Шмидт

По данным, приведенным в [Л. 51], в [Л. 80, 99] была проведена проверка выдвинутого положения о существовании Омане в области флюидных потоков. Перестройка данных Кобла и Шмидта (рис. 8-10) в координатах ап—Yn со всей очевидностью указывает на наличие оптимума теплоотдачи и последующее снижение Оп при дальнейшем увеличении концентрации. [c.261]

Экспериментальные данные при обтекании частиц с большими числами Рейнольдса l[c.264]

Шервуда число 261 Шмидта число 262 [c.336]

Сопоставление различны.х данных приведено на фиг. 2.4. Дальнейшее рассмотрение задачи для более высоких чисел Пекле (Рг-Ве) было предпринято в работе [397]. Отношение ц/рТ) определено как число Шмидта 8с. Аналогичные исследования массоотдачи от твердой сферы [71, 231, 238, 441, 790] приводят к следующему соотношению для числа Шервуда [c.39]

Шервуда число 39, 110 Шмидта число 39, 207, 208 [c.532]

На рисунке 38 изображены магнитные моменты нечетно-четных ядер в виде непрерывной функции от спина ядра / == J. Жирные линии на графике (кривые Шмидта) вычислены по модели Шмидта (111.87 111.88) для случаев параллельной или антипараллельной ориентации спина и орбитального момента. [c.123]

На рисунке 39 изображены магнитные моменты четно-нечетных ядер как функция от /, Сплошные линии — кривые Шмидта (111.90 111.91) для параллельной и антипараллельной ориентации спина [c.123]

Ширина уровней энергии 276 Шмидта модель 122—124 [c.396]

Идея Шмидта об орбитальном движении нуклонов в ядре используется в модели ядерных оболочек (см. гл. III). [c.86]

Из рисунков видно, что магнитные моменты для большинства ядер сильно отличаются от расчетных значений, хотя все они и лежат внутри кривых Шмидта. Это несовпадение является мерой [c.87]

Шмидта, характеризуется отношением коэффициентов вязкости и диффузии. Отношение чисел Прандтля и Шмидта называют [c.35]

Температурная зависимость давления насыщенных паров гелия представляет собой настолько удобную шкалу с хорошей воспроизводимостью, что ею пользовались задолго до появления международных соглашений в гелиевой области температур. Еще в 1924 г., до появления МТШ-27, Камерлинг-Оннес в Лейденском университете первым установил температурную шкалу по давлению паров " Не вплоть до критической точки 5,2 К. Шкала уточнялась в Лейдене в 1929, 1932 и 1938 гг. Международное соглашение о шкале по давлению паров Не было заключено в 1948 г., когда представители лаборатории Камерлинг-Оннеса (КОЛ), Королевской лаборатории Монда в Кембридже и нескольких криогенных лабораторий в США согласились принять усредненную шкалу [55]. Эта шкала была основана на термодинамической формуле Блини и Симона [8] для температур ниже 1,6 К, измерениях давлений паров от 1,6 до 4,3 К, выполненных Шмидтом и Кеезомом [51], и на пяти значениях давлений паров между 4,3 и 5,2 К, найденных Камерлинг-Оннесом и Вебером [37]. Построенная таким образом шкала официально не принималась, однако была широко известна и ею пользовались при [c.68]

На практике в газовой термометрии длина свободного пробега молекул газа редко совпадает с диаметром соединительного капилляра (обычно это трубка с заметными размерами) и, таким образом, нарущаются условия, при которых выведена формула (3.32). Вместо нее используется значительно более сложное выражение, в которое входят диаметр трубки, коэффициент аккомодации, учитывающий столкновения молекул со стенкой трубки, молекулярный вес газа и его вязкость. Общее выражение для термомолекулярной разности давлений было впервые получено Вебером и Шмидтом [71]. Последующие работы в этой области как теоретические, так и экспериментальные [49, 62] показали, что термомолекулярная разность давле- [c.95]

Рис. 3,9. Термомолекуляриая разность давлений АР, рассчитанная по уравнению Вебера—Шмидта для капилляра газового термометра НФЛ-75 и градиента температур от 3,2 до 293 К [2]. б(АР)—разность, полученная Берри для расчетных и экспериментальных значений.

Рис. 3,9. Термомолекуляриая <a href="/info/106156">разность давлений</a> АР, рассчитанная по <a href="/info/3802">уравнению Вебера—Шмидта</a> для капилляра <a href="/info/3930">газового термометра</a> НФЛ-75 и <a href="/info/734">градиента температур</a> от 3,2 до 293 К [2]. б(АР)—разность, полученная Берри для расчетных и экспериментальных значений.

Вебера—Шмидта уравнение 95, 96 Взаимодействия потенциал 79, 80 Взаимонндуктивность 125 Вина закон смещения 312, 314, 320 Вириальное уравнение состояния 76. 77 Внриальные коэффициенты 77, 86, 100 [c.444]

Наиболее важным является определение теплового потока. Для цилиндрических поверхностей тепловой поток определяют тепломером Шмидта. В основу работы этого тепломера положен метод вспо- < могательной стенки. Он состоит в том, что к поверхности изучаемого объекта плотно прижимают дополнительную стейку с известным термическим сопротивлеттем. Мо этот прибор обладает целым рядом недостатков, так как установка дополнительной стенки искажает температурное поле в слое изоляции. [c.527]

В настоян[ее время разработан более совершенный тепломер типи ИТП-2, который не имеет недостатков, присущих тепломеру Шмидта. [c.527]

