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TERMOQUIMICA, CAMBIOS DE FASE
I. SISTEMAS TERMODINAMICOS
I.1. Termodinámica, generalidades
La Termodinámica es una rama de la física que se dirige al estudio de los intercambios energéticos entre sistemas macroscópicos. En particular, la Termodinámica estudia los fenómenos relacionados con calor y temperatura. La Termoquímica sería una parte de la Termodinámica destinada al estudio de los intercambios energéticos que acompañan a las reacciones químicas. Se trata de un aspecto de gran importancia en Química y será el objeto básico de nuestro estudio. En su actual formulación, la Termodinámica es una disciplina científica autoconsistente, basada en un axiomatización muy concreta, y que prescinde en sus consideraciones de hipótesis acerca de la estructura microfísica de la materia. Se denominan sistemas termodinámicos a sistemas macroscópicos que es posible separar del exterior, ambiente o resto del universo mediante superficies límite o paredes bien definidas. Los sistemas termodinámicos se caracterizan por unos valores de determinadas magnitudes físicas, los parámetros termodinámicos , valores que definen el estado del sistema. Como magnitudes termodinámicas básicas se utilizan la presión (p), el volumen (V) y la temperatura (T), pero es posible, naturalmente, utilizar otros muchos parámetros como propiedades termodinámicas.
En general, los sistemas termodinámicos podrán intercambiar masa y energía con el exterior a través de las paredes del mismo. Distinguiremos entre:
- Sistemas abiertos: pueden intercambiar masa y energía.
- Sistemas cerrados: id. solamente energía.
- Sistemas aislados: no pueden intercambiar ni masa ni energía.
Cuando un sistema experimenta cambios en alguno de sus parámetros termodinámicos con el tiempo diremos que experimenta un proceso. Una primera clasificación útil es:
- Procesos isotérmicos: a temperatura constante.
- " isobáricos: a presión constante.
- " isostéricos (o isócoros): a volumen constante.
- " adiabáticos: sin intercambio de calor con el exterior.
I-2. Temperatura, calor y trabajo.
Como ya sabemos, la temperatura es una magnitud macrofísica que expresa el "nivel térmico" de los cuerpos y que puede asociarse con la energía cinética media de agitación molecular. Desde el punto de vista estrictamente termodinámico, es posible realizar una definición macroscópica de temperatura en base a la noción de equilibrio térmico (al poner varios cuerpos en contacto, sus temperaturas finalmente se igualan) y su carácter transitivo (si TA=TB y TB=TC, entonces TA=TC). En lo sucesivo utilizaremos la escala absoluta o Kelvin de temperaturas y supondremos que esta magnitud y su medida mediante diferentes tipos de termómetros, están inequívocamente definidas.
Desde el punto de vista macrofísico, el intercambio de energía entre los sistemas físicos puede realizarse en forma de calor o en forma de trabajo. El primero corresponde a las variaciones de temperatura o cambios de estado de agregación; el segundo corresponde a los casos restantes. A destacar que calor y trabajo son energías "en tránsito", es decir, que pasan de unos sistemas a otros, pero no son propiedades pertenecientes a los sistemas. Por tanto, hablaremos del calor recibido o desprendido por un sistema o del trabajo recibido o realizado por el mismo, pero es permisible decir que un sistema posee calor o trabajo. Los sistemas poseerán energía (térmica, eléctrica, etc.), temperatura, etc., propiedades de estado de los sistemas; calor y trabajo, en suma, no son propiedades de estado de los sistemas termodinámicos.
En lo sucesivo utilizaremos el criterio termodinámico de signos (ver fig.): el calor y el trabajo producidos por el sistema se consideran negativos y positivos en caso contrario.
Sistema
Alrededores o exterior del sistema (o resto del universo) Q < 0
W < 0
Es interesante recordar que el calor intercambiado por un sistema por el exterior cuando varía su temperatura puede calcularse como:
Q = mc(Tf - Ti)
Donde c es el calor específico del sistema, que depende de las características del sistema y del proceso.
