1 Formy różniczkowe w R 3

Wielkość: px
Rozpocząć pokaz od strony:

Download "1 Formy różniczkowe w R 3"

Transkrypt

1 1 Formy różniczkowe w R 3 literatura: W.I. Arnold, Metody matematyczne mechaniki klasycznej, rozdział 7 L. Górniewicz, R. Ingarden, Analiza matematyczna dla fizyków, tom 1, rozdział 9 H. Flanders, Teoria form różniczkowych R. Ingarden, A. Jamiołkowski, R. Mrugała, Fizyka statystyczna i termodynamika, rozdział 2 Termodynamika wygląda ciekawiej jeśli zapisze się ją w języku form różniczkowych. Oto podstawowe definicje dla form w trzech wymiarach. 1.1 Definicje form 0-forma Jest to po prostu funkcja skalarna f (x, y, z) 1-forma Jest to kombinacja liniowa form bazowych dx, dy, dz w kartezjańskim układzie współrzędnych a = a x dx + a y dy + a z dz (1.1) gdzie składowe formy a x, a y, a z są funkcjami współrzędnych x, y, z Formy bazowe to analogia wersorów na osiach kartezjańskiego układu współrzędnych, a sama 1-forma to inny sposób zapisu wektora. 2-forma W układzie kartezjańskim można ją zapisać jako: b = b x dy dz + b y dz dx + b z dx dy (1.2) 1

2 gdzie składowe formy: b x, b y, b z są funkcjami współrzędnych x, y, z. Daszek jest operacją iloczynu zewnętrznego form. Iloczyn zewnętrzny nie jest przemienny, ma on za to następującą własność: a b = ( 1) kl b a (1.3) gdzie k jest stopniem formy a, l stopniem formy b. Na przykład dla 1-form bazowych stąd wynika, że dx dy = dy dx (1.4) dx dx = 0 (1.5) 3-forma Jest to w zasadzie także odpowiednik funkcji skalarnej c = c(x, y, z) dx dy dz (1.6) 4-forma W przestrzeni trójwymiarowej nie ma ich, bo są tylko trzy formy bazowe dx, dy, dz i na przykład wyrażenie: dx dy dz dx = dx dx dy dz = 0 (1.7) Możemy więc wypisać analogie języka form i analizy wektorowej: 0-forma to pole skalarne f (x, y, z) 1-format to pole wektorowe a = (a x, a y, a z ) 2-forma to pole pseudowektorowe b = (b x, b y, b z ) 3-forma to pole pseudoskalarne c(x, y, z) Jeśli rozważymy operację inwersji przestrzennej 2

3 I : (x, y, z) ( x, y, z) (1.8) to pod jej działaniem pseudowektor (2-forma) nie zmienia znaku I : dx dy ( dx) ( dy) = dx dy (1.9) Innymi słowy przy odbiciu lustrzanym pseudowektor nie zmienia znaku. Przykładem takiego pseudowektora jest wektor indukcji magnetycznej B. Podobnie pod działaniem inwersji przestrzennej pseudoskalar (3-forma) zmienia znak I : dx dy dz ( dx) ( dy) ( dz) = dx dy dz (1.10) Przykładem pseudoskalara jest objętość zorientowanego równoleglościanu. 1.2 Operacja różniczkowania form Operację która formalnie polega na dopisaniu litery d nazywamy pochodną zewnętrzną formy ω. Jeśli ω jest formą stopnia k, to jej pochodna zewnętrzna dω jest formą stopnia k 1. Przy wykonywaniu operacji pochodnej zewnętrznej wychodzi się od 0-formy. d f = f x dx + f y dy + f dz (1.11) z Pochodna zewnętrzna 0-formy jest równoważna operacji gradientu funkcji skalarnej f Pochodna zewnętrzna ma tę wygodną własność, że dwukrotne różniczkowanie daje zero! ddω = 0 (1.12) Następująca reguła Leibnitza określa jak różniczkować iloczyn zewnętrzny form. gdzie k jest stopniem formy ω 1 (k-formy). d(ω 1 ω 2 ) = dω 1 ω 2 + ( 1) k ω 1 ω 2 (1.13) 3

4 Znaleźć pochodną zewnętrzną 1-formy. da = d(a x dx + a y dy + a z dz) = da x dx + da y dy + da z dz Ponieważ ddx = ddy = ddz = 0. Stąd da = a x y dy dx + a x z dz dx + a y x dx dy + a y z dz dy + a z x dx dx + a z dy dx y Ponieważ dx dx = dy dy = dz dz = 0. Korzystając z własności typu: dx dy = dy dx dostajemy w końcu: da = ( a y x a x y Wniosek ) ( az dx dy + y a y z ) ( dy dz + ax z a ) z dz dx x Pochodna zewnętrzna 1-formy da jest równoważna rotacji wektora a Znaleźć pochodną zewnętrzną 2-formy. db = d(b x dy dz +b y dz dx +b z dx dy) = b x x dx dy dz + b y y dy dz dx + b z dz dx dy z = ( b x x + b y y + b ) z dx dy dz z Wniosek Pochodna zewnętrzna 2-formy db jest równoważna operacji dywergencji wektora b Zbiór form różniczkowych z operacjami iloczynu zewnętrznego i pochodnej zewnętrznej nazywa się algebrą Cartana. 4

5 Wart wiedzieć jeszce o operacji zwanej gwiazdka Hoodge a. Dzięki niej można zamienić wektor (1-formę) na pseudowektor (2-formę) i skalar (0-formę) na pseudo skalar (3-formę). Forma ω jest forma (n k)-tego stopnia gdzie n jest wymiarem przestrzeni (u nas n = 3) Szczegółowe własności gwiazdki Hoodge a są opisane w punkcie 2.7 książki Flandersa. Sprawdzić zależności między pochodnymi cząstkowymi (tak zwane tożsamości termodynamiczne): ( ) a) V = 1/( p ) p T V T ( p ) ( ( ) b) T V T V V )p = 1 p T dla układu termodynamicznego o 2 stopniach swobody, dla którego równanie stanu: f (p, T, V) = const (1.14) z trzech zmiennych termodynamicznych p, T, V pozostawia dwie niezależne. Najpierw policzymy pochodne 0-form T(p, V), p(v, T) i V(T, p): dv = ( ) V d p + ( ) V dt p T T p d p = ( p V )T dv + ( p ) T dt V dt = ( ) T d p + ( ) T dv p V V p a) Liczymy dv dt rozwijając dv: dv dt = ( ) V d p dt p T ponieważ dv dv = 0 Z kolei rozwijając d p: dv dt = ( ( V p ) dv dt p )T V T Ponieważ dv i dt to formy bazowe musi więc zachodzić ( ( V p ) p )T V = 1 T To samo można otrzymać inaczej przyrównując dt = 0 we wzorach na d p i dv. b) d p dv = ( p ) dt dv rozwijając d p T V d p dv = ( p ) ( ) V dt d p rozwijając dv T V p T 5