Шульц-Грунов свидетельствует о противоположном осевом перемещении периферийно расположенных масс газа и масс газа, находящихся в приосевой области камер энергоразделения. В этом случае на фанице раздела потоков, движущихся противоположно, возникает свободная турбулентность. Пристенная турбулентность во вращающихся потоках газа проявляется значительно интенсивнее, чем при прямолинейном течении, но в процессе энергоразделения ей отводится меньщая роль. Шульц-Грунов, ссылаясь на Ричардсона [249], считает, что частицы газа, расположенные на более высоких радиальных позициях, в процессе турбулентного движения могут перемещаться к оси, а приосевые перескакивать на более высокие радиальные позиции. Частицы, перемещающиеся к центру, должны произвести работу против центробежных сил, так как они плотней приосевых. Частицы, перемещающиеся к периферии, должны произвести работу против сил, вызванных фадиентом давления. Эта механическая работа осуществляется в центробежном поле за счет кинетической энергии турбулентности, которая в свою очередь входит в общую кинетическую энергию направленного течения, т. е. элементы газа, перемещающиеся за счет радиальной составляющей пульса-ционного движения с одной радиальной позиции на другую, могут рассматриваться как рабочее тело холодильной машины, обеспечивающей под действием турбулентности перекачку энергии от приосевых слоев к периферийным. Физический процесс энергоразделения имеет аналог среди атмосферных явлений. Шмидт [256] показал, что в атмосфере тепло переносится от бо- [c.161]

Хинце [197], рассматривая проблемы переноса в турбулентных потоках, ввел понятие жидкого моля, под которым понимает достаточно протяженную часть жидкого континуума, состоящую из когерентного конгло (ерата жидких частиц . Размер жидкого моля сравним с интефальным масштабом турбулентного движения, причем обмен его с окружающей средой будет определяться влиянием мелкомасштабных турбулентных движений. В процессе перемещения в радиальном направлении, совпадающем с направлением фадиента давления и при противоположном движении, турбулентные моли совершают микрохолодильные циклы. В рамках формализма Прандтля предполагается, что каждый жидкий или, как его еще называют, турбулентный моль в процессе турбулентного движения представляет собой некоторую индивидуальность, сохраняющую свою субстанцию в течение некоторого характеристического промежутка времени. Необходимо помнить, что имеющие место пульсации давления при перемещении моля на длине пути смешения / будут сопровождаться переносом импульса. Тогда, если импульс не сохраняется, нарушается требование, предъявляемое Прандтлем к транспортабельной субстанции,— турбулентному молю. Тем не менее понятие турбулентного моля удобно использовать при анализе задач переноса. Ссылаясь на работу Шмидта [256], Хинце отмечает, что расслоение будет устойчивым, если распределение температуры отличается от адиабатного [c.164]

Наилучшее совпадение результатов расчета с данными опытов для приосевого вынужденного вихря имеет место, когда п<к, что совпадает с заключением Хинце и Шмидта [197, 256]. При этом для расчета распределения параметров авторы используют уравнения радиального равновесия dPIdr — р V jr, вращения вынужденного вихря (О = onst, состояния P=pRT. Авторы [197] принимают допущения [c.165]

В работе [559] измерена плотность потока массы от сфер при объемной концентрации вплоть до е = 0,52. Результаты, пригодные как для псевдоожиженных, так и для неподвижных слоев, приведены на фиг. 5.4. Здесь Re = U (2a)lv, где U — средняя скорость, и Sh = 2a)ID, причем кс — коэффициент массоотда-чи, а Z) — коэффициент диффузии. Se = v/D — число Шмидта. Результаты измерений хорошо согласуются с результатами расчета при помощи соотношения, приведенного в работе [118]. [c.208]

Игорь Фомич Щеголев стал заведующим лабораторией сверхпроводимости ИФТТ в 1986 г. после смерти проф. В.В.Шмидта. [c.227]

Такая упрощенная однонуклонная модель известна под названием модели Шмидта (1937). Согласно этой модели полный механический и магнитные моменты ядра определяются орбиталь-hijIm и спиновым моментами избыточного ( валентного ) нуклона [c.122]

Модель Шмидта, оспованная на понятиях об орбитах отдельных нуклонов, по-видимому, представляет лишь грубое приближение к действительности. Поэтому предпринимались и предпринимаются попытки усовершенствовать модель Шмидта. [c.125]

Дельта-электроны 23 Дефект массы 92 Диаграмма Сэгре 85—86 Диаграммы Шмидта 124 Дипольиые колебания ядра 290—291 Дирака матрицы 352 [c.393]

Исходя из этих представлений, Шмидт в 1937 г. развил простую однонуклонную модель, согласно которой момент количе- [c.85]

Однако полученное совшадедие не свидетельствует в пользу модели Шмидта, так как рассмотренные ядра относятся к числу немногих исключений. Как травило, экспериментальные значения магнитных моментов нечетных ядер сильно отличаются от результатов вычислений по формулам (4. 32) и (4. 33) — так называемых кривых Шмидта. На рис. 24 и 25 дано сравнение экспериментальных значений магнитных моментов для четно-не-четных (2 четное) и нечетно-четных (А—Z четное) ядер с кривыми Шмидта. [c.87]

Впервые генерация на красителях получена в 1966 г. независимо Сорокиным и Лэнкардом (США), Шефером и Шмидтом (ФРГ), Степановым, Рубиновым н Мостовниковым (СССР). [c.294]

Энергетическая, атомная, транспортная и авиационная техника. Космонавтика (1969) -- [ c.10 , c.338 ]

Анализ и проектирование конструкций. Том 7. Ч.1 (1978) -- [ c.201 , c.313 ]

Технический справочник железнодорожника Том 1 (1951) -- [ c.515 , c.591 ]

Самолетостроение в СССР 1917-1945 гг Книга 2 (1994) -- [ c.422 ]

Теория пластичности Изд.3 (1969) -- [ c.599 ]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...