Proces adiabatic

Procesul adiabatic , sau adiabatic [1] (din alt limba greacă ἀδιάβατος „netrecabilă”) este un proces termodinamic într-un sistem macroscopic, în care sistemul nu schimbă căldură cu spațiul înconjurător. Cercetări serioase asupra proceselor adiabatice au început în secolul al XVIII-lea [2] . În general, termenul adiabatic în diferite domenii ale științei implică întotdeauna păstrarea neschimbată a unui parametru. Deci, în chimia cuantică, un proces electron-adibatic este un proces în care numărul cuantic al stării electronice nu se modifică. De exemplu, o moleculă rămâne întotdeauna în prima stare excitată, indiferent de modificarea poziției nucleelor atomice. În consecință, un proces non-adiabatic este un proces în care se modifică unii parametri importanți.

În termodinamică, un proces adiabatic este un caz special al unui proces politropic , deoarece în el capacitatea termică a gazului este nulă și, prin urmare, constantă [3] . Procesele adiabatice sunt reversibile numai atunci când sistemul rămâne în echilibru în fiecare moment de timp (de exemplu, schimbarea stării are loc destul de lent) și nu există nicio modificare a entropiei . Procesul adiabatic de echilibru este un proces izoentropic [4] . Unii autori (în special, L.D. Landau ) au numit numai procesele adiabatice reversibile adiabatice [5] .

Un proces adiabatic reversibil pentru un gaz ideal este descris de ecuația Poisson. Linia care descrie un proces adiabatic pe o diagramă termodinamică se numește adiabat Poisson . Un exemplu de proces adiabatic ireversibil poate fi propagarea unei unde de șoc într-un gaz. Un astfel de proces este descris de socul adiabat . Procesele dintr-o serie de fenomene naturale pot fi considerate adiabatice. De asemenea, astfel de procese au primit o serie de aplicații în tehnologie.

Istorie

Existența presiunii atmosferice a fost demonstrată de o serie de experimente în secolul al XVII-lea. Una dintre primele dovezi ale ipotezei au fost emisferele Magdeburg , proiectate de inginerul german Guericke . Aerul a fost pompat din sfera formată de emisfere, după care a fost dificil de separat din cauza presiunii externe a aerului. Un alt experiment în studiul naturii presiunii atmosferice a fost stabilit de Robert Boyle . Acesta a constat în faptul că, dacă lipiți un tub de sticlă curbat de la capătul scurt și mercurul este turnat constant în cotul lung, acesta nu se va ridica în partea de sus a cotului scurt, deoarece aerul din tub, comprimat, va echilibrează presiunea mercurului asupra acestuia. Până în 1662, aceste experimente au condus la formularea legii Boyle-Mariotte [6] .

În 1779, „Pirometria” lui Lambert a descris experiența de creștere și scădere a temperaturii în recipientul unei pompe de aer atunci când pistonul se mișcă . Ulterior, acest efect a fost confirmat de Darwin (1788) și Pictet (1798). În 1802, Dalton a publicat un raport în care, printre altele, a subliniat că condensarea gazelor este însoțită de eliberarea de căldură, iar rarefierea este însoțită de răcire. Un muncitor dintr-o fabrică de arme a aprins tinder în botul unei puști de aer comprimat, așa cum a raportat în 1803 de către fizicianul Lyon Mole [2] .

Fizicianul Poisson a preluat generalizarea teoretică a cunoştinţelor experimentale acumulate . Deoarece temperatura nu este constantă în timpul procesului adiabatic, legea Boyle-Mariotte necesită o corecție, pe care Poisson a desemnat-o ca coeficient k și exprimat în termeni de raport al capacității termice . Experimental, acest coeficient a fost determinat de Walter și Gay-Lussac (experimentul a fost descris în 1807) și apoi mai precis de Desormes și Clement în 1819. Utilizarea practică a procedeului adiabatic a fost propusă de S. Carnot în lucrarea sa „Forța motrice a focului” din 1824 [2] .

Sensul fizic al procesului adiabatic

Dacă procesul termodinamic în cazul general constă din trei procese - transferul de căldură, munca efectuată de sistem (sau asupra sistemului) și o modificare a energiei sale interne [7] , atunci procesul adiabatic, datorită absenței schimbului de căldură ( ) a sistemului cu mediul, se reduce doar la ultimele două procese [8 ] . Prin urmare, prima lege a termodinamicii în acest caz ia forma [9] [Comm 1] $\Delta Q=0$

\Delta U=-A,

unde este schimbarea energiei interne a corpului, este munca efectuată de sistem . $\Delta U$ $A$

Nu există nicio modificare a entropiei sistemului într-un proces adiabatic reversibil datorită transferului de căldură prin limitele sistemului [10] : $S$

\mathrm {d} S=\delta Q/T=0.

