WWW.DISSERS.RU

БЕСПЛАТНАЯ ЭЛЕКТРОННАЯ БИБЛИОТЕКА

   Добро пожаловать!

Pages:     || 2 | 3 | 4 |
-- [ Страница 1 ] --

САНКТ-ПЕТЕРБУРГСКИЙ ГОСУДАРСТВЕННЫЙ ТЕХНИЧЕСКИЙ УНИВЕРСИТЕТ КАФЕДРА ЭКСПЕРИМЕНТАЛЬНОЙ ФИЗИКИ ОБЩАЯ ФИЗИКА (конспект лекций) С.Е.МАЛЬХАНОВ Санкт-Петербург 2001 1 Предлагаемый читателям конспект

лекций по общей физике многие годы и по настоящее время читается автором студентам 1 и 2 курсов технических факультетов Санкт-Петербургского государственного технического университета. В основу данного курса заложена идея о том, что физика суть наука экспериментальная, а хорошая теория предполагает обобщение экспериментальных закономерностей до физических законов. Автор, воспитанный на экспериментальном видении физических проблем старался донести до студентов неизбежную потребность в теоретических расчетах. Необходимые сведения по векторной алгебре, интегральному и дифференциальному исчислению, рядам и другие математические сведения автор вводит в курс по мере их надобности, с самого начала предлагая их как необходимые расчетные операции. С начала и до конца курса автор старается сформировать у студентов физическую картину мира на основе представлений о квантовом характере устройства природы, используя квазинепрерывность и непрерывность как идеальную математическую модель. Законы сохранения, виды взаимодействий, релятивизм, и статистический характер устройства природы также пронизывают весь курс. Тенденция восхождения от простого к сложному, от простых закономерностей к более общим законам преследуется в изложении материала. Автор благодарен коллективу кафедры экспериментальной физики университета разных лет, (с начала 70-х годов) работа рядом с которыми позволила ему реализовать данный конспект лекций. Конспект лекций состоит из 4 частей. 1 часть – МЕХАНИКА, 2 часть – МОЛЕКУЛЯРНАЯ ФИЗИКА, 3 часть – ЭЛЕКТРИЧЕСТВО И МАГНЕТИЗМ, 4 часть – ОПТИКА И АТОМНАЯ ФИЗИКА.

Мальханов Сергей Ефремович 2001 г Содержание Часть 1 МЕХАНИКА О предмете физики ВВЕДЕНИЕ § 1 Предмет и метод физики § 2 Основные понятия физики ГЛАВА 1 КИНЕМАТИКА § 1 Векторы § 2 Путь, перемещение, скорость, ускорение § 3 Интегрирование скорости для нахождения пути § 4 Вектора углового перемещения, угловой скорости и ускорения § 5 Производная единичного вектора (при его повороте). Нормальное и касательное ускорения ГЛАВА 2 ДИНАМИКА § 1 Масса и импульс тела § 2 Законы Ньютона § 3 Принцип относительности Галилея § 4 Центр инерции системы тел. Теорема о движении центра инерции. Закон сохранения импульса § 5 Работа. Кинетическая энергия. Закон сохранения кинетической энергии. Мощность § 6 Единицы измерения механических величин § 7 Консервативные и неконсервативные силы § 8 Потенциальная энергия. Закон сохранения полной механической энергии § 9 Связь силы и потенциальной энергии (в поле консервативных сил) § 10 Момент силы. Векторное произведение § 11 Момент импульса. Закон сохранения момента импульса § 12 Момент импульса относительно неподвижной оси. Момент инерции твердого тела § 13 Неинерциальные системы отсчета § 13.1 Центробежная сила инерции § 13.2 Сила Кориолиса § 14 Гироскопы ГЛАВА 3 СПЕЦИАЛЬНАЯ ТЕОРИЯ ОТНОСИТЕЛЬНОСТИ § 1 Постулаты специальной теории относительности § 2 Преобразования Лоренца (1904 г) § 3 Следствия из преобразований Лоренца: длины тел и промежутки времени § 4 Преобразования скоростей, импульса и энергии ГЛАВА 4 ВСЕМИРНОЕ ТЯГОТЕНИЕ § 1 Законы Кеплера § 2 Силы, действующие по закону обратных квадратов. Закон всемирного тяготения § 3 Движение в центральном поле (задача двух тел). Секторальная скорость § 4 Кеплерова задача: траектории тел в поле тяготения § 5 Космические скорости § 6 Об общем принципе относительности ГЛАВА 5 МЕХАНИЧЕСКИЕ КОЛЕБАНИЯ § 1 Малые колебания 3 11 12 12 12 15 15 18 19 21 25 25 25 26 28 30 32 35 36 39 42 45 49 51 57 57 58 60 62 62 65 70 71 73 73 74 75 77 81 82 85 § 2 Свободные гармонические колебания § 3 Математический и физический маятники § 4 Затухающие колебания § 5 Вынужденные колебания гармонического осциллятора (с учетом сил сопротивления) § 6 Сложение колебаний одинакового направления. Векторная диаграмма § 7 Сложение взаимно перпендикулярных колебаний § 8 Биения § 9 Ангармонический осциллятор § 10 Адиабатические инварианты Часть 2 МОЛЕКУЛЯРНАЯ ФИЗИКА Об атомистической теории ГЛАВА 1 ФИЗИЧЕСКАЯ СТАТИСТИКА § 1 Вероятность. Частотное определение вероятности. Свойства вероятности § 2 Статистический вес § 3 Дискретные и непрерывные распределения вероятности § 4 Применение статистических методов к системе молекул § 5 Каноническое распределение 5.1 Микроканоническое распределение 5.2 Каноническое распределение Гиббса ГЛАВА 2 РАСПРЕДЕЛЕНИЯ ФИЗИЧЕСКИХ ВЕЛИЧИН § 1 Распределение Максвелла по импульсам, скоростям и энергиям 1.1 Плотность распределения по векторам импульсов 1.2 Плотность распределения по векторам скоростей 1.3 Плотность распределения для компонентов скорости 1.4 Плотность распределения для модуля скорости 1.5 Плотность распределения для энергии 1.6 Анализ результатов для плотности вероятности модулей скорости, импульса и энергии § 2 Распределение Больцмана § 3 Биномиальное распределение § 4 Распределение Гаусса (нормальное распределение) § 5 Распределение Стьюдента ГЛАВА 3 ТЕРМОДИНАМИКА Вместо вступления § 1 Энтропия. Понятие и свойства § 2 Температура 2.1 Температура как параметр равновесной системы 2.2 Термометрия 2.3 Термометр Фаренгейта § 3 Давление § 4 Первый закон термодинамики § 5 Макроскопические состояния газа. Процессы § 6 Расчет работы и внутренней энергии в термодинамике § 7 Теплоемкость 7.1 Расчет теплоемкости при постоянном объеме и давлении 7.2 Виды теплоемкости § 8 Уравнение Пуассона для адиабатического процесса § 9 Политропический процесс 88 90 92 95 98 100 102 103 109 111 112 116 116 118 119 120 122 124 124 125 126 126 127 129 129 132 134 136 139 141 141 142 143 143 144 149 150 151 152 154 156 156 157 158 § 10 Применение первого начала термодинамики к тепловым процессам § 11 Цикл и теорема Карно § 12 Второе и третье начала термодинамики § 13 Уравнение состояния газа в Модели Ван-дер-Ваальса § 14 Процесс Джоуля-Томсона ГЛАВА 4 ФИЗИЧЕСКАЯ КИНЕТИКА § 1 Средняя длина свободного пробега молекул 1.1 Эффективное сечение взаимодействия молекул 1.2 Средняя длина свободного пробега § 2 Диффузия. Коэффициент диффузии § 3 Теплопроводность Коэффициент теплопроводности § 4 Динамическая вязкость. Коэффициент вязкости § 5 Перенос заряда ГЛАВА 5 ГИДРОДИНАМИКА § 1 Понятие о гидродинамике 1.1 Модель сплошной среды 1.2 Уравнение непрерывности 1.3 Об уравнении Эйлера 1.4 Теорема неразрывности струй § 2 Уравнение Бернулли § 3 Ламинарное и турбулентное течения § 4 Формула Пуазейля ГЛАВА 6 СТРОЕНИЕ И СВОЙСТВА КРИСТАЛЛОВ § 1 Простые кристаллические структуры. Плотность кристаллов и межатомные расстояния 1.1 О простых кристаллических структурах 1.2 Плотность кристаллов и межатомные расстояния § 2 Решетка Бравэ. § 3 Кристаллические системы § 4 Теплоемкость кристаллов Часть 3 Электричество и магнетизм ГЛАВА 1 ЭЛЕКТРИЧЕСКОЕ ПОЛЕ (ВАКУУМ) § 1 Электрические заряды § 2 О единицах измерения заряда § 3 О получении электрических зарядов 3.1 Элемент Вольты 3.2 Элемент Даниэля-Якоби § 4 Электризация как разделение зарядов § 5 Опыты с электронами 5.1 Об определении заряда в опыте Милликена 5.2 Обнаружение движения электронов в опыте Толмена и Стюарта 5.3 Приведение диска в движение с использованием электронного тока § 6 Напряженность электрического поля § 7 Постановка задачи о расчете электрических полей § 8 Потенциал электрического поля 8.1 Об электрическом потенциале 8.2 Потенциальный характер электрического поля § 9 Закон Гаусса § 10 Формулы Остроградского –Гаусса, Стокса и уравнения Максвелла для Е 159 162 164 166 167 171 171 172 172 174 176 178 179 181 181 181 182 184 184 185 187 188 192 192 192 194 197 199 206 206 210 212 212 212 213 214 214 216 217 217 219 222 222 224 228 в вакууме 10.1 От формулы Остроградского-Гаусса к уравнению Максвелла 10.2 От циркуляции вектора Е по контуру, через формулу Стокса к следующему уравнению Максвелла § 11 Метод зеркальных изображений ГЛАВА 2 ПРОВОДНИКИ В ЭЛЕКТРИЧЕСКОМ ПОЛЕ § 1 Проводник во внешнем электрическом поле § 2 Электрическая емкость § 3 Электростатический генератор Ван-де-Граафа ГЛАВА 3 ДИЭЛЕКТРИКИ В ЭЛЕКТРИЧЕСКОМ ПОЛЕ § 1 Поляризация диэлектриков § 2 Модель расчета электрического поля диполя § 3 Поляризованность § 4 Вектор электрической индукции § 5 Энергия электрического поля ГЛАВА 4 ПОСТОЯННЫЙ ЭЛЕКТРИЧЕСКИЙ ТОК § 1 Сила и плотность электрического тока § 2 Закон Ома § 3 Подвижность носителей заряда § 4 Закон Ома для замкнутой цепи § 5 Электрические цепи § 6 Уравнение непрерывности ГЛАВА 5 МАГНИТНОЕ ПОЛЕ (ВАКУУМ) § 1 Магнитная индукция – характеристика магнитного поля § 2 Формула Био-Савара-Лапласа § 3 Магнитная индукция прямого провода с током § 4 Соленоидальный (вихревой) характер магнитного поля § 5 Теорема Гаусса для вектора магнитной индукции § 6 Закон полного тока § 7 Поле соленоида § 8 Магнитное поле движущегося заряда § 9 Сила Лоренца ГЛАВА 6 МАГНИТНОЕ ПОЛЕ В ВЕЩЕСТВЕ § 1 Магнитный момент и намагниченность § 2 Напряженность магнитного поля § 3 Законы магнитного поля в среде (и с учетом Н) § 4 Диамагнетики, парамагнетики, ферромагнетики § 5 Электромагнитная индукция § 6 Диамагнетизм – проявление электромагнитной индукции элементарных токов 6.1 О магнитомеханическом отношении для электрона 6.2 Расчет изменения механического момента количества движения орбитального электрона при включении магнитного поля 6.3 Дополнительный магнитный момент электрона в атоме – причина диамагнетизма § 7 Парамагнетизм. Опыт Штерна и Герлаха 7.1 Постановка задачи 7.2 Не скомпенсированные спины электронов – природа парамагнетизма § 8 Ферромагнетизм § 9 Магнитные цепи 231 233 235 237 237 240 241 243 243 246 248 250 253 257 257 259 260 261 263 270 272 272 274 276 277 278 280 281 283 284 286 286 288 289 290 291 293 294 295 296 297 297 298 300 ГЛАВА 7 СВЯЗЬ ЭЛЕКТРИЧЕСКОГО И МАГНИТНОГО ПОЛЕЙ § 1 О вихревых электрических полях. Первое положение теории Максвелла § 2 Токи смещения. Второе положение теории Максвелла § 3 Значение теории электромагнетизма Максвелла Часть 4 Оптика и атомная физика ГЛАВА 1 ЭЛЕКТРОМАГНИТНЫЕ ВОЛНЫ § 1 Потенциалы электромагнитного поля. Волновое уравнение § 2 Уравнение плоской волны. Плоские затухающие и сферические волны 2.1 Уравнение плоской волны 2.2 Фазовая и волновая скорости 2.3 Затухающие и сферические волны § 3 Плоская электромагнитная волна § 4 Энергия и импульс электромагнитной волны 4.1 Вектор Пойнтинга 4.2 Импульс электромагнитной волны § 5 О шкале электромагнитных волн § 6 О характеристиках электромагнитных волн § 7 Принципы Ферма, Гюйгенса и Гюйгенса-Френеля § 8 Поляризованные электромагнитные волны § 9 Способы поляризации 9.1 Закон Брюстера 9.2 Идеальный поляризатор. Закон Малюса § 10 Интерференция электромагнитных волн § 11 Опыт Юнга § 12 Интерференция в пленках § 13 Дифракция § 14 Дифракция от круглого отверстия § 15 Дифракция от прямоугольной длинной щели по Фраунгоферу. Расчет интенсивности § 16 Голография 16.1 Интерференция поляризованного света 16.2 О лазерах 16.3 Получение голографического снимка 16.4 Получение голографического изображения как восстановление волновой картины со снимка ГЛАВА 2 КВАНТОВАЯ ОПТИКА § 1 Тепловое излучение. Закон теплового излучения Кирхгофа § 2 Закон Стефана –Больцмана. Закон Вина и формула Вина § 3 Формула Планка 3.1 Формула Релея-Джинса, классические представления 3.2 Гипотеза и формула Планка 3.3 Анализ формулы Планка § 4 О фотонах 4.1 Фотоэффект 4.2 Эффект Комптона ГЛАВА 3 АТОМНАЯ ФИЗИКА § 1 Закономерности в атомных спектрах. Постулаты бора 1.1 Дисперсия электромагнитного излучения. Виды спектров 1.2 О спектрах. Термы. Серии 304 304 308 312 312 315 315 317 318 319 322 322 323 324 327 329 331 333 333 334 337 339 342 344 347 350 355 355 356 358 359 361 361 365 368 368 370 371 372 373 378 384 384 384 § 2 Опыт Франка-Герца § 3 Квантование по Бору 3.1 Квантование момента импульса 3.2 Боровский радиус и квантование внутренней энергии § 4 Волновое уравнение Шредингера 4.1 Электрон-волна 4.2 Уравнение Шредингера 4.3 Конструирование уравнения Шредингера способом Энрико Ферми § 5 Атом водорода 5.1 Лапласиан в сферической системе координат 5.2 Решение уравнения Шредингера в сферической системе координат 5.3 Квантовый характер решений уравнения Шредингера § 6 Смысл -функции и соотношение неопределенностей 6.1 О смысле -функции 6.2 О соотношении неопределенностей Гейзенберга ГЛАВА 4 АТОМНАЯ ФИЗИКА ТВЕРДЫХ ТЕЛ § 1 Типы связей атомов в твердых телах § 2 Дифракция рентгеновских лучей § 3 Образование энергетических зон в твердых телах ГЛАВА 5 НЕКОТОРЫЕ СВЕДЕНИЯ ПО ФИЗИКЕ АТОМНОГО ЯДРА § 1 Радиоактивность. Закон радиоактивного распада 1.1 Виды радиоактивности 1.2 Основной закон радиоактивного распада § 2 Энергия связи ядер § 3 Получение ядерной энергии 3.1 Деление ядер 3.2 Работа ядерного реактора 3.3 Термоядерные реакции 3.4 Природный ядерный реактор в Окло 389 392 392 395 396 396 398 399 402 403 406 408 410 410 413 416 416 418 420 424 424 424 427 428 431 431 432 435 “Бытие. Глава 1. Сотворение неба и земли.... В начале сотворил Бог небо и землю. 2.Земля же была безвидна и пуста, и тьма над бездною;

и дух Божий носился над водою. И сказал Бог: да будет свет. И стал свет 4.И увидел Бог свет, что он хорош;

и отделил Бог свет от тьмы. И назвал Бог свет днем, а тьму ночью. И был вечер и было утро: день один.

