Точки изотропные на границе

Напомним, как выполняется построение Гюйгенса в случае изотропной среды (рис. 4.11). Когда волновая поверхность падающей из вакуума плоской волны достигает точки О на границе изотропной среды, вторичные волны из всех прежних точек О, распространяющиеся со свойственной им скоростью, имеют общую огибающую ОВ, которая и представляет собой поверхность равных фаз преломленной волны. [c.189]

Рассеяние на границах является единственным процессом, для которого абсолютная величина среднего свободного пробега фонона может быть оценена с приемлемой точностью поэтому были проделаны вычисления эффективного среднего свободного пробега. Казимир [11] рассчитал теплопроводность бесконечно длинного цилиндра в предположении, что внутри кристалла нет процессов взаимодействия и тепловое равновесие достигается лишь на границах, где фононы поглощаются и затем снова изотропно испускаются. Число фононов в данном направлении во внутренней точке определяется температурой точки их испускания. Это распределение, проинтегрированное по всем направлениям, дает плотность теплового потока. Интегрирование но всему поперечному сечению характеризует суммарный тепловой поток. В конечном счете теплопроводность оказывается равной [c.247]

Рассмотрим первую основную задачу для конечной односвязной области. Так как искомые аналитические функции ф(г) и i j(z) однозначны в данной области S и упругие постоянные Я и х не входят в граничное условие (6.109), то решение этой задачи, даваемое функциями ф(2), -113(2), не зависит от упругих постоянных X и Х, иначе говоря, при заданных внешних силах на границе конечной односвязной области напряженное состояние в заполняющем ее теле не зависит от упругих свойств материала. Для конечной многосвязной области решение, определяемое функциями ф(г), я з(2), зависит от материала среды. Чтобы решение, определяемое функциями ф(2), 1 з(2), не зависело от упругой постоянной ус, главные векторы сил, приложенных к каждому из контуров Lh, как это следует из формул (6.100), (6.101), должны быть в отдельности равны нулю. Именно в этом случае напряженное состояние не зависит от упругих постоянных тела. Этот результат и составляет теорему Мориса Леви, лежащую в основе метода нахождения напряженного состояния в каждой точке изотропной однородной среды на мо- [c.132]

На картине полос кадра 11 видно 9 изотропных точек в местах, показанных на фиг. 12.13. Пять из них, т. е. точки А, В, С, D я Е, располагаются примерно на одинаковом расстоянии от точки приложения нагрузки, причем точки А и Е расположены несколько впереди, а точки В vl D — несколько сзади точки С. На фиг. 12.7, в показаны три области, в которых возникает только волна S. Так как через эти области проходят три главные линии — две границы и одна ось симметрии, — то должны возникать изотропные точки. По всей вероятности, этим объясняется возникновение трех нулевых точек — А, С ъ Е. Наличие остальных нулевых точек объяснить трудно. Возможно, что напряжения в других точках складываются таким образом, что возникает изотропное напряженное состояние. [c.380]

В большинстве работ, посвященных анализу движения двухфазного потока, при формировании расчетной модели записываются уравнения движения для каждой из фаз в отдельности, а также условия взаимодействия на границе раздела фаз [3, 18, 36]. Такой подход предполагает необходимость прямого или косвенного эксперимента по определению коэффициентов переноса в уравнениях движения. Это обстоятельство затрудняет возможности использования предлагаемых моделей в отсутствие прецизионных экспериментов по определению коэффициентов тепло- и массопереноса на границе раздела фаз, а также динамических характеристик самой поверхности раздела. В то же время, как отмечалось выше, предложенный в [55] и развитый в последующих работах [57, 58] подход к описанию двухфазной среды как сплошной с изотропными свойствами упрощает проблему и при этом оказывается достаточно эффективным для решения многих практических задач. В указанном подходе определяющим фактором, влияющим на гидродинамику течения и условия формирования кризиса течения двухфазного потока, является сжимаемость двухфазной среды в газодинамическом представлении. [c.120]

Если граница твёрдого тела находится в контакте с жидкостью, то при отражении волн (продольной или поперечной, поляризованной в плоскости падения) в жидкости дополнительно возникает преломлённая продольная волна. На границе раздела двух изотропных твёрдых сред к этой системе отражённых и преломлённых волн добавляется ещё преломлённая поперечная волна в среде 2. Её поляризация также лежит в плоскости падения. [c.506]

