Efecto Joule-Thomson

Fenómeno de fluidos no ideales que cambian de temperatura al ser forzados a atravesar espacios pequeños

En termodinámica , el efecto Joule-Thomson (también conocido como efecto Joule-Kelvin o efecto Kelvin-Joule ) describe el cambio de temperatura de un gas o líquido real (a diferencia de un gas ideal ) cuando se está expandiendo; típicamente causado por la pérdida de presión del flujo a través de una válvula o tapón poroso mientras se mantiene aislado para que no se intercambie calor con el medio ambiente. ^{[1] [2] [3]} Este procedimiento se llama proceso de estrangulamiento o proceso Joule-Thomson . ^[4] El efecto es puramente un efecto debido a la desviación de la idealidad, ya que cualquier gas ideal no tiene efecto JT.

A temperatura ambiente, todos los gases excepto el hidrógeno , el helio y el neón se enfrían al expandirse mediante el proceso Joule-Thomson cuando se los estrangula a través de un orificio; estos tres gases aumentan de temperatura cuando se los fuerza a pasar a través de un tapón poroso a temperatura ambiente, pero bajan de temperatura cuando ya están a temperaturas más bajas. ^{[5] [6]} La mayoría de los líquidos, como los aceites hidráulicos, se calentarán mediante el proceso de estrangulamiento Joule-Thomson. La temperatura a la que el efecto JT cambia de signo es la temperatura de inversión .

El proceso de estrangulamiento por enfriamiento de gas se explota comúnmente en procesos de refrigeración como licuefacciones en procesos industriales de separación de aire . ^{[7] [8]} En hidráulica, el efecto de calentamiento del estrangulamiento Joule-Thomson se puede utilizar para encontrar válvulas con fugas internas, ya que estas producirán calor que puede detectarse mediante termopares o cámaras termográficas . El estrangulamiento es un proceso fundamentalmente irreversible . El estrangulamiento debido a la resistencia del flujo en las líneas de suministro, intercambiadores de calor, regeneradores y otros componentes de las máquinas (térmicas) es una fuente de pérdidas que limita su rendimiento.

Como se trata de un proceso de entalpía constante, se puede utilizar para medir experimentalmente las líneas de entalpía constante (isentalpias) en el diagrama de un gas. Combinado con la capacidad calorífica específica a presión constante , permite la medición completa del potencial termodinámico del gas. ^[9] ${\displaystyle (p,T)}$ ${\displaystyle c_{P}=(\partial h/\partial T)_{P}}$

Historia

El efecto recibe su nombre de James Prescott Joule y William Thomson, primer barón Kelvin , quienes lo descubrieron en 1852. Fue la continuación de un trabajo anterior de Joule sobre la expansión de Joule , en el que un gas experimenta una expansión libre en el vacío y la temperatura no cambia, si el gas es ideal .

Descripción

La expansión adiabática (sin intercambio de calor) de un gas puede llevarse a cabo de varias maneras. El cambio de temperatura que experimenta el gas durante la expansión depende no solo de la presión inicial y final, sino también de la forma en que se lleva a cabo la expansión.

• Si el proceso de expansión es reversible , es decir, el gas se encuentra en equilibrio termodinámico en todo momento, se denomina expansión isentrópica . En este caso, el gas realiza trabajo positivo durante la expansión y su temperatura disminuye.
• En cambio, en una expansión libre , el gas no realiza trabajo ni absorbe calor, por lo que se conserva la energía interna . Expandido de esta manera, la temperatura de un gas ideal permanecería constante, pero la temperatura de un gas real disminuye, excepto a temperaturas muy altas. ^[10]
• El método de expansión que se analiza en este artículo, en el que un gas o líquido a presión P ₁ fluye hacia una región de menor presión P ₂ sin cambios significativos en la energía cinética, se denomina expansión de Joule-Thomson. La expansión es inherentemente irreversible. Durante esta expansión, la entalpía permanece invariable (véase la prueba a continuación). A diferencia de una expansión libre, se realiza trabajo, lo que provoca un cambio en la energía interna. El hecho de que la energía interna aumente o disminuya depende de si el trabajo se realiza sobre el fluido o por el fluido; esto está determinado por los estados inicial y final de la expansión y las propiedades del fluido.

