TEORIAS E FILOSOFIAS DE GRACELI 231

Ciclo de Carnot é o ciclo executado pela máquina de Carnot, idealizada pelo engenheiro francês Carnot. Funcionando entre duas transformações isotérmicas e duas adiabáticas alternadamente, permite menor perda de energia (Calor) para o meio externo (fonte fria).

Rendimento[editar | editar código-fonte]

O rendimento da máquina de Carnot é o máximo que uma máquina térmica trabalhando entre dadas temperaturas da fonte quente e da fonte fria pode ter (Mas o rendimento nunca chega a 100%). O rendimento da máquina em percentagem é igual a:

\left(1-{\frac {T_{f}}{T_{q}}}\right)\times 100\%

x

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.

\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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N l   El             tf l
P l   Ml           tfefel
Ta l   Rl
         Ll
D

Onde:

T_{f}

= Temperatura da fonte fria(em Kelvin)

T_{q}

= Temperatura da fonte quente (em Kelvin)

A utilidade da máquina de Carnot é descobrir se uma máquina térmica tem bom rendimento, para assim ver se seu custo é viável para a indústria.

A possibilidade de interconversão entre calor e trabalho possui restrições para as máquinas térmicas. O Segundo Princípio da Termodinâmica, elaborado em 1824 por Sadi Carnot, é enunciado da seguinte forma:

" Para haver conversão contínua de calor em trabalho, um sistema deve realizar ciclos entre fontes quentes e frias, continuamente. Em cada ciclo, é retirada uma certa quantidade de calor da fonte quente (energia útil), que é parcialmente convertida em trabalho, sendo o restante rejeitado para a fonte fria (energia dissipada)"

Funcionamento da máquina de Carnot[editar | editar código-fonte]

Figura 1 - Calor

Q_{a}

convertido em trabalho

Na figura 1 mostraremos a energia e a temperatura em

Q

T

respectivamente, que durante cada ciclo do motor, a substância de trabalho absorve a energia

Q_{a}

sob a forma de calor de um reservatório térmico mantido a temperatura constante

T_{a}

e libera a energia

Q_{b}

sob a forma de calor para um segundo reservatório térmico mantido a uma temperatura inferior, também constante

T_{b}

Exemplo: Em uma locomotiva a vapor, a caldeira representa a fonte quente, de onde é retirada uma certa quantidade de calor. Parte dessa energia térmica, denominada energia útil, é convertida em trabalho mecânico. A outra parte dessa energia, chamada energia dissipada, é jogada para a atmosfera, que, nesse caso, possui o papel de fonte fria.

O rendimento de uma máquina térmica é dado pelo quociente do trabalho pela energia útil, onde o trabalho é definido pela diferença entre a energia útil e a energia dissipada. A equação do rendimento pode ser reescrita como a diferença entre a unidade e o quociente da energia dissipada pela energia útil.

Rendimento da Maquina (

r

)

r={\frac {W}{Q_{1}}}

x

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

Rendimento da Maquina em % (

r

)

r=(1-{\frac {Q_{2}}{Q_{1}}})\ X100\%

x

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

Trabalho (

W

)

W={Q_{1}}-{Q_{2}}

x

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

onde:

{r}

é o rendimento;

{Q_{1}}

é a energia útil;

{W}

é o trabalho;

{Q_{2}}

é a energia dissipada;

Processos do Ciclo e trabalho realizado[editar | editar código-fonte]

O Ciclo de Carnot demonstra que o maior rendimento possível para uma máquina térmica é o de uma máquina que realizasse um ciclo de duas transformações adiabáticas e duas transformações isotérmicas, alternadas entre si, de acordo com o esquema:

1) Processo isotérmico reversível, no qual o calor é transferido do, ou para o reservatório de alta temperatura;

2) Processo adiabático reversível, no qual a temperatura do fluido de trabalho de um reservatório a alta temperatura diminui até o outro;

3) Processo isotérmico reversível, cujo calor é transferido do, ou para o reservatório de menor temperatura;

4) Processo adiabático reversível, em que a temperatura do fluido de trabalho vai aumentando desde o reservatório (a baixa temperatura) até o outro

Figura 2 - Diagrama Pressão x Volume para o Ciclo de Carnot

A figura 2 mostra um diagrama PV (pressão e Volume) do ciclo de Carnot. Como indicado pelas setas, o ciclo é percorrido no sentido horário. Imaginemos que a substância de trabalho é um gás, confinado em um cilindro isolado com um pistão pesado móvel. O cilindro pode ser colocado à vontade sobre qualquer um dos dois reservatórios térmicos, como na figura 3, ou seja, uma placa isolante. A figura 2 mostra que, se colocarmos o cilindro em contato com o reservatório em alta temperatura com temperatura Ta, o calor |Qa| se transfere para a substância de trabalho partindo deste reservatório quando o gás sofre uma expansão isotérmica do volume Va para o volume Vb. Analogamente, com a substância de trabalho em contato com o reservatório em baixa temperatura com temperatura Tb, o calor |Qb| se transfere da substância de trabalho para o reservatório em baixa temperatura quando o gás sofre uma compressão isotérmica do volume Vc para o volume Vd.

Figura 3 - Reservatório 1

Figura 3 - Reservatório 2

Supomos que a transferência de calor para a substância de trabalho ou retirado de calor da substância de trabalho só podem acontecer durante os processos isotérmicos ab e cd da fig. 2. Confirmamos que os processos bc e da que se juntam às duas isotermas nas temperaturas Ta e Tb são processos adiabáticos, ou seja, reversíveis, são processos nos quais não se transfere nenhuma energia sob a forma de calor. Para garantir que isto ocorra, durante os processos bc e da o cilindro é colocado sobre uma placa isotérmica quando o volume da substância de trabalho está variando.

O trabalho representado na figura 2 pela área sob a curva abc, mostra que a substância de trabalho está expandido, ou seja, realizado trabalho positivo quando ela eleva o pistão carregado. E o trabalho representado pela área sob a curva cda, mostra que a substância de trabalho está sendo comprimida, que significa estar realizado trabalho negativo sobre o ambiente ou, que é equivalente, o ambiente externo esta realizando trabalho sobre ela quando o pistão carregado desce.

Máquina de refrigeração[editar | editar código-fonte]

O Ciclo de Carnot em sentido anti-horário ilustra o funcionamento de uma máquina de refrigeração, em seu máximo rendimento.

Quociente de energia[editar | editar código-fonte]

No Ciclo de Carnot o quociente da energia dissipada pela temperatura da fonte fria é igual ao quociente da energia útil pela temperatura da fonte quente. Ou seja, os calores trocados pelas fontes quente e fria são proporcionais às temperaturas das fontes quente e fria. Logo, se tem que o quociente da energia dissipada pela energia útil é igual ao quociente da temperatura da fonte fria pela fonte quente. Assim, o rendimento fica igual à diferença de uma unidade com o quociente da temperatura da fonte fria pela da fonte quente.

{\frac {Q_{2}}{Q_{1}}}={\frac {T_{2}}{T_{1}}}

x

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

onde:

{T_{1}}

é a temperatura da fonte quente;

{T_{2}}

é a temperatura da fonte fria;

{Q_{1}}

é a energia útil;

{Q_{2}}

é a energia dissipada;

O propósito de qualquer motor é transformar o máximo possível de energia extraída em trabalho. O motor de Carnot (ou seja, o motor de uma máquina térmica que opera no Ciclo de Carnot) necessariamente possui eficiência térmica menor que a unidade – ou seja, essa eficiência térmica é menor que 100%. Isto mostra que apenas parte da energia extraída em forma de calor de um reservatório de alta temperatura está disponível para realizar trabalho. O resto é liberado para o reservatório de baixa temperatura.

A máquina operante no Ciclo de Carnot independe da substância com que trabalhe. Ou seja, o rendimento de uma máquina térmica é função exclusiva das temperaturas que formam os corpos quente e frio. Logo, duas máquinas térmicas diferentes que operem sob mesma temperatura (no Ciclo de Carnot) possuem rendimentos iguais.

Figura 4 - Calor Qa é convertido completamente em trabalho W

Observação: um rendimento igual a 100% (figura 4), como idealizavam os inventores, é fisicamente impossível: para o rendimento máximo, todo calor que vem da fonte quente deveria ser convertido em trabalho. Isto só ocorreria se a temperatura da fonte fria fosse zero absoluto.

Um ciclo termodinâmico se constitui de qualquer série de processos termodinâmicos tais que, ao transcurso de todos eles, o sistema regresse a seu estado inicial; ou seja, que a variação das grandezas termodinâmicas próprias do sistema seja nula.

Um fato característico dos ciclos termodinâmicos é que a lei da conservação de energia dita que: a soma de calor e trabalho recebidos pelo sistema deve ser igual à soma de calor e trabalho realizados pelo sistema.^[1]

Calor[editar | editar código-fonte]

O calor é uma energia em trânsito de um corpo para outro em resultado da diferença de temperatura entre esses corpos. A quantidade de calor Q necessária para elevar a temperatura da massa m de um material de um pequeno valor ∆T é proporcional a ∆T. Essa proporcionalidade pode ser expressa em termos da massa m e do calor especifico molar c, ou em termos do número de moles n e do calor especifico molar C=M.c onde M é a massa molar e m=nM.^[2]

Calor e trabalho em processos termodinâmicos[editar | editar código-fonte]

Um sistema termodinâmico pode trocar energia com suas vizinhanças mediante transferência de calor, ou pelo trabalho mecânico realizado. Quando um sistema com pressão P se expande de um volume V1 até um volume V2, ele realiza um trabalho W dado pela integral de P em relação ao volume. Se a pressão permanece constante, o trabalho realizado é igual a P vezes a variação de volume. Um valor negativo de W significa que o trabalho é realizado sobre o sistema.

Gráfico Pressão x Volume

Em qualquer processo termodinâmico, o calor fornecido para o sistema e o trabalho realizado pelo sistema, além de dependerem do estado inicial e do estado final, dependem também do caminho( o conjunto de estados intermediários através dos quais o sistema evolui).

W=\int _{V1}^{V2}Pdv

(1)

\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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W=P(V2-V1)

(2) (Somente para pressão constante)

Volume aumenta (V1>V2): Trabalho e área são positivos.

W=\int _{V1}^{V2}Pdv>0

^[2] (3)

\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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Primeira lei da termodinâmica[editar | editar código-fonte]

A primeira lei da termodinâmica afirma que quando se fornece um calor Q ao sistema enquanto ele realiza um trabalho W, a energia interna U varia de uma quantidade igual a Q – W. Essa lei pode ser expressa de modo a ser aplicada em um processo infinitesimal.

A energia interna de qualquer sistema termodinâmico depende somente do seu estado. A variação da energia interna em qualquer processo termodinâmico depende somente do estado inicial e do estado final, e não do caminho. A energia interna de um sistema isolado permanece constante.

\bigtriangleup U=Q-W

^[2] (4)

\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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Processos termodinâmicos[editar | editar código-fonte]

Um processo termodinâmico é um evento caracterizado pela mudança de uma ou mais variáveis de estado do sistema. As variáveis de estado são pressão, temperatura e volume, e são chamadas dessa forma pois influenciam fortemente nas propriedades e no comportamento do gás. Existem cinco tipos de processos termodinâmicos que obedecem à 1ª Lei da Termodinâmica, que são nomeados de acordo com as variáveis de estado, são eles:^[3]

Processo Adiabático: No processo adiabático não há troca de calor do sistema com o meio, ou seja, Q = 0, então pela equação (4) da 1ª lei da termodinâmica, ΔU=W.
Processo Isotérmico: No processo isotérmico, a temperatura do sistema é constante.
Processo Isobárico: No processo isobárico, a pressão do sistema é constante.
Processo Isocórico (isovolumétrico): No processo isocórico, o volume do sistema é constante, pela equação do trabalho isso faz com que o trabalho seja igual a zero. Logo, ΔU=Q.
Processo Isentrópico: No processo isentrópico, a entropia (S) do sistema não varia.^[3]

Obtenção de trabalho[editar | editar código-fonte]

Ver artigo principal: Máquina térmica

A obtenção de trabalho a partir de duas fontes térmicas com diferença de temperatura é empregada para produzir movimento, por exemplo, nos motores ou nos alternadores empregados na geração de energia elétrica. O rendimento é o principal parâmetro que caracteriza um ciclo termodinâmico e é definido como o trabalho obtido dividido pelo calor gasto no processo, em um mesmo tempo de ciclo completo, se o processo é contínuo.

Este parâmetro é diferente segundo os múltiplos tipos de ciclos termodinâmicos que existem, mas é limitado pelo fator ou rendimento (eficiência) do ciclo.

