Результаты расчетов импедансов

Таблица 2.3. Результаты расчетов импеданса а - г/З для цилиндра hja = 2 с жесткими торцами в зависимости от числа разбиений, характеризующие сходимость решения

Рис. 71. Результаты измерения и расчета (штриховые линии) механического импеданса двуслойного образца с моделями дефектов различных размеров

Поле в области тени для различных типов экранов. На рис. 3.11 показана зависимость поля в области акустической тени при дифракции плоской звуковой волны на полуплоскости. Волна падает под углом о = 90°. Волновое расстояние до точки наблюдения составляет Отг. Кривые 7 и 5 рассчитаны по формулам (3.49). .. (3.54), причем в области тени pg = 0. Кривая 3 определяет дифракционное поле для идеально-поглощающей полуплоскости (экран Зоммерфельда), рассчитанное по формуле (3.99). Интересно сравнить полученный результат с амплитудой звуковой волны за звукопоглощающими экранами, свойства которых описываются нормальным импедансом (экран Кирхгофа). Расчет для такого экрана вьшолнен по формуле (3.106) при =Z = = Z2 = рс, а = 2тг. Наибольшее ослабление уровня звукового давления в области глубокой тени наблюдается для акустически мягкого, а наименьшее — для акустически жесткого экрана. Идеально звукопоглощающий и импедансный экраны имеют различные характеристики, причем наибольшие отличия наблюдаются при больших углах >р. При этом [c.174]

При запуске расчета комплексных сопротивлений они будут отображаться в окне просмотра результатов анализа. Особенный интерес представляет зависимость импеданса схемы от частоты, изображенная вместе с ее частотными характеристиками в режиме малого сигнала. Импеданс вычисляется как отношение напряжения на положительном выводе источника и тока, вытекающего из этого вывода. [c.206]

При анализе волнового воздействия в скважине часто используются принципы согласования импедансов (акустической жесткости) источника и окружающей среды с целью обеспечения резонансных условий возбуждения пласта. В то же время расчеты волнового источника и параметров возбуждения упругого поля, ориентированные на резонанс пласта, дают неоднозначные результаты из-за нестационарности характеристик пласта как динамической системы с рассредоточенными параметрами. [c.284]

Результаты расчетов импедансов. После решения системы уравнений (5.102), (5.103) дляи Оили (5.104) при и = О можно определить импедансы в виде отношения 2 = -р /(-/соы ) 1 = д. или [c.276]

В отличие от результатов расчетов по квазистационарной модели, когда мнимая часть импеданса отрицательна, а модуль импеданса монотонно уменьшается, с учетом параметров и /, щ мнимая часть импеданса при определенной частоте колебаний обращается в нуль (эта частота, как указывалось выше, определяется упругостью кавитационных каверн и коэффициентом инерцион- [c.235]

На рис. 8.34, 8.35 приведены результаты расчетов входного импеданса насоса на базе нестационарной модели кавитационных колебаний [система уравнений (8.62)—(8.66)]. Из анализа представленных результатов следует, что на режимах без обратных токов q = 0,47 и 0,54) разработанная теория не только объясняет основные характерные особенности рассматриваемой динамической характеристики насоса, но и позволяет получить удовлетворительное количественное согласование. В частности, наблюдается удовлетворительное согласование модуля входного импеданса насоса в диапазоне частот 3-ь45 Гц. Заметим, что определяющее влияние на входной импеданс насоса оказывают кавитационные каверны, расположенные в проточной части шнека. При достаточно высо- [c.265]

Из результатов расчетов следует также, что значения импедансов, найденные по точной теории (5.92) и по уточненной теории тонких оболочек (5.72), близки друг к другу при значениях k ph < (0,4. .. 0,5), хотя резонансные частоты вычисляются достаточно точно по теории (5.72) и при больших значениях k ph (до k ph 2,5). В работе [13] рассматривается диапазон частот, в котором оправдано применение теории тонких оболочек при решении задач рассеяния для круговых цилиндров. Из сформулированного в этой работе критерия следует, что приближенное решение, полученное с помощью теории тонких оболочек, хорошо аппроксимирует точное решение при волновых толщинах knph <1/3 (для h/ui < 1/30), что близко к значениям k ph, полученным выше для сферической оболочки. [c.268]

Результаты расчетов по формуле (2.6.6) представлены на рис. 2.11 в форме кривых изменения модуля коэффициента передачи при различных значениях 2- Из сопоставления кривых на рис. 2.11 следует, что резонансные свойства гракт имеет при активном граничном импедансе на выходе, 1/2> 1, причем резонансное значение коэффициента передачи как раз 94 [c.94]

