Storyboard

Normalerweise ist der Druck des realen Wasserdampfs niedriger als das Maximum, das er der Luft widerstehen kann, bevor sie zu kondensieren beginnt. Daher wird das Konzept der relativen Luftfeuchtigkeit eingeführt.

>Modell

ID:(377, 0)

Konzept

>Top

ID:(15211, 0)

Konzept

>Top

Die gasförmige Phase, die in unserem Fall Wasserdampf entspricht, ist die Phase, in der Atome sich relativ frei bewegen können.

In dieser Phase gibt es nur minimale Wechselwirkungen, die das Verhalten der Atome beeinflussen können, ohne sie signifikant einzuschränken.

ID:(15142, 0)

Konzept

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Die flüssige Phase, die in unserem Fall Wasser entspricht, ist die Phase, in der Atome sich relativ frei bewegen können, dabei jedoch ihre Einheit beibehalten und sich der Form anpassen, die sie umgibt.

In dieser Phase wird keine spezifische Struktur beobachtet.

ID:(15140, 0)

Konzept

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Die feste Phase, die in unserem Fall dem Eis entspricht, ist die Phase, in der sich Atome nicht relativ bewegen können und nur um ihren Gleichgewichtspunkt schwingen können.

In dieser Phase kann man eine Struktur beobachten, die oft kristallin und daher regelmäßig ist.

ID:(15141, 0)

Konzept

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Eines der relevantesten Phasendiagramme für unseren Planeten ist das des Wassers. Dieses Diagramm zeigt die drei klassischen Phasen: fest, flüssig und gasförmig, sowie verschiedene Phasen mit unterschiedlichen kristallinen Strukturen des Eises.

Der bedeutende Unterschied zu anderen Materialien besteht darin, dass im Druckbereich von 611 Pa bis 209,9 MPa die feste Phase ein größeres Volumen einnimmt als die flüssige Phase. Diese Eigenschaft spiegelt sich im Phasendiagramm als eine negative Neigung entlang der Grenzlinie zwischen der festen Phase (hexagonales Eis) und der flüssigen Phase (Wasser) wider.

ID:(836, 0)

Konzept

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Die Messung der Verdampfungsenthalpie erfolgt durch Erwärmen einer Probe, wodurch sie verdampft, während gleichzeitig die zugeführte Wärme gemessen wird. Anschließend wird der erzeugte Dampf gekühlt und kondensiert, wobei die Masse gemessen wird, die ursprünglich verdampft ist.

Auf diese Weise können wir die für die Verdampfung einer gegebenen Masse benötigte Energie abschätzen, die in Latentwärme ($L$) gemessen wird, und zwar in Joule pro Kilogramm (J/kg) oder Joule pro Mol (J/mol).

ID:(1662, 0)

Konzept

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Die gasförmige Phase des Wassers entspricht dem, was als Wasserdampf bekannt ist. Diese entsteht, wenn Wassermoleküle genügend kinetische Energie erhalten, um aus der flüssigen Phase zu entweichen und sich im Raum über der Flüssigkeit zu bewegen. Periodisch kollidieren die Moleküle im gasförmigen Zustand erneut mit der Oberfläche der Flüssigkeit und werden erfasst, kehren in den flüssigen Zustand zurück.

Mit zunehmender Anzahl von Molekülen im gasförmigen Zustand steigt auch die Anzahl derer, die in den flüssigen Zustand zurückkehren. Dieser Prozess setzt sich fort, bis ein Gleichgewicht zwischen den Molekülen erreicht ist, die die Flüssigkeit verlassen, und denen, die wieder aufgenommen werden. In dieser Situation wird gesagt, dass der Raum über der Flüssigkeit gesättigt ist.

