Обсуждение методов и приближений

Эти условия математически выражаются уравнениями (6-23), (6-24) и (6-25), установленными для психрометра. Следовательно, решением задачи снова будет уравнение (6-26). Но теперь уже и и fs неизвестны. Поэтому придется использовать для решения задачи метод последовательных приближений, о котором упоминалось при обсуждении рис. 6-3. [c.241]

Перед тем как перейти к обсуждению методов, используемых для получения информации из динамических электронных дифракционных эффектов, можно также обсудить более детально применимость двухволнового приближения. Как мы видели, для дифракции рентгеновских лучей и нейтронов это приближение является хорошим почти для всех случаев, необходимо только сделать так, чтобы геометрия эксперимента не позволяла появиться третьему пучку значительной амплитуды. Предположение двухволновых условий было единственной практической основой первых попыток получить информацию из электронных дифракционных динамических эффектов и оно оставалось до тех пор, пока не стало совершенно ясно, что даже в наиболее известных случаях пренебрежение п-волновыми взаимодействиями приводит к серьезным ошибкам, которые нарушают необходимую точность измерений. [c.336]

В предыдущем обсуждении допускалось, что армирующие волокна в композите обладают четко определенным однозначным разрывным напряжением. Хотя это допущение и может служить хорошим приближением в случае армирования металлами, оно несправедливо для хрупких или любых других волокон, обнаруживающих, как правило, зависимость прочности от длины. В последнем случае прочность композита необходимо оценивать статистическими методами. (Это рассмотрено более детально в гл. 4, написанной Аргоном.) [c.453]

Метод Коши подробно обсужден и проиллюстрирован примером в книге А. П. Филина Приближенные методы математического анализа, используемые-В механике твердых деформируемых тел (Л., Стройиздат, 1971), [c.215]

В гл. 2 развит математический аппарат, необходимый для теоретического понимания нелинейных явлений в волоконных световодах. Начинается теоретическое описание уравнениями Максвелла далее при обсуждении мод световода и получении основного уравнения для распространения амплитуды огибающей импульса используется волновое уравнение в нелинейной среде с дисперсией. При выводе уравнения отмечаются производимые приближения. Затем обсуждаются численные методы, используемые при решении основного уравнения распространения особенно выделяется фурье-метод с разделением по физическим факторам. [c.28]

Мы не имеем возможности вдаваться в детальный анализ свойств плазмы в приближении уравнения (20.6.16) и тем более в обсуждение разработанных в последние годы усовершенствований теории. Мы отсылаем читателя к соответствующей литературе, завершая на этом обсуждение рассмотренного примера нетривиального метода суммирования с помощью диаграммной техники. [c.299]

Слэтера [100] этот подход был подвергнут резкой критике как весьма приближенный, использующий неточные методы расчета. Тем не менее нри обсуждении теории сплавов эти представления все же применимы и будут использованы нами в некоторых последующих разделах. [c.229]

Простейший метод приближенной оценки значений Рг и Рз опирается на аппроксимацию обеих функций / (С) и ф1(С) логарифмическими формулами /1( )=—А п , ф1( )= — (Л/а)1п на всем интервале 0< < 1. Отсюда для течения в круглой трубе легко получаются оценки Рг=1,5Л/а, Рз=1,25Л а для течения в плоском канале аналогично находим, что Рг=Л/а, Рз = Л7а. Улучшенные оценки значений постоянных Рг и Рз можно получить, воспользовавшись более точными, чем логарифмические,, формулами для функций /1(С) и ф1(С) ясно, однако, что соответствующие поправки к значениям Рг и Рз будут сравнительно невелики, так что в первом приближении ими можно пренебречь (см. обсуждение вопроса о значении входящей в формулу (6.57) постоянной С в п. 6.5). Принимая, что Л=2,5 х=Л = 0,4 а = = 1,17 С1=0,12 Рг=1,5Л/а рз=1,25Л /а, и используя формулу (6.89) для С(Рг), приходим к следующей форме универсального закона тепло- и массопереноса при турбулентном течении в круглой трубе [c.298]

Помимо обсужденных выше вопросов для систем с распределенными параметрами решались и другие задачи, так или иначе переносящие на эти системы результаты, известные для обыкновенных управляемых, систем. Кроме того, рассматривались и некоторые специфические задачи, характерные для бесконечномерных систем, в том числе были разработаны специальные методы приближенного и численного решения соответствующих проблем. [c.242]

