termo_2015-08
Transcription
termo_2015-08
Chalmers Institutionen för Teknisk Fysik Göran Wahnström Tentamen i FTF140 Termodynamik och statistisk mekanik för F3 Tid och plats: Tisdag 25 aug 2015, kl 08.30-13.30 i ”V”-salar. Hjälpmedel: Physics Handbook, BETA, ett A4-blad (2 sidor) med egna anteckningar, Chalmersgodkänd räknare. Jourhavande lärare: Göran Wahnström, tel. 772-3634, 076-1010523. Bedömning: Varje uppgift ger maximalt 10 poäng. Till detta adderas eventuella duggapoäng. För godkänt krävs 20 poäng (4:a minst 30 poäng, 5:a minst 40 poäng). Lösningar: Anslås på kurshemsidan. Rättningsgranskning: Onsdag 9 sep 2015, kl 12.30-13.30 i rum O7112B, översta våningen i Origohuset, norra flygeln. 1. En enatomig gas är innesluten i en behållare. Den kan behandlas som en klassisk idealgas och består av N atomer. Gasen genomgår en cyklisk process enligt figuren nedan. Samtliga ingående processer kan behandlas som kvasistatiska (reversibla). Beteckna P1 = P0 och V1 = V0 och antag att P2 = 2P0 och V2 = 3V0 . För varje delprocess ange om tillfört värme är positivt, negativt eller noll! Ange på motsvarande sätt vad som gäller för tillfört arbete! Beräkna därefter kvoten ∆UB ∆UA där ∆UA och ∆UB är ändringen i energi för gasen i process A respektive B! Ditt svar ska vara rent numeriskt, dvs får inte innehålla storheterna N , P0 eller V0 . Fig. PV-diagram för den aktuella cykeln. 2. En diamant med massan m=0,2 g har från början temperaturen T =20 K. Den placeras i en stor behållare med temperaturen 300 K. Bestäm entropiändringen för diamanten då termisk jämvikt har inställt sig, dvs då den har fått temperaturen 300 K! Bestäm också entropiändringen 1 för omgivningen! I det givna temperaturintervallet 20 - 300 K är diamants värmekapacitet till god approximation proportionell mot temperaturen upphöjt till 3 (se figur nedan), dvs C = amT 3 , där a är en konstant med dimension J/kg·K4 . Skillnaden mellan CP och CV kan försummas. Beräkna numeriskt entropiändringen för diamanten och omgivningen med hjälp av ett konstant värde på a, extraherat från figuren nedan! Fig. Värmekapaciteten för diamant per mol. 3. Betrakta en gas av klassiska partiklar i tre dimensioner. Den normerade hastighetsfördelningen ges då av uttrycket f (v) = m 2πkT 3/2 exp (−mv 2 /2kT ) där v är partikelns hastighet, v =| v | dess fart, m partikelns massa, k Boltzmanns konstant och T temperaturen. Utgående från denna fördelning beräkna medelvärdet av 1/v, dvs h1/vi! Svara genom att jämföra med inversen av medelfarten hvi, dvs ange kvoten h1/vi = h1/vi · hvi 1/hvi 4. Betrakta ett system som är i termisk och diffusiv kontakt med en omgivning med temperaturen T och kemiska potentialen µ, dvs systemet kan studeras med hjälp av stor kanonisk fördelning. För systemet gäller att sannolikheten att finna det i ett tillstånd s med energin E(s) och partikelantalet N (s) ges av uttrycket P(s) = 1 −[E(s)−µN (s)]/kT e Z 2 där normeringen Z= X e−[E(s)−µN (s)]/kT s brukar benämnas stora tillståndssumman. För vårt system gäller att h Z = 1 + e(µ−)/kT i3 där är en konstant med dimension energi. Med hjälp av detta uttryck på den stora kanoniska fördelningen, beräkna medelantalet partiklar hN i för systemet som funktion av µ och T ! Antag sedan att µ > . Vad blir då gränsvärdet av hN i då T → 0 respektive T → ∞! 