Aici , este temperatura sistemului și este căldura primită de sistem. Datorită acestui fapt, procesul adiabatic poate fi parte integrantă a unui ciclu reversibil [10] . $T$ $\delta Q$

Lucrare la gaz

Să explicăm conceptul de muncă în raport cu un proces adiabatic. Într-un caz particular, când se lucrează printr-o modificare a volumului, acesta poate fi definit în felul următor: lăsați gazul să fie închis într-un vas cilindric închis etanș de un piston ușor de alunecat. Dacă gazul se dilată, atunci va deplasa pistonul și, atunci când se va deplasa pe un segment, va efectua lucrări [11] [12] $\mathrm {d} h$

\mathrm {d} A=F\mathrm {d} h,

unde F este forța cu care gazul acționează asupra pistonului. Să rescriem ecuația:

\mathrm {d} A=ps\mathrm {d} h,

unde s este aria pistonului. Atunci munca va fi egală cu [11] [12]

\mathrm {d} A=p\mathrm {d} V,

unde este presiunea gazului , este o creștere mică de volum. În mod similar, se poate observa că ecuația este valabilă și pentru vase cu o formă arbitrară de secțiune transversală. Această ecuație este valabilă și pentru extinderea pe volume arbitrare. Pentru a face acest lucru, este suficient să împărțiți suprafața de extensie în secțiuni elementare , unde extensia este aceeași [11] . $p$ ${\mathrm d}V$ $dS$

Ecuația de bază a termodinamicii va lua forma [13] :

\mathrm {d} U=-p\,\mathrm {d} V

(unu)

Această condiție va fi îndeplinită dacă viteza cursei pistonului (a procesului în cazul general) îndeplinește anumite condiții. Pe de o parte, trebuie să fie suficient de mic pentru ca procesul să fie considerat cvasistatic . În caz contrar, cu o schimbare bruscă a cursei pistonului, presiunea care îl mișcă va diferi de presiunea în general pentru gaz. Adică gazul trebuie să fie în echilibru, fără turbulențe și neomogenități de presiune și temperatură. Pentru a face acest lucru, este suficient să deplasați pistonul cu o viteză substanțial mai mică decât viteza sunetului într-un anumit gaz. Pe de altă parte, viteza trebuie să fie suficient de mare pentru ca schimbul de căldură cu mediul să fie neglijat și procesul să rămână adiabatic [14] [15] .

Cu toate acestea, se poate lucra în alte moduri, de exemplu, pentru a depăși atracția intermoleculară a gazelor. În acest caz, în paralel cu schimbarea energiei interne, vor avea loc procesele de realizare a mai multor lucrări de natură fizică diferită, iar ecuația de bază a termodinamicii va lua forma:

\mathrm {d} U=-\sum _{i}A_{i}\mathrm {d} a_{i},

(1a)

unde , este expresia diferențială pentru muncă, sunt parametrii externi care se modifică în timpul lucrului, sunt parametrii interni corespunzători, care pot fi considerați constante atunci când se efectuează lucrări mici. Când munca se face prin compresie sau expansiune, parametrul intern este presiunea, parametrul extern este volumul. $A_{{i}}$ ${\mathrm d}a_{{i))$ $a_{{i}}$ $A_{{i}}$

Energia internă a unui gaz ideal

Energia internă este o funcție cu o singură valoare a stării sistemului. Prin urmare, aplicată unui proces adiabatic, modificarea acestuia are același sens fizic ca și în cazul general. Conform legii Joule stabilită experimental (legea Gay-Lussac-Joule), energia internă a unui gaz ideal nu depinde de presiunea sau volumul gazului [16] . Pe baza acestui fapt, se poate obține o expresie pentru modificarea energiei interne a unui gaz ideal. Prin definiția capacității de căldură molară la volum constant, [17] . Cu alte cuvinte, acesta este raportul limitativ al schimbării energiei interne și al schimbării temperaturii care a dat naștere acesteia. În același timp, prin definiție , doar modificarea energiei interne care este generată tocmai de o modificare a temperaturii, și nu de alte procese însoțitoare, este considerată o derivată parțială . Deoarece energia internă a unui gaz ideal este doar o funcție de temperatură, atunci $\left({\frac {\partial U}{\partial T}}\right)_{V}=C_{V}$

