Импульс параболический

Введем ещ,е следующ,ие обозначения — круговая скорость, до которой снижается гиперболическая скорость в перицентре Уг — величина гиперболической скорости в перицентре — величина тормозного импульса — параболическая скорость все в том же перицентре. В случае, когда речь идет именно об оптимальной (и только об оптимальной) орбите, соблюдаются следующ,ие условия [c.330]

Космический аппарат на круговой орбите получил приращение скорости, равное по величине местной параболической скорости, направленное перпендикулярно радиусу-вектору и под углом 135 к вектору скорости. Используя интегралы Лапласа и момента импульса, определить ориентацию и форму новой траектории. [c.59]

Нельзя ли предположить, что та же причина, которая породила наши планеты, одновременно породила еще большее количество других планет, расположенных за Сатурном и описывающих такие же орбиты, как Уран, из которых, однако, многие превратились в кометы, разлетевшись на части под действием внутреннего взрыва В самом деле, когда планета разлетается на два или большее количество кусков под действием силы взрыва, то каждый из этих кусков получает импульс, который заставляет его описывать орбиту, отличную от орбиты планеты, а для того, чтобы эта орбита была параболической, достаточно, чтобы скорость, сообщенная взрывом, не [c.86]

Как видно из табл. 1, в которой приведены величины Р, отвечающие различным профилям продольной и поперечной скоростей, рассматриваемые уравнения импульсов можно считать уравнениями параболического типа, полагая в них Р=. Заметим, что величина Р во всех случаях (за исключением отрывного профиля) отличается от 1 не более чем на 0,1, в то время как величины Р разнятся более чем в два раза. [c.456]

В, — на заднем фронте. Заметим теперь, что в соответствии с рис. 8.13,6 несущая частота импульса со вблизи точки А будет ниже, чем в точке С, где частота примерно равна oq. В то же время несущая частота импульса вблизи точки В будет выше, чем в С. Поскольку мы считаем, что волокно обладает положительной дисперсией групповой скорости, часть импульса вблизи точки А будет двигаться быстрее, чем часть импульса вблизи точки С, а последняя в свою очередь будет двигаться быстрее области вблизи точки В. Отсюда следует, что при распространении по волокну центральная часть импульса будет растягиваться. При помощи тех же соображений можно показать, что фронты импульса будут не растягиваться, а обостряться, так как в этих областях смещение частоты отрицательно. Поэтому истинная форма импульса как функция времени в данной точке z будет такой, как показано на рис. 8.13, а штриховой кривой. Соответствующая зависимость смещения частоты показана штриховой кривой на рис. 8.13,6. Из рис, 8.13, а мы видим, что из-за уширения, обусловленного дисперсией групповой скорости, пиковая интенсивность импульса, указанного штриховой кривой, меньше, чем для сплошной кривой. Заметим также, что поскольку параболическая часть импульса распространяется теперь на более широкую область вблизи пика, положительное линейное смещение частоты распространяется на большую часть импульса. Установив эти общие особенности взаимодействия процессов фазовой самомодуляции и дисперсии групповой скорости, мы можем показать, что если длина волокна достаточно большая, то на выходе волокна, показанного на рис, 8,12, форма импульса и смещение частоты будут изменяться во времени так, как изображено на рис, 8,14. а и б. Заметим, в частности, что положительное смещение частоты теперь линейно во времени на протяжении большей части импульса. Соответствующий спектр мощности этого импульса приведен на рис, 8,14, б. Заметим, что благодаря фазовой самомодуляции ширина спектра 50 см ) заметно превышает первоначальную ширину [c.520]

Второе приближение теории дисперсии аналогия с дифракцией световых пучков. В этом приближении распространение светового импульса описывается параболическим уравнением (1.1.14), имеющим решение (1.1.15). Напомним, что уравнению (1.1.14) соответствует аппроксимация дисперсионных свойств среды характеристикой вида [c.28]

Они наглядно демонстрируют прогресс в технике генерации, усиления и компрессии фемтосекундных импульсов. Минимальная длительность, достигнутая с помощью решеточного компрессора, который фазирует гармоники уширенного спектра в параболическом приближении, составила 8 фс [63], что соответствует примерно четырем периодам оптических колебаний. [c.265]

