Функция дрейфа

Известно, что решение уравнения движения агрегата при моменте Мпр в виде (1), получаемое на аналоговой вычислительной машине, имеет по ряду причин (неточность воспроизведения нелинейных функций, дрейф нулей у операционных усилителей и др.) ограниченную точность. Максимальная относительная погрешность может оказаться равной 1% или быть близкой к 10%, причем нет непосредственной возможности оценить ее более достоверно. Метод Ньютона-Канторовича позволяет уточнить такое решение, ибо возможность использования этого метода не зависит от рода причин, вызвавших погрешность в уточняемом им решении. Приведем соотношения, представляющие этот метод в применении к уточнению решения при установившемся движении агрегата. Уравнение движения агрегата при моменте М р в виде (1) можно записать как [c.61]

Анализ корреляционных функций дрейфующих коэффициентов регрессии b показывает, что время спада Tq коэффициента составляет 40-—45 ч, >1 — 20—35 ч, Ь — Ь—10 ч, 63 — 10—20 ч. Корреляционные функции коэффициентов регрессии Ь(, и можно аппроксимировать показательными и экспоненциальными функциями, а других коэффициентов — экспоненциальными функциями, содержащими периодический параметр sin т или eos jit. [c.134]

Фруда число 169, 171 Функция дрейфа 295 [c.355]

Используя соотношение d = УbJ b dx, справедливое на линии тока, преобразуем выражение для функции дрейфа к виду [c.113]

В эти начальные условия входят функция дрейфа Ад и потенциал 9 (z), зависящие от конкретной формы затупления передней кромки. Для определенности выберем в качестве формы пластины полубесконечное тело, ограниченное предельной линией тока при обтекании источника интенсивности q = /2п, которое далеко вниз по потоку имеет постоянную толщину, равную единице. Однако из-за медленного (логарифмического) затухания потенциала источника на бесконечности, функция дрейфа для такого тела оказывается бесконечной везде кроме бесконечно удаленной точки. Для улучшения сходимости интеграла для До контур тела был изменен путем добавления стока интенсивности q = -1/2я на большом расстоянии сЦп вниз по потоку за источником, В результате получился сильно вытянутый овал, передняя часть которого практически совпадает с исходным телом. Обтекание этого овала рассматривалось в качестве модели основного течения в окрестности передней кромки, а в качестве Aq(z) использовалась функция дрейфа, найденная в середине овала. Эта функция представляется в виде интеграла [c.118]

Чтобы удалить большинство растворенных в вольфраме газов, необходимо нагреть его в вакууме до температуры около 2200 °С и откачивать в течение примерно двух часов (здесь и в -последующем при обсуждении изменений в вольфраме приводится истинная температура, а не спектральная яркостная температура). После такой обработки основная часть оставшегося в стеклянной оболочке лампы газа будет появляться из молибденовых или никелевых вводов, которые остаются при более низкой температуре, или из стекла. Нагретый вольфрам выделяет следующие газы (в порядке их концентрации) азот, окись углерода и водород. Присутствие их в твердом растворе всегда увеличивает электрическое сопротивление металла. Если после отпайки лампы имеет место чрезмерная дегазация вольфрама, обычно наблюдается гистерезис соотношения со-противление/температура. Этот гистерезис происходит следующим образом. При высоких температурах газ выделяется из глубины металла диффузией к поверхности и испарением. При охлаждении тот же газ, если он не был удален откачкой или абсорбирован в другом месте, конденсируется на поверхности вольфрама и начинает диффундировать обратно в металл, увеличивая тем самым его сопротивление. Скорость, с которой происходят все эти процессы, является экспоненциальной функцией температуры. Для ламп, используемых в области до 1800 °С, дрейф сопротивления при охлаждении, скажем до 1200 °С, может происходить в пределах нескольких дней как результат недостаточной дегазации в начальной стадии или последующей течи. [c.353]

