Adiabatisk proces

Adiabatisk , eller adiabatisk [1] proces (af andet græsk ἀδιάβατος "ufremkommelig") er en termodynamisk proces i et makroskopisk system, hvor systemet ikke udveksler varme med det omgivende rum. Seriøs forskning i adiabatiske processer begyndte i det 18. århundrede [2] . Generelt indebærer udtrykket adiabatisk inden for forskellige videnskabsområder altid bevarelsen af en eller anden parameter uændret. Så i kvantekemi er en elektron-adibatisk proces en proces, hvor den elektroniske tilstands kvantenummer ikke ændres. For eksempel forbliver et molekyle altid i den første exciterede tilstand, uanset ændringen i atomkernernes position. Følgelig er en ikke-adiabatisk proces en proces, hvor nogle vigtige parameter ændres.

I termodynamik er en adiabatisk proces et særligt tilfælde af en polytrop proces , da gassens varmekapacitet i den er nul og derfor konstant [3] . Adiabatiske processer er kun reversible , når systemet forbliver i ligevægt på hvert tidspunkt (for eksempel sker tilstandsændringen langsomt nok), og der ikke er nogen ændring i entropi . Den adiabatiske ligevægtsproces er en isentropisk proces [4] . Nogle forfattere (især L.D. Landau ) kaldte kun reversible adiabatiske processer for adiabatiske [5] .

En reversibel adiabatisk proces for en ideel gas er beskrevet af Poisson-ligningen. Linjen, der afbilder en adiabatisk proces på et termodynamisk diagram, kaldes Poisson adiabat . Et eksempel på en irreversibel adiabatisk proces kan være udbredelsen af en chokbølge i en gas. En sådan proces er beskrevet af shock adiabat . Processer i en række naturfænomener kan betragtes som adiabatiske. Sådanne processer har også modtaget en række anvendelser inden for teknologi.

Historie

Eksistensen af atmosfærisk tryk blev vist ved en række eksperimenter i det 17. århundrede. Et af de første beviser for hypotesen var Magdeburg-halvkuglerne , designet af den tyske ingeniør Guericke . Luft blev pumpet ud af kuglen dannet af halvkuglerne, hvorefter det var svært at adskille dem på grund af ydre lufttryk. Et andet eksperiment i undersøgelsen af karakteren af atmosfærisk tryk blev sat af Robert Boyle . Det bestod i, at hvis du lodde et buet glasrør fra den korte ende, og der konstant hældes kviksølv i den lange albue, vil det ikke stige til toppen af den korte albue, da luften i røret, der komprimerer, vil afbalancere trykket af kviksølv på det. I 1662 førte disse eksperimenter til formuleringen af Boyle-Mariotte-loven [6] .

I 1779 beskrev Lamberts "Pyrometri" oplevelsen af at hæve og sænke temperaturen i modtageren af en luftpumpe, når stemplet bevæger sig . Efterfølgende blev denne effekt bekræftet af Darwin (1788) og Pictet (1798). I 1802 udgav Dalton en rapport, hvori han blandt andet påpegede, at kondenseringen af gasser er ledsaget af frigivelse af varme, og sjældenheden er ledsaget af afkøling. En våbenfabriksarbejder antændte tinder i mundingen af en blæsepistol ved at komprimere luft, som rapporteret i 1803 af Lyon-fysikeren Mole [2] .

Fysikeren Poisson tog den teoretiske generalisering af den akkumulerede eksperimentelle viden op . Da temperaturen ikke er konstant under den adiabatiske proces, kræver Boyle-Mariotte-loven en korrektion, som Poisson betegnede som koefficienten k og udtrykt i forhold til varmekapacitetsforholdet . Eksperimentelt blev denne koefficient bestemt af Walter og Gay-Lussac (eksperimentet blev beskrevet i 1807) og derefter mere præcist af Desormes og Clement i 1819. Den praktiske anvendelse af den adiabatiske proces blev foreslået af S. Carnot i hans værk "The driving force of fire" i 1824 [2] .

