6 Zastosowania termodynamiki
|
|
- Marek Czarnecki
- 5 lat temu
- Przeglądów:
Transkrypt
1 6 Zastosowania termodynamiki 6.1 eoria sprężystości Ograniczymy się do prostego jednowymiarowego przypadku pręta poddanego podłużnemu naprężeniu F.. Rumer, M. Ryvkin, ermodinamika, statistiqeska fizika i kinetika, 14. Pierwszą zasadę termodynamiki dla pręta poddanego naprężeniu można zapisać w postaci: gdzie du = ds + Fdl (6.1) dw = Fdl (6.2) to praca wykonana nad prętem przy jego rozciąganiu (lub ściskaniu) o długość dl pod naprężeniem F. Relacją fundamentalną jest zależność energii wewnętrznej od entropii i wydłużenia: U = U(S, l) (6.3) Mamy następującą zależność między parametrami termodynamicznymi dla pręta i dla gazu: wydłużenie l odpowiada objętości V dla gazu (wewnętrzny parametr ekstensywny) naprężenie F odpowiada ciśnieniu p dla gazu (zewnętrzny parametr intensywny) emperatura i naprężenie są pochodnymi energii wewnętrznej pręta: (S, l) = U S F(S, l) = U l (6.4) l (6.5) S Różnica jest taka, że przy rozprężaniu gaz wykonuje pracę nad tłokiem. W przypadku pręta, gdy zaczniemy od stanu bez naprężenia F = 0, zarówno ściskając go jak i rozciągając wykonujemy nad nim pracę. Fornalnie przy zmianie znaku dl naprężenie F też zmienia znak, tak że iloczyn Fdl pozostaje dodatni. 1
2 l l F l l F F F Eliminując z tych zależności entropię otrzymujemy równanie stanu dla pręta: F = F(, l) (6.6) Zadanie: Wyznaczyć równanie stanu i entropię S = S(l, ) dla pręta spełniającego prawo Hooke a. Współczynnika ściśliwości izotermicznej dla pręta można zdefiniować jako: κ = 1 l l F Nie piszemy znaku minus ze względu na to, że kierunek przyłożonego naprężenia jest taki sam jak kierunek wywołanej zmiana długości pręta. Stąd: F = 1 κ l l Dla niewielkich naprężeń i wydłużeń możemy liczyć naprężenie od F = 0. Jeśli wprowadzimy oznaczenie: k = 1 κ to dostaniemy wtedy prawo Hooke a zapisane dla względnego wydłużenia pręta l/l: F = k l l Stałą Hooke a można powiązać z własnościami sprężystymi materiału z którego wykonano pręt: k = σe gdzie E jest tak zwanym modułem Younga, a σ powierzchnią przekroju poprzecznego pręta. Na przykład dla stali moduł Younga wynosi: E = 2, Pa N.M. Bel ev, Soprotivlenie materialov, 8 2
3 Zakładamy, że wydłużanie pręta pod wpływem naprężenia zachodzi w stałej temperaturze; powinniśmy napisać więc: l(f, ) l(0, ) F = k l(0, ) gdzie l = l(, F) jest długością pręta w temperaturze i przy naprężeniem F. Zachodzi także drugie zjawisko rozszerzalność cieplna pręta. Współczynnik rozszerzalności cieplnej definiujemy podobnie jak dla gazu, pamiętając że rozszerzanie zachodzi przy stałym naprężenieniu: α = 1 l l F Stąd: l = lα Licząc temperaturę od pewnej wartości początkowej 0 i zakładając, że w rozważanym przedziale temperatur współczynnik α nie zależy od temperatury, dostajemy wzór na zależność długości pręta od temperatury: l() = l( 0 ) (1 + α) Pisząc jawnie zależność długości pręta od naprężenia i temperatury, i zakładając, że rozszerzalność cieplną bada się kiedy pręt nie jest naprężony: l(0, ) = l 0 (1 + α) gdzie oznaczyliśmy: l 0 = l(0, 0 ) Łącząc dwa zjawiska rozszerzalności pod wpływem temperatury i naprężenia dostajemy równanie stanu wiążące ze sobą naprężenie F, długość l i temperaturę : [ ] [ ] l(f, ) F = k l(0, ) 1 l = k l 0 (1 + α) 1 Zazwyczaj współczynnik rozszerzalności cieplnej jest niewielki, na przykład rzędu 10 5 K 1, stąd korzystająć ze wzoru: x 1 x x 1 można w przybliżeniu napisać: [ ] l F k (1 α) 1 l 0 Entropię pręta obliczymy przez całkowanie formy entropii ds. ds = 1 du F dl gdzie S = S(U, l). Wygodniej byłoby mieć jako zmienną niezależną temperaturę zamiast energii wewnętrznej U. 3
4 W tym celu piszemy: ds = S l dl + S d l Jesli napiszemy formę energii swobodnej F : df = Sd + Fdl to warunek równości drugich pochodnych mieszanych energii swobodnej po temperaturze i długości pręta da nam relację Maxwella: S l = F l Stąd znając równanie stanu F(l, ) możemy obliczyć pochodną entropii po długości pręta w stałej temperaturze: S = αkl l l 0 Pochodna entropii po temperaturze związana jest z ciepłem właściwym przy stałym wydłużeniu: C l = dq d = S l l Forma entropii w zmiennych i l wynosi więc: ds = C l αkl d + dl l 0 Forma entropii jest zupełna, więc możemy wybrać odpowiednią drogę całkowania na płaszczyźnie (, l):, l, l 0, l S S 0 = ds = ds + ds = C l ln + αkl2 0 l 0 0, l 0 0, l 0, l 0 Zakładamy, że C l nie zależy od temperatury, co jest słuszne dla wielu ciał stałych w temperaturach pokojowych (prawo Dulonga-Petita). Entropia jest więc kwadratową funkcją długości pręta. Ponieważ dla niewielkich wydłużeń l l 0 : l 2 = (l 0 + l) 2 l l 0 l więc entropia jest liniową funkcją wydłużenia. Zadanie Pokazać, że dla pręta ciepła właściwe przy stałym wydłużeniu C l i przy stałym naprężeniu C F można przyjąc za równe. Stosując analogię: p F oraz V l, możemy znaleźć różnicę ciepeł właściwych przy stałym naprężeniu i przy stałej długości, korzystając z wyników zadania z poprzednich ćwiczeń dla gazu: 4
