Фазовой решетки приближение

Фазовой решетки приближение 233, 245 [c.424]

Ниже в данном разделе мы приведем примеры вычисления дифракционной эффективности анизотропных фазовых голограмм в кубических ФРК для двух указанных крайних приближений. Вместе с этим весьма характерным для рассматриваемых кубических ФРК является также и третий, промежуточный, случай, когда амплитуда фазовой решетки и двупреломление исходного кристалла суть величины одного порядка малости (Ап А8 /2л), представляющий наибольшую сложность при количественном анализе. Подобная ситуация, очевидно, может возникать, например, когда к кубическому, оптически неактивному кристаллу прикладывается внешнее электрическое поле, делающее кристалл оптически анизотропным а также в случае недостаточно большой оптической активности. [c.93]

Условие фазового согласования может быть удовлетворено здесь только в том случае, когда избыточный фазовый набег Aa L/ будет скомпенсирован за счет некоторого отклонения Асо частоты генерации (О от центральной частоты линии усиления фРК о. Действительно, для подобной сдвинутой по частоте сигнальной волны коэффициент пропускания ФРК в схеме двухволнового взаимодействия на смещенной фазовой решетке в приближении заданного поля накачки оказывается равным [6.43] [c.120]

Записать вид матрицы рассеяния (10.29) применительно к очень тонкому кристаллу в первом приближении. Как (10.29) тогда связано с кинематическим приближением и с приближением фазовой решетки См. [365]. [c.233]

Приближение фазовой решетки [c.245]

В то же время (11.44) это приближение фазовой решетки, которое получается в предположении, что в кристалле суммарное рассеяние и поглощение сконцентрированы в одной плоскости. Проще говоря, считают, что функции ср(х, у) и ji(x, у) — это проекции распределения потенциала f(x, у, z) и функции поглощения fx(x, у, z) на направление г. Теперь вместо кристалла мы рассматриваем дву- [c.245]

Итак, общее выражение (11.40) дает основу для многих рядов разложений, каждый из которых обеспечивает относительно простое приближение к общему результату, справедливое в конкретных условиях. Кинематическое приближение справедливо в пределах небольших структурных факторов для данной толщины. Приближение фазовой решетки применимо в предельных случаях равенств нулю длины волны или толщины кристалла. [c.246]

Для СЛОЯ конечной толщины уравнение (11. 4), или приближение однократного рассеяния, использовать нельзя, потому что, как мы уже видели раньше, многократное рассеяние может быть существенным даже для одного тяжелого атома. Поэтому функцию прохождения для слоя следует записывать в приближении фазовой решетки как [c.247]

Однако известны некоторые экспериментальные исследования, проведенные на более толстых кристаллах оксидов, когда использование одного только приближения фазовой решетки оказывалось явно недостаточным. В некоторых случаях, когда хорошее изображение типа амплитудного объекта получали при оптимальной дефокусировке для тонких областей кристалла (до 150 А), ориентированного таким образом, чтобы пучок был почти параллелен оси кристалла, изображение с хорошим амплитудным контрастом наблюдали также для толщин в интервале 700—1000 А, но не для толщин от 150 до 700 А [132]. Именно в такой области высоких толщин кристалла была получена фиг. 13.5. [c.306]

Всякая реальная решетка, строго говоря, не является чисто амплитудной или чисто фазовой. Она периодически меняет на выходе как амплитуду, так и фазу волнового поля. Приблизительно амплитудной решеткой является рассмотренная выше совокупность равноотстоящих щелей в непрозрачном экране (рис. 187). Приближением фазовой решетки может служить стеклянная пластинка, представленная на рис. 188. В обоих случаях период решетки [c.308]

В своих двух дальнейших работах [1661, 1662] Раман и Нат развили и обобщили теорию диффракции света на ультразвуковых волнах. Решение волнового уравнения для случая распространения света в среде с коэффициентом преломления, изменяющимся во времени и пространстве, и представление световой волны с гофрированным фронтом, выходящей из звукового поля, в виде бесконечного количества плоских волн с различными направлениями распространения, дает возможность получить при помощи разложения Фурье правильные значения углов диффракции и приведенных выше в этом пункте частот Допплера как для стоячей, так и для бегущей волн. Из этой теории следует, по- мимо существования фазовой решетки, также наличие амплитудной решетки, не вытекающее из первой приближенной теории отсюда неизбежна асимметрия в распределении интенсивности диффракционных спектров справа и слева от главного максимума, возникающая при косом падении лучей света. Нат [1399, 14001 решил при помощи разложения в ряд дифференциальное уравнение для случая, когда периодическое изменение коэ ициента преломления представлено простой синусоидальной функцией. [c.189]