ID:(1010, 0)

Konzept

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Ausgewählter Parameter

Berechnungen

ID:(15231, 0)

Gleichung

>Top, >Modell

Das erste Gesetz der Thermodynamik besagt, dass Energie erhalten bleibt, das bedeutet, dass der Interne Energiedifferenz ($dU$) immer gleich der Differential ungenau Wärme ($\delta Q$) ist, das dem System zugeführt wird (positiv) abzüglich der Differential ungenaue Arbeits ($\delta W$), das vom System verrichtet wird (negativ).

Daher haben wir:

$ dU = \delta Q - \delta W $

Bedingungen

Variablen

$\delta W$

Differential ungenaue Arbeits

$J$

$\delta Q$

Variation des Wärme

$J$

$dU$

Änderung der inneren Energie

$J$

Beziehung

Während das exakte Differential nicht von der Art abhängt, wie die Variation durchgeführt wird, hängt das inexacte Differential davon ab. Wenn auf ein Differential verwiesen wird, ohne anzugeben, dass es inexact ist, wird angenommen, dass es exakt ist.

ID:(9632, 0)

Gleichung

>Top, >Modell

In Analogie zur Definition der Arbeit $dW$ in der Mechanik:

die in Abhängigkeit von der Kraft $F$ und der Strecke $dx$ definiert ist, arbeitet man in der Thermodynamik mit dem Ausdruck für die Arbeit in Abhängigkeit vom Druck $p$ und der Volumenänderung $dV$:

$ \delta W = p dV $

Bedingungen

Variablen

Beziehung

ID:(9634, 0)

Gleichung

>Top, >Modell

Das zweite Gesetz der Thermodynamik besagt, dass es nicht möglich ist, die Energie der Interne Energiedifferenz ($dU$) vollständig in nutzbare Arbeit der Differential ungenaue Arbeits ($\delta W$) umzuwandeln. Der Unterschied zwischen diesen Größen steht in Zusammenhang mit der ungenutzten Energie der Differential ungenau Wärme ($\delta Q$), die der erzeugten oder aufgenommenen Wärme im Prozess die Absolute Temperatur ($T$) entspricht.

Im Fall von der Differential ungenaue Arbeits ($\delta W$) besteht eine Beziehung zwischen der intensiven Variablen die Druck ($p$) und der extensiven Variablen der Volumen ($V$), ausgedrückt als:

Eine intensive Variable zeichnet sich dadurch aus, dass sie den Zustand des Systems definiert und nicht von seiner Größe abhängt. In diesem Sinne ist die Druck ($p$) eine intensive Variable, da sie den Zustand eines Systems unabhängig von seiner Größe beschreibt. Auf der anderen Seite erhöht sich eine extensive Variable wie der Volumen ($V$) mit der Größe des Systems.

Im Fall von der Differential ungenau Wärme ($\delta Q$) wird eine zusätzliche extensive Variable benötigt, die als die Entropie ($S$) bezeichnet wird, um die intensive Variable die Absolute Temperatur ($T$) zu ergänzen und die Beziehung wie folgt zu definieren:

$ \delta Q = T dS $

Bedingungen

Variablen

$T$

Absolute Temperatur

$K$

$dS$

Entropievariation

$J/K$

$\delta Q$

Variation des Wärme

$J$

Beziehung

Diese neue Variable, die wir die Entropie ($S$) nennen werden, wird hier in ihrer differentiellen Form (die Entropievariation ($dS$)) präsentiert und modelliert den Effekt, dass nicht die gesamte Energie der Interne Energiedifferenz ($dU$) vollständig in nutzbare Arbeit der Differential ungenaue Arbeits ($\delta W$) umgewandelt werden kann.

