Oscillatori.
Abbiamo scritto l'equazione del moto per una particella soggetta
ad una forza elastica. Abbiamo poi considerato il caso di un
oscillatore soggetto ad una forza di attrito proporzionale alla
velocità (oscillatore smorzato). Abbiamo visto che, per
piccolo smorzamento, le soluzioni dell'equazione del moto sono
funzioni sinusoidali con ampiezza che decresce esponenzialmente
nel tempo. Abbiamo fatto un cenno anche al caso di smorzamento
critico e di moto sovrasmorzato.
Oscillatore forzato e smorzato. Risonanza.
Abbiamo ricavato la soluzione dell'equazione del moto di un
oscillatore forzato e smorzato, come somma di una soluzione
transiente e una soluzione periodica avente la stessa frequenza
della forzante. L'ampiezza dell'oscillazione e lo sfasamento
rispetto alla forzante dipendono dalla frequenza di quest'ultima
in modo interessante: si ottiene un massimo di ampiezza quando
la frequenza della forzante è prossima alla frequenza
propria dell'oscillatore, cioè quella che avrebbe in
assenza di forzante e di smorzamento. Questo effetto si chiama
risonanza. Abbiamo studiato lo sfasamento in funzione della frequenza e
abbiamo visto che, alla risonanza, l'oscillazione è sfasata
di pi/2 rispetto alla forzante.
Risonanza.
Abbiamo calcolato la potenza media fornita dalla forzante e abbiamo considerato
il limite di piccolo smorzamento: si ottiene la curva di Lorentz.
Abbiamo definito il fattore di qualità Q del risonatore e la
larghezza di banda.
Oscillatori accoppiati.
Abbiamo considerato un sistema costituito da due oscillatori
meccanici collegati da una molla (due masse e tre molle, di cui
due vincolate agli estremi). Abbiamo scritto le equazioni del
moto, che costituiscono un sistema di due equazioni differenziali
accoppiate, lineari. Abbiamo calcolato i modi normali, corrispondenti
ad oscillazioni in fase e in controfase. Abbiamo scritto la soluzione
generale e abbiamo trattato esplicitamente il caso in cui viene
inizialmente eccitato uno dei due oscillatori, ottenendo poi un moto
che alterna la massima ampiezza di oscillazione tra una particella
all'altra, con uno scambio di energia, periodico, tra le due.
Equazione delle onde
Abbiamo visto come si tratta il passaggio da una catena di
N oscillatori discreti ad un continuo, come nel caso di una corda elastica
che ammette deformazioni longitudinali e/o trasverse. Abbiamo visto
come si può rappresentare in forma matematica una "deformazione" che
si propaga nel tempo con velocità assegnata: in 1D deve essere una
funzione di (x-vt). Tali funzioni sono soluzioni di un'equazione nota
come equazione delle onde. Soluzioni di questo tipo sono le funzioni
che rappresentano le onde sinusoidali, periodiche sia nello spazio che nel tempo.
Abbiamo definito il vettore d'onda, la lunghezza d'onda, la pulsazione,
il periodo, la velocità di fase.
Sovrapposizione di onde e interferenza
L'equazione delle onde è lineare: combinazioni lineari di
soluzioni sono anch'esse soluzioni. Possiamo trattare in questo modo
i casi di onde sovrapposte. Abbiamo parlato di interferenza costruttiva
e distruttiva di onde di uguale lunghezza d'onda e uguale frequenza, ma
sfasate l'una rispetto all'altra, e del battimento tra due onde di frequenze
vicine.
Abbiamo visto il caso dell'interferenza
tra due onde che hanno uguale lunghezza d'onda e periodo, ma velocit\`a
opposta; in tal caso si hanno oscillazioni stazionarie corrispondenti ai
modi normali di oscillazione di una corda (fondamentale e armoniche).
Vibrazioni di una corda tesa
Abbiamo derivato l'equazione delle onde per una corda soggetta a piccole
deformazioni trasverse.
Introduzione alla termodinamica
Sistemi termodinamici e grandezze macroscopiche.
Definizione di pressione, strumenti di misura e
unità. Definizione di quantità di sostanza e di mole.