Den fysiske betydning af den adiabatiske proces

Hvis den termodynamiske proces i det generelle tilfælde består af tre processer - varmeoverførsel, arbejde udført af systemet (eller på systemet) og en ændring i dets indre energi [7] , så er den adiabatiske proces, på grund af fraværet af varmeveksling ( ) af systemet med miljøet, reduceres til kun de to sidste processer [8] . Derfor tager termodynamikkens første lov i dette tilfælde formen [9] [Komm 1] $\Delta Q=0$

\Delta U=-A,

hvor er ændringen i kroppens indre energi , er arbejdet udført af systemet . $\Delta U$ $EN$

Der er ingen ændring i systemets entropi i en reversibel adiabatisk proces på grund af overførsel af varme gennem systemets grænser [10] : $S$

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

Her er systemets temperatur og varmen modtaget af systemet. Takket være dette kan den adiabatiske proces være en integreret del af en reversibel cyklus [10] . $T$ $\delta Q$

Gas arbejde

Lad os forklare begrebet arbejde i forhold til en adiabatisk proces. I et bestemt tilfælde, når arbejdet udføres gennem en ændring i volumen, kan det defineres på følgende måde: lad gassen være indesluttet i en cylindrisk beholder tæt lukket af et let glidende stempel. Hvis gassen udvider sig, vil den flytte stemplet og, når den flyttes til et segment, udføre arbejde [11] [12] $\mathrm {d} h$

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

hvor F er den kraft , hvormed gassen virker på stemplet. Lad os omskrive ligningen:

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

hvor s er arealet af stemplet. Så vil arbejdet være lig med [11] [12]

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

hvor er gastrykket , er et lille volumenstigning. På samme måde kan det ses, at ligningen også er gyldig for kar med en vilkårlig tværsnitsform. Denne ligning er også gyldig for udvidelse på vilkårlige volumener. For at gøre dette er det tilstrækkeligt at opdele forlængelsesfladen i elementære sektioner , hvor forlængelsen er den samme [11] . $s$ ${\mathrm d}V$ $dS$

Termodynamikkens grundlæggende ligning vil have formen [13] :

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

(en)

Denne betingelse vil være opfyldt, hvis stempelslagets hastighed (af processen i det generelle tilfælde) opfylder visse betingelser. På den ene side skal den være lille nok til, at processen kan betragtes som kvasistatisk . Ellers, med en skarp ændring i stemplets slag, vil trykket, der bevæger det, afvige fra trykket generelt for gas. Det vil sige, at gassen skal være i ligevægt, uden turbulenser og uhomogeniteter i tryk og temperatur. For at gøre dette er det tilstrækkeligt at bevæge stemplet med en hastighed væsentligt mindre end lydhastigheden i en given gas. På den anden side skal hastigheden være stor nok til at varmeudvekslingen med omgivelserne kan negligeres og processen forbliver adiabatisk [14] [15] .

Der kan dog arbejdes på andre måder, for eksempel for at overvinde den intermolekylære tiltrækning af gasser. I dette tilfælde, parallelt med ændringen i indre energi, vil processerne med at udføre flere værker af forskellig fysisk natur forekomme, og den grundlæggende ligning for termodynamik vil have formen:

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

(1a)

hvor , er det differentielle udtryk for arbejde, er de ydre parametre, der ændrer sig, når der udføres arbejde, er de tilsvarende interne parametre, som kan betragtes som konstante, når der udføres mindre arbejde. Når arbejdet udføres ved kompression eller ekspansion, er den interne parameter tryk, den eksterne parameter er volumen. $A_{{i}}$ ${\mathrm d}a_{{i))$ $a_{{i}}$ $A_{{i}}$

Intern energi af en ideel gas

Den indre energi er en funktion af en enkelt værdi af systemets tilstand. Derfor, som anvendt på en adiabatisk proces, har dens ændring samme fysiske betydning som i det generelle tilfælde. Ifølge den eksperimentelt etablerede Joule-lov (Gay-Lussac-Joule-loven) afhænger den indre energi af en ideel gas ikke af gassens tryk eller volumen [16] . Baseret på dette faktum kan man få et udtryk for ændringen i den indre energi af en ideel gas. Per definition af molær varmekapacitet ved konstant volumen, [17] . Dette er med andre ord det begrænsende forhold mellem ændringen i indre energi og ændringen i temperatur, der gav anledning til den. På samme tid, per definition , betragtes kun ændringen i intern energi, der genereres præcist af en ændring i temperatur, og ikke af andre ledsagende processer, som en delvis afledt . Da den indre energi af en ideel gas kun er en funktion af temperaturen, altså $\left({\frac {\partial U}{\partial T}}\right)_{V}=C_{V}$

