Leyes de difusión de Fick

Descripciones matemáticas de la difusión molecular

Difusión molecular desde un punto de vista microscópico y macroscópico. Inicialmente, hay moléculas de soluto en el lado izquierdo de una barrera (línea violeta) y ninguna en el lado derecho. La barrera se retira y el soluto se difunde para llenar todo el recipiente. Arriba : Una sola molécula se mueve aleatoriamente. En medio : Con más moléculas, hay una clara tendencia a que el soluto llene el recipiente de manera cada vez más uniforme. Abajo : Con una enorme cantidad de moléculas de soluto, la aleatoriedad se vuelve indetectable: el soluto parece moverse de manera suave y sistemática desde áreas de alta concentración a áreas de baja concentración. Este flujo suave se describe mediante las leyes de Fick.

Las leyes de difusión de Fick describen la difusión y fueron postuladas por primera vez por Adolf Fick en 1855 sobre la base de resultados principalmente experimentales. Se pueden utilizar para calcular el coeficiente de difusión , D. La primera ley de Fick se puede utilizar para derivar su segunda ley, que a su vez es idéntica a la ecuación de difusión .

Primera ley de Fick : el movimiento de partículas desde una concentración alta a una baja (flujo difusivo) es directamente proporcional al gradiente de concentración de la partícula. ^[1]

Segunda ley de Fick : predicción del cambio en el gradiente de concentración con el tiempo debido a la difusión.

Un proceso de difusión que obedece las leyes de Fick se denomina difusión normal o fickiana; de lo contrario, se denomina difusión anómala o difusión no fickiana.

Historia

En 1855, el fisiólogo Adolf Fick expuso por primera vez ^[2] sus ahora bien conocidas leyes que rigen el transporte de masa a través de medios difusivos. El trabajo de Fick se inspiró en los experimentos anteriores de Thomas Graham , que no llegaron a proponer las leyes fundamentales por las que Fick se haría famoso. La ley de Fick es análoga a las relaciones descubiertas en la misma época por otros científicos eminentes: la ley de Darcy (flujo hidráulico), la ley de Ohm (transporte de carga) y la ley de Fourier (transporte de calor).

Los experimentos de Fick (modelados a partir de los de Graham) se centraron en medir las concentraciones y flujos de sal que se difundían entre dos depósitos a través de tubos de agua. Cabe destacar que el trabajo de Fick se centró principalmente en la difusión en fluidos, porque en ese momento, la difusión en sólidos no se consideraba generalmente posible. ^[3] Hoy, las leyes de Fick forman el núcleo de nuestra comprensión de la difusión en sólidos, líquidos y gases (en ausencia de movimiento de fluidos a granel en los dos últimos casos). Cuando un proceso de difusión no sigue las leyes de Fick (lo que sucede en los casos de difusión a través de medios porosos y difusión de penetrantes hinchables, entre otros), ^{[4] [5]} se lo denomina no fickiano .

Primera ley de Fick

La primera ley de Fick relaciona el flujo difusivo con lagradiente de concentración. Postula que el flujo va desde regiones de alta concentración a regiones de baja concentración, con una magnitud que es proporcional al gradiente de concentración (derivada espacial), o en términos simplistas el concepto de que un soluto se moverá desde una región de alta concentración a una región de baja concentración a través de un gradiente de concentración. En una dimensión (espacial), la ley puede escribirse en varias formas, donde la forma más común (ver ^{[6] [7]} ) es en una base molar:

${\displaystyle J=-D{\frac {d\varphi }{dx}}}$

dónde

• J es el flujo de difusión , cuya dimensión es la cantidad de sustancia por unidad de área por unidad de tiempo. J mide la cantidad de sustancia que fluirá a través de una unidad de área durante un intervalo de tiempo unitario.
• D es el coeficiente de difusión o difusividad . Su dimensión es el área por unidad de tiempo.
• ${\displaystyle {\frac {d\varphi }{dx}}}$es el gradiente de concentración
• φ (para mezclas ideales) es la concentración, con una dimensión de cantidad de sustancia por unidad de volumen.
• x es la posición, cuya dimensión es la longitud.

D es proporcional al cuadrado de la velocidad de las partículas que se difunden, que depende de la temperatura, la viscosidad del fluido y el tamaño de las partículas según la relación de Stokes-Einstein . En soluciones acuosas diluidas los coeficientes de difusión de la mayoría de los iones son similares y tienen valores que a temperatura ambiente están en el rango de(0,6–2) × 10 ⁻⁹  m ² /s . Para las moléculas biológicas, los coeficientes de difusión normalmente varían entre 10 ⁻¹⁰ y 10 ⁻¹¹  m ² /s.

En dos o más dimensiones debemos utilizar ∇ , el operador del o gradiente , que generaliza la primera derivada, obteniendo

${\displaystyle \mathbf {J} =-D\nabla \varphi }$

donde J denota el vector de flujo de difusión.

La fuerza impulsora de la difusión unidimensional es la cantidad − ⁠∂ φ/∂ x⁠ , que para mezclas ideales es el gradiente de concentración.

Variaciones de la primera ley

Otra forma de la primera ley es escribirla con la variable principal como fracción de masa ( y _i , dada por ejemplo en kg/kg), entonces la ecuación cambia a:

${\displaystyle \mathbf {J} _{i}=-{\frac {\rho D}{M_{i}}}\nabla y_{i}}$

dónde

• el índice i denota la i- ésima especie,
• J _i es el vector de flujo de difusión de la i -ésima especie (por ejemplo en mol/m ² -s),
• M _i es la masa molar de la i- ésima especie, y
• ρ es la densidad de la mezcla (por ejemplo en kg/m ³ ).

El está fuera del operador de gradiente . Esto se debe a que: ${\displaystyle \rho }$

${\displaystyle y_{i}={\frac {\rho _{si}}{\rho }}}$

donde ρ _si es la densidad parcial de la i- ésima especie.

Además de esto, en sistemas químicos distintos de las soluciones o mezclas ideales, la fuerza impulsora de la difusión de cada especie es el gradiente de potencial químico de esta especie. Entonces, la primera ley de Fick (caso unidimensional) puede escribirse

${\displaystyle J_{i}=-{\frac {Dc_{i}}{RT}}{\frac {\partial \mu _{i}}{\partial x}}}$

dónde

• El índice i denota la i- ésima especie.
• c es la concentración (mol/ ^m3 )
• R es la constante universal de los gases (J/K/mol)
• T es la temperatura absoluta (K)
• μ es el potencial químico (J/mol).

