Tensory mały niezbędnik
|
|
- Marek Przybysz
- 5 lat temu
- Przeglądów:
Transkrypt
1 28 października 2013
2
3 Rozkład wektora V na współrzędne: α = (0x, V ), β = (0y, V ), γ = (0z, V ).
4
5 Rozkład wektora r, r = (x, y) na współrzędne w dwóch różnych układach współrzędnych. x = x cos θ + y sin θ y = x sin θ + y cos θ.
6 Wektorem A nazywamy wielkość, której współrzędne A x, A y (w układzie Σ) transformują się przy obrocie układu o kąt θ według A x = A x cos θ + A y sin θ A y = A x sin θ + A y cos θ. (A x, A y to współrzędne w układzie Σ, powstałym w wyniku obrotu Σ.)
7 Wektorem A nazywamy wielkość, której współrzędne A x, A y (w układzie Σ) transformują się przy obrocie układu o kąt θ według A x = A x cos θ + A y sin θ A y = A x sin θ + A y cos θ. (A x, A y to współrzędne w układzie Σ, powstałym w wyniku obrotu Σ.) Ogólnie (3 wymiary): A 1 = a 11 A 1 + a 12 A 2 + a 13 A 3 A 2 = a 21 A 1 + a 22 A 2 + a 23 A 3 A 3 = a 31 A 1 + a 32 A 2 + a 33 A 3.
8 Wektorem A nazywamy wielkość, której współrzędne A x, A y (w układzie Σ) transformują się przy obrocie układu o kąt θ według A x = A x cos θ + A y sin θ A y = A x sin θ + A y cos θ. (A x, A y to współrzędne w układzie Σ, powstałym w wyniku obrotu Σ.) Ogólnie (3 wymiary): A 1 = a 11 A 1 + a 12 A 2 + a 13 A 3 A 2 = a 21 A 1 + a 22 A 2 + a 23 A 3 A 3 = a 31 A 1 + a 32 A 2 + a 33 A 3. A n = 3 a nk A k, n = 1, 2, 3. k=1
9 Wektorem A nazywamy wielkość, której współrzędne A x, A y (w układzie Σ) transformują się przy obrocie układu o kąt θ według A x = A x cos θ + A y sin θ A y = A x sin θ + A y cos θ. (A x, A y to współrzędne w układzie Σ, powstałym w wyniku obrotu Σ.) Ogólnie (3 wymiary): A 1 = a 11 A 1 + a 12 A 2 + a 13 A 3 A 2 = a 21 A 1 + a 22 A 2 + a 23 A 3 A 3 = a 31 A 1 + a 32 A 2 + a 33 A 3. A n = 3 a nk A k, n = 1, 2, 3. k=1 zapisujemy prościej: A n = a nk A k, n = 1, 2, 3.
10 Co to są współczynniki a nk???
11 Co to są współczynniki a nk??? A = e 1 A 1 + e 2 A 2 + e 3 A 3
12 Co to są współczynniki a nk??? A = e 1 A 1 + e 2 A 2 + e 3 A 3 A = e 1A 1 + e 2A 2 + e 3A 3 albo w naszej notacji bez znaku sumy A = e na n = e k A k
13 Co to są współczynniki a nk??? A = e 1 A 1 + e 2 A 2 + e 3 A 3 A = e 1A 1 + e 2A 2 + e 3A 3 albo w naszej notacji bez znaku sumy A = e na n = e k A k Wystarczy teraz pomnożyć obie strony przez e n A n = e n e k A k a nk A k stąd
14 Co to są współczynniki a nk??? A = e 1 A 1 + e 2 A 2 + e 3 A 3 A = e 1A 1 + e 2A 2 + e 3A 3 albo w naszej notacji bez znaku sumy A = e na n = e k A k Wystarczy teraz pomnożyć obie strony przez e n A n = e n e k A k a nk A k stąd a nk = e n e k = cos (oś n w Σ, oś k w Σ)
15 Co to są współczynniki a nk??? A = e 1 A 1 + e 2 A 2 + e 3 A 3 A = e 1A 1 + e 2A 2 + e 3A 3 albo w naszej notacji bez znaku sumy A = e na n = e k A k Wystarczy teraz pomnożyć obie strony przez e n A n = e n e k A k a nk A k stąd a nk = e n e k = cos (oś n w Σ, oś k w Σ) Macierz a nk to macierz kosinusów kątów, określających wzajemne zorientowanie osi obu wykładów
16 Co to są współczynniki a nk??? A = e 1 A 1 + e 2 A 2 + e 3 A 3 A = e 1A 1 + e 2A 2 + e 3A 3 albo w naszej notacji bez znaku sumy A = e na n = e k A k Wystarczy teraz pomnożyć obie strony przez e n A n = e n e k A k a nk A k stąd a nk = e n e k = cos (oś n w Σ, oś k w Σ) Macierz a nk to macierz kosinusów kątów, określających wzajemne zorientowanie osi obu wykładów Nieco uproszczona definicja tensora drugiego rzędu:
17 Tensorem drugiego rzędu T nazywamy wielkość, której 3 3 = 9 współrzędnych T ik (w układzie Σ) transformują się przy obrocie układu o kąt θ według Pewne własności: T ik T mn = a mi a nk T ik.
18 Tensorem drugiego rzędu T nazywamy wielkość, której 3 3 = 9 współrzędnych T ik (w układzie Σ) transformują się przy obrocie układu o kąt θ według Pewne własności: T ik T mn = a mi a nk T ik. Tensory symetryczne S ik = S ki tylko sześć współrzędnych!!
19 Tensorem drugiego rzędu T nazywamy wielkość, której 3 3 = 9 współrzędnych T ik (w układzie Σ) transformują się przy obrocie układu o kąt θ według Pewne własności: T ik T mn = a mi a nk T ik. Tensory symetryczne S ik = S ki tylko sześć współrzędnych!! Tensory antysymetryczne A ik = A ki tylko trzy współrzędne!!
20 Tensorem drugiego rzędu T nazywamy wielkość, której 3 3 = 9 współrzędnych T ik (w układzie Σ) transformują się przy obrocie układu o kąt θ według Pewne własności: T ik T mn = a mi a nk T ik. Tensory symetryczne S ik = S ki tylko sześć współrzędnych!! Tensory antysymetryczne A ik = A ki tylko trzy współrzędne!! Np. iloczyn wektorowy to nic innego jak antysymetryczny tensor 2. rzędu!! A B = C; C i = ɛ ijk A j B k.
21 Tensorem drugiego rzędu T nazywamy wielkość, której 3 3 = 9 współrzędnych T ik (w układzie Σ) transformują się przy obrocie układu o kąt θ według Pewne własności: T ik T mn = a mi a nk T ik. Tensory symetryczne S ik = S ki tylko sześć współrzędnych!! Tensory antysymetryczne A ik = A ki tylko trzy współrzędne!! Np. iloczyn wektorowy to nic innego jak antysymetryczny tensor 2. rzędu!! A B = C; C i = ɛ ijk A j B k. Tutaj ε ijk = 0 i = j j = k i = k +1 (i, j, k) = P + (1, 2, 3) 1 (i, j, k) = P (1, 2, 3),
22 Tensory drugiego rzędu w fizyce... w dielektryku powstaje wektor polaryzacji elektrycznej P, który w zdecydowanej większości materiałów jest proporcjonalny do pola elektrycznego: P = χe, P i = χe i, i = 1, 2, 3, gdzie χ to tzw. polaryzowalność elektryczna. Oba wektory mają wspólny kierunek i zwrot, a stała materiałowa χ mówi tylko o skuteczności uporządkowania dipoli.
23 Tensory drugiego rzędu w fizyce... w dielektryku powstaje wektor polaryzacji elektrycznej P, który w zdecydowanej większości materiałów jest proporcjonalny do pola elektrycznego: P = χe, P i = χe i, i = 1, 2, 3, gdzie χ to tzw. polaryzowalność elektryczna. Oba wektory mają wspólny kierunek i zwrot, a stała materiałowa χ mówi tylko o skuteczności uporządkowania dipoli. W dielektrykach anizotropowych mamy bardziej skomplikowane P 1 = χ 11 E 1 + χ 12 E 2 + χ 13 E 3, P 2 = χ 21 E 1 + χ 22 E 2 + χ 23 E 3, P 3 = χ 31 E 1 + χ 32 E 2 + χ 33 E 3.
24 Tensory drugiego rzędu w fizyce... w dielektryku powstaje wektor polaryzacji elektrycznej P, który w zdecydowanej większości materiałów jest proporcjonalny do pola elektrycznego: P = χe, P i = χe i, i = 1, 2, 3, gdzie χ to tzw. polaryzowalność elektryczna. Oba wektory mają wspólny kierunek i zwrot, a stała materiałowa χ mówi tylko o skuteczności uporządkowania dipoli. W dielektrykach anizotropowych mamy bardziej skomplikowane P 1 = χ 11 E 1 + χ 12 E 2 + χ 13 E 3, P 2 = χ 21 E 1 + χ 22 E 2 + χ 23 E 3, P 3 = χ 31 E 1 + χ 32 E 2 + χ 33 E 3. Fizycznie oznacza to, że natężenie wektora polaryzacji w kierunku osi 0x (P 1 ) zależy nie tylko od x-owej składowej natężenia pola elektrycznego (E 1 ), ale również od składowych tego pola w kierunku osi 0y i 0z (E 2 i E 3 ). Matematycznie zastąpienie jednej stałej materiałowej, polaryzowalności χ, dziewięcioma liczbami χ ik oznacza, że charakter tej stałej jest już inny. Nie jest już ona skalarem, ale tensorem drugiego rzędu.
25 Tensor momentu bezwładności Ciało sztywne: układ mas (m i ), odległych o (r i ) od osi obrotu; każda z mas porusza się z prędkością
26 Tensor momentu bezwładności Ciało sztywne: układ mas (m i ), odległych o (r i ) od osi obrotu; każda z mas porusza się z prędkością v i = ω r i, ω prędkość kątowa c. s.
