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La Energía eléctrica (1911-08-10 00:00:00), página 7

y por consiguiente,

\[
p \cdot v = 0,082 \ T
\]

en la cual conviene especificar bien que los datos son: \( p \), presión en atmósferas, y \( v \) litros, gramo-molécula; es decir, que en vez de referirse al volumen específico del kilogramo, hay que referirse al del gramo-molécula, ó sea el del número de gramos ó de unidades de peso contenidas en su peso molecular.

Esta misma fórmula acepta otra forma numérica, refiriendo \( p \) á gramos por centímetro cuadrado y expresando \( v \) en unidades cúbicas.

\[
\begin{align*}
p &= 1 \ \text{atmósferas} = 1033,3 \ \text{g.} \times \text{cm}^2 \\
v &= 22,412 \ \text{litros} = 22412 \ \text{cm}^3 \quad (1). \\
R &= \frac{1033 \times 22412}{273} = 84144;
\end{align*}
\]

de donde

\[
p \cdot v = 84144 \cdot T
\]

La ecuación \( p \cdot v = R \cdot T \) se transforma en la siguiente: \( A \cdot p \cdot v = A \cdot R \cdot T \), en la cual

\[
A = \frac{1}{B} = \frac{1}{425}
\]

se puede establecer \( A \cdot p \cdot v = H \cdot T \) y substituir el valor de \( H \).

Para \( p = 1 \) atmósfera \( = 10333 \) kg. \( \times \) m\( ^2 \) y \( v = 22,412 = 0,02243 \) m\( ^3 \), resultará

\[
H = \frac{A \cdot p \cdot v}{T} = \frac{10333 \times 0,0224}{425 \times 273} = 1,98,
\]

y, por tanto,

\[
A \cdot p \cdot v = 1,98 \cdot T
\]

Aproximadamente se acepta

\[
A \cdot p \cdot v = 2T
\]

que se reduce á

\[
p \cdot v = 850 \ T,
\]

en la cual \( p \) presión en kilos por m\( ^2 \), y \( v \) volumen específico del gramo-molécula en m\( ^3 \).

** Mr. Chevolson (2) deduce otra forma que relaciona el peso de un gas con su presión, volumen específico y densidad relativa; pero no la exponemos en este lugar, porque no relaciona, como las anteriores, las tres variables \( p \), \( v \) y \( t \) que determinan el estado térmico de un cuerpo, ó sean las tres que intervienen en la llamada relación fundamental.

A este notable físico se debe una sencilla conclusión relativa al valor del parámetro específico \( R \), valiéndose, ó relacionándolo con los calores específicos \( C_p \) y \( C'_v \) en peso y en volumen, que tanto juegan en termodinámica; sobre aquella conclusión creemos necesario insistir, porque nos ha de llevar á otra forma de la ecuación de Clapeyron.

En virtud de relaciones fundamentales, sobre las cuales no es preciso aclarar nada, se tiene

\[
C_p = C_v + A \cdot p \cdot \frac{dv}{dt}.
\]

Como

\[
pv = RT \quad \text{y} \quad \frac{dv}{dT} = \frac{R}{p} = \frac{p_0 v_0}{2,73 \cdot p} = \frac{p_0 v_0 z}{p}
\]

(1) Como la molécula-gramo del H es 2, en el kg. de este gas entran 500; multiplicando la constante de Avogadro por esa cifra, resultan \( 500 \times 22,412 l = 11,206 \) m\( ^3 \) para volumen específico del hidrógeno, cifra idéntica y que comprueba la que obtuvimos directamente en el desarrollo de la forma que designamos por \( 1'' \).
(2) Traité de Phasique.—1906.
La Energía eléctrica (1911-08-10 00:00:00), página 8

se llega á la expresión

\[
C_p - C_v = A \cdot R.
\]

Sentado esto, expresemos la diferencia citada en forma analítico-experimental,

Sea un cilindro que contiene un kilogramo de un gas, que ocupa el espacio \( v \), volumen específico, que en la figura es el \( a'b'dc \) á la presión constante \( p \).

Comunicando calor al gas, puede permanecer constante la presión ó el volumen; en el primer caso, el gas, en virtud de la ley de Gay-Lussac, incrementará su volumen en la relación \( v = v_o (1 + a t) \), de modo que habrá un trabajo exterior realizado en un incremento total de \( t^\circ \) sobre el calor preciso para elevar esa misma temperatura solamente al volumen \( v \); si el exceso es de \( r^\circ \), los calores precisos son \( C_p \) y \( C_v \) en cada caso respectivo.

