Helmholtzin energia

Helmholtzin vapaaenergia tai Helmholtzin energia^[1] on termodynaaminen funktio, joka vakiolämpötilassa vastaa suurinta mahdollista työtä, jonka järjestelmä pystyy tekemään. Erityisesti Helmholtzin vapaaenergian avulla voidaan kuvailla sellaisia suljettuja järjestelmiä, jotka ovat vakiolämpötilassa ja -tilavuudessa, sillä näissä järjestelmissä se saavuttaa miniminsä termodynaamisessa tasapainotilassa. Helmholtzin vapaaenergia, jonka SI-yksikkö on ${\text{J}}$ , on nimetty Hermann Ludwig Ferdinand von Helmholtzin mukaan. Helmholtzin vapaaenergiaa käytetään analysoitaessa muutoksia, joissa reaktiopaine voi muuttua, kuten esimerkiksi räjähdyksiä.

Helmholtzin vapaaenergian tilavuusriippuvuus muokkaa

Helmholtzin vapaaenergia on tilafunktio, ja se määritellään sisäenergian ja entropian avulla (ks. termodynaaminen tasapaino):

(1)

\qquad A\,=\,U-TS

Derivoimalla yhtälön (1) saadaan $dA\,=\,dU-S\,dT-T\,dS$ . Reversiibelille muutokselle $dU=TdS-PdV$ , joten Helmholtzin vapaaenergialle tärkeä riippuvuus tilavuudesta ja lämpötilasta on:

(2)

\qquad dA\,=\,-P\,dV-S\,dT\,\,\!

Helmholtzin vapaaenergian kokonaisderivaatta tilavuuden ja lämpötilan suhteen on

(3)

\qquad dA\,=\,{\Bigg (}{\frac {\partial A}{\partial V}}{\Bigg )}_{T}dV+{\Bigg (}{\frac {\partial A}{\partial T}}{\Bigg )}_{V}dT

Vertaamalla yhtälöitä (2) ja (3) toisiinsa, voidaan todeta, että vakiolämpötilassa pätee

(4)

\qquad {\Bigg (}{\frac {\partial A}{\partial V}}{\Bigg )}_{T}\,=\,-P

Yhtälöstä (4) on todettavissa, että Helmholtzin vapaaenergia pienenee tilavuuden suurentuessa. Yhtälöön (4) voidaan solveltaa ideaalikaasun tilanyhtälöä, jolloin $dA=-nRT{\frac {dV}{V}}$ . Jos reaktiotilavuus muuttuu $V_{\text{a}}$ :sta $V_{\text{b}}$ :hen, niin Helmholtzin vapaaenergian muutos on:

(5)

\qquad \Delta A\,=\,-nRT\ln {\frac {V_{\text{b}}}{V_{\text{a}}}}

Helmholtzin vapaaenergian lämpötilariippuvuus muokkaa

Tarkasteltaessa yhtälöä (2) ja otettaessa tilavuus vakioksi, voidaan Helmholtzin vapaaenergian lämpötilariippuvuudelle kirjoittaa

(6)

\qquad {\Bigg (}{\frac {\partial A}{\partial T}}{\Bigg )}_{V}\,=\,-S

Yhtälöstä (6) voidaan todeta, että Helmholtzin vapaaenergia pienenee lämpötilan suurentuessa. Toisaalta Helmholtzin vapaaenergia voidaan ilmaista sisäenergian avulla: $A=U-TS$ . Jakamalla tämä yhtälö termeittäin lämpötilalla ja sen jälkeen osittaisderivoimalla lämpötilan suhteen saadaan

(7)

\qquad {\Bigg (}{\frac {\partial A/T}{\partial T}}{\Bigg )}_{V}\,=\,-{\frac {U}{T^{2}}}+{\frac {1}{T}}{\Bigg (}{\frac {\partial U}{\partial T}}{\Bigg )}_{V}-{\Bigg (}{\frac {\partial S}{\partial T}}{\Bigg )}_{V}

Yhtälössä (7) kaksi viimeistä termiä ovat toistensa vastalukuja,^A joten saadaan

(8)

\qquad {\Bigg [}{\frac {\partial {\Big (}{\frac {A}{T}}{\Big )}}{\partial T}}{\Bigg ]}_{V}\,=\,-{\frac {U}{T^{2}}}\,\,\!

Suurin mahdollinen työ muokkaa

Termodynamiikan ensimmäisessä pääsäännössä määritetään järjestelmän sisäenergia järjestelmään absorboidun lämpömäärän ja järjestelmässä tehdyn työn avulla^[2]

(9)

\qquad dU=\delta q+\delta w

Clausiuksen teoreeman mukaan palautuvalle muutokselle yhtälöön (9) sijoitettuna saadaan: $dU\leq T\,dS+\delta w$ . Kun työ ilmaistaan laajenemistyön ja jonkin muun työn summana, niin tällöin merkitään yhtälössä (9) työlle $\delta w=\delta w_{\text{laajeneminen}}+\delta w_{\text{muu työ}}$ .^[3]

(10)

\qquad dU-T\,dS\leq \delta w_{\text{laajeneminen}}+\delta w_{\text{muu työ}}

(11)