27 Tensor momentu bezwładności Ciało sztywne: układ mas (m i ), odległych o (r i ) od osi obrotu; każda z mas porusza się z prędkością Całkowity moment pędu L = n m i r i v i = i=1 v i = ω r i, ω prędkość kątowa c. s. n m i [r i (ω r i )] = i=1 n m i [ωri 2 r i (ω r i )]. i=1
28 Tensor momentu bezwładności Ciało sztywne: układ mas (m i ), odległych o (r i ) od osi obrotu; każda z mas porusza się z prędkością Całkowity moment pędu L = n m i r i v i = i=1 v i = ω r i, ω prędkość kątowa c. s. n m i [r i (ω r i )] = i=1 L x = L y = L z = i=1 i=1 i=1 n m i [ωri 2 r i (ω r i )]. i=1 n m i [ω x ri 2 x i (ω r i )] n m i [ω y ri 2 y i (ω r i )] n m i [ω z ri 2 z i (ω r i )].
29 Wprowadzamy B B xx B xy B xz B yx B yy B yz B zx B zy B zz
30 Wprowadzamy B B xx B xy B xz B yx B yy B yz B zx B zy B zz B xx = B yy = B zz = n m i [yi 2 + zi 2 ], i=1 n m i [x 2 i + zi 2 ], i=1 n m i [x 2 i + yi 2 ], i=1 B xy = B yx = B yz = B zy = B zx = B xz = n m i x i y i, i=1 n m i y i z i, i=1 n m i z i x i. i=1
31 Związek pomiędzy momentem pędu a momentem bezwładności zapiszemy teraz B xx B xy B xz B yx B yy B yz B zx B zy B zz ω x ω y ω z = B xx, B yy, B zz momenty bezwładności względem głównych osi (osi układu kartezjańskiego); B xz = B zx ; B zy = B yz,... momenty dewiacji. L x L y L z.
32 Związek pomiędzy momentem pędu a momentem bezwładności zapiszemy teraz B xx B xy B xz B yx B yy B yz B zx B zy B zz ω x ω y ω z = B xx, B yy, B zz momenty bezwładności względem głównych osi (osi układu kartezjańskiego); B xz = B zx ; B zy = B yz,... momenty dewiacji. Tensor bezwładności jest tensorem symetrycznym, a więc istnieje układ osi własnych, w którym B xx 0 0 ω x L x 0 B yy ω y = L y, 0 0 B zz ω z L z. L x L y L z.
33 Kontrakcja tensora Tensor na przykład czwartego rzędu: 3 4 = 81 liczb (współrzędnych) V ijkl
34 Kontrakcja tensora Tensor na przykład czwartego rzędu: 3 4 = 81 liczb (współrzędnych) V ijkl V ijkl V mnpq = a mi a nj a pk a ql V ijkl
35 Kontrakcja tensora Tensor na przykład czwartego rzędu: 3 4 = 81 liczb (współrzędnych) V ijkl V ijkl V mnpq = a mi a nj a pk a ql V ijkl Kontrakcja względem dwóch (np. pierwszych) wskaźników to V iikl = V 11kl + V 22kl + V 33kl U kl
36 Kontrakcja tensora Tensor na przykład czwartego rzędu: 3 4 = 81 liczb (współrzędnych) V ijkl V ijkl V mnpq = a mi a nj a pk a ql V ijkl Kontrakcja względem dwóch (np. pierwszych) wskaźników to tensor drugiego rzędu. V iikl = V 11kl + V 22kl + V 33kl U kl
37 Kontrakcja tensora Tensor na przykład czwartego rzędu: 3 4 = 81 liczb (współrzędnych) V ijkl V ijkl V mnpq = a mi a nj a pk a ql V ijkl Kontrakcja względem dwóch (np. pierwszych) wskaźników to V iikl = V 11kl + V 22kl + V 33kl U kl tensor drugiego rzędu. Kontrakcja obniża więc rząd tensora o 2;
38 Kontrakcja tensora Tensor na przykład czwartego rzędu: 3 4 = 81 liczb (współrzędnych) V ijkl V ijkl V mnpq = a mi a nj a pk a ql V ijkl Kontrakcja względem dwóch (np. pierwszych) wskaźników to V iikl = V 11kl + V 22kl + V 33kl U kl tensor drugiego rzędu. Kontrakcja obniża więc rząd tensora o 2; na przykład ślad tensora suma składowych diagonalnych tensora 2. rzędu T ii = T 11 + T 22 + T 33 = skalar
39 Kontrakcja tensora Tensor na przykład czwartego rzędu: 3 4 = 81 liczb (współrzędnych) V ijkl V ijkl V mnpq = a mi a nj a pk a ql V ijkl Kontrakcja względem dwóch (np. pierwszych) wskaźników to V iikl = V 11kl + V 22kl + V 33kl U kl tensor drugiego rzędu. Kontrakcja obniża więc rząd tensora o 2; na przykład ślad tensora suma składowych diagonalnych tensora 2. rzędu albo T ii = T 11 + T 22 + T 33 = skalar a i b i = a 1 b 1 + a 2 b 2 + a 3 b 3 = a b. (zauważ a i b i to kontrakcja tensora drugiego rzędu a i b k.)
40 Operatory Różniczkowe i Tensory Okazuje się, że operator pochodnej cząstkowej i = x i formalnie jest też tensorem pierwszego rzędu. Wynika stąd
41 Operatory Różniczkowe i Tensory Okazuje się, że operator pochodnej cząstkowej i = x i formalnie jest też tensorem pierwszego rzędu. Wynika stąd a i = a 1 + a 2 + a 3 = diva x i x 1 x 2 x 3
42 Operatory Różniczkowe i Tensory Okazuje się, że operator pochodnej cząstkowej i = x i formalnie jest też tensorem pierwszego rzędu. Wynika stąd a i = a 1 + a 2 + a 3 = diva x i x 1 x 2 x 3 jest skalarem (o czym zawsze wiedzieliśmy)
43 Operatory Różniczkowe i Tensory Okazuje się, że operator pochodnej cząstkowej i = x i formalnie jest też tensorem pierwszego rzędu. Wynika stąd a i = a 1 + a 2 + a 3 = diva x i x 1 x 2 x 3 jest skalarem (o czym zawsze wiedzieliśmy) Tw. Ostrogradskiego-Gaussa Σ a dσ = V Σ a k dσ k = V diva dv = Formalnie więc mamy przyporządkowanie (1) {...}dv {...}dσ k x k Σ V a k x k dv
44 Operatory Różniczkowe i Tensory Okazuje się, że operator pochodnej cząstkowej i = x i formalnie jest też tensorem pierwszego rzędu. Wynika stąd a i = a 1 + a 2 + a 3 = diva x i x 1 x 2 x 3 jest skalarem (o czym zawsze wiedzieliśmy) Tw. Ostrogradskiego-Gaussa Σ a dσ = V Σ a k dσ k = V diva dv = Formalnie więc mamy przyporządkowanie (1) {...}dv {...}dσ k x k Σ V a k x k dv czyli całka objętościowa ze skalara będącego dywergencją wektora może być zastąpiona całką powierzchniową z wektora.
45 a całka całka objętościowa z wektora??
46 a całka całka objętościowa z wektora?? może być zastąpiona całką powierzchniową z tensora drugiego rzędu.
47 a całka całka objętościowa z wektora?? może być zastąpiona całką powierzchniową z tensora drugiego rzędu. Spróbujmy to sprawdzić. Całka objętościowa z wektora (konkretnie: jego i-tej składowej (współrzędnej) niech będzie miała postać F i dv V
48 a całka całka objętościowa z wektora?? może być zastąpiona całką powierzchniową z tensora drugiego rzędu. Spróbujmy to sprawdzić. Całka objętościowa z wektora (konkretnie: jego i-tej składowej (współrzędnej) niech będzie miała postać F i dv Jeżeli F i τ ik x k V = τ i1 x 1 + τ i2 x 2 + τ i3 x 3 tzn. siła jest dywergencją tensora zauważ τ ik to tensor trzeciego x l rzędu, poddany zwężeniu daje to tensor 3 2 = 1. rzędu, wektor.
49 a całka całka objętościowa z wektora?? może być zastąpiona całką powierzchniową z tensora drugiego rzędu. Spróbujmy to sprawdzić. Całka objętościowa z wektora (konkretnie: jego i-tej składowej (współrzędnej) niech będzie miała postać F i dv Jeżeli F i τ ik x k V = τ i1 x 1 + τ i2 x 2 + τ i3 x 3 tzn. siła jest dywergencją tensora zauważ τ ik to tensor trzeciego x l rzędu, poddany zwężeniu daje to tensor 3 2 = 1. rzędu, wektor. Z równania (1) τ ik F i dv = dv = τ ik dσ k. x k Σ V V
50 Dodatkowa literatura MMF algebra liniowa; elementy rachunku tensorowego, A.L Każdy sensowny podręcznik, polecam: Arfken, Mathematical Methods For Physicists, jest w naszej bibliotece WFiIS.
51 Równania hydrodynamiki krótkie wprowadzenie Zjawiska zachodzące w poruszających się płynach (cieczach lub gazach) traktujemy makroskopowo płyn jest ośrodkiem ciągłym. Do opisu formalnego naszego płynu w funkcji czasu (t) i współrzędnych przestrzennych (r) używamy: prędkości u(r, t) i dwóch (z trzech) parametrów stanu np. ciśnienia p i gęstości ρ.
52 Równania hydrodynamiki krótkie wprowadzenie Zjawiska zachodzące w poruszających się płynach (cieczach lub gazach) traktujemy makroskopowo płyn jest ośrodkiem ciągłym. Do opisu formalnego naszego płynu w funkcji czasu (t) i współrzędnych przestrzennych (r) używamy: prędkości u(r, t) i dwóch (z trzech) parametrów stanu np. ciśnienia p i gęstości ρ. Na element płynu działają siły objętościowe (np. grawitacja) i powierzchniowe (ciśnienie, tarcie lepkie). Równanie ruchu takiego elementu to (2) masa du dt = F obj + F pow.
