Температура - Temperature


Из Википедии, свободной энциклопедии

температура
Среднегодовая температура map.jpg
Среднегодовая температура по всему миру
Общие символы
T
единица СИ Кельвина (К)
Другие подразделения
° С , ° F , ° R
Интенсивное ? да
Дифференцирования от
других величин
,
измерение Θ
Тепловая вибрация сегмента белка альфа - спирали : The амплитуда колебаний увеличивается с ростом температуры.
Среднее дневное изменение температуры человеческого тела

Температура является физической величиной , экспрессирующей горячими и холодными. Она измеряется с помощью термометра калиброванного в одной или несколько температурных шкалах . Наиболее часто используемые весы являются по шкале Цельсия (прежнее название по Цельсию ) (обозначенный ° С), шкала Фаренгейта (обозначенный ° F), а шкала Кельвина (обозначается K). Кельвин (слово пишется с строчными к) является единицей температуры в Международной системе единиц (СИ), в которой температура является одним из семи основных базовых величин . Шкала Кельвина широко используется в науке и технологии .

Теоретически, холодный система может быть, когда его температура абсолютного нуля , в этот момент тепловое движение в веществе будет равно нулю. Однако фактическая физическая система или объект никогда не может достичь температуры абсолютного нуля. Абсолютный ноль обозначается как 0 K по шкале Кельвина, -273.15 ° C по шкале Цельсия, и -459,67 ° F по шкале Фаренгейта.

Для идеального газа , температура пропорциональна средней кинетической энергии случайных микроскопических движений составляющих микроскопических частиц.

Температура имеет важное значение во всех областях естествознания , в том числе физики , химии , наук о Земле , медицины и биологии , а также большинство аспектов повседневной жизни.

содержание

Последствия

Многие физические процессы зависят от температуры, такие, как

Напольные весы

Температурные шкалы различаются два способами: в точке, выбранной в качестве нулевой степени, а также величины дополнительных единиц или градусов по шкале.

Цельсия шкала (° C) используется для общих температурных измерений в большинстве стран мира. Это эмпирическое масштаб , который был разработан историческим прогрессом, что привело к его нулевой точке 0 ° C определяется с помощью точки замерзания воды, а также дополнительные степени определяются таким образом , что 100 ° С была температура кипения воды, как в море , -уровень атмосферное давление. Из - за интервалом 100 градусов, она была названа шкалой Цельсия. Поскольку стандартизация кельвина в Международной системе единиц, она впоследствии была пересмотрена в терминах эквивалентных точек крепления по шкале Кельвина, и так , что температура приращение на один градус по Цельсию такого же , как приращение одного кельвина, хотя они отличаются добавкой смещением 273,15.

Соединенные Штаты обычно использует Фаренгейта шкалу, по которой вода замерзает при температуре 32 ° F и кипит при 212 ° F на уровне моря атмосферное давление.

Многие научные измерения используют температурную шкалу Кельвина (единичный символ: K), названный в честь шотландцы-ирландского физика , который первым определил его. Это является термодинамической или абсолютной температурой шкалой. Его нулевая точка 0 К , определяется , чтобы совпасть с самой холодной физически возможной температуре ( так называемый абсолютный ноль ). Его градусов определяются по термодинамике . Температура абсолютного нуля происходит при 0 К = -273.15 ° C (или -459,67 ° F ), а точка замерзания воды при уровне моря атмосферное давление происходит при 273,15 К = 0 ° С .

Международная система единиц (СИ) определяет масштаб и единицу измерения для кельвина или термодинамической температуры при помощи надежно воспроизводимых температур тройной точки воды в качестве второй опорной точки (первая опорной точкой является 0 K при абсолютном нуле). Тройная точка является особой государства со своей уникальной и инвариантной температурой и давлением, а также, в течение фиксированной массы воды в сосуде фиксированного объема, автономна и стабильно самоопределяющее разбиение на три взаимно контактирующие фазы, пара, жидкости , и твердое вещество, динамически в зависимости только от полной внутренней энергии массы воды. По историческим причинам, тройная температура точки воды зафиксирована на уровне 273,16 единиц измерения приращения.

Типы

Существует большое разнообразие видов температурной шкалы. Это может быть удобно классифицировать их как эмпирически и теоретически на основе. Эмпирические температурные шкалы исторически старше, в то время как теоретически на основе шкалы возникла в середине девятнадцатого века.

Эмпирически на основе

температурные шкалы, основанные Эмпирический непосредственно зависят от измерений простых физических свойств материалов. Например, длина столбика ртути, заключенный в стеклянной стене капиллярной трубки, зависит в значительной степени от температуры, и является основой очень полезного термометра ртути в стекле. Такие шкалы действительны только в пределах удобных диапазонов температуры. Например, выше точки кипения ртути, ртуть-в-стекла термометр практически невозможно. Большинство материалов расширяться с повышением температуры, но некоторые материалы, такие как вода, контракт с повышением температуры по некоторому определенному диапазону, а затем они вряд ли пригодны в качестве термометрических материалов. Материал не имеет никакого использования в качестве термометра вблизи одной из его температуры фазового перехода, например ее точка кипения.

Несмотря на эти ограничения, как правило , наиболее используемые практические термометры эмпирически на основе вида. В частности, он был использован для калориметрии , что в значительной степени способствовало открытию термодинамики. Тем не менее, эмпирические термометрии имеют серьезные недостатки , если судить в качестве основы для теоретической физики. Эмпирический на основе термометры, помимо их основы в качестве простых прямых измерений обычных физических свойств термометрических материалов, могут быть повторно откалиброваны, с использованием теоретических физических рассуждений, и это может расширить диапазон их адекватности.

Теоретически на основе

температурные шкалы Теоретически на основе базируются непосредственно на теоретических рассуждениях, особенно термодинамики, кинетической теории и квантовой механики. Они опираются на теоретические свойства идеализированных устройств и материалов. Они более или менее сопоставим с практически осуществимыми физическими устройствами и материалами. Теоретически температурные шкалы, основанные используются, чтобы обеспечить калибровочные стандарты для практических термометров на основе эмпирически.

Принял фундаментальное термодинамическое температурная шкала является шкала Кельвина, на основе идеального циклического процесса , предусмотренного для теплового двигателя Карно .

Идеальный материал , на котором может быть основана шкала является температурой идеального газа . Давление , оказываемое фиксированный объемом и массами идеального газа прямо пропорционально его температура. Некоторые природные газы показывают , таким образом почти идеальные свойства в диапазонах подходящей температуры , что они могут быть использованы для термометрии; это важно при развитии термодинамики и по - прежнему имеет практическое значение сегодня. Идеальный газ термометр, однако, не теоретически идеально подходит для термодинамики. Это происходит потому , что энтропия идеального газа при его абсолютном нуле температуры не является неотрицательно определенной величиной, которая ставит газ в нарушении третьего закона термодинамики. Физическая причина заключается в том , что закон идеального газа, точно читать, относится к пределу бесконечно высокой температуры и нулевого давления.

