クエリ: 「一定温度において、気体の体積は圧力に反比例する」という法則を、誰の法則というでしょう?
文章: 気体定数 ボイルの法則によれば、一定の温度の下で、体積が圧力に逆比例するのでp V = A ( T ) {\displaystyle pV=A(T)}と表される。さらにシャルルの法則により、一定の圧力の下で体積に比例するように温度を定めることができるのでp V = K T {\displaystyle pV=KT}となる。ここで体積の示量性から質量 m に比例するので係数 K も質量 m に比例しR ( X ) = K m = p V m T {\displaystyle R({\text{X}})={\frac {K}{m}}={\frac {pV}{mT}}}とすれば、この係数 R(X) は気体の種類Xによって決まる定数であり、これが比気体定数である。物質量 n = m/M(X) を導入すれば
文章: ヘンリーの法則 ヘンリーの法則(ヘンリーのほうそく、英: Henry's law)は、気体に関する法則であり、1803年にウィリアム・ヘンリーにより発表された。 「揮発性の溶質を含む希薄溶液が気相と平衡にあるときには、気相内の溶質の分圧pは溶液中の濃度cに比例する」 と定義される。 文章: 理想気体 しかし、ルニョーによって気体の熱膨張率が気体の種類によって異なることが明らかになると、空気温度計を真の温度計として他と比べて絶対視することはできなくなった。ウィリアム・トムソン(ケルヴィン卿)は1848年、特定の物質を基準物質として、それで絶対的な尺度を得ることはできないと述べた。 実在の気体は理想気体の性質を満たさないが、高温になると理想気体と似たふるまいを示す。この現象について、カロリック説では、高温の気体ではカロリックの持つ膨張力(斥力)が強くはたらき、分子間力が無視できるようになるためだと説明されていた。それに対し、ルドルフ・クラウジウスは、高温では分子間力に対してなされる仕事が、外圧に対してなされる仕事と比べて無視できるほど小さくなるためだと述べ、カロリックを使わずにこの現象を説明した。 そしてクラウジウスは1850年の論文で、理想気体を取り上げて研究し、理想気体の状態方程式などから、熱力学第一法則(エネルギー保存の法則)を定式化した。さらにクラウジウスは同論文で、熱は低温の物体から高温の物体へとひとりでに流れることはないという、熱力学第二法則を初めて導き出した。 文章: 気体定数 R = K n = p V n T = M ( X ) R ( X ) {\displaystyle R={\frac {K}{n}}={\frac {pV}{nT}}=M({\text{X}})\,R({\text{X}})}となる。この R は係数 M(X) を適当に定めることによって、気体の種類に依らない普遍定数とすることができて、これがモル気体定数である。 文章: 比熱比 比熱比(ひねつひ、英: heat capacity ratio)は定圧熱容量と定積熱容量の比である。熱力学の解析に用いるのは、それぞれ1モルあたりの定圧熱容量(定圧比熱)、定積熱容量(定積比熱)の比であり、通常 γ または κ と表示される。γ := C p C V {\displaystyle \gamma :={\frac {C_{p}}{C_{V}}}}ただし工業的には、MKS系に単位換算された値を用いるのが一般的である。モルと kg の換算には、炭素12を基準とした炭素スケールが用いられる。断熱圧縮膨張時の圧力 P と体積 V の関係は、比熱比を用いて次のように表される(ポアソンの法則)。P V γ = c o n s t . {\displaystyle PV^{\gamma }=\mathrm {const.} } 文章: 理想気体 p = n R T V {\displaystyle p={\frac {nRT}{V}}} で表され、モル体積 V/n に反比例し、温度 T に比例する。比例係数 R は気体の種類によらない普遍定数で、モル気体定数と呼ばれる。R は [エネルギー]×[温度]×[物質量] の次元を持ち、その値はボルツマン定数 kB にアボガドロ定数 NA を掛けたものに等しい。また、比気体定数 RM に気体のモル質量 M を掛けたものにも等しい。