1. Решу Егэ По Физике
2. Формулы По Физике 7 Класс
3. Решебник По Физике 9 Класс
4. Гдз По Физике 10

Предмет механики. Пространство и время в механике Ньютона. Система отсчёта. Кинематика материальной точки. Закон движения. Скорость, угловая скорость, ускорение, угловое ускорение. Механика –наука о движении и равновесии тел.

При построении теории физика заменяет реальные обьекты их идеализированными моделями. Движение – это изменение относительнеого положения тела с течением времени. Впервые принципы механики сформулированы Ньютоном в «Математических началах натуральной философии».

ШПОРЫ ПО ФИЗИКЕ ДЛЯ ВУЗА МГВМИ Язык: Русский Дата: 15.02.13 Название файла: shpory-po-fizike-dlya-vuza-mgvmi.zip.

Тело или система тел, относительно которых определяется положение остальных тел называется простанственной системой отсчета (ПСО). В качестве ПСО можно взять произвольное твердое тело и связать с ним координатные оси, например, декартовой системы координат. Существует два вида координатных систем: 1) правая, 2) левая. Определяются они с помощью правила буравчика.

Пространство (по Ньютону) – это совокупность физического тела и возможных его продолжений. Время – это показание каких-то часов (под часами понимается любое тело или система тел, в которых совершается периодический процесс,служащий для измерения времени). Материальная точка – это тело, размеры которого пренебрежимо малы, что в рассматриваемом движении их можно не принимать во внимание и считать, что все вещество тела как бы сосредоточено в одной точке. Материальная точка – это абстракция, идеализированный образ реально существующих тел.

Движение материальной точки будет описано полностью, если известно ее положение в любой момент времени относительно выбранной системы отсчета. Полное описание движения сводится к нахождению трех координат: x = x( t); y = y(t); z = z(t); или к нахождению векторной функции r = r(t).

– мгновенная скорость. Производная скорости по времени называется ускорением материальной точки:, Понятие угловая скорость и угловое ускорение относятся к случаю движения материальной точки по окружности. Положение точки М на окружности задается углом F 0 6 1, который составляет радиус- вектор точки М с неизменным направлением ОХ. Производная этого угла по времени называется угловой скоростью F 0 7 7:.

Если F 0 7 7 = Сonst, то движение равномерно. F 0 6 E= F 0 7 7/2 F 0 7 0 – число оборотов в единицу времени (частота обращения). Первая призводная угловой скорости и вторая производная угла по времени – это угловое ускорение:. Продифференцируем S=r F 0 B 4F 0 6 1 по времени и получаем: S’=(r’). F 0 6 1+( F 0 6 1’).r= F 0 7 7.r S’’=( F 0 7 7.r )’=r. F 0 7 7’+r’.

F 0 7 7=r F 0 6 5 (тангенциальное ускорение)+v. F 0 7 7 (=v2 /r — центростремительное). Стоячие акустические волны. Акустические резонаторы. При наложении распространяющихся навстречу монохроматических волн одинаковой частоты, амплитуды (например, прямой и отражённой) образуются стоячие волны. S(t,x)=Acos F 0 7 7 (t–x/c)–Acos F 0 7 7 (t+x/c)=2Asin F 0 7 7 x/csin F 0 7 7 t В каждой точке порисходит гармоническое колебание с частотой F 0 7 7, причём амплитуда зависит от положения точки по закону: А(х)=2А sin F 0 7 7 x/ c Акустическая волна – это периодическое возмущение плотности среды, распространяющееся в среде со скоростью звука. Периодические возмущения плотности среды называются акустическими колебаниями.

Акустические колебания бывают продольными (колебания вдоль направления распространения волны) и поперечными (колебания в плоскости, перпендикулярной направлению распространения волны). Стоячая акустическая волна – это акустическая волна, которая является суперпозицией прямой и отраженной волны в ограниченной среде. Распределение амплитуды стоячей волны (пучности и узлы) зависит от физических параметров среды и граничных условий. Акустический резонатор – это устройство, предназначенное для получения резонанса акустических колебаний в среде, заполняющей устройство. Акустический резонатор имеет ряд собственных резонансных частот, каждая из которых имеет собственную добротность и, соответственно, затухание. Ряд колебаний на резонансных частотах резонатора называются модами резонатора.

