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Pistón oscilante GIA

De Laplace

Contenido

1 Enunciado

Un cilindro de 2.40\,\mathrm{m} de altura se llena con 0.100 moles de un gas ideal a una temperatura de 25.0\,\mathrm{^oC} y una presión de 1.00\,\mathrm{bar}. El cilindro se cierra entonces con un pistón de masa 1.40\,\mathrm{kg} que se deja caer hasta alcanzar el equilibrio.

  1. Determina la altura h0 del pistón suponiendo que la temperatura del gas no varía en la compresión.
  2. Supón que el pistón se empuja hacia abajo ligeramente más allá de la posición de equilibrio y luego se libera. Suponiendo que la temperatura del gas permanece constante y que el rozamiento del pistón es despreciable, demuestra que el pistón describe un movimiento armónico simple y determina su frecuencia.

2 Solución

2.1 Posición de equilibrio

Las condiciones iniciales del gas, antes de colocar el pistón, son (Pa,Va,T), siendo Pa la presión atmosférica, Va = AH el volumen inicial del gas, con A el área de la sección del cilindro, y T = 298.15 K la temperatura que se mantendrá constante durante todo el proceso.

Al colocar el pistón, su peso ejerce una presión añadida al gas, por lo que este se comprime y alcanza un nuevo volumen de equilibrio V0. La presión total sobre el gas en esta situación es


P_0=P_a+\frac{mg}{A}

Podemos obtener el valor del área A en función de los datos del problema aplicando la ecuación de estado del gas ideal al estado inicial del gas. Tenemos


P_aV_a=nRT\Rightarrow V_a=AH=\frac{nRT}{P_a}\Rightarrow A=\frac{nRT}{P_aH}

Por tanto, la presión en el estado de equilibrio es


P_O=P_a\left( 1+\frac{mgH}{nRT}\right)

Es interesante analizar el cociente adimensional que ha aparecido en el paréntesis. El numerador es la energía potencial del pistón cuando lo colocamos sobre el gas. El denominador es una energía que está asociada al gas, pues depende de su temperatura. Usando la teoría cinética de los gases puede demostrarse que cada molécula de un gas ideal contribuye con una energía 3kBT / 2 a la energía térmica del gas, siendo kB la constante de Boltzmann. Como hemos visto en teoría, el denominador puede escribirse nRT = NkBT, donde N es el número total de moléculas. En resumen, el cociente puede interpretarse como la importancia relativa de la energía potencial gravitatoria del pistón y la energía térmica asociada al gas. Si la primera es mayor que la segunda, la presión cambia significativamente al añadir el pistón. Si es mucho menor, la presión del gas apenas se ve afectada por la presencia del pistón. En nuestro caso, con los datos del problema tenemos


\frac{mgH}{nRT}=0.133

por lo que el valor de la presión de equilibrio cuando está el pistón es


P_0=P_a(1+0.133)=1.133\,\mathrm{bar}

Podemos ahora calcular la altura del pistón en el equilibrio. Como la temperatura es constante en el proceso, los parámetros del estado inicial y el final están relacionados por la ley de Boyle


P_aV_a=P_0V_0\Rightarrow P_aH=P_0h_0\Rightarrow h_0=H\frac{P_a}{P_0}=\frac{H}{\displaystyle 1+\frac{mgH}{nRT}}=2.12\,\mathrm{m}

2.2 Oscilaciones isotermas del pistón

Partimos ahora de la situación de equilibrio, (P0,V0,T) con V0 = Ah0. Si empujamos ligeramente el pistón, aumentamos la presión respecto del valor P0. Escogemos el eje X tal y como se indica en el dibujo. Suponiendo que el proceso es cuasiestático, la presión del gas se adapta en cada instante a la presión ejercida sobre él, de modo que si el pistón se separa una distancia x de su posición de equilibrio, la presión será P = P(x). Podemos determinar esta presión aplicando de nuevo la ley de Boyle entre el estado de equilibrio y el estado en que el pistón ha sido empujado una distancia x


\displaystyle P(x)V(x) = P_0V_0\Rightarrow P(x)=P_0\frac{V_0}{V(x)} =P_0\frac{Ah_0}{A(h_0-x)}=
\frac{P_0}{\displaystyle 1-\frac{x}{h_0}}

Como empujamos el pistón muy ligeramente, podemos suponer  x\ll h_0. Usando el desarrollo de Taylor


(1+\varepsilon)^n\simeq 1+n\varepsilon

válido cuando \varepsilon\ll1, obtenemos para la presión en función del desplazamiento del pistón


P(x)=P_0\left(1+\frac{x}{h_0}\right)

Observamos que si hacemos descender el pistón, la presión del gas es algo mayor que la de equilibrio, mientras que si lo hacemos subir (x < 0), la presión es algo menor. Entonces, si obligamos al pistón a descender y lo soltamos, habrá una fuerza neta sobre el pistón, originada por el desequilibrio entre P0 y P(x). Esta fuerza es, usando el eje X como se indica en la figura


\vec{F}=(mg + P_aA-P(x)A)\vec{\imath}=(P_0-P(x))A\vec{\imath}=-(P(x)-P_0)A\vec{\imath}

Hemos utilizado la primera ecuación del apartado anterior en la forma PoA = PaA + mg. Aplicando la Segunda Ley de Newton, encontramos la ecuación diferencial que determina el movimiento del pistón de masa m. Como el movimiento es unidimensional prescindimos de los vectores. Tenemos


m\ddot{x}=-(P(x)-P_0)A=-\frac{P_0A}{h_0}x\Rightarrow \ddot{x}=-\frac{P_0A}{mh_0}x

Esta es la ecuación de un movimiento armónico simple con frecuencia angular


\omega=\sqrt{\frac{P_0A}{mh_0}}

Usando los resultados del apartado anterior, podemos expresar la frecuencia en función de los datos del problema. Obtenemos


\omega=\sqrt{\frac{nRT}{mH^2}}\left(1+\frac{mgH}{nRT}\right)

El período de oscilación es


\tau=\dfrac{2\pi}{\omega}=\sqrt{\frac{mH^2}{nRT}}\frac{2\pi}{\displaystyle 1+\frac{mgH}{nRT}}

Con los datos del enunciado obtenemos


\begin{array}{lcccr}
\tau = 1.00\,\mathrm{s}&&&&\omega = 6.27\,\mathrm{rad/s}
\end{array}

La gráfica muestra como varía el período con la temperatura para los valores de las magnitudes dados en el enunciado. Para temperaturas altas, el cociente entre energías se hace despreciable, y el período decrece de manera inversamente proporcional a la raíz cuadrada de la temperatura. Para temperaturas bajas, el período alcanza un máximo. La temperatura a la cual ocurre puede encontrarse imponiendo que la derivada del período respecto a T sea nula. Resulta que esta condición se cumple precisamente para la temperatura para la cual el cociente entre energías se hace 1, es decir


T_{\mathrm{max}}=\frac{mgH}{nR}

Con los valores del enunciado obtenemos Tmax = 39.7 K.

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