ID:(9639, 0)

Gleichung

>Top, >Modell

Da der Interne Energiedifferenz ($dU$) von der Differential ungenau Wärme ($\delta Q$), die Druck ($p$) und die Volumenvariation ($dV$) abhängt, gemäß der Gleichung:

können wir der Differential ungenau Wärme ($\delta Q$) durch den Ausdruck aus dem zweiten Hauptsatz der Thermodynamik in Bezug auf die Absolute Temperatur ($T$) und die Entropievariation ($dS$) ersetzen, was zu dem Ausdruck für der Interne Energiedifferenz ($dU$) führt:

$ dU = T dS - p dV $

Bedingungen

Variablen

$T$

Absolute Temperatur

$K$

$p$

Druck

$Pa$

$dS$

Entropievariation

$J/K$

$dV$

Volumenvariation

$m^3$

$dU$

Änderung der inneren Energie

$J$

Beziehung

Entwicklung

Da der Interne Energiedifferenz ($dU$) gemäß der Gleichung von der Differential ungenau Wärme ($\delta Q$), die Druck ($p$) und die Volumenvariation ($dV$) abhängt:

$ dU = \delta Q - p dV $

und der Ausdruck für das zweite Gesetz der Thermodynamik mit die Absolute Temperatur ($T$) und die Entropievariation ($dS$) lautet:

$ \delta Q = T dS $

können wir daraus schließen:

$ dU = T dS - p dV $

ID:(3471, 0)

Gleichung

>Top, >Modell

Wenn wir neben der internen Energie auch die für die Bildung des Systems erforderliche Energie berücksichtigen müssen, müssen wir die Enthalpie ($H$) beachten.

die Enthalpie ($H$) [1] wird als die Summe von die Innere Energie ($U$) und der Bildungsenergie definiert. Letztere entspricht der bei der Bildung geleisteten Arbeit, die gleich $pV$ mit die Druck ($p$) und der Volumen ($V$) ist.

Daher erhalten wir:

$ H = U + p V $

Bedingungen

Variablen

$p$

Druck

$Pa$

$H$

Enthalpie

$J$

$U$

Innere Energie

$J$

$V$

Volumen

$m^3$

Beziehung

die Enthalpie ($H$) ist eine Funktion von die Entropie ($S$) und die Druck ($p$).

Ein Artikel, der als Ursprung des Konzepts betrachtet werden kann, auch wenn er nicht die Definition des Begriffs enthält, ist:

[1] "Memoir on the Motive Power of Heat, Especially as Regards Steam, and on the Mechanical Equivalent of Heat" (Abhandlung über die Triebkraft der Wärme, insbesondere in Bezug auf Dampf, und über das mechanische Äquivalent der Wärme), verfasst von Benoît Paul Émile Clapeyron (1834).

ID:(3536, 0)

Gleichung

>Top, >Modell

Da die Enthalpie ($H$) eine Funktion von die Innere Energie ($U$), die Druck ($p$) und der Volumen ($V$) gemäß der Gleichung ist:

und diese Gleichung nur von die Entropie ($S$) und die Druck ($p$) abhängt, können wir zeigen, dass ihre partielle Ableitung nach der Differential Enthalpie ($dH$) gleich ist:

$ dH = T dS + V dp $

Bedingungen

Variablen

$T$

Absolute Temperatur

$K$

$dH$

Differential Enthalpie

$J$

$dS$

Entropievariation

$J/K$

$dp$

Pressure Variation

$Pa$

$V$

Volumen

$m^3$

Beziehung

Entwicklung

Wenn wir die Enthalpie-Funktion differenzieren:

$ H = U + p V $

erhalten wir:

$dH = dU + Vdp + pdV$

Mit dem Differential der inneren Energie:

$ dU = T dS - p dV $

können wir daher folgern:

$ dH = T dS + V dp $

wobei auch die Entropievariation ($dS$), die Pressure Variation ($dp$) und die Absolute Temperatur ($T$) berücksichtigt werden.

