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In mwbwtermodinamica, la mwcafugacità è una mwcqgrandezza fisica utilizzata per studiare il mwcgtrasferimento di materia in un mwcwsistema multifase che esplicita lo scostamento di comportamento di un mwdagas reale da quello di un mwdqgas perfetto.cite-ref-1-1-0[1] Questa informazione riprende e completa la trattazione sulle mweggrandezze residue.cite-ref-2-2-0[2]

Essa rappresenta la tendenza di un mwgafluido a "fuggire" (mwgqescaping tendency) o espandersi mwggisotermicamente.cite-ref-0-3-0[3]

Tale grandezza è stata introdotta nel mwia1901 dal chimico-fisico statunitense mwiqGilbert Lewis.cite-ref-0-3-1[3]

• Fugacità di composti puri

• Coefficiente di fugacità di composti puri

• Calcolo del coefficiente di fugacità

• Dipendenza da temperatura e pressione

• Condizioni di equilibrio per composti puri

• Metodi indiretti per il calcolo della fugacità

• Metodo indiretto per il calcolo della fugacità di un liquido

• Metodi indiretti per il calcolo della fugacità di un solido

• Fugacità di composti in miscela

• Coefficiente di fugacità di composti in miscela

• Legame fugacità - energia libera di Gibbs

• Condizioni di equilibrio per composti in miscela

• Note

• Bibliografia

• Voci correlate

• Collegamenti esterni

La fugacità viene definita come:cite-ref-2-2-1[2]

mwlg { d μ μ T = R T d l n ( f ) lim p → → 0 f p = 1 {\displaystyle {\begin{cases}d\mu _{T}=RTdln(f)\\\lim _{p\to 0}{\frac {f}{p}}=1\end{cases}}}

La prima equazione deriva dall'utilizzo dell'mwmaequazione del gas perfetto applicata ad un sistema bifase in equilibrio, in cui quindi mwmqtemperatura, mwmgpressione e mwmwpotenziale chimico delle due fasi risultano uguali. Il potenziale chimico è uguale (solo per i composti puri) all'mwnqenergia libera di Gibbs molarecite-ref-9-4-0[4], quindi:

mwow d μ μ T g p = d g T g p = v g p d p = R T d p p = R T d l n ( p ) {\displaystyle d\mu _{T}^{gp}=dg_{T}^{gp}=v^{gp}dp=RT{\frac {dp}{p}}=RTdln(p)}

Dove con mwpq g p {\displaystyle gp} si indica lo stato di gas perfetto.

Lewis ha verificato sperimentalmente che questa equazione è valida per i gas perfetti.cite-ref-3-5-0[5] Successivamente ha definito la fugacità, in sostituzione della pressione, per poter caratterizzare anche i gas non perfetti.cite-ref-6[6]

La seconda equazione serve appunto per confrontare il comportamento di un gas reale e di uno perfetto, in quanto per pressioni tendenti a zero un gas reale ha un comportamento pressoché identico a quello di un gas perfetto. Perciò il limite impone l'uguaglianza tra la prima equazione della definizione di fugacità e l'equazione del differenziale del potenziale chimico per un gas perfetto, perché in questo caso mwsa f = p {\displaystyle f=p} .cite-ref-3-5-1[5]

L'mwtgunità di misura della fugacità è quindi il mwtwPascal mwua [ P a ] {\displaystyle [Pa]} , la stessa della pressione.

Il rapporto tra fugacità e pressione (presente nel limite) viene definito coefficiente di fugacità e misura lo scostamento dal comportamento di gas perfetto.cite-ref-1-1-1[1]

mwwa ϕ ϕ ( T , p ) = f ( T , p ) p = f ( T , p ) f ( T , p ) g p {\displaystyle \phi _{(T,p)}={\frac {f_{(T,p)}}{p}}={\frac {f_{(T,p)}}{f_{(T,p)}^{gp}}}}

Il coefficiente di fugacità risulta quindi essere mwwgadimensionale.

