Движение со сферическими волнами

Одномерным называется движение, при котором все характеристики среды зависят только от расстояния х до некоторой плоскости (движение с плоскими волнами), или только от расстояния х до некоторой прямой—оси симметрии (движение с цилиндрическими волнами), или только от расстояния х до некоторой точки — центра симметрии (движение со сферическими волнами) и от времени, если движение неустановившееся. В одномерных движениях со сферическими волнами вектор скорости имеет в соответствующей сферической системе координат лишь одну отличную от нуля компоненту — радиальную. В одномерных движениях с цилиндрическими и плоскими волнами отличными от нуля могут быть все три компоненты вектора скорости в соответствующих цилиндрической и декартовой прямоугольной системах координат. Оставляя вывод уравнений для общего случая на конец параграфа, будем считать далее не равной нулю лишь одну составляющую скорости — вдоль той координаты, вдоль которой меняются характеристики среды. [c.149]

Функция Р п к могут быть определены из численного решения задачи о взрыве, требующего применения быстродействующих счетных машин однако, как указывалось выше, до настоящего времени это решение получено лишь для течений со сферическими волнами (точечный взрыв) при 7 = 1.4. При большой интенсивности скачка уплотнения, когда начальное давление газа ро пренебрежимо мало по сравнению с давлением за скачком, оно не может оказывать влияния на движение. В этом случае ро и вместе с ро число М несущественны, так что зависимости (2.1) и (2.2) должны иметь вид [c.296]

Автомодельные движения газа со сферическими, цилиндрическими и плоскими волнами [c.167]

Одномерные движения жидкости или газа определяются как движения, все характеристики которых зависят только от одной единственной геометрической координаты и от времени. Можно показать, что одномерные движения возможны только со сферическими, цилиндрическими и плоскими волнами ). Методы теории размерности позволяют найти точные решения некоторых задач об одномерном неустановившемся движении сжимаемой жидкости ). Эти задачи представляют во многих случаях значительный теоретический и практический интерес. Но даже в тех случаях, когда постановка задачи не представляет самостоятельного интереса, получаемые точные решения можно использовать как примеры для проверки [c.167]

Движение складывается, таким образом, из двух систем сферических волн, из которых одна распространяется со скоростью с наружу, а другая с такой же скоростью внутрь. [c.611]

Рассмотрим теперь случай сверхзвукового движения источника возмущений (и > а). При движении со сверхзвуковой скоростью точка А сразу же обгонит образованную ею звуковую волну (рис. 33 б), вышедшую в начальный момент времени из точки О, и будет непрерывно играть роль центра образования новых сферических волн. Чтобы [c.161]

Задача теории ударных труб очень близка к той, которую называют задачей о взрыве. Разница состоит в том, что в задаче о взрыве обычно предполагается, что газ высокого давления образуется в результате быстрого сгорания конденсированного (твердого или жидкого) взрывчатого вещества, т. е. имеет очень высокую (для газа) плотность, а также в том, что в задаче о взрыве очень важно изучение движений не только с плоскими, но и со сферическими и цилиндрическими волнами. При взрывах развивается весьма высокое давление (для типичных взрывчатых веществ оно достигает сотен тысяч атмосфер), причем, в отличие от теории ударных труб, основной теоретический интерес представляет определение интенсивности ударной волны от взрыва не только на начальной стадии ее распространения, но и, притом даже в большей степени, на стадии взаимодействия ударной волны с догоняющими ее возмущениями вплоть до расстояний, очень больших по сравнению с первоначальным объемом взрывчатого вещества и даже по сравнению с областью, занятой расширившимися продуктами взрыва. (Для типичных взрывчатых веществ объем расширившихся до атмосферного давления продуктов взрыва превышает первоначальный объем взрывчатого вещества в 800—1000 раз, т. е. в случае сферического взрыва радиус объема продуктов взрыва всего примерно в 10 раз больше начального радиуса.) Расчет движения газов после взрыва в конкретных случаях можно произвести с помощью уже описанных ранее решений задач о взаимодействии ударной волны и контактного разрыва с подходящими к ним сзади возмущениями. [c.219]

