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Octubre de 2015
Calendario de artículos de de 2015
2015-10-31
Esta semana se celebra
el Skate
Canada de 2015, una de las pruebas del Grand Prix de
patinaje artístico sobre
hielo. Ayer
dimos un repaso a los resultados de los programas cortos de danza y de
individual femenino. Quedaban por ver de los programas cortos los de
individual masculino y de parejas. En la categoría individual
masculina, los tres primeros puestos están separados por tan poca
distancia que la cosa asusta: el
japonés Daisuke
Murakami, el
canadiense Patrick
Chan y el
estadounidense Adam
Rippon pueden repartirse las primeras plazas de cualquier manera
tras el largo. En cuanto a parejas, dominan la clasificación en lo
que tendría que ser su propia categoría los
canadienses Meagan
Duhamel y Eric Radford tras presentar un programa que sin ser del
todo limpio, fue sin duda el más potente de la jornada; detrás
quedaron los
rusos Evgenia
Tarasova y Vladimir Morozov, seguidos de cerca de los canadienses
Kirsten
Moore-Towers y Michael Marinaro.
Hasta aquí, los cortos. Los programas largos están a medias en el
momento de escribir este repaso. Mañana los veremos.
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2015-10-30
Esta semana se celebra
el Skate
Canada de 2015, una de las pruebas del Grand Prix de
patinaje artístico sobre hielo. En el momento de escribir estas
líneas, ya han terminado los cortos de danza y de la categoría
individual femenina y están pendientes los cortos de la categoría
individual masculina y de parejas. En danza, los
canadienses Kaitlyn
Weaver y Andrew Poje (que casi han repetido la puntuación del
corto del Skate Canada del año pasado) están por ahora en
primer puesto; les siguen de cerca los
estadounidenses Maia
Shibutani y Alex Shibutani y los
rusos Ekaterina
Bobrova y Dmitri Soloviev. En la categoría individual femenina,
queda en primer puesto temporal la
estadounidense Ashley
Wagner (que ha presentado su programa corto mejor puntuado hasta
la fecha) con una ventaja muy holgada sobre la
japonesa Yuka
Nagai; el tercer puesto temporal va a la también
japonesa Kanako
Murakami, pero a escasas décimas está la
canadiense Kaetlyn
Osmond y mañana podría suceder cualquier cosa.
La diferencia horaria hace que las dos categorías que faltan tengan
que esperar. Además de esto, mañana tendrán lugar los programas
largos.
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2015-10-29
A pesar de que el Parlamento Europeo
que aprobó
el año pasado una regulación del mercado único de
telecomunicaciones que garantizaba la neutralidad de la red, el
proceso regulatorio no terminaba allí. En el tiempo que ha
transcurrido desde entonces, el Consejo y la Comisión Europea han
logrado imponer una versión del texto débil y ambigua que no
proporciona garantías suficientes. Este texto
definitivo fue
aprobado el 27 de octubre. La ambigüedad de la regulación permite
en principio:
- el establecimiento de servicios privilegiados (
servicios
especializados
), que en la práctica suponen una Internet de dos
velocidades con comunicaciones rápidas para quien interesa a la
operadora y lentas para todos los demás;
- un control del tráfico bajo criterios opacos, lo que también
permite establecer una red de dos velocidades bajo la falsa excusa de
impedir la congestión;
- la posibilidad de ofrecer paquetes con precios especiales que
permiten acceder a cierto conjunto de sitios (fácilmente de las
empresas que pagan), práctica que establece una «Internet oficial para
los pobres», un jardín vallado controlado por unas pocas empresas.
Este escenario es perjudicial para los ciudadanos como consumidores
y para las empresas que no pasan por caja. No tiene por qué
producirse, pero se ha desperdiciado una oportunidad espléndida de
evitarlo por ley.
