Создание анимационно-обучающей программы по физике

Содержание

Введение

Глава 1. Аспекты создания анимационных программ по физике

1.1  Обучающие программы

1.2  Классическая теория теплоемкости твердых тел (кристаллов)

1.3  Тепловые свойства твердых тел

Вывод

Глава 2. Реализация анимационной обучающей программы для определения удельной теплоемкости твердых тел (проверка выполнимости закона Дюлонга и Пти)

2.1  Алгоритм программы

2.2  Блок – схема

2.3  Листинг программы

2.4  Результаты работы программы

Заключение

Литература

Введение

В настоящее время информационные технологии проникают во все новые сферы жизнедеятельности человека. Особенно бурное развития информационные технологии получают в сфере образования. Применение компьютерной техники в образовательной процессе дает неоспоримое преимущество позволяя получить всесторонние знания по данному предмету.

Последние достижения в вычислительной технике и программном обеспечении позволяют перевести физические опыты из практической (материальной) сферы в виртуальную, реализованную на компьютере. Сейчас уже известны программы, моделирующие различные физические процессы и явление которые моделируются с помощью математических и физических моделей.

На основании этого вычислительна техника становится незаменимым инструментом в образовательном процессе позволяя создавать компьютерные модели приборов и физических явлений, проводить различные опыты, а также получать результаты опытов.

Дополнительный преимуществом таких программ является применение анимации, что делает весь эксперимент наглядным и позволяет совмещать в одном интерфейсе графическую, текстовую и звуковую информацию, тем самым позволяя рассмотреть явление в различных ракурсах.

Также значительным преимуществом является, то что реальные физические эксперименты требуют дорогостоящего оборудование и материалов, а иногда они не безопасны для здоровья. При использовании же обучающих анимационных программ эти недостатки устраняются.

На основании этого вытекает востребованность программ подобного класса, а из востребованности вытекает актуальность задачи. 

Глава 1. Аспекты создания анимационных программа по физике

1.1 Обучающие программы

Общие требования к созданию анимационно–обучающей программе.

Основной показатель высокого качества обучающей программы - эффективность обучения. Богатейшие демонстрационные возможности и высокая степень интерактивности системы само по себе не могут служить основанием для того, чтобы считать обучающую программу полезной. Эффективность программы целиком и полностью определяется тем, насколько она обеспечивает предусмотренные цели обучения, как ближайшие, так и отдаленные. При решении любого вопроса, начиная с использования графики и кончая индивидуализацией обучения, во главу угла должны быть поставлены учебные цели. Богатейшие возможности компьютера должны быть проанализированы с точки зрения психологии и дидактики и использованы тогда, когда это необходимо с педагогической точки зрения. Не следует гнаться за внешним эффектом, обучающая система должна быть не эффектной, а эффективной.

Вопрос о том, насколько эффективна обучающая программа, может быть решен только после ее апробации. Тем не менее можно наметить ряд психолога - педагогических требований, которым должна удовлетворять обучающая программа.

Обучающая система должна:

Позволять строить содержание учебной деятельности с учетом основных принципов педагогической психологии и дидактики;

Допускать реализацию любого способа управления учебной деятельностью, выбор которого обусловлен, с одной стороны, теоретическими воззрениями разработчиков обучающей программы, а с другой — целями обучения;

Стимулировать все виды познавательной активности учащихся, включая, естественно и продуктивную, которые необходимы для достижения основных учебных целей – как ближайших, так и отдаленных;

Учитывать в содержании учебного материала и ученых задач уже приобретенные знания, умения и навыки учащихся;

Стимулировать высокую мотивацию учащихся к учению, причем оно не должно идти за счет интереса к самому компьютеру. Необходимо обеспечить учебные мотивы, интересы учащихся к познанию;

Обеспечивать диалог как внешний, так и внутренний, причем диалог должен выполнять следующие функции:

·        активизировать познавательную деятельность учащихся путем включения их в процесс рассуждения;

·        моделировать совместную (субъект субъектную) деятельность;

·        способствовать пониманию текста;

·        содержание учебного предмета и трудность учебных задач должны соответствовать возрастным возможностям и строиться с учетом индивидуальных особенностей учащихся;

·        обратная связь должна быть педагогически оправданной.

