1 Предмет термодинамики и молекулярной физики. Термодинамическое равновесие 1.1.Предмет термодинамики и молекулярной физики. Термодинамическое равновесие. Термодинамика и молекулярная физика изучают один и тот же круг явлений, а именно макроскопические процессы в телах, т.е.

1. Молекулярная Физика Термодинамика
2. Начала Термодинамики

Основы термодинамики § 9.1. Число степеней свободы. Закон Больцмана (закон равномерного распределения энергии по степеням свободы молекул) § 9.2. Внутренняя энергия термодинамической системы § 9.3. Первое начало термодинамики § 9.4. Работа газа при его расширении § 9.5. Физика: Астрономия и астрофизика, История физики, Квантовая физика, Общая физика, Оптика. Интернет — шпаргалка. Молекулярная физика. Молекулярная физика и термодинамика.

Такие явления, которые связаны с очень большим количеством содержащихся в телах атомов и молекул. Термодинамика не вводит никаких специальных гипотез и конкретных представлений о строении вещества и физической природе теплоты.

Ее выводы основаны на общих принципах или началах, являющихся обобщением опытных фактов. Молекулярная физика, напротив, исходит из представления об атомно-молекулярном строении вещества и рассматривает теплоту как беспорядочное движение атомов и молекул. Молекулярная физика изучает не только макроскопические явления, но и рассматривает такие свойства и строение отдельных молекул и атомов. Температура – это характеристика различной степени нагретости тел. В феноменологическом учении о теплоте температура вводится через понятие теплового, или термического, равновесия. Более общим является понятие термодинамического равновесия. В международной стоградусной температурной шкале температура t выражается в градусах Цельсия(ºC).

В термодинамической температурной шкале температура T выражается в кельвинах(K). Связь между этими температурами имеет вид: T=t+273,15 K T=0 – абсолютный нуль(t=-273,15 ºC).

Термодинамическое равновесие – это состояние, в котором нет никаких макроскопических изменений, но идут процессы на молекулярном уровне. Термодинамическая система – это совокупность макротел, которые взаимодействуют и обмениваются энергией как между собой, так и с другими телами (внешней среды). Изолированная термодинамическая система – это система, которая не обменивается и не взаимодействует с внешней средой. Термодинамические параметры – это совокупность физических величин, характеризующих свойства термодинамической системы. Термодинамический процесс – это любое изменение в термодинамической системе, связанное с изменением хотя бы одного из его термодинамических параметров. Релаксация – это самопроизвольный процесс перехода системы в состояние термодинамического равновесия.

Соответствующее время перехода называется временем релаксации. Время релаксации относится к нечетко определенным понятиям. При его измерении никогда не дожидаются момента, когда наступает полное термодинамическое равновесие. В место этого измеряют время, по истечению которого система переходит в такое неравновесное состояние, которое с требуемой точностью может быть принято за равновесное. Это время и принимают за время релаксации. Таким образом, во всех случаях речь идет не о точном определении времени релаксации, а о его приближенных оценках.

Общее начало термодинамики: ” Каково бы не было начальное состояние тел изолированной системы, в ней, в конце концов, установится термодинамическое равновесие, в котором прекращаются все макроскопические процессы”. 1.2.Идеальный газ. Уравнение состояния Менделеева – Клапейрона. Идеальными называются газы, молекулы которых имеют пренебрежительно малый собственный объем и не взаимодействуют друг с другом на расстоянии. Модель идеального газа:. С точки зрения термодинамики – это газ, который строго подчиняющийся газовым законам Бойля – Мариотта и Гей-Люссака. С точки зрения молекулярно – кинетической теории: 1)Собственный объем молекул газа много меньше объема системы 2)Между молекулами газа отсутствует взаимодействие 3)Столкновение между молекулами газа и стенками сосуда абсолютно упругие.

