Форма постоянного члена в А(А)

К и [Al суть малые величины того же порядка, что и координаты О, Ф,. .. Разложим эти произведения в ряды и отбросим все степени малых величин выше второй. Сначала, беря выражение U + X/ + -Ь и приравнивая нулю коэффициенты при первых степенях координат, получим уравнения для определения Яо, [Ао- Затем, опуская штрихи в выражении для Т, а также постоянный член в [/, составим дискриминант квадратичной формы [c.61]

Свободный член в уравнении (5) не зависит от силы Р. Следовательно, нельзя подобрать такое Р, чтобы к обратилось бы в нуль, а поэтому, если вернуться к выражениям (4), видно, что углы Фх и фз не могут быть постоянными. Система не имеет форм равновесия, кроме исходной. Рассматриваемая модель обладает тем же свойством, что и защемленный стер ень, нагруженный следящей силой. [c.297]

Анализ полученных решений для тел различной геометрической формы показывает, что они имеют одинаковую структуру, т. е. представляют собой сумму бесконечного ряда, члены которого расположены по быстро убывающим экспоненциальным функциям. Например, для безграничной пластины при охлаждении ее в среде с постоянной температурой и постоянным коэффициентом теплоотдачи а на ее поверхностях получено [c.101]

Другой вариант уточненной теории пластин был построен Янгом с соавторами [195], которые ввели постоянную по толщине деформацию сдвига, а разрешающие уравнения получили в результате интегрирования уравнений движения по толщине. Эту работу можно считать обобщением исследований Генки [72] в области статики и Миндлина [102] в области динамики однородных изотропных пластин на слоистые анизотропные материалы. При интегрировании уравнений движения Янг и др. ввели коэффициент формы, позволяющий привести в соответствие определяемые частоты с результатами, получаемыми по трехмерной теории. Отметим, что в рассматриваемой теории фигурируют три типа инерционных членов [c.192]

Для установления природы преобразования Фурье для члена решетки регулярная структура, образующая решетку, представляется последовательностью маркеров с идентичными апертурами-в данном случае щелями. Для такого маркера мы используем так называемую Ь-функ-цию, математическое представление (как функция она не имеет реального математического смысла), определяемое, как предельная форма прямоугольной функции (рис. 42, а), у которой площадь (выбирается обычно равной единице) сохраняется постоянной, ширина стремится к нулю, в то время как высота уходит в бесконечность. Таким образом, 5-функция равна нулю всюду, за исключением одной характерной точки, где она бесконечна. В некоторых случаях она описывается как (единичная) импульсная функция. (Ни одна из известных обычных функций не ведет себя подобным образом, и потому ее относят к обобщенным функциям обычно она характеризуется своими интегральными свойствами.) [c.69]

Одной из форм участия членов профсоюзов в управлении производством являются постоянно действующие производственные совещания, на которых обсуждают производственные планы и планы организационно-технических мероприятий, заслушивают отчеты руководителей и предложения трудящихся, контролируют рассмотрение и внедрение предложений, а также выплату вознаграждений рационализаторам. [c.347]

Внеся значение в V, С. В. Ковалевская развертывает исследуемый потенциал кольца в ряд по косинусам кратных дуг от Ь. Так же поступает она и с потенциалом Сатурна на рассматриваемую точку меридионального сечения и, написав после этого, что сумма двух найденных потенциалов па контуре меридионального сечения постоянна, приравнивает пулю все коэффициенты при одинаковых косинусах. При этом выясняется, что коэффициенты а, а, а",. .. последовательно убывают. Вследствие этого, взяв во второй формуле (2) надлежащее число членов, мы можем получить решение задачи с желаемой степенью точности. Решение Лапласа соответствует только первому члену. Если принять во внимание и второй член, то получается второе приближение. С. В. Ковалевская показывает, что это приближение дает для меридионального сечения две формы, отклоняющиеся от эллипса Лапласа так, как изображено на рис. 2. [c.61]

В уравнениях (13.ЮГ) нужно также рассматривать функцию Фз как квадратичную форму от величин а дополнительные члены в этих уравнениях — как целые многочлены (с постоянными коэффициентами) от величин [c.721]