1.2 Классическая теория теплоемкости твердых тел (кристаллов)

Простейшей моделью кристалла является правильно построенная кристаллическая решетка, в узлах которой помещаются атомы, принимаемые за материальные точки. Атомы совершают тепловые колебания около положений равновесия. Если колебания малы, то они будут гармоническими. Энергия каждого – атома слагается из кинетической и потенциальной. На каждую степень свободы приходится в среднем кинетическая энергия 1/2kT. Как было показано в параграфе 63, при гармонических колебаниях на одну степень свободы приходится в среднем такая же потенциальная энергия, т. е. 1/2kT. Таким образом, среднее значение полной энергии, приходящейся на одну колебательную степень свободы, равно

εкол = εкин + εпот = kT.                                                               (1.1)

Теперь легко рассчитать теплоемкость кристаллической решетки. Для простоты будем считать, что все атомы одинаковы. Каждый атом обладает тремя колебательными степенями свободы, а потому на него приходится средняя энергия 3kT. Умножив эту величину на число Авогадро N, найдем внутреннюю энергию грамм – атома твердого тела U = N * 3kT = 3kT. Теплоемкость одного грамм – атома называется атомной теплоемкостью. Для нее получаем

Cν = dU/dt = 3R ≈ 24.9 Дж / (К * моль) ≈ 6 кал/(К * моль).  (1.2)

Еще в 1819 г. Дюлонг (1785 - 1838) и Пти (1791 - 1820) установили эмпирическое правило, согласно которому произведение удельной теплоемкости химического элемента в твердом состоянии на его атомный вес приблизительно одинаково для всех элементов и составляет около 6 кал/(град * моль). Мы видим, что правило Дюлонга и Пти находит простое объяснение в классической теории теплоемкостей. Вывод показывает, что в правиле Дюлонга и Пти речь идет об атомной теплоемкости при постоянном объеме. В табл. 1 приведены атомные теплоемкости некоторых элементов в твердом состоянии в температурном интервале от 15 до 100 0С.

Таблица 1.1.

2. Пусть теперь твердое тело является химическим соединением, например, NaCl. Его кристаллическая решетка построена из атомов различных типов. Молекулярной или молярной теплоемкостью называется теплоемкость одного моля химического соединения; она равна произведению удельной теплоемкости на молекулярный вес. Очевидно, молекулярный вес химического соединения равен сумме атомных весов всех атомов, из которых состоит молекула этого соединения. Для применимости теоремы о равномерном распределении энергии по степеням свободы не имеет значения, одинаковы или различны атомы. Каждый атом обладает тремя колебательными степенями свободы, и на него в среднем приходится энергия 3kT. Если в молекуле n атомов, то на молекулу придется в среднем энергия 3nkT. Молекулярная теплоемкость будет 3nkN = 3nR, т. е. она равна атомной теплоемкости, умноженной на число атомов в молекуле. Иными словами, молекулярная теплоемкость твердого соединения равна сумме – атомных теплоемкостей элементов из которых оно состоит. Это правило было найдено эмпирически и называется законом Джоуля и Коппа. Джоуль высказал – его в 1844 г. Но только в 1864 г. закон был окончательно сформулирован Коппов и подтвержден громадным множеством фактов, полученных самим Коппом. Заметим, что закон Джоуля – Коппа в приведенной выше формулировке: «Молекулярная теплоемкость твердого соединения приблизительно равна сумме атомных теплоемкостей» – обладает большей общностью, чем правило Дюлонга и Пти. Правило Дюлонга и Пти может нарушаться, т. е. атомные теплоемкости химических элементов, входящих в соединение, могут отличаться друг от друга, но тем не менее закон Джоуля и Коппа может оставаться справедливым. Именно это и было установлено Коппом.

Недостаточность классической теории теплоемкостей.

Понятие о квантовой теории – (качественное рассмотрение).

1.Сравнение классической теории теплоемкости с опытом показывает, что она в основном правильно описывает определенный круг явлений. Однако многие явления она не объясняет. Ряд опытных фактов находится в резком противоречии с этой теорией.

Прежде всего, классическая теория не дает объяснения зависимости теплоемкости тел от температуры. В табл. 2 приведены для примера молярные теплоемкости газообразного водорода при различных температурах.

Таблица 2.2.

