Ударные волны в ширина фронта

Рассмотрим некоторые вопросы, связанные с природой упрочнения металлов при взрывном нагружении без значительной видимой остаточной пластической деформации. Приложенное к (металлу высокое давление с большой скоростью распространяется в нем в виде ударных волн. На рис. 6 показал предполагаемый профиль ударной волны [2] (Ах — эффективная ширина фронта ударной волны). Под шириной фронта ударной волны понимают толщину тонкого слоя материала, в котором происходит переход вещества из начального состояния (Ро, ) в конечное (Р, У). Ширина этого фронта в металлах, по данным 2, 3], не больше 10 см. При этом величину объемной пластической деформации можно подсчитать по [c.8]

Рассмотрим плоское одномерное течение вязкого и теплопроводного газа в системе координат, в которой фронт ударной волны покоится. Ширина фронта очень мала по сравнению с характерными масштабами длины для всего газодинамического процесса в целом, например, по сравнению // с расстоянием от фронта ударной волны до поршня, толкающего газ и создаю- л щего волну. ° [c.71]

Сравнивая полученное значение б/ во влажном паре с толщиной скачка уплотнения в реальном газе, можно заметить, что это величины примерно одного порядка. Действительно, ширина фронта сколь угодно сильной ударной волны в реальном газе не может стать меньше длины свободного пробега молекул, так как молекулам газа, набегающего на разрыв, необходимо совершить по крайней мере несколько соударений, чтобы рассеялся направленный импульс и кинетическая энергия направленного движения превратилась в тепло. [c.195]

Уравнение движения (7.5) для атомов цепочки в [18] решались численно для случая, когда она подвергается стационарному сжатию с одного из концов. Это достигалось тем, что первому атому цепочки задавалась некоторая постоянная скорость и. Такое сжатие вызывает появление ударной волны, которая будет распространяться по цепочке. В гармоническом приближении фронт ударной волны имеет осциллирующий профиль с увеличивающейся по мере распространения шириной импульса. Авторы отмечают, что гармоническая цепочка по многим физическим причинам непригодна для описания распространения ударных волн в реальных кристаллах. В частности, это связано с тем, что в такой системе энергия каждой гармонической компоненты является константой движения и не существует механизма перераспределения энергии среди различных компонент. Кроме того, только ангармонические члены в выражении для потенциала ответственны за обострение начального импульса сжатия. Следовательно, любая реальная модель распространения ударных волн должна основываться на ангармонической модели цепочки, т. е. нелинейность потенциала взаимодействия атомов принципиально важна. [c.210]

Поле течения, включая фронт ударной волны, можно условно разделить на четыре части, как показано на фиг. 13.5. Невозмущенный газ перед ударной волной отмечен как зона 1. Зона 2 представляет ту часть фронта ударной волны, в которой устанавливается равновесие по поступательным степеням свободы и которая для сильных скачков имеет ширину около двух длин свободного пробега. В зоне 3 происходит установление равновесия различных внутренних степеней свободы атомов газа, а в зоне 4 снова пред- [c.472]

Ударные волны, проходя через металлы и сплавы, подвергают их особому воздействию, обусловленному спецификой прохождения волны через кристаллическую решетку металла. Прежде всего с изменением давления изменяются условия фазового равновесия. Поэтому под воздействием ударных волн в сплавах могут возникать фазовые превращения. Кроме того, при прохождении ударной волны материал, сжатый под действием волны, отделен от несжатого материала очень тонкой прослойкой, соизмеримой с шириной фронта волны, поэтому возникают различная деформация решетки и высокие напряжения сдвига, генерирующие большое число дислокаций [93]. [c.45]

Система 2-разрядных контуров служила для создания двух зон светящегося газа в камере низкого давления. Это позволяло производить измерения скорости в двух местах ударной трубы. Протяженность каждой зоны составляла 30—40 см. Регистрация затухания свечения производилась при помощи фотоэлектронных умножителей ФЭУ-19М. Расположение умножителей показано на рис. 1. ФЭУ № 1 и № 8 служили для измерения скорости ударной волны в разных местах ударной трубы (об измерении скорости ударных волн смотри статью этого сборника Измерение скорости ударных волн в разреженных газах ). ФЭУ № 9 и № 10 служили для регистрации исследуемого импульса. Сигнал с каждого ФЭУ подавался на три осциллографа. Это позволяло получать временный ход затухания свечения, форму исследуемого импульса и форму фронта. Разрешающее время ФЭУ с системой двух щелей шириной 1 мм, расположенных на расстоянии 10 см, не превышало 2 мксек. -Питались ФЭУ от выпрямителей ВВС-1. [c.141]

