TEORIAS E FILOSOFIAS DE GRACELI 230

O Ciclo Rankine é um ciclo termodinâmico que pode ser reversível, funciona convertendo calor em trabalho. O calor é fornecido à caldeira por uma fonte de calor externa, geralmente utilizando a água como fluido operante. Este ciclo gera cerca de 90% de toda a energia elétrica produzida no mundo,^[1] incluindo virtualmente toda a energia solar, biomassa, carvão e nuclear obtida em usinas. Foi descoberto e nomeado por William John Macquorn Rankine, um escocês polímata e professor da Universidade de Glasgow. O ciclo termodinâmico Rankine é fundamental subjacente dos motores a vapor.

Descrição[editar | editar código-fonte]

Apresentação física dos quatro processos termodinâmicos usados no ciclo Rankine

O ciclo Rankine mostra o ciclo fechado do processo do fluido nas máquinas térmicas, sendo geralmente utilizado nas usinas de geração elétrica a partir da combustão de combustíveis fósseis como o carvão, gás natural, e gasolina e também da fissão nuclear de forma a obter calor, uma vez que quanto maior a temperatura, melhor a produção de energia.

A eficiência do ciclo é limitada pelo alto calor de vaporização do fluido de trabalho. Além disso, a menos que a pressão e a temperatura alcancem níveis críticos superiores na caldeira a vapor, o máximo que a temperatura pode operar ainda é bastante pequeno: as temperaturas de entrada da turbina a vapor são tipicamente em torno de 565 ° C e as temperaturas do condensador de vapor são em torno de 30 ° C.

O Ciclo Rankine é similar ao Ciclo de Carnot, pois quando se observa a eficiência de uma turbina, o diagrama TS assemelha-se ao ciclo de Carnot. As temperaturas de entrada oferecem uma eficiência teórica máxima de Carnot para a turbina a vapor isolada de cerca de 63,8% comparado com uma eficiência térmica global real de até 42% para uma moderna estação de energia a carvão. Esta baixa temperatura de entrada na turbina a vapor (comparado com uma turbina a gás) é o motivo pelo qual o ciclo de Rankine (vapor) é frequentemente usado como um ciclo de fundo para recuperar o calor rejeitado de outra forma em centrais de turbinas a gás de ciclo combinado.

A diferença principal está na adição de uma caldeira e ausência de um condensador nos processos isobáricos no ciclo Rankine e nos processos isotérmicos na teoria do Ciclo Carnot.

O trabalho realizado em um ciclo de Rankine segue um ciclo fechado e é reutilizado constantemente. O vapor de água com gotículas condensadas é gerado por sistemas de resfriamento (não diretamente do ciclo de energia de Rankine em circuito fechado). As torres de resfriamento utilizadas como fontes fria nessas usinas são rios ou o mar. A eficiência do ciclo de Rankine é limitada no lado frio pela menor temperatura prática do fluido de trabalho. As torres de resfriamento operam como grandes permutadores de calor, absorvendo o calor latente de vaporização do fluido de trabalho e evaporando simultaneamente a água de refrigeração para a atmosfera. Muitas substâncias podem ser usadas como fluido de trabalho no ciclo, mas a água é geralmente o fluido de escolha devido às suas propriedades favoráveis, como a sua química não tóxica e não-reativa, abundância e baixo custo, bem como suas propriedades termodinâmicas.

O ciclo descreve-se na seguinte sequência:

Normalmente, líquido saturado sai do condensador (ponto 1), sendo pressurizado pela bomba (ponto 2), entrando na caldeira onde é transferido calor para este (ponto 3), normalmente a pressão constante. Em seguida, é expandido na turbina, sendo aqui obtido trabalho mecânico. Por último, o fluido passa pelo condensador onde volta ao estado de líquido saturado. Teoricamente, a expansão na turbina é isentrópica, ou seja, a entropia inicial é igual à final. No entanto, na realidade existem perdas, sendo obtido menos trabalho do que idealmente se quer. Da mesma forma, a bomba não tem uma eficiência de 100%, sendo necessário fornecer mais trabalho que no regime ideal.

Processos de um Ciclo Rankine[editar | editar código-fonte]

O diagrama T-S de um ciclo Rankine, exibindo um processo real e ideal.

