Структура уравнений для возмущений

Структура уравнений для возмущений [c.102]

В предыдущих параграфах рассматривалась конвективная устойчивость в каналах по отношению к осевым возмущениям, не зависящим от вертикальной координаты. В уравнения для возмущений координата г не входит, и потому возможны также возмущения ячеистой структуры, периодически меняющиеся вдоль вертикали. В бесконечно длинном канале возмущения образуют непрерывный спектр по продольному волновому числу к, а рассмотренные выше движения, при которых скорости вертикальны, соответствуют предельному случаю к- О (бесконечная длина волны). [c.99]

Далее, из анализа условия (3.7), уравнения (3.5) и решения (б) для возмущенного давления можно заключить, что структура выражений для имеет вид [c.135]

Смешанные функции Грина. Задача состоит в том, чтобы вывести кинетическое уравнение для функции Вигнера нри t > если начальное состояние системы описывается статистическим оператором (6.4.2). В принципе можно применить метод временных функций Грина, заданных на контуре Келдыша-Швингера С (см. рис. 6.6), но мы сразу же столкнемся с серьезной проблемой. Дело в том, что при вычислении средних значений с начальным статистическим оператором (6.4.2) нельзя пользоваться теоремой Вика и, следовательно, на контуре С не существует обратная одночастичная функция Грина G (l,l ). Иначе говоря, мы не можем записать уравнения движения для G(l,l ) в виде уравнений Дайсона (6.3.29) и (6.3.30). Придется работать непосредственно с цепочкой уравнений Мартина-Швингера для гриновских функций и расцеплять ее на каком-то этапе. Такой подход применялся, например, в работе [153]. К сожалению, он не позволяет продвинуться дальше низшего порядка теории возмущений по начальным корреляциям, так как уравнения цепочки быстро усложняются. В связи с этим напомним два основных достоинства уравнения Дайсона. Во-первых, оно определяет общую структуру кинетического уравнения. Во-вторых, приближения делаются только в массовом операторе, который представляет собой результат частичного суммирования бесконечных рядов теории возмущений для цепочки Мартина-Швингера. Поэтому желательно сформулировать схему вывода кинетического уравнения так, чтобы в ней, в той или иной форме, фигурировало уравнение Дайсона. Мы покажем, что и в случае начального состояния с корреляциями можно вывести уравнение Дайсона, но не для гриновской функции G(l,l ) на контуре Келдыша-Швингера, а для более общего объекта — матричной смешанной функции Грина, заданной на расширенном контуре G. Этот контур лежит в плоскости ( ,ж), как показано на рис. 6.7. [c.64]

Формула (6.4.22) имеет структуру, удобную для диаграммной техники, так как при усреднении со статистическим оператором (6.4.23) можно применить теорему Вика. Используя диаграммное представление для G (1,1 ) и производя блочное суммирование диаграмм, можно вывести уравнение Дайсона ) и тем самым конструктивно доказать, что на расширенном контуре С существует обратная функция G (l,l ). Впрочем, для доказательства существования обратной функции не обязательно обращаться к теории возмущений и диаграммной технике. Добавляя на рис. 6.7 участок с термодинамической эволюцией операторов, мы фактически добиваемся того, что усреднение в конечной точке выполняется со статистическим оператором ( о) который удовлетворяет условию ослабления корреляций. Как уже отмечалось, это гарантирует существование функции G (l,l ). [c.67]

Аналогично доказывается, что гексагональный рельеф устойчив по всем возмущениям, кроме возмущений, имеющих ту же геометрическую структуру, что и стационарное решение. Для таких внутренних возмущений задача определения инкрементов получается стандартным образом из (4.2.32), что приводит к системе уравнений для амплитуд возмущений а, d, с [c.178]

Мы положили здесь магнитную проницаемость равной 1 есть линейная часть поляризации, которая в свою очередь через восприимчивость первого порядка линейно связана с напряженностью поля. Из дифференциального уравнения (2.23-2) следует система т дифференциальных уравнений для отдельных амплитуд парциальных волн [явное представление дано в ч. I, Приложение 6, уравнение (П6-4)] с частными производными по пространственным и временным координатам различных высоких порядков. При соответствующих физических условиях высшими производными можно пренебречь, при этом возникает вопрос о том, насколько сильно амплитуды напряженности поля и поляризации меняются в пространстве по сравнению с / и во времени по сравнению с а>г Мы примем, что пространственная структура волн не испытывает изменений под влиянием взаимодействия (что соответствует представленной в 1 концепции мод) это означает, что можно положить равными нулю все пространственные производные. Далее, действие нелинейной поляризации можно рассматривать как малое возмущение в том смысле, что [c.198]

