Ottův slovník naučný/Plyn

Ottův slovník naučný
Plymouthští bratří	Plyn	Plynárnictví

Údaje o textu
Titulek:	Plyn
Autor:	Vladimír Novák, neuveden
Zdroj:	Ottův slovník naučný. Devatenáctý díl. Praha : J. Otto, 1902. S. 952–955. Dostupné online.
Licence:	PD old 70
Heslo ve Wikipedii: Plyn

Plyn jest název pro nejvyšší skupenství hmoty, proměnlivé jak tvarem tak i objemem, podle způsobu, jakým jest p. uzavřen. Základní vlastnosti p-u podobají se vlastnostem kapalin. Jako kapalinou tak i p-em šíří se tlak všestranně, částice p-u jsou ještě snadněji pošinutelny nežli částice kapalin, tlak vzduchu na povrch zemský vysvětlujeme si jako tlak kapaliny na dno nádoby. Oproti nepatrné změně objemu kapalin tlakem vynikají p-y velikou stlačitelností. P. rozpíná se v prostoře zvětšené, objem jeho záleží na tlaku, kterému podléhá pohyblivá stěna p. uzavírající. Vedle toho p-y vynikají značnou roztaživostí tepelnou. Jest tedy objem p-u určen, dána-li temperatura i tlak (napětí) p-nu. Chceme-li p. charakterisovati jeho hmotou specifickou, nutno přidati udání temperatury a tlaku. Tak jest na př. specif. hmota při temp. = 0° a tlaku 76 cm Hg 0°

vzduchu	......	0,001293	${\frac {g}{cm^{3}}}$
kyslíku	......	0,001429	»
dusíku	......	0,001251	»
vodíku	......	0,000090	»

Závislost objemu v p-u na tlaku p při téže temperatuře nalezli pokusem r. 1662 Boyle a r. 1679 Mariotte. Zákon Boyle-Mariottův lze psáti jednoduchým vzorcem
v p = konst.
anebo vysloviti: při téže temperatuře jest objem p-u nepřímo úměrný s tlakem p-u. Poněvadž uvedený zákon předpokládá stálost temperatury, nazýváme takovéto stlačování nebo zvětšování objemu p-u isothermickým. Přesná měření, prováděná na potvrzení zákona Boyle-Mariottova, která ze starších pozorovatelů vykonal na př. Régnault, ukázala u rozmanitých p-ů různé odchylky od jednoduché té souvislosti tlaku a objemu. P., který by se dokonale řídil zákonem Boyle-Mariottovým, byl by p-em dokonalým, p-y skutečné blíží se tomuto p-u ideálnímu tím spíše, čím více jsou vzdáleny od poměrů, za nichž proměňují své skupenství.

Zákona Boyle-Mariottova, dle něhož můžeme z pozorovaného objemu p-u vypočísti objem téhož p-u při tlaku změněném, užívá se s výhodou při stereometru.

Změny objemu p-u teplem použito bylo k měření temperatury. Za látku teploměrnou zvolen vodík a temperatura definována relativní změnou objemu vodíka, jež nastala přenesením tohoto p-u z tepelného stavu tajícího ledu do tepelného stavu vařicí se vody, ovšem za stálého tlaku p-u. Označíme-li objemy vodíku při těchto dvou tepelných stavech v₁₀₀ a v₀, jest podle definice

${\frac {v_{100}-v_{0}}{v_{0}}}=100.\beta$

nebo obecně

${\frac {v_{t}-v_{0}}{v_{0}}}=t.\beta$,

kde t značí počet stupňů Celsia a β koëfficient roztažnosti vodíku. Roku 1802 Gay-Lussac nalezl, že hořejší rovnici vyhovují též ostatní p-y a že onen koëfficient β jest pro všechny p-y veličinou stálou. Podle měření Régnaultova jest β = 0,00367. Zavedeme-li v hořejší rovnici temperaturu absolutní T podle rovnice

$T=t+{\frac {1}{\beta }}$,

vychází

v_t = const T

čili že objem p-u při stálém tlaku jest úměrný temperatuře absolutní. Tím jest zákon GayLussakův vyjádřen co nejjednodušeji.