Сформулируем упрощенную задачу. Пусть в момент t = О произвольная область S в бесконечной однородной и изотропной упругой пластинке мгновенно нагревается до постоянной температуры Т ТQ. Остальная часть тела имеет температуру Т = О при == 0. На границе области S нет скачка смещения это соответствует физически замене области 5, нагретой шайбой точно таких же размеров. Требуется определить развитие начальной трещины во времени. Перемещения, напряжения и главный вектор сил (а также вращение) в бесконечно удаленной точке считаются равными нулю. [c.105]

Для изотропного слоя уравнение (б.7)-(б.10) переходят в уравнения (5.2)-(5.5). Граничные условия формулируются аналогично краевой задаче изотропного слоя. Если отношение модулей упругости Схз Ех мало, то функцию Ь нельзя определять из приближенного равенства (1.22). В атом случае уравнение (6.8) является дифференциальным, на границе слоя нужно задавать дополнительное условие для функции йи Закон упругости для усилий и моментов [c.108]

У е S. Так как одновременно эти векторы на границы заданы быть не могут, то формула (2.29) непосредственного практического применения не имеет. Но, как мы увидим далее, она может быть использована для получения многих важных результатов. Рассмотрим изотропную среду. Прежде чем получить явное выражение перемещений Кельвина, построим некоторые важные частные решения статической задачи упругости, т.е. решения, которые удовлетворяют уравнениям Ламе (1.72), но не обязательно удовлетворяют граничным условиям. Такие частные решения обычно разыскиваются с помощью вектора перемещения через не которые векторы, удовлетворяющие уравнениям более простым, чем уравнения Ламе, например уравнению Лапласа или Пуассона, однородному или неоднородному бигармоническому уравнению. Такое выражение принято называть представлением решения задачи теории упругости. Применим к уравнениям (1.72) один раз оператор div, а другой раз оператор Лапласа Д = Тогда получим соответственно [c.86]

В заключение параграфа приведем результаты расчета деформирования двухслойной панели с теми же размерами и сеткой дискретных элементов, что и в рассмотренных примерах, йо когда 13 слоев композиционного материала заменены изотропным однородным материалом из алюминиевого сплава со следующими параметрами Е = 6,696 10 ° Н/м , v = 0,35, р = 2,7 10 кг/м , оо= 2,97-10 Н/м . Тыльный слой НМ полагается приклеенным, так что на границе с алюминием перемещение дискретных узловых точек характеризует осредненное непрерывное поле перемещений. На панель со стороны алюминиевого слоя в центре действует локальная нагрузка с амплитудой Ро= 20 кбар в течение т = 1 МКС. На рис. 38 приведена деформированная сотка дискретных элементов сечения двухслойной панели с зонами разрушения. Эти результаты получены при моделировании процесса деформирования с использованием схемы разрушения Р-1. [c.171]

Вследствие изотропии равновесного излучения исходящий из каждого элемента объема полости непрерывный поток энергии является одинаковым по интенсивности для всех направлений, Убыль энергии в элементе объема компенсируется встречными потоками. Если взять излучающий объем на границе со стенкой полости, то отсюда следует вывод, что от каждого участка стенки исходит излучение, и притом равномерно во все стороны. Это излучение содержит как испущенный, так и отраженный свет. Но черная стенка не отражает света. Следовательно, испускаемое черным телом излучение является изотропным. Любой элемент поверхности абсолютно черного тела в любом направлении испускает один и тот же световой поток. Поэтому яркость абсолютно черного тела не зависит от направления и является функцией только температуры. Свяжем ее с плотностью энергии равновесного излучения-Рассмотрим рисунок 32. По определению яркости элемент поверхности стенки полости dS излучает под углом 0 к нормали в элемент телесного угла d(o поток энергии, равный [c.172]

