<< Пред.           стр. 2 (из 7)           След. >>

Список литературы по разделу

  3. В ниже следующей таблице приводится изменение теплоёмкости при постоянном давлении взятой из таблиц Варгафтика [17] для .
 
 Таблица 1. Изменение теплоёмкости от давления для Двуокиси угле-
 рода при температуре 320
 
 P атм 1 4 7 10 40 70 100
 
  0,2083 0,2123 0,2164 0,2207 0,2971 0,5021 0,9338
 
 Сравнивая величины теплоёмкостей из таблицы 1 и величины энтальпий из графика (рис 1), видим значительное увеличение табличных теплоёмкостей при значительном уменьшении энтальпий графика и, наоборот, с уменьшением теплоёмкостей увеличение энтальпий.
 Представленные закономерности графика и таблицы противоречат друг
 другу. Что-то, из полученных представлений, ложное или в корне характеризуют не то, что мы себе представляем.
 
 3. Введём в анализ новую теплоёмкость . Для графика, в условиях , имеем: . Соответственно будем предполагать определение полной энергии газа в виде: , которая косвенно равна скорости распространения звука: . В условиях пункта 3 видим, что теплоёмкость газа при постоянной температуре уменьшается с ростом давления, что противоположно росту табличной теплоёмкости , см. таблицу 1.
 
 4. Рассматриваемый график имеет точку перегиба в районе давления 25 атм. Это означает то, что слева и справа от этой точки перегиба тепловой эквивалент механической работы различен. Слева больше, справа меньше. Такое явление возможно тогда и только тогда, когда механическая работа и тепло являются самостоятельными объектами, когда тепло является материальным объектом природы! (Возможно ошибка графика)
 
  Мы рассмотрели общие закономерности изменения параметров газов. Возможно, нам придётся ввести в анализ теплоёмкость: с определением: .
  Итак. Остались вопросы, связанные с противоречивостью теплоёмкостей, энергий и температуры. Одно из главных противоречий, мы выносим с вами в отдельную главу. Рассмотрим это противоречие и попытаемся его устранить.
 
 
 
 
 
 
 