この状態方程式は、通常は、気体の構成粒子の存在を前提としている。なぜなら国際単位系では、気体の物質量 n は構成粒子数 N を NA で割ったものとして定義されるからである。ただしSIの定義にこだわらなければ、気体の構成粒子の存在を前提しなくても、純粋に巨視的な物理学の範囲内でこの状態方程式に意味を持たせることができる。 文章: 気体 気相は液相とプラズマ相の中間にあり、プラズマへと転移する温度が気体の存在する上限温度となる。極低温で存在する量子縮退気体が近年注目を集めている。高密度の原子気体を極低温に冷却したものは、ボース気体またはフェルミ気体と呼ばれる統計的振る舞いを示す。詳しくはボース=アインシュタイン凝縮を参照。 気体は液体とともに流体であるが、分子の熱運動が分子間力を上回っており、液体の状態と比べ、原子または分子がより自由に動ける。通常では固体や液体より粒子間の距離がはるかに大きく、そのため密度は最も小さくなる。また、圧力や温度による体積の変化が激しい。構成粒子間でのやりとりが少ないので、熱の伝導は低い。 気体状態では、粒子は自由かつランダムに動く熱運動をしている。また、それを構成する粒子間の引力(分子間力)は働かない。さらにその粒子の大きさ、質量共に気体の体積に比べてはるかに小さい。このために気体の状態では物質の種類を問わずに共通の性質が表れやすい。たとえば同一温度、同一気圧の下では、気体の種類を問わず同一体積中に含まれる分子数は一定である。これをアボガドロの法則という。気体分子の大きさと質量を存在しないものとした仮想の気体のモデルを理想気体といい、気体の基本的性質を示すために扱われる。 文章: シャルルの法則 V fp K = 100 C 0.366 = 273 C {\displaystyle {\frac {V_{\text{fp}}}{K}}={\frac {100^{\circ }{\text{C}}}{0.366}}=273^{\circ }{\text{C}}} となる。 この温度を用いれば気体の体積は V ( θ ) = V fp ( 1 + θ / C 273 ) = K ( θ + 273 C ) {\displaystyle V(\theta )=V_{\text{fp}}\left(1+{\frac {\theta /{}^{\circ }{\text{C}}}{273}}\right)=K(\theta +273^{\circ }{\text{C}})} 文章: ポアソンの法則 ポアソンの法則は、理想気体を断熱条件の下で準静的に変化させた時、圧力 p と体積 V が p V γ = const. {\displaystyle pV^{\gamma }={\text{const.}}} で関係付けられることを主張する。ここで指数 γ は比熱比で与えられる。 文章: 断熱過程 理想気体が断熱準静的に変化するとき、圧力と体積の間にはポアソンの法則 p V γ = c o n s t . {\displaystyle pV^{\gamma }=\mathrm {const.} } が成り立つ。断熱準静的過程の間に理想気体がする仕事はポアソンの法則を用いて具体的に求めることができる。Cを適当な定数としてポアソンの法則は 文章: 定積過程 以上より、体積 V が一定の過程における U, S, F, H, G の変化量は、系の定積熱容量 CV(T, V) と過程に伴う系の圧力変化 ΔP と始状態のエントロピー SA と CV(T, V) が発散する温度 Ti における内部エネルギーの跳び ΔiU(Ti, V) から求められることが分かる。 文章: ジュールの法則 である。ここで Q {\displaystyle Q} は生み出される熱量、 I {\displaystyle I} は抵抗を流れる一定の電流、 R {\displaystyle R} は電気抵抗、 t {\displaystyle t} は電流が流れる時間である。電流がアンペア、抵抗がオーム、時間が秒で表されるとき、 Q {\displaystyle Q} の単位はジュールである。ジュールの第一法則は後の1842年にハインリヒ・レンツによって独立に発見されたため、ジュール=レンツの法則ともよばれる。電流を流す導体の発熱効果はジュール熱とよばれる。 