Здесь (Ко) — собственное значение уравнения для относительного движения электрона и дырки плюс энергетический зазор. Прямые оптические переходы на эти экситонные состояния запрещены в силу условия сохранения К- Эти переходы, однако, становятся разрешенными, если излучается или поглощается фонон с импульсом К- Мнимая часть е (а также коэффициент поглощения) пропорциональна плотности экситонных состояний N , которая из-за параболического дисперсионного закона (15.23.1) равна [c.402]

Импульсная нагрузка, распределенная по всей длине. Если выпуклая параболическая нагрузка приложена импульс-но, то, добавляя в (5.95) функцию Дирака J(f), получим [c.281]

На рис. 5.63а показано изменение во времени прогиба w, на рис. 5.63 6 — продольного перемещения wi, взятых в центре и на правом конце трехслойного стержня соответственно, при воздействии параболических q = 1,5 и ( ) = 2 10" Па- с (5) и прямоугольной 2) импульсных нагрузок. Здесь, как и в предыдущем случае, при одинаковой амплитуде нагрузок максимальный прогиб (5) от параболического импульса меньше по величине. Если импульсы статически эквивалентны, то прогиб 1), вызванный параболическим импульсом, больше. [c.282]

Здесь, как и в предыдуш ем случае, при одинаковой амплитуде нагрузок максимальный прогиб 3) от выпуклого параболического импульса меньше, чем от прямоугольного. Если импульсы статически эквивалентны, то прогиб (i), вызванный параболическим импульсом, несколько больше. [c.286]

Рисунок 5.68 а, б иллюстрирует изменение перемеш ений w, щ вдоль оси стержня в момент времени t при воздействии выпуклого параболического импульса амплитуды q на различные по длине области 1 — Ь — 1/2, 2 — Ь — I. С удвоением области [c.286]

Па рис. 5.72 а, б показаны прогиб w-[ и продольное перемещение щ, взятые в центре и на правом конце стержня соответственно, в зависимости от расположения левого края а пятна импульсной нагрузки [Ь — а = 0,25, = 2с) i, 3 — перемещения от выпуклых параболических импульсов с q = 1,5 и и <7и = 2 10 Па- с, 2 — результат воздействия прямоугольного импульса [c.290]

При одинаковой амплитуде нагрузок прогиб (5) от параболического импульса значительно меньше по величине, чем от прямоугольного (2). Если импульсы статически эквивалентны (кривые 1, 2), то соответствующие прогибы в центре стержня примерно одинаковы при некотором превосходстве параболического, который достигает максимума при а — 0,375. Примерно такая же картина наблюдается и для продольных перемещений. [c.290]

На рис. 5.76 а, б показано изменение прогиба в центре и продольного перемещения на правом краю первого слоя вдоль оси стержня. Момент времени. Номера кривых соответствуют различным по форме импульсным нагрузкам 1, 5 — перемещения от вогнутых параболических импульсов = Sq , и q , = 2х X 10 На- с, — от прямоугольного импульса [c.294]

На рис. 5.80 а, б показано изменение во времени прогиба w и продольного перемещения щ, взятых в центре и на правом конце стержня соответственно, при воздействии локальных вогнутых параболических 1 q — Зд и, 3 q — 2-10 Па- с и прямоугольного 2 — импульсов, распределенных на участке х 1/2. [c.298]

Здесь при одинаковой амплитуде нагрузок максимальный прогиб 2 от вогнутого параболического импульса меньше, чем от прямоугольного. Если импульсы статически эквивалентны, то прогибы 1, 3 примерно одинаковы. Подобная картина наблюдается и для продольных перемещений. [c.298]

Рисунок 5.81 а, 5 иллюстрирует изменение перемещений гУ], и вдоль оси стержня в момент времени t при воздействии вогнутого параболического импульса q на различные по длине [c.298]

Кривая 1 соответствует выпуклому параболическому импульсу (7.98) ц = 10 Па-с —импульсу прямоугольной формы величиной q ] 3 4 —синусоидальному q = 2 71 и выпуклому параболическому q = 2q импульсам, равновеликим по результирующей прямоугольному. При одинаковой равнодействующей нагрузок прогиб от выпуклого параболического импульса наибольший. [c.408]

