Разрывы малой интенсивности

Разрывы малой интенсивности [c.50]

РАЗРЫВЫ МАЛОЙ ИНТЕНСИВНОСТИ 51 [c.51]

РАЗРЫВЫ МАЛОЙ ИНТЕНСИВНОСТИ 53 [c.53]

Если скорость разрыва зависит от его интенсивности (их естественно называть ударными волнами), то в случае волн умеренной или большой интенсивности отсутствует четко выраженная корреляция между величиной А и порядком схемы т. Однако для большинства схем лимитирующими по А являются скачки малой интенсивности, для которых указанная корреляция прослеживается достаточно ясно. Действительно, если интенсивность ударной волны мала, то ее скорость близка к постоянной, и по этой причине здесь в первом (линейном) приближении вначале справедливы закономерности, свойственные контактным разрывам, и А = С увеличением 1 из-за нелинейных эффектов рост А приостанавливается, причем тем позже, чем меньше интенсивность волны. Поэтому для схем с фиксированным шаблоном скачки достаточно малой интенсивности для больших т размазываются слабее, чем для меньших. [c.187]

Если в рассмотренном примере изменить начальное направление скорости, то от сечения ж = О пойдут ударные волны. Для N = БО распределение р в правой волне дано на рис. 3. Видно, что для волны умеренной интенсивности (в данном примере перепад р на скачке близок к 1.9) зоны размазывания С2 и СЗ содержат одинаковое количество точек, которое несколько меньше, чем у С1. Для волн малой интенсивности наилучшей (по размазыванию скачка) оказывается С2. Несколько большее размазывание дает СЗ и существенно большее -С1. Сказанное демонстрируют профили р в слабом скачке, представленном для А/" = 90 на рис. 4, который отвечает распаду произвольного разрыва с начальными данными = О, ро = 1, = 1.1. На возникающем при этом скачке перепад р близок к 1.05. Аналогичное положение имеет место и для контактных разрывов, которые СЗ размазывает много меньше, чем С1, и практически так же, как С2. Последнее подтверждают профили плотности для = 100 на рис. 5. При = О в этом случае имелся скачок плотности (р /р+ = 2) и температуры при постоянных давлении и скорости. Близость результатов расчета контактного разрыва по С2 и СЗ при заметно большем отличии аналогичных данных для слабых скачков объясняется следующим. Для одномерных течений т определяется характеристическими скоростями с 2- Поэтому в типичных ситуациях для числа Куранта, связанного с со, коэффициент запаса е оказывается заметно меньше единицы, что, как объяснялось ранее, сближает С2 и СЗ. [c.195]

Если рис. 2, 3 и 5 описывают течения, содержащие один типичный элемент (волну разрежения, скачок уплотнения и контактный разрыв), а в случае рис. 4 скачок настолько слаб, что также практически изолирован (контактный разрыв за N = 90 шагов сместился на несколько /г), то рис. 6 и 7 демонстрируют возможности разных схем на примере течений, содержащих все упомянутые элементы. На рис. 6 даны профили р при А/" = 100 для начального разрыва умеренной интенсивности (р /р+ = 2, ро = 1, о = 0). В этом и в следующем примерах распределения р, как показывают сплошные кривые (точные решения), немонотонны. Немонотонности точного решения с той или иной степенью аккуратности передают и разностные схемы. Важно, однако, что все схемы дают распределения (штриховые кривые на рис. 6 и 7), для которых дополнительные немонотонности либо малы, либо отсутствуют. Как уже отмечалось, первое может иметь место в СЗА, а также в С1 при расчете достаточно интенсивных распадов. [c.195]

Для вариантов 0 = 20° (рис. 2) и = 27.5° (рис. 4) отчетливо видна большая кривизна фронта отраженного скачка, который в точке t составляет с тангенциальным разрывом угол в 102° и 96° соответственно. Крайне малые размеры области, в которой реализуется течение с четырехволновой структурой в точке Т, делают проблемой ее обнаружение в физическом эксперименте. Так, в экспериментах, описанных в [3, 4], характерный размер Ь 200 мм, а предел разрешимости деталей 0.5-1 мм (см. [4]), что превышает размеры изображенных на рис. 2 и 3 областей. Размазывание скачков при их сквозном счете, особенно сильное для скачков малой интенсивности, исключает возможность наблюдений этих областей в расчетах, выполненных в [3]. [c.242]