 
 1.5. СОБСТВЕННЫЙ ТЕМПЕРАТУРНЫЙ ПАРАМЕТР
 И ПОСТОЯННАЯ БОЛЬЦМАНА
 
  Рассмотрим формулы определения скорости распространения звука в газах. Их можно представить в виде равенства :
  (6)
 где: - давление газа, - его плотность, - постоянная Больцмана, - масса одной молекулы, - абсолютная температура, - величина показателя адиабаты. С предположением идеальности реальных газовых
 сред, с введением постоянных величин: ; , формула (6) переписывается в виде: (7).
  Левая и правая части формулы (6) и (7) справедливы для идеального газа, т.к. по сути, являются уравнениями энергетического состояния
 идеальных газов.
  Формулы (6) и (7) можно представить в виде: (8).
 Заменяя в (8): ; , где: - единичный объём и
 число молекул в этом объёме, получаем: или, в общем случае: (9)
 - уравнение состояния идеальных газов.
  Если справедлива левая часть уравнения (7), тогда должна быть справедлива и правая часть уравнения. Газ не может быть идеальным для левой части уравнения и реальным для правой её части. В связи с этим, результаты определений по обеим частям уравнения (7) должны совпадать между собой и с практикой, если имеется совпадение с экспериментальными результатами хотя бы одной из частей уравнения.
  Рассмотрим работу обеих частей уравнения (7) в сравнении с экспериментальными результатами. Для этого исследуем экспериментальную зависимость изменения скорости распространения звука от давления для углекислого газа при температуре .
  В начале исследуем результаты, полученные исходя из формулы: . Результаты анализа показывают совпадение расчётных данных с табличными величинами Варгафтика [17] c точностью до 1%. См. положение треугольников на рис. 1.
  Экспериментальные исследования скорости распространения звука с изменением давления указывают на идеальность рассматриваемого газа во всём диапазоне его давлений, подтверждая экспериментальный результат спектрального анализа, без введения в анализ каких-либо теорий.
  Совпадение скоростей распространения звука обусловлено взятием коэффициента показателя адиабаты постоянной, а не переменной величиной, определяемой по формуле: (10),
 где: - число атомов в молекуле. См. главу 3.6., формулу (193). Результат (10) совпадает с экспериментальными данными. См. конец главы 1.3..
  Расчёты скорости распространения звука по второй формуле:
  из правой части уравнения (7),
 дадут постоянную величину на протяжении всего рассматриваемого графика, т.к. в формулу входят одни постоянные величины: .
  Если левая часть уравнения (7) точно описывает экспериментальную кривую (см. рис. 1), то правая часть уравнения даёт прямую линию параллельную оси абсцисс. С точки зрения эксперимента представленного на рис.1, формулы (7) и (6) не подтверждают справедливость уравнения состояния (9).
  Что необходимо изменить в правой части уравнения (7), чтобы она дала тождественное описание с левой частью формулы?
  В правую часть уравнения (7) входят одни константы: . Теперь, уже, нельзя менять показатель адиабаты, из-за принятия теплоёмкости постоянной величины. Кроме того, переменная величина показателя адиабаты не согласуется с абсолютно совпадающими результатами, полученными в предыдущей формуле определения скорости распространения звука. Изменение массы молекулы является абсурдом. Постоянная Больцмана = 1,380662 [Дж град] и является наиболее точно определяемой константой.
  Остаётся вводить поправку на температуру, что также является беспредметным действием. Правильным действием является введение новой температуры, которую будем называть собственным температурным параметром и обозначать видом . Вместо температуры можно вводить только температуру. Я должен извиниться перед читателем за введение нового параметра и его определения, но ничего не могу сделать против природы. Справедливость этого введения ещё многократно узаконится в дальнейших анализах.
  Появилась переменная температура, обозначенная буквой , при существующей абсолютной температуре: , названная мной собственным температурным параметром. Собственный температурный параметр не интенсивная величина - индивидуален для каждого газа, для каждого его энергетического состояния.
  Итак. Переходя в область реальных газов, они становятся идеальными, если их энергетические параметры рассматривать относительно собственного температурного параметра - , а не относительно абсолютной температуры - .
  Можно предположить, что наличие двух температур указывают на наличие двух материальных сред - частиц (молекул) и тепловой энергии. Это только предположение, а не доказанная действительность, поэтому подождём с такими выводами.
  Для утешения, возможно возникших отрицательных эмоций, по поводу введения в анализ нового параметра, осуществим следующее введение, раз и навсегда.
  Наряду с введением произведения: , где при: величина: , всегда постоянная, введём произведение: , где при: величина: , всегда переменная.
  На протяжении анализов приводимых в этой книги второе введение никак не отразится на исследовательских результатах. Полная абсурдность второго введения будет показана не скоро, лишь только в середине второй книги. Коль скоро это так, не будем ставить никаких индексов к величине: , тем более, что эта величина неотделима от температуры.
  Теперь имеем: - во всей области температур и давлений газообразных сред. Соответственно рассматриваемая формула скорости распространения звука теперь имеет вид:
  (I1).
  Исходя из формулы (11) и таблиц Варгафтика [17] не сложно установить равенство собственного температурного параметра абсолютной температуре в вакууме. Это не маловажный аргумент в пользу введения собственного температурного параметра наряду с существованием абсолютной температуры.
  Сейчас нас принципиально не интересует, почему была отвергнута формула определения скорости распространения звука Ньютона [7], и почему изменение температуры не почувствовал Ж. Шарль, впервые определивший зависимость , при наличии огромной массы энергетических параметров в таблицах Варгафтика [17] и наличия формул (7;8).
 
  В заключении отметим следующее. Сейчас не сложно понять способ определение всей энергии газов в виде: (12).
  Последнее. Рост введённой переменной теплоёмкости: с изменением давления и/или температуры, теперь заменён изменением собственного температурного параметра c сохранением . См. пункт 3.
  Согласимся с тем, что мы, пока, не можем утверждать существование тепловой энергии отдельно от газовых молекул в объёме газа, или в их составе.
 