53 Równania hydrodynamiki krótkie wprowadzenie Zjawiska zachodzące w poruszających się płynach (cieczach lub gazach) traktujemy makroskopowo płyn jest ośrodkiem ciągłym. Do opisu formalnego naszego płynu w funkcji czasu (t) i współrzędnych przestrzennych (r) używamy: prędkości u(r, t) i dwóch (z trzech) parametrów stanu np. ciśnienia p i gęstości ρ. Na element płynu działają siły objętościowe (np. grawitacja) i powierzchniowe (ciśnienie, tarcie lepkie). Równanie ruchu takiego elementu to (2) masa du dt = F obj + F pow. Warto zauważyć, że siły objętościowe (F obj ) są proporcjonalne do objętości elementu, a więc do drugiej potęgi jego charakterystycznego wymiaru (L 3 ), a siły powierzchniowe do powierzchni (L 2 ). Przy L 0 dominują więc te drugie.
54 Siły powierzchniowe to siły ciśnienia i siły tarcia lepkiego, występujące pomiędzy sąsiednimi warstwami cieczy. Z ich natury wynika, że powinno dać się je zapisać w postaci całki po powierzchni zamkniętej (Σ) i zamykającej w sobie rozważany element płynu (V ).
55 Siły powierzchniowe to siły ciśnienia i siły tarcia lepkiego, występujące pomiędzy sąsiednimi warstwami cieczy. Z ich natury wynika, że powinno dać się je zapisać w postaci całki po powierzchni zamkniętej (Σ) i zamykającej w sobie rozważany element płynu (V ). Tak jak widzieliśmy reguły rachunku tensorowego wymagają aby (3) F i τ ik x k = τ i1 x 1 + τ i2 x 2 + τ i3 x 3. Przy tak określonej i-tej składowej siły możemy zastosować twierdzenie O-G w postaci tensorowej τ ik (4) F i dv = dv = τ ik dσ k. V V x k Σ Wyrażenie pod całką powierzchniową τ ik dσ k τ i1 dσ 1 + τ i2 dσ 2 + τ i3 dσ 3 to iloczyn skalarny składowych tensora τ ik (pierwszy wskaźnik ustalony) i wektora dσ = (dσ 1, dσ 2, dσ 3 ) skierowanego elementu powierzchni całkowania Σ.
56 Interpretacja τ ik Z formalnych dezyderatów zapisania siły powierzchniowej w postaci całki po powierzchni pojawia się potrzeba istnienia tensora τ ik. Tensor ten to właśnie tensor naprężeń (napięć). Funkcjonuje on z równym powodzeniem (a może i większym) w opisie deformacji sprężystych ośrodków ciągłych. Z równania (4) wynika jego prosta interpretacja τ ik to i-ta składowa siły, działającej na element jednostkowy powierzchni, prostopadły do osi k.
57 Interpretacja τ ik Z formalnych dezyderatów zapisania siły powierzchniowej w postaci całki po powierzchni pojawia się potrzeba istnienia tensora τ ik. Tensor ten to właśnie tensor naprężeń (napięć). Funkcjonuje on z równym powodzeniem (a może i większym) w opisie deformacji sprężystych ośrodków ciągłych. Z równania (4) wynika jego prosta interpretacja τ ik to i-ta składowa siły, działającej na element jednostkowy powierzchni, prostopadły do osi k. Tensor ten musi być tensorem symetrycznym.
58 Interpretacja τ ik Z formalnych dezyderatów zapisania siły powierzchniowej w postaci całki po powierzchni pojawia się potrzeba istnienia tensora τ ik. Tensor ten to właśnie tensor naprężeń (napięć). Funkcjonuje on z równym powodzeniem (a może i większym) w opisie deformacji sprężystych ośrodków ciągłych. Z równania (4) wynika jego prosta interpretacja τ ik to i-ta składowa siły, działającej na element jednostkowy powierzchni, prostopadły do osi k. Tensor ten musi być tensorem symetrycznym. Jeżeli siły działające na daną objętość płynu wyrażają się poprzez całkę powierzchniową to i ich moment musi mieć postać takiej samej całki.
59 Interpretacja τ ik Z formalnych dezyderatów zapisania siły powierzchniowej w postaci całki po powierzchni pojawia się potrzeba istnienia tensora τ ik. Tensor ten to właśnie tensor naprężeń (napięć). Funkcjonuje on z równym powodzeniem (a może i większym) w opisie deformacji sprężystych ośrodków ciągłych. Z równania (4) wynika jego prosta interpretacja τ ik to i-ta składowa siły, działającej na element jednostkowy powierzchni, prostopadły do osi k. Tensor ten musi być tensorem symetrycznym. Jeżeli siły działające na daną objętość płynu wyrażają się poprzez całkę powierzchniową to i ich moment musi mieć postać takiej samej całki. M l = ɛ lki x k F i
60 Interpretacja τ ik Z formalnych dezyderatów zapisania siły powierzchniowej w postaci całki po powierzchni pojawia się potrzeba istnienia tensora τ ik. Tensor ten to właśnie tensor naprężeń (napięć). Funkcjonuje on z równym powodzeniem (a może i większym) w opisie deformacji sprężystych ośrodków ciągłych. Z równania (4) wynika jego prosta interpretacja τ ik to i-ta składowa siły, działającej na element jednostkowy powierzchni, prostopadły do osi k. Tensor ten musi być tensorem symetrycznym. Jeżeli siły działające na daną objętość płynu wyrażają się poprzez całkę powierzchniową to i ich moment musi mieć postać takiej samej całki. M l = ɛ lki x k F i Oczekujemy, że składowa l (gdzie l i, l k, i k momentu siły powinna dać się zapisać w postaci całki ( τil (F i x k F k x i )dv = x k τ ) kl x i dv. x l x l V V
61 Całkę tę, przekształcamy (całkowanie przez części) ( τil x k τ ) kl x i dv = [τ il x k τ kl x i ] dv V x l x l V x l ( ) x k x i τ il τ kl dv. x l x l V
62 Całkę tę, przekształcamy (całkowanie przez części) ( τil x k τ ) kl x i dv = [τ il x k τ kl x i ] dv V x l x l V x l ( ) x k x i τ il τ kl dv. x l x l Pierwsza z dwóch całek jest całką z dywergencji a więc można ja przekształcić do całki powierzchniowej; druga całka to ( ) x k x i τ il τ kl dv = (τ il δ kl τ kl δ il ) dv = (τ ik τ ki )dv. x l x l V V V V
63 Całkę tę, przekształcamy (całkowanie przez części) ( τil x k τ ) kl x i dv = [τ il x k τ kl x i ] dv V x l x l V x l ( ) x k x i τ il τ kl dv. x l x l Pierwsza z dwóch całek jest całką z dywergencji a więc można ja przekształcić do całki powierzchniowej; druga całka to ( ) x k x i τ il τ kl dv = (τ il δ kl τ kl δ il ) dv = (τ ik τ ki )dv. x l x l V V Aby moment siły dał się przedstawić w postaci wyłącznie całki powierzchniowej tensor τ ik musi być tensorem symetrycznym. Zawsze może być on przedstawiony w odpowiednim układzie układzie osi własnych w którym tylko diagonalne składowe są różne od zera, a składowe poza przekątną główną znikają. Suma składowych diagonalnych jest to tzw. ślad tensora V τ ii τ 11 + τ 22 + τ 33 skalarna wielkość, będąca niezmienikiem transformacji. V
64 Tensor τ ik a hydrostatyka Dla płynu w równowadze, tensor naprężeń wyraża się jednoznacznie przez ciśnienie panujące w otoczeniu (nieskończenie małego) elementu cieczy. Z prawa Pascala wynika, że wszystkie trzy składowe tensora (układ osi własnych) są sobie równe. Ponieważ reprezentują one siły działające na jednostkowe powierzchnie, prostopadłe do trzech głównych osi mamy (5) τ 11 = τ 22 = τ 33 = 1 3 τ ii = p (ujemny znak, bo siła działa w kierunku przeciwnym do kierunku skierowanego na zewnątrz wektora dσ).
65 Tensor τ ik a hydrostatyka Dla płynu w równowadze, tensor naprężeń wyraża się jednoznacznie przez ciśnienie panujące w otoczeniu (nieskończenie małego) elementu cieczy. Z prawa Pascala wynika, że wszystkie trzy składowe tensora (układ osi własnych) są sobie równe. Ponieważ reprezentują one siły działające na jednostkowe powierzchnie, prostopadłe do trzech głównych osi mamy (5) τ 11 = τ 22 = τ 33 = 1 3 τ ii = p (ujemny znak, bo siła działa w kierunku przeciwnym do kierunku skierowanego na zewnątrz wektora dσ). Przypadek ogólny; składowe ścinania W przypadku, kiedy ma czynienia z ruchem względnym warstw płynu tensor τ ik zapisujemy w postaci (6) τ ik = pδ ik + d ik. Pierwszy składnik po prawej stronie to przyczynek od sił ciśnienia; drugi tensor d ik związany jest właśnie z ruchem cieczy.
66 Już Newton postulował, że aby ten drugi przyczynek był różny od zera, to pomiędzy przyległymi warstwami płynu musi być pewna różnica prędkości.
67 Już Newton postulował, że aby ten drugi przyczynek był różny od zera, to pomiędzy przyległymi warstwami płynu musi być pewna różnica prędkości. Na przykład, jeżeli rozpatrywać ruch w kierunku osi 0x (albo x 1 ), możemy mieć do czynienia z pewnym zróżnicowaniem prędkości w kierunku osi 0y (albo x 2 ) i wyrażenie u 1 x 2 będzie różne od zera. Możemy skojarzyć z tym odpowiednią siłę (na jednostkę powierzchni) d 12 = d 21 = µ u 1 x 2,
68 Już Newton postulował, że aby ten drugi przyczynek był różny od zera, to pomiędzy przyległymi warstwami płynu musi być pewna różnica prędkości. Na przykład, jeżeli rozpatrywać ruch w kierunku osi 0x (albo x 1 ), możemy mieć do czynienia z pewnym zróżnicowaniem prędkości w kierunku osi 0y (albo x 2 ) i wyrażenie u 1 x 2 będzie różne od zera. Możemy skojarzyć z tym odpowiednią siłę (na jednostkę powierzchni) d 12 = d 21 = µ u 1 x 2, gdzie współczynnik µ jest stałą materiałową i zależy, w pierwszym rzędzie, od rodzaju płynu.