La fuerza impulsora de la ley de Fick se puede expresar como una diferencia de fugacidad :

${\displaystyle J_{i}=-{\frac {D}{RT}}{\frac {\partial f_{i}}{\partial x}}}$

La fugacidad tiene unidades Pa. es una presión parcial del componente i en una fase de vapor o líquido . En el equilibrio vapor-líquido el flujo de evaporación es cero porque . ${\displaystyle f_{i}}$ ${\displaystyle f_{i}}$ ${\displaystyle f_{i}^{\text{G}}}$ ${\displaystyle f_{i}^{\text{L}}}$ ${\displaystyle f_{i}^{\text{G}}=f_{i}^{\text{L}}}$

Derivación de la primera ley de Fick para gases

A continuación se presentan cuatro versiones de la ley de Fick para mezclas binarias de gases. Estas suponen que: la difusión térmica es despreciable; la fuerza corporal por unidad de masa es la misma en ambas especies; y la presión es constante o ambas especies tienen la misma masa molar. En estas condiciones, la referencia ^[8] muestra en detalle cómo la ecuación de difusión de la teoría cinética de los gases se reduce a esta versión de la ley de Fick: donde V _i es la velocidad de difusión de la especie i . En términos de flujo de especies, esto es $${\displaystyle \mathbf {V_{i}} =-D\nabla \ln y_{i},}$$ $${\displaystyle \mathbf {J_{i}} =-{\frac {\rho D}{M_{i}}}\nabla y_{i}.}$$

Si, además , esto se reduce a la forma más común de la ley de Fick, ${\displaystyle \nabla \rho =0}$ $${\displaystyle \mathbf {J_{i}} =-D\nabla \varphi .}$$

Si (en lugar de o además de ) ambas especies tienen la misma masa molar, la ley de Fick se convierte en donde es la fracción molar de la especie i . ${\displaystyle \nabla \rho =0}$ $${\displaystyle \mathbf {J_{i}} =-{\frac {\rho D}{M_{i}}}\nabla x_{i},}$$ ${\displaystyle x_{i}}$

Segunda ley de Fick

La segunda ley de Fick predice cómo la difusión hace que la concentración cambie con respecto al tiempo. Es una ecuación diferencial parcial que en una dimensión se lee:

${\displaystyle {\frac {\partial \varphi }{\partial t}}=D\,{\frac {\partial ^{2}\varphi }{\partial x^{2}}}}$

dónde

• φ es la concentración en dimensiones de , por ejemplo mol/m ³ ; φ = φ ( x , t ) es una función que depende de la ubicación x y el tiempo t ${\displaystyle [{\mathsf {N}}{\mathsf {L}}^{-3}]}$
• Es hora, ejemplo s
• D es el coeficiente de difusión en dimensiones de , por ejemplo m ² /s ${\displaystyle [{\mathsf {L}}^{2}{\mathsf {T}}^{-1}]}$
• x es la posición, ejemplo m

En dos o más dimensiones debemos utilizar el Laplaciano Δ = ∇ ² , que generaliza la segunda derivada, obteniendo la ecuación

${\displaystyle {\frac {\partial \varphi }{\partial t}}=D\Delta \varphi }$

La segunda ley de Fick tiene la misma forma matemática que la ecuación de Calor y su solución fundamental es la misma que la del núcleo de Calor , excepto que cambia la conductividad térmica con el coeficiente de difusión : ${\displaystyle k}$ ${\displaystyle D}$ $${\displaystyle \varphi (x,t)={\frac {1}{\sqrt {4\pi Dt}}}\exp \left(-{\frac {x^{2}}{4Dt}}\right).}$$

Derivación de la segunda ley de Fick

La segunda ley de Fick se puede derivar de la primera ley de Fick y de la conservación de la masa en ausencia de reacciones químicas:

${\displaystyle {\frac {\partial \varphi }{\partial t}}+{\frac {\partial }{\partial x}}J=0\Rightarrow {\frac {\partial \varphi }{\partial t}}-{\frac {\partial }{\partial x}}\left(D{\frac {\partial }{\partial x}}\varphi \right)\,=0}$

Suponiendo que el coeficiente de difusión D es una constante, se pueden intercambiar los órdenes de la diferenciación y multiplicar por la constante:

${\displaystyle {\frac {\partial }{\partial x}}\left(D{\frac {\partial }{\partial x}}\varphi \right)=D{\frac {\partial }{\partial x}}{\frac {\partial }{\partial x}}\varphi =D{\frac {\partial ^{2}\varphi }{\partial x^{2}}}}$

y, por tanto, recibimos la forma de las ecuaciones de Fick como se indicó anteriormente.

Para el caso de difusión en dos o más dimensiones la segunda ley de Fick se convierte en

${\displaystyle {\frac {\partial \varphi }{\partial t}}=D\,\nabla ^{2}\varphi ,}$

que es análoga a la ecuación del calor .

Si el coeficiente de difusión no es constante, sino que depende de la coordenada o la concentración, la segunda ley de Fick da como resultado

${\displaystyle {\frac {\partial \varphi }{\partial t}}=\nabla \cdot (D\,\nabla \varphi ).}$

Un ejemplo importante es el caso en el que φ está en un estado estable, es decir, la concentración no cambia con el tiempo, de modo que la parte izquierda de la ecuación anterior es idénticamente cero. En una dimensión con D constante , la solución para la concentración será un cambio lineal de concentraciones a lo largo de x . En dos o más dimensiones obtenemos

${\displaystyle \nabla ^{2}\varphi =0,}$

que es la ecuación de Laplace , cuyas soluciones los matemáticos denominan funciones armónicas .

Ejemplos de soluciones y generalizaciones

La segunda ley de Fick es un caso especial de la ecuación de convección-difusión en el que no hay flujo advectivo ni fuente volumétrica neta. Puede deducirse de la ecuación de continuidad :

${\displaystyle {\frac {\partial \varphi }{\partial t}}+\nabla \cdot \mathbf {j} =R,}$

donde j es el flujo total y R es una fuente volumétrica neta para φ . Se supone que la única fuente de flujo en esta situación es el flujo difusivo :

${\displaystyle \mathbf {j} _{\text{diffusion}}=-D\nabla \varphi }$

Suponiendo que no hay fuente ( R = 0 ), introducimos la definición de flujo difusivo en la ecuación de continuidad y llegamos a la segunda ley de Fick:

${\displaystyle {\frac {\partial \varphi }{\partial t}}=D{\frac {\partial ^{2}\varphi }{\partial x^{2}}}}$

Si el flujo fuera el resultado tanto del flujo difusivo como del flujo advectivo , el resultado sería la ecuación de convección-difusión .

Ejemplo de solución 1: fuente de concentración constante y longitud de difusión

Un caso simple de difusión con tiempo t en una dimensión (tomada como el eje x ) desde un límite ubicado en la posición x = 0 , donde la concentración se mantiene en un valor n ₀ es

${\displaystyle n\left(x,t\right)=n_{0}\operatorname {erfc} \left({\frac {x}{2{\sqrt {Dt}}}}\right).}$

donde erfc es la función de error complementaria . Este es el caso cuando los gases corrosivos se difunden a través de la capa oxidativa hacia la superficie del metal (si asumimos que la concentración de gases en el ambiente es constante y el espacio de difusión, es decir, la capa de productos de corrosión, es semiinfinito , comenzando en 0 en la superficie y extendiéndose infinitamente en profundidad en el material). Si, a su vez, el espacio de difusión es infinito (dura tanto a través de la capa con n ( x , 0) = 0 , x > 0 como con n ( x , 0) = n ₀ , x ≤ 0 ), entonces la solución se modifica solo con el coeficiente ⁠1/2⁠ delante de n ₀ (ya que la difusión ahora ocurre en ambas direcciones). Este caso es válido cuando una solución con concentración n ₀ se pone en contacto con una capa de disolvente puro. (Bokstein, 2005) La longitud 2 √ Dt se denomina longitud de difusión y proporciona una medida de qué tan lejos se ha propagado la concentración en la dirección x por difusión en el tiempo t (Bird, 1976).

