Области применимости Теории Волн

Области применимости Теории Волн 1-10 [c.16]

Построить единую двумерную (по пространственным переменным) теорию слоя, которая была бы применима при всех частотах, естественно, не удается. Поэтому к ограничениям области применимости теории, которые имели место в статике, добавляются дополнительные ограничения. Ограничение по частоте сводится к равенству р жЬ/к, где Ь — скорость волн [c.239]

Это выражение позволяет оценить амплитуду флуктуаций в области применимости теории Гинзбурга — Ландау, т. е. вблизи критической температуры и для длин волн, много больших длины коге- [c.601]

Чтобы дополнить сведения о уединенных волнах, заметим, что. Согласно численным расчетам, периодические волны на глубокой воде образуют острые гребни при а/Х = 0,142 (Мичелл [1]). Строго говоря, зто вне области применимости теории Кортевега — де Фриза, но, возможно, она дает примерный порядок величин. Считая а V2 (2я/1о)/(ЗР) (формулы линейной теории), [c.452]

Пиппард [188] развил теорию поглощения ультра-звука в металлах эта теория применима для любых значений ql и дает тот же результат, что и теория возмущений, в области применимости последней. Согласно теории Пиппарда, электрон-фононное взаимодействие уменьшается при малых ql как для продольных, так и для поперечных волн. Поглощение продольных волн достигает величины, предсказываемой теорией возмущений, при ql 5, когда оно становится пропорциональным q, но для поперечных волн поглощение при больших значениях qt перестает зависеть от 9 и изменяется обратно пропорционально / . [c.208]

Как уже отмечалось, большое число эффектов (излучение, диффузия компонент смеси и т, д.), возникающих в ударных волнах (особенно сильных), широко изучаются в рамках теории Навье — Стокса. Поэтому важно знать область применимости полученных таким образом результатов и оценить их точность. Возможность описания структуры ударных волн с помощью уравнений Навье — Стокса весьма заманчива также и потому, что во многих с.тучаях ударные волны занимают сравнительно узкую зону течения, во всех других частях которого навье-стоксовское описание вполне оправдано. [c.300]

В этой главе мы применим метод функций Грина для исследования простейшей задачи теории ферромагнетизма — задачи о вычислении намагниченности изотропного ферромагнетика как функции температуры и внешнего поля. Следует заметить, что для области низких и для области высоких температур здесь имеются достаточно разработанные и эффективные методы расчета. Так, для случая низких температур где Те — температура Кюри) разработаны методы спиновых волн или приближенного вторичного квантования (изложение основных идей последнего см. в [3]), ведущих свою родословную от известной работы Ф. Блоха [4]. Существенный шаг вперед в этой области составили работы Ф. Дайсона [5]. В них были получены регулярные разложения по степеням температуры, что позволило расширить область применимости метода спиновых волн до температур [c.232]

Математическое описание распространения волн в твердых телах, обладающих потерями, связано с многими трудностями. Обычно при построении количественных теорий приходится пользоваться некоторыми приближениями, которые ограничивают область применимости. Подход Тамма и Вейса, хотя и связан с некоторыми ограничениями, позволяет оценить затухание нормальных волн как функцию частоты для случаев, когда потери в материале в основном обусловлены вязкоупругим трением. Частный случай, рассмотренный Таммом и Вейсом, как упоминалось выше, включает условие, что величина угла потерь для обоих модулей упругости равна 0,2 и не зависит от частоты. В более общем случае, например для пластинок, изготовленных из поликристаллических металлов, модули упругости имеют различные углы потерь, причем эти углы меняются независимо как функции частоты. Таким образом, подход Тамма и Вейса не применим к поликристаллическим металлам в том диапазоне частот, где определяющим механизмом потерь является рассеяние. Для лучшего объяснения затухания нормальных волн необходимо распространить подход, использованный Таммом и Вейсом, на подробное вычисление потерь с использованием постоянных для различных материалов и проверить, насколько этот теоретический подход может объяснить детали экспериментальных данных. [c.200]

Тому, что раньше считалось случайным, беспорядочным движением, теперь с помощью Теории Хаоса можно найти научное объяснение. Многочисленные общие черты Теорий волн и хаоса дополнительно подтверждают применимость первой к области изменения цен акций и фьючерсов, ранее считавшейся случайной и беспорядочной. [c.319]

