Распространение возмущений в потоке. Число

Распространение возмущений в потоке. Число М [c.152]

На рис. 4.2 показано распространение круговых волн малых возмущений в сверхзвуковом потоке. Радиус каждого из них г = at, где t — время перемещения центра круга со скоростью потока У > а вдоль прямой OL. Очевидно, с изменением t расстояние Vt и радиус круга, равный at, изменяются в одинаковое число раз, т. е. в этом случае все круги имеют общий центр подобия О, Поэтому область плоскости, занимаемая кругами возмущения, представляет собой угол SOT с вершиной в точке О, образованной общими касательными всех кругов в виде прямых OS, ОТ, являющихся одновременно и огибающими. [c.107]

Широкое применение двухфазных сред в современной технике в химической технологии, в криогенной технике, в газо- и нефтедобыче, в трубопроводном транспорте, в металлургии, в ракетной технике и энергетике (в том числе ядерной) — поставило задачу создания газодинамики таких сред. В газодинамике одним из определяющих понятий является понятие о скорости распространения малых возмущений. На знании скорости звука базируется определение важнейшего критерия газодинамического подобия числа Маха. Поскольку газожидкостная среда характеризуется весьма малой скоростью звука, сопоставимой со скоростями движения газожидкостных потоков в каналах различной геометрии, то значения скорости звука в изучении этих потоков возрастают по сравнению с однофазными потоками. Нередко движение газожидкостных потоков сопровождается нестационарными явлениями, характеризующимися возникновением пульсаций давления, плотности, скорости, температур обеих фаз. Чаще всего эти явления, связанные, например, с возникновением гидравлических ударов, с вибрациями трубопроводов и другого оборудования, нарушением режима циркуляции (опрокидывание циркуляции) и теплообмена, недопустимы или нежелательны. В других случая , возникновение двухфазных течений интенсифицирует теплообмен, повышает эффективность работы некоторых элементов энергетического оборудования и их экономичность. [c.31]

В последней формуле подстрочный индекс нуль, характеризующий рассматриваемое невозмущенное состояние газа, опущен, так как формула (65) верна и в случае как угодно движущегося газа, если только под величиной а понимать местную скорость распространения малых возмущений относительно движущегося газа в данной точке потока. К числу наиболее широко наблюдаемых явлений распространения малых возмущений в я идкостях и газах относится распространение звука, заключающееся, как известно, в распространении волн слабого сжатия и разрежения. В связи с этим величину а называют скоростью звука. [c.103]

Как уже указывалось выше, число работ, содержащих различного рода приближенные методы расчета отрывных и безотрывных сверхзвуковых течений с распространением возмущений вверх по потоку с учетом эффектов взаимодействия, чрезвычайно велико. Однако большая их часть относится к небольшому числу основных направлений. Одно из направлений связано с использованием интегральных уравнений пограничного слоя. Задача об отрывном или безотрывном взаимодействии области вязкого течения с внешним невязким сверхзвуковым потоком сводится к интегрированию системы нелинейных обыкновенных дифференциальных уравнений первого порядка. Эти уравнения получаются формальным интегрированием уравнений пограничного слоя в поперечном направлении. В них входят определенные интегральные характеристики пограничного слоя толщины вытеснения, потери импульса, энергии и т. п. Кроме того, добавляется соотношение, определяющее связь между распределением давления в невязком сверхзвуковом потоке и толщиной вытеснения области вязкого течения. Информация о формах профилей скорости и энтальпии в пограничном слое оказывается утерянной и должна быть постулирована в виде каких-либо семейств кривых, зависящих от такого же числа свободных параметров, сколько имеется уравнений для определения их распределения по продольной координате. Для получения удовлетворительных результатов важное значение имеет выбор семейства профилей распределения параметров поперек пограничного слоя. Единственным критерием качества является сопоставление результатов с экспериментальными данными. [c.11]

Изучение описанных течений позволяет выяснить свойства течений при больших магнитных числах Рейнольдса, когда магнитное поле уже имеется в течении. Некоторые свойства таких течений (например, распространение возмущений вверх по потоку — см. В. А. Рыков, 1965) обнаруживаются уже при числах Rem 1- [c.440]