Motores de combustão interna são maquinas térmicas que transformam energia proveniente de uma reação química em energia mecânica. São chamados de motor de combustão interna porque o combustível é queimado internamente. O combustível, é queimado na câmara de combustão liberado calor para realizar trabalho.^[4]

Combustível + Oxigênio (ar) = calor + Água + Co + Co₂^[4]

Esse processo de conversão de energia é feito através de ciclos termodinâmicos que envolvem expansão e compressão de gases gerando uma mudança de temperatura entre eles, os próprios gases realizam trabalho através de processos de compressão, queima, expansão e exaustão e são motores movidos a gasolina, metano e gás liquido como os motores que seguem o ciclo de Otto e o Ciclo Diesel. Essa máquina libera uma quantidade calor Q_q , que realiza trabalho útil e uma outra parte desse Q_q liberado é dissipada para uma fonte ou um reservatório de temperatura T_f (Q_f) .^[4]

A quantidade de trabalho útil realizada por esse tipo de combustão, segundo a primeira lei da termodinâmica, pode ser definida como a quantidade de calor Q_q transmitida pela fonte quente para a fonte fria.^[2]

W =

\bigtriangleup

U.Q (5)

\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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e o rendimento é dado por

\mu ={\frac {W}{Q_{q}}}

(6)

\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}}

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Diagrama pressão x volume do ciclo de Stirling.

O rendimento teórico é dado pela quantidade de trabalho realizado e pelo calor Q_q quente cedido para fonte fria Q_f.

Substituindo (5) em (6)

Temos a eficiência máxima teórica de uma máquina térmica:

\mu =1-{\frac {T_{f}}{T_{q}}}

(7) do rendimento.

\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}}

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Os motores de combustão externa são modelados pelo ciclo de Brayton para maquinas a vapor, o motor de Stirling para turbinas a gás, e o ciclo de Rankine e o ciclo de Erikson que também modela as maquinas a vapor.

A produção de trabalho W para o ciclo de Stirling é dado por quatro processos termodinâmicos:

Processo adiabático - compressão
Processo isobárico - adição de calor
Processo adiabático - expansão
Processo isobárico - rejeição de calor

W_{t}otal=W_{1,2}+W_{2,3}+W_{3,4}+W_{4,1}

^[2] (8)

Ciclos[editar | editar código-fonte]

Ciclos termodinâmicos são a base de operação de motores de calor, que operam grande parte dos veículos automotores. Ciclos termodinâmicos podem ser divididos de acordo com o tipo de motor de calor que eles desejam modelar. Os ciclos mais comuns são os que modelam motores de combustão interna. O ciclo de Otto modela motores à gasolina, O ciclo Diesel modela motores a diesel. Ciclos que modelam motores de combustão externa incluem o ciclo de Brayton, que modela turbinas de gás, e o ciclo de Rankine, que modela turbinas de vapor.

Ciclo (ou processo cíclico) é definido como um sistema que sofre diversas transformações de estado e processos, no qual os valores iniciais e finais têm o mesmo valor. Um ciclo termodinâmico sofre processos e mudanças de estados em seu volume, pressão e temperatura. Um processo que ocorre a volume constante é chamado de isocórico; isobárico a pressão constante e isotérmico a temperatura constante.^[5] É importante lembrar que durante todo o ciclo o sistema está em equilíbrio termodinâmico. Como em um ciclo é definido como um processo que inicia e se encerra no mesmo estado, a variação da energia interna é zero ( ΔEint = 0) , assim este ciclo é regido pela Primeira Lei da Termodinâmica (ou Lei da Conservação da Energia), no qual determina que, no decorrer de qualquer ciclo termodinâmico a integral cíclica da variação de calor é proporcional a integral cíclica da variação de trabalho:^[2]

\oint \bigtriangleup {Q}=\oint \bigtriangleup {W}

^[2] (9)

\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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Durante este tipo ciclo o gás ou fluido que está realizando trabalho pega calor da fonte quente e transforma em trabalho. O calor restante é jogado no recipiente frio, dessa forma o ciclo atua como uma máquina térmica.^[2]

Ciclo ideal[editar | editar código-fonte]

Ilustração de um ciclo ideal de bomba de calor(flechas no sentido horário).

Um ciclo ideal consiste em:

Topo e base do ciclo: par de processos isobáricos
Esquerda e direita do ciclo: par de processos isocóricos

Ciclos inversos e bomba de calor[editar | editar código-fonte]

Um ciclo termodinâmico inverso busca o contrário do ciclo termodinâmico de obtenção de trabalho. Aporta-se trabalho externo ao ciclo para conseguir que a transferência de calor se produza da fonte mais fria à mais quente.

Bombas de calor.

Ciclos de bomba de calor são modelos termodinâmicos aplicados embombas de calor e refrigeradores.A diferença entre os dois é que bombas de calor são feitas para manter um local quente, enquanto refrigeradores são feitos para refrigerá-lo. O ciclo de refrigeração mais simples é o de compressão de vapor, que modela sistemas usando refrigeradores que mudam de fase.Ciclos de refrigeração de gás incluem o ciclo de Brayton reverso e o ciclo de Hampsom-Linde.

A direção natural de transferência de energia é do reservatório quente (Qq, a uma temperatura Tq) para o reservatório frio (Qf, a uma temperatura Tf). A função das bombas de calor e refrigeradores é realizar a transferência de energia do reservatório frio para o reservatório quente, com o auxílio de uma fonte de trabalho externa.^[2]

Máquina Térmica.

Em uma bomba de calor ou refrigerador, o motor recebe energia ІQfІ de um reservatório frio e fornece energia ІQqІ para outro quente, o que pode ser feito somente se o trabalho for realizado sobre o motor. É desejável que esse processo ocorra fornecendo a menor quantidade possível de trabalho, porém este nunca será nulo. Podemos resumir da seguinte forma, a energia não é transferida espontaneamente por calor de um corpo frio para um corpo quente. É necessária a entrada de trabalho para que um refrigerador funcione.^[2]

A eficácia de uma bomba de calor é descrita em termos de um número chamado coeficiente de desempenho (COD). O refrigerador ou ar-condicionado mais eficaz é aquele que remove a maior quantidade de energia do reservatório frio em troca da menor quantidade de trabalho. Então, para esses aparelhos operando no modo de resfriamento, definimos o COD em termos de ІQfІ:

COD (Modo de resfriamento):

{\frac {Qf}{W}}

(9)

\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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E no modo aquecimento, o COD de uma bomba de calor é definido como a proporção da energia transferida para o reservatório quente pelo trabalho necessário para transferir aquela energia:

COD( Modo de aquecimento):

{\frac {Qq}{W}}

^[2] (10)

\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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O ciclo termodinâmico ideal (ciclo de Carnot)[editar | editar código-fonte]

A máquina de Carnot é um motor teórico, de grande importância, descrito por Nicolas Léonard Sadi Carnot em 1824.

Carnot demonstrou que uma máquina térmica operando em um ciclo ideal, reversível (ciclo de Carnot), entre dois reservatórios térmicos é a mais eficiente possível e, ainda, que quanto maior a temperatura do reservatório quente, maior seria a eficiência da máquina térmica para uma substancia que se comporta como um gás ideal. Tal máquina estabelece um limite de eficiência máxima para todas as outras máquinas térmicas, como dito no teorema de Carnot: Nenhuma máquina térmica real operando entre dois reservatórios de energia pode ser mais eficiente que uma máquina de Carnot operando entre os mesmos dois reservatórios.

Todas as máquinas térmicas são menos eficientes que a máquina de Carnot, pois não operam em ciclo reversível, sua eficiência é ainda menor devido à dificuldades práticas, como as perdas de energia e o atrito.

Ciclo de Carnot.

O ciclo de Carnot é constituído de quatro processos, todos reversíveis, sendo dois deles isotérmicos e dois adiabáticos. Para descrevermos tal ciclo vamos supor que a substância de trabalho seja um gás ideal.

O processo A → B é uma expansão isotérmica à temperatura Tq, na qual o gás absorve energia |Qq| do reservatório quente e realiza trabalho WAB.
O processo B → C é uma expansão adiabática, ou seja, não entra nem sai energia por calor, na qual a temperatura do gás diminui de Tq para Tf e o gás realiza trabalho WBC.
O processo C → D é uma compressão isotérmica à temperatura Tf, na qual o gás libera energia |Qf| para o reservatório e é realizado trabalho WCD sobre o gás.
O processo D → A é uma compressão adiabática, na qual o gás aumenta sua temperatura de Tf para Tq e é realizado um trabalho WDA sobre o gás.^[2]

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 ( $R={N}_{A}{k}_{b}=8,3144J/mol.K$ ),
$U$ 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}

\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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Ciclo Stirling no SDCTI GRACELI -CADEIAS DE INTERAÇÕES E DIMENS. FENOM.
terça-feira, 27 de agosto de 2019

O ciclo Stirling é um ciclo termodinâmico que descreve a classe geral dos dispositivos de Stirling. Isso inclui o motor Stirling original que foi inventado, desenvolvido e patenteado em 1816 pelo Reverendo Dr. Robert Stirling com a ajuda de seu irmão, um engenheiro.^[1]
O motor criado visava a substituição do motor a vapor por uma alternativa mais segura. Além disso utilizava ar ao invés de vapor e pode empregar qualquer fonte de calor como combustível. Este ciclo delimita uma quantidade fixa de fluido de trabalho em seu interior, ininterruptamente na forma gasosa.
Os ciclos de Otto e Diesel ideais não são totalmente reversíveis, visto que para ocorrer a realização desses, deve-se envolver transferência de calor através de uma diferença de temperatura finita durante os processos isotérmicos irreversíveis de adição de calor e rejeição de calor. Além disso, os ciclos em geral não são reversíveis, dado que caso fossem, iriam contrariar totalmente a 2ª lei da termodinâmica, lei esta que define todas as transformações termodinâmicas como irreversíveis. Essa irreversibilidade é consequência de que para realizar qualquer processo cíclico existe uma demanda de um trabalho mecânico.
Essa irreversibilidade torna a eficiência térmica destes ciclos inferior à de um motor Carnot, visto que este opera dentro dos mesmos limites de temperatura. O ciclo consiste em duas transformações adiabáticas alternadas com duas transformações isotérmicas e uma série de processos reversíveis que proporciona a obtenção de uma máquina térmica com o maior rendimento possível.^[2]
Já o ciclo de Stirling é uma versão alterada do ciclo de Carnot, sendo que os dois processos isentrópicos apresentados no ciclo de Carnot são substituídos por dois processos de regeneração de volume constante. Pode ser caracterizado como um processo isotérmico com adição de calor e rejeição de calor.
Em teoria o motor de Stirling possui alta eficiência. Quando construído o protótipo nas décadas de 50 e 60 e chegaram a uma eficiência de 45%, uma vez que este supera os motores a gasolina ou diesel, que possuem uma eficiência média de 20% a 30%. O seu rendimento pode ser calculado por:
$r={W \over Qf}$
Assim:
$rSTIRLING={mR\ln({V1 \over V2})(Tq-Tf) \over mRTq\ln({V1 \over V2})}={(Tq-Tf) \over Tq}$
x

ENERGIA DE GRACELI = ENERGIA X POTENCIAIS X

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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.

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

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

$T=e^{-2bL}$ , $b={\sqrt {\frac {8\pi ^{2}m(Ub-E)}{h^{2}}}}$

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

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

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

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$V [R] [MA] = Δ e, M, Δ f, Δ E, Δ t, Δ i, Δ T, Δ C, Δ E, Δ A, Δ D, Δ M...... X =$
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onde:
$r$ : é o rendimento;
Qf: é a energia útil;
W: é o trabalho;
Tf: é a temperatura da fonte fria;
Tq: é a temperatura da fonte quente;
m: é a massa;
R: é a constante dos gases ideais.
Por meio das equações podemos concluir que :
$rSTIRLING=rCARNOT$
Para esse ciclo há uma série de eventos que alteram a pressão do gás no interior do motor, garantindo sua funcionalidade. O processo consiste em uma expansão isotérmica, seguido de resfriamento a volume constante, uma compressão isotérmica e um aquecimento a volume constante de volta aos valores termodinâmicos originais.