Распространенные примеры: 1. Камертон – устройство для настройки музыкальных инструментов, издающее звук, высота которого соответствует одной из семи нот музыкального ряда. Для камертона важным является не только долгое ( малое затухание) и чистое звучание, но и возбуждение только одной из мод этого резонатора. Именно форма камертона позволяет возбуждать колебание только одной моды с высокой добротностью. Остальные моды имеют низкую добротность колебаний. Кварцевый резонатор – это устройство, где в качестве акустической среды используется пластинка кристаллического кварца.

Пластинка хорошо отполирована, грани выполнены с высокой степенью параллельности. Длины волн собственных мод колебаний описывабтся уравнением L = n F 0 6 Cр /2, где F 0 6 Cр - длина волны, которая может испытывать резонанс при длине резонатора L, n – целое число. Инерциальные системы отсчёта. Преобразования Галилея. Инварианты этого преобразования.

Система отсчёта, в которой все свободные тела движутся прямолинейно и равномерно называется инерциальной. Утверждение впервые высказанное Г.

Галилеем, о том, что во всех инерциальных системах координат механические явления протекают одиноково, называется принципом относительности Галилея. В дальнейшем в результате изучений других явлеий, в частности электромагнитных, справедливость этих полоений была признана для любых явлений.

В таком общем виде оно называется принципом отнгсительности СТО или просто принципом относиельности Преобразования Галилея. Рассмотрим систему отсчета, либо неподвижную, либо движущуюся с постоянной скоростью и с единым временем. Для этих систем справедлив принцип относительности Галилея. Имеется система отсчета К и система отсчета К ’, которая движется со скоростью V относительно системы К. x; y; z; t F 0 A C x’; y’; z’; t’ Физическая сущность этого преобразования составляет принцип относительности Галилея 1. F 0 4 4F 0 C = F 0 4 4F 0 C’ (длины отрезков одни и те же).

Следующие преобразования отражают механический принцип относительности: x’ = x – vt; y ’ = y; z’ = z; t’ = t Обратные преобразования: x = x’ + vt; y = y’; z = z’; t = t’ (из них можно получить закон сложения скоростей) Уравнения, остающиеся неизменными при переходе от одной системы отсчета к другой, называются инвариантными. События, одновременные в одной системе, одновременны и в другой, т. Утверждение об одновременности двух двух событий имеет абсолютный характер, независимый от системы координат. Длинна – инвариант преобразований Галлилея. Длинной движущегося стержня наз. Расстояние между координатами его концов в некоторый момент времени. Следуя из этого инвариантность длинны легко доказывается.

Интервал времени явл. Инвариантом преобразований Галлилея ( F 0 4 4t=t2 –t1= t’2–t ’1= F 0 4 4t’) Сложение скоростей получается из дифференциирования формул преобразования Галлилея. Ускорение инвариантно относительно преобразований Галлилея. Это утверждение доказывается дифференциированием преобразований скорости и учитывая, что F 0 4 4t= F 0 4 4t’. Вопрос 1 Преобразования Лоренца. Инвариантность интервала при этих преобразованиях. Собственное время.

Собственная длинна. Преобразования Лоренца обоснованы на принципе относительности (Утверждение впервые высказанное Г.

Галилеем, о том, что во всех инерциальных системах координат механические явления протекают одиноково, называется принципом относительности Галилея. В дальнейшем в результате изучений других явлеий, в частности электромагнитных, справедливость этих полоений была признана для любых явлений. В таком общем виде оно называется принципом отнгсительности СТО или просто принципом относиельности) и принципа постоянства скорости света (независимость скорости света от скорости источника и скорости наблюдателя. Это постулат). Однородность пространства: начало системы координат может быть помещено в любой точке и все геометрические соотношения между любыми геометрическими обьектами при этом совершенно одинаковы с теми, которые получаются при помещении начала координат в любую другую точку. Изотропность пространтва: в каждой точке пространства можно ориентировать оси СК произвольным образом.

