Г-состояния, F-состояния

Вектор Р=(Л, У) называется силой. Принято г называть положением точки, пару (г, г) — состоянием. Движение однозначно определяется начальным состоянием (го, Го) в мгновение Почаще всего F=F(r). Тогда если г (О — движение, то и г( +т) — движение (поскольку F не зависит от t) и r(—t) — тоже движение (поскольку Р не зависит от г) с начальным состоянием Го, —Го. Иначе говоря, движения допускают сдвиг и инверсию времени. Можно считать о = 0. Множество, на котором определена вектор-функция F(r), есть некоторая область U rR обычно это R2 целиком или без нескольких точек. Явно указывать область определения и степень гладкости F (пусть С°° для простоты) не принято. [c.148]

Уравнения (4-4.4) — (4-4.6) получаются на основании первого и второго законов термодинамики, применяемых к материалам, состояние которых (давление, свободная энергия и т. п.) определяется только текущими значениями Г и F. Уравнения (4-4.5) и (4-4.6) представляют собой ограничения, налагаемые законами термодинамики на допущения о состоянии материала в том смысле, что запрещается постулировать такие уравнения состояния, скажем, для А -а Р, которые не удовлетворяют (4-4.5). В последующем рассмотрении увидим, как получаются соответствующие уравнения (или ограничения) для материалов с памятью. Мы столкнемся с тем дополнительным осложнением, что напряженное состояние нельзя, вообще говоря, рассматривать как изотропное. [c.149]

Пусть до момента t = О, когда на атом начала действовать световая волна, он находился в стационарном состоянии Ч <, (г). Решение f (r, f) уравнения (50.8) будем искать в виде [c.262]

Состояние однородного рабочего тела однозначно определено, если заданы любые два из указанных выше трех основных параметров. Любой третий параметр является однозначной функцией двух заданных параметров. Следовательно, можно написать, что v = f(p, Т), T=параметров рабочего тела однозначно связаны между собой уравнением /(р, и, Т) = 0, которое называется термическим уравнением состояния рабочего тела. Оно характеризует термодинамическое состояние вещества, находящегося в равновесии, т. е. когда во всей его массе устанавливается постоянство термодинамических параметров состояния. Равновесное состояние рабочего тела или термодинамической системы можно изобразить графически в координатах любых двух параметров состояния. Так, в координатах р, v любая точка будет однозначно определять давление и удельный объем. Значение же температуры определится из уравнения состояния. Естественно, что в равновесном состоянии не происходит никаких превращений энергии. [c.8]

Оценка эффективности системы длительного действия. Системы длительного действия (п. 1.6.3) характеризуются тем, что для выполнения требуемых операций необходимо функционирование системы в течение интервала времени (г, t+t ]. Очевидно, что в этом случае качество функционирования или выходной эффект будет зависеть от реализованной траектории процесса перехода системы из состояния в состояние на этом интервале - W ff, f + f ). Для подобных систем качество выполнения задачи зависит не только от элементов, которые в процессе функционирования системы работали исправно или отказали, но и от того, в какие моменты времени происходили те или иные переходы системы из состояния в состояние. [c.230]

В случае однородного тела состояние его определяется давлением (р), удельным объёмом (v) и температурой (/). При наличии внутреннего равновесия эти параметры могут быть связаны функциональной зависимостью так называемым уравнением состояния F р, V, 0-0 если F р, v, t) известно, то каждый из трёх параметров может рассматриваться как г< ункция двух других независимых, и для определения состояния достаточно двух параметров [c.450]

Марка сплава Состояние сплава S и 3 S 1" г U Ш S аё. С с п -8 О л 1 О) 1 S 0) и = И 5 о а g л ЙЗ о к 4 О) O.Z i i к а о. f-ua [c.154]