Contexto histórico[editar | editar código-fonte]
Devido a limitações tecnológicas do início do século XIX, máquinas a vapor explodiam com grande frequência quando suas peças eram submetidas à alta pressão e em função da precária tecnologia metalúrgica das caldeiras. Insatisfeitos com isso, e comovido com a dor dos diversos familiares dos operários mortos em acidentes envolvendo tais explosões, Robert Stirling, com auxílio de seu irmão engenheiro, desenvolveram um ciclo cuja aplicação tornaria as máquinas mais seguras, o qual era mais eficiente que os ciclos empregados nas máquinas da época. O motor também é conhecido como “motor de ar quente”, devido a utilização de gases atmosféricos como fluido de trabalho, assim sendo, esse ciclo assemelha-se muito com o Ciclo de Carnot.
Nascido em 1790 em Gloag, na Escócia, Robert Stirling faleceu em 1878 na cidade de Galston, situada a aproximadamente 30 km ao sul de Glasgow. Pertencente a uma extensa família, era o terceiro dos irmãos, e tanto na escola quanto na universidade, apresentou-se como um brilhante aluno. Estudou na Universidade de Edimburgo, formando-se em 1808, também estudou na Universidade de Glasgow. Em 1819, casou-se com Jean Rankin, e o casal teve sete filhos, dentre eles, quatro rapazes tornaram-se engenheiros ferroviários (Patrick, William, Robert e James), outro, optou por se tornar um clérigo (David).^[3]
Tranformações termodinâmicas[editar | editar código-fonte]
Diagrama de pressão x volume do ciclo de Stirling
O ciclo Stirling é fechado e se parece muito com o Ciclo de Carnot, que representa o limite máximo de eficiência para uma máquina térmica. Algumas máquinas construidas obedecendo a este ciclo já chegaram a 45% de rendimento. ^[4]
Quatro fases compõem o ciclo de Stirling:
Expansão isotérmica: Uma fonte de calor externa aquece o gás enquanto este se expande a fim de que sua temperaturapermaneça constante.Ao fornecer a quantidade de calor $Q_1$ , o gás se expande do volume $V_{1}$ a $V_{2}$ isotermicamente, portanto a pressão no interior do cilindro é reduzida de acordo com a equação $pV=nRT$ . Desde que as mudanças de estado isotérmicos não alterem a energia interna U do sistema (dU = 0), o primeiro princípio de Termodinâmica é dado por dW = dQ, isto é, a entrada de calor se transforma completamente em trabalho mecânico. Da equação dW= -RT (dV/V) obtém-se: $W_{1}=\int _{V_{1}}^{V_{2}}dW=-nRT_{1}\ln(V_{2}/V_{1})=-Q_{1}$
$x$
$\Delta U={\frac {3}{2}}nR(T_{f}-T_{i})$
Resfriamento isocórico: O calor é retirado do gás. O gás se matém a volume constante( $V_{2}=V_{3}$ ) e sua pressão diminui. Assim, o gás é resfriado da temperatura $T_1$ a temperatura $T_2$ e consequentemente reduz a sua energia interna $U_{2}=C_{v}(T_{2}-T_{1})$ . Uma vez que ocorre um processo isocórico, nenhum trabalho mecânico é executado $(W_{2}=0)$ ,portanto, de acordo com o primeiro princípio da termodinâmica $Q_{2}=U_{2}<0$ .
Compressão isotérmica: O gás é refrigerado enquanto seu volume diminui voltando ao seu estado inicial colaborando para que sua temperatura não aumente.Nesse processo, há uma perda de calor $Q_3$ , há também uma compressão do volume do gás no cilindro,além de um aumento na pressão interna, ressaltando que tudo ocorre isotermicamente de acordo com a equação $pV=nRT$ , fazendo com que seja possível que o ciclo se forme, mantendo assim sua energia interna igual a 0.
Aquecimento isocórico: Para que o ciclo se complete, nessa última parte do processo, há um pequeno aumento na temperatura fazendo com que ela retorne ao seu estado inicial, enquanto o volume se mantém constante, ressaltando que ocorre um aumento na pressão interna do sistema,além de um aumento na energia interna do ciclo, fazendo com que ele se retorne à primeira etapa, com seu volume,pressão e temperatura na forma inicial do processo. Ao final do ciclo, podemos representar o trabalho total pela seguinte expressão:
$W=W_{1}+W_{3}=-nR(T_{1}-T_{2})\ln(V_{2}/V_{1})=-\oint pdV$
[5]

ENERGIA DE GRACELI = ENERGIA X POTENCIAIS X

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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.

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

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

$T=e^{-2bL}$ , $b={\sqrt {\frac {8\pi ^{2}m(Ub-E)}{h^{2}}}}$

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

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

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

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$V [R] [MA] = Δ e, M, Δ f, Δ E, Δ t, Δ i, Δ T, Δ C, Δ E, Δ A, Δ D, Δ M...... X =$
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O fator de compressibilidade mede o grau de não idealidade dos gases reais. Ele foi introduzido na equação dos gases ideais de forma a efetuar uma correção na mesma, para poder-se aplicá-la aos gases reais. Assim, a equação de estado dos gases ideais, corrigida pelo fator de compressibilidade, é dada por:^[1]
$pV_{m}=RTZ$ (1)
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ENERGIA DE GRACELI = ENERGIA X POTENCIAIS X

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

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

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

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

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Onde Z é o fator de compressibilidade propriamente dito, puramente empírico.
Baseando-se na equação (1), podemos definir matematicamente o fator de compressibilidade por:
$Z=pV_{m}/RT=V_{m,real}/V_{m,ideal}$ (2)
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ENERGIA DE GRACELI = ENERGIA X POTENCIAIS X

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Observando-se as equações anteriores, nota-se que se o gás for ideal teremos:
$V_{m}=V_{m,ideal}$
Então:
$Z=V_{m}/V_{m,ideal}=1$ (3)
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Como o volume molar é uma função da temperatura e da pressão, Z será uma função dessas mesmas variáveis, ou seja:
$Z=Z(T,P)$ (4)
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ENERGIA DE GRACELI = ENERGIA X POTENCIAIS X

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Ciclo Stirling no SDCTI GRACELI -CADEIAS DE INTERAÇÕES E DIMENS. FENOM.
terça-feira, 27 de agosto de 2019

O ciclo Stirling é um ciclo termodinâmico que descreve a classe geral dos dispositivos de Stirling. Isso inclui o motor Stirling original que foi inventado, desenvolvido e patenteado em 1816 pelo Reverendo Dr. Robert Stirling com a ajuda de seu irmão, um engenheiro.^[1]
O motor criado visava a substituição do motor a vapor por uma alternativa mais segura. Além disso utilizava ar ao invés de vapor e pode empregar qualquer fonte de calor como combustível. Este ciclo delimita uma quantidade fixa de fluido de trabalho em seu interior, ininterruptamente na forma gasosa.
Os ciclos de Otto e Diesel ideais não são totalmente reversíveis, visto que para ocorrer a realização desses, deve-se envolver transferência de calor através de uma diferença de temperatura finita durante os processos isotérmicos irreversíveis de adição de calor e rejeição de calor. Além disso, os ciclos em geral não são reversíveis, dado que caso fossem, iriam contrariar totalmente a 2ª lei da termodinâmica, lei esta que define todas as transformações termodinâmicas como irreversíveis. Essa irreversibilidade é consequência de que para realizar qualquer processo cíclico existe uma demanda de um trabalho mecânico.
Essa irreversibilidade torna a eficiência térmica destes ciclos inferior à de um motor Carnot, visto que este opera dentro dos mesmos limites de temperatura. O ciclo consiste em duas transformações adiabáticas alternadas com duas transformações isotérmicas e uma série de processos reversíveis que proporciona a obtenção de uma máquina térmica com o maior rendimento possível.^[2]
Já o ciclo de Stirling é uma versão alterada do ciclo de Carnot, sendo que os dois processos isentrópicos apresentados no ciclo de Carnot são substituídos por dois processos de regeneração de volume constante. Pode ser caracterizado como um processo isotérmico com adição de calor e rejeição de calor.
Em teoria o motor de Stirling possui alta eficiência. Quando construído o protótipo nas décadas de 50 e 60 e chegaram a uma eficiência de 45%, uma vez que este supera os motores a gasolina ou diesel, que possuem uma eficiência média de 20% a 30%. O seu rendimento pode ser calculado por:
$r={W \over Qf}$
Assim:
$rSTIRLING={mR\ln({V1 \over V2})(Tq-Tf) \over mRTq\ln({V1 \over V2})}={(Tq-Tf) \over Tq}$
x

ENERGIA DE GRACELI = ENERGIA X POTENCIAIS X

x
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.

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

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

$T=e^{-2bL}$ , $b={\sqrt {\frac {8\pi ^{2}m(Ub-E)}{h^{2}}}}$

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

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

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

X

$V [R] [MA] = Δ e, M, Δ f, Δ E, Δ t, Δ i, Δ T, Δ C, Δ E, Δ A, Δ D, Δ M...... X =$
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
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onde:
$r$ : é o rendimento;
Qf: é a energia útil;
W: é o trabalho;
Tf: é a temperatura da fonte fria;
Tq: é a temperatura da fonte quente;
m: é a massa;
R: é a constante dos gases ideais.
Por meio das equações podemos concluir que :
$rSTIRLING=rCARNOT$
Para esse ciclo há uma série de eventos que alteram a pressão do gás no interior do motor, garantindo sua funcionalidade. O processo consiste em uma expansão isotérmica, seguido de resfriamento a volume constante, uma compressão isotérmica e um aquecimento a volume constante de volta aos valores termodinâmicos originais.

Contexto histórico[editar | editar código-fonte]
Devido a limitações tecnológicas do início do século XIX, máquinas a vapor explodiam com grande frequência quando suas peças eram submetidas à alta pressão e em função da precária tecnologia metalúrgica das caldeiras. Insatisfeitos com isso, e comovido com a dor dos diversos familiares dos operários mortos em acidentes envolvendo tais explosões, Robert Stirling, com auxílio de seu irmão engenheiro, desenvolveram um ciclo cuja aplicação tornaria as máquinas mais seguras, o qual era mais eficiente que os ciclos empregados nas máquinas da época. O motor também é conhecido como “motor de ar quente”, devido a utilização de gases atmosféricos como fluido de trabalho, assim sendo, esse ciclo assemelha-se muito com o Ciclo de Carnot.
Nascido em 1790 em Gloag, na Escócia, Robert Stirling faleceu em 1878 na cidade de Galston, situada a aproximadamente 30 km ao sul de Glasgow. Pertencente a uma extensa família, era o terceiro dos irmãos, e tanto na escola quanto na universidade, apresentou-se como um brilhante aluno. Estudou na Universidade de Edimburgo, formando-se em 1808, também estudou na Universidade de Glasgow. Em 1819, casou-se com Jean Rankin, e o casal teve sete filhos, dentre eles, quatro rapazes tornaram-se engenheiros ferroviários (Patrick, William, Robert e James), outro, optou por se tornar um clérigo (David).^[3]
Tranformações termodinâmicas[editar | editar código-fonte]
Diagrama de pressão x volume do ciclo de Stirling
O ciclo Stirling é fechado e se parece muito com o Ciclo de Carnot, que representa o limite máximo de eficiência para uma máquina térmica. Algumas máquinas construidas obedecendo a este ciclo já chegaram a 45% de rendimento. ^[4]
Quatro fases compõem o ciclo de Stirling:
Expansão isotérmica: Uma fonte de calor externa aquece o gás enquanto este se expande a fim de que sua temperaturapermaneça constante.Ao fornecer a quantidade de calor $Q_1$ , o gás se expande do volume $V_{1}$ a $V_{2}$ isotermicamente, portanto a pressão no interior do cilindro é reduzida de acordo com a equação $pV=nRT$ . Desde que as mudanças de estado isotérmicos não alterem a energia interna U do sistema (dU = 0), o primeiro princípio de Termodinâmica é dado por dW = dQ, isto é, a entrada de calor se transforma completamente em trabalho mecânico. Da equação dW= -RT (dV/V) obtém-se: $W_{1}=\int _{V_{1}}^{V_{2}}dW=-nRT_{1}\ln(V_{2}/V_{1})=-Q_{1}$
$x$
$\Delta U={\frac {3}{2}}nR(T_{f}-T_{i})$
Resfriamento isocórico: O calor é retirado do gás. O gás se matém a volume constante( $V_{2}=V_{3}$ ) e sua pressão diminui. Assim, o gás é resfriado da temperatura $T_1$ a temperatura $T_2$ e consequentemente reduz a sua energia interna $U_{2}=C_{v}(T_{2}-T_{1})$ . Uma vez que ocorre um processo isocórico, nenhum trabalho mecânico é executado $(W_{2}=0)$ ,portanto, de acordo com o primeiro princípio da termodinâmica $Q_{2}=U_{2}<0$ .
Compressão isotérmica: O gás é refrigerado enquanto seu volume diminui voltando ao seu estado inicial colaborando para que sua temperatura não aumente.Nesse processo, há uma perda de calor $Q_3$ , há também uma compressão do volume do gás no cilindro,além de um aumento na pressão interna, ressaltando que tudo ocorre isotermicamente de acordo com a equação $pV=nRT$ , fazendo com que seja possível que o ciclo se forme, mantendo assim sua energia interna igual a 0.
Aquecimento isocórico: Para que o ciclo se complete, nessa última parte do processo, há um pequeno aumento na temperatura fazendo com que ela retorne ao seu estado inicial, enquanto o volume se mantém constante, ressaltando que ocorre um aumento na pressão interna do sistema,além de um aumento na energia interna do ciclo, fazendo com que ele se retorne à primeira etapa, com seu volume,pressão e temperatura na forma inicial do processo. Ao final do ciclo, podemos representar o trabalho total pela seguinte expressão:
$W=W_{1}+W_{3}=-nR(T_{1}-T_{2})\ln(V_{2}/V_{1})=-\oint pdV$
[5]

ENERGIA DE GRACELI = ENERGIA X POTENCIAIS X

x
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.

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

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

$T=e^{-2bL}$ , $b={\sqrt {\frac {8\pi ^{2}m(Ub-E)}{h^{2}}}}$

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

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

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

X

$V [R] [MA] = Δ e, M, Δ f, Δ E, Δ t, Δ i, Δ T, Δ C, Δ E, Δ A, Δ D, Δ M...... X =$
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sistema de dez dimensões de Graceli +
DIMENSÕES EXTRAS DO SISTEMA DECADIMENSIONAL E CATEGORIAL GRACELI..
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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O fator de compressibilidade mede o grau de não idealidade dos gases reais. Ele foi introduzido na equação dos gases ideais de forma a efetuar uma correção na mesma, para poder-se aplicá-la aos gases reais. Assim, a equação de estado dos gases ideais, corrigida pelo fator de compressibilidade, é dada por:^[1]
$pV_{m}=RTZ$ (1)
x

ENERGIA DE GRACELI = ENERGIA X POTENCIAIS X

x
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.