В настоящее время активно развиваются методы решения задач генерации поверхностных гравитационных волн поступательно движущимся телом, позволяющие учитывать нелинейность граничных условий на свободной поверхности и контуре. Полученные результаты в значительной мере отражены в обзорных работах [1-3]. Наибольшие успехи достигнуты при обтекании особенностей [4—7]. Рассмотрение цилиндрических форм при нелинейных граничных условиях было начато в [8]. Среди последних работ этой области отметим исследования [9, 10]. Применению так называемой двойной модели [11], связанной с введением зеркально отображенного контура, посвящены работы [12-14]. Обтекание тонкого профиля по схеме возмущений [15] рассматривалось в [16, 17]. Границы применимости теории возмущений подробно исследованы в [4]. Тонкий профиль в полной нелинейной постановке исследовался в [18]. Методы конечных и граничных элементов для решения задачи о движении подводного крыла применялись в [19, 20]. В [21, 22] предложен метод для вычисления полностью нелинейного течения около подводного крылового профиля, в котором решение опирается на панельный метод высокого порядка. [c.165]

В настоящее время можно считать более пли менее завершенной теорию акустических течений только второго приближения. Естественно, что эта теория применима только тогда, когда скорость стационарного потока много меньше амплитуды колебательной скорости в звуковой волне. Это условие приводит к ограничениям как амплитуды звука, так, в некоторых случаях, и геометрических областей звукового поля, где эта теория еще применима. Когда это условие не выполнено, необходимо либо отыскание более высоких приближений [2], либо выделение стационарного потока из уравнений, не используя метод последовательных приближений, что приводит, конечно, к своеобразным трудностям (см. [3]). [c.208]

На простом примере отверстия в плоском экране и нормального падения плоской или сферической волны демонстрируются методы высокочастотной теории дифракции, изложенные выше. В поле выделяются зоны с различным характером дифракции. Есть зоны, где поле лучевое, например, в той части освещенного через отверстие пространства, в которой выполняется условие применимости геометрической оптики. Другими свойствами обладают поля в полутеневых зонах между освещенной областью и глубокой тенью, а также промежуточная область между освещенной лучевой зоной и дальним полем. В этих частях пространства отличительной особенностью поля является наличие заметных градиентов по мере распространения они сглаживаются. Наконец, есть область, где поле представляет собой в некотором масштабе фурье-сопряженную от исходного поля. К таким полям относится поле в фокальной плоскости сходящейся волны, а также в дальней зоне (при падении почти пло- [c.247]

В области рентгеновских и более высоких частот длина волны излучения становится меньше размеров атомов и расстояний между атомами в конденсированной среде. Если среда является аморфной, то вторичные волны таких частот, испускаемые атомами под воздействием поля пролетающей быстрой заряженной частицы, почти полностью гасятся друг другом, за исключением только волн, испускаемых у границ и распространяющихся под малыми углами относительно направления движения частицы (см. п. 1.8). Для таких волн зона формирования излучения велика (см. (1.30)) и основную роль играет средняя диэлектрическая проницаемость г(со) вещества. Поэтому в этом случае вполне применима макроскопическая теория, изложенная в предыдущих главах. [c.174]

Выше мы обсуждали условие применимости стационарного рассмотрения рассеяния Бриллюэна. Это условие нарушается уже при длительностях импульсов порядка 10 с, поскольку процесс рассеяния устанавливается относительно медленно. Поэтому для описания экспериментов с короткими импульсами должна применяться нестационарная теория. На основании дифференциальных уравнений (2.51-16) и (2.52-1) и закономерностей нестационарных процессов (см. приложение 6) можно, ограничиваясь областью малых усилений сигнала, получить следующую систему дифференциальных уравнений для амплитуд стоксовой волны и давления [c.221]

При возбуждении пьезопреобразователем УЗК в изделии ультразвуковой пучок не ограничивается областью, определяемой сечением преобразователя. Некоторая часть энергии выходит за пределы этой области, что обусловлено дифракционными эффектами, вызванными конечными (по сравнению с длиной волны) размерами излучателя. Строгий учет дифракционных эффектов в волновых процессах составляет предмет специального раздела теории колебаний — скалярной теории дифракции . Эта теория применима к любым волновым процессам, в том числе к распространению УЗК П6]. [c.146]

