Изменение профиля в длинных волнах

Изменение профиля в длинных волнах. Случай длинной волны, распространяющейся в одном направлении без изменения профиля, может быть сведен к установившемуся движению путем наложения на всю систему скорости, равной по величине, но противоположной по направлению скорости распространения волны с (рис. 278). [c.396]

Отражение от поверхности УЗ-в о л н, падающих из жидкой или газообразной среды. Если изменение профиля поверхности носит нерегулярный характер, то наблюдается рассеянное отражение. При регулярном характере неровностей профиля, шаг которых соизмерим с длиной волны, происходит дифракция УЗ-волн. В обоих случаях снижается амплитуда сигнала, соответствующего геометрическому отражению лучей, что удобно использовать для измерения параметров шероховатости поверхности. [c.410]

Необходимость проведения указанных спектральных измерений при параболическом профиле температуры обусловливается необходимостью более подробного зондирования слоя по его глубине. Чем дальше от стенки отстоит точка, в которой надо определить температуру слоя, тем больше требуется информации для решения этой задачи, т. е. тем большее число участков спектра должно быть выбрано для измерений спектральной интенсивности падающего излучения. При этом следует учитывать, что при постоянном температурном перепаде между центральным и пристенным участками слоя изменение температуры ядра потока Тц заметно сказывается на регистрируемой прибором спектральной интенсивности падающего излучения для всех длин волн, на которых проводятся измерения. Изложенное наглядно иллюстрируется данными рис. 5-16. В зависимости от температуры Гц.и перепада температур ДГ спектральная интенсивность падающего [c.201]

В общих чертах причину сохранения конфигурации восстановленного голограммой изображения при изменении свойств регистрирующего фотоматериала можно объяснить следующим образом. Структуру голограммы с некоторым приближением можно представить в виде решетки, составленной из криволинейных штрихов, характеризующихся переменным шагом d, и считать, что восстановленное голограммой изображение О формируется из лучей Li, претерпевших дифракцию первого порядка на структуре этой решетки (рис. 25,а). Однако форма волнового фронта излучения, дифрагировавшего на решетке, определяется только разностью хода лучей, принадлежащих различным штрихам, т. е. зависит только от шага штрихов и формы их образующей, структура самого штриха влияния а форму волны не оказывает. Наиболее наглядно этот процесс можно представить на примере плоской решетки с постоянным шагом d (рис. 25,Ь). Углы распространения излучения различных порядков, дифрагировавшего на такой решетке, зависят от шага решетки и длины волны излучения, профиль штриха влияет только на соотношение интенсивности излучения различных порядков. Совершенно аналогичный процесс имеет место и на голограмме изменение свойств фотоматериала влечет за собой изменение профиля штрихов периодической структуры, возникшей в результате регистрации картины интерференции объектной и референтной волн. Пространственный период повторения штрихов и форма линии, идущей вдоль штриха, при этом не изменяются. Соответственно остается неизменной и конфигурация восстановленного голограммой изображения. [c.70]

На практике профиль поверхности обычно исследуют при помощи щупа, приводимого в контакт с поверхностью. Вертикальные перемещения щупа преобразуются в изменения электрического напряжения, которые после усиления подаются на регистрирующее или вычислительное устройство. Высокочастотная фильтрация электрического сигнала позволяет сохранить только высокие частоты, т. е. только информацию о шероховатости поверхности. Основным недостатком такого типа устройств является необходимость механического контакта между щупом и поверхностью. Этот контакт может приводить к возникновению дефектов на исследуемой поверхности. Оптические же методы свободны от данного недостатка, так как оптический щуп не требует механического контакта, это просто микроскоп, наведенный на поверхность. Мы не будем здесь излагать классические оптические методы исследования шероховатости поверхности, а ограничимся лишь методами оптики спеклов. Информацию о шероховатости, вообще говоря, получают, исследуя корреляцию между двумя спекл-структурами, полученными от исследуемой поверхности либо при изменении ориентации лазерного пучка, либо при изменении длины волны света лазера. Были предложены и другие методы, которые основаны на анализе контраста спекл-структуры, создаваемой шероховатостью поверхности, в зависимости от пространственной или временной когерентности освещающего ее светового потока. [c.130]

Возникает вопрос, всегда ли толщина скачка, отнесенная к длине свободного пробега молекул в начальном состоянии, является удовлетворительной характеристикой структуры ударной волны. Как определение 8, так и выбор Ь произвольны. Затруднительность нахождения 2 из уравнения (13) состоит в том, что 3 чувствительна к малым изменениям профиля скорости в скачке уплотнения (рис. 4.3). Можно представить себе профиль, в котором 95% изменения макроскопических свойств газа осуществилось на расстоянии, боль- [c.154]