Уравнение PV=CT, связывающее температуру, давление и объем идеального газа в состоянии теплового равновесия называется его уравнением состояния. Молем какого-либо вещества называется количество этого вещества, содержащее столько молекул, сколько атомов содержится в 12 г изотопа углевода 12C. В одном моле различных веществ содержится одно и то же число молекул.

Для 1 моля идеального газа уравнение состояния примет вид PV=RT, соответственно для ν молей мы имеем уравнение состояния Менделеева – Клапейрона: PV = νRT, где R – универсальная газовая постоянная R=8,31434 Дж/(моль. К), ν – количество вещества ν=m/µ=N/N А, и PVT – макроскопические параметры. 1.3.Внутренняя энергия. Теплоемкость Внутренней энергией U системы называется функция состояния, приращение которой во всяком процессе, совершаемом системой в адиабатической оболочке, равно работе внешних сил над системой при переходе из начального равновесного состояния в конечное, также равновесное состояние. Работа над системой в адиабатической оболочке зависит только от начального и конечного состояния системы, но не зависит от способа перехода.

Если система помещена в адиабатическую оболочку, то единственным способом изменить ее внутреннюю энергию является производство над ней макроскопической работы. Однако если адиабатической оболочки нет, то изменение внутренней энергии возможно и без макроскопической работы. Так, при соприкосновении горячего и холодного тел внутренняя энергия переходит от горячего к холодному. Процесс обмена внутренними энергиями соприкасающихся тел, не сопровождающихся производством макроскопической работы, называется теплообменом. Энергия, переданная телу окружающей средой в результате теплообмена, называется количеством теплоты. Теплообмен происходит между телами и частями одного тела, нагретыми до различной температуры. Например, в батарее водяного отопления происходит путем конвективного теплообмена от более горячей воды, протекающей по батарее, энергия передается к менее нагретым стенкам.

А передача теплоты через стенку батареи от более нагретой внутренней поверхности к менее нагретой наружной поверхности происходит путем теплопроводности. Есть третий вид, который осуществляется без непосредственного соприкосновения тел друг с другом и происходит между удаленными телами без посредства промежуточной среды.

Он называется теплообмен излучением. Происходит за счет испускания и поглощения телами ЭМ – излучений. Теплоемкость тела С называется отношение бесконечно малого количества теплоты δQ полученного телом, к соответствующему приращению его температуры: С = δQ / dT Когда масса тела равна 1, теплоемкость называется удельной. Более удобна молекулярная теплоемкость (теплоемкость одного моля вещества): Q = cm∆T Теплоемкость не есть функция состояния тела, а является характеристикой бесконечно малого процесса, совершаемого телом. Так как: Особое значение имеет теплоемкости при постоянном объеме и постоянном давлении: C P и C V Если V = const, то dV = 0 Значит: C V = (δU / δT) V Если P = const, то: Для разности теплоемкости C P - C V получаем: 1.4.Математическая формулировка первого начала термодинамики.

Сформулируем математическое начало ТД с учетом теплообмена. Теплообмен - процесс обмена внутренними энергиями соприкасающихся тел, не сопровождающихся производством макроскопической работы. Пусть ТД – система I находится в тепловом контакте с какой – то системой II. Вся система I + II заключена в адиабатическую оболочку, однако граница между системами является теплопроводящей.

При этих условиях системы I и II не могут обмениваться теплом с окружающей средой, но могут обмениваться теплом между собой. Допустим, оболочка системы II жесткая и никакой работы она производить не может, а система I может совершать работу над окружающей средой. Пусть система I + II перешла из состояния 1 в другое состояние 2, в результате чего система совершила работу А 12.

Эту работу совершила только система I. А 12 = (U 1 + U 1') – (U 2 + U 2'), где U – внутренняя энергия системы I, а U' – системы II. А 12 = U 1 - U 2 + (U 1' - U 2') У быль внутренней энергии системы II – есть количество теплоты, полученное системой I, тогда: Q = U 1' - U 2' = - ∆U'.