АРИСТОТЕЛЬ ( 384-322гг до н.э.) 324г. до н.э., Греция, северная часть, Стагир “... природа двояка: она есть и форма и материя.... дело физика познавать и ту, и другую природу...... самым обычным движением... будет движение в отношении места, которое мы называем перемещением.... место есть нечто;

где сейчас находится вода, там после ее ухода... из сосуда... снова окажется воздух... еще какое-нибудь тело... перемещение простых физических тел показывает не только, что место есть нечто, но также, что оно имеет и какую-то силу...... каждое из этих тел устремляется к своему собственному месту... верх (куда огонь)...низ (куда земля)... право... лево... шесть направлений” АРХИМЕД (287-212г. до н. э.), Сицилия, Сиракузы “ Тяжести, уравновешивающиеся на равных длинах, будут тоже равны (вспомним также известный закон Архимеда) Тело более легкое, чем жидкость, будучи опущено в эту жидкость, погружается настолько, чтобы объем жидкости, соответствующей погруженной, имел вес, равный весу всего тела...” ГАЛИЛЕЙ ГАЛИЛЕО (1564-1642гг) Пиза, Флоренция Великое герцогство Тосканы, кафедра в Пизе, затем в Падуе 18 лет “Сальвиати... что произошло бы с тем же движущимся телом на поверхности, которая не поднимается и не опускается? Симпличио... оно должно оставаться неподвижным Сальвиати... если шар положить неподвижно, но если придать ему импульс движения... сколь долго полагаете вы, продолжалось бы это движение...? Симпличио... столь долго, сколь велика длина такой поверхности без спуска и подъема. Сальвиати... следовательно, если бы такое пространство было бы беспредельным, движение по нему равным образом не имело бы предела, то есть было бы постоянным? Симпличио... мне кажется, что так...” О ПРЕДМЕТЕ ФИЗИКИ Человеку неизвестны окончательные истины, а известно только то, что можно сказать об излагаемом предмете, исходя из современного уровня науки. Физики изучают явления, происходящие в неживой природе. На основе опытов и размышлений создаются модели явлений. Эти модели изменяются со временем людьми в зависимости от точности экспериментов, различиях в их осмыслении и иногда в силу конъюнктурных соображений. Применение той или иной физической модели в практической деятельности людей не зависит от возраста модели. В сферу интересов физиков включены явления, связанные с устройством материи (того из чего построена вся природа) и свойства материи, определяемые этим устройством. Часто, чем ближе к физике, тем ближе к вопросу о том, как устроена материя и почему такое устройство определяет те или иные явления природы. Физические науки всегда находятся в тесном контакте с вопросами высвобождения материей энергии, то есть энергетических ресурсов человечества. Наоборот, к физическим вопросам относятся вопросы о том, - какие явления природы и как указывают на то или иное устройство материи. В силу сказанного, физика часто пересекается с другими науками, порожденными часто ранее ею, поэтому физика универсальна и может до сих пор выделять из себя другие новые науки.

Введение §1 ПРЕДМЕТ И МЕТОД ФИЗИКИ В физике изучаются формы движения материи, в чем и состоит предмет физики. Условно материя делится на поле и вещество. Вещество - все окружающие нас тела, которые мы можем наблюдать с помощью наших органов чувств. Поля - объекты, посредством которых происходят различные взаимодействия. Поля мы можем наблюдать лишь опосредствованно через движение вещества и с помощью физических приборов. Физические приборы являются как бы дополнительными органами чувств человека. Методом исследования в физике является опыт, эксперимент. Только эксперимент может служить прямым доказательством наличия того или иного физического закона. Теория сильна тем, что может предсказывать физические законы помимо эксперимента (хотя чаще в связи с экспериментом), но единственным доказательством справедливости закона служит только опыт, эксперимент. Точность знания законов в физике ограничена точностью экспериментов. §2 ОСНОВНЫЕ ПОНЯТИЯ ФИЗИКИ Событие. Всякие изменения с телами (и полями) мы будем называть событиями. События происходят в пространстве и во времени. Пространство. Пространством мы будем называть систему тел (полей), относительно которых определяется положение других тел (полей). (Абсолютное пространство - одна из моделей реального физического объекта - пространства). Мы живем в трехмерном Мире. Для его количественного описания Рене Декартом изобретена прямоугольная система координат: i, j, k - называются ортами осей координат x, y, z.

Z k i X j Y Орты указывают направление осей координат x y z и имеют единичную длину, то есть их модули равны единице. Тогда x i, y j и z k обозначают и направление и величины координат. Координаты точки А можно символически записать как r = x i + y j + z k, где r называется радиус- вектором. Итак x, y и z имеют линейные размеры. Чтобы далее работать с этими величинами, необходимо определиться в системе единиц измерения - международной системе единиц, принятой в большинстве стран мира. “SI” - System International. ЕДИНИЦЫ ИЗМЕРЕНИЯ ДЛИНЫ (немного предыстории) 1.1675г. Длина секундного маятника. -длина маятника, близкого к математическому и имеющего период равный единице времени в 1 секунду ( в те времена во Французской Академии наук существовала проблема воспроизводимости промежутка времени в 1 секунду). Единица длины, определенная таким способом была весьма неточной. Рассчитаем ее по формуле для периода математического маятника: Т = 2п (l /g)1/2 l = g T2 / (2)2 0,25 м 1791г. Франция. Академия наук. 1 м: одна десятимиллионная часть четверти длины земного меридиана т.е. 1/40 000 000. Это было расстояние в 1100 км от Дюнкерка до Барселоны по меридиану. В дальнейшем из-за трудностей и погрешностей при повторных измерениях вместо естественного вводится архивный метр и изготавливается 31 эталон его в 1889 г. Ширина штриха в нем составляла 10 мкм, погрешность 0,1 мкм. 1960г. 1 м: 1650763,73 длин волн в вакууме перехода 2p5 - 5d10 изотопа криптона-86. Измеряется методами интерферометрии (см. раздел волновая оптика). Относительная погрешность равна 3 10 –8. 1983г. 7 – я генеральная конференция по мерам и весам (ГКМВ). 1 м: длина пути, проходимого светом в вакууме за 1/ 299792458 секунды ( скорость света постулируется при этом равной 299792458 м/с). Измеряется с помощью лазерной техники. Относительная погрешность составляет 10 -10. ВРЕМЯ, ЕДИНИЦЫ ИЗМЕРЕНИЯ ВРЕМЕНИ Временем будем называть показания неких часов. Часы - тело, в котором совершается периодический процесс (опять же, за часы мы выбираем те же тела: ничего другого нас нет).

Z Y X A r1,t1 B r2,t Произошло перемещение тела в пространстве и во времени ЭТАЛОНЫ ВРЕМЕНИ До 1960 г. 1с - 1/ 86400 часть солнечных средних суток 1960 г. 1с - 1/ 31556925,9747 часть тропического 1900 года, 1 января, полдня. Относительная погрешность - 10-7. 1972г. 8 ГКМВ. 1с = 9192631770 периодам излучения между двумя сверхтонкими уровням основного состояния Cs - 133 [m = 4, M = 0 и m = 3, M = 0, где m и M - параметры состояния атома Cs] невозмущенного внешними полями. Таким образом, мы имеем способ, определяться в пространстве и во времени. Однородность пространства (и времени) означает, что простая трансляция - перемещение системы замкнутых тел в пространстве (и со временем), не влияет на ход происходящих в этой системе событий и явлений. Изотропность пространства означает, что поворот замкнутой системы тел относительно оси, произвольно проведенной в пространстве, не влияет на ход происходящих в системе событий и явлений.

ЧАСТЬ 1 МЕХАНИКА механике изучаются формы движения. Движением в механике мы будем называть процессы изменения взаимного расположения тел при поступательных и вращательных формах их изменения в пространстве и со временем. ГЛАВА 1 КИНЕМАТИКА В кинематика - раздел механики, в котором описывается движение тел как материальных точек. Материальной точкой называется воображаемое тело, не имеющее массы, размерами которого в условиях данной задачи можно пренебречь. Задача кинематики - описание зависимости кинематических величин от времени: r (t), v (t), a (t),...

К § 1 Векторы Векторы - физические величины, имеющие направление, (а - "вектор а"). В декартовой системе координат a = ax i + ayj + azk. i, j, k- базисные векторы (орты декартовой системы координат), а x,y,z- компоненты вектора. Сложение векторов геометрически (1586г, Стевин). Пусть имеем два вектора a1 и a2 Вектора складываются по правилу параллелограмма, для этого совместим начала векторов параллельным переносом и проведем в полученном параллелограмме диагональ или совместим начало и конец двух векторов и соединим начало первого с концом второго. Мы получим тот же самый результат:

a a2 a a = a1 + a2 Продолжим аналогию на число векторов большее двух:

a a1 a a a = a1 + a2 + a3 Вычитание векторов определяется как действие обратное сложению, например a2 = a - a1 Сложение векторов алгебраически, если: a1 = a1xi + a1yj + a1zk и a2 = a2x i + a2y j + a2zk, то a = a1 ± a2 = (a1x ± a2x)i + (a1y ± a2y)j + (a1z ± a2z)k - суммы или разности компонентов векторов. Умножение на скаляр. : a - вектор в раз больший по величине, чем величина вектора а, причем для > 0 - того же направления, а для < 0 противоположного направления. Заметим, что ax, ay и az являются сторонами прямоугольного параллелепипеда в декартовой системе координат, а поскольку a = axi + ayj + azk, где а - сумма векторов, то модуль а по определению равен а2 = аx2+ ay2+ az2,то есть модуль вектора а вычисляется как квадратный корень из суммы квадратов его компонентов и является диагональю прямоугольного параллелепипеда. О скалярном произведении векторов. По определению: а1а2 =а1а2Cos(a1^a2), при этом ii=jj=kk=11Cos 0 = 1, ij=ik=jk=Cos ( /2)= 0. В качестве примера возведем в квадрат сам вектор а. ( axi+ayj+azk)2 = ax2+ ay2+az2+axayij+.... Вектор как тензор первого порядка Тензор по Сокольникову И.С. Тензоры - абстрактные объекты, свойства которых не зависят от координатных систем, используемых для описания этих объектов. Тензоры как математическое отображение физических величин физические величины, математически так представленные, что их свойства (при таком описании) не зависят от координатных систем, используемых для представления данных физических величин. Компонентов вектора a x, ay, az недостаточно для независимого от выбора координат описания физической величины. Каждая компонента становится как бы вектором и распадается на три новых компоненты: ax (a xx, a xy, a xz), ay (a yx, a yy, a yz), az (a zx, a zy, a zz). Тензорное преобразование предполагает независимость от выбора системы координат для данной физической величины, и такая независимость называется инвариантностью по отношению к преобразованию координат.

§2 Путь, перемещение, скорость, ускорение Рассмотрим двумерное пространство, плоскость (для простоты).

Y r2 r r1 перемещение траектория X г = r2 - r1 - вектор перемещения, перемещение, r, - длина прямой, соединяющей начальную и конечную точки траектории Чтобы узнать форму траектории надо знать вид зависимости y(x). Вдоль траектории отсчитывается путь. Скорость мы будем связывать с быстротой перемещения материальной точки в пространстве. В данном случае речь идет о мгновенной скорости на пути. Рассмотрим участок траектории Y r r r1 X v = lim(r/ t) = dr/dt, t0 По определению [v] = м/с, v = vx i + vy j + vz k, vx = dx/dt, vy = dy/dt, vz = dy/dt, v2 = vx2 + vy2 + vz2 Мгновенная скорость есть первая производная от радиус-вектора по времени. Мгновенное ускорение: a = lim v/t = dv/dt = d2r/dt2, t0 a = axi + ayj + azk, ax = dvx/dt = d2x/dt2, ay = dvy/dt =d2y/dt2, аz = dvz/dt = d2z/dt2, a2 = ax2 + ay2 + az2.

§ 3 Интегрирование скорости для нахождения пути Рассмотрим задачу о том, как, зная величину скорости вычислить путь пройденный материальной точкой. Пусть нам известна зависимость модуля скорости от времени.

V vi V(t) t t0 t tкон Разобьем путь S вдоль траектории на относительно небольшие участки, тогда S = s1 + s2 +... + sn = si но так как vi = si/t, то si = vi t, где t - равные промежутки времени S = si = vi t. Суммирование производится от i = 1 до i = n - натурального числа. Это равенство приближенное и будет тем точнее, чем меньше t. Точным значением будет tкон s = lim vit = v(t) dt t0 t0 Получили определенный интеграл в пределах от t0 до tкон от вектора мгновенной скорости. Можно интегрировать вектор скорости. tкон кон v(t) dt = dr(t) = r2 - r1 = r t0 t0 (v = dr/dt dr = v dt) Средняя путевая скорость: tкон = s/(tкон - t0) = [1/(tкон -t0)] v(t) dt, t0 средняя скорость по перемещению tкон = r/t = [1/(tкон - t0)] v(t) dt t0 Заметим, что среднее значение произвольной функции формуле x2 = [1/(x2 - x1)] f(x)dx x1 20 f(x) вычисляется по § 4 Вектора углового перемещения, угловой скорости и ускорения Рассмотрим вращение материальной точки (частицы) вокруг оси d,, Если мал - (d), то перемещение можно было бы считать прямолинейным, но такие повороты никак не сложить по правилу параллелограмма. За величину принимаем поворот d, а за направление - направление вдоль оси, около которой совершается поворот, по правилу правого винта. d - псевдовектор. Тогда: = lim/t = d/dt, = lim /t = d/dt = d2/dt2, t0 t0 и - также псевдовекторы. При равномерном вращении за равные промежутки времени точка проходит равные углы, тогда = /t = cst = 0. Назовем время одного полного оборота, при этом, периодом t = T, а так как угол полного оборота = 2, то = /t = 2/T T = 2/ [] = град., рад., [t, T] = с, [] = рад/с, [] = рад/с2 Определим число оборотов в единицу времени =1/Т = / 2 = 2, [] = c-1= Гц. Связь линейной и угловой скорости. Вариант 1 Пусть тело, вращаясь вокруг оси, переместилось на s и угол поворота составил. R - радиус поворота R s s R (s/2)/R = sin /2. Это приближенное равенство тем точнее, чем s< R, а так как sin /2/2 при относительно малых значениях s R а в пределе точно, то есть v = lim s/t = ds/dt = R d/dt = R, (ds = R d) t0 а также a = dv/dt = d(R)/dt = R d/dt = R Вариант 2. Пусть e - вектор единичной длины, но переменный по направлению e = i Cost + j Sint, так как = /t = t Представим радиус-вектор материальной точки аппроксимации) в виде (частицы, тела - при r = r e = (r Cost)i + (r Sint)j v = dr/dt = d(r e)/dt = d[(r Cost)i + (r Sint)j] /dt = = r[(-Sint)i + (Cost)j]. Найдем модуль скорости. Имеем v = r, r = R v = R. Вычислим ускорение. a = dv/dt = r2[(-Cost)i + (-Sint)j] = - r 2e. Из полученного выражения (знака минус), следует, что вектора а и r направлены навстречу друг другу. Для модуля ускорения имеем a = 2R = v2/R.

§ 5 Производная единичного вектора (при его повороте). касательное ускорения Нормальное и n e e Пусть единичный вектор е поворачивается на угол. Найдем его производную, учитывая, что изменение вектора суть - е, а ортом вектора е - является единичный вектор коллинеарный с е е =, тогда - de/dt = lim e/dt= lim /t =, t0 t0 de/dt =. Получилось выражение, в котором направление векторов левой и правой части взаимно перпендикулярны. Тогда направление скорости можно также задать с помощью орта, только что определенного: v =v, а полное ускорение определиться как производная по времени а =dv/dt = d(v) /dt= (dv/dt) + v d/dt = a + vn = a + an n = a + an, где орт n перпендикулярен и v и является ортом нормали в данной точке траектории. В полученных выражениях: a = dv/dt - модуль касательного ускорения an = v = v2/R - модуль нормальной составляющей ускорения ( = v/R) Обобщенная векторная схема обозначений в декартовой системе координат (краткая запись) n A = A1e1 + A2e2 + A3e3, Ai ei = Aµeµ = A, i=1 индексы у А можно совсем опустить, подразумевая любой многокомпонентный вектор. К примеру, запись скалярного произведения приобретает вид n n n n AB = ( Ai ei ) ( Bj ej ) = AiBjeiej = Ai Bj ij i=1 j=1 i,j=1 i, j=1 ei ej = ij = {1 при i=j, 0 при i j}. ij - символ Кронекера.

ГЛАВА ДИНАМИКА § 1 Масса и импульс тела есть изменить величину и направление, или только величину или только направление скорости тела) мы встречаем его сопротивление. Чтобы количественно оценить меру сопротивляемости, и вводится понятие массы, как количественной характеристики свойств тела. Мало просто говорить: маленькая масса, большая масса. Надо ответить на вопрос - сколько? Тут и возникает проблема эталона массы. Долгое время эталоном массы служил 1дм3 воды при 3,98°С и при Р = 105 Па. Из-за неточности в определении плотности воды от него отказались. М асса - мера инертности тел. При попытке привести тело в движение (то В настоящее время пользуются другим эталоном массы. Эталон массы, так называемый 1 кг массы, храниться в Севре под Парижем в международном бюро мер и весов, он представляет собой цилиндр диаметром 39 мм, высотой 39 мм из сплава - 90% Pt и 10% Ir. Плотность этого вещества, обладающего высокой стойкостью, однородностью и полируемостью, - 21 г/см. Отметим, что 1с и 1м - естественные эталоны, а 1 кг единственный искусственно созданный эталон. С ним сравниваются прототипы для их изготовления и дальнейшего употребления. Принято обозначение массы – "m" или иное. Импульсом (количеством движения) произведение массы тела на его скорость. называется (по определению) Итак, первое понятие в динамике - масса, второе - импульс, [p] =кг м/с § 2 Законы Ньютона 1-й закон Ньютона. Закон инерции (по Ньютону). Всякое тело продолжает удерживаться в своем состоянии покоя или равномерного и прямолинейного движения пока и поскольку оно не понуждается приложенными силами изменить это состояние (переводы “из Ньютона” выполнены академиком А.Н. Крыловым). "Абсолютное пространство по самой своей сущности, безотносительно к чему бы то ни было внешнему, остается всегда одинаковым и неподвижным…". ( “Neuton I. ”Philosophia naturalis principia mathematica.”Londoni, 1687.”) Так писал Ньютон! Резюмируем: • В теории Ньютона считается, что пространство Евклидово (свободное тело может бесконечно долго двигаться прямолинейно, через точку можно провести только одну прямую параллельно данной). • В теории Эйнштейна (общая теория относительности, неинерциальные системы отсчета) пространство-время неевклидово. Частицы здесь перемещаются вдоль путей, которые при заданной кривизне пространства совпадают с линиями кратчайших расстояний между двумя точками (возможен вариант соглашения: мы как непосредственные участники движения не ощущаем кривизны пространства). Прежде, чем формулировать последующие законы Ньютона целесообразно привести некоторые "определения по Ньютону". 1. “Количество материи (масса) есть мера таковой, устанавливаемая пропорционально плотности ее и объему (иначе говоря m = V, то есть человечество в лице Ньютона шло к понятию массы через объем и плотность тел, что закономерно;