\mathrm {d} U=\nu C_{V}\mathrm {d} T,

(2)

unde este numărul de moli ai unui gaz ideal. $\nu$

Ecuația lui Poisson pentru un gaz ideal

Adiaba lui Poisson

Pentru gazele ideale , a căror capacitate termică poate fi considerată constantă, în cazul unui proces cvasistatic, adiabatul are cea mai simplă formă și este determinat de ecuația [8] [18] [19]

p\,\cdot V^{\mathsf {k}}=\mathrm {const} ,

unde este volumul său , este indicele adiabatic și sunt capacitatea termică a gazului, respectiv , la presiune constantă și volum constant. $V$ ${\mathsf {k}}={\frac {C_{p}}{C_{V}}}$ $C_{p}$ $C_{V}$

Ținând cont de ecuația de stare a unui gaz ideal , ecuația adiabatică poate fi transformată în forma

T^{\mathsf {k}}\cdot p^{(1-{\mathsf {k}})}=\mathrm {const} ,

unde este temperatura absolută a gazului. Sau la minte $T$

T\cdot V^{({\mathsf {k}}-1)}=\mathrm {const} .

Întrucât este întotdeauna mai mare decât 1, din ultima ecuație rezultă că la compresia adiabatică (adică la scăderea lui ), gazul se încălzește ( crește), iar odată cu dilatarea se răcește, ceea ce este întotdeauna valabil pentru gazele reale. Încălzirea în timpul compresiei este mai mare pentru gaz, care are un coeficient mai mare . ${\mathsf {k}}$ $V$ $T$ ${\mathsf {k}}$

Derivarea ecuației

Conform legii Mendeleev-Clapeyron [8] , pentru un gaz ideal , relația

pV=\nu RT,

unde R este constanta universală a gazului . Calculând diferențele totale din ambele părți ale ecuației, presupunând variabile termodinamice independente , obținem $\left(p,V,T\dreapta)$

p\mathrm {d} V+V\mathrm {d} p=\nu R\mathrm {d} T.

(3)

Dacă în (3) înlocuim din (2) și apoi din (1) , obținem $dT$ $dU$

p\mathrm {d} V+V\mathrm {d} p=-p\mathrm {d} V\cdot {\frac {R}{C_{V}}},

sau introducând coeficientul : ${\mathsf {k}}=1+{\frac {R}{C_{V}}}$

{\mathsf {k}}\,p\mathrm {d} V+V\mathrm {d} p=0.

Această ecuație poate fi rescrisă ca

{\mathsf {k}}{\frac {dV}{V}}=-{\frac {dp}{p}},

care după integrare dă:

{\mathsf {k}}\,\ln V=-\ln p+\mathrm {const} .

Potenționând, obținem în sfârșit:

p\,\cdot V^{\mathsf {k}}=\mathrm {const} ,

care este ecuația procesului adiabatic pentru un gaz ideal.

Exponent adiabatic

Într-un proces adiabatic, exponentul adiabatic este ${\mathsf {k}}=\left(1+{\frac {R}{C_{V}}}\right).$

Pentru un gaz ideal monoatomic nerelativist nedegenerat [22] , pentru unul diatomic [22] , pentru unul triatomic , pentru gaze formate din molecule mai complexe, indicele adiabatic este determinat de numărul de grade de libertate ( i ) a unei anumite molecule, pe baza relației . ${\mathsf {k}}=5/3$ ${\mathsf {k}}=7/5$ ${\mathsf {k}}=4/3$ ${\mathsf {k}}$ $i={\frac {2C_{V}}{R}}$

Pentru gazele reale, exponentul adiabatic diferă de exponentul adiabatic pentru gazele ideale, în special la temperaturi scăzute, când interacțiunea intermoleculară începe să joace un rol important . Pentru determinarea sa teoretică, este necesar să se efectueze calculul fără unele ipoteze, în special cele utilizate în derivarea formulei (1) și să se utilizeze formula (1a) .

Una dintre metodele de determinare experimentală a indicatorului a fost propusă în 1819 de Clement și Desormes. Un cilindru de sticlă cu o capacitate de câțiva litri este umplut cu gazul de testare la o presiune de . Apoi supapa se deschide, gazul se extinde adiabatic, iar presiunea scade la - atmosferic . Apoi este încălzit izocor la temperatura ambiantă. Presiunea crește la . Ca rezultat al unui astfel de experiment, k poate fi calculat din formula [23] $P_1$ $P_0$ $P_2$

{\mathsf {k}}={\frac {P_{1}-P_{0}}{P_{1}-P_{2}}}.