Предварительно обратимся к следующей задаче. Однородный поток газа движется с постоянной скоростью У в направлении оси х. В этом потоке в момент времени 1 = 0 начинает действовать движущийся вместе с газом сферический источник (см. 18 гл. II). Опишем качественно возникающее течение. От источника по движущемуся газу распространяется с постоянной скоростью звука а возмущение в виде сферической волны. В неподвижной системе отсчета возмущенная сферическая область сносится газом в направлении его движения со скоростью и. При скорости потока 7, меньшей скорости [c.343]

Ослабление звука для сферических волн. Мы хорошо знаем, что при удалении от источника звук постепенно замирает и, наконец, совсем перестаёт быть слышным. Почему происходит ослабление звука с расстоянием К этому явлению приводит ряд причин, и одна из них заключается в следующем. Обычно, в особенности на низких частотах, звуковые волны распространяются от источника в виде шаровой или вообще расходящейся волны. Шаровая, или сферическая, звуковая волна со временем заполняет всё больший объём движения частиц воздуха, вызванные источником звука, передаются всё увеличивающейся массе воздуха. Поэтому с увеличением расстояния движение частиц воздуха всё более ослабевает. Как же происходит это ослабление в зависимости от расстояния от источника [c.80]

С течением времени амплитуда ударной волны становится все меньше и меньше, давление на фронте асимптотически приближается к начальному давлению газа — атмосферному. Соответственно уменьшаются сжатие газа во фронте волны и скорость ее распространения, которая асимптотически приближается к скорости звука Со- Закон распространения i 2/5 постепенно переходит в закон Н — Со . Когда давление в центральной области взрывной волны становится близким к атмосферному, расширение газа в этой области прекращается и газ останавливается. Область движения газа выносится вперед, ближе к фронту ударной волны, которая постепенно превращается в сферическую волну типа акустической. За областью сжатия в такой волне следует область разрежения, после чего воздух приходит к своему конечному состоянию. Конечное состояние слоев, далеких от центра, по которым ударная волна прошла, будучи слабой, мало отличается от начального. Распределения давления, скорости и плотности по радиусу в какой-то поздний момент t [c.89]

Если численно решать задачу о движении всего газа в целом при каких-то начальных условиях, обеспечивающих возникновение сходящейся ударной волны (задачу со сферическим поршнем , совершающим толчок внутрь), то истинное решение в области с радиусом, который уменьшается пропорционально радиусу фронта, будет все более и более приближаться к предельному автомодельному решению. [c.619]

Найдем еш,е закон, по которому меняется со временем полная энергия газа в области автомодельного движения. Размеры (по радиусу) этой области — порядка величины радиуса R ударной волны и уменьшаются вместе с ним. Примем условно за границу автомодельной области некоторое определенное значение r/R = li. Полная энергия газа в сферическом слое между р диусами R и после введения безразмерных переменных выражается интегралом [c.568]

Предположим теперь, что в пространстве расположен точечный монохроматический источник, испускающий волны равномерно во всех направлениях. В этом случае в любом направлении от источника волновой процесс будет описываться одной и той же синусоидальной кривой. Чтобы охарактеризовать распространение. этих волн в пространстве, необходимо рассмотреть движение уже не одной точки, а целого семейства точек, расположенных на одинаковом расстоянии от источника излучения, т. е. точек, в которых все волны имеют одну и ту же фазу. Поверхность, образуемая в пространстве этими точками, называется волновым фронтом. По форме волновых фронтов различают волны плоские (плоские волновые фронты), цилиндрические (цилиндрические волновые фронты) и сферические (сферические волновые фронты). Волновые фронты точечного источника, излучающего равномерно во все стороны, имеют форму концентрических сфер (в плоскости они будут выглядеть как концентрические окружности), распространяющихся от источника со скоростью света с по мере удаления от источника радиус этих сфер увеличивается. Следовательно, определив в какой-либо точке пространства кривизну волнового фронта, мы в принципе можем определить расстояние до источника излучения. [c.9]

