Главная --> Справочник терминов


Дефектной структуры С другой стороны, введя радиус дебаевского экранирования, то же неравенство можно переписать следующим образом:

логарифмически расходится как при больших, так и при малых значениях Ар. Расходимость при малых передаваемых импульсах, соответствующих малым углам рассеяния, связана с уже обсуждавшимся следствием дальнодействующего характера кулонов-ских сил, приводящего к бесконечному полному сечению рассеяния. Как уже говорилось, обычно в применениях уравнения Больцмана к плазме используют экранированный потенциал (ijr)e-rlTD. При этом можно говорить, что максимальным прицельным параметром, существенным для столкновений частиц, является радиус дебаевского экранирования rD. С другой стороны,

Ото расстояние представляет собой эффективный радиус действия сил. Поэтому на расстояниях порядка радиуса дебаевского экранирования параметр (48.4) принимает вид

Следовательно, действительно на больших расстояниях, не малых по сравнению с радиусом дебаевского экранирования, нельзя пренебрегать последними двумя слагаемыми уравнения (48.3). Иными словами, на таких расстояниях для описания корреляции частиц в плазме необходимо пользоваться уравнением (48.3), а не приближенным уравнением (48.5), годным для сил малого радиуса действия.

Предположение об экранировке кулоновского взаимодействия частиц в плазме позволяет сохранить смысл интеграла столкновений Больцмана (или, что в известном смысле идентично, интеграла столкновений Ландау) применительно к кинетической теории газа заряженных частиц. Однако то, что радиус дебаевского экранирования кулоновского поля заряда определяется плотностью числа заряженных частиц, является указанием на необходимость выхода за рамки представлений, положенных в основу вывода кинетического уравнения Больцмана, учитывающего лишь парные столкновения частиц. Такой выход получается при применении теории многих частиц, позволяющей не только обосновать обычную кинетическую теорию, но и построить аппарат, пригодный для анализа явлений, для которых кинетическое уравнение Больцмана оказывается непригодным. В настоящее время уже известен ряд таких явлений. Одно из них, связанное с эффектом динамической поляризуемости плазмы и проявляющееся, с одной стороны, в экранировке кулоновского поля заряда, а с другой,— во взаимодействии заряженных частиц с колебаниями плазмы, мы и рассмотрим здесь.

Отсюда следует неравенство ^jN/V^- 1, означающее, что радиус дебаевского экранирования значительно превышает среднее расстояние между частицами. Поэтому интересующие нас эффекты обусловлены взаимодействием большого числа частиц и в связи с этим такие эффекты часто называют коллективными.

Малость среднего расстояния по сравнению с радиусом дебаевского экранирования означает, что энергия взаимодействия пары частиц на важных для нас больших расстояниях оказывается значительно меньше средней энергии взаимодействия, которая согласно (54.1) является малой. Последнее позволяет успешно использовать приближение теории возмущений, предполагающей малость взаимодействия частиц. Это означает, что для парной коррелятивной функции gnb можно пользоваться приближенным уравнением [1] (см. формулу (48.3))

где rD — радиус дебаевского экранирования, то ясно, что в области малых значений волновых чисел интеграл (55.14) но расходится, причем для состояний, близких к термодинамически равновесному, эффективный параметр обрезания соответствует радиусу дебаевского экранирования-

взаимодействия с волнами в интеграл столкновений (53.13) мал и основной эффект, обусловленный динамической поляризацией плазмы, проявляется лишьвдебаевской экранировке кулоновского поля. Очевидно, что в этом случае положение аналогично тому, которое имеет место для интеграла столкновений Ландау. Именно, можно говорить о применимости интеграла столкновений в случае распределений, пренебережимо слабо меняющихся на расстояниях порядка радиуса дебаевского экранирования (определяющего радиус действия сил) и пренебрежимо медленно изменяющихся за время полета частицы через область действия сил. Последнее означает, что характерное время изменения распределений заряженных частиц должно быть велико по сравнению с соответствующими ленгмюровскими частотами плазменных колебаний.

тельно, в таких условиях в плазме существуют ионно-звуковые волны с фазовой скоростью, большей тепловой скорости ионов, но в то же время малой по сравнению с тепловой скоростью электронов. Такие волны при Те ^> Ti слабо затухают для длин поли, много больших радиуса дебаевского экранирования, который п рассматриваемых условиях неизотермичности совпадает с ионным:

Можно поставить задачу получения с помощью общого выражения (55,13) асимптотического интеграла столкновений, пригодного п условиях сильной неизотермичности Те^> Tit в котором явно выделен вклад взаимодействия с ионно-звуковыми волнами [9]. При решении такой задачи прежде всего следует заметить, что иопно-звуковые волны с длиной волны меньше р.чдиуса дебаевского экранирования по существуют. Поэтому можно пренебречь поляризацией плазмы для таких коротких волн и пместо формулы (1)5.14) записать следующую:

2.1. Экспериментальные исследования дефектной структуры наноматериалов . . ... 62

В рамках данного допущения, которое в силу специфики дефектной структуры может быть использовано лишь с определенными оговорками, показано (рис. 1.22), что плотность дислокаций в Си растет по мере увеличения числа оборотов при ИПД кручением [80]. Обнаружено, что по мере увеличения числа оборотов

пики на рентгенограмме наноструктурной Си в основном описываются функцией Лоренца. В то же время доля лоренцевой компоненты при описании профилей рентгеновских пиков в исходной крупнокристаллической Си составила менее 60 деформации кручением, РКУ-прессование значительно увеличивает долю лоренцевой компоненты в форме рентгеновских пиков, что свидетельствует о формировании специфической дефектной структуры.

Другой интересной особенностью является значительное уши-рение рентгеновских пиков в данных образцах. Значения полуширины рентгеновских пиков для сконсолидированного образца Ni выше, чем для исходного порошка. Это в первую очередь обусловлено увеличением упругих микроискажений кристаллической решетки в процессе консолидации порошка, а не измельчением зерен. Уменьшение полуширины рентгеновских пиков при низкотемпературном отжиге сконсолидированного образца Ni, когда размер зерна все еще остается неизменным, подтвердило этот факт. С другой стороны, наблюдаемое различное уширение рентгеновских пиков может быть связано с развитием различной дефектной структуры в зернах, принадлежащих различным текстурным компонентам, а также формированием кристаллографической текстуры.

В настоящей главе изложены основные результаты экспериментальных исследований, направленных на выяснение дефектной структуры как границ, так и тела зерен в наноструктурных материалах, полученных с использованием ИПД. Рассмотрена структурная модель этих наноматериалов, базирующаяся на представлениях о неравновесных границах зерен.

2.1. Экспериментальные исследования дефектной структуры наноматериалов

Для выяснения основных особенностей дефектной структуры ИПД материалов рассмотрим прежде всего результаты, полученные на чистых металлах и/или однофазных сплавах, где нет усложняющего влияния вторых фаз.

2.1. Исследования дефектной структуры наяоматериалов

2.1. Исследования дефектной структуры наноматериалов 65

2.1. Исследования дефектной структуры наноматериадов 67

2.1. Исследования дефектной структуры наноматериалов 69




Деструкция протекает Деструкции определяется Деструкции полимеров Деструкции происходит Деструктивных процессов Детальных исследований Детального исследования Детальном исследовании Диэлектрическая постоянная

-
Яндекс.Метрика