Приступим теперь к выводу формул для возмущений. Для этого воспользуемся уравнениями (4.11.13). Поскольку формула (10.3.1) по своей структуре напоминает формулу (7.1.4), мы можем использовать при этом некоторые результаты гл. VII. [c.321]

Уравнения, описывающие динамику участка газового тракта при двух предельных вариантах процесса в газе — адиабатическом и с полным мгновенным перемешиванием, по своей форме отличаются от уравнений емкостного (апериодического) звена первого порядка, обычно используемых в теории автоматического регулирования [5 ] для описания динамики процесса в объектах типа газовых емкостей. Действительно, если проанализировать структуру уравнения сохранения массы (3.2.8), то обнаружится, что только при вариации давления за сопротивлением на выходе из тракта форма этого уравнения близка к форме уравнения апериодического звена. При этом, если пренебречь относительно малыми членами с коэффициентом (и—1)/(2и), уравнение (3.2.8) при возмущении совпадает с [c.177]

Математические модели для расчета колебаний структур содержат большое количество параметров, определяемых на основе усреднения свойств элементов реальных конструкций. Соответствие расчетных амплитудно-частотных характеристик и форм колебаний натурным зависит как от выбора модели, так и от точности задания параметров. Выбранной расчетной модели можно поставить в соответствие параметры или вектор параметров, обеспечивающий минимальное отклонение расчетных значений от действительных в заданном диапазоне частот. При конкретном расчете могут быть приняты несколько иные значения параметров, т. е. может быть реализован неоптимальный вектор параметров. Предположим, что ошибки реализации не систематические, а случайные, тогда оптимальным будет некоторое среднее значение вектора параметров. Каждой реализации соответствует система собственных частот и форм колебаний. Для общего случая системы с сосредоточенными параметрами отклонения собственных частот и форм колебаний можно определить на основании теории возмущений линейных алгебраических уравнений [41 при условии, [c.13]

Для таких систем в уравнении (7.1) (t) представляет собой случайный векторный процесс, характеризующий случайные изменения структуры системы необратимого характера и выполняющий роль специфических параметрических возмущений. Случайный процесс фи (х, i), характеризующий выключение внутренних связей основной системы, рассматривается как векторный аддитивный процесс с условно независимыми, при фиксированном уровне первой компоненты х — С,-, приращениями по второй компоненте t и является скачкообразным процессом со 284 [c.284]

При низкочастотных колебаниях влияние их на структуру турбулентных потоков, вероятно, осуществляется посредством изменения профиля средней скорости в пристеночной области течения. В этом случае для качественного анализа могут быть использованы нестационарные уравнения Рейнольдса. Следует отметить, что только при сравнительно низкочастотных колебаниях возможно использовать метод осреднения турбулентных пульсаций по минимальному периоду их возмущений, который в данном случае много меньше, чем период основных регулярных колебаний. Для несжимаемой жидкости в случае плоскопараллельного нестационарного течения уравнение движения Рейнольдса имеет вид [c.184]

Подставляя в условия сопряжения (16.131) соответствующие граничные величины оболочки и патрубка с учетом (16.136), получим соотношения, содержащие лишь компоненты возмущенного состояния в оболочке с отверстием, выражающиеся через функцию да, и известные величины безмоментных НДС оболочки и патрубка. Подставляя далее в эти соотношения w в виде ряда (16.103), придем к бесконечной системе алгебраических уравнений (аналогичной по структуре системе уравнений предыдущей задачи, раздел 16.5), для решения которой можно использовать метод редукции. [c.638]