Установленные только что результаты позволяют сильно расширить область, в которой применима теория волн в гиперупругих материалах. В обширном классе материалов с длительной памятью соотношение между скоростями и амплитудами гомотермических и гомокалорических волн оказывается в точности таким же, каким оно было бы в некотором гиперупругом теле. Каково именно это тело, зависит от тела-точки и предысторий деформации и температуры, им испытываемых. Поэтому все, чего мы можем -ожидать от такого подхода, — это качественная картина, а не детальное описание. [c.495]

Построение теоретических моделей, описывающих поведение материалов в переходной области, ограниченной с одной стороны пределами применимости теории упругих волн, а с другой — пределами применимости теории ударных волн в жидкости, является перспективным направлением для дальнейших исс.ле-дований. [c.302]

Описанный подход позволяет построить статистин. теорию переноса частично когерентного излучения и даёт возможность обосновать феномевологич. теорию для разреженных слабо рассеивающих сред, В противоположном случае плотных и сильно рассеивающих сред существ, роль начинают играть когерентные и кооперативные эффекты, при этом вопрос об области применимости феноменологии, ур-ния П. и. остаётся до конца не выясненным. Для таких сред фазовые соотношения между рассеянными волнами могут играть определяющую роль. Кооперативные эффекты приводят, в частности, к фундаментальному для теории аморфных тел явлению — андерсоновской локализации и, как следствие, к качеств, изменению характера П. и. Напр., ур-ние П. и. не в состоянии описать эффекты сильного рассеяния в одномерной модели рассеивающей среды. [c.567]

В результате проведенных численных экспериментов, получено неплохое совпадение с экспериментами Melville (1980), моделирующими начальную стадию развития маховских конфигураций для волн конечной амплитуды. Затем, па больгаих временах для волн малой амплитуды получено неплохое согласие с теорией Майлса. Все это дает определенные основания надеяться, что численная модель адекватно описывает явление и в промежуточной области параметров, в которой применимость теории Майлса изначально сомнительна, а постановка xoponiero эксперимента очень затруднительна по причинам, обсуждаемым в данном параграфе. [c.13]

По теории эффекта Комптона одновременно с рассеянием кванта должно иметь место и отбрасывание электрона со скоростью v (электрон отдачи). Действительно такие электроны удалось наблюдать по методу камеры Вильсона, так как скорость этих электронов достаточна, чтобы вызвать ионизацию воздуха. Комптон и Саймон (1925 г.), пользуясь этим методом, изучили распределение направлений первичных и рассеянных квантов и электронов отдачи. Результаты оказались в полном согласии с приведенной теорией столкновения, расхождение между опытным и теоретическим определением направления полета электрона лежало в пределах О—20 , что следует считать весьма удовлетворительным для этого трудного опыта. Описанный опыт, так же как и специальный опыт Боте (1925 г.) показали, что акт рассеяния и акт электронной отдачи локализованы и в пространстве и во времени, как два совпадающих акта, что заставляет признать описываемый процесс элементарным, а не статистическим. На основании этих уже опытных данных следует считать неудовлетворительным классическое истолкование изменения длины волны при рассеянии, как результат явления Допплера, т. е. рассеяние электронами, приведенными в достаточно быстрое движение. Наоборот, с данными опыта вполне согласуется развитая квантовой механикой теория рассеяния рентгеновских лучей свободными электронами. Она не только подтверждает выводы, полученные при помощи упрощенного рассмотрения явлений на основании гипотезы световых квантов, но и приводит к количественным заключениям относительно интенсивности рассеянного света (Дирак, 1926 г., и Клейн и Ниши-на, 1929 г., применившие новую релятивистскую квантовую механику Дирака). Установленная этими теориями зависимость коэфициента рассеяния от направления наблюдения и длины волны хорошо подтверждается измерениями в весьма широком HHTepBajfe частот, вплоть до очень жестких у-лучей. В области наиболее коротких волн (см. Носмические лучи) формула Дирака-Клейн—Нишина дает пока единственно применимый, хотя и не вполне надежный, метод определения длины волны (Милликен, 1927 г.). [c.71]

