Ядерна фізика, статистична фізика і термодинаміка, фізика твердого тіла
Визначення втрат енергії альфа-частинок за довжиною вільного пробігу в повітрі, лінійного коефіцієнта ослаблення і енергії гамма-квантів у свинці, відношення теплоємностей газу методом клемана-дезорма. Дослідження критичних явищ в системі рідина-пара.
| Рубрика | Физика и энергетика |
| Вид | методичка |
| Язык | украинский |
| Дата добавления | 07.07.2017 |
| Размер файла | 13,6 M |
Отправить свою хорошую работу в базу знаний просто. Используйте форму, расположенную ниже
Студенты, аспиранты, молодые ученые, использующие базу знаний в своей учебе и работе, будут вам очень благодарны.
|
Номер п/п |
1 |
2 |
3 |
4 |
5 |
6 |
7 |
|
|
h1 |
||||||||
|
h2 |
Обробка результатів експерименту та їх аналіз
1. За формулою (12) обчислити значення відношення теплоємностей повітря для кожної пари величин h1 і h2.
2. Знайти середнє значення величини, абсолютну та відносну похибки і записати кінцевий результат:
Контрольні запитання
1. Перший закон термодинаміки та його застосування до ізопроцесів.
2. Робота, що виконується газом в ізопроцесах.
3. Ступені вільності молекул.
4. Розподіл енергії за ступенями вільності.
5. Внутрішня енергія ідеального газу.
6. Адіабатичний процес. Рівняння Пуассона.
Лабораторна робота 2.2 Визначення коефіцієнта внутрішнього тертя та середньої довжини вільного пробігу молекул повітря
Мета роботи: визначити коефіцієнт внутрішнього тертя і середню довжину вільного пробігу молекул повітря при кімнатній температурі.
Прилади і матеріали: посудина з капіляром і кранами у верхній та нижній частинах, мензурка, секундомір, термометр, барометр.
Теоретичні відомості
Для визначення коефіцієнта внутрішнього тертя можна скористатись методом витікання рідини чи газу через капілярну трубку. Об'єм рідини чи газу, що протікає через трубку з круглим внутрішнім перерізом за час , визначається за формулою Пуазейля:
(1)
де r -- радіус капіляра;
р -- різниця тисків на кінцях капіляра;
-- довжина капіляра.
З цього рівняння визначимо коефіцієнт внутрішнього тертя:
(2)
Як бачимо, всі величини правої частини піддаються безпосередньому вимірюванню. Кінетична теорія газів встановлює зв'язок між коефіцієнтом внутрішнього тертя ідеального газу , середньою довжиною вільного пробігу молекул газу і середньою арифметичною швидкістю їх руху:
(3)
де - густина газу.
Рис. 7.2.1
Замінимо в цьому рівнянні і за допомогою відомих з кінетичної теорії газів співвідношень:
і виконаємо необхідні перетворення. Одержимо формулу для визначення середньої довжини вільного пробігу молекул:
(4)
де р - тиск газу;
R - молярна газова стала;
Т - абсолютна температура;
- молярна маса газу.
У даній роботі всі необхідні величини вимірюють на установці, конструкція якої подана на рис. 7.2.1.
Посудина має шкалу і кран К для витікання води. Крізь корок посудини проходить капіляр L, радіус і довжина якого задані. Капіляр не повинен досягати поверхні води.
При закритому крані тиск повітря над рідиною в посудині дорівнює атмосферному, оскільки посудина з'єднана з атмосферою через капіляр. Якщо відкрити кран К, то внаслідок витікання води тиск в посудині стане зменшуватись і всередину через капіляр стане засмоктуватись повітря. Маючи певну в'язкість, повітря буде повільно просочуватись крізь капіляр, внаслідок чого тиск в посудині стане менший атмосферного. Через певний час сума тисків газу і рідини всередині посудини на рівні отвору з краном К стане рівною атмосферному тискові, тобто:
де р1 -- тиск газу в посудині;
1 -- густина рідини;
g -- прискорення вільного падіння;
h1 -- висота стовпчика рідини у даний момент.
При цьому на кінцях капіляра встановиться різниця тисків
яка обумовлює протікання повітря через капіляр в посудину. Ця різниця з часом зменшуватиметься із зниженням висоти стовпчика рідини. Але тому, що площа перерізу посудини велика, а об'єм рідини, що витікає, порівняно малий, то зміна висоти стовпчика рідини і різниці тисків будуть незначними. Тому в формулі (2) за різницю тисків на кінцях капіляра можна взяти середнє значення гідростатичного тиску на початку і в кінці досліду, тобто:
(5)
Об'єм повітря, що протікає через капіляр V, буде дорівнювати об'єму рідини, що витікає через кран К в мензурку.
Хід роботи
1. Перед початком досліду посудина повинна не менше ніж наполовину заповнюватись водою.
2. Відкрити кран К, щоб вода витікала в допоміжну склянку.
3. Коли через кілька секунд вода почне витікати окремими краплинами, забрати допоміжну склянку і підставити мензурку, одночасно вмикаючи секундомір і відмічаючи висоту рівня води h1.
4. Коли в мензурці збереться 50 см3 води, зупинити секундомір, закрити кран К і відмітити новий рівень води в посудині h2.
5. Виміряти кімнатну температуру Т і атмосферний тиск ратм.
6. Всі дані вимірювань, а також значення радіуса капіляра r та його довжину L занести в таблицю.
|
h1 (м) |
h2 (м) |
V (м3) |
(с) |
Т (К) |
р (Н/м2) |
r (м) |
L (м) |
|
Обробка результатів експерименту
1. За формулою (5) розрахувати значення р.
2. За формулою (2) визначити коефіцієнт внутрішнього тертя повітря .
3. За формулою (4) вирахувати середню довжину вільного пробігу молекул повітря .
4. Знайти абсолютну та відносну похибки експерименту. Зробити висновки.
Контрольні запитання
1. Середня довжина вільного пробігу молекул та число зіткнень в одиницю часу.
2. Закон Пуазейля.
3. Коефіцієнт в'язкості, його фізичний зміст, одиниці вимірювання.
Лабораторна робота 2.3 Визначення коефіцієнта в'язкості рідини методом Стокса
Мета роботи: визначити коефіцієнт в'язкості рідини при кімнатній температурі.
Прилади і матеріали: прилад Стокса, стальні кульки, мікрометр, масштабна лінійка, секундомір, термометр.
Теоретичні відомості
Під час руху рідини між її шарами виникають сили внутрішнього тертя, які діють таким чином, щоб зрівняти швидкості всіх шарів. Виникнення цих сил пояснюється тим, що шари, які рухаються з різними швидкостями один відносно одного, обмінюються молекулами. Молекули з більш швидкого шару передають молекулам більш повільного шару певний імпульс, внаслідок чого вони починають рухатись швидше. Молекули з більш повільного шару одержують в швидкому шарі певний імпульс, що викликає його гальмування.
