Энергии перенос скорость

Итак, вдоль произвольного направления N в кристалле распространяются две линейно поляризованные волны во взаимно перпендикулярных плоскостях с различными скоростями. Но световая энергия переносится вдоль направления, задаваемого вектором Умова — Пойнтинга. Следовательно, направления распространения энергии (направления лучей) для этих волн различны, что приводит к пространственному разделению светового луча, т. с. к двойному лучепреломлению. [c.45]

При помощи подкрашивания движущейся жидкости можно убедиться в том, что жидкость из центральной части потока переносится к боковым границам потока наоборот, жидкость от границ потока (с низшим содержанием кинетической энергии) переносится к центру потока. Именно в результате такого турбулентного перемешивания распределение скоростей по живому сечению в средней части потока оказывается при турбулентном движении значительно более равномерным, чем при ламинарном. [c.152]

В изотропном пространстве скорость распространения гармонич. Э. в., т. е. фазовая скорость и = с/у . При наличии дисперсии скорость переноса энергии (групповая скорость) может отличаться от V. Плотность потока энергии, переносимой Э. в., определяется Пойнтинга вектором 5=(с/4 )[ Я]. Т. к. в изотропной среде векторы Е, Н тл к образуют правовинтовую систему, то S совпадает с направлением распространения Э. в. В анизотропной среде (в т. ч. вблизи проводящих поверхностей) S может не совпадать с направлением распространения Э. в. [c.543]

ГИИ изнутри стенки к поверхности раздела, равный по величине (ра) hy s- При испарительном охлаждении этот поток энергии переносится охлаждающим газом по мере его продвижения к поверхности стенки. При абляционном охлаждении (pa)t есть скорость, с которой граница раздела фазы отступает в твердую стенку. Энтальпия равна энтальпии газа-охладителя при достижении им поверхности для охлаждения выпотеванием и энтальпии твердого или жидкого тела при абляционном или испарительном охлаждении. В итоге с поверхности раздела энергия [c.68]

Тепловая энергия переносится в направлем и групповой скорости фонона. В случае Ы-процесса направление потока энергии в моде qз, очевидно, совпадает с направлением, в котором эффективно переносится энергия модами ql и q2. В самом деле, как будет [c.52]

После введения понятий потока энергии и скорости ее переноса можно указать общий подход к формулировке условий излучения при изучении распространения гармонических волн. Для каждого конкретного случая необходимо [c.42]

Динамический смысл групповой скорости. В простой системе гармонических волн энергия переносится через вертикальную плоскость, перпендикулярную направлению распространения волн, со средней скоростью, равной групповой скорости. [c.377]

Волновое сопроти нйе. Твердое тело, такое, например, как корабль, движущийся по поверхности воды, оставляет за собой волновой след. Эти волны обладают энергией, которая уносится жидкостью и рассеивается. Эта энергия возникает за счет энергии движущегося тела, которое вследствие этого испытывает сопротивление/ . Если с — скорость тела и, следовательно, скорость волнового следа, то мощность, которая тратится на преодоление сопротивления Я, равна Яс. Если мы рассмотрим неподвижную плоскость, проведенную в нижнем бьефе потока (движение считается двумерным), перпендикулярно направлению движения тела, то скорость, с которой длина волнового следа увеличивается впереди этой плоскости, равна с, а, следовательно, скорость возрастания энергии впереди плоскости равна с- gQa , где а— амплитуда. Но мы знаем, что энергия переносится через неподвижную плоскость со скоростью, равной групповой скорости. Таким образом, получаем [c.378]

Частицы жидкости описывают окружности с постоянной скоростью, и давление в- окрестности частицы одинаково при любом ее положении на орбите. Рассмотрим теперь какую-либо частицу, орбита которой пересекает неподвижную вертикальную плоскость в точках А и В, как изображено на рис. 283. Поток кинетической энергии (или работа сил давления в единицу времени) через эту плоскость за один период равен нулю, так как то количество жидкости, которое перешло слева направо в точке А, вернулось обратно справа налево в точке В. С другой стороны, поток потенциальной энергии не равен нулю, так как потенциальная энергия, отнесенная к единице массы в точке А, превышает потенциальную энергию в точке В на величину g-AB. Ясно, что потенциальная энергия движется вместе с волной, т. е. со скоростью с. Но потенциальная энергия равна половине полной энергии. Следовательно, полная энергия переносится со скоростью Vi , т. е. с групповой скоростью. [c.403]