Можно было бы попытаться объяснить зависимость теплоемкости от температуры не гармоничностью колебательных степеней свободы при больших амплитудах колебаний. Например, в случае молекулы водорода взаимодействие атомов приводит к их колебаниям вдоль оси YY. Для не гармонических колебаний средняя кинетическая энергия, приходящаяся на одну степень свободы, уже не равна соответствующей средней потенциальной энергии. Соотношение между ними зависит от амплитуды колебаний, т. е. в конце концов от температуры газа. При высоких температурах учет колебаний улучшает дело, поскольку теплоемкость, связанная с колебательной степенью свободы, меняется с изменением температуры. Однако эти соображения теряют силу при низких температурах, где расхождения классической теории с опытом проявляются особенно резко. При низких температурах, согласно представлениям классической теории, амплитуды колебаний малы, а потому сами колебания могут считаться гармоническими. В этом случае для теплоемкости CV по классической теории мы получили бы 7 кал / (К * моль) вместо экспериментального значения 3 кал / (К * моль). Опыт показывает, что ниже 100 К водород начинает вести себя как одноатомный газ. К этому следует добавить экспериментально установленный факт, что при приближении к абсолютному нулю теплоемкости CV и СP всех тел стремятся к нулю.

2. Классическая теория непоследовательна. По теореме о равномерном распределении кинетической энергии все степени свободы равноправны. Поэтому требуется лишь подсчитать полное число степеней свободы, совсем не обращая внимания на их природу. Между тем классическая теория по каким-то непонятным причинам учитывает одни и отбрасывает другие степени свободы. Так, атом одноатомного газа классическая теория рассматривает как материальную точку с тремя степенями свободы и этим достигает известного согласия с опытом. Но атом – не точка. Если его принять за твердое тело, то получится шесть степеней свободы – три поступательные и три вращательные. Теоретическая теплоемкость CV одноатомного газа возрастет до 6 кал / (К * моль). Атом не является также твердым телом, а имеет внутреннюю структуру. Число степеней свободы его много больше шести. Поэтому при последовательном рассмотрении теплоемкость CV одноатомного газа по классической теории должна была бы быть много больше 6 кал / (К * моль), а это противоречит фактам.

Возьмем, далее, двухатомную молекулу. Классическая теория учитывает вращения ее вокруг осей ХХ и ZZ, но не принимает во внимание вращение вокруг оси YY. Последнее в классической теории исключается на том основании, что не имеет смысла говорить о вращении материальных точек 1 и 2 вокруг соединяющей прямой 12. Но такая аргументация формальна и неубедительна, так как атомы не являются материальными точками. Если атомы 1 и 2 рассматривать как твердые тела, то каждый из них будет иметь 6, а вся молекула – 12 степеней свободы. Им соответствует в среднем кинетическая энергия 6kT. К этой энергии следует прибавить еще среднюю потенциальную энергию колеблющихся атомов вдоль прямой 12, которая равна 1/2 kT. Всего мы получаем, следовательно, 13/2 kT, а потому теплоемкость CV для такой модели двухатомного газа должна быть равна 13 кал / (К * моль). При учете внутренней структуры атомов это значение еще больше возрастет.

3. Определенное согласие с опытом достигается в классической теории благодаря использованию механических моделей с наложенными связями, ограничивающими свободу движения. Идея связей заимствована из теоретической механики. Там она служит искусственным приемом для решения различных задач о равновесии и движении идеализированных макроскопических телах никаких связей не существует. Тем более их не существует в атомных системах. Двухатомная молекула, например, часто рассматривается как неизменяемая система двух материальных точек, скрепленных жестким невесомым стержнем. На самом деле это, конечно, не так – никаких жестких стержней, скрепляющих атомы в молекулах, нет. Речь идет об идеализированной макроскопической модели атомной системы. Для макроскопических систем физика в состоянии раскрыть физическую природу связей и установить, когда можно пользоваться такой идеализацией. Но классическая физика не может ответить на вопрос, почему в определенной области явлений атомные системы приближенно ведут себя как макроскопические модели с наложенными связями.

4. Рассмотрим, наконец, теплоемкость металлов. Металл состоит из положительно заряженных ионов, совершающих тепловые колебания вокруг узлов кристаллической решетки. Между ними движутся так называемые свободные электроны, т. е. электроны, сравнительно слабо связанные с ионами решетки. Они ведут себя подобно электронному газу. Наличием свободных электронов объясняется высокая электропроводность металлов. По значению электропроводности можно оценить концентрацию свободных электронов. Она оказалась того же порядка, что и концентрация ионов, образующих кристаллическую решетку. Классическая теория теплоемкости отвлекается от наличия электронного газа. Она учитывает тепловые колебания одних только ионов и благодаря этому приходит к правильному значению для теплоемкости CV = 6 кал / (К * моль) (правило Дюлонга и Пти). Между тем следовало бы учесть также вклад в теплоемкость, вносимый электронами. Если электроны принять за материальные точки, то на каждый свободный электрон будет приходиться средняя кинетическая энергия 3/2 kT. Поэтому по классической теории теплоемкость электронного газа должна была бы быть сравнимой с теплоемкостью решетки. Опыт показывает, однако, что свободные электроны практически не вносят никакого вклада в теплоемкость металлов.