In particolare per un gas perfetto risulta mwxa ϕ ϕ = 1 {\displaystyle \phi =1} , essendo la fugacità di un gas perfetto uguale alla sua pressione.cite-ref-3-5-2[5]

Nei calcoli termodinamici sui gas non rarefatti, e conseguentemente nel calcolo della mwygcostante di equilibrio, è dunque più corretto usare al posto della pressione la fugacità (mwyw f {\displaystyle f} ) qualora si volessero trattare mwzasistemi reali.cite-ref-7[7]

Questa trattazione è necessaria poiché esiste una correlazione analitica semplice tra le mwawequazioni di stato e il coefficiente stesso. Conoscendo poche informazioni sperimentali (come mwba T {\displaystyle T} e mwbq p {\displaystyle p} che caratterizzano completamente lo mwbgstato intensivo di un sistema mono-componente bifase mwbwin equilibrio) è possibile calcolare mwca ϕ ϕ {\displaystyle \phi } attraverso un'equazione di stato, senza aggiungere altre informazioni.cite-ref-4-8-0[8]

Si mwdgintegra la definizione di fugacità tra lo stato di gas perfetto e quello di gas reale, a temperatura e pressione costante:

mwea ∫ ∫ T , p , g p T , p d μ μ T = ∫ ∫ T , p , g p T , p R T d l n ( f ) {\displaystyle \int _{T,p,gp}^{T,p}d\mu _{T}=\int _{T,p,gp}^{T,p}RTdln(f)}

mweg μ μ ( T , p ) − − μ μ ( T , p ) g p = R T l n ( f ( T , p ) f ( T , p ) g p ) {\displaystyle \mu _{(T,p)}-\mu _{(T,p)}^{gp}=RTln{\Biggl (}{\frac {f_{(T,p)}}{f_{(T,p)}^{gp}}}{\Biggr )}}

Ricordando l'uguaglianza tra potenziale chimico e energia libera di Gibbs molare, e la definizione di grandezze residue:

mwfq μ μ ( T , p ) − − μ μ ( T , p ) g p = g ( T , p ) − − g ( T , p ) g p = g ( T , p ) r e s {\displaystyle \mu _{(T,p)}-\mu _{(T,p)}^{gp}=g_{(T,p)}-g_{(T,p)}^{gp}=g_{(T,p)}^{res}}

Sostituendo il coefficiente di fugacità e manipolando le equazioni si ottiene:

mwga l n ( ϕ ϕ ( T , p ) ) = g ( T , p ) r e s R T {\displaystyle ln(\phi _{(T,p)})={\frac {g_{(T,p)}^{res}}{RT}}}

Inoltre sapendo come calcolare l'energia libera di Gibbs molare residua:

mwgw g ( T , p ) r e s R T = ∫ ∫ 0 p ( Z − − 1 ) d p p {\displaystyle {\frac {g_{(T,p)}^{res}}{RT}}=\int _{0}^{p}(Z-1){\frac {dp}{p}}}

Si ottiene:

mwhg l n ( ϕ ϕ ( T , p ) ) = ∫ ∫ 0 p ( Z − − 1 ) d p p {\displaystyle ln(\phi _{(T,p)})=\int _{0}^{p}(Z-1){\frac {dp}{p}}}

In questo modo il coefficiente di fugacità è calcolabile tramite l'integrazione del mwiacoefficiente di compressibilità.cite-ref-4-8-1[8]

Data l'mwkaequazione di stato del Viriale semplificata al primo termine (valida quindi solo per pressioni basse) mwkq Z = 1 + B ( T ) p R T {\displaystyle Z=1+{\frac {B_{(T)}p}{RT}}} si ottiene svolgendo l'integrale:cite-ref-5-9-0[9]

mwlw l n ( ϕ ϕ ( T , p ) ) = B ( T ) p R T {\displaystyle ln(\phi _{(T,p)})={\frac {B_{(T)}p}{RT}}}

Data l'equazione di stato sviluppata da mwmwVan der Waals, si ottiene:cite-ref-5-9-1[9]

mwoq l n ( ϕ ϕ ( T , p ) ) = Z − − 1 − − A Z − − l n ( Z − − B ) {\displaystyle ln(\phi _{(T,p)})=Z-1-{\frac {A}{Z}}-ln(Z-B)}