Краткое содержание книги таково. Гл. 1 посвящена обсуждению гармонических колебаний систем с одной степенью свободы. Рассмотрена общая теория свободных и вынужденных колебаний, показано применение этой теории к задаче балансировки машин и конструированию аппаратуры для регистрации колебаний. Разобран также приближенный метод Релея для исследования колебаний более сложных систем, а также дано его приложение к расчету критических частот вращающихся валов переменного поперечного сечения. [c.14]

Уравнения движения нелинейных систем могут быть всегда решены приближенно шаговым методом. Многие из хорошо известных методов основаны на использовании для отыскания решений формул экстраполяции и интерполяции, которые применяются для ряда малых, но конечных, интервалов времени. В данном параграфе дается описание и сравнение ряда эффективных подходов такого типа, дано также краткое обсуждение других подходов. [c.179]

Совсем недавно [49] было доказано, что можно обобщить метод псевдопотеициалов для простых металлов на случай переходных металлов. В п. 1 настоящего параграфа мы для начала набросаем в общих чертах план построения псевдопотеициалов для переходных металлов. В п. 2 мы обсудим более ранние попытки приближенного рассмотрения зонной структуры, оставаясь, однако, в рамках последней новой теории. Как для простых металлов, так и для переходных конечной целью введения псевдопотенциалов является использование их в теории возмущений и непосредственный расчет свойств без расчета самих зонных структур. Поэтому мы вернемся в п. 3 к обсуждению псевдопотеициалов для переходных металлов и их использования в теории возмущений. [c.225]

Если бы изменение потока нейтронов и сечений с энергией было точно известно внутри каждой группы, то система многогрупповых уравнений (4.24) была бы такой же точной, как и уравнение переноса. На практике, однако, это не так из-за того, в частности, что при определении групповых констант используются приближенные оценки энергетической зависимости потока нейтронов. Чтобы перейти к дальнейшему обсуждению многогрупповых методов, предположим, что групповые константы известны. [c.142]

Прежде чем продолжить обсуждение проблем термализации, целесообразно отметить некоторые случаи, для которых методы, излагаемые в настоящей главе, оказываются ненужными. В некоторых реакторах, особенно быстрых, проблемы термализации нейтронов не существует. Кроме того, в большом гомогенном реакторе с хорошим замедлением нейтронов и однородным полем температур, по-видимому, достаточно хорошее приближение к точному решению состоит в том, что все тепловые нейтроны предполагаются имеющими энергетический спектр Максвелла с температурой, близкой к температуре замедлителя или несколько большей ее (см. разд. 7.6.6), при этом можно обойтись без точного учета термализации. [c.250]

Работа [160] посвящена обсуждению скорости сходимости различных неявных схем продолжения, использующих для оргаиизшош итераций на каждом шаге нагружения метод последовательных приближений, модифицированный метод Ньютона и метод Ньютона — Рафсона. Исследование скорости сходимости проведено на примерах сферического купола с отверстием, усеченного конуса, консольной плиты. Эти же Схемы обсуждаются и в [479]. [c.195]

Во многих случаях удовлетворение двух мембранных и двух изгйбных условий будет достаточно для практических целей, например для свободно опертых или защемленных краев, тогда как в других случаях, например при незакрепленных краях, гипотеза Кирхгофа — Лява для случая совместного действия. поперечных сил и крутящих моментов может быть использована для удовлетворения по крайней мере интегральных краевых условий с большим числом таких же, как и в случае плоских пластин, ограничений и приближений, которые уже обсуждались в 4.5 и 5.5. Удовлетворение интегральных краевых условий, т. е. условий, налагаемых на равнодействующие силы или моменты, а также перемещения одной поверхности, "такой, как срединная, было бы достаточно для задач, ограничивающихся тем, что было определено понятием тонкие оболочки, но если скажется необходимым удовлетворить в каждой точке поперечных сечений более полные условия, то в большей части задач для оболочек можно применить, достигая весьма высокую точность, вспомогательные методы и решения, которые обсуждались в связи с плоскими плайтинами. Более детальное обсуждение и примеры применения всего сказанного к цилиндрическим оболочкам будет дано в главе 7. [c.443]

