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gelten fiir diesen reversiblen KreisprozeB die 

 Gleichungen : 



bezw. 

 oder 



C2' ^*l ~ ' *! '2" M 



Der zweite Hauptsatz der Thermodynamik 

 besagt nun, daB es keinen reversiblen 

 KreisprozeB geben konne, bei welchem, 

 wenn die Warmemenge Q^ bei Tj ver- 

 schwindet, eine andere Warmemenge als 

 Q 2 bei T 2 erscheint bezw. eine andere 

 Arbeitsmenge als A auftritt, wenn andere 

 nach SchluB des Kreisprozesses zuruck- 

 bleibende Aenderungen als das Auftreten 

 oder Verschwinden der genannten Warme- 

 oder Arbeitsmengen ausgeschlossen sein 

 sollen. Auf diesen Satz ist von Lord Kelvin 

 (W. Thomson) eine absolute, von einer 

 Thermometersubstanz unabhangige Tempe- 

 raturskala gegriindet worden. Diese Skala 

 basiert auf der Giiltigkeit der Proportion 

 Q! : Q 2 = : Tj : T 2 fiir jeden reversiblen ProzeB. 

 Fiihrt man einen reversiblen KreisprozeB 

 zwischen dem Eis- und Siedepunkt des 

 Wassers durch und miBt die auftretenden 

 Warmemengen Q x und Q 2 , so kann man aus 

 der eben genannten Proportion T 100 und T , 

 die Werte von Eis- und Siedepunkt in der 

 thermodynamischen Skala berechnen, wenn 

 man T 100 T auch in der thermodynamischen 

 Skala gleich 100 setzt. Fiihrt man einen 

 reversiblen KreisprozeB zwischen der noch 

 zu bestirnmenden thermodynamischen Tem- 

 peratur T und T durch und miBt Q und Q , 

 so erhalt man T aus: Q:Q =:T:T . Man 

 sieht nun ohne weiteres, daB diese thermo- 

 dynamische Temperaturskala mit der 

 durch Reduktion eines Gasthermo- 

 meters auf den idealen Gaszustand 

 definiertenTemperaturskalaidentisch 

 ist. Das ideale Gas wurde ja den auf den 

 zweiten Hauptsatz hinfiihrenden Betrach- 

 tungen (der Ableitung obiger Proportion) 

 zugrunde gelegt. 



4. Gas und Dampf. Bereits zu Beginn 

 dieses Artikels wurde das Verhaltnis zwischen 

 gasformigem und fliissigem Aggregatzustand 

 gestreift. Bei jeder Temperatur unter der 

 kritischen Temperatur des Gases ist eine 

 Verfliissigung desselben durch geniigend 

 hohe Drucke moglich. 



Zu jeder Temperatur unterhalb der 

 kritischen Temperatur gehort ein ganz 

 bestimmter mit der Stoffart variierender 

 Druck, der Druck des gesattigten 

 Dampf es, bei welchem fliissige und gas- 

 formige Phase im Gleichgewicht neben- 

 einander bestehen. Erhoht man den Druck 

 bei konstanter Temperatur, so verschwinclet 

 der Dampf, vermindert man den Druck, 

 so verschwindet die Fliissigkeit. Man be- 



zeichnet dann die allein vorhandene Gas- 

 phase als ungesattigten Dampf. Ist der 

 Druck, unter dem der gesattigte oder un- 

 gesattigte Dampf steht, ein geniigend kleiner, 

 so gelten fiir den verdiinnten Dampf genau 

 so wie fiir jedes andere verdiinnte Gas die 

 idealen Gasgesetze mit groBer Annaherung. 

 Die Dichtebestimmungen geschehen hier 

 analog wie bei den anderen verdiinnten 

 Gasen, nur spricht man von Dampf- 

 dichten statt von Gasdichten. Die Methoden 

 zur Dampfdichtebestimmung siehe in dem 

 Artikel ,,Molekularlehre". Alles weitere 

 betreffs Gas und Dampf in den Artikeln 

 ,,Aggregatzustande" und ,,Dampfe." 



III. Case im Gleichgewicht mit anderen 

 Phasen. 



Was das Gleichgewicht der gasformigen 

 Phase mit der fliissigen Phase derselben 

 Stoffart anlangt, d. h. also das Gleichgewicht 

 zwischen dem gesattigten Dampf und seinem 

 Kondensat, so sei auf den Artikel ,,Dampfe" 

 verwiesen. Steht die Gasphase aber mit einer 

 Fliissigkeit anderer Stoffart in Beriihrung, 

 so treten Losungserscheinungen auf. Be- 

 treffs der die Auflosung von Gasen in Fliissig- 

 keiten beherrschenden GesetzmaBigkeiten 

 vgl. den Artikel ,, Absorption". Steht eine 

 Gasphase endlich mit einer festen Phase in 

 Beriihrung, so wird einerseits Verdichtung 

 an der festen Oberflache, andererseits Auf- 

 losung in der ganzen festen Phase eintreten, 

 woriiber die Artikel ,, Adsorption" bezw. 

 ,, Absorption" und ,,0kklusion" zu ver- 

 gleichen sind. 



Literatlir. Zu dem ganzen Artikel: W. 

 Nernst, Theoretische Chemie, 7. Aujt. Stuttgart 

 1913. -- W. Ostwald, Lehtbuch der allgemehien 

 Chemie, Bd. I, 2. Avfl. Leipzig 1903. M. 

 Planck, Vorlesungen iiber Thermodynamik , 

 4. Avft. Leipzig 1918. O. D. Cltwolsoii, 



Lehrbuch der Physik, Bd. III. Braunschweig 

 1905. Miiller-PouUlet-Pfcmndler, Lehr- 

 buch der Pliysik, Bd. Ill, 10. Auji. Bnunt- 

 si-hiveig 1907. -K. Clausins, Mechantsche 

 Warmetheorie, Bd. I bis 111, 2. Auji. raun- 

 tjchiceiy 1876 bis 1S91. L. Boltzmann, Vor- 

 lesungen liber Gastheorie, Bd. 1. und II. Leipzig 

 1896 und 1898. - - O. E. Meyer, Die kinetischc 

 Theorie der Guse, 2. Aufl. Breshni 1899. 

 G. Jiiyei', [)i< Fort&chritte der kinetischen 

 Gasthforie. Braunschweig 1906. A. Byk, 

 Einfilhrung in die kinetische Theorie der Gust'. 

 Leipzig und Berlin 1910. J. D. van derWaals, 

 Die Kontinuitdt des gasformigen und fl-iissigen 

 Zustundes, Bd. I und II, 2. Aufl. Leipzig 1889 

 und 1900. K. Jellinek, Physikalisclie, Chemie 

 homogener Mid heterogener Gasreaktionen unti r 

 besonilerer Bcrilcknichtigung der Strahlungs- und 

 Quantcnlehre, sou'ie des Nernstschen Theorems. 

 Leipzig 1913. 



Zu i, 3 : K. Scheel und W. Heuse, Ann. d. 

 P/iys. (4), 37, 79 bis 95 (1912) ; Berl. tiitzungsber. 

 1913,4448. H. V. Regnault, Mem. de I'Acad. 