6 d p dv = ( p ) ( ( ) V T dv d p rozwijając dt T V p )T V p ale dv d p = d p dv wobec czego musi być ( p ) ( ( ) V T T V p )T = 1 V p Uwaga W tradycyjnym wykładzie termodynamiki tego typu zadania rozwiązuje się przy pomocy jakobianów. 1.3 Formy zamknięte i zupełne ω jest formą zamkniętą jeśli zachodzi czyli jeśli jej pochodna zewnętrzna znika. ω jest formą zupełną jeśli zachodzi dω = 0 (1.15) ω = dτ (1.16) czyli jeśli istnieje pewna forma τ, dla której ω jest jej pochodną zewnętrzną. Oczywiście jeśli forma jest zupełna to także jest zamknięta ponieważ dω = ddτ = 0 (1.17) W drugą stronę obowiązuje Lemat Poincarégo: Forma zamknięta jest także zupełna jeśli w obszarze, który rozpatrujemy każda krzywa zamknięta jest ściągalna do punktu. Taki obszar nazywa się jednospójnym, bardziej prosto oznacza to brak dziur. 6

7 dziura Przykład krzywej ściągalnej i nieściągalnej do punktu. Możemy teraz zastosować Lemat Poincareégo do form o różnych stopniach. dla 1-formy w R 3 da = 0 A = d f w notacji wektorowej: A = 0 A = f Lemat Poincarégo dla 1-form odpowiada twierdzeniu o istnieniu potencjału skalarnego dla pola bezwirowego. Patrz D.J. Griffiths, Podstawy elektrodynamiki, rozdział 1.6 dla 2-formy w R 3 da = 0 A = db w notacji wektorowej: A = 0 A = B Lemat Poincarégo dla 2-form odpowiada twierdzeniu o istnieniu potencjału wektorowego dla pola bezźródłowego. 1.4 Pierwsza zasada termodynamiki Należy zauważyć, że w różnych podręcznikach stosuje się różne konwencje co do znaku pracy i ciepła. Umówmy się co do następującej konwencji: dq = du + dw (1.18) 7

8 gdzie dq jest formą ciepła (ciepło dostarczone do układu), dw jest forma pracy (praca wykonana przez układ). Są to formy niezupełne! Co oznacza, że nie istnieją 0-formy (funkcje skalarne) Q i W (ciepło i praca), których te formy są pochodnymi. Z kolei du czyli zmiana energii wewnętrznej układu jest formą zupełną pochodną 0-formy U energii wewnętrznej. Uwaga Często dla podkreślenia, że ciepło i praca są formami niezupełnymi (nie są pochodnymi innych form) oznacza się je poprzez dodatkowe przekreślenie dq i dw, aby nie traktować symbolu d jako pochodnej zewnętrznej. Pokazać, że dla układu termodynamicznego o dwóch stopniach swobody forma ciepła nie jest zamknięta, czyli ddq 0. Możemy rozpisując formę pracy dw traktując ją jako pracę mechaniczną: dq = du + pdv stąd z reguły Leibnitza d( dq) = }{{} ddu = 0 + d(pdv) = d p dv + p }{{} ddv = 0 Korzystając z równania stanu w postaci p = p(v, T) możemy obliczyć formę ciśnienia: d p = ( p V )T dv + ( p ) T V stąd d( dq) = ( p ) dt dv ponieważ dv dv = 0 T V Ponieważ dt i dv są formami bazowymi forma ciepła dq nie jest formą zamkniętą, chyba że miałoby być ( p ) T = 0 V czyli gdy ciśnienie w stałej objętości nie zależałoby od temperatury. Z doświadczenia wiemy jednak, że zależy. Na przykład dla gazu doskonałego p = RT/V. 1.5 Równanie Pfaffa i warunek Frobeniusa Pierwszą zasadę termodynamiki można zapisać w postaci warunku znikania pewnej 1-formy ω 8

9 ω = dq du dw = 0 (1.19) Tego typu równanie nazywa się równaniem Pfaffa. Na przykład warunek znikania 1-formy na płaszczyźnie (x, y) daje równanie równanie Pfaffa: Stąd formalnie ω = P(x, y)dx + Q(x, y)dy = 0 (1.20) dy dx = P Q (1.21) czyli rozwiązaniem równania Pfaffa jest rodzina krzywych całkowych odpowiadającego mu równania różniczkowego. Dla 1-formy zupełnej w R 3 rozwiązanie jest trywialne: ω = d f = 0 (1.22) f (x, y, z) = const (1.23) Jest to rodzina powierzchni całkowych równania różniczkowego (1.22). Najłatwiej rozwiązać równanie Pfaffa ω = 0 (1.24) dla niezupełnej formy ω znajdując odpowiedni czynnik całkujący λ, gdzie λ(x, y, z) jest funkcją skalarną, taki, że forma λω będzie już zupełna λω = d f (1.25) Wówczas szukane rozwiązanie określa funkcja f. Zachodzi następujące twierdzenie Frobeniusa: forma ω ma czynnik całkujący, jeśli spełniony jest warunek: 9

10 ω dω = 0 (1.26) 1.6 Druga zasada termodynamiki Matematyk Caratheodory w 1909 roku znalazł następujące zastosowanie powyższej teorii do termodynamiki. Stwierdził, że forma ciepła dq nie jest zupełna, ale istnieje dla niej czynnik całkujący λ = 1 T (1.27) jest to odwrotność temperatury bezwzględnej T mierzonej w Kelwinach. Dość skomplikowany, ale elementarny dowód równania (1.27) znajduje się w książce: M.A. Leontoviq, Vvedenie v termodinamiku, 16. Jest to nic innego jak druga zasada termodynamiki: ds = 1 dq T (1.28) Forma zupełna ds powstała z formy ciepła dq jest pochodną zewnętrzną 0-formy entropii S. Można powiedzieć, że Caratheodory udowodnił drugą zasadę termodynamiki. Pokazać, że w 2 wymiarach każda forma ma czynnik całkujący. Dla 1-formy a = a x dx + a y dy liczymy pochodną zewnętrzną da = a x x dy dz + a y x dx dy = ( a x x a ) y dx dy x stąd a da = 0 Warunek Frobeniusa jest tożsamością. Dla 2-formy a = a(x, y) dx dy da = 0 Stąd także a da = 0 10