 
 1.6. ЭНТАЛЬПИЯ
  И СОБСТВЕННЫЙ ТЕМПЕРАТУРНЫЙ ПАРАМЕТР
 
  Энтальпию описывает I Закон термодинамики или первое начало термодинамики, установленный Клаузиусом (1865 г), которое, было представлено в виде (2): H = E + PV , где: - энтальпия или теплосодержание системы, - внутренняя энергия системы, - внешняя работа.
  На основании развиваемой теории сейчас вся энергия газа и теплосодержание определяется простой формулой:
  (13).
  В формуле (I3) одна определяющая переменная величина - . В формуле (2) одной общей переменной величиной является энтальпия - Соответственно следует предположить, что собственный температурный параметр является энтальпией в градусном выражении. Сейчас эту версию проверим путём получения отношения собственного температурного параметра к энтальпии, которое должно быть постоянной величиной: . Для исследования возьмём тот же газ "Двуокись углерода" при постоянной температуре и различных давлениях. Собственный температурный параметр определим из формулы скорости распространения звука: . Все исходные величины взяты из таблиц Варгафтика
 Учитывая, что в районе давлений 70 - 100 атм. начинается фазовый переход газа в жидкость, в таблице получено удовлетворительное совпадение отношений собственного температурного параметра к энтальпии.
 
 Таблица 2 Определение отношения собственного температурного параметра к энтальпии для Двуокиси углерода в газообразном состоянии при температуре и различных давлений.
 Р атм.
 1 306.09 384.2 72.47 5.3
 10 303.52 377.8 71.35 5.3
 40 295.81 358.8 67.42 5.3
 70 290.41 345.84 63.24 5.5
 100 285.53 334.32 58.84 5.7
 
  Возможно точность измерения, как скорости звука, так и энтальпии при больших давлениях является достаточно приблизительной.
 Отсюда выводы:
 1. Собственный температурный параметр можно называть энтальпией в градусном выражении. Однако собственный температурный параметр не содержит в себе теплоёмкость вещества, этим он отличается от энтальпии.
 2. Теперь есть выбор для исследователя - пользоваться энтальпией или собственным температурным параметром. Мы будем пользоваться собственным температурным параметром, т.к. желаем знать пределы его возможностей.
 В заключении обратим внимание на следующее.
 На основании принятых нововведений, сейчас можно энтальпию определить следующим выражением: .
 Отсюда видно то, что график зависимости энтальпии будет более выразительным по сравнению с графиком скорости распространения звука от давления при постоянной температуре , т.к. энтальпия определяется квадратом скорости распространения звука. См. рис.1.
 
 
 
 1.7. ОПРЕДЕЛЕНИЕ СОБСТВЕННОГО ТЕМПЕРАТУРНОГО
 ПАРАМЕТРА
 
 
  Исследованная нами закономерность изменения скоростей распространения звука от давления при постоянной температуре - представленной на рис. 1. хотя и является общей закономерностью для всех газов, но она не является единственной закономерностью. Так при повышении температуры, у различных газов при различных температурах, закономерность обратная. Скорость звука не увеличивается с уменьшением давления, а наоборот уменьшается. Это как раз там, где начинается область идеальных газов. Мы же рассматривали закономерность рис.1 в области реальных газов для многоатомных газов и во всей области для одноатомных. У многоатомных газов накладывается, другой пока неизвестный нам эффект. С многоатомными газами вплотную мы займёмся тогда, когда будет полное понимание всех процессов для одноатомных газов и многоатомных, за исключением некоторых специфичных для многоатомных газов.
  Другие исходные параметры, через которые можно определить собственный температурный параметр, также имеют возможно свои собственные недостатки их определения.
  Соответствие собственного температурного параметра энтальпии, не даёт нам право исключить из анализа собственный температурный параметр.
  Единственному параметру, которому можно доверять это теплоёмкость при постоянном давлении. Именно только через этот параметр и будут в дальнейшем определяться собственные температурные параметры.
  В старых своих записях я нашёл диаграммы зон приблизительной достоверности определения собственных температурных параметров от других параметров для многоатомных газов, которые представляются на рис. 2. Зачёркнутая область соответствует сомнительным исходным данным.
 
