APPUNTI DELLE LEZIONI DI

FISICA DEI LIQUIDI

Prof. Mauro Rovere

Corso di Laurea in FisicaUniversità di Roma Tre

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Indice

1 Introduzione alla Fisica dei Liquidi 11.1 Lo stato fluido della materia . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 11.2 Sistemi e modelli microscopici . . . . . . . . . . . . . . . . . . 41.3 Teorie approssimate e metodi esatti . . . . . . . . . . . . . . . 51.4 Metodi sperimentali e funzioni di correlazione . . . . . . . . . 6

2 Richiami di Termodinamica 72.1 Funzioni estensive ed intensive . . . . . . . . . . . . . . . . . 72.2 Primo principio della termodinamica . . . . . . . . . . . . . . 82.3 Vincoli e trasformazioni . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 82.4 Il secondo principio della termodinamica e l’entropia . . . . . 102.5 Definizione della temperatura . . . . . . . . . . . . . . . . . . 122.6 Condizioni di equilibrio . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 132.7 Potenziale chimico ed equilibrio chimico . . . . . . . . . . . . 142.8 Equazioni di stato e condizioni di equilibrio . . . . . . . . . . 152.9 Funzioni intensive e quantità molari . . . . . . . . . . . . . . 152.10 Relazione di Gibbs-Duhem . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 162.11 Trasformate di Legendre e potenziali termodinamici . . . . . 172.12 Relazioni di Maxwell e alcune conseguenze . . . . . . . . . . . 192.13 Le funzioni risposta macroscopiche . . . . . . . . . . . . . . . 202.14 Condizioni di stabilità per un sistema . . . . . . . . . . . . . 212.15 Equilibrio delle fasi . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 232.16 Transizioni di fase e loro classificazione . . . . . . . . . . . . . 242.17 Equazione di Van der Waals . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 262.18 Principio degli stati corrispondenti . . . . . . . . . . . . . . . 30

3 Richiami di Meccanica Statistica 323.1 Teoria degli ensembles . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 323.2 Ensemble microcanonico e legame con la termodinamica . . . 333.3 Vari tipi di ensemble . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 34

3.3.1 Canonico . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 353.3.2 Gran-canonico . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 353.3.3 Isobarico . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 36

ii

3.4 Sviluppi delle formule per i sistemi classici . . . . . . . . . . . 363.4.1 Ensemble Canonico . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 363.4.2 Ensemble gran-canonico . . . . . . . . . . . . . . . . . 373.4.3 Fluttuazioni del numero di particelle . . . . . . . . . . 39

4 Potenziali efficaci ed espansione del viriale 414.1 Modelli microscopici per i fluidi . . . . . . . . . . . . . . . . . 41

4.1.1 Approssimazione di Born-Oppenheimer . . . . . . . . 414.1.2 Potenziali efficaci. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 42

4.2 Espansione del Viriale per il gas . . . . . . . . . . . . . . . . 434.3 Sfere dure . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 46

5 La struttura dei liquidi 485.1 Struttura locale di un liquido . . . . . . . . . . . . . . . . . . 485.2 Funzioni di distribuzione nel canonico . . . . . . . . . . . . . 505.3 Legame della FDR con la termodinamica . . . . . . . . . . . 51

5.3.1 L’energia . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 515.3.2 Calcolo della pressione dal viriale . . . . . . . . . . . . 52

5.4 Funzioni di distribuzione nel gran-canonico . . . . . . . . . . 535.5 Andamento qualitativo della FDR . . . . . . . . . . . . . . . 545.6 Liquidi a più componenti . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 57

6 Misura della struttura di un liquido. 586.1 Raggi X e neutroni . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 586.2 La diffrazione dei neutroni: il limite elastico . . . . . . . . . . 596.3 Fattore di struttura statico . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 646.4 Fattore di struttura di liquidi a più componenti . . . . . . . . 66

6.4.1 Fattori di struttura parziali . . . . . . . . . . . . . . . 666.4.2 Sostituzione isotopica . . . . . . . . . . . . . . . . . . 666.4.3 Il caso molecolare . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 66

7 Teorie della struttura 687.1 Il potenziale di forza media . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 687.2 Equazione di Born-Green . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 707.3 Metodo di Percus . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 707.4 Funzione risposta statica . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 727.5 L’equazione di Örnstein-Zernike . . . . . . . . . . . . . . . . . 747.6 Relazioni di chiusura . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 75

7.6.1 Un’equazione esatta per la g(r) . . . . . . . . . . . . . 757.6.2 HNC e Percus-Yevick . . . . . . . . . . . . . . . . . . 76

7.7 Il liquido di sfere dure . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 767.7.1 PY per le sfere dure . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 777.7.2 Inconsistenza termodinamica . . . . . . . . . . . . . . 78

7.8 Una strada per la consistenza: HNC modificata . . . . . . . . 79

iii

8 Metodi di simulazione numerica 80

9 Funzioni di correlazione e funzioni risposta 819.1 Funzioni di correlazione . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 819.2 Sistemi fuori dall’equilibrio e teoria della risposta lineare . . . 82

9.2.1 Teoria della risposta lineare . . . . . . . . . . . . . . . 829.2.2 Funzioni risposta dinamiche . . . . . . . . . . . . . . . 85

9.3 Funzione risposta e dissipazione . . . . . . . . . . . . . . . . . 869.4 Teorema di fluttuazione-dissipazione . . . . . . . . . . . . . . 889.5 Limite statico del teorema di fluttuazione-dissipazione . . . . 899.6 Funzioni di Van Hove . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 909.7 Il fattore di struttura dinamico . . . . . . . . . . . . . . . . . 92

9.7.1 Scattering anelastico di neutroni . . . . . . . . . . . . 929.7.2 Limite statico . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 939.7.3 Bilancio dettagliato . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 949.7.4 Scattering incoerente . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 94

9.8 Funzione risposta della densità . . . . . . . . . . . . . . . . . 959.9 Sviluppo a piccoli tempi e regole di somma . . . . . . . . . . 95

10 Dinamica dei liquidi 9710.1 Moti termici nei liquidi . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 9710.2 Moto browniano ed equazione di Langevin . . . . . . . . . . . 9710.3 Diffusione e funzione self di Van Hove . . . . . . . . . . . . . 9910.4 Limite del gas diluito . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 10010.5 Funzioni di correlazione delle correnti . . . . . . . . . . . . . 10110.6 Considerazioni sul limite idrodinamico . . . . . . . . . . . . . 10210.7 Diffusione nel limite idrodinamico . . . . . . . . . . . . . . . . 10310.8 Funzione di correlazione delle velocità . . . . . . . . . . . . . 10610.9 Dinamica dei liquidi nel limite idrodinamico . . . . . . . . . . 107

10.9.1 Equazioni in condizioni isoterme . . . . . . . . . . . . 10810.9.2 Corrente trasversa . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 11010.9.3 Corrente longitudinale e onde sonore . . . . . . . . . . 11110.9.4 Corrente longitudinale e scattering Brillouin . . . . . . 112

10.10Fluttuazioni della densità nei diversi regimi . . . . . . . . . . 11410.11Introduzione di effetti di memoria . . . . . . . . . . . . . . . . 114

10.11.1Un esempio: l’equazione di Langevin con effetti dimemoria . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 114

10.11.2Un esempio: la viscosità generalizzata . . . . . . . . . 11710.12Funzioni memoria . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 118

11 Metastabilità. Transizione vetrosa 12211.1 Criteri di stabilità . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 12211.2 Curva spinodale . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 12311.3 Liquidi sottoraffreddati . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 125

iv

11.4 Processo di vetrificazione . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 12611.5 Diagramma di Angell . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 12711.6 La temperatura di Kauzmann . . . . . . . . . . . . . . . . . . 12911.7 La dinamica del liquido vicino alla transizione vetrosa. . . . . 130

v

Capitolo 1

Introduzione alla Fisica deiLiquidi

La Fisica dei Liquidi, nell’ accezione moderna, è intesa come lo studio delcomportamento a livello microscopico della materia nello stato fluido. Essaè diventata una branca della Fisica della Materia e si può considerare comeun importante campo di applicazione della Meccanica Statistica.

1.1 Lo stato fluido della materia

Lo stato liquido della materia presenta caratteristiche peculiari notevoli.Guardiamo al diagramma di fase di una sostanza semplice, assumendo perora la definizione tautologica che una sostanza è semplice se ha un diagram-ma di fase come nelle figure 1.1 e 1.2

Vediamo che sia nel piano (T, p), sia in quello (ρ, T ), la regione della faseliquida è molto ristretta. Essa è caratterizzata dalle curve di coesistenzaliquido-gas e liquido-solido. La curva liquido-gas termina nel punto critico(P.C.), sopra il quale abbiamo un generico stato fluido. La curva liquido-solido invece non presenta un punto critico e può estendersi indefinitamente.In accordo alla regola delle fasi di Gibbs, per il nostro sistema monoatomicoesiste un punto, dove le tre fasi coesistono, detto punto triplo (P.T.). Lapresenza di un punto critico fa in modo che si possa passare con continuitàdallo stato di gas a quello di liquido, seguendo un cammino nel piano ter-modinamico, che parta dal gas, giri intorno al punto critico e finisca nelliquido. Partendo dal solido, invece, dovremo sempre attraversare la curvadi coesistenza per giungere al liquido, questo implica che non potremo maievitare una discontinuità nel passaggio di fase. È un’indicazione di come cisia una maggiore affinità di comportamento fra il liquido e il gas, piuttostoche fra il solido e il liquido. Anche se a livello macroscopico ci possono esseredifferenze notevoli fra gas e liquido, a livello microscopico le differenze nonsono sempre evidenti.

