Характерные сдвиги частот 2 при ВКР

Характерный сдвиг частоты Q при ВКР [c.893]

Характерные сдвиги частот Q при ВКР [7] [c.794]

Рис. 2.8.3. Зависимости сдвига фаз ф,- между колебаниями тепловых потоков и перепадами температур и чисел Нуссельта NUj (безразмерных коэффициентов теплообмена) от характерных безразмерных частот. Кривые соответствуют пароводяной смеси при давлении ро = 1.0 МП а

Очень четко выявляется зависимость Т от давления разрешение сдвига Г составляет 0,2°. Рис. 33 демонстрирует характерный сдвиг возмущения на осциллограмме. Здесь т) < О, т = 100 мксек, время развертки осциллографа I2,5 мксек. С увеличением давления (21,5 24,0 26,5 бар) температура Т возрастает. Расстояние между крайними минимумами соответствует температурному сдвигу —7°. Заметим, что этот эффект можно использовать для абсолютных измерений давления в быстропеременных процессах, например в звуковой волне при частотах до 10 гц. В опытах по импульсному перегреву авление па жидкость менялось от атмосферного до кри-ческого (для воды — до 200 бар). Измеренные темпера-ры Т заключены в интервале от 147 °С (диэтиловый [c.121]

ИЛИ волне расширения - сжатия частицы сжи-маются и растягиваются, двигаясь вдоль распространения волны. В поперечных (сдвиговых) волнах, или волнах искажения частицы среды перемещаются поперек направления движения волны, испытывая только деформации сдвига. При этом искажается только их форма, но объем не меняется. Характерно, что скорости объемных волн не зависят ни от амплитуды, ни от частоты волны. Значит, любые сигналы по объему твердого тела передаются без затухания и изменения формы. [c.341]

Автоматическое управление, контроль и защита. Все основные операции при пуске, остановке и работе на электрическую сеть производятся с блочного щита управления (БЩУ). Для контроля технологических параметров служат контрольно-изме-рительные приборы, определяющие параметры пара, его расход, частоту вращения, мощность, осевой сдвиг, вибрацию подшипников, расширение ротора относительно корпуса, температуру металла в характерных точках турбины. [c.60]

Влияние электронов. В сильнолегированных полупроводниках могут проявляться эффекты ЯМР, характерные для металлов, в частности сдвиг резонансных частот (сдвиг Найта). Этот сдвиг обусловлен тем, что во внеш. поле Но электроны проводимости создают в месте расположения ядра пост. магн. поле, смещающее резонансную частоту о)о (обычно увеличивающее её по сравнению с полупроводником, имеющим малую концентрацию свободных носителей заряда). [c.677]

Известно, что при фиксированных значениях частоты вынуждающей силы и параметров линейной колебательной системы для периодического движения характерно единственное, вполне определенное значение фазового сдвига перемещения по отношению к силе. [c.311]

Характерная особенность относительных сдвигов резонансной частоты в металлах — постоянство величины А///Я для различных изотопов одного и того же элемента в образце, несмотря на то, что ядра изотопов какого-либо элемента обладают различными магнитными моментами, что свидетельствует об отсутствии влияния свойств самих ядер. [c.185]

Если же платформа приходит во вращение с угловой частотой Q, то между световыми волнами и возникает невзаимный фазовый сдвиг Аф (9.14), приводящий к соответствующему сдвигу интерференционной картины /2 х). В результате суммарная интерференционная картина I х) = (х) -f /2 (х) оказывается смещенной относительно своего самосогласованного положения относительно голограммы на некоторый угол Аф. Если посчитать, что средняя интенсивность и контраст интерференционных картин х) и х) одинаковы, а 1, то Аф Aф /2. Динамический характер среды приводит к тому, что голограмма начнет перестраиваться с характерным временем Тдс к новому положению интерференционной картины I х). Однако последняя при сохранении невзаимного фазового сдвига Aф между и 2 будет постоянно смещаться, так чтобы между ней и голограммой поддерживался дополнительный-угол рассогласования Аф. В такой ситуации голограмма превратится в постоянно бегущую со скоростью [c.238]

Для полярных диэлектриков наблюдается характерный дипольный максимум в зависимости fg6 (Т). При повышении частоты этот максимум сдвигается в область более высоких температур (рис. 2.19, в) аналогично тому, как при повышении температуры дипольный максимум в зависимости tg6(f) сдвигается в область более высоких частот (рис. 2.19,6). [c.33]