В этом виде формула (106,3) отвечает общей формуле переноса энергии, согласно которой количество переносимой энергии пропорционально скорости носителей и разности объемных плотностей энергии на пути ее переноса (см. 8). [c.412]

Примем, что поток тепла определяется лишь переносом внутренней энергии со скоростью Ур, связанной со скоростью переноса импульса, так что [c.323]

Первый член в левой части уравнения (1-5-4) характеризует локальное изменение энергии в единицу времени, второй член — конвективный перенос энергии со скоростью текущей среды v и третий член — диффузионный перенос энергии div /у. [c.15]

При ( /р = 0...0,700 потоки энергии для низких и высоких частот (кривые 1, существенно различаются при этом пропорционально различны и их скорости. В связи с этим условия распространения свободных и вынужденных колебаний оказались одинаковыми (кривая 5) в исследуемой полосе рабочих частот. Из сравнения кривых 1 и 2 следует, что при (о/р - О (одиночный удар по упругой системе) основная часть энергии переносится высокочастотными составляющими процесса. [c.36]

Вычислим электрический ток. При этом надо иметь в виду различие между переносом заряда и переносом энергии. В то время как энергия переносится квазичастицами, имеющими энергию = ( + Д ) / и скорость де/др, заряд переносится исходными [c.404]

В соответствии с уравнением (143) излучаемая мощность, проходящая через поверхность сферы радиуса в момент /1, имеет то же значение, что и мощность, проходящая через поверхность сферы радиуса Га в момент 4, который соответствует тому же раннему времени I, что и в первом случае. Это означает, что справедлив закон сохранения энергии и что энергия переносится со скоростью света. Полученный результат является следствием того, что излучаемое поле обратно пропорционально первой степени г. Поэтому падающий на поверхность поток энергии 8 обратно пропорционален Однако энергия распределяется по поверхности сферы, пропорциональной г . Эги два множителя, г п сокращаются, и мы получаем, что полный поток энергии в единицу времени через поверхность сферы постоянен и не зависит от радиуса сферы при условии, что распространение вдоль радиуса происходит со скоростью света. [c.336]

Как было отмечено в разд. 1.1, в любой линейной теории колебаний или волн возмушения считаются малыми величинами, квадратами которых в уравнениях движения можно пренебречь (подразумевается также, что произведение двух таких величин является пренебрежимо малым, поскольку его численное значение не может быть больше квадрата одной из них). Однако иное правило применяется для выражений энергии и скорости ее-изменения (или переноса), в которых первые степени малых величин будут отсутствовать и в которых поэтому сохраняют квадраты и произведения двух малых величин, а пренебрегают [c.25]

Полученные величины находятся в соответствии с предположением, что движущаяся звуковая волна может переносить энергию со скоростью с, так как скорость переноса энергии I на единицу площади равна произведению скорости с на энергию единицы объема. [c.28]

Вероятно, каждый, чьи знания количественных характеристик волн ограничены недиспергирующими системами, должен найти свойства групповой скорости весьма удивительными. В конце концов поразительной особенностью волн является их способность переносить энергию на большие расстояния. Кроме того, для многих типов волн вполне очевидно, какова скорость гребней и впадин. Тогда естественно представить себе, что эта скорость волны с совпадает со скоростью, с которой энергия переносится волнами. Однако для большинства возникающих в природе волновых движений скорость волны, с которой распространяются гребни и впадины, совершенно отлична от групповой скорости, с которой переносится энергия. [c.295]

Очевидно, желательно в общем случае найти доказательство того, что чисто синусоидальными волнами энергия переносится со скоростью d(u/dk. При этом мы ограничимся (как в разд. 3.7) одномерным распространением в однородной системе без затухания. Тогда синусоидальная волна вида [c.317]