Existem quatro processos^[2] num ciclo Rankine, cada um alterando as propriedades do fluido de trabalho. Estas propriedades são identificadas pelos números no diagrama acima.

Processo 4-1: Primeiro, o fluido de trabalho é bombeado (idealmente numa forma adiabática reversível) de uma pressão baixa para uma pressão alta utilizando-se uma bomba. O bombeamento requer algum tipo de energia para se realizar.
Processo 1-2: O fluido pressurizado entra numa caldeira, onde é aquecido a pressão constante até se tornar vapor superaquecido. Fontes comuns de calor incluem carvão, gás natural e energia nuclear.
Processo 2-3: O vapor superaquecido expande através de uma turbina para gerar trabalho. Idealmente, esta é uma refrigeração adiabática reversível. Com esta refrigeração, tanto a pressão quanto a temperatura se reduzem.
Processo 3-4: O vapor então entra num condensador, onde ele é resfriado, idealmente a pressão constante, até a condição de líquido saturado. Este líquido então retorna à bomba e o ciclo se repete.

Equações[editar | editar código-fonte]

Cada uma das equações a seguir pode ser obtida facilmente a partir do balanço de massa e energia do volume de controle.^[3] A quinta equação define a eficiência termodinâmica do ciclo como sendo a razão entre o trabalho líquido do sistema e o calor fornecido ao sistema. A bomba normalmente exige aproximadamente 1% do W da produção da turbina.

${\frac {{\dot {Q}}_{\mathit {caldeira}}}{\dot {m}}}=h_{2}-h_{1}$	${\frac {{\dot {W}}_{\mathit {turbina}}}{\dot {m}}}=h_{2}-h_{3}$
${\frac {{\dot {Q}}_{\mathit {condensador}}}{\dot {m}}}=h_{3}-h_{4}$	${\frac {{\dot {W}}_{\mathit {bomba}}}{\dot {m}}}=h_{1}-h_{4}$
$\eta ={\frac {{\dot {W}}_{\mathit {turbina}}-{\dot {W}}_{\mathit {bomba}}}{{\dot {Q}}_{\mathit {caldeira}}}}$

TRANSFORMAÇÕES ⇔ INTERAÇÕES ⇔ TUNELAMENTO ⇔ EMARANHAMENTO ⇔ CONDUTIVIDADE ⇔ DIFRAÇÕES ⇔ radioatividade, ABSORÇÕES E EMISSÕES INTERNA ⇔ Δ de temperatura e dinâmicas, transições de estados quântico Δ ENERGIAS, ⇔ Δ MASSA , ⇔ Δ CAMADAS ORBITAIS , ⇔ Δ FENÔMENOS , ⇔ Δ DINÂMICAS, ⇔ Δ VALÊNCIAS, ⇔ Δ BANDAS, Δ entropia e de entalpia, E OUTROS.

\left(\alpha _{0}mc^{2}+\sum _{{j=1}}^{3}\alpha _{j}p_{j}\,c\right)\psi ({\mathbf {x}},t)=i\hbar {\frac {\partial \psi }{\partial t}}({\mathbf {x}},t)

[EQUAÇÃO DE DIRAC].

\Delta U={\frac {3}{2}}nR(T_{f}-T_{i})

N=N_{{o}}.e^{{-\lambda .t}}

T=e^{-2bL}

b={\sqrt {\frac {8\pi ^{2}m(Ub-E)}{h^{2}}}}

\Delta S=S_{2}-S_{1}=\int _{1}^{2}{\frac {\delta Q}{T}}

\sigma =q(n\mu _{n}+p\mu _{p})[\Omega .cm]^{{-1}}

E_{p}={\sqrt {{\frac {\hbar c^{5}}{G}}}}\approx

$V [R] [MA] = Δ e, M, Δ f, Δ E, Δ t, Δ i, Δ T, Δ C, Δ E, Δ A, Δ D, Δ M...... X =$
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sistema de dez dimensões de Graceli +
DIMENSÕES EXTRAS DO SISTEMA DECADIMENSIONAL E CATEGORIAL GRACELI.
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sistema de transições de estados, e estados de Graceli, fluxos aleatórios quântico, potencial entrópico e de entalpia.
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TEMPO ESPECÍFICO E FENOMÊNICO DE GRACELI
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Quando tratamos da eficiência de turbinas e bombas, é necessário fazer uma readequação no trabalho do ciclo.

