Второе начало термодинамики Сади Карно, В.Томпсон, Р. Клаузиус, Д. Больцман, М. Смолуховский, страница 8

е., другами словами, что поглощаемые и развиваемые прн различных превращениях количества тепла пяапчно компенсируются. Это положение никогда не подвергалось сомнению; оно было сперва принято беа рассуждения и, затем, подтверждено многочисленныеш калориметрпческпмп измерен !ямп. Отрицать его — значит разрушить всю теорию тепла, основывающуюся на зточ положении.

Впрочем, заметки мимоходом, основные положения, на которые опирается теория тепла, требуют внимательного исследования. НеЬоторые ванные опыта представлщотся необьнснимыми прн современном состонния тсорнп ре~. 3О САДИ КАРНО Мы выбрали атмосферный воздух как средство для развития движущей силы тепла; очевидно, рассуждения были бы прежние для всякого другого газообразного вещества и даже для всех других тел, способных менять температуру благодаря сжатию и расширению, что охватывает все тела природы илн, по крайней мере, все те, которые способны развивать движущую силу тепла.

Таким образом мы припии и следующему общему выводу: Движущая сила пгепла не зависит от агентов, взять х для ее развития; ее количество исключительно определяется температпурами тел, между которыми, в конечном счете, производится перенос теплорода. Здесь предполагается, что каждый из методов получения движущей силы достигает полного совершенства, на которое он способен. Это условие, как мы заметили выше, будет выполнено, если в телах не будет происходить ни одного изменения температуры, обусловленного не изменением объема, или, что то же, только иначе выраженное, нигде не будет соприкосновения между телами с заметной разностью температур.

Разные методы развития движущей силы тепла могут отличаться или примененпем разных веществ, или употреблением одного и того же вещества прп двух различных состояниях, например одного и того же газа, при двух разных плотностях. Это, естественно, ведет нас к интересным исследованиям о газообразных жидкостях, — исследованиям, которые приведут к новым результатам относительно движущей силы тепла н дадут нам средства проверить, в некоторых частных случаях, основное положение '. Легко заметить, что наши рассуждения упростились бы, если положить, что температуры тел А н В мало различаются друг от друга. Тогда движения поршня в периоды 3 и б будут очень малы, и этими периодами можно пренебречь без заметного влияния на движущую силу.

В самом деле, достаточно очень малого изменения объема, чтобы вызвать весьма малое изменение температуры, и этим малым изменением объема можно пренебречь по сравнению с изменениями объема в периодах 4 и 6, величина которых неограничена. Пропуская в вышеописанной серии операций периоды 3 и б, получим следующее: 1. Заключенный в сосуд аЬсд (риС. 2) газ приведен в соприкосновение с телом А; поршень передвигается от сд до е/.

2. Тело А удалено; газ, заключенный в аЬеу, приведен в соприкосновение с телом В; поршень возвращается из е1 в сд. 3. Тело В удаляется; газ приводится в соприкосновение с телом А, поршень переводится из сд в е1, т. е. повторяется первый период, и т. д, Движущая сила, полученная из совокупности операций 1 и й, очевидно, будет разностью между силой, производившей расширение газа, находящегося при температуре тела А, и силой, затраченной на сжатие газа при температуре тела В. " В последующем мы будем предполагать, что читатель в курсе последних успехов современной физики, касающихся гааообрааных жидкостей и теплоты. РАЗМЫШЛЕНИЯ О ДВИЖУЩЕЙ СИЛЕ ОГНЯ Предположим, что операции 1 и л производятся с двумя газами различной химической природы, но взятыми при одном и том же давлении, например при атмосферном: эти два газа будут, при одинаковых условиях, вести себя абсолютно один, как другой, т.

е. их упругие силы, первоначально равные, останутся равными при любых изменениях объема и температуры, предполагая только, что эти изменения будут одинаковы для обоих газов. Это следует, очевидным образом, из законов Мариотта, Гей-Люссака и Дальтона, законов, общих для всех упругих жидкостей, в силу которых существует одинаковое соотношение между объемом, упругой силой и температурой для всех этих жидкостей. Так как два различных газа, взятых при одной и той же температуре н одном и том же давлении, должны в одинаковых условиях вести себя один как другой, то при проделывании над ними описанных вь|пг'- операций они оба должны дать возникновение равным количествам движущей силы. Это же значит, согласно основному ПОЛожЕНИЮ, КОГОРОЕ МЫ ВЫ- е г вели, что употреблены два одинаковых количества тсплорода, т. е. количество тепло- рода, перешедшего от тела А к телу В, одно и то же, работаем ли мы с одним газом, или д с' с другим.