Наиб, детальным методом описания П. является кинетический, основанный на использовании ф-ции распределения частиц по координатам и импульсам /(f, г, р). В состоянии термодинамич. равновесия эта ф-цвя имеет вид универсального Максвелла распределения, а в общем случае её находят из кинетического уравнения Больцмана . [c.597]

Следовательно, модель предполагает наличие некоторой функции распределения f (г) илн f (/"i, Г2.....Г/), в которой должна содержаться вся необходимая информация о повторяемости эксплуатационных состояний. [c.429]

Определим теперь в объеме Vi напряженное состояние Т, создаваемое поверхностными силами — n-T(u(Q)) при отсутствии дисторсии. Такое напряженное состояние по теореме п. 4.6 существует и определяется единственным образом, так как искомый в нем вектор перемещения м непрерывен и однозначен, а система поверхностных сил — п Т(u(Q)) статически эквива -лентна нулю. Наложение напряженных состояний f( (Q)) и Г представляет напряженное состояние в двусвязном объеме, определяемое только дисторсией, так как внешние силы в нем отсутствуют. [c.200]

Пусть/7— величина этого растягивающего или сжимающего напряжения. Если нет отверстия, то это напряжение постоянно для всех точек пластинки. Вырезав в пластинке отверстие, мы изменим распределение напряжений, так как по контуру отверстия эти напряжения уже не будут равны р, а должны обращаться в нуль. Это измененное напряженное состояние, очевидно, будет симметрично относительно центра отверстия, и напряжение в каждой точке пластинки будет зависеть только от г. Функция F не будет зависеть от 0 и должна иметь вид [c.110]

В полярной системе координат (г, (/ ) рассмотрим упругое тело в форме кольцевого сектора i i г R2, —71 72 (т > 0> — 1.2) (см. рис. 3.7, а). Пусть в грань г = i 2 на участке (р д < 7 ) вдавливается силой Р штамп таким образом, что он перемеш,ается поступательно. Предполагаем также, что на поверхностях г — R, f = —71, V = 72 отсутствуют нормальные перемещения и касательные напряжения. Поставленная задача теории упругости сводится к исследованию уравнений Ламе (плоское напряженное состояние) при следующих граничных условиях [c.119]

Нейтрон должен обладать энергией в 0,045 eV для того, чтобы перевести молекулу из состояния с квантовыми числами г = О, 7=1 в состояние г = О, f = 2. Для перехода из состояния г = О, 7 = 0 в состояние v = 0, 7=1 требуется энергии 0,023 eV. [c.61]

Коэффициент оперативной готовности Kq, г = КрР (f) Вероятность того, что кран окажется в работоспособном состоянии в произвольный момент времени, кроме планируемых перерывов в работе, и начиная с этого момента будет безотказно работать в течение заданного интервала времени Краны, отказы которых или неготовность к работе имеют аварийные последствия [c.98]

Жидкость, уравнение состояния которой имеет общий вид /(р, р, Г) =0 и относительно которой не делается никаких специальных предположений (об изотермичности или адиабатичности процессов и др.), называют бароклинной. При решении задач о движении бароклинной жидкости приходится привлекать уравнение энергии. Задача о равновесии жидкости, уравнение состояния которой имеет общий вид f p, р. Г) = О и относительно которой не делается никаких специальных предположений, также не может быть точно решена без использования уравнения энергии. Зависимость р от р в этом случае заранее неизвестна и для каждой задачи может быть найдена только после ее решения. [c.104]

Если же считать S функцией Г и F, т. е. рассматривать S T,V) = S Т (p,V),V) Т есть функция р и F в силу уравнения состояния), то [c.177]

Здесь Ani(E) — расстройка резонанса, Ei E), Еп Е) — энергии начального (г) и резонансного ( г) состояний с учетом их возмущений в поле излучения с напряженностью F, r (F) — приведенная ширина резонансного перехода. [c.140]