А значит, Q = U 2 – U 1 + А 12 - математическая формулировка I начала ТД. I начало ТД: Теплота Q, полученная системой, идет на приращение её внутренней энергии ∆U = U 2 – U 1 и на выполнение внешней работы dA. Для квазистатических процессов это уравнение имеет вид: δQ = dU + δA или δQ = dU + PdV Пусть система получила некоторое количество теплоты dQ, которое идет на внутреннее изменение данных системы. Если V=const, то А 12 = 0, а значит: Q = U 2 – U 1= ∆U. Если P=const, то А 12 = Р (V 2 – V 1) = ∆(PV), а значит: Q = ∆U + ∆(PV) Введем величину W = U + PV.

W есть функция состояния, т.к. Величины U, P, V сами являются функциями состояния. Тогда, W 2 – W 1 = ∆W (P = const).

Энтальпия ( W ) - это функция состояния, приращение которой при изобарическом процессе выделяет тепло, полученное системой. 1.5.Адиабатический процесс. Уравнение Пуассона.

Метод Клемана – Дезорма. Процесс, происходящий без подвода и отвода тепла, называется адиабатическим Рассмотрим как связаны между собою параметры, определяющие состояние идеального газа, когда газ совершает квазистатический адиабатический процесс. Полагая в уравнении dQ = dU + PdV; dQ = 0; dU = C VdT, получим: CVdT + PdV = 0 Из уравнения Клапейрона dT = d (PV) / R = ( PdV + VdP ) / R = ( PdV + VdP ) / (C P - C V ). Исключая dТ, получим C PPdV + C VVdP = 0.

Введем обозначение γ = C P / C V. Тогда γ PdV + VdP = 0.

Такого дифференциальное уравнение квазистатического адиабатического процесса для идеального газа. Теплоемкости Ср и С V для идеальных газов могут зависеть от температуры. Но во многих случаях они остаются практически постоянными в широких температурных интервалах. Если это так, то постоянно также и их отношение.

Тогда уравнение (1)легко интегрируется и дает PV γ = const. Это уравнение называется - уравнением Пуассона.

Оно является уравнением адиабаты, т.е. Кривой, графически изображающей квазистатический адиабатический процесс. Величина γ называется адиабатической постоянной. Поскольку PV = RT, уравнение адиабаты можно записать еще в двух видах: TV γ-1 = const и P γ-1 / T γ = const О пределение Ср/С V методом Клемана и Дезорма Клеман и Дезорм в 1819 году предложили и осуществили следующий метод измерения отношения теплоемкостей γ=С P/C V, для газов. Стеклянный баллон вместимостью в несколько литров наполняется исследуемым газом при атмосферном давлении.

С помощью насоса в баллон дополнительно накачивается небольшая порция того же газа, затем кран К 1 закрывается. Спустя короткое время температура газа в баллоне сравняется с температурой окружающего воздуха. После этого водяным манометром измеряют давление газа в баллоне. Обозначим это давление Р 1 а температуру газа Т 1. Затем на короткое время открывают кран К 2. При открытом кране К 2 часть газа выйдет из баллона, и его давление Р 0 сравняется с атмосферным.

При этом газ, оставшийся в баллоне, адиабатически расширится, совершив работу против давления окружающего воздуха. Вследствие этого его температура понизится до некоторого значения Т. Во все время этого кратковременного процесса кран К 2открыт.

Затем кран К 2 быстро закрывается, и газ начинает медленно нагреваться, пока его температура не сравняется с температурой Т 0 окружающего воздуха. Пусть давление газа в этот момент равно Р 2. По измеренным давлениям Р 1, Р 2, Р 3 можно вычислить отношение теплоемкостей γ = Ср / Сv Для этого мысленно выделим внутри нашего баллона произвольную порцию газа, ограниченную замкнутой поверхностью. Эта поверхность на рисунке изображена пунктиром. Она играет роль оболочки, в которую заключена рассматриваемая порция газа. В различных процессах газ, заключенный в эту «оболочку», будет расширяться и сжиматься, совершая работу против давления окружающего газа и обмениваясь с ним теплом. Поскольку кинетическая энергия возникающего макроскопического движения невелика, эти процессы могут рассматриваться как квазистатические.

