1tom - 0573.htm
'ого, что пластич. деформация кристалла начинается при напряжениях, малых по сравнению с теоретич. прочностью кристалла.
Нестационарное движение дислокации (с ускорением) сопровождается изучением упругих (звуковых) волн, подобно тому как нестационарное движение электрич, зарядов приводит к излучению эл. -маги. волн. С др. стороны, взаимодействуя с интенсивными колебаниями кристалла, дислокация вовлекается в осццлллторное диссипативное движение и да╦т важный вклад во внутреннее трение.
Двухмерные дефекты типа двойников (см. Двойнико-вапие}, трещин или мартенситных включений также могут проявлять себя как дипамич. образования. Наряду с дислокациями они играют определяющую роль в пластичности и прочности кристаллов.
Взаимодействие с проникающим излучением. Дина-мич. взаимодействие кристалла с фотонами разной энергии (в т. ч. рентгеновскими и у-квантами), нейтронами или ускоренными заряж. частицами имеет разное проявление в зависимости от энергии и импульса, передаваемых кристаллу проникающей частицей. Если эта энергия сравнима с /шга, а передаваемый импульс
имеет порядок величины 'kla, то происходит ноупругий процесс рассеяния частицы, сопровождающийся рождением одного или нсск. фононов. Изучение таких процессов позволяет определить закон дисперсии колеблющегося кристалла (рис. 2). Однако возможен процесс без отдачи, при к-ром энергия частицы сохраняется и в кристалле не происходит рождения фонона. Такие процессы (типа М╦ссбауэра эффекта) характеризуются предельно узкими дифракционными линиями, и их доля измеряется Дебая ≈ Уоллера фактором,
Если кииетич. энергия частицы велика, то она способна выбить атомы кристалла из равновесных положений, сообщая им значит, энергию и превращая их в движущиеся дефекты. Они, в свою очередь, создают вторичные смещения атомов и смещения более высоких порядков, в результате чего возникает каскад точечных дефектов. Однако существуют такие направления, параллельные атомным рядам и атомным плоскостям («каналы»), вдоль к-рых быстрые заряж. частицы с длиной волны де Бройля, значительно меньшей а, движутся, практически не вызывая смещения атомов. Явление каналирования частиц различно для частиц разного знака зарядов (электронов и позитронов и т. п.).
Лит.: Борн М., Хуан Кунь, Динамическая теория кристаллических решеток, пер. с англ., М., 1958; К о с с-в и ч А. М,, Физическая механика реальных кристаллов, К.¥ 1Ш; Li is hi tz I. M., Kosevlch A.M., The dynamics of a crystal lattice with defects, «Kept, Progr. Phyfi.», llUjfi, v. 29, pt 1, p. 217. А. М. Косевич.
ДИНАМИКА РАЗРЕЖЕННЫХ ГАЗОВ ≈ раадсл механики газов, в к-ром изучаются явлении, требующие уч╦та молекулярной структуры, привлечения представлений и методов кинетической теории газов, Толчком к бурному росту исследований в этой области и образованию на стыке еазовоп динамики и кинстич. теории газов самостоятельной дисциплины ≈ Д. р. г.≈ послужило развитие вакуумной техники и космонавтики, что и обусловило с╦ название; Д. р. г, наз. также м о-лекулярной газодинамикой.
В Д. р. г. фундаментальное значение имеет отношение ср. длины свободного пробега молекул между столкновениями Я к характерному размеру течения L ≈ т. н. Кнудсена число K.n=lJL.