Signo del coeficiente de Joule-Thomson para N ₂ . Dentro de la región delimitada por la línea roja, una expansión de Joule-Thomson produce enfriamiento ( ); fuera de esa región, la expansión produce calentamiento. La curva de coexistencia gas-líquido se muestra con la línea azul, que termina en el punto crítico (el círculo azul sólido). Las líneas discontinuas delimitan la región donde N ₂ es un fluido supercrítico (donde las propiedades pasan suavemente de ser similares a las de un líquido a ser similares a las de un gas). ${\displaystyle \mu _{\mathrm {JT} }}$ ${\displaystyle \mu _{\mathrm {JT} }>0}$

El cambio de temperatura producido durante una expansión de Joule-Thomson se cuantifica mediante el coeficiente de Joule-Thomson, . Este coeficiente puede ser positivo (que corresponde al enfriamiento) o negativo (calentamiento); las regiones donde se produce cada uno para el nitrógeno molecular, N ₂ , se muestran en la figura. Obsérvese que la mayoría de las condiciones en la figura corresponden a que el N ₂ es un fluido supercrítico , donde tiene algunas propiedades de un gas y algunas de un líquido, pero no se puede describir realmente como ninguno de los dos. El coeficiente es negativo tanto a temperaturas muy altas como muy bajas; a presiones muy altas es negativo a todas las temperaturas. La temperatura máxima de inversión (621 K para el N ₂ ^[11] ) se produce cuando se aproxima la presión cero. Para el gas N ₂ a bajas presiones, es negativo a altas temperaturas y positivo a bajas temperaturas. A temperaturas inferiores a la curva de coexistencia gas-líquido , el N ₂ se condensa para formar un líquido y el coeficiente vuelve a ser negativo. Por lo tanto, para el gas N2 _por debajo de 621 K, se puede utilizar una expansión Joule-Thomson para enfriar el gas hasta que se forme N2 _líquido . ${\displaystyle \mu _{\mathrm {JT} }}$ ${\displaystyle \mu _{\mathrm {JT} }}$

Mecanismo físico

Hay dos factores que pueden cambiar la temperatura de un fluido durante una expansión adiabática: un cambio en la energía interna o la conversión entre energía interna potencial y cinética. La temperatura es la medida de la energía cinética térmica (energía asociada con el movimiento molecular); por lo tanto, un cambio en la temperatura indica un cambio en la energía cinética térmica. La energía interna es la suma de la energía cinética térmica y la energía potencial térmica. ^[12] Por lo tanto, incluso si la energía interna no cambia, la temperatura puede cambiar debido a la conversión entre energía cinética y potencial; esto es lo que sucede en una expansión libre y generalmente produce una disminución en la temperatura a medida que el fluido se expande. ^{[13] [14]} Si se realiza trabajo sobre o por el fluido a medida que se expande, entonces la energía interna total cambia. Esto es lo que sucede en una expansión Joule-Thomson y puede producir un calentamiento o enfriamiento mayor que el observado en una expansión libre.

En una expansión de Joule-Thomson la entalpía permanece constante. La entalpía, , se define como ${\displaystyle H}$

${\displaystyle H=U+PV}$

donde es la energía interna, es la presión y es el volumen. Bajo las condiciones de una expansión Joule-Thomson, el cambio en representa el trabajo realizado por el fluido (ver la prueba a continuación). Si aumenta, con constante, entonces debe disminuir como resultado del trabajo que realiza el fluido sobre sus alrededores. Esto produce una disminución en la temperatura y da como resultado un coeficiente de Joule-Thomson positivo. Por el contrario, una disminución en significa que se realiza trabajo sobre el fluido y aumenta la energía interna. Si el aumento en la energía cinética excede el aumento en la energía potencial, habrá un aumento en la temperatura del fluido y el coeficiente de Joule-Thomson será negativo. ${\displaystyle U}$ ${\displaystyle P}$ ${\displaystyle V}$ ${\displaystyle PV}$ ${\displaystyle PV}$ ${\displaystyle H}$ ${\displaystyle U}$ ${\displaystyle PV}$

