,1-Ш'), ≈(г≈г'}}, удовлетворяющими условию
Л. ≈ В. и. приводит к след, выражениям для напряж╦н и с стен электрпч. и миги, нолей:
(г Л (Г' >-
(я -
с.(д-л,./с,;
Н (г, t) =
где v=dvjdt' и вес величины, входящие в правые части этих ф-л, относятся к положению заряда в момент времени ('.
Ул.-маги, ноле, создаваемое произвольно движущимся точечным зарядом, состоит из двух частей разного характера- Порван часть не зависит от ускорения заряда и убывает как 1/Л2. Эта часть соответствует полю, создаваемому равномерно движущимся яярндом. Вторая часть поля, зависящая от ускорения заряда н убывающая как i/R, описывает ал.-магп. волны, излучаемые зарядом.
Лит.- Ландау Л. Д.. Л н ф т и и Е. М,, Теория по.чя. 7 изд., М.. 1988; Панове кий В., Филипс м., Классическая элентродинашша, пер. с англ., М.. 1663.
Ю. П. Степачрлский.
ЛЬЮИСА ЧИСЛО (Льюиса ≈ Сем╦нова число) (Le) ≈ один из подобия критериев тепловых И диффузионных процессов в жидкостях и газах, Lt≈D/a, где D ≈ коэф. диффузии, а = VPcp ≈ коэф. температуропроводности, JL коуф. теплопроводности, р ≈ плотность, Ср ≈ уд. теплоемкость среды при пост, давлении. Назв. по Имени Г. II. Льюиса (G. N. LewisJ и Н. Н. Сем╦нова. JJ. ч. характеризует соотношение между интенсив-постями переноса массы принеси диффузией и переноса теплоти теплопроводностью. Значения Вии ДЛЯ газов могут быть вычислены методами кинетический теории газов (СМ. также Переноса явления. Кинетика физическая). С совершенных голах (подчиняющихся Клапейрона уравнению] Le~\. Для большинства реальных газон Л. ч. мало отличается от 1 и слабо зависит от темп-ры. Так, для водорода Le=0,95, а для углекислого гаяа ^-£=1,18. Поэтому, напр., в расч(!тах горения (распространения фронта пламени или волны реакции] принимают Le≈ 1. При Le= 1 ур-нии диффузии и теплопроводности становятся идентичными и профили избыточных концентрации и темп-р оказываются подобными. При Le=^\ подобно этик профилей не имеет .места.
Л. ч. связано с др. критериями иодобяя ≈ Прандтля числим Рг и Шмидта числом Sc ≈ соотношением Le = =Pr/Sc. С Л. ВцшнсвЕцкий. Л5МБА ВОЛНЫ ≈ упругие волны, распространяющиеся в тв╦рдой пластиде (слое) со свободными границами, в к-рых колебательное смещение частиц происходит как в направлении распространения волны, так и перпендикулярно плоскости пластины. Л. в. представляют гобой один из типов нормальных волн в упругом волноводе ≈ в пластине со свободными границами. Т. к. эти волны должны удовлетворять не только ур-ниям теории упругости, но и граничным услоииям на поверхности пластины, картина движения в них и их свойства более сложны, чом у волн в ие-ограпивднных тв╦рдых телах.
Л. в. делятся на две группы: симметричные s и антисимметричные а. В симметричных волнах движение частиц среды происходит симметрично относительно ср. плоскости z^O (рис. 1, я], т. е. в верх, и ишк. ио-ловннах пластины смещение и по оси х имеет одинаковые знаки, а смещение а> по оси z ≈ противоположною. В антисимметричных волнах движение частиц антисимметрично относительно плоскости z^U (рис, 1,6), т. е. в верх, и ниж. половинах пластины смещение и имеет противоположные знаки, а смещение w ≈ одинаковые. В пластине толщиной 2h при частоте ш может распространяться определ. конечное число сиимот-,__ ричных. и антисимметричных Л. в., отличающихся 020 одна от другой фазовыми и групповыми скоростями
и распределением смещении в напряжении по толщине пластинм. Число волн тем больше, чем больше значение toii/ct, где с(≈ фазовая скорость сдвиговые волп.
АЛЛ
∙ЛЛЛ,
РИС. 1. Схематической 1иоОраж£-иие движении частиц среды в пластинах П(ш рао пространевин в нш симметричной ful и антигиммеТ' ричной (б) волн ЛэмОа; стрелками показано направление смещений по осям s и г-
При малых толщинах пластины (<ah/ct'( 1) в пей возможно распространение только диух Л. п. нулевого порядка: % и ас, к-рне представляют соответственно продольную и нагибную волпи а пластине (см. Изгибкае волны). Продольная волна очинь похожа на продольную волну в неограниченном твердом теле: в нон преобладает продольная компонента смещения и и только вследствие того, что грани пластины свободны, появляется небольшое смещение и>, к-рое в с,/и>/1 раз меньше продольного. Вследствие уменьшения продольной жесткости из-за податливости боковых граней фазовая скорость ciJ: этой волны немного менытто фазовой скорости с; продольной волны в неограниченной тв╦рдом теле и равна
пл , /" ~\ So
С; = С: Т / ≈≈≈≈≈≈
* ' V (1-0)' ' ∙
где а ≈ коэф. Пуассона. При увеличении толщины нластииы свойства РОЛИ s:1 и а└ меняются: они становятся вей более похожими одна на другую. При «Л/с,>1 их фазовыо и групповые скорости стремятся к фазовой
I 2 3 4 5 б 7 8 9 10 М 12 13 14
Рис. 2. Залиекмисть фазовой е*(п! и групповой сгр(й| скоростей симметричны* а и антисимметричных s волн Лэмба различны! порядков в пластин;', отнес╦нных и скорости сдвиговые волн Cj, от величины fcjft=u>fi/c(; пунктирная линия соответствие» величине CD {,.
скорости Рэлея вали сд (рве. 2), смещения локализуются вблизи свободных границ пластины и их рае-II ре делении с глубиной стремятся к распределению смещений по глубине и рэлссискон полис. Т. о., каждая из волн sn и ал превращается в дне рэлеевские волны на обои-; и о верхи ост их пластины.
Л. п. порядка нг.нпе нулевого появляются только при нвк-рих «йритич.» значениях tak/c,. При докрптич.. толщинах и частотах в этих волнах нот потока энергии и они представляют собой движение, быстро затухающее вдоль пластины. При критич. значениях co/i/ej по толщине пластины укладывается ч╦тное или нечвт-
