Случай, когда л и л ие равны единице

Авторам известна лишь одна работа [Л. 6], посвященная исследованию осесимметричного турбулентного пограничного слоя сжимаемого газа на цилиндре при наличии теплообмена. В этой работе рассмотрена приближенное решение задачи для того частного случая, когда молекулярное число Прандтля и число Прандтля для турбулентного перемешивания равны единице. [c.206]

Для идеального случая, когда процессы трения и распространения теплоты определяются полностью одним и тем же механизмом молекулярного или молярного обмена, эти числа равны единице. При течении реальных жидкостей и газов механизмы процессов выделения и распространения теплоты могут отличаться друг от друга и в некоторых случаях очень сильно. Например, для воздуха молекулярное число Рг = 0,71, а турбулентное РГт = 0,86. Это обстоятельство и обусловливает неравенство толщин динамического и теплового пограничных слоев, т. е. зон, где проявляются соответственно силы вязкости и явления теплопроводности (как молекулярного, так и турбулентного происхождения). Нетрудно видеть, что при Рг<1 процессы торможения в этих зонах менее интенсивны, чем процессы передачи теплоты, и распространяются на меньшую область (т. е. толщина теплового слоя больше, чем динамического). При Рг>1 толщина динамического больше, чем теплового. Естественно, при Рг=1 толщины обоих слоев со- )л/оа=иоо впадают. [c.9]

Сточки зрения применения решеток в спектральных приборах наибольший интерес представляют описанные выше области высокой концентрации излучения и поляризующее действие решетки в этих областях. Данные о величине и положении максимумов для ряда углов наклона граней приведены в табл. 2. Относительная доля энергии W вторичного поля, приходящаяся на л-й порядок спектра, для приведенных в таблице значений Я // при Я-поляризации всегда равна единице. Значения XJI вычисляются из условий существования геометрических резонансов I и II. Исключение составляет случай п = 1 для всех ijj, когда существование второго максимума обусловлено одновременным выполнением соотношений взаимности и закона сохранения энергии. Для неполяризованного излучения коэффициент отражения можно получить как среднее арифметическое из коэффи- [c.190]

Выще было отмечено, что если собственные числа Л , (г = О, 1) матрицы действительны и не равны единице, то соответствующие им однородные колебания в волноводе затухают вдоль продольной координаты, а если собственные числа равны единице или комплексны, то соответствующие им однородные колебания будут распространяться не затухая. Заметим, что = 1. Для случая m = 2 в работах [92, 329] также показано, что существуют интервалы изменения частоты UJ, когда все к 0) действительны и не равны единице. Следовательно на этих интервалах в целом колебания будут затухать. Такие интервалы могут чередоваться с интервалами, где хотя бы при одном значении к соответствующие собственные числа комплексны или равны единице и, следовательно, на этих интервалах соответ- [c.239]

Рассмотрим простейший случай, когда прочность детали целиком определяется изменением номинального напряжения а t) в некоторой ее точке. Пусть процесса (О состоит из совокупности симметричных циклов с амплитудой Ощах. обозначаемой в дальнейшем просто через а. Введем меру повреждения В, равную нулю для начального состояния материала и единице при полном разрушении. Мера повреждения О является, очевидно, неубывающей функцией времени. Ее приращение ДО при л-м цикле напряжений зависит лишь от состояния детали, достигаемого к концу п — 1-го цикла (т. е. согласно предположению, от Оп-г), и от максимального напряжения л-го цикла ст . Следовательно, [c.160]

Л. М. Бреховским был рассмотрен случай, когда поверхность бесконечно проводящая р( )=0, диэлектрическая постоянная среды равна единице, а поляризация — вертикальная (вектор падающей волны перпендикулярен плоскости падения). Тогда из (4.174) составляющие магнитного и электрического векторов [c.257]

Случай, когда л и л не равны единице. Рассмотрим важный для ряда приложений (зеркально-линзовые системы, гидроперископы и др.) случай, когда показатели крайних сред не равны единице, а равиы соответственно я и п. [c.260]