Нйя й поэтому МОЖНО ввести поправку [43]. Долговременный дрейф яркостных температур ниже 1500 °С незначителен, но он возрастает примерно до 0,02 °С за 100 ч при 1600 °С, 0,08 °С при 1700 °С и 0,15°С при 1770 °С. Эти величины типичны для вольфрамовых ленточных ламп, так что температура выражается как функция только величины постоянного тока. Это вполне адекватный метод. Он устраняет трудности проведения точных измерений напряжения на вводах при наличии температурных градиентов. Для конструкции лампы, показанной на рис. 7.19, соотношение ток/температура может быть выражено полиномом четвертой степени для вакуумных ламп в области от 1064 до 1700 °С, а для газонаполненных ламп — в области от 1300 до 2200 °С. Для ламп конкретной конструкции коэффициенты полиномов варьируются слабо, что обеспечивает удобный контроль в процессе градуировки [1,26]. [c.359]

Рис. 63. Первое прочтение два типа траекторий движения под действием силы тяжести (направленной вниз) при наличии магнитного поля, ортогонального плоскости (промежуточный вариант — траектория типа циклоиды). Наблюдается не падение, а дрейф. Левый рисунок, в отличие от правого, действителен лишь до тех пор, пока модуль начальной скорости не превосходит некоторого предела, при превышении которого траектория сразу пойдет вверх. Второе прочтение рисунка изменение углов прецессии и нутации в случае Лагранжа. Причина качественного сходства траекторий в обеих задачах — наличие линейных по скоростям членов в функциях Лагранжа и Рауса соответственно

Подведем некоторые итоги. Результаты эксперимента наряду с аргументами х, у. .. зависят от стабильности а и времени т. Оба эти фактора (а и т) создают фон, затрудняющий работу экспериментатора и подчас трудно устранимый. Особенно это относится к дрейфу т, который связан с коренными особенностями конструкции и ее технологических функций. [c.128]

Необходимо отмстить, что использование данной целевой функции в некоторых задачах оптимизации формы конструкции не всегда приводит к успеху, так как точка (точки) максимальных напряжений в конструкции заранее не известны, и при изменении формы тела происходят соответствующие дрейфы максимумов напряжений. От этого недостатка можно избавиться, если использовать целевую функцию следующего вида [c.109]

В случае слабого электрического поля функция распределения электронов не зависит от его величины. Скорость дрейфа в этом случае выражается точной формулой Ланжевена [c.83]

Таким образом, характерное время прохождения ламеллой пути от одной горловины до другой зависит от приложенного перепада давления. Само же периодическое движение скачкообразно в том смысле, что время медленного дрейфа ламеллы много больше времени ее проскока через расширение поры. Особенно ярко скачкообразный характер движения проявляется при перепадах, близких к критическому Ар 2тг/ . В этом случае дрейф вблизи горловины поры занимает почти весь период времени и только малую ее часть ламелла тратит на то, чтобы преодолеть путь от точки, где ее смешение /э = тг/2 и возвращающая лапласовская сила максимальна, до следующей горловины (рис. 7.1). Средняя скорость ламеллы в таком скачкообразном движении становится нелинейной функцией внешнего перепада давления [c.140]

К нормируемым метрологическим характеристикам тензорезисторов относятся функция преобразования деформаций и чувствительность при нормальной температуре относительная поперечная чувствительность функция влияния температуры на чувствительность ползучесть механический гистерезис температурная характеристика сопротивления дрейф выходного сигнала сопротивление изоляции. Тензорезисторы являются средством измерения, конкретные экземпляры которых не тарируются, а их метрологические характеристики определяются статистически и выражаются в основном в виде средних значений и средних квадратических отклонений в выборке, распространяемых на всю партию. [c.273]

В релаксационном методе для случая стационарного состояния скорость изменения функции распределения фононов вследствие дрейфа фононов при наличии температурного градиента приравнивается скорости изменения этой функции вследствие процессов рассеяния. Для каждого значения д предполагается, что релаксация к равновесию за счет рассеяния происходит по экспоненциальному закону и не зависит от отклонений от равновесия во всех других модах, даже если эти моды участвуют во взаимодействиях, приводящих к релаксации. [c.42]