5 C F C l = ( l ) 2 F F l Korzystając z obliczonego wcześniej równania stanu: l = αl 0 F F l = k (1 α) l 0 stąd: C F C l = (αl 0 ) 2 k l 0 (1 α) (α) 2 kl 0 Ponieważ współczynnik rozszerzalności cieplnej jest mały α 1. Powyższa różnica jest kwadratową funkcją małej wielkości (α) 2. Dla niezbyt niskich temperatur można więc przyjąć: C F = C l Łatwiej jest jednak zmierzyć ciepło właściwe przy stałym naprężeniu. Zadanie: Wyrazić współczynnik: β = F S opisujący zmianę temperatury przy adiabatycznym zwiększaniu naprężenia pręta poprzez współczynnik rozszerzalności termicznej α i ciepło właściwe przy stałym naprężeniu C F. Korzystając z tożsamości wiążącej trzy pochodne cząstkowe: F F S S S = 1 F β = F = S S F / S F Ze wzoru na formę potencjału Gibbsa dla pręta: dg = Sd ldf mamy relację Maxwella: S F = l F Pochodna entropii po temperaturze związana jest z ciepłem właściwym przy stałym naprężeniu: C F = dq d = S F F ponieważ: l = αl 0 F stąd: 5
6 β = αl 0 /(C F /) = αl 0 C F / Wniosek: Współczyniki α i β mają przeciwne znaki. Większość ciał rozszerza się przy ogrzewaniu (α > 0). Stąd wynika, że wzrostowi naprężenia takiego ciała towarzyszy ochładzanie się (β < 0). Wyjątkiem jest guma i niektóre polimery, które kurczą się przy ogrzewaniu (α < 0). Dla nich wzrost naprężenia wiąże się ze wzrostem temperatury (β > 0). Ponieważ zarówno przy rozciąganiu jak przy ściskaniu sprężystego materiału wykonujemy pracę nad układem, ten sam efekt termiczny zostanie spowodowany przez ściskanie jak i rozciąganie. 6.2 Dielektryk w zewnętrznym polu elektrycznym Energia elektrostatyczna dipola elektrycznego w polu elektrycznym o potencjale V( r) wynosi: U = qv( r + ) qv( r ) = qdv = q V d r (6.7) gdzie d r = r + r jest odległością między ładunkami q o przeciwnych znakach. Wobec czego: U = E p (6.8) gdzie: p = q d r jest wektorem momentu dipolowego, E = V jest wektorem pola elektrycznego. Aby wykonać pracę nad układem ładunków trzeba rozsunąć je na inną odległość zmieniając ich moment dipolowy: du = E d p (6.9) Wyrażenie: du = d E p opisywałoby zmianę energii dipola wskutek pracy wykonanej nad źródłami tego pola. Źródła traktujemy jako leżące poza naszym układem termodynamicznym (pole elektryczne jest zewnętrzne). E jest zewnętrznym parametrem intensywnym (pełni rolę analogiczną do ciśnienia gazu p) 6
7 p jest wewnętrznym parametrem ekstensywnym; ponieważ momenty dipolowe układów ładunków się dodają; (pełni rolę analogiczną do objętości gazu V) W przypadku dielektryka wprowadza się wektor polaryzacji, czyli moment dipolowy w jednostce objętości: p = P dv (6.10) Wygodnie jest wtedy rozpatrywać wszystkie wielkości termodynamiczne jako liczone na jednostkę objętości: V dw = E d P (6.11) jest więc pracą wykonaną nad jednostką objętości dielektryka. Wyjątkiem są efekty związane ze zmianą objętości ciała takie na przykład jak efekt piezoelektryczny, w którym trzeba objętość uzwględnić jawnie we wzorach: dw = V E d P pdv (6.12) przy założeniu, że dielektryk jest jednorodny. Pole elektyczne w dielektryku składa się z zewnętrznego pola elektrycznego i wewnętrznego pola wywołanego przez polaryzację ośrodka: E = E wew. + E zew. (6.13) Wyrażenie E wew. d P opisywałoby oddziaływanie elementarnego dipola z polem wewnętrznym otaczających go dipoli, co oznacza energię oddziaływania części układu między sobą. Nas interesuje natomiast praca wykonana z zewnątrz nad układem. Wobec tego we wzorze: należy pamiętać, że pole elektryczne jest polem zewnętrznym. dw = E d P (6.14) Uwaga W literaturze panuje dość duże zamieszanie co do definicji pracy dla materiałów elektrycznych i magnetycznych; powiększone jeszcze przez stosowanie w elektrodynamice różnych układów 7
8 jednostek. Na przykład A.G. Samo loviq, w swojej książce ermodinamika i statistiqeska fizika, w 22 proponuje czytelnikowi trzy różne definicje do wyboru: E d D, E d P, P d E w zależności od charakteru rozpatrywanego zadania. Zadanie: Znaleźć związek między współczynnikiem elektrostrykcji i współczynnikiem efektu piezoelektrycznego dla podłużnego pręta z dielektryka. Zakładamy, że pole elektryczne jest skierowane wzdłuż pręta. Rozpatrywany układ posiada trzy stopnie swobody (, l, p), gdzie p jest momentem dipolowym pręta, a l jego długością. Efekt elektrostrykcji polega na zmianie długości dielektryka pod wpływem przyłożonego pola elektrycznego, związany z pochodną l E. Efekt piezoelektryczny polega na zmianie polaryzacji dielektryka pod wpływem przyłożonego naprężenia, związany z pochodną p F. Praca wykonana nad układem składa się z pracy mechanicznej i elektrostatycznej: dw = Fdl + Ed p I zasada termodynamiki przyjmuje postać: du = dq + dw = ds + Fdl + Ed p Entalpia jest transformatą Legendre a dla energii wewnętrznej ze względu na obie zmienne występujące w formie pracy: H = U Fl E p Uwaga: Czasami spotyka się w podręcznikach tzw. entalpię elektryczną (lub magnetyczną), która jest transformatą Legendre a energii jedynie ze względu na zmienne związane z polem. Stąd forma entalpii wynosi: dh = ds ldf pde Warunek zupełności formy entalpii ze względu na stopnie swobody (F, E) polegają na równości pochodnych mieszanych: 8