Разрывы, отвечающие в случае их малой интенсивности корням назовем с -скачками. Относительно газа слабые с -скачки движутся соответственно вправо и влево со скоростью, близкой к скорости звука, что служит основанием считать их аналогом скачков уплотнения. Дополнительный аргумент в пользу этого даст вычисление приращения энтропии газа в них. Разрывы, отвечающие корням Хз 4, назовем с -скачками. Слабые с -скачки слегка обгоняют частицы (с ) или отстают от них (с ), отставая вместе с частицами от газа. Скачкообразное изменение скорости с -скачка при переходе через А = А не следует рассматривать лишь как результат соглашения о нумерации корней. Только при такой нумерации Х2, оставаясь [c.478]

Как и в точной теории, вдоль этих характеристик могут распространяться слабые разрывы. Поскольку сильные разрывы— ударные волны — в предельном случае малой интенсивности распространяются со скоростью звука, т. е. их траектории в плоскости л , / [c.232]

В ТОЧНОЙ теории имеют место разрывы параметров, тогда как метод малых возмущений предполагает аналитичность решения и отсутствие завихренности. Однако расхождение в решениях невелико в силу малой интенсивности ударных волп. Следует подчеркнуть, что [c.224]

Общие свойства перечисленных задач состоят в том, что по известным газодинамическим параметрам в областях перед разрывами / и 5 требуется определить типы исходящих волн (они могут быть скачками уплотнения Гсм. рис. 2.1, а, б) или скачком уплотнения и волной разрежения (см. рис, 2.1, б)) и параметры течения за ними. Такая обобщенная постановка называется задачей о распаде произвольного стационарного разрыва, которая обычно решается локально в рамках моделей совершенного невязкого газа. Поставленная впервые Ландау [2], она до сих пор привлекает к себе внимание [3-7]. В работах [3, 6] исследованы частные случаи данной задачи — взаимодействия догоняющих и встречных скачков. В монографии [7], где анализировалась общая задача, получено ее приближенное решение. При рассмотрении взаимодействия скачков малой интенсивности в [5] найдено ана- [c.30]

С точки зрения динамики удар характеризуется тем, что количества движения точек материальной системы приобретают конечные приращения за очень малый промежуток времени, равный продолжительности удара. Если предположить, что этот промежуток времени бесконечно мал, то количества движения точек системы при ударе будут разрывными функциями времени, поскольку имеют разрывы первого рода. Наличие указанных изменений количеств движения можно объяснить действием сил большой интенсивности и. малой продолжительности во времени. Если предположить, что продолжительность удара бесконечно мала, то силы, действующие на точки системы при ударе, следует считать бесконечно большими по интенсивности, а продолжительность их действия, равная продолжительности удара, будет бесконечно малой. Поэтому силы, вызывающие внезапное изменение количеств движения точек системы при ударе, называются мгновенными (ударными). [c.458]

Рассмотрим ударную волну, в которой все величины испытывают лишь небольшой скачок о таких разрывах мы будем говорить как об ударных волнах слабой интенсивности. Преобразуем соотношение (85,9), производя в нем разложение по степеням малых разностей Sq — Si и Р2 — Р. Мы увидим, что при таком разложении в (85,9) сокращаются члены первого и второго порядков по р2 —Рь поэтому необходимо производить разложение по р2 — Pi до членов третьего порядка включительно. По разности же. 92 — S] достаточно разложить до членов первого порядка. Имеем [c.460]

Наличие вязкости и теплопроводности приводит к возникновению ширины у слабого разрыва, так что слабые разрывы, как и сильные, представляют собой в действительности некоторые переходные слои. Однако в отличие от ударных волн, ширина которых зависит только от их интенсивности и постоянна во времени, ширина слабого разрыва растет со временем, начиная с момента образования разрыва. Закон, по которому происходит это возрастание, легко найти (качественно) исходя из аналогии между перемещением слабого разрыва и распространением малых звуковых возмущений. При наличии вязкости и теплопроводности возмущение, сконцентрированное первоначально [c.501]