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2015-10-25
Esta semana se celebra
el Skate
America, la primera de prueba del Grand Prix de
patinaje artístico sobre hielo de este año. La competición tiene
lugar en Milwaukee, Wisconsin. Ayer terminó la competición con los
programas largos de las cuatro categorías (parejas, individual
femenino, danza e individual masculino). En parejas, los
chinos Wenjin
Sui y Cong Han han ascendido hasta el primer puesto; las otras dos
primeras posiciones de la clasificación han ido para los
estadounidenses Alexa
Scimeca y Chris Knierim (en descenso desde su primer puesto tras
el corto) y los
canadienses Julianne
Seguin y Charlie Bilodeau (en ascenso desde la cuarta plaza). En
la categoría femenina, ningún movimiento: la
rusa Evgenia
Medvedeva ha mantenido el primer puesto gracias a la ventaja
conseguida en el corto, mientras que el segundo puesto ha ido a la
estadounidense Gracie
Gold y el tercer puesto ha sido para la
japonesa Satoko
Miyahara. En danza, tampoco ha habido sorpresas: los
estadounidenses Madison
Chock y Evan Bates han conseguido el primer puesto con buena
distancia sobre los
rusos Victoria
Sinitsina y Nikita Katsalapov y los
canadienses Piper
Gilles y Paul Poirier. La categoría masculina sí ha estado
movidita: aunque el
estadounidense Max
Aaron ha quedado primero, ha estado a punto de perder su puesto a
favor del
japonés Shoma
Uno (ex junior), segundo por escasísima distancia, mientras
que el tercer puesto ha ido para
un Jason
Brown (estadounidense) escopetado desde su octava plaza tras el
corto.
El Grand Prix continúa la semana próxima con el Skate
Canada.
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2015-10-24
Esta semana se celebra
el Skate
America, la primera de prueba del Grand Prix de
patinaje artístico sobre hielo de este año. La competición tiene
lugar en Milwaukee, Wisconsin. Ayer salieron los programas cortos
todas las categorías (parejas, individual femenino, danza e individual
masculino). La competición ha quedado especialmente apretada en la
categoría individual masculina: el
estadounidense Max
Aaron, el
chino Han
Yan y el
ruso Konstantin
Menshov andan bien pegados en los tres primeros puestos temporales
y el largo podría dejar cualquier cosa. En la categoría femenina,
domina la
rusa Evgenia
Medvedeva (recién salida de junior) con una buena distancia
sobre la
estadounidense Gracie
Gold y la
japonesa Satoko
Miyahara. Los dos primeros puestos de parejas están muy próximos
y se los disputan los
estadounidenses Alexa
Scimeca y Chris Knierim y los
chinos Wenjin
Sui y Cong Han, mientras que el tercer puesto podría caer
fácilmente en manos de los también
chinos Xuehan
Wang y Lei Wang, los
canadienses Julianne
Seguin y Charlie Bilodeau o los
rusos Ksenia
Stolbova y Fedor Klimov. El oro de la danza irá casi con total
seguridad a los
estadounidenses Madison
Chock y Evan Bates (actuales subcampeones del mundo), mientras que
las medallas de plata y bronce tendrán que repartírselas en principio
los
rusos Victoria
Sinitsina y Nikita Katsalapov y los
canadienses Piper
Gilles y Paul Poirier. Hasta aquí, los cortos. Los largos están
a medias en el momento de escribir estas líneas.
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2015-10-21
Al principio de la
película Back to the
Future Part II (Regreso al futuro II o Volver al
futuro II en español), Marty McFly, Jennifer Parker y Doc Brown se
desplazaron desde su original año 1985 hasta el día de hoy: 21 de
octubre de 2015. Celebramos tan notablemente notable fecha
con nuestras zapatillas que se abrochan solas, prendas que se secan al
instante, comida instantánea, monopatines voladores, televisores
planos gigantes y sagas cinematográficas tridimensionales
interminables. ¡Se espera que aparezca de la nada en California un
Delorean a las 16:29 (hora local de allí)!
