Удельная теплоемкость - Specific heat capacity - Wikipedia

В термодинамика, то удельная теплоемкость (символ $c п$ ) вещества является теплоемкость образца вещества, разделенного на масса образца. Неформально это количество энергия это должно быть добавлено в виде высокая температура на одну единицу массы вещества, чтобы вызвать увеличение на одну единицу массы температура. В SI единица теплоемкости джоуль на кельвин и килограмм, Дж / (К кг).^[1]^[2] Например, при температуре 25 ° C (удельная теплоемкость может изменяться в зависимости от температуры), количество тепла, необходимое для повышения температуры 1 кг воды 1 тыс. (эквивалентно 1 ° C) является 4179.6 джоулей, означающее, что удельная теплоемкость воды равна 4179.6 Дж · кг⁻¹· K⁻¹.^[3]

Удельная теплоемкость часто меняется в зависимости от температуры и для каждого состояние дела. Жидкая вода имеет одну из самых высоких удельных теплоемкостей среди обычных веществ, около 4182 Дж / (К · кг) при 20 ° C; но лед при температуре чуть ниже 0 ° C составляет всего 2093 Дж / (К · кг). Удельная теплоемкость утюг, гранит, и водород газа составляют около 449, 790 и 14300 Дж / (К · кг) соответственно.^[4] Пока вещество подвергается фаза перехода, например, плавление или кипение, его удельная теплоемкость технически бесконечный, потому что тепло переходит в изменение своего состояния, а не на повышение температуры.

Удельная теплоемкость вещества, особенно газа, может быть значительно выше, если ему позволяют расширяться при нагревании (удельная теплоемкость при постоянном давлении), чем при нагревании в закрытом сосуде, предотвращающем расширение (удельная теплоемкость при постоянной громкости). Эти два значения обычно обозначают ${ displaystyle c_ {P}}$ и ${ displaystyle c_ {V}}$ , соответственно; их частное ${ displaystyle gamma = c_ {P} / c_ {V}}$ это коэффициент теплоемкости.

Однако в некоторых контекстах термин удельная теплоемкость (или же удельная теплоемкость) может относиться к соотношению между удельной теплотой вещества при данной температуре и эталонного вещества при эталонной температуре, например воды при 15 ° C;^[5] очень в моде удельный вес.

Удельная теплоемкость относится к другим интенсивным показателям теплоемкости с другими знаменателями. Если количество вещества измеряется как число родинки, получается молярная теплоемкость вместо этого (в системе СИ единица измерения - джоуль на кельвин на моль, Дж / (К · моль). Если количество принимается как объем образца (как это иногда делается в инженерии), получается объемная теплоемкость (единица СИ - джоуль на кельвин на кубический метр, Дж / К / м³).

Одним из первых ученых, использовавших эту концепцию, был Джозеф Блэк, Врач 18 века и профессор медицины в Университет Глазго. Он измерил удельную теплоемкость многих веществ, используя термин емкость для тепла.^[6]

Определение

Удельная теплоемкость вещества, обычно обозначаемая как ${ displaystyle c}$ , - теплоемкость ${ displaystyle C}$ образца вещества, деленного на массу ${ displaystyle M}$ образца:^[7]

{ displaystyle c = { frac {C} {M}} = { frac {1} {M}} cdot { frac { mathrm {d} Q} { mathrm {d} T}}}

куда ${ displaystyle mathrm {d} Q}$ представляет количество тепла, необходимое для равномерного повышения температуры образца с небольшим шагом ${ displaystyle mathrm {d} T}$ .

Как и теплоемкость объекта, удельная теплоемкость вещества может варьироваться, иногда существенно, в зависимости от начальной температуры. ${ displaystyle T}$ образца и давление ${ displaystyle p}$ применяется к нему. Следовательно, ее следует рассматривать как функцию ${ displaystyle c (p, T)}$ этих двух переменных.

Эти параметры обычно указываются при указании удельной теплоемкости вещества. Например, «Вода (жидкость): ${ displaystyle c_ {p}}$ = 4185,5 Дж / К / кг (15 ° C, 101,325 кПа) " ^[8] Если не указано иное, опубликованные значения удельной теплоемкости ${ displaystyle c}$ как правило, действительны для некоторых стандартные условия по температуре и давлению.