Oba zákony, Mariottův a Gay-Lussakův, lze snadno spojiti. Má-li vzdušina při absolutní temperatuře T a při tlaku p objem v, lze její objem zahřátím na T' změniti. Objem zahřáté vzdušniny x bude určen podle zákona Gay-Lussakova

x : v = T' : T.

Podrobíme-li dále objem p-u jinému tlaku p', změní se jeho objem x na objem v' podle zákona Mariottova

v' : x = p : p'.
Znásobíme-li stejnolehlé členy obou úměr, vypadne veličina x a vyjde
${\frac {v'p'}{T'}}={\frac {vp}{T}}$.

Při současné změně temperatury a tlaku nezmění se tudíž poměr

${\frac {vp}{T}}$.

Spojený zákon Mariotte-Gay-Lussakův lze pak psáti ve formě

v p = R . T,

kde R značí veličinu stálou. Rovnice tato obsahuje tři veličiny stav p-u charakterisující a nazývá se proto stavojevnou rovnicí p-u (Zustandsgleichung). Konstanta R závisí ovšem na množství p-u m, které vyplňuje objem v při tlaku p a temperatuře T. Redukujeme-li množství p-u na 1 g, jest

1 = v₀ s₀,

kde v₀ značí objem p-u při 0° a s₀ jeho specifickou hmotu při téže temperatuře a tlaku normálním p₀.

Dle rovnice stavojevné jest však

$R_{1}={\frac {v_{0}p_{0}}{273}}={\frac {10}{273}}{\frac {p_{0}}{s_{0}}}$,

kde R₁ značí konstantu pro 1 g p-u. Tuto konstantu lze z rovnice hořejší počítati. Jest na př. pro vodík

R₁ = 41,295.000.

Dle zákona Avogadrova jsou specifické hmoty p-ů při týchže poměrech tlakových a temperaturných úměrny hmotám molekulovým, jsou tedy konstanty R₁ pro různé p-y převráceně úměrny molekulovým hmotám p-ů. Z toho následuje, že hořejší číslo R₁ pro vodík jest největší vůbec. Poněvadž jest molekulová hmota vodíku 2, lze stavojevnou rovnici p-u, jehož množství jest m a molekulová hmota μ, psáti ve formě

$vp=82,590.000{\frac {m}{\mu }}T$.

Poměr ${\frac {m}{\mu }}=N$ nazývá se počtem grammolekul p-u.

Dle zákona Daltonova jest tlak směsi p-u roveň součtu částečných tlaků p-nů jednotlivých; jsou-li tedy v objemu v zastoupeny různé p-y počtem grammolekul N₁, N₂ atd., jest v tomto případě rovnice stavojevná

vp = 82,590.000 (N₁+N₂+...)T.

Odchylky pozorované při zkoušení zákonů Boyleova a Gay-Lussakova při různých p-ech vedly ke změně rovnice stavojevné. Tak r. 1873 van der Waals pozměnil oba faktory přicházející na levé straně oné rovnice. Poněvadž nelze předpokládati, že by objem vzdušiny při temper. absolutní nully stal se rovněž nullovým, nutno zavésti mezný objem b, tedy místo faktoru v faktor v–b. Za to však nutno zvětšiti faktor p o tlak, který vzniká přitažlivými silami molekulovými p-u, jejichž existence jinak jest dokázána. Toto zvýšení předpokládá se úměrno čtverci specifické hmoty p-u čili nepřímo úměrno čtverci objemu. Jest tedy stavojevná rovnice van der Waalsova dána vzorem

$(v-b)=\left(p+{\frac {a}{v^{2}}}\right)=RT$,

kde a a b jsou nové konstanty p. charakterisující.

Stavojevnou rovnici van der Waalsovu pozměnil Clausius hypothesou, že tlak p-u vznikající silami přitažlivými závislý jest na absol. temperatuře. Jiné rovnice stavojevné navrhli Reingamm (1899) a A. Leduc (1899).