Экспериментальные данные показывают, что в реальном кристалле изменение теплоемкости в области фазовых переходов связано с влиянием дефектов кристаллической решетки. Наибольшее влияние оказывают термодинамически точечные равновесные дефекты, т. е. вакансии и межузельные атомы, так как они проявляются во всех условиях и притом наиболее значительно. Энергия образования межузельных атомов больше энергии образования вакансий. Поэтому главное значение имеют вакансии. Возрастание теплоемкости кристалла с приближением к точке перехода обусловлено изменением его параметра порядка. Изменение параметра порядка кристалла означает вместе с тем изменение концентрации вакансий, например, при температурах, меньших температуры перехода Т, концентрации вакансий с повышением температуры увеличиваются, а параметр порядка уменьшается, достигая нулевого значения в точке перехода. Изменение параметра порядка происходит скачкообразно при фазовых переходах первого рода и непрерывно при переходах второго рода. [c.238]

В отношении теории Ландау мы обсуждали вероятные причины ее недостаточности в конце предыдущего параграфа. Что касается приближения Брэгга - Вильямса, то его основное предположение — отсутствие ближних корреляций — несомненно еще более грубо. Недостаточность этой теории дополнительно подтверждается еще тем фактом, что в теории Брэгга - Вильямса фазовый переход возникает в любой решетке независимо от ее пространственной размерности и лишь значение температуры перехода Гк зависит от координационного числа п. Более точные методы показывают, как мы увидим ниже, что в одномерной магнитной цепочке фазовые переходы ни при какой конечной температуре вообще не происходят. [c.434]

Рассмотрим теперь двумерную решетку и сравним опять две конфигурации — одну с полностью упорядоченными моментами и другую, в которой в макроскопической подобласти, выделенной на рис. 106, б штриховой линией, направление моментов изменилось на противоположное. Обозначим N число звеньев границы между двумя областями. Изменение энергии при переходе от первой конфигурации ко второй равно М(е — е). Число способов, которым можно провести границу из N звеньев, приближенно можно оценить 3 , так как пока мы находимся достаточно далеко от исходной точки границы, для следующего звена существует три возможных направления, см. рис. 106, б. Следовательно, для изменения свободной энергии получаем АР = = М[е — — Г 1п 3]. Из этого выражения видно, что при Т>Тк = = ( — )/1пЗ величина АР положительна и термодинамически выгодно упорядочение магнитных моментов. Ясно, что качественно это рассуждение пригодно и для трехмерной решетки, и это объясняет причину существования фазовых переходов в ферромагнетиках. [c.440]

Согласно приближенной методике расчета, обычно применяемой на практике, решетка представляет собой систему плоских волноводов [284], при этом энергетические и фазовые скачки на раскрывах щелей решетки не учитываются. В этом приближении определим фазор из формулы (5.3), пренебрегая величинами ад (wj), а. (Го), ai(toi) и считая с = 0. В этом случае формула (5.5) описывает линии г = л, ах, а (5.6) определяет линии, в точках которых л = 0. [c.202]

Однако, как показали проведенные расчеты, такое приближение дает линию максимума г, практически совпадающую с линией (5.5), т. е. неточность определения поляризационных характеристик в основном предопределяется ошибкой в задании фазовых соотношений. К выражению (5.7) также можно прийти, использовав теорию длинных линий, если рассчитывать соответствующие энергетические коэффициенты по скачкам волновых сопротивлений на границах раздела между решеткой и свободным пространством. Это совпадение объясняется тем, что из строгого решения задачи дифракции на решетке из полуплоскостей в одномодовом районе следует совпадение выражений модулей коэффициентов преобразования с соответствующими формулами теории длинных линий [38]. [c.203]