Розглянемо рідину, що рухається в напрямі осі Х (рис. 7.3.1). Нехай шари рідини рухаються з різними швидкостями. На осі Z візьмемо дві точки на відстані dZ одна від одної. Швидкості потоку відрізняються в цих точках на величину du. Відношення du/dZ характеризує зміну швидкості потоку в напрямі осі і носить назву градієнта швидкості.
Сила внутрішнього тертя (в'язкості), що виникає між двома шарами, прямо пропорційна площі S їх дотику і градієнта швидкості -- це є закон Ньютона для внутрішнього тертя:
(1)
Рис. 7.3. 1
де - коефіцієнт внутрішнього тертя (в'язкості).
Якщо в формулі (1) чисельно взяти S і , то , тобто, коефіцієнт динамічної в'язкості чисельно дорівнює силі внутрішнього тертя, яка виникає на кожній одиниці поверхні двох шарів, що дотикаються і рухаються один відносно одного з одиничним градієнтом швидкості.
У системі СІ вимірюється в кгм-lc-l, ця одиниця спеціальної назви не має.
У системі СГС вимірюється в гсм-lc-l, ця одиниця коефіцієнта в'язкості називається пуазом. Часто користуються меншою одиницею - сантипуазом: 1 сантипуаз дорівнює 0,01 пуаза.
Коефіцієнт динамічної в'язкості залежить від природи рідини і з підвищенням температури зменшується. В'язкість відіграє суттєву роль в процесі руху рідин і газів. Шар рідини, який безпосередньо прилягає до твердої поверхні, в результаті прилипання залишається відносно неї нерухомим. Швидкість решти шарів зростає з віддаленням від твердої поверхні. Наявність шару рідини (мастила) між поверхнями твердих тіл, що труться, сприяє значному зменшенню сил тертя.
Поряд з коефіцієнтом динамічної в'язкості часто користуються поняттям коефіцієнта кінематичної в'язкості:
де - густина рідини.
В системі СІ вимірюється в м2с-1; в СГС одиницею коефіцієнта кінематичної в'язкості є см2с-1, ця одиниця називається стоксом.
У даній роботі для вимірювання коефіцієнта в'язкості рідини (розчин гліцерину, трансформаторне масло) застосовується метод Стокса, суть якого полягає в тому, що на кульку, яка рухається в рідині, діє сила внутрішнього тертя і гальмує її рух (рис. 7.3.2). Ця сила визначається законом Стокса
де r -- радіус кульки;
u -- її швидкість.
Якщо кулька падає в рідині, то на неї крім сили тертя f, будуть діяти сила тяжіння P=mg=gV і виштовхувальна сила Архімеда P1=1gV, рівна вазі рідини і об'єму кульки (V -- об'єм кульки, -- густина кульки, p1 -- густина рідини).
На основі другого закону Ньютона маємо:
Розв'язком одержаного рівняння є вираз:
(2)
в чому можна переконатись безпосередньою підстановкою. Оскільки величина з часом дуже швидко зменшується, то швидкість кульки спочатку зростає, але через малий проміжок часу стає постійною
(3)
де -- об'єм кульки.
Рис. 7.3.2
Швидкість кульки можна визначити, знаючи відстань між мітками і час t, за який кулька проходить цю відстань:
Тоді з виразу (3) випливає, що коефіцієнт в'язкості дорівнює:
(4)
Хід роботи
1. Мікрометром виміряти діаметр d кульки.
2. Виміряти відстань l між мітками a і b на посудині.
3. Опустити в рідину кульку і секундоміром виміряти час t її руху між мітками.
4. Повторити п.п. 1 і 3 ще для двох кульок.
5. Результати вимірювань записати в таблицю. Густина рідини вказана на лабораторній установці. Густину матеріалу кульки (як правило, сталь) взяти з довідкових таблиць.
|
Номер п/п |
d=2r, м |
l, м |
t, c |
, кг/м3 |
1, кг/м3 |
T, K |
|
|
1. |
|||||||
|
2. |
|||||||
|
3. |
Обробка результатів експерименту і їх аналіз
1. За формулою (4) обчислити значення коефіцієнта в'язкості досліджуваної рідини за даними вимірювань для кожної кульки окремо.
2. Знайти середню абсолютну і відносну похибки визначення коефіцієнта в'язкості і записати кінцевий результат:
Контрольні запитання
1. Явища переносу. Молекулярно-кінетичний механізм явищ переносу.
2. Закони Фіка, Фур'є і Ньютона.
3. Коефіцієнти явищ переносу і їх фізичний зміст.
4. Зв'язки між коефіцієнтами дифузії, в'язкості і теплопровідності.
5. Експериментальні методи визначення коефіцієнта в'язкості.
6. Вияснити основні джерела похибки у даній роботі.
Лабораторна робота 2.4 Визначення коефіцієнта теплопровідності металів
Мета роботи: визначити коефіцієнт теплопровідності міді.
Прилади та матеріали: прилад для визначення коефіцієнта теплопровідності; термометри (4 шт.); секундомір, балон для зливання води; мензурка; штангенциркуль.
Теоретичні відомості
Метод визначення коефіцієнта теплопровідності металів, що застосовується в цій роботі, ґрунтується на вимірюванні кількості теплоти Q Дж/с, що проходить за одиницю часу через поперечний переріз S металевого (мідного) стержня.
Як відомо, цей тепловий потік за законом Фур'є визначається за формулою
Q=кSgradT (1)
де к -- коефіцієнт теплопровідності;
-- градієнт температури, К/м.
З формули (1) випливає, що коефіцієнт теплопровідності дорівнює:
Він чисельно дорівнює кількості теплоти, що переноситься через одиницю площі (1 м2) поперечного перерізу зразка за одиницю часу (1 с) при спаді температури на 1°С на одиниці шляху (1 м) теплового потоку, тобто к = Вт/мК
Постійність градієнта температури вздовж зразка забезпечується нагріванням одного з його кінців в електричній печі і охолодженням іншого його кінця проточною водою, що має постійну температуру t1°C.
З іншого боку, кількість теплоти, що проходить через зразок і передається воді за одиницю часу, може бути знайдена з рівняння теплового балансу:
(2)
де с -- питома теплоємність води, Дж/кгК;
m -- маса води, що протікає через холодильник за 1 с, кг;
t° -- температура, до якої нагрівається вода, що оточує холодний кінець зразка.
Прирівнюючи праві частини рівнянь (1) і (2), одержуємо такий вираз для коефіцієнта теплопровідності:
(3)
Враховуючи особливості конструкції установки, що застосовується в роботі (рис.7.4.1) формулу (3) можна перетворити відносно до виду вимірюваних величин.
