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Van der Waals SIS 2014 - PSL der...aux interactions de van der Waals Considérons deux atomes....

Date post: 28-Jun-2020
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8
The candidates who have NOT chosen Physics as their main topic are invited to solve the following problem. It comprises three parts that are independent of each other. The candidates deal with the three parts in whatever order they prefer. Part I) An introduction to van der Waals interaction We consider two atoms. Each of them is modeled by the so – called “elastically bound electron model” where the complicated electron – nucleus and electron – electron interactions are lumped together to lead to a net restoring force mω 0 2 r i between an electron and a positively charged nucleus. r i is the displacement at time t of the electron from its equilibrium position (the nucleus). The nuclei are assumed to be immobile. In the following, to simplify the algebra, we assume that the set of nuclei and electrons are all lined up along the x axis. The electron of atom i and nucleus of atom j interact through a coulombic term: U( r) = e 2 4 πε 0 r where r is the distance between the two attractive charges. A coulombic repulsion also exists between the electrons of atoms i and j as well as between the nuclei of these two atoms. We note R the distance between the (immobile) nuclei and x1,x2 the displacement of the electrons with respect to their equilibrium positions (the nuclei). 1) Show that if |x1|, |x2| <<R, the total electrostatic energy can be written: Vx 1 , x 2 ( ) = 2e 2 4 πε 0 R 3 x 1 x 2 2) What are the equations of motion for the electrons? It may prove convenient to introduce mδω 2 = e 2 2 πε 0 R 3 . 3) Quantum mechanics shows that the ground state of a harmonic oscillator with angular frequency ω0 is ω 0 2 . Show that the energy variation due to the electrostatic interaction between the atoms can be written: VR ( ) = A R 6 where A is a constant to be specified. 4) Compute V if R =1 nm and ω0 = 2 eV. We give:
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Page 1: Van der Waals SIS 2014 - PSL der...aux interactions de van der Waals Considérons deux atomes. Chacun d’entre eux est décrit par le modèle de « l’électron élastiquement lié

ThecandidateswhohaveNOTchosenPhysicsastheirmaintopicareinvitedtosolvethefollowingproblem. It comprises threeparts that are independentof eachother. Thecandidatesdealwiththethreepartsinwhateverordertheyprefer.

PartI)AnintroductiontovanderWaalsinteraction

Weconsidertwoatoms. Eachofthemismodeledbytheso–called“elasticallyboundelectron model” where the complicated electron – nucleus and electron – electroninteractions are lumped together to lead to a net restoring force

−mω 02 r i between an

electronandapositivelychargednucleus.

r i isthedisplacementattimetoftheelectronfromitsequilibriumposition(thenucleus).Thenucleiareassumedtobeimmobile.Inthefollowing,tosimplifythealgebra,weassumethatthesetofnucleiandelectronsarealllinedupalongthexaxis.

Theelectronofatomiandnucleusofatomjinteractthroughacoulombicterm:

U(r) = −e2

4πε0r

whereristhedistancebetweenthetwoattractivecharges.Acoulombicrepulsionalsoexistsbetweentheelectronsofatomsiandjaswellasbetweenthenucleiofthesetwoatoms. We note R the distance between the (immobile) nuclei and x1, x2 thedisplacementoftheelectronswithrespecttotheirequilibriumpositions(thenuclei).

1)Showthatif|x1|,|x2|<<R,thetotalelectrostaticenergycanbewritten:

V x1,x2( ) = −2e2

4πε0R3 x1x2

2) What are the equations ofmotion for the electrons? Itmay prove convenient to

introduce

mδω 2 =e2

2πε 0R3 .

3) Quantum mechanics shows that the ground state of a harmonic oscillator with

angular frequencyω0 is

ω 0

2. Show that the energyvariationdue to the electrostatic

interactionbetweentheatomscanbewritten:

V R( ) = −AR6

whereAisaconstanttobespecified.

4)ComputeVifR=1nmandω0=2eV.Wegive:

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e =1.6 ×10−19C , m = 9.1×10−31kg , =1.1×10−34 SI , 14πε0

= 9 ×109SI

PartIITheKeesominteraction

i)Supposethereexisttwo(algebraic)chargesei,i=1,2locatedatthepositions

r i i=1,2,thedipole

p formedbythesetwochargesisequalto:

p = eii=1

2

∑ r i

ii)Letadipole

p 1belocatedattheorigin.Thisdipolecreatesanelectrostaticpotentialatpoint

R inadielectricmediumcharacterizedbyarelativedielectricconstantκ equal

to:

ϕ r ( ) =

p 1. R

4πε0κR3

Supposethereexistsanotherpermanentdipole

p 2.

