Радиус ячейки

Кроме того, показано, что использование Р ц г) с б-особенно-стями на расстояниях, кратных двойному радиусу ячейки [c.183]

Применительно к дисперсной смеси радиус ячейки rj, определяется в соответствии с 2 гл. 3 или числовой ( ), или объемной ( 2), или массовой х ) концентрацией дисперсной фазы [c.270]

Здесь рассматривается случай отсутствия притока тепла и массы на фиксированной внешней границе ячейки - = г , и однородного в пределах каждой фазы распределения параметров в начальный момент времени. Эти ограничения для реализации решения не являются принципиальными. В случае дисперсной смеси радиус ячейки будем задавать в соответствии с (5.5.20) через объемную концентрацию капель а = или массовую концентрацию газа Xg = [c.313]

Применительно к дисперсной смеси радиус ячейки Гь определяется в соответствии с числовой (п), пли объемной ( г), или массовой (Xi) концентрациями дисперсной фазы [c.181]

Распределение температуры по радиусу ячейки в значительной мере зависит от выбранной системы охлаждения, конструкции твэлов и технологических каналов. Из-за отсутствия [c.229]

Дырочная теория. Вместо того чтобы учитывать изменение полного объема путем изменения радиуса ячейки, рассмотрим ансамбль, состоящий из ячеек фиксированного объема, которые могут быть либо заняты, либо свободны. Для N1 моле-.кул, распределенных по -f ТУд ячейкам с плотной упаковкой, полный объем (ср. задачу 6.1) определяется выражением [c.178]

Посмотрим на хвост резонансного состояния. На больших расстояниях он опять-таки ведет себя как sin kr + б)/г. Его амплитуда мала, но из соотношения (2.53) видно, что тем не менее в бесконечной системе волновая функция не нормируема. Она нормируема в нашем металлическом кристалле, но тогда вероятность того, что электрон находится в пределах ячейки атома серебра, есть величина порядка отношения радиуса ячейки к радиусу кристалла rJL. Здесь вероятность оказывается намного большей, чем она была бы для свободных электронов, хотя по-прежнему и бесконечно малой для бесконечной системы. [c.213]

Рис. 3.1. Расчетная схема струи в шаровой ячейке h — высота ячейки Ro — радиус устья струи 3 — угол расширения струи So — начальный участок струи I — длина струи

На рис. 3.2.3 представлено разбиение поля течения на ячейки при простейшем регулярном и равномерном расположении сферических частиц постоянного радиуса а. В этом случае ячейку можно представить себе в виде куба с ребром 21, причем [c.107]

Внутри ячейки можно выделить сферический объем i — ii + + d a с радиусом Z. Для упрощения выкладок целесообразно полагать, что пульсационное или возмущенное движение несущей фазы охватывает лишь этот сферический слой ячейки а вне этого слоя возмущения равны нулю, рассматривая этот эффект как результат влияния соседних ячеек. Такую схематизацию будем условно называть схема di , и она, по-видимому, лучше подходит при регулярном расположении дисперсных частиц. [c.107]

Имеет смысл использовать другую, крайнюю схему, принимая в качестве ячейки сферический (а не кубический) с радиусом R объем Д, приходящийся на одну частицу [c.107]

Некоторые формулы для моментов. При осреднении или интегрировании по объему ячейки будем учитывать, что для любого сферического объема с радиусом с, когда оси х проходят через его центр, а = x Y + справедлива формула, если учесть (3.2.17) [c.111]

В ячеечной постановке малое изменение радиуса к моменту установления равновесия является следствием того, что рассматривались варианты с малым массовым содержанием пара в ячейке a ig 0,l. [c.317]