Однако зависимость ${ displaystyle c}$ на начальную температуру и давление часто можно игнорировать в практических контекстах, например при работе в узких диапазонах этих переменных. В этих контекстах обычно опускают квалификатор ${ displaystyle (p, T)}$ , и аппроксимирует теплоемкость константой ${ displaystyle c}$ подходит для этих диапазонов.

Удельная теплоемкость - это интенсивное свойство вещества, внутренняя характеристика, которая не зависит от размера или формы рассматриваемого количества. (Квалификатор «специфический» перед экстенсивным свойством часто указывает на интенсивное свойство, производное от него.^[9])

Вариации

Введение тепловой энергии в вещество, помимо повышения его температуры, обычно вызывает увеличение его объема и / или давления, в зависимости от того, как удерживается образец. Выбор последнего влияет на измеренную удельную теплоемкость даже при том же начальном давлении. ${ displaystyle p}$ и начальная температура ${ displaystyle T}$ . Широко используются два конкретных варианта:

Если давление поддерживается постоянным (например, при атмосферном давлении окружающей среды), а образец расширяется, расширение вызывает работай поскольку сила давления смещает корпус или окружающую жидкость. Эта работа должна производиться за счет поставляемой тепловой энергии. Полученная таким образом удельная теплоемкость называется измеренной. при постоянном давлении (или же изобарический), и часто обозначается ${ displaystyle c_ {p}}$ , ${ displaystyle c _ { mathrm {p}}}$ , так далее.
С другой стороны, если расширение предотвращается - например, за счет достаточно жесткого корпуса или увеличения внешнего давления, чтобы противодействовать внутреннему, - работа не создается, и тепловая энергия, которая пошла бы в него, должна вместо этого способствовать внутренняя энергия образца, в том числе повышение его температуры на дополнительную величину. Полученная таким образом удельная теплоемкость называется измеренной. при постоянной громкости (или же изохорный) и обозначили ${ displaystyle c_ {V}}$ , ${ displaystyle c_ {v}}$ ${ displaystyle c _ { mathrm {v}}}$ , так далее.

Значение ${ displaystyle c_ {V}}$ обычно меньше, чем значение ${ displaystyle c_ {p}}$ . Эта разница особенно заметна для газов, где значения при постоянном давлении обычно на 30–66,7% больше, чем при постоянном объеме. Следовательно коэффициент теплоемкости газов обычно составляет от 1,3 до 1,67.^[10]

Применимость

Удельную теплоемкость можно определить и измерить для газов, жидкостей и твердых тел довольно общего состава и молекулярной структуры. К ним относятся газовые смеси, растворы и сплавы или гетерогенные материалы, такие как молоко, песок, гранит и бетон, если рассматривать их в достаточно большом масштабе.

Удельная теплоемкость также может быть определена для материалов, которые изменяют состояние или состав при изменении температуры и давления, если изменения обратимы и постепенны. Таким образом, например, концепции могут быть определены для газа или жидкости, которые диссоциируют при повышении температуры, до тех пор, пока продукты диссоциации быстро и полностью рекомбинируют при падении.

Удельная теплоемкость не имеет значения, если вещество претерпевает необратимые химические изменения или если есть изменение фазы, например, плавление или кипение при резкой температуре в диапазоне температур, охватываемых измерением.

