Перехода множитель

Атомные массы даются по таблице международных атомных весов на 1962 г. в углеродной шкале (за единицу принята V,2 массы изотопа углерода С). Новые атомные массы в большинстве случаев отличаются от значений атомных масс в кислородной шкале не более, чем на 0,01%. Для перехода от атомных масс, выраженных в кислородной химической шкале, к атомным массам, выраженным в углеродной химической шкале, следует пользоваться множителем 0,999957, для обратного перехода — множителем 1,000043. [c.907]

Пренебрежение размазыванием формально означает переход к пределу при а->0 во внутреннем интеграле в (26.30). Однако при этом предельном переходе множитель в квадратных скобках в подынтегральной функции превращается в дельта-функцию 6 (у — У1)б(г — и ч]) оказывается чисто мнимым, т. е. мы теряем флюктуации амплитуды. Чтобы их учесть, надо сохранить следующий член разложения по степеням а. [c.558]

При анодной поляризации АУ энергетический барьер анодной частной реакции Qa = Qo уменьшается на величину аА, а энергетический барьер катодной частной реакции = Qo увеличивается на величину РЛ, причем а -f-P = 1. Множители ос и р принято называть коэффициентами переноса или перехода). Таким образом, можно написать следующие уравнения [c.199]

Таким образом, фурье-преобразование интересующего нас трехчлена получается из фурье-преобразований координаты просто умножением на те самые множители dj (ii2), которые фигурировали выше при построении частотных характеристик. Поэтому в результате преобразования Фурье система дифференциальных уравнений (55) в случае Qi(t) = Q (i), Q/(i) = 0, (j = = 2,. .., n) переходит в систему линейных алгебраических уравнений относительно фурье-преобразований [c.254]

Наиболее значительного сокращения числа неизвестных в многокомпонентной многофазной системе можно достичь, исключая из (22.9) все переменные. ....n. Такая возможность представляется благодаря особой, седловидной форме поверхности функции L(n, к) вблизи экстремума и ввиду очевидного термодинамического смысла множителей "к (см. (16.20)). Вычислительный процесс при этом организуется иначе вместо минимизации функции L в пространстве переменных п ведется поиск максимума этой функции по переменным к. Такую замену называют переходом от решения прямой задачи к решению сопряженной с ней двойственной задачи. В теории выпуклого программирования доказывают теоремы, позволяющие из формулировки прямой задачи по стандартным правилам составить соответствующую ей двойственную. В общем случае часть целевой функции двойственной задачи, от которой зависят координаты максимума, представляет собой функцию Лагранжа прямой задачи, а вместо ограничений л/< >>0 в прямой задаче выступают ограничения (22.10) в двойственной. Для рассмотренного выше частного примера из области линейного программирования двойственная к (22.2), (22.3) задача формулируется следующим образом найти максимум функции [c.188]

Заменяя множитель е под интегралом в (VI.77) лишь первым членом разложения (единицей), получим матричный элемент для дипольного перехода. В ряде случаев может оказаться, что матричный элемент дипольного перехода обращается в нуль, в то время как точное значение матричного элемента (VI.77) отлично от нуля. В этом случае нужно взять следующие члены разложения в (VI.79), и мы получим магнитное дипольное и квадрупольное излучения, вероятность осуществления которых меньше вероятности [c.255]

Предположим теперь, что v может претерпевать разрыв при переходе через границы подобластей Тi, но нормальные производные dv/dv для смежных элементов совпадают, тогда, просуммировав равенство (4.263) по всем подобластям Ti (и внося краевое условие в функционал с помощью метода множителей Лагранжа), придем к задаче нахождения стационарного значения функционала [c.209]

При рассмотрении динамики иерархических систе.м необходимо введение так называемых масштабных множителей Ц. На первом масштабном уровне М = I. При переходе на новый масштабный уровень средний радиус [c.178]

Согласно соотношению (223.2) выражение для поглощаемой (или излучаемой) мощности (й)) содержит в качестве множителя произведение и (со) с, равное потоку излучения. Однако этим не исчерпывается зависимость а(и) от ы((о) как уже упоминалось в 157, опыт указывает на уменьшение коэффициента поглощения по мере возрастания г/(ы). Это явление легко понять, если принять во внимание, что поглощение света сопровождается переходом атома в возбужденное состояние и число атомов, способных погло- [c.776]

При очень низких температурах M/i(s,s) п И (5,с ) сравнимы но порядку величины. Если предположить, что отношение Wi s,s)IW s,d) не зависит от температуры (это более или менее правильно в случае, когда соответствующие вероятности переходов пе зависят от волнового вектора фононов), то множитель А в соответствии с (16.1) будет равен 64-(0,6) 3=45 при =ь<1,5вд. Это согласуется с экспериментом, и, следовательно, теория Блоха лучше оправдывается при s—.у)-переходах в палладии, чем в случае одновалентных металлов. [c.274]