Для изотропных несущих слоев приняты гипотезы Кирхгофа, в жестком заполнителе справедливы точные соотношения теории упругости с линейной аппроксимацией перемещений его точек от поперечной координаты 2. На границах контакта используются условия непрерывности перемещений. Материалы несущих слоев несжимаемы в поперечном направлении, в заполнителе учитывается его обжатие, деформации малые. Система координат x,y,z связывается со срединной плоскостью заполнителя. На стержень действуют силовые поверхностные нагрузки р х), q x). Через Wk x) и Uk x) обозначены прогибы и продольные перемещения срединных поверхностей несущих слоев, h , — толщина к-то слоя, /гз = 2с к = 1,2,3 — номер слоя), 6q — ширина стержня. Все перемещения и линейные размеры стержня отнесены к его длине I. [c.194]

Для изотропных несущих слоев приняты гипотезы Кирхгофа, в жестком заполнителе справедливы точные соотношения теории упругости с линейной аппроксимацией перемещений его точек от поперечной координаты 2 . На границах контакта слоев используются условия непрерывности перемещений. [c.234]

Далее приводится вывод уравнений равновесия для непологой трехслойной оболочки вращения средней толщины. Для изотропных несущих слоев приняты гипотезы Кирхгофа-Лява, в заполнителе учитывается работа поперечного сдвига и обжатие по толщине. Для него справедливы точные соотношения теории упругости с линейной аппроксимацией зависимости перемещений его точек от поперечной координаты. На границах контакта используются условия непрерывности перемещений. Деформации малые. [c.460]

Рассмотрим линейное изотропное однородное упругое тело массовой плотности р, которое характеризуется значениями l и 02 скоростей распространения продольных и поперечных волн соответственно. Пусть Р и Q — две произвольные точки на границе С тела ), удаленные друг от друга на расстояние г. Введем скалярные функции г]) и зависящие от г, по формулам [c.34]

Две прямоугольные призмы склеены по гипотенузам так, что их оптические оси (показанные на рисунке линиями и точками) взаимно перпендикулярны. Обыкновенный и необыкновенный лучи, возникающие в первой призме при падении света по нормали к входной грани АС, идут по одному (прежнему) направлению, но с разными скоростями ио = с/По и Ve = ne Необыкновенный луч, в котором колебания вектора Е происходят в плоскости чертежа, при переходе во вторую призму будет распространяться как обыкновенный, так как колебания в нем перпендикулярны оптической оси второй призмы. Его преломление на границе призм АВ происходит, как при переходе между изотропными средами с показателями преломления п = пе и П2 = По. И наоборот, у обыкновенного луча первой призмы после перехода его во вторую призму колебания окажутся направленными вдоль оси преломление на границе соответствует случаю п = По и П2 = Пе. При По>Пе (исландский шпат) первый луч отклонится в сторону ребра О, второй — в противоположную сторону. Этим обеспечивается угловое разведение выходящих из призмы пучков света, линейно поляризованных во взаимно перпендикулярных направлениях (см. задачу 1). [c.193]

Для изотропных несущих слоев приняты гипотезы Кирхгофа, в жестком заполнителе справедливы точные соотношения теории упругости с линейной аппроксимацией перемещений его точек от поперечной координаты 2 . На границах контакта слоев используются условия непрерывности перемещений. Материалы несущих слоев несжимаемы в поперечном направлении, в заполнителе учитывается обжатие. Деформации малые. [c.262]

Трудность разработки таких теорий составляет оценка распределения смешиваемых материалов от исходного (для системы, состоящей из разных ингредиентов, между которыми имеются поверхности раздела) до конечного (в идеальном случае системы со статистическим распределением ингредиентов в каучуковой фазе). Даже нри условии, что они идеально описывают перемешивание, т. е. изменение взаимного расположения частей разнородных материалов, это изменение необходимо ка-ким-то образом ввести в уравнение состояния. Последнее должно быть уравнением первоначально анизотропного материала и характеризоваться существенно большим числом констант , чем изотропные системы. Фактически смешение сопровождается диспергированием, т. е. изменением первоначальных размеров таких частиц или агломератов смешиваемых материалов, как сажевые частицы (частичным разрушением их первичной структуры), что не учитывается в теориях смешения. Кроме того (и это — важный фактор), смешение сопровождается интенсивными механохимическими явлениями в полимерной фазе, а также на границе раздела фаз, например между каучуком и наполнителем. Описание изменений свойств, происходящих в результате механохимических явлений, пока еще недостаточно даже для характеристики первоначально гомогенных систем. Тем более затруднительно характеризовать многокомпонентные системы в стадии смешения. [c.94]