 Рис.2. Области приблизительно одинаковых температурных параметров во всём диапазоне абсолютных температур и давлений многоатомных газов.
 
 
 
 1.8. ЧАСТНОЕ УРАВНЕНИЯ СОСТОЯНИЯ
 
 
  На основании полученных результатов, механическую энергию газов мы теперь можем описывать с помощью собственного температурного параметра, а не с помощью абсолютной температуры. Соответственно основное уравнения энергетического состояния газов меняет свой вид. Запишем уравнение Менделеева - Клапейрона в традиционном виде (9):, где: - давление газа, - объем занимаемый газом, - теплоемкость давления газа - постоянная Больцмана, - количество молекул в газовом объеме, - абсолютная температура.
  Формула (9) справедлива для идеальных газов, т.е. в области небольших давлений и в небольшом диапазоне температур. Сейчас можем утверждать, в области совпадения температур: . Во всех остальных случаях газы называли раньше реальными. Чтобы реальные газы, подчиняясь закону (9), стали идеальными газами во всём диапазоне их температур и давлений, как требует спектральный анализ, необходимо в формулу (9) ввести собственный температурный параметр - ,
 т. е.: PV = NkIII (14).
 Закон (14) отражает энергию давления газов во всём диапазоне их температур и давлений. Чтобы этот закон отражал полную энергию газов необходимо ввести в анализ приведенное давление, которое будем обозначать символом - (пси), ко всей возможной энергии газа. Как если бы вся энергия принадлежала газу и была поступательной и однонаправленной.
  Одновременно наряду с собственным температурным параметром, вместо теплоемкости давления, постоянной Больцмана - k, необходимо ввести всю теплоемкость - . В этом случае уравнение (14) принимает вид: (15).
 Здесь в теплоемкость входит число молекул принадлежащих 1 кг газа, соответственно вводится объем содержащий 1 кг газа. Уравнение (15) отражает полную энергию 1 кг газа во всём диапазоне его температур и давлений.
 
 
 1.9. ГАЗОВЫЕ ТЕПЛОЁМКОСТИ
 
 
  Сейчас необходимо разобраться во всех газовых теплоёмкостях. Их уже три: ; ; , если не учитывать четвёртую теплоёмкость: , которую заменили величиной: . Любой дальнейший анализ теряет смысл без чёткого определения и понимания целесообразности введения тех или иных теплоёмкостей газовых сред.
 Проблема теплоёмкостей сложна из-за своей чрезвычайной простоты. Тем не менее, предстоит большая ломка сознания.
  Если мы хотим быть ближе к пониманию природы, в таком случае любую энергию мы будем измерять объёмами, а любой поток измерять единицами мощности.
  Будем исходить из имевшихся понятий калориметрических измерений. Полагаем, что в исходном состоянии газа имеем теплоёмкости при постоянном объёме. Добавляя тепло на 1 градус, объём расширяется. Новый объём содержит теплоёмкости при постоянном давлении. Дополнительный объём расширения существенен при малых температурах. При больших температурах дополнительный объём пренебрежительно мал. Отсюда должны были сделать однозначный, категорический вывод: (16).
 В то время, как по Клаузиусу .
 Отметим ещё раз .
  Это новые определения и они не вписываются в рамки старых теорий. Стремление теплоёмкости к своему пределу наблюдается только у одноатомных газов. Отсутствие стремления к пределу у многоатомных газов - отдельная тема исследования. Сейчас можно заметить. Предел для многоатомных газов может наступить много раньше или много позже максимальной температуры указываемых в таблицах [17].
  Остаётся выполнить математическую обработку табличных данных, чтобы определить истинную формулу определения теплоёмкостей при постоянном давлении.
  Какой и при каком давлении выбрать газ для математической обработки его калориметрических теплоёмкостей? Наиболее простыми и доступными для обработки являются одноатомные газы. Наиболее тяжёлые из них имеют большую изменчивость теплоёмкостей с изменением температуры и давления. Заметим, что при давлениях стремящихся к нулю, собственные температурные параметры становятся приблизительно равны абсолютным температурам. Исходя из этого, выберем для анализа тяжёлый одноатомный газ Аргон при давлении 0,01 атм.
  Математическая обработка (неправильных - неправильно измеренных или не правильно осознанных) экспериментальных результатов теплоёмкостей при постоянном давлении: для газа Аргон при давлении: атм.показала следующее определение теплоёмкости: (17).
 Применительно к собственному температурному параметру определение (17) переписывается в виде: (18). *)
 