1

P.T.

G

LS

T

P.C.

P

Figura 1.1:

SP.T.

T

ρ

L

P.C.

G

Figura 1.2:

2

Si può quindi parlare di uno stato fluido della materia, caratterizzatoda una struttura microscopica omogenea e isotropa. Esso coesiste con unafase detta solida, caratterizzata da un ordine traslazionale nelle posizionidegli atomi. Lo stato fluido è unico sopra il punto critico, mentre al di sottosi presenta degenere in due stati, liquido e gassoso, coesistenti alla stessatemperatura e pressione, ma con densità diverse. La transizione fra i duestati fluidi può avvenire con continuità, mentre la transizione fra fasi fluide efase solida avviene sempre con un salto di densità. Le differenze più evidentifra il solido e il fluido, a livello microscopico, sono riscontrabili se si guardaalle posizioni medie degli atomi e alla loro capacità di diffusione. Si potrànotare la mancanza di ordine spaziale nel fluido, mentre la diffusione degliatomi nel solido è praticamente nulla confrontata con quella degli atomi neifluidi.

Lo studio della Fisica dei Liquidi è rilevante per diversi motivi. Dalun punto di vista applicativo l’interesse è originato dall’importanza che ifluidi hanno in processi tecnologici, che riguardano soprattutto l’industriachimica. Fra i motivi di interesse ha acquistato sempre più rilevanza ilfatto che lo stato liquido, sebbene ristretto in una zona piccola dello spaziotermodinamico, è contiguo a stati, che sono considerati anomali, quali icristalli liquidi e i vetri. Questi ultimi sono materiali solidi, privi dell’ordinepresente nei cristalli, che si possono ottenere portando un sistema fluido inuno stato metastabile sottoraffreddato in modo da impedirgli di andare nellafase stabile cristallina. A livello microscopico la struttura spaziale è similea quella dei liquidi, ma diffusione degli atomi e viscosità sono simili a quelledei cristalli.

Metodi sperimentali e teorici sviluppati per liquidi semplici vengono spes-so applicati oggi anche a fluidi composti da macromolecole. Si tratta disistemi colloidali di grande interesse applicativo o di materia biologica, co-me le proteine. Sono queste le nuove frontiere della ricerca di caratterefondamentale nel campo della Fisica dei Liquidi.

Dal punto di vista fondamentale, i sistemi fluidi costituiscono un campodi prova notevole per modelli e metodi di Meccanica Statistica. Un fluidoalle densità tipiche dei liquidi si trova nello spazio termodinamico lontanosia dal gas ideale, sia dal dal cristallo armonico, vale a dire da modelli facilida studiare. Manca quindi un sistema imperturbato, al quale fare riferimen-to per sviluppare una teoria perturbativa. La mancanza poi di un ordinetraslazionale e la difficoltà di prevedere la relazione di dispersione fra energiadei modi propri e vettore d’onda rende più impegnativi gli esperimenti suquesti sistemi, rispetto agli analoghi effettuati sui solidi.

3

1.2 Sistemi e modelli microscopici

I sistemi che consideriamo si possono classificare in base al tipo di forze, cheagiscono fra gli atomi. Per forze microscopiche intendiamo forze efficaci, inquanto l’unico tipo di interazione fondamentale presente è quella coulom-biana fra nuclei ed elettroni che compongono il sistema. Dato che sarebbeimpossibile risolvere esattamente il problema quantistico, si procede a ridur-lo a quello di particelle costituenti, atomi o molecole, che interagiscono conun potenziale efficace. Tali costituenti vengono considerati in genere comeparticelle classiche e solo in pochi casi la loro natura quantistica appare inalcune proprietà. L’eccezione più importante è l’elio, che rimane liquido an-che a temperature vicine allo zero assoluto, per gli altri fluidi le temperaturee densità, alle quali le fasi fluide sono stabili, rendono possibile lavorare inapprossimazione classica.

La lunghezza d’onda di de Broglie è definita a partire dall’impulso p diuna particella come

λ =h

p(1.1)

Il sistema può essere considerato classico se la λ associata alle particelle è piùpiccola delle lunghezze fisiche caratteristiche, che intervengono nel problema,in particolare la distanza media fra le particelle stesse. Tale distanza, cheindichiamo con a, è determinata dalla densità ρ in modo che

4π3

ρa3 = 1 (1.2)

D’altra parte l’energia media associata alle particelle sarà dell’ordine dikBT , con kB costante di Boltzmann, quindi la lunghezza d’onda risulterà in-versamente proporzionale a

√2mkBT , per essere più precisi si usa introdurre

la lunghezza d’onda termica di de Broglie come

Λ =

√h2

2mπkBT(1.3)

L’approssimazione classica è giustificata se risulta

Λa¿ 1 (1.4)

Dato che Λ ∝ (mT )−1/2 e a ∝ ρ−1/3, la combinazione di massa, temperaturae densità determina la validità dell’approssimazione. La tabella riporta ivalori per alcuni liquidi monoatomici:

Λ Λ /aH2 3.3 0.97Ne 0.78 0.26Li 0.31 0.11Ar 0.30 0.083Na 0.19 0.054

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Come si vede sistemi come argon e sodio liquido possono essere trat-tati come classici, per gli altri ci aspettiamo correzioni quantistiche e perl’idrogeno l’approssimazione classica è discutibile.

Una volta stabilito il modello di interazione fra gli atomi, si calcolanole proprietà del sistema con i metodi della Meccanica Statistica. I sistemisemplici sono quelli per i quali è possibile trovare un potenziale efficace acoppie che consenta di raggiungere un buon accordo con la fenomenologia.In genere questo è possibile per gli atomi a shell chiuse, come i gas rari. Glielettroni riempiono completamente i livelli atomici e la distribuzione di cari-ca risulta sferica. L’interazione è costituita da una parte attrattiva alla Vander Waals e da una repulsione a corte distanze, dovuta all’impossibilità disovrapporre le funzioni d’onda elettroniche. Per questi sistemi il potenzialedipende da pochi parametri ed è trasferibile dal solido al liquido.

Diverso è il caso dei sistemi a legame covalente, come il silicio, dove ladirezionalità del legame gioca un ruolo fondamentale. In questi casi non sipossono trovare buoni potenziali a due corpi. Bisogna peraltro ricordare cheil silicio, come anche il germanio, diventa metallico in fase liquida, quindi,nell’andare dal solido al liquido, cambia la natura delle forze interatomiche.

I sistemi, che sono metallici in fase solida, rimangono tali anche in faseliquida. Come nel solido, anche nel liquido gli elettroni di conduzione gioca-no un ruolo importante per determinare le proprietà del sistema. Per tenerconto di questo è spesso necessario introdurre opportuni potenziali efficaci,che hanno forme più complesse rispetto alla semplice forma dell’interazionealla Van der Waals.

Una categoria a parte è costituita dai liquidi molecolari. In fase fluidagli atomi conservano il legame e quindi le unità costitutive, a livello mi-croscopico, sono le molecole. Esistono liquidi molecolari semplici, in generecostituiti da molecole omonucleari, come l’azoto, o quasi sferiche come ilCH4. Il liquido più diffuso, l’acqua, è difficile da classificare, si può dire chepresenta alcuni aspetti da liquido semplice ma offre anche una fenomenologiapeculiare che lo rende molto diverso dagli altri fluidi semplici.

Per i fluidi composti da macromolecole naturalmente il tipo di modellomicroscopico dal quale partire è molto più complesso anche se come dettosopra per molti di questi sistemi si possono usare metodi simili a quellielaborati per la Fisica dei Liquidi.

1.3 Teorie approssimate e metodi esatti

Il calcolo delle quantità osservabili con metodi analitici richiede sempre op-portune approssimazioni, la cui verifica è spesso rimandata a posteriori. Leragioni principali delle difficoltà, che si incontrano nello studio dei liquidio dei fluidi densi, derivano dal fatto che si tratta di sistemi dove, proprioper l’alta concentrazione degli atomi rispetto ai gas diluiti, ci sono frequen-

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ti processi collisionali e forte correlazione fra le particelle. D’altra parte leinterazioni non sono cos̀ı forti da stabilizzare il sistema in una fase con unordine configurazionale a lungo range, come accade per i cristalli.

Non esiste quindi un modello ideale, esattamente risolubile, al quale fa-re riferimento per sviluppare una teoria adeguata, come il gas ideale pertrattare i gas poco densi o il cristallo armonico per le proprietà dei solidi.

Metodi esatti di calcolo sono stati sviluppati dal dopoguerra ad oggi esono i metodi di simulazione al calcolatore. Hanno avuto grande sviluppo apartire dagli anni settanta. Il calcolo delle proprietà di un modello, attra-verso la simulazione numerica, equivale ad una sorta di esperimento su unsistema, del quale si conoscono esattamente le interazioni microscopiche frale particelle. Si ha cos̀ı la possibilità di eseguire verifiche dettagliate delleteorie, ma anche di costruire una fenomenologia di modelli, da confrontarecon quella sperimentale.