11 Wniosek Dla układu termodynamiczego o dwóch stopniach swobody istnienie czynnika całkującego dla formy ciepła jest matematycznie zapewnione. Jest to część dowodu drugiej zasady termodynamiki. Znaleźć warunek na istnienie czynnika całkującego dla 1-formy w 3 wymiarach. 1-forma: a = a x dx + a y dy + a z dz Jej pochodna zewnętrzna wynosi da = ( rot a) x dy dz + ( rot a) y dz dx + ( rot a) z dx dy Stąd warunek Frobeniusa a da = ( rot a) x dx dy dz + ( rot a) y dy dz dx + ( rot a) z dz dx dy = ( a rot a) dx dy dz Wobec czego warunek na istnienie czynnika całkującego dla 1-formy wynosi: a rot a = 0 (1.29) Sprawdzić warunek Frobeniusa dla formy ciepła w układzie termodynamicznym o dwóch stopniach swobody. Wybierzmy jako zmienne niezależne ciśnienie i objętość. Z pierwszej zasady termodynamiki: dq = du + dw = du + pdv mamy: ddq = ddu + d(pdv) = d p dv stąd: ddq dq = (du + pdv) d p dv = du d p dv Ale energia wewnętrzna musi być funkcją ciśnienia i objętości: U = U(p, V) stąd: 11

12 du = ( ) U d p + ( ) U dv p V V p a więc du d p dv = 0 Znaleźć wyrażenie na czynnik całkujący dla formy ciepła dq w przemianie adiabatycznej 1 mola gazu doskonałego w zmiennych (p, V). I zasada termodynamiki: dq = C V dt + pdv gdzie C V to ciepło molowe w stałej objętości. Równanie stanu gazu doskonałego pv = RT Pochodna zewnętrzna temperatury wynosi dt = R 1 (p dv + Vd p) stąd dq = C V R (p dv + Vd p) + pdv = ( 1 + C ) V C R p dv + V R Vd p = 0 Dostaliśmy równanie Pfaffa dla 1-formy dq w zmiennych p i V w postaci: A(p, V) d p + B(p, V) dv = 0 Czynnik całkujący daje nam w wyniku pochodną zewnętrzną 0-formy λ dq = d f = 0 Rozwiązaniem równania Pfaffa jest krzywa f (p, V) = const czyli po prostu równanie adiabaty w płaszczyźnie (p, V). To równanie znamy z elementarnej termodynamiki. f (p, V) = pv κ Możemy więc obliczyć formę ciśnienia d f = d p V κ + pκv κ 1 dv Z drugiej strony λ d f = C v R (p dv + Vd p) + pdv Porównując współczynniki przy d p otrzymujemy czynik całkujący λ = R C v V κ 1 a z porównania współczynników przy dv otrzymujemy dodatkowo wzór na współczynnik adiabaty. 12

13 κ = C v + R C v Układ termodynamiczny złożony z 1 mola gazu o cieple C V1 i 1 mola gazu o cieple C V2 rozdzielony jest adiabatycznym tłokiem. Pokazać, że dla formy ciepła dq = dq 1 + dq 2 nie istnieje czynnik całkujący (nie istnieje jedna temperatura układu). Równania stanu dla obu gazów p 1 V 1 = RT 1 p 2 V 2 = RT 2 Z powodu istnienia tłoka musi zachodzić p 1 = p 2 = p Z pierwszej zasady termodynamiki dostajemy dq 1 + dq 2 = C V1 dt 1 + C V2 dt 2 + p dv 1 + p dv 2 Różniczkujemy równania stanu: p dv 1 + V 1 d p = R dt 1 p dv 2 + V 2 d p = R dt 2 oraz korzystajmy z zależności V 1 = RT 1 /p V 2 = RT 2 /p Przy wykorzystaniu powyższych równań forma ciepła układu wynosi: dq = (C V1 + R) dt 1 + (C V2 + R)dT 2 R p (T 1 + T 2 ) d p Otrzymaliśmy 1-formę dq w postaci: ω =A dt 1 + B dt 2 + C d p = 0 dla zmiennych niezależnych (T 1, T 2, p). Sprawdzimy teraz warunek Frobeniusa: ω dω = 0 d( dq) = Rd [ d p p (T 1 + T 2 ) ] = R p (dt 1 + dt 2 ) d p stąd dq d( dq) = R p (C V1 + R) dt 2 d p dt 1 R p (C V2 + R) dt 1 d p dt 2 13

14 = R p (C V1 C V2 ) dt 1 d p dt 2 0 A więc forma ciepła nie ma czynnika całkującego. Jeśli C V1 = C V2 to mamy do czynienia z tym samym gazem po obu stronach tłoka, więc tłok można po prostu usunąć. W przeciwnym przypadku, w stanie równowagi termodynamicznej obie części układu mają różne temperatury. 14

3 Potencjały termodynamiczne i transformacja Legendre a

3 Potencjały termodynamiczne i transformacja Legendre a 3 Potencjały termodynamiczne i transformacja Legendre a literatura: Ingarden, Jamiołkowski i Mrugała, Fizyka Statystyczna i ermodynamika, 9 W.I Arnold, Metody matematyczne mechaniki klasycznej, 14 3.1

Bardziej szczegółowo

2 Całkowanie form różniczkowych i cykle termodynamiczne

2 Całkowanie form różniczkowych i cykle termodynamiczne 2 Całkowanie form różniczkowych i cykle termodynamiczne 2.1 Definicja całki z formy różniczkowej ymbol ω oznacza całka z formy ω po obszarze Ω. To jak praktycznie obliczyć Ω taką całkę zależy jakiego stopnia

Bardziej szczegółowo

Przegląd termodynamiki II

Przegląd termodynamiki II Wykład II Mechanika statystyczna 1 Przegląd termodynamiki II W poprzednim wykładzie po wprowadzeniu podstawowych pojęć i wielkości, omówione zostały pierwsza i druga zasada termodynamiki. Tutaj wykorzystamy

Bardziej szczegółowo

Wykład 3. Entropia i potencjały termodynamiczne

Wykład 3. Entropia i potencjały termodynamiczne Wykład 3 Entropia i potencjały termodynamiczne dr hab. Agata Fronczak, prof. PW Wydział Fizyki, Politechnika Warszawska 1 stycznia 2017 dr hab. A. Fronczak (Wydział Fizyki PW) Wykład: Elementy fizyki statystycznej

Bardziej szczegółowo

Wykład 4. II Zasada Termodynamiki

Wykład 4. II Zasada Termodynamiki Wykład 4 II Zasada Termodynamiki Ogólne sformułowanie: istnienie strzałki czasu Pojęcie entropii i temperatury absolutnej Ćwiczenia: Formy różniczkowe Pfaffa 1 I sza Zasada Termodynamiki: I-sza zasada

Bardziej szczegółowo

Termodynamika. Część 4. Procesy izoparametryczne Entropia Druga zasada termodynamiki. Janusz Brzychczyk, Instytut Fizyki UJ

Termodynamika. Część 4. Procesy izoparametryczne Entropia Druga zasada termodynamiki. Janusz Brzychczyk, Instytut Fizyki UJ Termodynamika Część 4 Procesy izoparametryczne Entropia Druga zasada termodynamiki Janusz Brzychczyk, Instytut Fizyki UJ Pierwsza zasada termodynamiki procesy kwazistatyczne Zgodnie z pierwszą zasadą termodynamiki,