В разд. 6.2 было получено точное решение задачи о распространении электромагнитного излучения в периодической слоистой среде. Существует, однако, много периодических сред, для которых можно получить лишь приближенные решения системы уравнений Максвелла. Для решения этой задачи обычно используют два подхода. Первый из них основан на формализме блоховских функций, рассмотренном в разд. 6.1, а второй — на теории связанных мод. В теории связанных мод периодическое изменение диэлектрического тензора рассматривается как возмущение, которое приводит к связи между невозмущенными нормальными модами структуры. Иными словами, диэлектрический тензор как функция пространственных координат записывается в виде [c.195]

Благодаря сложной нелинейной структуре интеграла столкновений уравнение Больцмана очень трудно решать и анализировать. Естественно желанно исследовать, хотя бы качественно, свойства решений этого уравнения на упрошенных модельных уравнениях. Ниже будут рассмотрены два приближенных уравнения Больцмана. Первое из них — линеаризированное уравнение — естественным образом получается из уравнения Больцмана для слабо возмущенных течений. Второе же — модельное уравнение—является уравнением, обладающим многими свойствами полного нелинейного уравнения Больцмана, но не следует из него строго. [c.70]

Примем предположение, что ударный фронт в мягких насыщенных средах формируется возмущениями, приносимыми звуковыми волнами I рода. При этом структура фронта ударной волны будет определяться условием равенства фазовых напряжений, п для ее изучения воспользуемся системой уравнений X. А. Рахматулина (3.26) с учетом, однако, в выражении для силы межфазового взаимодействия дополнительного члена, пропорционального квадрату относительной скорости движения фаз. [c.143]

На схеме выделены две основные группы параметрически и структурно оптимизируемые системы управления. Системы, структура которых, т. е. вид и порядок описывающих их уравнений, задана, а свободные параметры подстраиваются под управляемый объект с использованием критерия оптимизации или определенных правил настройки, называются параметрически оптимизируемыми. Системы управления называются структурно оптимизируемыми, если и структура, и параметры регулятора оптимально подстраиваются под структуру и параметры модели объекта. В каждой из рассмотренных двух основных групп регуляторов можно выделить несколько подгрупп для параметрически оптимизируемых регуляторов это различные типы ПИД-регуляторов невысокого порядка. Структурно оптимизируемые регуляторы подразделяются на компенсационные регуляторы и регуляторы с управлением по состоянию (регуляторы состояния). Обычно при проектировании используют правила настройки, критерии качества или задают расположение полюсов замкнутой системы. На рис. 4.3 приведены также названия наиболее важных регуляторов и указана возможность их использования для детерминированных и стохастических возмущений. [c.76]

В композитных материалах на полимерной основе дисперсия волн обусловлена не только геометрической структурой, но и диссипативными свойствами связующего. Взаимодействие этих двух механизмов, приводящих к затуханию динамических возмущений, исследовалось для вязкоупругих продольных волн, распространяющихся перпендикулярно плоскостям раздела слоев. Приведенное выше аналитическое решение остается справедливым и для вязкоупругой среды, но теперь ij q являются комплексными величинами, зависящими от частоты колебаний ij q = [j q u ) + i lj q, < 0. Изучение объемных волн в вязкоупругом случае сводится к анализу корней характеристического уравнения eos sh = 6g, в котором коэффициент 6д, в отличие от упругого случая, является комплексной величиной. Один из корней этого уравнения pi = + Р2 всегда по абсолютной величине меньше единицы, а второй корень Р2 = 1/pi больше единицы. Первый корень описывает физически разумное решение при распространении волн в положительном направлении оси z п +оо) а, второй — в отрицательном направлении оси z п —оо). Если положить pi = ехр г/г (s + s"), то hs и hs находятся по соотношениям hs" = — 1п pi , eos hs = pi exp/га", sin hs = = р ехр/гз", однозначно определяющим hs при изменении частоты от нуля до [c.822]

Заметим теперь, что развитие первичных неустойчивостей довольно часто приводит к образованию цепочек структур — конвективных роликов, вихрей Тэйлора, вихревой дорожки в следе за цилиндром и т. п. Для медленных амплитуд вторичных возмущений /-Г0 вихря в такой цепочке можно вывести уравнение ЛГ [c.160]

Ограничимся рассмотрением таких свободных колебаний, которые описываются линейными дифференциальными уравнениями. Для того гтобы уравнения движения были линейными, необходимо, чтобы отклонения системы от положения равновесия были достаточно малы (что обеспечивается малостью начальных возмущений). Кроме того, система должна быть такова, чтобы уравнения движения допускали линеаризацию в окрестности положения равновесия. Последнее условие накладывает ограничения на структуру системы, тип связей и свойства действующих сил. [c.55]