Ход линий г Тх, Ту) = О на рис. 149, а и 150, а достаточно хорошо можно объяснить путем анализа приближенного условия (5.16). Параметры 2/г// и X для рис. 149 таковы, что при нормальном падении ширина лент меньше половины длины fi-волны в щелях решетки 2hj% g = 0,29), а для рис. 150 параметр 2h превышает Xg V2 на малое значение (2h/Kg — 0,55). При отклонении угла 0 от нормального в любой плоскости Ф, кро.ме ф = О, равенство (5.16) может быть достигнуто за счет изменения обоих слагаемых в левой части. Случай сканирования в плоскости Ф = О эквивалентен частотной зависимости при нормальном падении, когда f j-волна не возбуждается и режим полного отражения отсутствует. Сканирование поперек лент приводит к изменению только arg/ ii, величина которого в первом случае возрастает до значения, достаточного для выполнения условия резонанса (5.16), а следовательно, и получения точки г(Т , Ту) О (рис. 149, а). При переходе к плоскостям сканирования ф<90° величина oi и первое слагаемое в (5.16) уменьшаются поэтому потеря в фазовом набеге 5-волны должна компенсироваться большим значением arg/ n, что возможно при больших углах 0. Этим объясняется тот факт, что линия г(Тх, Ту) = 0, обусловленная эффектом полного отражения Я -составляющей поля падающей волны, для решетки с шириной лент < 0,5,0=0 начинается на коорди- [c.215]

Более близкими к реальным являются поляризаторы из лент конечной толщины. Если толщина достаточно мала, то поляризационные и энергетические характеристики таких решеток будут обладать теми же закономерностями, что и в рассмотренной выше модели. В количественном отношении заметных расхождений следует ожидать вблизи значений 1/Х = 0,5, особенно для величины г. В этом частотном диапазоне появление конечной толщины у лент решетки приводит к приближению ширины волноводов к критической для Н- - и /Ji-волн. Последнее больше сказывается на фазовых соотношениях между ортогональными компонентами поля на выходе решетки, чем на амплитудах. Поэтому при (/Д — 0,5) -С 1 отличие результатов по сравнению с бесконечно тонкими лентами заметнее для величины г и меньше для энергии прошедшей эллиптически поляризованной волны [288, 289]. [c.216]

Добавку к фазе в этом приближении приобретает только слабый сигнальный пучок — она равна фазовому набегу на несмещенной компоненте решетки. [c.27]

Зерна а- и 3-фаз особенно заметно укрупняются при скоростях, меньших оптимальных. При оптимальных и малых скоростях деформации микроструктура сплава более однородная, чем после ОБД. Вместе с тем в зависимости от скорости горячей деформации в сплаве наблюдается различное количество первичной а-фазы. Если в структуре сплава, деформированного со скоростью 1,2Х ХЮ с , содержится 59 % первичной а-фазы, то после деформации с оптимальной скоростью—50 % (t =3 мин). В микроструктуре сплава после ОБД содержится также 50 % а-фазы, т. е. уменьшение скорости горячей деформации заготовок способствует приближению сплава к более равновесному состоянию. Как отмечено в 6.1, изменение фазового состава, по-видимому, связано с перераспределением легирующих элементов, которое при нагреве и выдержке протекает медленно, но может значительно ускоряться в результате активизации диффузионных процессов при уменьшении скорости СПД. В пользу этого предположения свидетельствует также изменение периода решетки р-фазы. Чем меньше скорость деформации заготовок, тем больше его величина и, следовательно, тем больше обеднена эта фаза легирующими элементами. Необходимо отметить, что наиболее значительно период решетки р-фазы изменяется после деформации с оптимальными и меньшими оптимальных скоростями, причем при уменьшении скорости деформации его значения приближаются к периоду решетки р-фазы в термически обработанном образце (0,3269 нм). [c.214]

В I эта проблема разрешается на основе концепции перестраиваемого потенциального рельефа. Показано, что динамическая компонента вектора смещений описывает колебания атомов в неизменном рельефе, а смещение его минимумов при удалении от равновесия деформацию превращения кристаллической решетки. При этом оказывается ( 2), что переход типа мартенситного превращения не может быть сведен к обычному фазовому переходу. Наиболее адекватным его представлением является синергетический подход, который сводится к теории Ландау только в адиабатическом приближении, отвечающем диссипативному режиму эволюции системы. [c.113]

Поперечные смещения атомов в пределах каждой колонки предполагают постоянными и учитывают, умножая Q (/i, k) иа фазовый множитель. Смещения вдоль направления пучка могут быть учтены варьированием значений Р (h, k). Нарушения кристаллической решетки, для которой колонковое приближение неприемлемо, можно учесть с помощью специальных методов мы их опишем ниже. [c.248]