Data l'equazione di stato sviluppata da Redlich e Kwong, si ottiene:cite-ref-5-9-2[9]

mwqg l n ( ϕ ϕ ( T , p ) ) = Z − − 1 − − A B l n ( Z + B Z ) − − l n ( Z − − B ) {\displaystyle ln(\phi _{(T,p)})=Z-1-{\frac {A}{B}}ln{\biggl (}{\frac {Z+B}{Z}}{\biggr )}-ln(Z-B)}

Valida anche per la variazione di Soave dell'equazione di stato di Redlich-Kwong.cite-ref-5-9-3[9]

Data l'equazione di stato sviluppata da Peng e Robinson, si ottiene:cite-ref-5-9-4[9]

mwua l n ( ϕ ϕ ( T , p ) ) = Z − − 1 − − A 2 2 B l n ( Z + B ( 1 + 2 ) Z + B ( 1 − − 2 ) ) − − l n ( Z − − B ) {\displaystyle ln(\phi _{(T,p)})=Z-1-{\frac {A}{2{\sqrt {2}}B}}ln{\biggl (}{\frac {Z+B(1+{\sqrt {2}})}{Z+B(1-{\sqrt {2}})}}{\biggr )}-ln(Z-B)}

La fugacità varia con la pressione e con la temperatura secondo mwuwfunzioni logaritmiche. Per una data temperatura mwva T {\displaystyle T} , la fugacità mwvq f {\displaystyle f} soddisfa la seguente relazione differenziale: mwvg d l n f f 0 = d G R T = V R T d p − − H R T 2 d T {\displaystyle dln{\frac {f}{f_{0}}}={\frac {dG}{RT}}={\frac {V}{RT}}dp-{\frac {H}{RT^{2}}}dT}

dove:

• mwwg G {\displaystyle G} è l'mwwwenergia libera di Gibbs

• mwxq R {\displaystyle R} la mwxgcostante universale dei gas

• mwya V {\displaystyle V} è il mwyqvolume del fluido

• mwyw f 0 {\displaystyle f_{0}} è la fugacità di gas perfetto

• mwzq H {\displaystyle H} è l'mwzgentalpia del fluido

Nel caso di un gas ideale quest'equazione si riduce alla mw0alegge dei gas perfetti.

In un sistema mono-componente bifase (per esempio mw0wliquido-vapore) a una determinata mw1apressione di vapore, l'equilibrio al trasferimento di materia si traduce nell'uguaglianza dei potenziali chimici della mw1qfase mw1gliquida e mw1wvapore.cite-ref-2-2-2[2]

mw3q ∫ ∫ p ( T ) 0 , V p ( T ) 0 , L d μ μ T = ∫ ∫ p ( T ) 0 , V p ( T ) 0 , L R T d l n ( f ) {\displaystyle \int _{p_{(T)}^{0},V}^{p_{(T)}^{0},L}d\mu _{T}=\int _{p_{(T)}^{0},V}^{p_{(T)}^{0},L}RTdln(f)}

mw3w μ μ ( p ( T ) 0 ) L − − μ μ ( p ( T ) 0 ) V = R T l n ( f ( p ( T ) 0 ) L f ( p ( T ) 0 ) V ) {\displaystyle \mu _{(p_{(T)}^{0})}^{L}-\mu _{(p_{(T)}^{0})}^{V}=RTln{\Biggl (}{\frac {f_{(p_{(T)}^{0})}^{L}}{f_{(p_{(T)}^{0})}^{V}}}{\Biggr )}}

Per quanto detto sopra, si ottiene:

mw4g 0 = R T l n ( f ( p ( T ) 0 ) L f ( p ( T ) 0 ) V ) {\displaystyle 0=RTln{\Biggl (}{\frac {f_{(p_{(T)}^{0})}^{L}}{f_{(p_{(T)}^{0})}^{V}}}{\Biggr )}}

La mw5acostante universale dei gas e la mw5qtemperatura sono delle costanti, perciò:

mw5w f ( p ( T ) 0 ) L = f ( p ( T ) 0 ) V {\displaystyle f_{(p_{(T)}^{0})}^{L}=f_{(p_{(T)}^{0})}^{V}}

