Переходы а-, Ь-, с-типа

Теперь рассмотрим случай, когда размерный фактор оказывается значительно менее благоприятным, так что при этом смешение двух сортов атомов в твердом состоянии значительно более затруднено, чем их смешение в жидкости. В этом случае возможность образования непрерывного ряда твердых растворов затруднена и в связи с этим -наблюдается переход от диаграммы состояния второго типа (рис. в2) к равновесной диаграмме состояния эвтектического типа, показанной на рис. 83. На этом рисунке а и р обозначают твердые растворы на основе компонентов А -я В соответственно. Кривые АЕ я Аа представляют соответственно ликвидус солидус для -твердого раствора, а кривые ВЕ я ВЪ — для Р-твердого раствора. Кривые ликвидуса пересекаются в эвтектической точке Е, и при этой температуре жидкость состава Е находится в равновесии с двумя твердыми фазами а и р соответственно состава а я Ь. Согласно правилу фаз (см. стр. ООО), три конденсированные (т. е. жидкие или твердые) фазы могут находиться в равновесии только при постоянной температуре. При температурах ниже аЕЬ жидкая фаза исчезает процесс, протекающий при температуре эвтектической горизонтали, можно представить следующим образом [c.135]

Валентная зона большинства полупроводников состоит из трех подзон, разделенных за счет спин-орбитального взаимодействия (рис. 9.5). Поэтому в полупроводниках, где вершина валентной зоны занята дырками, возможны три типа переходов, связанных с поглош,ением фотонов. На рис. 9.5 они изображены стрелками а, Ь, с. Для таких прямых переходов выполняются правила отбора. [c.312]

На водоскате движение будет в форме кривой спада типа Ь , которая в верхней части в связи с переходом от уклона дна 1<б р к уклону >1 кр при данном расходе начинается с критической глубины. При длинном водоскате кривая спада может закончиться в пределах водоската, а ниже движение на водоскате будет равномерным. Кривую спада можно построить по одному из рассмотренных выше способов. [c.285]

Вид периодической функции для х х) совпадает с функцией, используемой в выводе теоретической прочности по Френкелю. Однако существенное различие здесь в определении ф(л ), изменяющейся в пределах Ь/2. Этой функцией описывается взаимное смещение двух атомов, расположенных один против другого по разные стороны от плоскости скольжения в ядре дислокаций, т. е. эта функция описывает смещение атомов в ядре дислокации от участка плоскости скольжения, на котором скольжение произошло, к участку, на котором скольжение не произошло. Ширина этого перехода вдоль плоскости скольжения, в пределах которого смещения составляют i/4, т. е. 50% от общего, носит название ширины дислокации и служит мерой плавности этого перехода. Когда этот переход происходит в интервале (1—2) Ь, дислокация узкая, а когда интервал более 56, дислокация широкая. Широкие дислокации характерны для металлов, узкие — для ковалентных кристаллов типа алмаза с направленным характером связи. Для широких дислокаций характерно меньшее смещение атомов выше плоскости скольжения относительно положений атомов ниже этой плоскости, в связи с чем энергия несовпадения и величина энергии А.Е, расходуемая на преодоление сил связи в ядре дислокации, будут меньше. Поэтому подвижность дислокации возрастает с увеличением ее ширины. [c.62]

На каждом из рисунков 15, 16 изображены бифуркационные диаграммы, под ними — фазовые портреты внизу—разбиение полуплоскости параметров (Ь, с), Ь с, на классы топологической эквивалентности легких семейств (12 ). Области, соответствующие трудным семействам, заштрихованы. Номер открытой области на бифуркационной диаграмме — это номер соответствующего фазового портрета из нижней части 2, 3. ., обозначают фазовые портреты, получаемые из 2, 3,... симметрией (х, у) (у, х). При переходе через оси ei и ег без нуля на положительных полуосях х та у рождаются из нуля особые точки или происходит обратный процесс при переходе через луч Б1 (Пг) от особой точки на оси у (на оси х) отделяется или в ней исчезает особая точка, расположенная строго внутри первого квадранта. Легкие семейства (12 ) типа 2 и 2а, а также типа 3 и За отличаются друг от друга только при нулевом значении параметра множества 0-кривых соответствующие вырожденных систем неэквивалентны (рис. 16, г, 5) [c.35]