69 Już Newton postulował, że aby ten drugi przyczynek był różny od zera, to pomiędzy przyległymi warstwami płynu musi być pewna różnica prędkości. Na przykład, jeżeli rozpatrywać ruch w kierunku osi 0x (albo x 1 ), możemy mieć do czynienia z pewnym zróżnicowaniem prędkości w kierunku osi 0y (albo x 2 ) i wyrażenie u 1 x 2 będzie różne od zera. Możemy skojarzyć z tym odpowiednią siłę (na jednostkę powierzchni) d 12 = d 21 = µ u 1 x 2, gdzie współczynnik µ jest stałą materiałową i zależy, w pierwszym rzędzie, od rodzaju płynu. Tensor d ij jest oczywiście symetryczny, bo stanowi część symetrycznego tensora τ ik ; symetria zresztą wynika z założenia o izotropowych własnościach płynu.
70 Formalnie zapisujemy tensor d ik w postaci nieco bardziej skomplikowanej (7) d ik = 2µ(e ik 1 3 δ ik ),
71 Formalnie zapisujemy tensor d ik w postaci nieco bardziej skomplikowanej (7) d ik = 2µ(e ik 1 3 δ ik ), gdzie tensor e ik e ik = 1 ( ui + u ) k 2 x k x i to naocznie symetryczny tensor, w którym występują pierwsze pochodne składowych wektora prędkości; natomiast
72 Formalnie zapisujemy tensor d ik w postaci nieco bardziej skomplikowanej (7) d ik = 2µ(e ik 1 3 δ ik ), gdzie tensor e ik e ik = 1 ( ui + u ) k 2 x k x i to naocznie symetryczny tensor, w którym występują pierwsze pochodne składowych wektora prędkości; natomiast (8) = u i x i = div u = e ii to ślad tego tensora (skalar).
73 Formalnie zapisujemy tensor d ik w postaci nieco bardziej skomplikowanej (7) d ik = 2µ(e ik 1 3 δ ik ), gdzie tensor e ik e ik = 1 ( ui + u ) k 2 x k x i to naocznie symetryczny tensor, w którym występują pierwsze pochodne składowych wektora prędkości; natomiast (8) = u i x i = div u = e ii to ślad tego tensora (skalar). Dodanie takiego (formalnie przekształconego do wielkości tensorowej mnożnik δ ik ) skalara niewiele zmienia określenie sił (pochodne tensora τ ik ) pozostaje bez zmian. Natomiast tak określony tensor ma ślad (sumę składowych diagonalnych) równy zeru łatwo to sprawdzić, o ile uzmysłowimy sobie że ślad delty Kroneckera (też tensor!) δ ii = 3. Takie zerowanie się dywergencji tensora pozwala na formułowanie dodatkowych wniosków
74 Równanie Naviera-Stokesa Powracamy do równania masa du dt = F obj + F pow.
75 Równanie Naviera-Stokesa Powracamy do równania masa elementu objętości dv to ρdv masa du dt = F obj + F pow.
76 Równanie Naviera-Stokesa Powracamy do równania masa elementu objętości dv to ρdv masa du dt = F obj + F pow. (9) ρdv du i dt = F iρdv + τ ik x k dv, i = 1, 2, 3 gdzie F i to gęstość sił objętościowych (siła na jednostkę masy), a za siły powierzchniowe dywergencję tensora naprężeń. Dzielimy przez dv i podstawiamy jawną postać tensora naprężeń
77 Równanie Naviera-Stokesa Powracamy do równania masa elementu objętości dv to ρdv masa du dt = F obj + F pow. (9) ρdv du i dt = F iρdv + τ ik x k dv, i = 1, 2, 3 gdzie F i to gęstość sił objętościowych (siła na jednostkę masy), a za siły powierzchniowe dywergencję tensora naprężeń. Dzielimy przez dv i podstawiamy jawną postać tensora naprężeń (10) ρ du i dt = ρf i p x i + [ 2µ(e ik 1 ] x k 3 δ ik ). To właśnie równanie nazywamy równaniem Naviera-Stokesa.
78 Równanie Naviera-Stokesa c.d. Dla gęstości ρ stałej w czasie i przestrzeni mamy (równanie ciągłości!) Mamy wówczas też 2µ e ik x k = µ x k divu = u i x i = = 0. ( ui x k + u k x i ) ( 2 u i = µ x 2 + k x i ) u k = µ 2 u i x k x 2 k (wymieniamy szyk liczenia pochodnych mieszanych i jeszcze raz korzystamy z zerowania się dywergencji prędkości). Równanie (10) w zapisie wektorowym przybiera wówczas postać (11) ρ du dt = ρf p + µ u.
79 Równanie N-S bez tensorów Równanie N-S można też wyprowadzić bez tensorów, stosując proste rachunki, z których wynikają te same postacie przyczynków do sił powierzchniowych. Zobaczmy
80 Równanie N-S bez tensorów Równanie N-S można też wyprowadzić bez tensorów, stosując proste rachunki, z których wynikają te same postacie przyczynków do sił powierzchniowych. Zobaczmy Rysunek: Siły powierzchniowe ciśnienia (a) i lepkości(b)
81 Tak jak pokazane jest to w części (a) rysunku na nieskończenie mały element objętości cieczy, o rozmiarach dxdydz działa z lewej siła o składowej F x (x, y, z) = p(x, y, z)dydz, natomiast z prawej ta sama składowa ma postać F x (x + dx, y, z) = p(x + dx, y, z)dydz.
82 Tak jak pokazane jest to w części (a) rysunku na nieskończenie mały element objętości cieczy, o rozmiarach dxdydz działa z lewej siła o składowej F x (x, y, z) = p(x, y, z)dydz, natomiast z prawej ta sama składowa ma postać F x (x + dx, y, z) = p(x + dx, y, z)dydz. Korzystamy z rozwinięcia w szereg Taylora, zachowując tylko wyrazy nieskończenie małe pierwszego rzędu [ F x = p(x + dx, y, z)dydz p(x, y, z) + p ] x dx dydz.
83 Tak jak pokazane jest to w części (a) rysunku na nieskończenie mały element objętości cieczy, o rozmiarach dxdydz działa z lewej siła o składowej F x (x, y, z) = p(x, y, z)dydz, natomiast z prawej ta sama składowa ma postać F x (x + dx, y, z) = p(x + dx, y, z)dydz. Korzystamy z rozwinięcia w szereg Taylora, zachowując tylko wyrazy nieskończenie małe pierwszego rzędu [ F x = p(x + dx, y, z)dydz p(x, y, z) + p ] x dx dydz. Za ruch w kierunku osi 0x odpowiedzialna jest różnica tych dwóch składowych F wypadkowa x = p x dxdydz, (x,y,z) a więc na jednostkę objętości F wypadkowa x /dv = p x. (x,y,z)
84 Analogicznie możemy wyprowadzić przyczynek do x-owej składowej siły lepkości (część (b) rysunku). Na dolną podstawę elementu działa ze strony dolnej warstwy płynu zgodnie z założeniem Newtona siła µ u x(x, y, z) dxdy z
85 Analogicznie możemy wyprowadzić przyczynek do x-owej składowej siły lepkości (część (b) rysunku). Na dolną podstawę elementu działa ze strony dolnej warstwy płynu zgodnie z założeniem Newtona siła na górną µ u x(x, y, z) dxdy z
86 Analogicznie możemy wyprowadzić przyczynek do x-owej składowej siły lepkości (część (b) rysunku). Na dolną podstawę elementu działa ze strony dolnej warstwy płynu zgodnie z założeniem Newtona siła na górną µ u x(x, y, z + dz) z µ u x(x, y, z) dxdy z [ ux (x, y, z) = µ + z z ] u x (x, y, z) dz dxdy; z ich różnica (! zastanów się dlaczego) odniesiona do elementu o rozmiarach dxdydz to
87 Analogicznie możemy wyprowadzić przyczynek do x-owej składowej siły lepkości (część (b) rysunku). Na dolną podstawę elementu działa ze strony dolnej warstwy płynu zgodnie z założeniem Newtona siła na górną µ u x(x, y, z + dz) z µ u x(x, y, z) dxdy z [ ux (x, y, z) = µ + z z ] u x (x, y, z) dz dxdy; z ich różnica (! zastanów się dlaczego) odniesiona do elementu o rozmiarach dxdydz to µ 2 u x (x, y, z) z 2 dxdydz.
88 Pochodna śledcza Ostatni komentarz dotyczy pochodnej prędkości elementu płynu względem czasu, występującej po lewej stronie równania masa du dt = F obj + F pow. Ta zmiana ma charakter globalny i związana jest zarówno z upływem czasu, jak i przesunięciem się elementu do innego położenia, co również może zmieniać jego prędkość.
