Definición macroscópica: datos generales y modelos usuales. Es aquella fase de la materia, sin duda la primera y mejor estudiada, que tiende permanentemente a ocupar el máximo volumen a su disposición, de modo que dicho volumen, su densidad y su presión están determinados por condiciones externas. Algunos de los modelos introducidos para describirla han sido incluso utilizados con éxito para describir propiedades de otras fases (v. i y 11).

     

      Siempre es posible describir el estado (v. TERMODINÁMICA) de una cantidad homogénea arbitraria de gas mediante cuatro magnitudes fundamentales: presión (p), volumen (v), masa (M) y temperatura (T) ligadas entre sí mediante una relación

     

      L(p, v, M, T)=0

     

      que para algunos modelos, referida a un mol, es la misma, cualquiera que sea el gas (Cuadro 1). Tal ecuación se denomina ecuación de estado y, o bien se postula infiriendo sobre datos experimentales, o bien es consecuencia de un modelo estadístico microscópico de la materia, que constituye un postulado.

     

      Un vapor no es sino un gas que se encuentra cerca de la región de condensación. Cuanto más se alejan los gases de las condiciones en que pasan a líquidos, más se aproximan a un estado ideal, que se llama gas de Avogadro (o directamente por algunos autores, gas ideal o, incluso, gas perfecto). De hecho, merced al 2° principio de la Termodinámica, las leyes de Boyle-Mariotte y de Joule bastan para definir el estado de Avogadro.

     

      Según la ley de Dalton, si se ponen en comunicación dos recipientes conteniendo sendos gases (p. ej., nitrógeno y oxígeno) que se encuentran a la misma presión y temperatura, al mezclarse los dos gases no hay variación de la presión. La mezcla de dos gases siempre constituye un sistema global macroscópicamente homogéneo.

     

      A presión constante hay que suministrar energía a un líquido para hacerle pasar a gas mientras que también, a presión constante, se obtiene energía calorífica de un gas cuando pasa a líquido. El calor de vaporización del agua líquida, a la presión atmosférica ordinaria y a la temperatura de 100° C, es de 540 cal/g. En el proceso inverso, la condensación de 1 g. de vapor de agua libera 540 cal. Este calor se llama calor de vaporización o calor latente de vaporización.

     

      En los gases, el valor del calor específico (energía calorífica necesaria para elevar 1° la temperatura de 1 g.) o del calor molar (íd. para un mol) depende esencialmente de cómo se realice la transformación; de ahí que se hable, entre otros de c,(cp): calor específico a volumen (presión) constante, contrariamente a lo que ocurre con los líquidos y sólidos, que por ser escasamente dilatables se suele siempre aceptar que evolucionan a volumen constante, siendo suficiente atribuirles, en una primera aproximación, un solo calor específico. Un gas se puede comprimir reduciendo con facilidad su volumen a la mitad, p. ej., lo que parece en principio irrealizable para un líquido o un sólido. Evidentemente que cuanto más se aumenta la temperatura (presión) de un gas menos dilatable (compresible) se hace.

     

      El vapor de agua que acompaña al aire atmosférico constituye para él un importante manantial de energía: siempre que el aire saturado tiende a enfriarse, ya sea por radiar calor, ya sea por expandirse al subir adiabáticamente, tal descenso de temperatura se mitiga debido al calor (latente) que deja libre la parte de dicho vapor de agua que a causa del enfriamiento se condensa.

     

      El modelo de Avogadro suele utilizarse para el estudio del vapor de agua atmosférico e incluso para gases reales en regiones de temperatura y presión ordinarias, p. ej.. para

     

      T = 300 °K

     

      si

     

      p < 10 atm.

     

      o bien para

     

      T = 1000 °K

     

      si

     

      p < 100 atm.

     

      Es posible calcular la entropía (v.) (salvo una constante aditiva) de un gas de Avogadro sin acudir al 2° principio de la Termodinámica, pero no es posible generalizar dicho resultado a otros gases sin utilizar ese principio.

     

      El modelo de gas perfecto suele convenir en el estudio del aire puro o aire seco, de los gases monoatómicos en algunas regiones de temperatura (Cuadro 2). Resulta sorprendente, pero puede demostrarse con las leyes de los gases perfectos y ello es una aproximación conveniente, que el contenido energético de una habitación en la que la presión sea la misma que al exterior es independiente de la temperatura, sólo está determinado por el estado barométrico (presión), de modo que la calefacción utilizada en invierno únicamente sirve para mantener un flujo energético (calorífico) hacia el exterior y no para calentarla más.

     

      Siendo la temperatura inferior a la del punto triple, si v disminuye, p aumenta hasta que aparece no una fase líquida sino directamente una fase sólida (curva de sublimación): durante todo el proceso la presión permanece constante y cuando el gas desaparece, quedando únicamente sólido, p aumenta bruscamente. La vaporización de un líquido puro siempre puede hacerse en el vacío a temperatura y presión constantes: basta para ello que haya parte de las dos fases en equilibrio.