В настоящее время установлено, что некоторые элементы, например германий и кремний, имеющие ковалентный тип химической связи между атомами в твердом состоянии, после плавления переходят в металлическое состояние. Это происходит за счет разрушения пространственной системы жестких р -гибридных связей и сопровождается увеличением концентрации свободных электронов и координационного числа. Это заключение подтверждено исследованиями электропроводности, плотности и других свойств, а также рентгеноструктурными исследованиями (см. Р е г е л ь А. Р., сб. Вопросы теории и исследования полупроводников и процессов полупроводниковой металлургии , Изд-во АН СССР, 1955 Глазов В. М., Чижевская С. Н., Глаголева Н. Н., Жидкие полупроводники, изд-во Наука , 1967.— Прим. перев. [c.23]

Резцы подрезного типа предназначены для обточки деталей, имеющих наружные цилиндрические поверхности с торцовыми плоскостными переходами между участками с разными диаметрами. Чтобы выполнить эту технологическую операцию, резцы подрезного типа имеют главный угол в плане ф = 90° и срезают с заготовок слой толщиной а = 5 и шириной Ь = Из-за этого лезвие резца подрезного типа работает в несколько более напряженных условиях, чем лезвие проходного резца с углом ф < 90°. [c.167]

Если в молекуле ХУ, заменить изотопами два атома У, то мы получим точечную группу iT,. В данном случае операции (лгг) и < yz) имеют, как правило, различные характеры (см. табл. 13), хотя последние одинаковы для всех отражений точечной 1 руппы Trf. Разумеется, типы симметрии Ai и А. группы Т переходят в типы симметрии Ах и Ац группы С-ц. Характеры тина симметрии Е точечной группы для /, Са, а (хг), o (yz) равны -1-2, +2, О, О соответственно. Они являются суммами характеров типов симметрии А и А точечной группы Характеры типа симметрии Е., для тех же элементов симметрии равны 3,—1, -f-1, -hi и складываются из характеров типов симметрий А , и В . Аналогично этому, Е распадается на -Ь б, -f- fi . [c.255]

Полосы типа В. р сли направление изменения дипольного момента совпадает с осью среднего момента инерции (ось Ь), то правила отбора для симметрии уровней определяются не формулой (4,97), а формулой (4,98). На фиг. 154 построена схема возможных переходов в случае полосы типа В для наиболее низких значений / Добавленные обозначения полных типов симметрии относятся к молекуле с симметрией С.2 , для которой (как на фиг. 149) ось второго порядка совпадает с осью Ъ в случае молекул Н 20 и Н З. Для любой другой ориентации оси второго порядка получатся те же переходы, но [c.506]

Фаза oSe (у) обладает областью гомогенности 50,4—57,8 % (ат.) Se при температуре 600 °С и 51,2—56,8 % (ат.) Se при температуре 400 °С. Внутри области гомогенности этой фазы имеет место непрерывный переход от гексагональной структуры Yi типа NiAs (а = = 0,36294 нм, с = 0,53006 нм) к моноклинной структуре У2> существующей при содержании Se более 54,9 % (ат.) для состава с 56,8 % (ат.) Se параметры ячейки а = 0,61372 нм, Ь = 0,35673 нм, с = = 0,51976 нм, р = 91,22 . [c.80]