9 l= H F oraz p = H S,E E S,F stąd: l E = 2 H S,F E F = p F S,E Wniosek: współczynniki obu efektów są sobie równe. Efekt elektrostrykcji wystepuje zawsze jednocześnie wraz z efektem piezoelektrycznym. 6.3 Materiały magnetyczne Energię dipola magnetycznego m w polu magnetycznym o indukcji B: U = m B (6.15) Patrz wzór (6.34) w książce D.J. Griffiths, Podstawy Elektrodynamiki. Praca wykonana nad układem polega na zwiększeniu jego momentu magnetycznego w stałym polu zewnętrznym: dw = dm B (6.16) ylko wartość indukcji pola zewnętrznego B zew. = µ 0 H ma znaczenie dla pracy wykonanej nad układem przez otoczenie. Jako zewnętrzny parametr termodynamiczny przyjmujemy więc natężenie pola H. Analogicznie do dielektryków pierwszą zasadę termodynamiki dla materiałów w polu magnetycznym można zapisać jako: du = dq + dw = ds + µ 0 H d m (6.17) Wprowadzając magnetyzację ośrodka M = m/v czyli moment magnetyczny na jednostkę objętości możemy napisać: du = ds + µ 0 H d M (6.18) gdzie energię wewnętrzną u = U/V i entropię s = S/V liczymy na jednostkę objętości (jeśli zmiany objętości są do zaniedbania). Zewnętrznym parametrem intenstywnym będącym odpowiednikiem ciśnienia gazu jest natężenie pola H. Wewnętrznym parametrem będącym odpowiednikiem objętości gazu jest magnetyzacja M. Jest to też parametr intensywny, bo zawiera V w mianowniku. 9
10 Zadanie: Pokazać, że dla idealnego paramagnetyka, dla którego energia wewnętrzna jest funkcją jedynie temperatury i nie zależy od namagnesowania (analogia gazu doskonałego): M = M ( H ) Jest to odpowiednik równania Clapeyrona dla gazu doskonałego: V = V(p/) = R/(p/) Z I zasady termodynamiki (opuszczamy symbole wektorów dla uproszczenia zapisu): ds = 1 du + µ H 0 dm Ponieważ u = u() więc H dm powinna być formą zupełną. Najlepiej zapisać ją w zmiennych: x = H, y = ponieważ to czy forma jest zupełna nie zależy od zmiennych w których ją zapiszemy. Wówczas: H M dm = x x dx + x M y y dy x Warunek zupełności formy oznacza równość drugich pochodnych mieszanych: ( M ) ( M ) x = x y x x y Stąd: x 2 M y x = M y + x 2 M x y Wobec czego: M y = 0 A więc M jest jedynie funkcją x = H. Zależności funkcyjnej M(x) nie można wyznaczyć w termodynamice. Wyznacza się ja w fizyce statystycznej. Jest to tak zwana funkcja Langevina. Zadanie Wyliczyć magnetyczne równanie stanu M = M(H, ) dla paramagnetyka spełniającego prawo Curie-Weissa. W magnetyzmie definiuje się podatność magnetyczną: χ = M H (6.19) 10
11 która jest odpowiednikiem ściśliwości izotermicznej dla gazu. Dla dużej klasy kryształów paramagnetycznych w szerokim zakresie temperatur można ją zapisać w postaci tzw. prawa Curie- Weissa: χ = a C (6.20) gdzie a jest tak zwaną stałą Curie-Weissa, a parametr C to temperatura przejścia krytycznego, poniżej której materiał przestaje być paramagnetykiem. Magnetyczne rówanie stanu czyli zależność M = M(H, ) można wyznaczyć przez całkowanie: H H M B M(H, ) M(0, ) = dm = H db = χ() db = χ() B 0 0 Jeśli założymy, że w nieobecności pola magnetycznego nie ma magnetyzacji: M(0, ) = 0 dostajemy prosty wzór: H M(B, ) = χ H = a C Bez przejścia krytycznego C = 0 mamy więc przypadek idealnego magnetyka: M = a H 6.4 Efekt magnetokaloryczny (chłodzenie przez adiabatyczne rozmagnesowanie) 0 Wyznaczyć zmianę temperatury przy adiabatycznym rozmagnesowaniu materiału, mając dane podatność magnetyczną i ciepło właściwe w stałym polu magnetycznym. H.B. Callen, hermodynamics, 14.6 Wybierając jako zmienne niezależne entropię i indukcję pola magnetycznego formę temperatury można zapisać w postaci: d = H dh + M S S ds H W procesie adiabatycznym ds = 0, więc zmiana temperatury przy zmianie wartości pola magnetycznego związana jest z pochodną, którą trzeba wyznaczyć. Zastosujemy wzór na H trzy pochodne: H S H S S = 1 H 11
12 rzecia z nich związana jest z ciepłem właściwym (molowym) w stałym polu magnetycznym: C H = dq d = S H H ponieważ dq = ds. Środkową pochodną można zamienić na inną korzystając z odpowiedniej relacji Maxwella wynikającą z formy energii swobodnej: df = Sd + MdH Korzystając z warunku równości pochodnych mieszanych dla zupełności formy df otrzymujemy relację Maxwella: M = S H H Możemy więc zapisać wzór na efekt magnetokaloryczny w postaci: d = M dh H C H Pochodną magnetyzacji po temperaturze dostajemy z zależności M = χh i prawa Curie-Weissa: M = H χ ah H = H ( C ) 2 Ciepło właściwe C H (, H) zależy od temperatury i natężenia pola magnetycznego. C H najłatwiej wyznaczyć doświadczalnie przy nieobecności pola magnetycznego. Zależność od pola magnetycznego można wyliczyć całkując pochodną ciepła właściwego względem natężenia pola. C H H = 2 S H = ( ) S H = H 2 χ = H 2a 2 ( C ) 3 Stąd: C H (H, ) = C H (, 0) + H 0 C H H = 2 M 2 = H dh = C H (0, ) + ah2 ( C ) 3 Zależności C H (0, ) nie można wyznaczyć z termodynamiki. Zależność eksperymentalna w niskich temperaturach dla kryształów soli ziem rzadkich jest postaci: C H (0, ) = b 2 Efekt magnetokaloryczny wynosi więc: ahdh d = ( b + ah2 ) 2 ( C ) 3 Zmienne można łatwo rozdzielić jeśli założyć przypadek C = 0. Wówczas: d = ahdh b + ah 2 12
13 Zmienne są rozdzielone, można więc wykonać całkowanie: 0 d = 0 H ahdh = b + ah 2 u = H 2 du = 2HdH a 2 0 u du b + au stąd: ln = a ln(ah2 + b) H ln = ln b ah 2 + b emperatura końcowa po adiabatycznym wyłączeniu pola magnetycznego do zera: 0 = (a/b)h2 + 1 Na przykład dla kryształu azotanu cezowo-magnezowego o temperaturze krytycznej C = 0 wartości liczbowe wynoszą stała dla ciepła właściwego (na 1 mol): b = 6, J/K początkowe natężenie pola magnetycznego: H = A/m początkowa temperatura: 0 = 1 K stała Curie-Weissa (na 1 mol): a = 5, J m/(a K) (a/b)h 2 = 5, stąd = 1, K. 6.5 ermodynamika promieniowania (gazu fotonów) ak zwane promieniowanie ciała doskonale czarnego to pole elektromagnetyczne zgromadzone we wnętrzu pustej wnęki o temperaturze i znajdujące się w równowadze termodynamicznej ze ściankami wnęki. Gęstość energii pola jest stała w całej objętości wnęki i wynosi: u() = ρ(ω, )dω (6.21) 0 13