1.4 Metodi sperimentali e funzioni di correlazione

Le funzioni di correlazione giocano un ruolo fondamentale nello studio dei si-stemi fluidi, esse ci rappresentano come la fluttuazione di una certa quantità,in un determinato punto dello spazio, ad un dato tempo, sia collegata allafluttuazione di un’altra quantità (o della stessa), in un altro punto dello spa-zio, ad un tempo diverso. A partire dalle funzioni di correlazione si possonoricavare tutte le proprietà dinamiche del sistema, mentre nel limite staticoesse contengono le informazioni sulle proprietà statiche e la termodinamicadel fluido.

La diffrazione dei raggi X è usata da lungo tempo per studiare la strut-tura dei liquidi. I raggi X hanno lunghezze d’onda dell’ordine delle distanzeinteratomiche e le loro energie sono molto più alte di quelle proprie delsistema, consentendo una difrazione elastica. Da alcuni anni però ha acqui-stato sempre più rilevanza la tecnica di spettroscopia neutronica. I neutroniinteragiscono con i nuclei del fluido e vedono le fluttuazioni della densitàatomica. Opportunamente accelerati e poi moderati diffondono nel siste-ma con uno scattering anelastico, dalla sezione d’urto è possibile ricavarela funzione di correlazione spazio-temporale delle densità. Questa funzionecontiene molta informazione sul comportamento dinamico e sulla strutturadel fluido.

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Capitolo 2

Richiami di Termodinamica

I fenomeni macroscopici, che osserviamo nei materiali, derivano da flut-tuazioni del sistema a livello microscopico. I sistemi sono composti da unnumero enorme di particelle, circa 1023 in una mole, non possiamo quinditenere sotto controllo tutte le variabili in gioco, anche se in principio po-tremmo scrivere le equazioni del moto per ciascuna particella, cos̀ı i metodiche possiamo usare sono statistici. La Meccanica Statistica è proprio lateoria matematica, che ci consente di trattare le fluttuazioni in termini divalori più probabili o valori medi. Spesso però i processi di misura sono cos̀ılunghi, rispetto ai tempi atomici caratteristici ( ≈ 10−15s ), e si effettuanosu scale di lunghezza cos̀ı grandi rispetto a quelle interatomiche (≈ 10−8cm)che il sistema ci appare in equilibrio statico, vale a dire le sue osservabilinon cambiano nel tempo. La Termodinamica si fonda su questo tipo di os-servazioni. Essa studia gli stati di equilibrio e i passaggi da uno stato diequilibrio ad un altro. Questi passaggi, o trasformazioni, hanno luogo perl’interazione del sistema con l’esterno, che avviene attraverso trasferimentidi energia. L’energia trasferita può essere di tipo meccanico ed è allora as-sociata al cambiamento di una variabile macroscopica, come per esempio ilvolume, oppure essa viene trasferita alle variabili microscopiche, sotto formadi calore.

2.1 Funzioni estensive ed intensive

Nella termodinamica è importante distinguere le quantità estensive da quelleintensive. Le prime dipendono linearmente dal volume del sistema. Vediamole definizioni esatte.

Una funzione si dice omogenea di grado (od ordine) n se

f(λx) = λnf(x) (2.1)

Una funzione di più variabili è omogenea di ordine n se

f(λx1, λx2, . . .) = λnf(x1, x2, . . .) (2.2)

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Una funzione estensiva è una funzione omogenea del primo ordine.Una funzione intensiva è una funzione omogenea di ordine zero delle

variabili estensive, la funzione intensiva p sarà caratterizzata dalla proprietà

p(x1, x2, . . .) = p(λx1, λx2, . . .) (2.3)

2.2 Primo principio della termodinamica

Nella termodinamica un ruolo essenziale è giocato dall’energia. All’equi-librio, l’energia interna, definita come la somma delle energie di tutte leparticelle, che compongono il sistema, rimane costante ed è misurabile ma-croscopicamente.

Per quello che riguarda gli stati di equilibrio, essi si possono definire inbase al postulato

PEQ Postulato sugli stati di equilibrio: gli stati di equilibrio macroscopicodi un sistema sono quelli caratterizzati completamente dalle variabilienergia interna E, volume V e numero di particelle (o moli) dellediverse componenti N1, N2,. . .

A priori non è garantito che le variabili siano sufficienti per descriverelo stato del sistema, se esso si trovasse in un campo esterno, dovremmoaggiungere altre variabili, per esempio il dipolo totale, se si trattasse di uncampo elettrico. Solo l’osservazione sperimentale ci garantirà che abbiamoincluso tutte le variabili necessarie.

Il primo principio della termodinamica si può formulare in termini dipostulati sull’energia interna E.

PE-1 L’energia interna E è una funzione estensiva del volume e del numerodi particelle delle diverse componenti.

PE-2 Un cambiamento infinitesimo dell’energia interna durante un trasfor-mazione è dato da

dE = δQ + δW (2.4)

vale a dire il cambio infinitesimo di energia è determinato dal calore infini-tesimo δQ trasferito al sistema, e dal lavoro δW infinitesimo compiuto sulsistema. Da notare che dE, differenziale esatto, non deve essere consideratola somma di δQ e di δW , che in generale possono non essere differenzialiesatti.

2.3 Vincoli e trasformazioni

Un sistema isolato è un sistema che non può scambiare con l’esterno nélavoro, né calore, né particelle. Se pensiamo che il contatto con l’esterno

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avvenga attraverso delle pareti, che lo racchiudono esse costituiscono deivincoli.

Un vincolo o parete può essere:

a) adiabatico, impedisce lo scambio di calore

b) rigido, non permette la variazione di volume

c) impermeabile, non consente lo scambio di particelle

Un sistema può avere anche vincoli interni, che lo dividono in sottosiste-mi. La parete in figura divide il sistema in due parti con volumi V1 e V2.Se la parete può muoversi, potremo avere una variazione dei volumi interni,anche se il volume totale V = V1 + V2 rimane costante.

V V1 2

Uno stato è di equilibrio compatibilmente con i vincoli applicati. Unatrasformazione da uno stato A ad uno stato B può avvenire rimuovendo unoo più vincoli applicati al sistema quando è nello stato A. Lo stato B saràquello di equilibrio, compatibilmente con i vincoli rimasti.

In termodinamica si definiscono delle trasformazioni quasi-statiche, otte-nute attraverso un processo ideale, nel quale la trasformazione avviene concambiamenti cos̀ı lenti, che il sistema va da uno stato A ad uno stato B at-traverso una successione di stati di equilibrio, Il termine lento è ovviamentepoco preciso e andrebbe ridefinito caso per caso.

Come esempio consideriamo un gas isolato in uno stato di equilibrioA. Una delle pareti può essere spostata con l’applicazione di una pressioneesterna, in modo da far variare il volume.

In una trasformazione quasi-statica la pressione esterna è variata cos̀ılentamente che il sistema ha tempo di aggiustare la pressione interna aquella esterna, senza che nel sistema si instaurino fenomeni di turbolenzanel gas. Alla fine arriviamo ad un nuovo stato B, con un nuovo volume. Nonc’è scambio di calore e il lavoro infinitemo lungo il percorso quasi-statico valeδW = −pdV , quindi il cambio di energia interna sarà dato da

∆E =∫ B

A−pdV (2.5)

9

Una misura di lavoro meccanico ci consente di trovare il valore del cam-bio di energia interna. Dato che dE è un differenziale esatto, il cambio dienergia non dipende dal cammino fatto per andare da A a B, quindi anchese avessimo una trasformazione reale otterremmo lo stesso risultato finale,ma il calcolo diventerebbe più complesso.

Lo scambio di calore, come anche il lavoro, dipendono invece dal percor-so effettuato; solo se il cammino è quasi statico, i loro differenziali diventanoesatti con l’introduzione di fattori integranti. Il concetto di trasformazionequasi statica è strettamente legato alla possibilità che essa sia anche rever-sibile. Se infatti si va da uno stato A ad uno stato B, attraverso successivistati di equilibrio, è possibile pensare di percorrere il processo inverso nellostesso modo. Ad essere rigorosi che una trasformazione sia quasi statica èuna condizione solo necessaria perchè sia reversibile, ma per semplificare leconsidereremo equivalenti.

2.4 Il secondo principio della termodinamica e l’en-tropia

La (2.4) ci dice che durante una trasformazione l’energia si può convertirein diverse forme, ma non predice in che modo si evolverà il sistema. Se essosi trova in uno stato A in presenza di vincoli, se rimuoviamo uno o più ditali vincoli, possiamo domandarci in quale nuovo stato B di equilibrio andràa finire. Per poter trattare questo problema occorre introdurre la funzioneentropia.

PS-1 Esiste una funzione entropia S, che ha le seguenti proprietà:

• è una funzione estensiva di E, V,N1, N2, . . .• è una funzione continua, differenziabile e monotona crescente

dell’energia interna E

PS-2 Se uno stato B di equilibrio è raggiungibile da uno stato A di equi-librio, in modo adiabatico, rimuovendo vincoli interni, allora si avràSB ≥ SA, dove il segno di eguaglianza vale se B è accessibile da A inmodo reversibile.

Per questo ultimo postulato, nei processi naturali, che avvengono insistemi isolati, avremo che ∆S = SB − SA sarà sempre positiva, o più ingenerale

(∆S)adiabatica ≥ 0 (2.6)dove il segno di uguale vale se la trasformazione è reversibile.