При этом соотношения между геометрическими обьектами не имменются. Однородность и изотропность времени является его главными свойствами в ИСО. Однородность времени: это одиноковость развития и изменения данной физической ситуации независимо от того, в какой момент эта ситуюция сложилась. Из однородности пространства и времени следует, что преобразования должны быть линейными. X’=Ф1(x,y,z,t), y’=Ф(x,y,z,t), z’=Ф3(x,y,z,t), t’=Ф4(x,y,z,t). Изходя из изотропности и однородности пространтва, мы можем как угодно поварачивать и смещать оси СК.

Ориентируем оси так: Начало координат: Пусть в t=0 x=y=z=0 совпадает с x’=y’=z’=0, тогда А5=0 y’ = a1x + a2y + a3z + a4t; z’ = b1x + b2y + b3z + b4t; Т.к. Оси Y,Y’ и Z,Z’ параллельны след: y=0 y’=0, z=0 z’=0 0 = a1x + a3z + A4t; 0 = b1x + b2y + b4t; что возможно лиш при а1=а3=а4=0 0=в1=в3=в4 След. Y’=ay и z’=az y= y’/a z=z’/a так как масштаб в С.К. Изменятся одинаково, значит а=1/а, значит а=1. Следовательно y’=y; z=z’. Преобразования для x и t: Вследствие линейности преобразований: x’= F 0 6 1 ( x–vt) F 0 D E x= F 0 6 1 ’(x’+vt) Докажем, что F 0 6 1’= F 0 6 1.

Пусть некоторый стержей покоится в системе К’: x2’– x1’=l. В системе К он движется F 0 D E x1’= F 0 6 1 (x1–vt0 ), x2 ’= F 0 6 1 (x2 –vt0 ) F 0 D E x2 –x1=(x1’– x2’)/ F 0 6 1 =l/ F 0 6 1.

Пусть теперь тот же стержень в системе К и имеет в ней длину l. F 0 D E x2–x1 =l. В системе К’, принятой за неподвижную, этот стержень двигается с v. F 0 D E x1 = F 0 6 1 ’(x 1’+v0 t’), x2= F 0 6 1 ’(x 2’+v0 t’) F 0 D E x2 ’–x1’=(x 2–x1)/ F 0 6 1 ’.

Согласно принципу относительности обе системы равноправны и длинна одного и того же стержня, движущегося в этих системах с одинаковой скоротью, должна быть обнакова F 0 D E F 0 6 1’= F 0 6 1. Воспользуемся постулатом скорости света: x’=ct’, x=ct. F 0 D E ct’= F 0 6 1 t(c–v), ct= F 0 6 1 t ’(c+v) F 0 D E F 0 6 1 = F 0 D E vt’=( x/ F 0 6 1 )–x’=( x/a)– F 0 6 1 ( x–vt)= F 0 6 1 vt+x((1/ F 0 6 1 )– F 0 6 1 ) F 0 D E t’=, x’=, y=y’, z=z’. Обратные реобразования получаются заменой штрухованных элементов на нештрихованные и измененим знака скорости.

Инвариантом преобразований Лоренца явл. Пространтвенно-временной интревал или просто интервал.

Интервалом между точками (x1, y1, z1, t1) и (x2, y2, z 2, t2) наз. Величина s=(x 1–x2) 2+(y1 –y2 )2 +(z1 –z2 )2 –c2(t1 –t2 )2 – эта величина имеет во всех СК одно и то же значения, т. Инвариантом преобразобаний Лоренца. S2 0 F 0 D E интервал пространственноподобный. S2 0 F 0 D E интервал времениподобный. S2 =0 F 0 D E интервал нулевой (такой интервал F 0 2 4 существуе между событиями, которые могут быть связаны сигналом, распространяющимся со скоростью света).

Время, которое измеряется по часам, связанным с движущейся точкой, наз. Собственным временем этой точки. Длинна, которая измеряется прибором, связанным с движущимся стержнем, наз.

Абсолютной длинной. Обтекание тел идеальной и вязкой жидкостью. Парадокс Деламбера. Лобовое сопротивление. Сила лобового сопротивления при больших и малых числах Рейнолдса.