Отметим, что [3 в (5.1) не умножается на множитель типа ш в (4.3), обращающийся в нуль при Т—Кроме того, необходимо принять /. > / , что, по-видимому, не оправдано, если интерпретировать этот член как соответствующий возбужденным электронам. Специальный выбор параметров с целью сделать переход переходом второго рода представляется искусственным. Однако теория может быть интерпретирована более разумным образом. [c.689]

Коэффициент со в формуле (3.14) порядка максимальной дебаевской частоты. Величина этой частоты обратно пропорциональна корню квадратному из массы атомов М. Таким образом, величина щели в спектре возбуждений обратно пропорциональна [/М. С другой стороны, величина щели отличается лишь постоянным множителем от величины температуры перехода поэтому имеем [c.893]

Полученные формулы справедливы для основных переходов соответствующих Аи = 1. Температурные множители вычислялись но формулам [c.113]

Прежде всего мы видим, что рассматривая задачу в линейной постановке, мы можем определить критическую нагрузку, но форму равновесия мы находим только с точностью до постоянного множителя. Смысл этого выраже-ния"будет ясен из последующих примеров. Второе — мы видели, что определение условий существования соседних положений равновесия равноценно определению условия перехода от устойчивого состояния к неустойчивому. В по- [c.125]

При переходе к более компактной матрице следует помнить, что для компонент, содержащих индексы 4, 5, 6 в сокращенном обозначении, надо вводить численные множители (2, 4 и т. п.) относительно соответствующих правилу (2.11) компонент тензорной матрицы. [c.45]

При ц ц этот множитель равен единице, т.е. формула (5.23а) переходит в формулу Стокса (5.23). [c.214]

Следует заметить, что из получаемого множества решений однородных краевых задач следует исключить решения, приводящие к неограниченности энергии. Можно при этом исходить из того соображения, что в случае сглаживания особенности ) энергия конечна и поэтому при переходе к нерегулярной поверхности физический смысл имеют лишь те решения, при которых ограниченность энергии сохраняется. В процессе проведения численной реализации наибольший интерес вызывает то слагаемое, которое (после отсечения решений с неограниченной энергией) содержит наиболее сильную особенность для производных и, следовательно, больше всего затрудняет реализацию расчетной схемы. Слагаемые же, дифференцируемые более одного раза, практически не влияют на реализацию, и нет нужды в их предварительном выявлении. Что касается вопроса о вычислении постоянных множителей, то он будет рассмотрен несколько позднее. [c.306]

Поскольку множитель при переходе к оригиналам дает [c.127]

Отсюда, переходя к техническим постоянным, т. е. выражая множитель в правой части через коэффициент Пуассона v, найдем [c.383]

Из спмметрни и из обратного перехода множитель иреобразо-вання получается равным единице (собственно, этот множитель, существующий и в уравнениях Максвелла, в большей степени относится к выбору единиц измерения электромагнитных сил). Получаем [c.325]

Здесь К П) — искомые функции, а. к — искомая постоянная. Такая форма решения подсказывается следующим соображением. В бесконечной среде нет вьщеленного уровня глубины, поэтому за нулевую можно принять любую глубину. Форма решения в виде экспоненты соответствует этому, так как переход к другому уровню отсчета можно записать в виде Последняя экспонента переходит множителем к функциям i r ) и b rj), и форма решения сохраняется. [c.77]

Представление о методах синтеза сверхнаправленной антенной решетки, т. е. методах определения числа излучающих элементов, расстояния между ними закона нх возбуждения, необходимых для получения заданной формы ДН, можио получить из рассмотрения весьма близкой в математическом отношении-задачи синтеза ступенчатого перехода, описанной в гл. 3 Угловая зависимость множителя решетки (7 5) аналогична частотной зависимости коэффициента отражения ступенчатого перехода. Множитель решетки является полиномом ог угловой переменной exp(iu), а прн симметричном законе распределения токов — от OSU, аналогично тому, как коэффициент отражения ступенчатого-перехода является полиномом от частотной переменной os0. Метод решенн и характер получающихся результатов аналогичны методу и результатам синтеза сверхкороткого ступенчатого перехода, описанного в 3.4. [c.166]