ID:(3473, 0)

Gleichung

>Top, >Modell

Während die Freie Gibbs-Energie ($G$) [1,2] von die Enthalpie ($H$), die Entropie ($S$) und die Absolute Temperatur ($T$) abhängt:

Die Abhängigkeit von die Freie Gibbs-Energie ($G$) in Bezug auf die Druck ($p$) wird ermittelt, und von die Absolute Temperatur ($T$) erhalten wir das Differential:

$ dG =- S dT + V dp $

Bedingungen

Variablen

$S$

Entropie

$J/K$

$dp$

Pressure Variation

$Pa$

$dT$

Temperaturschwankungen

$K$

$dG$

Variation der Gibbs Freien Energie

$J$

$V$

Volumen

$m^3$

Beziehung

Entwicklung

Die Freie Gibbs-Energie ($G$) in Abhängigkeit von die Enthalpie ($H$), die Entropie ($S$) und die Absolute Temperatur ($T$) wird wie folgt ausgedrückt:

$ G = H - T S $

Der Wert von der Differential der Gibbs Freien Energie ($dG$) wird unter Verwendung von der Differential Enthalpie ($dH$), die Temperaturschwankungen ($dT$) und die Entropievariation ($dS$) durch die Gleichung bestimmt:

$dG=dH-SdT-TdS$

Da der Differential Enthalpie ($dH$) in Beziehung zu der Volumen ($V$) und die Pressure Variation ($dp$) steht wie folgt:

$ dH = T dS + V dp $

Folgt daraus, dass der Differential Enthalpie ($dH$), die Entropievariation ($dS$) und die Pressure Variation ($dp$) auf folgende Weise miteinander verbunden sind:

$ dG =- S dT + V dp $

[1] "On the Equilibrium of Heterogeneous Substances" (Über das Gleichgewicht der heterogenen Substanzen), J. Willard Gibbs, Transactions of the Connecticut Academy of Arts and Sciences. 3: 108-248. (Oktober 1875 Mai 1876)

[2] "On the Equilibrium of Heterogeneous Substances" (Über das Gleichgewicht der heterogenen Substanzen), J. Willard Gibbs, Transactions of the Connecticut Academy of Arts and Sciences. 3: 343-524. (Mai 1877 Juli 1878)

ID:(3541, 0)

Gleichung

>Top, >Modell

Der Differential der Gibbs Freien Energie ($dG$) kann unter Verwendung von die Pressure Variation ($dp$) und die Temperaturschwankungen ($dT$) in Verbindung mit die Entropie ($S$) und der Volumen ($V$) berechnet werden:

Diese Gleichung bleibt während eines Phasenübergangs konstant entlang der Linien, die die Phasen trennen. Dies ermöglicht es uns, das Clausius-Clapeyron-Gesetz mit Hilfe von der Latentwärme ($L$), die Absolute Temperatur ($T$) und die Volumenvariation beim Phasenwechsel ($\Delta V$) zu demonstrieren [1,2,3]:

[1] "Über die Art der Bewegung, welche wir Wärme nennen." (On the Nature of Motion We Call Heat), Rudolf Clausius, Annalen der Physik und Chemie, 155(6), 368-397. (1850)

[2] "Ueber eine veränderte Form des zweiten Hauptsatzes der mechanischen Wärmetheorie" (On a Modified Form of the Second Law of the Mechanical Theory of Heat), Rudolf Clausius, Annalen der Physik, 176(3), 353-400. (1857)

[3] "Mémoire sur la puissance motrice de la chaleur." (Memoir on the Motive Power of Heat), Benoît Paul Émile Clapeyron, Journal de l'École Royale Polytechnique, 14, 153-190. (1834)

ID:(12824, 0)

Gleichung

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In vielen Fällen steht nicht die latente molare Wärme zur Verfügung, sondern die latente Wärme, die beispielsweise in Joule pro Kilogramm (J / kg) ausgedrückt wird. Da die Dampfdruckgleichung mit der latenten molaren Wärme funktioniert, müssen wir die latente Wärme in latente molare Wärme umwandeln. Da letzteres pro Mol ist, reicht es aus, die latente Wärme L durch die Molmasse M_m zu teilen, um die latente molare Wärme zu erhalten

$ l_m \equiv\displaystyle\frac{ L }{ M_m }$

Bedingungen

Variablen

$L$

Latentwärme

$J/kg$

$l_m$

Molare Latenzwärme

$J/kg$

$M_m$

Molmasse

$kg/mol$

Beziehung

Im Fall von Wasser liegt die latente Verdampfungswärme in der Größenordnung von L\sim 2,256\times 10^6J/kg, während die Molmasse M_m\ sim 18,g/cm^ 3 = 0,018,kg/m^3 beträgt, was zu einer latenten molaren Wärme von L_m\sim 40600,J/mol = 40,6,kJ/mol führt.