\qquad d(U-T\,S)\leq \delta w_{\text{laajeneminen}}+\delta w_{\text{muu työ}}

Yhtälössä (11) vasen puoli on määrittelyn mukaan Helmholtzin vapaaenergia $A$ , joten yleinen ehto isotermisen muutoksen vapaaehtoisuudelle on $dA\leq \delta w_{\text{laajeneminen}}+\delta w_{\text{muu työ}}$ , jossa yhtäläisyysmerkki vastaa palautuvaa (reversiibeli) muutosta ja pienempi kuin-merkki vapaaehtoista (irreversiibeli) muutosta. Jos $dA<0$ , niin vapaaehtoisessa muutoksessa $\delta w$ vastaa suurinta mahdollista muutoksesta saatavana olevaa työtä (tehtynä ympäristöön). Jos $dA>0$ , niin muutos ei ole vapaaehtoinen ja työtä on tehtävä järjestelmään, jotta aiheutetaan jokin muutos. Yhtälö (11) mahdollistaa laskea järjestelmän tekemän suurimman mahdollisen työn ympäristöönsä isotermisessä muutoksessa. Tästä esimerkkinä tarkastellaan metaanin palamista standarditilan olosuhteissa. Tämän hapettumisreaktion bruttoreaktio on

(12)

\qquad

{\ce {CH_4(g) + 2O_2(g)->CO_2(g) + 2H_2O(l)}}

Standardinen Helmholtzin vapaaenergian muutos on

${\begin{aligned}\Delta A^{\ominus }&\,=\,\Delta U_{\text{palaminen}}^{\ominus }({\text{CH}}_{4}{\mathit {,g}})-T\,\Delta S_{\text{palaminen}}^{\ominus }({\text{reaktio}})\\&\,=\,\Delta H_{\text{palaminen}}^{\ominus }({\text{CH}}_{4}{\mathit {,g}})-\Delta n\,R\,T-T{\Big [}S^{\ominus }({\text{CO}}_{2}{\mathit {,g}})+2S^{\ominus }({\text{H}}_{2}{\text{O}}{\mathit {,l}})-S^{\ominus }({\text{CH}}_{4}{\mathit {,g}})-2S^{\ominus }({\text{O}}_{2}{\mathit {,g}}){\Big ]}\\&\,=\,{\Big (}-891{\text{ kJ mol}}^{-1}{\Big )}+2\cdot {\Big (}8,314{\text{ J mol}}^{-1}{\text{K}}^{-1}{\Big )}\cdot {\Big (}298,15{\text{ K}}{\Big )}-{\Big (}298,15{\text{ K}}{\Big )}\cdot {\Big (}213,8+2\cdot 70,0-186,3-2\cdot 205,2{\Big )}{\text{J mol}}^{-1}{\text{K}}^{-1}\\&\,=\,-814{\text{ kJ mol}}^{-1}=-50,6{\text{ kJ g}}^{-1}\end{aligned}}$

Laskettu lopputulos kuvaa reaktion vapaaehtoisuutta ja vastaa suurinta mahdollista saatavana olevaa kokonaistyön määrää metaanin palamisesta standardiolosuhteissa. Laskettaessa vastaava työ vedyn palamiselle [ ${\ce {2H_2 (g) + O_2 (g) \,->\,2H_2O (l)}}$ ], saadaan $\Delta A^{\ominus }=-89,9{\text{kJ g}}^{-1}$ . Vedyn palaminen aikaansaa saatavilla olevaa työtä enemmän kuin vastaava metaanin palaminen. Tämä on looginen perusta valita vety metaanin sijasta kantoraketin polttoaineeksi.

Lisätieto muokkaa

^A Sisäenergian kokonaisdifferentiaali lämpötilan ja tilavuuden suhteen on $dU={\Bigg (}{\frac {\partial U}{\partial T}}{\Bigg )}_{V}dT+{\Bigg (}{\frac {\partial U}{\partial V}}{\Bigg )}_{T}dV$ ja reversiibelille muutokselle termodynamiikan 1. ja 2. pääsääntö yhdistettynä on $dU=TdS-PdV$ . Näistä voidaan ratkaista entropia: $dS={\frac {C_{v}}{T}}dT+{\frac {1}{T}}{\Bigg [}{\Bigg (}{\frac {\partial U}{\partial V}}{\Bigg )}_{T}+P{\Bigg ]}dV$ . Vertaamalla tätä entropian kokonaisdifferentiaaliin lämpötilan ja tilavuuden suhteen, voidaan todeta, että ${\Bigg (}{\frac {\partial S}{\partial T}}{\Bigg )}_{V}={\frac {C_{v}}{T}}$

Katso myös muokkaa

Lähteet muokkaa

↑ IUPAC: Helmholtz energy Gold book. ”Internal energy minus the product of thermodynamic temperature and entropy. It was formerly called free energy.” Viitattu 13.3.2022.
↑ Donald A. McQuarrie ja John D. Simon, Molecular Thermodynamics, s. 301, (1999), University Science Books, ISBN 1-891389-05-X
↑ Thomas Engel ja Philip Reid, Thermodynamics, Statistical Thermodynamics and Kinetics, (2006), s. 113, Pearson, ISBN 0-8053-3844-6

[1] IUPAC: Helmholtz energy Gold book. ”Internal energy minus the product of thermodynamic temperature and entropy. It was formerly called free energy.” Viitattu 13.3.2022.

[McQuarrie1999-2] Donald A. McQuarrie ja John D. Simon, Molecular Thermodynamics, s. 301, (1999), University Science Books, ISBN 1-891389-05-X

[3] Thomas Engel ja Philip Reid, Thermodynamics, Statistical Thermodynamics and Kinetics, (2006), s. 113, Pearson, ISBN 0-8053-3844-6

[1]

[2]

[3]