Поглощение и испускание излучения рассматривались в 4.17 —4.19 с помощью безразмерных величин сил осцилляторов ). Для дипольного или разрешенного перехода из невырожденного состояния г в невырожденное состояние f в соответствии с соотношением (4.103) запишем выражение для силы осциллятора [c.508]

Выделим из работающего ремня в пределах охвата им малого шкива элемент, соответствующий центральному углу da (рис. 11.9, в). При движении ремня с постоянной скоростью этот элемент ремня можно считать находящимся в состоянии равновесия, если к фактически действующим на него силам добавить его центробежную силу инерции. Итак, на выделенный элемент ремня действуют (рис. 11.9, г) силы F и F + dF, возникающие в торцовых поперечных сечениях элемента, d — центробежная сила, приложенная к центру тяжести элемента и направленная по радиусу от оси вращения aN — нормальная реакция шкива aFf — сила трения между шкивом и элементом. [c.133]

X и г для рабочих состоянии, при которых соответствующие значения f=l. Например, для /г выписаны значения. t в такте 6а, для — значения х в такте 4а и т. д. По значениям х и 2 в рабочем состоянии составляются исходные формулы / в виде логического произведения соответствующих входных сигналов (зна-чен1Но 1 соответствует х, значению О — инверсный х). Нанрнмер, для включения ЭП (Ь=1) необходимо J i=0,. 2=1, дсз=1, тогда формула имеет вид [c.195]

В ходе термодинамического процессса будут меняться равновесные параметры системы (тела), связь между которыми дается уравнением состояния f (р, V, Г) = О, и внутренняя энергия, изменение которой мож но определить по уравнению вида / U, Т, V) = 0. [c.48]

Равенство ( ) dQ = О прн t = onst является не только достаточным, но и необходимым условием существования интегрирующего делителя А. (t) для dQ. Примем во внимание, что из равенства ф dL = О для изотермического цикла вытекает, что на плоскости р, и он соответствует некоторой линии /—2 (состояние тела изменяется сначала от точки 1 к точке 2, а затем обратно — от точки 2 к точке 1). Допустим, что наряду с рассматриваемым циклом имеется еще второй цикл, отвечающий другому значению температуры f < t W соответствуюи ий линии ] —2. Выберем точки 1 и 2 так, что точки ] и Г лежат на одной адиабате, а точки 2 1 2 — на другой адиабате. Рассмотрим обратимый цикл 5—2 —i (цикл Карно), в котором при I < t рабочему телу передается при температуре Г количество теплоты Q, а при температуре t отводится от рабочего тела количество теплоты Q. Произведенная при этом работа составит Q — Q. Докажем, что сумма Q/X (О + + Q lK (f) равна нулю, если цикл обратим. Предположим, что это не так, т. е. [Q/ i (/) + Q lK (f) 1 > 0. Тогда для этого же цикла, осуществленного в обратном направлении, QIX t) + Q /7. t") < 0 следовательно, IQ/ t) + + Q /A-(r)] =0. Так как на адиабатических участк ах 1—1 и 2 —2 цикла dQ = О, то это равенство для цикла [c.85]