 Учитывая возможную связь температур: , определение (18) должно быть справедливым во всём диапазоне температур и давлений газов . Остаётся осознать полученный результат (18) - . Затем, в перспективе, можно будет найти точное определение теплоёмкости в виде (17).
 
 
 
 1.10. ТЕОРЕТИЧЕСКОЕ ОПРЕДЕЛЕНИЕ
 РАСЧЁТНОЙ ФОРМУЛЫ
 КАЛОРИМЕТРИЧЕСКИХ ТЕПЛОЁМКОСТЕЙ
 
 Подготовка к анализу.
 
  Рассмотрим существенный момент.
 Медленно уменьшим объем газа на величину . При уменьшении газового объема увеличиваются температуры и .
  В отсутствии адиабатической оболочки температуры восстанавливаются до начальной величины.
 _____________
 
 *) Математическая обработка табличных данных теплоёмкостей не приводится из-за большого объёма исследовательского материала. Сейчас это и не нужно делать, т.к. истинность полученной формулы не сложно проверить прямыми вычислениями теплоёмкостей.
 В процессе медленного изотермического сжатия газа внешняя работа равна всей энергии зарегулированной газом в объеме .
  Под всей энергией понимаются энергии хаотического движения, вращения и колебания молекул.
  Эти энергии уменьшаются, как зависимые от энергии хаотического движения. См. главы 3.3 и 3.5. Иначе, с уменьшением энергии хаотического движения молекул, уменьшаются все виды энергий.
  Рассмотрим два стационарных состояния газа с изменением температуры на 1 градус. На основании результата (4), мы обязаны вводить в анализ только теплоёмкость - .
 где: - первый и второй объёмы газов; U - полная собственная (тепловая) энергия газового объема; знак "" - указывает принадлежность энергии объёмам.
  Будем полагать, что если существует теплоемкость при постоянном давлении - , тогда она может возникнуть только в процессе перехода газа из одного стационарного состояния - I в другое стационарное состояние - II, определяемых уравнениями (19), т.к. в стационарных состояниях имеем теплоёмкость: .
  Начнём изучать процесс перехода газа из одного стационарного состояния в другое стационарное состояние.
  Введем теплоемкость на 1 в объем при: . Газ начнет расширяться на величину объема:
  (20).
 Объемы расширения определим из (15): (21),
  (22).
 Отсюда: ;
 или: *) (23).
  На основании требования экспериментального результата (18) в объем необходимо добавить тепло только на . **)
 Передаём одно градусную часть тепла приходящегося на объём от исходного объёма содержащего тепло на 1 градус.
 
  Соответственно объему необходимо передать тепло, с учетом результатов (21) и (23) в количестве:
 или: (24)
  На 1 градус объему V01 передано тепло -, объему передано тепло: .
  Тепло, переданное объему газа для изменения его температуры на один градус при давлении ; называется теплоемкостью при постоянном давлении и на основании (24) определяется видом: (25)
 и совпадает с выражением (24).
  Заметим в (25): (26).
 