Измерение спектра электромагнитного излучения от идеального трехмерного черного тела может обеспечить точное измерение температуры , так как частота максимальной спектральной яркости излучения черного тела прямо пропорциональна температурой черного тела; это известно как закон смещения Вина и имеет теоретическое объяснение в законе Планка и закон Бозе-Эйнштейна .

Измерение спектра мощности шума , полученной с помощью электрического резистора может также обеспечить точное измерение температуры. Резистор имеет два терминала , и, по сути одномерной тела. Закон Бозе-Эйнштейна для этого случая указывает на то, что шум-мощность прямо пропорциональна температуре резистора и значение его сопротивления и к шуму на ширине полосы. В данной полосе частот, шум мощность имеет равные вклады от каждой частоты и называется Джонсон шум . Если значение сопротивления , как известно , то температура может быть найдена.

Если молекулы, или атомы, или электроны, которые испускаются из материала и их скорости измеряются, спектр их скоростей часто почти подчиняется теоретический закон называется распределением Максвелла-Больцмана , которая дает обоснованную измерение температур , для которых закон имеет. Там до сих пор не успешные эксперименты такого же рода , которые непосредственно использовать распределение Ферми-Дирака для термометрии, но , возможно, будет достигнуто в будущем.

Термодинамический подход

Температура является одним из основных величин в изучении термодинамики .

Шкала Кельвина и абсолютные термодинамические определения

Шкала Кельвина называется абсолютным по двум причинам. Во- первых, ее формальный характер , не зависит от свойств конкретных материалов. Другая причина состоит в том , что его нуль в некотором смысле абсолютной, в том , что это указывает на отсутствие микроскопической классического движения составляющих частиц вещества, так что они имеют предельную удельную теплоемкость нуля при нулевой температуре, в соответствии с третьим законом термодинамики , Тем не менее, температура Кельвина ли на самом деле имеет определенное численное значение, которое было произвольна выбранной традицией и зависят от свойств конкретных материалов; это просто менее произвольное , чем относительно «градусов» чешуйки , таких как Цельсий и Фаренгейт . Будучи абсолютной шкалой с одной неподвижной точкой (ноль), есть только одна степень свободы остается произвольным выбор, а не два , как в относительных масштабах. Для шкала Кельвина в наше время, этот выбор конвенции сделана , чтобы быть , что из установки газа-жидкость-твердого тела тройной точки воды , точки , которая может быть надежно воспроизведена в качестве стандартного экспериментального явления, при численном значении 273,16 кельвинов , Шкала Кельвина также называют термодинамической шкалой . Тем не менее, чтобы продемонстрировать , что ее численное значение, действительно , произвольно, полезно указать, что альтернативный, менее широко используется шкала абсолютных температур существует называется шкалу Ренкина , сделанный быть приведены в соответствие с шкале Фаренгейта в Кельвина есть с по Цельсию .

Термодинамическое определение температуры обусловлено Кельвина.

Она оформлена в терминах идеализированного устройства , называемом двигателем Карен , представлял себе , чтобы определить непрерывный цикл состояний его рабочего тела. Цикл задумали работать так медленно , что в каждой точке цикла рабочее тело находится в состоянии термодинамического равновесия. Есть четыре конечности в таком цикле Карно . Двигатель состоит из четырех тел. Главным из них называется рабочим телом. Два из них называют тепловые резервуары, настолько велики , что их соответствующие переменные без деформации не изменяются при передаче энергии в виде тепла через стенку , проницаемую только для нагрева к рабочему телу. Четвёртый организм способен обмениваться энергией с рабочим телом только через адиабатический работу; это можно назвать работой водохранилища. Вещества и состояния двух тепловых резервуаров должны быть выбраны таким образом, что они не находятся в тепловом равновесии друг с другом. Это означает , что они должны находиться на разных фиксированные температурах, один, меченные здесь с номером 1, горячие , чем другие, меченных здесь с номером 2. Это может быть проверено путем подключения тепловых коллекторов последовательно к вспомогательному эмпирического термометрическому телу , которая начинается каждый раз при удобном фиксированной промежуточной температуре. Термометрическая орган должна быть составлена из материала , который имеет строго монотонное соотношение между ее выбранным эмпирическим термометрическим переменным и количеством адиабатический изохорной проделанным работы на нем. Для того , чтобы урегулировать структуру и ощущение операции цикла Карно, то удобно использовать такой материал также для рабочего тела; потому что большинство материалов такого рода, это вряд ли ограничение общности этого определения. Цикл Карно считается исходить из начального состояния рабочего тела , что было достигнуто путем завершения обратимого адиабатического сжатия. Оттуда рабочее тело первоначально соединено стеной проницаемой только для нагрева до теплового резервуара № 1, так что в течение первой конечности цикла она расширяется и делает работу на рабочем резервуар. Вторая часть цикла видит рабочее тело расширить адиабатически и обратимо, причем энергия не обмениваются в виде тепла, но больше энергии передается как работа на рабочем резервуаре. Третья конечность цикла видит рабочий орган , соединенный, через стенку , проницаемую только тепел, чтобы тепловой резервуар 2, и принимая договаривающуюся энергию , как от работы на рабочем резервуар. Цикл закрывается обратимого адиабатического сжатия рабочего тела, без энергии , передаваемой в виде тепла, но энергия передается к нему как работа от работы резервуара.

С помощью этой установки, четыре конечности обратимого цикла Карно характеризуется количеством энергии , передаваемым, как работа от рабочего тела к работе резервуару, а также тепло от тепловых резервуаров к рабочему телу. Количества энергии , передаваемые в виде тепла от тепловых коллекторов измеряются через изменения в переменной без деформации рабочего тела, со ссылкой на ранее известные свойства этого тела, количество работы , выполняемое на рабочем резервуар, а также первый закон термодинамики. Количества энергии , передаваемые в виде тепла , соответственно , из резервуара 1 , и из резервуара 2 могут затем быть обозначены соответственно Q 1 и Q 2 . Тогда абсолютные или термодинамические температуры, Т 1 и Т 2 , водохранилищ определяются таким образом, чтобы быть таким , чтобы

 

 

 

 

(1)

оригинальное произведение Кельвина постулировать абсолютную температуру было опубликовано в 1848 г. Она была основана на работе Карна, перед формулировкой первого закона термодинамики. Кельвин писал в 1848 году газете, что его масштаб был абсолютным в том смысле, что он был определен «независимо от свойств какого-либо конкретного вида материи». Его окончательное издание, в котором излагается определение просто говорилось, была напечатана в 1853 году, бумага чтения в 1851 году.

