke{\ displaystyle n}S2{\ displaystyle S ^ {2}}ikke{\ displaystyle n}P1→2{\ displaystyle P_ {1 \ til 2}}T{\ displaystyle T}
ΔS=ikkeΔ1→2S=ΔHT=ikkeΔ1→2HT{\ displaystyle \ Delta S = n \ Delta _ {1 \ til 2} S = {\ Delta H \ over T} = {n \ Delta _ {1 \ til 2} H \ over T}}Entropien til endring av tilstand ved temperatur defineres således :
T{\ displaystyle T}
Entropi for statsendring:
Δ1→2S=QikkeT=ΔSikke=Δ1→2HT{\ displaystyle \ Delta _ {1 \ til 2} S = {Q \ over nT} = {\ Delta S \ over n} = {\ Delta _ {1 \ til 2} H \ over T}}
med:
-
ΔS{\ displaystyle \ Delta S}endringen i entropi av mol av et rent stoff under overgangen fra tilstand 1 til tilstand 2, uttrykt i J / K;ikke{\ displaystyle n}
-
Δ1→2S{\ displaystyle \ Delta _ {1 \ til 2} S}den entropien endring av tilstanden av den rene substansen, uttrykt i J / (K mol ·);
-
ikke{\ displaystyle n} mengden materie av det rene legemet, uttrykt i mol;
-
T{\ displaystyle T} endring av tilstandstemperatur, uttrykt i K.
Ved en temperatur av data, entropien til fordampning av vann er derfor: .
T{\ displaystyle T}ΔvapS=ΔvapH/T{\ displaystyle \ Delta _ {\ text {vap}} S = \ Delta _ {\ text {vap}} H / T}
Når det gjelder entalpi av endring av tilstand, har vi forholdet som forbinder entropi av endring av tilstand og molare entropier av den rene kroppen i tilstandene 1 og 2 til trykket og temperaturen til tilstandsendringen:
Entropi for statsendring:
Δ1→2S=S¯2-S¯1{\ displaystyle \ Delta _ {1 \ til 2} S = {\ bar {S}} ^ {2} - {\ bar {S}} ^ {1}}
med:
-
S¯1{\ displaystyle {\ bar {S}} ^ {1}}molar entropi av det rene legemet i tilstand 1 ved og , uttrykt i J / (K · mol);P1→2{\ displaystyle P_ {1 \ til 2}}T{\ displaystyle T}
-
S¯2{\ displaystyle {\ bar {S}} ^ {2}}molar entropi av det rene legemet i tilstand 2 ved og , uttrykt i J / (K · mol).P1→2{\ displaystyle P_ {1 \ til 2}}T{\ displaystyle T}
Som med entalpi av endring av tilstand, er endringen i entropi fra tilstand 2 til tilstand 1 alltid det motsatte av endringen fra tilstand 1 til tilstand 2:
Δ2→1S=-Δ1→2S{\ displaystyle \ Delta _ {2 \ til 1} S = - \ Delta _ {1 \ til 2} S}
Enthalpiavhengighet av tilstandsendring
Entalpien mol av en ren substans er avhengig av trykk og temperatur , men ikke mengden av materiale : . Entalpien av endring av tilstand avhenger derfor av trykket og temperaturen til tilstandsendringen, men ikke av mengden materie:
H¯{\ displaystyle {\ bar {H}}}P{\ displaystyle P}T{\ displaystyle T}ikke{\ displaystyle n}H¯=H¯(P,T){\ displaystyle {\ bar {H}} = {\ bar {H}} \! \ left (P, T \ right)}P1→2{\ displaystyle P_ {1 \ til 2}}T{\ displaystyle T}
ΔH1→2=ΔH1→2(P1→2,T)=H¯2(P1→2,T)-H¯1(P1→2,T){\ displaystyle \ Delta H_ {1 \ til 2} = \ Delta H_ {1 \ til 2} \! \ venstre (P_ {1 \ til 2}, T \ høyre) = {\ bar {H}} ^ {2 } \! \ venstre (P_ {1 \ til 2}, T \ høyre) - {\ bar {H}} ^ {1} \! \ venstre (P_ {1 \ til 2}, T \ høyre)}Eller trykket og temperaturen tilstandsendring er knyttet entydig: . For eksempel når det gjelder fordampning av en ren substans, er det ved en gitt temperatur bare ett fordampningstrykk, eller mettet damptrykk , tilsvarende, og omvendt, til et mettet damptrykk tilsvarer bare 'en enkelt temperatur. Også entalpi av tilstandsendring er bare en funksjon av en enkelt variabel, temperaturen:
P1→2{\ displaystyle P_ {1 \ til 2}}T{\ displaystyle T}P1→2=P1→2(T){\ displaystyle P_ {1 \ til 2} = P_ {1 \ til 2} \! \ venstre (T \ høyre)}
Δ1→2H=Δ1→2H(T){\ displaystyle \ Delta _ {1 \ til 2} H = \ Delta _ {1 \ til 2} H \! \ venstre (T \ høyre)}
Notasjoner
Disse notasjonene anbefales av IUPAC , IUPAP og ISO .