Тем не менее мы обнаруживаем, что влияние дисперсии (как и ранее) гарантирует, что локально наблюдаемые волны практически синусоидальны. Решающим свойством диспергирующих волн является здесь отличие групповой скорости 11, с которой переносится энергия, от скорости волн с. Волны с Я > Ящ имеют и С. с, так что энергия переносится в воде со скоростью и, меньшей, чем скорость потока с = V. Энергия в таких волнах всегда, таким образом, передается вниз по потоку. Соответственно волны обнаруживаются вниз по потоку от препятствия, которое является источником волн. Наоборот, волны с Я < имеют 17, большую, чем с = V, так что их энергия передается вверх по потоку от препятствия. В соответствии с этим очень короткие волны ряби и более длинные гравитационные волны находятся в разных метах вверх и вниз по потоку от препятствия соответственно (рис. 65). [c.322]

Вернемся к группе волн — 8 + )- Хотя с течением времени возмущение, которое образует такая группа, расплывается, его скорость при достаточно малом в можно характеризовать одним числом, так как расплывается оно при этом достаточно медленно. Эта скорость, как показано выше, равна групповой. Поскольку энергия переносится вместе с указанным возмущением, можно сказать, что групповая скорость в отличие от фазовой есть скорость распространения энергии. Вместе с тем, необходимо подчеркнуть, [c.151]

Допустим, что все сечения не зависят от энергии. В этом случае в уравнение переноса энергия нейтронов не входит в явном виде, и сделанное допущение в какой-то мере эквивалентно предположению, что все нейтроны имеют одну и ту же энергию (или скорость). Поэтому обычно используется термин односкоростное приближение, хотя можно было бы назвать такой подход приближением постоянных сечений [11. [c.52]

Уравнение (2.3), в котором энергия и скорость нейтрона не фигурируют, представляет собой общую форму односкоростного уравнения переноса. [c.52]

Взаимодействующие системы обмениваются энергией, причем энергия переносится частицами или квантами. Если частица, с помощью которой осуществляется обмен энергией, имеет массу покоя т и движется со скоростью, близкой к скорости света с, то передаваемая энергия АЕ связана с временем взаимодействия соотношением неопределенностей [c.58]

Там, где лучевая картина локально похожа на ту, что получается в однородной среде, т. е. лучи идут параллельно или сечение трубки меняется медленно, поперечные градиенты малы и лучевая картина применима. Но вблизи каустик степень сужения близких трубок сильно меняется в поперечном направлении, градиенты поперек трубок велики и скорости частиц направлены под углом друг к другу, т. е. нарушается второе условие применимости лучевой картины. В этом случае волны в соседних трубках, сильно взаимодействуют и энергия переносится из трубок сильно сузившихся в трубки менее сузившиеся. В результате бесконечное поле на каустике не образуется и противоречивых результатов не получается, как, конечно, и должно быть в исправ- [c.303]

Прежде чем показать, как вычислять коэффициенты переноса, покажем, как это делать не следует. Поток энергии можно получить как произведение плотности энергии на скорость частицы. Если плотность энергии равна ри, то мы вправе предположить, что суммарный поток энергии вдоль оси 2 равен [c.180]

Это было бы правильным ответом, если бы молекулы перемещались от одного конца системы к другому без столкновений, так как в подобной ситуации энергия переносилась бы со скоростью Сг, определяемой (21). Но почти во всех задачах, связанных с переносом, столкновения резко ограничивают скорость- [c.181]

Перенос излучения наружу носит диффузионный характер, при к-ром фотоны многократно поглощаются и переизлучаются. Величина потока лучистой энергии внутри С. прямо пропорциональна градиенту темп-ры и обратно пропорциональна коэф. непрозрачности V, = 1/рЯ (р — плотность вещества), характеризующему способность газа поглощать и рассеивать излучение. Однако не на всём пути от центра к поверхности солнечная энергия переносится излучением. На расстоянии примерно 0,7 Дд от центра вещество становится конвективно неустойчивым, и выше этого уровня энергия переносится преим. турбулентными потоками вещества. В конвективной зоне темп-ра невелика по сравнению с темп-рой ядра. В результате увеличивается число электронов, находяпщхся в связанных состояниях в атомах водорода и др. элементов. Это ведёт к увеличению непрозрачности газа, большему сопротивлению диффузии излучения и возрастанию градиента темп-ры. Конвективная неустойчивость наступает, если аос. значение градиента темп-ры станет больше нек-рой критич. величины, называемой адиабатич. градиентом. Скорости конвективных потоков возрастают номере продвижения к поверхности от 10 см/с до 10 см/с. Вблизи поверхности С. на расстоянии 0,999 Л эффективность конвективного теплопереноса резко падает вследствие низкой плотности вещества. Здесь энергия вновь переносится излучением. Вероятно, этот верх, слой конвективной зоны ответствен за наблюдаемую грануляц. структуру поверхности С. [c.590]