вспомним понятие количества вещества;

масса аддитивна - С.М.) 2. Количество движения есть мера такового, устанавливаемая пропорционально скорости и массе (p = mv) 3. Врожденная сила материи есть присущая ей способность сопротивления, по которой всякое отдельное тело поскольку оно предоставлено самому себе, удерживает состояние покоя или равномерного прямолинейного движения. 4. Приложенная сила есть действие, производимое над телом, чтобы изменить его состояние покоя или равномерного, прямолинейного движения”.... и так далее, из подобных определений состоят Ньютоновы записи о движении. 2-й закон Ньютона Изменение количества движения пропорционально приложенной движущей силе и происходит по направлению той прямой, по которой эта сила действует. Рассмотрим скорость изменения импульса, то есть dp/dt = d(mv)/dt = mdv/dt = md2r/dt2 dp/dt = F - называется силой F = ma, [F] = кг м/с2 = Н В динамике (по сравнению с кинематикой) из-за введения массы становиться существенной система отсчета, в которой исследуется задача - с ускорением движется тело или без. Инерциальной будем называть систему, в которой выполняется закон инерции. Таким образом множество систем отсчета ( а это какие-то тела) движущихся относительно данной системы равномерно и прямолинейно все взаимно инерциальны. Системы, движущиеся с ускорением – не инерциальны. 3-й закон Ньютона Действию всегда есть равное и противоположное противодействие, иначе говоря - силы взаимодействия двух тел равны, действуют вдоль одной прямой и направлены навстречу друг другу F F § 3 Принцип относительности Галилея Законы классической механики инвариантны по отношению к любой инерциальной системе координат (инвариантны – "не зависят", справедливо с высокой точностью при скоростях много меньших скорости света v«c). с - максимальная известная нам в природе скорость - скорость распространения электромагнитных взаимодействий в вакууме с= 3 108м/с = 300 000 км/с. Постулирована точно: 299 792 458 м/с (по экспериментальным измерениям ошибка равна 62 ± 1,8 по данным 1973 г). Для сравнения космические скорости v1 = 8 км/c, v2 = 11 км/c, в ускорителях скорости элементарных частиц до 0,9с и более. Рассмотрим две инерциальные системы, движущиеся друг относительно друга вдоль осей xx со скоростью v К – не штрихованная система, считаем ее неподвижной К - штрихованная система движется относительно К со скоростью v. Итак Дано: r(t) - зависимость радиус-вектора от времени в К. Найти: r(t), v(t), a(t),... все в штрихованной системе координат для данного тела, движущегося со скоростью v относительно К 1. v = v + v (1) 2. Чтобы найти r(t) надо проинтегрировать (1) по времени. Перепишем в виде: v Z K v X Y t = t Y X Z K dr/dt = dr/dt + v, dr = dr + vdt интегрируем от 0 до произвольного момента времени t t t dr(t) = dr(t) + v dt. 0 0 0 Имеем r = r + vt. Здесь vt - линейно зависящий от времени радиус-вектор штрихованной системы координат относительно начала не штрихованной. 3. Чтобы найти ускорение, надо провести дифференцирование (1) по времени dv/dt = dv/dt + d/dt(v) = dv/dt так как v = cst a = a То есть ускорение одинаково в этих двух системах отсчета. Заметим, что если бы скорость v была функцией времени, то системы координат не были бы взаимно инерциальны. 4. Поведение импульса. Образуем формулы для импульса в К и К системах p =mv, p = mv = m(v + v) = mv + mv = p + pv 2. Сила F = ma, F = ma = ma = F F = F То есть, во всех инерциальных системах отсчета инвариантен второй закон Ньютона. § 4 Центр инерции системы тел. Теорема о движении центра инерции. Закон сохранения импульса Центром инерции (или центром масс) системы тел мы будем называть точку, определяемую, например, радиус-вектором R: R = mi ri / mi - суммирование производится от i=1 до i=n – произвольного натурального числа R - радиус-вектор (координаты) центра инерции, mi - масса i-й частицы, ri -радиус-вектор i-й частицы. Так как масса аддитивна, то N n mi = m -масса всей системы mR = mi ri i=1 i=1 (*) Z ri R mi Y X 1. Найдем первую производную от (*) по времени m dR /dt = mi dri/dt m V = m vi P = pi (**) Результат такой, что импульс центра инерции, P, равен сумме импульсов, pi, частиц, составляющих систему. 2. Теорема о движении центра масс. Найдем вторую производную от последнего выражения (**). n dP/dt = dpi /dt ;

dP/dt = F. i=1 Здесь F - суммарная сила, которую можно представить как сумму сил внутренних и внешних. nn m F = Flk + Fj k=1 l=1 j=1 Переберем все пары сил Flk, чтобы найти сумму внутренних сил взаимодействия между частицами, составляющими тело. Тогда, поскольку согласно третьего закона Ньютона все Flk + Fkl = 0, то каждой силе найдется равная ей по величине и противоположная по направлению противодействующая сила для любой пары частиц. Внешняя же сила приложена к центру инерции тела, следовательно Fj = Fвнеш = m a ц..и. Вывод: (теорема о движении центра масс). О центре масс можно говорить как о материальной точке, масса которой равна массе всего тела, и рассматривать движение этой материальной точки вместо движения всего тела в целом. 3. Закон сохранения импульса Пусть сумма всех внешних сил равна нулю Fвнеш = 0 dp/dt =0 p = cst (t). Если сумма внешних сил действующих на систему равна 0, то импульс центра инерции системы есть величина постоянная, не меняется со временем, то есть mv =cst, откуда следует, что и скорость центра инерции также является константой по времени. Закон сохранения импульса в механике - важнейший закон физики в целом. Запишем для замкнутой системы частиц pi = cst Для двух взаимодействующих частиц в любые моменты времени p1 + p2 = p1 + p2 = p1 + p2 =... = cst. Отметим в заключение и забегая несколько вперед, что законы сохранения проистекают из: Однородности времени - закон сохранения энергии. Однородности пространства - закон сохранения импульса. Изотропии пространства - закон сохранения момента импульса.

§ 5 Работа. Кинетическая энергия. Закон сохранения кинетической энергии. Мощность Понятие работы максимально приближает нас к реальной практической жизни. В дальнейшем только через работу мы сможем понимать смысл многих физических величин и в частности энергии во всех ее проявлениях. По определению r2 A = Fdr r1 A = Fs = Fs Cos(F^s) (при F = cst) F r r1 r2 r s A = F r = F проекция (г) = г проекция.r( F) = F r Cos (F^r). В пределе dA = F dr, при этом полагаем dsdr. Пусть F = cst A = F (r2 - r1) = F r, [А] = Н м = Дж. Пример: Работа упругой силы F 1 2 2 2 2 2 A = F dx;

F = -kx, [k] = Н/м, A = - kx dx = - kx /2| = - kx22/2 + kx12/2 1 1 1 Выбором начала отсчета обнуляем одно слагаемое (x1 = 0), а тогда опускаем индекс A = - kx2/2 О кинетической энергии Заметим, что, так как v = dr/dt и F = dp/dt dr = vdt и dp = Fdt, то dA = Fdr = F vdt = (dp)v = (mdv)v = d(mv2/2). T = mv2/2 называют кинетической энергией тела массы m, движущегося со скоростью v. Совершаемая работа здесь определяется изменением кинетической энергии тела. Если совершаемая работа равна нулю, то кинетическая энергия тела остается постоянной dA = 0, d(mv2/2) = 0 mv2/2 = Т = cst В этом смысле можно говорить о законе сохранения кинетической энергии. О мощности N = dA/dt, [N] = Дж/с = Вт. N = Fds/dt = Fv Пусть масса является функцией времени (например, в смысле релятивизма). Вычислим при этом условии кинетическую энергию. Дифференциал импульса в этом случае имеет вид: dp = d(mr v) = d[mv/(1-v2/c2)1/2] = mdv/(1-v2/c2) + mv d[(1-v2/c2)-1/2] = m dv/(1- v2/c2) – (Ѕ)m v(1-v2/c2)-3/2(-1/c2)dv2 = m dv(1-v2/c2)-1/2 + mvdv2/2c2(1-v2/c2)-3/2. Vdp = mv dv/(1-v2/c2)1/2 + mv2dv2/2c2(1-v2/c2)3/2 = dv2/2(1-v2/c2)1/2 + v2dv2/2c2(1- v2/c2)1/2 (1-v2/c2) = [mdv2 (1-v2/c2) +(1/c2)mv2dv2]/2(1-v2/c2)3/2 = mdv2/2 (1-v2/c2)3/2.

Интегрирование проведено из состояния 1 в состояние 2. Таким образом, для релятивистской кинетической энергии получено выражение 2 A = v dp = mdv2/2(1-v2/c2)3/2 = (-mc2/2)d(1-v2/c2)/1-v2/c2)3/2 = 1 = mc2/(1-v2/c2)1/2| = mrc2| = (mrc2) = T2 - T1.

Tr = mrc2 = mc2/(1-v2/c2)1/2. Заметим, что разложением в ряд Тейлора из этого выражения можно получить более привычное для нас нерелятивистское приближение. Предварительно вычтем из релятивистского значения кинетической энергии массу покоя частицы E = mc2, имеем T = mc2[(1-v2/c2)-1/2 - 1] = mc2[1 + v2/2c2 +... -1] = mv2/2, ((1±)n = 1 ± n±..., «1).

§ 6 Единицы измерения механических величин [r, x, y, z, s] = м, [t] = c, [m] = кг, [v] = м/с, [a] = м/с, [p] = кг м/с, [F] = кг м/с2 = Н, [A] = [T] = кг м2/с2 = Н м = Дж. Пико нано микро милли санти деци 10-12 10-9 10-6 10-3 10-2 10-1 Мега Гига Тера 106 109 1012 дека гекто кило 10 102 Приставки, которые чаще всего встречались автору в его работе: 1 пФ 1 нм 1 мкм 1 мм 1 дм 1 гПа 1 кг 1 кВт 1 МВт пикофарада нанометр микрометр миллиметр дециметр гектопаскаль килограмм киловатт мегаватт 1 ТОм 1 ГОм 1 пс 1 мкс 1 мс 1 мА 1 мкА 1 мВ 1 км ТераОм ГигаОм пикосекунда микросекунда миллисекунда миллиампер микроампер милливольт километр § 7 Консервативные и не консервативные силы В физике (и в частности в механике) консервативными называют силы, работа которых по любому замкнутому контуру равна нулю.

Электрический заряд +++ ЗЕМЛЯ РАКЕТА ° ° Земля Однородное электрическое поле Е Запишем аналитически определение консервативной силы A = Fds = 0, где - обозначение интеграла по замкнутому контуру L L Криволинейные интегралы вида: Fds, где F - произвольный вектор, L а ds - элемент контура общей длины L, называют циркуляцией вектора F по замкнутому контуру L.

L d d ds F Следствие. Работа консервативных сил по перемещению тела из произвольной (·) 1 в (·) 2 не зависит от формы траектории и определяется только начальным и конечным положением тела. К таким силам относятся, например, сила тяжести, сила Кулона, сила упругости. Силы, не имеющие обсуждаемого свойства, относятся к неконсервативным силам. Пример 1: диссипативные силы - трения и сопротивления, как это происходит, если тянуть тело по поверхности Fсопр.

ds Здесь dA = Fds = Fds Cos = -Fds, то есть работа совершается против сил трения. Ракета, взлетающая с поверхности Земли находится как в поле консервативных так и в поле диссипативных сил (сил по преодолению сопротивления атмосферы). О трении качения в сравнении с трением скольжения.

Fтр Атгезия почти в точке Fтр Атгезия по поверхности Атгезия сцепление (склеивание, слипание) тел, обусловленное межмолекулярным и межатомным электромагнитным взаимодействием. Пример 2. Гироскопические силы: центростремительная сила, магнитная составляющая силы Лоренца. Для них всегда Fds A = F ds Cos/2 = 0 FЛ = q v B Sin(B^v) r r r ds r r v r r r r r (B) r r r r r r r r r FЛ Fцс = maцс Fцс § 8 Потенциальная энергия. Закон сохранения полной механической энергии ds FF Мы говорили о работе как об изменении кинетической энергии тела. В этом смысле определение работы достаточно общо. Рассмотрим систему тел, в которой действуют только консервативные силы. Для них работа зависит лишь от координат, иначе говоря только от положения начальной и конечной точки рассматриваемого тела (или системы тел). Тогда в отношении работы, совершенной при перемещении тела из (·) 1 в (·) 2 в поле консервативных сил, можно записать A12 = A02 - A01 = (пере обозначим A01U1 и A02 U2) = U1 - U2 = -U. Следовательно, работа и вновь введенная физическая величина находятся в отношении: A = - U Здесь U = U(r) - функция только координат. Она называется потенциальной энергией. Потенциальную энергию отсчитывают от начала координат, которое выбирается произвольно для каждой конкретной задачи -U = AO2 - AO1 = AO2 - AO1 = cst Примеры расчета потенциальной энергии для разных полей. 1.Поле силы тяжести P = mg.

dA = Fds = P dx = -mg dx. Знак минус появляется, так как работа совершается против сил поля, а ускорение свободного падения, g, и возрастание координаты, x, направлены навстречу друг другу. В этом случае h dU = -dA = m g dx U = m g dx = m g h x g h 1. Энергия растянутой пружины F = - kx dU = - dA = -Fdx = kx dx x 0 x x x 2 U = kx dx = kx /2| = kx2/2 0 Если опустить штрих у x, имеем выражение в общем виде U = kx2/2. Наглядную модель растянутой пружины можно распространить на любые деформируемые упругие твердые тела. 3. Поле гравитации F = G M m /r2.

d re = d r 0 e r F = Fe e r r r A = Fdr = e e(GM m/r2)dr = GM m/r U = - GM m/r. На бесконечности потенциальная энергия принимается равной нулю. При этом на бесконечности (относительно большом расстоянии) по отношению к силовому притягивающему центру она максимальна. Следовательно, при любом другом положении она меньше, чем ноль, то есть отрицательна. Закон сохранения полной механической энергии. Рассмотрим поле центральных сил (пусть силовой центр для определенности будет притягивающим). Будучи предоставлено самому себе ранее, и оказавшись в разное время последовательно в двух произвольных точках (1), а затем (2), тело должно иметь как кинетическую, так и потенциальную энергии по (2 ) F2 F1 (1 ) отношению к н еки й ц ен тр си ловая 2 2 данному T 2 v 2 T 1 v 1 линия притягивающему U 2 r2 U 1 r1 (либо к отталкивающему) центру. Тогда: A12 = T2 - T1, v2>v1 и A12 = U1(r1) - U2(r2), (r2

§ 9 Связь силы и потенциальной энергии (в поле консервативных сил) Как сила так и энергия - обе являются функциями координат в полях центральных сил F = F ( r ), U = U ( r ). Имеем dA = Fdr = Fx dx + Fy dy + Fz dz = - dU, при этом потенциальная энергия, U, является скаляром, зависящим в общем случае от всех трех координат x, y, и z. Произведения компонентов векторов обозначим в виде Fx dx = -dU|y, z = cst, Fy dy = -dU|x, z = cst, Fz = -dU|x, y = cst, тогда компоненты силы представляют собой производные вида Fx = - U/x, Fy = -U/y, Fz = -U/z. Здесь вычисляются производные только по одной из трех переменных, так называемые частные производные, две другие переменные считаются константами как параметры. С помощью этих компонентов можно записать вектор силы F = Fxi + Fyj + Fzk = -((U/x) i + (U/y) j + (U/z) k) = -(/x) i + (/y) j + + (/z) k)U, но ((/x)i + (/y)j + (/z)k) =, тогда в краткой записи имеем F = -U - grad U. Значок - набла, или аббревиатура grad - градиент означают, таким образом, сумму частных производных, помноженных на орты декартовой системы координат (градиент можно записать и в любой другой системе координат), а физически это означает направление максимального изменения функции, в данном случае потенциальной энергии U. Заметим, что dU = (U/x)dx + (U/y)dy + (U/z)dz является полным дифференциалом потенциальной энергии. [U/x] = Дж/м=Н Закон сохранения энергии и однородность времени Покажем аналитически, как однородность времени приводит к закону сохранения энергии. С одной стороны имеем A12 = T2 - T1, (*) с другой стороны A12 = Fdr = -[(U/x)dx + (U/dy)dy + (U/z)dz] = -dU Теперь пусть U* зависит и от времени, тогда dU* = (U/x)dx + (U/y)dy + (U/z)dz + (U/t)dt. Итого получили A*12 = -(dU + (U/t)dt). В данном случае система находится в силовом поле других тел, которое меняется во времени. Работу А12 можно получить, если вычесть из полного дифференциала U* слагаемое зависящее от времени A12 = - (dU* - (U/t)dt). Сопоставляем последнее выражение с выражением для работы через кинетические энергии (*) T2 - T1 = U1* - U2* + (U/t)dt (T2 + U2*) = (T1 + U1*) + (U/t)dt Очевидно, что для выполнения закона сохранения полной энергии необходимо равенство нулю последнего интеграла. Отличие его от нуля означало бы, что система предполагается незамкнутой. Наша система замкнутая (точнее квазизамкнутая) и протекание процессов в ней от времени не зависит, поэтому последнее слагаемое равно нулю. Однородность времени означает следующее. Если замкнутую систему поставить в совершенно одинаковые условия в два произвольные моменты времени, то начиная с любого из этих двух моментов все явления в системе будут протекать совершенно одинаково. (Будет совершаться одинаковая работа, и сохраняться полная энергия). Замечание: вопрос о том надо ли всю Вселенную считать замкнутой или не замкнутой системой, по-видимому, пока остается открытым. Части вселенной: Солнечную систему, Галактику можно считать в известном смысле квазизамкнутыми.

§ 10 Момент силы. Векторное произведение Динамика = кинематика + масса, m F (появление массы приводит к появлению силы). Наглядным примером понятия момента силы может служить следующая схема, в которой направление силы и плеча взаимно перпендикулярны.