Установка для визначення теплопровідності складається з мідного стержня 3, що має площу поперечного перерізу S=70,010-6 м2, електричного нагрівника 5, водяного холодильника 2, гнізд для термометрів 4, посудини 1 з охолодженою водою і мензурки 6.
Градієнт температури можна записати через різницю показів термометрів t3 і t4 і відстань l між ними:
(4)
Рис. 7.4.1.
Масу води, що протікає через холодильник за одиницю часу, виразимо через її об'єм і густину:
(5)
де -- густина води;
V -- об'єм води, що витікає за час .
Підставляючи формули (4) і (5) в (3), одержуємо кінцевий вираз для розрахунку коефіцієнта теплопровідності міді, з якої виготовлено зразок, то досліджується:
(6)
Хід роботи
1. Штангенциркулем виміряти відстань l між термометрами t3 і t4, а також записати значення площі поперечного перерізу мідного стержня S (наводиться в інструкції до установки) і увімкнути нагрівач.
2. Після достатнього прогрівання стержня відкрити кран і повільно пропускати воду через холодильник. Потік охолоджувальної води регулюють таким чином, щоб досягти максимальної різниці температур, що реєструються термометрами t3 і t4.
3. Після встановлення стаціонарного режиму теплопередачі, якому відповідає сталість показань всіх термометрів, вимірюють температури t1, t2, t3 і t4.
4. При такому установленому потокові охолоджувальної води секундоміром заміряють час , протягом якого в мензурці 6 збирається деякий її об'єм (наприклад, 100 см3).
5. З таблиць знаходять теплоємність води с і її густину при температурних умовах досліду.
6. Результати вимірювань записують в таблицю.
|
l (м) |
s (м2) |
t1°C |
t2°C |
t3°C |
t4°C |
,c |
V, м3 |
, кг/м3 |
||
Обробка результатів експерименту та їх аналіз
1. За формулою (6) обчислити середнє значення коефіцієнта теплопровідності.
2. Визначити відносну і середню абсолютну похибки вимірювання і записати кінцевий результат
Контрольні запитання
1. Основні види теплообміну.
2. Теплопровідність як явище переносу енергії та й пояснення.
3. Закон Фур'є.
4. Фізичний зміст коефіцієнта теплопровідності, одиниця його вимірювання в системі СІ.
Лабораторна робота 2.5 Дослідження критичних явищ в системі рідина-пара
Мета роботи: провести спостереження за проходженням ефіру через критичний стан, визначити його критичну температуру і розрахувати поправки Ван-дер-Ваальса.
Прилади і матеріали: запаяна скляна ампула з ефіром; сушильна шафа з додатковим електричним підігрівом та освітлювальною лампочкою; термометр; автотрансформатор.
Теоретичні відомості
На відміну від ідеального газу, стан якого описується рівнянням Менделєєва-Клапейрона, молекули реальних газів мають певні розміри (власний об'єм) і потенціальну енергію взаємодії. Тому рівняння Менделєєва-Клапейрона для реальних газів виявляється неточним і тільки в певному наближенні описує їх стан при досить високих температурах та малих тисках. В інших умовах нехтувати розмірами молекул та силами їх взаємодії для реальних газів не можна.
Виходячи з цих міркувань у 1873 році голландський фізик Ван-дер-Ваальс ввів до рівняння Менделєєва-Клапейрона поправки відповідно на розміри молекул і на взаємодію між ними.
Якщо уявити молекули реальних газів у вигляді сферичних утворень та врахувати, що вони не можуть бути щільно упаковані, то можна показати, що кожна з них створює навколо себе недоступний для інших молекул об'єм, рівний чотирьом власним об'ємам однієї молекули. Для одного моля реального газу об'єм, який займають його молекули, можна знайти із співвідношення.
b=4NAV (1)
де b - поправка Ван-дер-Ваальса на розмір молекул 1 моля реального газу;
na= 6,021023 моль-1 - число Авогадро;
V - власний об'єм однієї молекули.
Таким чином, у рівнянні Менделєєва-Клапейрона вільний об'єм газу буде меншим на величину b, тобто V-b.
Крім того, завдяки силам взаємного притягання, молекули реального газу додатково стискуються, збільшуючи внутрішній тиск і зменшуючи тиск на стінки посудини на величину р'. Аналіз процесів взаємодії молекул приводить до формули:
(2)
де р' - додатковий тиск;
а -- поправка Ван-дер-Ваальса на взаємодію між молекулами;
V - об'єм 1 моля реального газу.
Поправки а і b для різних реальних газів даються в спеціальних таблицях.
Отже, з врахуванням поправок а і b рівняння Ван-дер-Ваальса для 1 моля реального газу має вигляд:
(3)
Для довільної маси газу m, рівняння Ван-дер-Ваальса записується в вигляді:
(4)
Для реальних газів характерне так зване явище критичного стану, яке спостерігається при їх ізотермічному стисненні чи розширенні при відповідній критичній температурі. До поняття критичного стану речовини можна підійти на основі аналізу ізотерм Ендрюса, який досліджував залежність молярного об'єму вуглекислого газу від тиску при різних температурах (рис. 7.5.1).
При сталій температурі Т на ділянці АВ газ стискується. В точці В ізотерми газ досягає насичення і проявляється його рідка фаза.
Ділянці ВС відповідають дві фази: рідина і насичена пара. В точці С увесь газ перетворюється в рідину. З підвищенням температури ізопроцесу (Т1>Т2) горизонтальна ділянка ізотерми ВС зменшується (b1c1<bc) і при певній температурі Тк стягується в точку К. При цій температурі одночасно не існує двофазної області «рідина -- насичена пара» і поступового переходу рідини в пару (чи навпаки), якому відповідає горизонтальна ділянка ізотерми (ВС, В1С1) при температурах нижче критичної. В точці К пара миттєво переходить у рідину (при стисненні) або рідина -- в пару (при розширенні). Такий стан речовини носить назву критичного.
В точці К питомий об'єм (об'єм одиниці маси) рідини дорівнює питомому об'єму насиченої пари. В критичному стані зникає поверхневий натяг рідкої фази і різниця між рідкою і пароподібними фазами (зникає меніск).
З рис. 7.5.1 видно, що криві КВ1В та КС1С відділяють двофазну область «рідина-пара», що знаходиться нижче кривої ВКС, від двох однофазних областей -- рідкої (лівіше кривої СКDк) і газоподібної (правіше кривої ВКDк). При критичній температурі речовина в області правіше кривої DкКАк може знаходитись лише в газоподібному стані.
Критичний стан будь-якої речовини однозначно визначається критичними параметрами: критичною температурою, критичним тиском і критичним об'ємом.
