Коэффициент волнового кинематический

В волновых передачах одновременно работает очень много зубьев, т. е. коэффициент перекрытия очень велик. Это и является причиной большой их нагрузочной способности. Избыточные связи, вызываемые коэффициентом перекрытия, безвредны, так как они действуют в пределах кинематической пары, а не механизма. Поэтому не будем их определять, а будем считать е = 1. [c.272]

Таким образом, из соотношений (3.46), (3.48) следует, что величина Я< 2. i) преобразуется как тензор второго ранга, зависящий от волнового вектора [k — 2) Как и в случае оператора М, определяющего коэффициент инфракрасного поглощения, это утверждение содержит некоторую неточность в действительности оператор P R) преобразуется при поворотах как тензор второго ранга только в том случае, если положить Й2 = 1 = 0. Если k2 — k[ Ф О, то для получения правил преобразования этого оператора при конечных значениях волновых векторов необходимо воспользоваться общей техникой теории пространственных групп. Такая неточность является довольно распространенной. Обычно точная зависимость от волнового вектора учитывается в той мере, в какой это необходимо для получения закона сохранения кинематического импульса, а затем оператор Р Я) рассматривается как величина, в которой волновой вектор положен равным нулю. Тогда из (3.48), а также из (3.31) можно видеть, что при поворотах оператор Р Я) преобразуется как симметричный тензор второго ранга [c.29]

Рассмотрим сначала уравнение (29.70) и заметим, что первое слагаемое в его левой части описывает потерю энергии компоненты поля скорости с волновым вектором Ь на преодоление молекулярной вязкости, второе слагаемое— приток энергии к этой компоненте за счет работы внешних сил. а правая часть — обмен энергией и адиабатические взаимодействия между этой и всеми остальными компонентами поля скорости. Указанный обмен энергией можно описать (в духе полуэмпирических теорий) как сумму потерь энергии на преодоление турбулентной вязкости нли динамического трення (кинематический коэффициент турбулентной вязкости мы обозначим [c.664]

Колебания, возбуждаемые при подогреве со стороны слоя с меньшим значением коэффициента кинематической вязкости, имеют характерную для капиллярных волн зависимость ю(/ ) при любых значениях Са и волнового числа (кривая 4). С ростом числа Прандтля нейтральные кривые 3 VI4 деформируются и при некотором значении Рг (для системы с указанными выше параметрами Рг = 6) происходит их разрыв при 1. В результате этого образуются четыре колебательные ветви и область [c.18]

Заключение. В двухслойной системе с деформируемой границей раздела можно выделить два типа колебательной неустойчивости термокапиллярные волны и капиллярные волны, поддерживаемые термокапиллярным эффектом. Колебания, которые можно классифицировать как капиллярные, могут быть обусловлены геометрической асимметрией системы или неодинаковостью вязких свойств жидкостей и возникают в области средних и коротких волн. В длинноволновой области кривые дисперсионных соотношений этих мод имеют вид, характерный для термокапиллярных волн, когда частота колебаний не зависит от волнового числа при малых его значениях. Единственной колебательной неустойчивостью, являющейся капиллярной при любых значениях длины волны, оказалась та, что возникает при подогреве со стороны слоя с меньшим коэффициентом кинематической вязкости. [c.20]

Будем рассматривать течение пленки вязкой жидкости, свободно стекающей по внешней поверхности вертикального цилиндра под действием силы тяжести. В случае больших цилиндров, у которых радиус много больше характерной толщины пленки, при малых расходах решение можно искать в виде рядов по малому параметру. Тогда все величины удается представить в виде полиномов от поперечной координаты с коэффициентами, зависящими от толщины пленки и ее производных. В итоге, используя кинематическое условие на свободной границе, задачу удается свести к одному нелинейному уравнению, описывающему эволюцию возмущений толщины пленки [1]. Некоторые аксиально-симметричные волновые режимы этого модельного уравнения были рассмотрены в [2]. В настоящей работе излагаются результаты численных исследований пространственных стационарно бегущих решений такого уравнения. [c.176]

Рис. 87. К вязкому затуханию внутренних волн. Движение жидкости, согласно рис. 72, происходит в направлении самого крутого спуска на поверхностях постоянной фазы. В осях (жо, уд, го), для которых это направление совпадает с осью го и волновой вектор направлен по оси хд, скорость жидкости имеет составляющие (О, О, шд), а сдвиг равен —дшд дхд. Поэтому скорость диссипации энергии на единицу объема равна среднему значению величины ц (дшд/дхдУ, где ц — коэффициент вязкости. Полная волновая энергия равна среднему значению величины рдш1 (удвоенной кинетической анергии) на единицу объема. Таким образом, отношение скорости диссипации энергии к общей волновой энергии составляет vA g, где V = ц/ро — кинематический коэффициент вязкости. В первоначальных осях эта величина принимает значение (219).

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...