Формулы полубесконечные - Расчет

В предыдущем параграфе было введено понятие краевого эффекта в оболочках, что во многих случаях упрощает расчет конструкций, которые по своей расчетной схеме могут быть отнесены к цилиндрическим оболочкам. При этом большое значение имеет то обстоятельство, что, хотя формулы (17.46) и другие были получены в предположении, что цилиндрическая оболочка полубесконечна, их, очевидно, с успехом можно применять и для конечных оболочек, если только длина последних заметно превышает размеры зоны, занятой краевым эффектом. [c.485]

Изотермический отжиг в течение 72 час. при 1000° С приводил к столь значительному растворению ниобия в никеле (3 ат. % NЬ на поверхности сконденсированного слоя), что для расчета диффузионных параметров по экспериментально определенной зависимости С=) х) уже нельзя было пользоваться формулами, выведенными для диффузии в полубесконечное пространство. Экспериментально определенная для этого случая зависимость С— /(х) выражается не экспонентой, как в случае диффузии в полубесконечное пространство, а близка к прямой. Такая зависимость [c.116]

Расчет температур для полубесконечного тела по приведенной выше формуле является сложным. Для облегчения расчетов [c.218]

Таким образом, формулы, описывающие электромагнитное поле в полубесконечной проводящей среде при постоянстве характеристик среды, довольно просты и дают возможность произвести расчеты мощностей, если задана напряженность магнитного поля на поверхности. [c.22]

Строгих методов расчета всех основных размеров сварочной ванны и шва (после ее затвердевания) нет. Однако приближенные методы расчета возможны согласно схемам расчета температурных полей в свариваемом изделии, изложенным в гл. IV. Так, для сосредоточенного точечного источника тепла на полубесконечном теле длина L сварочной ванны за источником тепла (представляющая основную часть ее длины) может быть рассчитана по формуле ( .32) заменой Я = Ь. Тогда [c.288]

Расчет нагрева массивных изделий электронным лучом выполняется по схеме нормально распределенного источника на поверхности полубесконечного тела. Для случаев сварки на больших скоростях можно использовать формулы (2.51) и (2.52). [c.56]

В табл. П3.2 даны формулы для расчета перемещений, усилий и напряжений в полубесконечной оболочке от неравно- [c.229]

Заметим, что формула (5) — известная формула, найденная для данного случая А. И. Вейником [6]. Формула (3) известна из расчетов О. Ю. Коцюбинского [17]. Сопоставление расчетов по этим формулам с данными практики и специальных опытов показывает, что они достаточно хорошо описывают реальный процесс затвердевания отливки в песчаной форме [8, 17], которую, однако, во время затвердевания можно считать полубесконечной. Это означает, что формулы (3) и (5) нельзя использовать для расчетов затвердевания в оболочковых формах и песчаных формах с принудительным охлаждением их. Такие формы за время затвердевания прогреваются насквозь и их уже нельзя рассматривать как полубесконечные по толщине. Для получения формул, описывающих охлаждение отливок в этих случаях необходимо построить новую модель процесса, учитывающую особенности прогрева формы. [c.155]

Рассмотрение результатов машинного решения убеждает нас в том, что термический режим контакта не зависит от длины стержня, начиная с длин порядка 10 мм, поэтому для аналитического определения термического режима контакта может быть использована модель по-лубесконечного стержня. Необходимо отметить, что уже раньше делались попытки расчета контактов, соприкасающихся с дугой, однако они проводились только для модели полубесконеч-ного контакта. При этом если рассматривался нагрев полубесконечного стержня, в торец которого поступал постоянный поток тепла, то тепловые потери и нагрев контактов вследствие выделения тепла вообще не учитывались Если же тепловые потери с боковой поверхности стержня и нагрев токоведущего стержня вследствие выделения джоулева тепла учитывались по закону Ньютона, то делалось физически мало обоснованное допущение о постоянстве тепла на соприкасающейся с дугой поверхности контакта. Тем не менее, получение относительно простой расчетной формулы возможно при решении уравнения теплопроводности, учитывающего на- [c.461]