Поляризация часто наблюдается и в дифрагированном свете, при отражении от штрихов дифракционной решетки. Благодаря тому, что решетки поляризуют свет, может оказаться, что энергия дифрагированного пучка зависит от состояния поляризации падающего луча. Такого рода эффекты исследовались в ряде работ [213—215]. Объяснение их весьма сложно и до сих пор нет теории, которая могла бы объяснить целый ряд экспериментально полученных закономерностей. Так, например, прямоугольная форма штриха приводит к максимальной поляризации света, при изменении профиля штриха (при угле между гранями 110—120°) поляризация практически не наблюдается. Для уменьшения поляризации света, отраженного данной решеткой, необходимо, чтобы свет падал нормально к граням штриха и чтобы решетка использовалась под углом блеска. При нормальном падении света на решетку в диапазоне длин волн [c.184]

При исследовании устойчивости пограничного слоя невозмущенное стационарное течение обычно рассматривается как плоскопараллельное, т. е. пренебрегается поперечным движением и зависимостью параметров профиля от продольной координаты. Такое приближение, очевидно, оправдано в случае, когда изменение толщины слоя б на расстояниях порядка длины волны X возмущений мало по сравнению с самой величиной б [c.358]

Изучение распространения направляемых мод в волокне с параболическим профилем показателя преломления можно упростить, если предположить, что показатель преломления мало меняется на расстоянии порядка длины волны и что его параболическая зависимость остается справедливой для любого р (таким образом, допускаются сколь угодно большие значения р) (рис. 8.12). Последнее предположение подтверждается результатами, полученными в разд. 8.3 относительно траектории направляемых лучей, откуда можно сделать вывод, что по крайней мере моды низших порядков локализуются вблизи оси волокна, так что они нечувствительны к изменениям показателя преломления при больших р. Таким образом можно избежать трудностей, связанных с необходимостью согласования тангенциальных компонент поля на границе раздела сердцевина — оболочка и перейти непосредственно к скалярной теории поляризованных мод в декартовых координатах. [c.592]

Здесь — потенциал скорости, с — скорость звука в среде, 3 В ( характеризует дисперсию В имеет смысл длины расплывания волнового пакета). Знак дисперсии может быть как положительным (/3 > 0), так и отрицательным (3 < 0). Будем интересоваться волнами, профиль которых становится круче под действием нелинейности. Такое изменение профиля происходит лишь в направлении распространения, поэтому зависимость от остальных координат (rJ ) можно считать медленной, т. е. искать решение в виде [c.405]

Мы уже говорили, что в акустике чаще приходится сталкиваться с более слабой дисперсией, чем в только что рассмотренном примере капиллярных волн. Слабой обычно называют такую дисперсию, влияние которой мало сказывается на изменении формы профиля волны на длине волны X или за период волны Т. [c.82]

Выясним раньше всего, как найти изменение данного профиля волны при ее распространении в среде с заданным законом дисперсии. Для этого достаточно выполнить следующие действия разложим по Фурье данный, профиль на сумму синусоид различных длин волн и припишем каждой синусоиде временной множитель соответственно дисперсионному уравнению среды, как сказано в предыдущем параграфе. Каждая из полученных таким образом компонент — свободная гармоническая волна, фазовая скорость [c.79]

Умение точно измерять такие характеристики оптического волокна, как диаметры оболочки и сердцевины, числовая апертура и профиль показателя преломления, потери и дисперсия одинаково важно как для изготовителей волокна, которые хотят его использовать для контроля и управления характеристиками волокна, так и для разработчиков оптических систем связи, которым следует выбрать волокно, наиболее полно отвечающее поставленным требованиям. Чтобы обле-чить эти изменения, было предложено много методов и разработан-большое число достаточно сложной аппаратуры для их реализации. Часть этой аппаратуры создана для измерения характеристик волокна непосредственно в процессе его изготовления (в реальном времени), другая часто — для использования в процессе эксплуатации волокна в системе связи и, наконец, часть такой аппаратуры может быть использована только в лаборатории для исследовательских целей. Были предложены очень тонкие и сложные методы для определения профиля показателя преломления волокна и измерения его числовой апертуры в зависимости от длины волны. Хорошее описание многих из этих методов можно найти в более обстоятельных обзорах, таких как 14.1. .. 4.3], тогда как более подробный и специальный анализ вопроса при-веде н в 14.5] и 14.6]. Поэтому в данном параграфе не будем давать детального и исчерпывающего описания всех методов, а просто рассмот- [c.109]