Это определение основывается на физическом предположении , что существует легкодоступные стены проницаемых только для тепла. В своем подробном определении стенки проницаемой только для тепла, Carathéodory включает в себя несколько идей. Без деформации переменная состояния замкнутой системы представляется в виде действительного числа. Состояние теплового равновесия между двумя замкнутыми системами , соединенных стеной проницаемой только тепел означает , что определенное математическое соотношение имеет место между переменным состоянием, в том числе и соответствующей переменных без деформации, этих двух систем (что особое математическое отношение рассматриваются Buchdahl в качестве предпочтительного заявления нулевого закона термодинамики). Кроме того , со ссылкой на тепловой контакт равновесие, «всякий раз , когда каждые из систем S 1 и S 2 производятся для достижения равновесия с третьей системой S 3 в одинаковых условиях, системы S 1 и S 2 находятся во взаимном равновесии.» Это можно рассматривать как переформулировки принципа высказанного Максвелла в словах: «Все тепло того же рода.» Эта физическая идея выражается также Бейлин в качестве возможного варианта нулевого закона термодинамики: «Все диатермических стены эквивалентны.» Таким образом, данное определение термодинамической температуры лежит на нулевой закон термодинамики. Явно, это настоящее определение термодинамической температуры также опирается на первый закон термодинамики, для определения количества энергии , переданного в виде тепла.

Косвенно это определение, то второй закон термодинамики дает информацию, которая устанавливает благотворный характер температуры, определенный таким образом. Это предусматривает, что любое вещество, которое работает соответствует требованию, указанному в данном определении, приведет к тому же соотношению термодинамических температур, что в этом смысле является универсальным или абсолютным. Второй закон термодинамики также предусматривает, что термодинамическая температура определяется таким образом, является положительным, так как это определение требует, чтобы тепловые резервуары не находиться в тепловом равновесии друг с другом, и цикл можно себе представить, чтобы работать только, если каком-то смысле чистой работы должен подаваться на рабочий резервуар.

Численные данные решаются путем одной из тепловых резервуаров клетка в тройной точке воды, которая определяется, чтобы иметь абсолютную температуру 273,16 К. Нулевой закона термодинамики позволяет это определение, которые будет использоваться для измерения абсолютной или термодинамической температуры произвольного тела, представляющего интерес, сделав другой тепловой резервуар имеет ту же температуру, что и тело, представляющего интерес.

Интенсивное изменчивость

В терминах термодинамики, температура является интенсивным переменной , поскольку она равна дифференциальным коэффициентом одной обширных переменного по отношению к другому, для данного тела. Таким образом , она имеет размеры от в соотношении двух обширных переменных. В термодинамике, два тела часто рассматривают как соединено посредством контакта с общей стенкой, которая имеет некоторые специфические свойства проницаемости. Такие специфические проницаемости могут быть отнесены к определенному интенсивному переменному. Примером является диатермическом стены , которая является проницаемой только тепло; интенсивная переменная для этого случая является температура. Когда два тела были в контакте в течение очень долгого времени, и осели на постоянное стационарного состояния, соответствующие интенсивные переменные равны в двух телах; для диатермических стен, это утверждение иногда называют нулевой закон термодинамики.

В частности, когда тело описывается указанием ее внутреннюю энергию U , обширный переменной, в зависимости от его энтропии S , также обширной переменной, а также других переменных состояния V , N , с U = U ( S , V , N ), то температура равна частным производный внутренней энергии по отношению к энтропии:

 

 

 

 

(2)

Точно так же, когда тело описывается указанием ее энтропии S в зависимости от его внутренней энергии U и других переменных состояния V , N , с S = S ( U , V , N ) , то обратная температура равна частная производная от энтропии по отношению к внутренней энергии:

 

 

 

 

(3)

Выше определение, уравнение (1), абсолютной температуры обусловлено Кельвина. Это относится к системам закрыты для переноса вещества, и имеет особый акцент на непосредственно экспериментальные процедурах. Изложение термодинамики Гиббса начинается на более абстрактный уровень и имеет дело с системами, открытыми для переноса вещества; в этом развитии термодинамики, уравнение (2) и (3) выше, на самом деле альтернативные определения температуры.

Локальное термодинамическое равновесие

Реальные тела часто не в состоянии термодинамического равновесия и не является однородным. Для исследования методов классической термодинамики необратимой, тело, как правило , в пространстве и время делится концептуально в «клетку» малого размера. Если классическое термодинамические условия равновесия для материи выполнены в хорошее приближение в такой «клетке», то она однородна и температура для него существует. Если это так для каждой ячейки «» тел, то локальное термодинамическое равновесие называется превалирует по всему телу.

Это имеет смысл, например, сказать , обширной переменной U или обширной переменной S , что он имеет плотность на единицу объема, или количество на единицу массы системы, но это не имеет никакого смысла говорить о плотность температуры на единицу объема или количества температуры на единицу массы системы. С другой стороны, это не имеет никакого смысла говорить о внутренней энергии в точке, в то время , когда преобладает локальное термодинамическое равновесие, то имеет смысл говорить о температуре в точке. Следовательно, температура может варьироваться в зависимости от точки к точке в среде , которая не находится в глобальном термодинамическом равновесии, но в котором есть локальное термодинамическое равновесие.

Таким образом, когда локальное термодинамическое равновесие преобладает в теле, температуру можно рассматривать как пространственно изменяющееся локальное свойство в этом теле, и это происходит потому, что температура является интенсивным переменной.

Кинетическая теория подход

Более подробное изложение этого ниже в теоретической основе .

Кинетическая теория дает микроскопическое объяснение температуры, основанному на макроскопических системах состоящих из множества микроскопических частиц, такие как молекулы и ионы различных видов, частицы вида будучи похож другом на друг. Это объясняет макроявлениях через в классической механике микроскопических частиц. Теорема равнораспределения кинетической теории утверждает , что каждая классическая степень свободы в свободно двигающейся частице имеет среднюю кинетическую энергию к B T / 2 , где к B обозначает постоянную Больцмана . Поступательное движение частицы имеет три степени свободы, так что, за исключением того, при очень низких температурах , когда преобладают квантовые эффекты, средняя поступательная кинетическая энергия свободно движущейся частицы в системе с температурой Т будет 3 к Б Т / 2 .

Можно измерить среднюю кинетическую энергию составляющих микроскопических частиц, если они могут уйти от основной системы. Спектр скоростей должен быть измерен, а средние рассчитываются от этого. Это не обязательно так, что частицы, которые избегают и отражаемые имеют одинаковое распределение скоростей в качестве частиц, которые остаются в объеме системы, но иногда хороший образец возможно.

Молекулы , такие как кислород (O 2 ), имеют больше степеней свободы , чем одиночных сферических атомов: они подвергаются вращательные и колебательные движения , а также переводы. Результаты Отопительные в повышении температуры в связи с увеличением средней поступательной кинетической энергии молекул. Нагревание также вызвать через equipartitioning , энергия , связанная с колебательными и вращательными модами для увеличения. Таким образом, двухатомный газ потребует больше затрат энергии , чтобы повысить его температуру на определенной величину, то есть он будет иметь большую теплоемкость , чем одноатомный газ.