14 gdzie ρ(ω, ) jest tak zwaną gęstością widmową promieniowania ciała doskonale czarnego o częstości ω. Jest to uniwersalna funkcja częstości i temperatury i nie zależy od materiału z którego wykonanan jest wnęka. Nie można jej wyznaczyć na gruncie termodynamiki. Dla energii wewnętrznej promieniowania mamy więc wzór: U = u()v (6.22) Gęstość energii nie zależy od objętości gaz fotonów przypomina więc parę nasyconą. Przy zmiejszeniu objętości naczynia pewna liczba cząstek pary skrapla się podobnie przy zmniejszeniu objętości wnęki częśc fotonów zostaje pochłonięta przez wnękę tak, że gęstość energii nie ulega zmianie. Ciśnienie promieniowania wynika z elektrodynamiki klasycznej. Dla płaskiej fali elektromagnetycznej: p = u = I c (6.23) gdzie u jest gęstość energii fali, a I natężeniem promieniowania. Patrz: D.J. Griffiths, Podstawy Elektrodynamiki, Przy padaniu promieniowania na ściankę wnęki pod kątem θ, ciśnienie wynosi więc: p(θ) = 1 c I cos2 θ = u cos 2 θ (6.24) Uśrednienie tego wyrażenia w układzie sferycznym dla 0 < θ < π/2 fale padające na ściankę z połowy sfery daje czynnik 1. A więc dla izotropowego promieniowania padającego na 3 ścianki wnęki pod przypadkowymi kątami: p = 1 3 u (6.25) Dla promieniowania ciśnienie nie jest więc niezależnym parametrem termodynamicznym! W stanie równowagi termodynamicznej zależy jedynie od temperatury poprzez gęstość energii u(). Zadanie: Dla promieniowania wyznaczyć gęstość energii i entropii w funkcji temperatury. 14
15 Forma energii w zmiennych (, V): du = U d + U V V dv Ponieważ U = u()v więc: du = V du d + udv d Forma entropii: ds = 1 du + p dv = V du d d + u 3 dv + u 3 dv = V du 4u d + d 3 dv Warunek zupełności formy entropii: S = V du V d S = 4u V 3 Stąd: 2 S V = 1 du d = 4 d ( u ) 4( u = 3 d du ) 2 d Wobec czego: 4 u 3 = 1 du 2 3 d Można rozdzielić zmienne i wykonać całkowanie: du u = 4 d Skąd: ln u = ln ( ) 4 u 0 0 A więc dostaliśmy prawo Józefa Stefana i Ludwiga Boltzmanna. Bolztmann nie miał na imię Stefan jak by się mogło wydawać, a obaj pracowali na uniwersytecie w Wiedniu. u() = σ 4 gdzie σ = u jest stałą Stefana-Boltzmanna. Nie można jej wyznaczyć na gruncie termodynamiki. Wniosek: Ciepło właściwe przy stałej objętości: C V = U = 4σ 4 V Ciepło właściwe przy stałym ciśnieniu: C p = dq d = p 15
16 Ponieważ dla promieniowania p = const oznacza ustaloną wartość gęstości energii wewnętrznej u() = const, a więc d = 0. Dostarczenie ciepła pod stałym ciśnieniem oznacza zwiększenie liczby fotonów bez zmiany temperatury promieniowania. Gęstość entopii można wyznaczyć przez całkowanie: ds = V 4σ 3 d σ 3 dv = 4σ 2 Vd σ 3 dv Ponieważ entropia jest potencjałem termodynamicznym możemy wykonać całkowanie po odpowiedniej łamanej na płaszczyźnie (, V): V S V 0 S 0 0 S S 0 = 4σV V d + 3 σ 3 dv = 0 V 0 ( 3 = 4σV ) σ 3 (V V 0 ) Ostatecznie: S(, V) = 4 3 σ 3 V + const Wniosek: Równanie adiabaty, czyli przemiany przy której S = const wynosi: 3 V = const Wygodnie jest przyjąć, że skoro w = 0 K klasycznie nie ma żadnego promieniowania, więc const = 0. Wówczas gęstość entropii wynosi: s() = S V = 4 3 σ 3 Zadanie: Dla promieniowania obliczyć gęstości energii swobodnej, entalpii i potencjału Gibbsa. f = F V = u s = 1 3 σ 4 16
17 h = H V = u + p = 4 3 σ 4 g = G = h s = f + p = 0 Potencjał Gibbsa znika! A więc także znika potencjał chemiczny, który jest równy potencjałowi Gibbsa na jedną cząstkę: µ = G N = gv N = 0 Fizycznie oznacza to, że dla promieniowania liczba fotonów N nie jest niezależną zmienną termodynamiczną i w stanie równowagi termodynamicznej jest określona jednoznacznie przez temperaturę i objętość wnęki. Nietrudno to zrozumieć jeśli zauważyć, że dla potencjału Gibbsa zmiennymi niezależnymi są ciśnienie i temperatura, które dla promieniowania związane są relacją p = 1 3 σ 4 czyli 3d p 4σ 3 d = 0 Przypomina to przypadek znikającego potencjału i relacji Gibbsa-Duhema ze wcześniejszych ćwiczeń. 17
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 szczegółowo3 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 szczegółowo4 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 szczegółowoTermodynamika 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 szczegółowoElementy 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 szczegółowoWykład 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 szczegółowoTERMODYNAMIKA 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 szczegółowoPrzegląd 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 szczegółowoWykład 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 szczegółowoTermodynamika 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 szczegółowoElementy 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 szczegółowoElementy 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 szczegółowoElektrodynamika Część 5 Pola magnetyczne w materii Ryszard Tanaś Zakład Optyki Nieliniowej, UAM
Elektrodynamika Część 5 Pola magnetyczne w materii Ryszard Tanaś Zakład Optyki Nieliniowej, UAM http://zon8.physd.amu.edu.pl/~tanas Spis treści 6 Pola magnetyczne w materii 3 6.1 Magnetyzacja.....................