Вблизи структурных фазовых переходов развивается неустойчивость кристаллической решетки, с чем связаны возникающие при приближении к точке фазового перехода особенности физических и структурных характеристик кристалла, аномальные по сравнению со свойствами кристалла вдали от области превращений. В металлических сплавах признаки неустойчивости кристаллической решетки наиболее ярко проявляются накануне мартенситных переходов. [c.192]

Фазовая функция (2.350) соответствует фазе периода дифракционной решетки с чистом порядков N/2) х N и обеспечивает фокусировку в половину исходной области из ] X ] порядков. Использование аналитического начального приближения [c.133]

Вид СУ (5.25) позволяет сделать заключения о зависимости зонной структуры от давления при однородном сжатии кристалла. Действительно, по (5.22) положения всех энергетических уровней Е — Еа ) изменяются пропорционально а . В первом приближении ширина й-зоны при всестороннем сжатии растет обратно пропорционально квадрату параметра решетки, а в следующем приближении, по (5.28),— обратно пропорционально пятой степени. Численный эксперимент [372] подтверждает зависимость а , впервые отмеченную из других соображений в [294]. Ясно также, что все уровни кристалла будут при сжатии повышаться, что приведет к повышению полной энергии, а это невыгодно . Следовательно, с ростом давления будет возрастать вероятность фазового перехода в другую кристаллическую модификацию, в которой энергетические уровни будут расположены так, чтобы полная энергия была меньше. [c.199]

В этом случае выражение (5.68), разумеется, всегда сходится. Пользуясь аналогией между статистической суммой для данной модели и марковским процессом [29], можно представить матрицу переноса в виде ядра интегрального уравнения и найти наибольшие собственные значения, которые затем надлежит подставить в соотношение (5.59). Интересно, что в предельном случае у N О эти собственные значения становятся вырожденными, что соответствует фазовому переходу при температуре 2/М. На самом деле в этом предельном случае каждый спин очень слабо взаимодействует со всеми остальными, так что вся цепочка представляет собой единый однородный кластер . Иначе говоря, рассматриваемая модель преобразуется при этом в решетку с бесконечным координационным числом (т. е. бесконечной размерности), для которой результат приближения среднего поля (5.6) оказывается точным. [c.198]

Уравнение Ван-дер-Ваальса дает хорошее качественное описание фазового перехода жидкость — пар, причем в простой алгебраической форме. Более того, можно усмотреть близкую аналогию между этим уравнением и приближением среднего поля ( 5.2) для беспорядка замещения. Как показали Янг и Ли [7], гамильтониан Изинга можно рассматривать как энергию решеточного газа ( 1.5), в котором состояния спин вверх отвечают атомам, а спин вниз — вакансиям в узлах правильной решетки. Параметр порядка of описывает конденсацию в фазу с плотностью атомов [c.256]

К сожалению, строгого доказательства теоремы Андерсона, четко определяющего границу перехода, не существует. Здесь возникает такая же ситуация, как и в теории трехмерной модели Изинга (гл. 5). Существование фазового перехода в последней несомненно однако вычислить температуру и другие параметры в критической области чрезвычайно трудно. В такой ситуации упрощенная математическая трактовка (типа, например, приближения среднего поля, 5.2) может дать больше, чем попытка получить точный ответ. Поэтому здесь мы следуем упрощенному варианту первоначальной работы Андерсона об отсутствии диффузии в некоторых неупорядоченных решетках . [c.418]

Сохранение в экспоненте этого выражения только первого члена с к = 2 соответствует, как видно из формулы (1.29), учету гауссовых флуктуаций над самосогласованным полем с дисперсией Х2. Эти флуктуации меняют температуру фазового перехода, вычисляемую в приближении самосогласованного поля [37, 21]. Относительная поправка к Тс имеет порядок величины l/z, где z — число ближайших соседей в решетке. [c.17]

Чем больше число с, т.е. число узлов, с которыми взаимодействует какой-либо данный узел решетки, тем концепция самосогласованного поля представляется более обоснованной. Полученное приближенное решение является точным, если число с возрастает до максимального своего значения с = JV-1 = iV, т. е. когда каждый узел одинаково взаимодействует со всеми остальными узлами решетки. Ввиду того, что температура фазового перехода является неаддитивной термодинамической величиной, имеем [c.345]

