—v =.A(T), ни одно из к-рых не является однако достаточно строгим и общим; напри­ мер допуская, что Q = a—f}{T+(l T +..., на­ ходим из (4) уравнение Дюпре-Гертца-Ренкина-Нёрнста: l g p = a - ^ - c l g r + j S T + ... (5) т 2 x z 2 / 300 с ж ?200 100 (дальнейшими членами Р"Т +Р&"Т*+..., как.и /ГТ, часто можно пренебречь). Нёрнст предложил простую приближенную ф-лу: где Q„, Е, С—постоянные, причем С—хи­ мич. константа, зависящая только от химич. природы П., но не фазм (1), могущей быть как жидкостью, так и кристаллом. Эти ура­ внения, хорошо удовлетворяя опыту в ши­ роком интервале Т, не дают, как и множе­ ство других б. или м. эмпирич. ф-л (напр. из­ вестная ф-ла Реньо), обрыва кривой р = / ( Т ) в критич. точке (при t=t° .) и вообще дают неправильные результаты при Т-*оо, как показал Бачинский, давший эмпирич. формулы, удовлетворяющие этому условию. П о л н а я т е п л о т а сухого ( т = 1 ) на­ сыщенного П . г Kpum Ъ О 0.2 ОМ Энтропия Фиг. 0,6 S »• 2. 1 кг нашей системы, т. е. в л а ж н о г о П . , содержащей т кг П.+(1—т) кг жидкости в Cal/кг - град., а по оси ординат Т° в абсо­ лютной шкале; о о отсюда количество тепла, необходимое для бесконечно малого изменения состояния си­ стемы: --?)] dT + Qdm; х L-fadT + Q-A+Qt + plvt-vJ (6) о есть количество тепла, потребное для пре­ вращения т = 1 жидкости при t°=0° в наt для сухого П . m = l и dq - (с + | | - ^ ) dT, или dq = c dT, (9) о где c - C j + j ^ - ^ Область влажного П . на диаграмме заключена между двумя по­ граничными кривыми: ж = 0 (кривой жидко­ сти) и га=1 (кривой сухого насыщенного П . ) . Ур-ие 1-й кривой t (10) 2 , dQ сыщенный пар при t° = t; Я = Jc о плота жидкости, а Qi-Q-Vivt-vJ-iT^-pXvi-vd t dT — т е- (7) внутренняя скрытая теплота испарения. Д л я анализа вопросов технич. термоди­ намики П . весьма удобен графич. метод т. э. т. XV. 29