Como aproximación rápida de la función de error, se pueden utilizar los dos primeros términos de la serie de Taylor :

${\displaystyle n(x,t)=n_{0}\left[1-2\left({\frac {x}{2{\sqrt {Dt\pi }}}}\right)\right]}$

Si D depende del tiempo, la longitud de difusión se convierte en

${\displaystyle 2{\sqrt {\int _{0}^{t}D(\tau )\,d\tau }}.}$

Esta idea es útil para estimar la longitud de difusión durante un ciclo de calentamiento y enfriamiento, donde D varía con la temperatura.

Ejemplo de solución 2: Partícula browniana y desplazamiento cuadrático medio

Otro caso simple de difusión es el movimiento browniano de una partícula. El desplazamiento cuadrático medio de la partícula desde su posición original es: donde es la dimensión del movimiento browniano de la partícula. Por ejemplo, la difusión de una molécula a través de una membrana celular de 8 nm de espesor es una difusión unidimensional debido a la simetría esférica; Sin embargo, la difusión de una molécula desde la membrana hasta el centro de una célula eucariota es una difusión tridimensional. Para un cactus cilíndrico , la difusión desde las células fotosintéticas en su superficie hasta su centro (el eje de su simetría cilíndrica) es una difusión bidimensional. $${\displaystyle {\text{MSD}}\equiv \langle (\mathbf {x} -\mathbf {x_{0}} )^{2}\rangle =2nDt}$$ ${\displaystyle n}$

La raíz cuadrada de MSD, , se utiliza a menudo como una caracterización de la distancia que ha recorrido la partícula después de transcurrido el tiempo. La MSD se distribuye simétricamente en el espacio unidimensional, bidimensional y tridimensional. Por lo tanto, la distribución de probabilidad de la magnitud de MSD en unidimensional es gaussiana y en tridimensional es una distribución de Maxwell-Boltzmann. ${\displaystyle {\sqrt {2nDt}}}$ ${\displaystyle t}$

Generalizaciones

• En medios no homogéneos , el coeficiente de difusión varía en el espacio, D = D ( x ) . Esta dependencia no afecta a la primera ley de Fick, pero sí a la segunda: $${\displaystyle {\frac {\partial \varphi (x,t)}{\partial t}}=\nabla \cdot {\bigl (}D(x)\nabla \varphi (x,t){\bigr )}=D(x)\Delta \varphi (x,t)+\sum _{i=1}^{3}{\frac {\partial D(x)}{\partial x_{i}}}{\frac {\partial \varphi (x,t)}{\partial x_{i}}}}$$
• En medios anisotrópicos , el coeficiente de difusión depende de la dirección. Es un tensor simétrico D _ji = D _ij . La primera ley de Fick cambia a es el producto de un tensor y un vector: Para la ecuación de difusión, esta fórmula da La matriz simétrica de coeficientes de difusión D _ij debe ser definida positiva . Es necesario hacer que el operador del lado derecho sea elíptico . $${\displaystyle J=-D\nabla \varphi ,}$$ $${\displaystyle J_{i}=-\sum _{j=1}^{3}D_{ij}{\frac {\partial \varphi }{\partial x_{j}}}.}$$ $${\displaystyle {\frac {\partial \varphi (x,t)}{\partial t}}=\nabla \cdot {\bigl (}D\nabla \varphi (x,t){\bigr )}=\sum _{i=1}^{3}\sum _{j=1}^{3}D_{ij}{\frac {\partial ^{2}\varphi (x,t)}{\partial x_{i}\partial x_{j}}}.}$$
• Para medios anisotrópicos no homogéneos, estas dos formas de la ecuación de difusión deben combinarse en $${\displaystyle {\frac {\partial \varphi (x,t)}{\partial t}}=\nabla \cdot {\bigl (}D(x)\nabla \varphi (x,t){\bigr )}=\sum _{i,j=1}^{3}\left(D_{ij}(x){\frac {\partial ^{2}\varphi (x,t)}{\partial x_{i}\partial x_{j}}}+{\frac {\partial D_{ij}(x)}{\partial x_{i}}}{\frac {\partial \varphi (x,t)}{\partial x_{i}}}\right).}$$
• El enfoque basado en la movilidad de Einstein y la fórmula de Teorell proporciona la siguiente generalización de la ecuación de Fick para la difusión multicomponente de los componentes perfectos: donde φ _i son las concentraciones de los componentes y D _ij es la matriz de coeficientes. Aquí, los índices i y j están relacionados con los diversos componentes y no con las coordenadas espaciales. $${\displaystyle {\frac {\partial \varphi _{i}}{\partial t}}=\sum _{j}\nabla \cdot \left(D_{ij}{\frac {\varphi _{i}}{\varphi _{j}}}\nabla \,\varphi _{j}\right).}$$

Las fórmulas de Chapman-Enskog para la difusión en gases incluyen exactamente los mismos términos. Estos modelos físicos de difusión son diferentes de los modelos de prueba ∂ _t φ _i = Σ _j D _ij Δ φ _j que son válidos para desviaciones muy pequeñas del equilibrio uniforme. Anteriormente, dichos términos se introdujeron en la ecuación de difusión de Maxwell-Stefan .

Para los coeficientes de difusión multicomponente anisotrópicos se necesita un tensor de rango cuatro, por ejemplo D _{ij , αβ} , donde i , j se refieren a los componentes y α , β = 1, 2, 3 corresponden a las coordenadas espaciales.

Aplicaciones

Las ecuaciones basadas en la ley de Fick se han utilizado comúnmente para modelar procesos de transporte en alimentos, neuronas , biopolímeros , productos farmacéuticos , suelos porosos , dinámica de poblaciones , materiales nucleares, física del plasma y procesos de dopaje de semiconductores . La teoría de los métodos voltamétricos se basa en soluciones de la ecuación de Fick. Por otro lado, en algunos casos una descripción "fickiana (otra aproximación común de la ecuación de transporte es la de la teoría de la difusión)" es inadecuada. Por ejemplo, en la ciencia de los polímeros y la ciencia de los alimentos se requiere un enfoque más general para describir el transporte de componentes en materiales que experimentan una transición vítrea . Un marco más general son las ecuaciones de difusión de Maxwell-Stefan ^{[9] de} transferencia de masa de múltiples componentes , de las cuales se puede obtener la ley de Fick como un caso límite, cuando la mezcla está extremadamente diluida y cada especie química interactúa solo con la mezcla a granel y no con otras especies. Para tener en cuenta la presencia de múltiples especies en una mezcla no diluida, se utilizan diversas variaciones de las ecuaciones de Maxwell-Stefan. Véase también procesos de transporte acoplados no diagonales ( relación de Onsager ).