ID:(9273, 0)

Gleichung

>Top, >Modell

Die Clausius-Clapeyron-Gleichung [1,2,3], die von die Pressure Variation ($dp$), die Temperaturschwankungen ($dT$), der Latentwärme ($L$), die Volumenvariation beim Phasenwechsel ($\Delta V$) und die Absolute Temperatur ($T$) abhängt, lautet:

Diese Gleichung kann in Bezug auf der Molare Latenzwärme ($l_m$) und der Variation des Molvolumens während des Phasenwechsels ($\Delta v_m$) umgeschrieben werden als:

$\displaystyle\frac{ dp }{ dT }=\displaystyle\frac{ l_m }{ \Delta v_m T }$

Bedingungen

Variablen

$T$

Absolute Temperatur

$K$

$p$

Druck

$Pa$

$l_m$

Molare Latenzwärme

$J/kg$

$\Delta v_m$

Variation des Molvolumens während des Phasenwechsels

$m^3/mol$

Beziehung

Entwicklung

Mit dem Clausius-Clapeyron-Gesetz, das von die Pressure Variation ($dp$), die Temperaturschwankungen ($dT$), der Latentwärme ($L$), die Volumenvariation beim Phasenwechsel ($\Delta V$) und die Absolute Temperatur ($T$) abhängt und wie folgt ausgedrückt wird:

$\displaystyle\frac{ dp }{ dT }=\displaystyle\frac{ L }{ \Delta V T }$

und der Definition von der Molare Latenzwärme ($l_m$), bei der der Latentwärme ($L$) wie folgt mit die Molmasse ($M_m$) zusammenhängt:

$ l_m \equiv\displaystyle\frac{ L }{ M_m }$

und der Variation des Molvolumens während des Phasenwechsels ($\Delta v_m$), bei der die Volumenvariation beim Phasenwechsel ($\Delta V$) wie folgt mit die Molmasse ($M_m$) zusammenhängt:

$\Delta v_m =\displaystyle\frac{ \Delta V }{ M_m }$

erhalten wir:

$\displaystyle\frac{ dp }{ dT }=\displaystyle\frac{ l_m }{ \Delta v_m T }$

[1] "Über die Art der Bewegung, welche wir Wärme nennen.", Rudolf Clausius, Annalen der Physik und Chemie, 155(6), 368-397. (1850)

[2] "Über eine veränderte Form des zweiten Hauptsatzes der mechanischen Wärmetheorie", Rudolf Clausius, Annalen der Physik, 176(3), 353-400. (1857)

[3] "Mémoire sur la puissance motrice de la chaleur" (Memoiren über die Antriebskraft der Wärme), Benoît Paul Émile Clapeyron, Journal de l'École Royale Polytechnique, 14, 153-190. (1834)

ID:(12822, 0)

Gleichung

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Bei einem Phasenwechsel von einer Flüssigkeit zu einem Gas kann die Änderung des Volumens wie folgt ausgedrückt werden:

$\Delta V = V_{\text{Gas}} - V_{\text{Flüssigkeit}}$

Da das Volumen des Gases viel größer ist als das der Flüssigkeit ( ($$)), können wir es näherungsweise schreiben als:

$\Delta V \approx V_{\text{Gas}}$

Da Wasserdampf ein Verhalten aufweist, das dem eines idealen Gases ähnlich ist, können wir feststellen, dass mit den Werten die Universelle Gas Konstante ($R$), der Anzahl der Mol ($n$), die Absolute Temperatur ($T$) und die Wasserdampfdruck Ungesättigte ($p_v$) gilt:

$ \Delta V =\displaystyle\frac{ n R T }{ p_v }$

Bedingungen

Variablen

$T$

Absolute Temperatur

$K$

$n$

Número de Moles

$-$

$R$

Universelle Gas Konstante

8.4135

$J/mol K$

$p_v$

Wasserdampfdruck Ungesättigte

$Pa$

$\Delta V$

Wasserdampfmenge

$m^3$

Beziehung

ID:(3185, 0)

Gleichung

>Top, >Modell

Unter Verwendung der Clausius-Clapeyron-Gleichung für den Gradienten von die Druck ($p$) in Bezug auf die Absolute Temperatur ($T$), der von der Molare Latenzwärme ($l_m$) und der Variation des Molvolumens während des Phasenwechsels ($\Delta v_m$) abhängt:

und dem Ideal-Gas-Gesetz können wir den Wert von die Druck gesättigtem Wasserdampf ($p_s$) in Bezug auf die Referenzdruck ($p_{ref}$) und die Universelle Gas Konstante ($R$) berechnen:

$ p_s = p_{ref} e^{- l_m / R T }$

Bedingungen

Variablen

$T$

Absolute Temperatur

$K$

$p_s$

Druck gesättigtem Wasserdampf

$Pa$

$l_m$

Molare Latenzwärme

$J/kg$

$p_{ref}$

Referenzdruck

3.65e+10

$Pa$

$R$

Universelle Gas Konstante

8.4135

$J/mol K$

Beziehung

Entwicklung

Unter Verwendung der Clausius-Clapeyron-Gleichung für den Gradienten von die Druck ($p$) in Bezug auf die Absolute Temperatur ($T$), der von der Latentwärme ($L$) und die Volumenvariation beim Phasenwechsel ($\Delta V$) abhängt:

$\displaystyle\frac{ dp }{ dT }=\displaystyle\frac{ L }{ \Delta V T }$

Im Fall des Phasenübergangs von Flüssigkeit zu Gas können wir annehmen, dass die Änderung des Volumens ungefähr gleich dem Volumen des Dampfes ist. Daher können wir die ideale Gasgleichung mit der Anzahl der Mol ($n$), der Volumen ($V$), die Universelle Gas Konstante ($R$) und die Wasserdampfdruck Ungesättigte ($p_v$) verwenden:

$ \Delta V =\displaystyle\frac{ n R T }{ p_v }$

Da die Clausius-Clapeyron-Gleichung wie folgt geschrieben werden kann:

$\displaystyle\frac{dp}{dT}=\displaystyle\frac{L}{n}\displaystyle\frac{p}{R T^2}$

Wobei der Molare Latenzwärme ($l_m$) ($l_m = L/n$) der Änderung der Enthalpie während des Phasenübergangs h entspricht (die für die Bildung von Wasser benötigte Energie), erhalten wir schließlich:

$\displaystyle\frac{dp}{dT}=l_m\displaystyle\frac{p}{RT^2}$

Wenn wir diese Gleichung zwischen die Druck gesättigtem Wasserdampf ($p_s$) und dem Druck am Punkt p_0 bei der Temperatur T_0 integrieren, erhalten wir:

$p_s=p_0e^{l_m/RT_0}e^{-l_m/RT}$

Wenn wir diesen Ausdruck mit den Daten am kritischen Punkt auswerten:

$p_{ref}=p_0e^{l_m/RT_0}$

Haben wir schließlich:

$ p_s = p_{ref} e^{- l_m / R T }$

die Referenzdruck ($p_{ref}$) kann unter Verwendung von Daten sowohl aus dem Tripelpunkt als auch aus dem kritischen Punkt berechnet werden. Im ersten Fall beträgt die Temperatur 0,01 °C = 273,16 K, und der Druck beträgt 611,73 Pa. Wenn die molare latente Wärme 40,65 kJ/mol beträgt (für Wasser), dann hat die Referenzdruck ($p_{ref}$) einen Wert von 3,63E+10 Pa.