Таким образом, в сжимаемой жидкости (газа.х) малые упругие возмущения распространяются с конечной скоростью а, зависящей от отношения давления и плотности в данной точке (12.24), или от абсолютной температуры в данной точке (12.25). Величина а, являющаяся скоростью распространения звука, играет при изучении газовых потоков исключительно большую роль, так как соотношение между скоростью течения и скоростью распространения малых возмущений позволяет судить о влиянии сжимаемости газа. Многие свойства потока, в том числе и характер изменения его параметров при различных условиях взаимодействия с окружающей средой, существенно зависят от того, в каких пределах лежит это соотнощение, обозначаемое буквой М [c.314]

Итак, если скорость движения газа меньше скорости распространения малых возмущений (скорости звука), то возмущения, возникающие в какой-либо точке, распространяются на весь объем газа, в том числе и на области, находящиеся далеко вверху по потоку. Поток чувствует находящиеся впереди него препятствия задолго до приближения к ним и поэтому заранее перестраивается в зависимости от характера этого препятствия. На рис. 8. 14 показана схема обтекания потоком воздуха воздушно-реактивного двигателя самолета, летящего с дозвуковой скоростью. [c.155]

Скоростью звука, как известно, называют скорость распространения малых возмущений в физической среде. Скорость звука имеет особенно большое значение при анализе процессов течения сжимаемой жидкости. Многие свойства потока, в том числе и характер изменения параметров течения вдоль трубки заданной формы, при различных условиях взаимодействия с окружающей средой существенно зависят от того, в каких пределах лежит отношение скорости к скорости звука. [c.42]

К модели одномассового физического маятника приводит большое число технических задач. Отметим только две задачи из разных областей, которые моделируются одномассовым физическим маятником колебание подвешенного груза в жестком сооружении при сейсмическом движении основания в вертикальном и горизонтальном направлениях и колебание парашюта с грузом на траектории относительно центра масс. В первом случае при конечных отклонениях груза от вертикали случайные горизонтальная и вертикальная составляющие движения основания являются параметрическими возмущениями для маятника во втором случае горизонтальные и вертикальные потоки воздуха являются параметрическими возмущениями для системы парашют—груз. Широкое распространение модели физического маятника делает необходимым подробно остановиться на этой задаче. [c.256]

Постановка граничных условий осуществлялась в соответствии с достаточно общим подходом, разработанным в [18]. Слабо возмущенное нестационарное течение газа в окрестности малого элемента границы области можно рассматривать как комбинацию трех волн, распространяющихся со скоростями <7 , qn + a, qn—а, где qn — проекция вектора скорости на внешнюю нормаль к границе, а — скорость звука. Количество условий, выставляемых на элементе границы, должно быть равно числу параметров, определяющих те одномерные волны, которые распространяются от данного участка границы внутрь расчетной области. При этом следует помнить, что каждая из волн, распространяющихся со скоростями <7п а, характеризуется распределением одного параметра, например давления или соответствующего инварианта Римана, а волна, скорость распространения которой совпадает со скоростью потока 9 , определяется распределением двух величин — [c.129]

При малых возмущениях потока, безразлично, вносятся ли они из окружающего воздуха или от поверхности пластины,,переходный процесс возникает из-за того, что пограничный слой вследствие поперечных колебаний определенной длины волны становится при определенных условиях неустойчивым. При распространении волны нарастают и усиливаются. При этом волны искажаются, поскольку неустойчивость теперь имеет место в области постоянного нарастания длин волн. Последнее приводит к возникновению новых волн, число которых непрерывно возрастает до тех пор, пока, наконец, не произойдет их деформация и опрокидывание. Одновременно начинается переход двухмерного потока, который до этого имел место, к трехмерной нерегулярной форме течения. Вначале это довольно грубая форма турбулентности, затем по мере развития потока большие вихри разрушаются и из них образуются мелкие вихри ( мелкозернистая форма турбулентности). [c.357]

Непрямое регулирование D. Схему регулирования можно выполнить таким образом, чтобы регулятор состава вместо непосредственного воздействия на D изменял R. При этом стабилизация D осуществлялась бы регулятором уровня в сборнике. Эта схема имеет более щирокое распространение, чем предыдущая, хотя она не обладает какими-либо очевидными преимуществами. При очень больших значениях флегмового числа RID эта схема будет особенно чувствительна к возмущениям. Если У = 550, =бОО и Ь = 50, то незначительное увеличение V, например до 560, приведет к увеличению D до 60, т. е. расход дистиллята превысит требуемое значение на 20%, прежде чем регулятор почувствует отклонение и увеличит расход орошения. В первом варианте схемы регулирования избыточный расход паров возвращается в колонну в виде потока орошения, при этом расход дистиллята остается постоянным. Система, выполненная по второму варианту, более чувствительна к изменениям температуры орошения. [c.357]

