As(V)在TiO2表面的吸附机理

用延展X射线吸收精细结构(EXAFS)光谱和密度泛函理论(DFT)研究了As(V)-TiO2体系的吸附机理. 离子强度变化对As(V)-TiO2体系吸附无显著影响, 表明吸附后形成了内层络合物. EXAFS结果表明, As(V)原子主要通过—AsO4上的O原子结合到TiO2表面上, 平均As-O原子间距(R)在吸附前后无明显变化, 保持在(0.169±0.001) nm. As-Ti层的EXAFS分析结果与DFT计算的吸附构型的As-Ti原子间距对照表明, 体系存在两种主要亚稳平衡吸附(MEA)结构, 即对应于R1=(0.321±0.002) nm 的双角(DC)强吸附构型和R2=(0.360±0.002) nm的单角(SC)弱吸附构型. 而且随着吸附量由9.79 mg·g-1增加至28.0 mg·g-1, 吸附样品中双角构型配位数与单角构型配位数的比值(CN1/CN2)从3.3降低到1.6, 说明双角亚稳平衡吸附结构在低覆盖度时占优势, 而在高表面覆盖度时单角亚稳平衡吸附结构占优势, 即在表面覆盖度较大时, As(V)在TiO2表面上倾向于形成单角构型.     

Zn(Ⅱ)在TiO2表面上的微观吸附模式研究

用延展X射线吸收精细结构(EXAFS)技术并结合密度泛函理论(DFT)研究了Zn(Ⅱ)在锐钛型TiO2表面上微观吸附结构。EXAFS结果表明, Zn(Ⅱ)在吸附时由自由水合状态下的Zn—O六配位八面体结构向四配位四面体结构转化, 中心Zn原子的第二配位层存在两种不同的Zn—Ti距离(R1=0.371和R2=0.332 nm). 用DFT方法对四配位水合Zn离子在簇Ti2O11H14上进行优化后发现, 四配位的Zn—O平均距离为0.200 nm; 外层Zn—Ti结合存在两种稳定的吸附模式: 单角吸附模式和更加稳定的双角吸附模式, 其Zn—Ti距离分别为0.369和0.335 nm. EXAFS结果与DFT计算结果吻合, 说明Zn(Ⅱ)在锐钛型TiO2表面上存在不同的亚稳平衡态吸附结构.     

温度对Zn(II)-TiO_2体系吸附可逆性的影响

用延展X射线吸收精细结构光谱(EXAFS)研究了不同温度对Zn(Ⅱ)-锐钛矿型TiO2吸附产物微观构型和吸附可逆性的影响机制.宏观的吸附-解吸实验表明,不同温度下的吸附等温线可以用Langmuir模型进行较好的描述(R2≥0.990).随温度升高,吸附等温线显著升高,Zn(Ⅱ)在TiO2表面的饱和吸附量由5℃时的0.125mmol·g-1增至40℃时的0.446mmol·g-1;而体系的不可逆性明显减弱,解吸滞后角θ由32.85°减至8.64°.求得体系反应的热力学参数ΔH、ΔS分别为24.55kJ·mol-1和159.13J·mol-1·K-1.EXAFS结果表明,Zn(Ⅱ)主要是通过共用水合Zn(II)离子及TiO2表面上的O原子结合到TiO2表面上,其平均Zn-O原子间距为RZn-O=(0.199±0.001)nm.第二配位层(Zn-Ti层)的EXAFS图谱分析结果表明,存在两个典型的Zn-Ti原子间距,即R1=(0.325±0.001)nm(边-边结合的强吸附)和R2=(0.369±0.001)nm(角-角结合的弱吸附).随温度升高,强吸附比例(CN1)基本不变而弱吸附比例(CN2)增加,两者比值(CN1/CN2)逐渐减小.该比值的变化从微观角度解释了宏观实验中温度升高,不可逆性减弱的吸附现象.     