На рис. 3.14 представлены результирующие кривые взаимодействия рэлеевской волны с электронами при отсутствии в кристалле дрейфового поля рассчитанные из уравнения (3.116) зависимости A r/ [1) и у (2) от электропроводности и частоты в полулогарифмическом масштабе. Кривые рассчитаны для трех режимов соц = = оо — диффузия электронов в кристалле отсутствует (рис. 3.14, а), Wo = w — умеренная диффузия (рис. 3.14, б), сол =0,1сос — большая диффузия (рис. 3.14, е). Как и в кристалле dS (см. разд. 3), при конечных значениях сол в высокочастотных областях кривых применимость теории начинает нарушаться. При со л = со с теория хорошо применима, когда Ig сос/со > О, а при со л = = 0,1сос область хорошей применимости теории определяется соотношением Ig сос/со > 0,50. [c.227]

В статьях Л. Е. Огеепзроп а [3.95—3.98] (1958) в постановке трехмерной теории упругости исследуются изгибные неосесимметричные колебания цилиндрической оболочки конечной длины при следующих граничных условиях на торцах О22 = иг=ие=0 и на внешней и внутренней поверхностях Ог0=аг0=0г2 = Р. Такие условия соответствуют случаю, когда края свободны для продольных перемещений и шарнирно закреплены относительно изгибных перемещений. Решения по 0 и 2 выбираются в виде произведения тригонометрических функций так, чтобы граничные условия на торцах удовлетворялись. Условия же на поверхностях приводят к частотному уравнению. Показано, что с увеличением относительной толщины область применимости классической теории смещается все дальше и дальше в сторону длинных волн. Теория типа Тимошенко редуцируется к точным решениям по частотам соответствующим выбором коэффициента сдвига. Необходимо отметить, что наличие коэффициента сдвига является недостатком теории, так как лишает возможности сделать какие-либо оценки. Кроме того, по фазовым скоростям нельзя судить об аппроксимации деформированного и напряженного состояния. Например, в работе [3.96] для толстой оболочки /г// =0.7 построено распределение перемещений и напряжений по толщине. Видно сильное отклонение от предположений теории оболочек о линейном распределении перемещений и напряжений и сггг=0- [c.203]

В работах (3.57, 3.59] (1966) исследуется распространение осесиммет ричных волн в полубесконечной оболочке, к торцу которой прикладывается осевая нагрузка типа функции Хевисайда во времени. Построены методом конечных разностей и сравниваются между собой решения трехмерной теории, теории типа Тимошенко, теории Кирхгофа — Лява, теории стержней. Обсуждаются области применимости этих [c.215]

Предлагаемая внямаяию читателя книга посвящена систематическому изложению геометрической теории дифракции (ГТД) — новому эффективному методу анализа и расчета распространения, излучения и рассеяния волновых полей. Эта теория использовала и обобщила наглядную и привычную систему образов и понятий геометрической оптики. Ее область применения весьма ширО Ка техника антенн и трактов СВЧ, миллиметрового и ин-фракрасных диапазонов, лазерная техника, а также проблемы распространения и рассеяния воли в неоднородных средах и на телах сложной формы. Хотя ГТД строится как асимптотическая теория, применимая в тех случаях, когда характерный размер задачи а много больше длины волны К, опыт расчетов по ГТД показывает, что она дает надежные результаты вплоть до значений а порядка К. Таким образом, ее область применимости примыкает к области применимости другой предельной теории — длинноволнового приближения. Методы ГТД обобщают широко известные методы физической оптики (апертурный метод, приближение Кирхгофа) и естественно смыкаются с ними. Они обеспечивают точность, сравнимую и (для малых дли волн) превосходящую точность, достигаемую численными методами ( апример, методом интегральных уравнений). [c.3]

К сожалению, имеющийся экспериментальный материал недостаточен для проверки применимости теории. Недавно Бёммель и Никитин [300] исследовали акустическое двойное лучепреломление коллоидного раствора триокиси вольфрама. Ориентирующее действие ультразвуковых волн для этого раствора можно видеть невооруженным глазом светлые области прохождения звуковых волн выделяются на темном фоне. Этим явлением можно воспользоваться для визуализации ультразвукового поля над колеблющимся кварцем и для изучения характера колебаний. [c.499]

Вопрос о границах применимости данной здесь теории требует детального обсуждения. Прежде всего следует указать на трудности проверки теории, связанные с зависимостью элек-констант металла падающего света. 2.23. Зависимость коэффициента от- Имеет СМЫСЛ рассматривать да-ражения серебра от длины волны декую ИНфракраСНуЮ облаСТЬ, [c.104]