En el caso de un gas ideal, no cambia durante una expansión Joule-Thomson. ^[15] Como resultado, no hay cambios en la energía interna; dado que tampoco hay cambios en la energía potencial térmica, no puede haber cambios en la energía cinética térmica y, por lo tanto, no puede haber cambios en la temperatura. En los gases reales, sí cambia. ${\displaystyle PV}$ ${\displaystyle PV}$

La relación entre el valor de y el esperado para un gas ideal a la misma temperatura se denomina factor de compresibilidad , . Para un gas, este suele ser menor que la unidad a baja temperatura y mayor que la unidad a alta temperatura (véase la discusión en factor de compresibilidad ). A baja presión, el valor de siempre se acerca a la unidad a medida que un gas se expande. ^[16] Por lo tanto, a baja temperatura, y aumentará a medida que el gas se expande, lo que da como resultado un coeficiente de Joule-Thomson positivo. A alta temperatura, y disminuirá a medida que el gas se expande; si la disminución es lo suficientemente grande, el coeficiente de Joule-Thomson será negativo. ${\displaystyle PV}$ ${\displaystyle Z}$ ${\displaystyle Z}$ ${\displaystyle Z}$ ${\displaystyle PV}$ ${\displaystyle Z}$ ${\displaystyle PV}$

En el caso de los líquidos y de los fluidos supercríticos sometidos a alta presión, la presión aumenta a medida que aumenta la presión. ^[16] Esto se debe a que las moléculas se ven obligadas a unirse, de modo que el volumen apenas puede disminuir debido a la mayor presión. En tales condiciones, el coeficiente de Joule-Thomson es negativo, como se ve en la figura anterior. ${\displaystyle PV}$

El mecanismo físico asociado con el efecto Joule-Thomson está estrechamente relacionado con el de una onda de choque , ^[17] aunque una onda de choque difiere en que el cambio en la energía cinética en masa del flujo de gas no es despreciable.

El coeficiente de Joule-Thomson (Kelvin)

Fig. 1 – Coeficientes de Joule-Thomson para varios gases a presión atmosférica

La tasa de cambio de temperatura con respecto a la presión en un proceso Joule-Thomson (es decir, a entalpía constante ) es el coeficiente Joule-Thomson (Kelvin) . Este coeficiente se puede expresar en términos del volumen específico del gas , su capacidad calorífica a presión constante y su coeficiente de expansión térmica como: ^{[1] [3] [18]} ${\displaystyle T}$ ${\displaystyle P}$ ${\displaystyle H}$ ${\displaystyle \mu _{\mathrm {JT} }}$ ${\displaystyle V}$ ${\displaystyle C_{\mathrm {p} }}$ ${\displaystyle \alpha }$

${\displaystyle \mu _{\mathrm {JT} }=\left({\partial T \over \partial P}\right)_{H}={\frac {V}{C_{\mathrm {p} }}}(\alpha T-1)\,}$

Véase la § Derivación del coeficiente de Joule-Thomson a continuación para comprobar esta relación. El valor de se expresa normalmente en °C/ bar (unidades del SI: K / Pa ) y depende del tipo de gas y de la temperatura y presión del gas antes de la expansión. Su dependencia de la presión suele ser de solo un pequeño porcentaje para presiones de hasta 100 bar. ${\displaystyle \mu _{\mathrm {JT} }}$

Todos los gases reales tienen un punto de inversión en el que el valor de cambia de signo. La temperatura de este punto, la temperatura de inversión de Joule-Thomson , depende de la presión del gas antes de la expansión. ${\displaystyle \mu _{\mathrm {JT} }}$

En la expansión de un gas, la presión disminuye, por lo que el signo de es negativo por definición. Teniendo esto en cuenta, la siguiente tabla explica cuándo el efecto Joule-Thomson enfría o calienta un gas real: ${\displaystyle \partial P}$

El helio y el hidrógeno son dos gases cuyas temperaturas de inversión de Joule-Thomson a una presión de una atmósfera son muy bajas (p. ej., alrededor de 40 K, −233 °C para el helio). Por lo tanto, el helio y el hidrógeno se calientan cuando se expanden a entalpía constante a temperaturas ambiente típicas. Por otro lado, el nitrógeno y el oxígeno , los dos gases más abundantes en el aire, tienen temperaturas de inversión de 621 K (348 °C) y 764 K (491 °C) respectivamente: estos gases pueden enfriarse desde la temperatura ambiente mediante el efecto Joule-Thomson. ^{[1] [11]}