温度对Zn(II)-TiO2体系吸附可逆性的影响

用延展X射线吸收精细结构光谱(EXAFS)研究了不同温度对Zn(II)-锐钛矿型TiO2吸附产物微观构型和吸附可逆性的影响机制. 宏观的吸附-解吸实验表明, 不同温度下的吸附等温线可以用Langmuir 模型进行较好的描述(R2≥0.990). 随温度升高, 吸附等温线显著升高, Zn(II)在TiO2表面的饱和吸附量由5 ℃时的0.125 mmol·g-1增至40 ℃时的0.446 mmol·g-1; 而体系的不可逆性明显减弱, 解吸滞后角θ由32.85°减至8.64°. 求得体系反应的热力学参数⊿H、⊿S分别为24.55 kJ·mol-1 和159.13 J·mol-1·K-1. EXAFS结果表明, Zn(II)主要是通过共用水合Zn(II)离子及TiO2表面上的O原子结合到TiO2表面上,其平均Zn-O原子间距为RZn-O=(0.199±0.001) nm. 第二配位层(Zn-Ti 层)的EXAFS图谱分析结果表明, 存在两个典型的Zn-Ti 原子间距, 即R1=(0.325±0.001) nm (边-边结合的强吸附)和R2=(0.369±0.001) nm(角-角结合的弱吸附). 随温度升高, 强吸附比例(CN1)基本不变而弱吸附比例(CN2)增加, 两者比值(CN1/CN2)逐渐减小. 该比值的变化从微观角度解释了宏观实验中温度升高, 不可逆性减弱的吸附现象.     

用EXAFS研究pH对Zn(Ⅱ)-TiO2体系吸附和微观构型的影响

应用延展X射线吸收精细结构(EXAFS)方法, 研究了不同pH对Zn(Ⅱ)在锐钛矿型TiO2表面吸附产物的微观构型的影响. 宏观的吸附-解吸实验表明, 随着pH值由5.8增大至6.8, 吸附等温线明显升高, Freundlich吸附常数由1.345 L/g增加到15.385 L/g; 而体系的不可逆性逐渐降低, 不可逆吸附系数(TⅡ)由0.43降低到0.23. 不同pH条件下吸附样品的EXAFS结果表明, Zn(Ⅱ)主要通过共用水合离子及TiO2表面的O原子结合到TiO2表面上, 第一配位层(Zn—O层)原子间距和配位数随着pH值增大逐渐降低, Zn(Ⅱ)在TiO2表面吸附形态从六配位向四配位转化;第二配位层(Zn—Ti层)分析结果表明, 存在2个典型的Zn—Ti原子间距, 即R1=0.319~0.334 nm(双齿方式结合的强吸附)和R2=0.366~0.378 nm(单齿方式结合的弱吸附), 随着pH值的升高, 强吸附位(CN1)逐渐减少而弱吸附位(CN2)逐渐增加, 其比值由2.12降低至0.89, 从而导致其在高pH值的条件下吸附量和可逆性明显增大. EXAFS结果从分子水平说明了该体系在不同pH值条件下表现出的可逆性差异是由于微观吸附状态不同所致.     

一氧化碳共吸附法确定叔丁胺分子在Cu(111)表面的吸附位

采用扫描隧道显微镜(STM)和密度泛函理论(DFT)研究了78 K时单个叔丁胺分子在Cu(111)表面的吸附位. 我们提出以共吸附的一氧化碳√3 ×√3 超结构为基底铜原子的标识方法, 确定了低覆盖度的叔丁胺分子在Cu(111)表面的吸附位为顶位. 而采用单个一氧化碳分子标识基底铜原子的位置, 同样得出了叔丁胺分子的吸附位为顶位. 此外, 还采用DFT计算叔丁胺分子在Cu(111)表面的优势吸附构型. 理论计算结果表明顶位吸附构型为能量最稳定的构型, 与实验结果相吻合.     

PFOS在锐钛型TiO2表面吸附行为的理论研究

采用密度泛函理论(DFT)B3LYP方法对全氟辛烷磺酸(PFOS)在锐钛型TiO2表面的化学吸附和物理吸附行为进行了研究,其中化学吸附包含双齿双核(BB)和单齿单核(MM)在内的4种可能的吸附构型.吸附能(Eads)及反应吉布斯自由能(ΔGads)的计算结果表明,PFOS分子易于与TiO2表面发生氢键作用吸附;化学吸附表现为PFOS分子与TiO2表面的水分子(H2O)和羟基(—OH)反应,且与取代—OH相比,H2O取代相对更容易发生,其中,MM1构型(取代一个表面水分子)为化学吸附中的优势构型.PFOS在锐钛矿表面吸附的热力学稳定性和反应自发性顺序如下:H-Bonded(氢键吸附)>MM1(取代一个表面水分子)>BB1(取代两个表面水分子)>MM2(取代一个表面羟基)>BB2(取代一个表面水分子和一个表面羟基).成键结构分析表明,TiO2表面H2O/—OH官能团与PFOS上的磺酸基之间形成了中等强度的氢键;在化学吸附过程中,电荷从PFOS分子向TiO2表面发生转移,生成Ti—O—S化学键,电荷转移主要来自PFOS分子的O和F原子.     