Подчеркнем, однако, что для количественного определения структуры слабого разрыва аналогия со звуком была бы недостаточна. Дело в том, что при определении закона затухания звука его амплитуду можно предполагать сколь угодно малой и соответственно этому исходить из линеаризованных уравнений движения. Для слабых же разрывов (как и для ударных волн слабой интенсивности — 93) должна учитываться нелинейность уравнений, поскольку без нее отсутствовали бы и самые разрывы. Пример такого исследования дан в задаче 6 к 99. [c.502]

Подбирая углы аир, можно, не увеличивая расстояние от индуктирующего провода до точки удара струи в нагреваемую поверхность, уменьшить угол между плоскостью, касательной к нагреваемой поверхности в точке удара, и осью струи и таким образом избежать отражения струи в зону нагрева. Возникающие центробежные силы отбрасывают частицы жидкости от закаливаемой детали и не дают ей подтекать в зону нагрева. Основной недостаток- рассмотренных выше способов охлаждения закаливаемых деталей с помощью душевых устройств — неравномерность охлаждения. Области, в которые ударяют струи жидкости, охлаждаются гораздо быстрее, чем соседние. В результате возникают закалочные трещины [46]. Для выравнивания условий охлаждения закаливаемые детали приходится вращать. Из-за этого усложняются устройства. В некоторых случаях вращать деталь нельзя. Так, например, при термообработке шлицевых и зубчатых деталей вращение может даже усугубить неравномерность охлаждения из-за отражения струй воды выступами на обрабатываемой детали. Для обеспечения равномерного и интенсивного охлаждения на Московском автомобильном заводе имени И. А. Лихачева разработан новый метод охлаждения быстродвижущимся потоком воды. Охлаждающая жидкость подается в зазор между закаливаемой поверхностью и индуктирующим проводом (см. рис. 10-14) из специальной полости большого объема скорость жидкости в этом объеме незначительна, поэтому давление во всех точках выхода ее в зазор одинаково, а следовательно, одинакова и скорость прохождения жидкости вдоль охлаждаемой поверхности. У выхода площадь поперечного сечения потока жидкости несколько сужается, создает некоторый подпор, чтобы жидкость перемещалась сплошным потоком без разрыва. Рассматриваемые устройства не имеют большого количества отверстий малого диаметра, которые легко засоряются. Для повышения производительности установок закаливаемые изделия после окончания нагрева перемещают в охлаждающее устройство, установленное рядом с индуктором. Пока идет нагрев одной детали, вторая [c.101]

График 0д (h) наглядно отображает три характерных режима работы системы замыкания (рис. 70). При малых значениях h коэффициент чувствительности 0д близок к единице. Это означает, что приращение коэффициента запаса Ag лишь незначительно ниже своего идеального значения Д о- При значении h l имеем 0д 0. Это соответствует случаю, когда увеличение замыкающего усилия не приводит к сколько-нибудь заметному изменению первоначального коэффициента запаса g. Наконец, при /г>-1 параметр 0д < 0. В этом режиме можно ожидать, что увеличение замыкающего усилия приведет к возрастанию интенсивности разрывов кинематической связи и дальнейшему ухудшению работы механизма. [c.241]

Как видно из всех вышеприведенных уравнений, все компоненты напряжений претерпевают разрыв по всей плоскости поперечного сечения х = а d (см. рис. 4). Поэтому решение данной задачи этим методом возможно лишь в том случае, если предположить, что слева от сечения, по которому происходит разрыв напряжений, на весьма малом участке Ах, имеет место спад интенсивности распределенной нагрузки от значений и /, до нуля. В этом случае соответствующая неточность данного решения, приводяш,ая к разрыву компонентов напряжений, обусловливается пренебрежением фактической закономерностью изменения и на указанном выше малом участке Ах, и, очевидно, не имеет практического значения. [c.19]