Взаимодействие тела с потоком идеальной жидкости. Еще Ньютоном была сформулирована получившая название ударной теория, базирующаяся на представлении воздуха в виде отдельных не связанных друг с другом материальны частиц. Согласно этой теории сила давления воздушного потока на площадку S, наклоненную под углом a (углом атаки) к направ лению потока, равна: F= F 0 7 2Sv2sin2 F 0 6 1. Эта формула легко получается, если подсчитать импульс неупругих ударов составляющих ее материальных частиц. Опытная проверка этой формулы показала, что она неверно описывает зависимость силы F от угла атаки. И только при скоростях потока, значительно больших скорости звука, формула Ньютона оказывается справедливой. Модель воздуха как совокупности дискретных частиц является неверной.

Реальные же силы могут быть подсчитаны на основе гидродинамического подхода, учитывающего обтекание тела движущимся потоком континуальной среды. Пусть в движущемся со скоростью v0 потоке помещены диск и шар одинакового радиуса r (рис. В центре диска точке K, называемой критической, поток останавливается (v = 0), и давление, согласно уравнению Бернули, равно: pk =p0 +( F 0 7 2v0 2/2). Из-за поворота трубок тока на 900 давление в других точках на поверхности диска будет таким же, как и в точке К. Поэтому, если позади диска давление равно p0, то поток действует на диск с силой F =(pk–p0 ) F 0 7 0r2 = F 0 7 2v0 2S /. Гидродинамическая сила F, которая может трактоваться как сила лобового сопротивления при движении диска со скоростью v0 в потоке, вдвое меньше силы, вычисляемой на основе ударной теории ((1) при sin F 0 6 1=1).

Если теперь в поток поместить шар, то по ударной теории на него будет действовать та же сила, что и на диск. При гидродинамическом подходе эта сила будет отсутствовать вовсе. Действительно, при симметричном потоке относительно сечения О1 О2 давления в произвольной точке М и симметричной точке M' будут одинаковы, поскольку одинаковы скорости потока в этих точках. Равенство нулю результирующей силы при плавном (безотрывном) обтекании идеальной жидкостью шара, цилиндра и другие. Называется парадоксом Даламбера. Давление в любой точке потока вблизи поверхности шара можно рассчитать, пользуясь уравнением Бернулли: pk =p0+( F 0 7 2v0 2/2)–( F 0 7 2v2 /2). 4.20 изображено распределение избыточных сил давления F 0 7 3p=p–p0, действующих по нормали к поверхности шара.

Отсутствие сил в точках А и Aґ есть результат равенства скоростей в этих точках исходной скорости потока. При больших числах Рейнолдса сила лобового сопротивления обусловлена разностью давлений, а при малых – вязкостью. Тело в потоке вязкой жидкости. Лобовое сопротивление. Поток реальной жидкости или газа действует с некоторой силой на тело, помещенное в этот поток. Для осесимметричного тела с осью симметрии, направленной вдоль потока, эта сила также будет направлена вдоль потока.

Она получила название силы лобового сопротивления. Основные физические причины возникновения лобового сопротивления можно установить наиболее просто, если рассмотреть обтекание потоком шара радиуса r. Изображена зависимость силы лобового сопротивления от числа Рейнольдса. При малых скоростях течения, когда Re 102, симметрия обтекания нарушается — позади шара происходит отрыв линий тока (рис. При таких скоростях пограничный слой становится очень тонким, а поперечные градиенты скорости в нем — большими. Силы вязкости, которые при этом возрастают, тормозят движение частиц среды, движущихся вдоль поверхности шара, настолько, что они не в состоянии полностью обогнуть шар.

Хотя течение в тонком пограничном слое остается ламинарным, позади шара образуются вихри. Симметрия давлений в точках А и A’ нарушается. F =CX S F 0 7 2v2 /2, где CX — коэффициент лобового сопротивления для тела данной формы. Область квадратичной зависимости силы F от скорости v простирается вплоть до чисел Рейнольдса Re105.

При больших скоростях пограничный слой постепенно турбулизуется, и при Re=3 105 он полностью турбулентен. Для ламинарного и турбулентного обтекания тел можно использовать единую формулу для расчета силы лобового сопротивления: F =CX(Re )S F 0 7 2v2/2, в которой коэффициент лобового сопротивления должен зависеть от скорости так, как это изображено на рис.

Деформации тел. Типы деформаций. Коэффициент Пуассона. Законы Гука для одноосного растяжения и сдвига. Связь между модулями сдвига и Юнга.