ジュールの第二法則は熱力学の法則であり、理想気体の内部エネルギーはその圧力や体積には依存せず、温度にのみ依存するという法則である。即ち U = f ( T ) {\displaystyle U=f(T)} 文章: ユリウス・ロベルト・フォン・マイヤー ここで C P {\displaystyle C_{P}} は圧力一定で測定する1モルの気体の比熱、 C V {\displaystyle C_{V}} は体積一定で測定する比熱、 R {\displaystyle R} は気体定数である。マイヤーは、自らの力の理論を熱以外の分野にも当てはめた。たとえば、植物は太陽からの力を受け取り、化学的な力(化学エネルギー)に変え、動物は植物を摂取して、力を受け取り、その力を運動の力に変えて生命を維持しているのだと論じた。1848年の論文では、太陽の力に関しても取り上げた。太陽が生み出す熱の量は計算上莫大なもので、仮に太陽のエネルギーを石炭と同じものとすると、2000年から3000年で太陽は燃え尽きてしまうと指摘した。にもかかわらず太陽が現在も存在しているのは、隕石や彗星が太陽に衝突しているからだと考えた。 文章: デュロン=プティの法則 デュロン=プティの法則 (英: DulongPetit law) とは、固体元素の定積モル比熱 C V {\displaystyle C_{V}} が常温付近(デバイ温度より大きい領域)ではどれもほとんど等しく、 C V = 3 R = 3 N A k B {\displaystyle C_{V}=3R=3N_{\mathrm {A} }k_{\mathrm {B} }} ( = 5.96 cal/mol・K、 R {\displaystyle R} , N A {\displaystyle N_{\mathrm {A} }} , k B {\displaystyle k_{\mathrm {B} }} はそれぞれ気体定数、アヴォガドロ定数とボルツマン定数)であるという法則。 1819年にフランスの物理学者であり化学者でもあるピエール・ルイ・デュロンとアレクシ・テレーズ・プティ (Alexis Thrse Petit) が独立に実験的に見出して発表した。その後1871年にルートヴィッヒ・ボルツマンがエネルギー等配分の法則より理論的な説明を与えた。 文章: 気体 1811年、アメデオ・アボガドロは体積の等しい純粋な気体は同じ個数の粒子を含んでいることを発見した。その理論はしばらく受け入れられなかったが、1858年にイタリアの化学者スタニズラオ・カニッツァーロがアボガドロの理論を使って理想的でない例外状態を説明したことから受け入れられるようになっていった。アボガドロの法則の発見から約1世紀後、12グラムの C を構成する原子数 (6.022×10 mol) をアボガドロ定数と呼ぶようになった。この量の気体はある温度と圧力の下で22.40リットルの体積を占め、これをモル体積と呼ぶ。 1801年、ジョン・ドルトンは理想気体の分圧に関するドルトンの法則を発表した。すなわち、混合気体の圧力はそれを構成する個々の気体の圧力の総和だという法則である。n 種の気体があるとしたとき、この法則は次の式で表される。 右の図はドルトンが実験を記録する際に使った記号群を示している。ドルトンの論文には不活性の「弾性流体」(気体)の混合について次のような記述がある。 文章: 熱エネルギー 熱はより熱い系(物体)からより冷たい系(物体)へ自発的に伝達されるエネルギーである。熱はエネルギーの移動の形式であり、系の中に存在するものではない。熱は系の境界内にも含まれない。一方、内部エネルギーは系の性質である。理想気体において、内部エネルギーは気体粒子の運動エネルギーの統計的平均であり、この運動が系の境界を越える熱の伝達の源および効果である。理想気体の内部エネルギーはこの意味において熱エネルギーと考えることができる。この場合、しかしながら、熱エネルギーと内部エネルギーは同一である。理想気体よりも複雑な系(実在気体など)は相転移を起こす。相転移はその温度を変化させることなく系の内部エネルギーを変化させる。したがって、熱エネルギーは温度だけで定義することはできない。熱エネルギーは内部エネルギーと系内外の総熱移動との差によって定義することもできない。