Период колебаний решетки

При расчете основных параметров решетки f5] задают требуемое для успешной работы значение ударной скорости v и для периодических одноударных режимов (при которых за один период колебаний опоки происходит один удар) из условий свободного полета опоки находят угловую скорость коленчатого вала [c.401]

Нелинейные взаимодействия при длительности импульсов т <т л могут быть положены в основу разнообразных схем нестационарной нелинейной спектроскопии. При этом оказывается возможным не только исчерпывающее исследование релаксации энергии и фазы оптического возбуждения, но и прямое наблюдение формы молекулярных колебаний или оптических колебаний решетки современная фемтосекундная лазерная техника позволяет получать световые импульсы длительностью всего в один период [c.110]

Если можно определить распределение интенсивности как функцию периода обратной решетки и (или изменения импульса) и изменения частоты V (или энергии падающего излучения), то можно вычислить форму дисперсионной кривой. Это можно выполнить в случае дифракции нейтронов, поскольку энергия падающих тепловых нейтронов порядка 0,02 эВ, а волны тепловых колебаний в решетке имеют энергии такого же порядка. Изменение энергии падающих нейтронов достаточно велико и может быть определено с помощью рассеивающего кристалла при анализе распределения энергии (или волнового спектра) рассеянных нейтронов. Для [c.260]

Вернемся к уравнению Клейна-Гордона, которое описывает распространение одномерных волн в среде с дисперсией, в частности в цепочке маятников с собственными частотами расположенных на расстояниях а С А (дисперсионная кривая — сплошная кривая на рис. 4.12 6). Мы уже говорили, что при о о —О дисперсия исчезает длина нитей маятников так велика, что у них нет собственного периода колебаний, цепочка превращается в данном случае в упругую струну. Дисперсия исчезла, когда исчез собственный временной масштаб, характеризующий среду. Когда каждый маятник имеет собственный период Т = 27г/ о среда из маятников не будет воспринимать частоту меньше собственной. На этой критической частоте все маятники будут колебаться синфазно волн нет, существуют только колебания. Если теперь обратиться к уравнениям (4.21) и (4.23), в которых соотношение между а и Л может быть любым, то нетрудно видеть, что дисперсия в системе сохраняется даже при Шо 0. Действительно, в этом случае мы приходим к цепочке из шариков, связанных пружинками. В этой среде дисперсия существенна, пока а не мало по сравнению с Л. Таким образом, в решетке из шариков дисперсия определяется собственным пространственным масштабом — периодом решетки . С этим же связана дисперсия в решетке из равноудаленных частиц разной массы (см. (4.16)). Что касается цепочки из связанных маятников, когда Шо ф О и расстояние а сравнимо с Л, то дисперсия определяется и временным, и пространственным масштабами. Аналогично характеризуется дисперсия и для цепочки из магнитных стрелок, где наряду с периодом а фигурирует частота шн, связанная с существованием внешнего магнитного поля (см. (4.26)). Таким образом, можно сказать, что существование дисперсии в среде связано с наличием в ней собственных, независимых от параметров волны пространственных или временных масштабов. [c.73]

О, постоянная для данного материала в широкой области температур и не зависящая от обработки материала (Wq - уа) -энергия активации разрушения (Wa, р) - параметр, совпадающий по значению с периодом собственных тепловых колебаний атомов в кристаллической решетке твердого тела (х<, = Ш Ю с), постоянный для всех материалов и не зависящий от обработки материала и условий нагрузки у - характеристика чувствительности материала к напряжению tp - наработка до отказа. [c.123]

Параметры То и То = gJo - постоянные для конструкционных металлов и их сплавов, полимеров и ионных кристаллов, совпадают по величине соответственно с периодом и частотой собственных тепловых колебаний атомов в кристаллической решетке твердого тела (равны - Ю" си 10 - Ю Гц). Параметр у характеризует структурный коэффициент, определяющий чувствительность материала к напряжению. Выражения (3.1) и (3.2) справедливы для чистых металлов, сплавов, полимерных материалов, полупроводников, органического и неорганического стекла и др. [c.124]

Мы видим, что потенциальная энергия квадратична по Qj, так что можно применить теорию малых колебаний, развитую в первом параграфе этой главы. Можно воспользоваться известными методами из теории определителей для определения собственных значений и, следовательно, нормальных координат. Однако более удобно воспользоваться тем обстоятельством, что следует ожидать нормальные колебания с длинами волн, начиная от периода решетки до удвоенной длин кристалла. Исходя из этих соображений, мы введем совокупность координат, определенных следующим образом [c.89]

Возвратимся к общей постановке задачи с переменной цир.куля-цией скорости и рассмотрим обтекание однорядной решетки произвольно колеблющихся профилей с фиксированными положениями задних критических точек. Колебания профилей примем малыми и совпадающими через N профилей (например, на рис. 67, а yv=3). Граничные условия, т. е. функции V (s, z) на профилях, и течение в целом при этом будут периодическими с периодом Т = iNt. Среднее (стационарное) обтекание решетки будем считать известным. [c.189]