Деформации тел. Опыт показывает, что под действием приложенных сил тела в той или иной степени меняют свою форму и объем, что на микроскопическом уровне означает относительное смещение атомов, составляющих тело. Такие изменения называются деформациями. В случае твердых тел различают два предельных случая: деформации упругие и деформации пластические. Упругими называют деформации, исчезающие после прекращения действия приложенных сил. Пластическими или остаточными деформациями называют такие деформации, которые сохраняются в теле, по крайней мере частично, и после прекращения действия внешних приложенных сил.

Если напряжение (сила, отнесенная к единице площади) не превосходит предела упругости, то возникающая деформация будет упругой. Для удобства описания деформаций мысленно разобьем тело на физически малые объемы (иногда их будем называть частицы), содержащие, однако, большое число атомов. В отсутствие деформаций атомы находятся в состоянии теплового равновесия, а все малые объемы — в механическом равновесии. Тогда сумма сил и моментов сил, действующих на выделенный объем со стороны примыкающих к нему других объемов, будет равна нулю. Изменения положений атомов при деформациях приводят к тому, что в теле возникают внутренние силы, или внутренние напряжения, стремящиеся вернуть тело в состояние равновесия. Только соседние атомы или молекулы эффективно взаимодействуют друг с другом.

Типы деформаций. Коэффициент Пуассона.

При всем многообразии случаев произвольную деформацию тела можно свести к двум элементарным деформациям — растяжению (сжатию) и сдвигу. При растяжении резинового шнура его поперечный размер d уменьшается до величины d1. Такое поперечное сжатие характеризуется параметром F 0 6 5F 0 5 E=(d1–d)/ d= F 0 4 4d/ d.

Продольный размер изменяется на F 0 4 4 l и характеризуется величиной F 0 6 5=( l1–l)/ l= F 0 4 4 l/l. Опытным путем установлено, что отношениек F 0 6 5F 0 E к F 0 6 5 приблизительно одинаково для разных деформаций одного и того же материала. Поэтому в теории упругости материал характеризуется коэффициентом Пуассона: F 0 6 D=–( F 0 6 5F 0 5 E/ F 0 6 5) Подсчитаем численное значение коэффициента Пуассона? Чтобы ответить на этот вопрос, подсчитаем изменение объема резинового шнура: V= ld2, V1= l1d1 2=l(1+ F 0 6 5 ) d2(1+ F 0 6 5F 0 5 E )2 = раскроем скобки и пренебрегём F 0 6 5F 0 5 E 2, 2 F 0 6 5F 0 6 5F 0 5 E, F 0 6 5F 0 6 5F 0 5 E 2 F 0 B B V (1+ F 0 6 5 +2 F 0 6 5F 0 5 E ) F 0 4 4 V/V =(V1 –V)/ V F 0 B BF 0 6 5 +2 F 0 6 5F 0 E = F 0 6 5 (1–2 F 0 6 D ). В ряде практически важных случаев напряжения определяются только деформациями. Такие тела называются абсолютно упругими телами, или упругими телами. Замечательным свойством таких тел является способность полностью восстанавливать свою форму после снятия внешних усилий, прикладываемых к телу.

Рассмотрим, например, растяжение (или сжатие) стержня под действием силы F, приложенной перпендикулярно к торцевой грани с площадью сечения S. При последовательном возрастании нагрузки вначаледеформации развиваются равномерно по длине стержня и растут пропорционально нагрузке: F 0 6 5=( l1–l)/ l=F/ SE= F 0 7 3 / E. Величина F 0 7 3 =F/S называется нормальным напряжением в торцевом сечении стержня. Пропорциональность деформаций F 0 6 5 соответствующим напряжениям выражает закон Гука. Е – модуль Юнга. Закон Гука окончательно записывают в виде F 0 6 5= F 0 7 3/Е.

Опыт показывает, что этот закон выполняется лишь в определенном интервале напряжений. При некотором напряжении появляется заметное остаточное удлинение. Это напряжение s называется пределом упругости. Закон Гука выполняется только в части области упругости — области пропорциональности. При возрастании нагрузки наблюдается явление текучести, т.е.