Но как мы видели ранее, широкие квантовые пакеты ведут себя практически как локализованные частицы. Поэтому и картина рис. 8 не должна уж очень сильно отличаться от "классического имитатора". Рассмотрим случай, когда масса легкой частицы т значительно меньше массы тяжелой частицы М. Тогда скорость легкой частицы будет значительно больше скорости тяжелой частицы, так что именно она первой попадает во внешний мир. Уберем прибор Р и заменим его на газовое облако С. Попадая в это облако, легкая частица "самоизмеряется", становясь участником неравновесного процесса. Можно сказать так отдельные волновые пакеты легкой частицы теряют взаимную когерентность из-за взаимодействия с облаком С, и первоначально чистое состояние легкой частицы становится смешанным. Энтропия частицы возрастает от нуля до 5= — А In/7,, где Pi — вероятности некогерентных пакетов, i — номер пакета. В силу корреляции между Л/ и w то же самое происходит с тяжелой частицей она теряет "чистоту" своего состояния и приобретает ту же самую энтропию S. Если теперь в облаке произойдет необратимый процесс коллапса, например за счет энергии самой частицы т, то вероятности / , сколлапсируют, так что останется только одно состояние с вероятностью, равной единице. Одновременно происходит коллапс волновой функции частицы М. Можно сказать, что такой коллапс является прямым следствием запрета "состояния кота Шрёдингера" не может существовать суперпозиции состояний, относящихся к существенно разным сценариям развития истории, т.е. эволюции неравновесного мира. Следует еще раз подчеркнуть, что коллапс волновой функции связан именно с соприкосновением (прямым или косвенным) квантового объекта с внешним миром. [c.120]

На рис. 15-6 приведены кривые для случая, когда температура поступающего реагента равна температуре рубашки реактора. Если температура поступающего реагента пиже температуры рубашки, то химическая реакция обычно не идет до тех пор, пока Г не будет равно Груб максимальные температуры в этом случае будут почти такими же, как и в рассмотренных выше случаях. Если реагент предварительно нагревается выше температуры рубашки и затем подается в реактор, то значение X должно быть ближе к единице, для того чтобы удержать то же значение У или иметь ту же чувствительность к возмущениям. Точное влияние температуры нагрева реагентов было изучено Барклеем [Л. 15], который рассчитал температурные профили для различных сочетаний температуры нагрева реагентов, порядков реакции и скорости реакции. Параметр Барклея SlN в нгших обозначениях представляет собой Х/е [c.425]

Выражение к (Lo + L) - - k L, может трактоваться как набег фазы по лучу ОАВР (рис. 30.3), соединяющему излучатель с точкой наблюдения. Этот луч состоит из отрезков Z,q и L, по которым волна распространяется в верхней среде под углом б к нормали к границе, и отрезка Ь , по которому волна распространяется вдоль границы со скоростью, равной скорости в нижней среде. На больших расстояниях, когда г (z + Zq), имеем L, г, откуда видно, что амплитуда боковой волны будет убывать с расстоянием как 1/г . Как мы видим, полученное нами выражение для боковой волны теряет смысл при п 1 и при О (при о 5)- Последнее ограничение мы снимем в 31, случай же п, весьма близкий к единице, рассмотрен в особой работе автора [5]. Весьма полное расссмотрение вопроса о боковых волнах в разных (электромагнитных) случаях содержится в работе Л. Фельзена [148]. [c.179]

В этом уравнении Л о представляет собой работу, совершаемую единицей рабочего тела при прохождении его через систему. Как указывалось, эта работа достигает максимального значения е в том случае, если процесс в системе протекает термодинамически обратимо и доходит до равновесного состояния с окружающей средой. Для случая, когда имеется лишь один внешний источник теплоты и им является сама окружающая среда, обратимое протекание процесса может быть следующим. Сначала рабочее тело расширяется обратимо по адиабате и его температура понижается до температуры окружающей среды Го. После этого процесс обратимого расширения продолжается по изотерме при температуре Гд с поглощением из окружающей среды теплоты и падением давления до р - При таком протекании процесса левая часть уравнения (11.16) должна быть равна нулю, так как на адиабатном участке йд = О, а на 1ыотермическом участке Г = Го. Поэтому максимальное значение Л о может быть представлено равенством [c.180]

В своей последующей работе П. Саффман рассмотрел другой случай конвективной диффузии, соответствующий условию, когда Уф///)<сЛ, где Л —некоторая достаточно больщая величина (больше единицы). Для решения поставленной задачи в рассмотрение вводится функция корреляции Лагранжа или ковариация компоненты и скорости частицы индикатора вдоль оси ху в момент / и в более поздний момент Г. Эта функция будет равна u t) и 1 ) (где черта обозначает среднюю величину, определяемую способом, зависящим от природы стохастического процесса). Как это ранее было найдено Дж. Тэйлором [1921 г.], перемещение в направлении оси X] за время t некоторой частицы индикатора в потоке фильтрующейся жидкости [c.129]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...