В моменты отсчета давления параметры, характеризующие состояние газа внутри оболочки, имеют следующие значения: 1 состояние: Р 1 Т 0 V 1 2 состояние: Р 0 Т V 2 З состояние: Р 2 Т 0 V 2 Разности давлений Р 1 — Р 0 и Р 2 — Р 1 в сотни и тысячи раз меньше атмосферного давления Р 0, а потому для упрощения вычислений с этими разностями можно обращаться как с бесконечно малыми дифференциалами. То же относится и к соответствующим изменениям объема выделенной порции газа. Переход газа из со стояния 1 в состояние 2 совершается адиабатически, а потому соответствующие изменения давления и объема связаны уравнением адиабаты.

Полагая в нем dV = V 2 – V 1, dP = P 0 – P 1 можно написать: γ P ( V 2 – V 1 ) + V ( P 0 - P 1 ) = 0 В состояниях же 1 и З температуры газа одинаковы, а потому в этих состояниях произведение РV одно и то же. Следовательно, соответствующие изменения давления и объема связаны соотношением РdV + VdР = 0, или: P (V 2 – V 1) + V (P 2 – P 1) = 0 Из этого соотношения совместно с предыдущим получаем: γ = (P 1 – P 0) / (P 1 – P 2) 2.1Фазовое пространство.

Закон Максвелла для распространения молекул ид.газа по скоростям теплового движения Фазовое пространство это пространство скоростей и пространство координат dГ=dxdydzdUxdUydUz = 1. Считаем что наш газ содержит большое число частиц которые тождественны м.у собой 2. Нет никаких силовых полей - интеграл по производной скорости dN / - нормировка на число частиц - ср. Число частиц Для упрощения рассмотрим одномерный случай С другой стороны произведение таких ф-ий по скорости можно свести к распространению по энергии - ф-я распространения по энергии.

Предположим что. Прологарифмируем данное соотношение, а затем продифференцируем. Получим: dEx = -dEy = оставив одно из соотношений, решаем другое уравнение - ф-я распределения по энергии Перейдем от ф-ии распределения по энергии к ф-ии распределения по скорости Если для данной ф-ии распределения посчитаем среднее значение физической величины тогда ф-я распределения имеет вид Тогда: - ф-я распределения по скорости ф-я распределения по абсолютному значению скорости. F(Ux,Uy,Uz) dUxdUydUz = Г(U)dU dUxdUydUz = 4πU 2dU - F(U) ф-я распределения по абсолютной скорости ф-я распределения по энергии F(U)dU = q(E)dE Зная ф-ю распределения, можно посчитать следующие характеристики:. среднее значение величины:. Ср.

Квадратичную скорость. Наибольшая вероятная скорость U наиб. Вер определяется максимальной скоростью большинства частиц 2.2.Основы молекулярно-кинетической теории газа. Давление газа с точки зрения МКТ Идея об атомном строении вещества возникла ещё в древности (Демокрит, Лукреций). Однако, до начала 20 века, атомная гипотеза не имела экспериментальных доказательств. В физике научное развитие математической теории началось приблизительно во второй половине 19 века благодаря трудам Максвелла, Клаузилиуса и Больцмана, в которых были заложены основы кинетической теории газа о внутреннем строении атомов и молекул, а так же о силах, с которыми они взаимодействуют между собой. Пользовались идеализированными молекулами этих частиц, в которых молекулы и атомы рассматривались как идеально твердые шарики или материальные точки.