Flujo de Fick en líquidos

Cuando dos líquidos miscibles se ponen en contacto y se produce difusión, la concentración macroscópica (o media) evoluciona siguiendo la ley de Fick. En una escala mesoscópica, es decir, entre la escala macroscópica descrita por la ley de Fick y la escala molecular, donde tienen lugar los recorridos aleatorios moleculares , las fluctuaciones no pueden despreciarse. Tales situaciones pueden modelarse con éxito con la hidrodinámica fluctuante de Landau-Lifshitz. En este marco teórico, la difusión se debe a fluctuaciones cuyas dimensiones van desde la escala molecular hasta la escala macroscópica. ^[10]

En particular, las ecuaciones hidrodinámicas fluctuantes incluyen un término de flujo de Fick, con un coeficiente de difusión dado, junto con ecuaciones hidrodinámicas y términos estocásticos que describen fluctuaciones. Al calcular las fluctuaciones con un enfoque perturbativo, la aproximación de orden cero es la ley de Fick. El primer orden da las fluctuaciones, y resulta que las fluctuaciones contribuyen a la difusión. Esto representa de alguna manera una tautología , ya que los fenómenos descritos por una aproximación de orden inferior son el resultado de una aproximación superior: este problema se resuelve solo renormalizando las ecuaciones hidrodinámicas fluctuantes.

Tasa de sorción y frecuencia de colisión del soluto diluido

La adsorción, absorción y colisión de moléculas, partículas y superficies son problemas importantes en muchos campos. Estos procesos fundamentales regulan las reacciones químicas, biológicas y ambientales. Su velocidad se puede calcular utilizando la constante de difusión y las leyes de difusión de Fick, especialmente cuando estas interacciones ocurren en soluciones diluidas.

Por lo general, la constante de difusión de moléculas y partículas definida por la ecuación de Fick se puede calcular utilizando la ecuación de Stokes-Einstein . En el límite de tiempo ultracorto, en el orden del tiempo de difusión a ² / D , donde a es el radio de la partícula, la difusión se describe mediante la ecuación de Langevin . En un tiempo más largo, la ecuación de Langevin se fusiona con la ecuación de Stokes-Einstein . Esta última es apropiada para la condición de la solución diluida, donde se considera la difusión de largo alcance. Según el teorema de fluctuación-disipación basado en la ecuación de Langevin en el límite de tiempo largo y cuando la partícula es significativamente más densa que el fluido circundante, la constante de difusión dependiente del tiempo es: ^[11]

${\displaystyle D(t)=\mu \,k_{\rm {B}}T\left(1-e^{-t/(m\mu )}\right)}$

donde (todo en unidades SI)

• k _B es la constante de Boltzmann
• T es la temperatura absoluta
• μ es la movilidad de la partícula en el fluido o gas, que se puede calcular utilizando la relación de Einstein (teoría cinética)
• m es la masa de la partícula
• Es el momento.

Para una sola molécula, como moléculas orgánicas o biomoléculas (por ejemplo, proteínas) en agua, el término exponencial es insignificante debido al pequeño producto de mμ en la región ultrarrápida de picosegundos, por lo que es irrelevante para la adsorción relativamente más lenta del soluto diluido.

Esquema de difusión molecular en la solución. Los puntos naranjas son moléculas de soluto, las moléculas de solvente no están dibujadas, la flecha negra es un ejemplo de trayectoria de caminata aleatoria y la curva roja es la función de probabilidad de ensanchamiento gaussiano difusivo de la ley de difusión de Fick. ^{[12] :Fig. 9}

La tasa de adsorción o absorción de un soluto diluido en una superficie o interfase en una solución (gas o líquido) se puede calcular utilizando las leyes de difusión de Fick. El número acumulado de moléculas adsorbidas en la superficie se expresa mediante la ecuación de Langmuir-Schaefer, integrando la ecuación de flujo de difusión a lo largo del tiempo, como se muestra en la difusión molecular simulada en la primera sección de esta página: ^[13]

${\displaystyle \Gamma =2AC_{b}{\sqrt {\frac {Dt}{\pi }}}}$

• A es el área de la superficie (m ² ).
• ${\displaystyle C_{b}}$es la concentración numérica de las moléculas del adsorbente (soluto) en la solución a granel (#/m ³ ).
• D es el coeficiente de difusión del adsorbedor (m ² /s).
• t es el tiempo transcurrido (s).
• ${\displaystyle \Gamma }$es el número acumulado de moléculas en la unidad # moléculas adsorbidas durante el tiempo . ${\displaystyle t}$

La ecuación lleva el nombre de los químicos estadounidenses Irving Langmuir y Vincent Schaefer .

Brevemente, como se explica en ^[14], el perfil del gradiente de concentración cerca de una superficie absorbente recién creada (a partir de ) (colocada en ) en una solución a granel que alguna vez fue uniforme se resuelve en las secciones anteriores a partir de la ecuación de Fick, ${\displaystyle t=0}$ ${\displaystyle x=0}$

${\displaystyle {\frac {\partial C}{\partial x}}={\frac {C_{b}}{\sqrt {\pi Dt}}}{\text{exp}}(-{\frac {x^{2}}{4Dt}})}$

• C es la concentración numérica de moléculas del adsorbente en (#/m ³ ). ${\displaystyle x,t}$

El gradiente de concentración en el subsuelo se simplifica al factor preexponencial de la distribución ${\displaystyle x=0}$

${\displaystyle ({\frac {\partial C}{\partial x}})_{x=0}={\frac {C_{b}}{\sqrt {\pi Dt}}}}$

Y la tasa de difusión (flujo) a través del área del plano es ${\displaystyle A}$

${\displaystyle ({\frac {\partial \Gamma }{\partial t}})_{x=0}=-{\frac {DAC_{b}}{\sqrt {\pi Dt}}}}$

Integrando a lo largo del tiempo,

${\displaystyle \Gamma =\int _{0}^{t}({\frac {\partial \Gamma }{\partial t}})_{x=0}=2AC_{b}{\sqrt {\frac {Dt}{\pi }}}}$

La ecuación de Langmuir-Schaefer se puede extender a la ecuación de Ward-Tordai para tener en cuenta la "retrodifusión" de las moléculas rechazadas desde la superficie: ^[14]

${\displaystyle \Gamma =2A{C_{\text{b}}}{\sqrt {\frac {Dt}{\pi }}}-A{\sqrt {\frac {D}{\pi }}}\int _{0}^{\sqrt {t}}{\frac {C(\tau )}{\sqrt {t-\tau }}}\,d\tau }$

donde es la concentración a granel, es la concentración subterránea (que es una función del tiempo dependiendo del modelo de reacción de la adsorción) y es una variable ficticia. ${\displaystyle C_{b}}$ ${\displaystyle C}$ ${\displaystyle \tau }$

Las simulaciones de Monte Carlo muestran que estas dos ecuaciones funcionan para predecir la tasa de adsorción de sistemas que forman gradientes de concentración predecibles cerca de la superficie, pero tienen problemas para sistemas sin gradientes de concentración o con gradientes de concentración impredecibles, como los sistemas de biosensores típicos o cuando el flujo y la convección son significativos. ^[15]

Una breve historia de las teorías sobre la adsorción difusiva. ^[15]

En la figura de la derecha se muestra una breve historia de la adsorción difusiva. ^[15] Un desafío notable para comprender la adsorción difusiva a nivel de molécula individual es la naturaleza fractal de la difusión. La mayoría de las simulaciones por computadora eligen un paso de tiempo para la difusión que ignora el hecho de que hay eventos de difusión más finos autosimilares (fractales) dentro de cada paso. La simulación de la difusión fractal muestra que se debe introducir un factor de dos correcciones para el resultado de una simulación de adsorción de paso de tiempo fijo, para que sea consistente con las dos ecuaciones anteriores. ^[15]