До сих пор мы в основном имели дело с системами со слабым взаимодействием, т. е. с системами, в которых взаимодействие между частицами настолько мало, что их движение можно рассматривать как почти свободное, например разреженные газы. Сюда относятся также системы, движение в которых может быть представлено в форме нормальных мод (например, колебания решетки в кристалле). Это наиболее типичные примеры с ними часто приходится сталкиваться в реальных задачах. Вместе с тем во многих случаях (которые, возможно, представляют наибольший интерес) взаимодействие между частицами настолько сильно, что подобные упрощения уже недопустимы. Ярким примером могут служить явления ферромагнетизма и фазовые переходы (в общем смысле). Строгое рассмотрение таких систем чрезвычайно сложно, но могут быть разработаны различные приближенные методы, позволяющие выявить наиболее существенные детали физических явлений, связанных именно с сильным взаимодействием. В настоящей главе будет разобран ряд наиболее типичных задач, которые могут служить введением в более углубленное изучение проблемы. [c.325]

Это приближение фазовой решетки можно рассматривать как первый член ряда—так называемого ряда фазовой решетки, в котором последующие члены включают в себя последовательно другие столбцы членов в (11.43) и, как ожидают, соответствуют учету трехмерных дифракционных эффектов с возрастающей точностью. Однако для членовэтого ряда, за исключением первого, не найдено подходящей формы упрощения. И на самом деле не сразу видно, что члены более высокого порядка могут быть полезны, так как содержат все более высокие положительные степени ошибок возбуждения, а следовательно, выделяют менее важные отражения — те отражения, для которых ошибка возбуждения велика. [c.246]

Возможность получения полезной информации о дефектах в кристалле, разупорядочении или возмущении на основе диффузного рассеяния на электронограммах рассматривалась несколькими авторами. В этой области существуют очевидные ограничения в связи с образованием кикучи-линий в любом распределении диффузного рассеяния, однако на практике эти эффекты можно в значительной степени устранить, проводя усреднение по малой области углов падения (или кристаллических ориентаций), поскольку ки-кучи-линии очень сильно зависят от ориентации. Начальные расчеты проведены Фишером [136] в предположении, что интенсивность диффузного рассеяния на электронограммах от сплавов Си—Аи, обусловленную ближним порядком, можно связать с интенсивностью кинематического рассеяния с помощью плавно изменяющегося динамического множителя . Однако было обнаружено, что модификацию диффузного рассеяния размерным эффектом от таких сплавов можно ослабить сильными двумерными динамическими взаимодействиями вблизи главных ориентаций (см.гл. 16). Все это, а также изучение теплового диффузного рассеяния плюс соображения, основанные на приближениях фазовой решетки, привели Каули [85а, 856] к мысли, что учет динамических эффектов может оказаться полезным, поскольку он позволит вы- [c.278]

Для описания каналирования с помощью дифракционных явлений были сделаны различные попытки. Наблюдение аномального прохождения в направлениях плоскостей решетки напоминает эффект Боррмана. Но некоторые размышления показывают, что двухволновая динамическая теория, используемая обычно при обсуждении эффекта Боррмана даже для электронов, здесь совершенно непригодна. Для протонов длина волны составляет приблизительно 1/40 длины электронной волны с той же энергией. В то же время сила упругого взаимодействия с веществом, определяемая величиной <т = jt/A , будет приблизительно в 40 раз больше, и степень неупругого рассеяния относительно еще больше. Следовательно, в случае дифракции протонов толщина кристалла, в которой имеет место когерентная дифракция, составит десятки ангстрем, число одновременных отражений будет очень велико и сфера Эвальда будет почт плоской. При этих обстоятельствах приближение фазовой решетк с учетом поглощения должно быть достаточно точным, чтобы его применили к любому возможному наблюдению при дифракции протонов или более тяжелых ионов. [c.329]

Задачу для одного слоя в приближении фазовой решетки заново сформулировали Каули и Меррей [90]. Когда проектируется распределение потенциала в слое, то максимумы спроектированного потенциала изменяются в зависимости от числа атомов любого сорта в атомных рядах в направлении падающего пучка. При подстановке этих максимумов в комплексную экспоненту функции прохождения для фазовой решетки рассеяние уже не будет линейной функцией числа и сорта атомов. Амплитуды рассеянного излучения будут зависеть от вероятности встретить, скажем, линии из трех или четырех атомов золота. Резкие основные отражения будут модифицироваться псевдотемпературным фактором (см. гл. 12), который, как в случае интенсивностей диффузного рассеяния, будет зависеть от значений отдельных параметров многоатомной корреляции. [c.387]