Определите конвективный равновесный удельный тепловой ноток в точке полного торможения сферического носка радиусом = 0,25 м при температуре стенки Тст = 1000 К в случае полета на высоте Я = 30 км со скоростью, соответствующей числу Моо = 15. Движение газа за возникающей ударной волной рассматривается потенциальным (безвихревым). [c.673]

Исследованию течений газа с ударными волнами посвящены многочисленные работы, относящиеся главным образом к течениям, зависящим от двух переменных (одномерные неустановившиеся движения, плоские и осесимметричные сверхзвуковые установившиеся течения). Основным средством расчета таких течений при наличии ударных волн умеренной и большой интенсивности является метод характеристик и его упрощенные модификации, связанные часто с трудно контролируемыми допущениями. Поэтому при оценке точности приближенных методов особая роль принадлежит задачам об автомодельных движениях, решение которых в случае двух независимых переменных удается получить с желаемой степенью точности путем интегрирования обыкновенных дифференциальных уравнений. В ряде работ изучены неустановившиеся автомодельные движения, которые возникают при расширении в газе плоского, цилиндрического и сферического поршня с постоянной скоростью [1, 2] и со скоростью, меняющейся со временем по степенному закону, но при нулевом начальном давлении газа [3], течения, образующиеся нри точечном взрыве в среде с нулевым начальным давлением [4, 5], и некоторые другие. При установившемся обтекании сверхзвуковым потоком изучены автомодельные течения, возникающие при обтекании клина и круглого конуса [6, 7. [c.261]

Влияние продольного обтекания пузырька на теплообмен. Обтекание пузырька жидкостью со скоростью г l2 = — Vг, приводящее к циркуляционному движению внутри пузырька, нарушает сферическую симметрию распределения температур в нем и за счет циркуляции интенсифицирует межфазный теплообмен. Этот эффект характеризуется числом Пекле Рвз = 2аи 21 "Р , которое для волны, представленной на рис. 6.4.4, не превышает 10 , а для волны, представленной на рис. 6.4.5, не превышает 10. Оценки, основанные на формулах, приведенных в 3 гл. 2, свидетельствуют о том, что за счет обтекания параметр теплообмена Миг повышается на величину порядка Такое повыше- [c.52]

Изученные явления неограниченной кумуляции весьма разнообразны. В большинстве случаев она связана со сходящимся симметричным движением к точке или к оси и является импульсной, т. е. приводит к расходимости плотности энергии лишь в один момент и в одной точке (например, в фокусе сферической сходящейся ударной волны) или на линии. Позже был найден пример стационарной кумуляции, в котором расходимость существует не в один момент, а все время, но фокус при этом перемещается в пространстве (сходящаяся коническая ударная электромагнитная волна). [c.314]

Типичным сверхзвуковым снарядом является пуля. В этом случае возмущения давления формируются в конус с точечным источником при вершине. Возмущение не распространяется вверх по потоку от источника возмущения. Конус, ограничивающий возмущения, называется конусом Маха, а полуугол при вершине конуса — углом Маха. Это можно проиллюстрировать сравнением с движением точечного источника, как показано на фиг. 2.6 [2]. Если движение происходит прямолинейно, то в каждый момент времени будут генерироваться волны давления бесконечно малой амплитуды, которые распространяются в виде сферических поверхностей со скоростью звука относительно жидкости. [c.41]

Решение. В предыдущих задачах из этого раздела рассматривалось монопольное рассеяние. Учет движения рассеивающего тела относительно среды должен дать дипольную составляющую. Пусть волна падает в направлении полярной оси г сферических координат. Шарик будет совершать колебания вдоль г. Известно, что при потенциальном обтекании однородным потоком имеющим скорость V, шарик движется со скоростью 1 = v 3p.x 1 [c.122]