Таким образом, для каждого пузырька газа существует сферическая поверхность с радиусом Гц, которая как бы изолирует данный пузырек. Это допущение особенно хорошо выполняется в тех случаях, когда локальное газосодержание является постоянной величиной и равно а. Для того чтобы определить величину Гд, будем предполагать, что дисперсная фаза однородным образом распределена в системе, т. е. газосодержание в любой области системы есть а. Тогда каждая ячейка содержит одинаковое количество жидкости и, следовательно, объем газа в ячейке равен объему газового пузырька. Поскольку статистически каждая ячейка является сферической, запишем [c.106]

Из-за сложной геометрии рассматриваемой системы определение точного вида потенциала ф (х) является невозможным. Для того чтобы найти приближенное выражение для ф (х), проведем осреднение I (ф) в соответствии с методом, изложенным в [41]. Разобьем область V на одинаковые ячейки В , имеющие форму параллелепипедов. Центры расположены в центрах пузырьков газа соответственно, а образующие — вдоль векторов -с.. Параллелепипед с центром в начале координат и образующими вдоль т. обозначим через В, а сферу радиуса В = В /1 также с центром в начале координат обозначим через А. [c.114]

Таким образом, решение уравнения (3. 4. 31) можно искать методом рекуррентных приближений по радиусу пузырьков В. Тем самым мы определим вид функции Зд, необходимой для нахождения кинетической энергии движения жидкости К. По определению кинетическая энергия движения жидкости в ячейке, отнесенная к плотности жидкости, связана с потенциалом течения Ф (х) следующим образом [c.120]

Равновесие положения /-Й ячейки характеризуется радиусом-вектором х 1) и запишется согласно [29] [c.46]

Решетку можно описать с помощью периодически повторяющегося в пространстве элементарного параллелепипеда — элементарной ячейки (О, А, В, С, D, Е, F, G на рис. 1.1), построенной на трех некомпланарных векторах переноса, или единичных трансляциях а, Ь, с, которые могут быть выбраны, вообще говоря, бесчисленным количеством способов (рис. 1.2). Трансляции действуют не на какую-нибудь одну точку решетки, а на всю решетку в целом. Началом трех векторов трансляций можно выбрать любую точку. Если какой-нибудь узел выбран за начало отсчета, то радиус-вектор R любого другого узла решетки может быть определен из формулы [c.11]

Для простой кубической ячейки (рис. 1.29) на объем ячейки приходится один шар радиуса R. Длина ребра куба a=2R. Объем ячейки l/яч=(2/ ) объем шара l/ш=Vзя тогда компактность [c.33]

Присваивается номер ячейки л от 1 до т. После этого рассчитываются из (6.41) -радиус границы вынужденного вихря в сечении (л - 1) - (н - 1) из (6.39) - [c.169]

Симха [48] применил такую модель к расчету вязкости концентрированных суспензий. Ячейка в этом случае состоит из жесткой сферической оболочки, в центре которой содержится рассматриваемая сферическая частица. Возмущения течения, вызванные наличием других частиц вне ячейки, не могут влиять на дила-тационное движение внутри нее. Обозначая радиус ячейки через 6, предполагают, что действие всех других частиц суспензии, подверженной сдвигу, сводится к исчезновению возмущения скорости дилатационного движения на поверхности ячейки. Такая упрощенная модель учитывает прежде всего взаимодействие между центральной частицей и ее непосредственными соседями. Внутри кольцевого слоя а < г < 6 движение жидкости удовлетворяет уравнениям медленного течения. Гидродинамика этой упрощенной модели может быть получена в замкнутой форме. Здесь математические детали опускаются, так как их можно восстановить по реше- [c.518]

Фиг. 15. Зависимость энергии основного состояния (т. е. состояния с на-инизшей энергией) лития от радиуса ячейки.