Измерение

Удельная теплоемкость вещества обычно определяется в соответствии с определением; а именно, измеряя теплоемкость образца вещества, обычно с калориметр, и деление на массу образца. Для оценки теплоемкости вещества можно применять несколько методов, например: быстрая дифференциальная сканирующая калориметрия.^[11]^[12]

Удельную теплоемкость газов можно измерить при постоянном объеме, поместив образец в жесткий контейнер. С другой стороны, измерение удельной теплоемкости при постоянном объеме может быть чрезмерно трудным для жидкостей и твердых тел, поскольку часто требуется непрактичное давление, чтобы предотвратить расширение, которое может быть вызвано даже небольшим повышением температуры. Вместо этого обычно измеряют удельную теплоемкость при постоянном давлении (позволяя материалу расширяться или сжиматься по своему желанию), отдельно определять коэффициент температурного расширения и сжимаемость материала и вычислите удельную теплоемкость при постоянном объеме по этим данным в соответствии с законами термодинамики.^{[нужна цитата ]}

Единицы

Международная система

Единица измерения удельной теплоемкости в системе СИ - джоуль на кельвин на килограмм (Дж / К / кг, Дж / (кг · К), Дж · К.⁻¹ кг⁻¹, так далее.). Поскольку приращение температуры на один градус Цельсия то же самое, что и приращение в один кельвин, то есть то же самое, что и джоуль на градус Цельсия на килограмм (Дж / ° C / кг). Иногда грамм используется вместо килограмма для единицы массы: 1 Дж / К / кг = 0,001 Дж / К / г.

Удельная теплоемкость вещества (на единицу массы) равна измерение L²· Θ⁻¹· Т⁻², или (L / T)²/ Θ. Следовательно, единица СИ Дж / К / кг эквивалентна метр в квадрате на второй в квадрате на кельвин (м² K⁻¹ s⁻²).

Имперские инженерные единицы

Профессионалов в строительство, гражданское строительство, химическая инженерия, и другие технические дисциплины, особенно в Соединенные Штаты, может использовать так называемые Английские инженерные подразделения, которые включают Имперский фунт (фунт = 0,45359237 кг) в качестве единицы массы градус Фаренгейта или же Ренкин (° F = 5/9 K, около 0,555556 K) в качестве единицы приращения температуры, а Британская тепловая единица (БТЕ ≈ 1055,06 Дж),^[13]^[14] как единица тепла.

В этих контекстах единицей удельной теплоемкости является БТЕ / ° F / фунт = 4177,6 Дж / К / кг. Первоначально БТЕ была определена таким образом, чтобы средняя удельная теплоемкость воды составляла 1 БТЕ / ° F / фунт.

Калорий

В химии количество тепла часто измеряли в калории. Как ни странно, для измерения количества тепла обычно использовались две единицы с таким названием, обозначаемые «cal» или «Cal»:

«малая калория» (или «грамм-калория», «кал») составляет точно 4,184 Дж. Первоначально он был определен таким образом, чтобы удельная теплоемкость жидкой воды составляла 1 кал / C ° / г.
«Большая калория» (также «килокалория», «килограмм-калория» или «пищевая калория»; «ккал» или «кал») составляет 1000 малых калорий, то есть ровно 4184 Дж. Первоначально он был определен таким образом, чтобы удельная теплоемкость воды составляла 1 кал / C ° / кг.

Хотя эти единицы все еще используются в некоторых контекстах (например, килограмм калорий в питание ), их использование в технических и научных областях не рекомендуется. Когда тепло измеряется в этих единицах, единицей удельной теплоемкости обычно является

1 кал / ° C / г («малая калория») = 1 кал / ° C / кг = 1 ккал / ° C / кг («большая калория») = 4184 Дж / K / кг.

В обоих единицах удельная теплоемкость воды составляет приблизительно 1. Комбинации кал / ° C / кг = 4,184 Дж / K / кг и ккал / ° C / г = 4184000 Дж / K / кг не кажутся широко распространенными. использовал.

Физическая основа теплоемкости

Температура образца вещества отражает среднее значение кинетическая энергия составляющих его частиц (атомов или молекул) относительно его центра масс. Однако не вся энергия, передаваемая образцу вещества, идет на повышение его температуры, примером чего является теорема о равнораспределении.