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2015-10-20
La energía interna de un sistema termodinámico es una forma de
energía que se debe a su naturaleza intrínseca y no puede calcularse
directamente a partir de las magnitudes mecánicas macroscópicas.
El
primer principio de la termodinámica indica que la energía es una
magnitud física que se conserva. Ahora bien, si intentamos
cuantificar la energía de un sistema termodinámico, nos encontramos
con problemas. Hagamos aplicación del primer principio a
un sistema
cerrado en
un proceso
adiabático que conecta
un estado de
equilibrio con otro estado de equilibrio. El primer
principio define el incremento en la energía
total E como el trabajo adiabático
neto Wadiabático aplicado
sobre el sistema en cualquier proceso adiabático:
ΔE
≡ Wadiabático.
Los experimentos confirman que, en efecto, con estados inicial y
final fijos, el trabajo adiabático es siempre el mismo
independientemente del proceso seguido para ir de un estado al otro.
La mecánica clásica sugiere que esta energía que es igual al trabajo
podría ser igual al hamiltoniano (la energía mecánica): la suma de la
energía cinética Ec y la
energía potencial Ep,
ambas fácilmente calculables a partir de magnitudes macroscópicas como
la velocidad y la posición. Sucede que en casi cualquier sistema de
interés para la termodinámica la energía total no es la
energía mecánica macroscópica:
ΔEc +
ΔEp ≠ Wadiabático.
Lo que pasa es que nos dejamos parte de la energía por contar.
Esta energía, la energía interna, se debe a propiedades
intrínsecas del sistema en cuestión. Nos referiremos a ella con la
letra U y la definimos de la
siguiente manera:
ΔU
≡ Wadiabático −
ΔEc − ΔEp.
El estado de un sistema macroscópico (el macroestado) emerge del
estado detallado (el microestado) de las numerosas partículas que lo
conforman. Está claro que puede haber formas de energía que no
contemplamos si nos limitamos a calcular la energía mecánica del
sistema macroscópico: por ejemplo, hay energía potencial debida a las
interacciones entre partículas y hay una energía cinética debida al
movimiento de las partículas relativo al movimiento agregado del
conjunto. El microestado puede ser muy complicado y, además, el
sistema va en general de un microestado a otro continuamente. Si
conociéramos el estado de un sistema a la perfección al nivel del
microestado, podríamos calcular la energía total y además las
magnitudes agregadas que permiten calcular la energía cinética del
centro de masas y la energía potencial macroscópica, con lo que
podríamos hacer una simple resta y calcular la energía interna.
Sucede que en equilibrio termodinámico, igual que las magnitudes
agregadas que sirven para calcular la energía mecánica macroscópica no
varían, tampoco varía la energía interna esperada.
La energía interna es
una variable
de estado.
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Física
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2015-10-17
El primer
principio de la termodinámica es la ley de la conservación de la
energía. Este principio postula que cualquier sistema que se
encuentra
en equilibrio
termodinámico tiene asociada una variable: la energía, a la que
designaremos con el símbolo E. Si el
sistema en cuestión es
un sistema
cerrado, puede en general interactuar con su entorno mediante un
trabajo W
y un calor
Q, definidos sus signos en este
artículo de manera que son positivos si van del exterior al sistema y
son negativos si van del sistema al exterior. Si el sistema realiza
un proceso que lo lleva de un estado de equilibrio a otro estado de
equilibrio, el incremento en su energía es
ΔE = Q + W.
El anterior criterio de signos es el de la IUPAC. Otro criterio de
signos que es muy popular, el de Clausius, toma el mismo sentido para
el calor, pero cambia el signo del trabajo: asume que es trabajo es
positivo cuando lo realiza el sistema sobre su entorno y que es
negativo cuando lo realiza el entorno sobre el sistema.