Хотя допущения, лежащие в основе метода ячеек, менее законны вблизи границ ячейки и приведенная выше зависимость энергии от волнового вектора к для металлов, вероятно, не соответствует действительности (это не относится к полупроводникам), все же этот метод обладает тем преимуществом, что он дает зависимость энергии, соответствующей данной волновой функции, от радиуса ячейки (межатомного расстояния). На фиг. 15 показано, как изменяется с расстоянием энергия низшего атомного s-состояния в литии. К преимуществам метода относится и то, что он позволяет вычислить равновесное межатомное расстояние, энергию сцепления и сжимаемость, если допустить, что можно пренебречь всеми вкладами в потенциал решетки, кроме вклада от иона в центре ячейки. Например, относительное изменение объема dQIQ связано с изменением расстояния соотношением [c.85]

Упругий предвестник. Использование принятой здесь гомоба-рической схемы с однородным давлением таза в пузырьке оправдано, когда период колебания 2п/ш много больше временп пробега звуковых волн в газе внутри пузырька а/С)). Использование уравнения Рэлея— Ламба, в котором радиальная инерция жидкости создается всей присоединенной массой, характерной для несжимаемой ншдкости, оправдано, когда период колебании 2я/и много больше времени пробега звуковых волн в жидкости на расстояния порядка радиуса ячейки 7 , прттходящейся на один пузырек [c.22]

Заполнитель сотовый из дуралюминовой фольги толщиной 63 5== 0,01 см с характеристиками з = 7,Ь 10 дан см Оз = 2,7. Ю дан см Уз == 0,31 Од = 1500 дан см = 1000 Ъан см . Радиус ячейки сот г = 0,548 см. [c.320]

При определении понятия функции распределения центров равновесия, как и условных функций распределения, наиболее нечетким является определение величины радиуса ячейки. Величину радиуса ячейки можно определить как радиус свободного объема, сглаженного по Гиршфельдеру [5] для жестких сфер. При этом предполагается, что атомы реальной жидкости всегда имеют жесткую сердцевину , размер которой можно определить из кривой межмолекуляр-ного потенциала в зависимости от расстояния. Если объем, [c.98]

Систему уравнений для определения функций ф (г) и ге (г), а также выражения для энергии, давления и энтропии можно преобразовать к безразмерным переменным (в качестве масштаба длины вводится радиус ячейки Го), причем, как и при нуле температуры, модель допускает преобразование подобия относительно Z. При нуле температуры распределение плотности выражалось формулой (3.105), откуда следует, что плотность на границе ячейки можно представить в виде п (го) = Z F (V Z) (roZVз7-2), давление согласно (3.107) — в виде Р = у-2), а энергию согласно (3.108) — в виде Е = ( -2). [c.199]

Затем эту потенциальную энергию надо рассечь на ячеечные ямы. Естественно стремиться выбрать радиус ячейки i яч как можно большим, лишь бы не перекрывались различные сферы. Это нетрудно сделать в случае правильного кристалла — подойдут сферы, вписанные в каждую ячейку Вигнера — Зейтца (рис. 1.1, а). Однако для топологически неупорядоченной системы, в которой полиздры Вороного (рис. 2.42) неодинаковы, зта задача приводит к затруднениям. В случае систем типа жидкого металла, довольно хорошо представляемых в виде случайного плотно упакованного набора твердых шаров ( 2.11 и 6.7), величина i яч определена однозначно, но в предельном случае газового беспорядка ( 2.15) ячеечное описание не дает удовлетворительного приближения для полной потенциальной энергии ( 13.4). Иначе говоря, в отсутствие трансляционной симметрии решетки (2.1) мы опираемся на атомарный характер потенциала (2.2) как на [c.467]