Исходными для определения параметров состояния влажного воздуха по / г-диаграмме (рис. 3-22) служат показания влажного и сухого термометров психрометра. В несколько упрощенном виде принцип действия психрометра можно представить так. У поверхности жидкости, находящейся в чашке, куда опущена ткань, окружающая шарик мокрого термометра психрометра, появляется в процессе испарения воды тонкий слой насыщенного воздуха, образующийся в результате вылета из жидкости молекул ее, преодолевших поверхностное натяжение жидкости. Так как дальнейшее проникновение молекул жидкости из этого слоя в воздух затруднено вследствие столкновения их с молекулами воздуха, концентрация молекул жидкости в тонком слое, прилегающем к поверхности жидкости, велика и с достаточной степенью точности можно считать, что воздух в этом слое насыщен водяным паром. Парциальное давление этого пара есть давление насыщенного пара при температуре поверхностного слоя жидкости, показываемом мокрым термометром (при точных расчетах в это показание вносятся поправки). Сухой же термометр показывает температуру ненасыщенного влажного воздух а в помещении. В подробных курсах технической термодинамики доказывается, что энтальпия насыщенного воздуха над поверхностью жидкости и ненасыщенного воздуха в помещении, где находится психрометр, (почти) одинаковы. Отсюда нахождение в / f-диаграмме точки, характеризующей состояние ненасыщенного воздуха в помещении по показаниям психрометра, сводится к следующему. На линии ср = 100% находят точку соответственно показанию мокрого термометра. Из нее проводят линию 1 = = onst. Очевидно, на этой линии находится точка, характеризующая состояние воздуха в помещении, в котором находится психрометр. Взяв пересечение линии I = onst с изотермой сухого термометра, находят искомую точку. По ее координатам и с помощью линий /d-диаграммы находят все параметры воздуха в помещении (см. пример 3-17). [c.145]

Если условные вероятности r(Roj kj) известны для различных значений Rqj и kj, то процедуру моделирования можно осуществлять следующим образом. Моделируется прежним образом процесс W (t) переходов системы из состояния в состояние. При этом для каждого момента перехода процесса из состояния в состояние фиксируется число отказавших агрегатов kj. Если kj < Sj, то характеристике процесса Р f/ ) автоматически приписывается значение 1, если kj s, - то значение 0. Если процесс, имевщий характеристику W (t)= 1, переходит в худшее состояние, то для нового состояния определяются значения Roj и kj, для которых с вероятностью 1 - г (R j kj ) характеристика процесса сохраняется равной 1, а с дополнительной вероятностью, т.е. с вероятностью г kj), процессу (t) с момента перехода присваивается характеристика 0. [c.286]

Через фун1Щ11Ю состояния — энтальпию (см. термодинамические функции) г = и -f-- - Apv ккал/кг, уравнения первого начала выражаются [c.453]

Если состояния в j(y4aiiH0M потенциале, обусловленном примесями, заполнены электронами так, что уровень Ферми лежит в области локализов, состояний, то статич. электропроводимость вещества при Г = ОК равна О (а н д о р с о н о в с к и ii д и э л с к т р и к). Отличие этого состояния от состояния обычных крп-сталлич. диэлектриков состоит в том, что плотность состояния f>( ) на уровне Ферми S = Sp отлична от 0. Поэтому ироводи.мость о при низкой частоте со приложенного электрич. поля не пропорциональна (см. Диэлектрические потери), а удовлетворяют ф-ле Мотта-Березинского [c.83]

Напряженное состояние определяется по формулам (4.2.4), в которые надо подставить соотношения (4.2.14) и (4.2.15), заменив в них предварительно f соответственно на f, (г) и "г = 2(2), получаемые обра-шением формул г, = ji (f) и Гг = W2 (f). [c.197]

Г.1С Fjx, Fjy, Fj. — компоненты силы F, действующей иа /-Ю молекулу в трехмерном пространстве с декартовыми координатами х, у, z j=l, 2,. .., N. Построение системы (1.1) предполагает известными модель н параметры взаимодействия молекул друг с другом (парных юлкповений) и с твердой стенкой для ее решения Требуется знать начальное состояние всего множества молекул, т. е. располагать значениями Хо,- г/о.ь оз п Vjr xof, Vjy = yoj, Vj, = zoj в некоторый фиксированный комеит to- При этих условиях дальнейшее поведение яждпй из молекул в принципе можно однозначно выделить для любого другого момента времени f. [c.11]