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

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

$T=e^{-2bL}$ , $b={\sqrt {\frac {8\pi ^{2}m(Ub-E)}{h^{2}}}}$

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

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

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

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$V [R] [MA] = Δ e, M, Δ f, Δ E, Δ t, Δ i, Δ T, Δ C, Δ E, Δ A, Δ D, Δ M...... X =$
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DIMENSÕES DE FASES DE ESTADOS DE TRANSIÇÕES DE GRACELI.
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TEMPO ESPECÍFICO E FENOMÊNICO DE GRACELI
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Onde Z é o fator de compressibilidade propriamente dito, puramente empírico.
Baseando-se na equação (1), podemos definir matematicamente o fator de compressibilidade por:
$Z=pV_{m}/RT=V_{m,real}/V_{m,ideal}$ (2)
x

ENERGIA DE GRACELI = ENERGIA X POTENCIAIS X

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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.

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

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

$T=e^{-2bL}$ , $b={\sqrt {\frac {8\pi ^{2}m(Ub-E)}{h^{2}}}}$

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

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

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

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Observando-se as equações anteriores, nota-se que se o gás for ideal teremos:
$V_{m}=V_{m,ideal}$
Então:
$Z=V_{m}/V_{m,ideal}=1$ (3)
x

ENERGIA DE GRACELI = ENERGIA X POTENCIAIS X

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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.

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

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

$T=e^{-2bL}$ , $b={\sqrt {\frac {8\pi ^{2}m(Ub-E)}{h^{2}}}}$

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

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

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

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Como o volume molar é uma função da temperatura e da pressão, Z será uma função dessas mesmas variáveis, ou seja:
$Z=Z(T,P)$ (4)
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ENERGIA DE GRACELI = ENERGIA X POTENCIAIS X

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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.

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

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

$T=e^{-2bL}$ , $b={\sqrt {\frac {8\pi ^{2}m(Ub-E)}{h^{2}}}}$

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

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

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

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$V [R] [MA] = Δ e, M, Δ f, Δ E, Δ t, Δ i, Δ T, Δ C, Δ E, Δ A, Δ D, Δ M...... X =$
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DIMENSÕES DE FASES DE ESTADOS DE TRANSIÇÕES DE GRACELI.
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Transformação itrasbárica GRACELI - NO SDCTI GRACELI -CADEIAS DE INTERAÇÕES E DIMENS. FENOM.
segunda-feira, 26 de agosto de 2019

TRANSFORMAÇÕES TRANSBÁRICA GRACELI - TRANSCENDENTE, MUTÁVEL E INDETERMINADA CONFORME SDCTI GRACELI - CADEASI DE INTERAÇÕES E DIMENS. FENOMÊNICAS.

Uma transformação isobárica é uma transformação termodinâmica na qual a pressãopermanece constante em um sistema fechado, sistema este que permite trocas de energia, mas não de matéria, entre o sistema e sua vizinhança. Essa transformação também recebe o nome de Lei de Charles e Gay-Lussac. No século XVIII, o físico francês Jacques Alexandre César Charles descobriu essa relação entre volume e temperatura. Seu interesse surgiu a partir da prática do balonismo. Em 1787 formula a lei da proporção direta entre o volume e a temperatura de um gás a pressão constante. Essas conclusões foram comprovadas experimentalmente por Joseph Louis Gay-Lussac no início do século XIX, sendo então oficialmente publicada. O termo deriva da língua grega iso, "igual" e baros, "pressão". O calor transferido para o sistema realiza trabalho e, portanto, altera a energia interna do sistema, conforme a primeira lei da termodinâmica:
$Q=\Delta U+W\,$
$X$

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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.
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$\left(\alpha _{0}mc^{2}+\sum _{{j=1}}^{3}\alpha _{j}p_{j}\,c\right)\psi ({\mathbf {x}},t)=i\hbar {\frac {\partial \psi }{\partial t}}({\mathbf {x}},t)$ [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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$V [R] [MA] = Δ e, M, Δ f, Δ E, Δ t, Δ i, Δ T, Δ C, Δ E, Δ A, Δ D, Δ M...... X =$
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DIMENSÕES EXTRAS DO SISTEMA DECADIMENSIONAL E CATEGORIAL GRACELI.
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Onde $Q$ é o calor, $U$ a energia interna e $W$ o trabalho feito pelo sistema.

Formalismo[editar | editar código-fonte]
À pressão constante, sendo a temperatura da amostra T e o seu volume V, essa relação pode ser expressa matematicamente por:
$V/T=constante$
Onde essa constante depende da temperatura em que ocorre a transformação da amostra do gás confinado no recipiente. Essa relação pode ser descrita ainda de outra forma. Se a amostra de gás, a uma temperatura inicial $T_{i}$ , ocupando o volume $V_i$ , passar a ter temperatura $T_{f}$ e volume $V_{f}$ , mantendo sempre a pressão constante, pode-se afirmar que:
$V_{i}/T_{i}=V_{f}/T_{f}$
$X$

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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.
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$\left(\alpha _{0}mc^{2}+\sum _{{j=1}}^{3}\alpha _{j}p_{j}\,c\right)\psi ({\mathbf {x}},t)=i\hbar {\frac {\partial \psi }{\partial t}}({\mathbf {x}},t)$ [EQUAÇÃO DE DIRAC].
+
$\Delta U={\frac {3}{2}}nR(T_{f}-T_{i})$ +

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

$T=e^{-2bL}$ , $b={\sqrt {\frac {8\pi ^{2}m(Ub-E)}{h^{2}}}}$

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

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

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

X

$V [R] [MA] = Δ e, M, Δ f, Δ E, Δ t, Δ i, Δ T, Δ C, Δ E, Δ A, Δ D, Δ M...... X =$
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.
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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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Trabalho[editar | editar código-fonte]
O trabalho realizado por uma transformação isobárica, em um sistema fechado, é definido como:
$W=\int \!p\,dV\,$
$X$

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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.
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$\left(\alpha _{0}mc^{2}+\sum _{{j=1}}^{3}\alpha _{j}p_{j}\,c\right)\psi ({\mathbf {x}},t)=i\hbar {\frac {\partial \psi }{\partial t}}({\mathbf {x}},t)$ [EQUAÇÃO DE DIRAC].
+
$\Delta U={\frac {3}{2}}nR(T_{f}-T_{i})$ +

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

$T=e^{-2bL}$ , $b={\sqrt {\frac {8\pi ^{2}m(Ub-E)}{h^{2}}}}$

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

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

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

X

$V [R] [MA] = Δ e, M, Δ f, Δ E, Δ t, Δ i, Δ T, Δ C, Δ E, Δ A, Δ D, Δ M...... X =$
ΤDCG
X
Δe, ΔM, Δf, ΔE, Δt, Δi, ΔT, ΔC, ΔE,ΔA, ΔD, ΔM...... =
x
sistema de dez dimensões de Graceli +
DIMENSÕES EXTRAS DO SISTEMA DECADIMENSIONAL E CATEGORIAL 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
Como a pressão $p$ é constante ela sai fora da integral:
$W=p\int \!\,dV\,$
$X$

x
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.
x
$\left(\alpha _{0}mc^{2}+\sum _{{j=1}}^{3}\alpha _{j}p_{j}\,c\right)\psi ({\mathbf {x}},t)=i\hbar {\frac {\partial \psi }{\partial t}}({\mathbf {x}},t)$ [EQUAÇÃO DE DIRAC].
+
$\Delta U={\frac {3}{2}}nR(T_{f}-T_{i})$ +

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

$T=e^{-2bL}$ , $b={\sqrt {\frac {8\pi ^{2}m(Ub-E)}{h^{2}}}}$

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

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

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

X

$V [R] [MA] = Δ e, M, Δ f, Δ E, Δ t, Δ i, Δ T, Δ C, Δ E, Δ A, Δ D, Δ M...... X =$
ΤDCG
X
Δe, ΔM, Δf, ΔE, Δt, Δi, ΔT, ΔC, ΔE,ΔA, ΔD, ΔM...... =
x
sistema de dez dimensões de Graceli +
DIMENSÕES EXTRAS DO SISTEMA DECADIMENSIONAL E CATEGORIAL GRACELI.
x
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
X
T l   T l    E l      Fl        dfG l
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D
A integral de $dV$ é a própria variação do volume $\Delta V\$ .
$W=p\Delta V\,$
$X$

x
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.
x
$\left(\alpha _{0}mc^{2}+\sum _{{j=1}}^{3}\alpha _{j}p_{j}\,c\right)\psi ({\mathbf {x}},t)=i\hbar {\frac {\partial \psi }{\partial t}}({\mathbf {x}},t)$ [EQUAÇÃO DE DIRAC].
+
$\Delta U={\frac {3}{2}}nR(T_{f}-T_{i})$ +

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

$T=e^{-2bL}$ , $b={\sqrt {\frac {8\pi ^{2}m(Ub-E)}{h^{2}}}}$

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

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

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

X

$V [R] [MA] = Δ e, M, Δ f, Δ E, Δ t, Δ i, Δ T, Δ C, Δ E, Δ A, Δ D, Δ M...... X =$
ΤDCG
X
Δe, ΔM, Δf, ΔE, Δt, Δi, ΔT, ΔC, ΔE,ΔA, ΔD, ΔM...... =
x
sistema de dez dimensões de Graceli +
DIMENSÕES EXTRAS DO SISTEMA DECADIMENSIONAL E CATEGORIAL GRACELI.
x
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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P l   Ml           tfefel
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D
Obs: Vide o diagrama PxV e veja que o valor dessa integral é a própria área W, em amarelo.

Aplicando a Lei dos Gases Ideais, onde segue a relação $p=nRT/V$ , o trabalho torna -se:
$W=n\,R\,\Delta T$
$X$

x
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.
x
$\left(\alpha _{0}mc^{2}+\sum _{{j=1}}^{3}\alpha _{j}p_{j}\,c\right)\psi ({\mathbf {x}},t)=i\hbar {\frac {\partial \psi }{\partial t}}({\mathbf {x}},t)$ [EQUAÇÃO DE DIRAC].
+
$\Delta U={\frac {3}{2}}nR(T_{f}-T_{i})$ +

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

$T=e^{-2bL}$ , $b={\sqrt {\frac {8\pi ^{2}m(Ub-E)}{h^{2}}}}$

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

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

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

X

$V [R] [MA] = Δ e, M, Δ f, Δ E, Δ t, Δ i, Δ T, Δ C, Δ E, Δ A, Δ D, Δ M...... X =$
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.
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TEMPO ESPECÍFICO E FENOMÊNICO DE GRACELI
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D
assumindo que a quantidade de gás permanece constante, por exemplo, não existe uma transição de fase , durante uma reação química. De acordo com o teorema da equipartição, a mudança na energia interna está relacionado com a temperatura do sistema,
$\Delta U=n\,c_{V}\,\Delta T$
$X$

x
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.
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$\left(\alpha _{0}mc^{2}+\sum _{{j=1}}^{3}\alpha _{j}p_{j}\,c\right)\psi ({\mathbf {x}},t)=i\hbar {\frac {\partial \psi }{\partial t}}({\mathbf {x}},t)$ [EQUAÇÃO DE DIRAC].
+
$\Delta U={\frac {3}{2}}nR(T_{f}-T_{i})$ +

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

$T=e^{-2bL}$ , $b={\sqrt {\frac {8\pi ^{2}m(Ub-E)}{h^{2}}}}$

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

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

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

X

$V [R] [MA] = Δ e, M, Δ f, Δ E, Δ t, Δ i, Δ T, Δ C, Δ E, Δ A, Δ D, Δ M...... X =$
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Δe, ΔM, Δf, ΔE, Δt, Δi, ΔT, ΔC, ΔE,ΔA, ΔD, ΔM...... =
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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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onde $c_{V}$ é o calor específico a volume constante.
Substituindo as duas últimas equações na primeira equação, $Q=\Delta U+W\,$ , temos:
$Q=n\,c_{V}\,\Delta T+n\,R\,\Delta T$
$=n\,(c_{V}+R)\,\Delta T$
$=n\,c_{P}\,\Delta T$
$X$

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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.
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$\left(\alpha _{0}mc^{2}+\sum _{{j=1}}^{3}\alpha _{j}p_{j}\,c\right)\psi ({\mathbf {x}},t)=i\hbar {\frac {\partial \psi }{\partial t}}({\mathbf {x}},t)$ [EQUAÇÃO DE DIRAC].
+
$\Delta U={\frac {3}{2}}nR(T_{f}-T_{i})$ +

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

$T=e^{-2bL}$ , $b={\sqrt {\frac {8\pi ^{2}m(Ub-E)}{h^{2}}}}$

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

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

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

X

$V [R] [MA] = Δ e, M, Δ f, Δ E, Δ t, Δ i, Δ T, Δ C, Δ E, Δ A, Δ D, Δ M...... X =$
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Δe, ΔM, Δf, ΔE, Δt, Δi, ΔT, ΔC, ΔE,ΔA, ΔD, ΔM...... =
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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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onde $c_{P}$ é o calor específico à pressão constante.
Convenção para o sinal do trabalho:
Se o volume comprime ( $\Delta V=V_{f}-V_{i}<0$ ), então $W<0$ . Ou seja, durante a compressão o gás realiza trabalho negativo e o ambiente realiza trabalho sobre o sistema.
Se o volume aumenta ( $\Delta V=V_{f}-V_{i}>0$ ), então $W>0$ . Isto é, durante a expansão do gás o trabalho é positivo, ou equivalentemente, o ambiente recebe o trabalho exercido pelo gás.