Рисунок 7.46 б иллюстрирует изменение во времени прогиба в центре круговой трехслойной пластины, вызванного импульсами поверхностных нагрузок одинаковой мощности 1 — импульс прямоугольной формы q — 700 Па, 2 — синусоидальный импульс с амплитудой q = V2 <7i выпуклый параболический импульс с амплитудой q" = 2q. Нагрузка распределена по кругу радиуса 6 = 0,5. Из графиков видно, что прогиб от параболического импульса больше. [c.408]

На рис. 7.47 показано изменение прогиба (а) и относительного сдвига (6) вдоль радиуса рассматриваемой пластины при воздействии параболического импульса q — 1400 Па с) 1 — а — 0,5, [c.408]

На рис. 7.52 б приведено изменение во времени прогибов в центре пластины, вызванных импульсами с одинаковой равнодействующей, но различных по форме 1 —прямоугольной формы с амплитудой q = 700 Па-с, 2 синусоидальной с амплитудой q[ = 3 — вогнутой параболической с амплитудой q" = = 6qi- Нагрузка распределена по кругу радиуса а = 0,5. [c.414]

На рис. 7.53 показано изменение прогиба (а) и относительного сдвига (б) пластины по ее радиусу при воздействии вогнутого параболического импульса q — 4200 Па-с) в момент времени t — = 7г/(2о о) 1 —круговое пятно нагрузки радиуса а = 0,5, 2 — а — [c.414]

Сравнение соответствующих кривых на рисунках 7.52, 7.53 с расчетами при воздействии импульсных нагрузок других форм с одинаковой равнодействующей показывает, что при вогнутом параболическом импульсе в пластине большие прогибы и сдвиги. [c.415]

Рисунок 7.58 иллюстрирует изменение прогиба вдоль радиуса (а) и в центре пластины с течением времени (б) при воздействии внешних импульсных нагрузок различных форм. Кривые 2 3 — прогибы от параболического (7.117) и прямоугольного импульсов с амплитудами q — 700 Па с, 1 — импульс [c.419]

В обоих случаях прогиб круговой трехслойной пластины от равновеликого параболического импульса больше по величине. [c.420]

На рис. 7.59 показано изменение прогиба (а) и относительного сдвига (б) пластины вдоль ее радиусу при воздействии параболического импульса (7.117) q — 1400 Па с в момент времени с = = 7г/(2о о). Кривые 1 соответствуют круговому пятну нагрузки радиуса а = 0,5, 2 — а = 1. В обоих случаях перемещения от нагрузки, распределенной по всей поверхности пластины, больше по модулю. [c.420]

Анализу задачи теплового расплывания высокоэнергетических лазерных импульсов на основе нелинейного параболического уравнения посвящен ряд обзорных публикаций [7, 12, 13, 17, 25, 26, 29]. [c.44]

Одним из важнейших условий целесообразности процесса удара является соответствие изменения ударного импульса и сопротивления грунта. Исследования показали, что это сопротивление изменяется по возрастающему закону. Тогда ударный импульс изменяется при обычной конструкции ударного органа по закону, близкому к параболическому, по очень растянутой падающей ветви При этом установлено, что изменения скорости удара и длительности импульса могут снижать энергоемкость разрушения в определенном для каждой породы диапазоне. [c.267]

В качестве примера рассмотрим параболический импульс [c.83]

Чертежные автоматы с шаговыми электродвигателями более просты. Угол поворота ротора такого электродвигателя пропорционален числу импульсов, поданных иа обмотки его статора. Поэтому удобно задавать не абсолютные координаты, а приращения координат относительно предыдущей точки. В состав такого ЧА входит интерполятор (линейный, круговой, параболический), преобразующий приращения координат в определенную последовательность импульсов, управляющих шаговыми двигателями. Алгоритм работы интерполятора рассматривается, например, в [10]. [c.51]

Метод головного импульса был использован также для исследования нестационарных волн, распространяющихся вдоль слоев и возникающих при внезапном приложении касательных напряжений в сечениях, перпендикулярных слоям. В работе Вёлькера и Ахенбаха [76] определены касательные напряжения на границах раздела слоев и проведено сравнение с результатами решения по теории эффективных модулей, оперирующей с осредненными напряжениями. Результаты сравнения показаны на рис. 6. Видно, что для применимости метода головного импульса в действительности необходима только параболическая форма дисперсионной кривой низшей моды и при малых [c.373]