En procesos de cambio de estado, el calor intercambiado verifica:
Q = mL
Siendo L el calor latente de cambio de estado (fusión, etc.) característico de cada sustancia y dependiente de las condiciones en que transcurre el cambio de estado.
Por su parte, el trabajo puede calcularse, en general, como el producto de una fuerza generalizada por un desplazamiento generalizado (así, el trabajo asociado al estiramiento de un muelle, F∆x, el trabajo eléctrico q∆V, etc.). En particular, nos interesará determinar el trabajo asociado al cambio de volumen de los sistemas, para lo que podemos utilizar el caso de la compresión de un gas en un émbolo cilíndrico (ver fig.):
Si representamos en un diagrama presión-temperatura los puntos correspondientes a las condiciones de cambio de estado ( curvas de fusión, ebullición y sublimación ), obtenemos tres regiones que definen los valores de P y T a las que la sustancia elegida se encuentra en estado sólido, líquido y gaseoso. Las curvas de fusión, ebullición y sublimación intersectan en un punto, el denominado punto triple , característico de cada sustancia, que proporciona las condiciones de P y T a las que los estados sólido, líquido y gaseoso se encuentran en equilibrio simultáneamente (otra forma de expresar el significado del punto triple es consistiría en decir que se está produciendo la fusión, la ebullición y la sublimación a la vez). Para el agua, las condiciones del punto triple son 0.01 ºC y 0.0060 atm (= 4.58 mm Hg).
II.3. Calores y temperaturas de cambio de estado
Temperaturas de fusión y ebullición (en ºC) y calores latentes de fusión y vaporización (en kcal/mol) a 1 atm y en la temp. de cambio de estado de algunas sustancias.
Sustancia tfus (ºC) Qfus (kcal/mol) teb (ºC) Qvap (kcal/mol) Neón (Ne) -248 0,80 -246 0, Cloro (Cl2) -101 1,53 -34 4, Agua (H2O) 0 1,44 100 9, Sodio (Na) 98 0,63 889 24, Cloruro de sodio (NaCl)
Cobre (Cu) 1083 3,11 2582 72,
Temperatura de ebullición del agua a diferentes presiones.
p (kp/cm^2 )
t (ºC) 50 80 100 150 200 250 300
Calor de vaporización del agua a 1 atm diferentes temperaturas.
t (ºC) 0 20 60 80 100 150 200 Q (cal/mol)
III. GASES IDEALES
III.1. Leyes de los gases ideales.
Las denominadas leyes de los gases ideales desempeñaron un importante papel histórico en la evolución de la Física y la Química y, de hecho, siguen siendo de gran utilidad. Se trata de leyes
empíricas obtenidas independientemente por sucesivos investigadores y que hacen referencia al comportamiento mecánico y térmico de los gases. Podemos sintetizarlas en:
- Ley de Boyle (1662)-Mariotte (1676): A temperatura constante, las presiones ejercidas por una masa dada de cualquier gas son inversamente proporcionales a los volúmenes que ocupa.
Podemos obtener fácilmente esta ley con ayuda de un tubo de Torricelli o, simplemente, con un dispositivo tipo émbolo, como una jeringuilla obstruida (ver figuras). Los datos experimentales muestran que las presiones ejercidas sobre el gas encerrado son proporcionales a la inversa del volumen que ocupa, esto es:
P = ∝ 1/V
Lo que es equivalente a PV = cte. (ver gráficas).
- Leyes de Charles (1787)-Gay-Lussac (1802):
_- A presión constante, las variaciones de volumen que experimenta una cantidad dada de cualquier gas son proporcionales a la variación de temperatura.