Гамильтониан молекулы полносимметричен по отношению к операциям группы МС и пространственной группы К(П). Поэтому типы симметрии (Г и F), по которым классифицируются приближенные (нулевого порядка) волновые функции Ф° = = ФпаФгФуФеФез, ЯВЛЯЮТСЯ типами ТОЧНОЙ симметрин внутримолекулярные взаимодействия могут смешивать только состояния одинакового типа симметрии этих групп, поэтому точная волновая функция относится к тому же типу симметрии, что и приближенные волновые функции, из которых она составлена (см. гл. 6). Следовательно, для определения типов симметрии точных волновых функций и для выявления взаимодействия между энергетическими уровнями можно использовать типы симметрии приближенных волновых функций. [c.321]

В случае газа мы можем конкретизировать зависимость энер-1 ии состояния от определяющих это состояние переменных величин. Принимаем Г и F за независимые переменные и сначала докагкем, что энергия является функцией температуры Г и не зависит от объема. Подобно лшогим другим свойствам газов это свойство лишь приближенно верно для реальных газов. Предполагается, что точно оно выполняется для идеальных газов. В разделе 14, исходя из второго закона термодинамики, мы сделаем вывод, что энергия любого тела, подчиняющаяся уравнению состояния идеального газа (7), не должна зависеть от объема V. Сейчас, однако, мы приведем экспериментальное доказательство этой теоремы для газа зксперименты были выполнены Джоулем. [c.25]

Дисперсионная теория для изолированных резонансных уровней Аналогично оптической теории дисперсии, можно описать взаимодействие нейтронов, в особенности нейтронов тепловой энергии, с ядрами. Нейтрон с энергией Е, длиной волны X и с минимальной неопределенностью положения Х/2тс = Х = /г/27гр, соединяется с ядром А, образуя промежуточное ядро Л -Ь Г в возбужденном состоянии. Эта совокупность большого числа нуклонов может иметь ряд квазистационарных состояний, отличающихся от основного состояния и даже лежащих выше границы распада. Поэтому промежуточное ядро Л -f 1 имеет виртуальные возбужденные уровни со средними интервалами в несколько сотен киловольт вблизи основного состояния и около 100 eV при энергиях возбуждения примерно в 8 MeV, т. е. вблизи энергии распада. [c.63]

Из материала, приведенного в предыдущем разделе, видны две причины возникновения квазиконтинуума возбужденных атомных состояний в сильном внешнем поле — ионизационное уширение электронных состояний и их штарковское расщепление. Оба процесса определяют условие возникновение квазиконтинуума — Г( ) АЕ Р), где, как и выше Г( ) — ширина электронного состояния, а АЕ Р) — энергетическое расстояние между соседними уровнями. Очевидно, что переход от высоковозбужденных (ридберговских) состояний, для которых 71 1, к низковозбужденным состояниям, для которых 71 1, сильно увеличивает АЕ Р), а потому и величину критической напряженности поля, при которой достигается условие Г(F) АЕ Р). Можно избавиться и от проявления эффекта штарковского расщепления исходного состояния, выбрав в качестве такого так называемое циркулярное состояние, для которого выполняется следующее соотношением между главным (71), орбитальным (I) и магнитным т) квантовыми числами т = I = п — 1. Среди всех состояний с данным п циркулярное состояние имеет максимальное значение т, В линейно поляризованном электромагнитном поле правила отбора по т имеют вид Ат = 0. Это означает, что циркулярное состояние с фиксированным значением п связано лишь с состояниями с другими 71, т.е. с состояниями, для которых АЕ Р) велико (при 71 >1). [c.276]

По сообщению [I] большинство сплавов иттрия с сурьмой хрупки. Рентгеновская плотность соединения YSb составляет 5,93 г/сж [5]. Это соединение, так же как и соединение Y4Sb3, при комнатной температуре обладает металлической проводимостью [8]. Удельное электросопротивление и термоэлектродвижущая сила соединения YSb по данным [2] составляют 3,5 мком см и -f 14 мкв1град, а по данным [4] 65 мком см и —40 мкв град соответственно. В работе [4] определение ТЭДС производили при 100°. Согласно [7] это соединение не переходит в сверхпроводящее состояние при температурах вплоть до 1,02 °К. [c.769]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...