Первое представляет уравнение Максвелла для вязко-упругой среды со временем релаксации г = rj/p, задаваемым сдвиговой вязкостью TJ и модулем сдвига р [240]. В правой части уравнения (3.103) первое слагаемое описывает релаксацию напряжений со временем к уровню сг , фиксируемому внешней нагрузкой. Второй член учитывает нелинейные эффекты отрицательной обрат- ной связи, обуславливающей уменьшение напряжений а за счет концентрации энергии пластической деформации те ( f — положительная константа этой связи). Характер эволюции системы задается тремя масштабами временем пластического течения т 10 с, временем ехр Q/T релаксации концентраторов напряжений за счет перераспределения дефектов (при дебаевской частоте 10с" и высоте барьера Q 1 эВ значение < 10 с) и характерным временем д [c.273]

Основные методы, применяемые при обработке вибрационных сигналов, можно условно разделить на две группы. К первой группе относятся так называемые метрические методы, основанные на измерении тех или иных параметров вибрации и сравнении их с эталонными или предельными значениями характерными для исправного или предельно допустимого состояния. В зависимости от спектрального состава, распределения уровней вибрации во всем диапазоне частот и во времени, а также от нормирования допустимого уровня измеряют амплитудные, средние или среднеквадратические значения. Основным преимуществом измерения среднеквадратических значений является независимость этих значений от сдвигов фаз между отдельными составляющими спектров измеряемой вибрации. [c.49]

Влияние электромагнитного поля лазерного излучения на энергии атом ных уровней рассматривалось в гл. IV в рамках теории возмущений. При этом штарковские сдвиги уровней являются квадратичными по напряженности поля. Коэффициент пропорциональности, представляющий собой динамическую поляризуемость, зависит от частоты лазерного излучения. При частоте, малой по сравнению с частотами характерных атомных переходов, динамическая поляризуемость переходит в статическую поляризу емость. При увеличении частоты поля имеет место резонансное увеличение динамической поляризуемости, когда эта частота совпадает с частотой какого-либо перехода в дискретном спектре атома. При частоте поля, превышающей потенциал ионизации атома, штарковские сдвиги перестают зависеть от квантовых чисел исходного состояния и становятся равными средней колебательной энергии свободного электрона в поле электромагнитной волны. [c.253]

На рис. 1,а представлены температурные зависимости действительной части начальной магнитной проницаемости измеренной для ряда фиксированных частот в диапазоне от 0.3 Мгц до 3 Ггц. Температурный интервал, в котором проведены эти исследования, простирается от 213 до 503 °К. Для зависимостей ц (Г) характерна сложная картина. Максимум и, расположенный вблизи точки Кюри, с ростом частоты быстро размывается и одновременно сдвигается к более низким температурам, как и следовало ожидать. Поведение двух максимумов, расположенных вблизи комнатной температуры, более своеобразно. По мере роста частоты, уже при 177 Мгц, появляются три максимума в этой области. [c.212]

При приложении к кабелю трехфазного тока потенциалы жил изменяются во времени со сдвигом фаз на 120°. Частота этого изменения равна угловой частоте. В СССР угловая частота принята 50 Гц, тогда частота вращения поля составит 50 об/с. Рассмотрим два характерных момента распределения электрического поля в жилах кабеля при передаче трехфазного тока. [c.22]

Найтовский сдвиг. Частота ядерного магнитного резонанса (ЯМР) для одного и того же ядра зависит от того, входит ли оно в состав диэлектрика или металла. В металле вероятность нахождения электронов проводимости вблизи ядра несколько возрастает. Эти электроны намагничиваются внеш. полем, и эфф. магн. поле, действующее на спин ядра, увеличивается, что приводит (по сравнению с диэлектриком) к т. н. найтовскому сдвигу частоты ЯМР. Поскольку магн. восприимчивость нормального металла Хп практически не зависит от темп-ры, то постоянным остаётся и найтовский сдвиг. ЯМР можно наблюдать и в сверхпроводниках, если использовать тонкие плёнки или малые гранулы с характерными размерами, меньшими глубины проникновения 6. В таких образцах ниже Т . величина найтовского сдвига зависит от темп-ры и остаётся конечной даже при Т = 0. При этом [c.440]