Bardziej szczegółowo

4 Przekształcenia pochodnych termodynamicznych

4 Przekształcenia pochodnych termodynamicznych 4 Przekształcenia pochodnych termodynamicznych 4.1 Relacje Maxwella Pierwsza zasada termodynamiki może być zapisana w postaci niezależnej od reprezentacji jako warunek znikania formy Pfaffa: Stąd musi

Bardziej szczegółowo

Podstawy elektromagnetyzmu. Wykład 1. Rachunek wektorowy

Podstawy 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 szczegółowo

WYKŁAD 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 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 szczegółowo

Wykład 1 i 2. Termodynamika klasyczna, gaz doskonały

Wykład 1 i 2. Termodynamika klasyczna, gaz doskonały Wykład 1 i 2 Termodynamika klasyczna, gaz doskonały dr hab. Agata Fronczak, prof. PW Wydział Fizyki, Politechnika Warszawska 1 stycznia 2017 dr hab. A. Fronczak (Wydział Fizyki PW) Wykład: Elementy fizyki

Bardziej szczegółowo

Z52: Algebra liniowa Zagadnienie: Zastosowania algebry liniowej Zadanie: Operatory różniczkowania, zagadnienie brzegowe.

Z52: 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 szczegółowo

Rozdział 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 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 szczegółowo

Mechanika. Wykład 2. Paweł Staszel

Mechanika. 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 szczegółowo

Biotechnologia, Chemia, Chemia Budowlana - Wydział Chemiczny - 1

Biotechnologia, Chemia, Chemia Budowlana - Wydział Chemiczny - 1 Biotechnologia, Chemia, Chemia Budowlana - Wydział Chemiczny - 1 Równania różniczkowe pierwszego rzędu Równaniem różniczkowym zwyczajnym pierwszego rzędu nazywamy równanie postaci (R) y = f(x, y). Najogólniejszą

Bardziej szczegółowo

4 Równania różniczkowe w postaci Leibniza, równania różniczkowe zupełne

4 Równania różniczkowe w postaci Leibniza, równania różniczkowe zupełne Równania w postaci Leibniza 4 1 4 Równania różniczkowe w postaci Leibniza, równania różniczkowe zupełne 4.1 Równania różniczkowe w postaci Leibniza Załóżmy, że P : D R i Q: D R są funkcjami ciągłymi określonymi

Bardziej szczegółowo

Termodynamika Część 3

Termodynamika Część 3 Termodynamika Część 3 Formy różniczkowe w termodynamice Praca i ciepło Pierwsza zasada termodynamiki Pojemność cieplna i ciepło właściwe Ciepło właściwe gazów doskonałych Ciepło właściwe ciała stałego

Bardziej szczegółowo

Termodynamika Część 6 Związki i tożsamości termodynamiczne Potencjały termodynamiczne Warunki równowagi termodynamicznej Potencjał chemiczny

Termodynamika Część 6 Związki i tożsamości termodynamiczne Potencjały termodynamiczne Warunki równowagi termodynamicznej Potencjał chemiczny Termodynamika Część 6 Związki i tożsamości termodynamiczne Potencjały termodynamiczne Warunki równowagi termodynamicznej Potencjał chemiczny Janusz Brzychczyk, Instytut Fizyki UJ Związek pomiędzy równaniem

Bardziej szczegółowo

TERMODYNAMIKA FENOMENOLOGICZNA

TERMODYNAMIKA FENOMENOLOGICZNA TERMODYNAMIKA FENOMENOLOGICZNA Przedmiotem badań są własności układów makroskopowych w zaleŝności od temperatury. Układ makroskopowy Np. 1 mol substancji - tyle składników ile w 12 gramach węgla C 12 N

Bardziej szczegółowo

W naukach technicznych większość rozpatrywanych wielkości możemy zapisać w jednej z trzech postaci: skalara, wektora oraz tensora.

W 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

Wykład 11 i 12. Matematyka 3, semestr zimowy 2011/ i 18 listopada 2011

Wykład 11 i 12. Matematyka 3, semestr zimowy 2011/ i 18 listopada 2011 Wykład 11 i 12 Matematyka 3, semestr zimowy 2011/2012 15 i 18 listopada 2011 Zanim przejdziemy do formułowaniu lematu Poincaré musimy zdefiniować pojęcie transportu formy. Dyskutowaliśmy już wcześniej

Bardziej szczegółowo

Tydzień nr 9-10 (16 maja - 29 maja), Równania różniczkowe, wartości własne, funkcja wykładnicza od operatora - Matematyka II 2010/2011L

Tydzień nr 9-10 (16 maja - 29 maja), Równania różniczkowe, wartości własne, funkcja wykładnicza od operatora - Matematyka II 2010/2011L Tydzień nr 9-10 (16 maja - 29 maja) Równania różniczkowe wartości własne funkcja wykładnicza od operatora - Matematyka II 2010/2011L Wszelkie pytania oraz uwagi o błędach proszę kierować na przemek.majewski@gmail.com

Bardziej szczegółowo

Definicje i przykłady

Definicje 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 szczegółowo

Fizyka statystyczna Potencjały termodynamiczne i warunki równowagi Geometria Drugiej Zasady Termodynamiki

Fizyka statystyczna Potencjały termodynamiczne i warunki równowagi Geometria Drugiej Zasady Termodynamiki Fizyka statystyczna Potencjały termodynamiczne i warunki równowagi Geometria Drugiej Zasady Termodynamiki P. F. Góra http://th-www.if.uj.edu.pl/zfs/gora/ 2016 Energia wewnętrzna jako funkcja jednorodna

Bardziej szczegółowo

METODY MATEMATYCZNE I STATYSTYCZNE W INŻYNIERII CHEMICZNEJ

METODY 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 szczegółowo

Elementy termodynamiki i wprowadzenie do zespołów statystycznych. Katarzyna Sznajd-Weron

Elementy termodynamiki i wprowadzenie do zespołów statystycznych. Katarzyna Sznajd-Weron Elementy termodynamiki i wprowadzenie do zespołów statystycznych Katarzyna Sznajd-Weron Wielkości makroskopowe - termodynamika Termodynamika - metoda fenomenologiczna Fenomenologia w fizyce: widzimy jak

Bardziej szczegółowo

Różniczkowe prawo Gaussa i co z niego wynika...

Różniczkowe prawo Gaussa i co z niego wynika... Różniczkowe prawo Gaussa i co z niego wynika... Niech ładunek będzie rozłożony w objętości V z ciągłą gęstością ρ(x,y,z). Wytworzone przez ten ładunek pole elektryczne będzie również zmieniać się w przestrzeni

Bardziej szczegółowo

Analiza wektorowa. Teoria pola.