ID:(3182, 0)

Gleichung

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Die Beziehung zwischen die Konzentration von Wasserdampfmolekülen ($c_v$) und Gesättigte Wasserdampfkonzentration ($c_s$) wird als die Relative Luftfeuchtigkeit ($RH$) bezeichnet. Mit anderen Worten, wenn eine relative Luftfeuchtigkeit von 100% erreicht wird, wird die vorhandene Konzentration gleich der gesättigten Konzentration sein.

$ RH =\displaystyle\frac{ c_v }{ c_s }$

Bedingungen

Variablen

$c_s$

Gesättigte Wasserdampfkonzentration

$mol/m^3$

$c_v$

Konzentration von Wasserdampfmolekülen

$mol/m^3$

$RH$

Relative Luftfeuchtigkeit

$-$

Beziehung

ID:(3175, 0)

Gleichung

>Top, >Modell

Wenn die Druck ($p$) sich wie ein ideales Gas verhält und der Volumen ($V$), der Anzahl der Mol ($n$), die Absolute Temperatur ($T$) und die Universelle Gas Konstante ($R$) erfüllt, kann die ideale Gasgleichung:

in Bezug auf die Molare Konzentration ($c_m$) umgeschrieben werden als:

$ p = c_m R T $

Bedingungen

Variablen

$T$

Absolute Temperatur

$K$

$p$

Druck

$Pa$

$c_m$

Molare Konzentration

$mol/m^3$

$R$

Universelle Gas Konstante

8.4135

$J/mol K$

Beziehung

Entwicklung

Wenn die Druck ($p$) sich wie ein ideales Gas verhält und der Volumen ($V$), der Anzahl der Mol ($n$), die Absolute Temperatur ($T$) und die Universelle Gas Konstante ($R$) erfüllt, führt die ideale Gasgleichung:

$ p V = n R T $

und die Definition von die Molare Konzentration ($c_m$):

$ c_m \equiv\displaystyle\frac{ n }{ V }$

zu folgender Beziehung:

$ p = c_m R T $

ID:(4479, 0)

Gleichung

>Top, >Modell

Die Beziehung zwischen die Konzentration von Wasserdampfmolekülen ($c_v$) und Gesättigte Wasserdampfkonzentration ($c_s$) wird als die Relative Luftfeuchtigkeit ($RH$) bezeichnet:

und sie kann in Bezug auf die Wasserdampfdruck Ungesättigte ($p_v$) und die Druck gesättigtem Wasserdampf ($p_s$) wie folgt ausgedrückt werden:

$ RH =\displaystyle\frac{ p_v }{ p_s }$

Bedingungen

Variablen

$p_s$

Druck gesättigtem Wasserdampf

$Pa$

$RH$

Relative Luftfeuchtigkeit

$-$

$p_v$

Wasserdampfdruck Ungesättigte

$Pa$

Beziehung

Entwicklung

Die Beziehung zwischen die Relative Luftfeuchtigkeit ($RH$) mit die Konzentration von Wasserdampfmolekülen ($c_v$) und Gesättigte Wasserdampfkonzentration ($c_s$) wird wie folgt ausgedrückt:

$ RH =\displaystyle\frac{ c_v }{ c_s }$

und durch die Beziehung zwischen die Druck ($p$) mit die Molare Konzentration ($c_m$), die Absolute Temperatur ($T$) und die Universelle Gas Konstante ($R$) erhalten wir:

$ p = c_m R T $

Dies gilt für den Wasserdampfdruck, wobei:

$p_v = c_v R T$

und den gesättigten Wasserdampfdruck:

$p_s = c_s R T$

was zur folgenden Gleichung führt:

$ RH =\displaystyle\frac{ p_v }{ p_s }$

ID:(4478, 0)