К ним относятся эффекты, связанные с любым нарушением допущения о том, что волна является длинной, т. е. масштаб продольных изменений значительно больше средней глубины к. Очевидно, всякий раз, когда крутизна волнового профиля становится локально большой, можно ожидать некоторого ухудшения точности этого допущения. Его природа будет изучаться глубоко в дальнейшем начиная с гл. 3, но здесь мы предпошлем этому последующему обсуждению неизбежно упрощенный обзор основных выводов. [c.223]

Звуковые пучки большой интенсивности. В звуковых пучках высокой интенсивности изменение формы волны при распространении происходит не только вследствие различия в скоростях перемещения разл. точек профиля волны, но и в результате дифракц. эффектов. Если расстояние I от излучателя звука до области образования волны не выходит за пределы ближней зоны (см. Звуковое поле), т. е. I меньше длины т. и. прожекторной зоны излучателя I < Аа /2 (где а — радиус излучателя), то в области, где волна остаётся плоской, из синусоидальной волны успевает образоваться пилообразная волна, к-рая затем в результате сферич. расхождения в дальней зоне преобразуется в периодич. последовательность импульсов (рис. 4). Если же интепеивность волны недостаточно велика и пилообразная волна не успевает образоваться в прожекторной зоне излучателя, то вначале развиваются дифракц. эффекты сферич. расхождения и лишь в дальней зоне, в расходящейся волне происходит увеличение крутизны профиля волны с расстоянием до логарифмич. закону. [c.289]

На рис. 5-15 для ступенчатого профиля температуры показано, как изменяется в зависимости от длины волны к спектральная интенсивиость падающего излучения 1% (0) при различных значениях температуры центрального изотермического ядра Та и температуры пристенного участка слоя Т Видно, что в области значений длины волны = 4,2. . . 4,4 мкм изменение температуры пристенного газового слоя при Гц = onst существенно влияет на величину /х (0), в то время как на крыльях полосы при значениях X > 4,6 мкм это влияние является крайне слабым. Наоборот, изменение температуры Гц в центре слоя при = onst очень слабо влияет на величину [c.200]

Неожиданно быстрые изменения интенсивности Я-поляризованного света, дифрагированного на отражательных решетках, впервые были экспериментально измерены Вудом в 1902 г. и получили название аномалий Вуда. В 1907 г. Рэлей теоретически показал, что эти аномалии происходят вблизи точек скольжения гармоник поля вдоль решетки. С тех пор длина волны скольжения получила название длины волны Рэл.ея r. Позднее были обнаружены f-аномалии решеток с глубокими штрихами [271] и явления, получившие название двойных аномалий [59, 60]. Хессель и Олинер предположили [62], что аномалии у решетки произвольного профиля могут быть двух типов аномалии Вуда, возникающие при Я = Xr, и аномалии резонансного типа, имеющие место на длине волны, удаленной от r. Как видно из предыдущих параграфов, природа резонансных аномалий, обычно проявляющихся в виде ярко выраженных максимумов и минимумов, может быть самой различной. Хотя об аномалиях получен значительный объем информации, теоретическое объяснение многих из обнаруженных эффектов отсутствует. Попытаемся выяснить основные особенности аномалий Вуда для рассматриваемых решеток и обстоятельства, способствующие их наиболее яркому проявлению. [c.162]

При распространении прямой положительной волны в открытом русле элементы профиля волны, лежащие на более высоких отметках, перемещаются быстрее, чем ниже расположенные. В связи с этим, если наблюдать в ряде створов по длине открытого потока за изменением расходов и уровней воды при прохождении одной и той же волны, то обнаружится уменьшение амплитуды этих изменений по мере отдаления створа наблюдений от начального. Это явление называют распласты-еанием, или трансформацией, волны. Оно характеризуется тем, что происходит снижение (уменьшение) высоты волны н максимального расхода по длине русла, в зависимости от скорости изменения расхода в начальном сечении, формы, уклона, состояния русла и др. [c.231]