Che può anche essere riscritta come:

mw6g p ( T ) 0 ϕ ϕ ( p ( T ) 0 ) L = p ( T ) 0 ϕ ϕ ( p ( T ) 0 ) V {\displaystyle p_{(T)}^{0}\phi _{(p_{(T)}^{0})}^{L}=p_{(T)}^{0}\phi _{(p_{(T)}^{0})}^{V}}

Ed essendo la pressione la stessa per entrambe le fasi:cite-ref-2-2-3[2]

mw8q ϕ ϕ ( p ( T ) 0 ) L = ϕ ϕ ( p ( T ) 0 ) V {\displaystyle \phi _{(p_{(T)}^{0})}^{L}=\phi _{(p_{(T)}^{0})}^{V}}

Per gli altri mw8wequilibri (per esempio solido-liquido o vapore-solido) si procede in modo analogo.

L'inaffidabilità delle equazioni di stato nella caratterizzazione della fase liquida, e la mancanza di equazioni di stato sufficientemente precise per la mw-afase solida,cite-ref-10[10]cite-ref-11[11] ha portato allo sviluppo di metodi alternativi per il calcolo della fugacità, chiamati metodi indiretti.

Questi metodi richiedono informazioni sperimentali aggiuntive, non necessarie se si potesse usare una equazione di stato, quali per esempio la mwaqipressione di saturazione, la pressione di mwaqmevaporazione o la differenza di energia libera di Gibbs tra due fasi.cite-ref-6-12-0[12]

Per caratterizzare la fugacità di un liquido si sfrutta l'equilibrio liquido-vapore la cui caratterizzazione è nota.cite-ref-6-12-1[12]

Si integra il differenziale del potenziale chimico del liquido tra la pressione di vapore e una pressione generica:

mwara ∫ ∫ p ( T ) 0 T , p d μ μ T L = ∫ ∫ p ( T ) 0 T , p R T d l n ( f L ) {\displaystyle \int _{p_{(T)}^{0}}^{T,p}d\mu _{T}^{L}=\int _{p_{(T)}^{0}}^{T,p}RTdln(f^{L})}

Ricordando che nel caso di sistemi mono-componenti mwari d μ μ T L = d g T L {\displaystyle d\mu _{T}^{L}=dg_{T}^{L}} si ottiene:

mwarq ∫ ∫ p ( T ) 0 T , p d μ μ T L = ∫ ∫ p ( T ) 0 T , p d g T L = ∫ ∫ p ( T ) 0 T , p v L d p {\displaystyle \int _{p_{(T)}^{0}}^{T,p}d\mu _{T}^{L}=\int _{p_{(T)}^{0}}^{T,p}dg_{T}^{L}=\int _{p_{(T)}^{0}}^{T,p}v^{L}dp}

Uguagliando ora le due espressioni si ottiene che:

mwarg f ( T , p ) L = f ( p ( T ) 0 ) L exp ⁡ ⁡ [ ∫ ∫ p ( T ) 0 p v L R T d p ] {\displaystyle f_{(T,p)}^{L}=f_{(p_{(T)}^{0})}^{L}\exp \left[\int _{p_{(T)}^{0}}^{p}{\frac {v^{L}}{RT}}dp\right]}

Dove l'esponenziale viene indicato con il nome di fattore di mwaroPoynting, un fattore correttivo che esprime l'influenza di una generica pressione sulla fugacità di un liquido.cite-ref-6-12-2[12]

Se inoltre il liquido è incomprimibile allora il mwasavolume molare mwase v L {\displaystyle v^{L}} si può considerare indipendente dalla pressione, perciò l'integrale si risolve in:

mwasq f ( T , p ) L f ( p ( T ) 0 ) L = exp ⁡ ⁡ [ v L R T ( p − − p ( T ) 0 ) ] {\displaystyle {\frac {f_{(T,p)}^{L}}{f_{(p_{(T)}^{0})}^{L}}}=\exp \left[{\frac {v^{L}}{RT}}\left({p}-p_{(T)}^{0}\right)\right]}

Nel caso in cui la pressione risulti prossima a quella di saturazione, il fattore di Poynting appare trascurabile (approssimazione ragionevole perché i liquidi sono spesso considerabili quasi incomprimibili).cite-ref-6-12-3[12]