Bardziej szczegółowoPodstawowe 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 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 szczegółowoRównowaga 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 szczegółowoZadania treningowe na kolokwium
Zadania treningowe na kolokwium 3.12.2010 1. Stan układu binarnego zawierającego n 1 moli substancji typu 1 i n 2 moli substancji typu 2 parametryzujemy za pomocą stężenia substancji 1: x n 1. Stabilność
Bardziej szczegółowoProjekt 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 szczegółowoKrótki 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 szczegółowoRozkład nauczania fizyki w klasie II liceum ogólnokształcącego w Zespole Szkół nr 53 im. S. Sempołowskiej rok szkolny 2015/2016
Rozkład nauczania fizyki w klasie II liceum ogólnokształcącego w Zespole Szkół nr 53 im. S. Sempołowskiej rok szkolny 2015/2016 Warszawa, 31 sierpnia 2015r. Zespół Przedmiotowy z chemii i fizyki Temat
Bardziej szczegółowoTemperatura jest wspólną własnością dwóch ciał, które pozostają ze sobą w równowadze termicznej.
1 Ciepło jest sposobem przekazywania energii z jednego ciała do drugiego. Ciepło przepływa pod wpływem różnicy temperatur. Jeżeli ciepło nie przepływa mówimy o stanie równowagi termicznej. Zerowa zasada
Bardziej szczegółowoMaszyny cieplne substancja robocza
Maszyny cieplne cel: zamiana ciepła na pracę (i odwrotnie) pracują cyklicznie pracę wykonuje substancja robocza (np.gaz, mieszanka paliwa i powietrza) która: pochłania ciepło dostarczane ze źródła ciepła
Bardziej szczegółowoElektrodynamika. Część 5. Pola magnetyczne w materii. Ryszard Tanaś. Zakład Optyki Nieliniowej, UAM http://zon8.physd.amu.edu.
Elektrodynamika Część 5 Pola magnetyczne w materii yszard Tanaś Zakład Optyki Nieliniowej, UAM http://zon8.physd.amu.edu.pl/\~tanas Spis treści 6 Pola magnetyczne w materii 3 6.1 Magnetyzacja.......................
Bardziej szczegółowo1 Formy różniczkowe w R 3
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
Bardziej szczegółowoPromieniowanie dipolowe
Promieniowanie dipolowe Potencjały opóźnione φ i A dla promieniowanie punktowego dipola elektrycznego wygodnie jest wyrażać przez wektor Hertza Z φ = ϵ 0 Z, spełniający niejednorodne równanie falowe A
Bardziej szczegółowoUkład termodynamiczny Parametry układu termodynamicznego Proces termodynamiczny Układ izolowany Układ zamknięty Stan równowagi termodynamicznej
termodynamika - podstawowe pojęcia Układ termodynamiczny - wyodrębniona część otaczającego nas świata. Parametry układu termodynamicznego - wielkości fizyczne, za pomocą których opisujemy stan układu termodynamicznego,
Bardziej szczegółowoWykład 14. Termodynamika gazu fotnonowego
Wykład 14 Termodynamika gazu fotnonowego dr hab. Agata Fronczak, prof. PW Wydział Fizyki, Politechnika Warszawska 16 stycznia 217 dr hab. A. Fronczak (Wydział Fizyki PW) Wykład: Elementy fizyki statystycznej
Bardziej szczegółowoWykład 7: Przekazywanie energii elementy termodynamiki
Wykład 7: Przekazywanie energii elementy termodynamiki dr inż. Zbigniew Szklarski szkla@agh.edu.pl http://layer.uci.agh.edu.pl/z.szklarski/ emperatura Fenomenologicznie wielkość informująca o tym jak ciepłe/zimne
Bardziej szczegółowoPodstawowe przypadki (stany) obciążenia elementów : 1. Rozciąganie lub ściskanie 2. Zginanie 3. Skręcanie 4. Ścinanie
Podstawowe przypadki (stany) obciążenia elementów : 1. Rozciąganie lub ściskanie 2. Zginanie 3. Skręcanie 4. Ścinanie Rozciąganie lub ściskanie Zginanie Skręcanie Ścinanie 1. Pręt rozciągany lub ściskany
Bardziej szczegółowoPodstawy termodynamiki
Podstawy termodynamiki Organizm żywy z punktu widzenia termodynamiki Parametry stanu Funkcje stanu: U, H, F, G, S I zasada termodynamiki i prawo Hessa II zasada termodynamiki Kierunek przemian w warunkach
Bardziej szczegółowoWykład 1. Anna Ptaszek. 5 października Katedra Inżynierii i Aparatury Przemysłu Spożywczego. Chemia fizyczna - wykład 1. Anna Ptaszek 1 / 36
Wykład 1 Katedra Inżynierii i Aparatury Przemysłu Spożywczego 5 października 2015 1 / 36 Podstawowe pojęcia Układ termodynamiczny To zbiór niezależnych elementów, które oddziałują ze sobą tworząc integralną
Bardziej szczegółowoPole elektrostatyczne
Termodynamika 1. Układ termodynamiczny 5 2. Proces termodynamiczny 5 3. Bilans cieplny 5 4. Pierwsza zasada termodynamiki 7 4.1 Pierwsza zasada termodynamiki w postaci różniczkowej 7 5. Praca w procesie
Bardziej szczegółowoII 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 szczegółowoZasady termodynamiki
Zasady termodynamiki Energia wewnętrzna (U) Opis mikroskopowy: Jest to suma średnich energii kinetycznych oraz energii oddziaływań międzycząsteczkowych i wewnątrzcząsteczkowych. Opis makroskopowy: Jest
Bardziej szczegółowoDRUGA ZASADA TERMODYNAMIKI
DRUGA ZASADA TERMODYNAMIKI Procesy odwracalne i nieodwracalne termodynamicznie, samorzutne i niesamorzutne Proces nazywamy termodynamicznie odwracalnym, jeśli bez spowodowania zmian w otoczeniu możliwy
Bardziej szczegółowoPodstawy 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 szczegółowoDRUGA ZASADA TERMODYNAMIKI
DRUGA ZASADA TERMODYNAMIKI Procesy odwracalne i nieodwracalne termodynamicznie, samorzutne i niesamorzutne Proces nazywamy termodynamicznie odwracalnym, jeśli bez spowodowania zmian w otoczeniu możliwy