Количество теплорода, перешедшего от тела А к телу В, есть, очевидно, количество, д поглощенное газом при- увеличении его объема или от- гес. 2. Нес. з данное затем при сжатии. Мы пришли, таким образом, к следующему предложению: Когда газ переходит от определенных объема и давления к другилг„ также определенным, объелсу и даазению, не меняя температуры.

то. «ели«естес теплорода, опъданного или поглощенного, всегда одно и то же, независилю от природы газа, взятого как предмет опыта. Например, если взять 1 л воздуха прп температуре 100' и при давлении 1 ат и его объем увеличить вдвое, но так, чтобы его температура осталась 100', то ему нужно придать некоторое количество теплоты.

Это количество тепла будет точно то же, если мы будем действовать с углекислым газом, с азотом, водородом, водяным паром, алкоголем, т. е. если мы будем удваивать объем 1 я этих газов, взятых при температуре 100' и давлении 1 аеп. То же будет иметь место, только в обратном смысле, если вместо удвоения объема газа, мы будем уменьшать его вдвое сжатием. Количество тепла, отдаваемое или поглощаемое упругой жидкостью при изменении объема, никогда не было измерено непосредственным опытом, который представил бы, без сомнения, большие трудности САДИ КАРНО Но существуют почти равноценные для нас данные: они получаючсяив теории звука, и они заслуживают большого доверия в силу точности рассуждений, к ним приводящих.

Вот в чем их сущность: Атмосферный воздух нагревается на 1', если его объем внезапным сжатием уменьшается на — . 1 Ф ыв Опыты над скоростью звука производились в воздухе при давлении 760 мм ртути и при температуре 6', поэтому наши данные могут относиться только к этим условиям. Однако для простоты мы отнесем их к температуре О', которая отличается мало от предыдущей. 1 Воздух, сжатый на — „, благодаря этому повысит свою температуру до 1' и будет отличаться от воздуха, непосредственно нагретого до 1', только плотностью.

Если первоначальный объем 1 положим равным уг, то, после сжатия на —, он будет сведен до р' — — к. 1 ыв Непосредственное нагреванне при постоянном давлении увели- 1 чвт, по закону Гей-Люссака, объем воздуха на — того обьема, который он имел при О', таким образом в одном случае воздух 1 уменьшен в объеме до г — —,Уг, я в другом — увеличен до У+ Разность в количествах тепла, которыми воздух обладает в обоих случаях, есть, очевидно, количество, употребленное для его непосредственного нагревания до 1', таким образом количество 1 тепла, поглощенное воздухом при переходе от объема уг — — У' 116 к объему Ф'+ — уг, равно количеству, необходимому для нагрева- 1 пня на 1'. Представим себе теперь, что вместо того, чтобы нагревать на 1' воздух при постоянном давлении и при возможности свободно расширячъся, мы поместили его в неизменный сосуд и з таком состоянии нагрели до 1'.

Воздух, так нагретый до 1', будет отличаться 1 от воздуха, сжатого на — только тем, что его объем будет на 116 ' 1 116 — больше. Таким образом количество тепла, отдаваемое воздухом прп уменыпении объема на —, равно тому, которое он возьмет 1 116 ' прн повышении температуры на 1' прп постоянном объеме. * Пуассон, которому мы обязаны зтнм данным, показал, что оно довольно хорошо согласуется с результатамн опытов Клемана к Деаорма пад вхождением воздуха в пустоту илн, лучше, в рззрсшсннып воздух. Оно так:ке отчасти согласуется с реаультатами, полученными Геп-Люссаком и Вельтером (см. замеч.

на стр 38В РАЗМЬГШЛЕИИЯ 0 ДВНЖУЩЕй СИЛЕ ОГНЯ 'Раккакразностимеждуобъемами 7г — — 7г, уг и 7г+ — 1' малы 1 1 Ыз 267 по сравнению с самым объемом, то можно рассматривать количества тепла, поглощаемые воздухом при переходе от первого из этих объемов ко второму и от первого к третьему, как приблизительно пропорционал,ьные изменению объемов; тогда мы приходим к следующему положению: Количество тепла, необходимое для повышения температуры воздуха на 1' при постоянном давлении, и количество тепла, .необходимое для нагревания на 1' того же воздуха при постоянном 1 1 1 объеме, находятся в отношении чисел — + — к —.

приведя дратв 267 Ыб ' бн к одному знаменателю,— в отношении чисел 267+116 к 267. Это есть соотношение между емкостями воздуха к теплоте при постоянном давлении и при постоянном объеме. Если первую из этих емкостей мы положим равной единице, то вторая выразится 267 числом нлп, приблизительно, 0,700; пх разность 1 — 0,700 или 0,300, очевпдпо, представляет количество тепла, нужное для увеличения объема воздуха прп нагревании на 1' при постоянном давлении. По закону Гей-Люссака и Дальтона это увеличение объема будет то же для всех газов; согласно теореме, доказанной на стр.