Однако анализ различных эквивалентных схем, содержащих индуктивность и моделирующих коррозионный процесс при адсорбхщи ингибиторов [107 ] показал несоответствие экспериментальных данных результатам расчета по вышеприведенной формуле. Предполагается, что величину поляризащюнного сопротивления Rn, используемую для расчета скорости коррозии, можно интегрировать как предел фарадеевского импеданса при нулевой частоте переменного тока (т.е. при постоянном токе) [c.21]

Для современной техники актуальным является вопрос экранирования и уменьшения динамических воздействий на конструкции [107], для этого используют слоистые элементы конструкций из материалов с резко различающимися импедансами. Отличительной особенностью ударно-волновых процессов является существенная нелинейность зависимости амплитуд отраженных и проходящих волн на границе двух сред от их характеристик. Анализ результатов серии расчетов удара со скоростью 200, 400, 80О, 2000 м/с по трехслойной пластине при следующих параметрах алюминиевый ударник шириной 0,0075 м (6 элементов) слой алюминия шириной 0,0175 м (14 элементов) слой низкомодульного материала типа резины шириной 0,005 м (10 элементов) слой алюминия шириной 0,02 м (10 элементов) — показал, что средний мягкий слой является экранирующим для прохождения волны давления в третий слой при скоростях удара от 200 до 800 м/с и утрачивает свойство экранирования при более высокой скорости удара [88]. Например, при ударе со скоростью 2000 м/с в первом слое алюминия создается сжимающая волна давления с амплитудой —18 ГПа, которая ири взаимодействии со вторым слоем ниэкомодульного материала частично отражается волной растяжения с амплитудой порядка 8 ГПа и частично проходит средний мягкий слой, выходя в третий слой алюминия волной растяжения с амплитудой порядка 6 ГПа (в этом расчете разрушение материалов не учитывалось). [c.130]

Для такой концепции можно провести рассуждения, аналогичные тем, которые проводятся в кинетической теории газов. Разлнлте будет в основном заключаться в том, что роль длины свободного пробега молекул будет играть длина свободного пробега фононов в жидкости. Роль коэффициента аккомодации при этом должна играть величина 1 Б, где К — коэффициент отражения фононов. При этом оказывается весьма существенным, что Я близок к единице и величина коэффициента аккомодации фононов, в отличие от а для газов, очень мала. Обмен энергией между жидкостью и стенкой в значительной мере затрудняется сильным отражением фононов, что является следствием большого различия величин акустических импедансов жидкости и металла. Для типичного случая платина — органическая жидкость при нормальном падении 1 —7 = 1/160 множитель (2 — а)/а оказывается на 2—3 порядка большим, чем для газов. В результате величина температурного скачка может оказаться ощутимой даже для весьма малых значений длины пробега фононов. Элементарные расчеты дают возможность установить, что для типичного эксперимента с методом нагретой проволоки (диаметр проволоки 2г 0,1 мм и диаметр канала [c.92]

Здесь d — ширина секции, и — фазовая скорость ПАВ, со — угловая частота Механический импеданс Zm определен в табл. 7.1 (его, как правило, выбирают равным 1) расчет статической емкости j секции описан в разд. 7.2.2. Коэффициент трансформации трансформатора р и константа гиратора i определяются соотношениями (7.87) и (7.88) фурье-преобразование действительной фукнции возбуждения — формулами (7.86а) и (7.866). Функция возбуждения описывается обобщенным выражением (7.91а и б), в которое подставляют нормальную составляющую электрического поля Ез(х1), причем принимают хз = О на поверхности пьезоэлектрической среды под электродами преобразователя. Если предположить, что поле однородное, т. е. функция возбуждения постоянна под электродом и равна нулю в зазоре, и пренебречь прерывистым механическим импедансом, то для схемы на рис. 7.18, е будем иметь те же результаты, что и для модели поперечного поля (рнс. 7.18, б) [211]. [c.339]

Метод деления на отдельные полосы всегда приводит к правильным результатам, однако является трудоемким. Так, время расчета на ЭВМ увеличивается более чем в М раз, где М—число полос. Более удобной для расчета (по сравнению со схемой на рис. 7.22) представляется схема, приведенная на рис. 7.23, которая делится на вертикальные полосы таким образом, что каждая полоса соответствует одной секции преобразователя. В этом случае матрицы отдельных щестиполюсников можно выразить в виде матриц импедансов (7.113). Далее следует сложить элементы матриц для каж- [c.345]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...