Inoltre, si può sostituire la fugacità del liquido con la pressione di vapore (grazie all'equilibrio liquido-vapore):

mwasw f ( T , p ) L = p ( T ) 0 ϕ ϕ ( p ( T ) 0 ) V exp ⁡ ⁡ [ ∫ ∫ p ( T ) 0 p v L R T d p ] {\displaystyle f_{(T,p)}^{L}=p_{(T)}^{0}\phi _{(p_{(T)}^{0})}^{V}\exp \left[\int _{p_{(T)}^{0}}^{p}{\frac {v^{L}}{RT}}dp\right]}

Nel caso in cui il gas sia approssimabile come perfetto ed il fattore di Poynting sia trascurabile, si ottiene che la fugacità di un liquido risulta uguale alla tensione di vapore (a quella data temperatura): mwas4 f ( T , p ) L ≈ ≈ p ( T ) 0 {\displaystyle f_{(T,p)}^{L}\approx p_{(T)}^{0}} .cite-ref-6-12-4[12]

Questo metodo per caratterizzare la fugacità di un solido è esattamente analogo a quello di un liquido, ottenendo:cite-ref-7-13-0[13]

mwats f ( T , p ) S = f ( p ( T ) 0 s ) S exp ⁡ ⁡ [ ∫ ∫ p ( T ) 0 s p v S R T d p ] = p ( T ) 0 s ϕ ϕ ( p ( T ) 0 s ) V exp ⁡ ⁡ [ ∫ ∫ p ( T ) 0 s p v S R T d p ] {\displaystyle f_{(T,p)}^{S}=f_{(p_{(T)}^{0s})}^{S}\exp \left[\int _{p_{(T)}^{0s}}^{p}{\frac {v^{S}}{RT}}dp\right]=p_{(T)}^{0s}\phi _{(p_{(T)}^{0s})}^{V}\exp \left[\int _{p_{(T)}^{0s}}^{p}{\frac {v^{S}}{RT}}dp\right]}

dove mwat0 p ( T ) 0 s {\displaystyle p_{(T)}^{0s}} è la pressione di sublimazione alla quale solido e vapore sono in equilibrio tra loro.

In analogia col caso di liquido, se il gas tende ad essere perfetto e il fattore di Poynting è trascurabile, si ottiene che la fugacità di un solido è mwat8 f ( T , p ) S ≈ ≈ p ( T ) 0 s {\displaystyle f_{(T,p)}^{S}\approx p_{(T)}^{0s}} .cite-ref-7-13-1[13]

Integrando la definizione di fugacità tra lo stato liquido e quello solido:cite-ref-8-14-0[14]

mwaus ∫ ∫ T , p , L T , p , S d μ μ T = ∫ ∫ T , p , L T , p , S R T d l n ( f ) {\displaystyle \int _{T,p,L}^{T,p,S}d\mu _{T}=\int _{T,p,L}^{T,p,S}RTdln(f)}

mwau0 μ μ ( T , p ) S − − μ μ ( T , p ) L = R T l n ( f ( T , p ) S f ( T , p ) L ) = g ( T , p ) S − − g ( T , p ) L {\displaystyle \mu _{(T,p)}^{S}-\mu _{(T,p)}^{L}=RTln{\Biggl (}{\frac {f_{(T,p)}^{S}}{f_{(T,p)}^{L}}}{\Biggr )}=g_{(T,p)}^{S}-g_{(T,p)}^{L}}

È ricavabile la fugacità del solido come:

mwava f S ( T , p ) = f L ( T , p ) exp ⁡ ⁡ [ g ( T , p ) S − − g ( T , p ) L R T ] = f L ( T , p ) exp ⁡ ⁡ [ Δ Δ g ( T , p ) s o l R T ] {\displaystyle f^{S}{(T,p)}=f^{L}{(T,p)}\exp \left[{\frac {g_{(T,p)}^{S}-g_{(T,p)}^{L}}{RT}}\right]=f^{L}{(T,p)}\exp \left[{\frac {\Delta g_{(T,p)}^{sol}}{RT}}\right]}