{\frac {{\dot {W}}_{bomba}}{\dot {m}}}=h_{2}-h_{1}\approx {\frac {v_{1}\Delta p}{\eta _{bomba}}}={\frac {v_{1}(p_{2}-p_{1})}{\eta _{bomba}}}

X

\left(\alpha _{0}mc^{2}+\sum _{{j=1}}^{3}\alpha _{j}p_{j}\,c\right)\psi ({\mathbf {x}},t)=i\hbar {\frac {\partial \psi }{\partial t}}({\mathbf {x}},t)

{\frac {{\dot {W}}_{turbina}}{\dot {m}}}=h_{3}-h_{4}\approx (h_{3}-h_{4})\eta _{turbina}

X

\left(\alpha _{0}mc^{2}+\sum _{{j=1}}^{3}\alpha _{j}p_{j}\,c\right)\psi ({\mathbf {x}},t)=i\hbar {\frac {\partial \psi }{\partial t}}({\mathbf {x}},t)

Variáveis[editar | editar código-fonte]

${\dot {Q}}_{in}$	taxa de entrada de calor (energia por unidade de tempo)
${\dot {m}}$	caudal (massa por unidade de tempo)
${\dot {W}}$	trabalho mecânico usado pelo ou proveniente do sistema (energia por unidade de tempo)
$\eta$	eficiência termodinâmica do processo (adimensional)
$h_{1},h_{2},h_{3},h_{4}$	estes são os valores de entalpia específica especificados no diagrama T-s

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TRANSFORMAÇÕES ⇔ INTERAÇÕES ⇔ TUNELAMENTO ⇔ EMARANHAMENTO ⇔ CONDUTIVIDADE ⇔ DIFRAÇÕES ⇔ radioatividade, ABSORÇÕES E EMISSÕES INTERNA ⇔ Δ de temperatura e dinâmicas, transições de estados quântico Δ ENERGIAS, ⇔ Δ MASSA , ⇔ Δ CAMADAS ORBITAIS , ⇔ Δ FENÔMENOS , ⇔ Δ DINÂMICAS, ⇔ Δ VALÊNCIAS, ⇔ Δ BANDAS, Δ entropia e de entalpia, E OUTROS.

\left(\alpha _{0}mc^{2}+\sum _{{j=1}}^{3}\alpha _{j}p_{j}\,c\right)\psi ({\mathbf {x}},t)=i\hbar {\frac {\partial \psi }{\partial t}}({\mathbf {x}},t)

[EQUAÇÃO DE DIRAC].

\Delta U={\frac {3}{2}}nR(T_{f}-T_{i})

N=N_{{o}}.e^{{-\lambda .t}}

T=e^{-2bL}

b={\sqrt {\frac {8\pi ^{2}m(Ub-E)}{h^{2}}}}

\Delta S=S_{2}-S_{1}=\int _{1}^{2}{\frac {\delta Q}{T}}

\sigma =q(n\mu _{n}+p\mu _{p})[\Omega .cm]^{{-1}}

E_{p}={\sqrt {{\frac {\hbar c^{5}}{G}}}}\approx

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sábado, 31 de agosto de 2019

ENERGIA DE GRACELI = ENERGIA X POTENCIAIS X SDCTI GRACELI -CADEIAS DE INTERAÇÕES E DIMEN. FENOM

TABELA PERIÓDICA DOS ESTADOS TRANSICIONAIS GRACELI DOS ÁTOMOS E ISÓTOPOS - NO SDCTI GRACELI.

FUNÇÃO FUNDAMENTAL E GERAL DE GRACELI.

\left(\alpha _{0}mc^{2}+\sum _{{j=1}}^{3}\alpha _{j}p_{j}\,c\right)\psi ({\mathbf {x}},t)=i\hbar {\frac {\partial \psi }{\partial t}}({\mathbf {x}},t)

[EQUAÇÃO DE DIRAC].

\Delta U={\frac {3}{2}}nR(T_{f}-T_{i})

+ FUNÇÃO TÉRMICA.