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

(2)

hvor er antallet af mol af en ideel gas. $\nu$

Poissons ligning for en ideel gas

Poissons adiabat

For ideelle gasser , hvis varmekapacitet kan betragtes som konstant, i tilfælde af en kvasistatisk proces, har adiabat den enkleste form og bestemmes af ligningen [8] [18] [19]

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

hvor er dens volumen , er det adiabatiske indeks , og er henholdsvis gassens varmekapacitet ved konstant tryk og konstant volumen. $V$ ${\mathsf {k}}={\frac {C_{p}}{C_{V}}}$ $C_{p}$ $C_{V}$

Under hensyntagen til tilstandsligningen for en ideel gas kan den adiabatiske ligning transformeres til formen

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

hvor er gassens absolutte temperatur . Eller til sindet $T$

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

Da den altid er større end 1, følger det af den sidste ligning, at ved adiabatisk kompression (det vil sige med et fald i ), opvarmes ( stiger) gassen, og ved udvidelse afkøles den, hvilket altid gælder for rigtige gasser. Opvarmning under kompression er større for gassen, som har en større koefficient . ${\mathsf {k))$ $V$ $T$ ${\mathsf {k))$

Afledning af ligningen

Ifølge Mendeleev-Clapeyron-loven [8] er forholdet for en ideel gas

pV=\nu RT,

hvor R er den universelle gaskonstant . Ved at beregne de samlede differentialer fra begge dele af ligningen, under antagelse af uafhængige termodynamiske variable , får vi $\venstre(p,V,T\højre)$

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

(3)

Hvis vi i (3) erstatter fra (2) og derefter fra (1) , får vi $dT$ $dU$

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

eller ved at indtaste koefficienten : ${\mathsf {k}}=1+{\frac {R}{C_{V}}}$

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

Denne ligning kan omskrives som

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

som efter integration giver:

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

Potentierende får vi endelig:

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

som er ligningen for den adiabatiske proces for en ideel gas.

Adiabatisk eksponent

I en adiabatisk proces er den adiabatiske eksponent ${\mathsf {k}}=\left(1+{\frac {R}{C_{V}}}\right).$

For en ikke-relativistisk ikke-degenereret etatomisk idealgas [22] , for en diatomisk [22] , for en triatomisk , for gasser bestående af mere komplekse molekyler, er det adiabatiske indeks bestemt af antallet af frihedsgrader ( i ) af et bestemt molekyle, baseret på relationen . ${\mathsf {k}}=5/3$ ${\mathsf {k}}=7/5$ ${\mathsf {k}}=4/3$ ${\mathsf {k))$ $i={\frac {2C_{V}}{R}}$

For rigtige gasser adskiller den adiabatiske eksponent sig fra den adiabatiske eksponent for ideelle gasser, især ved lave temperaturer, når intermolekylær interaktion begynder at spille en vigtig rolle . For dens teoretiske bestemmelse er det nødvendigt at udføre beregningen uden nogle antagelser, især dem, der er brugt i udledningen af formel (1) , og bruge formel (1a) .

En af metoderne til den eksperimentelle bestemmelse af indikatoren blev foreslået i 1819 af Clement og Desormes. En glascylinder med en kapacitet på flere liter fyldes med testgassen ved et tryk på . Så åbner ventilen, gassen udvider sig adiabatisk, og trykket falder til atmosfærisk - . Derefter opvarmes det isokorisk til omgivelsestemperatur. Trykket stiger til . Som et resultat af et sådant eksperiment kan k beregnes ud fra formlen [23] $P_1$ $P_0$ $P_2$

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

Entropi og reversibilitet

I det generelle tilfælde, for et vilkårligt fysisk system, bestemmes tilstandsændringen under adiabatisk ekspansion af derivaterne af termodynamiske parametre ved konstant entropi. Fair forhold