Физически ясно, что в сильных ударных волнах ширина скачка уплотнения, в котором под действием сил вязкости происходит ударное сжатие, всегда порядка пробега молекул ). Проще всего это уяснить, если рассмотреть ударную волну в системе координат, в которой газ за фронтом покоится (в системе координат, связанной с поршнем) или, что то же самое, рассмотреть торможение высокоскоростного газового потока, набегающего на неподвижную стенку. Кинетическая энергия направленного движения молекул (кинетическая энергия гидродинамического движения) при торможении превращается в кинетическую энергию хаотического движения, т. е. в тепло. Для торможения быстрых молекул, направленные скорости которых гораздо больше начальных тепловых (что и соответствует высокой амплитуде волны высокой сверхзвуковой скорости волны), достаточно нескольких газокинетических соударений, так как в каждом ударе молекула в среднем меняет направление своего движения на большой угол. Поэтому после нескольких соударений направленный импульс молекул почти полностью рассеивается и скорости становятся хаотическими. [c.361]

В достаточно сильной ударной волне, в которой газ нагревается до высоких температур, существенную роль играют излучение и лучистый теплообмен. Строение фронта при зтом еще более усложняется. Ширина фронта определяется наиболее крупным масштабом, характеризующим переходный процесс, связанный с лучистым теплообменом длиной пробега излучения, которая обычно во много раз больше газокинетических пробегов частиц. [c.362]

Воздух представляет собой смесь двух двухатомных газов азота и кислорода (79 и 21% по числу молекул). В ударных волнах, амплитуды которых соответствуют конечным температурам 3000—8000° К, наблюдается значительное расширение фронта ударной волны вследствие диссоциации молекул азота и кислорода. Помимо реакций диссоциации, в нагретом воздухе протекает реакция окисления азота. Определение профилей газодинамических величин во фронте волны и ширины фронта требует совместного решения уравнений кинетики всех этих реакций. [c.388]

Максвелловские распределения в электронном и ионном газах устанавливаются весьма быстро, за время порядка времени между соударениями частиц ). Выравнивание же температур обоих газов вследствие огромного различия масс электронов и ионов происходит гораздо медленнее. Этот релаксационный процесс и определяет ширину фронта ударной волны в плазме. [c.398]

В работе [45] рассматривалась структура фронта слабой ударной волны в плазме с учетом только диффузии электронов, сдерживаемой электрическими силами, но без учета вязкости и теплопроводности, подобно тому как это делал Каулинг [22] для смеси электрически нейтральных газов (см. 5) ). Как и там, диффузия обеспечивает размазывание ударного разрыва не слишком большой интенсивности. Благодаря сдерживающей роли электрического поля ширина переходного слоя получается меньшей, чем в смеси нейтральных газов. [c.406]

Ширина фронта ударной волны, в которой лучистый теплообмен играет существенную энергетическую роль, определяется длиной пробега света — самым большим масштабом длины. В каком-то смысле можно говорить о релаксации излучения во фронте ударной волны, об установлении равновесия излучения с веществом за фронтом. [c.408]

В предыдущей главе, при изучении структуры фронта ударной волны в газе с замедленным возбуждением некоторых степеней свободы, мы уже имели возможность познакомиться с одной из простейших задач динамики неравновесного газа. Параметры за фронтом ударной волны в области, где устанавливается полное термодинамическое равновесие, не зависят от механизма и скоростей неравновесных процессов, однако кинетика этих процессов существенным образом сказывается на распределении гидродинамических величин в неравновесной области и ее ширине. Искажения газодинамических потоков, вносимые неравновесными процессами, связаны главным образом с изменениями теплоемкости и эффективного показателя адиабаты неравновесного газа, от которых зависит ход газодинамического процесса. Влияние показателя адиабаты на газодинамические решения можно видеть на примерах тех задач, которые были рассмотрены в гл. I. Так, при нестационарном истечении газа из трубы в пустоту скорость истечения ранее покоившегося газа равна [c.423]

