Plyn


1. fyzika látka v plynném skupenství. Snadno mění tvar, je značně stlačitelný a snaží se zaujmout veškerý volný prostor. Viz též ideální plyn;
2. geologie viz plyn zemní.

Ottův slovník naučný: Plyn

Plyn jest název pro nejvyšší skupenství hmoty, proměnlivé jak tvarem tak i objemem, podle způsobu, jakým jest plyn. uzavřen. Základní vlastnosti plynu podobají se vlastnostem kapalin. Jako kapalinou tak i plynem šíří se tlak všestranně, částice plynu 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 plyny velikou stlačitelností. Plyn rozpíná se v prostoře zvětšené, objem jeho záleží na tlaku, kterému podléhá pohyblivá stěna plyn uzavírající. Vedle toho plyny vynikají značnou roztaživostí tepelnou. Jest tedy objem plynu určen, dána-li temperatura i tlak (napětí) plynu. Chceme-li plyn 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 g/cm3, kyslíku 0.001429, dusíku 0.001251, vodíku 0.000090. Závislost objemu v plynu 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 plynu nepřímo úměrný s tlakem plynu. Poněvadž uvedený zákon předpokládá stálost temperatury, nazýváme takovéto stlačování nebo zvětšování objemu plynu isothermickým. Přesná měření, prováděná na potvrzení zákona Boyle-Mariottova, která ze starších pozorovatelů vykonal na př. Régnault, ukázala u rozmanitých plynů různé odchylky od jednoduché té souvislosti tlaku a objemu. Plyn, který by se dokonale řídil zákonem Boyle-Mariottovým, byl by plynem dokonalým, plyny skutečné blíží se tomuto plynu ideálnímu tím spíše, čím více jsou vzdáleny od poměrů, za nichž proměňují své skupenství. Zákona Boyle-Mariottova, dle něhož můžeme z pozorovaného objemu plynu vypočísti objem téhož plynu při tlaku změněném, užívá se s výhodou při stereometru. Změny objemu plynu teplem použito bylo k měření temperatury. Za látku teploměrnou zvolen vodík a temperatura definována relativní změnou objemu vodíka, jež nastala přenesením tohoto plynu z tepelného stavu tajícího ledu do tepelného stavu vařicí se vody, ovšem za stálého tlaku plynu. Označíme-li objemy vodíku při těchto dvou tepelných stavech v100 a v0, jest podle definice (v100 – v0) / v0 = 100β nebo obecně (vt – v0) / v0 = t β, kde t značí počet stupňů Celsia a β koëfficient roztažnosti vodíku. Roku 1802 Gay-Lussac nalezl, že hořejší rovnici vyhovují též ostatní plyny a že onen koëfficient β jest pro všechny plyny veličinou stálou. Podle měření Régnaultova jest β = 0,00367. Zavedeme-li v hořejší rovnici temperaturu absolutní T podle rovnice T = t + 1/β, vychází v t = const T , čili že objem plynu při stálém tlaku jest úměrný temperatuře absolutní. Tím jest zákon Gay-Lussakův vyjádřen co nejjednodušeji. Oba zákony, Mariottův a Gay-Lussakův, lze snadno spojiti. Má-li vzdušina při absolutní temperatuře T a pří 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 plynu 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 v’p’ / T’ = vp / T. Při současné změně temperatury a tlaku nezmění se tudíž poměr vp / T. Spojený zákon Mariotte-Gay-Lussakův lze pak psáti ve formě vp = RT , kde R značí veličinu stálou. Rovnice tato obsahuje tři veličiny stav plynu charakterisující a nazývá se proto stavojevnou rovnicí plynu (Zustandsgleichung). Konstanta R závisí ovšem na množství plynu m, které vyplňuje objem v při tlaku p a temperatuře T. Redukujeme-li množství plynu na 1 g, jest 1 = v0s0, kde v0 značí objem plynu při 0° a s0 jeho specifickou hmotu při téže temperatuře a tlaku normálním p0. Dle rovnice stavojevné jest však R1 = v0p0/273 = 1/273 p0/s0 , kde R1 značí konstantu pro 1 g plynu. Tuto konstantu lze z rovnice hořejší počítati. Jest na př. pro vodík R1 = 41,295.000. Dle zákona Avogadrova jsou specifické hmoty plynů při týchže poměrech tlakových a temperaturných úměrny hmotám molekulovým, jsou tedy konstanty R1 pro různé plyny převráceně úměrny molekulovým hmotám plynů. Z toho následuje, že hořejší číslo R1 pro vodík jest největší vůbec. Poněvadž jest molekulová hmota vodíku 2, lze stavojevnou rovnici plynu, jehož množství jest m a molekulová hmota μ, psáti ve formě vp = 82,590.000 m/μT. Poměr m / μ = N nazývá se počtem grammolekul plynu. Dle zákona Daltonova jest tlak směsi plynu roveň součtu částečných tlaků plynů jednotlivých; jsou-li tedy v objemu v zastoupeny různé plyny 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 plynech 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 plynu, jejichž existence jinak jest dokázána. Toto zvýšení předpokládá se úměrno čtverci specifické hmoty plynu čili nepřímo úměrno čtverci objemu. Jest tedy stavojevná rovnice van der Waalsova dána vzorem (v – b) (p + a/v2) = RT, kde a a b jsou nové konstanty plyn charakterisující. Stavojevnou rovnici van der Waalsovu pozměnil Clausius hypothesou, že tlak plynu 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 plynů při téže temperatuře a témže tlaku jest stálý. Obyčejně se srovnávají specif. hmoty plynů se specif. hmotou vzduchu atmosférického téže temperatury a téhož tlaku, a veličině takto definované říká se hustota plynu. 