Dai postulati sull’entropia (PS-1,2) si può derivare che esiste un principiodi minimo per l’energia interna. Per vederlo, consideriamo un sistema isola-to, composto da due sottosistemi Xa e Xb, separati da una parete isolante,

10

con energie E0a e E0b rispettivamente. L’energia totale sarà

E0 = E0a + E0b

e l’entropia sarà la somma delle entropie dei due sottosistemi

S(E0, Va + Vb, N1a + N1b, . . . , {ξ}

)=

S(E0a, Va, N1a, . . . , {ξ}

)+ S

(E0b , Va, N1b, . . . , {ξ}

)

Rimuoviamo ora il vincolo adiabatico interno, si avranno nuove energiedi equilibrio

Ea = E0a −∆E Eb = E0b + ∆Edove ∆E è l’energia scambiata. Per quanto stabilito sopra avremo chel’entropia finale sarà maggiore di quella iniziale ad energia totale costante

S(E0a + E

0b , . . . , {ξ}

)< S (Ea + Eb, . . . , {ξ = 0})

Ma l’entropia in base al PS-1 è una funzione monotona crescente dell’e-nergia interna, quindi esisterà un’energia

E < Ea + Eb

tale cheS

(E0a + E

0b , . . . , {ξ}

)= S (E, . . . , {ξ = 0})

Ad entropia costante, rimuovendo i vincoli, avremo quindi

E(S, . . . , {ξ = 0}) < E0(S, . . . , {ξ}) (2.7)

Da (PS-1), tenendo per semplicità le Ni costanti, abbiamo

dS =(

∂S

∂E

)

VdE +

(∂S

∂V

)

EdV (2.8)

Grazie a (PS-1) inoltre possiamo invertire la relazione fra S ed E

E = E (S, V, N1, N2, . . .)

e quindi

dE =(

∂E

∂S

)

VdS +

(∂E

∂V

)

SdV (2.9)

con (∂S

∂E

)−1

V=

(∂E

∂S

)

V(2.10)

L’entropia è importante per stabilire le condizioni di equilibrio di unsistema, ma anche perchè attraverso essa possiamo collegare la termodi-namica ai concetti statistici. D’altra parte, una volta che sia avvenuta la

11

trasformazione, che essa sia stata provocata dal nostro intervento o sia avve-nuta spontaneamente, come avviene nei processi naturali, non fa differenza.Sappiamo che in natura esistono dei processi che avvengono solo in una di-rezione e sono quindi irreversibili. Le trasformazioni spontanee provengonodalle fluttuazioni microscopiche, che hanno luogo nel sistema, quindi la com-prensione della direzione in cui avvengono, della loro irreversibilità, è legataalla natura statistica di tali fluttuazioni. L’evoluzione spontanea verso unostato termodinamico si può interpretare come l’evoluzione verso uno stato,che ha più probabilità di essere realizzato. Boltzmann elaborò questi con-cetti e pose le basi della meccanica statistica legando la funzione entropiaalla probabilità dello stato macroscopico.

2.5 Definizione della temperatura

Lungo una trasformazione reversibile

dE = (δQ)rev − pdV

Dalla (2.9) abbiamo quindi

(δQ)rev =(

∂E

∂S

)

VdS

Possiamo definire la temperatura T come

T =(

∂E

∂S

)

V(2.11)

dato che S è monotona crescente di E, la temperatura (2.11) è semprepositiva. Essa è il fattore integrante del calore infinitesimo scambiato lungouna trasformazione reversibile

(δQ)rev = TdS

Dalla (2.9) abbiamo anche che

p = −(

∂E

∂V

)

S(2.12)

Dalla (2.8) inoltreTdS = dE + pdV

da cui ricaviamop = T

(∂S

∂V

)

E(2.13)

12

2.6 Condizioni di equilibrio

Le condizioni di equilibrio possono essere stabilite a partire dal principio dimassimo dell’entropia (o di minimo dell’energia). Per semplificare la nota-zione assumiamo che il sistema abbia una sola componente. Consideriamo lostato di equilibrio in assenza di vincoli interni e perturbiamo il sistema conuna piccola variazione virtuale di alcuni vincoli interni, il cambio di entropiasarà dato da

(∆S)E,V,N = S (E, V, N, {ξi})− S (E, V, N, {ξi = 0}) ≤ 0 (2.14)

dato che l’entropia deve essere massima all’equilibrio. Sviluppando in seriedi Taylor abbiamo

(∆S)E,V,N ≈ dS ({ξi}) + d2S ({ξi}) ≤ 0 (2.15)

condS =

∑

i

(∂S

∂ξi

)dξi (2.16)

d2S =∑

ij

(∂2S

∂ξi∂ξj

)dξidξj (2.17)

La condizione di massimo per l’entropia nello stato di equilibrio comportache

dS = (ξi → 0) = 0 (2.18)d2S = (ξi → 0) ≤ 0 (2.19)

Per l’energia potremo fare un analogo ragionamento, essa dovrà essereminima per lo stato di equilibrio

(∆E)S,V,N = E (S, V,N, {ξi})− E (S, V,N, {ξi = 0}) ≥ 0 (2.20)

le condizioni di minimo ora sono

dE = (ξi → 0) = 0 (2.21)

d2E = (ξi → 0) ≥ 0 (2.22)Per ora consideriamo le condizioni al primo ordine (2.18,2.21), sulle

condizioni al secondo ordine torneremo in seguito.Equilibrio termico

Consideriamo un sistema isolato, composto di due sottosistemi X1 e X2,separati da una parete rigida, adiabatica e impermeabile. L’energia totale

E = E1 + E2

13

sarà costante. Pensiamo di rilasciare il vincolo di adiabaticità della pareteinterna, ci sarà uno scambio di energia fra i due sottosistemi. Dato chel’energia totale deve restare costante

dE1 = −dE2 (2.23)All’equilibrio dovrà essere soddisfatta la condizione (2.18) e quindi

dS =(

∂S1∂E1

)

V1,N1

dE1 +(

∂S2∂E2

)

V2,N2

dE2 = 0 (2.24)

Dalla (2.23) e ricordando la (2.11), la (2.24) diventa(

1T1− 1

T2

)dE1 = 0 (2.25)

che si deve verificare per ogni valore di dE1, quindi la condizione di equilibriosarà data da

T1 = T2 (2.26)

Il sistema risulta in equilibrio, se i due sottosistemi, da cui è composto,hanno la stessa temperatura.Equilibrio meccanico

Se nel sistema, che abbiamo considerato ora, rilasciamo non solo il vinco-lo di adiabaticità ma permettiamo alla parete di non essere rigida, il volumedei due sottosistemi varierà in modo da lasciare costante il volume totaleV = V1 + V2. In aggiunta alla (2.23) avremo anche

dV1 = −dV2 (2.27)La condizione di equilibrio (2.18) diventa ora

(1T1− 1

T2

)dE1 +

(p1T1− p2

T2

)dV1 = 0 (2.28)

Il sistema sarà in equilibrio se oltre alla (2.26) abbiamo anche soddisfatta lacondizione di equilibrio meccanico

p1 = p2 (2.29)

2.7 Potenziale chimico ed equilibrio chimico

Abbiamo finora considerato costante il numero di particelle delle diversecomponenti. Se vogliamo variare la quantità di particelle dobbiamo compiereun lavoro; questo lavoro viene chiamato chimico. Se variamo il numero diparticelle in modo quasi statico, esso sarà dato da

δWc =n∑

i=1

µidNi (2.30)

14

dove è stato definito il potenziale chimico della specie i-esima µi. Dal primoprincipio (2.4) avremo che

dE = TdS − pdV +n∑

i=1

µidNi (2.31)

Il potenziale chimico è quindi dato anche dalla derivata

µi =(

∂E

∂Ni

)

S,V,Nk 6=i(2.32)

Si può ora ricavare un’altra condizione di equilibrio. Consideriamo ilsolito sistema isolato, separato in due sottosistemi X1 e X2, ma questavolta rilasciamo anche il vincolo di impermeabilità della parete interna. Siverifica facilmente che la condizione di equilibrio, perchè non ci sia flusso(macroscopico) di particelle da una regione all’altra, è data dall’eguaglianzadei potenziali chimici

µ(1)i = µ

(2)i (2.33)

è quello che si chiama equilibrio chimico o materiale.