Bardziej szczegółowoTermodynamika. 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 szczegółowoTermodynamiczny 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 szczegółowoDielektryki. właściwości makroskopowe. Ryszard J. Barczyński, 2016 Materiały dydaktyczne do użytku wewnętrznego
Dielektryki właściwości makroskopowe Ryszard J. Barczyński, 2016 Materiały dydaktyczne do użytku wewnętrznego Przewodniki i izolatory Przewodniki i izolatory Pojemność i kondensatory Podatność dielektryczna
Bardziej szczegółowoElektrodynamika Część 2 Specjalne metody elektrostatyki Ryszard Tanaś Zakład Optyki Nieliniowej, UAM
Elektrodynamika Część 2 Specjalne metody elektrostatyki Ryszard Tanaś Zakład Optyki Nieliniowej, UAM http://zon8.physd.amu.edu.pl/~tanas Spis treści 3 Specjalne metody elektrostatyki 3 3.1 Równanie Laplace
Bardziej szczegółowoFizyka statystyczna Fenomenologia przejść fazowych. P. F. Góra
Fizyka statystyczna Fenomenologia przejść fazowych P. F. Góra http://th-www.if.uj.edu.pl/zfs/gora/ 2015 Przejście fazowe transformacja układu termodynamicznego z jednej fazy (stanu materii) do innej, dokonywane
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 szczegółowoPlan Zajęć. Ćwiczenia rachunkowe
Plan Zajęć 1. Termodynamika, 2. Grawitacja, Kolokwium I 3. Elektrostatyka + prąd 4. Pole Elektro-Magnetyczne Kolokwium II 5. Zjawiska falowe 6. Fizyka Jądrowa + niepewność pomiaru Kolokwium III Egzamin
Bardziej szczegółowoCIEPLNE I MECHANICZNE WŁASNOŚCI CIAŁ
CIEPLNE I MECHANICZNE WŁASNOŚCI CIAŁ Ciepło i temperatura Pojemność cieplna i ciepło właściwe Ciepło przemiany Przejścia między stanami Rozszerzalność cieplna Sprężystość ciał Prawo Hooke a Mechaniczne
Bardziej szczegółowoMomentem dipolowym ładunków +q i q oddalonych o 2a (dipola) nazwamy wektor skierowany od q do +q i o wartości:
1 W stanie równowagi elektrostatycznej (nośniki ładunku są w spoczynku) wewnątrz przewodnika natężenie pola wynosi zero. Cały ładunek jest zgromadzony na powierzchni przewodnika. Tuż przy powierzchni przewodnika
Bardziej szczegółowoZasady dynamiki Newtona. Ilość ruchu, stan ruchu danego ciała opisuje pęd
Zasady dynamiki Newtona Ilość ruchu, stan ruchu danego ciała opisuje pęd Siły - wektory Ilość ruchu, stan ruchu danego ciała opisuje pęd Zasady dynamiki Newtona I Każde ciało trwa w stanie spoczynku lub
Bardziej szczegółowoWarunki izochoryczno-izotermiczne
WYKŁAD 5 Pojęcie potencjału chemicznego. Układy jednoskładnikowe W zależności od warunków termodynamicznych potencjał chemiczny substancji czystej definiujemy następująco: Warunki izobaryczno-izotermiczne
Bardziej szczegółowoZADANIA Z CHEMII Efekty energetyczne reakcji chemicznej - prawo Hessa
Prawo zachowania energii: ZADANIA Z CHEMII Efekty energetyczne reakcji chemicznej - prawo Hessa Ogólny zasób energii jest niezmienny. Jeżeli zwiększa się zasób energii wybranego układu, to wyłącznie kosztem
Bardziej szczegółowoRozważania rozpoczniemy od fal elektromagnetycznych w próżni. Dla próżni równania Maxwella w tzw. postaci różniczkowej są następujące:
Rozważania rozpoczniemy od fal elektromagnetycznych w próżni Dla próżni równania Maxwella w tzw postaci różniczkowej są następujące:, gdzie E oznacza pole elektryczne, B indukcję pola magnetycznego a i
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 szczegółowoWykład FIZYKA I. 14. Termodynamika fenomenologiczna cz.ii. Dr hab. inż. Władysław Artur Woźniak
Wykład FIZYKA I 14. Termodynamika fenomenologiczna cz.ii Dr hab. inż. Władysław Artur Woźniak Instytut Fizyki Politechniki Wrocławskiej http://www.if.pwr.wroc.pl/~wozniak/fizyka1.html GAZY DOSKONAŁE Przez
Bardziej szczegółowoRozważmy 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 szczegółowoMiejsce biofizyki we współczesnej nauce. Obszary zainteresowania biofizyki. - Powrót do współczesności. - obiekty mikroświata.
Zakład Biofizyki Miejsce biofizyki we współczesnej nauce - trochę historii - Powrót do współczesności Obszary zainteresowania biofizyki - ekosystemy - obiekty makroświata - obiekty mikroświata - język
Bardziej szczegółowoLABORATORIUM ELEKTROAKUSTYKI. ĆWICZENIE NR 1 Drgania układów mechanicznych
LABORATORIUM ELEKTROAKUSTYKI ĆWICZENIE NR Drgania układów mechanicznych Cel ćwiczenia Celem ćwiczenia jest zapoznanie się z właściwościami układów drgających oraz metodami pomiaru i analizy drgań. W ramach
Bardziej szczegółowoPrzemiany termodynamiczne
Przemiany termodynamiczne.:: Przemiana adiabatyczna ::. Przemiana adiabatyczna (Proces adiabatyczny) - proces termodynamiczny, podczas którego wyizolowany układ nie nawiązuje wymiany ciepła, lecz całość
Bardziej szczegółowoElektrostatyka ŁADUNEK. Ładunek elektryczny. Dr PPotera wyklady fizyka dosw st podypl. n p. Cząstka α
Elektrostatyka ŁADUNEK elektron: -e = -1.610-19 C proton: e = 1.610-19 C neutron: 0 C n p p n Cząstka α Ładunek elektryczny Ładunek jest skwantowany: Jednostką ładunku elektrycznego w układzie SI jest
Bardziej szczegółowopowierzchnia rozdziału - dwie fazy ciekłe - jedna faza gazowa - dwa składniki
Przejścia fazowe. powierzchnia rozdziału - skokowa zmiana niektórych parametrów na granicy faz. kropeki wody w atmosferze - dwie fazy ciekłe - jedna faza gazowa - dwa składniki Przykłady przejść fazowych:
Bardziej szczegółowoWielomiany Legendre a
grudzień 2013 grudzień 2013 Funkcja tworząca 1 (4.1) g(x, t) = = P n (x)t n, 1 2xt + t 2 albo pamiętając, że x = cos θ 1 (4.2) g(cos θ, t) = = P n (cos θ)t n. 1 2 cos θ t + t 2 jeżeli rozpatrzyć pole wytwarzane