Процесс охлаждения включает в себя удаление внутренней энергии из системы. Когда нет больше энергии не может быть удалена, система при абсолютном нуле, хотя это не может быть экспериментально достигнуто. Абсолютный нуль является нулевой точкой термодинамической температуры шкалы, которая также называется абсолютная температурой. Если бы это было возможно охладить систему до абсолютного нуля, все классическое движение ее частиц прекратится , и они будут в полном покое в этом классическом смысле. Микроскопически в описании квантовой механики, однако, дело до сих пор энергии нулевой точки даже при абсолютном нуле, из-за принципа неопределенности .

Основы теории

Температура является мерой качества состояния материала. Качество можно рассматривать как более абстрактную сущность , чем какую - либо конкретная температурную шкала , которая измеряет, и называется жаркость некоторых авторами. Качество жаркости относится к состоянию материала только в конкретной местности, и в целом, за исключением органов , проведенных в стационарном состоянии термодинамического равновесия, жаркость изменяется от места к месту. Это не обязательно так , что материал в определенном месте , находится в состоянии, которое устойчиво и почти достаточно однородным , чтобы позволить ему иметь четко определенную жаркость или температуру. Жаркость может быть представлена в виде абстрактно одномерное многообразие . Каждая действительная температурная шкала имеет свою собственную карту один-к-одному в Жаре многообразие.

Когда две системы в тепловом контакте не находятся на одной и той же температуре , ни тепла перемещения между ними. Когда разница температур существуют тепловые потоки самопроизвольно от более теплой системы к более холодной системе , пока они не находятся в тепловом равновесии . Передача тепла происходит за счет теплопроводности или путем теплового излучения.

Физики - экспериментаторы, например , Галилей и Ньютон , обнаружили , что существует бесконечно много эмпирических температурных шкал . Тем не менее, нулевой закон термодинамики гласит , что все они измеряют то же самое качество.

Тела в термодинамическом равновесии

Для экспериментальной физики, жаркость означает , что при сравнении двух любых данных органов в соответствующих отдельных термодинамических равновесий , любые два соответственно приведенные эмпирические термометры с числовыми показаниями шкалы будет прийти к соглашению , которое является жарче двух данных органов, или что у них есть такой же температуры. Это не требует два термометров , чтобы иметь линейную зависимость между их числовыми показаниями шкал, но это требует, чтобы соотношение между их числовыми показаниями должно быть строго монотонно . Определенное ощущение большей жаркости можно было независима калориметрия , из термодинамики и свойств конкретных материалов, из закона смещения Вина от теплового излучения : температура ванны от теплового излучения является пропорциональной , с помощью универсальной константы, к частота ее максимума спектра частот ; эта частота всегда положительна, но может иметь значение , которые стремятся к нулю . Тепловое излучение изначально определены для полости в термодинамическом равновесии. Эти физические факты подтверждают математическое утверждение , что жаркость существует на упорядоченном одномерном многообразии . Это фундаментальный характер температуры и термометров для тел в их собственном состоянии термодинамического равновесия.

Для системы , совершающей За исключением первого порядок изменение фазы , такие как плавление льда, так как замкнутая система получает тепло, без изменения его объема и без изменения внешней полой силы , действующих на него, его температура повышается. Для системы , подвергающейся такое изменения фазы настолько медленно , что отклонение от термодинамического равновесия можно пренебречь, его температура остается постоянной , поскольку система снабжена скрытой теплотой . И наоборот, потери тепла из замкнутой системы, без изменения фазы, без изменения объема, и без изменения внешних силовых полей , действующих на него, снижает его температуру.

Тела в стационарном состоянии, но не в термодинамическом равновесии

В то время как для тел в их собственных термодинамических равновесных состояниях, понятие температуры требует , чтобы все эмпирические термометры должны согласовать, какой из двух тел является горячей или что они находятся в одной и ту же температуре, это требование не является безопасным для тел, находящихся в устойчивом состояния , хотя и не в состоянии термодинамического равновесия. Затем он может быть , что различные эмпирические термометры расходятся во мнении, является более горячим, и если это так, то , по крайней мере , один из органов не имеют четко определенную абсолютную термодинамическую температуру. Тем не менее, любой данный орган и любой подходящий эмпирический термометр все еще могут поддерживать понятия эмпирической, неабсолютной, жаркости и температур, в течение подходящего диапазона процессов. Это вопрос для изучения в неравновесной термодинамике .

Тела не в стационарном состоянии

Когда тело не находится в стационарном состоянии, то понятие температуры становится еще менее безопасным , чем для тела в стационарном состоянии не находится в термодинамическом равновесии. Это также вопрос для изучения в неравновесной термодинамике .

Термодинамическое равновесие аксиоматика

Для аксиоматического лечения термодинамического равновесия, с 1930 - х, стало принято относиться к нулевому закону термодинамики . Принято говорить минималистский вариант такого закона постулаты только , что все тела, которые когда термически связанные будет находиться в тепловом равновесии, следует сказать , чтобы иметь ту же температуру , по определению, но сами по себе не устанавливает температуру как количество , выраженное в реальном номер по шкале. Более физически информативный вариант такого закона рассматривает эмпирическую температуру в виде графика на Жару многообразии. В то время как нулевой закон разрешает определение множества различных эмпирических шкал температуры, второй закон термодинамики выбирает определение одного предпочтительной, абсолютной температуры , единственно с точностью до произвольного масштабного коэффициента, откуда называется термодинамическая температура . Если внутренняя энергия рассматриваются как функция от объема и энтропии однородной системы в термодинамическом равновесии, термодинамическая абсолютная температура выступает в качестве частных производной внутренней энергии по отношению к энтропии при постоянном объеме. Его естественное, внутреннее происхождение или нулевая точка абсолютного нуля , при котором энтропия любой системы является минимальным. Несмотря на то, что это самая низкая абсолютной температура описывается моделью, третий закон термодинамики постулирует , что абсолютный нуль не может быть достигнут с помощью любой физической системы.

Теплоемкость

Когда передача энергии в или из тела только в виде тепла, то состояние тела меняется. В зависимости от окружения и стен , разделяющих их из организма, различные изменения возможны в организме. Они включают в себя химические реакции, повышение давления, повышение температуры и изменение фазы. Для каждого вида изменений при определенных условиях, теплоемкость представляет собой отношение количества тепла , передаваемое к величине изменений. Например, если изменение происходит увеличение температуры при постоянном объеме, без изменения фазы и без химических изменений, то температура тела повышается и его давление возрастает. Количество тепла , передаваемое, Δ Q , разделенное на наблюдаемое изменении температуры, Д Т , является тело теплоемкости при постоянном объеме:

Если теплоемкость измеряются для хорошо определенного количества вещества , то удельная теплоемкость является мерой тепла , необходимым для повышения температуры такого количества единицы на одну единице температуры. Например, чтобы повысить температуру воды на один кельвин (равный один градус по Цельсию) требует 4186 джоулей за килограмм (Дж / кг).

