Шпоры по физике

Билет 48. Вопрос 2. Удельная и молярная теплоемкости. Классическая теория теплоемкости газа и ее ограниченность. Удельная теплоемкость вещества – величина, равная количеству теплоты, необходимому для нагревания 1 кг вещества на 1К: c=dQ/mdT (Дж/(кг*К)). Молярная теплоемкость – величина, равная количеству теплоты, необходимому для нагревания 1 моль вещества на 1К. Сm=dQ/vdT (Дж/(моль*К)), где v=m/M. Удельная теплоемкость связана с молярной соотношением Сm=cM, где М – молярная масса вещества. Различают теплоемкости при постоянно давлении и при постоянном объеме, если в процессе нагревания вещества его объем или давление поддерживается постоянным. Первое начало термодинамики: C_mdT=dU_m+pdV_m. Если газ нагревается при постоянном объеме, то работа внешних сил равна нулю и сообщаемая газу извне теплота идет только на увеличение его внутренней энергии: C_v=dU_m/dT, то есть молярная теплоемкость при постоянном объеме C_v= изменению внутренней энергии 1 моль газа при повышении его температуры на 1 К. C_v=(i/2)R. Если газ нагревается при постоянном давлении, то выражение для первого начала термодинамики можно представить как: C_p=dU_m/dT+pdV_m/dT. Учитывая, что dU_m/dT не зависит от вида процесса (так как определяется только температурой T) и всегда равна С_v, получаем, что C_p=C_v+R. Ср=((i+2)/2)*R. Из приведенных формул для расчета Cp и Cv следует, что теплоемкости определяются только лишь числом степеней свободы молекул. Это утверждение МКТ справедливо довольно в широком интервале температур лишь для одноатомных газов. Уже у двухатомных газов число степеней свободы зависит от температуры. (например Сv водорода при низкой температуре 3/2R при комнатной 5/2R вместо расчетных 7/2R. Дело в том, что нужно учитывать квантовые энергии вращения и колебания молекул. Если энергия теплового движения недостаточна, то эти колебания не вносят вклада в теплоемкость.

Билет 49. Вопрос 1. Сложения гармонических колебаний одного направления. Биения. Гармонические колебания – колебания, при которых колеблющаяся величина изменяется по закону синуса или косинуса. Гармонические колебания величины s описываются уравнением типа s=Acos(ω₀t+φ), где А- максимальное значение колеблющейся величины – амплитуда. ω₀-круговая частота, φ- начальная фаза колебаний в момент времени t₀. (ω₀t+φ)-фаза колебаний в момент времени t. Колеблющееся тело может участвовать в нескольких колебательных процессах, тогда необходимо найти результирующее колебание, то есть колебания необходимо сложить. Сложим гармонические колебания одинакового направления и одинаковой частоты: (система из двух уравнений) 1) x₁=A₁cos(ω₀t+φ₁), 2) x₂=A₂cos(ω₀t+φ₂). Так как векторы вращаются с одинаковой угловой скоростью, то разность фаз φ₂- φ₁ между ними останется постоянной. Очевидно, что уравнение результирующего колебания будет: x=x₁+x₂=Acos(ω₀t+φ). В выражении амплитуда А и начальная фаза φ соответственно задаются соотношениями: A²=A²₁+A²₂+2A₁A₂cos(φ₂- φ₁); tg φ=(A₁sinφ₁+A₂sinφ₂)/(A₁cosφ₁+A₂cosφ₂). Таким образом, тело которое участвует в двух гармонических колебаниях одного направления и одинаковой частоты, совершает также гармонические колебания в том же направлении и с той же частотой, что и складываемые колебания. Амплитуда результирующего колебания зависит от разности фаз складываемых колебаний. Зависимость от разности фаз 1) φ₂-φ₁=⁺_-2mπ (m=0,1,2…), тогда А=А₁+А₂; 2) φ₂-φ₁=⁺_-2(m+1)π (m=0,1,2…), тогда А=|A₁-A₂|. Если складываемые гармонические колебания одинакового направления мало отличаются по частоте, то в результате сложения получаются колебания с периодически изменяющейся амплитудой. Периодические изменения амплитуды колебания, возникающие при сложении двух гармонических колебаний с близкими частотами, называются биениями. Пусть амплитуды складываемых колебаний равны А, а частоты равны ω и ω+∆ω, причем ∆ω<<ω. Начало отсчета выберем так, чтобы начальные фазы обоих колебаний были равны нулю. (система из двух уравнений) 1) x₁=Acos(ωt), 2) x₂=Acos(ω+∆ω)t. Складывая эти выражения и учитывая, что во втором сомножителе ∆ω/2<<ω, найдем x=(2Acos(∆ω/2)t)cosωt. Амплитуда А изменяется по следующему закону: A_б=|2Acos(∆ω/2)t |. Период биений T_б=2π/∆ω.