С помощью указанных представлений методы расчета плоского потока (соответствующие с = 0) обобщаются на случай течения в слое переменной толщины несжимаемой жидкости, а также и газа (при дозвуковых скоростях), если использовать метод последовательных приближений типа Рейли — Янцена. Расчеты существенно усложняются из-за более сложного вида основных элементарных течений и необходимости вычислять интегралы по площади, поэтому известные работы ограничены общими обсуждениями применения метода особенностей в потоке несжимаемой жидкости (С. В. Валландер, 1958 А. М. Гохман и Е. В. Н. Pao, 1965) и решениями (вихревым методом) прямой и обратной задач в простейших случаях h X (Л. А. Симонов, 1950, 1957) ж h = х (Н. Г. Белехова, 1958 К. А. Киселев, 1958 Б. С. Раухман, 1965), а также построением элементарных течений от решетки источников в слое h = х " (Ю. А. Гладышев, 1964) и решетки диполей в слое h ехр ix (В. А. Юрисов, 1964). Для расчета течений газа в пределах межлопаточных каналов развиты и практически применяются более простые численные и приближенные методы из них самый простой основан на осреднении потока поперек канала (по у) и сведении задачи к одномерной (Г. Ю. Степанов, 1962 [c.150]

Это послед1ЩЯ глава, посвященная обсуждению числовых результатов теории Ми (гл. 9), а также приближенным методам и их физической интерпретации. В ней рассматриваются комплексные значения т. Формулы для комплексных т уже приводились во всех тех случаях, когда их можно было получить как простое обобщение формул для вещественного т (см. разд. 6.13, 6.4, 7.12, [c.311]

До сих пор обсуждение метода сферических гармоник касалось плоской геометрии. Здесь же рассмотрено применение этого метода и к другим геометриям. Для системы, симметричной относительно некоторой точки, мол<но использовать сферические координаты. Ниже показаь о, что уравнения метода сферических гармоник в таких координатах очень похожи на те же уравнения в плоской геометрии. Такие системы рассмотрены в настоящем разделе, а более общие геометрии, для которых разложение потока нейтронов в ряды по полиномам Лежандра неприменимо, описаны в разд. 3.3.3 для Рх-приближения. Использование метода сферических гармоник в цилиндрической геометрии рассмотрено в разд. 3.6.2. [c.111]

Со времени зарождения квантовой теории излучения черного тела вопрос о том, насколько хорощо уравнения Планка и Стефана — Больцмана описывают плотность энергии внутри реальных, конечных полостей, имеющих полуотражающие стенки, был предметом неоднократных обсуждений. Больщин-ство из них имели место в первые два десятилетия нащего века, однако вопрос закрыт полностью не был, и в последние годы интерес к этой и некоторым другим родственным проблемам возродился. Среди причин возрождения интереса к этому старейшему предмету современной физики можно назвать развитие квантовой оптики, теории частичной когерентности и ее применение к изучению статистических свойств излучения недостаточное понимание процессов теплообмена излучением между близкорасположенными телами при низких температурах и проблему эталонов далекого инфракрасного излучения, для которого длина волны не может считаться малой, а также ряд теоретических проблем, относящихся к статистической механике конечных систем. Хорошим введением к современному обзору в этой области являются работы [2, 3, 5]. Еще в 1911 г. Вейль показал, что требованием о том, чтобы полость являлась прямоугольным параллелепипедом, можно пренебречь при условии, что (У /с)- оо. Он показал также, что в пределе больших объемов или высоких температур число Джинса справедливо для полости любой формы. Позднее на основании результатов работы Вейля были получены асимптотические приближения, где Do(v) являлся просто первым членом ряда, полная сумма которого 0 ) представляла собой среднюю плотность мод. Современные вычисления величины 0 ) [2, 4] с использованием численных методов суммирования первых 10 стоячих волн в полостях простой формы показали, что прежние асим- [c.315]

Зонная теория [13, 14]. Трудно ожидать, что представление о свободных электронах будет одинаково хорошим приближением для всех металлов. Соотношение (8.6), определяющее уровни энергии, справедливо лишь для частицы в поле с постоянным потенциалом, тогда как на самом деле потенциальная энергия электрона в металле не постоянна, а зависит как от строения иоиной решетки, так и от состояний других электронов. Определение ее точного вида приводх1т к задаче самосогласованного поля, подобной рассмотренной Хартри. Решение Зоммерфельда, исходившего из предположения о постоянстве потенциала, является, по сути дела, первым приближением к решению такой задачи. Второе приближение можно построить, предполагая, что потенциал, обусловленный самими электронами, постоянеп, и учитывая в уравнении Шредингера лишь иоле положительных ионов решетки. Для приближенного решения соответствующего уравнения Шредингера были предложены различные методы, позволяющие провести хотя бы качественное обсуждение поведения электронов в реальных металлах. [c.324]