Equilibrio termico. Principio zero della
termodinamica (proprietà transitiva dell'equilibrio
termico). Punti fissi.
Termometri
Punti fissi. Esempi: punto del ghiaccio, punto del vapore, punto triplo
dell'acqua.
Caratteristiche termometriche e termometri. Termometri a dilatazione.
Scala Celsius.
Descrizione e funzionamento di un termometro a gas. Definizione
di temperatura tramite termometri a gas.
Abbiamo visto cosa succede empiricamente quando i termometri a
gas vengono utilizzati con gas rarefatti. Si ottiene un comportamento
universale e una scala di temperature che non dipende dal tipo di
gas.
Gas ideale (o gas perfetto)
I gas rarefatti obbediscono
ad una semplice relazione tra pressione, volume e temperatura:
PV=nRθ (equazione di stato del gas ideale), dove R è
detta costante universale dei gas e n è la quantità di
gas espressa in moli.
Trasformazioni termodinamiche
Il passaggio da
uno stato di equilibrio ad un altro si chiama trasformazione
termodinamica.
Una classe di trasformazioni importanti sono
quelle quasistatiche, cioè quelle che avvengono
in modo tale che il sistema si trovi sempre in stati
prossimi all'equilibrio. Tali trasformazioni sono
rappresentate da linee nei diagrammi P-V o P-t, o
simili diagrammi di stato.
Lavoro adiabatico e energia interna
Gli esperimenti mostrano che in ogni trasformazione termodinamica
effettuata con soli mezzi adiabatici il lavoro compiuto non dipende dal tipo
di trasformazione. Si può allora definire una funzione delle
coordinate termodinamiche, U, tale che la sua variazione in una
trasformazione generica tra due stati di equilibrio sia proprio
il lavoro compiuto in una qualsiasi trasformazione adiabatica che
li collega. Tale funzione si chiama energia
interna.
Primo principio della termodinamica
In una trasformazione non adiabatica, in cui sono ammessi
contatti termici tra il sistema e l'ambiente, il lavoro compiuto
per passare da uno stato iniziale ad uno stato finale è
generalmente diverso dal lavoro adiabatico. La differenza è
associata a processi non meccanici dovuti al contatto termico e
può essere usata come definizine del calore Q.
Dato che quest'ultimo è pari alla variazione
di energia interna (con il segno meno), si può scrivere
Q = W + ΔU, ovvero ΔU = Q - W. Questo è noto
come primo principio della termodinamica.
Percorso di approfondimento: oscillatori accoppiati
Abbiamo visto come si trattano gli oscillatori usando il formalismo
dell'algebra lineare e delle matrici. Abbiamo calcolato autovalori e
autovettori (modi normali) per le oscillazioni di 2 masse accoppiate
tra loro da molle. Abbiamo discusso il caso di due pendoli
debolmente accoppiati e abbiamo iniziato a risolvere il problema di
tre oscillatori.
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Equivalente meccanico del calore
Abbiamo
definito la caloria, la capacità termica e il calore
specifico. Abbiamo discusso il funzionamento dei calorimetri.
Abbiamo mostrato che
lavoro e calore possono avere effetti equivalenti e che,
quindi, si può determinare una relazione quantitativa
tra la caloria e joule.
Primo principio della termodinamica in forma differenziale
Abbiamo scritto il primo principio per trasformazioni infinitesime.
Abbiamo visto che la variazione infinitesima di energia interna
è un differenziale esatto, esprimibile tramite le derivate
parziali rispetto alle coordinate termodinamiche. Abbiamo scritto
l'espressione del lavoro per sistemi idrostatici.
Gas ideale: U dipende solo dalla temperatura
Gli esperimenti mostrano che se un gas rarefatto viene
fatto espandere liberamente (senza lavoro
meccanico) e adiabaticamente (senza scambi di calore) tra due
stati di equilibrio, la temperatura del gas non cambia.
Questo implica che l'energia interna del gas dipende
solo dalla temperatura. Abbiamo definito un gas ideale proprio
come un gas che gode di questa proprietà e che soddisfa
l'equazione di stato PV=nRθ.