TiO2负载单金属镍（铂）催化剂在甲烷解离反应中抗积碳能力的理论研究

研究碳原子在TiO2(101)负载镍或铂原子上的吸附行为对于阐明积碳问题提供了一个热力学线索.广义梯度近似密度泛函理论的PBE计算结果表明,镍在TiO2表面最稳定构型的吸附能为347.16 kJ/mol,铂对应的最稳定构型的吸附能为315.9 kJ/mol,而且2种金属的最稳定构型均处于TiO2表面2个O2c原子之间的桥位.吸附金属原子后,TiO2的态密度图中各电子峰向低能量方向移动,体系趋于稳定.从态密度图可知,碳的p轨道与金属原子的d轨道发生叠加,说明碳原子与金属原子成键,从而使吸附后Ni或Pt与O原子之间的相互作用减弱.碳原子吸附在Ni/TiO2(101)和Pt/TiO2(101)表面的最佳吸附结构的吸附能分别为474.19和570.08 kJ/mol,说明TiO2负载铂催化剂在甲烷重整反应中抗积碳能力较强.     

乙炔和乙烯分子在Ge(001)表面吸附的第一性原理研究

采用基于密度泛函理论的第一性原理方法和平板模型研究了乙炔和乙烯分子在Ge(001)表面的吸附构型和电子结构. 通过系统考察一系列可能存在的吸附方式, 结果表明, 在0.5 monolayer(ML)覆盖度时, 两种分子的di-σ吸附构型最为稳定; 在覆盖度为1.0 ML时的最稳定吸附方式是paired end-bridge构型. 能带结构分析结果可知, 吸附构型以及吸附分子的覆盖度均对Ge(001)表面带隙有较大影响, 其原因在于费米能级附近的能带主要来自表面二聚体的Ge原子, 它们与表面Ge原子的配位环境密切相关, 而后者又取决于分子的吸附方式和覆盖度. 对于相同的吸附方式, 乙烯和乙炔分子具有类似的吸附行为和电子结构. 此外, 还进一步与Si(001)表面的研究结果进行对比.     

TiO2(110)面的弛豫结构及吸附O2的密度泛函研究

采用DFT/B3LYP方法研究了TiO2 ( 110 )的完整和氧缺陷表面的弛豫构型 ,并对O2 在氧缺陷表面的三种可能吸附构型进行了优化 ,计算了它们的吸附能、振动频率和重叠布居 .分析并预测了吸附后可能产生的物种 .本文的计算结果与XPS ,TPD和ELS等实验吻合     

基于芭蕉叶分级结构的TiO2材料的制备及其吸附-光催化性能的研究

以芭蕉叶作为结构模板,通过微波辐照-HCl耦合预处理、原位生长及变温去模板过程,制备了具有分级多孔结构的TiO2光催化材料.通过环境电子扫描显微镜(FESEM)、透射电镜(TEM)、X射线衍射(XRD)及N2吸附-脱附表征.结果表明:芭蕉叶-TiO2材料不仅具有模板的维管束管状结构、大孔阵列及管壁内外宽度为100 nm左右的层状褶皱结构,而且还具有典型的介孔结构,平均孔径为13.03 nm,材料比表面积为66.5 m2 g-1.以染料亚甲基蓝(MB,C16H18ClN3S 3H2O)作为模型,评价材料的吸附性能和光催化性能.结果显示:与DegussaP25及无模板的普通TiO2相比,芭蕉叶-TiO2表现出较强的吸附性能和光催化活性;对亚甲基蓝吸附率达30%,为P25的4.3倍,普通TiO2的15倍;其光催化速率分别为P25和普通TiO2的1.5倍和4倍之多.     

周期性密度泛函理论研究氯气在CuCl(111)表面上的吸附与解离

运用广义梯度密度泛函理论(Generalized Gradient Approximation，GGA)的PBE(Perdew-Burke-Ernzerh)方法结合周期性平板模型，研究了氯气分子和氯原子在CuCl(111)表面上的吸附。通过对不同吸附位和不同单层覆盖度下的吸附能和几何构型参数的计算和比较发现：氯气分子在CuCl(111)表面的吸附为解离吸附；单层覆盖度为0.50时的吸附构型为稳定的吸附构型；氯气分子平行吸附在CuCl(111)表面时最稳定，吸附能最大，达364.5 kJ·mol^-1；伸缩振动频率的计算结果表明，吸附后的氯气分子的伸缩振动频率与自由氯气分子的伸缩振动频率相比，都发生了红移；布居分析结果表明整个吸附体系发生了由Cu原子向氯气分子的电荷转移。氯原子吸附的计算结果显示氯原子以穴位稳定的吸附在CuCl(111)表面。     