Расходящиеся сферическая и цилиндрическая волны при определенных условиях образуют ударную волну, а именно, при надлежащем подборе радиусов пульсирующих сферы и цилиндра, амплитуды и частоты гармонических пульсаций. Так как обе тенденции изменения ширины фронта ударной волны в расходящихся волнах однонаправленны, то образовавшиеся ударные фронты весьма быстро рассасываются и при достижении безразмерной шириной фронта б величины порядка я волны вновь становятся синусоидальными. Амплитуды волн при этом уменьшаются, как г- оЖе, так что за координатой рассасывания ударного фронта (в третьей области распространения волны) вполне правомерно описание распространения расходящихся волн законами линейной акустики. [c.79]

Напомним, что эффективная ширина фронта ударной волны в случае линейной вязкости выражается формулой [c.136]

В случае отсутствия модуляции интенсивности лазерного излучения обе границы фронта ударной волны движутся с постоянной скоростью D. При наличии модуляции граница фронта, соприкасающаяся с плазмой, продолжает двигаться со скоростью D, а внешняя граница фронта движется со скоростью D (t) = D-x,iD o" (l + у)" sin ( uf)-Ширина области поглощения ( также будет промодулирована с амплитудой модуляции + у) , что будет вносить в ширину фронта волны поправку е ". [c.182]

В этом смысле процессы, отграничивающие некоторый интервал состояний, характеризуют лишь предельно возможные формы перехода влажного пара через фронт скачка уплотнения. Ширина интервала, естественно, определяется степенью приближения граничных процессов к реальным явлениям, возникающим в ударной волне. [c.237]

Решалась система уравнений движения невязкого нетеплопроводного совершенного газа и двух кинетических уравнений аррениусов-ского типа для реакций, одна из которых включается при прохождении фронта ударной волны и определяет время задержки начала второй реакции, идущей с тепловыделением. Константы в кинетических уравнениях подбирались так, чтобы моделировать горение разбавленной кислородо-водородной смеси. За масштаб длины была выбрана ширина зоны индукции для одномерной волны нормальной детонации, за масштаб времени = К/где д — тепловой эффект реакции. Расчеты проведены для двух значений ширины по л у полосы, равных 12 и 20 выбранным масштабам длины. На рис. 53 показано развитие по времени структуры фронта волны детонации для случая [c.164]

Найдена структура стационарных ударных волн умеренной интенсивности в жидкости с горячими твердыми частицами. Показано, что возможны как монотонные, так и осцилляционные режимы изменения параметров течения и отдельных фаз в зоне релаксации за передним фронтом волны сжатия. Для размера включений порядка 1 мм ширина структуры стационарных волн получилась равной 30 40 см. [c.740]

Как нетрудно видеть, решение (13.37) соответствует представлению среды в виде жидкости с объемной вязкостью, вызываемой инерционной релаксацией (см. (8.31), а также [311]). Согласно (13.37) ширина размывающегося фронта слабой ударной волны при < > т определяется формулой [c.120]

Для оценки ширины стационарного релаксационного слоя ударной волны необходимо решить систему интегралов (17.7)—(17.9) и нелинейного дифференциального уравнения (17.11) при начальных условиях, определяемых соотношениями на фронте ударной волны (17.24)—(17.27), при = 0. Из-за нелинейности системы приходится прибегать к численным методам, причем удобнее представить интегралы (17.17)—(17.19) также в виде дифференциальных соотношений [c.148]

Ширина фронта ударной волны 6 оценивалась как б = . На рис. 13 построены 1 графики зависимости S от величины полного перепада давления в ударной волне рд. Графики распределения давления, пористости и скоростей движения фаз по глубине фронта ударной волны (см. рис. 14, а, б, в, г) показывают, что практическое возрастание давления до величины р и выравнивание [c.152]

Проследим теперь (следуя Я. Б. Зельдовичу, 1940) за ходом изменения состояния вещества вдоль слоя конечной ширины, которым в действительности является детонационная волна. Передний фронт детонационной волны представляет собой истинную ударную волну в газе / (исходной горючей смеси). В ней вещество подвергается сжатию и нагреванию, приводящему его в состояние, изображающееся точкой d (рис. 132) на ударной адиабате газа I. В сжатом веществе начинается химическая реакция, по мере протекания которой состояние вещества изображается точкой, передвигающейся вниз по хорде da при этом выделяется тепло, вещество расширяется, а его давление падает. Так продолжается до тех пор, пока не закончится горение и не выделится все тепло реакции. Этому моменту соответствует точка с, лежащая на детонационной адиабате, изображающей конечные состояния продуктов горения. Что же касается нижней точки Ь пересечения хорды ad с детонационной адиабатой, то [c.672]