Билет 49. Вопрос 2. Тепловые двигатели и холодильные машины. Цикл Карно. Расчет КПД идеальной тепловой машины. Тепловой двигатель – периодически действующий двигатель, совершающий работу за счет получения теплоты извне. Принцип действия теплового двигателя: от термостата с более высокой температурой Т₁, называемого нагревателем, за цикл отнимается количество теплоты равное Q₁, а термостату с более низкой температурой Т₂, называемому холодильником, за цикл передается количество теплоты Q₂, при этом совершается работа A=Q₁-Q₂. Французский физик и инженер Карно показал, что для работы теплового двигателя необходимо не менее двух источников теплоты с различными температурами, иначе это будет противоречить второму началу термодинамики. Процесс, обратный происходящему в тепловом двигателе, используется в холодильной машине- периодически действующей установке, в которой за счет работы внешних сил теплота переносится к телу с более высокой температурой. Процесс работы: системой за цикл от термостата, с боле низкой температурой Т₂ отнимается количество теплоты Q₂ и отдается термостату с более высокой температурой Т₁ количество теплоты Q₁. Для кругового процесса Q=A, но, по условию, Q=Q₂-Q₁<0, поэтому А<0 и Q₂-Q₁=-A, или Q₁=Q₂+A. То есть количество теплоты Q₁, отданное системой источнику теплоты при более высокой температуре Т₁, больше количества теплоты Q₂, полученного от источника теплоты при более низкой температуре T₂, на величину работы, совершаемую системой. Основываясь на втором начале термодинамики Карно вывел теорему: из всех периодически действующих тепловых машин, имеющие одинаковые температуры нагревателей Т1 и холодильников Т2, наибольшим КПД обладают обратимые машины; при этом КПД обратимых машин, работающих при одинаковых температурах нагревателей Т1 и холодильников Т2, равны друг другу и не зависят от природы рабочего тела, а определяются только температурами нагревателя и холодильника. Карно теоретически проанализировал обратимый наиболее экономичный цикл, состоящих из двух изотерм и двух адиабат. Его называют циклом Карно. КПД – наибольший для обратимых циклов, не зависит от рабочего тела и конструкции двигателя и определяется только температурой нагревателя и холодильника.

Цикл Карно состоит их двух необратимых процессов – двух изотерм и двух адиабат, на участке 1-2 тело изотермически расширяется и получает от нагревателя количество теплоты =Q1. На участке 2-3 тело отключается от нагревателя и адиабатически расширяется, толкая поршень до Т=Т2. На участке 3-4 – изотермическое сжатие, при этом рабочее тело отдает холодильнику количество теплоты равное = Q2. На участке 4-1 – адиабатическое сжатие до исходного состояния 1. Площадь под циклом дает работу, совершенную рабочим телом. По первому началу термодинамики А=Q1-Q2, поскольку все отдельные процессы будут обратимыми, то и по второму началу термодинамики суммарное изменение энтропии =0. Q2/Q1=T2/T1; ή=A/Q1=(Q1-Q2)/Q1=1-Q2/Q1=1-T2/T1; ή=(T2-T1)/T1; таким образом максимальный КПД тепловой машины определяется изменением температуры нагревателя и температуры холодильника.