Пусть две стеклянные полубесконечные полосы-пластинки соединены ситаллоцементным слоем толщины 2Л. В этом случае /(а = а) 7аГ 0,97. По формулам (5.160) произведены расчеты безразмерных температурных напряжений а, = а<,/(аГ о) (1==х, у), Хху= 0хиИаГЕ1 при Л/ = 0 б/Г= == 0,1 /1/6 = 0,5 В х а ,бЯ = 0,25 В1=0,1, у к- -0, которые представлены на рис. 5.21—5.25. На рис. 5.21—5.23 приведены графики неустановившихся напряжений 0( [1=х, у), Тху при некоторых значениях I X I = I а // = 1 0,8 0,4 О в зависимости от Ро. Все компоненты напряжений достигают при любом X наибольшего" значения при установившемся тепловом режиме. [c.228]

По формулам (7.43), (7.44) проведены расчеты безразмерных температурных напряжений 01 = ааЦа ЕхО) 1 = х, у), Хху = == Oxy/ t ElQ) для стальных полубесконечной и бесконечной пластинок с двусторонними молибденовыми покрытиями. В этом случае /С , = 2,3 /( = 0,765, /Сг=1,43, /Са = 0,4б, Уо = У1 = 0,3. Графики распределения напряжений Ох и Оу в зависимости от X, Ро, В при 7 = 0 8 = 0,1 С=10 приведены на рис. 7.7, 7.8 (полубесконечная пластинка) и рис, 7.9 (бесконечная пластинка). Из графиков видно, что с ростом критериев В и Ро эти напряжения уменьшаются. [c.276]

Расчет коэффициента отражения от шсавно-слоистой среды с границами, в принципе, прост. Пусть, как и в п. 2.5, между двумя однородными жидкими полубесконечными средами, которым мы припишем номера 1 и п + 1 находится п — 1 слой жидкости. Между границамиZj j = 1,2,..., п) плотность Pj (z), скорость звука j (z) и скорость течения vq/ (z) — гладкие функции. Рассмотрим отражение шюской во шы, падающей на границу z верхнего слоя. Обозначим горизонтальный волновой вектор, а Wy(z) -проекцию Vo/(z) на направление Эффективный показатель пре юмления A (f) в каждом аюе определен соотношениями (8.2), (8.3), где удобно считать Ро = Pi, Zo = Zi. Общее решение волнового уравнения в каждом слое дается формулами 8 и 9 [c.209]

Для проведения расчетов удобно пронормировать звуковое давление, определяемое формулой (2.142), к звуковому давлению, излучаемому конечным цилиндром, дополненным акустически жесткими полубесконечными цилиндрическими экранами. Это давление определяется выражениями (2.108а, б). Заметим, что звуковое давление в направлении, перпендикулярном к оси 0=0, можно выразить через импеданс излучения (2.141) [c.121]

Формула (2.66) имеет в виду, что две полубесконечные массы металла контактируют друг с другом только через расплавленный диск. Таким образом, линии тока, проходя из одной половины в другую и пронизывая диск, искривляются, что и фиксируется как добавочное к объемному электрическое сопротивление не только расчетом, но и измерением. Полагая, что в первое мгновение расплавленный диск окружен холодным металлом и его удельное еопротивление соответствует именно такому значению температуры, по формуле (2.66) находим [c.101]

Методы вихревой и магнитной аналогии [27 52] применены для расчета всасывающих патрубков в неограниченном пространстве. Основа этих методов есть отождествление поля скоростей воздуха полю магнитной индукции полубесконечного соленоида или полубесконечной вихревой пленки . И.И.Конышев, используя закон Био-Савара, получил формулы для расчета осевой скорости воздуха для круглого, прямоугольного, треугольного и для круглого переменного сечения полубесконечных отсасывающих патрубков. Для круглого патрубка радиуса г со скоростью отсоса Уо на удалении 2 от всасывающего проема получена формула [c.445]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...