5. Таким образом, опытные факты приводят к заключению, что всегда явления протекают так, что эффективный вклад в теплоемкость вносят не все, а только некоторые степени свободы. При понижении температуры некоторые степени свободы становятся малоэффективными и, наконец, совсем выпадают из игры. Про такие степени свободы говорят, что они «заморожены». Наоборот, при повышении температуры начинают проявляться все новые и новые степени свободы, которые ранее были либо малоэффективны, либо совсем заморожены. Это значит, что классический закон равномерного распределения кинетической энергии по степеням свободы не справедлив и требует уточнения. Парадоксально, что успехи самой классической теории связаны с тем, что она в применении к конкретным системам фактически отказывалась от этого закона. Она исключала некоторые степени свободы путем наложения на систему идеально жестких связей. Фактически это эквивалентно тому, что такие степени свободы считаются замороженными.

6. Трудности такого рода были преодолены после того, как теория теплоемкости была построена на квантовой основе. Не вдаваясь в детали, ограничимся здесь немногими качественными указаниями. В параграф 58 уже говорилось, что внутренняя энергия атомных систем может принимать лишь дискретные значения. Приведем в качестве примера гармонический осциллятор, т. е. частицу, которая по классическим представлениям может совершать гармонические колебания под действием квазиупругой силы – силы, пропорциональной отклонению частицы из положения равновесия. Двухатомная молекула, когда речь идет о малых колебаниях ее атомов относительно друг друга, может рассматриваться как гармонический осциллятор. Как доказывается в квантовой механике, возможные значения колебательной энергии такой системы представляются формулой

en = (n + 1/2) * hn,                                                                                      (2.1)

где n - частота осциллятора, n – целое число, которое может принимать значения 1, 2, 3, …, h – универсальная постоянная, называемая постоянной Планка. По современным данным

h = (6,626186 + 0,000057) * 10-34Дж * с = (6,626186 + 0,000057) * 10-27эрг * с.

Таким образом, энергетический спектр гармонического осциллятора состоит из бесконечного множества равноотстоящих уровней. Расстояние между соседними уровню соответствует энергия e0 = 1/2hn. Она называется нулевой энергией. Наличие нулевой энергии означает, что даже в состоянии с наименьшей энергией колебания осциллятора не прекращаются. Такие колебания называются нулевыми. Воздействуя на осциллятор, его можно возбудить, т. е. перевести на один из возможных более высоких уровней энергии. Ближайшим является энергетический уровень с n = 1 и энергией e1=3/2hn.

7. Допустим теперь, что газ состоит из гармонических осцилляторов, например, двухатомных молекул. Предположим, что температура газа настолько низка, что kT << hn. Средняя энергия теплового движения молекулы порядка kT. Такой энергии недостаточно, чтобы возбудить осциллятор, т. е. перевести его с нулевого уровня на ближайший – первый – энергетический уровень. Возбужденные может происходить только при столкновениях с молекулами, энергия которых значительно больше средней. Однако таких молекул относительно мало, так что практически все осцилляторы останутся на нижнем энергетическом уровне. Эта картина сохранится при дальнейшем повышении температуры газа, пока соблюдается условие kT << hn. При выполнении этого условия колебательная энергия осцилляторов практически не зависит от температуры и по причине не влияет на теплоемкость газа. Вот почему при условии kT << hn в теории теплоемкости двухатомных газов можно не учитывать колебания атомов 1 и 2 (см. рис. 47) вдоль соединяющей их прямой. Отличие квантовой от формальной классической теории состоит здесь в том, что согласно квантовой теории должны происходить нулевые колебания, тогда как формальная классическая теория совсем исключает их, считая молекулы абсолютно жесткими. Однако это различие не может сказаться на величине теплоемкости, так как энергия нулевых колебаний не зависит от температуры. Моделью жесткой двухатомной молекулы в теории теплоемкости можно пользоваться лишь при соблюдении условия kT<< hn. Если это условие не соблюдается, то классическая модель становится неприменимой. При повышении температуры, когда величина kT становится сравнимой с hn, начинает возбуждаться первый, а затем и более высокие колебательные уровни двухатомной молекулы. Температура

Страницы: 1, 2, 3, 4