Билет 50. Вопрос 1. Законы Ньютона. Инерциальные и неинерциальные системы отсчета. Понятия массы и силы. Центр масс и закон его движения. Первый закон Ньютона: всякая материальная точка (тело) сохраняет состояние покоя или равномерного прямолинейного движения до тех пор, пока воздействие со стороны других тел не заставит ее изменить это состояние. Стремление тела сохранять состояние покоя или равномерного прямолинейного движения называется инертностью. Поэтому первый закон Ньютона называют законом инерции. Механическое движение относительно, и его характер зависит от системы отсчета. Первый закон Ньютона выполняется не во сякой системе отсчета, а те системы, по отношению к которым он выполняется, называются инерциальными системами отсчета. ИСО является такая система отсчета, относительно которой материальная точка движется, свободная от воздействия внешних сил покоится, либо движется равномерно и прямолинейно (например Гелиоцентрическая система). Любая система отсчета, движущаяся равномерно и прямолинейно, относительно ИСО, также является ИСО.

Масса- физическая величина, являющаяся одной из характеристик материи, определяющая ее инерционные и гравитационные свойства. Чтобы описать воздействия, упоминаемые в первом законе Ньютона, вводят понятие силы. Под действием сил тела либо изменяют скорость движения, либо деформируются. В каждый момент времени сила характеризуется числовым значением, направлением в пространстве и точкой приложения. Сила –векторная величина, являющаяся мерой механического воздействия на тело со стороны других тел или полей, в результате которого тело приобретает ускорение или изменяет свою форму и размеры.

Второй закон Ньютона: Производная импульса материальной точки по времени = действительной сумме действующих на тело сил. dp (p-вектор)/dt=∑(от i=1до n)F_i (F-вектор)=F(вектор). m=const; mdV/dt=F; m˙x˙=F_x; m˙y˙=F_y; m˙z˙=F_z; - это уравнения движения по второму закону.

Третий закон Ньютона: (определяется взаимодействие между материальными точками) всякое действие материальных точек (тел) друг на друга носит характер взаимодействия; силы с которыми действуют друг на друга материальные точки, всегда равны по модулю, противоположны по направлению и действуют вдоль прямой, соединяющей эти точки: F₁₂=-F₂₁, где F₁₂- сила, действующая на первую материальную точку со стороны второй; F₂₁- сила, действующая на вторую материальную точку со стороны первой. Особенности: 1) F₁₂ и F₂₁, имеют одинаковую природу: 2) они не уравновешивают друг друга, так как приложены к разным телам; 3) они действуют вдоль прямой, соединяющей эти точки. НСО – система отсчета, которая движется ускоренно относительно ИСО.

Центром масс называется воображаемая точка, положение которой определяется выражением: r_c=(∑( от i=1 до N)m_ir_i)/ ∑( от i=1 до N)m_i; Xc=∑( от i=1 до N)m_iX_i/∑( от i=1 до N)m_i; Yc= ∑( от i=1 до N)m_iY_i/∑( от i=1 до N)m_i; Zc=∑( от i=1 до N)m_iZ_i/∑( от i=1 до N)m_i. mdV/dt=dp/dt=∑(отi=1до N)Fвнеш _i. Теорема о движении центра масс: Центр масс движется как материальная точка, имеющая массу m=∑( от i=1 до N)m_i, при отсутствии внешних сил =∑(отi=1до N)Fвнеш _i=0, скорость или будет равна нулю, либо будет постоянной, следовательно центр масс либо покоится, либо движется равномерно и прямолинейно. Это позволяет связывать с центром масс ИСО.