 ___________
 *) Замечание: Р = Const, соответственно Энергия реализуется через энергию Р. В конце анализа давления сократятся, поэтому лишние действия опускаются.
 **) Это введение несложно обосновать и чисто логически, без ссылки на формулу (18). Что и будет сделано далее.
  Теплоемкости газа в стационарных состояниях I и II не изменились и равны - . См. (19). Умножая (25) на собственный температурный параметр, имеем равенство энергий:
  (27).
  Результат (27) утверждает отсутствие в природе теплоемкости при постоянном давлении - , как самостоятельной энергетической характеристики газов.
  Здесь речь не идёт об отсутствии теплоёмкостей Клаузиуса. С этим мы уже, в какой - то степени определились. Речь идёт теперь об отсутствии в природе вообще теплоёмкостей при постоянном давлении и в частности табличных теплоёмкостей в виде (25).
 
 
 
 1.11. ГРАФИЧЕСКОЕ ПРЕДСТАВЛЕНИЕ СУТИ
 КАЛОРИМЕТРИЧЕСКОЙ ТЕПЛОЁМКОСТИ
 
 
  Попытаемся разобраться с физическим содержанием определения теплоёмкости при постоянном давлении с помощью рисунка - через образы.
  На рис. 3 представлена интерпретация полученной формулы (27).
  Из рисунка видно, что не существует никаких других теплоёмкостей, при постоянном объёме, постоянном давлении, кроме как: в любых энергетических ситуациях. Такое впечатление, что, что-то было напутано в классическом определении теплоёмкости .
  Пока должны констатировать следующее.
  Из теоретического и экспериментального анализов, очевидно, что теплоёмкость при постоянном давлении не определяется общепринятым выражением : , а определяется выражением: в калориметрических измерениях.
  Наблюдаем существенное различие во вторых слагаемых в обоих уравнениях.
 
 
 
 .
 .
  Рис. 3. К пониманию определения теплоёмкости при
  постоянном давлении.
 
  В работе по расширению и сжатию объёма газа участвует одноградусная тепловая энергия , а не вся тепловая энергия или . В объём ввели теплоёмкость на один градус. Она и стимулирует увеличение объёма газа, а не вся его энергия .
  Классически в калориметрических измерениях теплоёмкостей газов осуществляется процесс в условиях при изменении температуры на 1 градус. Теперь попытаемся поэтапно осмыслить процессы, происходящие в калориметрических измерениях теплоёмкостей газов. Рассмотрим, с какими тепловыми величинами работает вода, омывающая исследуемый газ, и с какими тепловыми величинами работает сам газ.
  Рисунок 3 забывать не будем, он нам потребуется во второй книге
 
 
 
 
 
 
 
 
 
 
 
 
 
 
 1.12. АНАЛИЗ ТЕПЛООБМЕНА В КАЛОРИМЕТРЕ
 
 
  Рассмотрим процесс теплообмена энергией между водой и исследуемым газом в калориметрических измерениях. На рис. 4 представлен этот процесс. Отмечены передаваемые и принимаемые величины энергии теплообмена в объёмах воды и газа.
 
 
  а) Нагрев газа в калориметре.
 
 
 
  б) Охлаждение газа в калориметре.
 
 Рис. 4. К пониманию процессов теплообмена между газом и водой в
  калориметрических измерениях теплоёмкостей газов.
 
 
 
 Исходя из рис. 4 а) при нагревании газа имеем следующий теплообмен:
 1 этап. Вода отдаёт газу тепло : .
 2 этап. Газ расширяется и теряет тепло: .
 3 этап. Вода передаёт газу потерянное им тепло: .
 На рисунке учтены знаки, соответствующие теплообмену воды и газа.
 Чтобы газ принял дополнительное тепло, он должен его потерять.
 В итоге. Газ остаётся с теплоёмкостью: .
  Вода показывает теплоёмкость газа равную:
 