2.8 Equazioni di stato e condizioni di equilibrio

Ricordiamo che le condizioni di equilibrio (2.26),(2.29),(2.33), sono statericavate dividendo il sistema isolato in due sottosistemi. Dato che i due sot-tosistemi sono generici, è chiaro che un sistema è in equilibrio se le variabiliintensive T, p, µ soddisfano alle condizioni:

Equil. termico T uguale in tutti i puntiEquil. meccanico p uguale in tutti i puntiEquil. materiale µ uguale in tutti i punti

Le quantità intensive sono derivate dell’energia rispetto alle variabiliestensive, tali relazioni costituiscono le equazioni di stato del sistema:

T =(

∂E

∂S

)

V,Ni

(2.34)

p = −(

∂E

∂V

)

S,Ni

(2.35)

µi =(

∂E

∂N

)

S,V,Nj 6=i(2.36)

2.9 Funzioni intensive e quantità molari

Riprendiamo le proprietà delle funzioni intensive descritte al paragrafo (2.1).Per esempio consideriamo la pressione

p (S, V,N1, . . . , Nn) = p (λS, λV, λN1, . . . , λNn) (2.37)

15

Se N = N1 + . . . + Nn, definiamo le concentrazioni o (frazioni molari) come

xi =NiN

(2.38)

esse non sono indipendenti in quanto

n∑

i=1

xi = 1 (2.39)

Se nella (2.37) poniamo λ = 1/N , abbiamo

p = p(

S

N,V

N, x1, . . . , xn−1

)(2.40)

Le funzioni intensive dipendono da un parametro in meno.Si possono definire per le variabili estensive delle corrispondenti quantità

per particella o per mole del tipo

s =S

N

se N è il numero di particelle (o moli),s sarà l’entropia per particella (o permole). Per una sola componente le equazioni di stato si possono riscriverecome

T = T (s, v) p = p(s, v) µ = µ(s, v) (2.41)

2.10 Relazione di Gibbs-Duhem

Il differenziale di una funzione a molte variabili è

df =n∑

i=1

(∂f

∂xi

)

xj 6=idxi (2.42)

È facile dimostrare il teorema di Eulero per le funzioni omogenee delprimo ordine

f (x1, . . . , xn) =n∑

i=1

(∂f

∂xi

)

xj 6=ixi (2.43)

Applichiamo la (2.43) all’energia interna E

E = E (S, V, N1, . . . , Nn)

che possiamo scrivere come

E =(

∂E

∂S

)

V,Ni

S +(

∂E

∂V

)

S,Ni

V +∑

i

(∂E

∂Ni

)

S,V,Nj

Ni (2.44)

16

quindiE = TS − pV +

∑

i

µiNi (2.45)

Il differenziale totale della (2.45) sarà

dE = TdS + SdT − pdV − V dp +∑

i

(µidNi + Nidµi)

ma il differenziale dell’energia dalla (2.9) e dalla (2.32) risulta essere

dE = TdS − pdV +∑

i

µidNi (2.46)

quindi deve essere soddisfatta la relazione, detta di Gibbs-Duhem

SdT − V dp +∑

i

Nidµi = 0 (2.47)

Questa relazione è importante perché collega fra loro le tre variabili intensive,che non sono quindi indipendenti. Nel caso ad una componente dalla (2.47)ricaviamo

dµ = −sdT + vdp (2.48)

2.11 Trasformate di Legendre e potenziali termo-dinamici

Consideriamo una funzione di n variabili f = f(x1, . . . , xn), che abbia undifferenziale esatto

df =n∑

i=1

uidxi (2.49)

dove leui =

(∂f

∂xi

)

xj

(2.50)

sono dette varaiabili coniugate alle xi.Vogliamo sostituire ad alcune delle variabili indipendenti xi le corrispon-

denti ui, per semplicità le ordiniamo, spostando alla fine quelle che vogliamosostituire

x1, . . . , xm, xm+1, . . . , xn → x1, . . . , xm, um+1, . . . , unDefiniamo la trasformata di Legendre della funzione f come

g = f −n∑

i=m+1

uixi (2.51)

17

la quale è una funzione g = g(x1, . . . , xm, um+1, . . . , un). Il suo differenzialesarà dato da

dg =m∑

i=1

uidxi +n∑

i=m+1

(−xi)dui (2.52)

Vediamo l’applicazione delle (2.51)-(2.52) alle funzioni termodinamiche.Partiamo dall’energia interna E = E(S, V,N1, . . . , Nn), richiamando (2.46)

dE = TdS − pdV + µ1dN1 + . . . + µndNn (2.53)

Le variabili indipendenti sono quindi S, V, N1, . . . , Nn. L’entropia non èsempre comoda da usare come variabile indipendente, supponiamo di volerlasostituire con la sua coniugata, la temperatura

T =(

∂E

∂S

)

V,Ni

(2.54)

dobbiamo considerare la trasformata di Legendre della E, che in accordoalla (2.51) è data dalla funzione

A(T, V, N1, . . . , Nn) = E − TS (2.55)

La nuova funzione viene chiamata energia libera di Helmholtz e il suo diffe-renziale è dato da

dA = −SdT − pdV +n∑

i=1

µidNi (2.56)

Con l’uso delle trasformate di Legendre si possono introdurre diversipotenziali termodinamici, in base alle variabili indipendenti che vogliamousare. Se nell’energia interna vogliamo sostituire il volume con la pressione,ricordando che

p = −(

∂E

∂V

)

S,Ni

dobbiamo sostituire a V → −p e otteniamo l’entalpia

H(S, p, N1, . . . , Nn) = E + pV (2.57)

Un potenziale termodinamico molto importante è l’energia libera diGibbs, ottenuta dalla E sostituendo (S, V ) → (T,−p)

G(T, p, N1, . . . , Nn) = E − TS + pV (2.58)

con

dG = −SdT + V dp +n∑

i=1

µidNi (2.59)

18

La funzione G è molto usata, perché le variabili T, p sono, in genere, le piùsemplici da fissare sperimentalmente.

Negli sviluppi teorici si usa spesso il potenziale gran canonico, ottenutoda E, sostituendo (S,Ni) → (T, µi)

Φ(T, V, µ1, . . . , µn) = E − TS −∑

i

µiNi (2.60)

condΦ = −SdT − pdV −

∑

i

Nidµi (2.61)

In base al teorema di Eulero tutti i potenziali termodinamici sono fun-zioni lineari delle variabili estensive. Vediamo una conseguenza per l’energialibera di Gibbs, che si può scrivere come

G =n∑

i=1

(∂G

∂Ni

)

Nj

Ni

D’altra parte dalla (2.45) abbiamo

G =∑

i

µiNi (2.62)

da cuiµi =

(∂G

∂Ni

)

Nj

(2.63)

Notiamo che sostituendo la (2.62) nella (2.60), otteniamo

Φ = −pV (2.64)

Per una sola componente abbiamo naturalmente

G = µN (2.65)

e il potenziale chimico risulta essere l’energia libera di Gibbs per particella.

2.12 Relazioni di Maxwell e alcune conseguenze

Se una funzione ha un differenziale esatto

df =(

∂f

∂x

)

ydx +

(∂f

∂y

)

x

dy

avremo che (∂

∂y

(∂f

∂x

)

y

)

x

=(

∂

∂x

(∂f

∂y

)

x

)

y

(2.66)

19

Relazioni di questo tipo, riferite a derivate seconde di potenziali termodi-namici, sono dette relazioni di Maxwell. Per esempio, se consideriamo ildifferenziale della A (2.56), abbiamo

(∂S

∂V

)

T,N=

(∂p

∂T

)

V,N(2.67)

Dal differenziale della G (2.59)(

∂S

∂p

)

T,N

= −(

∂V

∂T

)

p,N(2.68)

2.13 Le funzioni risposta macroscopiche

Ci sono delle funzioni termodinamiche che ci mostrano come il sistema ri-sponde, quando modifichiamo un parametro come la temperatura, la pres-sione etc. Una tipica funzione di questo tipo è il coefficiente di espansionetermica

αp =1V

(∂V

∂T

)

p(2.69)

Abbiamo poi la compressibilità isoterma

KT = − 1V

(∂V

∂p

)

T

(2.70)

e quella adiabatica

KS = − 1V

(∂V

∂p

)

S

(2.71)

Queste funzioni sono collegate alle capacità termiche. La capacità ter-mica a volume costante è data da

CV = T(

∂S

∂T

)

V(2.72)

mentre quella a pressione costante è data da

Cp = T(

∂S

∂T

)

p(2.73)

Dalle relazioni di Maxwell è possibile ricavare la relazione

Cp − CV = TVα2pKT

(2.74)

e anche

KT −KS =TV α2p

Cp(2.75)

20

2.14 Condizioni di stabilità per un sistema

Le condizioni equivalenti di massimo dell’entropia e di minimo dell’energiaci assicurano che il sistema isolato è in equilibrio. Se però il sistema èin contatto con l’esterno, quali saranno le condizioni di equilibrio ? Essedipenderanno ovviamente dal tipo di scambio con l’esterno che il sistemapuò compiere. Supponiamo che un sistema σ possa scambiare calore con unbagno termico σ0, definito come un sistema che scambia calore mantenendouna temperatura costante. Il sistema totale σtot = σ + σ0 è isolato, quindil’entropia totale

Stot = S + S0

è costante e abbiamodS = −dS0 (2.76)

Il cambio di energia totale è

dEtot = dE + T0dS0 = dE − T0dS (2.77)

Se σ e σ0 sono in equilibrio T = T0 e la condizione di minimo per l’energiadi σtot diventa

d(E − TS)T=T0 = 0 (2.78)Quindi per il nostro sistema σ la condizione di equilibrio diventa una condi-zione di minimo per l’energia libera di Helmholtz, a fissata temperatura; perdirlo meglio: gli stati di equilibrio di un sistema in contatto con un bagnotermico sono quelli che, avendo una temperatura uguale a quella del bagnotermico, minimizzano l’energia libera di Helmholtz.

Se sviluppiamo in serie di Taylor il cambio di energia totale, avremo

(∆E)Stot,Vtot,Ntot = (∆E + T0∆S0)Stot,Vtot,Ntot ≈ dE + T0dS0 + d2E ≥ 0(2.79)

e la condizione al secondo ordine è quindi

d2E ≥ 0 (2.80)

Se il sistema σ può variare il proprio volume in contatto con un ba-gno termico, che garantisce una temperatura e una pressione costante, lacondizione di equilibrio diventa

(dG)T=T0,p=p0 = d (E − TS + pV )T=T0,p=p0 = 0 (2.81)

quindi gli stati di equilibrio di un sistema in contatto con un bagno termico,che mantiene temperatura e pressione costanti, sono quelli che, avendo unatemperatura e una pressione uguali a quelle del bagno termico, minimizzanol’energia libera di Gibbs.