Билет 50. Вопрос 2. Барометрическая формула. Распределение Больцмана. Выведем закон изменения давления с высотой, предполагая, что поле тяготения однородно, температура постоянна и масса всех молекул одинакова. Если атмосферное давление на высоте h равно p, то на высоте h+dh оно равно p+dp. Разность давлений p и p+dp равна весу газа, заключенного в объеме цилиндра высотой dh с основанием площадью 1м². p-(p+dp)=pgdh, где р- плотность газа на высоте h, следовательно, dp=-pgdh. Воспользовавшись уравнением идеального газа pV=(m/M)RT, находим: p=m/V=pM/(RT). dp/p=-Mg/(RT)*dh. С изменением высоты, давление также меняется: ∫(от р1 до р2)dp/p=-Mg/(RT) ∫ (от h1 до h2) dh, ln(p2/p1)=-Mg/(RT)*(h2-h1), или p₂=p₁*e^{-Mg(h2-h1)/(RT)}. Это выражение называется барометрической формулой Она позволяет найти атмосферное давление в зависимости от высоты или, измерив давление, найти высоту. Барометрическую формулу можно преобразовать, если воспользоваться выражением p=nkT: n=n₀e^-Mgh/(RT), где n- концентрация молекул на высоте h, n₀ – концентрация молекул на высоте h=0. Так как M=m₀N_A, а R=kN_A, то n=n₀*e^-m0gh/(kT), где m₀gh=E_п- потенциальная энергия молекулы в поле тяготения, то есть n=n₀*e^-Еп/(kT). Это выражение называется распределением Больцмана для внешнего потенциально поля. Из него следует, что при постоянной температуре плотность газа больше там, где меньше потенциальная энергия его молекул. Если частицы имеют одинаковую массу и находятся в состоянии хаотического теплового движения, то распределение Больцмана справедливо в любом внешнем потенциальном поле, а не только в поле сил тяжести.

Билет 51. Вопрос 1. Стоячие волны (их уравнение, условия пучностей и узлов). Стоячие волны – это волны, образующиеся при наложении двух бегущих волн, распространяющихся навстречу друг другу с одинаковыми частотами и амплитудами, а в случае поперечных волн и одинаковой поляризацией. Для вывода уравнения стоячей волны предположим, что две плоские волны распространяются на встречу друг другу вдоль оси x в среде без затухания, причем обе волны характеризуются одинаковыми амплитудами и частотами. Кроме того начало координат выберем в точке, в которой обе волны имеют одинаковую начальную фазу, а отсчет времени начнем с момента, когда начальные фазы обеих волн равны 0. Тогда соответственно уравнения волны будут иметь вид: ( система из двух уравнений) 1) ξ1=Acos(ωt-kx); 2) ξ2=Acos(ωt+kx). Сложив эти уранения и, учитывая, что k=2π/λ получим уравнение стоячей волны: ξ= ξ1+ ξ2= 2Acoskxcosωt = 2Acos(2πx/λ)cosωt. Из уравнения стоячей волны следует, что в каждой точке этой волны происходят колебания той же частоты и амплитуды, зависящей от координаты x. Точки в которых амплитуда максимальна (A_ст=2А), называются пучностями стоячей волны, а точки, в которых амплитуда колебаний равна нулю – узлы стоячей волны. Точки среды, находящиеся в узлах колебаний не совершают. Получим координаты пучностей и узлов соответственно: x_п =+_-m(λ/2) (m=0,1,2….), x_узл =+_-(m+1/2)(λ/2) (m=0,1,2….). Из формул следует, что расстояния между двумя соседними пучностями и двумя соседними узлами одинаковы и равны (λ/2). Расстояния между соседними пучностью и узлом стоячей волны равно (λ/4). Образование стоячих волн наблюдают при интерференции бегущей и отраженной волн.