N=N_{{o}}.e^{{-\lambda .t}}

+ FUNÇÃO DE RADIOATIVIDADE

T=e^{-2bL}

b={\sqrt {\frac {8\pi ^{2}m(Ub-E)}{h^{2}}}}

\Delta S=S_{2}-S_{1}=\int _{1}^{2}{\frac {\delta Q}{T}}

+ ENTROPIA REVERSÍVEL

\sigma =q(n\mu _{n}+p\mu _{p})[\Omega .cm]^{{-1}}

FUNÇÃO DE CONDUÇÃO ELETROMAGNÉTICA

E_{p}={\sqrt {{\frac {\hbar c^{5}}{G}}}}\approx

ENERGIA DE PLANCK

$V [R] [MA] = Δ e, M, Δ f, Δ E, Δ t, Δ i, Δ T, Δ C, Δ E, Δ A, Δ D, Δ M......$
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quarta-feira, 28 de agosto de 2019

A constante universal dos gases perfeitos é uma constante física que relaciona a quantidade de um gás (medida em número de moléculas) com a pressão e a temperatura. Um gás perfeito é um gás imaginário que respeita esta constante a qual assume que o volume da molécula é zero. A maioria dos gases aproximam-se deste comportamento desde que em condições de pressão e temperatura suficientemente afastados do ponto de liquefação ou sublimação.

R=0,082\left[{\frac {{\textrm {atm}}\cdot {\textrm {L}}}{{\textrm {mol}}\cdot {\textrm {K}}}}\right]=62,3\left[{\frac {{\textrm {mmHg}}\cdot {\textrm {L}}}{{\textrm {mol}}\cdot {\textrm {K}}}}\right]=1,99\left[{\frac {\textrm {cal}}{{\textrm {mol}}\cdot {\textrm {K}}}}\right]=8,31\left[{\frac {J}{{\textrm {mol}}\cdot {\textrm {K}}}}\right]=8,31\cdot 10^{7}\left[{\frac {erg}{{\textrm {mol}}\cdot {\textrm {K}}}}\right]

ENERGIA DE GRACELI = ENERGIA X POTENCIAIS X

\Delta U={\frac {3}{2}}nR(T_{f}-T_{i})

N=N_{{o}}.e^{{-\lambda .t}}

T=e^{-2bL}

b={\sqrt {\frac {8\pi ^{2}m(Ub-E)}{h^{2}}}}

\Delta S=S_{2}-S_{1}=\int _{1}^{2}{\frac {\delta Q}{T}}

\sigma =q(n\mu _{n}+p\mu _{p})[\Omega .cm]^{{-1}}

E_{p}={\sqrt {{\frac {\hbar c^{5}}{G}}}}\approx

$V [R] [MA] = Δ e, M, Δ f, Δ E, Δ t, Δ i, Δ T, Δ C, Δ E, Δ A, Δ D, Δ M...... X =$
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DIMENSÕES DE FASES DE ESTADOS DE TRANSIÇÕES DE GRACELI.
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(A constante

R

é igual ao produto da constante de Avogadro pela constante de Boltzmann:

R=N_{A}K_{B}

)

ENERGIA DE GRACELI = ENERGIA X POTENCIAIS X

\Delta U={\frac {3}{2}}nR(T_{f}-T_{i})

N=N_{{o}}.e^{{-\lambda .t}}

T=e^{-2bL}

b={\sqrt {\frac {8\pi ^{2}m(Ub-E)}{h^{2}}}}

\Delta S=S_{2}-S_{1}=\int _{1}^{2}{\frac {\delta Q}{T}}

\sigma =q(n\mu _{n}+p\mu _{p})[\Omega .cm]^{{-1}}

E_{p}={\sqrt {{\frac {\hbar c^{5}}{G}}}}\approx

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Valor de R	Unidades
287,0530 (ar)	J · kg⁻¹ . K⁻¹
8,3144621	J · K⁻¹ · mol⁻¹
0,0820574587	L · atm · K⁻¹ · mol⁻¹
8,20574587 x 10⁻⁵	m³ · atm · K⁻¹ · mol⁻¹
8,314462	cm³ · MPa · K⁻¹ · mol⁻¹
8,314462	L · kPa · K⁻¹ · mol⁻¹
8,314462	m³ · Pa · K⁻¹ · mol⁻¹
62,3637	L · mmHg · K⁻¹ · mol⁻¹
62,3637	L · Torr · K⁻¹ · mol⁻¹
83,14462	L · mbar · K⁻¹ · mol⁻¹
1,987	cal · K⁻¹ · mol⁻¹
6,132439833	lbf · ft · K⁻¹ · g · mol⁻¹
10,73	ft³ · psi · °R⁻¹ · lb-mol⁻¹
8,63 x 10⁻⁵	eV · K⁻¹ · atom⁻¹
0,7302	ft³·atm·°R⁻¹·lb-mol⁻¹
1,987	Btu · lb-mol⁻¹ · °R⁻¹

