Верхнее полупространство

Cтраница 2

Расчет поля в любой точке верхнего полупространства ( полуплоскости) производят от двух зарядов: заданного T. [16]

Согласно теореме единственности поле в верхнем полупространстве останется прежним. Действительно, на проводящей плоскости и всюду в бесконечности ф О, точечный же заряд q можно рассматривать как предельный случай малого сферического проводника, радиус которого стремится к нулю, а потенциал - к бесконечности. [17]

Фиктивный заряд q создает в верхнем полупространстве точно такое же поле, как и индуцированные заряды на плоскости. Именно это подразумевают, когда говорят, что фиктивный заряд заменяет собой действие всех индуцированных зарядов. В другом полупространстве поле отсутствует. [18]

Такое преобразование, переводящее точку А верхнего полупространства в новую точку А, будем называть движением пространства Лобачевского. [19]

В области D, лежащей и верхнем полупространстве ха О и примыкающей к гиперплоскости х ( - - О, уравнение (1.10) но является равномерно эллиптическим, ибо коэффициент при j n правой части (1.11) стремится к нулю при ж - 0 п, стало быть, польз подобрать такие отличные от нуля постоянные hg п frx одинакового знака, чтобы выполнялось условие (1.9) для всех точек рассматриваемой области D. Пример (1.10) относится к уравнениям смешанного типа в любой области D пространства Еи, пересечение которой с гиперплоскостью ж - 0 не является пустым. [20]

Распределение газодинамических параметров на время 0 5мс при взрыве на высоте Я Ry. 1 - Т 105 К, 2 - 5 104, 3 - 3 - 104, 4 - Ю4, 5 - 3 103, 6 - 103, 7 - 350.. - р 39ГПа, 9 - 20, 10 - Ь, 11 - 2, 12 - 1. [21]

Основные особенности распределений газодинамических параметров в верхнем полупространстве при ядерном взрыве вблизи поверхности грунта связаны с развитием процессов выброса плазмы и паров грунта из относительно небольшой области за фронтом прямой тепловой и ударной волн, распространяющихся по грунтовому массиву. Струя паров грунта имеет ярко выраженную направленность - вертикально вверх. [22]

Как показано на рис. 15.17, а, верхнее полупространство заполнено диэлектриком с диэлектрической проницаемостью ela, нижнее - диэлектриком с е2а; ab - граница раздела двух сред. Вследствие поляризации диэлектриков на границе раздела выявятся связанные заряды, которые будут влиять на поле в обеих средах. [23]

Полученное о есть функция Грина первого рода для верхнего полупространства с полюсом А. [24]

Изображение точечного заряда, отраженного в плоскости z 0 к примеру. [25]

Особенность второго слагаемого лежит вне области D, второе слагаемое гармонично в верхнем полупространстве, граничные условия выполнены. Значит искомая функция Грина построена. [26]

Отсюда следует так называемый метод зеркального изображения, согласно которому вторичное поле в верхнем полупространстве не изменится, если мы удалим проводящую плоскость и в зеркальной точке поместим источник с током, равным по величине току в истинном источнике и имеющем направление, при котором тангенциальная составляющая суммарного электрического поля на поверхности рассматриваемой плоскости равна нулю. [27]

В силу условия (12.40) с помощью соотношения (12.38) потенциал ф можно продолжить аналитически в верхнее полупространство. [28]

Полагаем, что газ вне прослойки имеет температуру Tt и имеет возможность перетекать из верхнего полупространства под пластину без внешнего гидравлического сопротивления. Температура газа в любой точке пластины равна температуре пластины. [29]

В силу симметрии относительно плоскости z0, проходящей через середину пласта, можно рассматривать лишь верхнее полупространство. [30]

Страницы: 1 2 3 4