Analiza wektorowa. Teoria pola. Analiza wektorowa. Teoria pola. Pole skalarne Pole wektorowe ϕ = ϕ(x, y, z) A = A x (x, y, z) i x + A y (x, y, z) i y + A z (x, y, z) i z Gradient grad ϕ = ϕ x i x + ϕ y i y + ϕ z i z Jeśli przemieścimy

Bardziej szczegółowo

MECHANIKA II. Praca i energia punktu materialnego

MECHANIKA 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 szczegółowo

Równania dla potencjałów zależnych od czasu

Równania 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 szczegółowo

Elementy termodynamiki

Elementy termodynamiki Elementy termodynamiki Katarzyna Sznajd-Weron Katedra Fizyki Teoretycznej Politechnika Wrocławska 5 stycznia 2019 Katarzyna Sznajd-Weron (K4) Wstęp do Fizyki Statystycznej 5 stycznia 2019 1 / 27 Wielkości

Bardziej szczegółowo

A,B M! v V ; A + v = B, (1.3) AB = v. (1.4)

A,B M! v V ; A + v = B, (1.3) AB = v. (1.4) Rozdział 1 Prosta i płaszczyzna 1.1 Przestrzeń afiniczna Przestrzeń afiniczna to matematyczny model przestrzeni jednorodnej, bez wyróżnionego punktu. Można w niej przesuwać punkty równolegle do zadanego

Bardziej szczegółowo

Rozważmy nieustalony, adiabatyczny, jednowymiarowy ruch gazu nielepkiego i nieprzewodzącego ciepła. Mamy następujące równania rządzące tym ruchem:

Rozważmy nieustalony, adiabatyczny, jednowymiarowy ruch gazu nielepkiego i nieprzewodzącego ciepła. Mamy następujące równania rządzące tym ruchem: WYKŁAD 13 DYNAMIKA MAŁYCH (AKUSTYCZNYCH) ZABURZEŃ W GAZIE Rozważmy nieustalony, adiabatyczny, jednowymiarowy ruch gazu nielepkiego i nieprzewodzącego ciepła. Mamy następujące równania rządzące tym ruchem:

Bardziej szczegółowo

Wstęp do równań różniczkowych

Wstęp 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 szczegółowo

Wstęp do równań różniczkowych

Wstęp 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 szczegółowo

Fale elektromagnetyczne

Fale 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 szczegółowo

Wyprowadzenie prawa Gaussa z prawa Coulomba

Wyprowadzenie 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 szczegółowo

Równowaga w układach termodynamicznych. Katarzyna Sznajd-Weron

Równowaga w układach termodynamicznych. Katarzyna Sznajd-Weron Równowaga w układach termodynamicznych. Katarzyna Sznajd-Weron Zagadka na początek wykładu Diagram fazowy wody w powiększeniu, problem metastabilności aktualny (Nature, 2011) Niższa temperatura topnienia

Bardziej szczegółowo

5 Równania różniczkowe zwyczajne rzędu drugiego

5 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 szczegółowo

Krótki przegląd termodynamiki

Krótki przegląd termodynamiki Wykład I Przejścia fazowe 1 Krótki przegląd termodynamiki Termodynamika fenomenologiczna oferuje makroskopowy opis układów statystycznych w stanie równowagi termodynamicznej bądź w stanach jemu bliskich.

Bardziej szczegółowo

MECHANIKA 2. Zasady pracy i energii. Wykład Nr 12. Prowadzący: dr Krzysztof Polko

MECHANIKA 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 szczegółowo

Pole magnetyczne magnesu w kształcie kuli

Pole 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 szczegółowo

Równania różniczkowe liniowe rzędu pierwszego

Równania różniczkowe liniowe rzędu pierwszego Katedra Matematyki i Ekonomii Matematycznej SGH 21 kwietnia 2016 Wstęp Definicja Równanie różniczkowe + p (x) y = q (x) (1) nazywamy równaniem różniczkowym liniowym pierwszego rzędu. Jeśli q (x) 0, to

Bardziej szczegółowo

Komputerowa analiza zagadnień różniczkowych 10. Dwupunktowe problemy brzegowe (BVP, Boundary Value Problems)

Komputerowa analiza zagadnień różniczkowych 10. Dwupunktowe problemy brzegowe (BVP, Boundary Value Problems) Komputerowa analiza zagadnień różniczkowych 10. Dwupunktowe problemy brzegowe (BVP, Boundary Value Problems) P. F. Góra http://th-www.if.uj.edu.pl/zfs/gora/ semestr letni 2007/08 Wprowadzenie Rozważmy

Bardziej szczegółowo

Podstawy termodynamiki

Podstawy termodynamiki Podstawy termodynamiki Temperatura i ciepło Praca jaką wykonuje gaz I zasada termodynamiki Przemiany gazowe izotermiczna izobaryczna izochoryczna adiabatyczna Co to jest temperatura? 40 39 38 Temperatura

Bardziej szczegółowo

SIMR 2016/2017, Analiza 2, wykład 1, Przestrzeń wektorowa

SIMR 2016/2017, Analiza 2, wykład 1, Przestrzeń wektorowa SIMR 06/07, Analiza, wykład, 07-0- Przestrzeń wektorowa Przestrzeń wektorowa (liniowa) - przestrzeń (zbiór) w której określone są działania (funkcje) dodawania elementów i mnożenia elementów przez liczbę

Bardziej szczegółowo

1. Wykład NWD, NWW i algorytm Euklidesa.

1. Wykład NWD, NWW i algorytm Euklidesa. 1.1. NWD, NWW i algorytm Euklidesa. 1. Wykład 1 Twierdzenie 1.1 (o dzieleniu z resztą). Niech a, b Z, b 0. Wówczas istnieje dokładnie jedna para liczb całkowitych q, r Z taka, że a = qb + r oraz 0 r< b.

Bardziej szczegółowo

MECHANIKA 2. Zasady pracy i energii. Wykład Nr 12. Prowadzący: dr Krzysztof Polko

MECHANIKA 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 szczegółowo

7 Warunki równowagi termodynamicznej

7 Warunki równowagi termodynamicznej 7 Warunki równowagi termodynamicznej D. Ter Haar, H. Wergeland, Elements of Thermodynamics, rozdz. 3 7.1 Ogólny warunek równowagi Powołujemy się na tak zwaną nierówność Clausiusa, według której dla niedowracalnej

Bardziej szczegółowo

Termodynamika Część 7 Trzecia zasada termodynamiki Metody otrzymywania niskich temperatur Zjawisko Joule'a Thomsona Chłodzenie magnetyczne

Termodynamika Część 7 Trzecia zasada termodynamiki Metody otrzymywania niskich temperatur Zjawisko Joule'a Thomsona Chłodzenie magnetyczne Termodynamika Część 7 Trzecia zasada termodynamiki Metody otrzymywania niskich temperatur Zjawisko Joule'a Thomsona Chłodzenie magnetyczne Janusz Brzychczyk, Instytut Fizyki UJ Postulat Nernsta (1906):