Образующаяся за отошедшей волной дозвуковая зона имеет, как правило, ограниченную протяженность, т. е. является локальной. Спереди она ограничена поверхностью головной волны, а сзади— поверхностью тела и поверхностью, на которой вновь достигается скорость звука—звуковой поверхностью (подробнее о трансзвуковых течениях будет сказано в 22). В области за звуковой поверх-, ностью скорость потока вновь сверхзвуковая. Из некоторой части этой области возмущения могут проникать в дозвуковую область, влияя на течение в ней и, в частности, влияя на форму ограничив вающей ее спереди головной волны. На рис. 3.14.11 показаны случаи возможного при разных значениях числа Мх взаимного расположения в области за головной волной звуковой линии (сплошные кривые) и акустических характеристик двух семейств (штриховые и пунктирные кривые) при обтекании плоских контуров и осесимметричных тел. Очевидно, что область зависимости течения в дозвуковой зоне простирается на контуре тела до точки В, лежащей в первых двух случаях в сверхзвуковой зоне. Возмущения формы контура правее точки В не влияют на течение в дозвуковой зоне, так как распространение этих возмущений ограничено спереди характеристикой первого семейства, идущей из точки 5 и не попадающей на звуков [c.305]

В теплоэнергетике, использующей как ядерное, так и обычное углеводородное топливо, одной из важнейших является проблема отвода огромного количества тепла с теплоотдающих поверхностей. Наиболее распространенным и используемым для этих целей теплоносителей являются парожидкостные смеси. Поэтому исследователями большое внимание уделяется течению парожидкостных смесей при наличии фазовых переходов в каналах с обогреваемыми и необогреваемыми стенками. Видимо на эту тему появляется наибольшее число публикаций в области неоднофазных течений. Здесь особый интерес представляют исследования структуры потока при различных режимах, кризисов теплообмена, обусловленных нарушением контакта жидкой фазы с теплоотдающей поверхностью, гидравлического сопротивления и т. д. Проблемы безопасности реакторного узла или устройств аналогичного типа привели к необходимости изучения истечений наро-жидкостных смесей из сосудов высокого давления, распространения возмущений и ударных волн в двухфазных парожидкостных потоках. Здесь же отметим течение влажного пара (смесь пара с каплями воды) в проточных частях турбомашин. [c.10]

Со временем явно наметились две различные школы. Первая школа утверждала, что ламинарный поток является неустойчивым в классическом понимании, согласно которому даже бесконечно малые возмущения способны вызвать переход к турбулентному потоку. Тот факт, что переход никогда не наблюдался при ожидаемом числе Рейнольдса, объяснялся этой школой некоторым несовершенством теории. Возмущения, описываемые теорией малых колебаний Орра—Зоммерфельда— Толлмина (позднее распространенной на случай теплообмена), не связывались с вопросами перехода, а поэтому данная школа не могла установить какой-либо определенной,зависимости. Более того, утверждалось, что вообще невозможно установить какие-либо соотношения в этой задаче. Вторая школа считала, что переход вызывается только конечными возмущениями. Например, удалось экспериментально установить, что при особых условиях ламинарное течение может существовать и при высоких числах Рейнольдса. Указанный факт находится в явном противоречии с любым допущением о неустойчивости в обычном ее понимании. Автор считает, что этот спор может быть разрешен приводимыми ниже данными. Поток существенно устойчив относительно двух- и трехмерных возмущений лишь при условии, что трехмерные возмущения имеют место при значении числа Рейнольдса ниже критического, но отнесенного не к основному потоку, а к самим возмущениям. Согласно настоящей теории двухмерные возмущения в идеальном случае затухают. [c.57]

Поверхность конуса возмущений представляет оптическую неоднородность, хотя и слабую по интенсивности, но все же достаточно заметную при исследовании специальными оптическими приборами. Эта оптическая неоднородность (изменение показателя преломления) объясняется изменением плотности воздуха под действием сжатия или раз-Режгния его в звуковой волне. Измеряя углы возмущений, по фотоснимкам обтеканий можно определить соответствующие числа М, зная скорость распространения звука в среде, — и абсолютные скорости потока. [c.163]