Как было показано, скачок уплотнения связан с гидравлическими потерями, происходящими в очень узкой области ширины фронта ударной волны. Вдоль плоскости фронта волны допускается равномерное распределение скорости потока, поэтому частные производные ди ду вдоль фронта равны нулю. Это приводит к выводу о том, что касательные составляюшие вязкого напряжения также равны нулю. Частная производная скорости [c.123]

При 1 в турбулентном потоке возникают ударные волны, и поэтому, вообще говоря, ни теплопроводностью и, ни вязкостью Г , т. е. вторым и третьим членами в (10.81), яренебрегать нельзя, поскольку г к х определяют структуру ударной волны, в частности ширину ее фронта. [c.408]

Время нарастания параметров во фронте ударной волны быстро уменьшается с ростом давления ударного сжатия и выходит за пределы разрешающей способности современных методов регистрации волновых профилей. Анализ преломления света во фронте ударной волны в прозрачных диэлектриках [33] показал, что ширина фронта довольно сильной ударной волны может бьггь меньше [c.94]

Полученная из опыта скорость диссоциации кислорода была приведена в 6 гл. VI. На рис. 7.15 изображен профиль плотности в неравновесной зоне ударной волны в кислороде по данным Мзттьюза. Из рис. 7.15 видно, что ширина фронта ударной волны в условиях опыта порядка Аж Л 1 см. С. А. Лосев [28] и Н. А. Генералов и С. А. Лосев [29] измеряли распределение температуры за скачком уплотнения в зоне неравновесной диссоциации кислорода по поглощению ультрафиолетового излучения в полосах Шумана — Рунге молекул О г, которое зависит от [c.387]

Ширина фронта ударной волны в твердых и жидких телах сравнима с межатомными расстояниями и гораздо меныпе длин волн видимого света % 4000—7300 А. Поэтому свет, проходящий через прозрачное невозмущенное вещество и падающий на поверхность фронта ударной волны, которая отделяет невозмущенное вещество от сжатого, отражается также, как от обычной границы двух разных сред. Отражение света от поверхности фронта ударной волны в прозрачных телах, воде и плексигласе исследовалось в опытах, поставленных Я. Б. Зельдовичем, С. Б. Кормером, М. В. Синицыным и К. Б. Юшко [51]. [c.608]

Таким образом, сверхзвуковой поток, прежде чем попасть в межлопаточный канал, проходит через бесконечную систему ударных волн с постепенно увеличивающейся интенсивностью в области между соседними ударными волнами поток разгоняется до все больших скоростей (по мере приближения его к фронту решетки). Перед участком ударной волны, расположенным у входа в межлопаточный канал, газ движется поступательно с числом Маха, равным Мта1- На этом участке происходит наиболее интенсивное торможение потока, в результате которого на выходе из межлопаточного канала устанавливается дозвуковое течение. При этом величина потерь полного давления в различных элементарных струйках, прошедших через систему ударных волн, будет различна, так как интенсивность волн падает слева направо. Следовательно, при рассматриваемом обтекании решетки идеальным невязким потоком газа в достаточно удаленном от входа сечении межлопаточного канала, где статическое давление, а значит, и направление скорости уже постоянны по его ширине, величина скорости останется переменной. С целью упрощения задачи будем предполагать, что в результате турбулентного обмена между струйками поток внутри межлопаточных каналов полностью выравнивается и в соответствии с этим за решеткой устанавливается равномерный по шагу поток с постоянными статическим и полным давлениями, причем направление этого потока совпадает с направлением пластин (угол отставания б равен нулю). Важно отметить, что сделанное здесь предположение о выравнивании потока в межлопаточных каналах существенно отличается от сделанного в предыдущем параграфе предположения о выравнивании потока в сечении далеко за решеткой. В этом последнем случае мы только несколько завышаем потери по сравнению с теми потерями, которые имеются в невязком потоке газа, оставляя при этом неизменным течение в самой решетке, а следовательно, неизменным и силовое воздействие потока на нее. Иное дело при выравнивании потока в лопаточных каналах, при котором вследствие изменения течения в самой решетке происходит не только увеличение потерь, но и изменение величины равнодействующей по сравнению с ее значением в идеальном — невязком потоке газа ). Конечно, можно предположить, что выравнивание пото- [c.90]