Рост удлинения образца при постоянной нагрузке, называемой пределом текучести. Отметим, что течение материала происходит равномерно по всей длине стержня. За пределами области текучести дальнейшее удлинение стержня сопровождается увеличением F 0 7 3.

Однако деформации будут распределены уже неодинаково по длине стержня — в некотором месте можно заметить образование шейки. При напряжении F 0 7 3M, называемом пределом прочности, в этом ослабленном сечении происходит разрыв. Аналогичными оладают и деформации сдвига. Вобласти пропорциональности связь между деформацией и касательным напряжением задаётся соотношением: F 0 6 7= F/(GS )= F 0 7 3F 0 7 4/G, где F 0 7 3F 0 7 4=F/S – касательное напряжение, а G – модуль сдвига. Установим зависимость G от Е.

Обратим внимание на то, что квадратная грань ABCD параллелепипеда (рис. 1.9), находящегося внутри рассматриваемого кубика, превращается при деформации в ромбическую грань A’B’C’D’. Совершенно ясно, что параллелепипед испытывает сдвиговую деформацию, а его объем при этом практически не изменяется. Величину угла сдвига F 0 6 1 можно легко связать с деформацией удлинения F 0 6 5= F 0 4 4 l/l и коэффициентом Пуассона F 0 6 D=– F 0 6 5F 0 5 E/ F 0 6 5. Из треугольника A'OD’ следует, что: Поскольку b. Законы описывающие индивидуальные свойства тел: закон всемирного тяготения, закон Гука, законы для сил сухого и вязкого трения.

Закон всемирного тяготения. Этим законом определяется сила F притяжения между точечными телами, находящимися на расстоянии r друг от друга, в виде: F =Gm1m 2/r 2. Для деформируемого, тела при упругих деформациях в области пропорциональности: F =–kx. Сухое трение. Сила сухого рения покоя возникает на поверхности двух соприкасающихся тел и равна разности сил приложенных к телам. Если 2 поверхности движутся, то сила сухого трения пропорциональна силе нормального давления. Сила вязкого трения.

В случае силы сухого трения при сила, меньших силы трения скольжения 2 поверхности не движутся относительно друг друга, а вслучае вязкого трения какова бы ни была сила – возникнет движение, причем для малх скоростей силя вязкого трения пропорциональня скорости, а на больших скоростях её квадрату. Акустические волны. Связь между давлением, плотностью, скоростью и смещением частиц воздуха в волне. Интенсивность акустической волны.

Звуковые (акустические) волны - упругие волны в воздухе, частоты которых лежат в пределах от 20 до 20 000 колебаний в секунду. Ж и газы обладают только объёмной упругостью. В них возможны только продольные волны. Рассмотрим участок газа, сечения s, длины dx. Движение тел с переменной массой. Уравнение Мещерского. Формула Циолковского.

Движение тел с переменной массой. Уравнение движения тел с переменной не содержат ничего принципиально нового по сравнению с законами Ньютона, и являются их следствиями. Но они представляют большой интерес в связи с ракетной техникой.

Выведем уравнение движения материальной точки с переменной массой на примере движения ракеты. Пусть m( t)-масса пакеты в произвольный момент времени t, а v(t)-ее скорость в тот же момент. Импульс ракеты в этот момент будет mv. Спустя dt масса и скорость ракеты получат приращение dm и dv( dm-отрицательна). Импульс ракеты станет (m+ dm)(v+ dv).

Сюда надо добавить импульс движения газов, образовавшихся за dt. Он равен dmгазvгаз –масса и скорость газа, образовавшихся за dt.

Вычитая из суммарного импульса системы в момент t+ dt импульс системы в момент t, найдем приращение этой величины за dt. Это приращение равно Fdt, где F – геометрическая сумма всех внешних сил, действующих на ракету. ( m+dm)(v+dv)+dmгазvгаз- mv = Fdt Время dt устремим к нулю. Поэтому, раскрывая скобки, отбрасываем dmdv. Далее dm+dmгаз=0 и vотн=vгаз-v есть скорость истечения газов относительно ракеты.