Итак, конвективное течение между вертикальными плоскостями, нагретыми до разной температуры, обнаруживает неустойчивость относительно монотонных и колебательных возмущений (рис. 8). При значениях числа Прандтля Рг < Рг = 11,562 неустойчивость вызывается монотонными возмущениями гидродинамической (невязкой) природы. При Рг > Рг появляется еще одна мода неустойчивости, связанная с распространением в потоках нарастающих температурных волн. При Рг > 12,45 волновая мода становится более опасной - ей соответствуют меньпше критические числа Грасгофа О. [c.34]

При уменьшении угла конуса до значений, меньших J, между волной детонации, остающейся неизменной и соответствующей детонации Ченмена-Жуге, и течением сжатия вблизи поверхности конуса возникает коническая зона разрежения, которая замыкается скачком уплотнения. При уменьшении угла конуса ширина зоны разрежения возрастает, а интенсивность замыкающего скачка сначала увеличивается, а затем вновь начинает уменьшаться. При значении = О ширина зоны разрежения становится наибольшей, а замыкающий ее скачок уплотнения вырождается в характеристику. При этом за конической зоной разрежения поток остается поступательным, и направленным вдоль оси симметрии. Такой предельный случай соответствует распространению детонационной волны от точечного поджигающего источника и описывает также обтекание произвольного тела конечных размеров, в том числе конуса при в > тах, потоком ДСТОНИ-рующего газа на больших расстояниях от тела. В соответствии с тем, что в конической волне разрежения Уп > а, возмущения, идущие от поверхности конуса вдоль характеристик, не могут проникнуть в эту [c.32]

ОбратихМ внимание на следующее обстоятельство. В сверхзвуковом потоке всякое выравнивание начальных возмущений происходит путем многократного взаимодействия звуковых волн или характеристик. Но в ударном слое тонкого (как заостренного, так и притупленного) тела местные числа очень велики (см. 8.1), поэтому область взаимодействия или отражения возмущений может быть достаточно протяженной. Кроме того, из 3.5 следует, что возмущения, дойдя до скачка уплотнения, при этих условиях отражаются от него весьма слабо. Поэтому основное выравнивание возмущений происходит в сравнительно разреженном высокоэнтропийном слое благодаря их отражению от более плотного ударного слоя. В высокоэнтропийном слое числа существенно меньше, чем в ударном, практически течение в нем умеренно сверхзвуковое (см. рис. 11.2). Все это определяет характер распространения возмущений, показанный на рис. 11.1. [c.255]

Заметим, что при доказательстве принципа невозможности локализации возму щений для течений при неслабом взаимодействии пограничного слоя с внешним ги-перзвуковым потоком [Нейланд В.Я., 1970, в] существенно используется вид течения в тонком пристеночном слое, где возмущения скорости, вызываемые малым пере-падом давления, порядка самой скорости. Именно большая величина Аб"" создаваемого этим подслоем при малых возмущениях давления Ар приводит к выво-ду о необходимости передачи возмущений вверх по течению на конечные расстояния. Однако при gw (другой случай запирания возмущений под действием мощной волны разрежения рассмотрен в работе [Нейланд В.Я., 1972]) А5 полностью зависит от деформации профилей в основной части пограничного слоя. Там А(5 Ар, а знак (16/ф зависит от профиля числа М поперек пограничного слоя. Если (15/(1р < О, то со-гласно терминологии, введенной для плоских течений в статье [Сгоссо Ь., 1955], слой закритический и передачи возмущений нет. Докритический случай, (15/ф > О, соответствует распространению возмущений вверх по течению. Грубый интеграль-ный подход [Сгоссо Ь., 1955] не учитывал влияния подслоев, и при изучении течений с дт 0(1) приводил к качественному расхождению со строгими решениями. Однако для течений с gyJ О появляется качественное совпадение дозвуковое в среднем течение (15/(1р > 0) передает возмущение, а сверхзвуковое не передает. [c.310]