\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}

hvor C p og C v er varmekapaciteterne ved konstant tryk og volumen, som altid er positive i deres fysiske betydning, - notationen af den partielle afledte . Som ved bestemmelse af den molære varmekapacitet, ved beregning af den partielle afledte, findes ændringen i parameteren i tælleren, som kun sker under indflydelse af en ændring i parameteren i nævneren. Lad systemet udvide sig adiabatisk, dvs. Så hvis den termiske udvidelseskoefficient er positiv, skal ændringen i temperatur være negativ. Det vil sige, at systemets temperatur vil falde under adiabatisk ekspansion, hvis den termiske ekspansionskoefficient er positiv, og stige i det modsatte tilfælde [24] . Et eksempel på en sådan proces er Joule-Thomson-effekten , som også er en irreversibel adiabatisk proces [25] . ${\partial }$ $\Delta p<0$ $\left(\partial V/\partial T\right)_{p}$ $\Delta T$

Irreversibiliteten af adiabatiske processer er forbundet med en ikke-ligevægtsovergang fra den oprindelige tilstand til den endelige tilstand: Systemet følger ikke Poisson adiabat , så systemets nøjagtige vej i koordinaterne for termodynamiske størrelser kan ikke specificeres. Irreversibilitet kan være forårsaget af tilstedeværelsen af intern friktion i gassen, hvilket vil ændre systemets entropi. Da den varme, der frigives under en ændring i entropi, ikke forlader systemet (fraværet af varmeudveksling med miljøet kan udføres ved hjælp af termisk isolering ), ændres gassens temperatur. Ændringen i entropien af en irreversibel proces fra tilstand A til tilstand B kan beregnes ved at forbinde dem på diagrammet med flere segmenter af stier svarende til reversible processer. Eksempler på irreversible adiabatiske processer er drosling og blanding af to gasser, der oprindeligt var ved forskellige temperaturer og tryk inde i en termostat delt i to [25] [26] [27] . $pV^{\mathsf {k}}=\mathrm {const}$

Eksempler

Opdagelsen af den adiabatiske proces fandt næsten øjeblikkeligt anvendelse i yderligere forskning. Skabelsen af en teoretisk model af Carnot-cyklussen gjorde det muligt at etablere grænserne for udviklingen af rigtige varmemotorer (S. Carnot viste selv, at en motor med en højere effektivitet ville gøre det muligt at skabe en evighedsmaskine [28] ). Carnot-cyklussen er dog vanskelig at implementere for nogle virkelige processer, da isotermerne, der er inkluderet i den, kræver en vis varmeoverførselshastighed [29] . Derfor blev principperne for cyklusser, der delvist ligner Carnot-cyklussen (for eksempel Otto -cyklussen, gas-likvefaktionscyklussen ), udviklet, som ville være anvendelige i specifikke praktiske problemer.

Yderligere undersøgelser viste også, at nogle processer i naturen (for eksempel udbredelsen af lyd i en gas) kan beskrives med en tilstrækkelig grad af tilnærmelse ved en adiabatisk proces, og deres regelmæssighed kan afsløres [30] . En kemisk reaktion inde i et volumen gas i fravær af varmeudveksling med omgivelserne vil også per definition være en adiabatisk proces. En sådan proces er for eksempel adiabatisk forbrænding . For Jordens atmosfære betragtes processen med at udføre arbejde af gassen for at øge dens potentielle energi også som adiabatisk. Ud fra dette er det muligt at bestemme den adiabatiske temperaturgradient for Jordens atmosfære [31] . Teorien om den adiabatiske proces bruges også til andre astronomiske objekter med en atmosfære. Især for Solen er tilstedeværelsen af makroskopiske konvektionsbevægelser teoretisk bestemt ved at sammenligne den adiabatiske gradient og den radiale ligevægtsgradient [32] . Processer, der forekommer ved brug af adiabatiske skaller, kan betragtes som adiabatiske .

Carnot-cyklus

Carnot-cyklussen er en ideel termodynamisk cyklus . Carnot-varmemotoren, der kører i henhold til denne cyklus, har den maksimale effektivitet af alle maskiner, hvor maksimum- og minimumtemperaturerne for den igangværende cyklus falder sammen med henholdsvis maksimum- og minimumstemperaturerne for Carnot-cyklussen [10] [33] .