Если некоторый корень (скажем, р ) векового уравнения (7) равен нулю, то соответствующие члены в (5) приводятся к постоянным. Из (7) также следует, что результант уравнений (8) равен нулю, так что или уравнения (8) не являются независимыми, или значения а, Р,. .. не являются столь малыми, что можио пренебречь их квадратами. В первом случае та часть решения (5), которая зависит от р, принимает другую форму. Полагая О = а - - Л/, ф = р - - В/,. .., приходим к тем же самым уравнениям (8), что и раньше, а также к системе, получаемой из (8) в результате подстановки А, В,. .. вместо а, Р,. .. и нулей вместо В , Вз,. .. Если координаты были выбраны так, что в выражении для и имеем В О, Ва = О, то эти две системы уравнений дают Л/а = В/р =. .. Однако независимо от того, был ли сделан такой выбор или нет, из этих 2 уравнений, вообще говоря, только 2га — 2 являются независимыми и они определяют 2 — 2 постоянных а, Р,. .., А, В,..., оставляя две, скажем А и а, неопределенными. Поэтому решение содержит полное число постоянных. [c.401]

По существу тот же результат получается для аналогичных членов в планетной теории. Здесь возмущающая функция планеты с массой /и, которая возмущается планетой массы т, имеет множителем т. Движение ш содержит т в качестве множителя. Поэтому интегрирование члена с аргументом ш —ш должно дать член, не зависящий от возмущающей массы. В обычной форме планетной теории эта проблема не возникает, поскольку такие члены разлагаются по степеням времени. В теории вековых возмущений они рассматриваются одновременно с вековыми членами после интегрирования получаются члены, имеющие множителем произвольную постоянную, а не возмущающую массу. [c.288]

В уравнении (3.230) член, стоящий в квадратных скобках, при постоянном и равен нулю в силу связи (3.226). Коэффициент при д%/дх равен нулю, и в схеме Лейта нет схемной искусственной вязкости ). Таким образом, схема Лейта, фактически представляя уравнение для невязкой жидкости в разностной форме с ошибкой порядка 0(А/ , Ал ), приводит к той же форме (3.224), что и схема с разностями вперед по времени и центральными разностями по пространственной переменной, дающая в применении к полному уравнению для вязкой жидкости [c.120]

Для того чтобы отразить эллиптический тип исходных дифференциальных уравнений, давление в (м, и. Я)-системе необходимо определять, решая уравнение Пуассона так же, как это делалось в разд. 3.5. Методы, разработанные для анализа устойчивости решения (г , С)-системы, можно непосредственно применять и для исследования устойчивости решения (ы, и, Я)-системы. При линеаризации уравнений (3.509) члены с градиентом давления исчезают, а члены типа и ди/дх) приводятся к виду й ди/дх), где й — постоянный коэффициент. Тогда линеаризированное уравнение количества движения будет совпадать по виду с линеаризированным уравнением переноса вихря, и, следовательно, для исследования их устойчивости можно использовать одни и те же методы, получая при этом одни и те же условия устойчивости. Решать уравнение Пуассона для давления можно любым из методов, рассмотренных в разд. 3.1 и справедливых также в рассматриваемом случае по крайней мере с точки зрения линейного анализа устойчивости. Уравнениям количества движения можно придать простую консервативную форму, если, как и в случае уравнения переноса вихря, член У-Уи заменить на У-( У). Но применение идеи консервативности в отношении сохранения массы в этом случае осложняется. При решении уравнения Пуассона потребуется отказаться от консервативной формы уравнения неразрывности, в чем мы сейчас и убедимся. [c.294]

При отсутствии колебаний форма пузырька является сферической (0, ) = 1. Потенциал поля скорости является постоянной величиной, поэтому можно положить его равным нулю а = 0. Каждый член разложения потенциала скорости (2. 6. 12) можно представить в виде суммы членов, характеризующих изменение потенциала в области т, 1, 0 б вызванное непосредственно изменением амплитуды колебаний поверхности, и членов, определяющих непосредственное влияние деформации формы поверхности на изменение потенциала скорости. Для первых трех членов разложения (2. 6. 12) можно легко получить следующие соотношения [c.54]

Так как все соответствующие уравнения движения можно вывести из принципа Гамильтона в его объединенной форме (11.15), то, следовательно, могут быть представлены и взаимодействующие системы. В результате установления соответствия между выведенной и принятой формой уравнений было найдено значение постоянной а, которое иначе было бы произвольным. Так получилось потому, что все выражение было записано как однородная функция и все члены подинтегральной функции в равенстве (11.15 ) соответствовали энергии или плотности энергии. Это можно усмотреть из равенства [c.162]