Un resultado más problemático de las ecuaciones anteriores es que predicen el límite inferior de adsorción en situaciones ideales, pero es muy difícil predecir las tasas de adsorción reales. Las ecuaciones se derivan en la condición de límite de tiempo largo cuando se ha formado un gradiente de concentración estable cerca de la superficie. Pero la adsorción real a menudo se realiza mucho más rápido que este límite de tiempo infinito, es decir, el gradiente de concentración, la descomposición de la concentración en la subsuperficie, solo se forma parcialmente antes de que la superficie se haya saturado o el flujo esté activo para mantener un cierto gradiente, por lo que la tasa de adsorción medida es casi siempre más rápida que las ecuaciones han predicho para la adsorción de barrera de energía baja o nula (a menos que haya una barrera de energía de adsorción significativa que ralentice la absorción significativamente), por ejemplo, miles a millones de veces más rápido en el autoensamblaje de monocapas en las interfaces agua-aire o agua-sustrato. ^[13] Como tal, es necesario calcular la evolución del gradiente de concentración cerca de la superficie y encontrar un tiempo adecuado para detener la evolución infinita imaginada para aplicaciones prácticas. Si bien es difícil predecir cuándo detenerse, es razonablemente fácil calcular el tiempo más corto que importa, el tiempo crítico en el que el primer vecino más cercano a la superficie del sustrato siente la acumulación del gradiente de concentración. Esto produce el límite superior de la tasa de adsorción en una situación ideal cuando no hay otros factores además de la difusión que afecten la dinámica del absorbedor: ^[15]

${\displaystyle \langle r\rangle ={\frac {4}{\pi }}Ac_{b}^{4/3}D}$

• ${\displaystyle \langle r\rangle }$es la tasa de adsorción asumiendo una situación de barrera de energía de adsorción libre, en unidades #/s.
• ${\displaystyle A}$es el área de la superficie de interés sobre un sustrato "infinito y plano" (m ² ).
• ${\displaystyle C_{b}}$es la concentración de la molécula absorbente en la solución a granel (#/m ³ ).
• ${\displaystyle D}$es la constante de difusión del absorbedor (soluto) en la solución (m ² /s) definida con la ley de Fick.
• El análisis dimensional de estas unidades está satisfecho.

Esta ecuación se puede utilizar para predecir la tasa de adsorción inicial de cualquier sistema; se puede utilizar para predecir la tasa de adsorción en estado estable de un sistema de biosensores típico cuando el sitio de unión es solo una fracción muy pequeña de la superficie del sustrato y nunca se forma un gradiente de concentración cerca de la superficie; también se puede utilizar para predecir la tasa de adsorción de moléculas en la superficie cuando hay un flujo significativo para empujar el gradiente de concentración muy superficialmente en la subsuperficie.

Este tiempo crítico es significativamente diferente del tiempo de llegada del primer pasajero o del tiempo medio de trayectoria libre. El uso del tiempo medio del primer pasajero y la ley de difusión de Fick para estimar la tasa de unión media sobrestimará significativamente el gradiente de concentración porque el primer pasajero normalmente proviene de muchas capas de vecinos alejadas del objetivo, por lo que su tiempo de llegada es significativamente más largo que el tiempo de difusión del vecino más cercano. El uso del tiempo medio de trayectoria libre más la ecuación de Langmuir provocará un gradiente de concentración artificial entre la ubicación inicial del primer pasajero y la superficie del objetivo porque las otras capas vecinas aún no han cambiado, por lo que la estimación significativamente menor del tiempo de unión real, es decir, el tiempo real de llegada del primer pasajero en sí, el inverso de la tasa anterior, es difícil de calcular. Si el sistema se puede simplificar a difusión 1D, entonces el tiempo medio del primer pasajero se puede calcular utilizando el mismo tiempo crítico de difusión del vecino más cercano para la distancia del primer vecino como MSD, ^[16]

${\displaystyle L={\sqrt {2Dt}}}$

• ${\displaystyle L~=C_{b}^{-1/3}}$(unidad m) es la distancia promedio del vecino más cercano aproximada como empaquetamiento cúbico, donde es la concentración de soluto en la solución a granel (unidad # molécula / m ³ ). ${\displaystyle C_{b}}$
• ${\displaystyle D}$es el coeficiente de difusión definido por la ecuación de Fick (unidad m ² /s).
• ${\displaystyle t}$es el tiempo crítico (unidad s).

En este momento crítico, es poco probable que el primer pasajero haya llegado y se haya adsorbido. Pero establece la velocidad de llegada de las capas vecinas. A esta velocidad, con un gradiente de concentración que se detiene alrededor de la primera capa vecina, el gradiente no se proyecta virtualmente en el tiempo más largo en el que llega el primer pasajero real. Por lo tanto, la tasa promedio de llegada del primer pasajero (unidad # molécula/s) para esta difusión 3D simplificada en un problema 1D,

${\displaystyle <r>=a/t=2aC_{b}^{2/3}D}$

• ${\displaystyle a}$es un factor de conversión del problema de adsorción difusiva 3D en un problema de difusión 1D cuyo valor depende del sistema, por ejemplo, una fracción del área de adsorción sobre el área de superficie de la esfera vecina más cercana del soluto suponiendo que el empaquetamiento cúbico de cada unidad tiene 8 vecinos compartidos con otras unidades. Esta fracción de ejemplo converge el resultado a la solución de adsorción difusiva 3D que se muestra arriba con una ligera diferencia en el factor previo debido a diferentes suposiciones de empaquetamiento y a la ignorancia de otros vecinos. ${\displaystyle A}$ ${\displaystyle 4\pi L^{2}/4}$

Cuando el área de interés es el tamaño de una molécula (específicamente, una molécula cilíndrica larga como el ADN), la ecuación de la tasa de adsorción representa la frecuencia de colisión de dos moléculas en una solución diluida, con una molécula de un lado específico y la otra sin dependencia estérica, es decir, una molécula (orientación aleatoria) golpea un lado de la otra. La constante de difusión debe actualizarse a la constante de difusión relativa entre dos moléculas que se difunden. Esta estimación es especialmente útil para estudiar la interacción entre una molécula pequeña y una molécula más grande como una proteína. La constante de difusión efectiva está dominada por la más pequeña cuya constante de difusión se puede utilizar en su lugar.

La ecuación de tasa de impacto anterior también es útil para predecir la cinética del autoensamblaje molecular en una superficie. Las moléculas están orientadas aleatoriamente en la solución a granel. Suponiendo que 1/6 de las moléculas tiene la orientación correcta con respecto a los sitios de unión de la superficie, es decir, 1/2 de la dirección z en las tres dimensiones x, y, z, la concentración de interés es solo 1/6 de la concentración a granel. Poniendo este valor en la ecuación, uno debería poder calcular la curva cinética de adsorción teórica utilizando el modelo de adsorción de Langmuir . En una imagen más rígida, 1/6 puede reemplazarse por el factor estérico de la geometría de unión.