Den maksimale effektivitet opnås med en reversibel cyklus [10] . For at cyklussen skal være reversibel, skal varmeoverførsel i nærværelse af en temperaturforskel udelukkes fra den. For at bevise dette faktum, antag, at varmeoverførsel sker ved en temperaturforskel. Denne overførsel sker fra en varmere krop til en koldere. Hvis vi antager, at processen er reversibel, så ville det betyde muligheden for at overføre varme tilbage fra et koldere legeme til et varmere, hvilket er umuligt, derfor er processen irreversibel [29] . Derfor kan omdannelsen af varme til arbejde kun ske isotermisk [Komm 3] . I dette tilfælde er den omvendte overgang af motoren til startpunktet kun ved en isoterm proces umulig, da alt det modtagne arbejde i dette tilfælde vil blive brugt på at genoprette den oprindelige position. Da det blev vist ovenfor, at den adiabatiske proces kan være reversibel, er denne form for adiabatisk proces egnet til brug i Carnot-cyklussen.

I alt forekommer to adiabatiske processer under Carnot-cyklussen [33] :

Adiabatisk (isoentropisk) ekspansion (i figuren - proces 2 → 3). Arbejdsvæsken løsnes fra varmeren og fortsætter med at udvide sig uden varmeudveksling med omgivelserne. Samtidig falder dens temperatur til køleskabets temperatur.
Adiabatisk (isentropisk) kompression (i figuren - proces 4 → 1). Arbejdsvæsken løsnes fra køleskabet og komprimeres uden varmeudveksling med omgivelserne. Samtidig stiger dens temperatur til varmelegemets temperatur.

Otto-cyklussen

Med en ideel Otto-cyklus, som tilnærmelsesvis gengives i en benzinforbrændingsmotor, er den anden og tredje af de fire cyklusser adiabatiske processer [Komm 4] . Det arbejde, der udføres ved udgangen af motoren, er lig med forskellen mellem det arbejde, som gassen udfører på stemplet under det tredje slag (det vil sige kraftslaget) og det arbejde, stemplet bruger på at komprimere gassen under det andet slag. Da systemet med tvungen antændelse af blandingen anvendes i Otto-cyklussen, komprimeres gassen 7-12 gange [34] . Et højere kompressionsforhold kræver brug af brændstof med højere oktan (til benzin-ICE'er ) for at undgå detonation .

Lad os beregne et eksempel på en proces, der forekommer i en forbrændingsmotor under adiabatisk kompression. Lad os tage en kompressionsværdi på 10 og et motorslag på 10 −3 m³ ( 1 l ). Før kompression tildeler vi blandingen en nærrumstemperatur på 300 K (ca. 27 °C ) og et normalt atmosfærisk tryk på omkring 100 kPa . Vi accepterer også blandingsgassen som diatomisk og ideel. Derefter

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

Lad os overveje processen med at komprimere en gas ti gange, op til et volumen på 100 ml. Den adiabatiske kompressionskonstant forbliver på samme tid lig med 6,31. I alt får vi:

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

som giver løsningen for P :

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

hvilket er cirka 24,5 atmosfærer. Men under kompressionsprocessen ændrede sig ikke kun trykket, men også gassens temperatur, som kan beregnes i henhold til Mendeleev-Clapeyron-loven :

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

Nu ved at erstatte rumfanget på 100 ml og det tryk, vi beregnede tidligere, får vi temperaturen: ${PV \over {\mathrm {const} }}=T={{2{,}50\ gange 10^{6}\cdot 10^{-4}} \over {0{,}333} }=750\,\mathrm {K} .$

Som det fremgår af løsningen, kan en sådan temperatur ikke føre til selvantændelse af brændstoffet [Komm 5] . Konklusionerne fra beregningen er også gældende for rigtige motorer, da selvantændelse ikke sker i dem ved en given kompressionsgrad [34] .

Lydbølgernes passage i en gas

For små mængder gas kan en adiabatisk proces, tæt på reversibel, betragtes som processer i små mængder gas under passagen af en lydbølge [8] .