La clave es que la energía es
una variable
de estado, lo que signfica que su valor no depende del camino
seguido para alcanzar un determinado estado termodinámico, sino
solamente del estado en sí. En un sistema cerrado, la diferencia de
energía entre dos estados de equilibrio se define como el trabajo que
habría que aplicar sobre el sistema en un proceso adiabático que
conectara dichos estados. Los detalles del proceso adiabático en sí
son irrelevantes: si dos procesos adiabáticos diferentes sirven para
llevar un sistema cerrado de un estado de equilibrio inicial idéntico
en ambos casos a un estado de equilibrio final que también es idéntico
para ambos casos, entonces el trabajo adiabático es el mismo y el
incremento de energía es igual a dicho trabajo. De hecho, una forma
de expresar el primer principio de la termodinámica es la que sigue:
Si se lleva adiabáticamente un sistema cerrado de un estado de
equilibrio inicial dado a un estado de equilibrio final dado, el
trabajo neto sobre aplicado sobre el sistema para llevar a cabo dicha
transición es el mismo para todos los procesos adiabáticos posibles
que comuniquen dichos estados.
La energía es una magnitud conservada debido a que el calor y el
trabajo que el entorno ejerce sobre el sistema son opuestas a esas
mismas magnitudes ejercidas desde el sistema hacia el entorno:
Qentorno sobre el sistema =
−Qsistema sobre el entorno;
Wentorno sobre el sistema =
−Wsistema sobre el entorno.
Una aplicación directa al entorno de la ley del incremento de la
energía indica que para que la energía en un sistema aumente, la
energía de su entorno disminuye en igual cuantía.
En
un sistema
aislado, como no hay interacciones con el entorno, la energía
permanece constante. Esto lleva a una forma popular, aunque poco
precisa, de expresar el principio de la conservación de la energía:
La energía no se crea ni se destruye; solamente se transforma.
El concepto es correcto donde es aplicable la termodinámica
clásica. Será mejor no hablar por el momento de lo que pasa cuando la
relatividad general se impone.
Es importante señalar que el primer principio se aplica a la
energía total del sistema, no solamente a la energía interna, que es
la correspondiente a los detalles microscópicos del sistema. Sucede
que muchos sistemas de interés para la termodinámica consisten en
sustancias homogéneas en el interior de recipientes que se encuentran
inmóviles en el estado inicial y en el estado final y en los que las
variaciones de la energía potencial macroscópica son insignificantes;
en tales circunstancias, la conservación de la energía total se reduce
a la conservación de la energía interna.
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Física
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2015-10-15
La descripción termodinámica del estado de un sistema que se
encuentra
en equilibrio
se reduce a unas variables, las variables de estado, que caracterizan
por completo la situación del sistema. Dicho de otra forma, el estado
del sistema queda completamente determinado por un conjunto de
variables independientemente del camino seguido para llegar a dicho
estado. La termodinámica no tiene memoria y vive en el presente.
Además de esto, solamente hace falta un número finito de variables de
estado para caracterizar un sistema en equilibrio termodinámico.
Las variables de estado también son conocidas como funciones de
estado y como magnitudes de estado.
Las variables de estado necesarias para describir un sistema
dependen de la naturaleza de dicho sistema. En un imán, la
magnetización puede ser una variable de estado importante, mientras
que en el aire contenido en una bombona puede serlo la densidad.
Cualquier sistema en equilibrio termodinámico se presta a una
descripción mediante un conjunto finito de variables de estado, pero
este conjunto no es único. Por ejemplo, es posible describir un gas
ideal dentro de un recipiente sellado mediante la temperatura, el
volumen y la presión, pero también es posible hacerlo mediante la
energía interna, la entalpía y la entropía. Esto no es novedoso y
sucede en cualquier campo: por ejemplo, es posible localizar un punto
sobre la superficie de la Tierra mediante su longitud y su latitud,
pero también es posible hacerlo mediante un rumbo y una distancia
recorrida desde algún punto de partida.
