Классическая механика или механика Ньютона

Движение материальной точки в потенциальной яме.

Рассмотрим материальную точку, которая находится в потенциальном поле сил. Для простоты ограничимся случаем, когда положение материальной точки может быть определено с помощью одной величины, например координаты x.

Пусть график потенциальной энергии имеет вид, изображенный на рисунке. Зная вид потенциальной кривой, можно сделать ряд заключений о характере движения материальной точки. Полная механическая энергия материальной точки в процессе движения остается постоянной: Термодинамические параметры Лекции по физике

.

При этом её слагаемые: кинетическая и потенциальная энергия изменяются:

, .

Если полная энергия  имеет значение, указанное на рисунке, то материальная точка может совершать движение либо в пределах от  до , либо в пределах от  до бесконечности. В области  и  представляет собой потенциальный барьер, через который материальная точка не может проникнуть, имея данный запас полной энергии. Область  называется потенциальной ямой. Материальная частица в потенциальной яме совершает финитное движение, т.е. она все время находится в огражденной области пространства и не может удалиться на бесконечность. Если же материальная точка может уходить сколь угодно далеко, движение называется инфинитным. В точке  потенциальная энергия  имеет минимум. Условие минимума потенциальной энергии имеет вид: Электронно-дырочный переход Лабораторные работы по оптоэлектронике

.

В соответствии с соотношением , это равнозначно тому, что . Таким образом, положение материальной точки, определяется значением , является равновесным. В случае, изображенном на рисунке, условия ,  выполняются также для , равного  (т.е. для максимума ). Это положение материальной точки также будет равновесным. Однако это равновесие в отличие от равновесия при  будет неустойчивым. Силы, возникающие при смещении материальной точки из положения устойчивого равновесия (для которого ), направлены так, что стремятся вернуть материальную точку в положение равновесия.

Энтропия обладает свойством аддитивности: энтропия системы равна сумме энтропии тел, входящих в систему.

  Термодинамическая вероятность  состояния системы - это число способов, которыми может быть реализовано данное состояние макроскопической системы, или 'число микросостояний, осуществляющих данное макросостояние. Формула Больцмана: энтропия  системы и термодинамическая вероятность связаны между собой следующим образом: , где  - постоянная Больцмана. Формула Больцмана позволяет дать энтропии следующее статистическое толкование: энтропия является мерой неупорядоченности системы. Все процессы в замкнутой системе ведут к увеличению ее энтропии - принцип возрастания энтропии. второе начало термодинамики можно сформулировать как закон возрастания энтропии замкнутой системы при необратимых процессах: любой необратимый процесс в замкнутой системе происходит так, что энтропия системы при этом возрастает.

 Третье начало термодинамики, или теорема Нернста — Планка: энтропия всех тел в состоянии равновесия стремится к нулю по мере приближения температуры к нулю Кельвина: . Принцип действия теплового двигателя:. от термостата с более высокой температурой , называемого нагревателем, за цикл отнимается количество теплоты , а термостату с более низкой температурой , называемому холодильником, за цикл передается количество теплоты , при этом совершается работа . Прямой цикл Карно использует в качестве рабочего тела идеальный газ. Цикл состоит из двух адиабат и двух изотерм. В ходе цикла рабочее тело обменивается теплотой с нагревателем (при температуре ) и холодильником (при температуре ). К.п.д. цикла Карно: .

Колебания и волны

Свободные незатухаюшие колебания.

Колебания, при которых изменения физических величин происходят по закону косинуса или синуса (гармоническому закону), наз. гармоническими колебаниями. _, где ω – частота колебания, x_m – амплитуда колебания, φ₀ и φ₀’ – начальные фазы колебания.

2) Представление гармонических колебаний на векторной диаграмме.

Для представления величины x, изменяющейся по гармоническому закону x = A·cos(w·t + f0), изобразим на произвольной оси X вектор r, исходящим из точки O. Пусть длина данного вектора равна амплитуде A, а угол с осью X равен фазе Ф. Допустим, что вектор r вращается вокруг точки O с угловой скоростью w против часовой стрелки, что соответствует положительному направлению отсчета углов. Тогда угол между вектором и осью, равный фазе колебаний, будет изменяться по закону Ф(t) = w·t + f0. Значение физической величины x в любой момент времени зададим как проекцию вектора r на ось Х:

rx = x = A· cos ( w· t + f0).Итак, скалярное гармоническое колебание можно представить как проекцию вектора с амплитудой A, который вращается вокруг закрепленной точки O с постоянной угловой скоростью w.