Comparación de la teoría de colisiones y la teoría de colisiones difusivas. ^[17]

La frecuencia de colisión bimolecular relacionada con muchas reacciones, incluida la coagulación/agregación de proteínas, se describe inicialmente mediante la ecuación de coagulación de Smoluchowski propuesta por Marian Smoluchowski en una publicación seminal de 1916, ^[18] derivada del movimiento browniano y las leyes de difusión de Fick. Bajo una condición de reacción idealizada para A + B → producto en una solución diluida, Smoluchovski sugirió que el flujo molecular en el límite de tiempo infinito se puede calcular a partir de las leyes de difusión de Fick que producen un gradiente de concentración fijo/estable a partir de la molécula objetivo, por ejemplo, B es la molécula objetivo que se mantiene fija relativamente, y A es la molécula en movimiento que crea un gradiente de concentración cerca de la molécula objetivo B debido a la reacción de coagulación entre A y B. Smoluchowski calculó la frecuencia de colisión entre A y B en la solución con la unidad #/s/m ³ :

${\displaystyle Z_{AB}=4{\pi }RD_{r}C_{A}C_{B}}$

dónde,

• ${\displaystyle R}$es el radio de la colisión
• ${\displaystyle D_{r}=D_{A}+D_{B}}$es la constante de difusión relativa entre A y B (m ² /s)
• ${\displaystyle C_{A}}$y son concentraciones numéricas de A y B respectivamente (#/m ³ ). ${\displaystyle C_{B}}$

El orden de reacción de esta reacción bimolecular es 2, lo que es análogo al resultado de la teoría de colisiones al reemplazar la velocidad de movimiento de la molécula por el flujo difusivo. En la teoría de colisiones, el tiempo de viaje entre A y B es proporcional a la distancia, lo que es una relación similar para el caso de difusión si el flujo es fijo.

Sin embargo, en condiciones prácticas, el gradiente de concentración cerca de la molécula objetivo evoluciona con el tiempo junto con el flujo molecular ^[15] y, en promedio, el flujo es mucho mayor que el límite de tiempo infinito propuesto por Smoluchowski. Antes de la hora de llegada del primer pasajero, la ecuación de Fick predice un gradiente de concentración a lo largo del tiempo que aún no se acumula en la realidad. Por lo tanto, esta frecuencia de Smoluchowski representa el límite inferior de la frecuencia de colisión real.

En 2022, Chen calcula el límite superior de la frecuencia de colisión entre A y B en una solución suponiendo que la concentración en masa de la molécula en movimiento se fija después del primer vecino más cercano de la molécula objetivo. ^[17] Por lo tanto, la evolución del gradiente de concentración se detiene en la primera capa vecina más cercana dado un tiempo de parada para calcular el flujo real. Lo llamó tiempo crítico y derivó la frecuencia de colisión difusiva en la unidad #/s/m3 ^: [ ^17]

${\displaystyle Z_{AB}={\frac {8}{\pi }}{\sigma }D_{r}C_{A}C_{B}{\sqrt[{3}]{C_{A}+C_{B}}}}$

dónde,

• ${\displaystyle {\sigma }}$es el área de la sección transversal de la colisión (m ² ).
• ${\displaystyle D_{r}=D_{A}+D_{B}}$es la constante de difusión relativa entre A y B (m ² /s).
• ${\displaystyle C_{A}}$y son concentraciones numéricas de A y B respectivamente (#/m ³ ). ${\displaystyle C_{B}}$

Esta ecuación supone que el límite superior de una frecuencia de colisión difusiva entre A y B es cuando la primera capa vecina comienza a sentir la evolución del gradiente de concentración, cuyo orden de reacción es ⁠2+1/3⁠ en lugar de 2. Tanto la ecuación de Smoluchowski como la ecuación de JChen satisfacen las comprobaciones dimensionales con unidades del SI. Pero la primera depende del radio y la segunda del área de la esfera de colisión. A partir del análisis dimensional, habrá una ecuación que dependa del volumen de la esfera de colisión, pero eventualmente, todas las ecuaciones deberían converger a la misma tasa numérica de la colisión que se puede medir experimentalmente. El orden de reacción real para una reacción unitaria bimolecular podría estar entre 2 y ⁠2+1/3⁠ , lo cual tiene sentido porque el tiempo de colisión difusiva depende directamente de la distancia entre las dos moléculas.

Estas nuevas ecuaciones también evitan la singularidad de la tasa de adsorción en el tiempo cero para la ecuación de Langmuir-Schaefer. La tasa infinita es justificable en condiciones ideales porque cuando se introducen moléculas objetivo mágicamente en una solución de molécula sonda o viceversa, siempre existe una probabilidad de que se superpongan en el tiempo cero, por lo que la tasa de asociación de esas dos moléculas es infinita. No importa que otros millones de moléculas tengan que esperar a que su primera pareja se difunda y llegue. La tasa promedio es, por lo tanto, infinita. Pero estadísticamente este argumento no tiene sentido. La tasa máxima de una molécula en un período de tiempo mayor que cero es 1, ya sea que se encuentren o no, por lo que la tasa infinita en el tiempo cero para ese par de moléculas realmente debería ser solo uno, lo que hace que la tasa promedio sea 1/millones o más y estadísticamente insignificante. Esto ni siquiera cuenta: en la realidad, no hay dos moléculas que puedan encontrarse mágicamente en el tiempo cero.

Perspectiva biológica

La primera ley da lugar a la siguiente fórmula: ^[19]

${\displaystyle {\text{flux}}={-P\left(c_{2}-c_{1}\right)}}$

En el cual

• P es la permeabilidad, una " conductancia " de membrana determinada experimentalmente para un gas dado a una temperatura dada.
• c ₂ − c ₁ es la diferencia en la concentración del gas a través de la membrana para la dirección del flujo (de c ₁ a c ₂ ).

La primera ley de Fick también es importante en las ecuaciones de transferencia de radiación. Sin embargo, en este contexto, se vuelve imprecisa cuando la constante de difusión es baja y la radiación se ve limitada por la velocidad de la luz en lugar de por la resistencia del material a través del cual fluye la radiación. En esta situación, se puede utilizar un limitador de flujo .

La tasa de intercambio de un gas a través de una membrana de fluido se puede determinar utilizando esta ley junto con la ley de Graham .

En el caso de una solución diluida, cuando la difusión toma el control, la permeabilidad de la membrana mencionada en la sección anterior se puede calcular teóricamente para el soluto utilizando la ecuación mencionada en la última sección (utilícela con especial cuidado porque la ecuación se deriva para solutos densos, mientras que las moléculas biológicas no son más densas que el agua. Además, esta ecuación supone que se forman gradientes de concentración ideales cerca de la membrana y evolucionan con el tiempo): ^[12]

${\displaystyle P=2A_{p}\eta _{tm}{\sqrt {D/(\pi t)}}}$

dónde

• ${\displaystyle A_{P}}$es el área total de los poros de la membrana (unidad m ² ).
• ${\displaystyle \eta _{tm}}$eficiencia transmembrana (sin unidades), que puede calcularse a partir de la teoría estocástica de la cromatografía .
• D es la constante de difusión de la unidad de soluto m ² ⋅s ⁻¹ .
• t es la unidad de tiempo s.
• c ₂ , c ₁ la concentración debe utilizar la unidad mol m ⁻³ , por lo que la unidad de flujo se convierte en mol s ⁻¹ .