Primo principio per un gas ideale
Il calore specifico a volume costante di un
gas ideale può essere calcolato tramite la derivata
dell'energia interna rispetto alla temperatura (non occorre
specificare se tenendo costante il volume o la pressione,
dato che U dipende solo dalla temperatura). Allora il primo
principio della termodinamica può essere riscritto
nella forma δQ = ncvdθ+PdV.
Primo principio per un gas ideale Abbiamo definito il calore specifico a pressione costante e abbiamo mostrato che cp=cv+R. Abbiamo dato una spiegazione qualitativa del perchè cp è maggiore di cv. Abbiamo riscritto il primo principio nella forma equivalente δQ = ncpdθ-VdP.
Trasformazioni quasistatiche per un gas ideale
Abbiamo parlato di trasformazioni quasistatiche
di un gas ideale, trattando i casi delle trasformazioni isoterme,
isobare e isocore. Per ciascuna di queste abbiamo tracciato
il diagramma P-V e calcolato
il lavoro svolto dal gas, il calore assorbito e la
variazione di energia interna.
Percorso di approfondimento: oscillatori accoppiati e onde
Abbiamo visto quali sono i modi normali di tre oscillatori
accoppiati (masse uguali e molle identiche). Poi abbiamo
considerato una catena infinita di oscillatori, passando
da elementi discreti al continuo. Abbiamo visto come si
può ricavare l'equazione delle onde.
Trasformazioni quasistatiche per un gas ideale
Abbiamo discusso le trasformazioni adiabatiche quasistatiche.
Trasformazioni cicliche e macchine termiche
Abbiamo visto un esempio di trasformazione ciclica di un gas
ideale composta da una sequenza di isoterma-isocora-adiabatica. Abbiamo
calcolato lavoro, calore e variazione di energia per ogni tratto del
ciclo. Abbiamo introdotto il concetto di macchina termica e di rendimento.
Ciclo di Carnot
Abbiamo discusso il ciclo di Carnot per un gas ideale, composto
da due isoterme e due adiabatiche quasistatiche. Abbiamo visto che
il ciclo è un esempio di macchina termica che produce
lavoro a spese del calore estratto da una sorgente (termostato).
Un secondo termostato, a temperatura più bassa serve a
scaricare il calore che risulta dalla differenza tra il calore
assorbito dalla sorgente calda e il lavoro compiuto dal
sistema nel ciclo. Abbiamo calcolato il rendimento
del ciclo di Carnot.
Macchine frigorifere
Abbiamo visto come sia possibile realizzare trasformazioni
cicliche in cui una certa quantità di calore viene
prelevata da una sorgente fredda, tramite un lavoro fatto
dall'ambiente sul sistema. Una trasformazione di questo
tipo corrisponde ad una macchina frigorifera. Abbiamo
definito il coefficiente di prestazione.
Secondo principio della termodinamica (Kelvin-Planck)
Abbiamo parlato in generale dei processi che trasformano
calore in lavoro e viceversa. Gli esperimenti mostrano che è
impossibile realizzare una trasformazione il cui unico risultato sia quello
di assorbire una certa quantità di calore da un serbatoio
e di convertirlo completamente in lavoro. Questa affermazione
corrisponde al secondo principio della termodinamica,
nella forma nota come enunciato di Kelvin-Planck e implica,
tra l'altro l'impossibilità di realizzare il
moto perpetuo di seconda specie.
Secondo principio della termodinamica (Clausius)
Gli esperimenti mostrano che non è possibile
realizzare una trasformazione termodinamica il cui unico
risultato sia quello di far passare del calore da un corpo
più freddo ad uno più caldo. Questa affermazione
è nota come enunciato di Clausius del secondo principio
della termodinamica.
Secondo principio, equivalenza degli enunciati
Abbiamo dimostrato l'equivalenza dei due enunciati,
di Kelvin-Planck e di Clausius, del secondo principio,
mostrando che se l'uno è falso anche l'altro lo
è.
Percorso di approfondimento: modi normali di una corda e trasformata di Fourier
Abbiamo discusso le deformazioni di una corda elastica fissata agli estremi
utizzando il formalismo delle serie di Fourier.
Irreversibilità e secondo principio
Abbiamo definito il concetto di trasformazione reversibile e
irreversibile, e abbiamo discusso alcuni esempi di irreversibilità
meccanica interna, irreversibilità termica e chimica.