Para un gas ideal, siempre es igual a cero: los gases ideales ni se calientan ni se enfrían al expandirse a entalpía constante. ${\displaystyle \mu _{\text{JT}}}$

Modelos teóricos

Para el gas Dieterici, la relación entre la presión reducida y la temperatura de inversión reducida es . Reproducido de la Fig. 17 de ^[9] . ${\displaystyle {\tilde {p}}=(8-{\tilde {T}}_{I})e^{{\frac {5}{2}}-{\frac {4}{8-{\tilde {T}}_{I}}}}}$

Para un gas de Van der Waals , el coeficiente es ^[19] con temperatura de inversión . $${\displaystyle \mu _{\text{JT}}=-{\frac {V_{m}}{C_{p}}}{\frac {RTV_{m}^{2}b-2a(V_{m}-b)^{2}}{RTV_{m}^{3}-2a(V_{m}-b)^{2}}}.}$$ ${\displaystyle {\frac {2a}{bR}}\left(1-{\frac {b}{V_{m}}}\right)^{2}}$

Para el gas Dieterici , la temperatura de inversión reducida es , y la relación entre la presión reducida y la temperatura de inversión reducida es . Esto se representa gráficamente a la derecha. El punto crítico se encuentra dentro de la región donde el gas se enfría al expandirse. La región exterior es donde el gas se calienta al expandirse. ^[9] ${\displaystyle {\tilde {T}}_{I}=8-4/{\tilde {V}}_{m}}$ ${\displaystyle {\tilde {p}}=(8-{\tilde {T}}_{I})e^{{\frac {5}{2}}-{\frac {4}{8-{\tilde {T}}_{I}}}}}$

Aplicaciones

En la práctica, el efecto Joule-Thomson se consigue permitiendo que el gas se expanda a través de un dispositivo de estrangulamiento (normalmente una válvula ) que debe estar muy bien aislado para evitar cualquier transferencia de calor hacia o desde el gas. No se extrae ningún trabajo externo del gas durante la expansión (el gas no debe expandirse a través de una turbina , por ejemplo).

El enfriamiento producido en la expansión de Joule-Thomson lo convierte en una herramienta valiosa en refrigeración . ^{[8] [20]} El efecto se aplica en la técnica de Linde como un proceso estándar en la industria petroquímica , donde el efecto de enfriamiento se utiliza para licuar gases , y en muchas aplicaciones criogénicas (por ejemplo, para la producción de oxígeno líquido, nitrógeno y argón ). Un gas debe estar por debajo de su temperatura de inversión para ser licuado por el ciclo de Linde. Por esta razón, los licuadores de ciclo Linde simples, a partir de la temperatura ambiente, no se pueden utilizar para licuar helio, hidrógeno o neón . Primero deben enfriarse a sus temperaturas de inversión, que son -233 C (helio), -71 C (hidrógeno) y -42 C (neón). ^[11]

Prueba de que la entalpía específica permanece constante

En termodinámica, las llamadas cantidades "específicas" son cantidades por unidad de masa (kg) y se denotan con caracteres en minúscula. Por lo tanto, h , u y v son la entalpía específica , la energía interna específica y el volumen específico (volumen por unidad de masa o densidad recíproca), respectivamente. En un proceso Joule-Thomson, la entalpía específica h permanece constante. ^[21] Para demostrarlo, el primer paso es calcular el trabajo neto realizado cuando una masa m del gas se mueve a través del tapón. Esta cantidad de gas tiene un volumen de V ₁ = m v ₁ en la región a presión P ₁ (región 1) y un volumen V ₂ = m v ₂ cuando está en la región a presión P ₂ (región 2). Luego, en la región 1, el "trabajo de flujo" realizado sobre la cantidad de gas por el resto del gas es: W ₁ = m P ₁ v ₁ . En la región 2, el trabajo realizado por la cantidad de gas sobre el resto del gas es: W ₂ = m P ₂ v ₂ . Por lo tanto, el trabajo total realizado sobre la masa m de gas es

${\displaystyle W=mP_{1}v_{1}-mP_{2}v_{2}.}$

El cambio en la energía interna menos el trabajo total realizado sobre la cantidad de gas es, según la primera ley de la termodinámica , el calor total suministrado a la cantidad de gas.