Dove mwavi Δ Δ g ( T , p ) s o l {\displaystyle \Delta g_{(T,p)}^{sol}} è la differenza di energia libera di Gibbs per il passaggio di stato mwavmsolidificazione. Questo valore dipende sia dalla temperatura sia dalla pressione, nonostante esso sia legato ad una mwavqtransizione di fase in cui la mwavuvarianza del sistema è pari ad uno. Quindi il mwavy Δ Δ g ( T , p ) s o l {\displaystyle \Delta g_{(T,p)}^{sol}} diventa una quantità termodinamica priva di senso fisico, ma comunque calcolabile (matematicamente permettendo), per calcolare successivamente la fugacità. Per il suo calcolo sarà necessario utilizzare la temperatura di fusione, una quantità per cui è possibile calcolare la differenza di energia libera.cite-ref-8-14-1[14]

mwavw Δ Δ g ( T , p ) s o l = Δ Δ h ( T , p ) s o l − − T Δ Δ s ( T , p ) s o l = [ ∫ ∫ T T f c P L d T + Δ Δ h ( T f ) s o l + ∫ ∫ T f T c P S d T ] − − T [ ∫ ∫ T T f c P L T d T + Δ Δ h ( T f ) s o l T f + ∫ ∫ T f T c P S T d T ] {\displaystyle \Delta g_{(T,p)}^{sol}=\Delta h_{(T,p)}^{sol}-T\Delta s_{(T,p)}^{sol}=\left[\int _{T}^{T_{f}}c_{P}^{L}dT+\Delta h_{(T_{f})}^{sol}+\int _{T_{f}}^{T}c_{P}^{S}dT\right]-T\left[\int _{T}^{T_{f}}{\frac {c_{P}^{L}}{T}}dT+{\frac {\Delta h_{(T_{f})}^{sol}}{T_{f}}}+\int _{T_{f}}^{T}{\frac {c_{P}^{S}}{T}}dT\right]}

Se si considera il mwav4calore specifico isobaro circa costante al variare della temperatura, si ottiene:

mwawa Δ Δ g ( T , p ) s o l ≈ ≈ Δ Δ h s o l ( 1 − − T T f ) + ( c P L − − c P S ) ( T f − − T − − T l n ( T f T ) ) {\displaystyle \Delta g_{(T,p)}^{sol}\approx \Delta h^{sol}\left(1-{\frac {T}{T_{f}}}\right)+(c_{P}^{L}-c_{P}^{S})\left(T_{f}-T-Tln\left({\frac {T_{f}}{T}}\right)\right)}

Sostituendo poi quanto appena trovato nella fugacità si ottiene:

mwawm f S ( T , p ) = f L ( T , p ) exp ⁡ ⁡ [ Δ Δ h s o l R ( 1 T − − 1 T f ) + c P L − − c P S R ( T f T − − 1 − − l n ( T f T ) ) ] {\displaystyle f^{S}{(T,p)}=f^{L}{(T,p)}\exp \left[{\frac {\Delta h^{sol}}{R}}\left({\frac {1}{T}}-{\frac {1}{T_{f}}}\right)+{\frac {c_{P}^{L}-c_{P}^{S}}{R}}\left({\frac {T_{f}}{T}}-1-ln\left({\frac {T_{f}}{T}}\right)\right)\right]}

In molti casi i due calori specifici sono simili, è quindi trascurabile il secondo termine dell'esponenziale rispetto al primo, ottenendo che:cite-ref-8-14-2[14]

mwawo f S ( T , p ) = f L ( T , p ) exp ⁡ ⁡ [ Δ Δ h s o l R ( 1 T − − 1 T f ) ] {\displaystyle f^{S}{(T,p)}=f^{L}{(T,p)}\exp \left[{\frac {\Delta h^{sol}}{R}}\left({\frac {1}{T}}-{\frac {1}{T_{f}}}\right)\right]}

La trattazione per miscele segue quella riportata per le sostanze pure. La fugacità di un composto in miscela viene definita come:cite-ref-10-15-0[15]

mwaxi { d μ μ i T = R T d l n ( f ^ ^ i ) lim p → → 0 f ^ ^ i p i = 1 {\displaystyle {\begin{cases}d\mu _{i_{T}}=RTdln({\hat {f}}_{i})\\\lim _{p\to 0}{\frac {{\hat {f}}_{i}}{p_{i}}}=1\end{cases}}}

In cui, con il simbolo mwaxq f i ^ ^ {\displaystyle {\hat {f_{i}}}} , si identifica la fugacità del composto in miscela, proprio per differenziarla dalla fugacità del composto puro.