Праудмен и Пирсон [49] установили, что решение Озеена нужно рассматривать как равномерно справедливое нулевое приближение решения уравнений Навье — Стокса при малых числах Рейнольдса. Хотя его и можно использовать для оправдания закона Стокса, но нельзя непосредственно применить для получения поправки первого порядка к этому закону того же типа, что и в уравнении (2.6.5). Если обозначить решение уравнения Озеена через (vq, Ро), то Праудмен и Пирсон указали, что это поле, а не поле Стокса, примененное в методе возмуш,ений типа Уайтхеда, должно привести к удовлетворительному начальному приближению для описания инерционных эффектов при малых числах Рейнольдса. Вследствие сложной структуры уравнений Озеена этот подход, наверное, не может быть продолжен далее. В некотором смысле Праудмен и Пирсон отстаивали другой метод возмущений для решения уравнений Навье — Стокса при малых числах Рейнольдса. Этот метод сингулярных возмущений, схематически более сложный, чем комбинированный метод Уайтхеда — Озеена, более удобен на практике. При его помощи удается получить приближенные поля возмущений, равномерно справедливые во всем объеме жидкости, и определить подходящие решения, которые локально справедливы в отдельных областях вблизи и вдали от тела. Это — внутреннее и внешнее решения, каждое из которых единственным образом определяется асимптотическим сращиванием этих решений в области их общей справедливости. [c.63]

Далее, рассматривая устойчивость пограничного слоя, мы записываем уравнения возмущений в общем виде, не предполагая заранее погранслой-ной структуры возмущений. После линеаризации около основного решения получим (ср. с системой (1.20), (1.21) для возмущений плоскопараллельного течения) [c.219]

Динамические системы типа СОС не вытекают непосредственно из уравнений гидродинамики. С этой точки зрения для описания стохастизации пространственной структуры течений представляется предпочтительным выводить из гидродинамики уравнения для медленно меняющихся амплитуд возмущений, обобщающие уравнение Ландау (2.64). Это удается сделать, например, для течений,, в которых изменение скорости (температуры) по одной из координат (г) задано ( (г)), а в перпендикулярной к оси г плоскости х=(х, у) определяется узким пакетом мод с медленной огибающей е М(Х, У, Г), где 8=(Не/Нес)—1—параметр надкритичности, г X = У = г у, Т = — медленные переменные. Тогда для А выводится так называемое обобщенное уравнение Ландау—Гинзбурга (ЛГ) (см., например работы Бранда, Лом-даля и Ньюэлла (1986а, б) и обзор Рабиновича и Сущика (1990), включающий обширный список литературы). [c.158]

Разработаны нелинейная модель с тремя степенями свободы, аппроксимирующая поведение ползуна на направляющих скольжения, динамическая структура системы со смешанны.м трением. Проведено общее математическое описание упомянутой системы. Даны аналитические выражения для нелинейных коэффициентов левых частей уравнений и возмущений (правые части). Отмечается, что на основе полученных результатов разработан алгоритм расчета на ЭЦВМ выходных переменных системы со смешанным трением в переходных режимах (разгон, торможение, наброс и сброс скорости, реверс) движения ползуна. Экспериментальная проверка рещения показала удовлетворительное приближение. Библ. 10 назв. Илл. 5. [c.524]

Структура уравнений. Остановимся несколько более подробно на структуре ряда теории возмущений для одночастичной функции Грина надконденсатных частиц. График любого порядка можно разделить на несколько неприводимых частей, соединенных между собой одной линией, соответствующей функции 0 ° х—л ). Таким образом, любая диаграмма для функции Грина представляет собой цепочку собственно энергетических диаграмм, связанных нулевыми функциями Грина. На рис. 63 приведено несколько примеров, где кружками обозначены неприводимые собственно энергетические части, структуру которых мы не конкретизируем. Наличие конденсата приводит к тому, что среди собственно энергетических диаграмм появляются диаграммы нового типа, отсутствовавшие во всех рассмотренных в предшествующих главах задачах. Эти диаграммы возникают в результате взаимодействия надконденсатной частицы с частицами конденсата и содержат в некоторых вершинах операторы [c.275]