Por tanto, \( C_p = C_v + \) equivalente calorífico trabajo exterior incremento volumen \( w \).

\[
C_p = C_v + A \cdot r = C_v + A \cdot p \cdot s \cdot h' = C_v + A \cdot p \cdot w.
\]

El volumen específico de un gas á \( o^\circ \) se deduce fácilmente, en función del de \( á \ t^\circ \)

\[
v = v_o (1 + a t)
\]
\[
v_o = \frac{v}{(1 + a t)}; \quad y \quad á \quad (t^\circ + 1)
\]
\[
\frac{v}{1 + a t} \left( 1 + (t + 1) x \right) = \frac{v}{1 + a t} (1 + a t + x)
\]
\[
\frac{(t + 1)}{a t} + a = \left( x + (p + 1) \right) \frac{t + 1}{a}
\]

Como este segundo miembro es \( v + w \), se deduce

\[
w = \frac{v \cdot z}{(1 + a t)} = \frac{v}{\frac{1}{z} + t} = \frac{v}{273 + t} = \frac{v}{T};
\]

de donde

\[
r = pw = \frac{p \cdot v}{T}.
\]

Comparada con la general \( R = \frac{p \cdot v}{T} \) se deduce \( r = R_1 \), que traducida en términos concretos equivale á expresar que la constante de Clapeyron es numéricamente igual al trabajo de dilatación del gas cuando, á presión constante, su temperatura aumenta \( r^\circ \).

** De la función \( C_p - C_v = A \cdot R \) se deduce \( R = \frac{C_p - C_v}{A} = E \ (C_p - C_v) \), y por consiguiente

\[
p \cdot v = E \ (C_p - C_v) \ T
\]

nueva forma de la ecuación de Clapeyron, que á su vez se puede transformar en otra en que sólo aparezca uno de los valores de los calores específicos.

En efecto:

\[
pv = E \left( \frac{C_p}{C_v} - 1 \right) C_v T = E (\gamma - 1) C_v T.
\]
La Energía eléctrica (1911-08-25 00:00:00), página 1

La Energía Eléctrica.

REVISTA GENERAL DE ELECTRICIDAD Y SUS APLICACIONES

SE PUBLICA LOS DIAS 10 Y 25 DE CADA MES

SUMARIO
D. Luis Muntadas.—La electricidad en los puertos, por J. G. Benítez.—Turbinas de vapor, por Carlos Barutell.—Alumbrado eléctrico de los trenes, sistema vicariño, por Sancho López López.—Crónica e información: Aguas.—Nuevas líneas de transporte.—Nuevas Sociedades.—Nuevo tranvía eléctrico.—Funicular de Igueldo.—Ferrocarril funicular á Valdivira.—Ferrocarril eléctrico en Granada.—Contadores de electricidad aprobados.—Los cables eléctricos «Pirelli» en Alemania.—Tomás Aznar e Hijos.—El estado actual de la combinación de las fábricas que producen fluido eléctrico y el hielo como producto auxiliar.—Depósitos fangosos en los transformadores.—Procedimientos de conservación de los postes de madera.—Catálogos recibidos.—Guía del capitalista.—Ofertas y demandas.

D. LUIS MUNTADAS

Con verdadero sentimiento damos cuenta á nuestros lectores de la muerte en Barcelona del Sr. Muntadas, prestigioso ingeniero industrial, que por sus méritos relevantes y fecundas iniciativas había alcanzado justo renombre, llegando á ocupar puestos tan salientes dentro de la esfera técnico-industrial como la Presidencia del Fomento del Trabajo Nacional de Barcelona, y de la Comisión que implantó la ley de 1907 de Protección á la Industria nacional.

