Формула Милликена

Милликен приводит значение А = 0,864, однако при вычислении длины свободного пробега по значению коэффициента вязкости он пользовался устаревшей зависимостью Максвелла р, = 0,35 p i, тогда как в настоящее время наиболее точной считается формула Чепмена р = 0,499 p i, что и дает А = 1,22. [c.146]

На рис. 11 показаны для сравнения кривые, соответствующие результатам, полученным для коэффициента сопротивления сферы при помощи вариационного метода, и полуэмпирической формулы для С-о, предложенной Милликеном [30] для интерполяции его экспериментальных данных. На этом я е рисунке построены кривые, соответствующие классическим результатам Стокса и интерполяционной формуле Шермана [c.236]

Рис. 11. Сравнение результатов, полученных для сопротивления сферы. Сплошной линией показано вариационное решение модельного уравнения БГК, штриховой — формула, предложенная Милликеном [30] для интерполяции его экспериментальных данных, пунктирной — классическое решение Стокса, штрихпунктирной — формула Шермана. Здесь К — радиус сферы в единицах 0 (2ЯТ) /2, Сх) — коэффициент сопротивления и см — го свободномолекулярное значение.

На рис. 49 представлены результаты для коэффициента сопротивления сферы Со, вычисленные вариационным методом и по полуэмпирической формуле, предложенной Милликеном [136] для интерполяции его экспериментальных данных. Там же приведены результаты, соответствующие классической формуле Стокса и интерполяционной формуле Шермана для коэффициента сопротивления. Последняя имеет вид [c.420]

Милликен получил значения А = 2,5, В = 5,0, почти не отличающиеся от тех, которые считаются наиболее надежными в настоящее время (сМ. выше стр. 234). Далее, согласно его оценкам отклонения профиля средней скорости в круглой трубе от значений, даваемых формулой (5.25), начинаются примерно при т] = 0,1 (т. е. после изменения значения т на 10%), причем при всех т) они не превосходят 10% от соответствующего значения й(г). Несмотря на то, что количество экспериментальных данных о профиле скорости в круглых трубах к настоящему времени заметно выросло по сравнению с 1938 г. (см. по этому поводу, например, обзорную статью Хинце (1962)), эти выводы Милликена й сейчас полностью остались в силе. [c.257]

Пограничные слои на телах вращения. Расчет турбулентного пограничного слоя, возникаюш его на теле враш,ения при его обтекании в осевом направлении, впервые был выполнен при помоп1 и теоремы импульсов К. Б. Милликеном [ ]. Соответствуюш ее уравнение импульсов уже было указано в 2 главы XI [уравнение (11.41)]. Э. Труккенбродт [" Ч показал, что если применить теорему энергии, то так же, как при расчете плоских пограничных слоев, для вычисления толп1 ины потери импульса можно вывести квадратурную формулу. Обозначим длину дуги вдоль меридианного сечения через х, а радиус поперечного сечения, перпендикулярного к оси,— через Я х). Тогда квадратурная формула будет иметь следуюш ий вид [c.620]

По теории эффекта Комптона одновременно с рассеянием кванта должно иметь место и отбрасывание электрона со скоростью v (электрон отдачи). Действительно такие электроны удалось наблюдать по методу камеры Вильсона, так как скорость этих электронов достаточна, чтобы вызвать ионизацию воздуха. Комптон и Саймон (1925 г.), пользуясь этим методом, изучили распределение направлений первичных и рассеянных квантов и электронов отдачи. Результаты оказались в полном согласии с приведенной теорией столкновения, расхождение между опытным и теоретическим определением направления полета электрона лежало в пределах О—20 , что следует считать весьма удовлетворительным для этого трудного опыта. Описанный опыт, так же как и специальный опыт Боте (1925 г.) показали, что акт рассеяния и акт электронной отдачи локализованы и в пространстве и во времени, как два совпадающих акта, что заставляет признать описываемый процесс элементарным, а не статистическим. На основании этих уже опытных данных следует считать неудовлетворительным классическое истолкование изменения длины волны при рассеянии, как результат явления Допплера, т. е. рассеяние электронами, приведенными в достаточно быстрое движение. Наоборот, с данными опыта вполне согласуется развитая квантовой механикой теория рассеяния рентгеновских лучей свободными электронами. Она не только подтверждает выводы, полученные при помощи упрощенного рассмотрения явлений на основании гипотезы световых квантов, но и приводит к количественным заключениям относительно интенсивности рассеянного света (Дирак, 1926 г., и Клейн и Ниши-на, 1929 г., применившие новую релятивистскую квантовую механику Дирака). Установленная этими теориями зависимость коэфициента рассеяния от направления наблюдения и длины волны хорошо подтверждается измерениями в весьма широком HHTepBajfe частот, вплоть до очень жестких у-лучей. В области наиболее коротких волн (см. Носмические лучи) формула Дирака-Клейн—Нишина дает пока единственно применимый, хотя и не вполне надежный, метод определения длины волны (Милликен, 1927 г.). [c.71]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...