Такое возмущение тока нарушает азимутальную симметрию магнитного поля и приводит к резонансам магнитных линий. В случае цилиндрической симметрии одна винтовая мода приводит к образованию только одного резонанса, и конфигурация магнитного поля остается регулярной. Однако с учетом тороидальности появляются новые резонансы. Например, винтовая мода с / = 2 и я = 1 приводит к образованию одного резонанса второй гармоники на магнитной поверхности I = л. Тороидальность же добавляет к нему резонанс третьей гармоники при I = 2я/3. В токамаках обычно обе резонансные поверхности расположены в области, занятой плазмой. Структура магнитных поверхностей в этих условиях, полученная путем численного моделирования для стационарной винтовой моды, показана на рис. 6.26. В данном случае область стохастических магнитных линий оказалась незначительной. Однако если присутствует еще и винтовая мода с / = 2, и = 2, то область стохастичности резко увеличивается. Результаты численного моделирования эволюции двух этих мод путем решения самосогласованных уравнений для частиц и поля показаны на рис. 6.27 для четырех моментов времени. На первом кадре ясно видны резонансы с I = к и I = 21г/3. На втором кадре виден результат взаимодействия между резонансами — большая часть магнитных линий в в районе резонанса I = к стала стохастической. На третьем кадре стохастичность распространяется и на область резонанса I = 2л/3. И наконец, на четвертом кадре показана заключительная стадия эволюции, которая привела практически к полному разрушению магнитных поверхностей. Связанное с этим резкое изменение распределения тока по сечению камеры считается причиной неустойчивости срыва в токамаках. [c.404]

В основе дальнейшего рассмотрения этой проблемы лежит тео рема о среднем значении функции 1(1, ф) на торе Т" и на невозму-щенной траектории 1 = 1(0), ф = са(1)г+ф(0) при отсутствии резонансов между частотами о> (7),.... ш (-/). В случае резонансов, когда со (1)-к= О, ке7", г — множество целых чисел, необходимс изменять структуру уравнений (19.9). На практике часто пользу ются уравнениями (19.9) для изучения эволюции движения, осо бенно в тех случаях, когда атфакторы (притягивающие множества) исходной возмущенной системы и усредненной системы впадают, что дает уверенность в правильности приближенно описания движения системы. [c.192]

Таким образом, можно сделать вывод о том, что для внесения ясности в понимание физического механизма энергоразделения в вихревых трубах необходимо провести дополнительные исследования по изучению влияния мелкомасштабной турбулентности, а также влияния КВС и прецессии вихревого ядра на вихревой эффект. В теоретическом плане необходимо провести предварительные оценки возможности энергоразяеления вследствие взаимодействия когерентных вихревых структур, проанализировать уравнения закрученного потока в представлении вихревой, акустической и турбулентной структур возмущений, а также построить физико-математическую модель процесса энергоразделения на базе детального рассмотрения микроструктуры потока в вихревых трубах. [c.128]

В частности, в [Л. 76] из физических условий взаимодействия твердых частиц н потока псевдоожижающего агента получена незамкнутая система уравнений движения. Для ее замыкания автор ввел представление о существовании некоторых изотропных микро-возмущеннй, не вскрывая их природы. Далее, для получения решений принято представление о взаимопроникновении обеих фаз (твердой и газовой). Оно не противоречит дискретности структуры псев-доожиженного слоя, так как в одной и той же точке слоя в разные моменты времени может находиться любая из фаз. [c.12]