5. I en solcell omvandlas solljuset direkt till elektrisk energi. Det aktiva materialet är en halvledare. En halvledare karakteriseras av ett valensband som är fyllt av elektroner och ett ledningsband som väsentligen är tomt. Mellan dessa två band finns ett gap i energi, g , där det inte finns några tillstånd som en elektron kan ockupera. Om en foton infaller mot halvledaren kan den excitera en elektron från valensbandet till ledningsbandet endast om dess energi = hν är större än bandgapet, hν > g . Den exciterade elektronen kan utnyttjas för att producera elektrisk energi. Snabba dissipativa processer gör att den exciterade elektronen förlorar energi tills den är lokaliserad i botten av ledningsbandet. Om man sedan kan undvika att den relaxerar tillbaks till valensbandet så kan man utnyttja energin g för att producera elektrisk energi genom att låta elektronen passera en yttre krets. Solcellens effektivitet beror därför av storleken på bandgapet g . Om man väljer en halvledare med ett litet bandgap g så betyder det att många fotoner kan utnyttjas för produktion av elektrisk energi. Å andra sidan kommer dessa fotoner var och en bidra med en förhållandevis liten energi lika med g . Om man väljer en halvledare med ett större bandgap så medför det att färre fotoner kan utnyttjas, men dessa fotoner kommer å andra sidan att bidra var och en med en högre energi. Det betyder att det finns ett optimalt bandgap som ger maximal elektrisk energi. Antag att den infallande solstrålningen kan behandlas som svartkroppsstrålning med temperaturen T (solens yttemperatur). Teckna ett uttryck för solcellens verkningsgrad (förhållandet mellan producerad elektrisk energi och infallande solenergi) som funktion av storleken på bandgapet! Bestäm därefter det optimala bandgapet! Detta leder till en ekvation som måste lösas numeriskt. För full poäng behöver du bara härleda denna ekvation, den behöver inte lösas numeriskt. Dock ska du förenkla tills det bara återstår en ekvation som kan lösas numeriskt. Ange slutligen solcellens maximala verkningsgrad uttryckt i 3 det optimala bandgapet! Detta uttryck ska inte innehålla någon integral. Du kan ha användning för följande integralvärde Z ∞ Q 0 x3 π4 dx = ex − 1 15 Fig. Illustration av hur en solcell fungerar. (A) En infallande foton med energi hν > g (relativt kort våglängd) kan excitera en elektron från valensbandet till ledningsbandet. Energi större än bandgapet förloras som värme. Den exciterade elektronen kan sedan utnyttjas för att producera elektrisk energi. (B) Om fotonens energi är för liten hν < g (relativt lång våglängd) transmitteras den genom halvledaren utan att exciterar någon elektron. 