- A volumen constante, las variaciones de presión que experimenta una cantidad dada de cualquier gas son proporcionales a la variación de temperatura._
Estas leyes pueden obtenerse también fácilmente con cualquiera de los dispositivos antes mencionados. Suelen expresarse como:
V = Vo[1 + α(t - to)]
P = Po[1 + ß(t - to)]
En estas expresiones los coeficientes & y ß pueden entenderse como coeficientes de dilatación (y piezotérmico), que expresan la variación específica de volumen (y presión) con la temperatura. En principio, tal y como sucede en líquidos y gases, estos coeficientes deberían poseer diferentes valores para cada sustancia. Sin embargo, los resultados experimentales indicaban que, dentro del margen de error experimental, todos los gases poseían los mismos coeficientes de dilatación:
α = ß = 1/
Este sorprendente resultado permitía generalizar el comportamiento gaseoso y, naturalmente requería una interpretación plausible. De hecho, este resultado es coherente con la teoría cinética de los gases, que establece que las propiedades de los gases dependen únicamente del nº de moléculas pero no de las características de éstas. Volveremos sobre esta cuestión más adelante.
III.2. Gases ideales y temperaturas absolutas.
Al representar gráficamente V frente a la temperatura en grados centígrados (o P frente a t) para cualquier cantidad de gas se obtenían líneas rectas. Al extrapolar a volumen (o presión) cero, se obtenía como punto de corte una temperatura de -273,16 ºC. Esta sería la temperatura más baja
Reuniendo estas expresiones, podemos obtener: PV/T = cte.
Ecuación que sería aplicable a cualquier transformación que experimentase una cantidad dada de cualquier gas y que contiene, como casos particulares, a las anteriores. Si ahora tenemos en cuenta la relación (KB = constante de Boltzmann): PV = NKBT
deducida por la teoría cinética de los gases, fácilmente podremos observar su consistencia. Estas dos ecuaciones suelen denominarse ecuación de estado de los gases ideales, aunque, la expresión más familiar es la que utiliza el nº de moles, n, conocida como ecuación de estado de los gases ideales o como ec. de Clapeyron:
PV = nRT
Siendo R = KBNA. R es la constante de los gases ideales y su valor es de 0,082 atm L/mol K = 1,98 cal/ mol K = 8,31 J/mol K.
Obsérvese, por otra parte, como la conocida hipótesis de Avogadro, enunciada en 1811 y de enorme trascendencia en la evolución de la Química, según la cual:
"Volúmenes iguales de gases diferentes, en las mismas condiciones de presión y temperatura, poseen el mismo número de moléculas".
supone realizar una lectura de las leyes de los gases ideales desde la perspectiva de la teoría cinética de la materia. Hay que aclarar que esta relación parece inmediata desde la perspectiva actual, pero no lo era a comienzos del XIX, época en que la teoría atómico-molecular y la propia teoría cinética de la materia se desarrollaban.
III.4. Presiones parciales.
Para una mezcla (disolución) gaseosa, si admitimos comportamiento ideal, solo será relevante el nº de moléculas gaseosas. Suele definirse la presión parcial de cada gas como la que ejercería dicho gas si ocupase todo el volumen del sistema a la temperatura de operación. Podremos escribir:
Para un gas i: PiV = niRT Para todo el sistema gaseoso: PTV = nTRT
De aquí podemos obtener fácilmente las relaciones de Dalton:
PT = P 1 + P 2 + ...
"La presión total en una mezcla de gases ideales es igual a la suma de las presiones parciales de los gases individuales".
Pi = (ni/nT)PT = xiPT
"La presión parcial de un gas en una mezcla gaseosa ideal es igual al producto de la presión total por la fracción molar de dicho gas".
IV. PRIMER PRINCIPIO DE LA TERMODINAMICA
IV.1. Primer principio de la Termodinámica.