В инженерной практике широко распространены конструкции, элементы которых имеют полости или отсеки, содержащие жидкость, иапример, объекты авиационной и ракетно-космической техники, танкеры и плавучие топливозаправочные станции, суда для перевозки сжиженных газов и стационарные резервуары, предназначенные для хранения нефтепродуктов и сжиженных газов, ректификационные колонны и т. д. В большинстве случаев жидкость-заполняет соответствующие полостн или отсеки лишь частично, так что имеется свободная поверхность, являющаяся границей раздела между жидкостью и находящимся над ней газом (в частности, воздухом). Обычно можно считать (за исключением особых случаев движения тела с жидкостью в условиях, близких к невесомости, которые здесь не рассматриваются), что колебания жидкости происходят в поле массовых сил, гравитационных и инерционных, связанных с некоторым невозмущенным движением. Как правило, это поле можно в первом приближении считать потенциальным, а само возмущенное движение отсека и жидкости — носящим характер малых колебаний, что Оправдывает линеаризацию уравнений возмущенного движения. Ряд актуальных для практики случаев возмущенного движения жидкости характеризуется большими числами Рейнольдса, что позволяет использовать при описании этого движения концепцию пограничного слоя, считая, кроме того, жидкость несжимаемой. Эти гипотезы лежат в основе теории, излагаемой ниже [23, 28, 32, 34, 45, 54J. Учету нелинейности немалых колебаний жидкости посвящены, например, работы [15, 26, 29, 30]. Взаимное влияние колебаний отсека и жидкости при ее волновых движениях может сильно изменять устойчивость системы, а иногда порождать неустойчивость, невозможную при отсутствии подвижности жидкости. В качестве примера можно привести резкое ухудшение остойчивости корабля при наличии жидких грузов и Динамическую неустойчивость автоматически управляемых ракет-носителей и космических аппаратов с жидкостными ракетными двигателями при неправильном выборе структуры или параметров автомата стабилизации. Поэтому одной из основных Задач при проектировании всех этих объектов является обеспечение их динамической устойчивости [9, 10, 39, 43]. Для гражданских и промышленных сооружений с отсеками, содержащими жидкость, центр тяжести при исследовании их динамики смещается в область определения дополнительных гидродинамических нагрузок, например при сейсмических колебаниях сооружения [31]. [c.61]

Этот метод используют для определения такой структуры и таких значений параметров физических систем, прн которых их движение устойчиво [27]. Пусть линеаризованная система уравнений возмущенного двилсения имеет вид [c.399]

Как и в любой технике гриновских функций, одной из важных задач является вывод уравнения Дайсона для одночастичной временной функции Грина. Анализ уравнений движения показывает, однако, что ряды теории возмущений содержат все четыре функции (6.3.7) - (6.3.10) (см., например, [55]). Поэтому уравнение Дайсона, если оно существует, должно иметь матричную структуру. Элегантный подход к этой проблеме был намечен Швингером [152] и затем развит Келдышем [19]. Идея состоит в том, чтобы объединить функции (6.3.7) - (6.3.10) в одну матричную функцию Грина G(l,l ), определенную на контуре (7, который изображен на рис. 6.6. Этот контур идет вдоль оси времени от tQ до и возвращается в точку т. е. на второй ветви точка с меньшим значением времени расположена дальше от начала контура, чем точка с большим значением времени. Значение на контуре С берется таким, чтобы оно превышало значения всех временных аргументов в функциях Грина и корреляционных функциях ). Введем теперь упорядочение операторов вдоль контура Келдыша-Швингера. На ветви оно совпадает с хронологическим упорядочением а на ветви С — с антихронологическим упорядочением Т . Иными словами, при Т -упорядочении операторы с временными аргументами, лежащими на ветви (7 , всегда располагаются слева от операторов с аргументами на ветви С . [c.44]

На самом деле, как показывают многочисленные исследования, турбулентное движение, как бы ни было оно сложно по своей внутренней структуре, подчиняется общим законам динамики непрерывной среды, в частности установленным в предыдущей главе уравнениям динамики вязкой сжимаемой или несжимаемой жидкости в нестационарной их форме. В то же время не имеет смысла точная постановка вопроса о разыскании решений этих уравнений при строго поставленных начальных и граничных условиях. Де 1Ствительно, в обстановке неограниченного роста сколь угодно малых возмущений самые ничтожные отклонения от поставленных граничных и начальных условий (неточности в изготовлении поверхности обтекаемого тела, предыдущая история потока и др.) могут привести к столь значительным изменениям решений уравнений, чго за ними исчезнут все достоинства строгой постановки задачи. Пользоваться упрощенной геометризацией формы обтекаемых тел или каналов и не учитывать наличия начальных возмущений в потоке можно лишь в тех случаях, когда поток устойчив и существует уверенность, что сделанные малые ошибки в постановке задачи приведут к столь же малым ошибкам в ее пешении это и делалось ранее при рассмотрении ламинарных движений. Для исследования турбулентных движений приходится применять [c.582]