El flujo se desintegra a lo largo de la raíz cuadrada del tiempo porque se forma un gradiente de concentración cerca de la membrana con el tiempo en condiciones ideales. Cuando hay flujo y convección, el flujo puede ser significativamente diferente de lo que predice la ecuación y mostrar un tiempo efectivo t con un valor fijo, ^[15] lo que hace que el flujo sea estable en lugar de desintegrarse con el tiempo. Se ha estimado un tiempo crítico en condiciones de flujo idealizadas cuando no se forma ningún gradiente. ^{[15] [17]} Esta estrategia se adopta en biología, como en la circulación sanguínea.

Aplicaciones de fabricación de semiconductores

El término semiconductor se utiliza para designar una serie de dispositivos. Incluye principalmente tres categorías: dispositivos de dos terminales, dispositivos de tres terminales y dispositivos de cuatro terminales. La combinación de semiconductores se denomina circuito integrado.

Relación entre la ley de Fick y los semiconductores: el principio del semiconductor es la transferencia de sustancias químicas o dopantes de una capa a otra. La ley de Fick se puede utilizar para controlar y predecir la difusión sabiendo cuánto se mueve la concentración de dopantes o sustancias químicas por metro y segundo a través de las matemáticas.

Por lo tanto, se pueden fabricar diferentes tipos y niveles de semiconductores.

Las tecnologías de fabricación de circuitos integrados , procesos modelo como CVD, oxidación térmica, oxidación húmeda, dopaje, etc., utilizan ecuaciones de difusión obtenidas de la ley de Fick.

Método CVD para fabricar semiconductores

La oblea es un tipo de semiconductor cuyo sustrato de silicio está recubierto con una capa de cadenas y películas de polímero creadas mediante CVD. Esta película contiene dopantes de tipo n y tipo p y se encarga de la conducción de los dopantes. El principio de CVD se basa en la fase gaseosa y la reacción química gas-sólido para crear películas delgadas.

El régimen de flujo viscoso de la CVD está impulsado por un gradiente de presión. La CVD también incluye un componente de difusión distinto de la difusión superficial de los átomos adánicos. En la CVD, los reactivos y productos también deben difundirse a través de una capa límite de gas estancado que existe junto al sustrato. El número total de pasos necesarios para el crecimiento de la película de CVD son la difusión en fase gaseosa de los reactivos a través de la capa límite, la adsorción y difusión superficial de los átomos adánicos, las reacciones en el sustrato y la difusión en fase gaseosa de los productos a través de la capa límite.

El perfil de velocidad del flujo de gas es: donde $${\displaystyle \delta (x)=\left({\frac {5x}{\mathrm {Re} ^{1/2}}}\right)\mathrm {Re} ={\frac {v\rho L}{\eta }}}$$

• ${\displaystyle \delta }$¿Cuál es el espesor?
• ${\displaystyle \mathrm {Re} }$es el numero de Reynolds
• x es la longitud del sustrato
• v = 0 en cualquier superficie
• ${\displaystyle \eta }$es viscosidad
• ${\displaystyle \rho }$es densidad

Integrando la x de 0 a L , se obtiene el espesor promedio: $${\displaystyle \delta ={\frac {10L}{3\mathrm {Re} ^{1/2}}}}$$

Para mantener el equilibrio de la reacción, los reactivos deben difundirse a través de la capa límite estancada para alcanzar el sustrato. Por lo tanto, es deseable una capa límite delgada. Según las ecuaciones, aumentar vo daría como resultado más reactivos desperdiciados. Los reactivos no llegarán al sustrato de manera uniforme si el flujo se vuelve turbulento. Otra opción es cambiar a un nuevo gas portador con menor viscosidad o densidad.

La primera ley de Fick describe la difusión a través de la capa límite. La difusión se determina en función de la presión ( P ) y la temperatura ( T ) en un gas.

$${\displaystyle D=D_{0}\left({\frac {P_{0}}{P}}\right)\left({\frac {T}{T_{0}}}\right)^{3/2}}$$dónde

• ${\displaystyle P_{0}}$es la presión estándar
• ${\displaystyle T_{0}}$es la temperatura estándar
• ${\displaystyle D_{0}}$es la difusividad estándar.

La ecuación dice que aumentar la temperatura o disminuir la presión puede aumentar la difusividad.

La primera ley de Fick predice el flujo de los reactivos hacia el sustrato y el producto desde el sustrato: donde $${\displaystyle J=-D_{i}\left({\frac {dc_{i}}{dx}}\right)}$$

• ${\displaystyle x}$¿Cuál es el espesor? ${\displaystyle \delta }$
• ${\displaystyle dc_{i}}$es la concentración del primer reactivo.

En la ley de los gases ideales , la concentración del gas se expresa mediante la presión parcial. ${\displaystyle PV=nRT}$

$${\displaystyle J=-D_{i}\left({\frac {P_{i}-P_{0}}{\delta RT}}\right)}$$dónde

• ${\displaystyle R}$¿es la constante del gas?
• ${\displaystyle {\frac {P_{i}-P_{0}}{\delta }}}$es el gradiente de presión parcial.

Como resultado, la primera ley de Fick nos dice que podemos utilizar un gradiente de presión parcial para controlar la difusividad y controlar el crecimiento de películas delgadas de semiconductores.

En muchas situaciones realistas, la simple ley de Fick no es una formulación adecuada para el problema de los semiconductores. Solo se aplica a ciertas condiciones, por ejemplo, dadas las condiciones de contorno del semiconductor: difusión de concentración de fuente constante, concentración de fuente limitada o difusión de contorno móvil (donde la profundidad de la unión continúa moviéndose hacia el sustrato).

Invalidez de la difusión fickiana

Aunque la difusión fickiana se ha utilizado para modelar los procesos de difusión en la fabricación de semiconductores (incluidos los reactores CVD) en los primeros tiempos, a menudo no logra validar la difusión en nodos de semiconductores avanzados (<90 nm). Esto se debe principalmente a la incapacidad de la difusión fickiana para modelar los procesos de difusión con precisión a nivel molecular y a menor escala. En la fabricación avanzada de semiconductores, es importante comprender el movimiento a escala atómica, algo que no logra la difusión continua. Hoy en día, la mayoría de los fabricantes de semiconductores utilizan el método de recorrido aleatorio para estudiar y modelar los procesos de difusión. Esto nos permite estudiar los efectos de la difusión de manera discreta para comprender el movimiento de átomos individuales, moléculas, plasma, etc.

En este tipo de proceso, los movimientos de las especies en difusión (átomos, moléculas, plasma, etc.) se tratan como una entidad discreta, que sigue un recorrido aleatorio a través del reactor de CVD, la capa límite, las estructuras materiales, etc. A veces, los movimientos pueden seguir un recorrido aleatorio sesgado en función de las condiciones de procesamiento. Se realiza un análisis estadístico para comprender la variación/estocasticidad que surge del recorrido aleatorio de las especies, que a su vez afecta al proceso general y a las variaciones eléctricas.