Bardziej szczegółowo

1 Równania różniczkowe zwyczajne

1 Równania różniczkowe zwyczajne Równania różniczkowe zwyczajne wykład z MATEMATYKI Budownictwo studia niestacjonarne sem. II, rok ak. 2008/2009 Katedra Matematyki Wydział Informatyki Politechnika Białostocka Równania różniczkowe Równaniem

Bardziej szczegółowo

Kontakt,informacja i konsultacje

Kontakt,informacja i konsultacje Kontakt,informacja i konsultacje Chemia A ; pokój 307 elefon: 347-2769 E-mail: wojtek@chem.pg.gda.pl tablica ogłoszeń Katedry Chemii Fizycznej http://www.pg.gda.pl/chem/dydaktyka/ lub http://www.pg.gda.pl/chem/katedry/fizyczna

Bardziej szczegółowo

Podstawowe pojęcia Masa atomowa (cząsteczkowa) - to stosunek masy atomu danego pierwiastka chemicznego (cząsteczki związku chemicznego) do masy 1/12

Podstawowe pojęcia Masa atomowa (cząsteczkowa) - to stosunek masy atomu danego pierwiastka chemicznego (cząsteczki związku chemicznego) do masy 1/12 Podstawowe pojęcia Masa atomowa (cząsteczkowa) - to stosunek masy atomu danego pierwiastka chemicznego (cząsteczki związku chemicznego) do masy 1/12 atomu węgla 12 C. Mol - jest taką ilością danej substancji,

Bardziej szczegółowo

Fizykochemiczne podstawy inżynierii procesowej

Fizykochemiczne podstawy inżynierii procesowej Fizykochemiczne podstawy inżynierii procesowej Wykład II Podstawowe definicje cd. Podstawowe idealizacje termodynamiczne I i II Zasada termodynamiki Proste przemiany termodynamiczne PRZYPOMNIENIE Z OSTATNIEGO

Bardziej szczegółowo

27. RÓWNANIA RÓŻNICZKOWE CZĄSTKOWE

27. RÓWNANIA RÓŻNICZKOWE CZĄSTKOWE 27. RÓWNANIA RÓŻNICZKOWE CZĄSTKOWE 27.1. Wiadomości wstępne Równaniem różniczkowym cząstkowym nazywamy związek w którym występuje funkcja niewiadoma u dwóch lub większej liczby zmiennych niezależnych i

Bardziej szczegółowo

WYKŁAD 5 RÓWNANIE EULERA I JEGO CAŁKI PIERWSZE 1/14

WYKŁAD 5 RÓWNANIE EULERA I JEGO CAŁKI PIERWSZE 1/14 WYKŁAD 5 RÓWNANIE EULERA I JEGO CAŁKI PIERWSZE /4 RÓWNANIE EULERA W Wykładzie nr 4 wyprowadziliśmy ogólne r-nie ruchu płynu i pokazaliśmy jego szczególny (de facto najprostszy) wariant zwany Równaniem

Bardziej szczegółowo

Równanie przewodnictwa cieplnego (I)

Równanie przewodnictwa cieplnego (I) Wykład 4 Równanie przewodnictwa cieplnego (I) 4.1 Zagadnienie Cauchy ego dla pręta nieograniczonego Rozkład temperatury w jednowymiarowym nieograniczonym pręcie opisuje funkcja u = u(x, t), spełniająca

Bardziej szczegółowo

IX. MECHANIKA (FIZYKA) KWANTOWA

IX. 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 szczegółowo

Ciepło właściwe. Autorzy: Zbigniew Kąkol Bartek Wiendlocha

Ciepło właściwe. Autorzy: Zbigniew Kąkol Bartek Wiendlocha Ciepło właściwe Autorzy: Zbigniew Kąkol Bartek Wiendlocha 01 Ciepło właściwe Autorzy: Zbigniew Kąkol, Bartek Wiendlocha W module zapoznamy się z jednym z kluczowych pojęć termodynamiki - ciepłem właściwym.

Bardziej szczegółowo

Projekt Inżynier mechanik zawód z przyszłością współfinansowany ze środków Unii Europejskiej w ramach Europejskiego Funduszu Społecznego

Projekt Inżynier mechanik zawód z przyszłością współfinansowany ze środków Unii Europejskiej w ramach Europejskiego Funduszu Społecznego Zajęcia wyrównawcze z fizyki -Zestaw 4 -eoria ermodynamika Równanie stanu gazu doskonałego Izoprzemiany gazowe Energia wewnętrzna gazu doskonałego Praca i ciepło w przemianach gazowych Silniki cieplne

Bardziej szczegółowo

Księgarnia PWN: David J. Griffiths - Podstawy elektrodynamiki

Księgarnia 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 szczegółowo

Wykład 3 Równania rózniczkowe cd

Wykład 3 Równania rózniczkowe cd 7 grudnia 2010 Definicja Równanie różniczkowe dy dx + p (x) y = q (x) (1) nazywamy równaniem różniczkowym liniowym pierwszego rzędu. Jeśli q (x) 0, to równanie (1) czyli równanie dy dx + p (x) y = 0 nazywamy

Bardziej szczegółowo

Równania różniczkowe. Notatki z wykładu.

Równania różniczkowe. Notatki z wykładu. Równania różniczkowe Notatki z wykładu http://robert.brainusers.net 17.06.2009 Notatki własne z wykładu. Są niekompletne, bez bibliografii oraz mogą zawierać błędy i usterki. Z tego powodu niniejszy dokument

Bardziej szczegółowo

Rozdział 6. Równania Maxwella. 6.1 Pierwsza para

Rozdział 6. Równania Maxwella. 6.1 Pierwsza para Rozdział 6 Równania Maxwella Podstawą elektrodynamiki klasycznej są równania Maxwella, które wiążą pola elektryczne E i magnetyczne B ze sobą oraz z ładunkami i prądami elektrycznymi. Pola E i B są funkcjami

Bardziej szczegółowo

WYKŁAD 12 ENTROPIA I NIERÓWNOŚĆ THERMODYNAMICZNA 1/10

WYKŁAD 12 ENTROPIA I NIERÓWNOŚĆ THERMODYNAMICZNA 1/10 WYKŁAD 12 ENROPIA I NIERÓWNOŚĆ HERMODYNAMICZNA 1/10 ENROPIA PŁYNU IDEALNEGO W PRZEPŁYWIE BEZ NIECIĄGŁOŚCI Załóżmy, że przepływ płynu idealnego jest gładki, tj. wszystkie pola wielkości kinematycznych i

Bardziej szczegółowo

RÓWNANIA RÓŻNICZKOWE WYKŁAD 4

RÓWNANIA RÓŻNICZKOWE WYKŁAD 4 RÓWNANIA RÓŻNICZKOWE WYKŁAD 4 Obszar określoności równania Jeżeli występująca w równaniu y' f ( x, y) funkcja f jest ciągła, to równanie posiada rozwiązanie. Jeżeli f jest nieokreślona w punkcie (x 0,

Bardziej szczegółowo

Równania różniczkowe liniowe wyższych rzędów o stałych współcz

Równania 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 szczegółowo

II. Równania autonomiczne. 1. Podstawowe pojęcia.

II. Równania autonomiczne. 1. Podstawowe pojęcia. II. Równania autonomiczne. 1. Podstawowe pojęcia. Definicja 1.1. Niech Q R n, n 1, będzie danym zbiorem i niech f : Q R n będzie daną funkcją określoną na Q. Równanie różniczkowe postaci (1.1) x = f(x),

Bardziej szczegółowo

Następnie przypominamy (dla części studentów wprowadzamy) podstawowe pojęcia opisujące funkcje na poziomie rysunków i objaśnień.