A Lei de Charles é uma lei dos gases perfeitos. Esta lei diz respeito às transformações isobáricas, isto é, aquelas que se processam a pressão constante, cujo enunciado é o seguinte:
A pressão constante, o volume de uma determinada massa de gás é diretamente proporcional à sua temperatura absoluta.^[1]
essa relação de proporcionalidade pode ser descrita como:
$\frac{V}{T} = \mbox{constante}$
Jacques Charles observou, em 1787, que todos os gases têm aproximadamente o mesmo coeficiente de dilatação volumétrica β ≈ 1/273 °C^-1.
Isto, em 1802, foi verificado experimentalmente com maior precisão por Joseph Gay-Lussac. O valor atualmente aceito é:
$\beta \approx {\frac {1}{273.15}}{\text{°C}}^{-1}$
$X$
$\left(\alpha _{0}mc^{2}+\sum _{{j=1}}^{3}\alpha _{j}p_{j}\,c\right)\psi ({\mathbf {x}},t)=i\hbar {\frac {\partial \psi }{\partial t}}({\mathbf {x}},t)$
Logo, sabendo da equação de dilatação volumétrica descrita por
$\Delta{V} = V - V_0 = {V_0}{\beta}\Delta{T}$ ,
X

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.
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$\left(\alpha _{0}mc^{2}+\sum _{{j=1}}^{3}\alpha _{j}p_{j}\,c\right)\psi ({\mathbf {x}},t)=i\hbar {\frac {\partial \psi }{\partial t}}({\mathbf {x}},t)$ [EQUAÇÃO DE DIRAC].
+
$\Delta U={\frac {3}{2}}nR(T_{f}-T_{i})$ +

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

$T=e^{-2bL}$ , $b={\sqrt {\frac {8\pi ^{2}m(Ub-E)}{h^{2}}}}$

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

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

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

X

$V [R] [MA] = Δ e, M, Δ f, Δ E, Δ t, Δ i, Δ T, Δ C, Δ E, Δ A, Δ D, Δ M...... X =$
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 +
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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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onde:
β é o coeficiente de dilatação volumétrica
V₀ é o volume do gás correspondente a 0 °C
V é o volume do gás à temperatura ΔT na escala Celsius
T₀ = 273.15 K
T = ΔT + 273.15 K, sempre à pressão constante P = 1 atm.
Assim, podemos manipular algebricamente a equação acima:
$\frac{V-V_0}{V_0} = {\beta}\Delta{T} \to \frac{V}{V_0} - {1} = {\beta}\Delta{T}$
$X$
$\left(\alpha _{0}mc^{2}+\sum _{{j=1}}^{3}\alpha _{j}p_{j}\,c\right)\psi ({\mathbf {x}},t)=i\hbar {\frac {\partial \psi }{\partial t}}({\mathbf {x}},t)$
Como β ≈ 1/273 °C^-1, podemos substituir na equação acima e continuar com as operações algébricas:
$\frac{V}{V_0} = \frac{1}{273.15}\Delta{T} + {1}$
${V} = \frac{V_0}{273.15}\Delta{T} + {V_0}$
${V} = \frac{V_0}{273.15}\Delta{T} + \frac{273.15V_0}{273.15}$
${V} = \frac{V_0}{273.15}(\Delta{T} + {273.15})$
$\frac{V}{V_0} = \frac{\Delta{T + 273.15}}{273.15}$
$X$
$\left(\alpha _{0}mc^{2}+\sum _{{j=1}}^{3}\alpha _{j}p_{j}\,c\right)\psi ({\mathbf {x}},t)=i\hbar {\frac {\partial \psi }{\partial t}}({\mathbf {x}},t)$
Assim como definido anteriormente, T₀ = 273.15 K e T = ΔT + 273.15 K e sendo ΔT a temperatura final do gás na escala Celsius:
$\frac{V}{V_0} = \frac{T}{T_0};\qquad {P} = \mbox{constante}$
$X$
$\left(\alpha _{0}mc^{2}+\sum _{{j=1}}^{3}\alpha _{j}p_{j}\,c\right)\psi ({\mathbf {x}},t)=i\hbar {\frac {\partial \psi }{\partial t}}({\mathbf {x}},t)$
Desta maneira, aumentando a temperatura de um gás a pressão constante, o seu volume aumenta, e diminuindo a temperatura, o volume também diminui. Teoricamente, ao cessar a agitação térmica das moléculas, a pressão é nula, e atinge-se o zero absoluto, ou seja, o volume tende a zero.
A representação gráfica da transformação isobárica, no gráfico do volume pela temperatura absoluta, é uma reta.

Coeficiente de transferência térmica NO sdcti graceli -cadeias de interações e dimens. fenom.
terça-feira, 27 de agosto de 2019

O coeficiente de transferência térmica ou coeficiente de transferência de calor, em termodinâmica e em engenharia mecânica e química, é usado no cálculo da transferência de calor, tipicamente por convecção ou mudança de fase entre um fluido e um sólido:
$h={\frac {\Delta Q}{A\cdot \Delta T\cdot \Delta t}}$
$X$
$\Delta U={\frac {3}{2}}nR(T_{f}-T_{i})$
onde
ΔQ = entrada de calor ou perda de calor, J
h = coeficiente de transferência térmica, W/(m²K)
A = área de superfície de transferência térmica, m²
$\Delta T$ = diferença na temperatura entre a área da superfície do sólido e a do fluido circundante, K
$\Delta t$ = período de tempo, s
Da equação acima, o coeficiente de transferência de calor é o coeficiente de proporcionalidade entre o fluxo de calor, Q/(AΔt), e a força condutora termodinâmica para o fluxo de calor (i.e., a diferença de temperatura, ΔT).
O coeficiente de transferência de calor tem unidades SI em watt por metro quadrado kelvin: W/(m²K).
Existem numerosos métodos para o cálculo do coeficiente de transferência de calor em diferentes modos de transferência de calor, diferentes fluidos, regimes de fluxo, e sob diferentes condições termohidráulicas. Frequentemente pode ser estimado pela divisão da condutividade térmica do fluido em convecção por uma escala de comprimento. O coeficiente de transferência térmica é frequentemente calculado do número de Nusselt (um número adimensional).

Correlação de Dittus–Boelter[editar | editar código-fonte]
Representação esquemática da convecção na presença de um campo gravitacional.
Uma correlação comum e particularmente simples útil para muitas aplicações é a correlação de transferência de calor de Dittus–Boelter para fluidos em fluxo turbulento. Esta correlação é aplicável quando convecção forçada é o único modo de transferência de calor; i.e., não há ebulição, condensação, radiação significativa, etc. A precisão desta correlação é considerada como sendo de ±15%.
Para um líquido fluindo em um tubo reto de seção circular com um número de Reynolds entre 10.000 e 120.000 (na faixa de fluxo turbulentoem tubos), quando o número de Prandtl do líquido encontra-se entre 0,7 e 120, para uma localização distante da entrada do tubo (mais que 10 diâmetros do tubo; mais que 50 diâmetros de acordo com alguns autores^[1]) ou outros distúrbios de fluxo, e quando a superfície do tubo é hidraulicamente suave, o coeficiente de transferência de calor entre o volume do fluido e a superfície do tubo pode ser expresso como:
$h={{k_{w}} \over {D_{H}}}Nu$
$X$
$\Delta U={\frac {3}{2}}nR(T_{f}-T_{i})$
onde
$k_{w}$ - condutividade do líquido (i.e. água)
$D_{H}$ - $D_{i}$ - Diâmetro hidráulico
Nu - Número de Nusselt
$Nu={0.023}\cdot Re^{{0.8}}\cdot Pr^{{n}}$    (correlação de Dittus-Boelter)
Pr - Número de Prandtl
Re - Número de Reynolds
n = 0.4 para aquecimento (parede mais quente que o volume do fluido) e 0.33 para resfriamento (parede mais fria que o volume do fluido) .^[2]
As propriedades do fluido necessárias para a aplicação desta equação são avaliadas na temperatura do volume do fluido então evita-se interação.
Correlação de Thom[editar | editar código-fonte]
Existem correlações específicas simples para fluidos para o coeficiente de transferência térmica em ebulição. A correlação de Thom é adequada a fluxo de água em ebulição (sub-resfriada ou saturada a pressões até aproximadamente 20 MPa) sob condição onde a contribuição de ebulição nucleada predomina sobre a convecção forçada. Esta correlação é útil para estimativa grosseira da diferença de temperatura esperada dado o fluxo de calor:^[3]
$\Delta T_{{sat}}=22.5\cdot {q}^{{0.5}}\exp(-P/8.7)$
$X$
$\Delta U={\frac {3}{2}}nR(T_{f}-T_{i})$
onde:
$\Delta T_{{sat}}$ é a elevação da temperatura de parede acima da temperatura de saturação, K
q é o fluxo de calor, MW/m²
P é a pressão da água, MPa
Note-se que esta correlação empírica é específica para as unidades dadas.
Coeficiente de transferência térmica de parede de tubos[editar | editar código-fonte]
A resistência ao fluxo de calor pelo material da parede do tubo pode ser expressa como um "coeficiente de transferência de calor da parede do tubo". Entretanto, necessita-se selecionar se o fluxo de calor é baseado no diâmetro interno ou externo do tubo.
Selecionando-se a base para o fluxo de calor no diâmetro interno do tubo, e assumindo-se que a espessura da parede do tubo é relativamente pequena em comparação com o diâmetro interno do tubo, então o coeficiente de transferência de calor para a parede do tubo pode ser calculada como se a parede não fosse curva:
$h_{{wall}}={k \over x}$
$X$
$\Delta U={\frac {3}{2}}nR(T_{f}-T_{i})$
Onde k é a efetiva condutividade térmica do material da parede e x é a espessura da parede.
Se a suposição não for mantida, então o coeficiente de transferência de calor da parede pode ser calculado usando-se a seguinte expressão:
$h_{{wall}}={2k \over {d_{i}\ln(d_{o}/d_{i})}}$
$X$
$\Delta U={\frac {3}{2}}nR(T_{f}-T_{i})$
onde d_i e d_o são os diâmetros interno e externo do tubo, respectivamente.
A condutividade térmica do material do tubo normalmente depende da temperatura; a condutividade térmica média é frequentemente usada.
Combinando coeficientes de transferência térmica[editar | editar código-fonte]
Para dois ou mais processos de trasferência de calor atuando em paralelo, coeficientes de transferência térmica simplesmente adicionam-se:
$h=h_{1}+h_{2}+\dots$
Para dois ou mais processos de trasferência de calor conectados em série, coeficientes de transferência térmica adicionam-se inversamente:^{[nota 1]}
${1 \over h}={1 \over h_{1}}+{1 \over h_{2}}+\dots$
$X$
$\Delta U={\frac {3}{2}}nR(T_{f}-T_{i})$
Por exemplo, considerando-se um tubo com um fluido fluindo no seu interior. A taxa de transferência de calor entre o volume do fluido dentro do tubo e a superfície externa do tubo é:
$Q=\left({1 \over {{1 \over h}+{t \over k}}}\right)\cdot A\cdot \Delta T$
$X$
$\Delta U={\frac {3}{2}}nR(T_{f}-T_{i})$
onde
Q = taxa de transferência térmica (W)
h = coeficiente de transferência térmica (W/(m²·K))
t = espessura da parede (m)
k = condutividade térmica da parede (W/m·K)
A = área (m²)
$\Delta T$ = diferença em temperatura.
Coeficiente de transferência térmica global[editar | editar código-fonte]
O coeficiente de transferência térmica global $U$ é a medida da habilidade global de uma série de barreiras condutivas e convectivas para transferir calor. É comumente aplicado ao cálculo de transferência de calor em trocadores de calor, mas pode ser aplicado igualmente bem a outros problemas.
Para o caso do trocador de calor, $U$ pode ser usado para determinar a transferência de calor total entre as duas correntes no trocador de calor pela seguinte relação:
$\ Q=UA\Delta T_{{LM}}$
$X$
$\Delta U={\frac {3}{2}}nR(T_{f}-T_{i})$
onde
$Q$ = taxa de transferência térmica (W)
$U$ = coeficiente de transferência de calor global (W/(m²·K))
$A$ = área de superfície de transferência de calor (m²)
$\Delta T_{{LM}}$ = diferença de temperatura média logarítmica (K)
O coeficiente de transferência térmica global leva em conta os coeficientes de transferência térmicas individuais de cada corrente e a resistência do material do tubo. Pode ser calculado como o recíproco da soma de uma série de resistências térmicas (mas existem mais complexas relações, por exemplo quando transferência de calor toma lugar por diferentes rotas em paralelo):
${\frac {1}{UA}}=\Sigma {\frac {1}{hA}}+\Sigma R$
$X$
$\Delta U={\frac {3}{2}}nR(T_{f}-T_{i})$
onde
R = Resistência(s) ao fluxo de calor na parede do tubo (K/W)
Outros parâmetros como os acima.^[4]
O coeficiente de transferência de calor é o calor transferido por unidade de área por kelvin. Então área é incluida na equaçã como representando a área sobre a qual a transferência de calor toma lugar. As áreas de cada fluxo irão ser diferentes como representam a área de contato com o fluido de cada lado.
A resistência térmica devida a parede do tubo é calculada pela seguinte relação:
$R={\frac {x}{k\cdot A}}$
$X$
$\Delta U={\frac {3}{2}}nR(T_{f}-T_{i})$
onde
x = espessura da parede (m)
k = condutividade térmica do material (W/(m·K))
A = área total do trocador de calor (m²)
Isto representa a transferência de calor por condução no tubo.
A condutividade térmica é uma característtica particular do material. Valores de condutividades térmica para vários materiais são listados na lista de condutividades térmicas.
Como mencionado inicialmente no artigo o coeficiente de transferência térmica convectiva para cada corrente depende do tipo de fluido, propriedades do fluxo e da temperatura.
Alguns típicos coeficientes de transferência de calor incluem:
Ar - h = 10 to 100 W/(m²K)
Água - h = 500 to 10,000 W/(m²K)
Resistência térmica devida a depósitos de incrustação[editar | editar código-fonte]
Superfícies de revestimento podem formar-se sobre superfícies de transferências térmica devido a incrustação. Esta adiciona resistência térmica extra à parede e pode construir diminuir notavelmente o coeficiente de transferência de calor global e então a performance. (Incrustação pode também causar outros problemas.)
A resistência térmica adicional devida a incrustação pode ser encontrada pela comparação do coeficiente de transferência térmica global determinado de medições laboratoriais com cálculos baseados em correlações teóricas. Elas podem também ser avaliadas do desenvolvimento coeficiente de transferência térmica global com tempo (assumindo-se que o trocador de calor opera sob condições idênticas). Isto é comumente aplicado na prática, e.g..^[5] A seguinte relação é frequentemente usada:
${\frac {1}{U_{{exp}}}}$ = ${\frac {1}{U_{{pre}}}}+R_{f}$
$X$