Однако теория была успешной, так как использовались методы математической теории вероятности. Молекулы взаимодействуют друг с другом по средствам малых сил. На больших расстояниях это силы притяжения, а на малых силы отталкивания. Взаимодействия молекул на близких расстояниях называются столкновениями. Между двумя столкновениями молекула газа движется прямолинейно и равномерно, в результате столкновений устанавливается хаотическое движение, в котором все направления движения равно вероятны.

Оно называется тепловым движением. Давление газа с точки зрения МКТ Выясним молекулярный смысл давления газа. Давление газа на стенку сосуда есть результат ударов молекул газа об эту стенку. При каждом ударе молекула газа действует на стенку с определенной силой, одновременно о стенку сосуда ударяется огромное число молекул. Бесконечно малые силы отдельных ударов складываются в конечную силу, действующую на стенку. Вычислим давление газа на стенку сосуда.

Пусть газ заключен в сосуд и все молекулы его одинаковы. Они движутся с различными по величине и направлению скоростями. Разделим молекулы на группы, движущиеся с одинаковыми скоростями. Скорость молекул i-ой группы обозначим через и число их. Пусть молекулы движутся к площадке S на стенке сосуда. Рассмотрим некий косоугольный цилиндр, опирающийся площадкой S на стенку сосуда. Образующая цилиндра.

Найдем число молекул со стенкой за время dt. Число ударов будет равно числу молекул i-ой группы внутри построенного цилиндра объемом dV, т.е. В результате удара все молекулы передадут импульс (импульс одной молекулы).

Тогда полный импульс, переносимой молекулами вдоль составляющей х до столкновения: Ударившись молекулы, полетели обратно, т.е. Полное изменение импульса: По второму закону Ньютона: По определению: Просуммируем наше выражение: Так как все направления равновероятны, то можно утверждать: Где – средняя кинетическая энергия одной молекулы.

Т.о 2.3.Распределение Больцмана. Распределение Максвелла-Больцмана В отсутствие внешних сил средняя концентрация молекул газа n в состоянии равновесия всюду одинакова. Но этого не будет при наличии силовых полей. Рассмотрим идеальный газ в однородном поле тяжести. В состоянии теплового равновесия температура Т должна быть одинакова по всей толще газа. Для механического равновесия необходимо, сверх того, чтобы концентрация молекул газа убывала с увеличением высоты. Направим ось z вертикально вверх и найдем закон изменения концентрации п с координатой z в состоянии теплового и механического равновесия.

Выделим мысленно бесконечно короткий вертикальный столб газа АВDС (рис. 1) с высотой dz.

Пусть площадь основания столба равна единице. Вес столба nmgdz должен уравновешиваться разностью давлений. Это приводит к соотношению (1) Подставляя сюда и принимая во внимание, что температура Т одинакова на всех высотах, получим или Аналогичное соотношение можно получить и для неоднородного поля. Условие равновесия в этом случае удобнее писать в векторной форме: (2) Физическая природа силового поля g также не играет роли. Оно не обязательно должно быть гравитационным, а может быть электрическим пли каким-либо другим. Важно только, что поле должно быть постоянно и консервативно (потенционально). В неконсервативных полях равновесие невозможно.

Следует, однако, отметить, что потенциальность (консервативность) силового поля является только необходимым, но недостаточным условием равновесия газа. Если – потенциальная энергия молекулы в силовом поле, то, а потому (2а) В этом виде в соотношении (2а) уже не осталось никаких признаков однородности и физической природы силового поля. Интегрируя, получаем (3) Это важное соотношение называется законом распределения Больцмана или просто распределением Больцмана. Применительно к однородному полю тяжести, если от концентрации п перейти к давлению газа Р, формула (3) преобразуется в (4) где – молекулярный вес газа, а R — универсальная газовая постоянная. Это – барометрическая формула, с которой мы имели дело в механике. Приведенный вывод распределения Больцмана является чисто гидростатическим – в нем мы по существу отвлекаемся от молекулярной структуры газа, рассматривая его как сплошную среду.