При непрерывном течении сравнительно толстой пленки с увеличением подводимой к ней теплоты число центров парообразования на поверхности растет и наступает момент, когда пузыри смыкаются, образуя сплошную паровую пелену, резко снижающую теплоотдачу,— наступает кризис 1-го рода. В условиях этого кризиса происходит пленочное кипение, теплоотдача падает в десятки раз, а температура стенки соответственно возрастает. Переход к докризисному состоянию возможен лишь при большом снижении интенсивности теплового потока. Переходы в области кризисных явлений совершаются скачкообразно. При малой степени влажности кризис теплоотдачи (второго рода) возникает уже при низких тепловых нагрузках. Сплошная пленка при этом разрывается. При разрывах пленки испарительное влагоудаление мало эффективно. [c.240]

Применять звездочки с малым числом зубьев выгодно по условию сохранения зацепления с изношенной цепью. По условиям зацепления при малых 2 можно допускать больший относительный износ (Арц/рд), который при этих условиях ограничивается только уменьшением прочности изношенной цепи и возможностью ее разрыва. Отметим также, что с уменьшением 2 уменьшаются габариты передачи. В то же время, как установлено выше, уменьшение 2 приводит к увеличению интенсивности износа цепи, неравномерности хода, шума и динамических нагрузок. [c.304]

В отличие от рис. 2, положение точки О на рис. 3 зависит от интенсивности первого скачка — угла . Однако, как показал Н.А. Остапенко, при О положение точки О стабилизируется и, следовательно, в этом предельном случае нелинейные эффекты остаются существенными при сколь угодно малых во все меньшей окрестности точки О, интенсивность же тангенциального разрыва стремится к нулю вместе с . Конечно, нужно иметь в виду, что при достаточно малом размере, области, где существенны нелинейные эффекты, вследствие больших градиентов газодинамических величин в ней становится необходимым учитывать влияние вязкости и теплопроводности газа. [c.85]

Скорость потока определяет характер механизма гидроэрозии и интенсивность процесса разрушения металла при кавитации. Известно, что поток жидкости при встрече с препятствием образует вихревые движения. При высоких скоростях потока происходит срыв вихрей с интенсивным образованием кавитационных полостей. Частота срывов вихрей возрастает с увеличением скорости потока. Возникающие в вихревом потоке разрывы способствуют образованию отдельных микрообъемов жидкости, которые в определенный момент приобретают большую кинетическую энергию, а энергия расходуется при движении и ударе на разрушение микрообъемов металла. При высоких скоростях потока возможны и другие явления, вызывающие разрушение металла в микрообъемах. В некоторых работах [32, 58 ] указана вероятность возникновения в потоке высокочастотных импульсов отрыва жидкости, которые могут вызвать разрушение металла на отдельных микроучастках поверхности. Вопросы, связанные с влиянием скорости потока на механизм гидроэрозии металла, мало исследованы, и пока нет возможности предложить утвердительные практические рекомендации. [c.55]

При интенсивной протяжке заготовки круглого сечения, недостаточном ее нагреве или при малой массе падающих частей молота на концах поковки получаются вогнутые торцы, увеличивающие концевые припуски. При несоблюдении температурного режима ковки или недоброкачественном исходном материале образуются наружные трещины. Внутренние разрывы (свищи, расслоения) чаще всего возникают вследствие неправильного ведения ковки. При недостаточной проковке слитков в поковке может остаться крупная кристаллическая литая структура, обусловливающая ее пониженные механические свойства. [c.492]

На примере уравнений одномерной нестационарной газовой динамики для гиперболических систем с двумя независимыми переменными предложена модификация схемы Г одунова, повышающая при сохранении монотонности порядок аппроксимации дифференциального оператора до второго и уменьшающая размазывание контактных разрывов и скачков малой интенсивности. [c.186]