Entropie și reversibilitate

În cazul general, pentru un sistem fizic arbitrar, schimbarea stării în timpul expansiunii adiabatice este determinată de derivatele parametrilor termodinamici la entropie constantă. Raporturi corecte

\left({\frac {\partial T}{\partial V}}\right)_{S}=-{\frac {T}{C_{V}}}\left({\frac {\partial p} {\partial T}}\right)_{V}

\left({\frac {\partial T}{\partial p))\right)_{S}={\frac {T}{C_{p))}\left({\frac {\partial V}{ \partial T}}\right)_{p}

unde C p și C v sunt capacitățile termice la presiune și volum constante, care sunt întotdeauna pozitive în sensul lor fizic, - notația derivatei parțiale . Ca și în determinarea capacității de căldură molară, la calcularea derivatei parțiale, se găsește modificarea parametrului din numărător, care are loc numai sub influența unei modificări a parametrului din numitor. Lăsați sistemul să se extindă adiabatic, adică . Atunci, dacă coeficientul de dilatare termică este pozitiv, schimbarea temperaturii trebuie să fie negativă. Adică, temperatura sistemului va scădea în timpul expansiunii adiabatice dacă coeficientul de dilatare termică este pozitiv, iar în cazul opus crește [24] . Un exemplu de astfel de proces este efectul Joule-Thomson , care este, de asemenea, un proces adiabatic ireversibil [25] . ${\parțial }$ $\Delta p<0$ $\left(\partial V/\partial T\right)_{p}$ $\Delta T$

Ireversibilitatea proceselor adiabatice este asociată cu o tranziție de neechilibru de la starea inițială la starea finală: sistemul nu urmează adiabat-ul Poisson , deci nu poate fi specificată calea exactă a sistemului în coordonatele mărimilor termodinamice. Ireversibilitatea poate fi cauzată de prezența frecării interne în gaz, care va schimba entropia sistemului. Deoarece căldura eliberată în timpul unei modificări de entropie nu părăsește sistemul (absența schimbului de căldură cu mediul poate fi realizată folosind izolarea termică ), temperatura gazului se modifică. Modificarea entropiei unui proces ireversibil de la starea A la starea B poate fi calculată conectându-le pe diagramă cu mai multe segmente de căi corespunzătoare proceselor reversibile. Exemple de procese adiabatice ireversibile sunt reglarea și amestecarea a două gaze care au fost inițial la temperaturi și presiuni diferite în interiorul unui termostat împărțit la jumătate [25] [26] [27] . $pV^{\mathsf {k}}=\mathrm {const}$

Exemple

Descoperirea procesului adiabatic și-a găsit aproape imediat aplicație în cercetările ulterioare. Crearea unui model teoretic al ciclului Carnot a făcut posibilă stabilirea limitelor dezvoltării motoarelor termice reale (S. Carnot însuși a arătat că un motor cu o eficiență mai mare ar face posibilă crearea unei mașini cu mișcare perpetuă [28] ). ). Totuși, ciclul Carnot este dificil de implementat pentru unele procese reale, deoarece izotermele incluse în acesta necesită o anumită rată de transfer de căldură [29] . Prin urmare, au fost dezvoltate principiile ciclurilor parțial similare cu ciclul Carnot (de exemplu, ciclul Otto , ciclul de lichefiere a gazelor ), care ar fi aplicabile în probleme practice specifice.

Studiile ulterioare au mai arătat că unele procese din natură (de exemplu, propagarea sunetului într-un gaz) pot fi descrise cu un grad suficient de aproximare printr-un proces adiabatic și pot fi relevate regularitățile lor [30] . O reacție chimică în interiorul unui volum de gaz în absența schimbului de căldură cu mediul va fi, prin definiție, un proces adiabatic. Un astfel de proces este, de exemplu, arderea adiabatică . Pentru atmosfera Pământului, procesul de lucru de către gaz pentru a-și crește energia potențială este, de asemenea, considerat adiabatic. Pe baza acestui fapt, este posibil să se determine gradientul de temperatură adiabatic pentru atmosfera Pământului [31] . Teoria procesului adiabatic este folosită și pentru alte obiecte astronomice cu atmosferă. În special, pentru Soare, prezența mișcărilor de convecție macroscopică este determinată teoretic prin compararea gradientului adiabatic și a gradientului de echilibru radial [32] . Procesele care apar cu utilizarea cochiliilor adiabatice pot fi considerate adiabatice .

Ciclul Carnot

Ciclul Carnot este un ciclu termodinamic ideal . Motorul termic Carnot care funcționează conform acestui ciclu are randamentul maxim al tuturor mașinilor la care temperaturile maxime și minime ale ciclului în derulare coincid, respectiv, cu temperaturile maxime și minime ale ciclului Carnot [10] [33] .