Następnie przypominamy (dla części studentów wprowadzamy) podstawowe pojęcia opisujące funkcje na poziomie rysunków i objaśnień. Zadanie Należy zacząć od sprawdzenia, co studenci pamiętają ze szkoły średniej na temat funkcji jednej zmiennej. Na początek można narysować kilka krzywych na tle układu współrzędnych (funkcja gładka,

Bardziej szczegółowo

Fale elektromagnetyczne. Gradient pola. Gradient pola... Gradient pola... Notatki. Notatki. Notatki. Notatki. dr inż. Ireneusz Owczarek 2013/14

Fale 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 szczegółowo

Elektrodynamika Część 1 Elektrostatyka Ryszard Tanaś Zakład Optyki Nieliniowej, UAM

Elektrodynamika 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 szczegółowo

1 Równania różniczkowe zwyczajne o rozdzielonych zmiennych

1 Równania różniczkowe zwyczajne o rozdzielonych zmiennych Równania różniczkowe zwyczajne o rozdzielonych zmiennych Definicja. Równaniem różniczkowym o rozdzielonych zmiennych nazywamy równanie postaci p(y) = q() (.) rozwiązanie równania sprowadza się do postaci

Bardziej szczegółowo

Termodynamiczny opis przejść fazowych pierwszego rodzaju

Termodynamiczny opis przejść fazowych pierwszego rodzaju Wykład II Przejścia fazowe 1 Termodynamiczny opis przejść fazowych pierwszego rodzaju Woda występuje w trzech stanach skupienia jako ciecz, jako gaz, czyli para wodna, oraz jako ciało stałe, a więc lód.

Bardziej szczegółowo

Geometria w R 3. Iloczyn skalarny wektorów

Geometria w R 3. Iloczyn skalarny wektorów Geometria w R 3 Andrzej Musielak Str 1 Geometria w R 3 Działania na wektorach Wektory w R 3 możemy w naturalny sposób dodawać i odejmować, np.: [2, 3, 1] + [ 1, 2, 1] = [1, 5, 2] [2, 3, 1] [ 1, 2, 1] =

Bardziej szczegółowo

Symetrie i prawa zachowania Wykład 6

Symetrie i prawa zachowania Wykład 6 Symetrie i prawa zachowania Wykład 6 Karol Kołodziej Instytut Fizyki Uniwersytet Śląski, Katowice http://kk.us.edu.pl Karol Kołodziej Mechanika klasyczna i relatywistyczna 1/29 Rola symetrii Największym

Bardziej szczegółowo

Geometria Lista 0 Zadanie 1

Geometria Lista 0 Zadanie 1 Geometria Lista 0 Zadanie 1. Wyznaczyć wzór na pole równoległoboku rozpiętego na wektorach u, v: (a) nie odwołując się do współrzędnych tych wektorów; (b) odwołując się do współrzędnych względem odpowiednio

Bardziej szczegółowo

WYBRANE DZIAŁY ANALIZY MATEMATYCZNEJ. Wykład II

WYBRANE DZIAŁY ANALIZY MATEMATYCZNEJ. Wykład II Wykład II I. Algebra wektorów 2.1 Iloczyn wektorowy pary wektorów. 2.1.1 Orientacja przestrzeni Załóżmy, że trójka wektorów a, b i c jest niekomplanarna. Wynika z tego, że żaden z tych wektorów nie jest

Bardziej szczegółowo

Wykład 9. Matematyka 3, semestr zimowy 2011/ listopada 2011

Wykład 9. Matematyka 3, semestr zimowy 2011/ listopada 2011 Wykład 9. Matematyka 3, semestr zimowy 2011/2012 4 listopada 2011 W trakcie poprzedniego wykładu zdefiniowaliśmy pojęcie k-kowektora na przestrzeni wektorowej. Wprowadziliśmy także iloczyn zewnętrzny wielokowektorów

Bardziej szczegółowo

Matematyka dyskretna. Andrzej Łachwa, UJ, /15

Matematyka dyskretna. Andrzej Łachwa, UJ, /15 Matematyka dyskretna Andrzej Łachwa, UJ, 2013 andrzej.lachwa@uj.edu.pl 7/15 Rachunek różnicowy Dobrym narzędziem do obliczania skończonych sum jest rachunek różnicowy. W rachunku tym odpowiednikiem operatora

Bardziej szczegółowo

Wykład Temperatura termodynamiczna 6.4 Nierówno

Wykład Temperatura termodynamiczna 6.4 Nierówno ykład 8 6.3 emperatura termodynamiczna 6.4 Nierówność Clausiusa 6.5 Makroskopowa definicja entropii oraz zasada wzrostu entropii 6.6 Entropia dla czystej substancji 6.8 Cykl Carnota 6.7 Entropia dla gazu

Bardziej szczegółowo

Podstawy elektrodynamiki / David J. Griffiths. - wyd. 2, dodr. 3. Warszawa, 2011 Spis treści. Przedmowa 11

Podstawy elektrodynamiki / David J. Griffiths. - wyd. 2, dodr. 3. Warszawa, 2011 Spis treści. Przedmowa 11 Podstawy elektrodynamiki / David J. Griffiths. - wyd. 2, dodr. 3. Warszawa, 2011 Spis treści Przedmowa 11 Wstęp: Czym jest elektrodynamika i jakie jest jej miejsce w fizyce? 13 1. Analiza wektorowa 19

Bardziej szczegółowo

Rodzaje pracy mechanicznej

Rodzaje pracy mechanicznej Rodzaje pracy mechanicznej. Praca bezwzględna Jest to praca przekazana przez czynnik termodynamiczny na wewnętrzną stronę denka tłoka. Podczas beztarciowej przemiany kwazystatycznej praca przekazana oczeniu

Bardziej szczegółowo

= = Budowa materii. Stany skupienia materii. Ilość materii (substancji) n - ilość moli, N liczba molekuł (atomów, cząstek), N A