${\displaystyle U-W=Q}$

En el proceso Joule-Thomson, el gas está aislado, por lo que no se absorbe calor. Esto significa que

${\displaystyle {\begin{aligned}(mu_{2}-mu_{1})&-(mP_{1}v_{1}-mP_{2}v_{2})=0\\mu_{1}+mP_{1}v_{1}&=mu_{2}+mP_{2}v_{2}\\u_{1}+P_{1}v_{1}&=u_{2}+P_{2}v_{2}\end{aligned}}}$

donde u ₁ y u ₂ denotan las energías internas específicas del gas en las regiones 1 y 2, respectivamente. Utilizando la definición de entalpía específica h = u + Pv , la ecuación anterior implica que

${\displaystyle h_{1}=h_{2}}$

donde h ₁ y h ₂ denotan las entalpías específicas de la cantidad de gas en las regiones 1 y 2, respectivamente.

Estrangulamiento en elyo-sdiagrama

Fig. 2 – Diagrama T - s del nitrógeno. La cúpula roja representa la región bifásica con el lado de baja entropía (el líquido saturado) y el lado de alta entropía (el gas saturado). Las curvas negras dan la relación T - s a lo largo de las isobaras. Las presiones se indican en bar. Las curvas azules son isentalpias (curvas de entalpía específica constante). Las entalpías específicas se indican en kJ/kg. Los puntos específicos a, b, etc., se tratan en el texto principal.

Una forma muy conveniente de obtener una comprensión cuantitativa del proceso de estrangulamiento es mediante el uso de diagramas como los diagramas h - T , diagramas h - P y otros. Los diagramas T-s más utilizados son los denominados diagramas T - s . La Figura 2 muestra el diagrama T - s del nitrógeno como ejemplo. ^[22] A continuación se indican varios puntos:

1. T = 300  K, p = 200 bar, s = 5,16  kJ/(kgK), h = 430  kJ/kg;
2. T = 270  K, p = 1 bar, s = 6,79  kJ/(kgK), h = 430  kJ/kg;
3. T = 133  K, p = 200 bar, s = 3,75  kJ/(kgK), h = 150  kJ/kg;
4. T = 77,2  K, p = 1 bar, s = 4,40  kJ/(kgK), h = 150  kJ/kg;
5. T = 77,2  K, p = 1 bar, s = 2,83  kJ/(kgK), h = 28  kJ/kg (líquido saturado a 1 bar);
6. T = 77,2  K, p = 1 bar, s = 5,41  kJ/(kgK), h = 230  kJ/kg (gas saturado a 1 bar).

Como se ha mostrado anteriormente, la regulación mantiene h constante. Por ejemplo, la regulación desde 200 bar y 300  K (punto a en la figura 2) sigue la isoentálpica (línea de entalpía específica constante) de 430  kJ/kg. A 1 bar da como resultado el punto b, que tiene una temperatura de 270  K. Por lo tanto, la regulación desde 200 bar a 1 bar produce un enfriamiento desde la temperatura ambiente hasta una temperatura por debajo del punto de congelación del agua. La reducción de 200 bar y una temperatura inicial de 133  K (punto c en la fig. 2) a 1 bar da como resultado el punto d, que está en la región bifásica del nitrógeno a una temperatura de 77,2  K. Dado que la entalpía es un parámetro extensivo, la entalpía en d ( h _d ) es igual a la entalpía en e ( h _e ) multiplicada por la fracción de masa del líquido en d ( x _d ) más la entalpía en f ( h _f ) multiplicada por la fracción de masa del gas en d (1 − x _d ). Por lo tanto,

${\displaystyle h_{d}=x_{d}h_{e}+(1-x_{d})h_{f}.}$

Con números: 150 = x _d 28 + (1 − x _d ) 230, por lo que x _d es aproximadamente 0,40. Esto significa que la fracción de masa del líquido en la mezcla de líquido y gas que sale de la válvula de estrangulamiento es del 40 %.