Muntadas fué el fundador y el alma de la «Industria eléctrica de Barcelona,» sociedad que con suma modestia comenzó á funcionar en la ciudad condal el 1892, y que, gracias á la perseverante y afortunada labor de su gerente, adquirió rápidamente tales vuelos, que pocos años después luchaba con las más afamadas casas extranjeras en los concursos nacionales, y realizaba importantes instalaciones en las variadas ramas de la industria eléctrica, como son los transportes de fuerza á Madrid del Marqués de Santillana; los de las Sociedades eléctricas reunidas de Zaragoza; el del Urumea á San Sebastián; los de los tranvías eléctricos de Barcelona-Horta-San Andrés y extensiones; del Tibidabo y su funicular; de Baeza á Ubeda; de Zaragoza; de Linares á las minas, y del monte Ulía en San Sebastián; los desagües eléctricos de las minas del Castillo en la Carolina (Jaén); de la Cruz en Linares y de Nueva Montaña (Santander); la maquinaria eléctrica de los cruceros D. Álvaro de Bazán, Marqués de la Victoria y Doña María de Molina; las fábricas de carburo de calcio de la Electro-Química Aragonesa y de la Sociedad Sedó y C.ª en Esparraguera; los de la Compañía general de Industria y Comercio de Cartagena, é industrias mecánicas consolidadas de Barcelona.

El trabajo que el montaje de los nuevos talleres de Cornellá (de cuya importancia da idea su extensión superficial, que se eleva á 25.000 metros cuadrados), y la confección de multitud de proyectos que la Industria eléctrica ha redactado y realizado, suponen por sí solos carga tan
La Energía eléctrica (1911-08-25 00:00:00), página 12

tencia elevada; mientras que el otro, el de los acumuladores, es de resistencia muy pequeña.

Para una pequeña variación de tensión de la dinamo, la corriente que atraviesa los acumuladores varía en grandes proporciones, mientras que queda sensiblemente constante en el circuito de alumbrado.

Para una velocidad determinada, la corriente de carga es igual á la absorbida por las lámparas; en este momento, los acumuladores no suministran corriente, reciben de la máquina una corriente que restituyen á las lámparas á medida que se va produciendo.

Si la velocidad de la dinamo aumenta todavía más, su intensidad es superior á la absorbida por las lámparas, y los acumuladores se benefician de este excedente; se cargan, y la intensidad de la corriente de carga aumenta con la velocidad en una proporción determinada por la acción combinada de los dos arrastamientos diferenciales de los inductores.

El esquema (fig. 5) indica la disposición de los circuitos.

Nos encontramos en presencia de un sistema de autorregulación perfecta que permite obtener, sin ningún artificio suplementario, un alumbrado de intensidad rigurosamente constante e independiente de la velocidad del tren.

La disposición de una sola batería que acabamos de describir, se aplica á los carruajes que están afectos á un servicio determinado y que tiene un régimen invariable desde el punto de vista de la velocidad y del recorrido.

Cuando se trate de conseguir un alumbrado de fijeza absoluta, cuales quiera que sean las condiciones de marcha, las velocidades y los regímenes impuestos, se puede disponer el sistema, como indica el esquema número 2 de la figura 6, con dos baterías, tiene por objeto esta disposición hacer la tensión en las lámparas completamente independiente de la carga de la batería y de la intensidad de la dinamo.

La dinamo de velocidad variable, cuyo circuito está cerrado automáticamente por el conmutador-disyuntor, cuando su voltaje es suficiente, carga directamente una de las baterías y suministra, según su capacidad y la velocidad del carruaje, á través de una resistencia reglable, á la segunda batería que alimenta á las lámparas, una parte más ó menos grande de la corriente absorbida por éstas. De esta manera, la batería en descarga se encuentra entretenida á un voltaje constante. En las paradas del tren, las dos baterías alimentan en paralelo las lámparas; pero la caída del disyuntor automático intercala, entre la batería que estaba en carga y la en des-

Fig. 5.—Esquema número 1, de un equipo de una batería á 3 voltios con conmutador-disyuntor ó tope de encendido.

Fig. 6.—Esquema número 2, de un equipo de dos baterías á 32 voltios con conmutador-disyuntor ó interruptor de encendido de cuatro posiciones y limitador de carga.

Fig. 7.—Esquema número 3, de un equipo de dos baterías cargadas en serie á 32 voltios y descargadas en paralelo á 16 voltios, con conmutador-disyuntor y conmutador de encendido sencillo.
La Energía eléctrica (1911-08-25 00:00:00), página 21

BOLETIN DE LA Unión Eléctrica Española.

Año VIII. Madrid 25 de Agosto de 1911. Núm. 16.