ENERGIA DE GRACELI = ENERGIA X POTENCIAIS X

x
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.

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

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

$T=e^{-2bL}$ , $b={\sqrt {\frac {8\pi ^{2}m(Ub-E)}{h^{2}}}}$

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

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

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

X

$V [R] [MA] = Δ e, M, Δ f, Δ E, Δ t, Δ i, Δ T, Δ C, Δ E, Δ A, Δ D, Δ M...... X =$
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.
x
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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onde
$U_{{exp}}$ = coeficiente de transferência de calor global baseado em dados experimentais para o trocador de calor no estado "incrustado", ${\frac {W}{m^{2}K}}$
$X$
$\Delta U={\frac {3}{2}}nR(T_{f}-T_{i})$
$U_{{pre}}$ = coeficiente de transferência de calor global baseado em dados calculados ou medidos ("trocador de calor limpo"), ${\frac {W}{m^{2}K}}$
$R_{f}$ = resistência térmica devido à incrustação, ${\frac {m^{2}K}{W}}$

X

ENERGIA DE GRACELI = ENERGIA X POTENCIAIS X

x
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.

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

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

$T=e^{-2bL}$ , $b={\sqrt {\frac {8\pi ^{2}m(Ub-E)}{h^{2}}}}$

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

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

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

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$V [R] [MA] = Δ e, M, Δ f, Δ E, Δ t, Δ i, Δ T, Δ C, Δ E, Δ A, Δ D, Δ M...... X =$
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DIMENSÕES EXTRAS DO SISTEMA DECADIMENSIONAL E CATEGORIAL GRACELI..
DIMENSÕES DE FASES DE ESTADOS DE TRANSIÇÕES DE GRACELI.
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Entropia de configuração no SDCTI GRACELI -CADEIAS DE INTERAÇÕES E DIMENS. FENOM.
sábado, 31 de agosto de 2019

FUNÇÃO FUNDAMENTAL E GERAL DE GRACELI.

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.

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

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$V [R] [MA] = Δ e, M, Δ f, Δ E, Δ t, Δ i, Δ T, Δ C, Δ E, Δ A, Δ D, Δ M......$
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Postado por cientista, teólogo e filósofo Ancelmo Luiz Graceli às 03:50 Nenhum comentário:
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Em mecânica estatística clássica, o teorema H, introduzido por Ludwig Boltzmann em 1872, descreve a tendência para diminuir a quantidade H em um gás quase-ideal de moléculas^[1]. Como essa quantidade H deveria representar a entropia da termodinâmica, o teorema H foi uma demonstração inicial do poder da mecânica estatística, já que afirmava derivar a segunda lei da termodinâmica - uma declaração sobre processos fundamentalmente irreversíveis - da mecânica microscópica reversível. O teorema H é uma conseqüência natural da equação cinética derivada por Boltzmann que passou a ser conhecida como equação de Boltzmann.^[2]^[3]^[4]
Definição e significado do H de Boltzmann[editar | editar código-fonte]
O valor H é determinado a partir da função f(E, t) dE, que é a função de distribuição de energia das moléculas no tempo t. O valor f(E, t) dE dE é o número de moléculas que possuem energia cinética entre E e E + dE. O próprio H é definido como
$H(t)=\int _{0}^{\infty }f(E,t)\left(\ln {\frac {f(E,t)}{\sqrt {E}}}-1\right)\,dE.$
$X$
$\left(\alpha _{0}mc^{2}+\sum _{{j=1}}^{3}\alpha _{j}p_{j}\,c\right)\psi ({\mathbf {x}},t)=i\hbar {\frac {\partial \psi }{\partial t}}({\mathbf {x}},t)$
Para um gás ideal isolado (com energia total fixa e número total fixo de partículas), a função H é mínima quando as partículas possuem uma distribuição de Maxwell-Boltzmann; se as moléculas do gás ideal forem distribuídas de alguma outra maneira (por exemplo, todas com a mesma energia cinética), então o valor de H será maior. O teorema H de Boltzmann demonstra que quando as colisões entre moléculas são permitidas, essas distribuições são instáveis e tendem a procurar irreversivelmente o valor mínimo de H (para a distribuição de Maxwell-Boltzmann).^[5]

Na física, o limite de Bekenstein é um limite superior na entropia S, ou informação I, que pode ser contido dentro de uma determinada região finita do espaço que tenha uma quantidade finita de energia - ou inversamente, a quantidade máxima de informação necessária para descrever perfeitamente um determinado sistema físico até o nível quântico^[1].
Isso implica que a informação de um sistema físico, ou que a informação necessária para descrever perfeitamente esse sistema, deve ser finita se a região do espaço e a energia forem finitas. Na ciência da computação, isso implica que existe uma taxa máxima de processamento de informações (limite de Bremermann^[2]^[3]) para um sistema físico com tamanho finito e energia e que uma máquina de Turing com dimensões físicas finitas e memória ilimitada não é fisicamente possível^[4].
Equações[editar | editar código-fonte]
A forma universal do limite foi originalmente encontrada por Jacob Bekenstein como a desigualdade^[1]^[5]^[6]
$S\leq {\frac {2\pi kRE}{\hbar c}}$
$X$
$\left(\alpha _{0}mc^{2}+\sum _{{j=1}}^{3}\alpha _{j}p_{j}\,c\right)\psi ({\mathbf {x}},t)=i\hbar {\frac {\partial \psi }{\partial t}}({\mathbf {x}},t)$
onde S é a entropia, k é a constante de Boltzmann, R é o raio de uma esfera que pode enclausurar o sistema dado, E é a energia de massa total, incluindo todas as massas de repouso^[7], ħ é a constante reduzida de Planck e c é a velocidade da luz. Note-se que, enquanto a gravidade desempenha um papel significativo na sua aplicação, a expressão para o limite não contém a constante gravitacional G.
Em termos informativos, o limite é dado por
$I\leq {\frac {2\pi RE}{\hbar c\ln 2}}$
$X$
$\left(\alpha _{0}mc^{2}+\sum _{{j=1}}^{3}\alpha _{j}p_{j}\,c\right)\psi ({\mathbf {x}},t)=i\hbar {\frac {\partial \psi }{\partial t}}({\mathbf {x}},t)$
onde I é a informação expressa em número de bits contidos nos estados quânticos na esfera. O fator ln 2 vem de definir a informação como o logaritmo para a base 2 do número de estados quânticos^[8]. Usando a equivalência de energia em massa, o limite informacional pode ser reformulado como
$I\leq {\frac {2\pi cRm}{\hbar \ln 2}}\approx 2.5769082\times 10^{43}mR$
onde $m$ é a massa do sistema em quilogramas, e o raio $R$ é expresso em metros.

Seguindo o formalismo de Clausius, o primeiro cálculo pode ser explicado matematicamente como:^[15]
${\rm {\delta }}S={\frac {{\rm {\delta }}q}{T}}.$

X

FUNÇÃO FUNDAMENTAL E GERAL DE GRACELI:

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.

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$\left(\alpha _{0}mc^{2}+\sum _{{j=1}}^{3}\alpha _{j}p_{j}\,c\right)\psi ({\mathbf {x}},t)=i\hbar {\frac {\partial \psi }{\partial t}}({\mathbf {x}},t)$ [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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(2)
Onde δS é o aumento ou diminuição da entropia, δq é o calor adicionado ao sistema ou subtraído dele, e T é a temperatura. O estranho sinal de igual indica que a mudança é reversível. Se deixarmos a temperatura variar, a equação deve ser integrada ao longo do caminho da temperatura. Este cálculo da mudança de entropia não permite a determinação do valor absoluto, apenas as diferenças. Neste contexto, a Segunda Lei da Termodinâmica pode ser declarada que, para transferência de calor sobre qualquer processo válido para qualquer sistema, isolado ou não,
${{\rm {\delta }}S}\geq {\frac {{\rm {\delta }}q}{T}}.$

(3)

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FUNÇÃO FUNDAMENTAL E GERAL DE GRACELI:

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.

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$\left(\alpha _{0}mc^{2}+\sum _{{j=1}}^{3}\alpha _{j}p_{j}\,c\right)\psi ({\mathbf {x}},t)=i\hbar {\frac {\partial \psi }{\partial t}}({\mathbf {x}},t)$ [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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DIMENSÕES DE FASES DE ESTADOS DE TRANSIÇÕES DE GRACELI.
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De acordo com a primeira lei da termodinâmica, que trata da conservação da energia, a perda δq de calor resultará em uma diminuição da energia interna do sistema termodinâmico. A entropia termodinâmica fornece uma medida comparativa da quantidade de diminuição da energia interna e o correspondente aumento da energia interna dos ambientes a uma determinada temperatura. Uma visualização simples e mais concreta da segunda lei é que a energia de todos os tipos passa de ser localizada para tornar-se dispersa ou espalhada, se não for impedida de fazê-lo. Mudança de entropia é a medida quantitativa desse tipo de um processo espontâneo: quanta energia fluiu ou qual a amplitude da energia espalhada a uma temperatura específica.
O segundo cálculo define a entropia em termos absolutos e vem da mecânica estatística. A entropia de um macroestado particular é definida como a constante de Boltzmannmultiplicada pelo logaritmo natural do número de microestados correspondente a esse macroestado, ou matematicamente
$S=k_{B}\ln \Omega ,\!$

(4)
Onde S é a entropia, k_B é a constante de Boltzmann, e Ω é o número de microestados.
O macroestado de um sistema é o que sabemos sobre o sistema, por exemplo, a temperatura, pressão e volume de um gás em um recipiente. Para cada conjunto de valores de temperatura, pressão e volume há muitas combinações de moléculas que resultam nesses valores. O número de disposições de moléculas que podem resultar nos mesmos valores de temperatura, pressão e volume é o número de microestados. O conceito de entropia foi desenvolvido para descrever qualquer um dos vários fenômenos, dependendo do campo e do contexto em que ele está sendo usado. Por exemplo, a entropia da informação leva os conceitos matemáticos da termodinâmica estatística em áreas da teoria de probabilidade, sem conexão com o calor e a energia.

Na mecânica estatística, a fórmula de entropia de Boltzmann, concebida por Ludwig Boltzmann em 1896 , é basicamente uma equação que ajuda a calcular a entropia e o número de microestados de um sistema específico.^[2] A fórmula de Boltzmann mostra a relação entre a entropia e o número de maneiras pelas quais os átomos ou moléculas de um sistema termodinâmico podem ser organizadas.^[3]
Definição[editar | editar código-fonte]
A fórmula de Boltzmann é uma equação de probabilidade que relaciona a entropia S de um gás ideal com a quantidade W, o número de microstates reais correspondentes ao macrostate de gás:
$S=k_{\mathrm {B} }\ln W$

(1)

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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.