Представителем первой группы ОКГ может являться лазер на атомарном йоде, образованном при фотодиссоциации. Диссоциации подвергаются молекулы FgJ. В качестве источника света используются ксеноновые лампы. В одном из вариантов такого лазера ксеноновая лампа диаметром 1,6 см располагается на оси кварцевой трубки диаметром около 20 см последняя, в свою очередь, помещается в охлаждаемую алюминиевую трубку, торцы которой вакуумно изолируются при помощи оптически прозрачных плоскостей с соответствующими прокладками. Резонатор состоит из наружного алюминиевого зеркала и стеклянной пластины, имеющих необходимый коэффициент отражения. Излучение собирается и фокусируется параболическим зеркалом диаметром 30 см. Давление рабочего газа в трубке 15—30 мм рт. ст. При длине лазера 137 см энергия излучения в импульсном режиме равна 65 Дж, мощность излучения при длительности импульса 1,5 мкс оказывается 10 Вт, к. п. д. составляет 0,145% [128]. [c.66]

Чтобы получить выражение для толщины потери импульса Й2, нужно выбрать некоторый профиль скорости в пограничном слое. Преимущество интегрального метода состоит в том, что окончательное решение слабо зависит от формы профиля скорости. Опыт расчета ламинарного течения в трубах наводит на мысль, что в качестве профиля скорости в пограничном слое может оказаться вполне подходящим простой параболический профиль. И действительно, уже с помощью параболического профиля получается вполне удовлетворительное решение. Однако, если проанализировать дифференциальное уравнение -пограничного слоя (7-1) и заметить, что д и[ду на стен ке должна быть равна нулю, можно получить более точное решение. При параболическом профиле скорости д и1ду фО. Но уже для кубической параболы д и/ду —О. Рассмотрим профиль скорости в виде кубической параболы [c.116]

На рис. 2.5 приведено реальное распределение показателя преломления в параболических волокнах на основе SiOj — В2О3 при п - 5-10 см . Рис. 2.6 иллюстрирует уширение оптического импульса после прохождения им расстояния около 2,5 км. Входной оптический импульс возбуждает большое число (I, т) мод, и уширение описывается выражением (2.5.19). Эти данные взяты из работы [8], в которой исследовано также влияние важного явления меж-модовой связи на уширение импульса. [c.57]

Реальные решеточные и призменные компрессоры, как было показано в 4.2, осуществляют фазировку спектральных гармоник в параболическом приближении. Зависимости же ф(со), возникающие в процессе с )азовой самомодуляции, являются более сложными. В качестве иллюстрации на рис. 4.13а приведены зависимости s( o)= Л (со)и ф(со) для гауссовского импульса, испытавшего бездисперсионную фа- [c.187]

Где т — масса электрона. Учет периодического потенциала кристаллической решетки (метод Блоха) усложняет эту зависимость, приводя к разрывам параболической зависимости W p) в областях запрещенных энергий (см. рис. 1.4). Функция W p) непрерывна в различных интервалах пространства импульсов, называемых зонами Бриллюэна (например, при —n/a k n/a и др.), а при переходе от одной зоны Бриллюэна к другой терпит разрывы. Применение одноэлектронной зонной теории с блоховскими волновыми функциями хорошо оправдывается для кристаллов с s- и р-электронами, орбитали которых имеют большую пространственную протяженность и значительное взаимное перекрытие (в случае кристаллов с d- и /-орбиталями применять зонную теорик> нужно с осторожностью (см. 4.4)). [c.13]

Предельный случай поворота плоскости орбиты возникает, когда необходимо изменить направление обращения по исходной круговой орбите на обратное. В этом случае космический аппарат уходит в бесконечность по параболической траектории,затем (в бесконечности) изменяет направлениедвиже-ния на обратное и возвращается по той же параболе. Импульс тяги конечной величины возвращает космический аппарат на исходную круговую орбиту, но движение по ней теперь [c.175]