Producción y cocción de alimentos

La formulación de la primera ley de Fick puede explicar una variedad de fenómenos complejos en el contexto de los alimentos y la cocina: la difusión de moléculas como el etileno promueve el crecimiento y la maduración de las plantas, las moléculas de sal y azúcar promueven la salmuera y el marinado de la carne, y las moléculas de agua promueven la deshidratación. La primera ley de Fick también se puede utilizar para predecir los perfiles de humedad cambiantes a lo largo de un fideo de espagueti a medida que se hidrata durante la cocción. Estos fenómenos tienen que ver con el movimiento espontáneo de partículas de solutos impulsado por el gradiente de concentración. En diferentes situaciones, existe una difusividad diferente, que es una constante. ^[20]

Controlando el gradiente de concentración, se puede controlar el tiempo de cocción, la forma de los alimentos y la salazón.

Véase también

• Advección
• Ecuación de Churchill-Bernstein
• Difusión
• Falsa difusión
• Intercambio de gases
• Flujo de masa
• Difusión de Maxwell-Stefan
• Ecuación de Nernst-Planck
• Ósmosis

Citas

1. Vallero, Daniel A. (2024). "Transporte físico de contaminantes del aire". Cálculos de contaminación del aire . págs. 163–190. doi :10.1016/B978-0-443-13987-1.00017-X. ISBN 978-0-443-13987-1.
2. * Fick A (1855). "Ueber Difusión". Annalen der Physik (en alemán). 94 (1): 59–86. Código bibliográfico : 1855AnP...170...59F. doi : 10.1002/andp.18551700105 .
   • Fick A (1855). "Sobre la difusión de líquidos". Revista filosófica y revista científica de Londres, Edimburgo y Dublín . 10 (63): 30–39. doi :10.1080/14786445508641925.
3. Philibert J (2005). «Un siglo y medio de difusión: Fick, Einstein, antes y después» (PDF) . Fundamentos de la difusión . 2 : 1.1–1.10. doi :10.62721/diffusion-fundamentals.2.187. Archivado desde el original (PDF) el 5 de febrero de 2009.
4. Vázquez JL (2006). "La ecuación del medio poroso". Teoría matemática . Oxford Univ. Press.
5. Gorban AN , Sargsyan HP, Wahab HA (2011). "Modelos cuasidiquímicos de difusión no lineal multicomponente". Modelado matemático de fenómenos naturales . 6 (5): 184–262. arXiv : 1012.2908 . doi :10.1051/mmnp/20116509. S2CID  18961678.
6. Atkins P, de Paula J (2006). Química física para las ciencias de la vida.
7. Conlisk, A. Terrence (2013). Fundamentos de micro y nanofluídica . pág. 43. doi :10.1017/CBO9781139025614. ISBN 978-0-521-88168-5.
8. Williams FA (1985). "Apéndice E". Teoría de la combustión . Benjamin/Cummings.
9. Taylor R, Krishna R (1993). Transferencia de masa multicomponente . Serie Wiley en ingeniería química. Vol. 2. John Wiley & Sons. ISBN 978-0-471-57417-0.^{[ página necesaria ]}
10. Brogioli D, Vailati A (enero de 2001). "Transferencia de masa difusiva por fluctuaciones fuera de equilibrio: revisión de la ley de Fick". Physical Review E . 63 (1 Pt 1): 012105. arXiv : cond-mat/0006163 . Bibcode :2000PhRvE..63a2105B. doi :10.1103/PhysRevE.63.012105. PMID  11304296. S2CID  1302913.
11. Bian X, Kim C, Karniadakis GE (agosto de 2016). "111 años de movimiento browniano". Materia blanda . 12 (30): 6331–6346. Código Bibliográfico :2016SMat...12.6331B. doi :10.1039/c6sm01153e. PMC 5476231 . PMID  27396746. 
12. Pyle JR, Chen J (2 de noviembre de 2017). "Fotoblanqueo de YOYO-1 en imágenes de fluorescencia de ADN único de súper resolución". Beilstein Journal of Nanotechnology . 8 : 2296–2306. doi :10.3762/bjnano.8.229. PMC 5687005 . PMID  29181286. 
13. Langmuir I, Schaefer VJ (1937). "El efecto de las sales disueltas en monocapas insolubles". Revista de la Sociedad Química Americana . 29 (11): 2400–2414. doi :10.1021/ja01290a091.
14. Ward AF, Tordai L (1946). "Dependencia temporal de las tensiones de contorno de las soluciones I. El papel de la difusión en los efectos temporales". Journal of Chemical Physics . 14 (7): 453–461. Bibcode :1946JChPh..14..453W. doi :10.1063/1.1724167.
15. Chen J (enero de 2022). "Simulación de la adsorción estocástica de moléculas de soluto diluidas en interfaces". AIP Advances . 12 (1): 015318. Bibcode :2022AIPA...12a5318C. doi :10.1063/5.0064140. PMC 8758205 . PMID  35070490. 
16. Pandey S, Gautam D, Chen J (16 de julio de 2024). "Medición de la sección transversal de adsorción de YOYO-1 a moléculas de ADN inmovilizadas". Journal of Physical Chemistry B . 128 (29): 7254–7262. doi :10.1021/acs.jpcb.4c03359. PMC  11286311. PMID  39014882.
17. Chen J (diciembre de 2022). "¿Por qué el orden de reacción de una reacción bimolecular debería ser 2,33 en lugar de 2?". The Journal of Physical Chemistry A . 126 (51): 9719–9725. Bibcode :2022JPCA..126.9719C. doi :10.1021/acs.jpca.2c07500. PMC 9805503 . PMID  36520427. 
18. Smoluchowski M (1916). "Drei Vorträge über Diffusion, Brownsche Molekularbewegung und Koagulation von Kolloidteilchen". Zeitschrift für Physik (en alemán). 17 : 557–571, ​​585–599. Código Bib : 1916ZPhy...17..557S.
19. Nosek TM. "Sección 3/3ch9/s3ch9_2". Fundamentos de fisiología humana . Archivado desde el original el 24 de marzo de 2016.
20. Zhou L, Nyberg K, Rowat AC (septiembre de 2015). "Comprensión de la teoría de la difusión y la ley de Fick a través de los alimentos y la cocina". Avances en la educación en fisiología . 39 (3): 192–197. doi :10.1152/advan.00133.2014. PMID  26330037. S2CID  3921833.

Lectura adicional

• Berg HC (1977). Paseos aleatorios en biología . Princeton.
• Bird RB, Stewart WE, Lightfoot EN (1976). Fenómenos de transporte . John Wiley & Sons.
• Bokshtein BS, Mendelev MI, Srolovitz DJ, eds. (2005). Termodinámica y cinética en la ciencia de los materiales: un curso breve . Oxford: Oxford University Press. págs. 167–171.
• Crank J (1980). Las matemáticas de la difusión . Oxford University Press.
• Fick A (1855). "Sobre la difusión de líquidos". Annalen der Physik und Chemie . 94 : 59.– reimpreso en Fick, Adolph (1995). "Sobre la difusión líquida". Journal of Membrane Science . 100 : 33–38. doi :10.1016/0376-7388(94)00230-v.
• Smith WF (2004). Fundamentos de la ciencia y la ingeniería de materiales (3.ª ed.). McGraw-Hill.

Enlaces externos

• Ecuaciones de Fick, transformación de Boltzmann, etc. (con figuras y animaciones)
• Segunda ley de Fick en OpenStax