Рис. 7.5.1
Критична температура Тк -- це температура, вище якої речовина ніяким чином не може бути переведена з газоподібного стану в рідкий.
Критичний тиск pк - це найбільший тиск насиченої пари даної рідини.
Критичний об'єм vk - це найбільший об'єм, який може займати дана кількість рідини.
Критичні параметри речовини можна виразить через поправки а і b. Для цього рівняння (4) слід привести до нормального стану і записати в порядку зменшення ступенів об'єму:
(5)
Рівнянню (5) на рис. 7.5.1 відповідає крива ABgfCD (на якій одному значенню р відповідають три значення об'єму V1, V2, V3). Ця крива відрізняється від ізотерми Ендрюса АВСD тільки тим, що замість прямої ділянки ВС є хвилеподібна BgfC. Ділянці Сf відповідає стан перегрітої рідини, а ділянці СD -- стан перенасиченої пари, ділянці Bg відповідає cтан, який в природі не спостерігається (із збільшенням об'єму зростає тиск). В цьому і є головна причина наближеного характеру рівняння Ван-дер-Ваальса. Рівняння (5) виразимо через критичні параметри:
(6)
а врахувавши те, що для критичної точки V1=V2=V3=Vк -- ще і так:
(7)
або, піднісши до куба, матимемо:
(8)
Рівняння (6) і (8) тотожні, тому прирівнявши коефіцієнти при відповідно однакових vk, одержимо:
Розв'язуючи цю систему відносно критичних параметрів, знаходимо:
(9)
а також
(10)
Рис. 7.5.2
В даній роботі пропонується провести спостереження за проходженням ефіру через критичний стан і знайти середнє значення температур зникнення та появи меніску. Це середнє значення можна вважати критичною температурою. Схема експериментальної установки зображена на рис. 7.5.2
Запаяна скляна ампула 4 з ефіром розміщена всередині сушильної шафи 3, напруга, що подається на нагрівник 5, може змінюватись за допомогою автотрансформатора 6. Температура ефіру вимірюється термометром 2, який підсвічується лампочкою 1.
Хід роботи
1. Перевірити технічний стан установки, увімкнувши лампочку освітлення.
2. При нульовому положенні ручки автотрансформатора ввімкнути його в електричну мережу. Поворотом ручки подати на спіраль нагрівника напругу і підібрати таке її значення, при якому швидкість нагрівання складає близько 50°С за хвилину.
3. Починаючи з температури 150°С безперервно спостерігають за положенням і виглядом меніска в ампулі. Визначивши температуру зникнення меніска Тк1, встановлюють регулятор автотрансформатора на нуль і спостерігають за явищами в ампулі.
4. Визначають температуру Тк2 появи меніска в ампулі при її охолодженні.
Увага! Після ввімкнення нагрівника з метою безпеки не дозволяється відкривати дверцята шафи. Тиск ефіру в ампулі при нагріванні зростає і в критичному стані досягає 35,5 атм.
Обробка результатів експерименту
1. За одержаними значеннями температур зникнення меніска і його появи їй визначають значення критичної температури ефіру.
2. Знаючи критичну температуру ефіру Тк і критичний тиск рк=35,5 атм за формулами (10) розраховують поправки Ван-дер-Ваальса для ефіру.
3. Одержані результати зіставити з табличними значеннями і зробити висновок по роботі.
Контрольні запитання
1. Реальні гази. Рівняння Ван-дер-Ваальса та його аналіз.
2. Ізотерми Ендрюса.
3. Критичний стан речовини та його термодинамічні параметри.
4. Зв'язок поправок Ван-дер-Ваальса з критичними параметрами.
Лабораторна робота 2.6 Визначення зміни ентропії при нагріванні і плавленні свинцю
Мета роботи: визначити приріст ентропії при фазовому переході першого роду на прикладі плавлення свинцю.
Прилади і матеріали: нагрівальна піч, термопара; електронний потенціометр.
Теоретичні відомості
Стан термодинамічної системи може бути описаний, коли відомо будь-яку пару із трьох параметрів: об'єм V, абсолютна температура Т, тиск р.
Крім цього його можна однозначно задати за допомогою внутрішньої енергії U. В багатьох випадках характеризують стан термодинамічної системи за допомогою поняття ентропії.
З точки зору термодинаміки ентропія системи - функція її стану, яка визначається з точністю до довільної константи. Різниця ентропії двох рівноважних станів 2 і 1 за означенням дорівнює зведеній кількості теплоти, яку необхідно надати системі, щоб перевести її із стану 1 в стан 2 довільним шляхом (рис. 7.6.1).
Рис. 7.6.1
Таким чином, якщо ентропію в станах 1 і 2 позначити через S1 і S2, то згідно з означенням:
(1)
де - зведена кількість теплоти;
Т - температура, при якій здійснюється перехід.
Для безмежно малої зміни ентропії системи
(2)
Оскільки кількість теплоти не є функцією стану, то диференціал цієї функції неповний і позначається символом , на відміну від повного, який позначається символом d.
З точки зору статистичної (молекулярної) фізики ентропія - величина, прямо пропорційно залежна від логарифму термодинамічної імовірності (статистичної ваги):
(3)
де k - стала Больцмана;
- термодинамічна імовірність системи.
Якщо задається стан кожної молекули системи, то сукупність цих станів називається мікростаном системи. Всякому макростанові відповідає певний мікростан тіла. Розглянемо, наприклад, розподіл молекул між двома половинами посудини, в якій знаходиться газ. Характеризувати стан газу будемо кількістю молекул, що знаходяться в лівій половині посудини.
Стан окремої молекули будемо, наприклад, визначати тим, в якій половині вона знаходиться. Нехай повне число молекул дорівнює чотирьом. Стан, при якому в лівій частині знаходиться одна молекула, а в правій - три, є мікростаном (рис. 7.6.2). Котрому відповідають чотири мікростани (рис. 7.6.3). Кількість різних мікростанів, які відповідають певному макростанові, називають статистичною (термодинамічною) вагою, або термодинамічною імовірністю. У наведеному прикладі термодинамічна імовірність макростану дорівнює чотирьом. Як стверджують розрахунки, термодинамічна імовірність пропорційна імовірності звичайного макростану і максимальна для рівноважного стану системи.
Для прикладу, що розглядається, це відповідає стану, при якому в лівій і правій частинах посудини перебуває однакове число молекул.
Стан, який здійснюється відносно малою кількістю способів, називається впорядкованим, а той, що здійснюється відносно великою кількістю способів, - невпорядкованим.
Рис. 7.6.2
Рис. 7.6.3.
Таким чином, за фізичним змістом ентропія є кількісною мірою ступеня молекулярного безпорядку в системі. Цей висновок дозволяє зрозуміти рівняння (2) Надання системі теплоти приводить до підсилення теплового руху молекул і, відповідно, до збільшення ступеня безпорядку в системі. Чим вища температура, а з нею і внутрішня енергія системи, тим відносно меншою виявиться частка безпорядку, обумовленого наданням системі даної кількості теплоти.