Анализ распространения по пограничному слою малых двумерных возмущений в ряде случаев сводится к решению одного нелинейного уравнения относительно некоторой функцш , зависящей от времени и продольной координаты [209]. Если амплитуда а и длина волны / возмущений удовлетворяют условиям Ке < а < 1, / = 0(Ке а ), где число Рейнольдса Ке —> определено по характерному размеру обтекаемого тела, то двумерное поле течения в пограничном слое может быть построено в результате решения уравнения Бюргерса [257] при сверхзвуковом режиме обтекания и уравнения Бенджамина-Оно [211, 212] при дозвуковых скоростях набегающего потока. Упомянутые уравнения, выведенные в [209] с помощью асимптотических разложений решений полной системы уравнений Навье-Стокса, рассматриваются в [210] как следствие предельного перехода в теории свободного взаимодействия [78, 79, 81] к высокочастотным крупномасштабным возмущениям. [c.90]

Об упрощении уравнений Навье-Стокса. При решении стационарных задач эллиптический характер уравнений Навье-Стокса, а также большой объем вычислений, связанный с присутствием в них тензора вязких напряжений (особенно значительный в криволинейной системе координат в пространственном случае), заставляют искать пути использования более простых уравнений, описывающих основные характерные черты течений. Как уже отмечалось, одна из возможностей упрощения состоит в наличии преимущественного направления распространения возмущений. Таким свойством обладает целый ряд течений при достаточно больших числах Рейнольдса например, в ударном слое за отошедшей ударной волной, около удлинетых тел, в каналах и соплах при сверхзвуковых скоростях ядра потока и т.д. [c.174]

Все эти сообрал<ения можно применить и к рассматриваемым здесь поверхностям разрыва . В частности, остается в силе и произведенный в 88 подсчет числа параметров возмущения для каждого из четырех случаев (131,1), представленный на рис. 57. Для детонационного режима (адиабата над точкой О) число граничных условий такое же, как и для обычной ударной волны, и условие эволюционности остается прежним. Для недетонационного же режима (адиабата под точкой О) ситуация меняется ввиду изменения числа граничных условий. Дело в том, что в таком режиме горения скорость его распространения целиком определяется свойствами самой химической реакции и условиями теплопередачи из зоны горения в находящуюся перед ней ненагретую газовую смесь. Это значит, что поток вещества / через зону горения равен определенной заданной величине (точнее, определенной функции состояния исходного газа I), между тем как в ударной или детонационной волне / может иметь произвольное значение. Отсюда следует, что на разрыве, представляющем зону недетонационного горения, число граничных условий на единицу больше, чем на ударной волне, — добавляется условие определенного значения /. Всего, таким образом, оказывается четыре условия, и тем же образом, как это было сделано в 87, заключаем теперь, что абсолютная неустойчивость разрыва имеет место лишь в случае V < С, 02 > Са, изображающемся точками на участке адиабаты под точкой О. Мы приходим к выводу, что этот участок кривой не соответствует каким бы то ни было реально осуществляющимся режимам горения. [c.687]

На рис. 3.12 представлены кривые а = /(со), соответствующие различным значениям числа М набегающего потока, построенные для воздуха к = 1,4). Как видим, каждому значению числа М отвечает некоторое предельное отклонение потока (<в = Ютах). Так, при М = 2 поток может быть отклонен не более чем на угол omai = 23°, при М = 3 — на Штах = 34°, при М = = 4 — на Штах = 39°. Даже при бесконечно большой скорости (М = оо) ноток можно отклонить максимум на угол Штах = 46°. Наличие такого ограничения в отклопенип потока после скачков уплотнения является вполне естественным фактом, ибо как при бесконечно слабом скачке, т. е. когда угол а равен углу распространения слабых возмущений, а образующая конуса возмущения является характеристикой, так и при наиболее сильном — прямом скачке угол отклонения потока становится равным нулю, следовательно, кривые (о = /(а) имеют максимумы. [c.134]