21

In modo analogo si può procedere per gli altri potenziali termodinamici eritrovare le condizioni di equilibrio, per esempio, se il sistema può scambiareanche particelle con l’esterno

(dΦ)T=T0,µ=µ0 = 0 (2.82)

La condizione al secondo ordine (2.80) ci assicura la stabilità del siste-ma. La (2.80) si traduce nelle condizioni sulle derivate seconde dell’energiainterna (

∂2E

∂S2

)

V,N

=(

∂T

∂S

)

V,N≥ 0 (2.83)

(∂2E

∂V 2

)

S,N

= −(

∂p

∂V

)

S,N≥ 0 (2.84)

∂2E

∂S2∂2E

∂V 2−

(∂2E

∂S∂V

)2≥ 0 (2.85)

Dalle (2.83)-(2.85) si ottengono alcune importanti diseguaglianze

• compressibilità isotermaKT ≥ 0 (2.86)

• compressibilità adiabaticaKS ≥ 0 (2.87)

• capacità termica a volume costanteCV ≥ 0 (2.88)

Dalla (2.74) ricaviamo anche

Cp > CV (2.89)

Le condizioni sulle derivate seconde dell’energia interna ci dicono cheessa è una funzione convessa di S e V . L’entropia è invece una funzioneconcava.

Anche gli altri potenziali termodinamici hanno proprietà di convessitào concavità definita, rispetto ai parametri, dei quali sono funzioni. Perl’energia libera di Helmholtz abbiamo

(∂2A

∂V 2

)

T,N

= −(

∂p

∂V

)

T,N≥ 0 (2.90)

che è positiva per via della (2.86), mentre a causa della (2.88) abbiamo(

∂2A

∂T 2

)

V,N

= −(

∂S

∂T

)

V,N= −CV

T≤ 0 (2.91)

22

quindi la funzione A è concava in T e convessa in V .L’energia libera di Gibbs risulta essere una funzione concava di T e P .

La violazione di questo tipo di andamenti è il segnale di una instabilità nelsistema ed è tipica di regioni, dove si verificano transizioni di fase.

Prima di concludere sulla stabilità dei sistemi, notiamo che il segno po-sitivo delle funzioni risposta, come la compressibilità, esprimono il fatto chele fluttuazioni spontanee del sistema, in risposta alla variazione di un pa-rametro esterno (come la pressione), vanno nella direzione di ripristinare lecondizioni di equilibrio, annullando l’effetto della perturbazione. Questo èchiamato in termodinamica principio di Le Chatelier, ma è un effetto pre-sente in tutta la Fisica, basta pensare alla legge di Lenz. I sistemi, per dirloin breve, tendono ad opporsi ai cambiamenti!

2.15 Equilibrio delle fasi

Se in un sistema sono presenti fasi diverse coesistenti, le condizioni di equi-librio sono le stesse ottenute in 2.8. Per semplificare pensiamo di avere duefasi in equilibrio, indicate con a e b, avremo

T (a) = T (b) p(a) = p(b) µ(a)i = µ(b)i (2.92)

In genere, quando si studia un sistema, si fissano dall’esterno T o p,le condizioni di eguaglianza dei potenziali chimici determinano le curve dicoesistenza delle fasi. Per esempio, se il sistema ha una componente, T e pdevono esssere gli stessi nelle due fasi, abbiamo

µ(a) (T, p) = µ(b) (T, p) (2.93)

che è un’equazione in due incognite, da essa quindi si può ricavare unafunzione

pcoex = p (T )coex (2.94)

che definisce una curva nel piano (p, T ), la curva di coesistenza fra le duefasi.

Se abbiamo un sistema con una componente e tre fasi, che devonocoesistere, oltre alla (2.93), dovrà essere soddisfatta la

µ(b) (T, p) = µ(c) (T, p)

quindi con due equazioni e due incognite otterremo una sola soluzione, cherappresenta il punto triplo, come quello che abbiamo nelle figure 1.1,1.2. Lageneralizzazione a più componenti e fasi porta alla regola delle fasi di Gibbs.

23

T

µ

a

b

µ

µ

T 0

a

b

Figura 2.1:

T

µ

a

b

T 0

b

a

Figura 2.2:

2.16 Transizioni di fase e loro classificazione

Per semplicità consideriamo un sistema ad una componente con N particelle.Lo stato stabile sarà quello di minima energia libera di Gibbs, per dati T ep. Cambiando una delle variabili libere o entrambe, possiamo cambiare lafase di equilibrio del sistema. Consideriamo il potenziale chimico, fissiamop e guardiamo all’andamento in funzione di T (figura 2.1)Vediamo che

• T < T0 −→ la fase stabile è la (a)• T > T0 −→ la fase stabile è la (b)

Al punto T = T0 abbiamo una transizione di fase. La curva di equilibrio èquindi quella continua nella figura 2.2.

24

p

T

fase a

fase b

Figura 2.3:

Al variare della pressione possiamo costruire una curva di coesistenza frale fasi a e b nel piano (T, p)

Si vede anche dalla figura 2.2 che mentre µ è continuo in T0, abbiamouna discontinuità nella derivata. Questo accade anche nell’andamento afissata T in funzione di p. Alla transizione di fase, quindi, abbiamo dellediscontinuità nelle derivate

s = −(

∂µ

∂T

)

pv =

(∂µ

∂p

)

T

(2.95)

Alla transizione ci sarà una discontinuità nell’entropia

∆s = s(b) − s(a) (2.96)e un cambio di volume

∆v = v(b) − v(a) (2.97)Le transizioni di questo tipo, con discontinuità nelle derivate prime delpotenziale termodinamico, sono dette del primo ordine.

Vi sono poi transizioni di fase dove le derivate prime sono continue e sihanno non analiticità nelle derivate seconde. Si parla allora di transizionidi fase del secondo ordine. Le transizioni di fase sono sempre caratterizza-te da un comportamento non analitico del potenziale termodinamico, checaratterizza il sistema.

In una transizione del primo ordine abbiamo visto che il volume è discon-tinuo, lungo un’isoterma, al punto di transizione dovranno essere soddisfattele condizioni

p(a)(T, v(a)

)= p(b)

(T, v(b)

)(2.98)

25

µ(a)(T, p(a)

)= µ(b)

(T, p(b)

)(2.99)

Da esse si ricavano i valori di v(a) e v(b).Lungo la curva di coesistenza si può anche scrivere un’equazione diffe-

renziale, dalla (2.93) (dµ(a)

)coex

=(dµ(b)

)coex

(2.100)

Ricordando chedµ = −sdT + vdp

abbiamo [−s(a)dT + v(a)dp = −s(b)dT + v(b)dp

]coex

da cui si ricava l’equazione di Clausius-Clapeyron(

dp

dT

)

coex=

qλT∆v

(2.101)

dove è stato introdotto il calore latente della transizione

qλ = T∆s (2.102)

2.17 Equazione di Van der Waals

Van der Waals introdusse nel 1873 un’equazione di stato con l’idea di tenerconto, in modo approssimato, dell’interazione fra le molecole di un gas. Lasua equazione riesce a descrivere la transizione liquido-vapore ed è alla basedi molte equazioni di stato empiriche, tuttora usate in impieghi pratici. Leidee, dalle quali è derivata l’equazione, sono d’altra parte ancora valide edanzi costituiscono le linee guida di molti sviluppi teorici successivi.

Si vuole scrivere un’equazione di stato, che ricordi quella del gas ideale,che richiamiamo

pV = NkBT

Si introducono due effetti: il primo è detto di volume escluso, due particelledel sistema avranno una repulsione a corta distanza, che impedisce la lorosovrapposizione (fig. 2.4)

Si introduce il parametro empirico b, che rappresenta la porzione di vo-lume escluso di ciascuna molecola. Il volume totale occupabile sarà quindiV − nb e l’equazione di stato diventa

p (V −Nb) = NkBT

Si vede che per N e T finiti, quando p diventa molto grande, il volume non vaa zero come accade per il gas ideale, ma V → Nb, si ha quindi un massimoimpacchettamento possibile delle molecole.

26

Oltre all’effetto repulsivo, si avrà anche una attrazione fra le particelle,che produrrà una diminuizione della pressione. Nel gas ideale la pressioneera dovuta agli urti con le pareti, ora questi urti saranno diminuiti per effettodelle forze attrattive, che tenderanno a tenere una particella più lontana dallepareti. La diminuizione sarà proporzionale al numero di coppie di particellepresenti e quindi avremo un termine del tipo

aN2

V 2

dove a è un altro parametro empirico.

Figura 2.4:

L’equazione diventa quindi(

p + aN2

V 2

)(V −Nb) = NkBT (2.103)

Riscriviamola in termini di v = V/N , ci sono varie forme equivalenti;come polinomio di terzo grado in v diventa

v3 −(

b +kBT

p

)v2 +

a

pv − ab

p= 0 (2.104)

Nel limite di grandi T e p la (2.104) diventa

v3 − kBTp

v2 = 0 (2.105)

che non è altro che l’equazione del gas ideale.Dalla (2.103) si possono ricavare le isoterme p = p(v) nella forma

p =kBT

(v − b) −a

v2(2.106)

Le curve, che si ottengono, sono come quelle in figura 2.5 per diverse tem-perature.