Постоянная прибора кЬ (А-мм), определяющая масштаб дифракционной картины на МДК, колеблется от снимка к снимку, при этом колебания составляют примерно несколько процентов (даже для МДК, последовательно получаемых от одного и того же участка при наклоне объекта). Поэтому необходимо проводить эталонирование каждой МДК, если требуется различить фазы с одинаковыми решетками и близкими периодами. Удобным внутренним эталоном является точечная дифракционная картина от матрицы с известной структурой. [c.54]

В кристаллах атомы колеблются около своих положений равновесия, причем чем выше температура, тем сильнее колебания. При комнатной температуре амплитуда колебаний составляет приблизительно 5—10% периода решетки. Таким образом, отклонения по порядку [c.43]

Рассмотрим основные свойства диссипативной пространственной структуры на примере деформируемого кристалла. Предположим, что деформации подвергается химически чистый кристалл, содержащий лишь атомы одного сорта. Обозначим через А общее количество атомов в узлах решетки, а через В — количество атомов, смещенных из узлов вследствие наличия в исходном состоянии и непрерывно возникающих в процессе деформации дефектов решетки. Рассматривая времена i > Тц, где То — период тепловых колебаний атомов, будем пренебрегать наличием фононного спектра. Положим полное отсутствие упорядоченности в пространственном распределении атомов В при е < е . [c.84]

Пропуская пучок белого света через сосуд с жидкостью, в которой возбуждена ультраакустнческая волна (рис. 10.4), мы получим на экране спектр с дисперсией, соответствующей периоду дифракционной решетки, вычисленному по частоте колебаний кварца II скорости ультразвуковой волны в жидкости (рис. 10.5). [c.233]

Теоретическое исследование температурной зависимости электрического сопротивления в значительной степени аналогично исследованию температурной зависимости теплоемкости, но отличается некоторыми дополнительными осложнениями. Для проведения такого исследования необходимы сведения не только о колебаниях решетки, но и о механизме взаимодействия между электронами и ионами, или, как говорят, о рассеянии электронов. Последний вопрос в свою очередь включает некоторые детали поведения самой совокупности электронов. Введенное Планком представление о нулевой энергии колебаний решетки не повлияло на теорию теплоемкости твердых тел много позже было выяснено, что нулевые колебания решетки не вносят вклад и в электрическое сопротивление металла (Блох, Хаустон и Зоммер-фельд). В настоящее время можно с полным основанием утверждать, что механизм электрического сопротивления, обусловленного колебаниями решетки, предложенный в работах периода 1927—1932 гг., в общих чертах был правилен (хотя этого нельзя сказать относительно некоторых вопросов в теории теплопроводности и термоэлектричества). Тем не менее оставалось много вопросов, в которых численное согласие расчетов с экспериментом и детальное понимание процессов были далеко недостаточными. Таким образом, хотя расчет теплоемкости простых твердых тел не вызывает сомнения, однако относительно электрического сопротивления простого металла этого сказать нельзя. [c.187]

Во всех процессах смешения волн необходимым условием возникновения усиления является пространственное рассогласование (сдвиг) световых и создаваемых ими динамических решеток. В средах с нелокальным откликом такой сдвиг вызывается асимметрией свойств этих сред [15, 20]. В средах с локальным откликом при параметрических процессах появляется рассогласование световой решетки, сформированной с участием усиливаемой сигнальной волны, по отношению к динамическим решеткам, записанным чужими пучками [44]. В невырожденных процессах смешения волн отставание бегущей динамической решетки от записьтающей световой решетки вызвано конечным временем релаксации создаваемых в среде нелинейных изменений [23] (ср. с запаздыванием на четверть периода колебаний вынужденного рассеяш ого излучения Мандельштамма -Бриллюэна [32, 45]). Необходимость пространственного рассогласования динамической решетки и инициирующего поля для возникновения энергообмена взаимодействующих пучков является следствием общего для всех колебательных процессов принципа, согласно которому вынужденные колебания осциллятора всегда совершаются с фазовой задержкой тг/2 по отношению к вынуждающей силе. [c.14]

Верхний индекс плюс (минус) отвечает ж > О (ж < 0). Перед решетками дозвуковое теченпе, осредненное по периоду колебаний задано. Поэтому при п = 0и =0в дополненпе к (3.1) [c.677]

Выше зонная теория расс.матривалась с качественной стороны. Путем анализа волнового уравнения Шредин-гера [формула (1-1-8)], разложенного в ряд Фурье, в котором постоянная решетки а означает период колебаний, а и — внутренний потенциал кристалла, зонная структура объясняется также и строго теоретически. [c.308]

