Termodynamik
GRUNDTRÆK AF TERMODYNAMIKENS HISTORIE OG DE TO HOVEDSÆTNINGERS BETYDNING

52 luftart (2). Rummet over B tænkes lufttomt. Nu løftes stempel B og dermed B' uendelig langsomt. Luftart (1) strømmer da ind mellem A og B, medens (2) strømmer ind mellem A' og B'. Når B' er nået til A, er de to luftarter fuldstændig adskilte. Vi vil undersøge arbejdets størrelse. På stempel B virker kun trykket af luftart (1) i opadgående retning, medens trykket over B er nul. På det andet bevægelige stempel Br virker kun partialtrykket af luftart (1) i blandingen, og dette tryk må være lig det førstnævnte, eftersom luftart (1) kan gå frit igennem A (ligesom luftart (2) kan gå frit igennem B')_ Da stemplerne B og B' bevæger sig samme vejlængde, må det samlede arbejde være lig nul. Hvis der nu ikke er nogen varmeudvexling med omgivelserne, bliver systemets energi konstant, temperaturen ligeså. Den skildrede proces er reversibel. Altså må entropien blive uforandret. Heraf følger, at en luftblandings entropi er lig sum- men af de enkelte luftarters entropi, forudsat at hver af luft- arterne ved samme temperatur fylder det samme rumfang som blandingen. Denne sætning er først opstillet af Gibbs* 53. Ifølge (38) er en enkelt luftarts entropi for 1 masse- enhed r S = cv log T + log p + konstant C R = — loff 7 -I---los v -j- konstant, ni ni idet Co = ni cv er molekylvarmen. For massen M fås entropien ~ (C„ log T + R log v + ko) = n (c„ log T + R log ttft + ko ) , * Gibbs: On the equilibrium of heterogeneous substances. Trans, of the Connecticut Acad. vol. III, 1874—78, p. 217. Thermodynamische Studien. Ubersetzt von Ostwald. S. 196. Planck: Vorlesungen iiber Thermodynamik, S. 202.