Билет 51. Вопрос 2. Тепловые двигатели и их КПД. Расчет КПД идеальной машины. Тепловой двигатель – периодически действующий двигатель, совершающий работу за счет получения теплоты извне. Принцип действия теплового двигателя: от термостата с более высокой температурой Т₁, называемого нагревателем, за цикл отнимается количество теплоты равное Q₁, а термостату с более низкой температурой Т₂, называемому холодильником, за цикл передается количество теплоты Q₂, при этом совершается работа A=Q₁-Q₂. Французский физик и инженер Карно показал, что для работы теплового двигателя необходимо не менее двух источников теплоты с различными температурами, иначе это будет противоречить второму началу термодинамики. КПД – наибольший для обратимых циклов, не зависит от рабочего тела и конструкции двигателя и определяется только температурой нагревателя и холодильника. Площадь под циклом дает работу, совершенную рабочим телом. По первому началу термодинамики А=Q1-Q2, поскольку все отдельные процессы будут обратимыми, то и по второму началу термодинамики суммарное изменение энтропии =0. Q2/Q1=T2/T1; ή=A/Q1=(Q1-Q2)/Q1=1-Q2/Q1=1-T2/T1; ή=(T2-T1)/T1; таким образом максимальный КПД тепловой машины определяется изменением температуры нагревателя и температуры холодильника.

Билет 52. Вопрос 1. Волна. Длина волны, волновое число, волновой вектор. Уравнение бегущей волны. Волновое уравнение. Эффект Доплера. Колебания, возбужденные в какой- либо точке среды, распространяется с конечной скоростью, зависящей от свойств среды, передаваясь от одной точки среды к другой. Процесс распространения волны частицы среды называется волновым процессом (или волной). При распространении волны частицы не движутся, а колеблются около своих положений равновесия. Поэтому основным свойством всех волн, независимо от их природы, является перенос энергии без переноса вещества. Выделяют следующие типы волн: 1) волны на поверхности жидкости; 2) упругие –механические возмущения, распространяющиеся в упругой среде (бывают продольные и поперечные); 3) электромагнитные. Расстояние между ближайшими частицами, колеблющимися в одинаковой фазе, называется длиной волны λ. Длина волны равна тому расстоянию, на которое распространяется определенная фаза колебаний за период, т.е λ=vT, или v= λυ, где υ – частота колебаний. Бегущими волнами называются волны, которые переносят в пространстве энергию. Для вывода уравнения бегущей волны – зависимости смещения колеблющейся частицы от координат и времени – рассмотрим плоскую волну, предполагая, что колебания носят гармонический характер, а ось х совпадает с направлением распространения волны. Рассмотрим некоторую частицу B среды, находящуюся от источника колебаний О на расстоянии x. Если колебания точек, лежащих в плоскости ч=0, описываются функцией ξ(0,t)=Acosωt, то частица В среды колеблется по тому же закону, но ее колебания будут отставать по времени от колебаний источника на τ. Тогда уравнение колебаний частиц, лежащих в плоскости х, имеет вид ξ(х,t)=Acosω(t-x/v) – это и есть уравнение бегущей волны. Если плоская волна распространяется в противоположном направлении, то ξ(х,t)=Acosω(t+x/v). В общем случае уравнение плоской волны, распространяющейся вдоль положительного направления оси ч в среде, не поглощающей энергию, имеет вид ξ(х,t)=Acos[ω(t-x/v)+φ₀]. Для характеристики волн используется волновое число k=2π/λ=2π/(vT)=ω/v. Исходя из этого уравнению бегущей волны можно придать вид: ξ(х,t)=Acos(ωt-kx+φ₀). Распространение волн в однородной изотропной среде в общем случае описывается волновым уравнением – дифференциальным уравнением в частных производных: (д²ξ)/(дх²) + (д²ξ)/(дy²)+ (д²ξ)/(дz²)=(1/v²)* (д²ξ)/( дt²) или ∆ξ=(1/v²)* (д²ξ)/( дt²). Для плоской волны: (д²ξ)/(дх²)= (д²ξ)/( дt²). Волновой вектор, вектор k, направление которого совпадает с направлением распространения бегущей волны, численно равный волновому числу. Эффект Доплера в акустике: это изменение частоты колебаний, воспринимаемой приемником, при движении источника этих колебаний и приемника относительно друг друга. Рассмотрим несколько случаев.