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 76 cm (Hg 0° a urychl. 981 cm/sec2) 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. Rozdíl mezi parou a plynem jest vůbec pouze kvantitativní, název plynu podržuje se obyčejně pro ty páry, které za obyčejných poměrů tlaku a temperatury značně jsou vzdáleny od zkapalnění. Ztužení plynů v kapalinu, po případě i v těleso tuhé lze dosáhnouti snižováním temperatury a zvyšováním tlaku. Pouhým tlakem lze ztužiti plyn jen tehdy, nepřesahuje-li temperatura jeho určitou výši. Nejvyšší temperatura, při které lze ještě tlakem plyn 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 π = p/π0; ϕ = v00; δ = T/δ0, rovnice van der Waalsova zredukuje se na redukovanou rovnici stavojevnou, (π + 3/ϕ2) (3 – 1) = 8δ, která platí obecně pro všechny plyny vůbec. Veličiny π, ϕ, δ nazývají se redukovanými; platí-li tytéž π, ϕ a δ pro dva plyny, pravíme o nich, že jsou ve stavu korrespondujícím. Přesná definice hustoty plynu měla by vlastně dbáti při srovnávání specif. hmot plynů nikoliv téže temperatury a téhož tlaku, ale korrespondujících stavů srovnávaných plynů. První důležité práce likvefakce plynů 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 plynů přivodil řešení příslušných strojů, z nichž velmi praktickým jest Lindeův stroj na zkapalnění vzduchu. Zahřívá - li se plyn, nutno rozeznávati dva důležité případy. Zahříváním může se měniti pouze objem plynu, aniž expanse jeho se změní, nebo naopak může býti objem udržován stálým, tak že přivedené teplo zvýší napětí plynu. V onom případě rozhoduje o zahřátí plynu jeho specifické teplo při stálém tlaku (cp), v tomto jeho specif. teplo při stálém objemu (cv). Poněvadž plyn měnící svůj objem vykonává práci vnější, jest specifické teplo při stálém tlaku větší než specifické teplo při stálém objemu, čili cp ( cv. Rozdíl obou těchto specif. tepel lze určiti z rovnice J (cpcv) = R, kde J značí mechanický ekvivalent tepla a R konstantu spojeného zákona Boyle-GayLussakova. Specifické teplo plynů 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 ( = cp/cv jest pro plyny dokonalé roven 1,4, z této hodnoty a ze znamého cp malé specif. teplo při stálém objemu obyčejně se počítá. K určení poměru κ užívá se zákona Poissonova, kterým stanoví se vztah mezi tlakem a objemem plynu měnícího se adiabaticky, t. j. tak, že veškerý přívod tepla z venčí nebo proudění tepla na venek jest vyloučeno. Při stlačování neb roztahování plynu adiabatickém platí p v( = const. Změní-li se stav plynu 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 =( R/ (κ – 1) ) (T1 – T2), kde T1 a T2 značí absolutní temperaury. Fysikální vlastnosti plynů, jak byly právě uvedeny se stanoviska experimentálního, lze souborně vyložiti theoreticky na základě jednoduchých předpokladův o jejich konstituci. Dle kinetické theorie plynů představujeme si plyn 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 plynu na stěny vykládáme si přečetnými nárazy molekul – plynu na stěny. Výsledek těchto rozmanitých nárazů je takový, jakoby molekuly plynu pohybovaly se určitou rychlostí střední (V) přímočaře a rovnoměrně po určité dráze střední. Má-li molekula plynu pohybující se v kostce 1 cm3 hmotu m a střední rychlost V, hybnost její nárazem na stěnu změní se o 2 mV, poněvadž při odrazu změní se směr pohybu molekuly. Doba, která uplyne mezi jednotlivými nárazy téže molekuly, jest 2 / V, neboť molekula probíhá dráhu 1 cm tam a zpět. Každá molekula ve směru jedné hrany se pohybující naráží tedy na stěnu V / 2 krát za sek. Vzniká tudíž od každé molekuly impuls V / 2. 2 m V = m V2. Je-li v celém onom cm3 N molekul, pohybuje se jich směrem jedné hrany N / 3 a tudíž celkový impuls čili tlak p jest dán výrazem p = 1 / 3 N m V2. Poněvadž součin N m značí hmotu plynu v 1 cm3 čili jeho hmotu specifickou, jest p = 1 / 3 s V2, v čemž obsažen jest uvedený zákon BoyleMariottův. 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 plynu 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.

Související hesla