不同吸附模式对As(V)在TiO2颗粒上亚稳态吸附的影响

通过对比As(V)在TiO2颗粒上的柱(column)吸附和静态(batch)吸附行为,研究了柱吸附和静态吸附两种反应模式对该体系亚稳态吸附的影响.在相同热力学条件下,将总量一定的As(V)溶液分别加入柱吸附和静态吸附体系中.结果表明,随着吸附模式的改变,静态吸附体系比柱吸附体系更快达到吸附平衡,静态吸附体系平衡吸附量(0.42 mg·g-1)明显高于柱吸附体系平衡吸附量(0.25 mg·g-1),且静态吸附体系的吸附不可逆性弱于柱吸附体系的吸附不可逆性.说明溶质吸附模式(动力学条件)的改变使得相同热力学条件下的吸附反应达到了不同的平衡状态.柱吸附和静态吸附实验中,As(V)在TiO2颗粒上的液膜扩散系数、总传质系数及吸附平衡后形成的微观吸附状态均不同,共同导致了两种反应宏观吸附行为上的差异.     

氢原子吸附的Cu(100)表面原子结构和电子态

用密度泛函理论的总能计算研究了金属铜(100)面的表面原子结构以及在不同覆盖度时氢原子的吸附状态. 研究结果表明, 在Cu(100)c(2×2)/H表面体系中, 氢原子吸附的位置是在空洞位置, 距最外层Cu原子层的距离为0.052 nm, 相应的Cu—H键长为0.189 nm, 并通过计算结构参数优化否定了其它的吸附位置模型. 总能计算得出Cu(100)c(2×2)/H表面的功函数为4.47 eV, 氢原子在这一体系的吸附能为2.37 eV(以孤立氢原子为能量参考点). 通过与衬底原子的杂化, 氢原子形成了具有二维特征的氢能带结构, 在费米能级以下约0.8 eV处出现的表面局域态是Cu(S)-H-Cu(S-1)型杂化的结果. 采用Cu(100)表面p(1×1)、p(2×2)和p(3×3)的三种氢吸附结构分别模拟1, 1/4, 1/9的原子单层覆盖度, 计算结果表明, 随着覆盖度的增加, 被吸附的氢原子之间的距离变短, 使得它们之间的静电排斥和静电能增大, 从而导致表面吸附能和吸附H原子与最外层Cu原子间垂直距离(ZH-Cu)逐渐减小. 在较低的覆盖度下, 氢原子对Cu(100)表面的影响主要表现为单个原子吸附作用的形式. 通过总能计算还排除了Cu(100)表面(根号2×2根号2)R45°-2H缺列再构吸附模型的可能性.     

TiO2(110)面的弛豫结构及吸附O2的密度泛函研究

采用DFT／B3LYP方法研究了TiO2(110)的完整和氧缺陷表面的弛豫构型，并对 O2在氧缺陷表面的三种可能吸附构型进行了优化，计算了它们的吸附能、振动频率 和重叠布居．分析并预测了吸附后可能产生的物种．本文的计算结果与XPS，TPD和 ELS等实验吻合．     

不同覆盖度下Li原子在Si(001)表面上的吸附构型和电子结构

采用基于赝势平面波基组的密度泛函理论, 对不同Li原子覆盖度下Li/Si(001)体系的吸附构型、电子结构以及吸附Li原子对表面性质的影响进行了系统研究. 计算结果表明, 在所考察的覆盖度范围内, Li原子倾向于吸附在相邻两个Si-Si二聚体之间各种对称性较高的空穴位, 其中覆盖度为0.75 ML(monolayer)时具有最小的平均吸附能. 由能带结构分析结果可知, 随着覆盖度的增大, Si(001)表面存在由半导体→导体→半导体的变化过程. 在覆盖度为1.00 ML时, 由于表层二聚体均受到显著破坏, 使得体系带隙明显增大. 吸附后, 有较多电子从Li原子转移到底物, 导致Si(001)表面功函显著下降, 并随着覆盖度的增加表面功函呈现振荡变化. 此外, 从热力学稳定性角度上看, 覆盖度为0.75 ML的Li/Si(001)表面较难形成.     