4 Chalmers Institutionen ör Teknisk Fysik Anders Lindman, 2015-08-27 Lösningar till tentamen i FTF140 Termodynamik och statistisk mekanik Uppgi 1 För en enatomig (3 frihetsgrader) ideal gas så ger ekvipartionsteoremet 3 U = NkT 2 och i kombination med ideala gaslagen så gäller a 3 U = PV. 2 Då varje delprocess är kvasistatisk så gäller a (tryck-volym-) arbetet ges av W = −PΔV. Till sist så kan värmet Q bestämmas från 1:a huvudsatsen ΔU = Q + W. Vi betraktar nu varje process. A: Då volymen är konstant är WA = 0. Värmet ges då av QA = ΔUA = 3 3 (2P0 V0 − P0 V0 ) = P0 V0 > 0. 2 2 B: Trycket är nu konstant och därmed är WB = −2P0 (3V0 − V0 ) = −4P0 V0 < 0. Värmet ges av QB = ΔUB − WB = 3 (2P0 3V0 − 2P0 V0 ) − (−4P0 V0 ) = 10P0 V0 > 0. 2 C: Återigen är volymen konstant och WC = 0. Värmet ges då av QC = ΔUC = 9 3 (P0 3V0 − 2P0 3V0 ) = − P0 V0 < 0. 2 2 1 D: Trycket är nu konstant och WD = −P0 (V0 − 3V0 ) = 2P0 V0 > 0. Värmet ges av QD = ΔUD − WD = 3 (P0 V0 − P0 3V0 ) − (2P0 V0 ) = −5P0 V0 < 0. 2 Till sist så beräknar vi kvoten ΔUB /ΔUA vilken ges av ΔUB 6P0 V0 = 3 =4 ΔUA 2 P0 V0 2 Uppgi 2 Värmekapaciteten ges av urycket C = amT3 . För diamanten blir entropiörändringen ∫ ΔSd = T2 C dT = am T T1 ∫ T2 T2 dT = T1 ) am ( 3 T2 − T31 3 För omgivningen är temperaturen konstant och entropiörändringen blir således ΔSo = Qo T2 där Qo är värmeörändringen i omgivningen. Då inget arbete utörts gäller ∫ Qo = −Qd = − vilket ger T2 T1 ∫ CdT = −am T2 T1 T3 dT = − ) am ( 4 T2 − T41 4 [ ] ) am ( 4 am 3 T41 4 ΔSo = − T − T1 = − T2 − 4T2 2 4 T2 Ur den givna figuren kan man avläsa a värmekapaciteten är C = 0.2 J/K ör en mol diamant vid temperaturen 100 K. Då en mol väger 12 gram är a= 0.2 10−4 4 J/kg · K = J/kg · K4 . 0.012 · 106 6 I uppgien är det givet a m = 0.2 g, T1 = 20 K och T1 = 300 K. Med dessa värden blir ΔSd = 30 mJ/K och ΔSo = −22.5 mJ/K. 3 Uppgi 3 För a beräkna medelvärdet av 1/v använder vi den givna hastighetsördelningen f(v) enligt ∫ 1 ⟨1/v⟩ = f(v)dv. v Den här integralen kan lösas genom a övergå till säriska koordinater vilket ger ( ) ∫ 2π ∫ π ∫ ∞ 1 ( m )3/2 mv2 ⟨1/v⟩ = dφ sin θdθ v2 exp − dv v 2πkT 2kT 0 0 0 ) ( ( m )3/2 ∫ ∞ mv2 = 4π v exp − dv. 2πkT 2kT 0 √ Med variabelsubstitutionen x = v m/2kT kan integralen skrivas som √ ∫ ( m )3/2 2kT ∫ ∞ ( 2) ( ) 8m ∞ x exp −x dx = x exp −x2 dx. ⟨1/v⟩ = 4π 2πkT m 0 πkT 0 √ Integralen blir 1/2 (se Physics Handbook) och således blir ⟨1/v⟩ = 2m/πkT. √ På samma sä med övergången till säriska koordinater samt variabelsubstitutionen x = v m/2kT kan vi nu beräkna medelvärdet av v. ) ( ( m )3/2 ( 2kT )2 ∫ ∞ ( m )3/2 ∫ ∞ ( ) mv2 3 dv = 4π ⟨v⟩ = 4π v exp − x3 exp −x2 dx 2πkT 2kT 2πkT m 0 0 √ ∫ ∞ ( ) 32kT = x3 exp −x2 dx. πm 0 √ Även här integralen blir 1/2 (se Physics Handbook) och vi får ⟨v⟩ = 8kT/πm. Kvoten mellan ⟨1/v⟩ och 1/⟨v⟩ kan ges av ⟨1/v⟩ = ⟨1/v⟩⟨v⟩ = 1/⟨v⟩ 4 √ 2m πkT √ 4 8kT = πm π Uppgi 4 Generellt så gäller ör medelantalet partiklar a ⟨N⟩ = ∑ N(s)P(s). s Då P(s) ges av stor kanonisk ördelning kan dea uryck utvecklas enligt ⟨N⟩ = ∑ s ] [ 1 −[E(s)−μN(s)]/kT 1∑ ∂ [ −[E(s)−μN(s)]/kT ] kT ∂ ∑ −[E(s)−μN(s)]/kT N(s) e e = kT e = Z Z s ∂μ Z ∂μ s kT ∂Z = . Z ∂μ För det givna systemet så gäller a ( )3 Z = 1 + e(μ−ϵ)/kT . Med den här tillståndssumman så ges medelantalet partiklar av ⟨N⟩ = 3 . 