Прогибы на рис. 7.52 а рассчитаны при воздействии на внешнюю поверхность пластины импульсных нагрузок различных форм в момент времени t — тг/ 2шо) 1, 2—вогнутые параболический и прямоугольный импульсы с амплитудой = 10 Па с 3—синусоидальный с амплитудой q — V2 <7b 4—выпуклый параболический с амплитудой q" = 2q , 5 —вогнутый параболи-ческии с амплитудои q = bqi (импульсы с одинаковой равнодействующей). Здесь прогиб от вогнутого параболического импульса наибольший. [c.414]

От анализа падения тел Галилей в Дне четвертом Бесед переходит к баллистической задаче в ее простейшей постановке сопротивление среды отсутствует, тяжесть сообщает телу равномерно-ускоренное движение. Галилей начинает с решения вопроса о траектории тела (материальной точки, по современной терминологии) в сложном движении, слагаюш емся из равномерного горизонтального движения и естественно ускоренного движения, уже изученного им. Складывая перемещения и скорости по правилу параллелограмма, точнее сказать, прямоугольника, он доказывает, что траектория тела в этом движении — парабола,— открытие, сделанное им намного раньше издания Бесед . Кроме того, несмотря на ограниченность своих математических средств (геометрия в объеме Евклида плюс некоторые свойства параболы), ему удается доказать, что из всех параболических дуг вида bfd (рис. 9) с одинаковой горизонтальной амплитудой d (точка d фиксирована, фиксирована и вертикаль сЪ, из точек которой проводятся в d параболические дуги) движению с наименьшей горизонтальной скоростью соответствует дуга, у которой начальная точка находится на высоте, равной половине амплитуды . Но, как попутно доказывается для такой дуги, касательная к ней в точке d образует с горизонтом угол, равный половине пря-мого. Отсюда следует, что, обратно, подъем тела по этой параболической дуге из точки d в точку Ь требует, как выражается Галилей, меньшего импульса, чем подъем по дугам, исходящим из d и пересекающим вертикаль выше или ниже точки Ь. Далее ясно, что если мы будем бросать тела с одним и тем же импульсом из кон рчной точки под разными углами,, то наибольшую дальность полета... пoлyчиJ I при наклоне, равном половине прямого угла Кроме этого замечательного результата, Галилей тут же дает основы для вычисления первых теоретических таблиц стрельбы и приводит построенные им таблицы. [c.93]

Расчетами по программе UNIVALVE было последовательно показано, что при комбинациях / ап = 0,00762 мм, п = 35 и Ran = 0,0l27 мм, п = 30 (см. выражение (4)) получаются почти одинаковые кривые перемещение—импульс. Другие комбинации параметров в данном диапазоне приводят к кривым, лежащим в области, которая представлена на рис. 6 отрезками вертикальных прямых. Размер отрезка увеличивается при возрастании импульса и уменьшении толщины оболочки. Однако обычно расчетчика интересует область низких значений импульсов, которой соответствует параболическая кривая импульс—перемещение, В этой области вертикальные отрезки, соответствующие отклонениям от кривой, весьма малы поэтому данные для расчетов достаточо точны. [c.196]

На основе [33, 34] можно считать установленным, что в катодный импульс тока происходит активация титана вследствие восстановления пассивирующего слоя кислорода. В следующий анодный цикл наряду с реакцией ионизации металла протекает адсорбция кислорода. При этом скорость роста новой фазы на поверхности металла может определяться скоростью диффузии пассивирующих частиц к поверхности электрода [18]. Другими словами, коррозия титана за отдельный импульс является параболической функцией длительности анодного цикла. Однако необходимо заметить, что подобные представления допустимы при двух условиях во-первых, образование пове1)хностного слоя кислорода происходит мгновенно, и, следовательно, в измеряемую величину коррозии не входят потери металла за время завершения адсорбции первого слоя кислорода, во-вторых, на поверхности металла возникает более чем мономоле-кулярный слой кислорода. Разумеется, допущение о мгновенной адсорбции кислорода с учетом известной зависимости скорости адсорбции частиц от времени [43] не может быть принято. Можно лишь предполагать, что вследствие медленного процесса перезаряжения двойного электрического слоя после изменения полярности тока необходимый анодный потенциал электрода достигается недостаточно быстро. Действительно, несмотря на все меры, которые были приняты для уменьшения постоянной времени поляризующей цепи, потенциал электрода смещался из каТодной области в анодную довольно медленно (рис. 6). [c.22]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...