Интеграл время — сечение

Учитывая, что сИ = йрр. в/Юр. в, где р, в и Ир, в — угол поворота и угловая скорость вращения распределительного вала, интеграл время — сечение может быть представлен в виде [c.259]

В этом случае интеграл время — сечение (м -сек) за ход впуска может быть вычислен по формуле [c.259]

Здесь I /дГ/т — интеграл время-сечение для -1 периода впуска, представ- [c.195]

Во время движения теплоносителя внутри активной зоны происходит-образование активных J ядер. Скорость образования их пропорциональна произведению плотности потока нейтронов на макроскопическое сечение-активации. Поскольку нейтроны имеют различную энергию, а сечение активации зависит от энергии, это произведение превращается в сумму произведений или интеграл [c.88]

Отношение //+ называют о т н о с и т е л ь н т.1 м открыто-е м, а интеграл в левой части уравнения — относительным время-сечением. [c.259]

Для удовлетворительного осуществления газообмена двухтактного двигателя, так же как и для четырехтактного, необходимо произвести расчет время-сечений органов распределения. Под термином время-сечение имеется в виду интеграл [c.417]

Отметим, что при некотором фиксированном положении ж избыточное давление в импульсе асимптотической треугольной формы изменяется линейно от / о( )Р ДО О за время Ц, а в каждый момент времени поток волновой энергии через это сечение равен квадрату величины (261). Интеграл от этой величины по времени на интервале продолжительностью р (т. е. общая волновая энергия, которую импульс проносит через сечение х) будет соответственно [c.240]

При решении данного типа задач возможны два подхода. Первый подход состоит в приложении использованных выше рассуждений в каждый момент времени t, т. е. производится дискретизация только по пространственным переменным искомые параметры здесь являются функциями времени и для их определения получаются алгебраические, обыкновенные или интегро-дифферен-циальные уравнения —в зависимости от исходной задачи, которые решаются известными методами с помощью разработанных программ (Рунге — Кутта, Адамса и т, д.). При втором подходе независимая переменная — время / —считается формально равноправной с пространственными переменными х,- и производится разбиение на конечные элементы цилиндра, любое сечение которого плоскостью = onst — область изменения независимых переменных Xi, переменная t отсчитывается вдоль образующей цилиндра. Недостаток данного подхода — резкое увеличение размерности задачи, если только для движения вдоль временной переменной не применять специальные методы. Приведем описание первого подхода (представляющего собой, впрочем, частный случай второго). [c.212]

Здесь р—акустич. давление, z—координата вдоль оси пучка. T = t — zj — время в бегущей со скоростью звука с системе координат, двумерный лапласиан по координатам в поперечном сечении пучка, е — нелинейный параметр среды, р — плотность еды. Линейный интегро-лифференциальный оператор L определяется частотной зависимостью слабых дисперсионных и диссипативных свойств среды, [c.415]

К механическим параметрам, с успехом применяемым в настоящее время для анализа результатов испытаний на распространение трещины ползучести, относятся коэффициент интенсивности упругих напряжений К, напряжение в сечении нетто Ojijt скорректированный У-интеграл (У ). [c.167]

При этом сечение либо проходит через широкий максимум, либо осциллирует. Однако поскольку теплопроводность определяется широкой областью частот, то не следует ожидать, что осцилляции в зависимости сечения от частоты с необходимостью будут говорить о колебаниях теплопроводности. Шварц и Уолкер [209] аппроксимировали результаты Андерсона для случая осциллирующего сечения с помощью подходящих аналитических выражений и подставили соответствующие времена релаксации в интеграл для теплопроводности [выражение (4.96)]. Вычисленная теплопроводность менялась с температурой, причем характер зависимости соответствовал предположению о плавном переходе между рэлеевским и геометрическим рассеянием. Главные особенности вычисленных кривых теплопроводности хорощо воспроизводятся даже при еще более грубом предположении, что рэ-леевское рассеяние происходит при длинах волн, больших 2пО, где О — диаметр дефекта, и что при коротких длинах волн сечение не зависит от длины волны и равно постоянной, соответствующей рэлеев-скому рассеянию для длины волны 2пВ. [c.115]

Значение этого интеграла при постоянном коэффициенте неподобия полей температур и скоростей было вычислено в 4-1. При градиентном течении в общем случае 8=8( ). Так, при изотермическом течении профиль скоростей в сечении отрыва определяется формулой (6-1-9). В то же время в области чисел Re до 10 закон теплообмена почти не зависит от продольного градиента давления и пг=Яго=1/7. [c.100]