DISPOSICIONES PARA QUEMAR MENUDOS

Las principales modificaciones que hay que hacer en una instalación de calderas para quemar menudos, son relativas a la chimenea y á la parrilla. Si la chimenea es corta y basta apenas para asegurar el tiro del hogar con carbones comunes, no se podrán quemar menudos sin modificarla ó añadirle un tiro mecánico.

En efecto, los menudos forman una capa compacta sobre la parrilla, y para que el aire la atraviese regularmente es necesario un tiro fuerte.

Si la chimenea basta para producir un tiro suficiente en condiciones más difíciles, queda por modificar la rejilla. Será necesario adoptar barrotes que no dejen entre sí más que un intervalo de cinco á seis mm. como máximo, ocupando los intervalos del 25 al 35 por 100 próximamente de la superficie total de la rejilla.

Casi siempre, los menudos contienen dos veces más cenizas que los carbones de las otras clases. Será pues, necesario tenerlo en cuenta en el acopio y suministro y hasta habrá que efectuar un ensayo de consumo comparado para darse cuenta de la potencia calorífica práctica del combustible.

Para quemar fácilmente una cantidad dada de carbón, el tiro necesario está indicado por las cifras siguientes:

    PARA QUEMAR

    50 kilos de carbón por m² de parrilla y hora,
    tiro 8 mm.
    de agua.

    75

    12

    100

    18

    125

    25

Para quemar menudos se podrá, pues, ó dar mayor superficie á la parrilla, ó aumentar el tiro. Se obtendrán buenos resultados con rejillas muy grandes, sobre las cuales el carbón podrá ser lanzado y repartido en capas de espesor uniforme más fácilmente que si se tratase de un combustible grueso. Finalmente, si la chimenea tiene 60 metros de alto ó más, se podrán quemar fácilmente menudos de antracita, pero si no tiene más que 30 metros, habrá que recurrir al tiro forzado.

EL GIRO POSTAL

Han comenzado á prestar servicio las 286 oficinas autorizadas para hacer este servicio.

El coste total de los giros, refundido el premio de medio por ciento y el sello de oro por envío de la libranza, es como sigue:

    Desde 1 peseta á 10
    0'15

    Desde 10'05
    á 20
    0'20

    Desde 20'05
    á 30
    0'25

    Desde 30'05
    á 40
    0'30

    Desde 40'05
    á 50
    0'35

    Desde 50'05
    á 60
    0'40

    Desde 60'05
    á 70
    0'45

    Desde 70'05
    á 80
    0'50

    Desde 80'05
    á 90
    0'55

    Desde 90'05
    á 100
    0'60

La oficina del Giro en Madrid se ha establecido en la Administración de C-rcos Central, piso principal, en el pasillo que comunica esta oficina con la Dirección general, detrás del «Apartado particular», ó sea de los casilleros americanos.
La Energía eléctrica (1911-08-25 00:00:00), página 5

el vapor de la tobera con la velocidad absoluta de entrada \( v_1 \); el ataque debe realizarse sin choques ni brusquedades, y para ello el primer elemento de la curva del alabe debía ser prolongación del plano del elemento de la tobera; pero en la práctica no se sigue esta regla más que para la cara convexa, ó sea la del trasdós de la paleta, en la que serían más nocivos los choques. La velocidad absoluta que en sí lleva el vapor debe componerse con la de rotación \( V_p \) en el sentido inverso al movimiento de la circunferencia, obteniéndose la velocidad relativa \( V_r \) del paso.

En la figura se observan claramente los ángulos \( \alpha_1 \) y \( \alpha_2 \); el \( \alpha_1 \) es el de la dirección de \( v_1 \), y determina la inclinación de la cara del reverso; el \( \alpha_2 \), es el de la resultante, y es la inclinación de la cara cóncava, á consecuencia de impouerlo así la práctica.

Efectuada la marcha á través del alabe, se llega al canto de salida, el cual debe ser abandonoado con idéntica velocidad relativa que en el ingreso, pues en el tránsito ni se han debido producir choques locales que resten parte de la energía, ni ha habido tampoco, por definición, ninguna expansión que altere las condiciones de salida. Es decir, que en todo el trayecto el agente actúa por presiones sucesivas, abandonando el contacto en cuanto se realiza la impulsión; el vapor contenido entre dos alabes posee determinada fuerza viva; ejerce una acción mucho mayor sobre la cara cóncava, á través de la cual resbala, y la acción sobre ésta engendra el giro.