Взаимосвязь эволюции начального возмущения с волнами Кельвина дает возможность объяснить сложну ю структуру течения на рис. 4.26-4.28. Причина состоит в том, что для ш = о имеется множество мод с разным радиальным числом п (номером корня уравнения (4.51)), которые имеют различную радиальную структл ру (чем выше п, тем более сложную) и различные частоты. С другой стороны, волны Кельвина обладают дисперсией (см. рис. 4.22). [c.216]

Уравнение (5.113) нельзя прямо использовать для определения скорости вихревой нити, поскольку оно справедливо в окрестности трубки, но не в самой трубке, где нужно учитывать внутреннюю структуру (поле скоростей). Чтобы найти скорость нити, будет применено уравнение Эйлера для вихревой трубки с привлечением метода возмущений, а затем полученное решение должно быть сопряжегю с (5.113). [c.304]

Для описания электромагнитных полей, возникающих при прохождении заряженной частицы через вещество, воспользуемся микроскопическими уравнениями Максвелла. В эти уравнения входит плотность полного тока, который состоит из свободного тока (внешних источников) и тока Усвяз связанных (или индуци-зованных) зарядов. Последний представляет собой квантово-статистическое среднее оператора плотности тока связанных зарядов, которое, в свою очередь, зависит от электромагнитных полей в данной задаче. Явное выражение для ус яз можно найти с помощью стандартной теории возмущений, имея в виду, что электромагнитное взаимодействие вещества с полем пропорционально малому параметру—постоянной тонкой структуры е Ъс. Можно показать [71.4], что в линейном (по полю) приближении [c.175]

Нормальные возмущения вида (5.8) или (5.20) представляют собой простейший вид периодических в горизонтальной плоскости решений, допускающих разделение переменных в уравнениях (5.4), (5.5). Для разделения переменных необходимо выполнение условия = —к 1, где Д1 — плоский лапласиан, а f — скорость или температура. Этому условию удовлетворяет широкий класс возмущений, частным случаем которых являются прямоугольные ячейки (5.20). Возможны структуры и более сложного вида. Среди них наиболее интересны пространственные периодические структуры, при которых ячейки в виде правильных многоугольников целиком заполняют слой. Кроме уже названных квадратных ячеек, к ним относятся также треугольные и гексагональные структуры. Решение, описывающее гексагональную ячейку, построено Кристоферсоном [ ]. В этом случае вертикальная компонента скорости имеет вид [c.39]

Дополнительную информацию дает работа Буссэ [ ], в которой для исследования стационарных движений и их устойчивости применялся метод Галеркина, применимость которого не ограничена малой надкритичностью. В этой работе рассматривался случай обеих твердых границ слоя. Исследовалась устойчивость лишь двумерных конвективных структур. Для простоты автор ограничился предельным случаем достаточно больших значений числа Прандтля, когда можно пренебречь инерционными членами в уравнении Навье — Стокса (сохраняя, однако, нелинейные члены в уравнении тепло,проводности). Принимались следующие аппроксимации температуры стационарного движения Т и возмущения f [c.153]

Численному моделированию конечно-амплитудных возмущений гидродинамического типа в цилиндрическом слое конечной высоты с теплоизолированными торцами посвящена работа [52]. Уравнения осесимметричной конвекции решались методом конечных разностей для чисел Прандтля Рг = О и 0,71 при различных отношениях радиусов б и отношениях высоты слоя к толщине Я Расчеты показывают, что при достаточно больших Н (для Рг = 0,71 и 6 = 0,8, например, Я > 13) формируется многовихревая структура, причем система кольцевых вихрей медленно дрейфует вверх. Критические параметры возмущений согласуются с результатами линейной теории. [c.82]