Den smelteentalpi av en kjemisk forbindelse er forskjellen i entalpi tatt i løpet av sammensmelting av et mol av denne forbindelse ved absorpsjon av energi. Massens entalpi av fusjon av metaller er mellom 4 og 16 kJ / kg , med sjeldne unntak.
ΔfusH{\ displaystyle \ Delta _ {\ text {fus}} H}
Den størkning entalpi er det motsatte av smeltevarme: .
-ΔfusH{\ displaystyle - \ Delta _ {\ text {fus}} H}
Den fordampningsvarme av en kjemisk forbindelse er forskjellen i entalpi tatt i løpet av fordampningen av et mol av denne forbindelse ved absorpsjon av energi.
ΔvapH{\ displaystyle \ Delta _ {\ text {vap}} H}
Fortettings entalpi er det motsatte av fordampningsvarme: .
-ΔvapH{\ displaystyle - \ Delta _ {\ text {vap}} H}
Den entalpi på sublimering av en kjemisk forbindelse er forskjellen i entalpi tatt i løpet av sublimering av ett mol av denne forbindelse ved absorpsjon av energi.
ΔunderH{\ displaystyle \ Delta _ {\ text {sub}} H}
Kondenseringen entalpi er motsatt entalpien av sublime: .
-ΔunderH{\ displaystyle - \ Delta _ {\ text {sub}} H}
applikasjoner
Enthalpi og entropi av en ren kropp som gjennomgår en tilstandsendring
Under en tilstandsendring blir molene av ren substans delt inn i mol i tilstand 1 og mol i tilstand 2, med . Ved å definere brøkdelen av ren substans i tilstand 2 har vi:
ikke{\ displaystyle n}ikke1{\ displaystyle n ^ {1}}ikke2{\ displaystyle n ^ {2}}ikke=ikke1+ikke2{\ displaystyle n = n ^ {1} + n ^ {2}}τ2=ikke2ikke{\ displaystyle \ tau ^ {2} = {n ^ {2} \ over n}}
ikke1=(1-τ2)ikke{\ displaystyle n ^ {1} = \ left (1- \ tau ^ {2} \ right) n}
ikke2=τ2ikke{\ displaystyle n ^ {2} = \ tau ^ {2} n}
Den totale entalpien og den totale entropien til den tofasede rene kroppen skrives henholdsvis som en funksjon av molstørrelsene til de to fasene:
H{\ displaystyle H}S{\ displaystyle S}
H=ikke1H¯1+ikke2H¯2{\ displaystyle H = n ^ {1} {\ bar {H}} ^ {1} + n ^ {2} {\ bar {H}} ^ {2}}
S=ikke1S¯1+ikke2S¯2{\ displaystyle S = n ^ {1} {\ bar {S}} ^ {1} + n ^ {2} {\ bar {S}} ^ {2}}
dermed ved å introdusere brøkdelen av ren substans i tilstand 2:
Bifasisk ren kroppens entalpi:
H=(1-τ2)ikkeH¯1+τ2ikkeH¯2{\ displaystyle H = \ left (1- \ tau ^ {2} \ right) n {\ bar {H}} ^ {1} + \ tau ^ {2} n {\ bar {H}} ^ {2} }
Bifasisk ren kroppsentropi:
S=(1-τ2)ikkeS¯1+τ2ikkeS¯2{\ displaystyle S = \ left (1- \ tau ^ {2} \ right) n {\ bar {S}} ^ {1} + \ tau ^ {2} n {\ bar {S}} ^ {2} }
Det skal bemerkes at entalpiene og molare entropiene i de to fasene for et rent stoff bare avhenger av trykket og temperaturen. Trykket og temperaturen er konstant under endring av tilstand, entalpiene og molare entropiene i de to fasene er derfor konstante under transformasjonen. Vi har således:
- Når den rene forbindelsen er helt og holdent i den tilstand 1 ( , , ): og ;ikke1=ikke{\ displaystyle n ^ {1} = n}ikke2=0{\ displaystyle n ^ {2} = 0}τ2=0{\ displaystyle \ tau ^ {2} = 0}H=ikkeH¯1{\ displaystyle H = n {\ bar {H}} ^ {1}}S=ikkeS¯1{\ displaystyle S = n {\ bar {S}} ^ {1}}
- Når den rene forbindelsen er helt i tilstand 2 ( , , ): og .ikke1=0{\ displaystyle n ^ {1} = 0}ikke2=ikke{\ displaystyle n ^ {2} = n}τ2=1{\ displaystyle \ tau ^ {2} = 1}H=ikkeH¯2{\ displaystyle H = n {\ bar {H}} ^ {2}}S=ikkeS¯2{\ displaystyle S = n {\ bar {S}} ^ {2}}
Molarstørrelsene er knyttet til forholdet:
H¯2=H¯1+Δ1→2H{\ displaystyle {\ bar {H}} ^ {2} = {\ bar {H}} ^ {1} + \ Delta _ {1 \ til 2} H}
S¯2=S¯1+Δ1→2S=S¯1+Δ1→2HT{\ displaystyle {\ bar {S}} ^ {2} = {\ bar {S}} ^ {1} + \ Delta _ {1 \ til 2} S = {\ bar {S}} ^ {1} + {\ Delta _ {1 \ til 2} H \ over T}}
vi kan også skrive:
Bifasisk ren kroppens entalpi:
H=ikkeH¯1+τ2ikkeΔ1→2H{\ displaystyle H = n {\ bar {H}} ^ {1} + \ tau ^ {2} n \ Delta _ {1 \ to 2} H}
Bifasisk ren kroppsentropi:
S=ikkeS¯1+τ2ikkeΔ1→2HT{\ displaystyle S = n {\ bar {S}} ^ {1} + \ tau ^ {2} n {\ Delta _ {1 \ to 2} H \ over T}}
med:
-
H{\ displaystyle H}entalpi av den rene bifasiske kroppen ved og , uttrykt i J;P1→2{\ displaystyle P_ {1 \ til 2}}T{\ displaystyle T}
-
H¯1{\ displaystyle {\ bar {H}} ^ {1}}molar entalpi av den rene substansen i tilstand 1 at og , uttrykt i J / mol;P1→2{\ displaystyle P_ {1 \ til 2}}T{\ displaystyle T}
-
H¯2{\ displaystyle {\ bar {H}} ^ {2}}molar entalpi av den rene substansen i tilstand 2 ved og , uttrykt i J / mol;P1→2{\ displaystyle P_ {1 \ til 2}}T{\ displaystyle T}
-
S{\ displaystyle S}entropien til den bifasiske rene kroppen ved og , uttrykt i J / K;P1→2{\ displaystyle P_ {1 \ til 2}}T{\ displaystyle T}
-
S¯1{\ displaystyle {\ bar {S}} ^ {1}}molar entropi av det rene legemet i tilstand 1 ved og , uttrykt i J / (K · mol);P1→2{\ displaystyle P_ {1 \ til 2}}T{\ displaystyle T}
-
S¯2{\ displaystyle {\ bar {S}} ^ {2}}molar entropi av det rene legemet i tilstand 2 ved og , uttrykt i J / (K · mol);P1→2{\ displaystyle P_ {1 \ til 2}}T{\ displaystyle T}
-
ikke{\ displaystyle n} mengden materie av det rene legemet, uttrykt i mol;
-
T{\ displaystyle T} endring av tilstandstemperatur, uttrykt i K;
-
τ2{\ displaystyle \ tau ^ {2}}den totale molfraksjonen av ren kropp i tilstanden 2, med antall mol av den rene kroppen i tilstanden 2 .ikke2{\ displaystyle n ^ {2}}τ2=ikke2/ikke{\ displaystyle \ tau ^ {2} = n ^ {2} / n}
Vi kan skrive lignende forhold ved hjelp av forholdet :
τ1=ikke1ikke=1-τ2{\ displaystyle \ tau ^ {1} = {n ^ {1} \ over n} = 1- \ tau ^ {2}}