Существует еще одна теоретическая возможность, использующая, по сути дела, те же преимущества, которыми обладает металлический водород (Абрикосов, 1978) [178]. Речь идет о создании вещества, которое можно назвать металлический экситоний . Представим себе четный металл, содержащий равное число электронов и дырок. Если в силу особенностей энергетического спектра масса дырок будет значительно больше массы электронов ), то их потенциальная энергия превзойдет их кинетическую энергию. При этом дырки станут классическими объектами и образуют периодическую сверхструктуру, т. е. решетку в решетке Херринг, 1968 см. в [179]). Периоды такой сверхструктуры определяются плотностью электронов и дырок и не обязаны совпадать с периодами основной решетки. Для устойчивости дырочной решетки нужно, чтобы амплитуда нулевых колебаний дырок была значительно меньше (не более 1/5) периода решетки. [c.325]

Построим графически (фиг. 244) систему интерферирующих между собой плоских волн нулевого и 1-го порядка теперь можно качественно определить положение появляющихся вследствие интерференции областей максимальной освещенности. На фиг. 244 они представлены в виде вытянутых в горизонтальном направлении ромбов. Картина решетки повторяется в пространстве с периодом d =2Х /Л. Два раза она испытывает относительный сдвиг на Х/2. Следует обратить внимание на то, что в случае стоячей волны в течение периода колебаний возникают два распределения плотности, а следовательно, две диффра-гирующие системы, сдвинутые друг относительно друга на полупериод по времени и на Х/2 в пространстве. Чтобы представить себе получающуюся в этом случае картину, нужно на фиг. 244 мысленно наложить второй такой же чертеж, сдвинутый на Х/2 получаемое распределение освещенности имеет уменьшенный в 4 раза период, как и тре- [c.198]

Из (3.415) видно, что нормальные колебания представляют собой бегущие волны, волновыми числами которых будут kjaN, где через а обозначен период решетки. [c.91]

Длительность существования пика смещения, согласно оценкам Зейтца и Келлера [32], составляет порядка 100 периодов атомных колебаний (около 10 с). В начальный момент времени пик смещения можно представить в виде вакансионной зоны, окруженной облаком смещенных атомов. По поводу окончательной конфигурации пика смещения в а-уране, образуемом осколком деления или высокоэнергетичным первично выбитым атомом решетки, нет единого мнения. На основе общих представлений о развитии каскада столкновений в твердых телах в условиях облучения атомными частицами (см., например, [4, 251) можно предполагать, что полное число смещенных атомов и их пространственное распределение должны зависеть от фокусировки, каналирования и локальной перестройки атомов. [c.200]

Разумеется, отклонения геометрии трубной решетки от номинальной носят случайный характер и меняются по длине. Однако попытка анализировать эти отклонения в деталях завела бы нас слишком далеко и вряд ли привела к успеху. Поэтому рассмотрим следующую простую расчетную модель. Пусть трубная решетка имеет регулярные отклонения от номинала, в результате чего расходы (локальные средние скорости м) описываются П-образной функцией. При этом мы снова приходим к двухзонной модели, описанной выше. Это позволяет без труда сделать оценки, связанные с предлагаемой моделью. Необходимо, однако, заметить, что, если период (пространственный) колебаний локальной средней скорости й сравним с шагом трубной решетки, то мы оказываемся вне рамок предположения, положенного в основу квазигомогенной модели. [c.205]

При 1т oii= О и Im oi2 > О в волноводной области, ширина которой пропорциональна 0, появляется распространяющаяся гармоника. Функции I До (S) I и j 1>о (б) I периодичны, период их колебаний равен (4 йll)" , а в точках максимумов решетка полностью прозрачна. Если 1т(0ц = [c.116]

Прямым подтверждением того, что заряды ионов и числа коллективизированных электронов на атом у металлов больших периодов, как правило, равны их наиболее устойчивым валентностям, по крайней мере при высоких температурах, служит изменение термодинамических и механических свойств этих металлов с увеличением атомного номера [70]. Об энергии атомной связи в твердых и жидких металлах можно судить по целому ряду свойств. Так, температура плавления металла характеризует сопротивлеаде кристаллической решетки тепловым колебаниям, приводящим к некоторой критической концентрации вакансий, при которой силы межатомной связи оказываются уже недостаточными для сохранения дальнего порядка. [c.41]

При расчете спектра с по-пощью теории кристаллической решетки принимаются во внимание центральные силы, действующие между ближними и ближайшими соседними атомами. В частном случае при расчете спектра колебаний для серебра (рис. 4.2) использовали в качестве экспериментальных параметров период решетки и три константы упругих колебаний. Этот пример показывает вместе с тем, что в отдельных случаях при экстраполяции спектра упругих колебаний, по Дебаю, можно достичь разумного приближения к фактическому спектральному распределению. Спектр частот при vmax должен оборваться с тем, чтобы общее число собственных частот соответствовало их действительному числу. [c.63]

Смотреть страницы где упоминается термин Период колебаний решетки : [c.657] [c.282] [c.390] [c.144] [c.447] [c.76] [c.45] [c.310] [c.325] [c.413] [c.453] [c.681] [c.24] [c.143] [c.675] [c.415] [c.221] [c.216] [c.188] [c.18] [c.248] [c.20] [c.145] [c.19] [c.68] [c.674] [c.139]

Энциклопедия по машиностроению XXL

Оборудование, материаловедение, механика и ...