Истинная нормальная мода колебаний и фонон, который является ее квантом энергии, распространяются, не меняясь, сквозь кристалл. Если, однако, в кристалле с конечной теплопроводностью имеется температурный градиент, то должны быть взаимодействия, которые приведут к уменьшению энергии колебаний движение атомов тогда уже не соответствует чисто нормальным модам. Тепловая энергия переносится волновыми пакетами, образованными из почти нормальных мод, которые локализованы и распространяются с групповой скоростью фононов urp = = d aldq. Поглощение учитывается за счет изменения числа фононов в различных местах. Величина Л (д) дает число квантов моды q, которые входят в состав 90ЛНОВОГО пакета. Пайерлс [185] рассмотрел условия [c.36]

Первый эффект (резонансный обмен вращательной энергией) был предсказан С. Бакером и Р. Бро-кау [Л. 36], которые показали, что так как поперечное сечение для диффузии при столкновении молекул разных сортов будет меньше, чем поперечное сечение при столкновении молекул одного сорта при наличии резонансного обмена энергией, то скорость переноса внутренней энергии будет увеличиваться с изменением концентрации компонентов смеси. [c.120]

Качественная картина возникающих эффектов проста. Чем круче фронт импульса, тем большая доля энергии переносится спектральными компонентами, распространяющимися со скоростью практически равной скорости света с в вакууме. Действительно, на частотах для которых е 1—сОр/со , где — собственная частота упруго связанных электронов, сОр — плазменная частота, скорость v= = jV8- с при со->-оо. Поэтому к наблюдателю, находящемуся в точке гфд диспергирующей среды, оптический сигнал придет не в момент времени t =z u и — групповая скорость), а в момент 1з=г1с — появляется так называемый зоммерфельдовский предвестник (рис. 1.2). Эта качественная картина становится совершенно наглядной, если обратиться к решению точного волнового уравнения (1.1.1). [c.25]

Следует отметить, что в тонких пограш чных слоях среды у стенки перенос энергии в некоторых случаях может осуществляться при отсутствии локального термодинамического равновесия, например при переносе энергии носителями, отличающимися большой энергией и скоростью перемещения. В этих условиях коэффициент теплоотдачи среды к поверхности тела будет более высоким. [c.48]

Описанный подход к распространению гармонических волн расширения в бесконечном цилиндрическом стержне с помощью точных уравнений приводит к выводу, что энергия не может переноситься вдоль цилиндра этим типом волн со скоростью, превышающей Сд. Некоторые исследователи — Филд [33], Саусвелл [132], Прескотт [114] и Купер [22] — указывают, однако, что теоретически допустимо рассматривать цилиндр таким же методом как безграничную среду. Тогда надо было бы ожидать, что упругие волны будут распространяться только с двумя скоростями, возможными для бесконечной среды (с и с.з), причем эти волны непрерывно отражаются от свободной поверхности цилиндра таким образом, как это описано в предыдущей главе. Тогда, если мы рассмотрим возмущение в некоторой точке внутри цилиндра, то обнаружим, что из этой точки должна распространяться сферическая волна расширения со скоростью с , часть этой волны должна распространяться вдоль цилиндра, не испытывая отражений от поверхности. Амплитуда этой неотра-зившейся волны должна убывать обратно пропорционально расстоянию, вследствие чего действие ее быстро затухает, но, тем не менее, часть энергии переносится со скоростью волн расширения в среде. Части волны, падающие на цилиндрическую поверхность, приводят к появлению отраженных волн расширения и искажения, которые, в свою очередь, при повторном отражении порождают волны обоих типов. Естественно ожидать, что наибольшая часть энергии возмущения будет распространяться со скоростью, меньшей скорости волн расширения. Но теория Похгаммера утверждает, что никакая часть энергии не может переноситься со скоростью, большей Со, и этот парадокс надо разрешить на основании экспериментальных наблюдений. [c.65]