В случае постоянного электрического поля левые части уравнений (7.1.78) равны нулю, и, следовательно, из этих уравнений можно найти стационарную скорость дрейфа и электронную температуру = 1/ как функции электрического поля Е при заданной температуре решетки Т = 1//5, а затем вычислить стационарный ток в системе. Для этого нужно, конечно, иметь явные выражения для кинетических коэффициентов. Если рассматривать подсистемы электронов и фононов как квантовые газы, то кинетические коэффициенты легко вычисляются (см. [167]). Однако даже в этом простейшем приближении зависимость кинетических коэффициентов от Е и Т оказывается весьма сложной, и уравнения баланса приходится решать численными методами. Результаты таких расчетов, приведенные в работах [115, 118, 167], хорошо согласуются с экспериментальными данными. [c.104]

Механизмы односторонне направленных движений пузырей, обусловленные волнами на свободной поверхности жидкости. Анализ системы (8), которая приведена к стандартной форме для последующего применения метода усреднения, показывает, что в шестом уравнении имеется произведение гармонических с частотой колебаний полости членов. Это последнее произведение описывает механизм односторонне-направленного перемещения пузырей в жидкости, в которой колебания центра масс пузырька и пульсации его радиуса происходят с одинаковой частотой. Именно этот механизм и лежит в основе дрейфа пузырей в трубе, заполненной вязкой жидкостью, когда перепад давлений на концах трубы — периодическая функция времени. Все движения, исследованные в предыдущем разделе 1, обусловлены действием именно этого механизма. Что касается движений пузырей в баках, то действие этого механизма приводит к возникновению вибрационной силы, обеспечивающей затопление пузырей. Она может быть вычислена исходя из исследования одномерных уравнений движения пульсирующего пузыря. По-видимому, впервые данная вибрационная сила была описана еще в пятидесятых годах прошлого века в работе [2].Члены, определяющие [c.319]

При построении экспериментальных планов в условиях непрерывного дрейфа предполагается, что действие неуправляемых факторов выражается в смещении поверхности отклику V (X) без ее деформации, а функция дрейфа т]г = М [У/Х] = ф (О может быть представлена полиномом невысокой степени. Используя априорную информацию о характере дрейфа, можно исключить его влияние, планируя эксперимент ортогонально к дрейфу. В этом случае задача планирования сврдится к построению плана, обеспечивающего получение наилучших оценок э( ектов управляемых факторов, которые были бы ортогональны эффектам дрейфа. Многофакторные планы в условиях дрейфа можно строить на базе любой подходящей ортогональной системы функций. Математическая модель изделия представляется в виде разложения по выбранной системе ортогональных функций, часть их используется для описания дрейфа, а часть системы функций — для варьирования управляемыми факторами, т. е. образованйя плана. Боксом [41 ] был предложен метод построения планов для оценки поверхности отклика в условиях дрейфа, основанный на использовании полиномов Чебышева. Сущность метода заключается в следующем. Функция дрейфа 11< = Ф (О на интервале Т описывается полиномом порядка [c.26]

Весьма эффективным оказалось распространение идеи Бокса на использование в условиях дрейфа планов полного факторного эксперимента [31, 41 ]. А. Н. Лисенковым прказано, что для представления N значений функций линейного дрейфа при использовании матриц типа 2 требуется к первых вектор-столбцов такой матрицы, т. е. функция дрейфа т) имеет вид [c.27]

Функция J ссг) называется функцией дрейфа (driit flux G. Wallis, 1969), и она считается известной. Для заданных /(аг) и W(t) уравнение дрейфа позволяет определить a it, z). Далее определяется z) и z), затем из (8.1.4) определяется [c.295]

Здесь А( , г z) - функция дрейфа Лайтхилла, а У( , Г , z) - интеграл уравнений для линий тока [c.113]

Рис. 5.39. Средняя скорость дрейфа как функция температуры тренировки для бусинковых (I) п дисковых (2) термисторов [62].