У даній роботі зміна ентропії визначається при нагріванні свинцю від кімнатної температурі до температури плавлення і при плавленні свинцю, тобто, при фазовому переході першого роду. Взагалі фазою називають макроскопічну фізично однорідну частину речовини, яка може бути віддалена від системи механічним шляхом.
Перехід речовини з однієї фази в іншу, що супроводжується виділенням або поглинанням теплоти, називається фазовим переходом першого роду. Перехід без виділення або поглинання теплоти називається фазовим переходом другого роду (наприклад, перехід речовини з однієї кристалічної модифікації в іншу).
Плавлення, будучи фазовим переходом першого роду, відбувається при сталій температурі, яка називається температурою плавлення кристалічної речовини. Температура плавлення залежить від тиску. Ця залежність виражається рівнянням Клапейрона-Клаузіуса:
(4)
де q12 - питома теплота фазового переходу;
Т - температура фазового переходу;
Vґ1 і Vґ2 - питомий об'єм відповідно першої та другої фаз;
dT - зміна температури фазового переходу при відповідній зміні його тиску на dp.
Повна зміна ентропії при нагріванні і плавленні свинцю:
S=S1+S2 (5)
де S1 - зміна ентропії при нагріванні свинцю. від кімнатної температури Т1 до температури плавлення Тn;
S2 - зміна ентропії при повному плавленні свинцю.
Застосувавши рівняння (1) до виразу (5), одержимо:
(6)
Для процесу нагрівання (ділянка 1-2, рис. 7.6.4)
Q1=cmdT
де с - питома теплоємність твердого свинцю;
т - маса свинцю.
Для процесу плавлення (ділянка 2-3)
Q2=dm
де - питома теплота плавлення.
Рис. 7.6.4
Таким чином:
(7)
Рис. 7.6.5
Робоча схема установки зображена на рис. 7.6.5. У даній роботі температура свинцю виміряється термопарою (хромель-алюмель). Один спай термопари занурений у свинець, що розміщений у нагрівальній печі, а другий спай - термостатичний. Значення температури визначають за показаннями потенціометра КСП-4, який проградуйовано за даною термопарою.
Хід роботи
1. Записати значення початкової температури за показанням кімнатного термометра.
2. Одночасно ввімкнути піч і секундомір.
3. Фіксувати значення температури через кожні 2 хв в інтервалі до 290°С та через 30 с - в інтервалі 290-335°С.
4. Вимкнути коло печі і продовжувати фіксувати температуру при охолодженні свинцю до температури 290°С.
Обробка результатів експерименту
1. Побудувати графік залежності температури свинцю від часу при нагріванні та охолодженні.
2. Визначивши ділянки графіка, що паралельні осі часу, знайти температуру плавлення свинцю Тпл та температуру кристалізації Ткр.
3. Обчислити температуру плавлення свинцю за формулою
(8)
4. Визначити приріст ентропії при нагріванні і плавленні свинцю за формулою (7). Маса свинцю дорівнює 0,300 кг.
5. Визначити коефіцієнт корисної дії печі, якщо її потужність дорівнює 80 Вт
6. Оцінити основні джерела похибок у даній роботі.
енергія гамма свинець теплоємність
Контрольні запитання
1. Сформулюйте перший і другий закони термодинаміки
2. Що таке ентропія, який її фізичний зміст та статистичне трактування?
3. Фазові переходи першого і другого роду. Рівняння Клапейрона-Клаузіуса.
Лабораторна робота 2.7 Вивчення розподілу Максвелла за швидкостями для термоелектронів
Мета роботи: перевірити справедливість розподілу Максвелла.
Прилади і матеріали: електронна лампа 6П9; мікроамперметр; вольтметр; блоки живлення ВУП - 2 і ВС - 24М.
Теоретичні відомості
Відповідно до основних положень молекулярно-кінетичної теорії газ складається із великого числа молекул ( 1015 частинок (см3)), які перебувають у безперервному хаотичному русі. Як показує теорія і відповідні експериментальні дослідження, розподіл молекул за швидкостями, не зважаючи на повну хаотичність їх руху і випадковий характер взаємодій, не є довільним. У стані рівноваги цей розподіл є однозначним і єдино можливим.
Максвелл ще в 1859 році показав, що число частинок dN, швидкості яких лежать в інтервалі від до , визначається співвідношенням:
(1)
де N - загальне число молекул в досліджуваній системі;
т - маса молекули;
k - стала Больцмана;
Т - абсолютна температура.
Аналіз співвідношення (1) показує, що величина dN є функцією , а також температури Т і у випадку фіксованої температури набуває максимуму при швидкості:
(2)
Таку швидкість називають найбільш імовірною. Залежність dN від для двох різних температур показана на рис. 7.7.1.
З рис. 7.7.1 видно, що збільшення температури супроводжується збільшенням найбільш імовірної швидкості, а це приводить до зміщення максимуму кривої в область більш високих швидкостей. При цьому зменшується число повільних молекул і росте число молекул, швидкості яких великі.
Рис. 7.7.1
Підставляючи (2) в (1), знаходимо
(3)
Позначимо величину через U, a через dU.
Співвідношення (3) набуде вигляду:
(4)
Функція
(5)
яка визначає частину молекул від загального їх числа N з відносними швидкостями в одиничному інтервалі біля довільного значення U, одержала назву функції розподілу Максвелла.
З формул (5) і (4) одержуємо:
(6)
(7)
Функція розподілу f(U) не залежить ні від природи газу, ні від його температури, а визначається тільки відносною швидкістю U. Значення f(U) в інтервалі 0U3,0 наведені в таблиці 1.
Таблиця 1
|
U розподілу f(U) не залежить ні від природи газу, ні від його температури, а визначається тільки відносною швидкістю U. Значення f(U) в інтервалі 0<U<3,0 наведені у табл. 1u |
0 |
0.2 |
0.4 |
0.6 |
0.8 |
1.0 |
1.2 |
1.4 |
1.6 |
1.8 |
2.0 |
2.5 |
3.0 |
|
|
f(U) |
0 |
008 |
031 |
057 |
074 |
083 |
0.77 |
0.62 |
045 |
029 |
0165 |
0027 |
0002 |
З таблиці видно, що функція f(U), так само як і dN, є немонотонною функцією з максимумом при U=l,0, де f(U)=0,83.
В цій лабораторній роботі розподіл частинок за швидкостями вивчається на прикладі газу вільних електронів, який утворюється за рахунок термоелектронної емісії електронів з катода електронної лампи. Схема установки зображена на рис. 7.7.2.