H=τ1ikkeH¯1+(1-τ1)ikkeH¯2=ikkeH¯2-τ1ikkeΔ1→2H{\ displaystyle H = \ tau ^ {1} n {\ bar {H}} ^ {1} + \ left (1- \ tau ^ {1} \ right) n {\ bar {H}} ^ {2} = n {\ bar {H}} ^ {2} - \ tau ^ {1} n \ Delta _ {1 \ til 2} H}
S=τ1ikkeS¯1+(1-τ1)ikkeS¯2=ikkeS¯2-τ1ikkeΔ1→2HT{\ displaystyle S = \ tau ^ {1} n {\ bar {S}} ^ {1} + \ left (1- \ tau ^ {1} \ right) n {\ bar {S}} ^ {2} = n {\ bar {S}} ^ {2} - \ tau ^ {1} n {\ Delta _ {1 \ til 2} H \ over T}}
Clapeyron formel
Trykket, temperaturen, molvolumene i de to fasene og entalpi av tilstandsendring er relatert av Clapeyron-formelen :
Clapeyron formel: (dP1→2dT)=Δ1→2HT⋅Δ1→2V{\ displaystyle \ left ({\ mathrm {d} P_ {1 \ to 2} \ over \ mathrm {d} T} \ right) = {\ Delta _ {1 \ to 2} H \ over T \ cdot \ Delta _ {1 \ til 2} V}}
|
med:
-
T{\ displaystyle T}endring av tilstandstemperatur (i Kelvin , K );
-
P1→2{\ displaystyle P_ {1 \ til 2}}trykket for endring av tilstand ved temperatur (i pascal , Pa );T{\ displaystyle T}
-
Δ1→2H{\ displaystyle \ Delta _ {1 \ til 2} H}tilstandsendringsentalpi av tilstandsendringen fra fase til fase ved temperatur (i joule per mol , J / mol );1{\ displaystyle 1}2{\ displaystyle 2}T{\ displaystyle T}
-
Δ1→2V=V¯2-V¯1{\ displaystyle \ Delta _ {1 \ til 2} V = {\ bar {V}} ^ {2} - {\ bar {V}} ^ {1}}forskjellen på molvolumene til det rene stoffet henholdsvis i fasene og ved temperaturen og under trykket (i kubikkmeter per mol, m 3 / mol ).2{\ displaystyle 2}1{\ displaystyle 1}T{\ displaystyle T}P1→2{\ displaystyle P_ {1 \ til 2}}
Denne formelen er bare gyldig i tilfelle en førsteordens faseovergang . For andreordens faseoverganger, som skjer uten entalpi av tilstandsendring, dvs. uten varmeoverføring, se Ehrenfest-formler .
bruk
Siden entalpi av tilstandsendring representerer frigjort energi ( eksoterm transformasjon ) eller absorbert ( endoterm transformasjon ) under endringen, er det en viktig mengde innen kjemi og fysikk. Det må faktisk tas i betraktning når man vurderer forholdene under hvilke et eksperiment eller en prosess vil forekomme. For eksempel utvides en oppvarmet kropp , men hvis eksperimentet finner sted ved smeltepunktet i en ispanne, vil en del av energien bli absorbert av tilstandsendringen fra is til vann som vil redusere utvidelsen.
Latent varme er også et begrep som er mye brukt i meteorologi . Strømmen av energi mottatt på jordens overflate og absorbert av jordens atmosfære tjener til å varme opp luften og tillate fordampning av sjøvann inn i troposfæren . Omvendt kondenserer og fryser vertikale luftbevegelser vann i skyer og nedbør . Hver tilstandsendring forårsaker absorpsjon eller frigjøring av varme som må integreres i energibalansen, som påvirker atmosfærisk sirkulasjon . Den latente varmestrømmen måles ofte med Bowen-forholdet .