Bardziej szczegółowoWYKŁAD 2 TERMODYNAMIKA. Termodynamika opiera się na czterech obserwacjach fenomenologicznych zwanych zasadami
WYKŁAD 2 TERMODYNAMIKA Termodynamika opiera się na czterech obserwacjach fenomenologicznych zwanych zasadami Zasada zerowa Kiedy obiekt gorący znajduje się w kontakcie cieplnym z obiektem zimnym następuje
Bardziej szczegółowoStatyka Cieczy i Gazów. Temat : Podstawy teorii kinetyczno-molekularnej budowy ciał
Statyka Cieczy i Gazów Temat : Podstawy teorii kinetyczno-molekularnej budowy ciał 1. Podstawowe założenia teorii kinetyczno-molekularnej budowy ciał: Ciała zbudowane są z cząsteczek. Pomiędzy cząsteczkami
Bardziej szczegółowoPodstawy fizyki sezon 2 2. Elektrostatyka 2
Podstawy fizyki sezon 2 2. Elektrostatyka 2 Agnieszka Obłąkowska-Mucha AGH, WFIiS, Katedra Oddziaływań i Detekcji Cząstek, D11, pok. 111 amucha@agh.edu.pl http://home.agh.edu.pl/~amucha Strumień wektora
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 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 szczegółowoWYZNACZANIE MODUŁU SZTYWNOŚCI METODĄ DYNAMICZNĄ
ĆWICZENIE 12 WYZNACZANIE MODUŁU SZTYWNOŚCI METODĄ DYNAMICZNĄ Cel ćwiczenia: Wyznaczanie modułu sztywności drutu metodą sprężystych drgań obrotowych. Zagadnienia: sprężystość, naprężenie ścinające, prawo
Bardziej szczegółowoTermodynamika. Część 11. Układ wielki kanoniczny Statystyki kwantowe Gaz fotonowy Ruchy Browna. Janusz Brzychczyk, Instytut Fizyki UJ
Termodynamika Część 11 Układ wielki kanoniczny Statystyki kwantowe Gaz fotonowy Ruchy Browna Janusz Brzychczyk, Instytut Fizyki UJ Układ otwarty rozkład wielki kanoniczny Rozważamy układ w równowadze termicznej
Bardziej szczegółowoPodstawowe pojęcia 1
Tomasz Lubera Podstawowe pojęcia 1 Układ część przestrzeni wyodrębniona myślowo lub fizycznie z otoczenia Układ izolowany niewymieniający masy i energii z otoczeniem Układ zamknięty wymieniający tylko
Bardziej szczegółowoZagadnienia na egzamin ustny:
Zagadnienia na egzamin ustny: Wstęp 1. Wielkości fizyczne, ich pomiar i podział. 2. Układ SI i jednostki podstawowe. 3. Oddziaływania fundamentalne. 4. Cząstki elementarne, antycząstki, cząstki trwałe.
Bardziej szczegółowopodać przykład wielkości fizycznej, która jest iloczynem wektorowym dwóch wektorów.
PLAN WYNIKOWY FIZYKA - KLASA TRZECIA TECHNIKUM 1. Ruch postępowy i obrotowy bryły sztywnej Lp. Temat lekcji Treści podstawowe 1 Iloczyn wektorowy dwóch wektorów podać przykład wielkości fizycznej, która
Bardziej szczegółowo1. PIERWSZA I DRUGA ZASADA TERMODYNAMIKI TERMOCHEMIA
. PIERWSZA I DRUGA ZASADA ERMODYNAMIKI ERMOCHEMIA Zadania przykładowe.. Jeden mol jednoatomowego gazu doskonałego znajduje się początkowo w warunkach P = 0 Pa i = 300 K. Zmiana ciśnienia do P = 0 Pa nastąpiła:
Bardziej szczegółowowymiana energii ciepła
wymiana energii ciepła Karolina Kurtz-Orecka dr inż., arch. Wydział Budownictwa i Architektury Katedra Dróg, Mostów i Materiałów Budowlanych 1 rodzaje energii magnetyczna kinetyczna cieplna światło dźwięk
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 szczegółowoKontakt,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 szczegółowoTermodynamika techniczna i chemiczna, 2015/16, zadania do kol. 1, zadanie nr 1 1
Termodynamika techniczna i chemiczna, 2015/16, zadania do kol. 1, zadanie nr 1 1 [Imię, nazwisko, grupa] prowadzący 1. Obliczyć zmianę entalpii dla izobarycznej (p = 1 bar) reakcji chemicznej zapoczątkowanej
Bardziej szczegółowoZadania z Termodynamiki
Zadania z Termodynamiki 1. Obliczyć zależność C p C V dla 1 mola gazu van der Waalsa [1]. Znaleźć przybliżone wyrażenie dla gazu rozrzedzonego V b. 2. Udowodnić zależność [1]: 3. Udowodnić zależność [5]
Bardziej szczegółowoTermodynamika Część 2
Termodynamika Część 2 Równanie stanu Równanie stanu gazu doskonałego Równania stanu gazów rzeczywistych rozwinięcie wirialne równanie van der Waalsa hipoteza odpowiedniości stanów inne równania stanu Równanie
Bardziej szczegółowoWykład 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 szczegółowoOptyka. Wykład V Krzysztof Golec-Biernat. Fale elektromagnetyczne. Uniwersytet Rzeszowski, 8 listopada 2017
Optyka Wykład V Krzysztof Golec-Biernat Fale elektromagnetyczne Uniwersytet Rzeszowski, 8 listopada 2017 Wykład V Krzysztof Golec-Biernat Optyka 1 / 17 Plan Swobodne równania Maxwella Fale elektromagnetyczne
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 szczegółowoWYZNACZANIE STOSUNKU c p /c v
Uniwersytet Wrocławski, Instytut Fizyki Doświadczalnej, I Pracownia Ćwiczenie nr 33 WYZNACZANIE STOSUNKU c p /c v I WSTĘP Układ termodynamiczny Rozważania dotyczące przekazywania energii poprzez wykonywanie
Bardziej szczegółowo2 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 szczegółowoS ścianki naczynia w jednostce czasu przekazywany
FIZYKA STATYSTYCZNA W ramach fizyki statystycznej przyjmuje się, że każde ciało składa się z dużej liczby bardzo małych cząstek, nazywanych cząsteczkami. Cząsteczki te znajdują się w ciągłym chaotycznym
Bardziej szczegółowoI. PROMIENIOWANIE CIEPLNE
I. PROMIENIOWANIE CIEPLNE - lata '90 XIX wieku WSTĘP Widmo promieniowania elektromagnetycznego zakres "pokrycia" różnymi rodzajami fal elektromagnetycznych promieniowania zawartego w danej wiązce. rys.i.1.