Рис. 5.40. Средняя скорость дрейфа как функция сопротивления при 30 С для бусинковых а) и дисковых 6 термисторов [62].

В области низких температур электроны и дырки, локализованные на диекретных уровнях, м огут перемещаться по кристаллу лишь путем прыжков (перескоков) с одного уровня на другой. Для преодоления потенциального барьера, разделяющего примесные атомы, требуется энергия активации. В случае малой концентрации примесных атомов расстояния между ними получаются большими, а поэтому вероятность перескока оказывается небольшой и значения подвижности (скорость дрейфа носителей заряда в электрическом поле с напряженностью 100 В/м) также очень малы. Прыжковую проводимость можно обнаружить лишь при настолько низких температурах, что концентрация свободных носителей заряда становится совсем небольшой (но при Т = 0 тепловая активация невозможна). Представление об изолированных атомах примеси оправдано лишь в том случае, если не перекрываются ни их силовые поля, ни волновые функции электронов, локализованных на этих уровнях. [c.120]

Возникновение тока в проводнике свидетельствует о том, что под действием 1юля электроны приобретают направленное, движение и их функция распределения по состояниям изменяется. Такое направленное движение называют дрейфом электронов, а среднюю скорость этого движения — скоростью дрейфа Уд. Вычислим ее. [c.180]

Как и в невырожденном газе, расссеяние носителей приводит к хаотизации их скоростей и симметризации функции распределения когда фермиевское распределение смещается под действием внешнего поля, перебросы электронов при рассеянии из правой части распределения (рис. 7.1, б) преобладают над обратными перебросами. В результате совместного действия внешнего поля и процессов рассеяния устанавливается некоторая скорость дрейфа носителей [c.184]

Для выделения сигналов, соответствующих легким лопастям неуравновешенного вентилятора и последующей выработки воздействий, устраняющих неуравновешенность, переменное напряжение усилителя преобразуется в постоянное. Функции преобразования осуществляет фазочувствительный демодулятор, выполненный по двухполупериодной схеме на полупроводниковых ключах Tl — Г4. Схема отличается малым дрейфо 5 и по сравнению с кольцевым диодным демодулятором имеет более высокий коэффициент передачи, с выхода демодулятора сигнал поступает в схему управления электродвигателями ЭДв и ЭДв% на валу которых укреплены червячные впиты. Управление осуществляется с помощью однополярных усилителей мощности, выполненных на иолуироводниковых триодах Г5 — T a и Ty — Т2. Такая схема позволяет автоматически выделить сигнал, соответствующий легкой лопасти, и привести в действие электродвигатель, который обеспечил бы вращение червячного винта соответствующего резервуара и выдавливание из него уравновешивающего материала в найденную легкую лопасть вентилятора. [c.108]

С увеличением электрич. поля растёт как скорость направленного движения (дрейфа) Г. э. так скорость их хаотич. теплового движения v - При малой неупру-гости рассеяния па фоыонах скорость остаётся большой по сравнению с даже в сильных полях, что позволяет найти функцию распределения Г. э. по энергии в аналитич. виде и зависимость отЕ. При большой же неупругости а в сильных полях —величины одного порядка в аналитич. решение получить не удаётся. [c.520]

Влияние температуры металла. Для анализа поведения функции f(k) при изменении температуры воспользуемся физической моделью дрейфа границ как основного механизма релаксации и предположим, что движущие силы процесса постоянны, Ох=соп81. Придадим времени г смысл времени релаксации Х, как это уже было нами сделано в разделе 4.4 при разработке методики экспериментального определения ДА,). Это вполне обоснованно, поскольку выражение (3.44) способно описать и время, за которое напряжения в металле уменьшаются в е раз, т.е. именно время релаксации. [c.168]

Равномерная функция характерна для погрешностей вследствие округления отсчетов до целого делення при ручной компенсации по прибору дискретными регуляторами уравновешивающей величины, от зазоров в механически сочленяемых элементах приборов. Эту функцию принято приписывать погрешностям вследствие колебаний напряжения силовой сети, температуры окружающей среды в установленных пределах а также всем видам малых неисключенных остатков систематической погрешности. Несимметричная равномерная функция соответствует погрешностям от изменения напряжения первичных и вторичных гальванических элементов, дрейфа выходных величин при разогреве за короткое время. [c.292]