1)ShowthatitsinteractionenergyUwithanelectricfield

E isequalto:

U = − p 2 . E

2)Deducethattheinteractionenergybetweentwopermanentdipoles

p 1, p 2 separated

by

R is:

U =1

4πε0κR3 p 1. p 2 − 3 ( p 1.

R )( p 2 .

R )

R2

Wetakeageometrywherethezaxisischosenparallelto

R andwherethedipole1lays

inthexOzplanemakinganangleθ1withthezaxis.Thedipole2makesanangleθ2withrespecttothezaxisandinthexOyplaneistwistedbyanangleφwithrespecttodipole1.

3)ShowthattheinteractionenergyUcanbeexpressedintermsofR,θ1, θ2, φas:

U R,θ1,θ2,φ( ) = −p1p2

4πε0κR3 2cosθ1 cosθ2 − sinθ1 sinθ2 cosφ( )

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Thesedipolesbelongtomoleculesthathaverandomorientations.

4)Computethemagnitudeofthemaximuminteractionenergybetweentwodipolesifp1=p2=1.7D(1D=3,34×10‐30C·m),R=0.5nmandκ=24.CompareittothethermalenergykBTatT=300K,wherekBistheBoltzmannconstant.

Supposethatthevariablesθ1, θ2, φ areuniformlydistributedoverthesegments[0,π],[0,π]and[0,2π]respectively.

5) What is the average interaction between two dipoles if the assumption of equi‐distributionoftheanglesisretained?

InrealitythereexistsathermalequilibriumforthemoleculesattemperatureTandweshall admit that the elemental probability dP that dipoles 1 is along θ1 (within dθ1),dipole2isalongθ2(withindθ2)anddipoles1and2aretwistedbyφ inthexOyplane(withindφ)isgivenbytheBoltzmannfactor:

dP θ1,θ2,φ( ) = N sinθ1 sinθ2dθ1dθ2dφ exp −βU R,θ1,θ2,φ( )( ) ; β =1kBT

6) How should one chose N to get a correct normalization of the probabilitydistribution?

We are interested in calculating the average interaction energy

U R( ) between twodipolesseparatedbyRwhere:

U R( ) = dP θ1,θ2,φ( )∫ U R,θ1,θ2,φ( )

7)Showthat

U R( ) canbeexpressedas:

U R( ) = −∂LnZ∂β

whereZisafunctiontobedefined.

WeareinterestedinthelimitβU(R,θ1,θ2,φ)<<1.

8)ExpandZuptothesecondorderinβU(R,θ1,θ2,φ).

9)Werecallthat

ln 1+ x( ) ≈ x ,x <<1.Deducetheformalexpressionof

U .

10)Whatisthefunctionaldependenceof

U uponR?Commentonthedifferencewiththeresultfoundin3).

11)Computethemagnitudeof

U atT=300KifR=0.5nmandκ=24.Bothdipolesare identical and their magnitude is p1 = p2 = 1.7 D ( 1D = 3,34×10‐30C·m). We

recall:

14πε0

= 9 ×109SI .Checkthatourassumptionin8)wasindeedjustified.

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PartIII)CohesiveenergyofvanderWaalssolids

Molecular solids areweakly bound. Theirmelting temperaturesTm are low, typicallykBTm≤0.1eV. This isdue to theweakvanderWaals interactionbetween theneutralatoms/molecules. Such an interaction between two atoms/molecules is oftenrepresentedbyaLennard‐Jonespotential:

φ(r) = 4ε σr

12

−σr

6

1)Relateε, σ tospecificfeaturesof

φ r( )

2)Expressthepotentialenergyperatom/moleculeinamolecularcrystalasafunctionofφ. Itwillbeconvenienttomakeexplicit thequantityRthat is thenearestneighbordistanceinthecrystalandtoexpressthepotentialenergypermoleculeasafunctionofRanddimensionlesssums.

3)Findtheequilibriumdistancebetweenmolecules

R0th aswellasthecohesiveenergy

u0th versusσanddimensionlesssums.

4) The followingpaneldisplaysexperimental results foru0andR0 in thecaseof raregases.Theycrystallizeinthefacecenteredcubiclatticeforwhich

R0th =1.09σ .Complete

andcommentthepanel.