Каждый матричный элемент оператора % (т) строится, согласно (19.2.1), в виде матричного произведения операторов X , (или и С), располагаемых в определенном порядке. Операторы С ж диагональны, а оператор X, напротив, недиагонален он описывает переходы от одной корреляционной формы к другой в соответствии с определенными правилами отбора, обсуждавшимися в разд. 14.2 и 14.3, где исследовались возможные отдельные переходы. Здесь мы встречаемся с глобальной проблемой, которую можно сформулировать следующим образом. Чтобы построить матричные элементы (19.2.3), (19.2.4) в приближении пг-го порядка, согласно (19.2.1), мы должны совершить переход от s -Ь г)-частичного вакуумного состояния (справа) к некоррелированному — или к полностью коррелированному — s-частичному состоянию (слева) за т шагов, используя в качестве промежуточные состояний только коррелированные. В общем случае существует много различных путей перехода (когда он в принципе возможен) от начального в конечное состояние. Таким образом, мы сталкиваемся с топологической проблемой. Так же как и в равновесном случае (см. гл. 6), хотя и по другой причине, основная роль при анализе траекторий принадлежит типу их связности. Здесь также для исследовзния проблемы целесообразно воспользоваться диаграммной техникой, в основу которой положены диаграммы, введенные в разд. 14.2 и 14.3. [c.259]

Точный метод гидравлического расчета основан на уравнениях расхода расплава полимера через каналы той или иной конфигурации, полученных при принятии реологического уравнения, описывающего сдвиговое деформационное поведение расплава в форме степенного закона (см. уравнение IX.7). Примеры этих уравнений для круглых цилиндрического и конического каналов, канала с прямоугольйым поперечным сечением, для плоской щели с шириной поперечного сечения W, много большей его высоты Н, а также для кольцевого канала приведены на стр. 297. Там же приведены ( рмулы для расчета скорости сдвига в этих каналах. Здесь следует только отметить, что каналы экструзионных головок, как правило, имеют довольно монотонные переходы в местах стыка участков с различной геометрией, так что влияние входовых эффектов в данном случае столь незначительно, что этим влиянием можно пренебречь. При этом во всех формулах обращается в Ь. При показателе степени степенного закона , равном единице, указанные формулы описывают поведение ньютоновской жидкости константа т в данном случае есть величина, обратная вязкости ньютоновской жидкости. Рассмотренные типы каналов являются наиболее распро- [c.364]

Физич. природа хладноломкости неясна. Считают [5—7], что склонность металлов к хрупкости определяется типом кристаллич. решетки и примесями (Г . , 0. , С), образующими с металлом твердые растворы внедрения. Связь хладноломкости с типом решетки объясняют различным темп-рным ходом предела текучести (Оз) резкое повышение с понижением темп-ры у металлов с ОЦК решеткой и слабый рост у металлов с ГЦК структурой (рис. 6). Это различие можно частично отнести за счет намечающегося при охлаждении ОЦК металлов ностепенпого уменьшения числа действующих систем скольжения. Хрупкое разрушение наст5 пает при темн-ре Т , когда предел текучести становится ббльшим прочности на разрыв. Критич. темн-ра вязко-хрупкого перехода Ту. зависит от размера в. зерен микроструктуры 1/Т = (—АШ) 1п с -Ь - - С, где И о) — энергия активации освобождения заблокированной дислокации (блокировкой наз. торможение дислокации различного рода препятствиями), Л и С — постоянные а также от чистоты металла, рода и условий нагружения. Увеличение хрупкости под влиянием примесей также связывают с эффектом блокировки дислокаций внедрение атомов примеси [c.216]