Si un sistema no se encuentra en equilibrio, la descripción se
complica. Si al menos se encuentra
en equilibrio
termodinámico local, entonces cada punto del sistema sí tiene unas
variables de estado bien definidas, pero estas variables de estado
pueden ser diferentes en función del punto que se estudia, con lo que
al final puede hacer falta una infinidad de variables de estado para
describir el sistema: cada variable es un campo en el espacio.
Conforme estudiamos sistemas fuera del equilibrio más y más generales,
la descripción termodinámica macroscópica puede ir haciéndose más y
más compleja hasta el punto de ser incluso inútil.
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Física
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2015-10-14
Un sistema termodinámico aislado es un sistema que no puede
interactuar con el resto del universo debido a que su frontera es
impermeable tanto a la materia como a la energía. Un sistema aislado
es, por lo tanto, un tipo especial de sistema cerrado cuya frontera es
adiabática y además es rígida e impermeable a los campos de fuerzas.
Obviamente, los sistemas perfectamente aislados no se caracterizan
por ser fáciles de encontrar en la naturaleza debido a que cualquier
barrera erigible es permeable a la materia y la energía y es
deformable si se intenta con suficiente ahínco. Lo importante del
concepto del sistema termodinámico aislado no es que haya o no
sistemas perfectamente aislados, sino que es posible considerar muchos
sistemas como aislados a efectos prácticos: los efectos que delatan
que no están aislados son de escasa importancia en el fenómeno que se
está estudiando. Por ejemplo, al menos en tiempos cortos y si se deja
en reposo, un termo lleno se comporta como un sistema aislado en lo
que se refiere al enfriamiento (o la ausencia práctica de
enfriamiento) de la bebida en su interior.
A lo dicho en el anterior párrafo hay que añadir la posible
objeción de que hay un sistema que parece un firme candidato a sistema
aislado: el universo completo. Si no hay sorpresas de ciencia ficción
con viajes entre universos paralelos, se trata de un sistema
evidentemente aislado. Ahora bien, la descripción termodinámica de un
sistema de la escala del universo se vuelve incómoda (por decir algo)
debido a la relatividad general.
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Física
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2015-10-07
Un sistema termodinámico que realiza un proceso adiabático se
caracteriza por el hecho de no intercambiar calor ni materia con el
exterior en dicho proceso. La frontera del sistema no tiene por qué
ser impermeable al calor y la materia (aunque si lo es, cualquier
proceso en tal sistema será adiabático); lo único que importa en esta
definición de proceso es que las únicas interacciones con el exterior
sean en forma de trabajo.
La definición de proceso adiabático hace referencia únicamente a
los intercambios con el exterior del sistema bajo estudio. El sistema
en sí puede estar dividido en una cantidad inmensa de subsistemas y
puede haber perfectamente intercambios de calor y materia entre dichos
subsistemas; el conjunto realiza un proceso adiabático
independientemente de lo que hagan sus subsistemas entre sí las
interacciones con el exterior son únicamente en forma de trabajo sin
intercambio de calor ni intercambio de materia.
Un sistema cuya frontera es adiabática es, por lo tanto, un caso
especial entre los sistemas cerrados: además de no permitir
intercambio de materia, tampoco se permite el intercambio de calor.
Aunque no es viable construir paredes perfectamente adiabáticas, sí es
posible hacerlas efectivamente adiabáticas en muchos casos prácticos.
Para tiempos lo bastante cortos, las neveras y los termos actúan como
contenedores de paredes adiabáticas en tiempos lo bastante cortos para
que no se aprecien ni la transmisión de calor ni el paso del aire a
través de las rendijas. Por supuesto, si se espera el tiempo
suficiente, cualquier recipiente «adiabático» acaba dejando pasar
cantidades apreciables tanto de calor como de materia.
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Física
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