Как показывают формулы (2.2) при движении со сферической или цилиндрический симметрией между ударной волной п поршнем происходит дальнейшее увеличение давления и илотности газа. Давление и плотность у поверхностп поршня определяются формулами из (2.2) при т = О [c.265]

Подмодель одномерных движений газа со сферическими волнами порождается подгруппой всех вращений /, Это - особая инвариантная подмодель ввиду того, что для нее не выполняется условие (3). Действительрю, группа имеет базис инвариантов всего из шести скалярных величин независи.мые переменные I, г = х и зависящие от искомых р, р, д — и ч 3 = X и. Однако на особом инвариантном многообразии этой группы (см. Приложение), заданном уравнением х хи О, инвариантов хватает, так как добавляется соотношение вида и - цх, где р, = д/г, и получается представление инвариантрюго Я -решения [c.113]

Решения этой системы описывают одномерные движения газа со сферическими волна.ми с( )ерически си1 1метричные движения). [c.113]

В 1941 г. Херринг при решении задачи о подводном взрыве исследовал случай произвольного изменения давления внутри каверны и ввел поправку первого приближения на ее сжимаемость. Он принял известное из акустики допущение, что скорости жидкости всегда малы по сравнению со скоростью звука. В 1952 г. Триллинг принял условие, что потенциал скорости приближенно удовлетворяет акустическому уравнению расходящихся сферических волн, и получил на основе акустического приближения более общее уравнение движения стенки газового пузырька. [c.12]

Сейсмические волны. Упругие волны, регистрируемые сейсмографами, принадлежат к неск. типам. По характеру пути распространения волны делятся на объёмные и поверхностные. В свою очередь объёмные волны подразделяются на продольные (Р) и поперечные (5), а поверхностные — на Рэлея волны и Лява волны. Объёмные волны распространяются во всём объёме Земли, за исключением жидкого ядра, не пропускающего поперечные волны. Продольные волны связаны с изменением объёма и распространяются со скоростью У (Я- -2р.)/р, где >1, — модуль сжатия, р — модуль сдвига (см. Модули упругости), р — плотность среды. Поперечные волны не связаны с изменением объёма, их скорость равна y fi/p. Движение частиц в волне S происходит в плоскости, перпендикулярной направлению распространения волны. В сферически-симметричяых моделях Земли луч, вдоль к-рого распространяется волна, лежит в вертикальной плоскости. Составляющая смещения в волне S в этой плоскости обозначается SV, горизонтальная составляющая — SH. Нек-рые оболочки Земли обладают упругой анизотропией в этом случае поперечная волна расщепляется на две волны с разл. поляризациями и скоростями распространения. Параметры земных недр изменяются по вертикали и горизонтали, Поэтому в процессе распространения объёмные волны испытывают отражение, преломление, обмен (превращение Р в S и наоборот), а также дифракцию и [c.481]

Гиперзвуковой след за тонким телом несколько отличается от следа за туными телами. В случае тонкого тела большие градиенты в потоке, вызванные головной ударной волной, несущественны и вязкий след распространяется в области, где параметры потока близки к параметрам набегающего нотока. Явления перехода различны, кроме того, возможно различны и величины турбулентных пульсаций, которые зависят от степени затупления тела. Область ближнего следа ограничена прямыми линиями, причем его первоначальная ширина несколько больше, чем поперечные размеры тела из-за толстого оторвавшегося вязкого слоя, затем ширина следа постепенно уменьшается вниз по потоку, достигая горла. В ближнем следе оторвавшийся вязкий слой играет важную роль. За горлом ширина следа растет пропорционально длине следа. Как упоминалось в гл. I, елед за тонким телом является холодным в отличие от горячего следа за тупым телом из-за отсутствия интенсивного нагрева, создаваемого возникающими ударными волнами, и более медленного роста следа. Кроме того, след за тонким телом охлаждается гораздо быстрее, чем за тупым телом. Эксперименты с острым конусом и конусом со сферическим затуплением, имеющими угол при вершине 20 , в интервале чисел Маха М от 2,66 до 4,85 показали, что донное давление и угол наклона поверхности следа одинаковы для обоих конусов, если одинаковы местное число Маха и число Рейнольдса, вычисленное по толщине потери импульса пограничного слоя у основания конуса [82]. Из-за высокой температуры в гиперзвуковом следе за тупым телом на течение в следе влияют свойства реального газа или физико-химические процессы, как, например, диссоциация, ионизация и рекомбинация. Время, требуемое для завершения процессов диссоциации и ионизации (и для обратных процессов), в сравнении со временем движения частиц газа существенно при определении регистрируемых эффек- [c.126]