     

      La velocidad de propagación del sonido (v.) en un gas depende del índice

     

      Y=(CP/CA

     

      por lo que para conocer el índice del aire se ha acudido a medir la velocidad del sonido en él. Los cambios de volumen que tienen lugar en un gas ordinario, bajo influencia de una onda longitudinal, son adiabáticos y no isotérmicos para frecuencias ordinarias.

     

      Algunas consideraciones desde el punto de vista microscópico. A fin de explicar los hechos experimentales se añadieron de una manera tímida, al principio, y luego de manera resuelta hipótesis microscópicas a la descripción macroscópica clásica. Se comenzó con la regla de Avogadro: volúmenes iguales de gases diferentes, a igualdad de presión y temperatura, contienen el mismo número de moléculas (se dejaba de suponer la estructura continua de la materia). Y se siguió aceptando que había una conexión muy estrecha entre el valor de los calores específicos y la estructura de dichas moléculas; de modo que se supuso que las moléculas poseían una energía media compuesta de la suma de energías de traslación, de rotación y de vibración, términos supuestos totalmente independientes entre sí (Cuadro 2).

     

      Así, pues, la primera imagen puramente microscópica de un gas de Avogadro consistió en aceptar que era no un medio continuo sino un agregado de muchas partículas (moléculas), en movimiento libre al que se dio el nombre de gas perfecto. Tales partículas poseen un diámetro de unos pocos Angstrbms

     

      (1 A=10-a cm).

     

      En un gas poco denso puede suponerse que hay unas 6.1023 por 22,5 l. de volumen (a 0° C de temperatura y 1 atm. de presión). O sea, unas 100 moléculas de unos cuantos A de diámetro en un cubo de 70 A de arista; unos 10 perfcitos en un acuarium, cuyo volumen sea de unos 0,35 m3.

     

      Ya D. Bernoulli (1738) explicó la ley de Boyle-Mariotte mediante supuestos movimientos moleculares, aunque de hecho el desarrollo del atomismo (que remonta a los filósofos griegos, como Demócrito) no fue emprendido sistemáticamente hasta Dalton, Avogadro y Gay-Lussac (principios del s. xix). A mediados de dicho siglo Maxwell y Clausius dieron un extraordinario impulso a la teoría. Después Boltzmann y Gibbs abrieron magistralmente la vía a las formulaciones estadísticas actuales. Ilustres nombres de un periodo de apogeo son además Kirchhoff, van der Waals, lord Rayleigh y Lorentz, entre otros.

     

      Un gas real puede ser aproximado tanto más por el modelo perfecto cuanto más débil sea la interacción entre sus partículas frente al valor de su energía cinética. Ello en la práctica ocurre con un gas diluido o a temperaturas relativamente altas (si bien, fuera de equilibrio termodinámico es tenido como imperfecto, puede ser perfecto una vez alcanzado tal equilibrio.

     

      A un sistema con gran número de grados de libertad conviene siempre un tratamiento estadístico (en Mecánica cuántica dicho tratamiento estadístico es natural); de ello se ocupan la Teoría cinética y la Física estadística (v. CINÉTICA, TEORÍA; MECÁNICA II). La primera da cuenta muy satisfactoriamente del comportamiento de los gases perfectos, incluso para propiedades fuera de equilibrio. Por ej., de acuerdo con la experiencia, se predice un comportamiento creciente de la viscosidad ordinaria, n, al aumentar la temperatura; mientras que ocurre lo contrario en un líquido. En particular, suele convenir en el estudio de los gases nobles: He, Xe, Ne, Ar, Kr y Rn.

     

      A temperaturas muy altas los átomos de un gas comienzan a ionizarse, y para T=105°K un gas se encuentra completamente ionizado: empiezan entonces a tener importancia fundamental los efectos «colectivos» (las correlaciones a gran distancia entre sus partículas, los iones y electrones), lo que no ocurre ya en un gas sólo parcialmente ionizado (v. PLASMAS). El problema de la estabilidad de un gas completamente ionizado o de la estabilización de una temperatura muy alta controlada es esencial para la utilización pacífica de reacciones termonucleares, perspectiva de gran interés tecnológico.

     

      La noción de gas no se limita al dominio molecular o iónico; así, p. ej., se habla de un «gas de fotones» ya que el modelo de gas perfecto de moléculas conviene a la hipótesis corpuscular de la luz (los fotones-corpúsculos son asimilados a moléculas), modelo útil para el estudio de la radiación de una cavidad. Asimismo, por analogía, se habla también de gas electrónico (p. ej., para los electrones de conducción de un sólido), gas neutrónico, etc. El líquido superfluido (y superconductor térmico) He^ se empezó a estudiar con un modelo de gas perfecto cuántico.

     

      V. t.: MECÁNICA II; GASES.