Тогда mdv = vотнdm + Fdt, деля на dt m( dv/dt) =vотн (dm/dt) + F (1) Член vотн(dm /dt) – реактивная сила. Уравнение (1)-уравнение Мещерского или уравнение движения точки с переменной массой. Пусть теперь у нас F=0, тогда mdv = vотн dm. Допустим, что ракета движется прямолинейно в направлении, противоположном скорости vотн. Тогда проекция vотн на направление движения будет –vотн. Тогда dv/dm = -(vотн /m) Пусть скорость газовой струи vотн постоянна, тогда v= - vотн F 0 F 2(dm/m ) = - vотн ln(m) + C Значение С определяется начальными условиями.

Если, в начальный момент времени скорость ракеты =0, а масса = m0, тогда 0 = - v 0 0 1 Fотн ln (m0) + C, откуда С = vотн ln( m0). Следовательно: v = vотн ln( m/m0) или m0 /m=ev / v отн. (2) Уравнение (2) – формула Циолковского. Она справедлива для нерелятивистских движений (v и v 0 0 1 Fотн. Распределение температуры и давления атмосферного воздуха с высотой. Барометрическая формула. По мере увеличения высоты давление и плотность монотонно убывают, а температура монотонно убывает лишь в нижнем десятикилометровом слое, а в более высоких слоях меняется немонотонно.

Параметры атмосферы зависят как от географического положения места, так и от времени года. Сложная высотная зависимость температуры атмосферы есть результат совместного проявления процессов тепломассопереноса, инициируемых излучением Солнца. Атмосфера делится на отдельные участки.

Нижний слой атмосферы,называемый тропосферой,содержит 80% массы атмосферы, почти весь водяной пар и облака и характеризуется сильным вертикальным перемешиванием. Сверху тропосфера ограничена тропопаузой, где температура меняется очень мало. Выше расположена стратосфера,где температура повышается, и заканчивает повышаться в стратопаузе. Выше находится мезосфера, где температура опять падает.

Выше находится термосфера, в которой температура опять растет до 600-2000 К. Для вычисления изменения атмосферного давления с высотой воспользуемся условием равновесия Связь между давлением и плотностью задается уравнением состояния идеального газа, т. Влияние влажности на плотность воздуха сущ. Лишь в тропиках на поверхности и ошибка. Неинерциальные системы отсчёта (НИСО). Описание движения материальной точки в НИСО. Силы инерции: переносная, центробежная и кориолисова.

Решу Егэ По Физике

Неинерциальные системы отсчёта (НИСО). НИСО называется система, движищаяся ускоренно относительно инерциальной. СО связана с телом отсчёта, которое, по определению, принимается за абсолютно твёрдое.

Опр 2: в СО, в которых имеются силы тяготения и в к-х не выполняется 1- ый з-н Ньютона, наз. Описание движения мат. Точки в НИСО. Чтобы описать движение в некоторой СО, необходимо разъяснить содержание высказывания о том, что такие-то события произошли в таких-то точках в такие-то моменты времени. Для этого надо, чтобы в СО F 0 2 4 единое время, но в НИСО единого времени в указаном §7 учебника Матвеева смысле не существует. Понятие длительности процессов, начинающихся в одной точке, а заканчивающихся в другой, теряет смысл, посколку скорость хода часов в различных точках различна.

Также трудно определить понятие длинны движущегося тела, если не ясно, что такое одновременность в в различных точках. Эти трудности можно частично обойти, если принять во внимание, что интервал собственного времении не зависит от ускорения. Поэтому анализа пространственно-временных соотношений в некоторой бесконечно малой области НИСО можно восползоваться пространтсвенно-временными соотношениями ИСО, которая движэется с той же скоростью, но без ускорения, как и соответствующая бесконечно малая область НИСО. Такая ИСО наз. Раасмотрим движения с малыми скоростями, когда все эти трудности не возникают и можно использовать преобразования Галлилея, считая, что пространственно-временные соотношения с НИСО таковы же, как если бы она была ИСО. Силы инерции: переносная и кориолисова. В НИСО F 0 2 4 ускорения, которые не связаны с силами такого же характера, какие известны в ИСО.

