Сохранение начального приближения

Сохранение начального приближения [c.119]

Настройки для сохранения начального приближения [c.119]

Q Сохранение начального приближения без учета токов и напряжений в подсхемах [c.119]

Методы второй группы ориентированы на непосредственное решение двух уравнений — переноса излучения и сохранения энергии. Поэтому при проведении расчетов используется в том или ином виде итерационный процесс, при котором задается начальное приближение температурного поля, по этому приближению на основе решения уравнения переноса (6.44) вычисляются поля интенсивности /v и плотности радиационного теплового потока найденная плотность радиационного теплового потока подставляется в уравнение энергии и определяется новое приближение температурного поля и т. д. [c.202]

В работе [2] описана специальная конструкция тригонометрических рядов для построения периодических решений пространственной конвекции. В [3] детально разработан метод решения плоской задачи Релея с помощью этих рядов для случая валов. Показано, что с помощью специального подбора управляющих параметров алгоритма можно, в отличие от стандартного метода малого параметра, получать надежные количественные результаты для существенно больших надкритичностей конвективных движений. В предлагаемой статье приводится подробная аналитическая разработка подхода 2] для пространственной конвекции с гексагональной симметрией в горизонтальном слое со свободными границами. На основе полученных формул исследуется приближенно поведение линий тока, изотерм, зависимость числа Нуссельта от волнового числа. Численные расчеты проведены для малых надкритичностей при сохранении небольшого количества членов в рядах (7V = 2,4,6). Хотя область применимости построенных представлений по числу Релея еще не оценена, предложенная конструкция может быть использована при небольших N для расчета начальных приближений при построении, например, конечноразностных итерационных процедур решения уравнений Буссинеска для гексагональной конвекции. [c.390]

В последние годы в связи с развитием ЭВМ появилась возможность расчета полной системы уравнений идеального закрученного потока с учетом реальной конфигурации сопла [38, 39]. В этом случае используются те же допущения (сохранение энтропии и полной энтальпии по соплу), которые использовались в приближенных методах, рассмотренных выше. Расчеты, выполненные в широком диапазоне изменения начальной закрутки, позволяют сделать следующие основные вьшоды [38,39]. [c.110]

Трудности в определении степени щелочной агрессивности котловой воды и в установлении истинных причин разрушения элемента котельного агрегата привели в настоящее время к такому положению, что почти все случаи трещинообразования в барабанах котлов Госгортехнадзором и рядом специализированных организаций (ОРГРЭС, ВТИ и др.) квалифицируются как результат межкристаллитной щелочной электрохимической коррозии. Показателями, подтверждающими наличие данного вида коррозии, считаются межкристаллитный характер начальной фазы трещинообразования по результатам металлографического исследования и сохранение нормальных механических свойств основного металла в местах, приближенных к очагу возникновения трещин. [c.239]

В механике двухфазных сред особое значение приобретает теория подобия и размерностей. Значительное число теоретически и практически важных задач аналитически не решается с необходимой точностью и полнотой. Введение в уравнения сохранения дополнительных членов, учитывающих массообмен, тепловое и механическое взаимодействия фаз, существенное усложнение граничных и начальных условий приводят зачастую к непреодолимым аналитическим трудностям и к необходимости поиска приближенных или численных решений. [c.5]

Традиционный подход в механике газа, жидкости, твердого деформирования тела основывается на понятии сплошной среды [60, 67, 167, 174] и приводит к построению континуальных моделей сред, которые выражаются в терминах интегральных или дифференциальных законов сохранения для основных параметров среды, являющихся функциями непрерывных координат и времени, определенной гладкости и заданными начально-краевыми условиями, с учетом конкретных реологических свойств среды (упругость, вязкость, пластичность и т. д.). Для построения приближенных методов решения эффективны вариационные формулировки моделей [1, 23 33], следующие из общих вариационных принципов механики сплошных сред. [c.83]

Переходя к рассмотрению диффузионного приближения, заметим предварительно, что после большого числа столкновений нейтрона с ядрами, которое требуется для того, чтобы энергия нейтрона стала малой по сравнению с начальной энергией Eq, практически исчезает корреляция между векторами г и р иными словами, все значения угла между векторами г и Q становятся с большой степенью точности равновероятными. Функция распределения, или, что то же самое, функция (г, Q, а, t), не будет при этом сильно зависеть от направления движения нейтрона поэтому исходным является предположение о возможности сохранения в разложении функции распределения в ряд по шаровым функциям двух первых членов. Иными словами, мы будем искать 4 в виде [c.301]