Ze spojeného zákona Boyle-Gay-Lussakova plyne přímo, že poměr specifických hmot p-ů při téže temperatuře a témže tlaku jest stálý. Obyčejně se srovnávají specif. hmoty p-ů se specif. hmotou vzduchu atmosférického téže temperatury a téhož tlaku, a veličině takto definované říká se hustota p-u. Definice tato jest určitou pouze tenkrát, když složení vzduchu atmosférického přesně jest ustanoveno. V novější době ustanoven za základ suchý a čistý vzduch atmosférický, obsahující 23,2% kyslíku. Hmota jednoho litru tohoto vzduchu při 0° a tlaku $76cm\left({\mbox{Hg 0° a urychl. 981}}{\frac {cm}{\sec ^{2}}}\right)$ jest 1,2932 g.

Stejně definuje se hustota par, pokud ovšem páry jsou tak značně přehřáty, že platí pro ně zákony Boyleův a Gay-Lussakův (srv. Pára). Rozdíl mezi parou a p-em jest vůbec pouze kvantitativní, název p-u podržuje se obyčejně pro ty páry, které za obyčejných poměrů tlaku a temperatury značně jsou vzdáleny od zkapalnění.

Ztužení p-ů v kapalinu, po případě i v těleso tuhé lze dosáhnouti snižováním temperatury a zvyšováním tlaku. Pouhým tlakem lze ztužiti p. jen tehdy, nepřesahuje-li temperatura jeho určitou výši. Nejvyšší temperatura, při které lze ještě tlakem p. zkapalniti, sluje temperaturou kritickou, příslušný tlak tlakem kritickým, příslušný objem objemem kritickým.

Z kritických dat lze počítati pak konstanty a a b ve stavojevné rovnici van der Waalsově. Měří-li se tlak, na místě v atmosférách, jednotkou, jejíž velikost udává tlak kritický (π₀), podobně i temperaura ne ve stupních, ale temperaturou kritickou (δ₀) a konečně i objem příslušným objemem kritickým, tedy, klade-li se

$\pi ={\frac {p}{\pi _{0}}}$; $\phi ={\frac {v_{0}}{\phi _{0}}}$; $\delta ={\frac {T}{\delta _{0}}}$,

rovnice van der Waalsova zredukuje se na redukovanou rovnici stavojevnou,

$\left(\pi +{\frac {3}{\phi ^{2}}}\right)(3_{\phi }-1)=8\delta$,

která platí obecně pro všechny p-y vůbec. Veličiny π, φ, δ nazývají se redukovanými; platí-li tytéž π, φ a δ pro dva p-y, pravíme o nich, že jsou ve stavu korrespondujícím. Přesná definice hustoty p-u měla by vlastně dbáti při srovnávání specif. hmot p-ů nikoliv téže temperatury a téhož tlaku, ale korrespondujících stavů srovnávaných p-ů.

První důležité práce likvefakce p-ů provedl M. Faraday (1823). Thilorier ztužil kysličník uhličitý (1835), Natterer kysličník dusnatý. Velikým tlakem a značným snížením temperatury podařilo se r. 1877 Cailletetovi a Pictetovi zkapalniti kyslík a kysličník uhelnatý. Z novější doby sluší zaznamenati klassické práce Wróblewského, Olszewského a anglického chemika Dewara. Problém zkapalnění p-ů přivodil řešení příslušných strojů, z nichž velmi praktickým jest Lindeův stroj na zkapalnění vzduchu.

Kritická data některých p-ů a par obsahuje tabulka tato:

Plyn		Kritický tlak		Kritická temp.
vodík	....	20 atmosfér	..	–234
dusík	.....	35      »	..	–146
kyslík	.....	51      »	..	–119
chlórovodík	.....	83      »	..	+52
sirouhlík	.....	76      »	..	275
voda	.....	196    »	..	365

Zahřívá-li se p., nutno rozeznávati dva důležité případy. Zahříváním může se měniti pouze objem p-u, aniž expanse jeho se změní, nebo naopak může býti objem udržován stálým, tak že přivedené teplo zvýší napětí p-u. V onom případě rozhoduje o zahřátí p-u jeho specifické teplo při stálém tlaku (c_p), v tomto jeho specif. teplo při stálém objemu (c_v). Poněvadž p. měnící svůj objem vykonává práci vnější, jest specifické teplo při stálém tlaku větší než specifické teplo při stálém objemu, čili

c_p > c_v

Rozdíl obou těchto specif. tepel lze určiti z rovnice

J (c_p–c_v) = R,

kde J značí mechanický ekvivalent tepla a R konstantu spojeného zákona Boyle-Gay-Lussakova.