При малых значениях Re доминирует влияние вязкости и волна затухает раньше, чем нелинейные эффекты успевают развиться. При больших значениях e осн. роль играет нелинейность, приводящая к искажению формы волны по мере её распространения и к образованию слабых ударных волн. Ширина 6 фронта ударной Волны также определяется акустич. Р. ч. согласно ф-ле б/Х. = 1/Леа- Коэф, поглощения волны конечной амплитуды превышает малоамплитуд-ВЫЙ коэф. поглощения а в Re раз. к, л. Наугольных. РЕЙНОЛЬДСА ЧИСЛО магнитное, Д ,,— безразмерный параметр в магн. гидродинамике, характеризующий взаимодействие проводящих движущихся жндкостей и газов (плазмы) с магн. полем [c.319]

Приложения, прежде всего к гидроакустике (см., напр.. Параметрические излучатели и приёмники звука) и медицину, потребовали обобщить обычное X.— 3. у. с целью устранения особенностей и учёта дополнит, физ. факторов. Наиб, часто используется обобщение X.— 3. у,, содержащее вторую производную (L= -bd jdx ), к-рая описывает диссипацию (в частности, конечную ширину фронта слабых ударных волн), а также интегральный член с экспоненциальным ядром, ответственным за учёт молекулярной релаксации (см. Ремксация акустическая). Заметим, что [c.415]

Рассмотрим качественно эволюцию плоской волны, распространяющейся вправо и описываемой уравнениями (3.44), (3.45). Зададим начальные профили II х, 0) и с х, 0) так, как указано на рис. 3.3, а. Картина возникающего течейия в плоскости х, i приведена на рис. 3.3, б. Характеристики аЬ и ей параллельны друг другу, их уравнения есть dx dt = со. Характеристика ef имеет больщий наклон или большую скорость в лабораторной системе координат по сравнению со всеми другими характеристиками, в том числе с характеристиками аЪ и d. Таким образом, с течением времени характеристика е/ будет приближаться к характеристике аЬ и отдаляться от характеристики d. Ширина волнового пакета не меняется с течением времени, так как точки а ш Ъ распространяются с одинаковой скоростью, равной скорости звука. Однако внутри волнового пакета происходит существенное перераспределение 7 и с значения максимумов не меняются, но их относительное положение претерпевает значительное изменение. С течением времени профили скорости искажаются все сильнее и сильнее с нарастанием крутизны фронта волны (см. рис. 3.3). Если продолжить решение в область больших i таких, что произойдет пересечение характеристик одного семейства (в рассматриваемом случае а-характеристик), то решение получается неоднозначным. Для ликвидации неоднозначности решения необходимо допустить образование сильных разрывов, т. е. ударной волны. Таким образом, рассмотренное решение типа простой волны имеет смысл в течение ограниченного отрезка времени до образования сильного разрыва. Аналогичным образом [c.91]

Большинство экспериментаторов на протяжении двух десятилетий предполагали априори, что когда твердое тело подвергается действию сильного взрывного удара, оно ведет себя, по существу, подобно жидкости. Они сводили на нет влияние больших касательных напряжений, присутствующих в таком ударном фронте. Другое общее предположение заключалось в том, что независимо от ширины ударного фронта позади него возникает устойчивое состояние. При заданном приложенном давлении, для того чтобы получить скорость частицы, нужно предположить или продемонстрировать экспериментально, что, в отличие от отражения пластических волн от свободной поверхности, скорость частицы падающей волны на поверхности образца удваивается, как это предсказывается элементарной линейной теорией отражения удара при нормальном падении. Комбинируя измерения скорости волны и измерения максимума скорости частицы в решетке с предполагаемыми свойствами, можно расчетно получить зависимость давления от величины объема и сравнить эту зависимость с квазистатическими экспериментальными результатами Бриджмена (Bridgman [1949, И) в области пересечения уровней квазистатических давлений и давления низкой части ударной волны. [c.100]