F l M = l·F F - сила, l - плечо, M - момент Момент силы в общем случае - вектор (точнее псевдовектор). Для более полного определения момента силы (иногда говорят: «момент вращения» или «вращательный момент») математика предоставляет нам векторное произведение векторов. M = rF;

|M| = r F Sin O F M A Момент О относительно точки r O M F Момент O r относительно оси r OO M Вид сверху (относительно оси) F Величина момента=площади параллелограмма F OO r Sпаоралл. = 2 (1/2)rFSin FSin M всегда перпендикулярен плоскости, в которой лежит параллелограмм. М также как r и F вектор и как вектор записывается через компоненты и обладает всеми свойствами векторов M = Mx i + My j + Mz k. О векторном произведении векторов с = ab c плоскости, в которой находятся вектора a определению равна с = a b Sin (a^b) причем, направление вектора следовательно ab = - ba с определяется по правилу правого винта, и b и его величина по -c c b a 1. 2.

b a ab = c c ba = c = -ab Свойство ab = -ba называется антикоммутативностью Применим свойство антикоммутативности и определение величины для векторного перемножения ортов декартовой системы координат, имеем 3.

ii = jj = kk = 0.

k j i На рисунке показано положительного знака направление поворота ik =-j, ij = k ji =-k, jk = i ki = j, kj =-i. Тогда имеем для векторного произведения двух векторов ab = (axi + ayj + azk)(bx i + by j + bz k) = = (ay bz - az by)i + (az bx - ax bz)j + (ax by - by ax)k Второй способ нахождения результирующего вектора при векторном перемножении векторов заключается в составлении определителя вида i j k ax ay az bx by bz Действуя по мнемоническому правилу можно получить компоненты вектора с как произведения двух других векторов a и b. с = aхb = i (ay bz - az by) + j (az bx - ax bz) + k (ay bx - ax by) cx cy cz Для момента импульса имеем i x Fx j y Fy k z Fz M = rF = i (y Fz – z Fy) + j (z Fx – x Fz) + k (x Fy - y Fx). Численно модуль момента силы M ( M2 = Mx2 + My2 + Mz2), или как иногда пишут вращательного момента, равен площади параллелограмма со сторонами r и F.

§ 11 Момент импульса. Закон сохранения момента импульса По определению момент импульса равен (для одной частицы) L = rp = m rv, L = r p Sin (r^p) O r m O v Возьмем первую производную по времени от момента импульса dL /dt = (dr/dt)p + r(dp/dt) = vmv + rF = (т.к. vv =0 ) = M. (Здесь вычисляется производная от произведения двух функций согласно правилу и с сохранением векторного произведения) Получили равенство dL/dt = M. Налицо аналогия со вторым законом Ньютона (dp/dt = F). Таким образом, мы как бы обобщили, перенесли формулу второго закона Ньютона на произвольное вращательное движение. Рассмотрим систему частиц. Тогда имеем по принципу суперпозиции для момента импульса и момента силы L = Li и M = Mi Возьмем первую производную по времени от момента импульса для системы частиц dL/dt = Mi = Mlk + Mj i l, k j Здесь моменты сил представлены в виде моментов внутренних и внешних. Индексами l, k обозначены моменты внутренних сил, а индексом j - моменты внешних сил. Согласно третьему закону Ньютона сумма моментов внутренних сил должна быть равна нулю так как M lk = - M kl и тогда dL/dt = M внешн. сил Сформулируем полученное равенство. Производная по времени от суммарного момента импульсов системы частиц равна сумме моментов внешних сил, действующих на эту систему. Пусть система замкнута и сумма внешних сил действующих на систему равна нулю (здесь она может быть и не обязательно замкнута, силы могут быть и скомпенсированными, но мы для надежности полагаем ее замкнутой, чтобы различать два эти случая),тогда dL/dt = 0 L = cst. Для замкнутой системы тел всегда момент импульса есть константа. Здесь сформулирован закон сохранения момента импульса системы тел. Замечание. Рассмотрим поле центральных сил F = f ( r ) r/r центр r/r - орт F тело dL/dt = M внешн.сил = rF = r f (r )r/r = (так как rr0) 0 L =cst То есть, для центральных сил момент импульса всегда сохраняется в силу особенности самих центральных сил. Наряду с законами сохранения импульса и энергии, закон сохранения момента импульса является важнейшим из фундаментальных законов физики.

pi = cst - однородность пространства, Ti + Ui = Е =cst - однородность времени, Li = cst - изотропность пространства § 12 Момент импульса относительно неподвижной оси. Момент инерции твердого тела Модель абсолютно твердого тела определяется как система связанных частиц с неизменными расстояниями между ними Мы имеем формулу момента импульса для вращения твердого тела (системы частиц) относительно произвольной точки L = rp = m rv.

Ось Z vi Li hg i ц.м.

Liz Ri i ri mi L iz /Li = Ri/ri = = Cos i Ri = ri Cos i Рассмотрим вращение твердого тела вокруг неподвижной оси. Ось для надежности “зажата” в шарнирах.

Тогда модуль вектора L для i -й точки запишется в виде Li = mi ri vi = mi ri Ri. L, v, r - тройка взаимно перпендикулярных векторов, объединяемая векторным произведением. Отступление-ретроспектива: Было произвольное вращение и поступательное движение одновременно. Мы а) совместили равномерное движение центра масс тела с началом инерциальной системы отсчета, движущейся с той же самой скоростью - таким образом мы оказались в неподвижной системе отсчета;

б) вращение относительно осей x, y и z, вообще говоря, осталось произвольным;

в) после этого мы зафиксировали ось и оказались в модели вращения вокруг неподвижной оси - это так называемое плоское вращение, при котором любая точка тела описывает окружность.

Z Z Y Y O X Точку О совYfmj местим с центром масс X Найдем проекцию момента импульса L на ось z, имеем L i z = mi ri Ri z Cos i = mi Ri2 z. Просуммируем по всему телу (здесь уместно вспомнить о квантовом характере устройства материи и непрерывном континууме лишь как об удобной модели для математических расчетов с применением интегрирования ) L z = L iz = z mi Ri2 (z =cst) Здесь Lz и z направлены вдоль оси z. mi Ri2 = Ii и называется моментом инерции материальной точки, а I = mi Ri2 – - моментом инерции тела в целом. Размерность момента инерции [I] = кг м2. Окончательно имеем Lz = I Возвратимся к вращению относительно точки. В этом случае - мгновенное значение угловой скорости - ось вращения все время меняет свое положение в пространстве.

vi (t) ri vi ri O O vi i ri - в произвольные моменты времени Li = mi rivi = mi ri(ri) = mi [ (ri ri) - ri (ri)] ( * ) Здесь применено соотношение известное в векторной алгебре под названием “BAC - CAB” ("бац минус цаб") a(bc) = b(a c) – c (a b), которое проверяется прямым вычислением. Распишем на компоненты каждый из векторов в ( * ) = x i + y j + z k, ri = xix + yiy + ziz, ri= x i + y j + z k. Тогда компоненты вектора момента импульса имеют вид L xi = mi [xri2 - xi (xi x + yi y +zi z)], L yi = mi[yri2 - yi (xi x + yi y + ziz)], L zi = mi[zri2 - zi (xi x + yi y + zi z)]. Просуммируем компоненты момента импульса, сгруппировав их предварительно с учетом постоянных по величине - x, y и z.

I xx I xy I xz 2 2 L x = x mi(ri - xi ) - y mi xi yi - z mi xi zi, I yx I yy I yz 2 2 L y = - x mi xi yi + y mi (ri - yi ) - zmi yi zi, I zx I zy I zz L z = - x mi xi zi - y mi yi zi + z mi (ri2 - zi2). Таким образом, вектор момента импульса не представим в виде совокупности трех компонент. Эти компоненты сами выражаются через другие величины компоненты моментов инерции. Чтобы описать инвариантным образом по отношению к декартовой системе координат произвольное вращение твердого тела, запишем L x = I xx x + I xy y + I xz z L y = I yx x + I yy y + I yz z L z = I zx x + I zy y + I zz z. Получилось симметричное выражение, для которого совокупность вида I xx I I yx Izx I xy Iyy Izy I xz Iyz Izz называется тензором 2-го ранга. В этой классификации вектор - тензор первого ранга, а скаляр - тензор нулевого ранга. Тензор I называется тензором инерции. Чтобы вычислить весь тензор, необходимо вычислить все его компоненты. Рассмотрим одну из них I xx = mi (ri2 - xi2) От суммы можно перейти к интегралу, чтобы воспользоваться континуальным методом расчета dI xx = dm (ri2 - xi2) = (ri2 - xi2) (x,y,z) dV здесь dm = dV, -плотность тела, V- его объем;

кроме того помним, что r - x2 = x2 + y2 + z2 - x2 = y2 + z I xx = (x,y,z)(y2 + z2)dV. V Индексы при переходе к интегрированию можно опустить. Заметим, что в нашем тензоре I xy = I yx = I1, I xz = I zx = I2, I zy = I yz Такие тензоры называются симметричными. Для него можно рассчитывать меньшее количество компонентов I xx I1 I2 I1 I yy I3 I2 I3 I zz Обратимся вновь к вращению относительно оси. При этом L z = I. Пусть L z L, а (ее направление) совпадает с L. (I – постоянная величина для каждого конкретного тела вращения) M = L/dt, L = I M = I d/dt = I d2/dt2 = I. Момент инерции каждого тела известной формы рассчитывается и табулируется. Рассчитаем работу, мощность и кинетическую энергию тела при вращении относительно оси dA = F ds = (ds = R d) = F R d = M d 2 A = M d 1 N = dA/dt = M d/dt = M K i = mivi2/2 = mi (Ri)2/2 = (miRi2/2) 2 = Ii2/2;

K вращ = K i = I2/2 = L2/2 = L2/2I. при этом К полн. = К пост. + К вращ..

§ 13 Неинерциальные системы отсчета 13.1 Центробежная сила инерции F пружины = - m 2R F ц.б. = m2R (F m2R) v цб = mv2/R = mv = R r Fц.б.

Если положение тела в пространстве описывать с помощью радиус-вектора r, то необходимо прибегнуть к векторному произведению F ц.с. = -F ц.б. = mv (F = m а ц.б.) v v r w r v = r = - r, Fц.б. = m [(r)], где r = -v Fц.с. = m[(r)].

13.2 Сила Кориолиса Рассмотрим вращающуюся систему отсчета, в которой и относительно которой тело движется с заданной скоростью. Такая система отсчета является неинерциальной, тогда v - скорость тела относительно вращающейся системы отсчета v - скорость тела относительно неподвижной системы отсчета - угловая скорость вращения системы отсчета Сила, действующая на тело относительно неподвижной системы отсчета должна рассчитываться следующим образом: F инерции = m а n = mv2/R = m (v + R)2/R = mv2/R + 2mv + m2R F = mv2/R - сила, действующая на тело относительно вращающейся системы отсчета Fk = 2mv - сила Кориолиса = cst Fr F ц. б. = m2R - центробежная сила (относительно неподвижной системы отсчета) Сократим на массу и получим выражение для ускорения относительно неподвижной - инерциальной системы отсчета.

v a инерциальной = a в + 2v + (R) a инерциальной - ускорение относительно инерциальной (неподвижной) системы отсчета a в - ускорение во вращающейся (относительно вращающейся) системе отсчета v = (R) - центростремительное ускорение 2v - ускорение Кориолиса Для сил соответственно будет F инерциальной = F в + F к + F ц.б. Таким образом, сила Кориолиса реальна с точки зрения неподвижной (инерциальной) системы отсчета и возникает, то есть действует на тело в тех случаях, когда это тело находится в неинерциальной системе и ему сообщают некую скорость в этой неинерциальной системе отсчета.

§ 14 Гироскопы Гироскопом называется массивное симметричное тело вращающееся вокруг оси симметрии. Здесь мы имеем дело с неинерциальной системой отсчета. Для такого тела момент импульса вычисляется по формуле: L = I O F1 L O M (F1F2) O O O F2 O ОО - ось в плоскости чертежа, ОО - также ось в плоскости чертежа, ОО - ось перпендикулярная плоскости чертежа, F1, F2 - пара сил перпендикулярных плоскости чертежа. 1. В начале ось ОО неподвижна и тело вращается со скоростью около ОО, L = I 2. Пусть - вынужденный поворот (с этой скоростью) оси ОО вокруг оси ОО под действием пары сил F1 и F2, причем так, что «, и при этом поворот столь мал, что направление момента L и частоты будем считать совпадающими. 3. Анализируем, что произойдет с появлением пары сил F1,F2. M = rF, dL/dt = M dL = M dt (L = Mt), то есть направления M и L совпадают. В результате вышло так, что L и L имеют различные направления. Тогда L = L + L L - результирующее направление момента импульса совпадает при этом с новым направлением оси гироскопа, а, таким образом, и с, так как угол отклонения задан актуально маленьким. Вывод: при попытке повернуть ось гироскопа вокруг оси ОО мы получаем приращение L момента импульса перпендикулярное направлению приложенных сил O L L F1 M O O F2 O L O O ГЛАВА 3 СПЕЦИАЛЬНАЯ ТЕОРИЯ ОТНОСИТЕЛЬНОСТИ § 1 Постулаты специальной теории относительности деи специальной теории относительности (СТО) были изложены впервые в статье А. Эйнштейна в 1905 г “К электродинамике движущихся тел”. СТО разработана для инерциальных систем отсчета. Сформулируем два постулата, на которых основана специальная теория относительности:

И 1.Принцип относительности Законы природы одинаковы во всех инерциальных системах отсчета (это приводит к тому, что эталоны длины одинаковы и отсутствует понятие одновременности событий - и то и другое относительно по отношению к данной инерциальной системе отсчета). 2.Факт предельной скорости распространения взаимодействий Существует предельная скорость распространения взаимодействий скорость света в пустоте (вакууме), и она не зависит от инерциальной системы отсчета, то есть одинакова во всех инерциальных системах отсчета О втором постулате i. Существует максимально возможная в природе скорость. ii. Это скорость света в вакууме с = 299792458,0 ± 1,2 м/с 3 108 м/с (по измерениям независимо длины волны и частоты в 1972г), ошибка 105 нм, видимый свет 1 мкм = 1000 нм. iii. Она, эта скорость, одинакова в любой инерциальной системе отсчета. Впервые проблема возникла, когда Максвелл и Лоренц (датский) написали уравнения электродинамики, в которые вошла скорость электромагнитного взаимодействия (скорость света). Она не должна была быть равной бесконечности. В современной экспериментальной физике неизвестна скорость большая, чем скорость света в пустоте - предельная скорость взаимодействий. Классическая механика основана на преобразованиях Галилея, в которых v = v ± v. Согласно же новым постулатам получается, что с = с + v = с с = с (?). Это утверждение нетривиально и требует основательного обоснования. Рассмотрим эксперимент Майкельсона - Морли. Схема опыта:

Зеркало С v З ем л и l И сточн и к света П о л у п р о зр ач н ая п ласти н а l Здесь и н терф ерен ц и я Зеркало Е Вокруг установки находится “неподвижный эфир”, а установка движется вместе с Землей со скоростью v Земли. По тем временам поиски неподвижного эфира эквивалентны ныне поискам неподвижной системы отсчета. Формулировка какого-либо закона, зависящего от скорости, не остается инвариантной по отношению к инерциальным системам координат. Тогда когда a и F, к примеру, - инвариантны, будучи выраженными в другой системе координат (по Галилею). В связи с этим основные законы электродинамики и, в частности, оптики перестают быть инвариантными по отношению к группе Галилеевых преобразований, так как эти законы зависят от скорости распространения света. Люди будучи идеалистами придумали эфир, как носитель света. Итак, прибор вместе с Землей движется относительно неподвижного эфира. Ход лучей либо, либо || по отношению соответственно к зеркалам С и Е. Если разность фаз - го и || - го лучей в точке интерференции не измениться, то на интерферометре должно получиться усиление света.

К чему приведет расчет, если учитывать неподвижный эфир? Подсчитаем время прохождения через эфир лучей света перпендикулярных (к зеркалу С) и параллельных (к зеркалу Е) направлению перемещения экспериментальной установки (Земли по отношению к эфиру) со скоростью с туда и обратно. 1. || (к зеркалу Е) t1- время туда, t2 - время обратно v Земли v сt1 = l + vt1 t1 = l/(c-v), ct2 = l - vt2 t2 = l/ (c+ v) t1 + t2 = [l(c+ v) +l(c - v)]/(c2 - v2) = 2lc/(c2 - v2) = (2l/c)/(1 - v2/c2) 2. (к зеркалу С) Можно было бы рассудить проще. t3 - время туда и обратно считать одинаковым, тогда 2t3 = 2l/c. Если же учесть движение в эфире, то получим треугольник для хода лучей света до зеркала С и обратно ct3 l vt (ct3)2 = l2 + (vt3)2 t32(c2 - v2) = l2 t3 = l / (c2 - v2)1/2, 2t3 = (2l/c) / (1 - v2/c2). То есть, времена t1 + t2 и 2t3 различаются, следовательно лучи не обязательно должны приходить в фазе в точку интерференции и давать усиление. Эксперименты при всех вариациях давали только усиление света. Следовательно, не было обнаружено преимущественной системы отсчета неподвижного эфира, например, и следовательно соблюдается принцип относительности для скорости света - в разных инерциальных системах отсчета она одинакова и с = с + v = с. Назовем другие эксперименты, выполненные с той же целью. 1. Кеннеди, Торндайк 1932г. На интерферометре Майкельсона проводились непрерывные измерения в течение полугода тогда, когда Земля переходила в диаметрально противоположную точку своей орбиты.

2. Бонч-бруевич, Молчанов 1956г. Скорость света от левого и правого краев Солнца (V Обе скорости совпали с точностью до 20% отн.

= 2,3·2 = 4,6 км/с).