Il secondo principio può essere usato per dimostrare
l'irreversibilità di tutti i processi reali. I processi
reversibili possono essere immaginati come limite ideale di
processi reali, in cui le trasformazioni avvengono in modo
quasistatico e senza dissipazioni.
Macchine termiche operanti tra due termostati. Teorema di Carnot
Usando il secondo principio abbiamo dimostrato che nessuna
macchina termica operante tra due termostati ha un rendimento
maggiore di una qualsiasi macchina termica reversibile operante tra
gli stessi termostati. Abbiamo anche dimostrato che tutte le
macchine reversibili, operanti tra gli stessi termostati,
hanno lo stesso rendimento, indipendentemente dal sistema
termodinamico con cui operano.
Temperatura assoluta
L'uguaglianza del rendimento delle macchine termiche permette
di definire una nuova scala di temperatura (assoluta), basata
operativamente sulla misura del rapporto dei calori scambiati
da una macchina termica reversibile con i termostati.
Abbiamo visto che, con una
opportuna scelta del punto fisso della scala (T=273.16 K al
punto triplo dell'acqua), la nuova scala coincide con la scala
dei termometri a gas, laddove questi funzionano.
Abbiamo
discusso il significato di T=0 sulla base del II principio
e considerando il coefficiente di prestazione dei frigoriferi
nel limite di T che tende a 0.
Teorema di Clausius
Dal secondo principio della termodinamica e dalla definizione
di temperatura assoluta segue che, nel caso di macchine
termiche operanti tra due serbatoi a temperature Tf e Tc,
la somma (Qf/Tf)+(Qc/Tc) è sempre minore o uguale a
zero; è uguale a zero per macchine reversibili. Abbiamo
visto che questo risultato è generalizzabile al caso
di macchine che operano con N serbatoi, con N qualsiasi.
L'abbiamo dimostrato usando un serbatoio ausiliario e
N macchine di Carnot reversibili ausiliarie. Abbiamo visto
che la somma algebrica dei Q/T è sempre minore o
uguale a zero. Nel caso di infiniti serbatoi, con cui la
macchina scambia quantità infinitesime di calore,
la somma diventa un integrale di δQ/T. Per macchine
reversibili si ha che l'integrale di δQ/T su un
ciclo è zero. Questo risultato è noto come
teorema di Clausius.
Entropia
Il teorema di Clausius ha come diretta conseguenza che
l'integrale di δQ/T lungo una trasformazione reversibile
che connette due stati di equilibrio A e B non dipende dal
tipo di trasformazione, purché reversibile. Si può
allora introdurre una nuova funzione di stato (funzione delle
coordinate termodinamiche), detta entropia, in modo tale che
la differenza di entropia tra gli stati A e B è uguale
all'integrale di δQ/T calcolato lungo una qualsiasi
trasformazione reversibile che connetta i due stati.
Percorso di approfondimento: spettro di Fourier di una corda vibrante
Abbiamo continuato la discussione delle deformazioni di una corda elastica fissata agli estremi
utizzando il formalismo delle serie di Fourier. Abbiamo visto alcuni esempi di spettro di Fourier
di deformazioni assegnate e ne abbiamo discusso l'evoluzione temporale.
Abbiamo parlato della dinamica di pacchetti d'onda in sistemi lineari e non-dispersivi.
Entropia
Abbiamo fatto alcuni commenti generali sulla definizione di entropia.
Entropia di un gas ideale
Sfruttando le espressioni del primo principio della termodinamica
per trasformazioni reversibili di un gas ideale, possiamo
calcolare, a meno di una costante arbitraria, l'entropia in
funzione di T e P, oppure di T e V. Abbiamo visto esempi di
trasformazioni tra due stessi stati.
Diagramma T-S
Abbiamo visto che le trasformazioni reversibili sono rappresentabili
in diagrammi temperatura-entropia. Abbiamo visto gli esempi
delle trasformazioni isoterme, adiabatiche, isocore e isobare,
e del ciclo di Carnot di un gas ideale.