Прежде чем приступить к расчету этого распределения, заметим, что плотность электронов Ne в выражении для Wp [см. (3.35)] может быть представлена как функция плотности тока J и скорости дрейфа Удрейф следующим образом [c.148]

Существуют различные интерпретации нелинейных стохастических дифференциальных уравнений. Наиболее известными являются интерпретации Ито [91] и Страто-новича [36]. Краткие сведения об этих интерпретациях приведены в приложении 9Г. Отметим, что с чисто математической точки зрения выбор интерпретации есть, в значительной мере, вопрос удобства. Имея систему стохастических уравнений, записанную в какой-то одной интерпретации, нетрудно, следуя хорошо известным правилам, переписать ее в любой другой интерпретации. Более серьезной проблемой является построение в явной форме нелинейных стохастических уравнений, описывающих данную систему, и определение свойств случайных источников. Тогда выбор интерпретации стохастических уравнений становится физическим вопросом. Для его решения естественно исходить из микроскопического описания системы. Как мы видели, такой подход позволяет вывести уравнение Фоккера-Нланка для функции распределения флуктуаций, в котором корреляционные функции микроскопических потоков определяют коэффициенты дрейфа и диффузионную матрицу. С другой стороны, уравнение Фоккера-Нланка можно вывести непосредственно из стохастических уравнений (см., например, [72, 146]). [c.238]

Ниже исследуются две адаптивные задачи синтеза систем ядерной кинетики в процессе нейтронного размножения, когда 1) один из параметров системы кинетики испытывает неизвестный дрейф во времени и 2) детерминированное ограниченное возмуш ение, дей-ствуюш ее на систему, также представляет собой неизвестную (неиз-меряемую) функцию времени. [c.335]

Один из интегралов этих уравнений есть функция тока (1), где постоянная т задает начальное и конечное расстояние частицы от линии движения центра цилиндра. Тогда из формул (1) и (2) находим величииу дрейфа в виде [c.227]

Дрейф пузырьков в колеблющейся вязкой жидкости. В дальнейшем ограничимся рассмотрением лишь таких частных решений системы (8), которые описывают движения, близкие к следующему. Центры пузырьков в поступательном движении совершают колебательные движения малой амплитуды, частично увлекаясь колебаниями несущей среды, и вместе с тем двигаются односторонне направленно относительно этой среды. Это последнее односторонне направленное движение может происходить со скоростями, значительно меньшими, чем масштаб скорости госо, т. е. их безразмерные значения существенно меньше единицы. Целью последующего исследования является определить направление и порядок величин скоростей этого односторонне направленного движения, если оно имеет место. В пульсационном движении каждый пузырек совершает колебания, состоящие из колебаний с собственной частотой и вынужденных — с безразмерной частотой, равной 1, обусловленных колебаниями давления в несущей среде. Амплитуды колебаний с собственной частотой изменяются медленно, т. е. их производные по времени существенно меньше единицы. Амплитуда вынужденных пульсаций пузырьков постоянна. В дальнейшем принимаем, что частота существенно отличается от частоты вынужденных колебаний под действием колебаний давления в окружающей жидкости, т.е. ф 1. Согласно описанной выше гипотезе о характере движения принимаем, что диапазоны изменений параметров /, Ке, Е и значений неизвестных функций г = г т), г = г т) и а = а (г) [c.752]

Смотреть страницы где упоминается термин Функция дрейфа : [c.303] [c.355] [c.296] [c.303] [c.113] [c.250] [c.131] [c.297] [c.98] [c.474] [c.439] [c.101] [c.127] [c.223] [c.28] [c.361] [c.638]

Динамика многофазных сред. Ч.2 (1987) -- [ c.295 ]

Динамика многофазных сред Часть2 (1987) -- [ c.295 ]

ПОИСК

Дрейф 100, XIV

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...