В области деформационных колебаний связи Si—О наблюдается широкая плохо разрешенная полоса с максимумами 460 и 440 см . По мере увеличения содержания натрия эта полоса несколько меняет свою форму и максимум ее несколько смещается. Как известно [16 ], эта область частот чувствительна к вхождению в структуру ионов магния. На рис. 7 заметен сдвиг частоты максимума 440 см с уменьшением содержания катиона магния от образца 4 (Mg0=10.98 мол.%) к образцу 2 (MgO=6.19 мол.%). Подобное положение полос поглощения характерно для силикатов, имеющих триоктаэдрическую структуру. Появление полосы поглощения в области 660 см"1 (рис. 6) прямо указывает на существование триоктаэдрической структуры типа сапонита в составе анализируемых образцов. Причем наличие этой фазы особенно четко проявляется при повышенной температуре (100° С) и увеличении содержания натрия, вводимого в виде щелочи (рис. 6, 5). [c.81]

Одним из методов измерения скорости частиц был ЛДИС с прямым спектральным методом регистрации доплеровского сдвига частоты. Подробное описание и методические особенности его работы даны в [77, 78]. ЛДИС с прямым спектральным анализом наиболее эффективен при исследовании высокоскоростных потоков (ур > 10 м/с). Кроме того, данные схемы позволяют определять как величину, так и направление скорости. Это имеет большое значение для одновременной регистрации потоков частиц, движущихся во встречных направлениях, например, падающие и отраженные от подложки частицы. Методом ЛДИС были измерены скорости частиц меди и алюминия различных размеров. На рис. 2.34 приведена характерная осциллограмма, полученная при измерении скорости частиц алюминия, разгоняемых воздушной струей. [c.94]

Доплеровский сдвиг в диапазоне локационных частот летучих мышей при реальных скоростях движения может составлять величину от сотен герц до нескольких килогерц. Короткие широкополосные сигналы гладконосых летучих мышей теоретически не обладают высокой точностью измерения скорости но доплеровскому сдвигу частоты. Оценка скорости движения целей у этих животных, вероятно, осуществляется координатным методом, тем более, что их чрезвычайно высокая точность измерения дальности может обеспечить высокую точность измерения скорости движения. Способность летучих мышей к определению относительной скорости движения посредством слежения за изменением расстояния экспериментально не определялась. Расчетная оценка показывает, что при темпе излучения 3—4 имп./с, характерном для обзорной локации летучих [c.461]

Прыжок атома в соседнюю вакансию совершается, разумеется, уже не с той холодной частотой, с какой он пребывал в состоянии равновесия, а с той мгновенно высокой, какая характерна для частоты плавления. Но как только атом оседлает вакансию, он мгновенно отдает избыточный импульс колебательной энергии в пространство, т. е. соседним атомам, и система успокаивается, снова на низкой частоте холодного металла. Таким образом, если сдвинуть (рис. 1.12) один целый кристалл относительно другого на единичный параметр б, то эта операция будет эквивалентна энергии плавления, но в объеме, занимаемом только этими двумя кристаллами. Все остальные кристаллические соседи вокруг этих двух сдвинутых почувствовали этот сдвиг только как факт звуковой затухающей волны. В этом и заключается особенность высокоэнергетического процесса в микромасштабе механической силой был создан элементарный сдвиг, не разрушивший целостность кристаллической связи и совершенно не замеченный большой массой металла. Тем не менее мгновенная энергетическая вспьш1ка в двух элементарных кристаллах эквивалентна акту их плавления. Эту формулировку полезно запомнить для дальнейшего понимания операции осадочного давления при сварке давлением. [c.26]

Амплитуды слагаемых гармоник С и огг, частоты oi и шг, угол сдвига фаз q и статическая составляющая Оз являются независимыми параметрами и могут назначаться с учетом лишь необходимой программы испытаний, поэтому количество возможных форм циклов неограниченно. Наиболее характерные из них, встречающиеся в практйке усталостных двухчастотных испытаний, приведены на рис. 76. Поскольку такие формы циклов могут воспроизводиться не только при изгибе или растяжении — сжатии, но и при кручении, в выражении (VI. 1) под символом о подразумеваются как нормальные, так и касательные напряжения. [c.125]