Анализ приведенных концентрационных зависимостей свидетельствует об аналогичном характере изменения порога хладноломкости и энергии дефекта упаковки [100]. Оба эти параметра являются структурно-чувствительными характеристиками и изменяются по кривой с минимумом, соответствующим границе (е+у)- и у-областей. Несовпа-)дение по содержанию марганца при одинаковом фазовом составе объясняется различной чистотой выплавки взятых для исследования сплавов [12, 100]. По мере приближения к температуре начала мартенситного превращения Мп энергия дефекта упаковки уменьшается. В сплавах, расположенных на границе (e-fl-y)- и -областей температура М-а близка к комнатной, при этом энергия дефекта упаковки минимальная, что свидетельствует о снижении устойчивости кристаллической решетки [100, 108]. Наблюдается особое предмартенситное состояние, когда возникает ближ- ний порядок динамических смещений атомов, что характеризуется появлением диффузного рассеяния электронов и [c.246]

Большинство расчетов, относящихся к атомам, молекулам и твердым телам и основанных на использовании приближения функционала локальной плотности, приводит к громоздким вычислениям, необхо димым для решения уравнения Шредйнгера. Поэтому точность такого численного расчета при заданном функционале зачастую неизвестна. Ясно, что вероятность снижения точности расчета возрастает при переходе от простых систем (атомы) к сложным (поверхности полупроводников или переходных металлов). Для иллюстрации мы выбрали из многих надежных расчетов недавнюю работу [5] группы ученых из Калифорнийского университета (Беркли), посвященную фазовому переходу и динамике решетки в кремнии. Затем мы дадим краткий обзор и других приложений. [c.188]

Решетки, позволяющие сконцентрировать излучешхе в 1-м порядке, имеют большое практическое значение. Рассмотрим возможность использования подобных решеток для расчета разлжтаых фокусируюиц1х ДОЭ, например линз. В скалярном приближении для расчета ДОЭ обычно используется приближение тонкого оптического элемента, описывающее ДОЭ через фазовую функцию. Пусть 9 (ж), ж [О, с1 фазовая функция ДОЭ, рассчитанная в приближении геометрической оптики из условия фокусировки в заданную область. Приближение геометрической оптики основывается на уравнении наклонов, определяющем направление преломленного луча через фазовую функцию ДОЭ в виде [c.184]

Можно составить волновые пакеты с групповой скоростью дш/дк, причем Е = и фазовая скорость равна со//г. Проведенные рассуждения выявляют необычное сходство спиновых волн с колебаниями кристаллической решетки, нли фононами. По аналогии с понятиями фонон , фотон и т. д. мы назовем спин-волновое возбуждение магноном . Поскольку рассмотренная выше приближенная юдeль спиновой системы состоит из независимых бозе-частиц, можно воспользоваться для ее описания формулами, полученными ранее. Свободная энергия Р описывается выражением [c.237]

Примечание Д-р Р. Т. Коулридж оказал автору весьма существенную помощь при подготовке этой таблицы, и некоторые из содержащихся в ней величин изменены по сравнению с приведенными в оригинальных публикациях в соответствии с более поздними результатами или пересчитаны заново, чтобы представить всю информацию идентичным образом. Чтобы не усложнять таблицу, в ней не указаны погрещности полученные в экспериментах значения округлены таким образом, что, как правило, числа верны с точностью до 2—3 единиц последнего разряда. Следует отметить, что все частоты даны в долях частоты для сферы свободных электронов, а не в долях истинного значения F. Экспериментальные значения скорректированы с учетом искажений решетки. В случаях а — в приведены результаты трех различных подгонок ( фитов ) для иллюстрации того, что, используя различные наборы значений фаз, можно достичь лучшего согласия с опытом при описании изменения сечений а и столкновений б , чем при использовании набора, получаемого при совместной подгонке в случае в приближение к эксперименту улучшается незначительно. Для случаев г и д приведен только один набор фаз, поскольку он обеспечивает подгонку в пределах погрешности измерений. В таблице приведены также данные полученные при использовании модели жестких зон (МЖЗ), которые показывают, что, хотя эта модель и обеспечивае. довольно неплохое качественное описание изменения частот, количественно она подходит хуже, чем подгонка с использованием приближения фазовых сдвигов. [c.458]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...