Другой класс задач — с плоскими или круглыми границами, может решаться методом последовательных отражений. В качестве начального примера рассмотрим случай, когда источник М расположен в точке (а, 0,0) между параллельными плоскостями Р) и Рг У х = — 1 и х= + 1. Первые отражения источника на Р) и Рг, обозначенные на рис. 30 как 1 и 5 , могут служить в качестве приближения для получения потока между плоскостями, но не дают точного решения, поскольку нарушает симметрию вокруг Рх, требующуюся для того, чтобы эта плоскость могла стать поверхностью тока. Для сохранения симметрии необходимо получить отражение 5 на плоскости Р], однако она снова нарушается, когда 5] отражается на плоскости Рг с целью придания симметричности последней плоскости. Приближение к желаемому потоку увеличивается с каждым отражением, но точное решение может быть дано только бесконечным линейным рядом [c.114]

Полученные законы выполняются приближенно. Если не учитывать это обстоятельство, то можно прийти к множеству парадоксов. Например, рассмотрим движение тела по вертикали вблизи поверхности Земли с начальной скоростью — 0. Из закона сохранения энергии (5) получим [c.123]

Изменение вероятности перехода в единицу времени между различными состояниями замкнутой полной системы может достигать достаточно высоких значений, если разность энергий начального и конечного состояний близка к нулю (ср. разд. В2.26). Это обстоятельство можно использовать для упрощения расчетов, которые именно для нелинейных процессов часто требуют слишком большого труда. Для этого следует в операторе взаимодействия с самого начала удержать только те члены, которые представляют процессы, согласующиеся с законом сохранения энергии. Иначе говоря, следует исключить нерезонансные члены. Это приближение соответствует введенному в полуклассической лазерной теории так называемому приближению вращающейся волны (ср. п. 3.122). [c.191]

Тот факт, что уравнения гидродинамики являются нелинейными, несколько усложняет картину. Действительно, если решать уравнения гидродинамики методом последовательных приближений, то из суперпозиции плоских волн, имеющихся в первом приближении, во втором приближении мы получим члены, содержащие произведения фононных амплитуд. Поэтому уже в первом приближении теории возмущений первый член в (7.28) сможет давать нужные переходы. Более подробный анализ этого вопроса, однако, показывает, что скорость г> во втором приближении содержит произведение амплитуде множителем р — р, где р р — начальный и конечный импульсы фонона. Поскольку импульс фонона много меньше импульса ротона ра, то рассеяние, как это следует из законов сохранения, происходит упругим образом, так что р р. И следовательно, указанным эффектом можно пренебречь. [c.47]

При сохранении начального приближения среда Or AD 9.2 предоставляет следующие варианты настроек [c.119]

Уравнения сохранения двухфазной среды в односкоростном приближении в лагранжевых переменных. Выведем дифференциальные уравнения сохранения масс фаз, импульса и энергии двухфазной смеси в лагранжевых декартовых координатах г (/с = 1, 2, 3), так что г (г , г , г ) определяет положение частицы среды в начальный момент времени. Текущее положение частицы среды определяется ее эйлеровыми координатами х плп концом вектора х(.г , х ), для которг.тх имеется уравнение перемещения [c.141]

Обтекание тонкого клина с затупленной передней кромкой. В качестве простейшего примера обтекания потоком с большой сверхзвуковой скоростью профиля с тупой передней кромкой рассмот-зим обтекание тонкого затупленного клина. Для этого случая в эквивалентной задаче о неустановившемся движении газа с плоскими волнами Е ф и = V iga = onst ф а - полуугол раствора клина). Это движение не автомодельно даже тогда, когда начальным давлением газа можно пренебречь по сравнению с давлением за ударной волной. Приближенное решение можно получить при помощи метода зазложения решения в ряды по степеням (7 — 1)/(7 + 1), изложенного в [15]. Однако, учитывая, что и он является довольно трудоемким, мы произведем дальнейшее его упрощение, позволяющее получать решение элементарным путем с сохранением удовлетворительной точности. [c.299]