Если направление скоростей приемника и источника не направлены по прямой между ними, то нужно брать их проекцию.

Билет 52. Вопрос 2. Второй закон термодинамики в различных формулировках. Энтропия. Термодинамическая вероятность. Второе начало термодинамики: при всех процессах, происходящих в макроскопической системе, система не может самопроизвольно переходить из более вероятного состояния в менее вероятное. Конечное состояние системы всегда будет или более вероятное, чем начальное, или будет иметь ту же вероятность и энтропию (дельта S>=0). Формулировка Клаузиуса: теплота никогда не может переходить сама собой от тел с более низкой температурой к телам с более высокой. Формулировка Томпсона и Планка: В природе не возможен такой процесс полны эффект которого состоял бы только в охлаждении теплового резервуара или в эквивалентном подъеме груза, то есть в эквивалентной механической работе. Второе начало термодинамики носит вероятностный характер, наиболее вероятным изменением энтропии системы является ее возрастание. Функция состояния системы, дифференциалом которой является dQ/T, называется энтропией (S). Для обратимых процессов ∆S=0. В термодинамике доказывается, что энтропия системы, совершающей необратимый цикл возрастает: ∆S>0. Эти выражения относят только к замкнутым системам, если система обменивается теплотой с внешней средой, то ее энтропия может вести себя любым образом. Если система совершает равновесный переход из состояния 1 в состояние 2, то изменение ее будет: ∆S_1->2=S₂-S₁=∫(от 1 до 2)dQ/T=∫(от 1 до 2) (dU+∆A)/T, ∆S_1->2=S₂-S₁=m/M(C_vln(T2/T1)+Rln(V2/V1)), Энтропия обладает свойством аддитивности: энтропия системы равна сумме энтропий тел, входящих в систему. В статистической физике энтропия связывается с термодинамической вероятностью системы. Термодинамическая вероятность W системы – число способов, которыми может быть реализовано данное макроскопическое состояние системы, или число микросостояний, осуществляющих данное макросостояние. W всегда >=1. Согласно Больцману, энтропия и термодинамическая вероятность связаны между собой следующим образом: S=klnW. Формула Больцмана позволяет дать энтропии статистическое определение – энтропия является мерой неупорядоченности частиц.