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

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

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

$T=e^{-2bL}$ , $b={\sqrt {\frac {8\pi ^{2}m(Ub-E)}{h^{2}}}}$

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

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

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onde k_B é a constante de Boltzmann (também escrita com k), que é igual a 1.38065 × 10⁻²³ J/K. $\Omega$ é chamado de número de configurações do sistema ou às vezes número de complexões.^[4]^[5]
Esta fórmula está gravada no túmulo de Boltzmann (em Viena) na forma:
$S=k\,log\,W$

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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.

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$\left(\alpha _{0}mc^{2}+\sum _{{j=1}}^{3}\alpha _{j}p_{j}\,c\right)\psi ({\mathbf {x}},t)=i\hbar {\frac {\partial \psi }{\partial t}}({\mathbf {x}},t)$ [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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$V [R] [MA] = Δ e, M, Δ f, Δ E, Δ t, Δ i, Δ T, Δ C, Δ E, Δ A, Δ D, Δ M...... X =$
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DIMENSÕES DE FASES DE ESTADOS DE TRANSIÇÕES DE GRACELI.
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Na física, a Entropia de Tsallis é uma generalização da Entropia de Boltzmann–Gibbs.^[1] Ela foi formulada em 1988 por Constantino Tsallis^[2] como uma base para generalizar a mecânica estatística padrão. A relevância física da teoria de Tsallis foi muitas vezes debatida no cenário da literatura física mundial. Entretanto, Ao longo da década passada, pesquisadores tem mostrado que a matemática de Tsallis parece descrever acuradamente comportamentos em lei de potência em uma larga gama de fenômenos, desde a turbulência de fluidos até os fragmentos criados nas colisões de partículas de altas energias.
Sendo elas consequências derivadas dessa entropia não-aditiva, como a mecânica estatística não extensiva,^[3] que generaliza a teoria de Boltzmann-Gibbs.
Dado um grupo de probabilidades discretas $\{p\}$ com a condição $\sum _{i}p=1$ , e $q$ qualquer número real, a Entropia de Tsallis é definida como:
$S_{q}(p)={1 \over q-1}\left(1-\sum _{x}p^{q}(x)\right).$
$X$
$\left(\alpha _{0}mc^{2}+\sum _{{j=1}}^{3}\alpha _{j}p_{j}\,c\right)\psi ({\mathbf {x}},t)=i\hbar {\frac {\partial \psi }{\partial t}}({\mathbf {x}},t)$
Nesse caso, p é a distribuição de probabilidade de interesse, e q é um parâmetro real. No limite, quando q → 1, a entropia de Boltzmann-Gibbs é recuperada.
Para distribuições de probabilidades contínuas, definimos a entropia como:
$S_{q}(p)={1 \over q-1}\left(1-\int p^{q}(x)\,dx\right),$
$X$
$\left(\alpha _{0}mc^{2}+\sum _{{j=1}}^{3}\alpha _{j}p_{j}\,c\right)\psi ({\mathbf {x}},t)=i\hbar {\frac {\partial \psi }{\partial t}}({\mathbf {x}},t)$
A Entropia de Tsallis tem sido usada em conjunto com o princípio da Máxima Entropia para derivar a distribuição de Tsallis.
Famílias exponenciais[editar | editar código-fonte]
Muitas distribuições comuns, como a distribuição normal, pertencem às famílias exponenciais estatísticas. A entropia de Tsallis para uma família exponencial^[4]^[5] pode ser escrita^[6] como:
$H_{q}^{T}(p_{F}(x;\theta ))={\frac {1}{1-q}}\left((e^{F(q\theta )-qF(\theta )})E_{p}[e^{(q-1)k(x)}]-1\right)$
$X$
$\left(\alpha _{0}mc^{2}+\sum _{{j=1}}^{3}\alpha _{j}p_{j}\,c\right)\psi ({\mathbf {x}},t)=i\hbar {\frac {\partial \psi }{\partial t}}({\mathbf {x}},t)$
onde F é log-normalizador e k o termo que indica a medida portadora. Para a normal multivariada,^[7] o termo k é zero e, portanto, a entropia de Tsallis é fechada.

Na mecânica estatística, a entropia de configuração é a porção da entropia de um sistema que está relacionada à posição de suas partículas constituintes e não à sua velocidade ou impulso. Entropia de configuração está fisicamente relacionada ao número de formas de organizar todas as partículas do sistema, mantendo um conjunto geral de propriedades de sistema especificadas, como por exemplo energia^[1].
Pode ser demonstrado que a variação da entropia de configuração de sistemas termodinâmicos (por exemplo, gás ideal e outros sistemas com grande número de graus internos de liberdade) em processos termodinâmicos é equivalente à variação da entropia macroscópica definida como dS = δQ/T, onde δQ é o calor trocado entre o sistema e a mídia circundante, e T é a temperatura.^[2]
Cálculo[editar | editar código-fonte]
A entropia configurável no conjunto microcanônico está relacionada ao número de configurações possíveis W em uma dada energia E pela fórmula de entropia de Boltzmann^[3]
$S=k_{B}\,\ln W,$
$X$
$\left(\alpha _{0}mc^{2}+\sum _{{j=1}}^{3}\alpha _{j}p_{j}\,c\right)\psi ({\mathbf {x}},t)=i\hbar {\frac {\partial \psi }{\partial t}}({\mathbf {x}},t)$
onde k_B é a constante de Boltzmann e W é o número de configurações possíveis. Em uma formulação mais geral, se um sistema pode estar nos estados n com probabilidades P_n, a entropia configurável do sistema é dada por
$S=-k_{B}\,\sum _{n=1}^{W}P_{n}\ln P_{n},$
$X$
$\left(\alpha _{0}mc^{2}+\sum _{{j=1}}^{3}\alpha _{j}p_{j}\,c\right)\psi ({\mathbf {x}},t)=i\hbar {\frac {\partial \psi }{\partial t}}({\mathbf {x}},t)$
que no limite de desordem perfeita (todos Pn = 1 / W) leva à fórmula de Boltzmann, enquanto no limite oposto (uma configuração com probabilidade 1), a entropia desaparece. Esta formulação é chamada de fórmula de entropia de Gibbs^[4] e é análoga à da entropia de informação de Shannon.

x
FUNÇÃO FUNDAMENTAL E GERAL DE GRACELI:

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.

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

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

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

$T=e^{-2bL}$ , $b={\sqrt {\frac {8\pi ^{2}m(Ub-E)}{h^{2}}}}$

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

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

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

X

$V [R] [MA] = Δ e, M, Δ f, Δ E, Δ t, Δ i, Δ T, Δ C, Δ E, Δ A, Δ D, Δ M...... X =$
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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D
astronomia Graceli - EFEITO ASTRONÔMICO-FÍSICO GRACELI..
quarta-feira, 28 de agosto de 2019
O EFEITO ASTRONÔMICO-FISICO GRACELI SE FUNDAMENTA EM QUE CONFORME A PROXIMIDADE DO EQUADOR OU DOS PÓLOS DE UM PLANETA EM RELAÇÃO A OUTRO, OU EM RELAÇÃO À ESTRELA SE TERÁ FENÔMENOS E VARIAÇÕES ORBITAIS, FLUXOS DE PLASMAS, DE CORRENTE MAGNÉTICA, ROTAÇÃO, INCLINAÇÕES E OU OUTROS FENOÔMENOS.

COMO TAMBÉM O LADO [ MAIS FORTE OU MAIS FRACO] DA CORRENTE MAGNÉTICA E TÉRMICA TANTO SOFRE ALTERAÇÕES COMO TAMBÉM ALTERARÁ OS FLUXOS E INTENSIDADE DE FENÔMENOS, INCLNAÇÕES, ROTAÇÕES , ATMOSFERAS, ÓRBITAS, E OUTROS.

teoria termo-gravitacio... Gracel

Astronomia Graceli - distância dos planetas por afastameto do sol.
Equação de Churchill-Bernstein no SDCTI GRACELI -CADEIAS DE INTERAÇÕES EDIMENS. FENOM.
quarta-feira, 28 de agosto de 2019
Em tranferência de calor convectiva, a equação de Churchill–Bernstein é usada para estimar a superfície média do número de Nusselt para um cilindro em fluxo cruzado a várias velocidades.^{[nota 1]} A necessidade para a equação resulta da incapacidade de resolver as equações de Navier-Stokes no regime de fluxo turbulento, mesmo para um fluido Newtoniano. Quando os perfis de concentração e temperatura são independentes um do outro, a analogia de transferência massa-calor pode ser empregada. Na analogia de transferência massa-calor, grandezas adimensionais de transferência de calor são substituídas com análogas grandezas adimensionais de transferência de massa.
Esta equação é nomeada em homenagem a S.W. Churchill e M. Bernstein, que introduziram-na em 1977. Esta equação é também chamada correlação Churchill–Bernstein.

Definição de transferência de calor[editar | editar código-fonte]
${\overline {\mathrm {Nu} }}_{D}\ =0.3+{\frac {0.62\mathrm {Re} _{D}^{1/2}\Pr ^{1/3}}{\left[1+(0.4/\Pr )^{2/3}\,\right]^{1/4}\,}}{\bigg [}1+{\bigg (}{\frac {\mathrm {Re} _{D}}{282000}}{\bigg )}^{5/8}{\bigg ]}^{4/5}\quad \Pr \mathrm {Re} _{D}\geq 0.2$
$x$

ENERGIA DE GRACELI = ENERGIA X POTENCIAIS X

x
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.

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

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

$T=e^{-2bL}$ , $b={\sqrt {\frac {8\pi ^{2}m(Ub-E)}{h^{2}}}}$

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

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

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

X

$V [R] [MA] = Δ e, M, Δ f, Δ E, Δ t, Δ i, Δ T, Δ C, Δ E, Δ A, Δ D, Δ M...... X =$
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D
onde:
${\overline {\mathrm {Nu} }}_{D}$ é a superfície média do número de Nusselt com medida característica de diâmetro;
$\mathrm {Re} _{D}\,\!$ é o número de Reynolds com o diâmetro do cilindro como omprimento característico;
$\Pr$ é o número de Prandtl.
A equação de Churchill–Bernstein é válida para uma larga faixa de números de Reynolds e números de Prandtl, assim como o produto dos dois é maior ou igual a 0,2 , como definido acima. A equação de Churchill–Bernstein pode ser usada para qualquer objeto de geometria cilíndrica na qual as camadas limite desenvolvem-se (fluem) livremente, sem restrições impostas por outras superfícies. Propriedades do fluido de fluxo externo livre devem ser avaliados na temperatura de película de maneira a dar conta da variação das propriedades de fluidos em diferentes temperaturas. Não se deve esperar uma precisão muito superior a 20% a partir da equação acima, devido à ampla gama de condições de escoamento que envolvem a equação. A equação de Churchill-Bernstein é uma correlação e não pode ser derivada de princípios da dinâmica dos fluidos. A equação resulta a superfície média do número de Nusselt, o qual é usado para determinar o coeficiente de transferência de calor convectiva médio. A lei de resfriamento de Newton pode ser invocada para determinar a perda ou ganho de calor do objeto, fluido e/ou temperatura de superfícies, e a área do objeto, dependendo de qual informação é conhecida.
Definição de transferência de massa[editar | editar código-fonte]
$\mathrm {Sh} =0.3+{\frac {0.62\mathrm {Re} _{D}^{1/2}\mathrm {Sc} ^{1/3}}{\left[1+(0.4/\mathrm {Sc} )^{2/3}\,\right]^{1/4}\,}}{\bigg [}1+{\bigg (}{\frac {\mathrm {Re} _{D}}{282000}}{\bigg )}^{5/8}{\bigg ]}^{4/5}\quad \mathrm {Sc} \,\mathrm {Re} _{D}\geq 0.2$
$x$

ENERGIA DE GRACELI = ENERGIA X POTENCIAIS X

x
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.

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

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

$T=e^{-2bL}$ , $b={\sqrt {\frac {8\pi ^{2}m(Ub-E)}{h^{2}}}}$

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

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

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

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$V [R] [MA] = Δ e, M, Δ f, Δ E, Δ t, Δ i, Δ T, Δ C, Δ E, Δ A, Δ D, Δ M...... X =$
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onde:
$\mathrm {Sh}$ é o número de Sherwood
$\mathrm {Sc}$ é o número de Schmidt
Usando a analogia da transferência de massa-calor, o número de Nusselt é substituído pelo número de Sherwood, e o número de Prandtl é substituído pelo número de Schmidt. As mesmas restrições descritas na definição de transferência de calor são aplicadas à definição de transferência de massa. O número de Sherwood pode ser usado para encontrar-se um coeficiente de transferência de massa global e a lei de difusão de Fick para encontrar perfis de concentração e fluxos de transferência de massa.