Ud fra dette er det muligt at beregne lydens hastighed i gasser ved at finde afhængigheden i et lille cylindrisk volumen af gas med areal S og længde , hvor x er bølgeudbredelsesretningen, og er forskydningen af punkter inde i cylinderen under påvirkning af bølgen. Ved at sammenligne den fundne ligning med bølgeligningen får vi [30] : ${\frac {\partial \xi }{\partial x))$ $\Delta x$ $\xi$

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

hvor er den absolutte temperatur i kelvin ; — temperatur i grader Celsius ; - molær masse . I størrelsesorden er lydens hastighed i gasser tæt på gennemsnitshastigheden af den termiske bevægelse af molekyler, og i tilnærmelse til en konstant adiabatisk eksponent er den proportional med kvadratroden af den absolutte temperatur. Disse udtryk er omtrentlige, da de er baseret på ligninger, der beskriver opførselen af en ideel gas . Ved høje tryk og temperaturer er det nødvendigt at foretage passende korrektioner, især for nøjagtigt at beregne forholdet for en gas, der ikke forstyrres af bølgen [30] . $T$ $t$ $M$ ${\frac {P}{\rho ))$

Flydning af gasser

Lad det være nødvendigt at afkøle en ideel gas ved at fjerne varme til et område med en højere temperatur. Så vil det mindst forbrugte arbejde ske langs Carnot-cyklussen i den modsatte retning (eksistensen af en cyklus med mindre forbrugt arbejde er i modstrid med termodynamikkens anden lov [35] ). Hvis produktionen af flydende gas finder sted direkte i arbejdsvæsken , vil den ideelle cyklus antage en anden form. Plot punkterne 0 og 1 på temperatur-entropiplottet ( henholdsvis TS ), så de svarer til samme temperatur. Derefter vil der på punkter i afsnit 0-1 opstå gaskondensering [36] . Den kondenserede gas vil blive fjernet fra arbejdsvæsken. Som et resultat af denne proces vil overgangen med gasgenvinding være umulig [Komm 6] . Overgangen 1-2 vil være mulig [36] . I den resulterende cyklus bringer den 3-0 adiabatiske proces systemet til et punkt, hvor gaskondensering er mulig. $3-0-1-2^{\prime }$ $1-2^{\prime }$

I en rigtig gas, i nærværelse af højt tryk og lav temperatur, er en situation mulig, når intermolekylær tiltrækning begynder at spille en væsentlig rolle i molekylernes bevægelse. I tilfælde af adiabatisk gasudvidelse (f.eks. som følge af anvendelse af Joule-Thomson-effekten ), på grund af det arbejde, der bruges på at overvinde intermolekylær tiltrækning, falder gastemperaturen kraftigt, en del af gassen kondenserer [37] . Adiabatisk drosling forekommer med en stigning i entropi og ikke umiddelbart efter isotermisk kompression [36] .

Magnetisk køling

Ved hjælp af adiabatisk afmagnetisering af paramagneter er det muligt at nå temperaturer på hundrededele af en kelvin, og for nogle stoffer (de såkaldte Van Vleck eller polarisationsparamagneter ) endda nanokelviner. Metoden blev foreslået af Peter Debye og William Giok i 1926 [38] . For effektiv afkøling skal en paramagnetisk prøve have en lav specifik varme af krystalgitteret og en stor specifik varme i det magnetiske delsystem, dens indre magnetfelter skal være små, og spin-gitter-koblingen skal være tilstrækkelig stærk. Disse betingelser opfyldes af kobber og en af de intermetalliske forbindelser af praseodym med nikkel ( praseodympentanikkel , ) [39] . ${\ce {PrNi5}}$

Ved en temperatur af størrelsesordenen en kelvin er elektronspindene som regel ordnet i modsætning til kernespindene I [40] . I dette tilfælde er der praktisk talt ingen forbindelse mellem de nukleare spins af forskellige atomer. Under magnetisk afkøling magnetiseres prøven først i et stærkt magnetfelt B (op til flere T ), som bestiller dets magnetiske undersystem. Yderligere opstår der adiabatisk afmagnetisering, som holder systemets entropi konstant. Entropien af et mol kobber afhænger af nukleare spins I , felt B og temperatur T (i kelvin) som

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

hvor R er gaskonstanten , b er stoffets indre magnetfelt, er Bohr-magnetonen , og f ( I ) er en funktion af kernespin. I en proces, hvor entropien forbliver konstant, og magnetfeltet B falder, falder prøvetemperaturen T også [38] [41] . Den resulterende temperatur, under hensyntagen til anisotropien af Lande-faktoren , er lig med $\mu _{B}$

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

hvor g og g 0 er Lande-faktorerne for retningerne af felter med henholdsvis styrkerne H og H 0 [42] .