Eficiența maximă se realizează cu un ciclu reversibil [10] . Pentru ca ciclul să fie reversibil, transferul de căldură în prezența unei diferențe de temperatură trebuie exclus din acesta. Pentru a demonstra acest fapt, să presupunem că transferul de căldură are loc la o diferență de temperatură. Acest transfer are loc de la un corp mai fierbinte la unul mai rece. Dacă presupunem că procesul este reversibil, atunci aceasta ar însemna posibilitatea de a transfera căldura înapoi de la un corp mai rece la unul mai fierbinte, ceea ce este imposibil, prin urmare procesul este ireversibil [29] . În consecință, conversia căldurii în lucru poate avea loc numai izotermic [Comm 3] . În acest caz, trecerea inversă a motorului la punctul de pornire numai printr-un proces izoterm este imposibilă, deoarece în acest caz toată munca primită va fi cheltuită pentru restabilirea poziției inițiale. Deoarece s-a arătat mai sus că procesul adiabatic poate fi reversibil, acest tip de proces adiabatic este potrivit pentru utilizare în ciclul Carnot.

În total, două procese adiabatice au loc în timpul ciclului Carnot [33] :

Expansiune adiabatică (izoentropică) (în figură - procesul 2 → 3). Fluidul de lucru este desprins din încălzitor și continuă să se extindă fără schimb de căldură cu mediul. În același timp, temperatura acestuia scade până la temperatura frigiderului.
Compresie adiabatică (izoentropică) (în figură - procesul 4 → 1). Fluidul de lucru este desprins din frigider și comprimat fără schimb de căldură cu mediul. În același timp, temperatura acestuia crește până la temperatura încălzitorului.

Ciclul Otto

Cu un ciclu Otto ideal, care este reprodus aproximativ într-un motor cu combustie internă pe benzină, al doilea și al treilea dintre cele patru cicluri sunt procese adiabatice [Comm 4] . Munca care se efectuează la ieșirea motorului este egală cu diferența dintre munca pe care gazul o face asupra pistonului în timpul celei de-a treia curse (adică cursa de putere) și munca pe care pistonul o cheltuiește pentru comprimarea gazului în timpul a doua lovitură. Deoarece sistemul de aprindere forțată a amestecului este utilizat în ciclul Otto, gazul este comprimat de 7-12 ori [34] . Un raport de compresie mai mare necesită utilizarea unui combustibil cu octanță mai mare ( pentru ICE-uri pe benzină ) pentru a evita detonarea .

Să calculăm un exemplu de proces care are loc într-un motor cu ardere internă sub compresie adiabatică. Să luăm o valoare a compresiei de 10 și o cilindree a motorului de 10 -3 m³ ( 1 l ). Înainte de comprimare, atribuim amestecului o temperatură aproape de cameră de 300 K (aproximativ 27 ° C ) și o presiune atmosferică normală de aproximativ 100 kPa . De asemenea, acceptăm amestecul de gaz ca fiind diatomic și ideal. Apoi

$PV^{k}=\mathrm {const} =100\,000\,\mathrm {\Pi a} \cdot 10^{-3\cdot 7/5}=100\times 10^{3} \cdot 6{,}31\times 10^{-5}=6{,}31.$

Să luăm în considerare procesul de comprimare a unui gaz de zece ori, până la un volum de 100 ml. Constanta de compresie adiabatică rămâne în același timp egală cu 6,31. În total obținem:

$P\cdot V^{k}=\mathrm {const} =6{,}31=P\cdot 10^{-4\cdot 7/5},$

care dă soluția pentru P :

$P=6{,}31/10^{-4\cdot 7/5}=6{,}31/2{,}52\times 10^{-6}=2{,}50\times 10^{6}\,\mathrm {\Pi a} ,$

care este de aproximativ 24,5 atmosfere. Cu toate acestea, în timpul procesului de compresie, nu numai presiunea s-a schimbat, ci și temperatura gazului, care poate fi calculată conform legii Mendeleev-Clapeyron :

${PV \over T}=\mathrm {const} = {{10^{5}\cdot 10^{-3}} \over {300}}=0{,}333.$

Acum, înlocuind volumul de 100 ml și presiunea pe care am calculat-o mai devreme, obținem temperatura: ${PV \over {\mathrm {const} }}=T={{2{,}50\times 10^{6}\cdot 10^{-4}} \over {0{,}333} }=750\,\mathrm {K} .$

După cum se poate observa din soluție, o astfel de temperatură nu poate duce la autoaprinderea combustibilului [Comm 5] . Concluziile din calcul sunt valabile și pentru motoarele reale, întrucât autoaprinderea nu are loc la ele la un anumit grad de compresie [34] .

Trecerea undelor sonore într-un gaz

Pentru volume mici de gaz, un proces adiabatic, aproape reversibil, poate fi considerat procese în volume mici de gaz în timpul trecerii unei unde sonore [8] .