Puede considerarse como expresión del principio de conservación de la energía a sistemas termodinámicos y arranca de las formulaciones de Mayer, Helmholtz, etc. a mediados del XIX. Para un sistema termodinámico cerrado puede formularse como:
"Existe una propiedad de estado de los sistemas termodinámicos, la energía interna, U, tal que sus variaciones corresponden a la suma algebraica del calor y el trabajo intercambiados por el sistema con el exterior". Esto es:
∆U = Q + W
La energía interna puede identificarse a veces con la energía térmica (o calorífica) a veces mencionada en los textos. Más rigurosamente, y ya decididamente en el ámbito microfísico, podría identificarse con la energía interna definida en un sistema de puntos materiales (véase curso de física) como suma de la energía cinética relativa al sistema de referencia del CM y de la energía potencial interna. Puede ser útil considerar:
U = E (^) térmica + E (^) enlace
o bien:
U = E (^) trasl + E (^) rot + E (^) vib + E (^) elect + ...
Es evidente, por tanto, la dificultad para calcular la energía interna de, por ejemplo, una muestra de gas H 2 , ya que deberíamos estimar la energía nuclear, atómica, de enlace, etc. Por otra parte, desde el punto de vista macrofísico, todo lo que podemos determinar son el calor y el trabajo intercambiados por el sistema al realizar un determinado proceso. Es por todo ello que solamente podemos conocer los cambios en la energía interna del sistema y no sus valores absolutos.
IV.2. Entalpía
Consideremos un sistema termodinámico cerrado en el que solo se realiza trabajo de compresión/expansión. Si se realiza un proceso a volumen constante, la 1ª ley de la termodinámica conduce a:
Q (^) V cte = ∆U
Si se realiza un proceso a presión constante. La 1º ley podrá escribirse como:
∆U = Q - p∆V
∆Hºreacc = ∑ci∆Hºf prod i - ∑cj∆Hºf react j
Siendo ci, cj los coeficientes estequiométricos de productos y reactivos en la reacción considerada. Análogamente, las entalpías de reacción y formación pueden obtenerse a partir de las energías (entalpías) de enlace. Solamente hay que tener en cuenta que las entalpías de enlace se tabulan, como ya señalamos, como positivas, cuando deberíamos darles signo negativo. Es por ello que la expresión a utilizar sería:
∆Hº (^) reacc = ∑ njE (^) react - ∑niE (^) prod
Donde ni, nj, representan el nº de enlaces de cada tipo en productos y reactivos.
V. SEGUNDO Y TERCER PRINCIPIOS DE LA TERMODINAMICA.
V.1. Las máquinas térmicas.
También a mediados del XIX, Clausius, Carnot, Kelvin, etc. analizaron el problema de las máquinas térmicas, aquellas en las que se producen transformaciones de calor y trabajo. Muy esquemáticamente, la idea básica es que existe una asimetría básica en los procesos que implican transferencia de calor y trabajo; así, mientras es posible convertir íntegramente trabajo en calor, no es posible convertir íntegramente calor en trabajo. Un primer ejemplo nos lo proporciona una máquina de tren de vapor (ver diagrama). Esquemáticamente, puede describirse como un sistema en el que un foco caliente (caldera, temp. T 1 ) cede calor a un foco frío (el ambiente, temp. T 2 <T 1 ) y produce una cierta cantidad de trabajo mecánico W. El principio de conservación de la energía impone que W = Q 1 -Q 2 , sin embargo, nunca Q 2 puede hacerse igual a cero. Un esquema semejante podría seguirse con una máquina frigorífica (como un frigorífico doméstico); aquí, un foco caliente (el ambiente) recibe calor de un foco frío (la nevera) necesitando del aporte de un trabajo exterior W (ver esquema) que nunca puede ser nulo. La expresión de estas imposibilidades constituye el 2º principio de la Termodinámica que podemos relacionar con algunas características de los procesos termodinámicos.
IV.5. Ecuación de Kirchhoff
W realizado
Caldera: foco caliente
Ambiente: foco frío
Calor transferido al foco frío
Calor desprendido por el foco caliente = Calor recibido pro el foco frío + trabajo útil realizado
V.2. Reversibilidad e irreversibilidad.