Решение некоторых пространственных задач о запрессованных деталях. Эти задачи кратко были рассмотрены в 7 гл. IV. Рассмотрим их здесь более подробно. Предположим, в изотропном теле д произвольной формы до деформации имелась каверна (пустота), ограниченная поверхностью S в каверну вставляется тело той же формы S, но больших размеров. В машиностроении, при проектировании стволов артиллерийских орудий и в других технических задачах встречается необходимость расчета многослойных стволов, труб, колес и других конструкций эти расчеты сводятся К расчету деформаций тел различной формы, кусочно-запрессованных однородными или разнородными материалами. В тех случаях, когда условия на границах контакта запрессованных частей приводятся к равенству напряжений и заданному скачку смещений, т. е. К условиям вида [c.311]

В случае изотропной пластинки/ = оге = 0 на радиальных площадках вблизи края отверстия действуют только касательные напряжения Тго t. В случае же ортотропной пластинки напряжение 0 0 распределено по краю по довольно сложному закону — весь контур отверстия разбивается па восемь участков, где действуют попеременно растягивающие и сжимающие напряжения в точках на границах участков Оо = 0. Наибольшее напряжение о тах может превысить величину касательных усилий, вызвавших его. В частности, для пластинки из березовой фанеры наибольшее нормальное напряжение равно приблизительно 1,5 t ), [c.180]

Неколлинеарные взаимодействия акустических волн в кристаллах также отличаются большим разнообразием по сравнению со случаем изотропных твердых тел. Так, если в изотропной среде возможно пять типов неколлинеарных взаимодействий, как это мы видели в 3, то в кристаллах их число достигает 21. Из них в 13 случаях возбуждаются волны разностной частоты и в 8 случаях — суммарной [32, 37]. Кроме того, в случае достаточно сильной анизотропии возможны еще три типа взаимодействий с образованием волн разностной частоты. При этом обе взаимодействующие и рассеянная волны принадлежат к одной дисперсионной ветви ). Последнее весьма схоже со случаем преломления акустической волны на границе двух сильно анизотропных кристаллов, где возможно образование двух преломленных волн, также принадлежащих одной дисперсионной ветви ( 5 гл. 9). [c.294]

Рассмотрим сначала "случай изотропной среды (фиг. 1.5, а). Чтобы определить угол преломления г луча, падающего в точке Р под углом I на границу раздела двух изотропных сред с [c.30]

ЭТИХ энергий. Рассмотрим вакансию как сферическую полость радиуса п, вырезанную в недеформированной безграничной изотропной упругой среде, которая потом ре-лаксировала к радиусу го, т. е. в ней появилось поле смещений (3,8), имеющих на границе с вакансией (при г = Г1) величину С/о (3,28). При этом возникло и поле тензора деформации е. (3,13). Из теории упругости известно, что плотность ТР упругой энергии в каждой точке изотропного тела определяется формулой [c.92]

При формулировке критериев разрушения анизотропных материалов во многих работах использовались обобщения соответствующих критериев для изотропных материалов (Дженкинс [25], Хилл [22], Норрис [34], Марин [32], Ху [24], Ацци и Цай [4], Уэддупс [50]). Во многих из этих обобщений было упущено из виду, что исходная аргументация и основные предположения теории относились к изотропным материалам, и это привело к неоправданному усложнению формулировок, выкладок и рас-суждений. В настоящей главе будет проведен краткий обзор развития этих формулировок ) и выяснены границы их применимости. Формулировки будут пояснены (причем будет подчеркиваться сходство между ними), для того чтобы читатель смог представить себе различные точки зрения на критерий разрушения, допускающий сравнительно простую математическую трактовку. [c.404]