Derivación del coeficiente de Joule-Thomson

Es difícil pensar físicamente en lo que representa el coeficiente de Joule-Thomson, . Además, las determinaciones modernas de no utilizan el método original utilizado por Joule y Thomson, sino que miden una cantidad diferente, estrechamente relacionada. ^[23] Por lo tanto, es útil derivar relaciones entre y otras cantidades medidas más convenientemente, como se describe a continuación. ${\displaystyle \mu _{\mathrm {JT} }}$ ${\displaystyle \mu _{\mathrm {JT} }}$ ${\displaystyle \mu _{\mathrm {JT} }}$

El primer paso para obtener estos resultados es observar que el coeficiente de Joule-Thomson involucra las tres variables T , P y H. Se obtiene inmediatamente un resultado útil al aplicar la regla cíclica ; en términos de estas tres variables, esa regla puede escribirse

${\displaystyle \left({\frac {\partial T}{\partial P}}\right)_{H}\left({\frac {\partial H}{\partial T}}\right)_{P}\left({\frac {\partial P}{\partial H}}\right)_{T}=-1.}$

Cada una de las tres derivadas parciales de esta expresión tiene un significado específico. La primera es , la segunda es la capacidad calorífica a presión constante , , definida por ${\displaystyle \mu _{\mathrm {JT} }}$ ${\displaystyle C_{\mathrm {p} }}$

${\displaystyle C_{\mathrm {p} }=\left({\frac {\partial H}{\partial T}}\right)_{P}}$

y el tercero es el inverso del coeficiente isotérmico de Joule-Thomson , , definido por ${\displaystyle \mu _{\mathrm {T} }}$

${\displaystyle \mu _{\mathrm {T} }=\left({\frac {\partial H}{\partial P}}\right)_{T}}$.

Esta última cantidad se mide más fácilmente que . ^{[24] [25]} Por lo tanto, la expresión de la regla cíclica se convierte en ${\displaystyle \mu _{\mathrm {JT} }}$

${\displaystyle \mu _{\mathrm {JT} }=-{\frac {\mu _{\mathrm {T} }}{C_{p}}}.}$

Esta ecuación se puede utilizar para obtener coeficientes de Joule-Thomson a partir del coeficiente de Joule-Thomson isotérmico, que se mide con mayor facilidad. A continuación se utiliza para obtener una expresión matemática para el coeficiente de Joule-Thomson en términos de las propiedades volumétricas de un fluido.

Para continuar, el punto de partida es la ecuación fundamental de la termodinámica en términos de entalpía; esta es

${\displaystyle \mathrm {d} H=T\mathrm {d} S+V\mathrm {d} P.}$

Ahora, "dividiendo" por d P , mientras se mantiene la temperatura constante, se obtiene

${\displaystyle \left({\frac {\partial H}{\partial P}}\right)_{T}=T\left({\frac {\partial S}{\partial P}}\right)_{T}+V}$

La derivada parcial de la izquierda es el coeficiente de Joule-Thomson isotérmico, , y la de la derecha se puede expresar en términos del coeficiente de expansión térmica mediante una relación de Maxwell . La relación adecuada es ${\displaystyle \mu _{\mathrm {T} }}$

${\displaystyle \left({\frac {\partial S}{\partial P}}\right)_{T}=-\left({\frac {\partial V}{\partial T}}\right)_{P}=-V\alpha \,}$

donde α es el coeficiente cúbico de expansión térmica . Reemplazando estas dos derivadas parciales obtenemos

${\displaystyle \mu _{\mathrm {T} }=-TV\alpha \ +V.}$

Esta expresión ahora puede reemplazarse en la ecuación anterior para obtener: ${\displaystyle \mu _{\mathrm {T} }}$ ${\displaystyle \mu _{\mathrm {JT} }}$

${\displaystyle \mu _{\mathrm {JT} }\equiv \left({\frac {\partial T}{\partial P}}\right)_{H}={\frac {V}{C_{\mathrm {p} }}}(\alpha T-1).\,}$