Bardziej szczegółowoWłasności magnetyczne materii
Własności magnetyczne materii Ośrodek materialny wypełniający solenoid (lub cewkę) wpływa na wartość indukcji magnetycznej, strumienia, a także współczynnika indukcji własnej solenoidu. Trzy rodzaje materiałów:
Bardziej szczegółowoWykład 8 ELEKTROMAGNETYZM
Wykład 8 ELEKTROMAGNETYZM Równania Maxwella dive = ρ εε 0 prawo Gaussa dla pola elektrycznego divb = 0 rote = db dt prawo Gaussa dla pola magnetycznego prawo indukcji Faradaya rotb = μμ 0 j + εε 0 μμ 0
Bardziej szczegółowoFizykochemiczne 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 szczegółowoWykład 6: Przekazywanie energii elementy termodynamiki
Wykład 6: Przekazywanie energii elementy termodynamiki dr inż. Zbigniew Szklarski szkla@agh.edu.pl http://layer.uci.agh.edu.pl/z.szklarski/ Temperatura Fenomenologicznie wielkość informująca o tym jak
Bardziej szczegółowoWykład 6: Przekazywanie energii elementy termodynamiki
Wykład 6: Przekazywanie energii elementy termodynamiki dr inż. Zbigniew Szklarski szkla@agh.edu.pl http://layer.uci.agh.edu.pl/z.szklarski/ Temperatura Fenomenologicznie wielkość informująca o tym jak
Bardziej szczegółowoWykład 3 Zjawiska transportu Dyfuzja w gazie, przewodnictwo cieplne, lepkość gazu, przewodnictwo elektryczne
Wykład 3 Zjawiska transportu Dyfuzja w gazie, przewodnictwo cieplne, lepkość gazu, przewodnictwo elektryczne W3. Zjawiska transportu Zjawiska transportu zachodzą gdy układ dąży do stanu równowagi. W zjawiskach
Bardziej szczegółowo10. FALE, ELEMENTY TERMODYNAMIKI I HYDRODY- NAMIKI.
0. FALE, ELEMENY ERMODYNAMIKI I HYDRODY- NAMIKI. 0.9. Podstawy termodynamiki i raw gazowych. Podstawowe ojęcia Gaz doskonały: - cząsteczki są unktami materialnymi, - nie oddziałują ze sobą siłami międzycząsteczkowymi,
Bardziej szczegółowoZasady oceniania karta pracy
Zadanie 1.1. 5) stosuje zasadę zachowania energii oraz zasadę zachowania pędu do opisu zderzeń sprężystych i niesprężystych. Zderzenie, podczas którego wózki łączą się ze sobą, jest zderzeniem niesprężystym.
Bardziej szczegółowoZasady dynamiki Newtona. Ilość ruchu, stan ruchu danego ciała opisuje pęd
Zasady dynamiki Newtona Ilość ruchu, stan ruchu danego ciała opisuje pęd Zasady dynamiki Newtona I Każde ciało trwa w stanie spoczynku lub porusza się ruchem prostoliniowym i jednostajnym, jeśli siły przyłożone
Bardziej szczegółowoZadania z Fizyki Statystycznej
Zadania z Fizyki Statystycznej 1. Wyznaczyć skok wartości pochodnej ciepła właściwego w temperaturze krytycznej dla gazu bozonów, w temperaturze w której pojawia się konensacja [1].. Wyznaczyć równanie
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 szczegółowoElektrodynamika Część 6 Elektrodynamika Ryszard Tanaś Zakład Optyki Nieliniowej, UAM
Elektrodynamika Część 6 Elektrodynamika Ryszard Tanaś Zakład Optyki Nieliniowej, UAM http://zon8.physd.amu.edu.pl/~tanas Spis treści 7 Elektrodynamika 3 7.1 Siła elektromotoryczna................ 3 7.2
Bardziej szczegółowoWstęp do Optyki i Fizyki Materii Skondensowanej
Wstęp do Optyki i Fizyki Materii Skondensowanej Część I: Optyka, wykład 6 wykład: Piotr Fita pokazy: Andrzej Wysmołek ćwiczenia: Anna Grochola, Barbara Piętka Wydział Fizyki Uniwersytet Warszawski 2014/15
Bardziej szczegółowoPrawa ruchu: dynamika
Prawa ruchu: dynamika Fizyka I (B+C) Wykład IX: Więzy Rozwiazywanie równań ruchu oscylator harminiczny, wahadło ruch w jednorodnym polu elektrycznym i magnetycznym spektroskop III zasada dynamiki Siły
Bardziej szczegółowoWykład 8 i 9. Hipoteza ergodyczna, rozkład mikrokanoniczny, wzór Boltzmanna
Wykład 8 i 9 Hipoteza ergodyczna, rozkład mikrokanoniczny, wzór Boltzmanna dr hab. Agata Fronczak, prof. PW Wydział Fizyki, Politechnika Warszawska 1 stycznia 2017 dr hab. A. Fronczak (Wydział Fizyki PW)
Bardziej szczegółowoStrumień Prawo Gaussa Rozkład ładunku Płaszczyzna Płaszczyzny Prawo Gaussa i jego zastosowanie
Problemy elektrodynamiki. Prawo Gaussa i jego zastosowanie przy obliczaniu pól ładunku rozłożonego w sposób ciągły. I LO im. Stefana Żeromskiego w Lęborku 19 marca 2012 Nowe spojrzenie na prawo Coulomba
Bardziej szczegółowoTermodynamika. Cel. Opis układu niezależny od jego struktury mikroskopowej Uniwersalne prawa. William Thomson 1. Baron Kelvin
Cel Termodynamika Opis układu niezależny od jego struktury mikroskopowej Uniwersalne prawa Nicolas Léonard Sadi Carnot 1796 1832 Rudolf Clausius 1822 1888 William Thomson 1. Baron Kelvin 1824 1907 i inni...
Bardziej szczegółowoChemia fizyczna/ termodynamika, 2015/16, zadania do kol. 1, zadanie nr 1 1
Chemia fizyczna/ termodynamika, 2015/16, zadania do kol. 1, zadanie nr 1 1 [Imię, nazwisko, grupa] prowadzący Uwaga! Proszę stosować się do następującego sposobu wprowadzania tekstu w ramkach : pola szare
Bardziej szczegółowo