Електронна хмарка утворюється в просторі між катодом К і керуючою сіткою q1, потенціал якої є сталим. Між сітками q1 і q2 за допомогою випрямляча ВС-24М створюється стримувальне поле з різницею потенціалів 3 (0 < 3< 10 В), яке вимірюється вольтметром В1. Електрони, які пролетіли це стримувальне поле, потрапляють в прискорювальне поле між анодом А і сіткою q3, яке створюється випрямлячем ВУП-2. Напруга прискорювального поля 2 підбирається таким чином, щоб в анодному полі забезпечити струм насичення. Анодний струм реєструється мікроамперметром.
Рис. 7.7.2
На анод потрапляють лише ті електрони, які можуть виконати роботу проти сил стримувального поля. Ця робота виконується за рахунок кінетичної енергії , яку мають електрони при своєму русі в радіальному напрямі.
Тому анодний струм буде створюватись лише тими електронами, радіальна швидкість яких перевищує значення:
(8)
Число електронів n, які пролітають за одиницю часу через стримувальне поле, визначається співвідношенням:
(9)
де
Нижню межу інтегрування в співвідношенні (9) визначають діленням граничної швидкості в радіальному напрямі на найбільш імовірну швидкість:
(10)
де
Анодний струм одержимо шляхом множення числа n на заряд одного електрона:
(11)
або
(12)
Із виразів (10), (11) і (12) видно, що анодний струм є функцією U, а, відповідно, величини стримувальної напруги. Виконавши в співвідношенні (12) диференціювання за змінною верхньою межею, одержимо:
(13)
З урахуванням (10) одержимо:
(14)
Підставимо (14) у (13) і визначимо f()
(15)
де
Таким чином, з допомогою експериментально виміряної залежності анодного струму від стримувальної напруги можна (з точністю до сталої величини) шляхом диференціювання визначити функцію розподілу. Для порівняння знайденої функції розподілу Іґа з теоретичною кривою f(U) необхідно значення нормувати до одиниці для тих значень , де експериментальна залежність має максимум (тобто визначити коефіцієнт ). Згідно з (10), знаходимо:
(16)
Значення експериментальної функції нормуються до значення 0,83 в точці екстремуму (тобто визначається коефіцієнт с). З (15) одержуєм:
(17)
де - найбільше значення похідної в точці (або U=l).
Порядок виконання роботи
1. Ввімкнути джерело живлення. Прогріти установку протягом 1 хв.
2. Випрямлячем ВУП-2 створити прискорювальну напругу , яка відповідала б струму насичення ().
3. На потенціометр R від випрямляча ВС-24М подати напругу 10...15В.
4. Змінюючи потенціометром R стримувальне поле, визначити залежність величини анодного струму Іа від величини стримувальної напруги , яка визначається за допомогою вольтметра . Величину анодного струму вимірювати при значеннях стримувальної напруги, поданої в табл. 2, або при напругах, близьких до вказаних.
Таблиця 2.
|
Іа, мкА |
|
c |
|||||
|
0,1 |
|||||||
|
0,2 |
|||||||
|
0,4 |
|||||||
|
0,6 |
|||||||
|
0,8 |
|||||||
|
1,0 |
|||||||
|
1,5 |
|||||||
|
2,0 |
|||||||
|
2,5 |
|||||||
|
3,0 |
|||||||
|
4,0 |
|||||||
|
6,0 |
|||||||
|
8,0 |
|||||||
|
10,0 |
|||||||
|
15,0 |
Обробка результатів вимірювань та їх аналіз
1. Розрахувати для експериментальних точок значення .
2. На міліметровому папері з максимальною ретельністю побудувати графік залежності -Іа від (на графіку відкладають від'ємні значення анодного струму!). Верхню половину графіка залишають вільною для графічного диференціювання.
3. Провести графічне диференціювання (4) експериментальної залежності і побудувати графік . При цьому слід з найбільшою точністю визначити положення максимуму функції.
4. За допомогою експериментальної кривої І'а і співвідношень (16) і (17) визначити і с.
5. Користуючись одержаними результатами, обчислити з допомогою співвідношень (10) і (15) значення U і f(U).
6. На основі результатів експерименту і їх обробки побудувати графіки функції розподілу f(U).
7. На цьому ж графіку, користуючись даними табл. 1, відкласти теоретичні значення f(U).
8. Зробити аналіз одержаних результатів.
Контрольні запитання
1. Статистичний метод дослідження макроскопічних систем. Імовірність стану. Середнє значення фізичної величини.
2. Фазовий простір. Елементарна комірка фазового простору.
3. Густина станів. Густина станів у просторі імпульсів.
4. Розподіл Больцмана. Розподіли Фермі-Дірака і Бозе-Ейнштейна.
5. Розподіл Максвелла. Середня, середньоквадратична і найбільш імовірна швидкості.
Лабораторна робота 2.8 Визначення коефіцієнта поверхневого натягу рідини
Мета роботи: визначити коефіцієнт поверхневого натягу досліджуваної рідини.
Прилади та матеріали: прилад Ребіндера; посудина з дистильованою водою; набір посудин з досліджуваними рідинами; термометр.
Теоретичні відомості
Метод визначення коефіцієнта поверхневого натягу рідин, що використовується в даній роботі, розробив академік Н. А. Ребіндер. В цьому методі використовується прилад Ребіндера (рис. 7.8.1), що складається з повітряного насоса 1, резервуара 2, ділильної лійки 3, трубки 4, похилого манометра 5, поворотних ручок 6, 9, капіляра 7.
Якщо в капілярі 7, кінець якого торкається до поверхні рідини 8, яку потрібно дослідити, тиск постійно зростає, то на кінці капіляра буде зростати повітряна бульбашка до тих пір, поки вона не буде виштовхана з капіляра. При цьому тиск, що перевищує атмосферний, в кінці капіляра зрівноважується тиском, що з'являється в бульбашці внаслідок поверхневого натягу досліджуваної рідини.
Додатковий тиск, зумовлений сферичною поверхнею бульбашки, знаходимо за формулою Лапласа:
(1)
де -- коефіцієнт поверхневого натягу;
R -- радіус сферичної поверхні бульбашки, що дорівнює радіусу капіляра.
Рис. 7.8.1
У момент відриву бульбашки повітря тиск gh, що вимірюється манометром, і тиск, що протидіє виштовхуванню бульбашки з капіляра, рівні між собою, тобто:
(2)
Якщо радіус капіляра відомий, то прямим методом визначаємо коефіцієнт поверхневого натягу рідин при будь-якій температурі t°:
(3)
Якщо радіус капіляра невідомий, то коефіцієнт поверхневого натягу можна обчислити непрямим методом. Для цього застосовують еталонну рідину, наприклад, дистильовану воду, коефіцієнт поверхневого натягу якої 0 відомий. За допомогою похилого манометра вимірюють різницю тисків в момент відриву бульбашки від капіляра, що опушений у дистильовану воду. Тоді
(4)
Звідки
(5)
або
(6)
де стала приладу.