В этой главе и гл. 3 будут рассмотрены процессы нелинейного искажения и взаимодействия упругих волн. Нели-вейное искажение волн (изменение формы профиля волны конечной амплитуды) происходит из-за того, что к скорости распространения волны добавляется скорость смещения частиц, а также из-за того, что локальная скорость звука в разных точках волны различна. Это приводит к тому, что сжатия движутся быстрее, чем разрежения еслп волна имела первоначально синусоидальную форму, то постепенно передние фронты ее становятся все более и более крутыми. При некоторых условиях, рассмотренных далее, возможно образование чрезвычайно узкого фронта волны, который может рассматриваться как слабый разрыв место образования разрыва, таким образом, можно считать периодическим источником слабых разрывов. Такая волна со слабыми разрывами на каждой длине волны, занимающими весь фронт, иногда называется пилообразной. В спектральных терминах искажение волны может быть интерпретировано как появление, рост и взаимодействие в процессе распространения гармонических составляющих (обертонов) волны. [c.48]

При малых числах Маха искажение формы профиля волны на расстояниях порядка длины волны невелико. В невязкой и нетеплопроводящей среде такая волна может рассматриваться как немонохроматическая со слабо взаимодействующими гармониками. Введение линейных диссипативных сил не может привести к изменению взаимодействия гармонических составляющих. Это позволяет подойти к вопросу о поглощении волн конечной амплитуды с квазилинейной точки зрения рассматривать раздельно искажение и поглощение гармоник [2, 4, 5, 15, 16]. Несмотря на то, что этот подход не может считаться в достаточной мере строгим, он позволяет получить некоторые качественные закономерности поглощения волн конечной амплитуды, а в некоторых случаях — даже вполне удовлетворительное количественно согласие с экспериментальными результатами. Если Еп — средняя по времени плотность энергии в п-й гармонике, то изменение этой энергии определяется, с одной стороны, потерями [c.114]

Изучив основные закономерности распространения плоских волн, можно приступить к рассмотрению волн с более сложной пространственной структурой. Прежде всего мы рассмотрим обширный класс волн, направление распространения которых меняется произвольным образом, но эти изменения происходят достаточно плавно - на масштабах, много больших характерной длины волны. В линейной теории это приближеше соответствует геометрической акустике, когда геометрия волны описьшается системой лучей, причем распространение происходит независимо вдоль каждой лучевой трубки. Волны конечной амплитуды могут обладать аналогичными геометрическими свойствами, и тогда говорят о нелинейной геометрической акустике (НГА). Здесь приходится анализировать подчас весьма сложную игру нелинейных эффектов, с одной стороны, и эффектов расходимости волн, фокусировки, рефракции и т.д. — с другой. Отметим еще следующее обстоятельство. Методы линейной геометрической акустики и линейной геометрической оптики (изучающей распространение коротких электромагнитных волн) в общем аналогичны — ош основаны чаще всего на рассмотрении гармонических или квазигармонических во времени процессов или, реже, коротких импульсов волновых пакетов. Нелинейная же геометрическая оптика и акустика развивались различными путями если первая по-прежнему оперирует в основном с квазигармоническими волнами, то вторая имеет дело с непрерывными искажениями профиля волны, которые и в одномерном случае, как видно из предыдущей главы, не всегда просто описать. [c.75]

В общем случае вы жения типа (2.2) и (2.4), полученные в разд. 2, приходится рассштривать как неявные, поскольку параметры лучевой трубки заранее неизвестны. В предыдущем разделе лучи оставались прямыми просто из-за сферической симметрии. Однако и в более сложных спу<йях дпя неоднородной среды можно пренебречь нелинейными изменениями лучей, учитьшая вместе с тем нелинейные искажения профиля волны [Островский, 1976]. Этот результат может быть получен при формальном построении системы, приводящей к уравнению типа (2.3), но качественные основания для него очевидны. Действительно, нелинейные деформации волны как в продольном, так и в поперечном направлениях на величину порядка длины волны происходят на расстоянии одного и того же порядка Ь , где М — акустическое число Маха. Однако масштаб [c.87]

Расчеты, проведенные на равномерной прямоугольной сетке 14 X 26, показали, что при Сг < 512 в полном соответствии с линейной теорией устойчивости любое начальное возмущение приводит в процессе установления к плоскопараллельному течению. При значениях Сг, превосходящих критическое, в результате переходного процесса устанавливается стащю-нарное течение иной структуры - с образованием на длине волны одного вихря (рис. 12),- интенсивность которого возрастает с надкритичностью. форма вторичного течения хорошо согласуется с результатами линейной теории (рис. 5) и данными эксперимента (рис. 11). Формирование вторичного режима приводит к существенному изменению профилей продольной скорости и температуры. При рассматриваемой довольно высокой надкритичности интенсивность продольного течения понижается в области, занятой вихрем, образуется зона пониженного поперечного градиента температуры. [c.39]