3. Саде. Опыт на – квантах. Описан в статье Phys. Rev. Letters, 10, 271, 1963г Движущийся изотоп С12 со скоростью 0,5с и неподвижный О16 излучают на наблюдателя. В обоих случаях скорость света с точностью до 10% оказалась одинаковой.

§ 2 Преобразования Лоренца (1904г) Излагается по сборнику статей А. Эйнштейна "Физика и реальность". ““О специальной и общей теории относительности”, общедоступное изложение, приложение 1, простой вывод преобразований Лоренца”. Дано: с = cst + принцип относительности (в каждой системе отсчета все происходит одинаково). Система К движется равномерно и Прямолинейно относительно К вдоль оси x со скоростью v. В начальный момент системы К и К совпадают. Найти: зависимости x (x, t) и t (x, t) y, y t =0, x = 0 x = y K y K y =y z = z x, x z, z x, x z z Лучи света движутся слева направо и в обратном направлении относительно К и К. Они пройдут в этих системах расстояния соответственно ct и ct. 1. В положительном направлении оси x x = сt, x – сt = 0 и x = сt, x - сt = 0 осуществим связь систем через параметр x - ct = (x - ct) 2. В отрицательном направлении оси x -x = ct, x +ct = 0 и -x = ct, x + ct = 0 также осуществим связь через параметр x + ct = µ (x + ct) Получили систему двух уравнений, выражающих штрихованные (искомые) координаты через не штрихованные координаты, которые даны по условию x - ct = (x - ct) x + ct = µ(x + ct). Здесь предполагаем, что преобразования линейны, то есть коэффициенты и µ не являются какими-либо сложными функциями координат и времени (время можно считать одной из координат - четвертой для 3-х мерного пространства), так как пространство и время однородны, Решим систему относительно штрихованных координат. Для этого сложим и вычтем уравнения друг из друга. Вспомним, что наша цель - определить неизвестные коэффициенты как параметры, которые в дальнейшем позволят нам записать формулы преобразований координат. Сложим ( + ) 2x = (x - ct) + µ(x + ct) 2x = x - ct + µx + µct 2x = x( + µ) – ct( - µ) ( +µ)/2 = a, ( -µ)/2 =b x = ax – bct. Вычтем ( - ) - 2ct = (x - ct) - µ(x +ct ) -2ct = x - ct - µx - µct 2ct = ct( + µ) - x( - µ) ct = a ct - bx x = ax – b ct ct = a ct - bx (1) (2) С этого момента для определения параметров а и b используем следующие начальные и граничные условия: 1. Из ( 2 ) t = 0, act -bx = 0 t = bx/ac 2. Из ( 1 ) x = 0, ax – b ct = 0 x =bct/a = vt, здесь v= bс/a - скорость движения системы координат К относительно К 3. Из ( 1 ) t = 0, x = ax, x =x/a Рассмотрим уравнение (1), имеем: x = ax – b ct = (используем начальное условие 1.) = ax – bc bx/ac = (используем дважды начальное условие 2.) = ax – v bx/c = ax – v (bx/c)(ca/ac) = ax – v (bc/a)(a/c2)x = = ax - v2ax/c2 = ax(1 - v2/c2). Получена связь штрихованной и не штрихованной координаты. В качестве второго уравнения берем начальное условие 3. x = ax (1 - v2/c2) x = ax Получили систему, решение которой зависит от параметра а. Согласно принципа относительности, единица длины в обеих системах независима и равна, к примеру, 1 м, то есть с равным основанием x = 1м и x = 1м x = x x = ax (подставим полученное выражение в первое уравнение системы), имеем x = a2x (1 - v2/c2). Отсюда и найдем коэффициент а, удовлетворяющий условию равноправия систем отсчета a = 1/ (1 - v2/c2)1/2. Чтобы найти b, вновь обратимся к граничному условию 2. v = bc/a b = v a/c b = (v/c)/(1 - v2/c2)1/2. Подставим выражения, полученные для а и b Имеем в систему уравнений (1), (2).

x = (x - vt)/(1 - v2/c2)1/2 t = (t - xv/c2)/(1 - v2/c2)1/2. Получили преобразования Лоренца для координаты и времени. Обратимся вновь к преобразованиям Галилея. Образуем интервал вида s2 = (x2 - x1)2 + (y2 - y1)2 + (z2 - z1)2 - c2(t2 - t1)2 Теперь образуем такой же интервал в штрихованной системе координат. Учтем при этом преобразования по Галилею x = x - vt, t = t, y = y, z = z s2 = (x2 - vt - x1 + vt)2 + (y2 - y1)2 + (z2 -z1)2 - c2(t2 -t1)2 = s2 То есть преобразования Галилея инвариантны при условии равенства времен. Проверим преобразования Лоренца. Опустим y и z координаты, так как они не преобразуются при замене координат (x2 - x1)2 - c2(t2 - t1)2 = [(x2 - vt2 -x1 +vt1)2 - c2(t2 -x2v/c2 - t1 + + x1v/c2)2]/(1 - v2/c2) = = [(x2 - x1)2 - 2(x2 - x1)(v t2 - vt1) + (vt2 - vt1)2 - c2(t2 - t1)2 + 2(t2 - t1)(x2v - x1v) 1/c2)(x2v - x1v)2]/(1- v2/c2) = [(x2 - x1)2(1 - v2/c2) - (t2 - t1)2(c2 - v2)]/(1 - v2/c2) = (x2 - x1)2 - c2(t2 – -t1)2.

Таким образом, преобразования Лоренца инвариантны и по отношению ко времени. Пусть x = x1, y = x2, z =x3, -c2t2 = x42. При таком выборе интервал можно записать в виде s2 = x12 + x22 + x32 + x42.

§ 3 Следствия из преобразований Лоренца: длины тел и промежутки времени о длинах тел x = x2 - x1 = [(x2 - vt2) - (x1 -vt1)]/(1 - v2/c2)1/2 Для сравнения длин тел совместим моменты времени, чтобы провести наблюдение одновременно, тогда t1 = t2 x = x/(1 - 2)1/2, = v/с Часто пере обозначают x = l0, x = l l = l0(1 - 2)1/2 l < l0 l0 называют собственной длиной, а l - длина по отношению к той системе отсчета, которая принята за неподвижную, и из которой ведется наблюдение за движущейся системой (иначе говоря: как длина видится из неподвижной системы в движущейся). Назовем ее кажущейся длиной. При этом говорят о сокращении длины. Кажущаяся длина меньше собственной, как это следует из формулы. О промежутках времени Чтобы проанализировать продолжительность промежутков времени, выразим в явном виде t через t и x x = (x - vt)/(1 - 2)1/2, t = (t -xv/c2)/(1 - 2)1/2 x = x(1 -2)1/2 + vt, t = t(1 - 2)1/2 + xv/c2 t = t(1 -2)1/2 + v/c2(x(1 - 2)1/2 + vt) t(1 - v2/c2) = (1 - 2)1/2(t + vx/c2) t = (t + vx/c2)/(1 - 2)1/2 Запишем длину не штрихованного временного интервала и учтем необходимость совместить концы координат, чтобы по ним замечать длительность промежутка времени: следовательно необходимо положить x1 = x2 t2 - t1 = [(t2 + vx2/c2) - (t1 + vx1/c2)]/(1 - 2)1/2 = (t2 - t1)/(1 - 2)1/2. Длительности записываются в виде t = t/(1 - 2)1/2. t называют собственным временем, а t - время по отношению к неподвижной системе отсчета (то есть как оно “видится” из неподвижной системы отсчета по отношению к движущейся) назовем кажущимся временем. В этом смысле говорят о замедлении времени. Кажущееся время больше собственного согласно формуле. Поскольку системы координат равноправны, то любая из них может “считать себя” неподвижной (лабораторной системой), а другую - движущейся. Расчет длин и промежутков времени ведется по формулам. Такова суть относительности. Физики, работающие на ускорителях, все свои расчеты производят по указанным здесь формулам. Для них это обычное дело. Так практика подтверждает объективность законов специальной теории относительности.

§ 4 Преобразования скоростей, импульса и энергии vx = dx/dt, vy = dy/dt, vz = dz/dt найдем дифференциалы от соответствующих преобразований Лоренца dx = (dx - vdt)/(1 -2)1/2, dy = dy, dz = dz, dt = (dt - vdx/c2)/(1 - 2)1/2 vx = (dx - vdt)/(dt - vdx/c2) vy = [vy(1 - 2)1/2]/(1 - vvx/c2) vz = [vz(1 - 2)1/2]/(1 - vvx/c2). y и z - компоненты скорости преобразуются нетривиальным путем из-за преобразований времени. В отношении преобразований времени, физик-теоретик из Германии Вольфганг Паули заметил, что “В высшей степени поразительной чертой преобразований Лоренца является то, что и временная переменная также преобразуется к новому значению”. Релятивистские ( от англ.- relative) значения для импульса и энергии выпишем без вычисления p = m0v/(1 -2)1/2 = mrv, E = m0c2/(1 - 2)1/2. Исключим скорость и найдем связь между энергией и импульсом p2(1 - 2) = (m0v)2, E2(1 - 2) = (m0c2)2 1 - 2 = (m0c2)2/E2 p2(m0c2)2/E2 = m0c2(1 - (1- v2/c2)) p2c2/E2 = 1 - (m0c2)2/E2 p2c2 = E2 - m02c4 E2 = p2c2 + m02c4. Кинетическую энергию выразим как разность между полной релятивистской энергией и энергией покоя частицы T = mrc2 - m0c2.

ГЛАВА 4 ВСЕМИРНОЕ ТЯГОТЕНИЕ § 1 Законы Кеплера н а основе многолетних наблюдений датского астронома Тихо Браге (15461601) немецкий ученый Кеплер сформулировал 3 закона.

1. (1609) Каждая планета Солнечной системы движется по эллипсу, в одном из фокусов которого находится Солнце. 2. (1609) Радиус-вектор планеты за равные времена описывает равные площади. 3. (1618) Квадраты времен обращений планет относятся как кубы больших осей эллиптических орбит, по которым они движутся вокруг Солнца. Ti2/Tk2 = ri3/rk3 r3/T2 = cst = K - постоянная Кеплера A A § 2 Силы, по закону обратных квадратов F 1 / r A A = r действующие Эти силы центральные, то есть направлены вдоль линий, соединяющих материальные точки (или, точнее, центры масс тел) и (или) силовые центры (1 ) O e r F r e r (2 ) = r/r F21 = (-/r2) (r/r) Перечислим законы, в которых силы подчиняются закону обратных квадратов. 1. Закон Кулона: || = q1q2/40 2. Закон всемирного тяготения: = m1m2 Вычислим потенциальную энергию -U = Fdr = - (dr/r2)(r/r) = - dr/r2 = /r +C, (r, U max = 0 C = 0) U = - /r Замечание.

Существует так называемое сильное ядерное взаимодействие. Для него потенциальная энергия подчиняется закону U яд.( r ) = - D e - r/r0 / r, r<< r атома, r0 = 2 10-13 см, D = 10-18 Эрг см = 10-27 Дж м Переменную для построения графика можно пере обозначить как r = 2 10-15x, тогда потенциальная энергия имеет вид U яд.(x) = - 5 10-13e-x x- 0 0 5 10 13. 5. 13. x. 1 ex 1 1.5 2 12 0 1 x 2 Очевидно, что эта зависимость сильнее, чем закон обратного квадрата, хотя по виду они похожи. § 3 Движение в центральном поле (задача двух тел). Секторальная скорость R центра масс = (m1r1 + m2r2)/(m1 + m2). Поместим начало отсчета в центр масс, тогда имеем m r ц ен тр масс О r m R центра масс = 0 m1r1 + m2r2 = 0. Пусть О r = r2 - r1. Будем рассматривать поступательное и вращательное движение системы r2 = r + r1 m1r1 + m2(r + r1) =0 r1 = - m2r/(m1 + m2) r2 = m1r/(m1 + m2). Запишем кинетическую и потенциальную энергию для двух частиц в преобразованной системе координат в центральном поле. U = U( r ) T = (m1/2)(dr1/dt)2 + (m2/2)(dr2/dt)2 = = (m1/2)[m2/(m1 + m2)]2(dr/dt)2 + (m2/2)[ m1/(m1 + m2)]2(dr/dt)2= = [m1m2/2(m1 + m2)](dr/dt)2 = (m/2)(dr/dt)2, где m =m1m2/(m1 + m2). Таким образом, задача сводится к задаче о движении одной частицы в потенциальном поле. Обратимся к описанию движения одной такой частицы во внешнем поле, где потенциальная энергия есть функция расстояния до центра. То есть частица находится в центральном поле. Для нее справедлив закон сохранения момента импульса L = rp = cst Это означает, в частности, что L все время лежит в одной плоскости (частица падает, например, на притягивающий центр по прямой). Рассмотрим сектор как криволинейный треугольник. Запишем импульс и момент импульса в полярных координатах. p = mv = mr = mr (d/dt), ( (v) r и p) ds = (1/2)r rd | :dt ds/dt = (r2/2) d/dt r d ds r r d L = r p = mr2d/dt =2m ds/dt ds/dt называют секторальной скоростью. Так как L = cst ds/dt = cst ds = cst dt ds ~ dt.

Таким образом, сохранение момента импульса означает постоянство секторальной скорости и радиус-вектор, проводимый из центра в точки траектории, за равные времена описывает равные площади, что приводит нас ко второму закону Кеплера.

§ 4 Кеплерова задача: каковы траектории тел в поле тяготения ?

Под траекторией подразумеваем зависимость координат друг от друга r = r (x,y,z,t) x ~ y ~ z, в случае полярных координат на плоскости r ~. Поставим задачу: найти возможные траектории в поле тяготения (поле притягивающего центра) тяготеющей массы (планеты, частицы). Имеем законы сохранения энергии и момента импульса. Запишем полную энергию системы E = T поступат. + Т вращат. + U потенциальн. = (m)(dr/dt)2 /2+ (mr2)(d/dt)2 /2+ U = = (L = mr2d/dt d/dt = L/mr2) = (m)(dr/dt)2 /2+ (L2/2mr2) + U. Здесь Е и L – числа в том смысле, что они константы (в поле центральных сил) как сохраняющиеся величины. Тогда (m)(dr/dt)2 /2= E - U - L2/2mr2 dr/dt = [2(E -U)/m - (L/mr)2]1/2 Получим уравнение траектории в полярных координатах. Для этого используем выражение L = mr2d/dt и исключим dt из двух последних выражений dr = [2(E - U)/m - (L/mr)2]1/2(mr2d/L) d = (L dr /mr2)/[2(E - U) - (L/mr)2]1/2 = (L dr /r2) /[2m(E - U) - (L2/r2)]1/2 + cst cst выбором начала координат обращается в ноль (cst = 0), U = -/r и d(1/r) = -dr /r2, тогда = - L d(1/r)/[2mE + (2m/r) - (L2/r2)]1/2. (*) Получился интеграл, который можно свести к табличному интегралу вида = - dx/(1-x2)1/2 = arccos x, где x = 1/r. Решение представимо в виде сos = [(L/r) - (m/L)]/[2mE + (m/L)2]1/2 (**) Здесь вычислен интеграл (*) и "взят" косинус от левой и правой частей. Существует так называемое уравнение конических сечений. представляется в полярных координатах как r = p/(1 +e cos) Выразим наше решение (**) явно через r [2mE + (m/L)2]1/2 cos = (L/r) - (m/L) 1 / [(m/L) + ((2mE + (m/L)2 )1/2cos] = = r/L. r = (L2/m)/[1 + L/m(2mE + (m/L)2)1/2 cos] 78 Оно Здесь p = L2/m, e = [(2EL2/m2) + 1] Проанализируем уравнение конических сечений, для этого представим его в виде r(1 + e cos) = p 1. е = 0 - окружность (r = p = cst = 1) 2. 0< e< 1 (e = 0,5 ;

p = 1) - эллипс r = 1/(1 + 0,5 cos) 3. е = 1, р = 1 - парабола r = 1/(1 + cos) 4. e> 1 (e = 1,5, p = 1) - гипербола r = 1/(1 + 2cos ) Замечание. Здесь целесообразно расчетное задание для обучающихся. Построить на одном листе миллиметровой бумаги разумного формата все четыре 90 2 2 1.5 150 1 0.5 0 (1 (1 1 ( cos( x ) ) 1 0.5.cos( x ) ) 180 1.5.cos( x ) ) 1 0 240 270 x зависимости дающие круг, эллипс, параболу и гиперболу с шагом 15°, начиная с 0° в полярной системе координат, чтобы у всех кривых был единый центр. В декартовой системе координат для окружности начало самих координат совпадает с её центром, а у эллипса (параболы, гиперболы) - с одним из их фокусов. Уравнения при этом имеют вид окружность x2 + y2 = R2 эллипс (x/a)2 + (y/b)2 = 1 гипербола (x/a)2 - (y/b)2 = 1 парабола y2 = 2px Представим схему возможных траекторий частицы в зависимости от начальной скорости. Движение начинается из точки А A v 0= 0 B B v0vп v0 = 0 - прямая, проходящая через В (падение на В) 1. v0 < vk - эллипс. А афелий, В - перигелий (vk круговая скорость, афелий наиболее удаленная точка, перигелий наименее удаленная точка при движении по эллипсу в отношение одного из фокусов).

2. v0 = vk - окружность с центром в В. 3. vkvп – гипербола.