Примером оптимизирую-ш,его действия УЗ в газах может служить акустич. гранулирование. Механизм этого процесса состоит в том, что на поверхности струи акустпч. колебаниями создаётся гармонич. возмуш,енис, принуждаюш,ее струю расплава разрываться на капли строго определённых размеров, к-рые, застывая, образуют гранулы одинакового размера. Ввиду того что в этом процессе акустич. колебания создают только начальное возмуш,ение, а его развитие происходит за счёт энергии струи, для воздействия на процесс требуется малая интенсивность звука — 0,01—0,1 Вт/см . Частоту необходимо подбирать, руководствуясь формулой Рэлея / = гг/4,51i , где и — скорость истечения струи из сопла, к — диаметр сопла. Наибольшее распространение этот процесс получил при гранулировании минеральных удобрений. [c.365]

Другой важный случай, когда потенциальность течения можно считать не нарушающейся ударными волнами, — это случай волн малой интенсивности. Мы видели ( 83), что в таких ударных волнах скачок энтропии есть величина третьего порядка по сравнению со скачком давления или скорости. Из соотношения (106,1) видно поэтому, что величиной третьего порядка будет и rotv за разрывом. Это и даёт возможность считать, с точностью до малых величин высших порядков, течение потенциальным и позади ударной волны. [c.515]

В ударной волне, возникающей при обтекании вогнутого профиля, мы имеем пример волны, начинающейся от некоторой точки, расположенной в самом потоке вдали от твердых стенок. Такая точка начала ударной волны обладает некоторыми общими свойствами, которые мы здесь отметим. В самой точке начала интенсивность ударной волны обращается в нуль, а вблизи нее мала. Но в ударной волне слабой интенсивности скачок энтропии и ротора скорости — величины третьего порядка малости, и потому изменение течения при прохождении через волну отличается от непрерывного потенциального нзэнтропического изменения лишь в величинах третьего порядка. Отсюда следует, что в отходящих от точки начала ударной волны слабых разрывах должны испытывать скачок лишь производные третьего порядка от различных величин. Таких разрывов будет, вообще говоря, два слабый разрыв, совпадающий с характеристикой, и тангенциальный слабый разрыв, совпадающий с линией тока (см. конец 96). [c.606]

Таким образом, при сверхзвуковом обтекании тела перед ним возникает ударная волна ее называют головной. П ри обтекании тела с тупым передним концом эта волна не соприкасается с самим телом. Спереди от ударной волны поток однороден, а позади нее движение меняется, и поток огибает обтекаемое тело (рис. 127, а). Поверхность ударной волны уходит на бесконечность, причем вдали от тела, где интенсивность волны мала, она пересекает направление набегаюидего потока под углом, близким к углу Маха. Характерной чертой обтекания тела с тупым концом является существование дозвуковой области течения за ударной волной — позади наиболее выдающейся вперед части ее поверхности эта область простирается до обтекаемого тела и, таким образом, ограничена поверхностью разрыва, поверхностью тела и боковой звуковой поверхностью (пунктирные линии на рис. 127, а). [c.638]

В сфероидизированных сталях разрушение происходит в виде роста пор и их слияния, если сплав содержит малое количество частиц, но при увеличении количества частиц цементита образуются некристаллографические трещины или разрывы, связывающие поры у частиц. В низкопрочных и высокопрочных сталях переход от цепочек больших слившихся полостей к относительно узким разрывам определяется соответствующей шириной пластически деформированных зон по фронту развивающихся пор или трещин. В высокопрочных сталях ширина зон уменьшается. Согласно работе [31], размер деформационных пор связывается со значением коэффициента интенсивности напряжений по сравнению с пределом текучести. Поры имеют малый размер, если численное значение пределов текучести (10 -фунт/дюйм ) приблизительно вдвое больше значений коэффициентов интенсивности напряжений (10 -фунт/дюйм / ). Наблюдаемые размеры пор соответствуют перемещениям, вычисленным на основе распределения перемещений перед трещиной и пропорциональным са 1Е , где с — длина трещины, п — приложенное напряжение, У — предел текучести и Е — модуль упругости [44]. В модели [74], основанной на теории жесткопластическх линий скольжения, с использованием механики сплошной среды учтена, кроме того, ширина возмущенной зоны при разрушении. [c.90]