Esercizi
(due ore con Giacomo Lamporesi)
Esercizi 1 e 2
Legge di aumento dell'entropia
Abbiamo visto che il secondo principio della termodinamica
si traduce in una diseguaglianza per le variazioni di
entropia: in qualsiasi trasformazione di un sistema
isolato la variazione di entropia è positiva
o nulla; è nulla se la trasformazione è
reversibile. Abbiamo
espresso la legge di aumento dell'entropia per l'universo termodinamico,
inteso come caso particolare di sistema isolato e abbiamo detto che
una diminuzione di entropia locale implica comunque un aumento
di entropia dell'universo, tranne nel caso di processi reversibili.
Abbiamo mostrato alcuni esempi di trasformazioni irreversibili,
calcolando la variazione di entropia del sistema, dell'ambiente e
dell'universo.
Entropia e degradazione dell'energia
Abbiamo visto che l'aumento di entropia dell'universo in ogni
processo fisico è associato ad un certo quantitativo
di energia, interna o meccanica, che viene "sprecata" o
"degradata". Abbiamo definito l'energia "degradata" a
partire dal confronto tra il lavoro eseguito in una
trasformazione reversibile e quello eseguito in una trasformazione
irreversibile a parità di energia disponibile
all'inizio. Abbiamo trovato che questa energia "degradata"
è uguale al prodotto
della variazione di entropia dell'universo per la temperatura
del serbatoio più freddo a disposizione.
Energia libera e potenziali termodinamici
Abbiamo visto che lo stato di equilibrio termodinamico
di un sistema isolato è uno stato di massima
entropia. Se invece il sistema è in contatto con
un serbatoio a temperatura costante T, allora conviene
introdurre una nuova funzione termodinamica F=U-TS, detta
energia libera di Helmholtz.
Esercizi
(due ore con Giacomo Lamporesi)
Esercizi 3 e 4
Percorso di approfondimento: oscillatori lineari e non-lineari
Abbiamo parlato della dinamica di pacchetti d'onda in sistemi non-dispersivi e
dispersivi. Abbiamo cominciato a parlare di sistemi non-lineari facendo l'esempio
degli oscillatori con accoppiamento anarmonico, rappresentati dal modello di
Fermi-Pasta-Ulam. Abbiamo parlato di solitoni e equazione KdV.
Abbiamo parlato di sistemi caotici e modello di Lorenz.
Energia libera e potenziali termodinamici
Abbiamo mostrato che in ogni
trasformazione di un sistema a contatto termico con un unico termostato
il lavoro meccanico massimo
ottenibile è pari a -ΔF.
Se il sistema è anche dinamicamente isolato (non
compie lavoro meccanico) allora ogni sua trasformazione
diminuisce l'energia libera di Helmholtz. Lo stato di equilibrio è
lo stato con energia libera minima.
Per sistemi a
pressione costante si può definire un'altra funzione,
l'energia libera di Gibbs,
che ha un ruolo simile all'energia libera di Helmholtz.
Queste funzioni di stato sono dette potenziali termodinamici.
Transizioni di fase, calore latente e entalpia
Abbiamo parlato dei cambiamenti di stato (transizioni di fase del primo ordine), definendo
l'entalpia H=F+PV e il calore latente. Abbiamo discusso alcuni esempi. Abbiamo calcolato la
variazione di entropia in cambiamenti di stato.
Teoria cinetica dei gas
Abbiamo considerato un modello per un gas ideale, in cui
un grande numero N di particelle puntiformi di uguale massa si
muovono senza interagire tra loro e urtando contro le pareti.
Abbiamo parlato dell'ipotesi di caos molecolare.
Teoria cinetica dei gas
Abbiamo
interpretato la pressione esercitata dal sistema di particelle
sulle pareti come l'effetto di urti.
Abbiamo mostrato come il modello predice l'equazione di stato di
un gas ideale se si assume che l'energia cinetica media di ciascuna
particella sia uguale a (3/2)kT, dove k è una costante
universale, detta costante di Boltzmann.
L'energia interna del gas risulta essere la somma delle
energie cinetiche di traslazione
delle particelle (se sono puntiformi e non hanno altri gradi di
libertà oltre a quelli della traslazione), pari a N
volte l'energia cinetica media. Quindi U dipende solo da T,
come dev'essere, e il calore specifico molare a volume
costante, derivata di U rispetto a T per una mole di gas,
risulta essere (3/2)R, in accordo con gli esperimenti sui
gas monoatomici rarefatti.