П). Нижнее состояние ( П) для электронно-колебательных подполос 2" — и 2 " Ш относится к случаю связи Ь, так как оно принадлежит к электронному состоянию 2, у которого отсутствует электронный угловой момент (Л = 0). В состояниях 2" и 2" имеется большое удвоение р-типа, так как они принадлежат к электронному состоянию П, относящемуся к случаю связи а. Иными словами, подобные состояния относятся к случаю связи, промежуточному между а и с (гл. I, разд. 3,а). Это приводит к структуре полосы, которая в двухатомных молекулах обычно не встречается. Полоса состоит из шести ветвей (две Р-, две Q-, две Л-ветви), подобно полосе при переходе П (Ь) — 2 (см. [22], фиг. 124,6 русский перевод, фиг. 117,6), но с быстро возрастающим расщеплением. На фиг. 73 в качестве примера приводится диаграмма Фортра такой полосы для молекулы N O. Однако здесь верхнее и нижнее состояния поменялись местами электронный переход относится и типу 2" — Н. Электронно-колебательная полоса типа А — П (или П — А) при том же колебательном переходе (1—1) обладает нормальной структурой типа А (а) — П (6) [или П (6) — А (я)], так как в состоянии А расщепление такое же, как и в электронном состоянии П. [c.187]

Мультиплетное расщепление. Если результирующий спин электронов в одном или в обоих электронных состояниях отличен от нуля и если спин-орбитальное взаимодействие не является пренебрежимо малым, то для всех вращательных линий рассмотренных выше полос будет наблюдаться мульти-плетная структура. Как было показано в гл. I, разд. 3, при нелинейной конфигурации многоатомной молекулы мультиплетное расщепление в общем случае невелико и относится к тому же типу, как и в случае связи Ъ но Гунду для двухатомных молекул. Для линейной конфигурации мультиплетное расщепление может быть большим или малым в зависимости от того, какой случай связи, а или Ь по Гунду соответственно, имеет место (при нашем рассмотрении мы не касаемся случая связи с по Гунду). Таким образом, при нзогнуто-линейных и линейно-изогнутых переходах возможны комбинации случай Ь — случай а и случай а — случай Ь или случай Ъ — случай Ъ. Если для линейной конфигурации имеет место случай связи а, то следует рассматривать отдельно переходы с каждой мультиплетной компоненты этого состояния в нелинейное состояние в соответствии с правилами отбора (11,55)— [c.218]

В качестве примера действия этих правил отбора рассмотрим электронно-колебательный переход молекулы симметрии Сзс) в которой ось а совпадает с осью симметрии (например, Н2СО). Из табл. 6 видно, что в случае электронно-колебательного состояния Ai свойства симметрии -Ь — коррелируют с электронно-колебательно-вращательными типами симметрии следующим образом [c.246]

НгСО (гл. П1) приводит к заключению, что нижним должно быть состояние типа Ах- Поскольку более интенсивными являются подполосы, обусловленные переходами на уровни верхнего состояния с четными значениями К", это состояние должно относиться к электронно-колебательному типу В. Асимметрическое расщепление линий в -ветвях главных полос меньше, чем в ветвях Р и В. Это означает (фиг. 107), что момент перехода направлен по оси Ь (полосы типа В), т. е. находится в плоскости молекулы. Следовательно, верхнее состояние относится к электронно-колебательному типу / 2> а не к типу В1. В спектре имеется также несколько слабых полос, в которых расщепление < -линий больше, чем линий в Р- и Л-ветвях (полосы типа С). Поэтому для этих полос верхним должно быть электронно-колебательное состояние В . Трудности, возникающие при интерпретации электронной и колебательной структур и обусловленные неплоской конфигурацией молекулы в возбужденном состоянии, будут рассмотрены в гл. V, разд.2,б. [c.260]

Рассмотрим теперь более высоко лежащие уровни одной из молекул, состояния которых приведены в табл. 33, например молекулы Н2О, у кото-ро1"1 экспериментально наблюдалось достаточно большое число возбужденных состояний. В табл. 34 приведены два набора возбужденных состояний. Один набор соответствует переходу электрона с орбитали 161 (являюще11ся последней заполненной в основном состоянии орбиталью) на различные более высоко лежащие (ридберговские) орбитали, получающиеся из орбита-лей объединенного атома, а именно орбитали пз, пр, п(1у1 т.д., и второй набор — переходу электрона на указанные орбитали с орбитали 3 . Первый набор дает в пределе по мере увеличения п первый ионизационный потен-циа. 1 молекулы Н2О. Из-за расщепления всех вырожденных уровней в молекуле Н2О будут существовать три ридберговские серии орбиталей пр, т. е. орбиталей тина а,, Ьу, Ь , пять серий орбиталей п(1, т. е. орбиталей типа Й1, й1, а , 1, 2, ИТ. д., и только одна серия орбиталей пв, т. е. орбиталей типа Й1. Соответствующие серии получаются и для второго набора орбита- [c.350]