La prima equazione deriva dall'utilizzo dell'mwaxyequazione del gas perfetto applicata ad un sistema bifase in equilibrio, in cui quindi mwaxctemperatura, mwaxgpressione e mwaxkpotenziale chimico delle due fasi risultano uguali. Il potenziale chimico di un composto in miscela è uguale all'energia libera di Gibbs parziale molare del composto in miscela (indicata con una barra sulla G), quindi:cite-ref-10-15-1[15]

mwaya μ μ i g p = G ¯ ¯ i g p = g i g p + R T l n x i {\displaystyle \mu _{i}^{gp}={\bar {G}}_{i}^{gp}=g_{i}^{gp}+RTlnx_{i}}

Differenziando:

mwaym d μ μ i g p = d G ¯ ¯ i , T g p = d g i , T g p + R T l n x i {\displaystyle d\mu _{i}^{gp}=d{\bar {G}}_{i,T}^{gp}=dg_{i,T}^{gp}+RTlnx_{i}}

Ed inoltre sapendo che:

mwayy d g i , T g p = v i g p d p = R T p d p {\displaystyle dg_{i,T}^{gp}=v_{i}^{gp}dp={\frac {RT}{p}}dp}

Sostituendo quanto trovato si ottiene:

mwayk d μ μ i , T g p = R T d p p + R T d l n x i = R T ( d l n ( p ) + d l n x i ) = R T d l n ( p x i ) = R T d l n p i {\displaystyle d\mu _{i,T}^{gp}=RT{\frac {dp}{p}}+RTdlnx_{i}=RT(dln(p)+dlnx_{i})=RTdln(px_{i})=RTdlnp_{i}}

Come nel caso delle sostanze pure l'equazione risulta verificata per i gas perfetti e la fugacità viene introdotta in sostituzione della pressione parziale mways p i {\displaystyle p_{i}} per poter caratterizzare lo scostamento dal comportamento di gas perfetto. La seconda equazione serve proprio a tale scopo (si ricorda che per pressioni dell'intero sistema tendenti a zero un gas reale ha un comportamento pressoché identico ad un gas perfetto).cite-ref-10-15-2[15]

Il rapporto tra fugacità e pressione (presente nel limite) viene definito coefficiente di fugacità del composto in miscela e misura lo scostamento del gas in miscela dal comportamento di gas perfetto:cite-ref-10-15-3[15]

mwazc ϕ ϕ ^ ^ i ( T , p , x ) = f ^ ^ i ( T , p , x ) p i = f ^ ^ i ( T , p , x ) f ^ ^ i ( T , p , x ) g p = f ^ ^ i ( T , p , x ) p x i {\displaystyle {\hat {\phi }}_{i(T,p,x)}={\frac {{\hat {f}}_{i(T,p,x)}}{p_{i}}}={\frac {{\hat {f}}_{i(T,p,x)}}{{\hat {f}}_{i(T,p,x)}^{gp}}}={\frac {{\hat {f}}_{i(T,p,x)}}{px_{i}}}}

Il coefficiente di fugacità risulta quindi essere mwazkadimensionale.

In particolare per un gas in miscela con comportamento di gas perfetto mwazs ϕ ϕ ^ ^ i = 1 {\displaystyle {\hat {\phi }}_{i}=1} , essendo la fugacità di un gas perfetto in miscela uguale alla sua mwazwpressione parziale.cite-ref-10-15-4[15]

Come visto per i composti puri è possibile legare con relazioni matematiche il coefficiente di fugacità all'energia libera di Gibbs.cite-ref-10-15-5[15]

mwaag l n ϕ ϕ ^ ^ i = G ¯ ¯ i r e s R T = 1 R T ( ∂ ∂ G r e s ∂ ∂ n i ) T , p , n j ≠ ≠ i = ( ∂ ∂ ∂ ∂ n i ( G r e s R T ) ) T , p , n j ≠ ≠ i = ( ∂ ∂ ∂ ∂ n i ( n g r e s R T ) ) T , p , n j ≠ ≠ i {\displaystyle ln{\hat {\phi }}_{i}={\frac {{\bar {G}}_{i}^{res}}{RT}}={\frac {1}{RT}}\left({\frac {\partial G^{res}}{\partial n_{i}}}\right)_{T,p,n_{j\neq i}}=\left({\frac {\partial }{\partial n_{i}}}\left({\frac {G^{res}}{RT}}\right)\right)_{T,p,n_{j\neq i}}=\left({\frac {\partial }{\partial n_{i}}}\left({\frac {ng^{res}}{RT}}\right)\right)_{T,p,n_{j\neq i}}}