На границах кристаллов могут существовать всё те же типы ПАВ, что и в изотропных твёрдых телах, только движение в волнах усложняется. Вместе с тем анизотропия твёрдого тела может вносить нек-рые качеств, изменения в структуру волн. Так, на нек-рых плоскостях кристаллов, обладающих пьезоэлектрич. свойствами, волны типа волн Лява, подобно волнам Рэлея, могут существовать на свободной поверхности (без присутствия твёрдого слоя). Это т. н. электрозвуковые волны Гуляева — Блюштейна. Наряду с обычными волнами Рэлея в нек-рых образцах кристаллов вдоль свободной границы может распространяться затухающая волна, излучающая энергию в глубь кристалла (вытекающая волна). Наконец, если кристалл обладает пьезоэффектом и в нём есть поток электронов пьезополупроводниковый кристалл), то возможно взаимодействие поверхностных волн с электронами, приводящее к усилению этих волн (см. А кустоэлектронное взаимодействие). [c.650]

ПРЕЛОМЛЕНИЯ ПОКАЗАТЕЛЬ (преломления коэффициент) — оптич. характеристика среды, связанная с преломлением света на границе раздела двух прозрачных оптически однородных н изотропных сред при переходе его из одной среды в другую и обусловленная различием фазовых скоростей распространения света и в средах. Величина П. п,, равная отношению этих скоростей = С1/С21 наЗ. о т н о с п т е л ь н ы м П. п. этих сред. Если свет падает на вторую или первую среду из Вакуума (где скорость распространения света с), то величины %= с с п = / паз. абсолютными П. п. данных сред. При этом — п.у1пу, й аакон преломления может быть записан в виде п в1пф = К231Пфа, где ф1 и Фа — углы падения п преломления. [c.107]

И наконец, в табл. 11.9а и 11.96 приведены значения полусферической отражательной и пропускательной способностей, полученные Ли и Оцисиком [48] как в результате точного решения, так и в Pi-приближении для плоского слоя излучающей, поглощающей и изотропно рассеивающей среды (ю < 1), имеющей конечную оптическую толщину то и отражающие границы. Внешнее изотропное излучение падает на границу т = О, кото- [c.476]

Формулированное выше граничное условие для лучистой энергии может быть видоизменено. Например, можно задавать интенсивность излучения для двух прямо противоположных по направлению лучей не в двух точках пересечения соответствуюгцей прямой с границей среды, а только в одной из этих точек. Тогда для одного из лучей интенсивность будет задана как функция внутреннего по отногаению к среде направления, а для другого — как функция внеганего направления, и дело сведется к заданию интенсивности как функции направления (считая и внутренние и внегание направления) на части границы В некоторых задачах достаточно даже ограничиться заданием интенсивности для внутренних направлений на части границы, а взамен интенсивности для других частей границы указать на них значение потока лучистой энергии. Но это возможно только в том случае, когда на рассматриваемой части границы излучение изотропно не зависит от ш, п) вообгце же говоря, поток лучистой энергии не является достаточной характеристикой поля излучения на границе. Граничные условия такого рода встречаются в задачах астрофизики и связываются обычно с предположением, что атмосфера звезды имеет бесконечную протяженность, причем в бесконечности интенсивность излучения стремится сделаться изотропной. [c.310]

Ограничимся частным случаем, когда стенка цилиндра отражает излучение изотропно и независимо от положения точки на его поверхности. В этом случае может быть введено альбедо стенки как постоянная, зависягцая только от частоты излучения v (и не зависягцая от направления падаюгцего и отраженного излучения и от положения точки на границе цилиндра). Связь величины с полем излучения определяется равенством [c.728]

Рассмотрим начально однородное изотропное тело, занимающее полупространство 2 0. Если на границу z = 0) параллельно оси Z падают нейтроны с одинаковой средней энергией и интенсивностью ( о [нейтрон/(м -с)], то интенсивность потока нейтронов, доходящих до плоскости Z = onst, будет [121 [c.103]

Теперь становится ясным смысл зон Бриллюэна в металле на границах зон имеется полоса энергий 2Fn, в которой нет разрешенных энергетических состояний. Существование такой запрещенной полосы энергий имеет решающее значение в частности, число электронов проводимости, приходящихся в кристалле-на один атом, в нашей простой изотропной модели будет определять, чем окажется кристалл — диэлектриком или проводником. Если число электронов проводимости окажется достаточным как раз для того, чтобы заполнить все доступные состояния в первой зоне Бриллюэна (2 электрона на атом) или в первой и во второй зонах (4 электрона на атом), то из-за наличия запрещенной полосы энергий не будет разрешенных состояний, в которые электрои мог бы перейти под влиянием внешнего поля. При этом протека- [c.82]