Le temperature decrescono a partire dall’alto e al disotto di una certatemperatura cominciano ad apparire curve dove

(∂p

∂v

)

T> 0 (2.107)

27

0 0.0001 0.0002 0.0003 0.0004v (m

3/mole)

0

50

100

p (a

tm)

225

235

245

255

265

275

Figura 2.5:

e quindi la compressibilità isoterma risulta negativa, violando la condizionedi stabilità (2.86). Le porzioni di curva, dove ciò si verifica, stanno adindicare una regione del piano termodinamico, dove il sistema subisce unatransizione di fase. Mentre la regione, dove il volume è minore di quello a cuicompare l’ instabilità, si può identificare come quella del liquido, la regionea volume grande corrisponde al gas.

All’equilibrio le due fasi coesistono, se sono soddisfatte le condizioni(2.92). Ora muovendoci lungo l’isoterma avremo per il potenziale chimico

(dµ)isot = (vdp)isot (2.108)

integrando lungo il percorso dell’isoterma abbiamo

µ(2) − µ(1) =∫ (2)(1)

vdp = 0 (2.109)

imponendo l’eguaglianza dei potenziali chimici. Integriamo per parti ilsecondo membro della (2.109)

p2v2 − p1v1 −∫ (2)(1)

pdv = 0 (2.110)

Teniamo conto che le due pressioni devono essere uguali p1 = p2 e introdu-ciamo il volume v3, tale che v1 < v3 < v2 come nella figura 2.6

28

20

30

40

50

p1

v1 v3 v2

Figura 2.6:

Possiamo riscrivere la (2.110) come

p1 (v3 − v1)−∫ (3)(1)

pdv =∫ (2)(3)

pdv − p1 (v2 − v3) (2.111)

Come si vede dalla figura 2.6, la (2.111 è equivalente ad imporre la condizioneche le due aree in figura, segnate da un punto nero, siano uguali. È quellache si chiama costruzione di Maxwell. Da essa si determinano la pressione ei volumi delle due fasi alla coesistenza. L’isoterma vera a partire da v1 è unaretta parallela all’asse v fino al volume v2. Notiamo che nella costruzionedi Maxwell viene esclusa la porzione di curva dove è verificata la violazionedella stabilità (2.107) insieme ad una porzione dove invece la stabilità nonè violata.

Nel piano (v, p) avremo cos̀ı per ogni temperatura, due punti, che rap-presentano la coesistenza delle due fasi. Potremo costruire una curva dicoesistenza, come nella figura seguente

Al crescere della temperatura i volumi delle fasi coesistenti v1 e v2 siavvicinano fino ad una temperatura dove v1 = v2. In questo punto l’isotermapresenta un punto di flesso e la transizione avviene senza cambio di volume,è quindi del secondo ordine. La temperatura che presenta un’isoterma colpunto di flesso è quella critica, definita dalle condizioni

(∂p

∂v

)

T=Tc

= 0 (2.112)(

∂2p

∂v2

)

T=Tc

= 0 (2.113)

Al di sopra di Tc le isoterme hanno un andamento monotono decrescente, viè quindi una sola fase presente, mentre sotto Tc avremo due fasi coesistenti.

29

0 0.0002 0.00040

60

p

Figura 2.7:

Dall’equazione di Van der Waals, imponendo le condizioni (2.113-(2.113)possiamo determinare i valori critici

vc = 3b pc =a

27bTc =

827

a

kBb(2.114)

2.18 Principio degli stati corrispondenti

Se definiamo dalle (2.114) le variabili ridotte

T̃ =T

Tcṽ =

v

vcp̃ =

p

pc(2.115)

l’equazione di Van der Waals (2.103) si può riscrivere come(

p̃ +3ṽ2

)(3ṽ − 1) = 8T̃ (2.116)

Abbiamo quindi un’equazione di stato valida per tutte le sostanze. Le iso-terme sono le stesse e in particolare è la stessa la curva di coesistenza.Questa predizione dell’equazione di Van der Waals si chiama legge degli sta-ti corrispondenti ed è verificata in effetti da molte sostanze, anche se non è

30

riprodotta esattamente dall’equazione (2.116). Se si rappresentano i puntidi coesistenza liquido-gas per diverse sostanze nel piano T/Tc vs. ρ/ρc, ipunti collassano tutti sulla stessa curva. Questa curva è diversa, soprattut-to vicino al punto critico, da quella di Van der Waals, però la predizione diuniversalità di comportamento è verificata.

31

Capitolo 3

Richiami di MeccanicaStatistica

3.1 Teoria degli ensembles

Ad un macrostato con definiti N ,V ed energia interna E corrispondono unenorme numero di microstati a livello microscopico. La meccanica statisticasi occupa di calcolare le proprietà macroscopiche a partire dagli stati micro-scopici di un sistema, attraverso delle operazioni di media sulle fluttuazioni,che hanno luogo a livello microscopico.

Nelle misure sperimentali quello che osserviamo sono medie su tempimolto più lunghi dei tempi atomici. Se A(t) è un generico operatore, definitosulle variabili dinamiche microscopiche, associato ad un osservabile, essoevolve nel tempo in accordo alle leggi di Newton. Una misura di A sarà unamedia temporale del tipo

A = limt→∞

1t

∫ t0

dt′A(t′

)(3.1)

Per calcolare queste medie in meccanica statistica si realizzano dellecopie mentali del sistema, equivalenti perchè corrispondono allo stesso statomacroscopico. Si assume che tutti i microstati siano ugualmente probabili,è quello che si chiama: postulato della probabilità uguale a priori. Questoinsieme di copie mentali viene chiamato ensemble e la media temporale (3.1)viene rimpiazzata da una media sull’ensemble.

〈A〉 = A (3.2)

Un sistema classico in tre dimensioni è caratterizzato da 3N coordinate(q1, . . . , q3N ) e 3N impulsi (p1, . . . , p3N ). Nello spazio delle fasi a 6N di-mensioni un punto rappresenta uno stato microscopico. Il punto evolve inbase alle equazioni di Hamilton. Un ensemble è un insieme di questi punti,caratterizzati dal fatto che corrispondono ad uno stesso stato macroscopico.

32

Si evolveranno in un volume limitato e con un valore fissato dell’energia (seH è l’hamiltoniana)

H(q1, . . . , q3N , p1, . . . , p3N ) = E (3.3)

Per descrivere l’evoluzione nello spazio delle fasi, si introduce la funzio-ne densità ρ

(qN ,pN , t

), dove qN = (q1, . . . , q3N ) e pN = (p1, . . . , p3N ),

normalizzata in modo che∫

dqNdpNρ(qN ,pN , t

)= 1 (3.4)

essa descrive ad ogni istante la densità di punti nello spazio delle fasi equindi il modo in cui sono distribuiti i membri dell’ensemble. La densità diprobabilità soddisfa all’equazione di evoluzione temporale di Liouville

∂ρ

∂t= −iLρ

(qN ,pN , t

)(3.5)

dove L è l’operatore di Liouville, che agisce su una funzione f come leparentesi di Poisson

Lf = {f, H} =∑

i

(q̇i

∂f

∂qi+ ṗi

∂f

∂pi

)(3.6)

Le distribuzioni che ci interessano sono quelle di equilibrio per le quali

∂ρ

∂t= 0

La densità di probabilità dovrà quindi essere un funzionale dell’hamiltonianaρ = ρ [H]. Con queste distribuzioni potremo calcolare le medie di equilibriosull’ensemble. Se α = (qN ,pN ) è un punto nello spazio delle fasi

〈A〉 =∑α

ρens [H(α)]A (α) (3.7)

Scegliendo diverse distribuzioni, avremo differenti tipi di ensemble.

3.2 Ensemble microcanonico e legame con la ter-modinamica

Con N,V, E fissati dobbiamo lavorare nell’ensemble microcanonico. Il pesostatistico wmic (H) dell’ensemble è definito da

wmic (N, V, E) = δ (E −H) (3.8)La probabilità all’equilibrio sarà

ρmic (H) =wmicZmic

(3.9)

33

qui è stata introdotta la funzione di partizione che normalizza la ρmic

Zmic (N,V, E) =∑α

δ (E −H (α)) (3.10)

Il legame con la termodinamica è dato dall’entropia che risulta

S(N, V,E)kB

= lnZmic (3.11)

in accordo con l’idea di Boltzmann.