Percorso di approfondimento: caos
Abbiamo introdotto il caos, inteso come estrema sensibilità
alle condizioni iniziali e abbiamo parlato del modello di Lorenz.
Abbiamo accennato agli esponenti di Lyapunov e come
questi siano legati all'impossibilità di predire il comportamento a lungo
termine in un sistema caotico. Abbiamo osservato il comportamento di un pendolo
doppio.
Abbiamo parlato di attrattori, di bacini di
attrazione e abbiamo visto come il comportamento caotico di un sistema
possa essere associato alla struttura frattale degli attrattori, o dei
bordi dei bacini di attrazione, o di altre osservabili. Abbiamo trattato
gli esempi del pendolo magnetico e del pendolo doppio.
Teoria cinetica dei gas
Abbiamo esaminato il caso di
molecole biatomiche che possono ruotare e vibrare. Abbiamo
accennato al principio di equipartizione dell'energia.
Abbiamo definito la probabilità che una singola
particella di un gas ideale abbia modulo della velocità
compreso in un intervallo infinitesimo dv intorno al valore
v come il prodotto di dv volte una funzione f(v) detta funzione
di distribuzione delle velocità. Abbiamo introdotto
la distribuzione di Maxwell-Boltzmann, discutendone le
proprietà principali e il significato fisico.
Gas reali
Abbiamo introdotto il modello di Van der Waals per un
gas reale in cui si tiene conto del "covolume" delle
molecole e dell'attrazione a lungo raggio tra le
stesse. Abbiamo visto come sono fatte le isoterme del
gas di Van der Waals: per temperature alte approssimano
il comportamento del gas ideale; per temperature al di
sotto di una temperatura critica descrivono qualitativamente
il passaggio di stato liquido-vapore.
Abbiamo mostrato come i parametri empirici dell'equazione di
stato sono legati alla pressione
e al volume del punto critico di un gas. Abbiamo visto che
l'energia interna del gas dipende, oltre che dalla
temperatura T anche dal volume molare. In una espansione
libera adiabatica questo comporta una riduzione della
temperatura del gas.
Percorso di approfondimento: origini e storia del concetto di energia
Abbiamo ripercorso la storia del concetto di energia da Aristotele fino ai giorni
nostri, passando per Cartesio, Leibniz, Kelvin, Boltzmann, ecc., sottolineando le
implicazioni filosofiche e epistemologiche.
(le slide della lezione sono qui)
Microstati e macrostati
Abbiamo ripreso lo studio dell'espansione libera di un gas ideale,
ricordando il risultato per la variazione di entropia nel caso
di un raddoppio di volume: ΔS = nR log2. Ci siamo posti
il problema di interpretare questa variazione di entropia sulla
base di un modello microscopico del gas. Per fare questo
occorrono concetti statistici. Abbiamo utilizzato, a titolo
esemplificativo, un mazzo di 40 carte da gioco. Abbiamo visto
come si possono definire i concetti di macrostato e microstato
per un insieme di N elementi. Abbiamo definito la probabilità
termodinamica Ω di un macrostato come il numero di microstati
che lo realizzano.
Entropia
Abbiamo introdotto una funzione S(Ω) chiamata entropia,
e abbiamo assunto che sia estensiva (additiva per sistemi composti
da sottosistemi) e universale (non dipenda
dal particolare sistema, ma solo dal numero di microstati che
realizzano un microstato). Abbiamo dimostrato che S deve
avere la forma S= C log Ω, dove C è una costante
universale.
Abbiamo visto che, eguagliando la costante C alla costante di
Boltzmann, la definizione statistica di entropia coincide con la
definizione termodinamica. Si ottiene così un legame tra
le variazioni di entropia per i sistemi "macroscopici" e la
variazione del loro grado di disordine "microscopico".
In questo modo abbiamo dato un'interpretazione statistica
alla legge dell'aumento di entropia e al secondo principio
della termodinamica.