В самом общем случае начальное состояние теплоносителя перед гипотетической аварией — недогретая до насыщения вода. Таким образом, на первом этапе истечения динамика системы характеризуется поведением недогретой до насыщения воды в условиях течи теплоносителя. После того как давление упадет до давления насыщения при данной средней температуре теплоносителя в рассматриваемом элементе, реальный процесс будет развиваться в направлении, ограниченном двумя предельными случаями. Первый случай — гомоге нная двухфазная смесь — пар, образующийся в результате вскипания теплоносителя при сбросе давления, равномерно распределен в виде пузырьков во всем объеме воды. Таким или близким к нему должно быть поведение среды в объеме при большом сечении разрыва, когда падение давления настолько интенсивно, а время процесса настолько мало, что отдельные пузыри не успевают слиться и образовать паровой объем. [c.111]

Создание мощных источников радиоволн во всех диапазонах, а также появление квантовых генераторов, в частности лазеров, позволили достичь напряжённостей электрич. поля в Э. в., существенно изменяющих свойства сред, в к-рых происходит их распространение. Это привело к развитию нелинейвой теории Э. в. При распространении Э. в. в нелинейной среде (е и ц зависят от Е а Н) её форма изменяется. Если дисперсия мала, то по мере распространения Э. в. они обогащаются высшими гармониками и их форма постепенно искажается (см. Нелинейная оптика). Напр., после прохождения синусоидальной Э. в, характерного пути (величина к-рого определяется степенью нелинейности средь[) может сформироваться ударная волна, характеризующаяся резкими изменениями ЕлН (разрывами) с их последующим плавным возвращением к первонач. величинам. Большинство нелинейных сред, в к-рых Э. в. распространяются без сильного поглощения, обладает значит, дисперсией, препятствующей образованию ударных Э. в. Поэтому образование ударных волн возможно лишь в диапазоне X от неск. см до длинных волн. При наличии дисперсии в нелинейной среде возникающие высшие гармоники распространяются с разл. скоростью и существ. искажения формы исходной волны не происходит. Образование интенсивных гармоник и взаимодействие их с исходной волной может иметь место лишь при специально подобранных законах дисперсии. [c.543]

Интенсивность процесса переноса импульса, тепла и вещества при ламинарном режиме течения, как известно, определяется молекулярным обменом. При развитом турбулентном режиме течения роль молекулярного обмена становится исчезающе малой, молекулярный обмен уступает место молярному. Наиболее сложный характер имеет, однако, механизм обмена в промежуточной области течения, где оба вида явлений переноса — молекулярный и молярный — соизмеримы по величине и взаимодействуют неаддитивным, нелинейным образом. Это обстоятельство придает специфичный характер закономерностям переноса в переходной области течения, отличным от аналогичных закономерностей для чисто ламинарного или тур булентпого режимов. Физически разумная интерполяционная формула для некоторой закономерности в переходной области должна в пределе переходить в формулы, справедливые соответственно для ламинарной и турбулентной областей течения. Более того, переход этот должен соверщаться, как правило, со слабым разрывом на нижней критической границе (скачок производной) и асимптотически — на верхней. Такой вид перехода типичен для интегральных характеристик (сопротивление, теплоотдача и др.), тогда как плавный переход на обеих границах характерен для локальных (профили скорости, температуры и др.). [c.149]

Рассмотрим обтекание сверхзвуковым потоком тонкой пластины, поставленной под малым углом атаки (рис. 5.28), как пример обтекания крыла. Сверху при обтекании передней кромки образуется центрированная волна разрежения, так как можно считать, что поток обтекает выпуклый угол. Снизу от передней кромки идет косой скачок уплотнения, так как поток обтекает вогнутый угол. Давление над пластиной (область 2) меньше, чем иод ней (область 3). Потоки, идущие над пластиной и под ней, должны после прохождения задней кромки иметь общую границу (штрихпунктирная линия). Следовательно, по обе стороны этой границы (области 4 и 5) скорости должны быть параллельны, а статические давления равны. Из этих двух условий рассчитывается интенсивность волны разрежения и скачка уплотнения, идущих от задней кромки пластины. Скорости в областях 4 и 5, строго говоря, не равны, так как потери в потоках, текущих над и иод пластиной, не одинаковы. Потери в хвостовом екачке уплотнения, который расположен после волны разрежения, больше, чем в головном, так как Яа > /.3. Следовательно, скорость потока в области 4 меньше, чем в области 5. Пунктирная линия изображает вихревую линию разрыва поля скоростей. [c.124]