Valor verdadeiro convencional para a constante R[editar | editar código-fonte]

Atualmente o CODATA^[1] recomenda para o valor da constante

R

de um gás ideal, o seguinte valor:

8,31 (notação concisa)

8,3144621

Este é o melhor valor estimado para a constante molar dos gases, conhecido também como valor verdadeiro convencional (de uma grandeza)^[2]

A constante

R

é utilizada na fórmula dos gases ideais:

P{V_{\rm {m}}}={RT}

onde,

P

é a pressão do gás

T

é a temperatura (absoluta) do gás

V_{{{\rm {m}}}}

é o volume molar do gás (V/n)

A forma

P\cdot V=n\cdot R\cdot T

também é bastante conhecida.

ENERGIA DE GRACELI = ENERGIA X POTENCIAIS X

\Delta U={\frac {3}{2}}nR(T_{f}-T_{i})

N=N_{{o}}.e^{{-\lambda .t}}

T=e^{-2bL}

b={\sqrt {\frac {8\pi ^{2}m(Ub-E)}{h^{2}}}}

\Delta S=S_{2}-S_{1}=\int _{1}^{2}{\frac {\delta Q}{T}}

\sigma =q(n\mu _{n}+p\mu _{p})[\Omega .cm]^{{-1}}

E_{p}={\sqrt {{\frac {\hbar c^{5}}{G}}}}\approx

$V [R] [MA] = Δ e, M, Δ f, Δ E, Δ t, Δ i, Δ T, Δ C, Δ E, Δ A, Δ D, Δ M...... X =$
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A constante de Boltzmann (

k

k_{B}

) é a constante física que relaciona temperatura e energia de moléculas.^[1] Tem o nome do físico austríaco Ludwig Boltzmann, que fez importantes contribuições para a física e para a mecânica estatística, na qual a sua constante tem um papel fundamental. A 26ª Conferência Geral de Pesos e Medidas fixou o valor exato da constante de Boltzmann:^[2]

k=1,380\ 649\times 10^{-23}\ {\mbox{J}}\cdot {\mbox{K}}^{-1}

x

\Delta U={\frac {3}{2}}nR(T_{f}-T_{i})

Determinação experimental[editar | editar código-fonte]Embora Boltzmann tenha feito primeiro a ligação entre entropia e probabilidade, em 1877, de modo que a relação não foi expressa como uma constante antes de Max Planck fazê-lo.

k

, com um valor preciso de 1.346×10⁻²³

{\frac {J}{K}}

(apenas 2,5% menor que o conhecido hoje), introduzido na lei de Planck para a radiação do corpo negro, em 1900-1901.^[3]

A forma mais simples de chegar à constante de Boltzmann é dividir a constante dos gases perfeitos pela constante de Avogadro.

A constante de Boltzmann relaciona assim a ideia de que, para qualquer quantidade de um gás ideal, obtemos um valor constante caso dividirmos o valor obtido a partir da multiplicação de pressão e volume pelo valor da temperatura, o

R

{\bigg (}0,082{\frac {({atm}\cdot L)}{({mol}\cdot K)}}

8,31{\frac {J}{{mol}\cdot K}}{\bigg )}

. Deste modo estamos a considerar que

R

é a quantidade de energia por mol de moléculas de gás. Ao dividir este novo valor pelo número de Avogadro obtemos a quantidade de energia contida por cada molécula de gás, de acordo com as expressões:

{\frac {PV}{T}}={cte}(R\cdot n)

ENERGIA DE GRACELI = ENERGIA X POTENCIAIS X

\Delta U={\frac {3}{2}}nR(T_{f}-T_{i})