Одноатомные газы

Квантовая механика предсказывает, что при комнатной температуре и обычном давлении изолированный атом в газе не может хранить какое-либо значительное количество энергии, кроме как в форме кинетической энергии. Таким образом, теплоемкость на моль одинаково для всех одноатомных газов (например, благородных газов). Точнее, ${ Displaystyle c_ {V, mathrm {m}} = 3R / 2 приблизительно {}}$ 12,5 Дж / К / моль и ${ Displaystyle c_ {P, mathrm {m}} = 5R / 2 приблизительно {}}$ 21 Дж / К / моль, где ${ Displaystyle R приблизительно {}}$ 8,31446 Дж / К / моль - это установка идеального газа (который является продуктом Постоянная преобразования Больцмана из кельвин микроскопическая единица энергии к макроскопической единице энергии джоуль, и Число Авогадро ).

Следовательно, удельная теплоемкость (на единицу массы, а не на моль) одноатомного газа будет обратно пропорциональна его (размерной) атомный вес ${ displaystyle A}$ . То есть примерно

{ displaystyle c_ {V} приблизительно {}}

12470 Дж / К / кг

{ displaystyle / A quad quad quad c_ {p} приблизительно {}}

20785 Дж / К / кг

{ displaystyle / A}

Для благородных газов, от гелия до ксенона, эти расчетные значения равны

Газ	Он	Ne	Ar	Kr	Xe
${ displaystyle A}$	4.00	20.17	39.95	83.80	131.29
${ displaystyle c_ {V}}$ (Дж / К / м³)	3118	618.3	312.2	148.8	94.99
${ displaystyle c_ {p}}$ (Дж / К / кг)	5197	1031	520.3	248.0	158.3

Многоатомные газы

С другой стороны, многоатомная молекула газа (состоящая из двух или более связанных вместе атомов) может накапливать тепловую энергию в других формах, помимо своей кинетической энергии. Эти формы включают вращение молекулы и колебание атомов относительно ее центра масс.

Эти дополнительные степени свободы или «режимы» вносят вклад в удельную теплоемкость вещества. А именно, когда в газ с многоатомными молекулами вводится тепловая энергия, только часть ее идет на увеличение их кинетической энергии и, следовательно, температуры; остальное перейдет в те другие степени свободы. Чтобы достичь такого же повышения температуры, моль этого вещества должен быть передан большей тепловой энергии, чем моль одноатомного газа. Следовательно, теплоемкость многоатомного газа зависит не только от его молекулярной массы, но и от числа степеней свободы, которые имеют молекулы.^[15]^[16]^[17]

Квантовая механика далее утверждает, что каждая вращательная или колебательная мода может забирать или терять энергию только в определенном дискретном количестве (квантах). В зависимости от температуры, средняя тепловая энергия на молекулу может быть слишком маленькой по сравнению с квантами, необходимыми для активации некоторых из этих степеней свободы. Эти режимы называются «замороженными». В этом случае удельная теплоемкость вещества будет увеличиваться с температурой, иногда ступенчато, по мере того, как больше режимов размораживаются и начинают поглощать часть подводимой тепловой энергии.

Например, молярная теплоемкость азот N
₂ при постоянной громкости ${ displaystyle c_ {V, mathrm {m}} = {}}$ 20,6 Дж / К / моль (при 15 ° C, 1 атм), что составляет 2,49 ${ displaystyle R}$ .^[18] Это значение, ожидаемое из теории, если каждая молекула имеет 5 степеней свободы. Оказывается, это три градуса вектора скорости молекулы плюс два градуса ее вращения вокруг оси, проходящей через центр масс и перпендикулярной линии двух атомов. Из-за этих двух дополнительных степеней свободы удельная теплоемкость ${ displaystyle c_ {V}}$ из N
₂ (736 Дж / К / кг) в 5/3 раза больше, чем у гипотетического одноатомного газа с той же молекулярной массой 28 (445 Дж / К / кг).

Это значение удельной теплоемкости азота практически постоянно от -150 ° C до примерно 300 ° C. В этом температурном диапазоне две дополнительные степени свободы, соответствующие колебаниям атомов, растяжению и сжатию связи, все еще «заморожены». Примерно при этой температуре эти режимы начинают «размораживаться», и в результате ${ displaystyle c_ {V}}$ сначала начинает быстро увеличиваться, затем медленнее по мере приближения к другому постоянному значению. Оно составляет 35,5 Дж / К / моль при 1500 ° C, 36,9 при 2500 ° C и 37,5 при 3500 ° C.^[19] Последнее значение почти точно соответствует предсказанному значению для 7 степеней свободы на молекулу.

