Умеренно-сильное взаимодействие

Сущность гипотезы об унитарной симметрии заключается в том, что сильное взаимодействие как бы состоит из двух частей очень сильного (самого сильного, собственно сильного) и умеренно сильного взаимодействия. Очень сильное взаимодействие одинаково для всех частиц, входящих в одну из рассмотренных выше больших групп частиц с относительно близкими значениями масс — супермультиплетов (или унитарных мультиплетов). Оно ответственно за структуру унитарных мультиплетов и их количество. Из самого определения очень сильного взаимодействия следует, что оно не зависит ни от странности, ни от заряда частицы. [c.674]

Умеренно сильное взаимодействие зависит от странности (ио-добно тому, как электромагнитное взаимодействие зависит от заряда), вследствие чего снимается вырождение по странности [c.674]

С точки зрения унитарной симметрии октет представляет собой дважды расщепленное барионное состояние V2+ умеренно сильное взаимодействие (зависящее от странности) снимает вырождение по странности и расщепляет состояние на изотопические мультиплеты (Л/-дублет, Л-синглет, S-триплет, Н-дублет) электромагнитное взаимодействие снимает вырождение по заряду и расщепляет зарядовые мультиплеты на отдельные члены п и р, Е+, и Н" и S°, Л-синглет). Первое расщепление [c.681]

Умеренно сильное взаимодействие сохраняет Г-спин (как [c.689]

Так ак величина 7-расщепления не очень велика, то для описания умеренно сильного взаимодействия также можно попытаться использовать простейшую (линейную) комбинацию /-скаляра и L -вектора [c.689]

Таким образом, формула для расщепления массы под действием умеренно сильного взаимодействия проще массовой формулы для электромагнитного взаимодействия, которая имеет квадратичный характер. Расщепление массы умеренно сильным взаимодействием можно сравнить с магнитным расщеплением (эффект Зеемана), которое также имеет линейный характер. [c.689]

Умеренно сильное взаимодействие зависит от странности (подобно тому как электромагнитное взаимодействие зависит от заряда), вследствие чего снимается вырождение по странности и возникает относительно небольшое [Ле/е (10—20)%] расщепление на зарядовые мультиплеты. В свою очередь, очень небольшое расщепление внутри зарядовых мультиплетов Ат/т %) объясняется электромагнитным взаимодействием. [c.298]

При сравнении обоих расщеплений между собой видно, что они вполне аналогичны, если не считать величины расщепления Дт/т. Например, если предположить, что в природе осуществляется только очень сильное и умеренно сильное взаимодействие, а электромагнитное взаимодействие выключено , то под действием умеренно сильного взаимодействия возникли бы так называемые /-мультиплеты (подробнее см. табл. 19), вполне сходные с изотопическими Т-мультиплетами. Эта своеобразная особенность нарушения унитарной симметрии в природе, заключающаяся в том, что оно происходит симметричным образом по отношению к обоим возмущающим взаимодействиям, может быть проанализирована при помощи математической теории специальных унитарных и унимодулярных SU ( )-групп. [c.305]

Умеренно сильное взаимодействие сохраняет Т-спин (как сильное взаимодействие), но не сохраняет U-спина. Это приводит к расщеплению по странности. [c.312]

Умеренно-сильное взаимодействие 298 Универсальное слабое взаимодействие [c.335]

Расщепление по массам элементарных частиц внутри супермультиплета получают, сделав простейшее предположение, что умеренно сильное взаимодействие компонент супермультиплета в вакууме описывается неким эффективным постоянным полем. Квантовыми числами, характеризующими такое расщепление, являются Y и 1(1 - - 1) — KV4. Тогда для масс барионов, входящих в супермультиплет, справедливо соотношение [c.811]

Простое суммирование для этой цели линейного циклического и длительного статического повреждений dy da = , определяемых как отношение чисел циклов dy = N/Np, d = т/тр и времен соответственно, уже неоднократно предлагалось [9, 5, 1]. Однако опытные данные о взаимодействии усталостного и длительного ста тического повреждения от циклов нагружения с выдержками для малоуглеродистой котельной стали при умеренной температуре 350° С [10] и для теплостойкой стали при температуре 600° С [И] показали суш,ественно более сильное взаимодействие таких повреждений, чем простое суммирование. В соответствии с этим предлагается суммирование в форме степенной [12] или полигональной [13]. [c.7]