Билет 53. Вопрос 1. Вынужденные колебания в случае гармонического внешнего воздействия (дифференциальное уравнение колебаний, его решение и анализ). Резонанс и резонансные кривые. Колебания, возникающие под действием внешней периодически изменяющейся силы или внешней периодически изменяющейся ЭДС называются соответственно вынужденными механическими и вынужденными электромагнитные колебания. Решим дифференциальное уравнение (дS²)/(дt²)+2δ(ds/dt)+ω₀²s=x₀cosωt, применяя впоследствии его решение для вынужденных колебаний конкретной физической природы (х₀ в случае механических колебаний равно F₀/m, в случае же электромагнитных U_m/L). Решение этого дифференциального уравнения равно сумме общего решения однородного уравнения свободных затухающих колебаний ((дS²)/(дt²)+2δ(ds/dt)+ω₀²s=0) и частного решения неоднородного уравнения, частное решения найдем в комплексной форме. Заменим правую часть уравнения на комплексную величину x₀e^iωt: ˙s˙+2δs˙+ ω₀²s= x₀e^iωt. Частное решение будем искать в виде s=s₀e^iήt. Получим s₀e^iήt(-ή²+2iδή+ω₀²)= x₀e^iωt’. Так как равенство должно быть справедливым для всех моментов времени, то время из него должно исключаться. => ή= ω. Учитывая это найдем s₀ и умножим ее числитель и знаменатель на (-ω²-2iδω+ω₀²), затем представим в экспоненциальной форме. s₀=Ae^-iφ. Где А=x₀/(√((ω₀²- ω²)²+4δ² ω²)). φ=arctg((2δω)/( ω₀²- ω²). Следовательно , решение уравнения в комплексной форме примет вид: s= Ae^i(ωt-φ). Таким образом рещение неоднородного уравнения имеет вид: s= x₀/(√((ω₀²- ω²)²+4δ² ω²))*cos(ωt- arctg((2δω)/( ω₀²- ω²)). Решение дифференциального уравнения равно сумме общего решения уравнения s1= Ae^-δtcos(ω₁t+ φ1) и частного решения. Слагаемое s1 играет существенную роль только в начальной стадии процесса (при установлении колебаний) до тех пор, пока амплитуда вынужденных колебаний не достигнет значения, определяемого равенством А=x₀/(√((ω₀²- ω²)²+4δ² ω²)). В установившемся режиме колебания происходят с частотой ω и являются гармоническими; амплитуда и фаза колебаний зависят от ω. Явление резкого возрастания амплитуды вынужденных колебаний при приближении частоты вынуждающей силы к частоте, равной или близкой собственной частоте колебательной системы, называется резонансом. Чем меньше δ, тем выше и правее лежит максимум данной кривой. Если ω->0 , то все кривые достигают одного и того же отличного от нуля предельного значения: х₀/ω₀². Если ω->к бесконечности, то все кривые асимптотически стремятся к нулю. Приведенная совокупность кривых называется резонансными кривыми.

Билет 53. Вопрос 2. Статистический и термодинамический методы. Основные положения молекулярно-кинетической теории. Молекулярная физика и термодинамика – разделы физики, в которых изучаются макроскопические процессы в телах, связанные с огромным числом содержащихся в телах атомов и молекул. Для исследования этих процессов применяют два качественно различных и взаимно дополняющих друг друга метода: статистический и термодинамический. Первый лежит в основе молекулярной физики, второй – термодинамики. Согласно молекулярно-кинетической теории все вещества состоят из мельчайших частиц - молекул. Молекулы находятся в непрерывном движении и взаимодействуют между собой. Молекула - наименьшая частица вещества, обладающая его химическими свойствами. Молекулы состоят из более простых частиц - атомов химически элементов. Молекулы различных веществ имеют различный атомный состав.

Молекулы обладают кинетической энергией Wкин и одновременно потенциальной энергией взаимодействия Wпот. В газообразном состоянии Wкин > Wпот. В жидком и твердом состояниях кинетическая энергия частиц сравнима с энергией их взаимодействия (Wкин Wпот).

Поясним три основных положения молекулярно - кинетической теории.

1. Все вещества состоят из молекул, т.е. имеют дискретное строение, молекулы разделены промежутками.

2. Молекулы находятся в непрерывном беспорядочном (хаотическом) движении.

3. Между молекулами тела существуют силы взаимодействия.

Существование молекул блестяще подтверждается законом кратных отношений. Он гласит "при образовании из двух элементов различных соединений (веществ) массы одного из элементов в разных соединениях относятся как целые числа, т.е. находятся в кратных отношениях".

Приведем некоторые из доказательств беспорядочного (хаотического) движения молекул

а) стремление газа занять весь предоставленный ему объем (распространение пахучего газа по всему помещению)

б) броуновское движение - беспорядочное движение мельчайших видимых в микроскоп частиц вещества, находящихся во взвешенном состоянии и нерастворимых в ней. Это движение происходит под действием беспорядочных ударов молекул, окружающей жидкости, находящихся в постоянном хаотическом движении