Se også

Noter

Kommentarer

↑ Hvis vi i ligningen betragter ydre kræfters arbejde på systemet, så vil ligningen se ud $EN$ $\Delta U=A$
↑ Hvad kan tydeligt ses i denne figur, hvis du observerer et rødt mærket molekyle
↑ I overensstemmelse med definitionen sker en isoterm proces ved en konstant temperatur (se f.eks. Saveliev, 2001 , s. 30). Hvis processen er anderledes, så ved en konstant temperatur på varmeapparatet / køleskabet, vil der naturligvis på et tidspunkt være en temperaturforskel. Hvis varmeoverførsel sker med en krop med variabel temperatur, som i Stirling-cyklussen , er denne betingelse ikke nødvendig.
↑ For at overholde Otto-cyklussen skal forbrændingsprocessen mellem andet og tredje slag være hurtig sammenlignet med slagtiden.
↑ Driftstemperaturen for dieselmotorer, der kører på et selvtændingssystem, er 820–870 K.
↑ Da en sådan proces vil være ledsaget af varmeoverførsel mellem dele af gassen og derfor vil være irreversibel (som enhver proces med overførsel fra et varmere legeme til et koldere - se Saveliev, 2001 , s. 106), og for en reversibel adiabatisk proces d S = 0 .

Kilder

↑ Termodynamik. Basale koncepter. Terminologi. Bogstavbetegnelser for mængder, 1984 , s. fjorten.
↑ 1 2 3 Kudryavtsev, 1956 , s. 396-399.
↑ Saveliev, 2001 , s. 33-34.
↑ Termodynamik. Basale koncepter. Terminologi. Bogstavbetegnelser for mængder, 1984 , s. 6.
↑ Landau, Lifshitz V, 1976 , s. 55.
↑ Kudryavtsev, 1956 , s. 185-186.
↑ Saveliev, 2001 , s. 17.
↑ 1 2 3 4 Saveliev, 2001 , s. 30-32.
↑ Sivukhin, 1975 , s. 54.
↑ 1 2 3 4 Saveliev, 2001 , s. 109-113.
↑ 1 2 3 Saveliev, 2001 , s. 19-20.
↑ 1 2 Landau L.D., Akhiezer A.I., 1965 , s. 181-182.
↑ Landau L.D., Akhiezer A.I., 1965 , s. 196-198.
↑ Saveliev, 2001 , s. 13.
↑ Landau, Lifshitz V, 1976 , s. 56.
↑ Gerasimov Ya. I., 1970 , s. 50-51.
↑ Landau L.D., Akhiezer A.I., 1965 , s. 185.
↑ Landau L.D., Akhiezer A.I., 1965 , s. 196-198.
↑ Landau, Lifshitz V, 1976 , s. 144.
↑ White, Frank M. Fluid Mechanics . — 4. - McGraw-Hill, New York., 1998. - ISBN 978-0072281927 .
↑ Lange, N.A.; Dekan, JA Langes håndbog i kemi. — 10. - McGraw-Hill, New York., 1967. - S. 1524.
↑ 1 2 Adiabat // A - Engobe. - M . : Soviet Encyclopedia, 1969. - ( Great Soviet Encyclopedia : [i 30 bind] / chefredaktør A. M. Prokhorov ; 1969-1978, bind 1).
↑ Sivukhin, 1975 , s. 78-79.
↑ Landau, Lifshitz V, 1976 , s. 70.
↑ 1 2 Glagolev K. V., Morozov A. N. Anvendelse af termodynamiske potentialer til at beskrive Joule-Thomson-effekten (utilgængeligt link) . Fysisk termodynamik . MSTU im. N. E. Bauman. Dato for adgang: 4. januar 2012. Arkiveret fra originalen 1. februar 2012. (ubestemt)
↑ KC Pal. varmekraft. - Orient Blackswan, 1990. - S. 85-88. - 480 sider. — ISBN 9780861319596 .
↑ David R. Gaskell. Introduktion til materialers termodynamik . — 4. Udg. — Taylor & Francis, 2003. — S. 47 . — 618 s. — ISBN 9781560329923 .
↑ Kudryavtsev, 1956 , s. 400-401.
↑ 1 2 Saveliev, 2001 , s. 106.
↑ 1 2 3 Saveliev T.4, 2001 , s. 32-36.
↑ Paul E. Lyndorf. Vejr og klima . - 3. udg. - New Jersey: Rowman & Allanheld Publishers, 1985. - S. 95-97.
↑ Sobolev V.V. Kursus i teoretisk astrofysik. - 3. udg. - M . : Nauka, 1985. - S. 170-172. — 504 s.
↑ 1 2 Landau L.D., Akhiezer A.I., 1965 , s. 209.
↑ 1 2 Kirillin, 2008 .
↑ Sivukhin, 1975 , s. 98-99.
↑ 1 2 3 Flydning af gasser / A. B. Fradkov // Saflor - Soan. - M . : Soviet Encyclopedia, 1976. - ( Great Soviet Encyclopedia : [i 30 bind] / chefredaktør A. M. Prokhorov ; 1969-1978, bind 23).
↑ Adiabatisk proces // A - Engob. - M . : Soviet Encyclopedia, 1969. - ( Great Soviet Encyclopedia : [i 30 bind] / chefredaktør A. M. Prokhorov ; 1969-1978, bind 1).
↑ 1 2 Magnetisk køling - artikel fra Physical Encyclopedia
↑ Anthony Kent. Eksperimentel lavtemperaturfysik. - Springer, 1993. - S. 141. - 212 s. - (Macmillan fysisk videnskab). — ISBN 9781563960307 .
↑ Luke CL, Wu Yan, Chien-Shieng. Del B // Kernefysik. - Academic Press, 1963. - Vol. 5. - S. 187. - 886 s. — (Metoder i eksperimentel fysik). — ISBN 9780124759459 .
↑ Magnetisk køling / A. B. Fradkov // Lombard - Mesitol. - M . : Soviet Encyclopedia, 1974. - ( Great Soviet Encyclopedia : [i 30 bind] / chefredaktør A. M. Prokhorov ; 1969-1978, v. 15).
↑ Luke CL, Wu Yan, Chien-Shieng. Del B // Kernefysik. - Academic Press, 1963. - Vol. 5. - S. 189. - 886 s. — (Metoder i eksperimentel fysik). — ISBN 9780124759459 .