Знаючи числове значення сталої приладу для даного капіляра і даної манометричної рідини, визначимо коефіцієнт поверхневого натягу досліджуваної рідини через k, h0 і hx. Записавши формулу (6) для досліджуваної рідини
(7)
одержимо кінцевий вираз для визначення коефіцієнта поверхневого натягу досліджуваної рідини:
(8)
Хід роботи
1. За допомогою повітряного насоса 1 закачати повітря у резервуар 2 (див. рис. 7.8.1). Під дією тиску, що створює насос у резервуарі 2, рідина переходить в ділильну лійку 3, звідти витікає в резервуар 2, створюючи таким чином в ньому надлишковий тиск. Надлишок повітря з резервуара 2 по трубці 4 потрапляє в капіляр 7 і похилий манометр 5.
2. За допомогою ручки 6 підняти капіляр до кінця вгору, а ручкою 9 підвести під нього пробірку з дистильованою водою. Опустити капіляр ручкою 6 до дотику з поверхнею рідини 8. При цьому в момент виштовхування бульбашки з капіляра відбувається стрибок рівня манометричної рідини в похилому манометрі 5.
3. Після спостереження за двома-трьома стрибками рівня рідини записати максимальну різницю рівнів hx для дистильованої води (10...12 значень).
4. Аналогічно виміряти для досліджуваних рідин максимальні різниці рівнів hx -- похилого манометра.
5. З таблиць знайти значення коефіцієнта поверхневого натягу дистильованої води при температурі проведення досліду.
6. Результати вимірювань занести в таблицю.
|
Дистильована вода |
Рідина№1 |
Рідина №2 |
|
|
Різниця рівнів |
|||
|
h01= |
hх1= |
hx1= |
|
|
h02= |
hx2= |
hx2= |
|
|
h03= |
hx3= |
hx3= |
|
|
h0ср= |
hxcp= |
hxcp= |
Обробка результатів експерименту та їх аналіз
1. На основі середніх значень різниць рівнів манометричної рідини за формулою (8) розрахувати середні значення коефіцієнтів поверхневого натягу для обох досліджуваних рідин.
2. Знайти відносну та середню абсолютну похибки вимірів і записати кінцевий результат для коефіцієнта поверхневого натягу досліджуваних рідин:
Контрольні запитання
1. Молекулярно-кінетична теорія рідкого стану рідини.
2. Поверхневий шар рідини. Поверхневий натяг.
3. Коефіцієнт поверхневого натягу, його фізичний зміст, одиниці вимірювання.
4. Тиск під викривленою поверхнею рідини і виведення формули Лапласа.
5. Капілярні явища.
Розділ 3. Фізика твердого тіла
Лабораторна робота 3.1 Дослідження температурної залежності електропровідності напівпровідників і визначення енергії активації
Мета роботи: ознайомитись з одним із методів визначення ширини забороненої зони в напівпровідниках.
Прилади і матеріали: установка для вивчення температурної залежності електропровідності напівпровідників.
Теоретичні відомості
При відсутності зовнішніх полів носії струму в тілах, які проводять струм, перебувають лише в тепловому русі Якщо ж зразок провідного тіла розмістити в зовнішньому полі Е, то характер руху носіїв зміниться, поряд з тепловим рухом виникне направлений рух позитивних зарядів поля і негативних зарядів -- проти напрямку поля. Таке переміщення електричних зарядів під дією електричного поля називається дрейфом.
Скориставшись другим законом Ньютона можна показати, що середня дрейфова швидкість пропорційна напруженості , тобто:
(1)
причому величина U називається рухливістю (це середня швидкість, набута частинкою в електричному полі напруженістю 1 В/м).
Розглянемо зразок провідного тіла, концентрація носіїв струму в якому n. Виділимо в зразку два перерізи площею S на відстані , як це показано на рис. 8-1.1
Всі носії перетинають заштрихований переріз за t=l с, в результаті чого через цей переріз проходить заряд q = enSVД. Сила струму в цьому зразку:
(2)
де е -- елементарний заряд, рівний 1,610-19 Кл.
Рис. 8.1.1
Поділивши (2) на площу перерізу S, одержимо густину струму:
j=enUE (3)
де враховано співвідношення (1).
Порівнюючи вираз (3) із законом Ома в диференціальній формі , одержимо зв'язок питомої електропровідності з концентрацією носіїв струму:
= enU (4)
Власна електропровідність напівпровідників зумовлена переміщенням електронів власних атомів, які входять до складу структурних елементів кристалічної решітки. Вона буває електронною і дірковою. Пояснимо її механізм.
Під дією зовнішніх факторів (опромінення, нагрів і т. п.) в якомусь атомі нейтрального напівпровідника порушився ковалентний зв'язок. При цьому якийсь електрон залишив своє місце і перейшов до іншого іона. Тоді атом, який віддав свій електрон, стає позитивним іоном. Говорять, що на місці електрона виник надлишок позитивного заряду або «позитивна дірка». Ця дірка поводить себе як елементарний заряд, що чисельно дорівнює заряду електрона. На місце дірки перейде електрон від іншого атома, і дірка виникне в іншому місці. Цей процес переходу електронів і утворення нових дірок відбувається безладно в усій масі напівпровідника: дірки переходять від одного атома до іншого.
Власну провідність напівпровідників можна пояснити на основі зонної теорії. За рахунок додаткової енергії частина електронів переходить з валентної зони в зону провідності -- ці електрони стають вільними (рис. 8.1.2).
Рис. 8.1.2
Енергія, потрібна електрону для міжзонального переходу, називається енергією активації (Ед). Для германію вона дорівнює 0,72 еВ, для кремнію -- 1,1 еВ.
Відстань між рівнями в зоні провідності і валентній зоні 10-28 еВ. Електрони, що перейшли зону провідності під впливом електричного поля, утворюють струм з переходом електрона у верхню зону провідності, у валентній зоні з'являються вільні енергетичні рівні або позитивні дірки. Електрони, які залишились у валентній зоні, під впливом поля переходять з нижчих енергетичних рівнів цієї зони на вищі, де були вільні місця. При цьому виникають нові дірки, які рухаються в напрямі, протилежному до напряму переміщення електронів.
Отже, в чистих напівпровідниках (в яких немає дефектів кристалічної решітки) електричний струм зумовлений двома провідностями; електронною і дірковою.