Riscrivendo le equazioni si trova che:

mwaas G ¯ ¯ i r e s R T = ( ∂ ∂ ∂ ∂ n i ( G ¯ ¯ i r e s R T ) ) T , p , n j ≠ ≠ i = ( ∂ ∂ ∂ ∂ n i ∫ ∫ 0 p ( n t Z − − n t ) d p p ) T , p , n j ≠ ≠ i = ∫ ∫ 0 p [ ( ∂ ∂ ( n t Z ) ∂ ∂ n i ) T , p , n j ≠ ≠ i − − 1 ] d p p = l n ϕ ϕ ^ ^ i ( T , p , x ) {\displaystyle {\frac {{\bar {G}}_{i}^{res}}{RT}}=\left({\frac {\partial }{\partial n_{i}}}\left({\frac {{\bar {G}}_{i}^{res}}{RT}}\right)\right)_{T,p,n_{j\neq i}}=\left({\frac {\partial }{\partial n_{i}}}\int _{0}^{p}(n_{t}Z-n_{t}){\frac {dp}{p}}\right)_{T,p,n_{j\neq i}}=\int _{0}^{p}\left[\left({\frac {\partial (n_{t}Z)}{\partial n_{i}}}\right)_{T,p,n_{j\neq i}}-1\right]{\frac {dp}{p}}=ln{\hat {\phi }}_{i(T,p,x)}}

Da qui è possibile sviluppare tutta la trattazione sulle regole di miscelazione che permettono di calcolare il coefficiente di comprimibilità mwaa4 Z {\displaystyle Z} e quindi, grazie alla relazione appena trovata, il calcolo del coefficiente di fugacità.cite-ref-10-15-6[15]

In un sistema multi-componente bifase a una determinata pressione, l'equilibrio al trasferimento di materia si traduce nell'uguaglianza dei potenziali chimici della mwabufase mwabyliquida (L) e mwabcvapore (V).cite-ref-11-16-0[16]

mwab0 ∫ ∫ T , p , x , L T , p , y , V d μ μ i T = ∫ ∫ T , p , x , L T , p , y , V R T d l n ( f ^ ^ i ) {\displaystyle \int _{T,p,x,L}^{T,p,y,V}d\mu _{iT}=\int _{T,p,x,L}^{T,p,y,V}RTdln({\hat {f}}_{i})}

mwab8 μ μ i ( T , p , y ) V − − μ μ i ( T , p , x ) L = R T l n ( f ^ ^ i ( T , p , y ) V f ^ ^ i ( T , p , x ) L ) = 0 {\displaystyle \mu _{i(T,p,y)}^{V}-\mu _{i(T,p,x)}^{L}=RTln{\Biggl (}{\frac {{\hat {f}}_{i(T,p,y)}^{V}}{{\hat {f}}_{i(T,p,x)}^{L}}}{\Biggr )}=0}

La mwacecostante universale dei gas e la temperatura sono delle costanti, perciò:

mwacm f ^ ^ i ( T , p , x ) L = f ^ ^ i ( T , p , y ) V {\displaystyle {\hat {f}}_{i(T,p,x)}^{L}={\hat {f}}_{i(T,p,y)}^{V}}

Che può anche essere riscritta come:cite-ref-11-16-1[16]

mwaco ϕ ϕ ^ ^ i ( T , p , x ) L = ϕ ϕ ^ ^ i ( T , p , y ) V {\displaystyle {\hat {\phi }}_{i(T,p,x)}^{L}={\hat {\phi }}_{i(T,p,y)}^{V}}

Per gli altri mwacwequilibri (per esempio solido-liquido o vapore-solido) si procede in modo analogo.

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