89 Pochodna śledcza Ostatni komentarz dotyczy pochodnej prędkości elementu płynu względem czasu, występującej po lewej stronie równania masa du dt = F obj + F pow. Ta zmiana ma charakter globalny i związana jest zarówno z upływem czasu, jak i przesunięciem się elementu do innego położenia, co również może zmieniać jego prędkość. Formalnie wystarczy obliczyć pochodną prędkości jako pochodną zupełną, pamiętając, że u = u(x, y, z, t)
90 Pochodna śledcza Ostatni komentarz dotyczy pochodnej prędkości elementu płynu względem czasu, występującej po lewej stronie równania masa du dt = F obj + F pow. Ta zmiana ma charakter globalny i związana jest zarówno z upływem czasu, jak i przesunięciem się elementu do innego położenia, co również może zmieniać jego prędkość. Formalnie wystarczy obliczyć pochodną prędkości jako pochodną zupełną, pamiętając, że u = u(x, y, z, t) du dt = u t + u x dx dt + u dy y dt + u z dz dt = u t + u x u x + u y u y + u z u z
91 Pochodna śledcza Ostatni komentarz dotyczy pochodnej prędkości elementu płynu względem czasu, występującej po lewej stronie równania masa du dt = F obj + F pow. Ta zmiana ma charakter globalny i związana jest zarówno z upływem czasu, jak i przesunięciem się elementu do innego położenia, co również może zmieniać jego prędkość. Formalnie wystarczy obliczyć pochodną prędkości jako pochodną zupełną, pamiętając, że u = u(x, y, z, t) du dt = u t + u x dx dt + u dy y dt + u z du i dt = u i t + u k dz dt = u t + u x u x + u y u y + u z u z u i x k, i = 1, 2, 3. W żargonie mechaniki ośrodków ciągłych mamy pochodną śledczą.
przepływ Hagena-Poseuille a 22 października 2013 Hydrodynamika równanie Naviera-Stokesa przepły
Hydrodynamika równanie Naviera-Stokesa przepływ Hagena-Poseuille a 22 października 2013 Ośrodki ciągłe równanie ruchu Zjawiska zachodzące w poruszających się płynach (cieczach lub gazach) traktujemy makroskopowo
Bardziej szczegółowoMETODY MATEMATYCZNE I STATYSTYCZNE W INŻYNIERII CHEMICZNEJ
METODY MATEMATYCZNE I STATYSTYCZNE W INŻYNIERII CHEMICZNEJ Wykład 3 Elementy analizy pól skalarnych, wektorowych i tensorowych Prof. Antoni Kozioł, Wydział Chemiczny Politechniki Wrocławskiej 1 Analiza
Bardziej szczegółowo1. PODSTAWY TEORETYCZNE
1. PODSTAWY TEORETYCZNE 1 1. 1. PODSTAWY TEORETYCZNE 1.1. Wprowadzenie W pierwszym wykładzie przypomnimy podstawowe działania na macierzach. Niektóre z nich zostały opisane bardziej szczegółowo w innych
Bardziej szczegółowoMatematyka II. Bezpieczeństwo jądrowe i ochrona radiologiczna Semestr letni 2018/2019 wykład 13 (27 maja)
Matematyka II Bezpieczeństwo jądrowe i ochrona radiologiczna Semestr letni 208/209 wykład 3 (27 maja) Całki niewłaściwe przedział nieograniczony Rozpatrujemy funkcje ciągłe określone na zbiorach < a, ),
Bardziej szczegółowoAnaliza stanu naprężenia - pojęcia podstawowe
10. ANALIZA STANU NAPRĘŻENIA - POJĘCIA PODSTAWOWE 1 10. 10. Analiza stanu naprężenia - pojęcia podstawowe 10.1 Podstawowy zapisu wskaźnikowego Elementy konstrukcji znajdują się w przestrzeni fizycznej.
Bardziej szczegółowoFizyka dla Informatyków Wykład 8 Mechanika cieczy i gazów
Fizyka dla Informatyków Wykład 8 Katedra Informatyki Stosowanej PJWSTK 2008 Spis treści Spis treści 1 Podstawowe równania hydrodynamiki 2 3 Równanie Bernoulliego 4 Spis treści Spis treści 1 Podstawowe
Bardziej szczegółowoZasady zachowania, równanie Naviera-Stokesa. Mariusz Adamski
Zasady zachowania, równanie Naviera-Stokesa Mariusz Adamski 1. Zasady zachowania. Znaczna część fizyki, a w szczególności fizyki klasycznej, opiera się na sformułowaniach wypływających z zasad zachowania.
Bardziej szczegółowoMatematyka stosowana i metody numeryczne
Ewa Pabisek Adam Wosatko Piotr Pluciński Matematyka stosowana i metody numeryczne Konspekt z wykładu 14 Rachunekwektorowy W celu zdefiniowania wektora a należy podać: kierunek(prostą na której leży wektor)
Bardziej szczegółowoFizyka dla Informatyków Wykład 7 Mechanika Ośrodków Ciągłych
Fizyka dla Informatyków Wykład 7 Mechanika Ośrodków Ciągłych Katedra Informatyki Stosowanej PJWSTK 2009 Spis treści Spis treści 1 Wstęp 2 3 4 5 Ciało sprężyste Spis treści Spis treści 1 Wstęp 2 3 4 5 Ciało
Bardziej szczegółowoRUCH OBROTOWY- MECHANIKA BRYŁY SZTYWNEJ
RUCH OBROTOWY- MECHANIKA BRYŁY SZTYWNEJ Wykład 6 2016/2017, zima 1 MOMENT PĘDU I ENERGIA KINETYCZNA W RUCHU PUNKTU MATERIALNEGO PO OKRĘGU Definicja momentu pędu L=mrv=mr 2 ω L=Iω I= mr 2 p L r ω Moment
Bardziej szczegółowo1. PODSTAWY TEORETYCZNE
1. PODSTAWY TEORETYCZNE 1 1. 1. PODSTAWY TEORETYCZNE 1.1. Wprowadzenie Teoria sprężystości jest działem mechaniki, zajmującym się bryłami sztywnymi i ciałami plastycznymi. Sprężystość zajmuje się odkształceniami
Bardziej szczegółowoRUCH OBROTOWY- MECHANIKA BRYŁY SZTYWNEJ
RUCH OBROTOWY- MECHANIKA BRYŁY SZTYWNEJ Wykład 7 2012/2013, zima 1 MOMENT PĘDU I ENERGIA KINETYCZNA W RUCHU PUNKTU MATERIALNEGO PO OKRĘGU Definicja momentu pędu L=mrv=mr 2 ω L=Iω I= mr 2 p L r ω Moment
Bardziej szczegółowoMechanika. Wykład 2. Paweł Staszel
Mechanika Wykład 2 Paweł Staszel 1 Przejście graniczne 0 2 Podstawowe twierdzenia o pochodnych: pochodna funkcji mnożonej przez skalar pochodna sumy funkcji pochodna funkcji złożonej pochodna iloczynu
Bardziej szczegółowoRównania dla potencjałów zależnych od czasu
Równania dla potencjałów zależnych od czasu Potencjały wektorowy A( r, t i skalarny ϕ( r, t dla zależnych od czasu pola elektrycznego E( r, t i magnetycznego B( r, t definiujemy poprzez następujące zależności
Bardziej szczegółowoWYKŁAD 6 KINEMATYKA PRZEPŁYWÓW CZĘŚĆ 2 1/11
WYKŁAD 6 KINEMATYKA PRZEPŁYWÓW CZĘŚĆ 1/11 DEFORMACJA OŚRODKA CIĄGŁEGO Rozważmy dwa elementy płynu położone w pewnej chwili w bliskich sobie punktach A i B. Jak zmienia się ich względne położenie w krótkim
Bardziej szczegółowoDefi f nicja n aprę r żeń
Wytrzymałość materiałów Stany naprężeń i odkształceń 1 Definicja naprężeń Mamy bryłę materialną obciążoną układem sił (siły zewnętrzne, reakcje), będących w równowadze. Rozetniemy myślowo tę bryłę na dwie
Bardziej szczegółowoRachunek całkowy funkcji wielu zmiennych
Rachunek całkowy funkcji wielu zmiennych Całki potrójne wykład z MATEMATYKI Budownictwo studia niestacjonarne sem. II, rok ak. 2008/2009 Katedra Matematyki Wydział Informatyki olitechnika Białostocka 1
Bardziej szczegółowo6. ZWIĄZKI FIZYCZNE Wstęp
6. ZWIĄZKI FIZYCZN 1 6. 6. ZWIĄZKI FIZYCZN 6.1. Wstęp Aby rozwiązać jakiekolwiek zadanie mechaniki ośrodka ciągłego musimy dysponować 15 niezależnymi równaniami, gdyż tyle mamy niewiadomych: trzy składowe
Bardziej szczegółowoJ. Szantyr - Wykład 3 Równowaga płynu
J. Szantyr - Wykład 3 Równowaga płynu Siły wewnętrzne wzajemne oddziaływania elementów mas wydzielonego obszaru płynu, siły o charakterze powierzchniowym, znoszące się parami. Siły zewnętrzne wynik oddziaływania
Bardziej szczegółowoW naukach technicznych większość rozpatrywanych wielkości możemy zapisać w jednej z trzech postaci: skalara, wektora oraz tensora.
1. Podstawy matematyki 1.1. Geometria analityczna W naukach technicznych większość rozpatrywanych wielkości możemy zapisać w jednej z trzech postaci: skalara, wektora oraz tensora. Skalarem w fizyce nazywamy
Bardziej szczegółowo[ ] ρ m. Wykłady z Hydrauliki - dr inż. Paweł Zawadzki, KIWIS WYKŁAD WPROWADZENIE 1.1. Definicje wstępne
WYKŁAD 1 1. WPROWADZENIE 1.1. Definicje wstępne Płyn - ciało o module sprężystości postaciowej równym zero; do płynów zaliczamy ciecze i gazy (brak sztywności) Ciecz - płyn o małym współczynniku ściśliwości,
Bardziej szczegółowoNiektóre zastosowania całki krzywoliniowej niezorientowanej 1.Długość l łuku zwykłego gładkiego Γ
Niektóre zastosowania całki krzywoliniowej niezorientowanej 1.ługość l łuku zwykłego gładkiego l = 1dl = b a (x (t)) 2 + (y (t) 2 ) + (z (t)) 2 dt 2.Pole powierzchni walcowej = {(x, y, z) : (x, y), 0 z
Bardziej szczegółowo4. Elementy liniowej Teorii Sprężystości
4. lementy liniowej Teorii Sprężystości 4.1. Podstawowe założenia i hipotezy liniowej TS. 4.2. Stan naprężenia w punkcie 4.3. Równania równowagi stanu naprężenia 4.4. Stan odkształcenia w punkcie 4.5.