Термодинамическое происхождение

Теоретически удельная теплоемкость вещества также может быть получена из его абстрактного термодинамического моделирования с помощью уравнение состояния и функция внутренней энергии.

Состояние вещества в однородном образце

Чтобы применить теорию, нужно рассмотреть образец вещества (твердого, жидкого или газового), для которого можно определить удельную теплоемкость; в частности, что он имеет однородный состав и фиксированную массу ${ displaystyle M}$ . Предположим, что эволюция системы всегда достаточно медленная, чтобы внутреннее давление ${ displaystyle P}$ и температура ${ displaystyle T}$ считаться единообразными во всем. Давление ${ displaystyle P}$ будет равняться давлению, приложенному к нему оболочкой или окружающей средой, например воздухом.

В этом случае состояние материала можно определить тремя параметрами: его температурой. ${ displaystyle T}$ , давление ${ displaystyle P}$ , и это удельный объем ${ Displaystyle V = { boldsymbol { mathrm {V}}} / M}$ , куда ${ displaystyle { boldsymbol { mathrm {V}}}}$ объем образца. (Это количество является обратным ${ displaystyle 1 / rho}$ материала плотность ${ displaystyle rho = M / { boldsymbol { mathrm {V}}}}$ .) Нравиться ${ displaystyle T}$ и ${ displaystyle P}$ , удельный объем ${ displaystyle V}$ - это интенсивное свойство материала и его состояние, не зависящее от количества вещества в образце.

Эти переменные не независимы. Разрешенные состояния определяются уравнение состояния связывая эти три переменные: ${ Displaystyle F (T, P, V) = 0.}$ Функция ${ displaystyle F}$ зависит от рассматриваемого материала. В удельная внутренняя энергия сохраненная внутри образца на единицу массы, тогда будет другая функция ${ Displaystyle U (Т, П, В)}$ этих переменных состояния, что также зависит от материала. Тогда полная внутренняя энергия в образце будет ${ displaystyle MU (T, P, V)}$ .

Для некоторых простых материалов, таких как идеальный газ, из основной теории можно вывести уравнение состояния ${ displaystyle F = 0}$ и даже удельная внутренняя энергия ${ displaystyle U}$ В общем, эти функции необходимо определять экспериментально для каждого вещества.

Сохранение энергии

Абсолютное значение этой величины не определено, и (для целей термодинамики) состояние «нулевой внутренней энергии» может быть выбрано произвольно. Однако по закон сохранения энергии, любое бесконечно малое увеличение ${ Displaystyle M mathrm {d} U}$ в полной внутренней энергии ${ displaystyle MU}$ должно соответствовать чистому потоку тепловой энергии ${ displaystyle mathrm {d} Q}$ в образец, плюс любая чистая механическая энергия, передаваемая ему из-за помещения или окружающей среды на нем. Последний ${ Displaystyle -P mathrm {d} { boldsymbol { mathrm {V}}}}$ , куда ${ displaystyle mathrm {d} { boldsymbol { mathrm {V}}}}$ - это изменение объема образца за этот бесконечно малый шаг.^[20] Следовательно

{ displaystyle mathrm {d} Q-P mathrm {d} { boldsymbol { mathrm {V}}} = M mathrm {d} U}

следовательно

{ displaystyle { frac { mathrm {d} Q} {M}} - P mathrm {d} V = mathrm {d} U}

Если объем образца (следовательно, удельный объем материала) поддерживается постоянным во время нагнетания количества тепла ${ displaystyle mathrm {d} Q}$ , то член ${ Displaystyle P mathrm {d} V}$ равно нулю (никаких механических работ не выполняется). Затем, разделив на ${ displaystyle mathrm {d} T}$ ,

{ displaystyle { frac { mathrm {d} Q} {M mathrm {d} T}} = { frac { mathrm {d} U} { mathrm {d} T}}}

куда ${ displaystyle mathrm {d} T}$ изменение температуры в результате подводимого тепла. Левая часть - теплоемкость при постоянном объеме. ${ displaystyle c_ {V}}$ материала.