Записывая предел сильных полей в такой форме, мы имеем в виду, что он соответствует большим т прп фиксированном И, но не большим Н при фиксированном т. Чтобы продемонстрировать, что в последнем случае возникает тот же самый главный член, или определить значение Ш(.т, при котором этот член становится преобладающим, необходимо провести несколько более глубокий анализ. Заметим прежде всего, что, если бы электрическое поле было равно нулю, то суммарный вклад в средний ток от члена в (12.50), пропорционального Дк, обращался бы в нуль при усреднении по орбитам (поскольку при Е = О величины ] и должны быть равны нулю). При Е =т = О величина Ак уже не обращается в нуль при усреднении по орбитам, поскольку замена % (12.48) смещает все орбиты в /с-пространстве в одном общем направлении. Это легко видеть в случае свободных электронов, ибо, если % (к) = = Н к 12т, то величина % (к) с точностью до несущественной с точки зрения динамики аддитивной постоянной дается выражением % (к) = (к — т- /й) 2т. Следовательно, усредняя Дк по всем орбитам, мы получаем уже не нуль, а величину т-и /Й. Из (12.50) находим, что тогда вклад от Дк в среднюю скорость V при усреднении по орбитам равен ти)1 г) Нс1еН) X X (1/т) = ш/(шс г)- Этот член меньше главного члена ш в <В(,т раз. Поэтому предельное выражение (12.51) действительно становится справедливым, когда электроны между столкновениями совершают много оборотов по орбите. Для произвольной зонной структуры среднее от Дк имеет более сложный вид (например, оно может зависеть от конкретной орбиты), однако следует ожидать, что оценка, основанная на модели свободных электронов, будет давать правильный порядок величины, если заменить то подходящим образом определенной эффективной массой. [c.238]

В самом деле, чтобы уравнения движения системы были линейными, ее-фуикдия Лагранжа должна быть квадратичной функцией координат и скоростей в совокупности. Поэтому кинетическая энергия, всегда являющаяся квадратичной функцией скоростей, должна быть квадратичной функцией скоростей (по общим свойствам — положительно определенной) с коэффициентами, не зависящими от координат. Потенциальная же энергия всегда может быть освобождена от линейных по координатам членов их (кооэдинат) линейным преобразованием, а постоянный член в ней несуществен. Поэтому она также должна быть квадратичной формой — теперь координат —и притом положительно определенной, еслн мы интересуемся финитными движениями. Итак, общий вид функции Лагранжа для системы, описываемой линейными уравнениями, есть [c.85]

Возвратимся вновь к кинетической и потенциальной энергиям, выраженным формулами (11.170) и (11.173). В некоторых простейщих задачах можно непосредственно, без упрощений, выразить кинетическую и потенциальную энергии в виде квадратичных форм с постоянными коэффициентами. В этих случаях, а также тогда, когда членами высщих порядков малости в выралсениях кинетической и потенциальной энергии можно обоснованно пренебречь, закон движения системы определяется из системы линейных дифференциальных уравнений второго порядка с постоянными коэффициентами. Если из некоторых соображений невозможно произвести упрощение выражений кинетической и потенциальной энергий, дифферехчциальные уравнения движения будут системами нелинейных уравнений второго порядка. [c.230]

Первый член выражает диффузионную, а второй член — к о н-вективнуюсоставляющуюмассопереноса. В условиях турбулентного движения молекулярная диффузия получает, как правило, второстепенную роль и вместо нее возникает диффузия турбулентная. По форме выражения (6-10) и (6-11) сохраняются, однако под концентрациями и компонентами скоростей надо понимать их усредненные по времени значения, а под D — турбулентный коэффициент диффузии, который не является более физической постоянной и во много раз превышает молекулярный коэффициент диффузии. Аналогичная ситуация имеет место и в отношении уравнения энергии (4-23). [c.180]

Основная трудность, которая при этом возникает, — это выбор чисел т, п, соответствующих главным членам ряда. Дело в том, что при сильной изменяемости исходного напряженного состояния форма потери устойчивости имеет большую неоднородность. Для ее описания в ряде требуется удерживать боль шое количество членов, причем главные члены ряда зачастую лежат далеко,от его начала, так что нельзя взять достаточное число членов в порядке возрастания т, п от начала ряда порядок матрицы А при этом был бы очень высоким даже для современных вычислительных машин. Можно использовать следующий прием выбора чисел т, п. Из системы (3.18) видно, что при постоянных большая величина соответствует мець-шим am- Поэтому разумно за главные члены ряда взять такие, которые соответствуют меньшим а . [c.86]