Esercizi
(due ore con Giacomo Lamporesi)
Ciclo di Otto, ciclo Diesel, entropia, esercizi 5, 6, 7 e 8
Percorso di approfondimento: la visione della Natura in Leonardo da Vinci
Abbiamo parlato di Leonardo come scienziato e pittore, mostrando che la sua attività, assai
variegata, si inserisce in una visione unitaria dell'uomo nel suo rapporto con la Natura. Nel pensiero
di Leonardo si trova un abbozzo del razionalismo scientifico che poi emergerà con Galileo, Bacone e
Cartesio.
Entropia
Abbiamo parlato del problema del conteggio dei microstati in
fisica classica, legato alla determinazione della costante additiva
dell'entropia e al terzo principio della termodinamica. Abbiamo
accennato al diavoletto Maxwell e al problema della
distinguibilità delle particelle.
Fluidi
Abbiamo elencato alcune proprietà che caratterizzano un mezzo continuo in generale e
un fluido in particolare. Abbiamo parlato di densità di particelle,
densità di massa e campo di velocità in un
mezzo continuo e abbiamo discusso le condizioni affinché
un sistema di N particelle possa essere trattato come un continuo.
Abbiamo parlato di sforzi di taglio e di pressioni e abbiamo
detto che un fluido in equilibrio non risponde a sforzi di
taglio. Abbiamo definito la viscosità per un fluido
in movimento rispetto ad altri corpi. Un fluido perfetto è
non viscoso.
Abbiamo definito la compressibilità del
sistema e abbiamo distinto fluidi a grande compressibilità
(tipicamente gas) e fluidi a piccola compressibilità
(tipicamente liquidi).
Esercizi
(due ore con Giacomo Lamporesi)
Esercizi 9, 10 e 11
Percorso di approfondimento: filosofia della scienza
Abbiamo concluso il ragionamento sulla visione della natura di Leonardo da Vinci, tornando
alla questione del legame tra la sua concezione di pittore e la concezione di scienza.
Abbiamo poi ampliato il discorso sugli obiettivi e i metodi della scienza, parlando di
filosofia della scienza, o epistemologia. Abbiamo accennato alle teorie di Popper, Kuhn e
Lakatos.
Statica dei fluidi
Abbiamo discusso le condizioni
per l'equilibrio di un fluido sfruttando i principi della
meccanica newtoniana e scritto le corrispondenti equazioni.
Nel caso della forza di gravità applicata ad un fluido
incomprimibile (densità uniforme) abbiamo visto che
si ottiene la legge di Stevino per la pressione
idrostatica. Abbiamo applicato le condizioni di equilibrio
statico in un campo di gravità uniforme anche al caso
dell'atmosfera, vista come un gas che obbedisce ad un'equazione
di stato tale per cui la densità è direttamente
proporzionale alla pressione. In questo modo abbiamo ottenuto
il profilo di pressione dell'atmosfera in funzione della quota.
Abbiamo accennato al funzionamento degli altimetri. Abbiamo
generalizzato le equazioni della statica di un fluido al caso
di una forza esterna conservativa qualsiasi.
Spinta di Archimede
Abbiamo definito la spinta di Archimede, discutendone le evidenze
empiriche e la giustificazione teorica. Abbiamo parlato delle
condizioni di galleggiamento dei corpi.
Dinamica dei fluidi
Abbiamo brevemente accennato alla dinamica di un fluido
in generale, distinguendo il regime laminare dal regime
turbolento. Abbiamo discusso le conseguenze della conservazione
della massa. Abbiamo scritto l'espressione del teorema di
Bernoulli per un fluido incomprimibile e non
viscoso, in regime stazionario e con flusso laminare:
la densità di energia, definita
come la somma dell'energa meccanica per unità di volume
e della pressione locale del fluido, è
costante e uniforme. Abbiamo accennato alle equazioni di
Navier-Stokes.
Percorso di approfondimento: filosofia della scienza
Abbiamo dedicato la lezione a domande e risposte su temi di
filosofia della scienza.
Esercizi
(due ore con Giacomo Lamporesi)
Esercizi 12, 13, 14 e 15
Esercizi
(due ore con Giacomo Lamporesi)
Esercizi 16, 17, 18, 19 e 20