Сначала рассматривается числовой метод интегрирования, а затем аналитический, основанный на линейной аппроксимации кривой равновесия L- и 5-состояний. После этого приводится краткое обсуждение приближенных способов интегрирования, включая способ Меркеля. [c.328]

Прежде чем завершить это общее рассмотрение модуляции добротности, уместно сделать два заключительных комментария. 1) Из вышеприведенного обсуждения ясно, что для осуществления модуляции добротности необходимо иметь достаточно большое время жизни верхнего лазерного состояния, чтобы инверсия населенностей могла достичь больших значений. Обычно время жизни должно быть порядка долей миллисекунды, что реализуется для переходов, запрещенных в электродиполь-ном приближении. Это имеет место для большинства кристаллических твердотельных лазеров (например, на кристаллах Nd YAG, рубина, александрита) и в некоторых газовых (в СОг- и йодном лазерах). Однако в лазерах на красителе и в некоторых газовых лазерах, имеющих важное значение (например, в Не—Ne-или аргоновом лазерах), лазерный переход является электроди-польно разрешенным и время жизни изменяется от нескольких наносекунд до десятков наносекунд. В этом случае метод модуляции добротности неэффективен, поскольку для накопления достаточно большой инверсии не хватает времени. Кроме того, если время жизни т сравнимо со временем tp, необходимым для достижения световым импульсом пикового значения, то значительная доля накопленной к моменту времени t = Q инверсии при > О будет потеряна на спонтанное излучение, а не давать вклад в вынужденное излучение. 2) Представленная на рис. 5.26 временная зависимость модуляции добротности предполагает, что затвор открывается мгновенно, как показано на этом рисунке, или по крайней мере очень быстро по сравнению с временем развития импульса tp (быстрое переключение). В случае медленного переключения могут возникать многократные импульсы (рис. 5.27). Каждый импульс образуется в тот момент времени, когда мгновенное значение усиления g[t) равно мгновенному значению потерь y t). После каждого импульса усиле- [c.286]

Далее он переходит к систематическому изложению равновесной статистической механики (гл. 4—10), начиная с введения равновесных ансамблей Гиббса для различных типов контакта системы с окружением и обсуждения их связи с термодинамикой (гл. 4). В качестве простых примеров рассмотрены идеальные и слабоидеальные газы, причем очень подробно обсуждается диаграммный метод для случаев слабого взаимодействия и малой плотности. Большое внимание уделяется методу частичных распределений в равновесном случае. Этот метод далее, в гл. 8, служит основой для приближенных теорий жидкого состояния (уравнение Перкуса — Йевика, гиперцепное приближение). Большая [c.5]

Коэффициент О находят опытным путем, он равен 120 см-г 1 -град . Посмотрим, как это соотношение можно понять с позиций электронной теории. Наше утверждение о том, что в металлах между ионами существуют силы дальнего действия, приводит к необходимости учета этого приближения при обсуждении молекулярного поля. В ранней работе Леннарда — Джонса и Девоншайра [56] (см. также работу Франк [57]) были применены силы ближнего действия, авторы рассмотрели плавление как переход от порядка к беспорядку и применили метод Брэгга и Вильямса [58]. Подытожим основное содержание этой теории следующим образом [9, 38]. Определим параметр порядка который, следуя Франку [57], можно принять как отношение [c.53]