Ne Ar Kr Xe

ε(eV) 0.0031 0.0104 0.0140 0.02

σ(Å) 2.74 3.40 3.65 3.98

R0exp(Å) 3.13 3.75 3.99 4.33

R0th (Å) 2.99 3.71 3.98 4.34

u0exp(eV/atom) ‐0.02 ‐0.08 ‐0.11 ‐0.17

u0th (eV/atom)

5)Heliumisararegas.Yet,itdoesnotshowupintheabovepanel.Elaborateonwhythisisso.

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Lescandidatsquin’ontpaschoisilaPhysiquecommematièreprincipalesontinvitésàrésoudre le problème ci‐dessous. Il comprend trois parties indépendantes. Lescandidatstraiterontlestroispartiesdansl’ordredeleurchoix.

PartieI)UneintroductionauxinteractionsdevanderWaals

Considéronsdeuxatomes. Chacund’entreeuxestdécritpar lemodèlede«l’électronélastiquement lié»oùpourunatomedonnélasommedesforcesentreélectronet ionentreélectronsestremplacéeparuneforcederappel

−mω 02 r i entreunélectronetson

noyaupositivementchargé.Nousnotons

r i ledéplacementautempstdel’électronparrapportàsapositiond’équilibre(lenoyau).Lesnoyauxsontsupposésimmobiles.Danscequisuit,poursimplifierl’algèbre,noussupposonsquetouslesnoyauxetlesélectronssontsituéssurl’axex.

L’électrondel’atomeietlenoyaudel’atomejinteragissentdemanièrecoulombienne:

U(r) = −e2

4πε0r

oùrestladistanceentrelesdeuxchargesopposées.Ilexisteégalementunerépulsioncoulombienneentre les électronsdes atomes i et j ainsiqu’entre lesnoyauxdesdeuxatomes. OnnoteRladistanceentre lesnoyaux(immobiles)etx1,x2 lesdéplacementsdesélectronsparrapportàleurspositionsd’équilibre(lesnoyaux).

1)Montrerquesi|x1|,|x2|<<R,l’énergieélectrostatiquedusystèmepeuts’écrire:

V x1,x2( ) = −2e2

4πε0R3 x1x2

2) Quelles sont les équations du mouvement pour les électrons? Il sera utile

d’introduirelaquantité

mδω 2 =e2

2πε 0R3 .

3) La mécanique quantique nous montre que l’énergie de l’état fondamental d’un

oscillateurharmoniqueàunedimensionde fréquenceangulaireω0est

ω 0

2. Montrer

que la variation d’énergie associée aux interactions électrostatiques entre les atomespeuts’écrire:

V R( ) = −AR6

oùAestuneconstantequel’onspécifiera.

4)EvaluerVsiR=1nmetω0=2eV.Ondonne:

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e =1.6 ×10−19C , m = 9.1×10−31kg , =1.1×10−34 SI , 14πε0

= 9 ×109SI

PartieIIL’interactiondeKeesom

i)Soientdeuxcharges(algébriques)ei, i=1,2situéespositions

r i i=1,2. Ledipole

p forméparcesdeuxchargesestégalà:

p = eii=1

2

∑ r i

ii) Soit un dipole

p 1 situé à l’origine. Ce dipole placé dans unmilieu diélectrique depermittivitédiélectriquerelativeκ créeunpotentielélectrostatiqueaupoint

R égalà:

ϕ r ( ) =

p 1. R

4πε0κR3

Soitunseconddipole

p 2.

1) Montrerque l’énergied’interactionUentrecedipoleetunchampélectrique

E est

égaleà:

U = − p 2 . E

2)Endéduirequel’énergied’interactionentredeuxdipoles

p 1, p 2 séparésde

R est:

U =1

4πε0κR3 p 1. p 2 − 3 ( p 1.

R )( p 2 .

R )

R2

Nouschoisissonsunegéométrieoùl’axezestparallèleà

R etoùledipole1setrouve

dansleplanxOzfaisantunangleangleθ1withl’axez.Ledipole2faitunangleθ2avecl’axezaxisetesttournédansleplanxOyd’unangleφparrapportaudipole1.

3) Montrerque l’énergied’interactionUpeutêtreexpriméeenfonctiondeR,θ1, θ2, φpar:

U R,θ1,θ2,φ( ) = −p1p2

4πε0κR3 2cosθ1 cosθ2 − sinθ1 sinθ2 cosφ( )

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Les dipoles considérés appartiennent à des molécules dont les orientations sontaléatoires.