Это допустимо лишь для достаточно плотных газов при наличии большого числа столкновений. Требуется, чтобы средний пробег молекулы между двумя последовательными столкновениями был мал по сравнению с толщиной dz слоя АВDС (рис. 1), который рассматривался при выводе распределения Больцмана. Только тогда имеет смысл говорить о давлении, с которым на слой dz действует окружающий газ. В недостаточности гидростатического вывода можно убедиться также с помощью следующих соображений. В гидростатическом выводе величины п и т входят в формулы не независимо, а только через плотность, т.

В комбинации. Если в поле тяжести имеется смесь различных равномерно перемешанных идеальных газов, то согласно гидростатическому выводу такое состояние равномерного перемешивания должно неограниченно долго сохраняться и в дальнейшем, причем давление должно определяться барометрической формулой (4), в которой под следует понимать средний молекулярный вес смеси. Однако это заключение находится в противоречии с тем, что известно о свойствах идеальных газов.

Поведение идеального газа в том или ином объеме совершенно не зависит от того, есть в нем другие идеальные газы или нет. В состоянии термодинамического равновесия концентрации различных газов в смеси должны убывать с высотой экспоненциально с различными экспонентами, определяющимися молекулярными весами соответствующих компонентов смеси.

Концентрация легких газов должна убывать с увеличением высоты медленнее, а тяжелых — быстрее. Ах астахова книга время сменить маршрут. По мере поднятия относительная концентрация легких газов должна возрастать.

В действительности в пределах тропосферы этого не происходит. Но это, конечно, не может служить реабилитацией гидростатического вывода, поскольку все наши рассуждения относятся только к случаю термодинамически равновесной атмосферы.

В реальной же тропосфере происходят оживленные движения, приводящие к интенсивному перемешиванию ее нижних и верхних слоев. Можно считать доказанным, что в состоянии термодинамического равновесия скорости молекул газа в каждой точке пространства распределены по закону Максвелла с температурой Т, общей для всего газа. Влияние силового поля сказывается только на изменении концентрации молекул газа от точки к точке. Это значит, что средняя концентрация dn молекул газа, скорости которых лежат в пределах элемента объема dω скоростного пространства, определяется выражением вида (5) где функция определяется законом Максвелла, а концентрация молекул п зависит только от координат: п = п (r).

Если выражение (3) ввести в (5), то получится (6) Формула (6) называется распределением Максвелла—Больцмана. &2.5 Распредел. Гиббса и его связь с распред. Гиббса сущ-ет в 2-х различн. Вариантах: 1)микроканонич-ое 2)канонич-ое Микроскопич. Распред-ем Гиббса наз-ся распред.

По энергиям замкнутой си-мы (си-ма, котор. Не взаимод-ет никаким образом с др. В реальности таких си-м не сущ-ет, это случай-идеальный Канонич-им распред. Гиббса наз-ся распред.

По энергиям квазизамкнутой си-мы (такой си-мы, собственная энергия которой значительно превышает энергию взаим-ия с окр. Микрокан-ое распред.

Яв-ся вырожденным, т.е каждой энергии соответствует нес-ко состояний. Величина 'омега'(Ei) - кратность вырождения, эта величина численно равна числу состояний обладающ. Данной энергией. Тогда МКУ может быть записано: W`(Ei)=C'омега'(Ei) (2.31) 'сумма'W`(Ei)=1 (2.32) Канон-ое распред.

Опр-ся = ф-лой W`(Ei)=1/z.e^(-Ei/ъ).' омега'(Ei) (2.33) ъ=kT z='сумма'e^(-Ei/ъ) (2.34) Если в распр. Гиббса считать энергию си-мы потенц.

Энергией, которой она обладает благодаря некоторому силовому взаимод., то это распред. Переходит в распред. 2.6.Границы применимости классических распределений. Квантовые статистики.