Decimos que un proceso termodinámico es reversible si en cualquier momento puede invertirse el sentido en el que transcurre sin más que una inversión infinitesimal de las condiciones externas. Por contra, un proceso se dice irreversible cuando no es posible esta inversión. Un ejemplo de proceso irreversible sería la compresión de un gas en un émbolo, mientras que un proceso irreversible sería la explosión de un globo o la mezcla de dos gases diferentes o la caída de una gota de tinta en un vaso con agua. La cuestión es que en los procesos irreversibles se produce una pérdida de capacidad del sistema para realizar ulteriores transformaciones y una imposibilidad de recuperación del estado inicial. Todo ello se encuentra relacionado con la espontaneidad de los procesos termodinámicos.
V.3. Espontaneidad de los procesos termodinámicos, entropía.
Los procesos termodinámicos también se dividen en espontáneos y forzados según transcurran sin intervención exterior o precisen de ella a partir de unas condiciones iniciales dadas. La 2º ley de la Termodinámica establece un criterio para la espontaneidad de los procesos macrofísicos previa introducción de una nueva propiedad y puede enunciarse como:
"Existe una magnitud de estado de los sistemas termodinámicos, la entropía, S, tal que solo son posibles aquellos procesos en los que la entropía del universo aumenta".
Teniendo en cuenta que S (^) universo = S (^) sistema + S (^) alrededores,
que solo serán posibles aquellos procesos en que:
Sistema aislado: ∆S (^) univ = ∆S (^) sist >=
Utilizando la anteriormente expresada idea de entropía como medida del desorden de un sistema a escala molecular, cabe esperar que, a medida en que nos aproximemos al cero absoluto, disminuiría el desorden del sistema. La tercera ley de la termodinámica establece que la entropía en el cero absoluto de todos los elementos puros en estado cristalino es igual a cero. Esta propiedad se podría extender a los compuestos (puros y cristalinos) y permite el cálculo de entropías absolutas. En la práctica, la determinación de entropías se realiza a partir de medidas de capacidad calorífica a diferentes temperaturas:
T p T
dT S c 0
El área bajo la curva cp = f(T) permite el cálculo de las entropías.
0
2
4
6
8
10
12
14
16
18
0 100 200 300 400 500 T (K)
cp (unidades arbitrarias)
(^) Sólido Gas
Líquido
N = 1, 2 microestados
N = 2, 4 microestados
V.5. Criterios de espontaneidad en las reacciones químicas
V-1. Entalpía libre o función de Gibbs.
Como hemos visto, podemos imponer como condición de evolución espontánea de un sistema aquella que proporcione un incremento positivo de la entropía del universo. En el caso particular de las reacciones químicas, podemos considerar el criterio del trabajo máximo útil que describiremos a continuación. La idea básica es que una reacción química puede considerarse como un proceso a presión y temperatura constantes en un sistema cerrado. Entonces, el calor intercambiado con el exterior de forma que la temperatura se mantenga constante corresponderá a la variación de entalpía (entalpía de reacción) del sistema. Si el proceso es reversible:
Qp = ∆H = T∆S; por tanto, ∆H - T∆S = 0.
En estas condiciones, la condición de espontaneidad puede escribirse como:
∆H - T∆S < 0.
Si definimos la función de Gibbs o entalpía libre, G, como G = H-TS, tendremos que:
∆G = ∆H - T∆S
Y que la condición de espontaneidad de una reacción química a p y T constantes es que ∆G < 0.
(Análogamente, para procesos a volumen y temperatura constante se definiría la función de Helmholtz, F, como F = U - TS, y la condición de espontaneidad sería ∆F < 0).