4)Evaluerl’énergied’interactionmaximumentredeuxdipolessip1=p2=1.7D(1D=3,34×10‐30C·m), R = 0.5nm et κ = 24. Comparer cette énergie à l’énergie d’agitationthermiquekBTàT=300K,oùkBlaconstantedeBoltzmann.

(5) On suppose que les variables θ1, θ2, φ sont uniformément distribuées sur lessegments[0,π],[0,π]et[0,2π]respectivement.

Quelle est l’énergie d’interaction moyenne entre deux dipoles si l’hypothèse d’équi‐distributiondesanglesθ1, θ2, φ estretenue?

6) En réalité lesmolecules sontà l’équilibre thermodynamiqueà la températureTetnousadmettronsquelaprobabilitéélémentairedPqueledipole1pointeversθ1(àdθ1près), ledipole2pointeversθ2 (àdθ2près)etque lesdeuxdipoles1et2 fassentunangleφdansleplanxOy(àdφprès)estdonnéeparlefacteurdeBoltzmann:

dP θ1,θ2,φ( ) = N sinθ1 sinθ2dθ1dθ2dφ exp −βU R,θ1,θ2,φ( )( ) ; β =1kBT

Comment faut il choisir N pour obtenir la normalization de la distribution deprobabilité?

7) Nous désirons calculer l’énergie d’interactionmoyenne

U R( ) entre deux dipolesséparésdeRoù:

U R( ) = dP θ1,θ2,φ( )∫ U R,θ1,θ2,φ( )

Montrerque

U R( ) peuts’exprimerparlaformule:

U R( ) = −∂LnZ∂β

oùZestunefonctionquel’ondéfinira.

8)NousnousintéressonsàlalimiteβU(R,θ1,θ2,φ)<<1.

DévelopperZausecondordreenβU(R,θ1,θ2,φ).

9) Nous rappelonsque:

ln 1+ x( ) ≈ x , x <<1. Endéduireuneexpression formellede

U .

10) Quelle est la dépendance fonctionnelle de

U par rapport à R? Commenter ladifférenceentrecerésultatetceluiobtenuquestion3).

11)Evaluer

U àT=300KsiR=0.5nmetκ=24.Lesdeuxdipolessontidentiquesetleur intensité est p1 = p2 = 1.7 D ( 1D = 3,34×10‐30C·m). On rappelle

que:

14πε0

= 9 ×109SI .Vérifieràposterioriquel’hypothèseeffectuéeen8)étaitjustifiée.

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PartieIII)EnergiedecohésiondessolidesdevanderWaals

Les solides moléculaires sont faiblement liés. Leurs températures de fusion Tm sontfaibles, typiquement kBTm ≤ 0.1eV. Ceci est associé à la faible interaction de van derWaals entre des atomes/molécules neutres. Une telle interaction entre deuxatomes/molécules est souvent représentée par une énergie potentielle de Lennard ‐Jones:

φ(r) = 4ε σr

12

−σr

6

1)Etablirunlienentreε, σ etdescaractéristiquesspécifiquesde

φ r( )

2) Exprimer l’énergie potentielle par atome/molécule dans un cristalmoléculaire enfonctiondeφ.IlseracommodedefaireexplicitementapparaitrelaquantitéRquiestladistance entre premiers voisins dans le cristal et d’exprimer l’énergie potentielle paratome/moléculeenfonctionofRetdesommessansdimension.

3) Exprimer la distance d’équilibre entre les molécules

R0th ainsi que l’énergie de

cohésion

u0th enfonctiondeσetdesommessansdimensions.

4)Letableausuivantprésentedesrésultatsexpérimentauxpouru0etR0danslecasdesgazrares.Ilscristallisentdansleréseaucubiqueàfacescentréespourlequel

R0th =1.09σ .

Compléterletableauetcommenterlesrésultatsobtenus.

Ne Ar Kr Xe

ε(eV) 0.0031 0.0104 0.0140 0.02

σ(Å) 2.74 3.40 3.65 3.98

R0exp(Å) 3.13 3.75 3.99 4.33

R0th (Å) 2.99 3.71 3.98 4.34

u0exp(eV/atom) ‐0.02 ‐0.08 ‐0.11 ‐0.17

u0th (eV/atom)

5)L’Heliumestungazrare.Maisilnefigurepasdansletableauci‐dessus.Discuterlaraisond’untelleabsence.


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