измерение

Типичные меры по Цельсию термометр в зимний день температура -17 ° C

Измерение температуры с использованием современных научных термометров и температурных шкал восходит по крайней мере, насколько это в начале 18 века, когда Габриэль Фаренгейт приспособил термометр (переключение на ртуть ) и в масштабе и разработан Оле Кристенсен Ромер . Шкала Фаренгейта до сих пор используется в Соединенных Штатах для ненаучных приложений.

Температура измеряется с термометрами , которые могут быть откалиброваны в различных температурных шкал . В большинстве стран мира (за исключением Белиза , Мьянмы , Либерии и Соединенных Штатов ), шкала Цельсия используется для большинства измерений температуры целей. Большинство ученой температуры измеряет с помощью шкалы Цельсия и термодинамической температуру с помощью Кельвина шкалы, которая является шкалой Цельсия смещения так , чтобы его нулевая точка 0 К = -273,15 ° С , или абсолютным нулем . Многие инженерные поля в США, в частности , высокотехнологичная и американские федеральные спецификации (гражданских и военных), а также использовать весы Кельвина и Цельсия. Инженерные поля в США также полагаются на шкале Ренкина (смещенной Фаренгейта шкала) при работе в термодинамически связанных дисциплин , таких , как сжигание .

Единицы

Основной единицей температуры в Международной системе единиц (СИ) является кельвин . Он имеет символ K.

Для повседневных приложений, часто бывает удобно использовать шкалу Цельсия, в которой 0 ° С соответствует очень близко к точке замерзания воды и 100 ° С является его точкой кипения на уровне моря. Поскольку капли жидкости , обычно существуют в облаках при температурах ниже нуля, от 0 ° C лучше определяется как точка плавления льда. В этом масштабе разница температур на 1 градус Цельсия является такой же , как 1 кельвин приращения, но масштаб компенсируется температурой , при которой лед тает ( 273,15 К ).

По международному соглашению шкала Кельвина и Цельсия определяется два точек крепления: абсолютный нуль и тройной точкой из Vienna Standard Mean Ocean Water , который является водой , специально подготовленной с указанной смесью водорода и кислородом изотопов. Абсолютный ноль определен как именно 0 К и -273.15 ° C . Это температура , при которой все классическом поступательном движении частиц , содержащих вещества прекращается , и они находятся в полном покое в классической модели. Квантово-механически, однако, движение нулевой точки остается и имеет связанную с ним энергию, энергия нулевой точки . Дело в своем первом состоянии , и не содержит тепловую энергию . Тройная точка воды определяется как 273,16 К и 0,01 ° C . Это определение служит следующими целями: он фиксирует величину кельвина как раз 1 часть в 273,16 частях разности между абсолютным нулем и тройной точкой воды; он устанавливает , что один кельвин имеет точно такую же величину , как один градус по шкале Цельсия; и устанавливает разницу между нулевыми точками этих шкал как являющийся 273,15 K ( 0 K = -273.15 ° C и 273,16 K = 0,01 ° C ).

В Соединенных Штатах, шкала Фаренгейта широко используется. На этой шкале точка замерзания воды соответствует 32 ° F и точка кипения до 212 ° F . Масштаб Ренкина, до сих пор используется в области химического машиностроения в США, является абсолютной шкалой , основанной на приращении Фаренгейта.

преобразование

В следующей таблице приведена формулы преобразования температуры для преобразования в и из шкалы Цельсия.

преобразования температуры
от Celsius Цельсию
Фаренгейт [° F] = [° С] × 9 / 5  + 32 [° С] = ([° F] - 32) × 5 / 9
кельвин [K] = [° С] + 273,15 [° C] = [K] - 273.15
температура по ранкиной [° Р] = ([° С] + 273,15) × 9 / 5 [° С] = ([° R] - 491,67) × 5 / 9
Делиль [° Де] = (100 - [° C]) × 3 / 2 [° С] = 100 - [°] De × 2 / 3
Ньютон [° Н] = [° С] × 33 / 100 [° C] = [° N] × 100 / 33
Réaumur [° Ре] = [° С] × 4 / 5 [° C] = [° Ре] × 5 / 4
Рёмер [° RO] = [° С] × 21 / 40  + 7,5 [° С] = ([° RO] - 7,5) × 40 / 21

физика плазмы

Область физики плазмы имеет дело с явлениями электромагнитной природы , которые включают очень высокие температуры. Принято , чтобы выразить температуру как энергии в единицах электронвольт (эВ) или килоэлектронвольт (кэВ). Энергия, которая имеет различные размеры от температуры, затем рассчитывают как произведение постоянной Больцмана и температуры, . Затем, 1 эВ соответствует 11 605  K . При изучении КХД материя одна постоянно сталкивается с температурой порядка нескольких сотен МэВ , что эквивалентно примерно 10 12  K .

Теоретические основы

Исторически сложилось, что существует несколько научных подходов к объяснению температуры: классического термодинамического описания на основе макроскопических эмпирических переменных , которые можно измерить в лаборатории; кинетическая теория газов , которая относится макроскопическое описание к распределению вероятностей энергии движения частиц газа; и микроскопическое объяснение , основанное на статистической физике и квантовой механике . Кроме того, строгие и чисто математические методы лечения при условии , аксиоматический подход к классической термодинамики и температуры. Статистическая физика обеспечивает более глубокое понимание, описывая элементарное поведение материи, и выводит макроскопические свойства из статистических средних микроскопических состояний, в том числе и классических и квантовых состояний. В фундаментальном физическом описании, с использованием естественных единиц , температура может быть измерена непосредственно в единицах энергии. Однако в практических системах измерения для науки, техники и торговли, такие как современной метрической системе единиц, макроскопические и микроскопические описания взаимосвязаны с помощью постоянной Больцмана , коэффициент пропорциональности , который масштабирует температуры на микроскопическом средняя кинетическая энергия ,

Микроскопическое описание в статистической механике основано на модели , которая анализирует систему в ее элементарные частицы вещества или в виде набор классических или квантовых генераторов и рассматривает систему в качестве статистического ансамбля из микросостояние . В коллекции классических частиц материала, температура является мерой средней энергии движения, называется кинетической энергии , частиц, будь то в твердых веществ, жидкостей, газов или плазмы. Кинетическая энергия, понятие классической механики , составляет половину массы в течение времени частиц его скорость в квадрате. В этой механической интерпретации теплового движения, кинетическая энергия материальных частиц могут находиться в скорости частиц их поступательного или колебательного движения или в инерции их ротационных мод. В одноатомных идеальных газах и, примерно, в большинстве газов, температура является мерой средней кинетической энергии частиц. Она также определяет функцию распределения вероятностей энергии. В конденсированных средах, и особенно в твердых телах, это чисто механическое описание часто менее полезное и модель генератора обеспечивает лучшее описание для учета квантовых - механических явлений. Температура определяет статистическую оккупацию микросостояний ансамбля. Микроскопическое определение температуры имеет смысл только в термодинамическом пределе , то есть для больших ансамблей состояний или частиц, чтобы выполнить требование статистической модели.