Bardziej szczegółowo15. Macierze. Definicja Macierzy. Definicja Delty Kroneckera. Definicja Macierzy Kwadratowej. Definicja Macierzy Jednostkowej
15. Macierze Definicja Macierzy. Dla danego ciała F i dla danych m, n IN funkcję A : {1,...,m} {1,...,n} F nazywamy macierzą m n ( macierzą o m wierszach i n kolumnach) o wyrazach z F. Wartość A(i, j)
Bardziej szczegółowoElementy rachunku różniczkowego i całkowego
Elementy rachunku różniczkowego i całkowego W paragrafie tym podane zostaną elementarne wiadomości na temat rachunku różniczkowego i całkowego oraz przykłady jego zastosowania w fizyce. Małymi literami
Bardziej szczegółowoMECHANIKA II. Dynamika ruchu obrotowego bryły sztywnej
MECHANIKA II. Dynamika ruchu obrotowego bryły sztywnej Daniel Lewandowski Politechnika Wrocławska, Wydział Mechaniczny, Katedra Mechaniki i Inżynierii Materiałowej http://kmim.wm.pwr.edu.pl/lewandowski/
Bardziej szczegółowo1.1 Przegląd wybranych równań i modeli fizycznych. , u x1 x 2
Temat 1 Pojęcia podstawowe 1.1 Przegląd wybranych równań i modeli fizycznych Równaniem różniczkowym cząstkowym rzędu drugiego o n zmiennych niezależnych nazywamy równanie postaci gdzie u = u (x 1, x,...,
Bardziej szczegółowoPodstawy elektromagnetyzmu. Wykład 1. Rachunek wektorowy
Podstawy elektromagnetyzmu Wykład 1 Rachunek wektorowy Co to jest,,pole? Matematyka: odwzorowanie Rn Rm które przypisuje każdemu punktowi wartość (skalarną lub wektorową). Fizyka: Własność przestrzeni
Bardziej szczegółowoFale elektromagnetyczne
Fale elektromagnetyczne dr inż. Ireneusz Owczarek CMF PŁ ireneusz.owczarek@p.lodz.pl http://cmf.p.lodz.pl/iowczarek 2012/13 Plan wykładu Spis treści 1. Analiza pola 2 1.1. Rozkład pola...............................................
Bardziej szczegółowoTENSOMETRIA ZARYS TEORETYCZNY
TENSOMETRIA ZARYS TEORETYCZNY Stan naprężenia jest niemożliwy do pomiaru, natomiast łatwo zmierzyć stan odkształcenia na powierzchni zewnętrznej badanej konstrukcji. Aby wyznaczyć stan naprężenia trzeba
Bardziej szczegółowoElektrostatyka, cz. 1
Podstawy elektromagnetyzmu Wykład 3 Elektrostatyka, cz. 1 Prawo Coulomba F=k q 1 q 2 r 2 1 q1 q 2 Notka historyczna: 1767: John Priestley - sugestia 1771: Henry Cavendish - eksperyment 1785: Charles Augustin
Bardziej szczegółowo21 Symetrie Grupy symetrii Grupa translacji
21 Symetrie 21.1 Grupy symetrii Spróbujmy odpowiedzieć sobie na pytanie, jak zmienia się stan układu kwantowego pod wpływem transformacji układu współrzędnych. Najprostszą taką transformacją jest np. przesunięcie
Bardziej szczegółowoPYTANIA KONTROLNE STAN NAPRĘŻENIA, ODKSZTAŁCENIA PRAWO HOOKE A
PYTANIA KONTROLNE STAN NAPRĘŻENIA, ODKSZTAŁCENIA PRAWO HOOKE A TENSOMETRIA ZARYS TEORETYCZNY Stan naprężenia jest niemożliwy do pomiaru, natomiast łatwo zmierzyć stan odkształcenia na powierzchni zewnętrznej
Bardziej szczegółowo1 Rozwiązywanie układów równań. Wyznaczniki. 2 Wektory kilka faktów użytkowych
Rozwiązywanie układów równań. Wyznaczniki. 2 Wektory kilka faktów użytkowych 2. Wektory. 2.. Wektor jako n ka liczb W fizyce mamy do czynienia z pojęciami lub obiektami o różnym charakterze. Są np. wielkości,
Bardziej szczegółowoElektrodynamika Część 3 Pola elektryczne w materii Ryszard Tanaś Zakład Optyki Nieliniowej, UAM
Elektrodynamika Część 3 Pola elektryczne w materii Ryszard Tanaś Zakład Optyki Nieliniowej, UAM http://zon8.physd.amu.edu.pl/\~tanas Spis treści 4 Pola elektryczne w materii 3 4.1 Polaryzacja elektryczna..................
Bardziej szczegółowoVII.1 Pojęcia podstawowe.
II.1 Pojęcia podstawowe. Jan Królikowski Fizyka IBC 1 Model matematyczny ciała sztywnego Zbiór punktów materialnych takich, że r r = const; i, j= 1,... N i j Ciało sztywne nie ulega odkształceniom w wyniku
Bardziej szczegółowoSTAN NAPRĘŻENIA. dr hab. inż. Tadeusz Chyży
STAN NAPRĘŻENIA dr hab. inż. Tadeusz Chyży 1 SIŁY POWIERZCHNIOWE I OBJĘTOŚCIOWE Rozważmy ciało o objętości V 0 ograniczone powierzchnią S 0, poddane działaniu sił będących w równowadze. Rozróżniamy tutaj
Bardziej szczegółowo1 Zbiory i działania na zbiorach.
Matematyka notatki do wykładu 1 Zbiory i działania na zbiorach Pojęcie zbioru jest to pojęcie pierwotne (nie definiuje się tego pojęcia) Pojęciami pierwotnymi są: element zbioru i przynależność elementu
Bardziej szczegółowoZadanie. Oczywiście masa sklejonych ciał jest sumą poszczególnych mas. Zasada zachowania pędu: pozwala obliczyć prędkość po zderzeniu
Zderzenie centralne idealnie niesprężyste (ciała zlepiają się i po zderzeniu poruszają się razem). Jedno z ciał przed zderzeniem jest w spoczynku. Oczywiście masa sklejonych ciał jest sumą poszczególnych
Bardziej szczegółowoRÓŻNICZKOWANIE FUNKCJI WIELU ZMIENNYCH: rachunek pochodnych dla funkcji wektorowych. Pochodne cząstkowe funkcji rzeczywistej wielu zmiennych
RÓŻNICZKOWANIE FUNKCJI WIELU ZMIENNYCH: rachunek pochodnych dla funkcji wektorowych Pochodne cząstkowe funkcji rzeczywistej wielu zmiennych wyliczamy według wzoru (x, x 2,..., x n ) f(x, x 2,..., x n )
Bardziej szczegółowoRachunek całkowy - całka oznaczona
SPIS TREŚCI. 2. CAŁKA OZNACZONA: a. Związek między całką oznaczoną a nieoznaczoną. b. Definicja całki oznaczonej. c. Własności całek oznaczonych. d. Zastosowanie całek oznaczonych. e. Zamiana zmiennej
Bardziej szczegółowoWykład Matematyka A, I rok, egzamin ustny w sem. letnim r. ak. 2002/2003. Każdy zdający losuje jedno pytanie teoretyczne i jedno praktyczne.
Wykład Matematyka A, I rok, egzamin ustny w sem. letnim r. ak. 2002/2003. Każdy zdający losuje jedno pytanie teoretyczne i jedno praktyczne. pytania teoretyczne:. Co to znaczy, że wektory v, v 2 i v 3
Bardziej szczegółowoPODSTAWY RACHUNKU WEKTOROWEGO
Transport, studia niestacjonarne I stopnia, semestr I Instytut L-5, Wydział Inżynierii Lądowej, Politechnika Krakowska Adam Wosatko Ewa Pabisek Skalar Definicja Skalar wielkość fizyczna (lub geometryczna)
Bardziej szczegółowoPole magnetyczne magnesu w kształcie kuli
napisał Michał Wierzbicki Pole magnetyczne magnesu w kształcie kuli Rozważmy kulę o promieniu R, wykonaną z materiału ferromagnetycznego o stałej magnetyzacji M = const, skierowanej wzdłuż osi z. Gęstość
Bardziej szczegółowoIX. MECHANIKA (FIZYKA) KWANTOWA
IX. MECHANIKA (FIZYKA) KWANTOWA IX.1. OPERACJE OBSERWACJI. a) klasycznie nie ważna kolejność, w jakiej wykonujemy pomiary. AB = BA A pomiar wielkości A B pomiar wielkości B b) kwantowo wartość obserwacji
Bardziej szczegółowoWykład 14. Elementy algebry macierzy
Wykład 14 Elementy algebry macierzy dr Mariusz Grządziel 26 stycznia 2009 Układ równań z dwoma niewiadomymi Rozważmy układ równań z dwoma niewiadomymi: a 11 x + a 12 y = h 1 a 21 x + a 22 y = h 2 a 11,
Bardziej szczegółowo1. BILANSOWANIE WIELKOŚCI FIZYCZNYCH
1. BILANSOWANIE WIELKOŚCI FIZYCZNYCH Ośrodki materialne charakteryzują dwa rodzaje różniących się zasadniczo od siebie wielkości fizycznych: globalne (ekstensywne) przypisane obszarowi przestrzeni fizycznej,
Bardziej szczegółowoMatematyka z el. statystyki, # 4 /Geodezja i kartografia I/
Matematyka z el. statystyki, # 4 /Geodezja i kartografia I/ dr n. mat. Zdzisław Otachel Uniwersytet Przyrodniczy w Lublinie Katedra Zastosowań Matematyki i Informatyki ul. Akademicka 15, p.211a, bud. Agro
Bardziej szczegółowoRozdział 5. Twierdzenia całkowe. 5.1 Twierdzenie o potencjale. Będziemy rozpatrywać całki krzywoliniowe liczone wzdłuż krzywej C w przestrzeni
Rozdział 5 Twierdzenia całkowe 5.1 Twierdzenie o potencjale Będziemy rozpatrywać całki krzywoliniowe liczone wzdłuż krzywej w przestrzeni trójwymiarowej, I) = A d r, 5.1) gdzie A = A r) jest funkcją polem)
Bardziej szczegółowomacierze jednostkowe (identyczności) macierze diagonalne, które na przekątnej mają same
1 Macierz definicja i zapis Macierzą wymiaru m na n nazywamy tabelę a 11 a 1n A = a m1 a mn złożoną z liczb (rzeczywistych lub zespolonych) o m wierszach i n kolumnach (zamiennie będziemy też czasem mówili,
Bardziej szczegółowoWykłady z Matematyki stosowanej w inżynierii środowiska, II sem. 3. CAŁKA POTRÓJNA
Wykłady z Matematyki stosowanej w inżynierii środowiska, II sem 1 Całka potrójna po prostopadłościanie CAŁKA POTRÓJNA 2 Całka potrójna po obszarach normalnych Współrzędne walcowe 4 Współrzędne sferyczne
Bardziej szczegółowoRównania różniczkowe liniowe wyższych rzędów o stałych współcz
Równania różniczkowe liniowe wyższych rzędów o stałych współczynnikach Katedra Matematyki i Ekonomii Matematycznej SGH 12 maja 2016 Równanie liniowe n-tego rzędu Definicja Równaniem różniczkowym liniowym
Bardziej szczegółowoRozdział 3. Tensory. 3.1 Krzywoliniowe układy współrzędnych
Rozdział 3 Tensory 3.1 Krzywoliniowe układy współrzędnych W kartezjańskim układzie współrzędnych punkty P są scharakteryzowane przez współrzędne kartezjańskie wektora wodzącego r = x 1 i 1 + x 2 i 2 +
Bardziej szczegółowoPrędkość fazowa i grupowa fali elektromagnetycznej w falowodzie
napisał Michał Wierzbicki Prędkość fazowa i grupowa fali elektromagnetycznej w falowodzie Prędkość grupowa paczki falowej Paczka falowa jest superpozycją fal o różnej częstości biegnących wzdłuż osi z.