Noen verdier
Den følgende tabellen rapporterer noen verdier ved normalt atmosfærisk trykk ( 101 325 Pa ).
Substans
|
Enthalpy of fusion kJ / kg
|
Temperatur smelte ° C
|
Heat av fordamping kJ / kg
|
Temperatur koker ° C
|
---|
Etanol
|
108.00
|
−114,00
|
855,00
|
78.30
|
Ammoniakk
|
332,17
|
−77,74
|
1.369,00
|
−33.34
|
Karbondioksid , CO 2 |
184.00
|
−78,50 ( sublimering )
|
574,00
|
−56,70 (kokende, ved 5,1 atm)
|
Helium
|
|
|
21.00
|
−268,93
|
Dihydrogen
|
58.00
|
−259,00
|
455,00
|
−253,00
|
Lede |
23.00
|
327,50
|
871,00
|
1750.00
|
Dinitrogen
|
25,70
|
−210,00
|
200.00
|
−196,00
|
Dioksygen
|
13.90
|
−219,00
|
213.00
|
−183,00
|
R134a kjølemiddel
|
|
−101,00
|
215,90
|
−26.60
|
Kjølemiddel R152a
|
|
−116,00
|
326,50
|
−25,00
|
Toluen
|
72.10
|
−93,00
|
351,00
|
110.60
|
Terpentin
|
|
|
293,00
|
|
Vann
|
334,00
|
0,00
|
2 264,76
|
100,00
|
Merknader og referanser
Merknader
-
Mengder, enheter og symboler i fysisk kjemi , grønn bok , s. 60, 2007, Les online .
-
(en) GH Bryan , termodynamikk. En innledende avhandling som hovedsakelig handler om første prinsipper og deres direkte anvendelser , Leipzig, BG Tuebner,1907, s. 9, 20–22.
-
" Verdier av forskjellige termodynamiske parametere for mange stoffer " , på Académie de Nancy-Metz (åpnet 11. november 2020 )
-
(en) " Et fasediagram er en graf for trykk-temperatur som viser temperatur- og trykkområdene som hver fase er stabil over. » , På chegg.com (åpnet 2. februar 2016 ) .
-
(in) Yaws 'Handbook of Chemical Properties of the Elements , 2011 Knovel.
Bibliografi
-
Jean-Claude Guibet og Emmanuelle Faure-Birchem (samarbeidspartner) ( pref. Raymond Lévy ), Drivstoff og motorer , Paris, Éditions Technip, koll. "Publikasjoner fra det franske petroleumsinstituttet ",1997( ISBN 2-7108-0704-1 ).
-
Jean-Marie Donnini og Lucien Quaranta , Dictionary of Experimental Physics , t. II, Sarreguemines, Éditions Pierron, koll. "Termodynamikk og applikasjoner",1997, 499 s. ( ISBN 2-7085-0168-2 ).
-
Jean-Pierre Corriou, Kjemisk termodynamikk: Termodynamiske diagrammer , vol. J 1026, Ingeniørteknikker , koll. «Dokumentarbase: Termodynamikk og kjemisk kinetikk , pakke: Enhetsoperasjoner. Kjemisk reaksjonsteknikk , univers: Kjemi - bio - agro prosesser »,1985, 30 s. ( les online ).
-
Pascal Febvre, Richard Taillet og Loïc Villain, Physics Dictionary , De Boeck Supérieur,2013, 899 s. ( ISBN 978-2-8041-7554-2 , leses online ) , s. 227-228; 693.
-
Peter William Atkins og Julio De Paula, fysisk kjemi , De Boeck Superior,2013, 1024 s. ( ISBN 978-2-8041-6651-9 , leses online ) , s. 149-151.
-
Hervé Lemarchand, under ledelse av Geneviève ML Dumas og Roger I. Ben-Aïm, The essential in chemical thermodynamics : the foundation , Bréal,2004( ISBN 2-7495-0264-0 , leses online ) , s. 72.
Relaterte artikler