Эффекты, связанные со взаимодействием внешнего невязкого потока и пограничного слоя, оказываются наиболее сильными при гиперзвуковой скорости внешнего потока, если известный параметр вязкого взаимодействия х = не является малым. В режиме слабого взаимодействия х С 1 < при X 1 принято говорить об умеренном, а при хЭ 1 о сильном взаимодействии гиперзвукового потока с пограничным слоем [481. [c.257]

В работе [49] показано, что обычные краевые условия, заданные на поверхности тела и внешней границе пограничного слоя, и начальные условия не позволяют единственным образом определить решения задачи для режимов умеренного и сильного взаимодействия даже в первом приближении. Чтобы выделить единственное решение, необходимо задать дополнительное краевое условие — еще одну постоянную. Ею может быть величина донного давления за донным срезом, положение точки отрыва, которая может быть получена из условий совместности с решением, описывающим течение вниз по потоку. В работе [49] проведен анализ характера неединственности решения для течения около плоской пластины при х = °о (сильное взаимодействие). [c.258]

Умеренное и сильное взаимодействие в гиперзвуковом потоке [c.140]

X = 0(1) — умеренное взаимодействие х оо — сильное взаимодействие. [c.140]

Уравнения и краевые условия для течений около плоской пластины при умеренном и сильном взаимодействии [c.142]

При разогреве в пост, электрич. поле Е зависимость т( ) определяется характером рассеяния. При умеренных значениях Е рассеяние обусловлено вынужденным взаимодействием с акустич. фононами (г в сильных—спонтанной эмиссией фононов ) (см. Горячие электроны). Такие же зависимости наблюдаются и от амплитуды высокочастотного поля в условиях Ц. р. Т. к. W /jEo, то в умеренном и 5й)<,оо в сильном высокочастотных полях. [c.432]

В работе [52] аналогичные результаты получены для треугольного крыла и пластины, обтекаемой со скольжением, когда набегающий поток направлен не по нормали к передней кромке пластины. Установлено, что интенсивность распространения возмущений вверх по потоку возрастает с увеличением угла скольжения. Заметим, что для окончательного решения задачи о течении на треугольном крыле необходимо рассмотреть вопрос о выполнении граничных условий в плоскости симметрии. Существенный интерес представляет исследование обтекания тел вращения гипер-звуковым потоком вязкого газа, проведенное в работе [53] для всех режимов взаимодействия — от слабого до сильного. Для упрощения решения задачи рассматривались тела с толщиной, пропорциональной где X — расстояние от передней кромки. По сравнению с течениями около плоских тел в работе [53] замечены две интересные особенности. Эффект распространения возмущений на телах вращения слабее. Кроме того, он исчезает в предельных случаях ->-Оих—>оо и достигает максимальной интенсивности при умеренном взаимодействии. [c.259]

Согласно гипотезе унитарной симметрии, ядерное взаимодействие как бы состоит из двух частей очень сильного и умеренно сильного взаимодействия. Очень сильное взаимодействие не зависит от странности и заряда частицы оно формирует вырожденные унитарные мультиплеты. Умеренно сильное взаимодействие снимает вырождение по странности, благодаря чему унитарный мультиплет расщепляется на зарядовые мультиплеты. Конкретными вариантами унитарных построений являются схема Саката, 5f7(3)-симметрия, 5/7(6)-симметрия и модель кварков. [c.704]

Унитарная симметрия элементарных частиц может рассматриваться как обобщение симметрии в изотопическом пространстве. Основой изотопической симметрии является инвариантность сильных взаимодействий относительно преобразований в пространстве изотопического спина. Близость масс изотопических мультиплетов, различающихся только значением гиперзаряда Y, позволяет сделать предположение, что сильное взаимодействие состоит из собственно сильного взаимодействия и умеренно сильного взаимодействия. Собственно сильное взаимодействие допускает более высокую симметрию — унитарную симметрию элементарных частиц, которая включает в одну группу (супермульти-плет) элементарные частицы, относящиеся к разным значениям f и Y. Умеренно сильное взаимодействие нарушает унитарную симметрию, снимая вырождение по массам внутри супермультиплетов. [c.811]