§ 5 Космические скорости Будем говорить о космическом корабле (вместо частицы в центральном поле). Полная энергия равна E = T + U = (mv2/2) - mM/r = ( g = M/r2) = (mv2/2) - mgr 1. E<0 T + U < 0, T< -U mv2/2 < mgr v2 < 2gr, v = v1 = (2gR)1/2 (r =R - средний радиус Земли) Ракету нельзя удалить на бесконечность. Движение финитное: окружность, эллипс, падение на центр. Рассмотрим отдельно случай окружности F веса = F центробежн. mg = mv12/R ( g 10 м/с2, R 6,4 103 км) v1 = (gR)1/2 8 103 м/c = 8км/с 2. E = 0, T = -U v = v2 = (2gr)1/2 11,2 км/с - парабола 3. E> 0, T> -U v > (2gr)1/2 – гипербола (гиперболы) В двух последних случаях движение ин финитное. При E = 0 - минимальная энергия, необходимая для отрыва от Земли. Движение по параболе относительно Земли как притягивающего центра. Ракета становится спутником Солнца. Для Е > 0 ракета уходит от Земли по гиперболе. 4. Отрыв от Солнца E 0 по отношению к Солнцу как притягивающему центру. Здесь необходимо учитывать три тела: Солнце, Землю и космический корабль. Можно рассчитать, что отрыв от Солнца (переход на параболическую или гиперболическую орбиты) с неподвижной точки на орбите Земли произойдет при скорости 42,1 км/с. С учетом движения Земли по орбите эта скорость составит: по движению 42,1 - 29,8 = 12,3 км/с против движения 42,1 + 29,8 = 71,9 км/с.

§ 6 Об общем принципе относительности (ОТО, неинерциальные системы. Принцип эквивалентности (по выражению Вольфганга Паули “ Краеугольный камень...”) Все физические явления в гравитационном поле происходят также как и в поле сил инерции. При этом должны совпадать напряженности полей, начальные условия, а системы быть замкнутыми. E Кул. = F/q по аналогии Eтяг. = F/mтяг.. При этом F = m тяг E тяг.., F = m инерции a, то есть две последние силы в известном смысле неразличимы, эквивалентны. Запишем иначе. Сила = тяжелая масса напряженность поля тяжести Сила = инертная массаускорение. Инерция - способность тела сохранять покой или равномерное, прямолинейное движение. Общий принцип относительности. Все тела отсчета как системы координат (К,К и любые другие) эквивалентны в отношение описания в них явлений природы (формулировании общих законов природы) каким бы ни было их состояние движения инерциальным или неинерциальным. Замечание (в связи с принципом эквивалентности) Выбором системы отсчета с заданным ускорением можно любое гравитационное поле заменить полем инерции. Виды относительности, имеющиеся у нас к настоящему моменту Вид системы Относительность Галилею Относительность рамках СТО Относительность рамках ОТО по инерциальные в инерциальные Круг явлений механические все явления в любые - инерциальные и все явления неинерциальные О тяготении Тела, движущиеся под действием поля силы тяжести, испытывают ускорение, не зависящее ни от материала, ни от физического состояния самих этих тел. Эксперименты, выполненные в связи с проверкой ОТО 1. Искажение эллиптических орбит планет около Солнца Если пространство искривлено по разному, то эллиптическая орбита не подчиняется точно закону Кеплера. Подтверждено в случае Меркурия. 1 Название Меркурий Среднее расстоя ние от Солнца 57,9 млн. км Период обращен ия 88 суток Период Радиус Масса вращения (к земному) (к земной) 58,6 суток 0,38 0, Угол, описываемый прямой, соединяющий планету и Солнце на несколько секунд отличается от 360° - орбита искривлена. 2. Искривление траектории световых лучей под действием гравитационных полей При фотографировании затмения Солнца зарегистрировано смещение положения звезд на фотоснимках 29 мая 1919 года Эддингтоном и Кроммелином на 17 по сравнению с не возмущенным затмением Видимое точка состоянием.

наблюдения Реальное 3. Смещение к красному концу спектральных линий, приходящих от звезд большой массы (отличать от эффекта Доплера). При этом длина волны излучения меньше ожидаемой.

ГЛАВА 5 МЕХАНИЧЕСКИЕ КОЛЕБАНИЯ (ГАРМОНИЧЕСКИЙ ОСЦИЛЛЯТОР) Вступление удем называть колебаниями, вообще говоря, любые повторяющиеся процессы. Когда мы говорим о колебаниях, то подразумеваем колебательную систему (более или менее простую или сложную). Примеры колебательных систем: струны музыкальных инструментов (сами музыкальные инструменты (горло Шаляпина)), части механизмов и машин, газы (воздух), волны и суда (предметы) на воде все виды электромагнитного излучения, мембраны акустических систем, земная кора при землетрясениях, планеты солнечной системы, белые карлики в процессе их рождения и смерти, ядра атомов по отношению к захватам.

Б Движение относительно положения равновесия в колебательной системе поддерживается упругими внутренними или другими силами. Все виды колебаний мы будем сводить к гармоническим колебаниям. Виды колебаний по отношению к характеру внешнего воздействия: 1. Свободные колебания Однократное внешнее воздействие, после чего система освобождается и остается предоставленной самой себе. Внутренние силы (упругие или другие) заставляют колебаться систему, пока энергия первого толчка не растрачивается на работу по преодолению сил сопротивления. 2. Вынужденные колебания Периодическое внешнее воздействие таково, что колебания системы не прекращаются в течение всего времени этого воздействия. Энергия, передаваемая системе за один период должна равняться работе против сил сопротивления в системе. 3. Автоколебания Такие вынужденные колебания, при которых система сама регулирует подачу в себя энергии (все механические часы с пружинами и гирями, мультивибраторы …). 4. Параметрические колебания Такие вынужденные колебания, при которых за счет внешнего воздействия происходит периодическое изменение какого-либо параметра системы (размеров, массы, коэффициента упругости...).

§1 Малые колебания Пусть потенциальная энергия колебательной системы, U, зависит от одной переменной х (линейная задача), и пусть у системы есть положение устойчивого равновесия при х = 0. Система - колеблющаяся материальная точка.

U=U m in x -a +a Разложим U (х) в ряд Маклорена - частный случай ряда Тейлора (разложение происходит не в произвольной точке х0, а в точке х = f(x) = f(0)x0/0! + f (0)x1/1! + f (0)x2/2! +... (0!1, k! = 1·2·...·k)).

U (x) = U(0) + U(0)x + U(0)x2 +.... i)U(0) =0 - это условие мы накладываем сами для удобства, как это делается обычно. ii)U(0) = - F(0) = 0 - так как сила в точке равновесия равна нулю iii)Обозначим U(0) = k U (x) kx2/2 - в более привычных обозначениях, если не рассматривать члены ряда более высокого порядка малости F(x) = - dU/dx = - d(rx2/2)/dx = -kx F(x) служит внутренней силой, возвращающей систему в положение равновесие. Для колебаний необходимо внешнее однократное воздействие. Тогда по второму закону Ньютона F = ma = m d2x/dt U E T цепочка атомов U x -a a x=0 равновесие Уравнение малых колебаний запишется в виде m d2x/dt2 = - kx или d2x/dt2 + 02 x = 0, где 02 = k/m [02] = [k/m] = кг/с2кг, так как [k] = [F/x] = Н/м = кг м/с2м [] = c-1 = рад/с. ч - не обязательно имеет смысл длины, это может быть угол или какая-либо другая физическая величина.

§ 2 Свободные гармонические колебания (свободный гармонический осциллятор) Имеем d2x/dt2 + 02x = 0. (*) Надо решить это уравнение - найти зависимость x (t). Оно классифицируется как однородное дифференциальное уравнение второго порядка с постоянными коэффициентами. Решения таких уравнений ищутся в виде x = et, подставим в (*) для отыскания параметра. d2x/dt2 = 2 et 2 et +02 et = 0 2 = - 02 = ± i 0 x1,2 = exp( ± i0t) В решении уравнения (*) должно быть две константы интегрирования, так как оно второго порядка и общее решение записывается в таком случае как суперпозиция этих констант и двух частных решений х1 и х2 по аналогии с d2x/dt2 = 0 dx/dt = c1 x = c1x + c2, тогда x = c1x1 + c2x2 = c1 exp ( i0t ) + c2 exp (-i0t ). Воспользуемся формулой Эйлера exp ( ± i0t ) = Cos (0t) ± i Sin (0t) получим x= c1[Cos(0t) + i Sin(0t)] + c2[Cos(0t) – i Sin(0t)] = c1Cos(0t) + ic1Sin(0t) + +c2Cos(0t) -c2iSin(0t) = (c1 + c2)Cos(0t) - i(c2 – - c1) Sin(0t) = a1Cos(0t) – a2Sin(0t).

а1 и а2 представим как катеты прямоугольного треугольника, тогда найдется для него и гипотенуза a2 = a12 + a22, Sin = a2/a, Cos = a1/a x = a[CosCos(0t) -SinSin(0t)] = a Cos(0t + ).

a a a Выражение x = Cos(0t +) есть решение уравнения свободных малых колебаний, здесь 0 - собственная частота свободных колебаний системы, а - амплитуда, t - время, - начальная фаза колебаний, (0е + ) - фаза, x - смещение. Итак, смещение здесь изменяется по закону косинуса, следовательно движение представляет собой свободные гармонические колебания. Замечание к определению периода. Период косинуса - Т = 2, тогда + 0(t +T) = (0t + ) + 2 0T =2 T = 2/0 = 1/0 Об энергии свободных гармонических колебаний (иначе говоря, свободного гармонического осциллятора). Вычислим скорость, и ускорение колеблющейся точки в зависимости от времени v = dx/dt = -a0 Sin(0t + ), w = d2x/dt2 = -a02Cos(0t + ) заметим, что x и w находятся в противофазе. T = mv2/2 = ma202Sin2(0t + )/2 U = kx2/2 = ka2Cos2(0t +) =(02 = k/m k = m02) = ma202Cos2(0t +)/2 E = T + U = ma202/2 = cst.

§ 3 Математический и физический маятники (в модели свободного гармонического осциллятора) В колебательной системе всегда надо определиться с внутренними силами. В механике под маятником понимают тело (как правило твердое) совершающее под действием силы тяжести (или за счет упругих сил) колебания около положения равновесия. Рассмотрим модель математического маятника. Определение. Система, состоящая из невесомой, нерастяжимой нити с точечной массой на конце. При отклонении маятника от положения равновесия (внешнем воздействии) по отношению к нему возникает вращательный момент (момент силы).

z R = l Sin l mg M x y M = rF, L = rp Маятник колеблется в плоскости xy. На массу m в направлении - z действует сила тяжести mg. Момент этой силы относительно оси х равен mg R = mgl Sin. Момент этой силы имеет такое направление, что стремиться вернуть маятник в положение равновесия, поэтому моменту и угловому смещению надо приписывать противоположные знаки (также как квазиупругой силе и смещению). Распишем момент импульса относительно оси х L x = p l, p = mv = m l d/dt L x = - ml2d/dt Распишем момент силы относительно оси х Mx = mgl Sin - по определению, с другой стороны Mx = dL x /dt = - ml2d2/dt2 Приравняем эти моменты mgl Sin = - ml2 d2/dt2 g Sin = - l d2/dt2. (*) Вообще говоря, уравнение получилось трансцендентное, но для малых колебаний можно полагать Sin g = - ld2/dt2 d2/dt2 + g/l = 0, g/l = 02 Таким образом, уравнение свелось уже к решенному нами ранее уравнению. Здесь период T = 2/0 = 2(l/g)1/2. Рассмотрим модель физического маятника Вернемся еще раз к уравнению (*). В нем колеблющееся тело представлялось материальной точкой. Если же колеблющееся тело нельзя представить как материальную точку, то необходимо учитывать момент инерции тела. Это будет момент инерции относительно оси, проходящей через точку подвеса этого тела ml2 = I mg l Sin = - I d2/dt2 (также для малых колебаний) d2/dt2 + mgl /I = 0 02 = mg l/I, T = 2(I/mg l)1/ На оси ОО есть точка ( С ) по другую сторону центра масс, при подвешении за которую колебания данного тела будут точно такими же как и в точке А. АС называют приведенной длиной.

О А С О Замечания: 1. Во всех формулах, полученных в данной главе 0 не зависит от амплитуды это важнейшее свойство гармонического осциллятора 2. Для нескольких возбуждающих сил по отношению к данной колебательной системе справедлив принцип суперпозиции.

§ 4 Затухающие колебания (затухающий гармонический осциллятор) Введем для колебательной системы силу сопротивления. Теперь речь пойдет о свободных затухающих колебаниях, где затухание обусловлено силами сопротивления. Пусть Fx = - r dx/dt = -r v, то есть сила сопротивления прямо пропорциональна скорости в первой степени. Сила и скорость противоположны по направлению и [r] = [F/v] = H /v/c = кг м с/с2 м = кг/с Заметим, что линейная зависимость сил сопротивления от скорости часто реализуется на практике. Пример · · · ·· · · ·· · v ·· · · · · · ·· · · ··· · · ·· · · · · ·· · · · · ·· · · · · ·· · На пластину (некое миделево сечение), которая движется в газе перпендикулярно своей плоскости при относительно низком давлении (когда можно не учитывать столкновение молекул между собой) действует сила F ~ v. Рассчитаем скорость движения молекул при комнатной температуре v = (RT/M)1/2. Считаем для азота: M = 28 г/моль, R = 8,3 Дж/К моль, Т = 300°К v 300м/с 1000 км/час Такой скорости достигают самолеты, летающие в верхних слоях атмосферы. Итак, уравнение имеет вид md2x/dt2 = - kx – r dx/dt md2x/dt2 + r dx/dt + kx = 0. Это - однородное линейное дифференциальное уравнение второго порядка с постоянными коэффициентами, преобразуем d2x/dt2 + 2dx/dt + 02x = 0 (2 = r/m, [] = 1/ с) двойка использована для того, чтобы короче в дальнейшем записать решение этого уравнения. Для решения используем уже известный прием. x = e t, dx/dt = e t, d 2x/dt2 = 2 e t, подставим в уравнение 2e t + 2e t + 02e t = 0, 2 + 2 + 02 = 0, 1, 2 = - ± (2 - 02)1/2, x1 = exp{[- + (2 - 02)1/2]t}, x2 = exp{[- - (2 - 02)1/2)]t}, Пусть (2 - 02)1/2 =, x = c1 exp{[(- + )]t} + c2 exp{[(- - )]t} = c1e-t et + c2e-te-t = = e-t{c1[Cos(t) + i Sin(t)] + c2[Cos(t) + i Sin(t)]} = = e-t a Cos(t + ) = ai Cos(t + ), где ai = a e-t. Получили гармоническое колебание с экспоненциально спадающей амплитудой. Для построения графика выберем t = 2 c-1, a = 1, = 100 рад/с, = 20 рад.

0. 0. 0. 0. Вычислим период и определим логарифмический декремент колебания, кол. 2 = 2 - 02, T = 2/ = 2/(2 – 02);

e 2 t. cos( 100 t 20 ) 0. 0. 0.128703 0.15 1. 1.4 t 1. 1. 2 +T) = eT ln(ai+1/ai) = T = кол..

ai+1/ai = a(t)/a(t +T) = ae-t/ae-(t называется затуханием, от нее зависит скорость убывания амплитуды колебаний, а в данном случае - частота затухающих колебаний. Период колебаний как видно остается при этом постоянным.

§ 5 Вынужденные колебания гармонического осциллятора (с учетом сил сопротивления) Пусть вынуждающая сила также изменяется по гармоническому закону F = F0 Cos(t) это не одноразовый импульс, а постоянно действующая во времени сила. Уравнение имеет вид m d2x/dt2 = -kx – r dx/dt + F0 Cos(t), 02 = k/m, r/m = 2, F0/m = f0 d2x/dt2 + 02x + 2dx/dt = f0 Cos(t) (*) Получили (*) - линейное, неоднородное дифференциальное уравнение с постоянными коэффициентами. Его решение ищется следующим образом: мы имеем общее решение однородного уравнения, построенного для данного без правой части. x однородное = a e-t Cos(t + ) (1). Чтобы найти общее решение неоднородного уравнения, необходимо к прибавить любое частное решение неоднородного уравнения (*). Пусть x ч.н. = B eit. Определим параметр B используя подстановку х ч н. в (*) dx/dt = B i eit, d2x/dt2 = -B 2 eit - B2eit + 02 B eit + 2 B i eit = f0 eit B = f0/(02 - 2 + 2i) x ч.н. = f0 eit/(02 - 2 + 2i) (2). 95 (1) Отступление (о комплексных числах) y x x y z = x + i y, i 2 = - 1, Re z = x, Im z = y, |z| = (x2 + y2)1/2 В полярных координатах 2 = x2 + y2, x = Cos, y = Sin, z = (Cos + i Sin), tg = y/x. Справедливость формулы Эйлера e± i = Cos ± i Sin может быть доказана разложением в ряд, составляющих формулу функций Sin = - 3/3! + 5/5! - 7/7! +... Cos = 1 - 2/2! + 4/4! - 6/6! +... ei = 1 + i + (i)2/2! + (i)3/3! +.... например (i)3 = -i 3, (i)6 = - 6,..., Im z = Sin, Re z = Cos Представим комплексный знаменатель частного решения уравнения через тригонометрические функции (2) неоднородного x = 02 - 2, y = 2 tg = y/x = 2/(02 - 2), = arc tg [2/(02 - 2)], = (x2 + y2)1/2 = [(02 + 2)2 + 422]1/2 x ч.н. = f0 eit/ei = f0ei(t - )/. Составим общее решение неоднородного уравнения x о..н. = x однород. + х ч. н. = a e-t Cos(t + ) + [f0 ei(t - )/]. Будем рассматривать решения в моменты времени, достаточно удаленные от момента t = 0, тогда с достаточной степенью точности x о.н. f0 ei(t - )/ x = Re (x о..н.) = Re{f0 [Cos(t - ) + i Sin(t - )]/ } = f0 Cos(t - )/. Выпишем окончательное решение x = f0 Cos{t – arc tg[2/(02 - 2)]}/[(02 - 2)2 + 422]1/2. Роль амплитуды в решении выполняет часть выражения не являющаяся периодической функцией, то есть a = f0/ [(02 - 2)2 + 422]1/2. (3) Найдем резонанс амплитуды. Для этой цели вычислим максимумы знаменателя в выражении (3), а точнее выражения под корнем как функции частоты [(02 - 2)2 + 422] = 0, 2(02 - 2)( - 2) + 82 = 0 1. = 0 - физически не интересное решение 2. -(02 - р2) + 22 = 0 р2 = 02 - 2 Подставим найденное значение частоты резонанса в выражение для амплитуды (3) a max = f0/[(02 -02 + 22)2 + 42(02 - 2)]1/2 = f0/2(02 -2)1/2 (всегда должно быть) <0. Пусть 3>2>1 р3< р2 < р1 a max3> a max2 >a (3) специально преобразована. max1. Для построения графика формула Обозначены х, 3= 2, 2 = 1, 1 = = 0,7.