Электронные волны в ЛБВ типа О. Модуляция электронного потока эл.-магн. волной и, в свою очередь, возбуждение этой волны электронами приводит к образованию электронно-эл.-магн. волн, наз. иногда также электронными волнами. Их комплексные волновые числа k—k - -ik" определяются в ли-нейно11 теории ЛБВ, справедливой при достаточно малой мощности усиливаемого сигнала, когда возмущения плотности и скорости электронов пучка малы по сравнению с их постоянными составляющими. Совместное решение ур-пий Максвелла и линеаризованных ур-ний движения электронов приводит к кубич. ур нию для к, три корня к-рого соответствуют трём электронным волнам. При синхронизме электронного пучка и замедленной волны амплитуда одной из этик волн нарастает вдоль ламны её постоянная нарастания к" определяет усиление сигнала на ед. длины в ЛБВ G=8,69A " (в дБ), а постоянная распространения к — фазовую скорость (/ фэ=о)//с. Усиление существует в яек-рой области относит. изменения скоростей Vg а — в т. и. зоне усиления (рис. 3). [c.569]

Возникающая турбулентность является в большинстве случаев трехмерной. Представляет интерес рассмотреть вопрос,. при каких условиях, достаточно надежных в теоретическом и экспериментальном отношениях, возникающая неустойчивость, обусловленная плоскими поступательными волнами Толлмина, приводит к трехмерной турбулентности. В связи с этим можно предположить, что в относительно вогнутой области ламинарного пограничного слоя, возмущенного нарастающими волнами, возникает при достаточном нарастании вторичная неустойчивость в отношении вихревых трехмерных возмущений с осями, параллельными основному потоку, причем плоское течение скорее всего переходит в ячеистое трехмерное течение. Особенно благоприятные условия для этой вторичной неустойчивости имеют место в зоне, где скорость распространения волн Толлмина соизмерима со скоростью основного потока. Если такая вторичная неустойчивость существует, то расхождение между значением критического числа Рейнольдса нейтральных волн Толлмина и наблюдаемым дальнейшим ростом числа Рейнольдса переходной ламянарно-трубулентной области может быть связано с критическим числом Рейнольдса вторичной неустойчивости. [c.265]

Описанная картина наблюдается обычно в диапазоне гёпр 0,9. .. 1,1. При значительном снижении приведенной частоты вращения (гёпр<0,7. .. 0,8) рассогласование ступеней становится существенным, причем на оптимальном режиме работы компрессора первые ступени работают с повышенными углами атаки, а последние — с сильно пониженными (см. рис. 4. 22). Поэтому при уменьшении расхода воздуха, несмотря на более быстрое уменьшение коэффициентов расхода в последних ступенях, критические углы атаки могут быть достигнуты раньше в первой или в одной из первых ступеней, причем это упреждение будет тем более значительным, чем меньше Япр. Однако в первых ступенях, имеющих относительно длинные лопатки, срывные зоны имеют первоначально небольшие размеры, и вызванные ими возмущения могут оказаться недостаточными для распространения срыва на другие ступени, имеющие углы атаки значительно меньше критических. Поэтому в этом случае возникшие срывные зоны, имеющие структуру и частоту вращения (ы>0,5), типичные для ступеней с малыми значениями d, первоначально захватывают обычно только одну или несколько первых ступеней, не нарушая устойчивой работы компрессора в целом. Лишь при дальнейшем уменьшении расхода воздуха срывные зоны постепенно увеличиваются в размерах и захватывают все большее число ступеней, пока увеличение углов атаки не приведет к срыву потока уже во всем компрессоре. При этом также может наблюдаться скачкообразное падение расхода воздуха и степени повышения давления в компрессоре (см. кривую гёдрг на рис. 4. 26), но со значительно меньшей амплитудой скачка, чем при высокой частоте вращения. [c.146]

Все эти соображения можно применить и к рассматриваемым здесь поверхностям разрыва . В частности, остается в силе и произведённый в 84 подсчёт числа параметров возмущения для каждого из четырёх случаев (122,1), представленный на рис. 47. Разница заключается лишь в следующем. При недетонационном режиме горения скорость его распространения целиком определяется свойствами самой химической реакции и условиями теплопередачи из зоны горения в находящуюся перед ней ненагретую газовую смесь. Это значит, что поток вещества ] через зону горения равен определённой заданной величине (точнее, определённой функции состояния исходного газа /), между тем как в ударной или детонационной волне ) может иметь произвольное значение. Отсюда следует, что на разрыве, представляющем зону недетонационного горения, число граничных условий на единицу больше, чем на ударной волне,—добавляется условие определённого значения у. Всего, таким образом, оказывается четыре условия, и тем же образом, как это было сделано в 84, заключаем теперь, что абсолютная неустойчивость разрыва имеет место лишь в случае г/, > изображающемся точками на [c.601]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...