В связи с этим барионную восьмерку можно рассматривать в качестве одного из супермультиплетов — унитарного барион-ного октета. Однако в и. 3 было показано, что барионный октет не выделяется в составной модели Саката. Место восьмерки барионов в унитарной систематике было найдено в октетной симметрии, к представлению о которой можно прийти из сравнения характера нарушения унитарной симметрии в умеренно сильном и электромагнитном взаимодействиях. [c.681]

При умеренном и сильном взаимодействии гиперзвукого потока с пограничном слоем градиент давления, индуцируемый в невязком потоке толщиной вытеснения влияет на течение в пограничном слое уже в первом приближении. Как известно, (см., например, [Хейз УД., Пробетин Р.Ф., 1962], соответствующие предельные переходы имеют вид [c.140]

Группа преобразований (4.42) представляет своеобразный закон подобия для течений с умеренным и сильным взаимодействием на пластине. (Кстати, стоит заметить, что наличие эффекта распространения возмущений вверх по течению при X 1 показывает, что классический закон подобия вязких гиперзвуковых течений, сформулированный впервые в работе [Лунев В.В., 1959 Hayes W.D., Probstein R.R, 1959 [c.151]

НИИ необходимо учитывать краевое условие, поставленное на заднем конце тела. При отсутствии вдува подобный эффект имеет место для локальных областей сверхзвуковых течений со свободным взаимодействием [Нейланд В.Я., 1969,а], [Stewartson К., Williams Р., 1969] и при гиперзвуковых скоростях с умеренным и сильным взаимодействием пограничных слоев с внешним потоком [Нейланд В.Я., 1970,6], [Козлова Н.Г. Михайлов В.В., 1970] — на всей поверхности тела. [c.172]

В рамках классической теории пограничного слоя [Prandtl L., 1904] задача об асимптотическом состоянии вязкого течения около твердого тела при больших числах Рейнольдса приводит к исследованию областей внешнего невязкого потока и пограничного слоя. Пограничный слой описывается системой уравнений параболического типа, а внешний поток при сверхзвуковых скоростях — системой гиперболического типа. Решения краевых задач для таких систем обладают тем свойством, что распределение искомых функций в некоторой области пространства определяется краевыми условиями на границе, лежащей вверх по потоку от этой области. Такая ситуация имеет место, например, при обтекании тонкого тела потоком с умеренной сверхзвуковой скоростью или в случае гиперзвукового обтекания, если только взаимодействие пограничного слоя с внешним потоком является слабым. Однако если краевые условия заранее неизвестны и подлежат определению при совместном решении задач для обеих областей, то ситуация будет иной. Это относится, в частности, к течению со свободным взаимодействием в области, расположенной перед точкой отрыва потока [Нейланд В. Я., 1969, а глава 1] или перед донным срезом тела [Матвеева Н.С., Нейланд В.Я., 1967 глава 3], а также к гиперзвуковому обтеканию пластинки конечной длины [Нейланд В. Я., 1970] и течению около треугольного крыла при сильном взаимодействии [Козлова И.Г., Михайлов В.В, 1970]. В таких задачах внешнее течение, а значит, и давление в пограничном слое, определяется распределением толщины вытеснения пограничного слоя, которое выражается интегральным образом через искомые функции этого слоя. Следствием интегро-дифференциального характера задачи является то, что возмущения, задаваемые в плоскости симметрии треугольного крыла, могут распространяться по потоку вплоть до его передних кромок. [c.187]

В этом параграфе мы обсудим некоторые вопросы, связанные с выводом кинетических уравнений для неидеальных газов с сильным межчастичным взаимодействием. Сначала мы рассмотрим немарковские поправки к интегралу столкновений Больцмана и вклад трехчастичных столкновений. Затем будет показано, как методом частичного суммирования диаграмм можно получить сходящийся интеграл столкновений для умеренно плотных газов. Последние два раздела посвящены многочастичным корреляциям в плотных газах, которые учитываются путем введения новых граничных условий для цепочки ББГКИ. [c.197]