За пределами теории Бора также остается и область дисперсии, связанная с поглощением света. Д. С. Рождественский весьма точными измерениями показал полную применимость формулы Зельмейера, дающей зависимость коэффициента преломления pi от длины волны X, к парам щелочных металлов. Вместе с тем формула Зельмейера, выводимая из классических представлений [c.57]

Джон Гопкинсон, отбросив промежуточную область процесса деформации Треска, допустил, что теория линейной упругости применима вплоть до разрушения образца. Таким образом, для данной проволоки, закрепленной на одном конце и подверженной удару на другом, первое разрушение по мере увеличения высоты падающего груза должно было произойти у верхнего зажима или точки закрепления, поскольку по простым соображениям напряжение должно удвоиться при отражении волны. Дальнейшее увеличение высоты падения в 4 раза по сравнению с этой высотой вызывало мгновенный разрыв проволоки на том конце, где был произведен удар, т. е. увеличение вдвое начальной скорости вызвало такие же напряжения в сечении нижнего конца, как и при отражении в сечении закрепленного конца, но при первоначальной высоте падения груза. В первой из двух своих работ на эту тему Гопкинсон (J. Hopkinson [1872, 1]) был заинтересован также и в том, чтобы выяснить, следовало ли разрушение закону кинетической энергии mv , количества движения mv или вовсе не зависело от массы падаю-ш,его груза, а только от амплитуды скорости в проволоке, как это подсказывала элементарная волновая теория ). [c.195]

Оптические свойства газа свободных электронов впервые были сформулированы Друде еще в начале нашего века. Проблема состоит в решении уравнения движения свободного электрона, колеблюш егося в электрическом поле электромагнитной волны. Таким путем можно связать оптические свойства металла с его электрическими свойствами [27] ). Шульц [37] установил, что при характерных для металлов значениях концентрации электронов N и электропроводности а теория Друде применима лишь в области длин волн от 0,3 до 100 мк. В этой области х > ге, где лих соответственно действительная и мнимая части комплексного показателя преломления п, п = ге — гх, хД — таким образом, измеряя величну х, можно определить эффективную массу носителей (электронов). Однако циклотронный резонанс при подходящих условиях дает более надежные результаты. [c.112]

Пусть для простоты передняя часть тела представляет собой плоскую пластинку или клин в равномерном сверхзвуковом потоке. Для осесимметричного течения около кругового конуса следует предполагать, что радиус дна значительно больше характерного размера возмущенной области и что применимо преобразование Степанова-Манглера. Предположим в начале, что донное давление меньше давления на боковой поверхности тела на 0(1). Разрежение по дозвуковым струйкам тока распространяется вверх по потоку. Сечение дозвуковых струек тока уменьшается при разгоне. Это приводит к отклонению сверхзвуковой части течения в сторону стенки и образованию волн разрежения. Согласно теории невязких сверхзвуковых течений при Ар 0(1) во внешнем сверхзвуковом потоке (область 1 на рис. 3.6) у/и) 0(1). Толщина [c.83]

СТИ ИХ изменения [ср. уравнения (3.16-9) и (3.16-17)] путем введения функции формы линии это можно сделать довольно просто — по аналогии с выводом уравнения (3.13-16). Кроме того, мы будем теперь рассматривать только вынужденное комбинационное рассеяние, пренебрегая вкладами спонтанных эффектов в вероятности переходов. При этих условиях последовательная квантовая теория приводит в широкой области применений к результатам, эквивалентным результатам полуклассической теории. В этой связи полезно напомнить, что такая же корреляция между этими теориями суш,е-ствует в случае двухфотонного поглощения. В этом можно непосредственно убедиться из сравнения уравнений (3.13-10) и (3.13-17) для мощности, поглощаемой в единице объема. Формальная процедура изложенного ниже полуклассического рассмотрения вынужденного комбинационного рассеяния также в известной мере аналогична трактовке другого двухфотонного процесса — двухфотонного поглощения, которое также может быть описано полуклассически, если воспользоваться восприимчивостью третьего порядка. Здесь необходимо указать еще на условие применимости изложенной ниже полуклассической теории вынужденного комбинационного рассеяния в среде должны существовать две (или больше) когерентные волны, по крайней мере лазерная волна и стоксова волна построение процесса вынужденного комбинационного рассеяния из шума не может быть описано без дальнейших допущений. Оно используется при таких экспериментальных методах, при которых входное излучение состоит только из лазерной волны (ср. ч. I, разд. 4.221). Однако такое описание становится возможным в последовательной квантовой теории при учете спонтанной компоненты мы вернемся к этой проблеме при обсуждении применений в п. 3.162. [c.362]