Данная глава состоит из двух частей. Первая, более короткая, посвящена средам, в которых изменение показателя преломления п происходит на характерных размерах, существенно превышающих длину волны, в то время как во второй, боЛее длинной, части мы рассматриваем противоположную ситуацию. В первой части завершается анализ градиентных сред, начатый в гл. 2 изучением представления поля вблизи критических областей каустик или точек поворота). Рассмотренные практические примеры касаются распространения оптического излучения в градиентных многомодовых оптических волокнах. Вторая часть в основном посвящена анализу сред с кусочнопостоянными профилями показателя преломления. [c.155]

Рис. 16.11. Нейтральная кривая, связывающая длину аб1 волны возмущения с числом Рейнольдса Ре, для пограничного слоя на продольно обтекаемой пластине (изменение скорости в пограничном слое определяется профилем Блазиуса). По В. Толмину [ ].

Идею применить уравнение Бюргерса для объяснения поведения волн умеренной амплитуды можно встретить в работах [50, 51], однако впервые оно было строго получено в радиофизике при изучении волн в нелинейных линиях передачи [52]. Суть асимптотического метода работы [52] заключается в предположении медленности изменения формы профиля в сопровождаюш,ей системе координат на расстояниях порядка длины волны. Этот метод был вскоре применен к проблемам нелинейной акустики уравнение Бюргерса удалось получить из системы гидродинамических уравнений, учитывающих вязкость и теплопроводность среды [53]. Дальнейшие успехи теории связаны с обобщением уравнения Бюргерса на цилиндрически- [54] и сферически-симметричные волны [55], на случай среды с релаксацией [56], на слабо-неодномерные задачи нелинейной дифракции ограниченных пучков [57] и, наконец, на задачи более высоких приближений [58] ). [c.9]

Обширные исследования этого профиля выполняются в Институте физики АН БССР. В Белоруссии разрабатываются прежде всего общетеоретические проблемы распространения света в мутных, рассеивающих средах. К ним относится, в частности, изучение кинетики процесса рассеяния, изменение свойств рассеянного излучения во времени. Как всегда, хорошая теория имеет прямой выход в практику. В настоящее время заканчивается создание нового аппарата для зондирования атмосферы. Его основная особенность — перестройка длины волны лазерного локатора. Среди сотрудников, добившихся наибольших результатов, надо назвать А. П. Иванова и А. П. Пришивалко. [c.84]

Осущестапение лишь одного легирования материала сердцевины волокна для получения желаемого профиля показателя преломления обычно приводит к нежелательным изменениям дисперсионных свойств стекла вдоль радиуса. Вот почему величина А может стать функцией длины волны. (Так же, как и значение величины а, что уже было учтено при нашем анализе.) Эти эффекты, обусловленные свойствами материала, могут быть скомпенсированы путем управления профилем 1ю-казателя преломления, т. е. изменением а. Если а меньше 2, моды более высоких порядков (более наклонные лучи) распространяются быстрее, чем моды низших порядков (осевые лучи). Это может компенсировать разницу показателей преломления между сердцевиной и оболочкой, которая увеличивается с уве, шчением длины волны. Если же а больше 2, быстрее будут распространяться аксиальные лучи, и это может компенсировать величину А, которая уменьшается с увеличением длины волны. В результате оптимальное значение а зависит от выбора материала примесей, используемых для получения требуемого изменения показателя преломления, и от длины, волны, на которой должно работать волокно. Значения функции б (Я) для различных легирующих примесей можно определить по известным дисперсионным характеристикам, рассмотренным в 2.2.2. Затем их можно использовать для нахождения оптимальных значений а на различных длинах волн. Результаты приведены на рис. 6.6. [c.169]

Эта теория применима для всех волокон, имеющих цилиндрическую симметрию и изготовленных из однородных материалов. Если материальная дисперсия не изменяется, оптимальный профиль волокна определяется однозначно. В самом деле, если материальная дисперсия постоянна по сечению сердцевины волокна, как и было принято в только что рассмотренной теории, то оптимальный профиль волокна — это а-профиль, причем значение а определяется формулой (6.3.21). С другой стороны, возможен и произвольный выбор проф1 ля показателя преломления, однако в таком случае изменение материальной дисперсии йп1дК) по сечению сердцевины волокна должно происходить в строгом соответствии с требованиями критерия минимума м довой дисперсии. Если осуществимо управление характеристиками материальной дисперсии стекла (т. е. ве.чичиной йп й к и производными более высоких порядков), то становится возможным поддерживать минимум дисперсии в диапазоне длин волн. [c.170]