Равенство вероятностей прямых и обратных процессов при квантово-механическом описании внутренних степеней свободы симметризует интеграл столкновений и поэтому квантовомеханический подход удобен для обш их исследований. Однако для получения численных результатов необходимо знать все вероятности переходов (дифференциальные сечения столкновений), определение которых представляет самостоятельную сложную и далеко не решенную проблему. Поэтому фактическое вычисление коэффициентов переноса пока удается провести лишь для весьма схематизированных молекул. В тех случаях, когда время возбуждения внутренних степеней свободы много больше времени возбуждения поступательных степеней, удается выразить коэффициенты переноса для равновесного и релаксируюш,его газа с внутренними степенями свободы с приемлемой точностью через известные коэффициенты одноатомного газа (В. С. Галкин и М. Н. Коган, 1968). С другой стороны, известно, что процесс столкновений молекул при не слишком низкой температуре удовлетворительно описывается классической механикой. Но при классическом описании симметрия прямых и обратных процессов нарушается, интеграл столкновений, а с ним и все исследование суш ественно усложняются. Однако для определения коэффициентов переноса можно пойти другим путем, минуя непосредственное использование уравнения Больцмана (В. И. Власов, С. Л. Горелов и М. Н. Коган, 1968). Макроскопические связи тензора напряжений и вектора потока тепла с гидродинамическими -величинами можно получить, например, с помош,ью теории необратимых процессов или с помош ью вариационных принципов, предложенных Л. И. Седовым [c.427]

Выражение под знаком градиента есть функция, зависящая толь ко от времени, и следовательно, справедливо равенство (3.5). Если дополнительно к условиям теоремы 2 предположить, чт движение жидкости установившееся, т.е. 5ф/Й s О, то интегра Коши (3.5) совпадет с интефалом Бернулли (3.3). Функцию g(0 этом случае следует рассматривать как постоянную во всей облас ти движения. Полученный интефал называется интефалом Бер нулли—Эйлера и отличается от интефала Бернулли тем, что по стоянная в правой части не зависит от выбора линии тока. j В качестве примера рассмотрим задачу об истечении несжи-1 маемой идеальной жидкости из отверстия малой площади в сосуде (рис. 64). Пусть уровень жидкости в сосуде Н, S — площадь поверхности цилиндрического сосуда, s — площадь сечения от-. верстия на глубине Н. Давление воздуха (поверхностные силы на свободной поверхности жидкости) равно р . Поле массовых сил есть поле силы тяжести f=-jge , — орт вертикали. Рассмотрим процесс истечения жидкости как безвихревое установившееся течение идеальной несжимаемой жидкости, прене гая понижением уровня жидкости на изучаемом интервале времени. Эти условия будут выполняться с достаточной степенью точности, если S s-и если с момента начала течения прошло некоторое время и тече- ние приобрело установившийся характер. Обозначим скорость понижения уровня жидкости в сосуде через v, а скорость истечения из отверстия — через V. Уравнение неразрывности имеет вид = sV, г интефал Бернулли—Эйлера представляется в форме [c.262]

Выберем теперь в качестве рассматриваемого объёма жидкости объём между двумя бесконечными плоскостями л = onst., из которых одна взята достаточно далеко впереди, а другая — позади тела. При определении полного потока импульса интеграл по бесконечно удалённой боковой поверхности исчезает (так как на бесконечности р — v = 0), и поэтому достаточно интегрировать только по обеим поперечным плоскостям. Получающийся таким образом поток импульса представляет собой, очевидно, разность между полным потоком импульса, втекающим через переднее, и потоком, вытекающим через заднее сечение. Но эта разность является в то же время количеством импульса, передаваемым в единицу времени от жидкости к телу, т. е. силой F, действующей на обтекаемое тело. [c.93]

Все элементы, указанные в табл. 15.2, обладают прочностью на растяжение, достаточной для использования их при температуре выше 5000° К, если деформации активной зоны реактора достаточно малы однако сомнительно, чтобы карбиды этих элементов оказались пригодными для работы в условиях растяжения при высоких температурах. Для конструкций активной зоны реакторов, в которых нагрузки в основном сжимающие, потенциально пригоден любой из этих материалов. Величина поперечного сечения захвата тепловых нейтронов интересна при сравнении свойств материалов, используемых преимущественно в тепловых реакторах. Важным параметром, характеризующим замедление нейтронов до тепловых, является также значение интеграла резонансного поглощения [14]. Первый из этих параметров характеризует степень поглощения тепловых нейтронов веществом тепловыделяющего элемента по сравнению с поглощением веществом самого горючего второй параметр является мерой способности к поглощению быстрых нейтронов. Заметим, что величины макроскопического сечения поглощения тепловых нейтронов вольфрама и тантала приблизительно в 3000 раз, а рения в 1500 раз больше, чем соответствующая величина для графита. Кроме того, вольфрам, рений и тантал имеют большое количество резонансов в области быстрых нейтронов, в результате чего интеграл резонансного поглощения достигает таких высоких значений, которые практически не позволяют (с течки зрения требования критической массы) считать эти материалы пригодными для использования их в потоке быстрых нейтронов. С точки зрения нейтронной физики эффективное использование любого из этих металлов требует блочной структуры замедлителя, чтобы замедление нейтронов до тепловых энергий происходило при незначительном поглощении надтепловых нейтронов. Таким образом, выбор конструкционного материала для тепловыделяющих элементов и геометрия активной зоны реактора оказываются взаимосвязанными. С этой точки зрения рений, вольфрам и тантал являются лучшими материалами для активных зон кассетного типа с замедлителем, в то время как графит, имеющий низкий атомный вес и являющийся поэтому хорошим замедлителем, может использоваться в гомогенных смесях как в тепловых реакторах, так и в реакторах на быстрых нейтронах. [c.518]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...