Изложенная картина О. с. иосит феноменологич. характер среды считаются непрерывными и описываются макроскопич. параметрами (показатель преломления, диэлектрич. проницаемость и т. п.). Микроскопич. теория, основанная на атомистич. представлениях, призвана обосновать такой подход и указать границы его применимости, связать е со свойствами отдельных атомов или молекул, состав ляющих среду. Молекулярная теория О. с. исходит из следующего среда считается набором частиц (атомов, молекул), расположенных в вакууме падающая световая волна вызывает колебания в частицах, в результате чего они излучают волны, когерентные с цадающей вторичная волна одного атома, в свою очередь, действует на другие атомы и вызывает их дополнительное излучение интерференция всех этих волн с падающей должна объяснить явления преломления и О. с. Если расстояние между частицами значительно меньше Я и если плотность числа частиц одинакова во всех точках объема среды , то расчет по молекулярной теории приводит к тем же выводам, что и феноменологич. теория. Именно, в среде вторичные волны гасят падающую волну и создают преломленную вне сроды интерференция вторичных волн приводит к образованию отраженной волны с френелевской амплитудой. Если расстояние между частицами сравнимо с Я (практически это имеет место в рентгеновской области), то феноменологич. теория неправомерна и необходим иной подход (см. Дифракция рентгеновских лучей). Тепловое движение молекул обусловливает нарушение словия постоянства плотности частиц и приводит к новому явлению — молекулярному рассеянию света. [c.567]

Это утверждение справедливо только в рамках приближения квазимонохроматической теории, поскольку лишь в области ее применимости справедливо выражение (9) для интенсивности Поведение двух пучков может оказаться совершенно различным, если фа. овой задержкой е двух перпендикулярных друг другу компонент нельзя пренебречь по сравнению с длиной когерентн(хти, измеренной в единицах средней длины волны X. Для более полного описания наблюдаемых свойств пучка необходимо вводить более обилие матрицы когерентности, характеризующие корреляцию между компонентами в различные моменты времени, а также в различных точках (см [16], а также [32, 80, 81]). [c.503]

Значения, указанные в табл. 1.3.2, не согласуются с формулами (13.1.160) 1ли (13.1.24). Нацример, для меди а = 5,14-101 сек , так что для свста с л и-иой волны 5893 А (v - 5 10 e i ) а/у 10 , тогда как, согласно таблице, п к - 1,57. Кроме того, изучение зависимости оптических постоянных от частоты показывает значительно более сложное поведение, чем предсказатюс нашей формулой (см. ниже, рис. 13.3). Таким образом, необходимо сделать заключение, что нян а теория не адекватна, когда ока применяется к излучению в видимой области электромагнитного спектра. Это расхождение между теорией и экспериментом, по-виднмому, не так удивительно, если вспомнить, что даже для прозрачных сред соотноптение, связывающее материальные постоянные с показателем преломления (соотношение Максвелла це п ), имеет ограниченную применимость. Объяснение аналогично данному ранее мы не находим подтверждения предположению, что е, х и о являются действительно постоянными и должны рассматривать их как функции частоты следовательно, и показатель преломления, и показатель поглощения также будут зависеть от частоты. Единственное различие в механизме дисперсии заключается в том, что в прозрачной среде дисперсия связана с вынужденными колебаниями связанных электронов, тогда как в металле она связана с вынужденными колебаниями свободных электроко 5. Мы подробно обсудим это в 13.3 здесь мы отметим лишь, что если интерпретировать е как статическую диэлектрическую проницаемость и а — как статическую проводимость, то можно ожидать, что [c.576]

К этим весьма важным для развития строгой теории сильного взаимодействия выводам пришли независимо Ли Тинг-и и Нагамацу ) и Лиз ). Позже Стюартсон з) показал, что эти соображения подобия применимы не только внутри вязкого слоя в области сильного взаимодействия, но что, очевидно, те же соображения справедливы и для области невязкого течения между ударной волной и пограничным слоем, так что У(5) 5 / и У(5) б (5), если Моо5 >1 и Величина У(х) пока- [c.201]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...