В гидродиеамич. приближении, когда смещения частиц между столкновениями (в отсутствие магн. поля — длина свободного пробега к) меньше характерных масштабов неоднородности плазмы L, а характерные частоты не превосходят частот столкновений v, классические (столкновительные) П. п. описываются матрицей коэф. переноса. Она линейно связывает потоки частиц, импульса и энергии с факторами, нарушающими термодинамич. равновесие,— градиентами парциальных концентраций и темп-р, неоднородностью скорости, электржч, полем (см. Переноса явления). Вследствие большого различия между массами электронов и тяжёлых частиц (ионов и нейтральных молекул) гемп-ры их, вообще говоря, различны, поэтому перенос энергии лёгкой и тяжёлой компонентой рассматривают отдельно. Напр., в отсутствие магн. поля В поток тепла q обусловленный температурным градиентом к.-л. компоненты а, есть тензор плотности потока импульса n = —где тензор скорости сдвигов [c.569]

Уравнения (3.10), (4.12) не учитывают деформации сдвига и инерции вращения при колебаниях. Поэтому они достаточно хорошо описывают поперечные колебания стержня с большим отношением длины к высоте сечения ( //г > 10) и при малых частотах. Однако, для рамных систем фундаментов тяжелого оборудования и подобных конструкций, когда l Jnh < 6, где п - номер тона колебаний h - характерный размер поперечного сечения - длина полуволны упругой линии стержня, уже необходимо учитывать сдвиг и инерцию вращения [150,178]. Проблема построения более точных решений для поперечных колебаний стержня весьма актуальна и в теории устойчивости в связи с применением динамического метода. Дифференциальное уравнение поперечных колебаний прямолинейного стержня с учетом деформаций сдвига и инерции вращения вывел вьщаюшцйся русский ученый проф. С.П.Тимошенко [312]. Его модель ныне утвердилась как наиболее точная и широко применяется в различных задачах механики конструкций. Для применения модели С.П.Тимошенко в задачах устойчивости необходимо дополнить ее продольной силой Fx. С этой целью рассмотрим стержень, сжатый следящей силой Fj и силой F2, имеющей фиксированную линию действия (рисунок 4.10). [c.210]

Хотя измерения ползучести густосетчатых полимеров с очень плотной сеткой поперечных связей в стеклообразном состоянии (отвержденных термореактивных смол типа фенолоформальде-гидных) довольно многочисленны, эти эксперименты обычно имели чисто прикладную цель, и их теоретическое значение мало, поскольку плотность сетки, как правило, не контролировалась. Очевидно, частота узлов сетки практически не влияет на ползучесть полимеров при температурах, лежащих значительно ниже Т . В жестких хрупких полимерах молекулярная подвижность заморожена и дополнительные ограничения, налагаемые поперечными связями, едва ли могут проявиться заметно. Ползучесть жестких стеклообразных полимеров определяется в наибольшей степени величиной модуля уИругости и разностью между и температурой испытаний. Для некоторых полимеров такого типа, например для отвержденных феноло- и меламиноформальдегид-ных смол, характерны высокие значения модуля упругости, низкие механические потери и высокая Т . Все эти факторы резко снижают деформации и скорость ползучести, так что полимеры этого типа обладают обычно низкой ползучестью и высокой стабильностью размеров. С другой стороны, некоторые отвержденные эпоксидные и полиэфирные смолы обладают значительно более высокой ползучестью. Их модуль упругости при сдвиге может быть ниже 10 Па вследствие существования вторичного низкотемпературного перехода [136—1391. Кроме того, вследствие особенностей их строения и низкой температуры отверждения многие эпоксидные и полиэфирные смолы обладают относительно низкими Т . Поэтому эти смолы обычно характеризуются значительно более высокой ползучестью, чем фенолоформальдегидные смолы. [c.75]

Выводы, полученные для балок, обычно применимы также в теориях пластин и оболочек, и в последующих главах эти случгш будут обсуждаться. Будет обнаружено, что поправки обычно необходимы только для составных конструкций (таких, как решетчатые балки или пластины и оболочки, изготовленные из слоистых материалов), у которых центральная часть облегчена и имеет сравнительно низкое сопротивление поперечному сдвигу, или для однородных конструкций, у которых амплитуда волны црогиба имеет порядок величины толщины (например, для толстых массивных конструкций или для высоких частот колебаний, для которых характерны волны небольшой длины). [c.54]