В отличие от задачи о распространении малых возмущений изучение явления распространения конечных по интенсивности возмущений представляет математические трудности, так как требует интегрирования нелинеари-зованных уравнений (54) гл. III. Рассмотрению этого случая будет посвящен 33 там же приводится принадлежащее Риману строгое объяснение явлений возникновения в идеальном газе ударных волн, представляющих поверхности разрыва параметров состояния газа и скорости его движения. Остановимся сначала на элементарной теории ударных волн и удовольствуемся простым качественным объяснением [c.123]

Основным механизмом торможения поперечных трещин в волокнистых композитных материалах является образование трещин скольжения, возникающих на границе раздела различных упругих сред при пересечении ее магистральной трещиной нормального разрыва. Этот механизм проанализирован ниже на основе точного решения [1,53] обобщенной задачи Зака — Вильямса, найденного методом Винера — Хопфа. Предполагается, что длина скольжения мала по сравнению с длиной магистральной трещины отрыва и характерным размером тела. В этом случае решение Зака — Вильямса представляет собой точную асимптотику полученного решения на расстояниях, больших по сравнению с длиной скольжения, но малых по сравнению с длиной магистральной трещины отрыва. Получены точные замкнутые формулы для напряжений в конце трещины и для коэффициента интенсивности напряжений в конце трещины скольжения. [c.55]

В малой окрестности произвольной точки О контура трещины упругое поле будет симметрично относительно этой площадки, так что рассматриваемая трещина будет относиться к tpeщинaм нормального разрыва. Таким образом, состояние в каждой точке контура трещины нормального разрыва (т. е. Бри /Сп = К.Ш — 0) аналогично одноосному растяжению стержня в силу аналогии, существующей между тензором интенсивности напряжений К.ц и тензором напряжений Oij. [c.155]

Согласно представлениям об электрохимической и химической коррозии, развитым в предыдущих параграфах ), рост коррозионных трещин не зависит от коэффициента Ki, роль которого сводится к разрыву поверхностной пленки вблизи конца трещины (эта пленка пронизана микротуннелями и потому менее прочна, чем исходный материал). Следовательно, при достаточно больших Ki (меньших вязкости разрушения) разрыв пленки может происходить одновременно по разным направлениям, что и является причиной ветвления трещины. Поэтому условие ветвления коррозионной трещины можно охарактеризовать некоторым критическим значением Ки коэффициента интенсивности напряжений Величина Ki в концах малых трещин, отходящих от вершины основной трещины, уменьшается вследствие взаимодействия трещин ( звездообразная трещина, см. Приложение I), так что ветвление новых трещин происходит лишь после достижения ими достаточно большой длины. По этой причине ветвление трещины упрочняет образец, так что его прочность на разрыв может быть существенно (например, в два раза [ П) больше, чем в случае одной магистральной трещины. Соответственно увеличивается и кажущаяся величина вязкости разрушения. Этим же обстоятельством объясняется характерная древообразная форма коррозионных трещин. [c.428]

Как ТОЛЬКО элементарные разрывы смещений (t = 1,. .., N) определены, можно использовать выражения (7.3.2) и (7.3.6) для нахождения напряжений Оуу в точке —х = г, у — О вблизи конца трещины (см. рис. 7.9). Если г достаточно мало, произведение напряжения на (2яг) /2 должно дать оценку коэффициента интенсивности напряжений ki. Полагая rib = 10 и N = 7, получаем kj = 1,059р пЬУ с погрешностью 6 % (ср. (7.3.1)). Стандартный метод 5.3 для оценки значения ki таким способом непригоден, поскольку напряжения, вычисленные столь близко от конца трещины, оказываются совершенно ненадежными. [c.158]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...