При решении динамической упругопластической задачи возникает вопрос о пространственно-временной аппроксимации процесса взрывной запрессовки трубки в коллектор. На рис. 6.3 представлена схема расчетного узла ячейки коллектора для расчета собственных напряжений и деформаций. Здесь Явн — внутренний радиус трубки б — толщина трубки, S — толщина стенки коллектора а — ширина перемычки между отверстиями. Выбор величины радиуса Ян проводится посредством численных расчетов из условия инвариантности НДС от Rh при неизменных характере и уровне импульсной нагрузки при взрыве. Расчет НДС проводится в осесимметричной постановке и отражает ряд существенных особенностей процесса запрессовки трубки в коллектор. К ним относятся возможность учета сложного характера распределения во времени и пространстве давления на внутренней поверхности трубки, обусловленного неодновременной детонацией цилиндрического заряда. Кроме того, с помощью специальных КЭ достаточно хорошо моделируется условие контакта трубки с коллектором в процессе прохождения прямых и отраженных волн напряжений при динамическом нагружении. Учет указанных особенностей позволяет рассчитывать неоднородное поле напряжений и деформаций по высоте трубки (толщине коллектора) и, следовательно, достаточно надежно при учете общ.их, остаточных и эксплуатационных напряжений проанализировать НДС в зоне недовальцовки, в которой инициировались имеющиеся разрушения в коллекторе. [c.334]

Движение сферических частиц постоянного радиуса. Рассмотрим сначала возмущенное мелкомасштабное течение в ячейке и его макроскопические (осредпепные) характеристики, когда оно возникает из-за движения сферических частиц постоянного радиуса а. Тогда, учитывая выше сказанное, при не очень значительных объемных содержаниях дисперсной фазы а.2 (например, при а 0,1) естественно принять, что поле возмущенного двин ения W в основной части ячейки совпадает с нолем потенциального движения Wv идеальной несжимаемой жидкости, описываемого с помощью потенциала обтекания сферы [c.122]

Здесь a — радиус межфазной границы (поверхности частицы, каили или пузырька) индекс а внизу соответствует параметрам на межфазной границе г = а- г,, — радиус рассматриваемой области или ячейки (rj, = 00 соответствует дисперсной частице в бесконечной среде), причем rgj, = Г ,, Г)ь = О, Wi = О соответствует капле или твердой частице, в которых отсутствует движение Tgb = О, г б = Г5 соответствует пузырьку, когда необходимо привлечь уравнение радиального движения жидкости типа уравнения Рэлея—Ламба, которое для случая г ь = Гь = оо имеет вид (см. (3.3.32)) [c.268]

Рис. 5.9.2. Распределение температур Т и массовых скоростей W, давление р, тем-нература насыщения Т,, температура пара на границе ячейки и скорость изменения радиуса капли воды а в сферической ячейке радиуса = Ьа , заполненной водяным паром, В начальный момент времени давление р = 1 бар, а температуры в фазах принимались однородными Tg, = 373 К (Tg = 1), Ti = 293 К (Tjo = 0,785). Цифры ча кривых О, 1, 2, 3, 4 относятся соответственно к безразмерным моментам времени т = 0 0,5 10 20

Рис. 3.9.3. Распределение температур Т п массовых скоростей W, давление р, температура насыщения Г , температура пара на границе ячейки "Tfj и скорость а изменения радиуса капли воды, перегретой в начальный момент, в сферической ячейке радиуса rt = 5а , заполненной водяным паром, в начальный момент времени давление р = 1 бар, а температуры в фазах принимались однородными Г = 473 °-К (Т = 1), 378 °К (Г, = =0, 0), Г5 =373 К (fs = 0,789). Цифры на кривых 1, 2, 3, 4, S относятся соответственно к безра%ервым моментам времени т = 0,01 2,0 15 50 оо.

В зависимости от силы электрон-фононного взаимодействия могут образоваться поляроны большого радиуса (ПБР) или поляроны малого радиуса (ПМР). Если область искажения вокруг электрона значительно больше параметра элементарной ячейки а, то говорят о поляроне большого радиуса. ПБР образуется в том случае, когда электрон-фононное взаимодействие слабое. Искажения решетки при этом невелики и условия перемещения электронов (дырок) не очень сильно отличаются от условий движения свободных носителей. Однако при движении электрона вйесте с ним движется и вся искаженная область. Это приводит к значительному — в десятки раз — уменьшению подвижности. Подвижность ПБР определяется выражением [c.273]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...