В контексте термодинамики, кинетическая энергия также упоминаются как тепловая энергия . Тепловая энергия может быть разделена на независимые компоненты , приписываемых степени свободы частиц или моды осцилляторов в термодинамической системе . В целом, количество этих степеней свободы, которые доступны для equipartitioning энергии зависит от температуры, то есть область энергий взаимодействий на рассмотрении. Для твердых веществ, тепловая энергия связана главным образом с колебаниями его атомов или молекул относительно их положений равновесия. В идеальном одноатомного газа , кинетическая энергия находится исключительно в чисто поступательных движений частиц. В других системах, колебательные и вращательные движения также способствуют степени свободы.

Кинетическая теория газов

Теоретическое понимание температуры в идеальном газе может быть получено из кинетической теории .

Максвелл и Больцман разработал кинетическую теорию , которая дает фундаментальное понимание температуры в газах. Эта теория также объясняет идеальный газ закон и наблюдаемую теплоемкость одноатомных (или «благородных» ) газов.

Графики давления в зависимости от температуры для трех различных образцов газа экстраполировать к абсолютному нулю

Закон идеального газа основан на наблюдаемых эмпирических соотношениях между давлением ( р ), объемом ( V ) и температурой ( Т ), и был признан задолго до того, была разработана кинетическая теория газов (см Бойля и Чарльз законы). Идеальные состояния права газа:

где п есть число молей газа и R  =  8,314 4598 (48) J⋅mol -1 ⋅K -1 является газовыми постоянными .

Эта связь дает нам первый намек , что есть абсолютный ноль по шкале температур, так как это имеет место только , если температура измеряются на абсолютной шкале , такие как Кельвин. Закон идеального газа позволяет измерять температуру на этой абсолютной шкале , используя газовый термометр . Температура в градусах Кельвина можно определить как давление в паскалях одного моля газа в контейнере одного кубического метра, деленное на газовой постоянной.

Хотя это не особенно удобное устройство, то газовый термометр обеспечивает необходимую теоретическую основу , с помощью которого все термометры могут быть откалиброван. С практической точки зрения это не представляется возможным использовать газовый термометр для измерения абсолютной нулевой температуры , так как газа имеет тенденцию конденсироваться в жидкости задолго до того, как температура достигнет нуля. Вполне возможно, однако, чтобы экстраполировать к абсолютному нулю, используя закон идеального газа, как показано на рисунке.

Кинетическая теория предполагает , что давление , вызванное силой , связанной с отдельными атомами ударяя стены, и что вся энергия поступательная кинетическая энергия . Используя сложный аргумент симметрии, Больцман вывел то , что теперь называется распределение вероятностей Максвелла-Больцмана функция скорости частиц в идеальном газе. С этого распределения вероятностей функции, средняя кинетическая энергия ( на одну частицу) из одноатомного идеального газа является

где постоянная Больцмана к является идеальным газовая постоянная , деленная на числа Авогадро , и является корнем среднеквадратичная скорость . Таким образом, закон идеального газа гласит , что внутренняя энергия прямо пропорциональна температуре. Эта прямая пропорциональность между температурой и внутренней энергией является частным случаем теоремы равнораспределения , и имеет места только в классическом пределе идеального газа . Это не имеет места для большинства веществ, хотя это верно , что температура является монотонной (не убывает) функцией внутренней энергии .

Нулевой закон термодинамики

Когда два изолированных тела в противном случае соединены друг с другом посредством жесткого физического пути непроницаемой материи, есть спонтанная передача энергии в виде тепла от более горячего к более холодной из них. В конце концов они достигают состояние взаимного теплового равновесия , в котором передача тепла прекратилась, и соответствующие переменные состояния органов , осели , чтобы стать неизменными.

Одно заявление нулевого закона термодинамики является то , что если две системы, каждый в тепловом равновесии с третьей системой, то они также находятся в тепловом равновесии друг с другом.

Это утверждение позволяет определить температуру , но не сам по себе, завершить определение. Эмпирическая температура числовая шкала для жаркости термодинамической системы. Такое жаркость может быть определена как существующая на одномерном многообразии , простираясь между горячей и холодной. Иногда Нулевой закон , как утверждается , включает наличие уникального универсальной Жары многообразия и числовых шкалы на ней, так, чтобы обеспечить полное определение эмпирической температуры. Для того, чтобы быть пригодными для эмпирической термометрии, материал должен иметь монотонную зависимость между жаркостью и некоторым легко измеряемым переменным состоянием, такими как давление или объемом, когда все другие соответствующие координатами фиксированными. Исключительно подходящая система представляет собой идеальный газ , который может обеспечить температурную шкалу , которая соответствует абсолютной шкале Кельвина. Шкала Кельвина определяется на основании второго закона термодинамики.

Второй закон термодинамики

В предыдущем разделе были выражены определенные свойства температуры от нулевого закона термодинамики. Кроме того , можно определить температуру с точки зрения второго закона термодинамики , который имеет дело с энтропией . Второй закон гласит , что любой процесс приведет либо без изменения или чистого увеличение энтропии Вселенной. Это может быть понято в терминах вероятности.

Например, в серии бросков монеты, вполне упорядоченная система была бы одна, в которой либо каждый броске приходит голову или каждый бросок приходит хвосты. Это означает, что для идеально упорядоченного набора бросков монеты, есть только один набор бросания исходов можно: набор, в котором 100% бросках придумать то же самое. С другой стороны, существует множество комбинаций, которые могут привести к неупорядоченным или смешанным системам, где некоторая часть являются головами и хвосты остальными. Беспорядочная система может составлять 90% и головок 10% хвостов, или это может быть 98% голова и 2% хвосты, и так далее. Поскольку количество монет подбрасывает увеличивается, число возможных комбинаций, соответствующих несовершенной упорядоченные системы возрастают. Для очень большого количества бросков монеты, комбинации до ~ 50% и ~ головок 50% хвосты доминируют и получение результата значительно отличаются от 50/50, становится крайне маловероятным. Таким образом, система естественно прогрессирует до состояния максимального беспорядка или энтропии.