= = Budowa materii. Stany skupienia materii. Ilość materii (substancji) n - ilość moli, N liczba molekuł (atomów, cząstek), N A Budowa materii Stany skupienia materii Ciało stałe Ciecz Ciała lotne (gazy i pary) Ilość materii (substancji) n N = = N A m M N A = 6,023 10 mol 23 1 n - ilość moli, N liczba molekuł (atomów, cząstek),

Bardziej szczegółowo

Elektrodynamika Część 1 Elektrostatyka Ryszard Tanaś Zakład Optyki Nieliniowej, UAM

Elektrodynamika 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 szczegółowo

n=0 (n + r)a n x n+r 1 (n + r)(n + r 1)a n x n+r 2. Wykorzystując te obliczenia otrzymujemy, że lewa strona równania (1) jest równa

n=0 (n + r)a n x n+r 1 (n + r)(n + r 1)a n x n+r 2. Wykorzystując te obliczenia otrzymujemy, że lewa strona równania (1) jest równa Równanie Bessela Będziemy rozważać następujące równanie Bessela x y xy x ν )y 0 ) gdzie ν 0 jest pewnym parametrem Rozwiązania równania ) nazywamy funkcjami Bessela rzędu ν Sprawdzamy, że x 0 jest regularnym

Bardziej szczegółowo

Równania różniczkowe wyższych rzędów

Równania różniczkowe wyższych rzędów Równania różniczkowe wyższych rzędów Marcin Orchel Spis treści 1 Wstęp 1 1.1 Istnienie rozwiązań............................... 1 1.2 Rozwiązanie ogólne............................... 2 1.3 Obniżanie rzędu

Bardziej szczegółowo

Elementy termodynamiki

Elementy termodynamiki Elementy termodynamiki Katarzyna Sznajd-Weron Katedra Fizyki Teoretycznej Politechnika Wrocławska 11 marca 2019 Katarzyna Sznajd-Weron (K4) Wstęp do Fizyki Statystycznej 11 marca 2019 1 / 37 Dwa poziomy

Bardziej szczegółowo

II Zasada Termodynamiki c.d.

II Zasada Termodynamiki c.d. Wykład 5 II Zasada Termodynamiki c.d. Pojęcie entropii i temperatury absolutnej II zasada termodynamiki dla procesów nierównowagowych Równania Gibbsa dla procesów quasistatycznych Równania Eulera Relacje

Bardziej szczegółowo

Prędkość fazowa i grupowa fali elektromagnetycznej w falowodzie

Prędkość 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 szczegółowo

Elementy rachunku różniczkowego i całkowego

Elementy 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 szczegółowo

KINEMATYKA I DYNAMIKA CIAŁA STAŁEGO. dr inż. Janusz Zachwieja wykład opracowany na podstawie literatury

KINEMATYKA I DYNAMIKA CIAŁA STAŁEGO. dr inż. Janusz Zachwieja wykład opracowany na podstawie literatury KINEMATYKA I DYNAMIKA CIAŁA STAŁEGO dr inż. Janusz Zachwieja wykład opracowany na podstawie literatury Funkcje wektorowe Jeśli wektor a jest określony dla parametru t (t należy do przedziału t (, t k )

Bardziej szczegółowo

Całki krzywoliniowe wiadomości wstępne

Całki krzywoliniowe wiadomości wstępne Całki krzywoliniowe wiadomości wstępne Łuk na płaszczyźnie to zbiór punktów (x, y o współrzędnych x = x(t, y = y(t, gdzie (x(t, y(t są funkcjami ciągłymi określonymi na przedziale bez punktów wielokrotnych.

Bardziej szczegółowo

RÓWNANIA RÓŻNICZKOWE ZWYCZAJNE

RÓWNANIA RÓŻNICZKOWE ZWYCZAJNE RÓWNANIA RÓŻNICZKOWE ZWYCZAJNE A. RÓWNANIA RZĘDU PIERWSZEGO Uwagi ogólne Równanie różniczkowe zwyczajne rzędu pierwszego zawiera. Poza tym może zawierać oraz zmienną. Czyli ma postać ogólną Na przykład

Bardziej szczegółowo

1.1 Przegląd wybranych równań i modeli fizycznych. , u x1 x 2

1.1 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 szczegółowo

Geometria analityczna

Geometria analityczna Geometria analityczna Paweł Mleczko Teoria Informacja (o prostej). postać ogólna prostej: Ax + By + C = 0, A + B 0, postać kanoniczna (kierunkowa) prostej: y = ax + b. Współczynnik a nazywamy współczynnikiem

Bardziej szczegółowo

ANALIZA MATEMATYCZNA Z ELEMENTAMI STATYSTYKI MATEMATYCZNEJ

ANALIZA MATEMATYCZNA Z ELEMENTAMI STATYSTYKI MATEMATYCZNEJ ANALIZA MATEMATYCZNA Z ELEMENTAMI STATYSTYKI MATEMATYCZNEJ FUNKCJE DWÓCH ZMIENNYCH RZECZYWISTYCH Definicja 1. Niech A będzie dowolnym niepustym zbiorem. Metryką w zbiorze A nazywamy funkcję rzeczywistą

Bardziej szczegółowo

3. Wykład Układy równań liniowych.

3. Wykład Układy równań liniowych. 31 Układy równań liniowych 3 Wykład 3 Definicja 31 Niech F będzie ciałem Układem m równań liniowych o niewiadomych x 1,, x n, m, n N, o współczynnikach z ciała F nazywamy układ równań postaci: x 1 + +

Bardziej szczegółowo

Równania różniczkowe wyższych rzędów

Równania 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 szczegółowo

Ważne rozkłady i twierdzenia c.d.

Ważne rozkłady i twierdzenia c.d. Ważne rozkłady i twierdzenia c.d. Funkcja charakterystyczna rozkładu Wielowymiarowy rozkład normalny Elipsa kowariacji Sploty rozkładów Rozkłady jednostajne Sploty z rozkładem normalnym Pobieranie próby

Bardziej szczegółowo

. : a 1,..., a n F. . a n Wówczas (F n, F, +, ) jest przestrzenią liniową, gdzie + oraz są działaniami zdefiniowanymi wzorami:

. : a 1,..., a n F. . a n Wówczas (F n, F, +, ) jest przestrzenią liniową, gdzie + oraz są działaniami zdefiniowanymi wzorami: 9 Wykład 9: Przestrzenie liniowe i podprzestrzenie Definicja 9 Niech F będzie ciałem Algebrę (V, F, +, ), gdzie V, + jest działaniem w zbiorze V zwanym dodawaniem wektorów, a jest działaniem zewnętrznym

Bardziej szczegółowo

domykanie relacji, relacja równoważności, rozkłady zbiorów

domykanie relacji, relacja równoważności, rozkłady zbiorów 1 of 8 2012-03-28 17:45 Logika i teoria mnogości/wykład 5: Para uporządkowana iloczyn kartezjański relacje domykanie relacji relacja równoważności rozkłady zbiorów From Studia Informatyczne < Logika i

Bardziej szczegółowo