Litteratur

Savelyev IV Kursus i generel fysik: Molekylær fysik og termodynamik. - M . : Astrel, 2001. - T. 3. - 208 s. - 7000 eksemplarer. — ISBN 5-17-004585-9 .
Savelyev IV Kursus i generel fysik: Bølger. Optik. - M . : Astrel, 2001. - T. 4. - 256 s. - 7000 eksemplarer. — ISBN 5-17-004586-7 .
Landau L.D. , Akhiezer A.I. , Lifshits E.M. Kursus i generel fysik: Mekanik. Molekylær fysik. — M .: Nauka , 1965.
Landau L. D., Lifshitz E. M. Statistisk fysik. Del 1 // Teoretisk fysik. - M . : Nauka, 1976. - T. V. - 584 s. - 45.000 eksemplarer.
Sivukhin DV Almen kursus i fysik. - M. : MIPT, 2005. - T. I. Mekanik. — 560 s.
Sivukhin DV Almen kursus i fysik. - M . : Nauka, 1975. - T. II. Termodynamik og molekylær fysik. — 519 s.
Kudryavtsev PS Fysik historie. - M . : Stat. pædagogisk lærer. Forlag, 1956. - T. 1. Fra oldtidens fysik til Mendeleev. — 564 s. — 25.000 eksemplarer.
Kirillin V. A. , Sychev V. V. , Sheindlin A. E. Teknisk termodynamik: en lærebog for universiteter . - M . : MPEI Publishing House, 2008. - 496 s. Arkiveret24. november 2011 påWayback Machine
Gerasimov Ya. I. , Dreving V. P., Eremin E. N. et al. Kursus i fysisk kemi / Ed. udg. Ja. I. Gerasimova. - 2. udg. - M . : Kemi, 1970. - T. I. - 592 s.
[www.libgen.io/book/index.php?md5=F0DD1E2241DFA869DADAFFD4614905AC Termodynamik. Basale koncepter. Terminologi. Bogstavbetegnelser på mængder] / Otv. udg. I. I. Novikov . - Videnskabsakademiet i USSR. Udvalget for Videnskabelig og Teknisk Terminologi. Samling af definitioner. Problem. 103. - M. : Nauka, 1984. - 40 s. (utilgængeligt link)

Ordbøger og encyklopædier	Flot dansk Fantastisk catalansk Stor russer Britannica (online)