Для теплоемкости при постоянном давлении полезно определить удельная энтальпия системы как сумма ${ Displaystyle H (T, P, V) = U (T, P, V) + PV}$ . Бесконечно малое изменение удельной энтальпии тогда будет

{ displaystyle mathrm {d} H = mathrm {d} U + V mathrm {d} P + P mathrm {d} V}

следовательно

{ displaystyle { frac { mathrm {d} Q} {M}} + V mathrm {d} P = mathrm {d} H}

Если давление остается постоянным, второй член в левой части равен нулю, и

{ displaystyle { frac { mathrm {d} Q} {M mathrm {d} T}} = { frac { mathrm {d} H} { mathrm {d} T}}}

Левая часть - теплоемкость при постоянном давлении. ${ displaystyle c_ {P}}$ материала.

Связь с уравнением состояния

В общем случае бесконечно малые величины ${ displaystyle mathrm {d} T, mathrm {d} P, mathrm {d} V, mathrm {d} U}$ ограничены уравнением состояния и функцией удельной внутренней энергии. А именно,

{ displaystyle left {{ begin {array} {lcl} displaystyle mathrm {d} T { frac { partial F} { partial T}} (T, P, V) + mathrm {d } P { frac { partial F} { partial P}} (T, P, V) + mathrm {d} V { frac { partial F} { partial V}} (T, P, V ) & = & 0 [2ex] displaystyle mathrm {d} T { frac { partial U} { partial T}} (T, P, V) + mathrm {d} P { frac { частичное U} { partial P}} (T, P, V) + mathrm {d} V { frac { partial U} { partial V}} (T, P, V) & = & mathrm { d} U end {array}} right.}

Здесь ${ Displaystyle ( partial F / partial T) (T, P, V)}$ обозначает (частную) производную уравнения состояния ${ displaystyle F}$ в отношении его ${ displaystyle T}$ аргумент, сохраняя два других аргумента фиксированными, оцениваемый в состоянии ${ Displaystyle (Т, П, В)}$ обсуждаемый. Остальные частные производные определяются таким же образом. Эти два уравнения для четырех бесконечно малых приращений обычно ограничивают их двумерным линейным подпространством возможных бесконечно малых изменений состояния, которое зависит от материала и состояния. Изменения постоянного объема и постоянного давления - это только два конкретных направления в этом пространстве.

Этот анализ также выполняется независимо от того, как увеличивается энергия ${ displaystyle mathrm {d} Q}$ вводится в образец, а именно теплопроводность, облучение, электромагнитная индукция, радиоактивный распад, так далее.

Соотношение теплоемкостей

Для любого конкретного объема ${ displaystyle V}$ , обозначим ${ displaystyle p_ {V} (T)}$ функция, описывающая изменение давления в зависимости от температуры ${ displaystyle T}$ , как это допускается уравнением состояния, когда удельный объем материала принудительно поддерживается постоянным на ${ displaystyle V}$ . Аналогично для любого давления ${ displaystyle P}$ , позволять ${ displaystyle v_ {P} (T)}$ быть функцией, которая описывает, как удельный объем изменяется в зависимости от температуры, когда давление поддерживается постоянным на ${ displaystyle P}$ . А именно эти функции таковы, что

{ Displaystyle F (T, p_ {V} (T), V) = 0 quad quad {}}

и

{ displaystyle {} quad quad F (T, P, v_ {P} (T)) = 0}

для любых значений ${ displaystyle T, P, V}$ . Другими словами, графики ${ displaystyle p_ {V} (T)}$ и ${ displaystyle v_ {P} (T)}$ - срезы поверхности, определяемой уравнением состояния, разрезанные плоскостями постоянного ${ displaystyle V}$ и постоянный ${ displaystyle P}$ , соответственно.