С другой стороны, для бесконечного цилиндра часть энергии, переносимая элементарными сферическими волнами, постепенно падает до нуля, так что аргументация предыдущего параграфа неприменима. Здесь следует заметить, что уравнения Похгаммера представляют собой не что иное, как уравнения движения упругой среды в цилиндрических координатах, и, если эти уравнения применить к неограниченной среде, они укажут на наличие двух и только двух типов волн, распространяющихся со скоростями и с . [c.66]

На рис. 6.9.2 приведены результаты решения для сферических волн, создаваемых сферическим поршнем, который расширяется в первоначально покоящуюся равновесную пузырьковую среду. Поршень расширяется со скоростью Vp = onst с радиуса Гро = = Хро, начиная с момента времени h (при < о —покой), причем io выбирается таким образом, чтобы в законе движения поршня Хр = Хро + Vp t — to) время i = 0 соответствовало Хр = 0. Видно, что рассмотренное для равновесной схемы газожидкостной смеси ( а = 0 ) автомодельное решение, соответствующее Хро = = О, 0 = О и Жр = Vpt, является при t > to асимптотикой решения задачи о поршне, начинающего движение с конечного радиуса Хро в пузырьковую жидкость, рассматриваемую с учетом неравновесных эффектов. [c.116]

В изотропных средах возникают эффекты третьего порядка, при которых геометрические свойства распространения электромагнитных волн зависят от амплитуды напряженности электрического поля. На эти свойства распространения волны с частотой могут влиять, кроме компоненты напряженности поля с той же частотой /, также компоненты с другими частотами, например Простая модель, объясняющая такую зависимость, уже была представлена в 2.3. На основании этой модели было описано возникновение нелинейной поляризации в результате ориентации анизотропных молекул. При известных условиях эта поляризация служит существенным фактором, влияющим на распространение волн. Напомним явление, описанное в 2.3 если в связанной с молекулой системе координат существует строгая линейная зависимость между Р. и то в лабораторной системе координат возникает нелинейная поляризация, которая, очевидно, обусловлена ориентацией отдельных молекул. При этом существенную роль играет не только движение электронов, но и вращательное движение ядер. Поэтому настоящий параграф посвящен эффектам электронно-ядерного движения. Следующей причиной зависимости свойств распространения от амплитуд напряженности поля является электрострикцня. При элек-трострикции электрическое поле изменяет плотность среды, что влечет за собой изменение оптических констант. Следовательно, и в этом случае играет роль движение молекул в целом. Значения восприимчивости жидкостей с сильно анизотропными молекулами, соответствующие модели 2.3, и значения электрострикции имеют, вообще говоря, одинаковые порядки величин (10 3°А-с-м-В" ) наоборот, в жидкостях из изотропных молекул, т. е. молекул со сферической формой эллипсоида поляризуемости, электрострикцня часто превалирует над всеми другими возможными причинами. Наконец, в очень сильных полях может появиться и чисто электронный эффект. Он обусловлен тем, что связь между [c.186]