Specifické teplo p-ů dokonalých při stálém tlaku nezávisí na teplotě ani na velikosti tlaku, platí též o něm zákony analogické zákonům Dulong-Petitovu a Neumannovu. Poměr specif. tepel $\chi ={\frac {c_{p}}{c_{v}}}$ jest pro p-y dokonalé roven 1,4, z této hodnoty a ze znamého c_p malé specif. teplo při stálém objemu obyčejně se počítá. K určení poměru χ užívá se zákona Poissonova, kterým stanoví se vztah mezi tlakem a objemem p-u měnícího se adiabaticky, t. j. tak, že veškerý přívod tepla z venčí nebo proudění tepla na venek jest vyloučeno. Při stlačování neb roztahování p-u adiabatickém platí

p v^χ = const.

Změní-li se stav p-u z objemu v₁ na objem v₂ a z tlaku p₁ na tlak p₂ adiabaticky, vykoná (neb konsumuje se) práce P, jejíž velikost určuje výraz

$P={\frac {R}{\chi -1}}(T_{1}-T_{2})$,

kde T₁ a T₂ značí absolutní temperaury.

Fysikální vlastnosti p-ů, jak byly právě uvedeny se stanoviska experimentálního, lze souborně vyložiti theoreticky na základě jednoduchých předpokladův o jejich konstituci. Dle kinetické theorie p-ů představujeme si p. složený z nejmenších částic, molekul, které nalézají se v poměrně velikých vzájemných vzdálenostech, pohybují se postupně a přímočaře, pokud nenarazí na stěnu nebo navzájem se nesetkají. Tlak p-u na stěny vykládáme si přečetnými nárazy molekul p-u na stěny. Výsledek těchto rozmanitých nárazů je takový, jakoby molekuly p-u pohybovaly se určitou rychlostí střední (V) přímočaře a rovnoměrně po určité dráze střední. Má-li molekula p-u pohybující se v kostce 1 cm³ hmotu m a střední rychlost V, hybnost její nárazem na stěnu změní se o 2mV, poněvadž při odrazu změní se směr pohybu molekuly. Doba, která uplyne mezi jednotlivými nárazy téže molekuly, jest ${\frac {2}{V}}$, neboť molekula probíhá dráhu 1 cm tam a zpět. Každá molekula ve směru jedné hrany se pohybující naráží tedy na stěnu ${\frac {V}{2}}$ krát za sek. Vzniká tudíž od každé molekuly impuls ${\frac {V}{2}}.2mV=mV^{2}$. Je-li v celém onom cm³ N molekul, pohybuje se jich směrem jedné hrany ${\frac {N}{3}}$ a tudíž celkový impuls čili tlak p jest dán výrazem

$p={\frac {1}{3}}NmV^{2}$.

Poněvadž součin Nm značí hmotu p-u v 1 cm³ čili jeho hmotu specifickou, jest

$p={\frac {1}{3}}sV^{2}$,

v čemž obsažen jest uvedený zákon Boyle-Mariottův.

Podobně lze odvoditi zákon Avogadrův, Daltonův, Gay-Lussakův atd. a počítati podle této theorie velikost a vzdálenost molekul atd.

V začátcích objevuje se kinetická theorie p-u již u Herapatha (1821) a Joulea (1851), hlavním jejím zakladatelem vedle Kröniga jest však Clausius. Zdokonalení této theorie provedli O. E. Meyer, Maxwell, Boltzmann, van der Waals a jiní. Podrobnosti a literaturu viz A. Winkelmann, Handbuch d. Physik, II., 2. (Vratislav, 1896). nvk.

P. bahenný a p. báňský viz Methan.

P., svítiplyn, p. kamenouhelný, dřevěný, olejný, vodní, vzdušní, acetylenový viz Plynárnictví.