Esto proporciona una expresión para el coeficiente de Joule-Thomson en términos de las propiedades comúnmente disponibles de capacidad calorífica, volumen molar y coeficiente de expansión térmica. Muestra que la temperatura de inversión de Joule-Thomson, en la que es cero, ocurre cuando el coeficiente de expansión térmica es igual a la inversa de la temperatura. Dado que esto es cierto a todas las temperaturas para los gases ideales (ver expansión en gases ), el coeficiente de Joule-Thomson de un gas ideal es cero a todas las temperaturas. ^[26] ${\displaystyle \mu _{\mathrm {JT} }}$

Segunda ley de Joule

Es fácil verificar que, para un gas ideal definido por postulados microscópicos adecuados, αT = 1, por lo que el cambio de temperatura de dicho gas ideal en una expansión de Joule-Thomson es cero. Para dicho gas ideal, este resultado teórico implica que:

La energía interna de una masa fija de un gas ideal depende únicamente de su temperatura (no de la presión ni del volumen).

Esta regla fue descubierta originalmente por Joule experimentalmente para gases reales y se conoce como la segunda ley de Joule . Experimentos más refinados encontraron desviaciones importantes de ella. ^{[27] [28] [29]}

Véase también

• Punto crítico (termodinámica)
• Entalpía y proceso isosentálpico
• Gas ideal
• Licuefacción de gases
• MIRI (Mid-Infrared Instrument) , un bucle J–T que se utiliza en uno de los instrumentos del telescopio espacial James Webb
• Refrigeración
• Proceso reversible (termodinámica)