1 + e−(μ−ϵ)/kT Vi antar nu a μ > ϵ och därmed blir exponenten i urycket ör medelantalet partiklar alltid negativ. Vi får då öljande gränsvärden då T → 0 och T → ∞: 3 =3 1 + e−∞ 3 3 lim ⟨N⟩ = = −0 T→∞ 1+e 2 lim ⟨N⟩ = T→0 5 Uppgi 5 Fotoner distribueras enligt Planckördelningen 1 n̄Pl (ϵ) = eϵ/kT och deras energi kvantiseras enligt ϵ= där n = √ −1 hcn 2L n2x + n2y + n2z och L är en längd som kan relateras till volymen V enligt V = L3 . För a beräkna solcellens verkningsgrad behöver vi beräkna både den producerade elektriska energin och den infallande solenergin. Vi börjar med den senare. Den totala infallande energi kan beräknas enligt ∑∑∑ ∑ hcn 1 Utot = 2 ϵn̄Pl (ϵ) = hcn/2LkT L e −1 n n n n ,n ,n x y z x y z där faktorn två härstammar från två möjliga polarisationstillstånd och nx , ny nz ≥ 0. Om vi går över till integralform och säriska koordinater får vi ∫ π/2 ∫ π/2 ∫ ∞ ∫ 1 π hc ∞ 3 1 2 hcn Utot = dφ sin θdθ n dn = n hcn/2LkT dn. hcn/2LkT L 2 L e −1 e −1 0 0 0 0 Om vi nu gör variabelsubstitutionen x = hcn/2LkT får vi ( ) ∫ 8πV π 4 (kT)4 π hc 2LkT 4 ∞ 3 1 x x dx = Utot = 2 L hc e −1 (hc)3 15 0 där lösningen till integralen fanns given i uppgisformuleringen. Den elektrisk producerade energin i solcellen kan beräknas enligt Ucell = Ncell ϵ g där Ncell är antalet infallande fotoner vars energi är högre än eller lika med bandgapet ϵ g och därmed bidrar med energin ϵ g . Ncell kan beräknas enligt samma princip som Utot ovan genom summering över alla kvanal som uppfyller n ≥ ng , där ϵ g = hcng /2L. Vi får då Ncell = 2 ∑ n̄Pl (ϵ) = 2 n≥ng ∑ n≥ng 1 ehcn/2LkT −1 . Går vi över till integralform med säriska koordinater så får vi ∫ ∞ ∫ π/2 ∫ π/2 ∫ ∞ 1 1 dn = π n2 hcn/2LkT dn. Ncell = 2 dφ sin θdθ n2 hcn/2LkT e − 1 e −1 ng 0 0 ng 6 Om vi nu skriver om integralen i termer av ϵ istället ör n får vi ∫ 1 8πV ∞ 2 ϵ ϵ/kT Ncell = dϵ 3 (hc) ϵ g e −1 och den elektriskt producerade energin i solcellen ges därmed av ∫ ∞ 1 8πV ϵ ϵ 2 ϵ/kT Ucell = dϵ. g 3 (hc) e −1 ϵg Vi kan nu ställa upp e uryck ör solcellens verkningsgrad enligt ∫ ∞ 1 Ucell 15 ϵ 2 ϵ/kT ecell = = 4 ϵg dϵ. 4 Utot π (kT) e −1 ϵg opt Vi kan nu bestämma det optimala bandgap ϵ g som maximerar verkningsgrad enligt decell = 0. dϵ g ϵ g =ϵ opt g Med urycket ör verkningsgraden får vi [∫ (∫ )] ∞ ∞ 15 1 1 decell d 2 2 = 4 ϵ ϵ/kT ϵ ϵ/kT dϵ + ϵ g dϵ dϵ g π (kT)4 ϵ g dϵ g e −1 e −1 ϵg [∫ ] ∞ 1 1 15 2 ϵ ϵ/kT dϵ − ϵ 3g ϵ /kT = 4 π (kT)4 ϵ g e −1 e g −1 och ör det optimala bandgapet gäller då a opt ϵ g = xg kT där xg är den numeriska lösningen till ∫ ∞ xg x2 x3g 1 dx = . ex − 1 exg − 1 Slutligen så kan vi nu bestämma den maximala verkningsgraden till emax cell 15 opt = 4 ϵg 4 π (kT) ∫ ∞ opt ϵg 1 15 ϵ 2 ϵ/kT dϵ = 4 π e −1 7 ( opt ϵg kT )4 1 e opt ϵ g /kT −1 .