 Исходя из рис. 4 б) при охлаждении газа имеем следующий теплообмен:
 1 этап. Вода принимает тепло от газа: .
 2 этап. Газ сжимают внешние силы, и газ нагревается на величину: .
 3 этап. Вода принимает лишнее тепло от газа величиной: .
 На рисунке учтены знаки, соответствующие теплообмену воды и газа.
 Чтобы газ отдал дополнительное тепло, он должен его приобрести.
 В итоге. Газ остаётся с теплоёмкостью: .
  Вода показывает теплоёмкость газа равную: .
  Какое же открытие мы имеем в итоге?
  Рассмотрен изотермический процесс, в смысле беспрепятственного теплообмена между газом и окружающей газ водой на уровне теплоёмкостей, на уровне изменения температуры на 1 градус. Теплоёмкость газа не изменилась на протяжении всего процесса и была равна собственной теплоёмкости газа: . Калориметр косвенно определяет теплоёмкость при постоянном давлении в виде: , см. (25).
 В адиабатическом процессе аналогичная теплоёмкость имеет вид:
  см. (3).
 Правда, без соответствующего анализа, мы ещё не знаем работает ли именно эта теплоёмкость (3) в адиабатическом процессе.
  Пока мы видим, что различие состоит в том, что если в первом случае в процессе расширения газа участвует энергия газа, приходящаяся на один градус, то во втором случае в расширении участвует вся энергия, обуславливающая давление газа.
  В любом случае, теперь становится понятным то, что так называемая теплоёмкость при постоянном давлении не является собственной теплоёмкостью газа. Для абсолютной температуры мы уже вводили переменную собственную теплоёмкость в условиях рисунка 1. Теперь необходимо ввести вместо переменных теплоёмкостей при постоянном давлении и постоянном объёме одну переменную теплоёмкость - , что мы и сделали ранее.
 
 
 1.13. ДЕМОНСТРАЦИЯ РАБОТЫ НОВОЙ ФОРМУЛЫ
 ОПРЕДЕЛЕНИЯ ТЕПЛОЁМКОСТЕЙ
 ПРИ ПОСТОЯННОМ ДАВЛЕНИИ
 
 
  Сейчас необходимо показать работу полученных нововведений. Эффективно это можно сделать только на большом экспериментальном материале. Таким материалом являются табличные теплоёмкости при постоянном давлении, построенные на основании экспериментальных результатов, для различных газовых сред. Определение теплоёмкости при постоянном давлении вбирает в себя все нововведения, но и их оказывается мало. Необходимо определить ещё и связь температур, и ряд других условий. Это достаточно большая работа и к ней нужна соответствующая подготовка.
  Необходимо, хотя бы показать какой результат будет после проработки проблем обозначенных выше, для уверенности восприятия последующего материала. В представляемой ниже таблице показываются результаты определения теплоёмкости по формуле:
 , замечая:, с использованием аналитической связи температур: , которая ещё не получена.
  Расчётные результаты сравниваются с табличными данными
 Н. Б. Варгафтика , изображенными курсивом в таблице 3.
  Практически, абсолютное совпадение расчётных и табличных величин очевидно. Констатируем - Аргон идеальный газ во всём диапазоне его температур и давлений.
 Примечание.
  Приведённой таблице много больше 15 лет. После вывода необходимых формул, в соответствующих анализах, результаты могут быть уточнены и возможно ещё улучшены.
 Таблица 3. Определение теплоёмкостей при постоянном давлении для
 Аргона в газообразном состоянии при различных температурах и давлениях.
 
  Т \ Р атм. 0.01 1.0 10.0 100.0
 
  100 0.124418
  0.12442
 
 130 0.124398 0.125706
  0.12440 0.126708
 
  180 0.124385 0.125064
  0.12438 0.12596
 
  200 0.124382 0.12493 0.130219
  0.12438 0.12514 0.13248
 
  300 0.124375 0.124619 0.126908 0.15539
  0.12438 0.12466 0.12726 0.15522
 
  400 0.124373 0.1245098 0.125762 0.14010
  0.12437 0.12452 0.12584 0.13880
 
  500 0.124372 0.124459 0.125290 0.13400

<< Пред.           стр. 2 (из 7)           След. >>

Список литературы по разделу