На рис. 7.196 приведены наиболее характерные кривые кинетики генерации при поперечном сдвиге пучка накачки. Значение д = О соответствует стационарному режиму с Лрс 1%. Прид = 0,12 мм уже возникают регулярные пулы ации выходной интенсивности. С увеличением х до 0,5 мм их амплитуда увеличивается, а период уменьшается (при сравнимых интенсивностях накачки частота пульсаций приблизительно та же, что и в [86]). С дальнейшим увеличением д колебания интенсивности становятся менее регулярными, хотя их амплитуда возрастает, пока придс = 0,8 мм не возникают две серии чередующихся пичков. При д = 0,9 мм пульсации становятся хаотическими наконец, при д = 1,0 мм генерация вновь становится стационарной с Л рс 10%. [c.252]

В частном случае кристалла с пренебрежимо малым фотоволь-таическим полем в отсутствие внешнего электрического поля Eq, о = 0) доминирующую роль начинает играть первый в скобках член (4.14). Это случай так называемого диффузионного механизма, когда основной причиной, приводящей к образованию голограммы, является диффузия подвижных носителей заряда (в рассматриваемом случае электронов) из ярко освещенных полос интерференционной картины в менее освещенные. Характерными чертами механизма является линейная зависимость стационарной амплитуды решетки от пространственной частоты ( d = Kk Tje), а также ее сдвиг на четверть пространственного периода (мнимая единица перед Ej в правой части (4.14)) относительно исходной записываемой интерференционной картины — голограмма смещенного типа. Отметим, что пропускающие решетки, записанные за счет диффузионного механизма, как правило, имеют весьма умеренную амплитуду, так как даже при Л = 1 мкм 1-6 кВ-см" (при Т = 300 К)- [c.53]

Важнейшей особенностью оптических генераторов на основе ФРК является наличие частотного сдвига До) между частотой лазерного пучка накачки и частотой световой волны, возбуждаемой в резонаторе. Впервые экспериментально наличие такого сдвига величиной порядка обратного характерного времени формирования голограммы в ФРК ( Ts ) было обнаружено именно в рассматриваемой нами здесь схеме кольцевого резонатора [6.41, 6.42]. Предложенное в двух последних работах объяснение данного эффекта, основанное на рассогласовании частот опорного и сигнального световых пучков при наиболее эффективном энергообмене в двухволновом взаимодействии на несмещенной решетке, проходит лишь для кристаллов BSO [6.42], в которых запись осуществлялась во внешнем постоянном поле. Наличие же аналогичного эффекта в BaTiOg [6.41], где за счет диффузионного механизма формируется чисто смещенная голограмма и наиболее эффективным образом двухволновой энергообмен наблюдается при равенстве частот (Аы = 0) световых пучков, заставляет предполагать наличие более общей причины, не связанной с конкретным механизмом голографической записи. [c.119]

При использовании ФРК в качестве активной усилительной среды ситуация изменяется. Эффективная ширина полосы усиления, центрованной около частоты накачки о, определяется характерным временем формирования голограммы в ФРК (тГс 1- 10 Гц при приемлемых уровн накачки) и оказывается гораздо меньше межмодового сдвига 2лс/Ь 10 Гц. В свою очередь условие энергетического баланса (6.29), очевидно, разрешает генерацию световой волны с частотой (О, лежащей около частоты накачки о, которая может оказаться сильно отличной от ближайшей частоты одной из собственных мод резонатора ( A ot = — о > гё). [c.120]

До 1957 г. не было теории, которая могла бы объяснить все эти факты. В области эксперимента сдвиг произошел, когда был открыт изотопический эффект, который дает прямое указание на связь явления сверхпроводимости с фононами. Фрёлих в своей ранней работе предположил, что это явление связано с собственной энергией электрона, обусловленной его взаимодействием с фонон-ным полем. Когда эта собственная энергия (выражающаяся череэ диагональные матричные элементы) была вычислена, то она оказалась порядка N Ef) (Ьсо) [со — частота фонона )], что значительно превосходит характерную для сверхпроводимости энергию N Ef) ksT y. Бардин, Купер и Шриффер 155)разработали специальную теорию (теория БКШ), в которой они показали, что взаимодействие, ответственное за сверхпроводимость, обусловлена недиагональными матричными элементами и приводит к образованию коллективного состояния. [c.136]