N=N_{{o}}.e^{{-\lambda .t}}

T=e^{-2bL}

b={\sqrt {\frac {8\pi ^{2}m(Ub-E)}{h^{2}}}}

\Delta S=S_{2}-S_{1}=\int _{1}^{2}{\frac {\delta Q}{T}}

\sigma =q(n\mu _{n}+p\mu _{p})[\Omega .cm]^{{-1}}

E_{p}={\sqrt {{\frac {\hbar c^{5}}{G}}}}\approx

$V [R] [MA] = Δ e, M, Δ f, Δ E, Δ t, Δ i, Δ T, Δ C, Δ E, Δ A, Δ D, Δ M...... X =$
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{\frac {R}{N}}=K_{b}

(ou

B

)

ENERGIA DE GRACELI = ENERGIA X POTENCIAIS X

\Delta U={\frac {3}{2}}nR(T_{f}-T_{i})

N=N_{{o}}.e^{{-\lambda .t}}

T=e^{-2bL}

b={\sqrt {\frac {8\pi ^{2}m(Ub-E)}{h^{2}}}}

\Delta S=S_{2}-S_{1}=\int _{1}^{2}{\frac {\delta Q}{T}}

\sigma =q(n\mu _{n}+p\mu _{p})[\Omega .cm]^{{-1}}

E_{p}={\sqrt {{\frac {\hbar c^{5}}{G}}}}\approx

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Tipos de gases ideais[editar | editar código-fonte]

Existem três classes básicas de gases ideais:

o clássico ou gás ideal de Maxwell-Boltzmann,
o gás de Bose quântico ideal, composto de bósons, e
o gás de Fermi quântico ideal, composto de férmions.

O gás ideal clássico pode ser separado em dois tipos: O gás ideal termodinâmico clássico e o gás ideal quântico de Boltzmann. Ambos são essencialmente o mesmo, exceto que o gás ideal termodinâmico é baseado na mecânica estatística clássica , e certos parâmetros tais como a entropia são somente especificados dentro de uma constante aditiva indeterminada. O gás ideal quântico de Boltzmann supera esta limitação, tomando o limite do gás quântico de Bose e o gás quântico de Fermi no limite de alta temperatura para especificar estas constantes aditivas. O comportamento de um gás quântico de Boltzmann é o mesmo que de um gás ideal clássico, exceto para a especificação destas constantes. Os resultados do gás quântico de Boltzmann são utilizados num certo número de casos, incluindo a equação de Sackur-Tetrode para a entropia de um gás ideal e a equação de ionização Saha para um plasma fracamente ionizado.

Gás ideal simples[editar | editar código-fonte]

Um gás ideal simples pode ser completamente caracterizado apenas pelos seguinte parâmetros macroscópicos: energia interna, volume e número de moles de seus constituintes.

Um gás ideal simples é caracterizado por duas equações:

{P \over T}={NR \over V}

x

\Delta U={\frac {3}{2}}nR(T_{f}-T_{i})

{1 \over T}={cNR \over U}

x

\Delta U={\frac {3}{2}}nR(T_{f}-T_{i})

Onde:

$c$ é uma constante,
$R$ é a constante universal dos gases ( $R={N}_{A}{k}_{b}=8,3144J/mol.K$ ),
x

ENERGIA DE GRACELI = ENERGIA X POTENCIAIS X

\Delta U={\frac {3}{2}}nR(T_{f}-T_{i})

N=N_{{o}}.e^{{-\lambda .t}}

T=e^{-2bL}

b={\sqrt {\frac {8\pi ^{2}m(Ub-E)}{h^{2}}}}

\Delta S=S_{2}-S_{1}=\int _{1}^{2}{\frac {\delta Q}{T}}

\sigma =q(n\mu _{n}+p\mu _{p})[\Omega .cm]^{{-1}}

E_{p}={\sqrt {{\frac {\hbar c^{5}}{G}}}}\approx

$V [R] [MA] = Δ e, M, Δ f, Δ E, Δ t, Δ i, Δ T, Δ C, Δ E, Δ A, Δ D, Δ M...... X =$
ΤDCG
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Δe, ΔM, Δf, ΔE, Δt, Δi, ΔT, ΔC, ΔE,ΔA, ΔD, ΔM...... =
x
sistema de dez dimensões de Graceli +
DIMENSÕES EXTRAS DO SISTEMA DECADIMENSIONAL E CATEGORIAL GRACELI..
DIMENSÕES DE FASES DE ESTADOS DE TRANSIÇÕES DE GRACELI.
x
sistema de transições de estados, e estados de Graceli, fluxos aleatórios quântico, potencial entrópico e de entalpia.
x
TEMPO ESPECÍFICO E FENOMÊNICO DE GRACELI
X
T l   T l    E l      Fl        dfG l
N l   El             tf l
P l   Ml           tfefel
Ta l   Rl
         Ll
D

$U$ é a energia interna do sistema,
$N$ é o número de moles dos componestes químicos,
$T$ é a tempetatura do sistema.