Ударные волны при обтекании тел сверхзвуковым потоком. Рассмотрим прежде всего некоторые кинематические особенности распространения звука от источника, движущегося со сверхзвуковой скоростью. Если точечный источник звука неподвижен, он излучает сферические волны, распространяющиеся со скоростью звука и заполняющие с течением времени всё пространство вокруг источника. Если такой источник движется с равномерной скоростью , звук от источника распространяется по направлению движения источника со скоростью с-—и, тогда как в обратную сторону он распространяется со скоростью с-)-и. В этом случае распределение звукового возмуи1ення в пространстве не будет бол симметричным (рис. 162, а). Однако и в этом случае (при и< б) звук приходит в каждую точку пространства, если только движение источника начинается из весьма отдалённой точки. [c.257]

Ударные волны при обтекании тел сверхзвуковым потоком. Рассмотрим прежде всего некоторые кинематические особенности распространения звука ОТ источника, движущегося со сверхзвуковой скоростью. Если точечный источник звука неподвижен, он излучает сферические волны,распространяющиеся со скоростью звука и заполняющие с течением времени все пространство вокруг источника. Если такой источник движется с равномерной скоростью и, звук от источника распространяется по направлению движения источника со скоростьюс— и, тогда как в обратную [c.415]

Система сводится к уравнениям (12.4), в которых v = 3, в соответствии со сферической симметрией движения. Масштаб плотности в задачепостоянный, Qo = onst (в этом довольно очевидном утверждении мы убедимся при рассмотрении граничных условий на фронте ударной волны). [c.620]

Первый член равен плотности потенциальной энергии в волне. В плоской волне имеется только такой член. Остальные слагаемые — добавочные по сравнению со случаем плоской волны — обусловлены наличием неволновой части скорости. Последнее слагаемое — квадрат неволнового члена — всегда положительно оно равно кинетической энергии в несжимаемой жидкости при такой же временной зависимости давления. Это видно, если положить в (90.5) с = оо (и в коэффициентах, и в выражении для давления), (вреднее слагаемое—произведение волнового и неволнового членов — может принимать как положительные, так и отрицательные значения. Для гармонической волны его среднее значение за период равно нулю. Для непериодического движения его среднее значение за длительный промежуток времени стремится к нулю по мере увеличения времени усреднения. Таким образом, в средних величинах нужно учитывать только первый и третий члены. Следовательно, кинетическая энергия в сферической волне в среднем больше, чем потенциальная (в плоской бегущей волне эти величины равны друг другу). [c.297]

Волновое движение, инициированное в полупространстве от ступенчатой во времени (тип (а)) нагрузки, анализировалось Пекерисом [293] и изображено на рис. 11.2. После приложения нагрузки в момент i = О сферические волны давления (Р) и сдвига (S) распространяются от точки приложения нагрузки со скоростями l и С2. в точке Л] внутри тела на расстоянии Pj = (п + от точки О материал не напряжен до момента t = R / , когда приходит Р-волна, и в нем скачком возникают радиальные перемещения. Далее при t = Ri/ прибывает [c.390]

Мы будем рассматривать движение газа на той стадии процесса, когда радиус R сферической поверхности разрыва уже мал по сравнению с ее начальным радиусом — радиусом поршня / о- На этой стадии характер движения в значительной степени (ниже будет видно—какой) fte зависит от конкретных начальных условий. Ударную волну будем считать уже настолько сильной, что давлением р газа перед ней можно (как и в предыдущем параграфе) пренебречь по сравнению с давле-инем р2 позади нее. Что касается полной энергии газа, заключенной в рассматриваемой (переменной ) области г R R , то она отнюдь пе постоянна (как будет видно ниже — убывает со временем). [c.563]