Обозначим диаметр зерна поликристалла через В. При отсутствии текстуры всевозможные ориентировки зерен равновероятны, и объем V, линейные размеры которого намного больше О, будет практически изотропен. Если размеры макрообъема V малы по сравнению с размерами всего поликристаллического тела (т. е. V достаточно мал), то его можно рассматривать как физическую точку и, выбирая некоторую фиксированную, так называемую лабораторную систему координат ег(1 = 1, 2, 3), определить значения компонент тензоров макронапряжений а°. и макродеформаций е° в этой точке. Когда на поверхности поли-кристаллического тела заданы силы или перемещения, значения о°. и 6,°. определяют, решая соответствующую задачу теории упругости изотропного тела. Вследствие случайности ориентировок зерен, неоднородности их формы и разориентировки по границам значения компонент тензоров напряжений и деформаций ец для фиксированного зерна (микронапряжения и микродеформации) будут случайными величинами. При этом в лабораторной системе координат [c.387]

С. Г. Коблика и Л. И. Маневича [1] решена аналогичная задача для трансверсально изотропного полупространства. Доказано, что и в этом случае смешанная краевая задача теории упругости сводится к последовательно решаемым краевым задачам теории потенциала. В монографиях [4, 6], посвященным детальной разработке обсуждаемого метода и его приложениям, рассмотрен также ряд других задач о вдавливании штампов в анизотропные среды (в том числе при отсутствии у системы штампов угловых точек) и о распределении контактных напряжений на границе раздела между анизотропной средой и подкрепляющими ее упругими элементами. Приведем в качестве примеров, иллюстрирующих возможности метода, решения контактных задач при наличии в области контакта зон сцепления и скольжения. [c.55]

Пусть плоская волна падает из вакуума (или воздуха) на границу оптически одноосной анизотропной однородной среды, занимающей верхнее полупространство (рис. 4.10). Рассмотрим частный случай оптическая ось параллельна границе ху и перпендикулярна плоскости падения хг (т.е. параллельна оси у). Падающую волну разложим на составляющие, поляризованные в плоскости падения и в перпендикулярном направлении. Граничные условия, как и для изотропной среды, выражаются уравнениями (3.1). Чтобы эти условия выполнялись сразу во всех точках границы, у всех трех экспонент зависимость от координат х и у должна быть одинакова. Отсюда, во-первых, следует, что у волновых векторов к и кг отраженной и преломленной волн равны нулю у-составляю щие, т. е. нормали к волновым поверхностям отраженной и преломленной волн лежат в плоскости падения. Во-вторых, из равенства л -составляюших векторов ко, к и кг следуют геометрические законы отражения и преломления, определяющие направления этих волн. Так как/г()х = (ы/с)8 Пф, /г = (ш/с)51пф , то ф1=ф угол отражения ф1 от анизотропной среды равен углу падения ф. [c.187]

Двойное лучепреломление на границе раздела с одноосногё средой. Если из изотропной среды через плоскую границу раздела волна преломляется в анизотропную среду, то в последней в общем случае возникают две волны с ортогональными поляризациями и различными направлениями волновой нормали. Для обеих волновых нормалей угол преломления определяется из закона преломления, причем для одной из нормалей в законе преломления используется постоянный показатель преломления По, а для другой — переменный, зависящий от ориентации нормали относительно оптической оси — пе. [c.89]

Более сложно создать наглядное представление об излучении звука турбулентным потоком при отсутствии каких бы то ни было границ. Считается, что излучение звука однородным турбулентным потоком при отсутствии податливых или твердых стенок можно объяснить квадрупольным излучением. Квадрупольный характер излучения звука турбулентностью получается из общего теоретического рассмотрения, впервые проведенного английским физиком Лайтхилом (1952 г.). Согласно одному из выводов этой теории однородный изотропный турбулентный поток излучает как система беспорядочно расположенных в пространстве квадруполей. Для простоты можно представить весь поток разбитым на отдельные одинаковые кубики стороной I величина I представляет собой масштаб неоднородностей скорости потока. Каждый такой кубик не связан с другим и берется изолированно (в действительности, конечно, имеются различные масштабы, и отдельные элементы — кубики — определенным образом связаны или, как говорят, коррелированы между собой). Такой кубик можно представить как отдельный продольный (см. стр. 130) квадруполь, причем все квадруполи одинаковы по интенсивности звука, который они излучают, но ориентация их беспорядочна. Можно вычислить интенсивность звука, излучаемую одним квадруполем, и, зная их общее число, интенсивность звука, излучаемого всеми квадруполями, т. е. всем пространством, занимаемым турбулентным потоком. [c.260]