Ранее было указано , что температура регулирует передачу тепла между двумя системами , и это было только что показано , что Вселенная имеет тенденцию прогрессировать так, чтобы максимизировать энтропию, которая , как ожидается любой естественной системы. Таким образом, предполагается , что существует определенная взаимосвязь между температурой и энтропией. Для того, чтобы найти эту связь, связь между теплом, работой и температурой первым считаются. Тепловой двигатель представляет собой устройство для преобразования тепловой энергии в механическую энергию, в результате чего производительности труда, и анализ теплового двигателя Карно обеспечивает необходимые отношения. Работа от теплового двигателя соответствует разнице между теплом , помещенной в систему при высокой температуре, д H и тепла , выбрасываемого при низкой температуре, д С . Эффективность работы , деленное на тепло , помещенной в систему:

 

 

 

 

(4)

где ш су есть работа за цикл. Эффективность зависит только от д С / д Н . Поскольку д С и д Н соответствуют передаче тепла при температурах T C и T H соответственно, д С / д Н должна быть некоторая функция этих температур:

 

 

 

 

(5)

Теорема Карно утверждает , что все обратимые двигатели , работающие между теми же тепловыми резервуарами одинаково эффективны. Таким образом, тепловой двигатель , работающий между Т 1 и Т 3 должна иметь такую же эффективность , как один , состоящий из двух циклов, один между T 1 и T 2 , а второй между Т 2 и Т 3 . Это может быть только в том случае , если

что означает

Так как первая функция не зависит от Т 2 , эта температура должна отменить на правой стороне, то есть F ( T 1 , T 3 ) имеет вид г ( Т 1 ) / г ( Т 3 ) (т.е. е ( Т 1 , Т 3 ) = е ( Т 1 , Т 2 ) е ( Т 2 , Т 3 ) = г ( Т 1 ) / г ( Т 2 ) · г ( Т 2 ) / г ( Т 3 ) = г ( Т 1 ) / г ( Т 3 )), где г является функцией от одной температуры. Шкала температуры теперь может быть выбрана с тем свойством , что

 

 

 

 

(6)

Подставляя (4) обратно в (2) дает соотношение для эффективности с точки зрения температуры:

 

 

 

 

(7)

Для T C = 0 K эффективность составляет 100% , а эффективность становится больше , чем на 100% ниже 0 K. Так как КПД более 100% нарушает первый закон термодинамики, это означает , что 0 К минимально возможная температура. На самом деле самая низкая температура , когда - либо полученная в макроскопической системе была 20 пК, который был достигнут в 1995 году в NIST. Вычитание правой части уравнения 5 от средней части и переставляя дает

где отрицательный знак указывает на тепло выбрасываемого из системы. Это соотношение предполагает существование государственной функции, S , определяется

 

 

 

 

(8)

где индекс указывает на обратимый процесс. Изменение этого состояния функции вокруг любого цикла равен нулю, как это необходимо для любого состояния функции. Эта функция соответствует энтропии системы, которая была описана ранее. Переупорядочивание Уравнение 6 дает новое определение температуры в терминах энтропии и тепла:

 

 

 

 

(9)

Для системы, где энтропия S ( Е ) является функцией ее энергии Е , температура Т задается

 

 

 

 

(10)

т.е. обратной температуры является скорость возрастания энтропии по энергии.

Определение из статистической механики

Статистическая механика определяет температуру , основанную на фундаментальных градусах рисуются системой свободы. Уравнение. (10) является определяющим соотношением температуры. Eq. (9) может быть получено из принципов , лежащих в основе фундаментального термодинамическое соотношения .

Обобщенные температуры от статистики одночастичного

Можно расширить определение температуры даже для систем нескольких частиц, как в квантовой точке . Обобщенная температура получаются при рассмотрении временных ансамблей вместо конфигурации-космических ансамблей , приведенных в статистической механике в случае теплового и обмена между частицами малой системой фермионов ( N даже меньше , чем 10) с одной системой / двойной занятости. Конечный квантовый большой канонический ансамбль , получен при гипотезе эргодичности и orthodicity, позволяет выразить обобщенную температуру от отношения среднего времени оккупации и единой системы / двойной занятости:

где E F является энергия Ферми . Эта обобщенная температура стремится к обычной температуре , когда N стремится к бесконечности.

Отрицательная температура

На эмпирических температурных шкал, которые не ссылаются к абсолютному нулю, отрицательный температура один ниже нулевой точки шкалы , используемой. Например, сухой лед имеет температуру сублимации -78.5 ° C , которая эквивалентна -109.3 ° F . Об абсолютной шкале кельвин, однако, эта температура составляет 194,6 К . Об абсолютной шкале термодинамической температуры, строго определяемой условием термодинамического равновесия, ни тела, ни какого - либо компонента тела, может быть холоднее , чем один с температурой 0 К, как указано ниже. В самом деле, ни один орган не может быть привлечен к точности 0 К любому конечному практически процессу; Об этом говорится в третьем законе термодинамики .

Температура строго определена для тела в своем собственном состоянии внутреннего термодинамического равновесия, и в этом определении, по абсолютной шкале, она всегда положительна. В очевидном противоречии этого надежного и действительного правила, так называемая отрицательная абсолютная «температура» может быть приближено определена для компонента тела, который не в своем собственном состоянии внутреннего термодинамического равновесия: компонент тела может иметь отрицательная приблизительная «температура» в то время как остальные компоненты тела имеют положительные приблизительные абсолютные температуры. Компонент с отрицательной «температурой» является, возможно, парадоксально, горячим, не холоднее, чем тело с той же величиной положительной абсолютной температуры. Такая неравновесная ситуация является либо переходной во время или поддерживается за счетом внешних факторов, которые управляют потоком энергии через тело, представляющий интерес. Пример такого компонента является спин системы внутри тела, как показано ниже.

В квантовом - механическом описании электронных и ядерные спиновых систем , которые имеют ограниченное число возможных состояний, и , следовательно , дискретный верхний предел энергии , которую они могут достигнуть, можно получить отрицательную температуру , которая является численно на самом деле меньше , чем абсолютный нуль. Однако, это не макроскопическая температура материала, но вместо того, чтобы температура только очень специфических степени свободы, которые изолированы от других и не обменивается энергии в силе теоремы о равномерном распределении энергии .

Отрицательный температурный экспериментально достигается с подходящими методами радиочастотной , которые вызывают инверсной населенности спиновых состояний из основного состояния. По мере того как энергия в системе увеличивается при населении верхних состояний, энтропия возрастает , а также, поскольку система становится менее упорядоченным, но достигает максимальное значение , когда спины равномерно распределены среди основных и возбужденных состояний, после чего оно начинает уменьшаться еще раз достижение состояния высшего порядка , как верхние состояния начинают заполнять исключительно. В точке максимальной энтропии, функция температуры показывает поведение сингулярности , так как наклон функции энтропии уменьшается до нуля при первом , а затем становится отрицательным. Так как температура является обратной по отношению к производной энтропии, температура формально стремится к бесконечности в этой точке, и переключается на отрицательную бесконечность , как наклон оказывается отрицательным. При энергиях выше этой точки, степень свободы спин , следовательно , имеет формально отрицательную термодинамическую температуру. По мере увеличения энергии далее продолжение населенности возбужденного состояния, отрицательная температура асимптотически приближается к нулю. Поскольку энергия системы возрастает в инверсии, система с отрицательной температурой не холоднее , чем абсолютный ноль, а , скорее , он имеет более высокую энергию , чем при положительной температуре, и можно сказать, что на самом деле более горячей при отрицательных температурах. Когда приведен в контакт с системой при положительной температуре, энергия будет передаваться от отрицательного температурного режима в положительной области температур.