Рассмотрим все волновые фронты, которые проходят через точку О в момент / = 0. Через единицу времени волновой фронт У, распространяющийся со скоростью Чр в направлении 5, достигнет такого положения 1Р, что основание перпендикуляра, опущенного иа него из точки О, совпадет с коицом вектора Таким образом, — это плоскость, перпендикулярная к соответствующему радиусу-вектору поверхности нормалей. AмJiлитyдa 1 руппы волн будет наибольшей в той области, где волны усиливают друг друга, т. е. там, где эта плоскость пересекает плоскости с близкими волновыми нормалями Но такая область должна находиться как раз вблизи огибающей этих плоскос гей, т. е. около соответствующей точки на лучевой поверхности. Приведенные выше соображения подтверждают, что энергия, переноси.чая группой, распространяется со скоростью Уг в направлении единичного вектора 1. [c.625]

Все приведенные выше результаты сформулированы в терминах времени затухания (в периодах) для бесконечно протяженной цепочки синусоидальных волн. Мы пока что не изучали свойства цепочки волн с пространственным градиентом амплитуды они рассматриваются в следуюш их за этим разделах. Было бы естественным предположить, что волны, порожденные некото-рым фиксированным источником, колеблющимся с фиксированной частотой, теряют энергию по мере удаления от него с той же относительной скоростью на единицу длины волни, с которой теряет ее бесконечная цепочка волн за период (т. е. со скоростью потерь, равной величине (74) для трения о дно и величине (85) для внутренней диссипации). Такое предположение было бы, однако, ошибочным в нем неявно подразумевается, что энергия переносится со скоростью волны с, а не со скоростью, рассчитанной ниже (разд. 3.6 и 3.8) и изменяющейся от значения (1/2) с для гравитационных волн до значения (3/2) с для капиллярных волн. В этих двух случаях изображенная на рис. 59 величина должна быть соответственно уменьшена или увеличена на 50 %, чтобы получилось число длин волн, за которое энергия, переносимая распространяющимся волновым сигналом, уменьшится в е раз. Так, для Я. > 30 м это расстояние может достигать половины длины земного экватора это действительно доказывает, что можно наблюдать гравитационные волны с длинами в указанном диапазоне, распространяющиеся на такие океанические расстояния, как 2-10 м, несмотря на то что некоторые дополнительные нелинейные эффекты взаимодействия с волнами другой длины на таких больших расстояниях могут рассеивать энергию. [c.291]

Действительное место сосредоточения энергии волп получится поэтому (рис. 68,5), если мы с коэффициентом 1/2 сожмем в направлении точки А найдеппое ранее геометрическое место точек (окружность с диаметром АВ). Оно становится окружностью с диаметром AD, где D — середина отрезка АВ, а волны находятся в точках (скажем) Е , или Eg, или Eg, на полиути до точек l, или Сз, или Сд, которых они достигли бы, если бы энергия переносилась со скоростью распространения гребней. Волны, находящиеся в Е , распространяются под относительно малым углом 0 к направлению движения корабля и имеют отиосительно высокую скорость волны с = F os 0, а следовательно, являются более длинными в картине волн, тогда как [c.333]

Прежде чем искать условия, при которых волпы двух типов не связаны друг с другом, мы проверим, что наши уравнения не противоречат сохранению волновой энергии. По соображениям, впервые изложенным в разд. 1.3, мы воспользуемся уравнением (28), чтобы определить I = р и как поток волновой энергии, т. е. вектор, составляющая которого 1-п в направлении любого единичного вектора п представляет собой скорость, с которой волновая энергия переносится в направлении п через единицу плон ,ади малого плоского элемента, нормального к вектору п благодаря мощности Ре (и-п), развиваемой избыточным давлением р . Можно полагать, что соответствующая волновая энергия на единицу объема будет равна [c.358]

В гл. 5 мы уже отмечали, что в одномерном холодном потоке электронов ленгмюровские колебания переносятся электронами с дрейфовой скоростью vq, т. е. Vrp = vq. Кроме того, было установлено, что в неподвижной горячей плазме волна переносит энергию со скоростью г>гр 3f r D л/кТе/ше, МНОГО меньшей тепловой. Рассмотрим теперь распространение поперечной плоской волны через ионосферу, состоящую из неподвижных свободных электронов. [c.185]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...