Досліди показують значне зростання електропровідності напівпровідника з ростом температури. Позначивши рухливості електронів і дірок Un і Up, співвідношення (4) для власної провідності запишеться так:
= e(Un+Up)n (5)
де враховано, що концентрації електронів і дірок однакові. Рухливості носіїв струму Un і Up залежать від температури, однак ця залежність досить слабка і значною мірою не впливає на результати дослідів. Оскільки розрив ковалентних зв'язків обумовлений тепловим рухом, то слід очікувати значного росту концентрації при зростанні температури. При звичайних температурах (300 К) концентрація носіїв струму в германії nGe1019 м-3 і кремнії nSi1016 м-3. При інших температурах концентрації носіїв знаходять, використовуючи статистику Больцмана, згідно з якою:
(6)
Перехід електрона в зону провідності потребує додаткової енергії Ед. Оскільки в результаті цього з'являються два носії, то енергія Е, яка необхідна для генерації (утворення) одного носія дорівнює .
Відповідно
(7)
Підставивши (7) в (5) одержимо вираз для температурної залежності електропровідності власного напівпровідника:
(8)
що узгоджується з експериментом.
Домішкова провідність напівпровідників
Якщо у власному напівпровіднику деякі атоми замінити атомами з іншою валентністю (наприклад, атоми Ge замінити атомами As), одержимо домішковий напівпровідник. Навіть незначна кількість домішкових атомів (1 домішковий атом на 105 атомів основного напівпровідника) суттєво змінює фізичні властивості напівпровідників. Домішки відіграють подвійну роль. В одних випадках вони є додатковими постачальниками електронів у кристалі (атоми таких домішок називаються донорами), а в інших -- центрами захоплення електронів у кристалах (атоми таких домішок називаються акцепторами -- одержувачами). Домішкова провідність напівпровідників буває електронна і діркова.
1. Розглянемо домішкову електронну провідність на прикладі германію з домішками атомів миш'яку. Германій -- чотиривалентний елемент, а миш'як -- п'ятивалентний. Коли в кристалічній решітці атом германію заміщується атомом миш'яку, чотири електрони миш'яку утворюють міцний ковалентний зв'язок з чотирма сусідніми атомами германію, а п'ятий електрон миш'яку, слабо зв'язаний із своїм атомом, легко робиться вільним навіть при кімнатній температурі. Домішкові атоми миш'яку є донорами електронів. Тому електропровідність такого напівпровідника називається електронною, а напівпровідник -- n-типу
На основі зонної теорії домішкова електронна провідність пояснюється так. Енергія домішкових електронів менша від енергії нижчого рівня зони провідності напівпровідника. Тому енергетичні рівні домішкових електронів (донорні рівні) лежать у забороненій зоні напівпровідника, причому ближче до зони провідності (рис. 8.1.3). Оскільки енергія Е'д дуже мала (наприклад, для кремнію з домішками As0,054 eB, то за рахунок теплової енергії електрони домішок з донорного рівня переходять у зону провідності напівпровідника.
Рис. 8.1.3
Рис. 8.1.4
2. Домішкову діркову провідність германій матиме тоді, коли домішковий елемент буде тривалентний, наприклад, індій. Коли атом германію заміщується атомом індію, останній утворює міцний зв'язок тільки з трьома валентними електронами германію і для утворення повного ковалентного зв'язку не вистачає одного електрона. Тому один з електронів сусіднього атома германію заповнює в атомі індію валентний четвертий зв'язок. Атоми індію при цьому стають центрами захоплення електронів. На місці електрона, який відірвався від германію, зґявляється «позитивна дірка». Ця дірка заповнюється електронами від сусіднього атома германію. Процес повторюється: дірки безладно перемішуються в об'ємі напівпровідника. Під впливом електричного поля дірки утворюватимуть струм.
Подобные документы
Етапи дослідження радіоактивних явищ. Електромагнітне випромінювання та довжина хвилі. Закон збереження спіну. Перехід із збудженого стану ядра в основний. Визначення енергії гамма-квантів. Порівняння енергії електронів з енергією гамма-променів.
доклад [203,8 K], добавлен 21.04.2011Фізичний зміст термодинамічних параметрів. Ідеальний газ як модельне тіло для дослідження термодинамічних систем. Елементи статистичної фізики. Теплоємність ідеальних газів в ізопроцесах. Перший та другий закони термодинаміки. Ентропія, цикл Карно.
курс лекций [450,4 K], добавлен 26.02.2010Аналіз особливостей різних розділів фізики на природу газу й рідини. Основні розділи гідроаеромеханіки. Закони механіки суцільного середовища. Закон збереження імпульсу, збереження енергії. Гідростатика - рівновага рідин і газів. Гравітаційне моделювання.
курсовая работа [56,9 K], добавлен 22.11.2010Фундаментальні фізичні явища на атомарному рівні стосовно дії квантових та оптико-електронних приладів. Загальний метод Гіббса як логічна послідовна основа статистичної фізичної теорії. Основні принципи статистичної фізики. Елементи теорії флуктуацій.
учебное пособие [1,1 M], добавлен 18.04.2014Магнетизм, електромагнітні коливання і хвилі. Оптика, теорія відносності. Закони відбивання і заломлення світла. Елементи атомної фізики, квантової механіки і фізики твердого тіла. Фізика ядра та елементарних часток. Радіоактивність. Ядерні реакції.
курс лекций [515,1 K], добавлен 19.11.2008Історія розвитку фізики. Фізика в країнах Сходу. Електричні і магнітні явища. Етапи розвитку фізики. Сучасна наука і техніка. Використання електроенергії, дослідження Всесвіту. Вплив науки на медицину. Розвиток засобів зв'язку. Дослідження морських глибин
реферат [999,0 K], добавлен 07.10.2014Характеристика основних понять з області квантової, ядерної та атомної фізики. Відкриття атомного ядра та перша атомна реакція. Особливості будови ядра, його поділ. Електромагнітні та механічні коливання та хвилі. Геометрична та хвильова оптика.
презентация [530,6 K], добавлен 07.04.2011Густина речовини і одиниці вимірювання. Визначення густини твердого тіла та рідини за допомогою закону Архімеда та, знаючи густину води. Метод гідростатичного зважування. Чи потрібно вносити поправку на виштовхувальну силу при зважуванні тіла в повітрі.
лабораторная работа [400,1 K], добавлен 20.09.2008Порівняння характеристик щільності енергії та потужності випромінювання. Електрони і як вони взаємодіють електромагнітні поля важливі для нашого розуміння хімія і фізика. Квантові та класичні процеси викидів, довжини хвиль комерційно доступних лазерів.
реферат [1,6 M], добавлен 10.06.2022Закон збереження механічної енергії. Порівняння зменшення потенціальної енергії прикріпленого до пружини тіла при його падінні зі збільшенням потенціальної енергії розтягнутої пружини. Пояснення деякій розбіжності результатів теорії і експерименту.
лабораторная работа [791,6 K], добавлен 20.09.2008