A la salida, la velocidad \( V_r \) forma, ó debe formar, el mismo ángulo \( \alpha_2 \) que en el ingreso; la velocidad periférica obra en sentido contrario, y, por consiguiente, se deduce el valor \( v_2 \), velocidad de salida, como indica la fig. 2.a

Veamos la relación que liga el rendimiento térmico (relación entre el trabajo indicado y el puesto en juego para efectuar la transformación) con la velocidad periférica.

1 kg. de vapor á \( v_1 \) m \( \times \) \( t'' \), posee una energía transformable (en virtud del teorema de las fuerzas vivas) medida por la fracción \( T_t = \frac{v_1^2}{2g} \)

P kgs. poseerán \( \frac{P \cdot v_1^2}{2g \cdot 75} \) caballos.

El vapor sale á \( v_2 \) m. \( \times \) \( t'' \); se pierden \( \frac{P \cdot v_2^2}{2g \cdot 75} \).

Luego la energía utilizada será

\[
T_u = \frac{P(v_1^2 - v_2^2)}{2 \cdot 9 \cdot 75},
\]

y el rendimiento térmico vendrá expresado por

\[
\rho = \frac{T_u}{T_t} = \frac{\frac{P(v_1^2 - v_2^2)}{2g \cdot 75}}{\frac{P v_1^2}{2g \cdot 75}} = \frac{v_1^2 - v_2^2}{v_1^2}.
\]

Ahora bien, en el abatimiento que señala la figura 3.a se puede calcular la relación que liga á
La Energía eléctrica (1911-08-25 00:00:00), página 6

\( v_1^2 \) y \( v_2^2 \); en el triángulo o a b, en virtud de un teorema muy conocido de geometría elemental.

\[
v_1^2 = v_1^2 + (2v_p)^2 - 2v_1 \cdot 2v_p \cos \alpha_1,
\]

de donde se deduce

\[
\rho = \frac{2v_1^2 v_p \cos \alpha_1 - 4v_p^2}{v_1^2} = 4 \frac{v_p}{v_1} \left( \cos \alpha_1 - \frac{v_p}{v_1} \right).
\]

Por sencillas transformaciones de cálculo, deducimos las variaciones que experimenta esta función.

Para ello basta hacer

\[
\frac{v_p}{v_1} = m \cos \alpha_1,
\]

ó sea

\[
v_p = v_1 \cdot m \cos \alpha_1;
\]

suponiendo \( v_1 \) constante

\[
\rho = 4m \cdot \cos \alpha_1 (\cos \alpha_1 - m \cos \alpha_1)
\]

\[
\begin{align*}
&\text{si } m = 0 \text{ ó } v_p = 0 \quad \rho = 0. \\
&\text{si } m = \frac{1}{2} \text{ ó } v_p = \frac{1}{2} v_1 \cos \alpha_1 \quad \rho = 2 \cos 2\alpha_1 - \cos 2\alpha_1 = \cos 2\alpha_1, \\
&\text{si } m = 1 \text{ ó } v_p = v_1 \cos \alpha_1 \quad \rho = 4 \cos \alpha_1 (\cos \alpha_1 - \cos \alpha_1) = 0.
\end{align*}
\]

Por consiguiente, la función \( \rho \), desde \( m = 0 \) hasta \( m = 1 \), adquiere valores sucesivamente crecientes y decrecientes, pasando por un máximo para \( m = \frac{1}{2} \), ó sea que, \( \rho \) es máximo cuando \( v \) periférica \( = \frac{1}{2} v \) ingreso \( \times \) cos ang.º entrada vapor.

Stodola aplica lo expuesto al caso del valor \( \alpha_1 = 17^\circ \), para el que \( \rho \) máximo \( = \cos 2\alpha_1 = 0,914 \); y como

\[
\frac{v_p}{v_1} = \frac{1}{2} \cos 17^\circ = 0,478;
\]

encuentra que en ese caso, si \( v_1 = 1200 \times 1'' \) (vapor á 10 atmósferas y salida en el condensador), el valor de \( Vp \) resulta ser 574 m., que no es realizable en la práctica y que por regla general se le hace descender al límite experimental de 400 metros \( \times 1'' \). Teóricamente, con esto se hace descender á \( \rho \), pero no cambian las condiciones de utilización, por ser ahora menor el trabajo que se ahorra en los rozamientos del vapor, en una especie de laminación, que siempre se efectúa en el comienzo del ingreso; laminación que eleva la temperatura de acceso en la corona motriz, en pura pérdida, pues no se consigue, dada la gran velocidad, ninguna expansión recuperadora.