Развитие ударно-волнового процесса и разрушения в трехслойной пластине под действием прямоугольного импульса давления показано на рис. 19. Первый слой алюминия имеет ширину 0,025 м (40 дискретных элементов), второй слой из резиноподобного материала шириной 0,005 м (20 элементов) и третий слой из алюминия шириной 0,02 м (20 элементов). На рис. 19, а—в представлены три последовательных момента времени, соответствующих формированию ударной волны давления в первом слое алюминия и ее продвижению по толпцше пластины. После прекращения действия импульса давления в лицевой части пластины происходит интенсивная разгрузка сжатых элементов у свободной поверхности, которая приводит к лицевому отколу (индикаторная линия разрушенных элементов в верхней части графиков принимает значение 1,0). Максимальная скорость этих осколков составляет 300 м/с и направлена в противоположную TopoHy o i z. Штриховая линия распределения скоростей имеет шкалу v = vJvo, Уо = 1000 м/с единица давления Ог = 100 кбар (сплошная линия) кривая, составленная из кружков, соответствует распределению по дискретным элементам внутренней энергии в рассматриваемый момент времени (шкала энергии нормирована относительно величины 4о = 10 нм). Моменты времени, представленные графиками на рис. 19, г, д, характеризуют отражение ударной волны от среднего мягкого слоя, возникновение зоны разрушения в средней части первого слоя, дальнейшее распространение фронта разрушения к границе с мягким слоем и одновременное поглощение части энергии мягким слоем при прохождении в него ударной волны. Стадия развития процесса на рис. 19, е является завершающей, после которой следует разлет осколков без взаимодействия друг с другом, так как распределение скоростей имеет вид монотонно возрастающей функции. Четыре характерных участка изменения скорости вдоль оси z показывают картину разлета осколков, которые образовались при разрушении лицевой части первого слоя, внутреннего откола в первом слое, частичного разрушения мягкого среднего слоя в окрестности границы с мягким слоем и, наконец, откола тыльной части пластины в третьем слое, скорость осколков которых составляет 250 м/с. Распределение внутренней энергии в момент времени i = 39,4 мкс (см. рис. 19, е) характеризует диссипацию энергии в результате упругопластического деформирования и разрушения трехслойной пластины. Как видно из этого графика, максимальная диссипация энергии имеет место в зоне лицевого откола и разрушения в окрестности границы первого и второго слоев. [c.134]

Однако этот переход может произойти и по другой причине [Наугольных, 1972]. Сферическая расходимость приводит к столь резкому ослаблению амплитуды, что диссипация просто не успевает размьтать ударный фронт до его стациотрной (вернее, квазистациотрной) ширины, и, хотя Re > 1, локальное число Рейнольдса на фронте волны станет малым, тогда как в стационарной ударной волне оно всегда порядка единицы. [c.84]

Задача эта выглядит очень сложной. Впервые ее решения рассмотрел Дж. Уизем [1977] применительно к ударным волнам произвольной амплитуды, возбуждаемым равномерно движущимся поршнем в области, где ширина данной лучевой трубки постоянна. Тогда в случае плоского фронта волна имела бы вид ступеньки с постоянным течением за разрьшом, а все изменения величины последнего связаны только с локальныл ш изменениями сечения трубки. При этом величину скачка можно найти из условий сохранения массы и импульса через сечение трубки, так что амплитуда и скорость разрьша будут функциями только локального сечения трубки А. Основываясь на соответствующем решении для канала переменного сечения, Уизем записал такую связь в случае ударной волны произвольной амплитуды в идеальном газе. Впрочем, для слабых ударных волн [c.96]

Однако реальное существование таких вторичных скачков остается проблематичным, пока не выяснен возможный механизм вязкости , поддерживающий его структуру, - так же как обычтя вязкость необходима для существования газодинамических ударных волн. Очень вероятно, что такая вязкость может быть связат с дифракционным эффектами, приводящими к излучению энергии из окрестности излома, где геометрический подход неприменим. При этом в принципе может установиться стациошрный излом с резким, но непрерьшным изменением 0 и М вдоль фронта. Его характерную ширину 8 можно оценить, приравнивая расстояние на котором скачок Мд распльшается из-за дифракции до ширины йд ( д 5 /5р, где йр - толщина первичного ударного [c.98]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...