Затем из фундаментальное термодинамическое соотношение следует, что

{ Displaystyle c_ {P} (T, P, V) -c_ {V} (T, P, V) = T left [{ frac { mathrm {d} p_ {V}} { mathrm {d } T}} (T) right] left [{ frac { mathrm {d} v_ {P}} { mathrm {d} T}} (T) right]}

Это уравнение можно переписать как

{ displaystyle c_ {P} (T, P, V) -c_ {V} (T, P, V) = VT { frac { alpha ^ {2}} { beta _ {T}}},}

куда

{ displaystyle alpha}

это коэффициент температурного расширения,

{ displaystyle beta _ {T}}

это изотермический сжимаемость,

оба в зависимости от состояния ${ Displaystyle (Т, П, В)}$ .

В коэффициент теплоемкости, или индекс адиабаты, - отношение ${ displaystyle c_ {P} / c_ {V}}$ от теплоемкости при постоянном давлении до теплоемкости при постоянном объеме. Иногда его также называют коэффициентом изоэнтропического расширения.

Расчет из первых принципов

В интеграл по путям Монте-Карло Метод представляет собой численный подход к определению значений теплоемкости, основанный на принципах квантовой динамики. Однако хорошие приближения могут быть сделаны для газов во многих состояниях, используя более простые методы, описанные ниже. Для многих твердых тел, состоящих из относительно тяжелых атомов (атомный номер> железа), при некриогенных температурах теплоемкость при комнатной температуре приближается к 3р = 24,94 джоулей на кельвин на моль атомов (Закон Дюлонга – Пети, р это газовая постоянная ). Приближение низких температур как для газов, так и для твердых тел при температурах ниже их характерных Температуры Эйнштейна или же Температура Дебая могут быть сделаны методами Эйнштейна и Дебая, обсуждаемыми ниже.

Идеальный газ

^[21]Для идеальный газ, оценивая указанные выше частные производные в соответствии с уравнение состояния, куда р это газовая постоянная, для идеального газа

{ displaystyle PV = nRT,}

{ Displaystyle C_ {P} -C_ {V} = T left ({ frac { partial P} { partial T}} right) _ {V, n} left ({ frac { partial V } { partial T}} right) _ {P, n},}

{ displaystyle P = { frac {nRT} {V}} Rightarrow left ({ frac { partial P} { partial T}} right) _ {V, n} = { frac {nR} {V}},}

{ displaystyle V = { frac {nRT} {P}} Rightarrow left ({ frac { partial V} { partial T}} right) _ {P, n} = { frac {nR} {П}}.}

Подстановка

{ displaystyle T left ({ frac { partial P} { partial T}} right) _ {V, n} left ({ frac { partial V} { partial T}} right) _ {P, n} = T { frac {nR} {V}} { frac {nR} {P}} = { frac {nRT} {V}} { frac {nR} {P}} = P { frac {nR} {P}} = nR,}

это уравнение сводится просто к Майер отношение:

{ Displaystyle C_ {P, m} -C_ {V, m} = R.}

Различия в теплоемкости, определяемые приведенным выше соотношением Майера, точны только для идеального газа и будут разными для любого реального газа.

Смотрите также

Физический портал

дальнейшее чтение

Эммерих Вильгельм и Тревор М. Летчер, ред., 2010, Теплоемкость: жидкости, растворы и пары, Кембридж, Великобритания: Королевское химическое общество, ISBN 0-85404-176-1. Совсем недавний обзор избранных традиционных аспектов заглавной темы, включая недавнее введение специалиста в ее теорию, Эммерих Вильгельм, «Тепловые мощности: Введение, концепции и избранные применения» (Глава 1, стр. 1-27), главы по традиционные и более современные экспериментальные методы, такие как фотоакустический методы, например, Jan Thoen & Christ Glorieux, «Фототермические методы определения теплоемкости», а также главы, посвященные новым научным интересам, в том числе теплоемкости белков и других полимерных систем (гл. 16, 15), жидких кристаллов (гл. 17) и др.

внешняя ссылка

(2012-05-24 мая) Теория фононов проливает свет на термодинамику жидкости и теплоемкость - Physics World Фононная теория термодинамики жидкости | Научные отчеты

[1] Открытый университет (2008 г.). S104 Книга 3 Энергия и свет, п. 59. Открытый университет. ISBN 9781848731646.