Pe baza acesteia, este posibil să se calculeze viteza sunetului în gaze prin găsirea dependenței într-un volum mic de gaz cilindric cu aria S și lungimea , unde x este direcția de propagare a undei și este deplasarea punctelor în interiorul cilindrului. sub acţiunea valului. Comparând ecuația găsită cu ecuația undei, obținem [30] : ${\frac {\partial \xi }{\partial x))$ $\Delta x$ $\xi$

c={\sqrt {\frac {kRT}{M}}}={\sqrt {\frac {kR(t+273{,}15)}{M}}},

unde este temperatura absolută în kelvins ; — temperatura în grade Celsius ; - masa molara . În ordinea mărimii, viteza sunetului în gaze este apropiată de viteza medie a mișcării termice a moleculelor și, în aproximarea unui exponent adiabatic constant, este proporțională cu rădăcina pătrată a temperaturii absolute. Aceste expresii sunt aproximative, deoarece se bazează pe ecuații care descriu comportamentul unui gaz ideal . La presiuni și temperaturi ridicate, este necesar să se facă corecții corespunzătoare, în special, pentru a calcula cu exactitate raportul pentru un gaz neperturbat de val [30] . $T$ $t$ $M$ ${\frac {P}{\rho ))$

Lichefierea gazelor

Lăsați să fie necesară răcirea unui gaz ideal prin eliminarea căldurii într-o regiune cu o temperatură mai ridicată. Atunci lucrul cel mai puțin consumat va avea loc de-a lungul ciclului Carnot în direcția opusă (existența unui ciclu cu lucru mai puțin consumat contrazice legea a doua a termodinamicii [35] ). Dacă producerea de gaz lichefiat are loc direct în fluidul de lucru , atunci ciclul ideal va lua o formă diferită. Reprezentați punctele 0 și 1 pe graficul temperatură-entropie ( respectiv TS ), astfel încât să corespundă aceleiași temperaturi. Apoi, în punctele din secțiunea 0-1, va avea loc condensarea gazelor [36] . Gazul condensat va fi îndepărtat din fluidul de lucru. Ca urmare a acestui proces, trecerea cu recuperarea gazelor va fi imposibilă [Comm 6] . Tranziția 1-2 va fi posibilă [36] . În ciclul rezultat, procesul adiabatic 3-0 aduce sistemul într-un punct în care este posibilă condensarea gazului. $3-0-1-2^{\prime }$ $1-2^{\prime }$

Într-un gaz real, în prezența presiunii ridicate și a temperaturii scăzute, este posibilă o situație când atracția intermoleculară începe să joace un rol semnificativ în mișcarea moleculelor. În cazul expansiunii adiabatice a gazului (de exemplu, ca urmare a utilizării efectului Joule-Thomson ), datorită muncii care este cheltuită pentru depășirea atracției intermoleculare, temperatura gazului scade brusc, o parte din gaz se condensează [37] . Reglajul adiabatic are loc cu o creștere a entropiei și nu imediat după compresia izotermă [36] .

Răcire magnetică

Cu ajutorul demagnetizării adiabatice a paramagneților , este posibil să se ajungă la temperaturi de sutimi de kelvin, iar pentru unele substanțe (așa-numitele Van Vleck sau paramagneți de polarizare ) chiar nanokelvin. Metoda a fost propusă de Peter Debye și William Giok în 1926 [38] . Pentru o răcire eficientă, o probă paramagnetică trebuie să aibă o căldură specifică scăzută a rețelei cristaline și o căldură specifică mare a subsistemului magnetic, câmpurile sale magnetice interne trebuie să fie mici, iar cuplarea spin-rețea trebuie să fie suficient de puternică. Aceste condiții sunt îndeplinite de cuprul și unul dintre compușii intermetalici ai praseodimului cu nichel ( praseodympentanichel , ) [39] . ${\ce {PrNi5}}$

La o temperatură de ordinul unui kelvin , spinii electronilor , de regulă, sunt ordonați, spre deosebire de spinii nucleari I [40] . În acest caz, practic nu există nicio legătură între spinurile nucleare ale diferiților atomi. În timpul răcirii magnetice, proba este mai întâi magnetizată într-un câmp magnetic puternic B (până la câțiva T ), care își ordonează subsistemul magnetic. În plus, are loc demagnetizarea adiabatică, care menține constantă entropia sistemului. Entropia unui mol de cupru depinde de spinurile nucleare I , câmpul B și temperatura T (în kelvins) ca

S=R\ln(2I+1)-f(I){\frac {B^{2}+b^{2}}{2\mu _{B}T^{2}}},

unde R este constanta gazului , b este câmpul magnetic intern al substanței, este magnetonul Bohr și f ( I ) este o funcție a spinului nuclear. Într-un proces în care entropia rămâne constantă și câmpul magnetic B scade, scade și temperatura probei T [38] [41] . Temperatura rezultată, ținând cont de anizotropia factorului Lande , este egală cu $\mu _{B}$

T=T_{0}{\frac {gH}{g_{0}H_{0}}},

unde g și g 0 sunt factorii Lande pentru direcțiile câmpurilor cu puteri H și respectiv H 0 [42] .