Gases compostos de átomos monoatômicos não interagentes (tais como He, Ar, Ne) satisfazem essas equações em temperaturas tais que

{k}_{b}T

seja pequeno quando comparado com as energias de excitação eletrônica e em pressões baixas ou moderadas. Para tais gases ideais monoatômicos

c={3 \over 2}

Leis que regem os gases ideais termodinâmicos clássicos[editar | editar código-fonte]

Um gás ideal termodinâmico clássico obedece às seguintes leis:

Lei	Pub.	Condições	Enunciado
Lei de Boyle-Mariotte	1662	$\Delta m=\Delta T=0$	$PV\propto 1$
Lei de Charles	1802	$\Delta m=\Delta P=0$	$V\propto T$
Lei de Gay-Lussac	1809	$\Delta m=\Delta V=0$	$P\propto T$
Lei de Avogadro	1811	Substância pura	$m\propto n$

ENERGIA DE GRACELI = ENERGIA X POTENCIAIS X

\Delta U={\frac {3}{2}}nR(T_{f}-T_{i})

N=N_{{o}}.e^{{-\lambda .t}}

T=e^{-2bL}

b={\sqrt {\frac {8\pi ^{2}m(Ub-E)}{h^{2}}}}

\Delta S=S_{2}-S_{1}=\int _{1}^{2}{\frac {\delta Q}{T}}

\sigma =q(n\mu _{n}+p\mu _{p})[\Omega .cm]^{{-1}}

E_{p}={\sqrt {{\frac {\hbar c^{5}}{G}}}}\approx

$V [R] [MA] = Δ e, M, Δ f, Δ E, Δ t, Δ i, Δ T, Δ C, Δ E, Δ A, Δ D, Δ M...... X =$
ΤDCG
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Δe, ΔM, Δf, ΔE, Δt, Δi, ΔT, ΔC, ΔE,ΔA, ΔD, ΔM...... =
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sistema de dez dimensões de Graceli +
DIMENSÕES EXTRAS DO SISTEMA DECADIMENSIONAL E CATEGORIAL GRACELI..
DIMENSÕES DE FASES DE ESTADOS DE TRANSIÇÕES DE GRACELI.
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sistema de transições de estados, e estados de Graceli, fluxos aleatórios quântico, potencial entrópico e de entalpia.
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TEMPO ESPECÍFICO E FENOMÊNICO DE GRACELI
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N l   El             tf l
P l   Ml           tfefel
Ta l   Rl
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D

Onde:

P

representa a pressão

V

representa o volume

T

representa a temperatura termodinâmica

n

representa a quantidade de gás

m

representa a massa

Equação de Clapeyron[editar | editar código-fonte]

Unificando todos os enunciados obtemos que:

PV\propto nT

x

\Delta U={\frac {3}{2}}nR(T_{f}-T_{i})

Essa relação define a constante dos gases perfeitos (

R

) que vale 8,314 J·K⁻¹mol⁻¹ para todos os gases perfeitos. Daí vem a equação de estado dos gases perfeitos, conhecida como equação de Clapeyron:

PV=nRT

ENERGIA DE GRACELI = ENERGIA X POTENCIAIS X

\Delta U={\frac {3}{2}}nR(T_{f}-T_{i})