Из теории групп вытекает, что влияние одного лишь тригонального поля (Сзн или Сз), как и влияние одного лишь спин-орбитального взаимодействия, пе приводит к расш еплению уровней Аз, Е, (переходы, которые соответствуют узким линиям Я, К ж В), согласуюш емуся с опытом. В частности, Аа и Е Я) не расщепляются, а Я ) и В) дают только две компоионты. Поэтому для расчета тонкой структуры этих линий необходимо учесть комбинированное действие тригонального поля и спин-орбитального взаимодействия. С точки зрения теории групп можно определить число и типы компонент тонкой структуры указанных уровней, если эти два возмущения рассматривать последовательно одно за другим в произвольном порядке (еще раз отметим, что при квантово-механическом расчете оба возмущения следует рассматривать одновременно). Будем вначале учитывать тригональное поле, а затем спин-орбитальное возмущение. Если считать, что симметрия тригонального поля есть Сз -, то имеем следующее расщепление уровней Аз -5 Аг, Е - Е ", + Е" , -> А1 + Е" . Учет спин-орбитального взаимодействия приводит к дальнейшим расщеплениям А Е / + + Е /,, 2Е - > ЕТ/, + Е /., АгЕ / А -> Е1 / , т. е. окончательно получаем Аз + ЩЛ Е1 + Е1, а Е1+Ь Е + Щ,, а Еу, -Ь 6Еу, -Ь Е и что соответствует экспериментальным данным, если учесть, что расщепление основного состояния получается лишь во втором приближении но спин-орбите и имеет порядок 0,38 см [182] в согласии с данными ЭПР [183, 184]. Переход от симметрии Сз к Сд не дает дополнительных расщеплений, так как полученные дуплеты уже не могут быть расщеплены согласно теореме Крамерса (ион Сг имеет нечетное число (3) с1-электронов). [c.63]

Выбирая то или иное значение W = onst, проводим тем самым на рис. 8.2 Ь вертикальные прямые ММ или mm, пересекающие график скоростей в некоторых точках. Как видно из рисунка, таких точек может оказаться две ( i и 6 2 на линии тт ), четыре Вх, В2, Вз, В4 на линии ММ ) или ни одной. На ударной адиабате (рис. 8.2 а) указанным точкам соответствуют состояния за скачком, обозначенные теми же буквами i или Bi. Эти точки вместе с точкой А и будут стационарными точками системы (8.5) при заданном значении W. Чтобы знать, какие ударные переходы из начального состояния возможны, надо среди особых точек указать те, в которые приходят при возрастании i интегральные кривые, выщедщие из точки А. Для этого надо выяснить тип особых точек А, Bi и i и исследовать поле направлений A i,yV 2 . [c.326]