Vezi și

Note

Comentarii

↑ Dacă în ecuație luăm în considerare munca forțelor externe asupra sistemului, atunci ecuația va arăta ca $A$ $\Delta U=A$
↑ Ce se poate vedea clar în această figură dacă observați vreo moleculă marcată cu roșu
↑ În conformitate cu definiția, un proces izoterm are loc la o temperatură constantă (vezi, de exemplu, Saveliev, 2001 , p. 30). Dacă procesul este diferit, atunci la o temperatură constantă a încălzitorului / frigiderului, evident, la un moment dat va exista o diferență de temperatură. Dacă transferul de căldură are loc cu un corp de temperatură variabilă, ca în ciclul Stirling , atunci această condiție nu este necesară.
↑ Pentru a respecta ciclul Otto, procesul de ardere dintre a doua și a treia cursă trebuie să fie rapid în comparație cu timpul de cursă.
↑ Temperatura de funcționare pentru motoarele diesel care funcționează cu un sistem de autoaprindere este de 820–870 K.
↑ Deoarece un astfel de proces va fi însoțit de transfer de căldură între părți ale gazului și, prin urmare, va fi ireversibil (ca orice proces cu transfer de la un corp mai fierbinte la unul mai rece - vezi Saveliev, 2001 , p. 106), și pentru un proces adiabatic reversibil d S = 0 .

Surse

↑ Termodinamică. Noțiuni de bază. Terminologie. Scrisoare desemnări de cantități, 1984 , p. paisprezece.
↑ 1 2 3 Kudryavtsev, 1956 , p. 396-399.
↑ Saveliev, 2001 , p. 33-34.
↑ Termodinamică. Noțiuni de bază. Terminologie. Scrisoare desemnări de cantități, 1984 , p. 6.
↑ Landau, Lifshitz V, 1976 , p. 55.
↑ Kudryavtsev, 1956 , p. 185-186.
↑ Saveliev, 2001 , p. 17.
↑ 1 2 3 4 Saveliev, 2001 , p. 30-32.
↑ Sivukhin, 1975 , p. 54.
↑ 1 2 3 4 Saveliev, 2001 , p. 109-113.
↑ 1 2 3 Saveliev, 2001 , p. 19-20.
↑ 1 2 Landau L.D., Akhiezer A.I., 1965 , p. 181-182.
↑ Landau L.D., Akhiezer A.I., 1965 , p. 196-198.
↑ Saveliev, 2001 , p. 13.
↑ Landau, Lifshitz V, 1976 , p. 56.
↑ Gerasimov Ya. I., 1970 , p. 50-51.
↑ Landau L.D., Akhiezer A.I., 1965 , p. 185.
↑ Landau L.D., Akhiezer A.I., 1965 , p. 196-198.
↑ Landau, Lifshitz V, 1976 , p. 144.
↑ White, Frank M. Mecanica fluidelor . — al 4-lea. - McGraw-Hill, New York., 1998. - ISBN 978-0072281927 .
↑ Lange, N.A.; Dean, Manualul de chimie al lui JA Lange. — al 10-lea. - McGraw-Hill, New York., 1967. - S. 1524.
↑ 1 2 Adiabat // A - Engobe. - M . : Enciclopedia Sovietică, 1969. - ( Marea Enciclopedie Sovietică : [în 30 de volume] / redactor-șef A. M. Prokhorov ; 1969-1978, vol. 1).
↑ Sivukhin, 1975 , p. 78-79.
↑ Landau, Lifshitz V, 1976 , p. 70.
↑ 1 2 Glagolev K. V., Morozov A. N. Aplicarea potențialelor termodinamice pentru a descrie efectul Joule-Thomson (link inaccesibil) . Termodinamica fizica . MSTU im. N. E. Bauman. Data accesului: 4 ianuarie 2012. Arhivat din original la 1 februarie 2012. (nedefinit)
↑ KC Pal. puterea termică. - Orient Blackswan, 1990. - P. 85-88. — 480p. — ISBN 9780861319596 .
↑ David R. Gaskell. Introducere în termodinamica materialelor . — Ed. a IV-a. — Taylor & Francis, 2003. — P. 47 . — 618 p. — ISBN 9781560329923 .
↑ Kudryavtsev, 1956 , p. 400-401.
↑ 1 2 Saveliev, 2001 , p. 106.
↑ 1 2 3 Saveliev T.4, 2001 , p. 32-36.
↑ Paul E. Lyndorf. Vremea și Clima . - Ed. a 3-a. - New Jersey: Rowman & Allanheld Publishers, 1985. - S. 95-97.
↑ Sobolev V.V. Curs de astrofizică teoretică. - Ed. a 3-a. - M . : Nauka, 1985. - S. 170-172. — 504 p.
↑ 1 2 Landau L.D., Akhiezer A.I., 1965 , p. 209.
↑ 1 2 Kirillin, 2008 .
↑ Sivukhin, 1975 , p. 98-99.
↑ 1 2 3 Lichefierea gazelor / A. B. Fradkov // Saflor - Soan. - M . : Enciclopedia Sovietică, 1976. - ( Marea Enciclopedie Sovietică : [în 30 de volume] / redactor-șef A. M. Prokhorov ; 1969-1978, vol. 23).
↑ Proces adiabatic // A - Engob. - M . : Enciclopedia Sovietică, 1969. - ( Marea Enciclopedie Sovietică : [în 30 de volume] / redactor-șef A. M. Prokhorov ; 1969-1978, vol. 1).
↑ 1 2 Răcire magnetică - articol din Enciclopedia fizică
↑ Anthony Kent. Fizica experimentală la temperaturi scăzute. - Springer, 1993. - P. 141. - 212 p. - (știința fizică Macmillan). — ISBN 9781563960307 .
↑ Luke CL, Wu Yan, Chien-Shieng. Partea B // Fizica nucleară. - Presa Academică, 1963. - Vol. 5. - P. 187. - 886 p. — (Metode în fizica experimentală). — ISBN 9780124759459 .
↑ Răcirea magnetică / A. B. Fradkov // Lombard - Mesitol. - M . : Enciclopedia Sovietică, 1974. - ( Marea Enciclopedie Sovietică : [în 30 de volume] / redactor-șef A. M. Prokhorov ; 1969-1978, v. 15).
↑ Luke CL, Wu Yan, Chien-Shieng. Partea B // Fizica nucleară. - Presa Academică, 1963. - Vol. 5. - P. 189. - 886 p. — (Metode în fizica experimentală). — ISBN 9780124759459 .