0.826443 1 (1 x ) 2 2 1 2 1 (1 x ) 2 2 1 4 1 (1 x ) 2 2 1 16 2 x 2 x 2 x 0. 0. 0. 0. 0. 0 0. 2 x 6 § 6 Сложение колебаний одинакового направления. Векторная диаграмма Колебания гармонического осциллятора можно представить как вращение вектора длины - а в плоскости чертежа около некоторой точки О.

х 0 О а x = a Cos ( 0t + ) Пусть дано: x1 = a1 Cos (0t + 1) и x2 = a2 Cos (0t + 2) Найти: x = x1 + x2 с помощью векторной диаграммы, то есть выразить а и через а1, а2, 1 и 2.

a a2 1 O x1 x a2 x2 2 - а можно найти, используя теорему косинусов a2 = a12 + a22 + a1a2 Cos (2 - 1). Найдем начальную фазу результирующего колебания a a1 a a2 Sin a1 Sin1 x2 = = a2 Cos x1 = a1 Cos tg = (a1Sin1 + Sin2)/(a1 Cos1 + a2Cos2) § 7 Сложение взаимно перпендикулярных колебаний Одна и та же точка совершает периодические колебания в двух взаимно перпендикулярных направлениях. Это происходит одновременно. Имеем параметрический вид (через t) записи уравнений Y x = a Cos (0t + ), y = b Cos (0t + ) OY X OX Пусть + =, = 0 = Здесь дан параметрический вид (через переменный параметр t) уравнения траектории точки. Точка в плоскости x - y совершает какое-то движение. Найдем форму траектории y(x) исключив t. Имеем x = a Cos (0t), y = b Cos (0t + ) Cos (0t) = x/a 1 - Sin2(0t) = (x/a)2 y/b = Cos (0t + ) = Cos(0t)Cos - Sin(0t)Sin = [(x/a) Cos] - [1 - (x/a)2]1/2Sin [1 - (x/a)2]1/2Sin = (x /a)Cos - y/b | возведем в квадрат обе части равенства [1 - (x/a)2]Sin2 = (x/a)2Cos2 - 2xyCos/ab - (y/b)2 Sin2 = (x/a)2 + (y/b)2 – (2xy/ab) Cos (**) Проанализируем полученное выражение (**) 1. = 0 (x/a - y/b)2 = 0 x/a = y/b y = bx/a - прямая 2. = ± (x/a + y/b)2 = 0 y = - bx/a - прямая 3. = ±/2 (x/a)2 + (y/b)2 = 1 – эллипс y Если частоты колебаний не совпадают (например, отличаются в b -/2 целое число раз), то графически a x получаются фигуры в виде горизонтальных и вертикальных /2 восьмерок (при n = 2;

1.2) и цепочек, называемых фигурами Лиссажу. По числу звеньев цепочек экспериментально осциллографически можно находить отношение частот колебаний. Направление колебаний определяется по возрастанию или убыванию косинуса. x = a Cos (0t + ), y = b Cos (0t + ) t x y /2 101 y -/ § 8 Биения Пусть имеем два колебания одного направления с одинаковыми амплитудами, но незначительно отличающимися частотами (например, на 10%), тогда 1 =, 2 = +, x1 = a Cos(t), x2 = a Cos( + )t x = x1 + x2 = = a[Cos(t) + Cos( + )t] = = a 2 Cos{[t + ( + )t]/2} Cos{[t - ( + )t]/2} = = 2aCos(t + t/2) Cos(t/2)= ( <<, / 10раз) = = 2a Сos(t)Cos(t/2). Если построить график такой функции, то роль меняющейся амплитуды может быть приписана А = |2а Cos(t/2)|. Заметим, что плавно меняющаяся функция будет искажена в меру отличия частот. Периодами двух периодических функций являются соответственно: высокочастотной - Т = 2/, низкочастотной ТА = 2 / График представлен для = 100 Гц, = 10 Гц, А = 1, при этом Т 62,8 мс, ТА 0,63 с.

1. 2.cos( 5 t ).cos( 100 t ) 1. 1 1. 1.4 t 1. 1. 2 Биениями называются Колебания амплитуды, образующиеся при сложении двух колебаний с мало отличающимися частотами.

§9 Ангармонический осциллятор Пусть U (x) = (kx2/2) - skx3/3 Здесь оставлены члены ряда по четвертый включительно U (x) = U (0) + U(0)x + U(0)x2/2! + U (0)x3/3! +... U (0) = 0 (выбором начала отсчета), U (0) = F (0) = 0, U (0) = k, U(0) = -2sk U (x) (kx2/2) - skx3/3 F (x) = - dU(x)/dx = - kx + skx2 md2x/dt2 = -kx + skx2 d2x/dt2 + 02x - s02 x2 =0. (*) (d2x/dt2 + 02x = s02 x2) Наличие члена х2 делает это уравнение нелинейным. Его решение будем искать в виде x = a (Cost + qCos2t) + x1 = a Cost + aqCos2t + x1. (1) Здесь q и х1 - два неизвестных параметра (для уравнения второго порядка). Для их определения подставим решение (1) в исходное уравнение (*) d2x/dt2 + 02x s02 x2 =0. Вычислим вторую производную и квадрат неизвестного. d2x/dt2 = a[(-2)Cost + (- 42)Cos2t] = - a2(Cost + 4qCos2t) (2) x2 = (a Cos(t) + a q Cos(2t) + x1)2 = a2Cos2 (t) + a2q2Cos2 (2t) + x12 + + (по парные удвоенные произведения). Считаем q1 и x1 малыми и пренебрежем всеми членами, сомножителями которых они являются. x2 a2Cos2t = (a2/2)(1 + Cos2t) = (a2/2) + (a2Cos2t)/2 (3) Подставим (1, 2 и 3) в исходное уравнение (*) d2x/dt2 + 02x - s02 x2 =0, имеем - a2Cos (t) - 4aq2Cos (2t) + a0 2 Cost + 02aqCos(2t) + 02x1 - s02a2/2 – - (s02a2 /2) Cos (2t) = = (02a - a2)Cos(t) + (02aq - s02a2/2 - 4aq2)Cos(2t)+ 02x1 - s02a2/2 = 0 Для равенства нулю последнего выражения необходимо равенство нулю всех его слагаемых 1. = 0 a(02 - 2)Cos(t) = 0 2. 02aq - s02a2/2 - 4aq02 = 0 (0 0) 3q = as/2 a = 6q/s 3. 02x1 - a02a2/2 = 0 x1 = sa2 /2. Найдем среднее значение от смещения x < х > = < a(Cost + qCos2t) + x1> = (так как средние значения от периодических функций равны нулю) = x1, но x1 = sa2/2 x = sa2/2. Применим полученный результат к цепочке атомов в твердом теле. С одной стороны полная энергия гармонического осциллятора E пропорциональна квадрату амплитуды (E ~ a2). Смещение также пропорционально квадрату амплитуды согласно нашему результату (x ~ a2). Следовательно, среднее смещение пропорционально средней энергии гармонического осциллятора <х> ~ , а из статистической физики следует, что средняя энергия при тепловом равновесии пропорциональна температуре, <х> ~ <Е> ~ T, следовательно, и ~ T, что объясняет нам линейное термическое расширение твердых тел.

§ 10 Адиабатические инварианты Адиабатическими инвариантами называют физические величины, являющиеся функциями координат, скоростей и других параметров колебательных систем при условии актуально медленного изменения этих параметров: f(k,,E, m, T,...). Поставим задачу получить некоторые адиабатические инварианты. Запишем полную энергию системы, считая ее не (!) замкнутой Е cst, k - var E = mv2/2 + kx2/2. Возьмем первую производную по времени - t, учитывая, что k = k (t) dE/dt = mv dv/dt + kx dx/dt + (x2/2)dk/dt = v(ma + kx) + (x2/2)dk/dt = (x2/2)dk/dt. В круглых скобках стоят две силы одинаковые по величине и противоположные по направлению, имеем dE/dt = (x2/2)dk/dt = (kx2/2) k dk/ dt = U ( x ) k dk/ dt. Используем разложение в ряд вида k dk / dt = (k dk / dt)0 (1 +) dE/dt = U(x)( k dk /dt)0 (1 + ). (1) Здесь записано разложение в ряд типа Тейлора и учтен первый порядок малости ( при dk/dt 0 0). (dk/ k dt)0 - значение выражения (1) в точке, выбранной за начало отсчета. Проинтегрируем (1) по времени от t до t + T(k). В нашем случае период Т является функцией k. t +T(k) t +T(k) E = (dk/ k dt)0 [ U(x(t))dt + ], = U dt (dk/ k dt)0 0 t t (так как 0dk/dt 0) Пусть для внутренней (потенциальной) энергии k = cst, а в выражении k dk/ dt - k и само это выражение перестало быть константой, в течение промежутка времени равного периоду Т. Это позволяет не утратить первоначальную зависимость k(t). U = kx2/2 ii) x = a Cos(t + ) 2 2 2 iii) U = (ka /2) Cos (t + ) = E Cos (t + ) = E[1 + Cos(2t + )]/2.

i) Вычислим отдельно интеграл при t = T T U dt = (E/2) [1 + Cos(2t + 2)]dt = 0 0 T T = (E/2)[dt + Cos(2t + 2)dt] = 0 0 T = ET/2 + (1/2)Sin(2t +2) | = ET/2. Тогда E = (dk/ k dt) (ET/2). Заметим, что T dk/dt k с точностью до величины более высокого порядка малости. Данное выражение равно приращению k за период T. (k(t) = k0 + t dk/dt + t2d2k/2!dt2 +..., здесь t = T k k0 + T dk/dt T dk/dt k k0 = k) Тогда E = k E/2k. Осуществим предельный переход d dE = E dk/2k dE/E = dk/2k. Имеем дифференциальное уравнение с разделяющимися переменными, интегрируем ln E = (1/2)ln k + cst ln E/k = cst E/k = cst. Получили соотношение для адиабатических инвариант E и k. Это соотношение приводит также к = k/m k = m E/ = cst и T = 2m/k k = 2m/T ET = cst. Пример: при медленном укорочении нити математического маятника его период колебаний медленно уменьшается и одновременно возрастает энергия, а произведение ЕТ - остается постоянным. Отличие от параметрических колебаний состоит в том, что там нить периодически удлиняется и укорачивается, то есть меняется не монотонно.

Часть Молекулярная физика Введение Молекулярная физика объединяет разделы: i) Собственно молекулярная физика - представление о веществе с позиций молекулярно-кинетической теории ii) Физическая статистика – расчетный инструмент для изучения молекулярной физики (математическая база) iii) Термодинамика - учение о тепловом движении iv) Физическая кинетика - изучение процессов движения молекул в веществе (газах и твердых телах). (Две небольшие главы посвящены гидродинамике – изучению движения жидкости как континуальной субстанции, а также строению и свойствам кристаллов). Основные понятия молекулярной физики - микрочастица и динамическая система. Динамическая система представляет собой собрание микрочастиц (в газе, твердом или, как говорят, конденсированном теле, жидкости) молекул, атомов, ионов, ядер атомов, нейтронов, протонов, электронов,.... Однако, как правило частицы, о которых идет речь в молекулярной физике не заряжены или электромагнитным взаимодействием между ними можно пренебречь. Атомистические представления впервые зародились в экспериментальной химии. Сформулируем два положения: 1. Общий вес, участвующих в химических реакциях веществ остается неизменным 2. Вещества вступают в реакции в одних и тех же простых весовых отношениях (Закон кратных отношений) Пример: 2 части водорода + 16 частей кислорода = 18 частей воды (остальное, если оно и есть не востребуется) 2Н2 + О2 = 2Н2О 4 : 32 : 36 1 : 8: 9 (2 : 16 : 18). Авогадро в 1811 г. предложил объяснение (для объемов реагирующих веществ при нормальных условиях). Любой газ состоит из огромного числа частичек. На определенное число частичек одного сорта при их взаимодействии требуется вполне определенное число частичек другого сорта. Так, если, при соединении одной весовой части водорода с восемью весовыми частями кислорода, получается девять весовых частей воды, это может означать следующее: молекула кислорода в восемь раз тяжелее молекулы водорода, а молекула воды в девять раз тяжелее молекулы водорода. Так мы приходим к понятию молекулярного и атомного весов. Весовую часть, приходящуюся на одну весовую часть водорода в отношении каждого атома называют грамм-атомом, а молекулы - грам-молем. Любой грамм-атом содержит такое же количество частиц как и один грамм-атом водорода в отношении каждого элемента периодической системы элементов из таблицы Менделеева. Au H C U235 N2 (214) 197 г/моль 1 г/моль 12 г/моль 235 г/моль 28 г/моль и так далее Таким образом, в одном моле вещества содержится одинаковое число молекул и в одном грамм-атоме вещества содержится одинаковое число атомов. Называют это число - числом Авогадро и оно равно NA = 6,02204 10 23 частиц/моль. Пользуются также иногда числом Лошмидта L0 = NA/VM = 6,02 1023/22,4 103 = 2,7 1019 частиц/cм-3 (1/моль где VM = 22,4 л - объем занимаемый одним молем газа при нормальных условиях. Нормальные условия (н.у.): T = 273°K, p = 1 атм = 1,01 105 Па, VM = 22,4 л/моль = 22,4 дм3/моль = 22,4 103см3/моль = 22,4 10-3 м3/моль. С определенными оговорками указанные сведения годятся не только для газов, но и для других веществ.

Глава 1 Физическая статистика редмет физической статистики составляет изучение закономерностей, которым подчиняются поведение и свойства тел, состоящих из колоссального количества отдельных частиц - атомов и молекул. Тело - суть совокупность частиц, составляющих газ, жидкость или твердое тело. Тело в данном случае представляется системой динамической, чем подчеркивается внутреннее непрерывное движение, составляющих тело частиц. Динамическая система 1 частица - ее состояние описывается законами Ньютона и задается начальными условиями 2 частицы - задача двух тел. Через приведенную массу и выбором начала отсчета сводится к задаче об одной частице Колоссальное количество частиц. Даже начальные условия для каждой частицы не задать. Как быть?

П В макроскопическом теле (динамической системе) устанавливается некое стационарное распределение частиц по энергиям, скоростям, координатам и т. д.. Можно предположить, что с течением времени количество частиц имеющих заданные параметры не изменяется, хотя частицы при этом могут поменяться ролями, но так как все частицы предполагаются одинаковыми, то в целом картина остается неизменной. Физическая статистика назначена изучать эти стационарные состояния и описывать их аналитически с помощью формул. Один из основоположников статистической механики Джозайя Виллард Гиббс в работе 1902 года “Основные принципы статистической механики, изложенные со специальным применением к рациональному обоснованию термодинамики” характеризует ситуацию в данной отрасли физики следующим образом. “Мы можем представить себе большое число систем (частиц С.М.) одинаковой природы, но различных по конфигурациям (координатам С.М.) и скоростям, которыми они обладают в данный момент и различных не только бесконечно мало, но и так, что охватывается каждая мыслимая комбинация конфигураций и скоростей. При этом мы можем поставить себе задачей, не рассматривать прохождение определенной системы через всю последовательность ее конфигураций, а установить: как будет распределено все число систем между возможными различными конфигурациями и скоростями в любой требуемый момент, если такое распределение было задано для какого-либо момента времени. Основным уравнением при таком исследовании является уравнение, дающее скорость изменения числа систем, заключенных внутри определенных малых границ конфигурации и скорости”. Выделим из отрывка две основные мысли. Во-первых в приведенном отрывке ставится задача статистической механики - установить как распределено число систем между различными возможными конфигурациями и скоростями (число частиц по координатам и скоростям). И более конкретно. Получить уравнения, дающие скорость изменения числа систем, заключенных внутри малых границ конфигураций и скоростей. Следует иметь в виду, что состояния микроскопических параметров определяют значения макроскопических величин, с которыми мы привыкли иметь дело в обычной практике: давлением, плотностью, температурой, концентрацией, объемом, напряженностью электрического и магнитного полей и т.д. С молекулярных позиций физические величины, встречающиеся в термодинамике, как и в любом другом разделе макроскопической физики, имеют смысл средних значений, которые принимают при определенных условиях какие-либо функции макросостояния данной системы (давление и т.д.). Прежде, чем обратиться к конкретным видам распределений физических величин остановимся на определении понятий вероятности и плотности вероятности.