Turbinas de reacción.—Anteriormente quedó establecida la diferencia entre la acción y la reacción del vapor, por su fuerza expansiva; en la junta, la presión es intermedia entre la de entrada y la de escape, y, por consiguiente, dentro de la rueda motriz se amplía, se continúa la iniciada expansión. La fuerza repulsiva del vapor reacciona en la rueda; es decir, que lo que presenta la rueda es la reacción correspondiente á la resultante de la fuerza total expansiva de la masa de vapor.

De tal modo creemos interpretar el pensamiento del profesor Stodola, en armonía con los cálculos establecidos para ambas clases de turbinas.

En la de reacción el trabajo total se divide en dos expansiones; en la primera se obtiene un rendimiento

\[
T_1 = \frac{v_1^2 - v_0^2}{2g};
\]

la construcción, en la entrada de la rueda motora, es la citada anteriormente para las turbinas de
La Energía eléctrica (1911-08-25 00:00:00), página 7

acción, resultando la velocidad \( v_1 \) relativa de ingreso (figs. 4.a y 5.a). Como dentro de la corona motriz se opera una expansión, la velocidad de salida es \( w_2 \) (1), que, descompuesta en la forma

que aparece en la figura, da el valor de \( v_s \), velocidad remanente en la salida, siendo \( a_3 = a_2 \), como en el caso anterior.

Los trabajos invertidos son

\[
T_i = T_1 + T_2 = \frac{v_1^2 - v_0^2}{2g} + \frac{w_2^2 - w_1^2}{2g};
\]

el indicado será este mismo, menos la fracción \( \frac{v_s^2}{2g} \), que acusa la pérdida de salida.

Por consiguiente:

\[
\rho = \frac{T_u}{T_i} = \frac{T_1 + T_2 - \frac{v_s^2}{2g}}{T_1 + T_2} = 1 - \frac{v_s^2}{2g.T_i},
\]

valor que también puede ponerse en función de la velocidad periférica.

Se demuestra que el trabajo indicado guarda, con las componentes tangenciales \( V_a \) y \( V_s \) (figura 6.a) de las velocidades designadas por \( v_1 \) y \( v_2 \), la siguiente relación:

\( T_i = \) Masa \( \times \) velocidad periférica, \( \times ((V_a + (V_s)) \), tomando \( V_a \) y \( V_s \) con sus respectivos signos.

En la figura se hace la siguiente construcción. Se traza \( ab = v_1 \), con el ángulo \( a_1 \) que forma el dorso del alabe, y se construye el triángulo \( abc \), como quedó expuesto; simétricamente se traza \( ab' \) con el ángulo \( a_2 = a_1 \) y se hacen dos hipótesis: la de ser \( a_3 = a_1 \) y la de terminar el trazado de \( ab' \) en la horizontal que pasa por \( b \): aceptando el valor de \( ab' \) como el de \( w_2 \), se obtiene \( v_2 \) y se determinan \( V_a \) \( V_s \) partiendo de la igualdad de los triángulos \( abo \) y \( aob' \), que tienen un lado común y un ángulo igual (\( a_1 \), hipótesis, como indica la figura). Siguiendo las anteriores notaciones, se deducirá aplicando la fórmula a la masa unidad:

\[
T_i = \frac{1}{g} (ob + oc') v_p = \frac{1}{g} (ob + ob' - cb') v_p = \frac{1}{g} (v_1 \cos a_1 + v_1 \cos a_1 - v_p) v_p =
\]
\[
= \frac{1}{g} (2v_1 \cos a_1 - v_p) v_p.
\]

(1) La fórmula general de salida, aplicable á estos cálculos, es la citada de Weissbach

\[
\frac{w^2}{w_g} = \frac{\gamma}{\gamma - 1} R.T_0 \left[ 1 - \left( \frac{p_1}{p_0} \right)^{\frac{\gamma - 1}{\gamma}} \right]
\]

que se reduce á forma más sencilla

\[
w^2 = \frac{2gC}{A} T_0 - T_1
\]

en función de las temperaturas extremas.