La función de Gibbs o entalpía libre es una función de estado de los sistemas termodinámicos cuyas variaciones representan el trabajo máximo útil que es capaz de realizar el sistema en condiciones de reversibilidad a p y T constantes. La idea central es que existe una cierta "energía ligada", dada por el factor entrópico, T∆S, que no es posible convertir en trabajo útil. Un ejemplo sencillo puede obtenerse con la reacción:
Cu 2+^ (aq) + Zn (s) → Cu (s) + Zn 2+^ (aq)
que puede apreciarse sin más que introducir un pedazo de zinc metálico en una disolución acuosa de, por ej., CuSO 4. En estas condiciones, toda la energía producida en la reacción se intercambia con el exterior en forma de calor, lo que corresponde a ∆H de reacción. Sin embargo, la reacción puede llevarse a cabo en dos compartimentos electródicos separados (ver fig.), de manera que se produzca una corriente eléctrica. El resultado es la producción de un trabajo eléctrico que corresponde a la variación de entalpía libre ∆G, pero su valor es inferior al ∆H anteriormente obtenido. La diferencia entre ambos corresponde a la energía no recuperable, no convertible en trabajo útil, que proporciona el producto T∆S.
A destacar que podemos definir entropías y entalpías libres de reacción y formación de modo análogo a las entalpías de reacción. Como éstas, las entropías y entalpías libres de reacción son aditivas (generalización de la ley de Hess) y suelen encontrarse tabuladas en condiciones
(si ∆G = 0 diremos que el sistema se halla en equilibrio y si ∆G>0 diremos que el proceso es forzado). Puesto que ∆G=∆H-T∆S, podemos encontrarnos con cuatro diferentes posibilidades que discutiremos a continuación teniendo en cuenta que:
- Los valores de ∆H y ∆S, aunque varían con la temperatura, pueden considerarse aproximadamente constantes en la mayoría de los casos.
- El signo de ∆S viene dado, como ya hemos visto, por la variación en el número de moles de gases que intervienen en la reacción. En aquellas reacciones en que no varíe el nº de moles de gases o en que no intervengan gases, no es posible hacer una predicción fiable en cuanto al signo de AS, aunque es posible asegurar que el valor absoluto de AS sería, en principio, pequeño.
a) Proceso exotérmico con aumento de entropía: ∆H<0 y ∆S>0; en este caso siempre ∆G<0 y el proceso sería espontáneo a cualquier temperatura.
b) Proceso exotérmico con disminución de entropía: ∆H<0 y ∆S<0; en este caso el proceso sería espontáneo (∆G<0) cuando el factor entálpico superase al entrópico (es decir, cuando ∆H > T∆S). Con ello, podemos suponer que favoreceríamos la espontaneidad del proceso disminuyendo la temperatura.
c) Proceso endotérmico con aumento de la entropía: Ahora ∆H>0 y ∆S>0; el proceso sería espontáneo cuando el factor entrópico predominase sobre el entálpico (esto es, cuando ∆H < T∆S). Esto supone que favoreceríamos la espontaneidad del proceso elevando la temperatura.
d) Proceso endotérmico con disminución de la entropía: ∆H>0 y ∆S<0; siempre ∆G>0 y el proceso sería forzado a cualquier temperatura.
(Para reacciones a V y T constantes el razonamiento sería semejante sustituyendo la función de Gibbs por la de Helmholtz).
AMPLIACION I: GASES REALES.
A lo largo del siglo XIX, la realización de experiencias más precisas y en rangos de presión y temperatura más amplios permitió comprobar que las leyes de los gases ideales se cumplían de forma solo aproximada (ver fig.). Cada gas exhibe un comportamiento ligeramente diferente que se aparta de las leyes de los gases ideales que, por tanto, son sistemas ideales. De esta manera, podemos decir que, estrictamente, se trata de leyes aproximadas. De hecho, su cumplimiento estricto solamente tendría lugar en el límite a temperatura, presión o volumen cero (ver fig.). De ahí que las leyes de los gases ideales puedan también considerarse como leyes límite. En cualquier caso, la suposición de que los gases reales se comportan como gases ideales puede hacerse sin introducir errores relevantes en los cálculos habituales, lo que haremos a lo largo del presente curso. Las "desviaciones de la idealidad" que muestran los gases reales pueden interpretarse fácilmente a la luz de la propia teoría cinética. Esta suponía que las moléculas gaseosas chocaban de forma elástica y que no existían fuerzas permanentes entre ellas. Esta hipótesis, aunque útil, no resulta realista y, modelos más elaborados deben tener en cuenta las fuerzas intermoleculares.