Член второй степени, связанный с дефокусировкой, добавляют к постоянному члену, связанному с аберрацией, или вычитают из негО в зависимости от направления дефокусировки. Форма функции sinx различных значений А иллюстрируется фиг. 13.3. Из уравнения (13.15) видно, что вклад амплитуды дифрагированного пучка Ф( ) в контраст изображения для определенного интервала значений и зависит от значения sin х- Для значений А, близких к показанным на фиг. 13.3, в, значение х близко к я/2, а значение sin х близко к единице в большом интервале значений и. В этом интервале вклады в интенсивность изображения от распределения потенциала будут такими же, как если бы функция прохождения объекта была [c.296]

При численном решении задачи несимметричного обтекания плоского контура методом интегральных соотношений возникают затруднения. В симметричной задаче граничными условиями для ЗN дифференциальных уравнений служат 2N условий симметрии течения на оси и N условий регулярности решения при прохождении особых точек. При несимметричном обтекании решение должно удовлетворять N условиям регулярности с каждой стороны тела, что дает 2N условий. Однако 2N условий симметрии при этом отсутствуют, что требует в общем случае наложения дополнительно N условий для определения решения. До настоящего времени нет способа выбора этих условий для N > 1. При ТУ = 1 задача о несимметричном обтекании плоской пластины решена А. М. Базжи-ным (1963). А. Н. Минайлос (1964) применил метод интегральных соотношений для расчета " сверхзвуков ого обтекания затупленного тела вращения под углом атаки. При этом он использовал осесимметричную систему координат типа применяющейся в теории пограничного слоя. Записав уравнения в дивергентной форме, А. Н. Минайлос аппроксимирует входящие в эти уравнения величины, как это делается ]ц в стандартном методе О. М. Белоцерковского, полиномами по координате, нормальной телу азимутальные же распределения параметров аппроксимируются рядами Фурье по полярному углу. В рядах Фурье, кроме постоянного члена, сохраняется лишь еще один член. При этом (ср. работу В. В. Сычева, [c.174]

На основе уравнения Борна-Майера Мей >) провёл подробное исследование хлористого цезия, имея в виду относительную устойчивость структур типа хлористого цезия и хлористого натрия. Он нашёл, что это уравнение не может объяснить устойчивости структуры типа хлористого цезия при абсолютном нуле, если взять член отталкивания с двумя параметрами, а также майеровское значение Для обобщения он дополнительно ввёл ещё два параметра. Один из них берётся в виде множителя в ван-дер-ваальсовом члене, другой также в виде множителя перед М в (12.7). Очевидно, второй параметр обусловливает различные значения постоянной д в члене отталкивания для одинаковых и разных ионов. Эти параметры были выбраны так, чтобы при абсолютном нуле была устойчива структура хлористого цезия. Дополнительно были использованы полученные на опыте скрытая теплота фазового превращения (1,34 ккал моль) и изменение постоянной решётки. Постоянный множитель перед членами, соответствующими притяжению, оказался равным 3,6, а коэффициент перед AI — 0,70. В то же время постоянная Ь удваивается, а р изменяется от 0,290 до 0,365 А. Мей считал, что возрастание члена, соответствующего притяжению, частично должно быть связано с изменением чисто электростатической энергии, обусловленным отклонением формы ионов от сферической. Легко показать, что искажение заряда иона в кубической решётке в первом приближении может быть описано гармоникой четвёртого порядка и что соответствующий оферически несимметричный потенциал измеш1ется обратно пропорционально г<. Однако убедительных количественных данных, подтверждающих точку зрения Мея, не имеется. [c.105]

Глобальная матрица жесткости К похожа на матрицу метода конечных разностей Ь , вернее на из предыдущего раздела. При постоянных коэффициентах главные. члены у них совпадают, обе пропорциональны вторым разностям с весами —1, 2, —1. Член нулевого порядка ди входит только в диагональные элементы матрицы А вот в матрице К этот член проявляется в связях между соседними неизвестными и сглажен с весами 1, 4, 1, возникающими из формулы Симпсона. Подчеркнем еще раз, что как только выбрано аппроксимирующее подпространство 5 , дискретная форма каждого члена уравнения полностью определена. Метод Ритца действует сразу на все уравнение и не требует от пользователя принятия неза- [c.46]