Часто, изучая скорость переноса электролитов, коэффициент диффузии не определяют. Действительно, если в изотропных стеклопластиках определение этой характеристики имеет смысл, то в анизотропных величина переноса начинает зависеть от толщины материала и числа слоев наполнителя. На кинетику сорбции большое влияние оказывает возможность миграции среды по дефектам структуры (рис. 2.12), локализующимся на границах раздела вдоль волокон стеклонаполнителя. Скорость проникновения сержж кислоты вдоль волокон в 40-50 раз выше, чем поперек [125]. Естественно, что набухание образцов с открытыми торцами происходит более интенсивно, чем с защищенными. [c.52]

Если свет распространяется в однородной изотропной и слабопоглощающей среде, то в первом приближении поглощением света можно пренебречь. Здесь наиболее существенны явления, возникающие на, границе раздела двух сред. Если обе среды прозрачны, а показатели преломления их не равны, то на границе частично свет отражается, частично проходит во вторую среду. Интенсивность отраженного и прошедшего света определяют по формулам Френеля [c.336]

В статье [23] рассматривается задача об установившихся.крутиль-ных колебаниях упругого полупространства, вызванных вращением штампа с плоским кольцевым основанием. Штамп сцеплен с упругим изотропным полупространством г О. На штамп действует в горизонтальной плоскости момент Ме " , под действием которого штамп будет совершать колебания Фе вокруг вертикальной оси г, где Ф — комплексная амплитуда колебаний штампа. Касательные напряжения Тг, на границе полупространства вне штампа отсутствуют. Удовлетворение граничным условиям приводит к тройным интегральным уравнениям. Эти тройные интегральные уравнения при помощи операторного метода сведены к одному интегральному уравнению второго рода. Дальнейшее решение этой задачи выполняется по той же схеме, что и в работе [c.332]

Ясно, что при малых величинах с /сд поверхность волновых чисел б состоит по существу из сфер радиуса со/с,,, отвечающих изотропному распространению звуковых волн, и нары плоскостей, отвечающих совершенно независимому одномерному распространению с альвеновской скоростью. Однако нри больших величинах, таких, как сд/сд = 1/2 распространение со скоростью, близкой к Сд, происходит в конусе с углом полураст-вора 4,7"", границей которого является каустика, исходящая из точки перегиба на рис. 112, хотя распространение со скоростью, близкой к Со, и является еще почти изотропным. [c.539]

Существуют другие доказательства правильности гипотезы о том, что поверхность Ферми касается границ зоны, связанные с тем, что электрическое сопротивление при низких температурах, по-видимому, более удобно для таких исследований, чем любые другие свойства. Термоэлектрические свойства одновалентных металллов (см, гл. III, а также [178]—[180]) дают качественное указание на то, что их зонная структура сильно отличается от простой модели в случае благородных металлов и в меньшей степени от модели в случае цезия, рубидия и калия. Изменение электрического сопротп-нления в магнитном поле также чувствительно к геометрии поверхности Ферми, Согласно Колеру [181], изменение электрического сопротивления одновалентных металлов с кубической структурой в сильном поперечном магнитном поле должно быть изотропным (постоянным при вращении ноне- [c.271]

Результаты, основанные на вариационных принципах, точны, но обладают большим недостатком верхние и нижние границы слишком далеки одна от другой. Попытки сузить их путем статистической информации имели ограниченный успех см. разд. IV). Если исследовать под микроскопом типичный бороэпоксидный или бороалюминиевый волокнистый композит, то станет очевидным, что структуру таких композитов можно моделировать регулярной укладкой идентичных включений в неограниченную матрицу, содержащую упорядоченную систему волокон с круговыми поперечными сечениями, как показано на рис. 3. Ради удобства материалы матрицы и включений будем считать изотропными. [c.84]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...