Literatură

Savelyev IV Curs de fizică generală: Fizică moleculară și termodinamică. - M . : Astrel, 2001. - T. 3. - 208 p. - 7000 de exemplare. — ISBN 5-17-004585-9 .
Savelyev IV Curs de fizică generală: valuri. Optica. - M . : Astrel, 2001. - T. 4. - 256 p. - 7000 de exemplare. — ISBN 5-17-004586-7 .
Landau L.D. , Akhiezer A.I. , Lifshits E.M. Curs de fizică generală: Mecanică. Fizica moleculară. — M .: Nauka , 1965.
Landau L. D., Lifshitz E. M. Fizică statistică. Partea 1 // Fizica teoretică. - M . : Nauka, 1976. - T. V. - 584 p. - 45.000 de exemplare.
Sivukhin DV Curs general de fizică. - M. : MIPT, 2005. - T. I. Mecanica. — 560 p.
Sivukhin DV Curs general de fizică. - M . : Nauka, 1975. - T. II. Termodinamica si fizica moleculara. — 519 p.
Kudryavtsev PS Istoria fizicii. - M .: Stat. profesor educațional. Editura, 1956. - T. 1. De la fizica antică la Mendeleev. — 564 p. — 25.000 de exemplare.
Kirillin V. A. , Sychev V. V. , Sheindlin A. E. Termodinamică tehnică: un manual pentru universități . - M . : Editura MPEI, 2008. - 496 p. Arhivatpe 24 noiembrie 2011 laWayback Machine
Gerasimov Ya. I. , Dreving V. P., Eremin E. N. et al. Curs de chimie fizică / Ed. ed. Da. I. Gerasimova. - Ed. a II-a. - M . : Chimie, 1970. - T. I. - 592 p.
[www.libgen.io/book/index.php?md5=F0DD1E2241DFA869DADAFFD4614905AC Termodinamică. Noțiuni de bază. Terminologie. Litere de desemnare a cantităților] / Otv. ed. I. I. Novikov . - Academia de Științe a URSS. Comitetul de terminologie științifică și tehnică. Culegere de definiții. Problema. 103. - M. : Nauka, 1984. - 40 p. (link indisponibil)

Dicționare și enciclopedii	mare danez Mare catalană Rusă mare Britannica (online)