3.3 Vari tipi di ensemble

Ogni ensemble è caratterizzato da una densità di probabilità all’ equilibrioρens (H)

ρens (H) =wens (H)

Zens(3.12)

dove è wens (H) è il peso statistico mentre la funzione di partizione

Zens =∑α

wens (H) (3.13)

serve a soddisfare la condizione di normalizzazione (3.4) . La media di unosservabile sull’ensemble è data da

Il legame con la termodinamica si ottiene dalla funzione di partizione(3.13), per ogni tipo di ensemble abbiamo associato un potenziale termo-dinamico. Ogni densità (3.12) è determinata da fissate variabili esternex1, x2, . . ., dalle quali dipenderà il relativo potenziale termodinamico (3.14)

Ψens (x1, x2, . . .) = − ln Zens (x1, x2, . . .) (3.14)Per compiere una trasformazione da un ensemble all’altro si possono

usare le trasformate di Legendre. Se, per esempio, vogliamo sostituire lavariabile x1 con la coniugata y1

y1 =(

∂Ψens∂x1

)

x2,...(3.15)

il nuovo ensemble è definito da un peso statistico

w′ens = ex1y1wens (3.16)

con una funzione di partizione

Z ′ens =∫

dx1 ex1y1 Zens (3.17)

34

3.3.1 Canonico

Se vogliamo sostituire l’energia E dobbiamo considerare che il sistema sia incontatto con un bagno termico, che garantisce una temperatura costante. Inbase alla (3.14) e alla (3.15), abbiamo che la quantità coniugata all’energiaè (

∂ (−S/kB)∂E

)

V= − 1

kB

(∂S

∂E

)

V= − 1

kBT= −β (3.18)

Otteniamo l’ensemble canonico con la funzione di partizione

Zcan =∫

dEe−βE∫

dΓδ(E −H) =∫

dΓe−βH (3.19)

Il potenziale termodinamico nel nuovo ensemble caratterizzato dalle va-riabili fissate N , V e T o β sarà l’energia libera di Helmholtz

− SkB

+ βE = −βTS + βE = βA (3.20)

dalla (3.14) abbiamo quindi

βA(N, V, T ) = − ln Zcan(N, V, T ) (3.21)

3.3.2 Gran-canonico

A partire dal canonico, vogliamo rilasciare il vincolo del numero costantedi particelle. Il sistema è in contatto con un bagno termico che consente ditenere fissa la temperatura e il potenziale chimico e si può avere scambio diparticelle. Quindi dobbiamo passare da (N, V, T ) a (µ, V, T ). Abbiamo

(∂βA

∂N

)

T,V= βµ (3.22)

e quindi la funzione di partizione diventa

ZGC =∞∑

N=0

eβµNZcan(N,V, T ) (3.23)

Il potenziale termodinamico associato

βΩ(µ, V, T ) = − ln ZGC(µ, V, T ) (3.24)

è dato daβΩ = βA− βµN = −βPV (3.25)

35

3.3.3 Isobarico

Se vogliamo lavorare a temperatura e pressione costante, dobbiamo lasciarefluttuare il volume, quindi si passa da (N, V, T ) a (N, p, T ); si vede facilmenteche la funzione di partizione sarà

Zisob =∫

dV e−βpV Zcan(N, V, T ) (3.26)

e il potenziale termodinamico è l’energia libera di Gibbs

βG = βA + βPV (3.27)

3.4 Sviluppi delle formule per i sistemi classici

Nel seguito ci interessiamo di sistemi di particelle classiche e quindi ci con-centriamo sull’applicazione del metodo degli ensembles a un sistema classicocaratterizzato da una hamiltoniana

H =N∑

i=1

p2i2m

+ U (r1, . . . , rN) (3.28)

3.4.1 Ensemble Canonico

Possiamo scrivere la funzione di partizione canonica per un sistema classicoQN (V, T ) come

QN (V, T ) =1

N ! h3N

∫ ∫drNdpN exp

[−βH

(pN , rN

)](3.29)

Possiamo eseguire esattamente l’integrale sugli impulsi e abbiamo

QN (V, T ) =1

N ! Λ3NZN (V, T ) (3.30)

dove Λ è la lunghezza d’onda termica di De Broglie

Λ =

√h2

2πmkBT(3.31)

e abbiamo definito l’integrale configurazionale ZN (V, T )

ZN (V, T ) =∫

drNe−βU(r1,...,rN) (3.32)

Per il gas ideale la (3.32) diventa ZN (V, T )=V N e quindi dalla (3.30)

QidN (V, T ) =V N

N ! Λ3N(3.33)

36

La funzione di partizione (3.30) si può riscrivere come

QN (V, T ) = QidN (V, T )QexcN (V, T ) (3.34)

dove la funzione di partizione di eccesso è

QexcN (V, T ) =ZN (V, T )

V N(3.35)

L’energia libera si può dividere quindi in due parti: ideale e di eccesso

A = Aid + Aexc (3.36)

La parte ideale dell’energia libera è data da

βAid = − ln[

V N

N ! Λ3N

]≈ N [ln ρ + 3 ln Λ− 1] (3.37)

dove ρ è la densità ρ=N/V ; la parte di eccesso è invece

βAexc = − ln ZN (V, T )V N

(3.38)

essa contiene il contributo che viene dall’interazione fra le particelle.La funzione densità di probabilità del canonico

ρcanN

(rN ,pN ) =1

N ! h3Nexp

[−βH

(pN , rN

)]

QN (V, T )(3.39)

si può a sua volta fattorizzare in una parte relativa agli impulsi

ρimpN

(pN ) =Λ3N

h3Nexp

[−β

∑

i

p2i2m

](3.40)

e una funzione di distribuzione configurazionale data da

ρN

(rN ) =exp [−βU (r1, . . . , rN )]

ZN (V, T )(3.41)

3.4.2 Ensemble gran-canonico

La funzione di partizione del gran-canonico si può scrivere come

ZGC (µ, V, T ) =∞∑

N=0

eβµNQN (V, T ) (3.42)

con Q0 = 1La densità di probabilità è data da

37

ρGC(rN ,pN ) =1

N ! h3Nexp [βµN ] exp

[−βH

(pN , rN

)]

ZGC(µ, V, T )(3.43)

Per un sistema classico con hamiltoniana (3.28)

ZGC (µ, V, T ) =∞∑

N=0

zN

N !ZN (V, T ) (3.44)

dove abbiamo definito l’attività

z =eβµ

Λ3(3.45)

Possiamo quindi definire una densità di probabilità configurazionale grancanonica

ρGC(rN ) =1

ZGC

zN

N !exp

[−βU(rN )

](3.46)

Il valor medio di un operatore A(rN ) che dipende solo dalle coordinatesarà dato da

〈A〉 = 1ZGC

∞∑

N=0

zN

N !

∫drNA(rN ) exp

[−βU(rN )

](3.47)

Poichè il numero di particelle fluttua è importante calcolare il valoremedio < N >. Dato che N non dipende dalle (rN ) dalla 3.47 abbiamo

〈N〉 = 1ZGC

∞∑

N=0

zN

N !NZN (V, T ) (3.48)

da cui

〈N〉 = zZGC

∞∑

N=0

zN−1

N !NZN (V, T )

e quindi

〈N〉 = z ∂∂z

ln ZGC (3.49)

Ricordando che−βpV = − ln ZGC (3.50)

si vede che combinando la (3.50) con la (3.49) per eliminare la z fra le due sipuò ottenere l’equazione di stato che collega pressione, volume, temperaturae numero di particelle. Per un gas ideale dalla (3.44) abbiamo

ZidGC (µ, V, T ) =∞∑

N=0

zN

N !V N = exp (zV ) (3.51)

38

quindi−βpV = − ln ZidGC = −zV (3.52)

d’altra parte dalla (3.49)

〈N〉 = z ∂∂z

(zV ) = zV (3.53)

eliminando la z fra la (3.52) e la (3.53) si ottiene l’equazione dei gas perfetti.

3.4.3 Fluttuazioni del numero di particelle

Nell’ensemble gran-canonico si può ricavare una relazione molto importan-te che collega la fluttuazione microscopica del numero di particelle con lacompressibilità isoterma.

Partiamo dal calcolo dello scarto quadratico medio

〈∆N2〉 = 〈N2〉 − 〈N〉2 (3.54)Dalla formula (3.48) si vede che

〈∆N2〉 = 1ZGC

∞∑

N=0

zN

N !N2ZN (V, T )−

(1

ZGC

∞∑

N=0

zN

N !NZN (V, T )

)2(3.55)

Da questa si ricava con pochi passaggi la relazione

〈∆N2〉 = z(

∂〈N〉∂z

)

T,V(3.56)

Ricordando la definizione di z (3.45) dato che

∂z

∂(βµ)= z

la (3.56) diventa

〈∆N2〉 = z(

∂〈N〉∂z

)

T,V

=∂z

∂(βµ)

(∂〈N〉∂z

)

T,V

= kBT(

∂〈N〉∂µ

)

T,V

(3.57)

La derivata termodinamica che appare al secondo membro della (3.57) sipuò collegare alla compressibilità isoterma

(∂〈N〉∂µ

)

T,V

= V(

∂ρ

∂µ

)

T

= V(

∂ρ

∂p

)

T

(∂p

∂µ

)

T

= V ρ(

∂ρ

∂p

)

T

(3.58)

39

dove abbiamo usato(

∂p

∂µ

)

T

= ρ

La compressibilità isoterma (2.88) si può scrivere anche come

KT = − 1V

(∂V

∂p

)

T

=1ρ

(∂ρ

∂p

)

T

(3.59)

introdotta la (3.59) nella (3.56), la (3.55) ci porta alla relazione

〈∆N2〉 = kBT 〈N〉2

VKT (3.60)

La (3.58) è molto importante perchè ci fa vedere chiaramente il collegamentofra le fluttuazioni a livello microscopico descritte dalla meccanica statisti-ca e la termodinamica che appare in una quantità come la compressibilitàisoterma misurabile macroscopicamente. Come abbiamo visto la KT deveessere sempre positiva e ci fornisce l’indicazione della stabilità del sistema,che quindi viene collegata alle fluttuazioni microscopiche del numero di par-ticelle. Questa quantità è equivalente nel gran-canonico alle fluttuazionidella densità.

〈∆N2〉〈N〉2 =

kBT

VKT

statistica termodinamica (3.61)

Quando la compressibilità diverge, come accade al punto critico, dalla(3.58) vediamo che questo comporta che anche le fluttuazioni microscopichediventano enormi. La transizione di fase è associata a forti fenomeni difluttuazione della densità nel sistema fluido.

40