Bardziej szczegółowoWyprowadzenie prawa Gaussa z prawa Coulomba
Wyprowadzenie prawa Gaussa z prawa Coulomba Natężenie pola elektrycznego ładunku punktowego q, umieszczonego w początku układu współrzędnych (czyli prawo Coulomba): E = Otoczmy ten ładunek dowolną powierzchnią
Bardziej szczegółowoElektrodynamika Część 1 Elektrostatyka Ryszard Tanaś Zakład Optyki Nieliniowej, UAM
Elektrodynamika Część 1 Elektrostatyka Ryszard Tanaś Zakład Optyki Nieliniowej, UAM http://zon8.physd.amu.edu.pl/\~tanas Spis treści 1 Literatura 3 2 Elektrostatyka 4 2.1 Pole elektryczne......................
Bardziej szczegółowoCałki krzywoliniowe. SNM - Elementy analizy wektorowej - 1
SNM - Elementy analizy wektorowej - 1 Całki krzywoliniowe Definicja (funkcja wektorowa jednej zmiennej) Funkcją wektorową jednej zmiennej nazywamy odwzorowanie r : I R 3, gdzie I oznacza przedział na prostej,
Bardziej szczegółowoKinematyka płynów - zadania
Zadanie 1 Zadane jest prawo ruchu w zmiennych Lagrange a x = Xe y = Ye t 0 gdzie, X, Y oznaczają współrzędne materialne dla t = 0. Wyznaczyć opis ruchu w zmiennych Eulera. Znaleźć linię prądu. Pokazać,
Bardziej szczegółowodr Mariusz Grządziel 15,29 kwietnia 2014 Przestrzeń R k R k = R R... R k razy Elementy R k wektory;
Wykłady 8 i 9 Pojęcia przestrzeni wektorowej i macierzy Układy równań liniowych Elementy algebry macierzy dodawanie, odejmowanie, mnożenie macierzy; macierz odwrotna dr Mariusz Grządziel 15,29 kwietnia
Bardziej szczegółowoElektrodynamika Część 1 Elektrostatyka Ryszard Tanaś Zakład Optyki Nieliniowej, UAM
Elektrodynamika Część 1 Elektrostatyka Ryszard Tanaś Zakład Optyki Nieliniowej, UAM http://zon8.physd.amu.edu.pl/~tanas Spis treści 1 Literatura 3 2 Elektrostatyka 4 2.1 Pole elektryczne....................
Bardziej szczegółowoTERMODYNAMIKA PROCESOWA
TERMODYNAMIKA PROCESOWA Wykład III Podstawy termodynamiki nierównowagowej Prof. Antoni Kozioł Wydział Chemiczny Politechniki Wrocławskiej Uwagi ogólne Większość zagadnień związanych z przemianami różnych
Bardziej szczegółowoDefinicje i przykłady
Rozdział 1 Definicje i przykłady 1.1 Definicja równania różniczkowego 1.1 DEFINICJA. Równaniem różniczkowym zwyczajnym rzędu n nazywamy równanie F (t, x, ẋ, ẍ,..., x (n) ) = 0. (1.1) W równaniu tym t jest
Bardziej szczegółowoDB Algebra liniowa semestr zimowy 2018
DB Algebra liniowa semestr zimowy 2018 SPIS TREŚCI Teoria oraz większość zadań w niniejszym skrypcie zostały opracowane na podstawie książek: 1 G Banaszak, W Gajda, Elementy algebry liniowej cz I, Wydawnictwo
Bardziej szczegółowoPrzykład Łuk ze ściągiem, obciążenie styczne. D A
Przykład 1.4. Łuk ze ściągiem, obciążenie styczne. Rysunek przedstawia łuk trójprzegubowy, kołowy, ze ściągiem. Łuk obciążony jest obciążeniem stycznym do łuku, o stałej gęstości na jednostkę długości
Bardziej szczegółowoWYKŁAD 3 OGÓLNE UJĘCIE ZASAD ZACHOWANIA W MECHANICE PŁYNÓW. ZASADA ZACHOWANIA MASY. 1/15
WYKŁAD 3 OGÓLNE UJĘCIE ZASAD ZACHOWANIA W MECHANICE PŁYNÓW. ZASADA ZACHOWANIA MASY. 1/15 Fundamentalne Zasady Zachowania/Zmienności w Mechanice mówią nam co dzieję się z: masą pędem krętem (momentem pędu)
Bardziej szczegółowoĆwiczenie M-2 Pomiar przyśpieszenia ziemskiego za pomocą wahadła rewersyjnego Cel ćwiczenia: II. Przyrządy: III. Literatura: IV. Wstęp. l Rys.
Ćwiczenie M- Pomiar przyśpieszenia ziemskiego za pomocą wahadła rewersyjnego. Cel ćwiczenia: pomiar przyśpieszenia ziemskiego przy pomocy wahadła fizycznego.. Przyrządy: wahadło rewersyjne, elektroniczny
Bardziej szczegółowoWstęp do równań różniczkowych
Wstęp do równań różniczkowych Wykład 1 Lech Sławik Instytut Matematyki PK Literatura 1. Arnold W.I., Równania różniczkowe zwyczajne, PWN, Warszawa, 1975. 2. Matwiejew N.M., Metody całkowania równań różniczkowych
Bardziej szczegółowoWykład 2 - zagadnienie dwóch ciał (od praw Keplera do prawa powszechnego ciążenia i z powrotem..)
Wykład 2 - zagadnienie dwóch ciał (od praw Keplera do prawa powszechnego ciążenia i z powrotem..) 24.02.2014 Prawa Keplera Na podstawie obserwacji zgromadzonych przez Tycho Brahe (głównie obserwacji Marsa)
Bardziej szczegółowoELEKTROTECHNIKA Semestr 2 Rok akad / ZADANIA Z MATEMATYKI Zestaw Oblicz pochodne cząstkowe rzędu drugiego funkcji:
ZADANIA Z MATEMATYKI Zestaw. Oblicz pochodne cząstkowe funkcji: a) f(x, y) = x sin y x b) f(x, y) = e y +x 2 c) f(x, y, z) = z cos x+y z 2. Oblicz pochodne cząstkowe rzędu drugiego funkcji: 3. Wyznacz
Bardziej szczegółowoRówna Równ n a i n e i ru r ch u u ch u po tor t ze (równanie drogi) Prędkoś ędkoś w ru r ch u u ch pros pr t os ol t i ol n i io i wym
Mechanika ogólna Wykład nr 14 Elementy kinematyki i dynamiki 1 Kinematyka Dział mechaniki zajmujący się matematycznym opisem układów mechanicznych oraz badaniem geometrycznych właściwości ich ruchu, bez
Bardziej szczegółowoJ. Szantyr Wykład 10 Stan naprężenia w płynie
J. Szantyr Wykład 10 Stan naprężenia w płynie Można udowodnić, że tensor stanu naprężenia w płynie jest tensorem symetrycznym, czyli: itd. xy = yx Redukuje to liczbę niewiadomych naprężeń lepkościowych
Bardziej szczegółowoO MACIERZACH I UKŁADACH RÓWNAŃ
O MACIERZACH I UKŁADACH RÓWNAŃ Problem Jak rozwiązać podany układ równań? 2x + 5y 8z = 8 4x + 3y z = 2x + 3y 5z = 7 x + 8y 7z = Definicja Równanie postaci a x + a 2 x 2 + + a n x n = b gdzie a, a 2, a
Bardziej szczegółowoRachunek różniczkowy i całkowy w przestrzeniach R n
Rachunek różniczkowy i całkowy w przestrzeniach R n Na dzisiejszym wykładzie rozważać będziemy funkcje f : R m R n Każda taka funkcję f można przedstawić jako wektor funkcji (f 1, f 2,, f n ), gdzie każda
Bardziej szczegółowoMECHANIKA 2. Praca, moc, energia. Wykład Nr 11. Prowadzący: dr Krzysztof Polko
MECHANIKA 2 Wykład Nr 11 Praca, moc, energia Prowadzący: dr Krzysztof Polko PRACA MECHANICZNA SIŁY STAŁEJ Pracą siły stałej na prostoliniowym przemieszczeniu w kierunku działania siły nazywamy iloczyn
Bardziej szczegółowoWykład 18 Dielektryk w polu elektrycznym
Wykład 8 Dielektryk w polu elektrycznym Polaryzacja dielektryka Dielektryk (izolator), w odróżnieniu od przewodnika, nie posiada ładunków swobodnych zdolnych do przemieszczenia się na duże odległości.