Тимошенко С. П., Применение функции напряжений к исследованию изгиба и кручения призматических стержней. Сб. Спб ин-та инженеров путей сообщения, Спб, 1913, вып. 82, стр. 1—24 отд. оттиск Спб, 1913, 22 стр. (Замечание. В этой статье была найдена такая точка в поперечном сечении балки, к которой следовало бы приложить сосредоточенную силу, чтобы устранить кручение. Таким образом, эта работа оказывается первой, где определялся центр сдвига балки. Рассмотренная балка имела сплошное поперечное сечение в форме полукруга [8.2]. В 1909 г. К- Бах провел испытания швеллерных балок и кащел, что, когда нагрузка прикладывается параллельно плоскости стенки, в балке возникает кручение (см. [8.3] и [8.4]). Он также обнаружил, что закручивание изменяется при боковом смещении нагрузки, но, по-видимому, центр сдвига им не был определен. В 1917 г. А. А. Гриффитс и Дж. Тейлор использовали для исследования изгиба метод мыльной пленки для некоторых типов конструкционных профилей они определили центр сдвига, который был ими назван центром изгиба [8.5]. Общее приближенное решение задачи определения центра сдвига тонкостенного стержня незамкнутого профиля было получено Р. Майяром, который объяснил практическое значение определения центра сдвига в конструкционных профилях [8.6] и ввел термин центр сдвига . Дальнейшее развитие концепции центра сдвига содержалось в работах [8.7—8.16], Всестороннее обсуждение центра сдвига, а также задачи изгиба и кручения балок в общей постановке проведено в работе [8.17] некоторые исторические замечания, относящиеся к центру сдвига, можно найти в работах [8.18] и [8.19].) [c.555]

Для трубы круглого сечения этот минимум был экспериментально обнаружен в 1909 г. Кнудсеном [10] и затеи для длинных труб различных поперечных сечений другими исследователями. Обсуждение, проведенное выше, качественно объясняет наличие минимума, а его точное местоположение для течения мея ду пластинами и задач с более сложной геометрией доляшо быть найдена приближенными методами ( 5 гл. 8). [c.191]

Точно так же за последние 10 лет чрезвычайно расширилась и область квантовой оптики. Отражением этого факта является и разнообразие учебников, опубликованных по этой теме. В одной книге невозможно представить все разделы этой быстро развивающейся области. Поэтому многие современные темы, такие как квантовая информатика и конденсация Бозе-Эйнштейна, остались за рамками и данной книги. Здесь основным предметом обсуждения является квантовое фазовое пространство и применение квазиклассических методов, таких как приближение ВКБ, к проблемам квантовой оптики. Для современной американской рекламы электронной почты и информационного хай-вэя кое-кто предложил даже назвать книгу phase-spa e. om. . [c.12]

ВВЕДЕНИЕ ЭЛЕКТРОННАЯ ПЛОТНОСТЬ АТОМНАЯ ПЛОТНОСТЬ МОЛЕКУЛЯРНАЯ ПЛОТНОСТЬ ПРЯМАЯ КОРРЕЛЯЦИОННАЯ ФУНКЦИЯ КООРДИНАЦИОННОЕ ЧИСЛО Л1ШЕЙН0Е ПРИБЛИЖЕНИЕ В РАЗЛОЖЕНИЯХ ПО СТЕПЕНЯМ ПЛОТНОСТИ РАДИАЛЬНОЙ ФУНКЦИИ РАСПРЕДЕЛЕНИЯ, ПРЯМОЙ КОРРЕЛЯЦИОННОЙ ФУНКЦИИ И ИНТЕНСИВНОСТИ РАССЕЯНИЯ НОРМИРОВКА ДАННЫХ И ОШИБКИ ЭКСПЕРИМЕНТАЛЬНЫЕ МЕТОДЫ АНАЛИЗ ДАННЫХ ОБСУЖДЕНИЕ НЕКОТОРЫХ ЭКСПЕРИМЕНТАЛЬНЫХ [c.9]

Если говорить об этих методах, тесно связанных с методом Метро-полиса и др., необходимо упомянуть краткое, но полезное обсуждение этого вопроса в работе Хэммерсли и Хэндскомба [38]. Мак-Мил-лан [57] провел интересные приближенные вариационные расчеты основного состояния жидкого Не, точнее его термодинамических свойств при ОК. В этих расчетах для оценки среднего значения энергии малой периодической системы с помощью простой волновой функции, содержащей подгоночные параметры, использовался метод Метрополиса и др. Исследовалась система из iV = 32 или 108 молекул Не в кубическом объеме V с периодическими граничными условиями. Предполагалось, что молекулы являются бозонами с нулевым спином с потенциальной энергией в форме (18), где в качестве и (г) использовался обычный потенциал Леннарда-Джонса (6, 12), полученный из оценки вириальных коэффициентов при высоких температурах. Квантовомеханический гамильтониан такой системы имеет вид [c.318]