Классич. газовая динамика справедлива цри Kn*g.i. Т. к. в этом случае на длине пробега параметры газа изменяются мало, то благодаря столкновениям молекул в окрестности каждой точки течения устанавливается локальное, близкое к равновесию состояние, к-рое можно характеризовать нсск. макроскопич. параметрами (плотностью, скоростью, тсмп-poii) и производи ными от них. Ото позволяет прийти к локальному макро-_»_ скопич. газодинамич. описанию, к представлению о 620 газе как о сплошной среде (континууме), надел╦нной
нек-рыми свойствами (вязкостью, теплопроводностью» диффузией и т. д.). Число Кп, можно выразить через параметры континуальной газодинамики ≈ Маха число М и Рейнилъдса число Re(Kn^=M/fle). Отсюда следует, что континуальная газодинамика имеет место при фиксированном М и Re-*-<x либо при Re≈const и jtf-й). По мере возрастания числа Кн состояние газа вс╦ больше отличается от локально равновесного, его нельзя охарактеризовать конечным числом макропараметров и необходимо перейти к кинетическому его описанию с помощью ф-ции распределения молекул /((, я,-, |/), где t ≈ время, х{- ≈ пространств, координаты, £/ ≈ компоненты вектора скорости молекул (t≈1, 2, 3). Величина fdjcd^ определяет число молекул в момент времени £, имеющих скорости в интервале rf|=d£i rf£2 d£3 около скорости \ в элементе пространства dx≈dx^dx^dx^ около точки ж. Изменение ф-ции / во времени и пространстве Описывается кинетическим уравнением Болъцмаиа:
df df . <. df 7 ,.
где J ≈ интеграл столкновений, характеризующий изменение ф-цни распределения /, обусловленное столкновениями молекул.
Свободномолекулярное течение. Если Агл>1, то столкновениями можно пренебречь. В этом случае d//d£≈ О, т. е. ф-ция распределения не изменяется вдоль траектории молекул. Такие течения паз. свободно-молекулярными. Характер явлений при этом определяется столкновением молекул с ограничивающими течение поверхностями, а следовательно, законами взаимодействия молекул с жидкими или тв╦рдыми телами. Явления в свободномолекулярной области имеют характер, существенно отличный от аналогичных явлений в континуальной области (Kii^i). Пусть, напр., с двух сторон от нек-рой плоскости газ находится в равновесии (в покое) при темп-pax Т± и Tz и давлениях pl и ра_ Если в плоскости имеется отверстие, диаметр к-рого £;э>Х, т. е. Kn<g,l, то, согласно законам континуальной газодинамики, газ не будот перетекать через отверстие, если р\\=р%, независимо от темп-р Тг и 7*2- Если жо L-сЯ., то перетекание отсутствует при
условии pjy Тг=р2/ у 7*2, т.к. малое отверстие не нарушает равновесия в каждом из сосудов, а при равновесии число молекул, проходящих из каждого из сосудов через единицу площади отверстия, пропорционально произведению плотности р~р!Т на ср. скорость теп-
лового движения молекул, пропорциональную У Т. Характерные особенности обтекания тел в свободно-молекулярном режиме особенно наглядны при гипср-термич. скоростях набегающего потока, т. е. когда скорость потока УМНОГО больше ср. скоростей теплового движения молекул, так что, пренебрегая последними, можно считать, что все молекулы набегающего потока движутся с одной скоростью v. Если п ≈ число мши1' кул в единице объ╦ма избегающего потока и S ≈ площадь миделевого сечения обтекаемого тела, то число молекул, падающих на тело, равно nvS, а приносимый ими импульс Xi=*pv*$t где ^≈mn ≈ плотность, 7н ≈ масса молекулы. Полная сила сопротивления тела Х = = Х(-\\-Хг, где Хг ≈ реактивный импульс отраж╦нных от тела молекул. В аэродинамике силы, действующие на тело, принято характеризовать безразмерными аэродинамическими, коэффициентами. Если пренебречь импульсом отраж╦нных молекул, то коз-ф. сопротивления C^X/VaiSy2)≈ 2, т. о., коэф. сопротивления
независимо от формы тела. В континуальном же режиме для хорошо обтекаемых тел С х порядка сотых или десятых единицы, а для плохо обтекаемых близок к 1. В свободномолекулнрном гипсртсрмич. режиме подъ╦мная сила обусловлена лишь реактивным импульсом отраж╦нных молекул. В условиях космич. пол╦та, напр., скорость отраж╦нных молекул <^,v и £^= ) мал, а следовательно, и аэродинамиче-
")
}