Необходимо подчеркнуть два обстоятельства. Во-первых, рассматриваемое здесь течение описывается уравнениями (5-4.11) — (5-4.13) и (5-4.21), (5-4.22), которые просто получаются из уравнений, описывающих стационарное плоское сдвиговое течение между двумя параллельными плоскими пластинами, умножением на периодический множитель Из уравнения (5-4.30) следует, что в предельном случае = О скорость сдвига у равна величине, которая была бы скоростью для стационарного плоского сдвигового течения, умноженной на тот же самый множитель. Переход от стационарного описания поля скоростей к эйлеровому периодическому течению путем умножения на является общим правилом для всех вискозиметрических течений. Эквивалентность дифференциальных уравнений для распределения скоростей в периодическом течении (для плоского сдвигового течения — это уравнение (5-4.23)) и для стационарного течения фактически представляет собой следствие пренебрежения силами инерции. [c.198]

Введенный в (10-30) коэффициент гравитационного движения ft = Xэф.д/ ф покрывает влияние на теплоотдачу всех отмеченных выше факторов, которые возникают в связи движением слоя. Зависимость (10-30) позволяет качественно оценить изменения в теплообмене при переходе слоя от одного режима движения к другому. С увеличением скорости Осл концентрация р практически е меняется, но поскольку можно полагать, что коэффициент h растет, то a л(Nu л) повышается. Затем при увеличении Исл до предельной величины ( 9-7) начинает сказываться эффект уменьшения плотности слоя, находящегося в предразрывном состоянии. Поэтому, в частности, темп увеличения интенсивности теплообмена может снижаться. При Усл>г пр поток переходит в новый режим неплотного падающего слоя, в котором Р уменьшается — последний множитель правой части равенства (10-30) резко снизится. В итоге, если эжекти-рующий эффект ( 8-2, 8-5) езначителен, наступит падение теплоотдачи — процесс прошел через максимум интенсивности (см. 10-7, 10-8). [c.333]

В монохроматической иолие р ) зависит от времени посредством множителя и (77, ) переходит в [c.415]

Мы рассмотрим здесь ангармонические эффекты третьего порядка, происходящие от кубических по деформации членов в упругой энергии. В общем виде соответствующие уравнения движения оказываются очень громоздкими. Выяснить же характер возникающих эффектов можно с помощью следующих рассуждений. Кубические члены в упругой энергии дают квадратичные члены в тензоре напряжений, а потому и в уравнениях движения. Представим себе, что в этих уравнениях все линейные члены перенесены в левые, а все квадратичные — в правые стороны равенств. Решая эти уравнения методом последовательных приближений, мы должны в первом приближении вовсе отбросить квадратичные члены. Тогда останутся обычные линейные уравнения, решение Uo которых может быть представлено в виде наложения монохроматических бегущих воли вида onst-е определенными соотношениями между (О и к. Переходя к следующему, вгорому, приближению, надо положить и = и,, + Uj, причем в правой стороне уравнений (в квадратичных членах) надо сохранить только члены с Uq. Поскольку Uq удовлетворяет, по определению, однородным линейным уравнениям без правых частей, то в левой стороне равенств члены с Uq взаимно сокращаются. В результате мы получим для компонент вектора Uj систему неоднородных линейных уравнений, в правой части которых стоят заданные функции координат и времени. Эти функции, получающиеся подстановкой Uq в правые стороны исходных уравнений, представляют собой сумму членов, каждый из которых пропорционален множителю вида [(к,-к,) г-(й)1-(о,)/] или где tt i, (02 и к , — частоты и волновые векторы каких-либо двух монохроматических волн первого приближения. [c.145]

Обратим внимание на то, что в (10.3.23) отсутствует временной множитель (который специально оговаривался в (2.4.6)). Это не должно вызывать удивления, так как ниже будут использоваться полученные в 10.2 формулы для переходов под действием гармонического возмущения. В этих формулах зависимость гамильтониана от времени уже учтена, так что остается вычислить не зависящие от времени матричные элементы . В связи с этим подчеркнем, что, подставляя (10.3.22) и (10.3.23) в (10.3.5), мы теперь получаем не сам оператор Н, а лищь его не зависящую от времени часть h. [c.256]

Так, например, следует учитывать тепловое расширение металла [83, 84] ). Вызывающая его ангармоничность колебаний решетки должна приводить к нелинейности температурной зависимости удельного сопротивления [85]. Кроме того, полагают, что, начиная с температуры, лежаш ей на 50—100° ниже точки плавления металла, концентрация дефектов решетки, вызванных тепловым движением, быстро растет последнее также должно оказывать существенное влияние на температурный ход сопротивления [86, 87]. Наконец, у переходных металлов рассеяние, обусловленное переходами между s-и б -зонами, тоже может вносить свой вклад в сопротивление [88—91]. Чтобы учесть отклонения температурно зависимости сопротивления от линейности, появляющиеся по той или иной причине при высоких температурах, Грюнейзен ввел в теоретическую формулу эмпирический множитель -fb, Г ), вследствие которого достоверность данных, приведенных в табл. 4, несколько уменьшается. [c.192]