Bardziej szczegółowoMaciej Grzesiak Instytut Matematyki Politechniki Poznańskiej. Całki nieoznaczone
Maciej Grzesiak Instytut Matematyki Politechniki Poznańskiej Całki nieoznaczone 1. Definicja całki nieoznaczonej Definicja 1. Funkcja F jest funkcją pierwotną funkcji f na przedziale I, jeżeli F (x) =
Bardziej szczegółowoMECHANIKA II. Praca i energia punktu materialnego
MECHANIKA II. Praca i energia punktu materialnego Daniel Lewandowski Politechnika Wrocławska, Wydział Mechaniczny, Katedra Mechaniki i Inżynierii Materiałowej http://kmim.wm.pwr.edu.pl/lewandowski/ daniel.lewandowski@pwr.edu.pl
Bardziej szczegółowoSpis treści 11 Uzupełnienia do rozdziałów 5 i 6
Spis treści 11 Uzupełnienia do rozdziałów 5 i 6 1 11.1 Równania hydrodynamiki krótkie wprowadzenie.............. 1 11.1.1 Tensor naprężeń (napięć)........................ 1 11.1.2 Hydrostatyka..............................
Bardziej szczegółowoy(t) = y 0 + R sin t, t R. z(t) = h 2π t
SNM - Elementy analizy wektorowej - 1 Całki krzywoliniowe Definicja (funkcja wektorowa jednej zmiennej) Funkcją wektorową jednej zmiennej nazywamy odwzorowanie r : I R 3, gdzie I oznacza przedział na prostej,
Bardziej szczegółowo5 Równania różniczkowe zwyczajne rzędu drugiego
5 Równania różniczkowe zwyczajne rzędu drugiego Definicja 5.1. Równaniem różniczkowym zwyczajnym rzędu drugiego nazywamy równanie postaci F ( x, y, y, y ) = 0, (12) w którym niewiadomą jest funkcja y =
Bardziej szczegółowo3. FUNKCJA LINIOWA. gdzie ; ół,.
1 WYKŁAD 3 3. FUNKCJA LINIOWA FUNKCJĄ LINIOWĄ nazywamy funkcję typu : dla, gdzie ; ół,. Załóżmy na początek, że wyraz wolny. Wtedy mamy do czynienia z funkcją typu :.. Wykresem tej funkcji jest prosta
Bardziej szczegółowoFale elektromagnetyczne. Gradient pola. Gradient pola... Gradient pola... Notatki. Notatki. Notatki. Notatki. dr inż. Ireneusz Owczarek 2013/14
dr inż. Ireneusz Owczarek CNMiF PŁ ireneusz.owczarek@p.lodz.pl http://cmf.p.lodz.pl/iowczarek 2013/14 1 dr inż. Ireneusz Owczarek Gradient pola Gradient funkcji pola skalarnego ϕ przypisuje każdemu punktowi
Bardziej szczegółowo5.6 Klasyczne wersje Twierdzenia Stokes a
Ostatecznie f = 1 r 2 f ) r 2 r r + ctg ϑ f r 2 ϑ + 1 2 f r 2 ϑ + 1 2 2 f r 2 sin 2 ϑ ϕ 2 56 Klasyczne wersje Twierdzenia Stokes a Odpowiedniość między polami wektorowymi i jednoformami lub n 1)-formami
Bardziej szczegółowoPierwsze dwa podpunkty tego zadania dotyczyły równowagi sił, dla naszych rozważań na temat dynamiki ruchu obrotowego interesujące będzie zadanie 3.3.
Dynamika ruchu obrotowego Zauważyłem, że zadania dotyczące ruchu obrotowego bardzo często sprawiają maturzystom wiele kłopotów. A przecież wystarczy zrozumieć i stosować zasady dynamiki Newtona. Przeanalizujmy
Bardziej szczegółowoAlgebra liniowa z geometrią
Algebra liniowa z geometrią Maciej Czarnecki 15 stycznia 2013 Spis treści 1 Geometria płaszczyzny 2 1.1 Wektory i skalary........................... 2 1.2 Macierze, wyznaczniki, układy równań liniowych.........
Bardziej szczegółowoLista 6. Kamil Matuszewski 13 kwietnia D n =
Lista 6 Kamil Matuszewski 3 kwietnia 6 3 4 5 6 7 8 9 Zadanie Mamy Pokaż, że det(d n ) = n.... D n =.... Dowód. Okej. Dla n =, n = trywialne. Załóżmy, że dla n jest ok, sprawdzę dla n. Aby to zrobić skorzystam
Bardziej szczegółowoZagadnienia brzegowe dla równań eliptycznych
Temat 7 Zagadnienia brzegowe dla równań eliptycznych Rozważmy płaski obszar R 2 ograniczony krzywą. la równania Laplace a (Poissona) stawia się trzy podstawowe zagadnienia brzegowe. Zagadnienie irichleta
Bardziej szczegółowoDystrybucje. Marcin Orchel. 1 Wstęp Dystrybucje Pochodna dystrybucyjna Przestrzenie... 5
Dystrybucje Marcin Orchel Spis treści 1 Wstęp 1 1.1 Dystrybucje................................... 1 1.2 Pochodna dystrybucyjna............................ 3 1.3 Przestrzenie...................................
Bardziej szczegółowoCo to jest wektor? Jest to obiekt posiadający: moduł (długość), kierunek wraz ze zwrotem.
1 Wektory Co to jest wektor? Jest to obiekt posiadający: moduł (długość), kierunek wraz ze zwrotem. 1.1 Dodawanie wektorów graficzne i algebraiczne. Graficzne - metoda równoległoboku. Sprowadzamy wektory
Bardziej szczegółowoZ52: Algebra liniowa Zagadnienie: Zastosowania algebry liniowej Zadanie: Operatory różniczkowania, zagadnienie brzegowe.
Z5: Algebra liniowa Zagadnienie: Zastosowania algebry liniowej Zadanie: Operatory różniczkowania zagadnienie brzegowe Dyskretne operatory różniczkowania Numeryczne obliczanie pochodnych oraz rozwiązywanie
Bardziej szczegółowoKsięgarnia PWN: David J. Griffiths - Podstawy elektrodynamiki
Księgarnia PWN: David J. Griffiths - Podstawy elektrodynamiki Spis treści Przedmowa... 11 Wstęp: Czym jest elektrodynamika i jakie jest jej miejsce w fizyce?... 13 1. Analiza wektorowa... 19 1.1. Algebra
Bardziej szczegółowoRównania różniczkowe wyższych rzędów
Równania różniczkowe wyższych rzędów Marcin Orchel Spis treści 1 Wstęp 1 1.1 Istnienie rozwiązań............................... 1 1. Rozwiązanie ogólne............................... 1.3 Obniżanie rzędu
Bardziej szczegółowoz pokryciem (O i ) i I rozkładu jedności (α i ) i I. Zauważmy najpierw, że ( i I α i )ω dω = d(1 ω) = d d(α i ω). Z drugiej jednak strony
Dowód: Niech M będzie jak w założeniach twierdzenia. Weźmy skończony atlas O i, ϕ i ) na M zgodny z orientacją. Zbiór indeksów I może być skończony, gdyż rozmaitość M jest zwarta. Õi, ϕ i ) oznaczać będzie
Bardziej szczegółowoFizyka 1 (mechanika) AF14. Wykład 9
Fizyka 1 (mechanika) 1100-1AF14 Wykład 9 Jerzy Łusakowski 05.12.2016 Plan wykładu Żyroskopy, bąki, etc. Toczenie się koła Ruch w polu sił centralnych Żyroskopy, bąki, etc. Niezrównoważony żyroskop L m
Bardziej szczegółowoMECHANIKA 2. Zasady pracy i energii. Wykład Nr 12. Prowadzący: dr Krzysztof Polko
MECHANIKA 2 Wykład Nr 12 Zasady pracy i energii Prowadzący: dr Krzysztof Polko WEKTOR POLA SIŁ Wektor pola sił możemy zapisać w postaci: (1) Prawa strona jest gradientem funkcji Φ, czyli (2) POTENCJAŁ
Bardziej szczegółowoAerodynamika I Efekty lepkie w przepływach ściśliwych.
Aerodynamika I Efekty lepkie w przepływach ściśliwych. przepłw wokół profilu RAE-2822 (M = 0.85, Re = 6.5 10 6, α = 2 ) Efekty lepkie w przepływach ściśliwych Równania ruchu lepkiego płynu ściśliwego Całkowe
Bardziej szczegółowoCałki krzywoliniowe skierowane
Całki krzywoliniowe skierowane Zamiana całki krzywoliniowej skierowanej na całkę pojedyńcza. Twierdzenie Greena. Zastosowania całki krzywoliniowej skierowanej. Małgorzata Wyrwas Katedra Matematyki Wydział
Bardziej szczegółowoWykłady z Matematyki stosowanej w inżynierii środowiska, II sem. 2. CAŁKA PODWÓJNA Całka podwójna po prostokącie
Wykłady z Matematyki stosowanej w inżynierii środowiska, II sem..1. Całka podwójna po prostokącie.. CAŁKA POWÓJNA.. Całka podwójna po obszarach normalnych..3. Całka podwójna po obszarach regularnych..4.
Bardziej szczegółowo[ A i ' ]=[ D ][ A i ] (2.3)
. WSTĘP DO TEORII SPRĘŻYSTOŚCI 1.. WSTĘP DO TEORII SPRĘŻYSTOŚCI.1. Tensory macierzy Niech macierz [D] będzie macierzą cosinusów kierunkowych [ D ]=[ i ' j ] (.1) Macierz transformowana jest równa macierzy
Bardziej szczegółowoIX. Rachunek różniczkowy funkcji wielu zmiennych. 1. Funkcja dwóch i trzech zmiennych - pojęcia podstawowe. - funkcja dwóch zmiennych,
IX. Rachunek różniczkowy funkcji wielu zmiennych. 1. Funkcja dwóch i trzech zmiennych - pojęcia podstawowe. Definicja 1.1. Niech D będzie podzbiorem przestrzeni R n, n 2. Odwzorowanie f : D R nazywamy
Bardziej szczegółowo