O coeficiente, número ou módulo de Reynolds (abreviado como Re) é um número adimensional usado em mecânica dos fluidos para o cálculo do regime de escoamento de determinado fluido sobre uma superfície. É utilizado, por exemplo, em projetos de tubulações industriais e asas de aviões.
O conceito foi introduzido por George Gabriel Stokes em 1851,^[1] mas o número de Reynolds tem seu nome descendente de Osborne Reynolds, um físico e engenheiro hidráulico irlandês (1842–1912), quem primeiro popularizou seu uso em 1883.^[2]^[3]
O seu significado físico é um quociente de forças: forças de inércia ( $v\rho$ ) por forças de viscosidade ( $\mu /D$ ). É expressado como
$Re={\frac {\rho vD}{\mu }}$
$x$

ENERGIA DE GRACELI = ENERGIA X POTENCIAIS X

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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.

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

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

$T=e^{-2bL}$ , $b={\sqrt {\frac {8\pi ^{2}m(Ub-E)}{h^{2}}}}$

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

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

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

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D
sendo
$v$ - velocidade média do fluido
$D$ - longitude característica do fluxo, o diâmetro para o fluxo no tubo
$\mu$ - viscosidade dinâmica do fluido
$\rho$ - massa específica do fluido
A significância fundamental do número de Reynolds é que o mesmo permite avaliar o tipo do escoamento (a estabilidade do fluxo) e pode indicar se flui de forma laminar ou turbulenta. Para o caso de um fluxo de água num tubo cilíndrico, admite-se os valores de 2.000 e 2.400 como limites. Desta forma, para valores menores que 2.000 o fluxo será laminar, e para valores maiores que 2.400 o fluxo será turbulento. E para valores entre eles o fluxo será transitório.
O número de Reynolds constitui a base do comportamento de sistemas reais, pelo uso de modelos físicos reduzidos.
Um exemplo comum é o túnel aerodinâmico onde se medem forças desta natureza em modelos de asas de aviões, automóveis, edificações. Pode-se dizer que dois sistemas são dinamicamente semelhantes se o número de Reynolds for o mesmo para ambos. D refere-se em geral, a qualquer dimensão do sistema, por exemplo a corda de asa de um avião, o comprimento de um navio, a altura de um edifício. Geralmente, nos túneis aerodinâmicos a semelhança mais utilizada é a de Mach. Tipicamente, por valores experimentais, costuma-se caracterizar um fluido com escoamento laminar com Re < 2100 e escoamento turbulento com Re > 4000.

O número de Grashof, denotado por $Gr$ , assim denominado em homenagem ao engenheiro alemão Franz Grashof, é um número adimensional da mecânica dos fluidos. Fornece a relação entre a sustentação de um fluido em relação à viscosidade.
O número é definido por
$Gr={\frac {g\cdot \beta \,({T}_{s}-{T}_{\infty })\,{L}^{3}}{\nu ^{2}}}$
$x$

ENERGIA DE GRACELI = ENERGIA X POTENCIAIS X

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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.

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

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

$T=e^{-2bL}$ , $b={\sqrt {\frac {8\pi ^{2}m(Ub-E)}{h^{2}}}}$

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

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

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

X

$V [R] [MA] = Δ e, M, Δ f, Δ E, Δ t, Δ i, Δ T, Δ C, Δ E, Δ A, Δ D, Δ M...... X =$
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sendo
$g$ : aceleração da gravidade (no SI: ≈9,81 m/s²)
$\beta$ coeficiente de dilatação térmica (no SI: 1/K)
$T_{s}$ temperatura (no SI: K)
$T_{\infty }$ temperatura de referência
$L$ comprimento característico (no SI: m)
$\nu$ viscosidade cinemática (no SI: m²/s).
Na dedução da adimensionalização das equações de Navier-Stokes resulta e equação equivalente à acima apresentada
$Gr={\frac {|\rho -\rho _{0}|}{\rho _{0}}}{\frac {g\cdot L^{3}}{\nu ^{2}}}$
$x$

ENERGIA DE GRACELI = ENERGIA X POTENCIAIS X

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

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

$T=e^{-2bL}$ , $b={\sqrt {\frac {8\pi ^{2}m(Ub-E)}{h^{2}}}}$

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

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

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

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$\rho$ volume específico à temperatura $T_{s}$ (no SI: kg/m³)
$\rho _{0}$ volume específico à.temperatura $T_{\infty }$

A taxa de transferência de calor convectiva é dada por:^[5]
${\dot {Q}}=hA(T_{s}-T_{b})$
$x$

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

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

$T=e^{-2bL}$ , $b={\sqrt {\frac {8\pi ^{2}m(Ub-E)}{h^{2}}}}$

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

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A é a área de transferência de calor. T_s é a temperatura de superfície e T_b é a temperatura do fluido na temperatura global. No entanto, T_b varia de acordo com cada situação e é a temperatura do fluido "muito" longe da superfície. h é o coeficiente de transferência de calor constante que depende de propriedades físicas do fluido, tais como temperatura e da situação física em que ocorre convecção. Portanto, o coeficiente de transferência de calor deve ser derivado ou encontrado experimentalmente para cada sistema analisado. Fórmulas e correlações estão disponíveis em muitas referências ao cálculo dos coeficientes de transferência de calor para configurações e fluidos típicas. Para fluxo laminar, o coeficiente de transferência de calor é bastante baixo quando comparado com os fluxos turbulentos, isto devido aos fluxos turbulentos com uma fina camada de película na superfície do fluido estagnado transferência de calor.^[3]

Transferência física[editar | editar código-fonte]
Finalmente é possível mover calor por transferência física de um objeto quente ou frio de um lugar para outro. Isto é tão simples quanto mover água quente em uma bolsa de água quente e aquecer sua cama ou o movimento de um iceberg e a mudança das correntes oceânicas.
Lei de Newton do resfriamento[editar | editar código-fonte]
Um princípio relacionado, a lei de Newton do resfriamento, estabelece que a taxa de perda de calor de um corpo é proporcional à diferença de temperatura entre o corpo e seus arredores.
A lei é dada pela equação diferencial:
${\frac {dQ}{dt}}=h\cdot A(T_{{{\text{env}}}}-T(t))=-h\cdot A\Delta T(t)\quad$
$x$

ENERGIA DE GRACELI = ENERGIA X POTENCIAIS X

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

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

$T=e^{-2bL}$ , $b={\sqrt {\frac {8\pi ^{2}m(Ub-E)}{h^{2}}}}$

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

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

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

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$V [R] [MA] = Δ e, M, Δ f, Δ E, Δ t, Δ i, Δ T, Δ C, Δ E, Δ A, Δ D, Δ M...... X =$
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$Q=$ Energia térmica em joules
$h=$ Coeficiente de transferência térmica
$A=$ Área de superfície do calor sendo transferido
$T=$ Temperatura da superfície do objeto e interior (uma vez que estes são os mesmos nesta aproximação)
$T_{{{\text{env}}}}=$ Temperatura do ambiente
$\Delta T(t)=T(t)-T_{{{\text{env}}}}$ é o gradiente térmico dependente do tempo entre o ambiente e o objeto
Esta forma de princípio de perda de calor por vezes não é muito precisa; uma formulação precisa pode exigir a análise do fluxo de calor, com base na equação de transferência de calor (transiente) em um meio não homogênea, ou mal condutor. Um análogo para gradientes contínuos é lei de Fourier.
A simplificação seguinte (chamado sistema de análise térmica agrupada e outros termos semelhantes) podem ser aplicados, desde que sejam permitidos pelo número de Biot, que relaciona a condutividade de superfície de condutividade térmica interior de um corpo. Se esta relação permite, isso mostra que o corpo tem relativamente elevada condutividade interna, tais que (em boa aproximação), o corpo inteiro está na mesma temperatura uniforme, mesmo que esta mudança de temperatura como está em resfriamento de fora, pelo meio ambiente. Se este for o caso, dar estas condições o comportamento de decaimento exponencial com o tempo, da temperatura do corpo.
Em tais casos, todo o corpo é tratado como um reservatório de calor em capacitância agrupada, com conteúdo total de calor que é proporcional a simples capacidade de calortotal C e T, a temperatura do corpo, ou Q = C T. Da definição de capacidade calorífica C vem a relação C = dq / dt. Diferenciando esta equação com relação ao tempo obtém-se a identidade (válida, desde que as temperaturas no objeto são uniformes em qualquer momento): dQ / dt = C (dT / dt). Esta expressão pode ser usada para substituir dQ / dt na primeira equação, que começa esta seção, acima. Então, se T (t) é a temperatura desse corpo no tempo t , e T_env é a temperatura do ambiente em torno do corpo:
${\frac {dT(t)}{dt}}=-r(T(t)-T_{{{\mathrm {env}}}})=-r\Delta T(t)\quad$
$x$

ENERGIA DE GRACELI = ENERGIA X POTENCIAIS X

x
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.

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

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

$T=e^{-2bL}$ , $b={\sqrt {\frac {8\pi ^{2}m(Ub-E)}{h^{2}}}}$

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

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

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

X

$V [R] [MA] = Δ e, M, Δ f, Δ E, Δ t, Δ i, Δ T, Δ C, Δ E, Δ A, Δ D, Δ M...... X =$
ΤDCG
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Δe, ΔM, Δf, ΔE, Δt, Δi, ΔT, ΔC, ΔE,ΔA, ΔD, ΔM...... =
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onde
r = hA/C é a constante positiva característica do sistema. a qual deve estar em unidades de 1/time, e é portanto expressa em termos da constante de tempo característica t₀dada por: r = 1/t₀ = ΔT/[dT(t)/dt] . Então, em sistemas térmicos, t₀ = C/hA. (A capacidade térmica total C de um sistema pode ser ainda representada pela sua capacidade térmica específica de massa c_p multiplicado por sua massa m, então a constante no tempo t₀ é também dada por mc_p/hA).
Assim, a equação acima também pode ser utilmente escrita:
${\frac {dT(t)}{dt}}=-{\frac {1}{t_{0}}}\Delta T(t)\quad$
$x$

ENERGIA DE GRACELI = ENERGIA X POTENCIAIS X

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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.

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

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

$T=e^{-2bL}$ , $b={\sqrt {\frac {8\pi ^{2}m(Ub-E)}{h^{2}}}}$

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

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

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

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$V [R] [MA] = Δ e, M, Δ f, Δ E, Δ t, Δ i, Δ T, Δ C, Δ E, Δ A, Δ D, Δ M...... X =$
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A solução de sua equação diferencial, por métodos padrão de integração e substituição de condições de contorno, obtem-se:
$T(t)=T_{{{\mathrm {env}}}}+(T(0)-T_{{{\mathrm {env}}}})\ e^{{-rt}}.\quad$
$x$

ENERGIA DE GRACELI = ENERGIA X POTENCIAIS X

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

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

$T=e^{-2bL}$ , $b={\sqrt {\frac {8\pi ^{2}m(Ub-E)}{h^{2}}}}$

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

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

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

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$V [R] [MA] = Δ e, M, Δ f, Δ E, Δ t, Δ i, Δ T, Δ C, Δ E, Δ A, Δ D, Δ M...... X =$
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Aqui, T(t) é a temperatura no tempo t, e T(0) é a temperatura inicial a tempo zero, ou t = 0.
Se:
$\Delta T(t)\quad$ é definido como : $T(t)-T_{{{\mathrm {env}}}}\ ,\quad$ onde $\Delta T(0)\quad$ é a temperatura inicial no tempo 0, então a solução Newtoniana é escrita como:
$\Delta T(t)=\Delta T(0)\ e^{{-rt}}=\Delta T(0)\ e^{{-t/t_{0}}}.\quad$
$x$

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$T=e^{-2bL}$ , $b={\sqrt {\frac {8\pi ^{2}m(Ub-E)}{h^{2}}}}$

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

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

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

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$V [R] [MA] = Δ e, M, Δ f, Δ E, Δ t, Δ i, Δ T, Δ C, Δ E, Δ A, Δ D, Δ M...... X =$
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Usos: Por exemplo, modelos climáticos simplificados podem usar resfriamento Newtoniano em vez de uma completa (e computacionalmente cara) código de radiação para manter a temperatura atmosférica.

Lei de Fourier[editar | editar código-fonte]
A lei da condução térmica, também conhecida como lei de Fourier, estabelece que o fluxo de calor através de um material é proporcional ao gradiente negativo de temperatura. Podemos enunciar esta lei de duas formas equivalentes: a forma integral, em que olhamos para a quantidade de energia que flui para dentro ou para fora de um corpo como um todo; e a forma diferencial, em que olhamos para os fluxos de energia localmente. O fluxo de calor é a quantidade de energia que flui através de uma unidade de área por unidade de tempo.
Lei de Fourier.
Pode-se determinar o fluxo de calor transportado por condução pela Lei de Fourier:
$q^{\prime \prime} = \frac{q}{A} = -k \frac{\partial T}{\partial x}.$
$x$

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A expressão acima aplica-se ao caso unidimensional, quando há gradiente de temperatura apenas na direção $x$ .
Se a distribuição de temperatura for linear e, neste caso $\frac{\partial T}{\partial x}= \frac{T2 - T1}{L}$ , a equação acima toma a forma:
$q^{\prime\prime} = -k\frac{(T2 - T1)}{L}.$
$x$

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A constante $k$ , é a condutividade térmica do material. Entre duas substâncias, a que tiver condutividade maior conseguirá transferir uma quantidade maior de calor, para uma mesma diferença de temperatura.

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