В НИСО, так же как и в инерциальных, ускорения высываются силами, но наряду с «обычными» силами взаимодействия F 0 2 4 ещё и силы особой природы, называеммые силами инерции. 2-ой з-н Ньютона формулируется без изменения, но наряду с силами взаимодействия необходимо учесть силы инерции. Силы инерции берутся такими, чтобы обеспечить в НИСО те условия, которые фактически имеются. 2-ой з-н Ньютона в НИСО: ma’=F +F ин., где a’ – ускорение в НИСО, F – «обычные силы», F ин – силы инерции. Переносная сила инерции направлена противоположно переносному ускорению НИСО и равна Fин= – ma0. Рассмотрим силы инерции во вращающейся СК: Fин= m(a’–a)=m(–a0–aK)=m F 0 7 72 R–2m F 0 7 7 v’=Fцб+F К. Fцб = m F 0 7 72R – центробежная сила инерции.

FК=–2m F 0 7 7 v’ – сила инерции связанная с кориолисовым ускорением называется силой Кориолиса. Она перпендикулярна плоскости, в которой лежат векторы угловой и онтосительной скоростей. Если эти векторы колинеарны, то Кориолисово ускорение рауно 0. Пространство и время в СТО. Понятия события и интервала. Классификация интервалов.

Формулы По Физике 7 Класс

Два события происходят в различных точках СК одновременно, если они происходят в один и тот же момент времени по часам этой СК. В каждой из точек момент события фиксируется по часам, находящемся в соответствующей точке. Будем считать, что события произошли одновременно в неподвижной СК в момент t0 в точках x1 и x2.

Ламинарное и турбулентное течение жидкости. Число Рейнольдса. Число Рейнолдса также определяет относительную роль инерции и вязкости: при больших числах Рейнольдса более важна роль инерции, при малых – вязкости.Силы вязкости, возникающие в потоке, обратно пропорциональны квадрату характерного поперечного размера потока и пропорциональны скорости. Давления р1 и р 2 по разные стороны изогнутой трубки тока будут разные. Возникающий градиент давления связан с ускореним частиц жидкости уравнением: F 0 7 2( dv/dt) F 0 4 0–grad p Для частицы: Fи–grad p+ F 0 6 DF 0 4 4 v=0 F 0 D E силы вязкости значительно меньше сил инерции. В общем слкчае силы инерции обратно пропорциональны поперечному размеру потока и пропорциональны квадрату скорости.

Re = F 0 7 2vh/ F 0 6 D – число Рейнольдса, характеризующее отношение сил инерции к силам вязкости. Re 1 F 0 D E жидкость можно рассмартивать как невязкую. Ламинарным называется такое течение жидкости, когда её частицы двигаются вдоль траекторий параллельных стенам трубы. Особенностью ламинарного течения является его регулярность. Ламинарное течение может изменится только вследствии посторонних воздействий. При больших скоростях ламинарное течение становится неустойчивым и переходит в турбулентное. Турбулентное – это течение, гидродинамические характеристики, которого изменяются быстро и нерегулярно – флуктируют.

Решебник По Физике 9 Класс

При ламинарном течении силы вязкости сглаживают боковые движения жидкости, возникающие вследствие флуктуаций и неровностей стенок трубы. При недостаточной вязкости случайные боковые движения жидкости усиливаются, способствуя тем самым возникновению турбулентности. Переход от ламинарного течения к турбулентному происходит при некотором числе Рейнольдса, получившем название критического: (Re)КР=( F 0 7 2vR/ F 0 6 D) кр. Значение ( Re)КР сильно зависит от формы входной части трубы. При установившемся турбулентном течении скорость в данной точке случайным образом меняется современем, однако средняя скорость v направлена вдоль оси трубы. Она остается постоянной по сечению трубы, и только в очень тонком пограничном слое спадает до нуля у ее стенок. Для турбулентного течения жидкости по трубе p1 –p2=k F 0 7 2 l/R, где к – безразмерный гидравлический коэффициент.

Гдз По Физике 10

Для ламинарного течения: p1–p2 =8 F 0 6 D l/R2. Повышение скорости прокачки жидкости по трубам при турбулентном течении потребует значительно большнго увеличения перепада давлений, чем при ламинарном. Формулы можнообъединить в одну, если принять, что безразмерный гидравлический коэффициент в зависит от числа Рейнольдса: k=k0 +(8/Re). Тогда при ReReкр коэффициент k F 0 4 0k0, и течение турбулентное. Напротив, при Re.