Структура развитых термоконцентрационных вторичных течений должна быть найдена на основе нелинейного анализа. В работе [24] для расчета вторичных режимов в области предельно больших Ка< был использован метод малого параметра. Модельное амплитудное уравнение позволило заключить, что в некотором интервале значений волнового числа возможно жесткое возбуждение неустойчивости. Эволюция течения в надкритической области изучалась в работе [27] с помощью метода Галеркина — Канторовича. Расчеты проводились для водного раствора соли при фиксированном Ra = 1,878 10 (параметры соответствуют работам [17,23]). При заданных к - 11,25 и Gr = 1231 (пятипроцентная надкритичность) изучалось развитие со временем начального возмущения. Расчеты показали, что в течение небольшого промежутка времени возникающие на границе устойчивости ячейки с противоположным направлением вращения смежных вихрей трансформируются в систему слоистых ячеистых течений с одинаковым направлением вращения. Аналогичные результаты были получены ранее [28] с помощью метода конечных разностей они хорошо согласуются с экспериментом [23, 25]. Пример фотографии слоистой структуры приведен на рис. 85. [c.136]

Остановимся теперь на некоторых результатах нелинейного расчета конечно-амплитудных режимов. Как уже указывалось, в области F > F стационарный плоскопараллельный режим течения невозможен. Однако в этой области могут в принципе существовать другие режимы, приводящие к увеличению теплоотвода. Вопрос этот может быть решен лишь на основе полных нелинейных уравнений (28.2). Двумерное периодическое по z решение этих уравнений находилось численно методом конечных разностей в работе [24]. Расчеты проделаны для Рг = 1 (реагирующий газ). Фиксировались параметр Z = О и волновое число периодасческой структуры = 1,4 в районе минимума нейтральной кривой (критическое значение слабо зависит от параметров задачи). В численных экспериментах При некоторых значениях Gr и F задавалось малое начальное возмущение и наблюдалась его эволюция со временем. Таким путем удается получить предельные установившиеся режимы, разумеется, в тех случаях, когда они существуют. [c.191]

Назовем некоторые наиболее примечательные работы, посвященные численному моделированию вторичных конвективных движений. Расчет стационарных нелинейных режимов конвекции в бесконечном вертикальном слое для значений параметров Рг = О, Gr < 5000 произведен в [34]. Установленный жесткий характер неустойчивости плоскопараллельного течения по отношению к возмущениям с волновыми числами к > 1,9. В ряде работ содержатся попытки моделирования последовательности переходов между режимами конвекции с ростом числа Рэлея на основе численного решения трехмерных уравнений конвекцрш В предположении пространственной периодичности движения нестационарные трехмерные режимы конвекции в горизонтальном слое изучались в [35]. В реальной ситуации, однако, даже удаленные боковые границы оказывают существенное влияние на структуру и смену режимов конвекции. Отметим работу [36], в которой в полной трехмерной постановке методом сеток выполнены расчеты конвективных движений в параллелепипеде с большим отношением сторон (11,5 16 1). В численном эксперименте наблюдались развитие различных типов неустойчивости системы параллельных валов, зарождение и распространенение дислокаций, возникновение пространственно-временной перемежаемости. Обстоятельное численное и экспериментальное исследование режимов конвекции в горизонтальных и наклонных прямоугольных полостях с умеренным отношением сторон проведено в [37]. [c.291]

Если считать справедливым колонковое приближение, расчеты дифракционных амплитуд или интенсивностей изображений можно провести, модифицируя программы для ЭВМ для совершенных монокристаллов. Многие исследователи использовали уравнения Хови и Уилана, данные в гл. 10. Так же хорошо можно применять и методы, рассмотренные в гл. 11, если заменить постоянные значения фурье-коэффициентов распределений потенциала различных слоев на значения, которые являются функциями их глубины в кристалле. Значения этих коэффициентов Фурье для различных слоев получают с помощью вспомогательных программ, исходя из предполагаемой формы возмущения в структуре. [c.409]

Рассмотрение в рамках балансовых уравнений показывает, что лазер является устойчивой динамической системой, которая возвращается к положению равновесия (стационарному состоянию) при любом отклонении от него. Это явно контрастирует с реальной пичковой структурой излучения, наблюдающейся в эксперименте. Такое различие, оживленно дискутировавшееся в литературе, связано с рядом обстоятельств, главным из которых является чрезвычайно большая чувствительность лазера к внешним возмущениям его параметров [9, 10] уровня инверсии из-за флуктуаций мощности накачки, потерь в резонаторе, его длины. Рассмотрим для определенности влияние гармонических колебаний добротности С(/)= (1—Ql os 2/) на частоте Q с амплитудой Ql. Подстановка этого выражения в балансные уравнения и их решение с помощью теории [c.199]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...