Клеменс [124] оценил упомянутый дополнительный тепловой поток следующим образом. Поток состоит из двух частей из добавки к Qn, возникающей вследствие условия Ф О, и теплоты, вызванной тем, что при переходе электронов из сверхпроводящего в нормальное состояние поглощается некоторая энергия, которая затем высвобождается при обратном процессе. В (25.6) последним эффектом мы пренебрегли, воспользовавшись в (25.5) выражением для справедливость такого пренебрежения вытекает из следующих рассуждений. Так как / = 0, / = / и так как в сверхпроводниках в стационарном состоянии электрическое поле 7 = 0 или по крайней мере мало ), то / будет порядка L,j (/sTr/QгдеЬ — коэффициент переноса (14.11), в котором учтено рассеяние статическими дефектами и вклад токов только в нормальных областях. Тепло, переносимое / порядка КТ, т. е. меньше на множитель(isTT/Q . Вторая добавка к имеет порядок так как скрытая теплота перехода из нормального в сверхпроводящее состояние на один электрон Эта добавка равна примерно Ь КТ IQ К Т рУТ, что значительно больше тенла, переносимого В свою очередь меньше на множитель порядка КТи-р.1%, поэтому циркуляционный механизм не дает заметного вклада в полную электронную теплопроводность ) отсюда вытекает, что в (25.5) должна фигурировать именно С . [c.298]

Пиппардовский вариант выражения (21.14) для чистого металла имеет множитель ехр( - R/ q) в подынтегральном выражении. Благодаря этому выражение для плотности тока переходит в обычное выражение Лондона, когда А меняется очень медленно. Медленность означает, что компоненты Фурье А имеют волновые векторы q, удовлетворяющие ус.повпю < 1. Это справедливо и в наших вариантах теории как в том, который выражается уравнением (20.20), так и r выраженном уравнением (21.14) в высшем приближении. Таким образом, подынтегральное выражение (21.14) требует поправок типа введенных Пиппардом, однако зависимость от R может отличаться от простой экспоненциальной. [c.716]

Входящий В уравнение (58.1) множитель 2аоСоз2лХ Хх/7.1 при переходе через нулевое значение в узле изменяет знак. Поэтому если в некоторый момент по одну сторону узла смещение положительно, то по другую сторону узла оно отрицательно. В соответствии с этим фаза колебаний по разные стороны от узла отличается на [c.221]

Наблюдаемую несимметрию водородной линии Яр, заключающуюся в превыщении синего максимума над красным , можно объяснить теоретически, если учесть квадрупольные и октупольные взаимодействия частиц. Если расширение линии велико, должны приниматься во внимание и более простые причины—множитель в теоретическом выражении для интенсивностей отдельных штарковских компонент, нелинейность при переходе от шкалы частот к шкале длин волн и больцмановское распределение частиц по возбужденным состояниям. [c.272]

Вязкое возмущение достигнув границы вязкого подслоя превращается (трансформируется) в турбулентную пульсацию соответственно при г б/у выражение (18) должно переходить в выражение (19). Для этого достаточно, чтобы были 11орознь равны. множители перед экспонентами и показатели степеней последних поэтому [c.647]

Подставив вместо ср его выражение (6.3.3), получим 0Бх(х-г ср) = (М/1 )б(т). Заметим, что множитель М/У имеет размерность концентрации примем его за масштаб концентрации д = Л1/1/. Переходя к безразмерной концентрации ti = 0/0o, имеем г]вх(т) =б(т). Аналогично для ступенчатого возмущения концентрации трассера Г1вх(т ) = [c.287]

Выясним смысл множителей при г в выражениях для перемеш,е-ний и и V в формулах (16.4) и (16.6). Изобразим составляющую и перемещения в декартовых осях (рис. 16.4). Пусть iDt — сечение изогнутой срединной поверхности плоскостью Oxz. Точка О переходит в положение О. Отрезок ОВ — и, а отрезок О В = [c.367]

Вычислительная гидродинамика (0) -- [ c.70 , c.72 , c.116 , c.121 , c.123 ]

Вычислительная гидродинамика (0) -- [ c.70 , c.72 , c.116 , c.121 , c.123 ]

Вычислительная гидродинамика (1980) -- [ c.70 , c.72 , c.116 , c.121 , c.123 ]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...