Резонанс в методе валентных связей ). В методе валентных связей Слейтера — Полинга, так же как и в теории Гайтлера — Румера, большое значение имеет концепция смешивания двух или большего числа чистых валентных состояний, называемая обычно резонансом. Необходимо различать два типа резонанса точный резонанс и почти резонанс. Резонанс первого тина — это резонанс такого же тина, как и рассмотренный Гайзенбергом при обсуждении возбужденных состояний атома Не (см. [21], стр. 66) если —волновая функция для такого состояния, когда возбуяоден электрон с номером 1, а г)52 — волновая функция такого состояния, когда возбужден электрон с номером 2, то действительными волновыми функциями, если принять во внимание взаимодействие электронов, будут функции, являю1циеся линейными комбинациями -ф и г )2 с равными весами, т. е. в первом приближении просто [c.378]

Здесь нарушено условие, принятое при выводе (9), а именно условие, требующее, чтобы линейные размеры области интегрирования были малы по сравнению с расстояниями Р 0 и ОР. Позтому для обоснования приближенной применимости этих формул и в данном случае необходимо более тщательное обсуждение остаточных членов. Однако сейчас мы не будем заниматься этим вопросом, так как в дальнейшем дифракация на полуплоскости будет разбираться более строгими методами (см. 11.5). [c.396]

Первое обсуждение данной проблемы [89] ограничивалось случаем вещественных и в значительной мере опиралось на квазиклассическое приближение (ВКБ-метод), которое непригодно при мнимых Х1к. Во второй попытке [16] Кик уже не ограничивались, причем применялось обобщение ВКБ-метода. Жак-шич и Лимич [50] показали, что подобный подход с некоторыми дополнениями и уточнениями дает точное асимптотическое поведение сдвига фаз, а именно борновское приближение. Барут и Дилли [5] отметили возможность применения в этом случае метода Лан-гера. Поскольку обоснование этого метода в оригинальной работе весьма утомительно, мы его не приводим. [c.119]

Введение диэлектрической проницаемости, зависящей от частоты и от волнового вектора, позволяет рассматривать многие свойства электронного газа простым и компактным путем. Этот метод развит и использован при обсуждении приближения хаотических фаз в гл. П1. Тем не менее автору казалось полезным с педагогической точки зрения дать сначала исторический обзор методов исследования электронного газа, применявщихся ранее. Можно надеяться, что этот обзор поможет читателю поместить новейшие методы на их должное место в теории твердого тела, а также установить взаимосвязь между многочисленными внешне различными подходами к рассматриваемой проблеме. [c.12]

Кроме того, опытный физик-реакторщик может часто получить точные результаты с помощью Рх-прнближения даже в тех случаях, когда оно строго неприменимо. Например, с помощью синтетических ядер [6] можно подобрать сечения таким образом, чтобы получить согласие с экспериментальными данными, или в наиболее слабые места Р -приближения можно ввести результаты более точных приближений теории переноса нейтронов [7]. С развитием быстродействующих вычислительных машин и при наличии более точных данных по ядер-ным сечениям использование многих из этих методов становится нецелесообразным. Другие методы являются слишком специфичными для обсуждения в настоящей книге. Тем не менее Р -приближение (и связанное с ним диффузионное приближение) широко используется в реакторном анализе. Поэтому в данной главе они рассмотрены подробно. [c.138]

После обсуждения постановки задачи сначала раосматриваот-ся простейшие приближенные методы решения, имеющие в основной локальвый характер. Далее излагается метод аппроксимации по отдельным координатам, который является обобщением моментного-метода. В случае заостренных и тонких тел используются как общие методы, так и специальные. Асимптотические решения при [c.7]

Представляет интерес сравнить результаты, получаемые методом Райса, с результатами, которые следовали из анализа стохастического уравнения движения (см. результаты задач 28 из гл. 2 и 13, 29 из гл. 2 н 14 и др.) Они разные. Это и понятно в методе стохастических уравнений переход от одного этапа эволюции к следующему (от первой грубой шкалы t г к последующей < 1/Г) был полностью согласован в методе же Райса этого согласования нет (см. обсуждение в задаче 28 из гл. 2). Различие появляется уже при определении корреляционной функции Ap(t)Ap(t + At) (см. задачу 28), которая в метоле спектральных разложений в своем исходном виде уже не зависит от I, Ap t)Ap t + Д<) = тве" , а процесс приближения этой функции к стационарной не фиксируется (в отлтие от метода стохастических уравнений). [c.176]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...