Referencias

1. RH Perry y DW Green (1984). Manual de ingenieros químicos de Perry . McGraw-Hill. ISBN 978-0-07-049479-4.
2. BN Roy (2002). Fundamentos de termodinámica clásica y estadística . John Wiley & Sons. Bibcode :2002fcst.book.....N. ISBN 978-0-470-84313-0.
3. WC Edmister, BI Lee (1984). Termodinámica de hidrocarburos aplicada . Vol. 1 (2.ª ed.). Gulf Publishing. ISBN 978-0-87201-855-6.
4. F. Reif (1965). "Capítulo 5 – Aplicaciones simples de la termodinámica macroscópica". Fundamentos de física estadística y térmica . McGraw-Hill. ISBN 978-0-07-051800-1.
5. AW Adamson (1973). "Capítulo 4 – Termodinámica química. La primera ley de la termodinámica". Un libro de texto de química física (1.ª ed.). Academic Press. LCCN  72088328.
6. GW Castellan (1971). "Capítulo 7 – Energía y la primera ley de la termodinámica; Termoquímica". Química física (2.ª ed.). Addison-Wesley. ISBN 978-0-201-00912-5.
7. Moran, MJ; Shapiro, HN (2006). Fundamentos de termodinámica en ingeniería (5.ª ed.). John Wiley & Sons.
8. De Waele, ATAM (2017). "Fundamentos de la licuefacción Joule-Thomson y el enfriamiento JT". Journal of Low Temperature Physics . 186 (5–6): 385–403. Código Bibliográfico :2017JLTP..186..385D. doi : 10.1007/s10909-016-1733-3 .
9. Pippard, Alfred B. (1981). Elementos de termodinámica clásica: para estudiantes avanzados de física (edición revisada). Cambridge: Univ. Pr. págs. 74–77. ISBN 978-0-521-09101-5.
10. Goussard, Jacques-Olivier; Roulet, Bernard (1993). "Expansión libre para gases reales". American Journal of Physics . 61 (9): 845–848. Código Bibliográfico :1993AmJPh..61..845G. doi :10.1119/1.17417.
11. Atkins, Peter (1997). Química física (6.ª ed.). Nueva York: WH Freeman and Co. pág. 930. ISBN 978-0-7167-2871-9.
12. Rock, PA (1983). Termodinámica química . Mill Valley, CA: University Science Books. Sec. 3-2. ISBN 978-0-935702-12-5.
13. Pippard, AB (1957). "Elementos de termodinámica clásica", pág. 73. Cambridge University Press, Cambridge, Reino Unido
14. Tabor, D. (1991). Gases, líquidos y sólidos , pág. 148. Cambridge University Press, Cambridge, Reino Unido ISBN 0 521 40667 6 . 
15. Klotz, IM y RM Rosenberg (1991). Termodinámica química , pág. 83. Benjamin, Meno Park, California.
16. Atkins, Peter (1997). Química física (6.ª ed.). Nueva York: WH Freeman and Co. págs. 31–32. ISBN 0-7167-2871-0 . 
17. Hoover, Wm. G.; Hoover, Carol G.; Travis, Karl P. (2014). "Compresión de ondas de choque y expansión de Joule–Thomson". Physical Review Letters . 112 (14): 144504. arXiv : 1311.1717 . Código Bibliográfico :2014PhRvL.112n4504H. doi :10.1103/PhysRevLett.112.144504. PMID  24765974. S2CID  33580985.
18. WR Salzman. "Expansión de Joule". Departamento de Química, Universidad de Arizona . Archivado desde el original el 13 de junio de 2012. Consultado el 23 de julio de 2005 .
19. "10.3: El experimento de Joule-Thomson". Physics LibreTexts . 25 de enero de 2017 . Consultado el 5 de julio de 2023 .
20. Keenan, JH (1970). Termodinámica , Capítulo 15. MIT Press, Cambridge, Massachusetts.
21. Véase, por ejemplo, MJ Moran y HN Shapiro "Fundamentals of Engineering Thermodynamics", 5.ª edición (2006), John Wiley & Sons, Inc., página 147.
22. Figura compuesta con datos obtenidos con RefProp, NIST Standard Reference Database 23
23. Atkins, Peter (1997). Química física (6.ª ed.). Nueva York: WH Freeman and Co., págs. 89-90. ISBN 978-0-7167-2871-9.
24. Keyes, FG; Collins, SC (1932). "La variación de presión de la función calorífica como medida directa de las fuerzas de van der Waals". Proc. Natl. Sci. USA . 18 (4): 328–333. Bibcode :1932PNAS...18..328K. doi : 10.1073/pnas.18.4.328 . PMC 1076221 . PMID  16587688. 
25. Cusco, L.; McBain, SE; Saville, G. (1995). "Un calorímetro de flujo para la medición del coeficiente de Joule-Thomson isotérmico de gases a temperaturas y presiones elevadas. Resultados para nitrógeno a temperaturas de hasta 473 K y presiones de hasta 10 MPa y para dióxido de carbono a temperaturas de hasta 500 K y presiones de hasta 5 MPa". The Journal of Chemical Thermodynamics . 27 (7): 721–733. doi :10.1006/jcht.1995.0073.
26. Callen, HB (1960). Termodinámica . Nueva York: John Wiley and Sons. págs. 112-114.
27. Partington, JR (1949). Tratado avanzado de química física , volumen 1 Principios fundamentales. Propiedades de los gases , Longmans, Green and Co. , Londres, págs. 614–615.
28. Adkins, CJ (1968/1983). Termodinámica del equilibrio , (1.ª edición, 1968), tercera edición, 1983, Cambridge University Press, Cambridge, Reino Unido, ISBN 0-521-25445-0 , pág. 116. 
29. Bailyn, M. (1994). Un estudio de la termodinámica , American Institute of Physics Press, Nueva York, ISBN 0-88318-797-3 , pág. 81. 

Bibliografía

• MW Zemansky (1968). Calor y termodinámica: un libro de texto intermedio . McGraw-Hill. págs. 182, 355. LCCN  67026891.
• DV Schroeder (2000). Introducción a la física térmica . Addison Wesley Longman. pág. 142. ISBN 978-0-201-38027-9.
• C. Kittel, H. Kroemer (1980). Física térmica . WH Freeman. ISBN 978-0-7167-1088-2.

Enlaces externos

• Weisstein, Eric Wolfgang (ed.). "Proceso de Joule-Thomson". MundoCiencia .
• Weisstein, Eric Wolfgang (ed.). "Coeficiente de Joule-Thomson". MundoCiencia .
• "Curva de inversión del efecto Joule-Thomson utilizando el CEOS de Peng-Robinson". Proyectos de demostración de Wolfram Mathematica .
• Módulo del efecto Joule-Thomson, Universidad de Notre Dame