Эксперименты на песчаных моделях с трехразмерными гравитационными течениями. Теперь становится ясным, что в свете рассмотрения, проведенного в гл. VI, п. 17, уравнения (5) и (9) гл. VI, п. 17, базирующиеся на теории Дюпюи-Форхгеймера, дающие форму свободной поверхности и величину расхода при гравитационном радиальном течении, едва ли могут считаться в какой-либо степени справедливыми без прямого эмпирического или точного аналитического подтверждения. Однако эти уравнения были поставлены под сомнение только в 1927 г., когда Козени опубликовал свою первую попытку решить проблему течения прямыми методами потенциальной теории . Так, начав с уравнения Лапласа [(2), гл. VI, п. 1], он сделал попытку синтезировать решение, удовлетворяющее граничным условиям гравитационного течения с помощью элементарных решений того типа, который был применен нами для исследования проблемы несовершенных скважин [уравнение (7), гл. V, п. 3]. К сожалению, точные граничные условия не были приложены им к решению этой задачи. Так, расход через систему был принят соответствующим линии тока, входящей в колодец на уровне жидкости в последнем. Однако в колодце, как уже было отмечено, будет иметь место определенный разрыв непрерывности, так что свободная поверхность системы будет входить в колодец над уровнем жидкости в последнем, давая толчок к образованию поверхности фильтрации. Тогда решение будет состоять только из постоянных членов и ряда функций Ганкеля, и радиальные скорости на значительных расстояниях от колодца станут экспоненциально исчезающе малыми. Однако с физической стороны ясно, что в точках, удаленных от поверхности колодца, радиальные скорости должны асимптотически приближаться к соответствующим значениям в строго двухразмерном радиальном течении. Поэтому потенциальная функция в таких точках асимптотически приближается к логарифмическому изменению или содержит, очевидно, логарифмический член, как это имеет место, например, в уравнении (5), гл. VII, п. 20 (vide infra). Наконец, потенциальная функция Козени не обладает характеристикой, требуемой каждым точным решением проблемы гравитационного течения, а именно, чтобы наивысшая линия тока была линией тока свободной поверхности с потенциалом, пропорцио- [c.302]

Наш вывод показывает, что обычная формулировка теоремы о сохранении элергии сумма кинетической и потенциальной энергий в процессе движения остается постоянной справедлива лишь при определенных ограничивающих условиях. Недостаточно, чтобы система была склерономной. Необходимо, помимо этого, чтобы кинетическая энергия была квадратичной формой скоростей, а потенциальная энергия не содержала скоростей вообще. Встречаются, однако, механические системы с гироскопическими членами , линейными относительно скоростей. Более того, в релятивистской механике кинетическая часть фуикции Лагранжа зависит от скоростей более сложным образом, чем в ньюто- [c.148]

Таким образом, для получения линейного приближения можно составить уравнения Лагранжа по выражениям Т taV, каждое из которых представляет квадратичную форму с постоянными коэффициентами. Коэффициенты в выражении для Т можно взять равными их значениям в положении равновесия иными словами, для наших целей достаточно найти выражение для Т в момент, когда система проходит положение равновесия. Функцию V можно представить членами второго порядка в разложении Тейлора в окрестности точки О, т. е. квадратичной формой вида (9.1.3). Таким образом, теория колебаний будет основываться на уравнениях Лагратка, когда Г и У задаются определенно-положительными квадратичными формами с постоянными коэффициентами. Мы будем пользоваться теми же обозначениями, что и ранее, а именно [c.141]

Уравнения (279) имеют точно форму уравнений Лагранжа, но Н теперь содержит также члены первой степени относительно скоростей. Движения не могут происходить точно в обратном порядке. Маятник, с которым соединен вращающийся волчок, имеет (как мы это уже видели в 22) для колебаний, при которых его центр тяжести движется по кругу, разные периоды колебаний для одного и для другого направлении обращения, в то время как волчок вращается в одну и ту же сторону. Совершенно аналогично этому потенциал электрических токов, если имеются постоянные магниты, содержит члены, линейные относительно сил тока или скоростей. От этого обстоятельства зависит электромагнитное вращение плоскости поляризации света. Эта поразительная аналогия, разумеется, не служит доказательством того, что при только что упомянутых физических явлениях действительно играют роль скрытые вращательные движения. Но эта аналогия может быть самым естественным образом объяснена этой гипотезой и указывает во всяком случае на то, что сравнительное изучение обоих родов явлений обещает объяснение дальнейших фактов. Движение твердого тела, рассматриваемое в описанном примере, является, между прочим, чистым моноциклом, если силы 9I и имеют как раз такие значения, что А иС меняются очень медленно в сравнении с В, в противном случае это — смешанный моноцикл. [c.495]