§ 1 Вероятность. Частотное определение вероятности. Свойства вероятности Между специалистами и статистиками нет согласия об определении вероятности. Строгая логика позволяет несколько способов формулировок. “Выбор - дело вкуса” - Д. Худсон. Такой тезис обуславливает по строение изложения в виде сводки определений вероятности. Для удобства определения пронумерованы. 1. В источнике оно названо априорным или изначальным Вероятность случайного события (состояния) есть количественная мера ожидаемой возможности его появления 2. Субъективное определение Вероятность того, что событие произошло или произойдет, служит иногда мерой нашей уверенности в происходящем 3. Так называемое КЛАССИЧЕСКОЕ ОПРЕДЕЛЕНИЕ Вероятностью появления события А называют отношение числа, благоприятствующих этому событию исходов к общему числу всех единственно возможных и равновозможных элементарных исходов испытания. Равновозможные - ни одно из событий не является более или менее возможным, чем другие. Единственно возможные - реализуется из нескольких одно событие, они же несовместные. Элементарное - каждое событие, которое может наступить в испытании. Предложена критика классического определения вероятности: i) Ограниченность - число элементарных испытаний предполагается конечным ii) Часто на практике невозможно представить результат испытания в виде элементарного события iii) Элементарные события нельзя считать равновозможными (так, неидеальны грани игральной кости). Запишем определение аналитически P(Ai) = mi/(m1 + m2 +...) = mi / mj Ai - событие (данное, i-тое) mi - число, благоприятствующих этому событию исходов mj - все исходы, включая i-тые P(Ai) - вероятность события A, P - Probability 4. Комбинаторное определение Событие может приводить к N равновозможным исходам. Если в n случаях обнаруживается признак A, то вероятность A есть n/N (расчет числа комбинаций). 5. Статистическое определение вероятности Относительная частота (появления события) или число близкое к ней. 6. Современное определение, основанное на понятии меры Пусть - пространство (множество) Ф - пустое пространство, а е1,е2,... - элементы пространства. Если Р() = 1 и Р(АВ) = Р(А) + Р(В), где множества А и В не имеют общих элементов, то тогда Р есть неотрицательная мера называемая вероятностью со свойством Р(Ф) = 0. 7. Частотное определение Р (А) = lim n/N (N ) За вероятность совершения события (реализации состояния) А принимается предел отношения числа случаев n, в которых совершается данное событие (состояние) к числу всевозможных событий (состояний) N, которые могут совершиться в данном эксперименте при N. Пример: выпадение цифры 6 на игральной кости N 10 3, P(6) = 1/6 8. Интерпретация вероятности, применяющаяся в физике (разновидность частотного определения). P = lim (t i / t) (t ) Вероятностью для некоторой системы находиться в течение времени ti в некотором определенном состоянии называется предел отношения этого промежутка времени ti ко всему времени наблюдения за системой. Пример: вероятность для некоторого газа иметь параметры Vi, Pi, Ti. Если измерять одновременно долгое время V,P,T и при этом определить промежуток времени ti, в течение которого V,P,T будут иметь значения Vi, Pi, Ti, то таким образом можно определить искомую вероятность (практически это достигается путем непосредственных измерений). Свойства вероятности 1. Вероятность реализации всех возможных состояний системы равна 1. 2. Вероятность не реализуемого состояния равна 0. 3. Вероятность случайного состояния заключена между 0 и 1. 4. Вероятность реализации двух или нескольких состояний (событий) обязательно не совместных в одном эксперименте равна сумме вероятностей этих состояний (событий). Так, вероятность появления либо 1, либо 6 в одном броске игральной кости равна 1/6 + 1/6 = 1/3 5. Вероятность произведения (пересечения) или совместной реализации двух или нескольких состояний (событий) равна произведению вероятности одного из них на условные вероятности остальных, вычисленных в предположении, что все предыдущие уже имели место. Я кинул игральную кость - выпало 6. При повторном броске опять хочу получить 6. Эта вероятность равна: 1/6·1/6 = 1/ § 2 Статистический вес Рассмотрим более подробно вариант, когда данное состояние реализуется двумя или более способами. При бросании двух игральных костей одновременно возможно выпадение следующих сумм - 2, 3, 4, 5, 6, 7, 8, 9, 10, 11, 12. При этом они могут реализовываться разными способами. Составим таблицу Событие или состояние (сумма, составленная из цифр двух граней игральной кости) 2 3 4 5 6 7 8 9 10 11 12 Итого Способы, которыми со- Число Вероставляется данная сумма споятность собов 1+1 1+2,2+1 1+3,2+2,3+1 1+4,2+3,3+2,4+1 1+5,2+4,3+3,4+2,5+1, 1+6,2+5,3+4,4+3,5+2,6+1, 2+6,3+5,4+4,5+3,6+2 3+6,4+5,5+4,6+3, 4+6,5+5,6+4 5+6,6+5 6+6 1 2 3 4 5 6 5 4 3 2 1 36 1/36 2/36 3/36 4/36 5/36 6/36 5/36 4/36 3/36 2/36 1/36 Определение Статистическим весом называется число способов, которым может быть реализовано данное состояние.

§ 3 Дискретные и непрерывные распределения вероятностей Пусть имеем N штук однотипных измерений некоторой величины а. При измерении: в n1 случаях она оказалась равной - a1 - a2 в n2 случаях................................ - ai в ni случаях При этом n1 + n2 +... = N - полному числу измерений, тогда среднее значение с весом величины a по определению есть = (n1a1 + n2a2 +... )/N = 1a1 + 2a2 +.... Здесь i = ni/N - частота появления (или весовые части) значения ai измеряемой величины a. По некоторым определениям такие отношения есть вероятности P = ni /N ( или иначе lim ni/N при N ). Определим математическое ожидание случайной величины как предел, к которому стремиться среднее значение с весом случайной величины a при неограниченном возрастании числа измерений (N ). Поскольку lim i = pi (при N ), то lim = p1a1 + p2a2 +... = M(a) (при N ). Если события (значения случайной величины) распределены непрерывным образом, то и вероятность надо рассматривать как непрерывно распределенную величину. Тогда имеем промежуток a, a+da, внутри которого заключено бесконечно малое значение случайной величины - da. Вероятность того, что случайная величина примет значения внутри этого промежутка пропорциональна самой величине этого промежутка dP da и dP = (a) da, где (а) - некая функция а такая, что (a) =dP/da, (a) da = 1 (интегрирование проводится по всем возможным значениям a) и [(a)] = [da]-1, то есть их размерности взаимно обратны, так как сама вероятность по определению - величина безразмерная. Известно, что простое среднее арифметическое равно = ai/N. Так называемое среднее с весом = a1n1 + a2n2 +... aini +... + aNnN)/N = aini/ ni = (: N) = iai/i где ni = N, a i = 1, i - так называемые статистические веса. Среднее для непрерывно распределенной величины по аналогии запишется в виде = (a) a da / (a) da = (при интегрировании по всем возможным значениям a) = (a) a da, так как при этом (a) da = 1 Графически зависимость плотности вероятности от значений случайной величины может быть представлена в виде, например (a) (a)da=dP a a da a Возможные пределы интегрирования: + a2,,, и т.д. - 0 a § 4 Применение статистических методов к системе молекул Любое макроскопическое состояние подсистемы (части рассматриваемой системы) можно представить как случайное событие, зависящее от 6 N переменных x1... x N y1... y N 3N координат z1... z N p x1... p xN p y1... p yN 3N импульсов p z1... p zN Переобозначим координаты и импульсы однообразно и подряд q1,... q 3N, p 1... p3N., тогда d = dq1... dp3N. dГ – суть элемент объема в 6N - мерном пространстве (координат и импульсов). Тогда, по аналогии можно записать, учитывая, что обобщенные координаты суть случайные величины, распределенные практически непрерывно dP = d, а P = d. Интегрирование можно проводить по конечному объему данного пространства. Если проинтегрировать по всему объему ( по всем возможным состояниям координат и импульсов), то d = 1. (По всем состояниям) Любая макроскопическая величина, характеризующая газ является функцией этих 6N переменных и времени.

§ 5 Каноническое распределение Здесь мы имеем дело с двумя макроскопическими системами A и A. A называют термостатом, A - подсистемой.

A A Вместе они образуют целую систему. Между A и A возможны разные варианты взаимодействия, например: 1. A - замкнута (системы практически не взаимодействуют между собой), 2. A - квазизамкнута (системы слабо взаимодействуют между собой),...и т.д. - возможны многие другие разнообразные способы их взаимодействия. Пусть E - энергия системы A, то есть термостата, E - энергия системы A то есть исследуемой подсистемы и E* = E + E (E = E* - E). 5.1 Микроканоническое распределение Предположим, что A замкнута, ее энергия за все время наблюдения не меняется (вообще говоря, такой система может быть, например, при абсолютном нуле температур). Заметим, что все состояния системы с заданной энергией равновероятны (в смысле вероятности данного ее состояния). Микроканоническое распределение характеризуется тем, что вероятность нахождения замкнутой подсистемы в одном из состояний с данной энергией пропорциональна кратности его вырождения, а говоря другими словами - статистическому весу, то есть числу способов, которыми может быть реализовано это состояние. Если при абсолютном нуле температур микросостояние реализуется всего одним способом, его статистический вес равен 1, то при любых других температурах одно и то же макросостояние, например, энергия подсистемы равная E0, может быть реализовано многими способами (точнее равными двум или большими двух), которые все являются равновероятными. При этом справедлива следующая формула: (E) = cst (E - E0), где - плотность вероятности для энергии, а - так называемая символическая дельта-функция Дирака = |(0 при E E0) и ( при E = E0) E E Эта функция математически может быть смоделирована разными способами, например a (x) = lim[e /(a) ] = lim[Sin(ax)/x] = lim[( eixtdt)/2], a a a -a -x/a 1/ график иллюстрирует модель - функции.

e 2 x 0. 1.91517. 20 0 x 20 -функция математически является не обычной, а символической функцией. Она обладает следующими важными для нас свойствами. 1. (x) = 0 при x0 2. (x)dx = 1 (при интегрировании по всему пространству, в данном случае от - до +) 3. f(x) (x - x)dx = f(x) f(x) (x)dx = f(0).

5.2 Каноническое распределение Гиббса Пусть A квазизамкнута. A и A взаимодействуют. Подсистема A находится в термостате A. Взаимодействие осуществляется через поверхность, являющуюся общей границей, причем граница условная, так как система в целом состоит из одних и тех же частиц. Мы просто наблюдаем за поведением подсистемы как части целостной системы. Характеристика распределения Гиббса: Распределение Гиббса описывает распределение вероятностей (иметь ту или иную энергию, например) различных состояний подсистемы, составляющей малую, квазинезависимую часть произвольной системы (термостата), находящейся в состоянии статистического равновесия. (Если не учитывать, что вся система находится в состоянии равновесия, то рассуждения этого раздела теряют смысл.) При этом имеет место: (E) = A e – E / kT, A - константа (E) A асимптотически E Вероятность получить от резервуара (термостата, среды) большую флуктуацию энергии для подсистемы уменьшается экспоненциально с ростом энергии этой флуктуации. Вообще говоря, есть функция фундаментальных сохраняющихся величин: энергии, компанентов импульса и момента импульса как векторов, однако выбором системы отсчета можно исключить зависимость от импульсов и моментов импульсов. Рассмотрение вероятностного характера энергии, как наиболее фундаментальной физической величины, имеют достаточно общий характер. Распределение Гиббса можно получить, путем следующего рассуждения. Пусть 0 (E* - E) и (E) - статистические веса термостата и подсистемы (это числа). Тогда вероятность иметь данное состояние (по отношению к энергии в данном случае) пропорциональна произведению статистических весов (так как они взаимодействуют) по свойству вероятности P 0(E* - E) (E). (1) Представим через экспоненту статистический вес термостата. 0 (E* - E) = e (E*-E), Произведем разложение в ряд (E*- E) = (E*) – E /E +... - E/, = (/E)-1 0(E* - E) e e -E /, Введем дополнительную константу и произведем замену, имеем (см.(1)) Pn = cst e e –E n / (En) (n dPE = (E)d). Пусть = kT, cst=A (E) = A e -E / kT. Резюме: i) Микроканоническое распределение - эквивалент признания равновероятными всех микросостояний данного тела ii) В каноническом распределении содержится утверждение о том, что среда не стремиться передать свою энергию телу так, чтобы энергия этого тела возрастала до максимально возможного значения (но случайные флуктуации энергии всегда возможны и подчиняются экспоненте).

Глава 2 Статистические распределения физических величин § 1 Распределения Максвелла по импульсам, скоростям и энергиям усть p и q - обобщенные импульсы и координаты, тогда вероятность, (например, для частиц газа) иметь импульсы и координаты в заданных границах равна dPp, q = A e –E (p, q) / kTdpdq. (1) E - полная энергия частицы из числа частиц составляющих тело. Ее можно представить как сумму кинетической и потенциальной составляющих E(p, q) = E k(p) + E п(q), причем E k зависит только от импульсов, E п зависит только от координат. Если произведение обобщенных импульсов и координат есть элемент объема фазового пространства, то правую часть канонического распределения можно представить в виде произведения двух сомножителей по свойству пересечения вероятностей. Пусть, кроме того, кинетическая и потенциальная составляющие энергии взаимно независимы, что очень хорошо реализуется для сильно разряженных газов и вполне удовлетворительно при нормальных условиях (p = 105 Па, T = 273K), тогда вероятности можно перемножать. dPq,p = A e –Eк /kT e –Eп /kT dpdq = a e –Eк /kT b e –Eп /kT dpdq, A = ab dPp = a e –E к / kT dp, dPq = b e –E п / kTdq. Перейдем к реальному трехмерному пространству. Далее в случае распределения Максвелла рассмотрим кинетическую составляющую энергии.

П 1.1 Плотность распределения по векторам импульсов Eк = mv2/2 = m2v2/2m = p2/2m = (px2 + py2 + pz2)/2m dPp = a exp[-(1/kT2m)(px2 + py2 + pz2)]dpxdpydpz. dp = dpxdpydpz - элемент объема в пространстве импульсов. Мы изучаем вероятность для частиц - иметь тот или иной импульс или вероятность того, что некоторая доля частиц обладает импульсом в заданных пределах. Применим условие нормировки, чтобы найти вид плотности вероятности P = d(по всем состояниям)=1 + Pp = a exp[(- 1 / kT2m) (px2 + py2 + pz2)] dpxdpydpz. - Интегрирование проводится по каждой компоненте импульса от - до +. Так как интегралы независимы и численно равны друг другу (три взаимно перпендикулярных направления для импульсов статистически равноправны), то можно записать Pp = a[ exp(- pi2/kT2m) dpi]3. (-, +), i = x,y или z. Воспользуемся табличным интегралом вида exp(-x2)dx = (-, +) = (/)-1/2. У нас = (kT2m)-1, тогда a(kT2m) 3/2 = 1 a = (2kTm) - 3/2 dPp = (2mkT)-3/2 exp(-p2/2mkT) dp. Окончательно для плотности распределения по векторам импульсов имеем p = (2mkT) - 3/2 exp(-p2/2mkT).

1.2 Плотность распределения по векторам скоростей Выразим импульсы явно через скорости pi = mvi, p2 = m2v2 dPv = a exp[(-m(vx2 +vy2 +vz2)/2kT)] m3dvxdvydvz. a = a m3 = (2mkT) -3/2 m3 = (2kT/m) -3/2, dPv = (2kT/m)-3/2exp(-mv2/2kT)dv dv = dvxdvydvz. Окончательно для плотности распределения по векторам скоростей имеем v = (2kT/m)-3/2 exp(-mv2/2kT).

1.3 Плотность распределения для компонентов скорости vx, vy, vz Считаем компоненты скорости взаимно независимыми, а поскольку вклад каждой скорости в вектор скорости одинаков (статистически равновероятен), то для одной компоненты справедливо (2kT/m) -3/2 замена (2kT/m) -1/2. Здесь использовано свойство пересечения вероятностей взаимно независимых событий, тогда dPv i = (2kT/m)-1/2 exp(-vi2m/2kT) dvi i = x,y или z. Для плотности распределения по компонентам скоростей имеем vi = (2kT/m)-1/2 exp (-mvi2/2kT).

1.4 Плотность распределения для модуля скорости Воспользуемся формулой dPv = (2kT/m)-3/2 exp(-mv2/2kT) dvxdvydvz. Вместо элемента объема в пространстве скоростей декартовой системы координат перейдем к элементу объема в сферических координатах, которые содержат в качестве одной из компонент модуль скорости v, и проинтегрируем по другим компонентам – углам: полярному и азимутальному, чтобы исключить их из дальнейшего рассмотрения. Отступление: сферические координаты, связь с ДСК Z x = SinCos y = SinSin z = Cos y x d d d d d d d Sin d d Криволинейный параллелепипед представляет собой элемент объема dV в сферической системе координат. Чтобы перейти в пространство скоростей, делаем формальную замену v dV = v2(Sin) dv d d, тогда dPv = (m/2kT)3/2 exp(-mv2/2kT)v2(Sin) dv d d. Интегралы по углам вычисляются в пределах : от 0 до 2, а : от 0 до 2 d = 2;

(Sin) d = -Cos | = - (-1-1) = 2 0 0 0 dPv = (m/2kT)3/2 exp(-mv2/2kT) v2 4 dv. Чтобы получить плотность распределения по модулям импульсов умножим и разделим это выражение (и показатель экспоненты в нем) на массу m. (Предлагается вычислить самостоятельно). Имеем dPp = (m/2kT)3/2 exp(-p2/2mkT)(4p2/m3) dp = = (2mkT) -3/2exp(-p2/2mkT) 4p2 dp. Для плотностей вероятности по модулям скоростей и импульсов имеем v = (m/2kT)3/2 exp(-mv2/2kT) v2 4, p = (2mkT)-3/2 exp(-p2/2mkT) p2 4.

1.5 Плотность распределения для энергии Формулу плотности вероятности для энергии,, можно получить как из распределения для модуля скорости, так и для модуля импульса. При этом необходимо использовать формулу для вероятности. Воспользуемся формулой вероятности для модулей импульсов. = p2/2m p2 = 2m 2p dp = 2m d dp = md/(2m)1/2 dP = 4 (2kT)-3/2 m-3/2 e-/kT 2m[md/(2m)1/2] = = (2/1/2)(kT)-3/2 e-/kT1/2d. = (2/1/2) (kT)-3/2 e-/kT 1/2. 1.6 Анализ результатов для плотностей вероятности модулей скорости, импульса и энергии Расчетное задание для студентов. Построение графиков зависимости плотности вероятности для скорости и энергии. Для удобства расчетов формулы приведены к условно безразмерным единицам. v = exp(-v2/T) v2 и = exp(-) 1/2 (v,) = x = 0 - 3 c шагом 0,1. T = 0,5;

1 и 2.

Pages:     || 2 | 3 | 4 |



© 2011 www.dissers.ru - «Бесплатная электронная библиотека»

Материалы этого сайта размещены для ознакомления, все права принадлежат их авторам.
Если Вы не согласны с тем, что Ваш материал размещён на этом сайте, пожалуйста, напишите нам, мы в течении 1-2 рабочих дней удалим его.