Необходимый для вычисления Е /Е профиль энтальпии во взрывной зоне можно получить, интегрируя уравнение адиабаты Y fi ln/i=(y — )dhip вдоль траектории частиц r=rm t, fn) с каким-либо приближенным распределением давления и начальным профилем энтальпии при малом значении М. Одновременно с помощью соотношений (10.3.13) определяется и закон движения ударной волны. Пример такого расчета для наземного сферического взрыва вместе с данными других работ приведен на рис. 10.5. Коэффициент ослабления взрыва E ,fE имеет минимум, соответствующий максимуму функции Z на рис. 1.7. При Ps— Роо отношение E E 0,8, что объясняется сохранением (для иетеплопроводного и неизлучающего газа) высоких температур в центре. [c.249]

Для определения длины нач. участка струи нужно знать положение пограничного слоя в пространстве, к-рое определяется безразмерной величиной iii/b (рис.) применяя к пограничному слою интегральные условия сохранения вещества, импульса и энтальпии, а также соотношепие (1), можно получить приближенную зависимость ух/б = ф (р /Ро> u /uo), к-рая в случае р = Ро имеет вид ух/Ь = 0,416 -f 0,134 то в конце пач. участка величина равна полутолщине (радиусу) начального сечения струп у, = Ъа- [c.100]

Для приближенной оценки изменения экономичности работы турбин среднего да вления при изменении параметров пара можно пользоваться следующими данными. При снижении начальной температуры пара перед турбиной на 10° и сохранении номинального давления расход пара повышается на 1,3%, а расход тепла (расход топлива) на 0,5%. Изменение начального давления пара на 1 ат при сохранении неизменной температуры при нагрузках выше экономической вызывает следующие изменения расходов пара и тепла. при снижении давления (на 1 ат) — на 0,5% и при повышении давления — на 0,2%. Повышение давления в конденсаторе турбшгы на 0,01 ата приводит к снижению мощности турбины при сохранении расхода пара неизменным у турбины АК-25-1 — на 250 квт, у турбины АТ-25-1 на 230 квт и у турбины АП-25-1 — на 206 квт. [c.363]

Рис. 8,12, Пояснение процесса сто.пкновения дву.х электронов, а) Электроны сталкиваются в состояниях, характеризуемых в й-пространстве точками I п 2. Если показанные на схеме состояния 3 и 4 до столкновения были вакантными (незанятыми), то электроны 1 и 2 после столкновения могут перейти в состояния 3 и 4, Энергия и импульс при этом, разумеется, сохраняются, б) Ситуация неосуществимости столкновения. Для электронов в начальных состояниях I и 2 не имеется подходящих вакантных конечных состояний, которые допускали бы выполнение законов сохранения при столкновении. Вообще говоря, среди состояний 3 и 4 можио было бы найти такие, для которых законы сохранения энергии и импульса выполнялись бы, но состояния 3 и 4, показанные на схеме, находясь в т лубине сферы Фермн, ие могут быть вакантными, потому что они уже заняты обычно другими электронами, и столкновение неосуществимо из-за принципа Паули, в) Здесь крестиком обозначен конец волнового вектора центра масс частиц 1 и 2. Для всех пар состоянщ 3 и 4 импульс и энергия сохраняются в том случае, если эти пары лежат на противоположных концах диаметра. малой сферы. Центр малой сферы выбран в центре масс частиц 1 и 2, Не все пары точек 3 и 4 разрешены принципом Паули допустимы лишь пары, лежащие вне сферы Ферми (этот случай п показан на схеме) доля таких разрешенных состояний приближенно равна отношению Е1/б .

Эволюция медленной компоненты движения на временах подчиняется хорошо известному уравнению сохранения квазигеострофического потенциального вихря для возвышения Ло- Асимптотический алгоритм позволяет определять начальные условия для быстрой и медленной компонент в любом приближении теории возмущений по е. Для периодических и ступенчатьк начальных условий полная масса медленной компоненты сохраняется. Для локализованных начальных условий эта масса не сохраняется соответствующий дефицит массы уносится волной Кельвина. [c.506]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...