Рабочая поверхность каждой из половин корпуса представляет собой плоскость 12. При этом расстояние Ь между плоскостями всюду постоянно и равно 5,54 мм, т. е. значению, при котором волновое сопротивление одиночной полосковой ЛП с круглым внутренним проводником диаметром 3,04 мм равно 50 Ом (см. рис. 4.2,6). Проводники 3, 4 имеют переменное сечение и образованы из круглых проводников диаметром 3,04 мм (сечение АА) путем симметричного усечения с двух сторон (сечение ББ). Ширина проводников t монотонно уменьшается примерно от середины области связи 5 до начала изгиба проводников 7 в зоне перехода от связанных линий к подводящим коаксиальным 8. Усечение проводников с двух сторон позволяет использовать связанные НЛП типа рис. В.2,м для создания ответвителей с номинальными значениями переходного ослабления от 6 до 60 дБ. В то же время их применение существенно облегчает согласование одиночной полосковой линии с круглым внутренним проводником (см. рис. 4.2,6) и коаксиальной ЛП. Оси проводников в области связи представляют собой прямые линии, расположенные под малым углом друг к другу. Отсутствие необходимости изгибания проводников в области связи является существенным достоинством описываемой конструкции НО. Согласно выводам, сделанным в [290], углы скре-254 [c.254]

Доноры. Заполненные при отсутствии внешних энергетических воздействий (теплота, свет) примесные уровни расположены р запрещенной зоне около дна зоны проводимости (рис. 8-1, б). При этом энергия активации примесных атомов меньше, чем ширина запрещенной зоны основного полупроводника, а потому при нагреве тела переброс электронов примеси будет опережать возбуждение злектронов решетки. Положительные заряды, возникшие у отдален-ь ых друг от друга примесных атомов (на рис. 8-1,6 уровни примеси г оказаны с разрывами), остаются локализованными, т. е. не могут блуждать по кристаллу и участвовать в электропроводности. Полу-лроводник с такой примесью имеет концентрацию электронов, большую, чем концентрация дырок, появившихся за счет перехода электронов из валентной зоны в зону проводимости, и его называют полупроводником п-типа, а примеси, поставляющие электроны в зону проводимости, — донорами. [c.233]

При давлении 1,8-2 ГПа в SnTe происходит фазовый переход первого рода из кубической структуры в ромбическую типа SnS (символ Пирсона оР%, пр.гр. Рпта) параметры решетки а - 0,448 нм Ь = 0,437 нм с = [c.328]

В системе В—N наиболее твердо установлено соединение BN BN существует в двух модификациях гексагональной (а = 2,51 А, с = 6,69 А [1, 2] а = = 2,504 А, с = 6,661 А [3] и а — 2,504 А, с = 6,674 А [4]) и г. и. к. типа ZnS (цинковой обманки) с периодом 3,615 0,001 А 5]. Сообщается [5, 6] о различных методах приготовления BN с г. ц. к. структурой. Ь становлено [7], что кубическая модификация BN начинает переходить в гексагональную при температуре 1650°С. [c.149]

На примере точечной группы Сз можно показать, каким образом получены данные табл. 56. Чтобы определить поведение спиновой функции по отношению к Сз, положим ф = 120°. При этом тип соответствующий значению S = i /2 в точечной группе Kh, переходит в тип Dig, соответствующий значению = 1, дает приводимое представление в Сз с характерами 3, О,. .., которое после приведения дает Е + А , подобным же образом тип соответствующий значению S = дает представление с характерами 4, —1,. .., —4, -Ы,. .., которое приводится к сумме E j + и т. д. Значение спина S = соответствует типам + Е. , + Еу , так как тип 5 не существует в группе Сз ,. Он существует в нескольких точечных группах более высокой симметрии для этих групп, например для 1>зл, значение S = соответствует типал 1/ -Ь 3/2+ 6/2- Но только для точечных групп и jDooh это соответствие продолжается непрерывно для любых целых и полуцелых значений S. Только для этих групп Ms определено при любом S, и, таким образом, только для них теоретико-групповое рассмотрение можно заменить векторной моделью. [c.24]

Смотреть страницы где упоминается термин Переходы а-, Ь-, с-типа : [c.40] [c.628] [c.110] [c.280] [c.107] [c.287] [c.507] [c.259] [c.251] [c.98] [c.628] [c.202] [c.202] [c.555] [c.307] [c.320] [c.66] [c.142] [c.260] [c.420] [c.440] [c.309] [c.293] [c.314] [c.694] [c.180]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...