N=N_{{o}}.e^{{-\lambda .t}}

T=e^{-2bL}

b={\sqrt {\frac {8\pi ^{2}m(Ub-E)}{h^{2}}}}

\Delta S=S_{2}-S_{1}=\int _{1}^{2}{\frac {\delta Q}{T}}

\sigma =q(n\mu _{n}+p\mu _{p})[\Omega .cm]^{{-1}}

E_{p}={\sqrt {{\frac {\hbar c^{5}}{G}}}}\approx

$V [R] [MA] = Δ e, M, Δ f, Δ E, Δ t, Δ i, Δ T, Δ C, Δ E, Δ A, Δ D, Δ M...... X =$
ΤDCG
X
Δe, ΔM, Δf, ΔE, Δt, Δi, ΔT, ΔC, ΔE,ΔA, ΔD, ΔM...... =
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sistema de dez dimensões de Graceli +
DIMENSÕES EXTRAS DO SISTEMA DECADIMENSIONAL E CATEGORIAL GRACELI..
DIMENSÕES DE FASES DE ESTADOS DE TRANSIÇÕES DE GRACELI.
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sistema de transições de estados, e estados de Graceli, fluxos aleatórios quântico, potencial entrópico e de entalpia.
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TEMPO ESPECÍFICO E FENOMÊNICO DE GRACELI
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T l   T l    E l      Fl        dfG l
N l   El             tf l
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O nome dessa formulação é uma referência a Benoît Paul-Émile Clapeyron.

Relação com a realidade[editar | editar código-fonte]

Ver artigo principal: Gás real

Um gás real tende a se comportar como ideal quando o fator de compressibilidade (

Z

) tende a um, ou seja, quando a pressão é baixa e a temperatura é alta, para que a distância entre as moléculas seja a maior possível. Nessas condições, os choques entre as moléculas se tornam praticamente elásticos, havendo pouca perda de energia cinética.

PV=nRTZ

ENERGIA DE GRACELI = ENERGIA X POTENCIAIS X

\Delta U={\frac {3}{2}}nR(T_{f}-T_{i})

N=N_{{o}}.e^{{-\lambda .t}}

T=e^{-2bL}

b={\sqrt {\frac {8\pi ^{2}m(Ub-E)}{h^{2}}}}

\Delta S=S_{2}-S_{1}=\int _{1}^{2}{\frac {\delta Q}{T}}

\sigma =q(n\mu _{n}+p\mu _{p})[\Omega .cm]^{{-1}}

E_{p}={\sqrt {{\frac {\hbar c^{5}}{G}}}}\approx

$V [R] [MA] = Δ e, M, Δ f, Δ E, Δ t, Δ i, Δ T, Δ C, Δ E, Δ A, Δ D, Δ M...... X =$
ΤDCG
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Δe, ΔM, Δf, ΔE, Δt, Δi, ΔT, ΔC, ΔE,ΔA, ΔD, ΔM...... =
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sistema de dez dimensões de Graceli +
DIMENSÕES EXTRAS DO SISTEMA DECADIMENSIONAL E CATEGORIAL GRACELI..
DIMENSÕES DE FASES DE ESTADOS DE TRANSIÇÕES DE GRACELI.
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sistema de transições de estados, e estados de Graceli, fluxos aleatórios quântico, potencial entrópico e de entalpia.
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TEMPO ESPECÍFICO E FENOMÊNICO DE GRACELI
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T l   T l    E l      Fl        dfG l
N l   El             tf l
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Podemos perceber que a equação não faz nenhuma referência ao tipo de molécula de gás. A consequência desse fato é a que a equação é incapaz de prever os efeitos das interações intermoleculares. Porque se duas moléculas com grande interação intermolecular se cruzam próximas uma da outra existe uma força de atração, diminuindo a energia cinética, o que diminuiria a pressão total do sistema em relação ao esperado no caso de não haver tal interação. Por isso é preciso que o sistema esteja em alta temperatura e baixa pressão.

No primeiro caso, com a temperatura alta, a alta energia cinética faz com que os choques entre as moléculas sejam quase elásticos, e quando elas se aproximam a interação seja por um momento curto e a interação acaba não sendo o suficiente para mudar a trajetória das partículas no gás. É como se fosse um foguete passando próximo da superfície de um planeta. Se a velocidade for baixa ele será aprisionado pelo enorme campo gravitacional, mudando de trajetória e se chocando com o planeta, o que diminuiria sua energia cinética. Se a velocidade for suficientemente alta ele passará sem grandes mudanças.

No segundo caso, com a baixa pressão, as moléculas estão muito afastadas. E como a interação depende fortemente da distância das partículas, grandes distâncias fazem com que o efeito de interação seja praticamente desprezível.

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