Уравнение (44) применимо для турбулентного пограничного слоя, подверженного действию большого положительного градиента давления при умеренных сверхзвуковых скоростях и постоянном давлении по то-лщине пограничного слоя. Постоянство давления по толщине пограничного слоя выполняется при очень малых числах Маха, но уже при М1 = 1,3 давление заметно меняется по толщине пограничного слоя. Значения коэффициента поверхностного трения плохо согласуются с другими данными, что свидетельствует о непригодности уравнения (44) д,пя определения с,. Однако уравнение (44) дает приблизительно правильное положение точки отрыва. Взаимодействие с прямым скачком уплотнения со.здает сильный положите.яьный градиент давления под скачком, и обычный критерий отрыва турбулентного пограничного с.лоя [c.251]

След за круговым цилиндром во многих аспектах подобен следу за плоской пластиной. Когда число Рейнольдса превышает некоторое критическое значение, за цилиндром формируется пара вихрей. Эта пара растягивается в направлении потока, становится несимметричной и в конце концов разрушается и сносится вниз по патоку, распространяя завихренность попеременно на обе стороны следа. При умеренно больших числах Рейнольдса не всегда существует начальная пара вихрей, и так как поверхность разрыва, сходящая с поверхности цилиндра, неустойчива, она свертывается в отдельные вихри с образованием вихревой пелены. Таким образом, вихревое движение определенной частоты существует при любом числе Рейнольдса, и вниз по потоку распространяется двойной ряд вихрей. При ббльших числах Рейнольдса, скажем более Ке = 2500, вихри рассеиваются по мере образования, поэтому двойной ряд вихрей не может существовать. На задней стороне цилиндра вихри периодически отрываются, пока число Рейнольдса не достигнет значения Ке = 4 -10 — 5 -10 . При этих значениях числа Рейнольдса течение в следе становится турбулентным. Как и в случае плоской пластины, хвостовая пластина за цилиндром предотвращает отрыв вихрей и оказывает сильное влияние на сопротивление цилиндра, уменьшая коэффициент сопротивления от 1,1 до 0,9 [11, 12]. Пластина эффективна на расстоянии первых четырех-пяти диаметров вниз по потоку. Если два вязких слоя на каждой стороне следа не взаимодействуют друг с другом в области, гдо они имеют тенденцию к свертыванию в вихрь, то не возникает стабилизирующего механизма, закрепляющего определенвое периодическое образование вихрей. Поэтому вязкие спои разрушаются независимо друг от друга [121. Давление за пластиной или цилиндром мевьше, чем давление [c.85]

Заметим, однако, что формулы (8.87) и (8.87 ), по-видимому, должны быть справедливыми лишь при очень сильной неустойчивости — столь больших —С, при которых ы уже совсем не влияет на режим турбулентности, а профили средних скорости ветра и температуры описываются соотношениями (3.36 ) и (3.40 ). В условиях же умеренной неустойчивости (при отрицательных, но не слишком больших по модулю значениях ) на некотором интервале значений % можно ожидать реализации динамико-конвективного режима, при котором вертикальные и горизонтальные движения энергетически не взаимодействуют и поэтому размерности Lx и Lz горизонтальных и вертикальных длин можно считать независимыми. В таком случае, обращаясь к указанным в п. 8.3 (после формулы (8.41), но до (8.40 )) размерностям величин и, ql ppo, g/To и Z, мы для вторых моментов (8.85) получим соотношения [c.413]

Если предположить, что это так, то в общем случае величина давления, получаемая из решения для основной части тела в области, непосредственно лежащей около донного среза, должна отличаться от донного давления на основной порядок по величине. Согласно гиперзвуковой теории малых возмущений при 0(1) величины давления на теле и градиента давления имеют порядок. Пограничный слой всегда имеет дозвуковую область, через которую возмущения давления передаются вверх по потоку, в этом случае возможны две ситуации или возмущения давления будут изменять течения на расстояниях Ах <С 1 и создавать в этой области большие локальные градиенты давления, или перестроится все течения для Ах 1. В последнем случае решение задачи о сильном или умеренном взаимодействии пограничного слоя с невязким потоком при обычных начальных и граничных условиях должно допускать целое семейство, т. е. быть неединственным. Тогда появляется возможность удовлетворить дополнительному условию для давления на заднем конце тела. [c.141]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...