[2] R. Nave. "Удельная теплоемкость". Гиперфизика. Государственный университет Джорджии. Получено 2010-02-18.

[3] Открытый университет (2008 г.). S104 Книга 3 Энергия и свет, п. 179. Открытый университет. ISBN 9781848731646.

[4] Engineering ToolBox (2003). «Удельная теплоемкость некоторых обычных веществ».

[colen2001-5] (2001): Колумбийская энциклопедия, 6-е изд .; как цитирует Encyclopedia.com. Издательство Колумбийского университета. Проверено 11 апреля 2019 г.

[Laider-6] Лейдер, Кейт, Дж. (1993). Мир физической химии. Издательство Оксфордского университета. ISBN 0-19-855919-4.CS1 maint: несколько имен: список авторов (связь)

[7] Международное бюро мер и весов (2006), Международная система единиц (СИ) (PDF) (8-е изд.), ISBN 92-822-2213-6, в архиве (PDF) из оригинала на 2017-08-14

[toolbox-8] «Вода - тепловые свойства». Engineeringtoolbox.com. Получено 2013-10-31.

[9] Международный союз теоретической и прикладной химии, Отделение физической химии. «Величины, единицы и символы в физической химии» (PDF). Blackwell Sciences. п. 7. Прилагательное «специфический» перед названием большого количества часто используется для обозначения деления на массу.

[Lange-10] Справочник Ланге по химии, 10-е изд. стр. 1524

[11] Quick, C. R .; Schawe, J.E.K .; Uggowitzer, P.J .; Погатчер, С. (01.07.2019). «Измерение удельной теплоемкости с помощью быстрой сканирующей калориметрии - точность и корректировка потерь». Термохимика Акта. Спецвыпуск к 65-летию Кристофа Шика. 677: 12–20. Дои:10.1016 / j.tca.2019.03.021. ISSN 0040-6031.

[12] Погатчер, С .; Leutenegger, D .; Schawe, J.E.K .; Uggowitzer, P.J .; Леффлер, Дж. Ф. (сентябрь 2016 г.). «Фазовые переходы твердое тело – твердое тело при плавлении металлов».. Nature Communications. 7 (1): 11113. Дои:10.1038 / ncomms11113. ISSN 2041-1723. ЧВК 4844691. PMID 27103085.

[Koch-13] Кох, Вернер (2013). Таблицы VDI Steam (4-е изд.). Springer. п. 8. ISBN 9783642529412. Издается под эгидой Verein Deutscher Ingenieure (VDI).

[14] Кардарелли, Франсуа (2012). Преобразование научных единиц: практическое руководство по метрике. М.Дж. Шилдс (перевод) (2-е изд.). Springer. п. 19. ISBN 9781447108054.

[15] Фейнман Р. Лекции по физике. I, глава 40, стр. 7-8

[16] Рейф Ф. (1965). Основы статистической и теплофизики. Макгроу-Хилл. стр.253–254.

[17] Чарльз Киттель; Герберт Кремер (2000). Теплофизика. Фримен. п. 78. ISBN 978-0-7167-1088-2.CS1 maint: несколько имен: список авторов (связь)

[thor1993-18] Стивен Т. Торнтон и Эндрю Рекс (1993): Современная физика для ученых и инженеров, Saunders College Publishing, 1993 г.

[chas1998-19] М.В. Чейз-младший (1998) Темохимические таблицы NIST-JANAF, четвертое издание, В Журнал физических и химических справочных данных, Монография 9, страницы 1-1951.

[fein-20] Ричард Фейнман, Лекции по физике, Том 1 (45)

[21] Юнус А. Ценгель и Майкл А. Боулс, Термодинамика: инженерный подход, 7-е издание, McGraw-Hill, 2010, ISBN 007-352932-X.

[1]

[2]

[3]

[4]

[5]

[6]

[7]

[8]

[9]

[10]

[11]

[12]

[13]

[14]

[15]

[16]

[17]

[18]

[19]

[20]

[21]