ОПТИКА [ асферическая содержит элементы, поверхности которых, не имеют сферической формы просветленная обладает уменьшенными коэффициентами отражения света у отдельных ее элементов путем нанесения на них специальных покрытий) как оптическая система (волновая изучает явления, в которых проявляется волновая природа света волоконная рассматривает передачу света и изображений по световодам и пучкам гибких оптических волокон геометрическая изучает законы распространения света в прозрачных средах на основе представлений о световых лучах интегральная изучает методы создания и объединения оптических и оптоэлектронных элементов, предназначенных для управления световыми потоками квантовая изучает явления, в которых при взаимодействии света и вещества существенны квантовые свойства света и атомов вещества когерентная изучает методы создания узконаправленных когерентных пучков света и управления ими нелинейная изучает распространение мощных световых пучков в оптически нелинейных средах (твердые тела, жидкости, газы) и их взаимодействие с веществом силовая изучает воздействие на твердые тела интенсивного светового излучения, в результате которого может нарушаться механическая цельность этих тел статистическая изучает статистические свойства световых полей и особенности их взаимодействия с веществом тонких слоев изучает прохождение света через прозрачные слои вещества, толщина которых соизмерима с длиной световой волны физическая изучает природу света и световых явлений) как раздел оптики электронная занимается вопросами формирования, фокусировки и отклонения пучков электронов и получения с их помощью изображений под воздействием электрических и магнитных полей корпускулярная изучает законы движения заряженных частиц в электрическом и магнитном полях нейтронная изучае взаимодейс вие медленных нейтронов со средой) как раздел физики] [c.255]

Более современная баллистическая камера Калифорнийского технологического института с регулируемой атмосферой обеспечивает вход и выход из воды под различными углами и создание волн на свободной поверхности. Установка имеет электромагнитную метательную систему и изготовлена в основном из немагнитных и неэлектропроводных материалов [50]. Она представляет собой горизонтальную камеру сечением 457X610 мм длиной 4,57 м, изготовленную из лусита. На одном конце камеры расположен генератор волн, а на другом — гаситель. Установка позволяет создавать последовательность волн длиной 0,3—0,6 м с амплитудой до 75 мм. Модели снарядов (диаметром 25,4 мм) можно выстреливать (в центре камеры) поперек поверхности раздела вверх и вниз. Скорости метания, обеспечиваемые электромагнитной системой, зависят от диаметра ускоряющей обмотки и подведенной электроэнергии. При внутреннем диаметре катушки 38 мм и энергии 1500 Втс сферические модели из нержавеющей стали диаметром 25,4 мм выстреливаются под водой со скоростью 27 м/с и путь разгона из состояния покоя составляет 50 мм. Увеличение энергии до 54 ООО Втс позволяет повысить скорость до 150 м/с. Время разгона можно изменять, регулируя параметры электрической цепи, и модели можно сообщать колебательное движение. [c.593]

Длинные волны с частотой со > / обычно ведут себя в прн-близительном согласии с дисперсионным соотношением (21), даже если f ш h изменяются. Тем не менее обнаружено, что их изменение делает возможными также некоторые волнообразные движения с много меньшими частотами, называемые волнами Россби . Они могут оказаться особенно важными, когда изучается реакция большого океана на приливно-отливные силы. При таком изучении необходимо, конечно, покончить с декартовыми координатами и перейти к сферическим координатам, подходящим для формы Земли. На этом этапе, однако, мы сами должны покончить с нашим очень кратким описанием волн во вращающейся жидкости, отослав читателя к библиографии за дальнейшими сведениями по затронутой тематике. [c.533]

Для электронов, находящихся в периодическом поле решетки, мы также можем использовать представление об энергетическом контуре на диаграмме волновых чисел. В том случае, когда число электронов на атом относительно невелико, этот контур должен приближаться к сферическому, и, естественно,. в этом случае можно ислользовать теорию свободных электронов (см. рис. 130, а). При увеличении числа электронов иа атом они занимают состояния со все возрастающей энергией, в результате чего поверхность Ферми расширяется и в местах соприкосновения с границей зоны начинает деформироваться. Этот эффект показан на рис. 128,6, и если ку и к — компоненты волнового числа к, параллельные сторонам ячейки гранецентрированного кубического кристалла, то движение электрона, связанное с каким-либо состоянием, будет перпендикулярно энергетическому контуру в данной точке в й-прострг1Нстве. В этих случаях, если данное состояние Р, то направление волн, связанное с этим состоянием, будет ОР, однако это не будет направлением движения электрона. [c.194]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...