Здесь а> — частота, к — волновое число, г = т / J, — время релаксации вязко-упругой среды с динамической вязкостью п и модулем сдвига ц, с = у/(л/р — скорость звука, р — плотность среды, Х = и/с — характерный масштаб среды, обладающей кинематической вязкостью и = г /р. В длинноволновой области к к , фиксируемой фаничным значением к = (2А)", получаем обычный закон дисперсии ш = -г/г диссипативной среды со временем релаксации т при к > к частота (3.1) приобретает действительную составляющую, и при < А < а , где а — характерное расстояние между атомами, реализуются колебания с частотой ск и временем затухания 2т, Это означает, что на малых расстояниях г < А, где проявляются только колебания атомов, среда ведет себя упругим образом. На гораздо ббльших масштабах г > А начинает сказываться перестройка потенциального рельефа, и среда проявляет вязкие свойства (рис. 65), Отметим, что масштаб А играет роль параметра обрезания в известной формуле, определяющей энергию дислокации Е 1п I [196]. Температурная зависимость сдвиговой вязкости т] = ир обеспечивает изменение величины А(Г). Это может привести к вязко-упругому переходу неоднородной среды, характеризуемой мезоскопическим масштабом Ь > а. Точка такого превращения фиксируется условием А(Г) = Ь. [c.226]

Одним из характерных спектральных признаков образования водородной связи является сдвиг полосы валентного колебания АН в область длинных волн. В 1937 г. Бэджером и Бауэром было высказано предположение о связи величины смещения частоты V с энергией (энтальпией) водородной связи и предложено приближенное эмпирическое соотношение [14] [c.162]

Вопросы методики эксперимента. Достижение ударного режима облегчается при использовании недогретой жидкости Т < Ts). В этом случае скорость роста больших пузырьков на поверхности проволочки существенно замедляется холодными слоями жидкости, снижается эффективность проявления готовых центров. В опытах [111] камера находилась при комнатной температуре. Было замечено изменение сопротивления проволочки при длительной работе на коротких импульсах. Эффект выражен слабее для платины высокой чистоты. Основные опыты проведены с проволочками, для которых г о/го = 1,3915, Го ом (сопротивление проволочки при 0° С). Смещение г g не превышало 0,1—0,3%. Длительность электрических импульсов менялась от 25 до 10 мксек. Частота следования импульсов ограничивается временем тепловой релаксации. При поиске на экране осциллографа особенности , вызванной спонтанным зародышеобразованием, импульсы подаются с частотой около 2 гц. Длительность импульса устанавливается равной —1,3 т. Путем повышения напряжения генератора и изменения сопротивления Ry можно добиться появления на осциллографе характерных всплесков (рис. 31, а). Затем подбирается такое сопротивление i 2, чтобы ступенька, рисуемая вторым лучом, переместилась к началу бурного вскипания (б). Центр ступеньки соответствует определенной температуре проволочки. При повышении напряжения импульса ступенька на экране осциллографа сдвигается влево. Если вместе с пей сдвигается и начало особенности, фиксируемое первым лучом, то это свидетельствует о спонтанной природе центров кипения. Если же ступенька отходит от характерного всплеска, значит он вызван кипением па готовых центрах. Такое различие обусловлено очень слабой зависимостью температуры бурного вскипания Т от скорости разогрева (из-за большой крутизны функции Ji Т)). При поиске особенности иногда приходится укорачивать импульсы тока. В случае завышенных длительностей импульсов проволочка окутывается паром прежде, чем в жидкости будет достигнута температура Т. После того как найдена особенность температурного хода про- [c.118]

Кривая при гШгэ °о соответствует изменению активного сопротивления трубы с ростом частоты без учета конечной длины индуктора. Уменьшение длины индуктора мало сказывается на О, а следовательно, на КПД устройства вплоть до /1 5/ 1э. Для коротких индукторов (11/Я13 , 2) влияние длины резко усиливается. При этом максимум О уменьшается и несколько сдвигается в сторону более высоких частот. При малых зазорах между индуктором и загрузкой уменьшение /1/ 19 снижает О меньше, чем при больших. Рассмотренная зависимость характерна для индукционного нагрева длинных однородных тел, в том числе ферромагнитных и многослойных. [c.176]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...