Распределение Ферми-Дирака и Бозе-Эйнштейна. Принцип Паули. Классические распределения справедливы при ТТ.

(температура вырождения) Согласно современной квантовой теории все частицы делятся на 2 класса. Похожие: Разработка методических материалов для построения уроков физики с использованием компьютерных технологий «Средняя общеобразовательная школа №2 с углублённым изучением Физики, математики, русского языка и литературы» Динамической теории автоволновых процессов (авп) в неподвижном слое катализатора и ламинарного горения. Объединение методов и подходов. Цель урока: Обобщение и систематизация учебного материала; экспериментально подтвердить выполнение законов физики В настоящее время принято считать что все взаимодействия осуществляются посредством сил Из всех возможных путей гуманизации курса физики я рассматриваю направление, наименее разработанное в методической литературе, связанное. В своей работе руководствуются Правилами по технике безопасности для кабинетов (лабораторий) физики общеобразовательных школ В своей работе руководствуются Правилами по технике безопасности для кабинетов (лабораторий) физики общеобразовательных школ.

Творческий отчёт о декаднике физики, проведённом в моу лосевская сош №1 с 8 по 19 декабря 2009 года.

Молекулярная Физика Термодинамика

. Обучение и материалы Спецкурс. полезное Смешные Готовые На заметку Если вам понравился сайт, предлагаем разместить нашу кнопку Шпаргалки по физике. Формулы по физике абсолютно необходимы для того, чтобы человек, решивший изучать эту науку, вооружившись ими, мог чувствовать себя в мире физики как рыба в воде. Без знания формул немыслимо решение задач по физике.

Но все формулы запомнить практически невозможно и важно знать, особенно для юного ума, где найти ту или иную формулу и когда ее применить. Расположение физических формул в специализированных учебниках распределяется обычно по соответствующим разделам среди текстовой информации, поэтому их поиск там может отнять довольно-таки много времени, а тем более, если они вдруг понадобятся Вам срочно! Представленные ниже шпаргалки по физике содержат все основные формулы из курса физики, которые будут полезны учащимся школ и вузов.

Начала Термодинамики

Все формулы школьного курса по физике с сайта I. Основные понятия 2. Законы сложения скоростей и ускорений 3. Нормальное и тангенциальное ускорения 4. Типы движений 4.1. Равномерное движение 4.1.1. Равномерное прямолинейное движение 4.1.2. Равномерное движение по окружности 4.2. Движение с постоянным ускорением 4.2.1. Равноускоренное движение 4.2.2. Равнозамедленное движение 4.3. Гармоническое движение II. 1. Второй закон Ньютона 2. Теорема о движении центра масс 3. Третий закон Ньютона 4. Силы 5. Гравитационная сила 6. Силы, действующие через контакт III. 1. Импульс материальной точки 2. Импульс системы материальных точек 3. Теорема об изменении импульса материальной точки 4. Теорема об изменении импульса системы материальных точек 5. Закон сохранения импульса 6. Работа силы 7. Мощность 8. Механическая энергия 9. Теорема о механической энергии 10. Закон сохранения механической энергии 11. Диссипативные силы 12. Методы вычисления работы 13. Средняя по времени сила IV. Условия равновесия 2. Вращающий момент 3. Неустойчивое равновесие, устойчивое равновесие, безразличное равновесие 4. Центр масс, центр тяжести 5. Сила гидростатического давления 6. Давлением жидкости 7. Давление в какой-либо точке жидкости 8, 9. Давление в однородной покоящейся жидкости 10. Архимедова сила V. 1. Уравнение Менделеева-Клапейрона 2. Закон Дальтона 3. Основное уравнение МКТ 4. Газовые законы 5. Первый закон термодинамики 6. Адиабатический процесс 7. КПД циклического процесса (теплового двигателя) 8. Насыщенный пар VI.