Примеры

температура Пик излучательная длины волны
от излучения черного тела
кельвин Celsius
Абсолютный ноль
(точно по определению)
0 K -273,15 ° С не может быть определена
Наименьшая температура
достигнута
100 рК -273,149 999 999 900  ° С 29 000  км
Coldest
конденсат Бозе-Эйнштейна
450 рК -273,149 999 999 55  ° C 6400 км
Один милликельвин
(точно по определению)
0,001 К -273,149 ° С 2.897 77  м
(радио, FM - диапазон )
Космический микроволновой фон
(измерение 2013)
2,7260 K -270,424 ° С 0,001 063 01  м
(длина волны миллиметрового микроволновая печь)
Вода тройной точки
(точно по определению)
273,16 K 0,01 ° С 10 608 0,3 нм
(длинноволновое ИК )
Вода Точка кипения 373.1339 K 99,9839 ° С 7 766 .03 нм
(середина длины волны ИК)
Железо Точка плавления 1811 K 1538 ° С 1600 нм
( далекий инфракрасная область )
Лампа накаливания 2500 K 2200 ° С 1160 нм
(вблизи инфракрасной области )
Солнца видимая поверхность 5778 K 5505 ° С 501,5 нм
( зеленый-синий свет )
Болт Lightning
канал
28 кК 28 000  & deg ; С 100 нм
(дальний ультрафиолетовый свет)
Ядро Солнца 16 МК 16 миллионов ° C 0,18 нм ( Х-лучи )
Термоядерное оружие
(пиковая температура)
350 МК 350 миллионов ° C 8,3 × 10 -3  нм
( гамма - излучение )
Sandia National Labs'
Z машина
2 ГК 2 миллиарда ° C 1,4 × 10 -3  нм
(гамма - излучение)
Ядро с высокой массой
звезды на ее последний день
3 ГК 3 миллиарда ° C 1 × 10 -3 нм
(гамма - излучение)
Слияние двоичной нейтрон
звезда
системы
350 ГК 350 ° C млрд 8 × 10 -6  нм
(гамма - излучение)
Релятивистская Heavy
Ion Collider
1 ТК 1 триллион ° C 3 × 10 -6  нм
(гамма - излучение)
ЦЕРН протон против
соударений
10 ТК 10 триллионов ° C 3 × 10 -7  нм
(гамма - излучение)
Вселенная 5,391 × 10 -44  с
после Большого взрыва
1,417 × 10 32  К
( температура Планка )
1,417 × 10 32  ° С 1,616 × 10 -27  нм
( длина Планка )
  • ДляВены Стандартный среднеокеанической водыв одной стандартной атмосфере (101,325 кПа) при калибровке строго согласно определению двухточечной термодинамической температуры.
  • В The2500 Kзначения являются приблизительными. 273,15 Кразница между К и ° C округляется до300 Кчтобы избежатьложной точностив значенииЦельсию.
  • С Для истинного черного тела (который вольфрамовой нити не являются). Излучательная вольфрама накала больше при более коротких длинах волн, что делает их белее.
  • D Эффективная температура фотосферы. 273,15 Кразницы между К и ° C округляется до273 Kчтобы избежать ложной точности значения Цельсия.
  • Е 273,15 Кразница между К и ° С находитсяпределах точности этих значений.
  • F Для истинного черного тела (что плазма не было). Доминантное излучение Зет машины возникла из 40 МК электронов (выбросы мягкого рентгеновского излучения)пределах плазмы.

Смотрите также

Примечания и ссылки

Библиография цитируемых

  • Adkins, CJ (1968/1983). Термодинамика (первое издание 1968), третье издание 1983, Cambridge University Press, Cambridge UK, ISBN  0-521-25445-0 .
  • Buchdahl, HA (1966). Понятия классической термодинамики , Cambridge University Press, Cambridge.
  • Мидлтон, WEK (1966). История термометра и его применение в метрологии , Johns Hopkins Press, Балтимор.
  • Миллер, J (2013). «Охлаждение молекул оптоэлектронного пути» . Physics Today . 66 (1): 12-14. Bibcode : 2013PhT .... 66a..12M . DOI : 10,1063 / pt.3.1840 .
  • Партингтон, JR (1949). Расширенный Трактат по физической химии , том 1, основополагающие принципы. Свойства газов , Longmans, Green & Co., Лондон, стр. 175-177.
  • Пиппард, АВ (1957/1966). Элементы классической термодинамики для студентов старших курсов физики , оригинальных публикаций 1957, переиздания 1966, Cambridge University Press, Cambridge Великобритании.
  • Quinn, TJ (1983). Температура , Academic Press, London, ISBN  0-12-569680-9 .
  • Schooley, JF (1986). Термометрии , CRC Press, Boca Raton, ISBN  0-8493-5833-7 .
  • Робертс, Дж.К., Миллер, А. Р. (1928/1960). Тепло и термодинамика (первое издание 1928), пятое издание, Блэк & Son Limited, Глазго.
  • Томсон У. (лорд Кельвин) (1848). По абсолютной термометрической шкале , основанной на теории Карно о движущей силе тепла и рассчитанной из наблюдений Реньо в, Proc. Camb. Фил. Soc. (1843/1863) 1 , № 5: 66-71.
  • Томсон У. (лорд Кельвин) (март 1851). «О динамической теории теплоты, с численными результатами , выведенной из эквивалента г Джоуля тепловой единицы, и по наблюдениям М. Ренье на стим». Труды Королевского общества Эдинбурга . XX (часть II): 261-268, 289-298.
  • Truesdell, CA (1980). Трагикомическая История термодинамики, 1822-1854 , М., Нью - Йорк, ISBN  0-387-90403-4 .
  • Tschoegl, NW (2000). Основы Равновесие и стационарной термодинамике , Elsevier, Амстердам, ISBN  0-444-50426-5 .
  • Zeppenfeld, М .; Englert, BGU; Glöckner, R .; Prehn, A .; Mielenz, М .; Sommer, С .; Van Buuren, LD; Motsch, М .; Ремпе пришли, G. (2012). «Sysiphus охлаждение электрический захваченные многоатомных молекул» . Природа . 491 (7425): 570-573. Arxiv : 1208,0046 . Bibcode : 2012Natur.491..570Z . DOI : 10.1038 / nature11595 . PMID  23151480 .

дальнейшее чтение

  • Чанг, Hasok (2004). Изобретая Температура: Измерение и научный прогресс . Oxford: Oxford University Press. ISBN  978-0-19-517127-3 .
  • Zemansky, Марк Вальдо (1964). Температуры Очень низкий и очень высокий . Princeton, NJ: Van Nostrand.

внешняя ссылка