Таким образом, непрерывное течение начиная с некоторого момента становится невозможным. Возникает вопрос как описывать такое течение в рамках механики сплошной среды. Поступают следующим образом вводится поверхность разрыва — ударная волна. При распространении волн сжатия конечной амплитуды профиль волны за счет сил давления стремится сделаться как можно круче. В то же время за счет диссипативных процессов профиль сглаживается. В результате действия этих факторов возникает зона с резким изменением параметров, которая разделяет две области среды возмущенную и невозму-щенную, — зона ударного перехода. В этой зоне градиенты величин, характеризующих состояние газа — плотности, давления, скорости, — очень велики. Протяженность ударного перехода в газах составляет несколько длин свободного пробега молекул. Для расчета зоны ударного перехода уравнения механики сплошной среды неприменимы, необходимо пользоваться молекулярно-кинетическими представлениями. [c.17]

Отчетливо обнаруживается повышение крутизны профиля волны скорости частиц по мере того, как фронт волны перемещается от точки, удаленной от места возбуждения волны на расстояние в 30,5 см, до точки, отстоящей на 274 см от источника волны. Скорость волны разгрузки в опытах Экснера с вулканизированными полосками резины, растянутыми до пятикратного увеличения длины, составляла 65,9 м/с (см. раздел 3.33). Сравнение с данными Колски 122 м/с снова показывает, как подчеркивал Мэллок в 1904 г. (Mallo k [1904, 1]), изменение (свойств) резины от случая к случаю наряду с возможным различием между волнами нагружения при растяжении и волнами разгрузки при сжатии в предварительно напряженной резине. Часто утверждалось, что в твердых телах имеют место ударные волны, но эти опыты обеспечили первое прямое свидетельство роста крутизны фронта волны в процессе ее распространения. [c.357]

Во многих случаях для технологического контроля применяются приборы, снабженные не только показывающими отсчетными устройствами, но также и записывающими. Использование самопишущих устройств позволяет при контроле определить величину обнаруженного отклонения контролируемого элемента и характер изменения этой неточности по какому-либо аргументу (углу поворота колеса, длине зуба и т. д.). Определение закономерности изменения неточности элемента во многом облегчает установление технологической причины возникновения данной погрешности. В качестве примера можно указать, что, например, двухгорбая диаграмма погрешности профиля у фрезерованного колеса указывает на наличие биения червячной фрезы, или волнистость на диаграмме погрешностей винтовой линии косозубого колеса, в зависимости от шага волны, может быть вызвана циклической погрешностью делительной червячной передачи зубообрабатывающего станка или же осевым биением винта подачи станка. [c.445]

Результаты анализа до этого места, основанные на рассмотрении изменений вдоль кривых С , справедливы для импульса лроизвольной амплитуды при условии, что поперечное сечение и физические характеристики жидкости меняются постепенно в масштабе длины импульса. Однако рассмотрение изменений вдоль кривых требует ограничения сравнительно слабыми импульсами, если мы хотим получить метод, достаточно про- стой для введения в теорию нелинейных эффектов. Заметим, что кривая С +, в отличие от любой кривой С., остается внутри импульса на протяжении больших расстояний, так что изменениями в поперечном сечении и физических характеристиках жидкости пренебречь нельзя. Отметим также, что хотя для от-относительно слабого импульса отклонения скорости сигнала + с от предсказываемой линейной теорией скорости волны Со х) могут быть лишь незначительными (уравнение (241)), воздействие искажений, вызванных такими малыми отклонениями при распространении на большие расстояния, будет, однако, как показано в разд. 2.9, весьма существенным. Далее, проанализируем противоположные влияния искажающих волновой профиль постепенных изменений физических характеристик жидкости и поперечного сечения, с одной стороны, и относительно слабых нелинейных эффектов — с другой. [c.231]

При распространении прямой положительной волны в открытом русле элементы профиля волиы, лежащие на более высоких отметках, перемещаются быстрее, чем ниже расположенные. В связи с этим, если наблюдать в ряде створов по длине открытого потока за изменением расходов и уровней воды при прохождении одной и той же волиы, то обнаружится уменьшение амплитуды этих изменений по мере отдаления ство- [c.262]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...