石墨烯氧化程度对Ni(OH)_2赝电容性能的影响(英文)

基于密度泛函理论(DFT)设计了一系列不同氧化程度的还原氧化石墨烯片(rGNOs)并研究了其表面的氧化缺陷与吸附的氢氧化镍(Ni(OH)2)之间的相互作用.结果发现,rGNOs表面的含氧基团与Ni(OH)2之间的吸附能与含氧基团的氧化程度相关.在吸附Ni(OH)2后,rGNOs的原子间距和电荷分布的变化也都受rGNOs表面的含氧缺陷的氧化程度影响.理论计算的结果与实验观察的结果一致并能给出合理的解释.我们用简单的恒电位电化学沉积法有效地在rGNOs表面制备了粒径只有5 nm的Ni(OH)2纳米粒子.在Ni(OH)2/rGNOs制备过程中,氧化石墨烯的电化学还原是关键步骤.Ni(OH)2上吸附的Ni(OH)2因具有更高的吸附能而使其与在镍膜表面直接吸附的Ni(OH)2(在5 mV·s-1下比电容为656 F·g-1)相比具有更高的比电容值(在5 mV·s-1下为1591 F·g-1).rGNOs在吸附Ni(OH)2后构型和电荷分布的变化导致Ni(OH)2具有更低的等效串联电阻和更佳的频率响应.Ni(OH)2/rGNOs优异的赝电容特性表明其有潜力成为新型赝电容器材料.     

氢原子在Ti(0001)表面吸附的密度泛函理论研究

用密度泛函理论研究了氢原子的污染对于Ti(0001)表面结构的影响. 通过PAW总能计算研究了p(1×1)、p(1×2)、3^1/2×3^1/2R30[deg]和p(2×2)等几种氢原子覆盖度下的吸附结构, 以及在上述结构下Ti(0001)面fcc格点和hcp格点的氢原子吸附. 结果表明, 在p(1×1)-H、p(1×2)-H、3^1/2×3^1/2R30[deg]-H和p(2×2)-H几种H原子覆盖度下, 以p(1×1)-H结构的单个氢原子吸附能为最大. 在p(1×1)-H吸附结构下, 由于氢原子吸附导致的Ti(0001)表面Ti原子层收缩的理论计算数值分别为-2.85%(hcp吸附)和-4.31%(fcc吸附), 因此实际上最有可能的情况是两种吸附方式都有一定的几率. 而实验中观察到的所谓“清洁”Ti(0001)表面实际上是有少量氢原子污染的表面. 不同覆盖度和氢分压下, 氢原子吸附的污染对Ti(0001)表面结构有极大的影响, 其表面的各种特性都会随覆盖度的不同而产生相应的变化.     

Ni(100)表面吸附SO2的密度泛函研究

以原子簇Ni14为模拟表面,采用DFT/B3LYP方法研究了二氧化硫(SO2)分子在Ni(100)表面的吸附构型、能量、电荷及态密度。结果表明,SO2分子通过S原子平铺吸附在Ni(100)的桥位最有利,计算结果与实验相符。电荷密度及态密度分析表明,Ni原子的d轨道与SO2分子的空p轨道之间存在明显的s-p作用和电荷转移,这一作用可能导致SO2分子发生解离。     

氢原子在Ru(0001)表面的化学吸附

用密度泛函理论研究了氢原子的污染对于Ru(0001)表面结构的影响. 通过PAW(projector-augmented wave)总能计算研究了p(1×1)、p(1×2)、(3^(1/2)×3^(1/2))R30°和p(2×2)等几种氢原子覆盖度下的吸附结构, 以及在上述结构下Ru(0001)面fcc(面心立方)格点和hcp(六方密堆)格点的氢原子吸附. 所得结果表明, 在p(1×1)-H、p(1×2)-H、(3^(1/2)×3^(1/2))R30°-H和p(2×2)-H几种H原子覆盖度下, 以p(1×1)-H结构单个氢原子吸附能为最大. 在p(1×1)-H吸附结构下,由于氢原子吸附导致的Ru(0001) 表面第一层Ru 原子收缩的理论计算数值分别为-1.11%(hcp 吸附)和-1.55%(fcc 吸附), 因此实际上最有可能的情况是两种吸附方式都有一定的几率. 而实验中观察到的“清洁”Ru(0001)表面实际上是有少量氢原子污染的表面. 不同覆盖度和氢分压下氢原子吸附的污染对Ru(0001)表面结构有极大的影响,其表面的各种特性都会随覆盖度的不同而产生相应的变化.