0,
0,
0,
0,
1
1,
1,
1,
1,
0 2 4 6 8 P (unidades arbitrarias)
PV (unidades arbitrarias)
Gas ideal
Gas real X
Desde el punto de vista microfísico, los sólidos "verdaderos" serían aquellos que poseyeran una verdadera estructura cristalina. Los sólidos (en sentido amplio) amorfos (vidrios) y diversos materiales paracristalinos (vidrios, fibras, "plásticos", etc.) no serían, estrictamente, sólidos desde el punto de vista microfísico. En ellos, como en los líquidos, se dice que existe meramente un "orden de corto alcance"; esto es, que la estructura geométrica regular no se extiende a todo el conjunto.
Precisemos que el modelo cinético permite relacionar las magnitudes macrofísicas que rigen el comportamiento mecánico, térmico, etc. de un sistema en función de magnitudes microfísicas, correspondientes a propiedades atribuibles a las moléculas individuales.
El cuadro adjunto permite comparar los dos niveles de descripción, macrofísico y microfísico en relación a algunas propiedades familiares.
Nivel macrofísico Nivel microfísico, teoría cinética Sólido Red cristalina Dilatación de un sólido Aumento de la energía, y, por tanto, de la amplitud de las vibraciones de red Temperatura Energía cinética media de agitación molecular Calor Intercambio de energía de agitación molecular Presión Choques moleculares Difusión Reparto de moléculas Disolución de un sólido en un líquido Choques moleculares, destrucción de la red y reparto de moléculas de soluto entre las del disolvente Mezcla de agua fría y caliente Intercambio de energía cinética por efecto de los repetidos choques moleculares
Nota: Estamos hablando de moléculas en sentido amplio, incluyendo bajo esta denominación genérica lo que con mayor propiedad designamos como átomos, moléculas o iones individuales.
Obsérvese que la teoría cinética, en su vertiente cuantitativa, posee un significado inequívocamente estadístico, de manera que las propiedades macroscópicas de un sistema pueden correlacionarse con los valores promedio de las microfísicas.
Velocidades medias (m/s) (raiz cuadrad de la veloc. cuadrática media, más exactamente) calculadas para algunos gases a diferentes temp.
Gas H 2 He H 20 Hg CO 2 O 2 N 2 Cl 2
25 ºC 1770 1260 590 180 380 440 470 300
1000 ºC 3660 2600 1220 370 780 910 970 620
La teoría cinética de los gases supone específicamente:
a) Las moléculas no poseen interacciones permanentes entre sí, únicamente sus ocasionales colisiones resultado de su movimiento térmico. b) Los choques moleculares son elásticos.
Valores de algunas propiedades de los gases, según la teoría cinético-molecular (a 25 ºC y 1atm):
Gas Diámetro de choque (Å)
Recorrido libre medio (Å)
Nº de choques/molec.s
Nº choques/s.m^3
H 2 2.73 12.3 14.4x10^9 17.7x10^34 He 2.18 19.0 6.6x10^9 8.1x10^34 N 2 3.74 6.50 7.3x10^9 9.0x10^34 O 2 3.57 7.14 6.1x10^9 7.5x10^34 Ar 3.96 5.80 6.9x10^9 8.5x10^34 CO 2 4.56 4.41 8.6x10^9 10.6x10^34