Определение инерционных коэффициентов. Сопоставим полученный результат (2.7) с выражением для кинетической энергии в общем виде (2.2). В силу стационарности связей сохранилась лишь первая группа слагаемых этого выражения, образующая квадратичную форму. Так как коэффициенты при обобщенных скоростях в (2.7) постоянны, то = а,-4. Инерционные коэффициенты а,-4 находятся приравниванием соответствующих членов Бaдpaтичнoй формы (2.6), записанной для данного числа степеней свободы (Н = 3), и полученного выражения (2.7). Отсюда [c.58]

Уравнения (9-21) и (9-22) хорошо согласуются с опытными данными при числах Прандтля от 0,5 до 30 в широком диапазоне чисел Рейнольдса. По рассмотренным причинам эти уравнения неприменимы при очень малых числах Прандтля. При высоких числах Прандтля уравнения дают заниженные по сравнению с опытными данными значения числа Нуссельта (по причинам, которые (будут рассмотрены ниже). Прежде чем обсуждать различные уточнения изложенного метода анализа, полезно несколько подроб нее исследовать полученное решение. Заметим, что Nu = = Ф(КеРг), а не постоянное ЧИСЛО, как в соответствующей задаче при ламинарном течении. Рассмотрим безразмерные профили температуры, построенные на рис. 9-4 по уравнениям (9-14), (9-15) и (9-19). При высоких числах Прандтля эти профили -почти прямоугольные , тогда как при низких числах Прандтля они более пологие и напоминают профили температуры при ламинарном течении. Выясним, в какой области потока в каждом из этих случаев сосредоточено основное термическое сопротивление. При высоких числах Прандтля оно сосредоточено преимущественно в подслое, тогда как при низких числах Прандтля термическое сопротивление распределено по всему сечению потока. Причину этого различия можно понять, если рассмотреть член уравнения энергии, определяющий полный перенос тепла, (ет/v) + (1/Рг). Ясно, что относительная роль турбулентного и молекулярного переноса тепла непосредственно зависит от числа Прандтля. Член уравнения энергии, определяющий молекулярный перенос тепла, 1/Рг не изменяется по радиусу трубы. Величина 8t/v, определяющая турбулентный перенос, напротив, изменяется от большого значения в ядре потока до нуля на стенке трубы. Форма профилей температуры и характер теплообмена при турбулентном течении зависят от [c.200]

Так как постоянная, по-видимому, зависит от относительного размера частиц (сравнительно с размерами вискозиметра), то в зависимости от исследуемой системы можно получить другие значения А , лежащие в диапазоне между теоретическими значениями 2,5 и 5,5. Выражения вида аррениусовского можно, разумеется, представить в форме степенного ряда по ф. В этом случае 1соэффициенты при старших степенях ф уже не будут независимыми, а определятся по выбранному значению коэффициента при линейном члене. Так, из (9.6.6) получаем [c.538]

Пусть форма среды, описываемой уравнением (8.28), остается постоянной во времени, тогда dy ldt = 0, члены с Ь и с исчезают, а напряжение становится изотропным, значит, среда является жидкостью (ср. главу 4). Отсутствие производных напряжения по времени или dy ldt приводит к тому, что напряжения становятся изотропными мгновенно. Следовательно, жидкость удовлетворяет первому из условий (4.5), характерных для чистовязкой или неупругой жидкости. Второе из этих условий менее очевидно. Нужно потребовать, чтобы в уравнении (8.28) напряжение мгновенно обратилось бы в нуль или стало изотропным, а затем решить полученное дифференциальное уравнение. Если решение дает Y j = onst, то второе из условий (4.5) выполнено. Для несжимаемой жидкости v = onst действительно является решением, но остается открытым вопрос, будет ли оно единственным. Дифференциальное уравнение относительно y j в общем случае нелинейно. Поэтому совершенно ясно, что проблема является далеко не простой, и мы не станем ее здесь рассматривать. Тем не менее будем считать среду, описываемую уравнением [c.214]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...