Дефектон

Таким образом, КР [1, 3, 25] может быть описано в рамках модели, основанной на специфическом воздействии на металл труб в карбонат-бикарбонатной среде, образующейся при катодной поляризации, формировании на их поверхности солевых отложений недостаточной сплошности, локализации токов анодного растворения при одновременном воздействии растягивающих механических напряжений (эксплуатационного и остаточного происхождения). При этом, с одной стороны, кар-бонат-бикарбонатная среда в присутствии кислорода пассивирует поверхность стали, тем самым защищая ее от коррозии, с другой - при определенных режимах катодной поляризации инициирует возникновение анодного тока, приводящего к протеканию локальных коррозионных процессов. При этом коррозионному воздействию, в первую очередь, подвергаются границы зерен сталей, которые, во-первых, являются концентраторами напряжений, а во-вторых, еще до приложения механических нагрузок служат очагами активного развития коррозии за счет обогащения какими-либо (как правило, углеродом) элементами, а также в связи с их повышенной дефектона-сыщенностью. В связи с вышеизложенным весьма актуальны исследования возникновения анодного тока и количественной оценки его величины. [c.74]

Дефектоны в квантовых кристаллах [c.181]

Рис. 58. Закон дисперсии дефектона

Мы видим, что дефект в квантовом кристалле делокализуется и ведет себя как свободная квазичастица. Ее называют дефектоном Андреев А. Ф., Лифшиц И. М., 1969), а зависимость энергии бд (к) от величины к — законом дисперсии дефектона. Примером дефектона может служить атом изотопа Не в твердом Не. [c.183]

При конечных концентрациях дефектонов возможны их столкновения друг с другом, а при конечных температурах — также столкновения с другими возбуждениями кристалла (например, с фононами). Увеличение числа столкновений существенно сказывается на характере движения дефектона. Если частота столкновений достаточно мала, то по-прежнему можно говорить о практически свободно движущемся дефектоне, лишь изредка претерпевающем столкновения. При увеличении частоты столкновений наступает момент, когда за время, проводимое дефектом в пределах одной элементарной ячейки, он успевает прийти в равновесие с решеткой. Тогда следует говорить о практически локализованном дефекте. [c.183]

В большинстве случаев вероятность туннелирования относительно мала, поэтому для вычисления закона дисперсии дефектона можно воспользоваться известным в электронной теории приближением сильной связи. Функция 8д (к) находится в этом случае явно при всех значениях к. Например, для простой кубической решетки имеем [c.183]

Рис. 59. Локализация движения дефектона во внешнем потенциальном поле.

Рождение вакансионной вол ны с к = О не нарушает идеальной периодичности кристалла, однако число узлов кристаллической решетки становится не равным числу атомов. Энергия дефектона с к = О, т. е. величина Во, зависит от состояния кристалла, в частности от его объема V, который способен изменяться под влиянием внешнего давления. Может оказаться, что при некотором объеме. У параметр Допустим, что вблизи этой точки [c.184]

Тогда при V < Ук из (10.3) следует во > О, и энергетический спектр дефектонов оказывается отделенным щелью от энергии основного состояния (без дефектонов). Для образования вакансии требуется затрата конечной активационной энергии, поэтому при 7" = О число дефектов равно нулю. [c.184]

При V > Ук формула (10.3) дает 8о < О (рис. 58, б), и рождение дефектона становится выгодным даже при 7 = 0. Вакансии стремятся собраться в состояние с наименьшей энергией (к = 0), чему способствует бозевский характер статистики. Процесс скапливания (конденсации) дефектов в этом состоянии происходит до тех пор, пока не начинают проявляться эффекты отталкивания дефектов. Ясно, что при любом законе отталкивания вакансий минимуму энергии при 7 = 0 соответствует отличная от нуля равновесная концентрация дефектонов с к = 0. Поскольку при фиксированном числе атомов каждая вакансия увеличивает на единицу число кристаллических узлов, то конечная концентрация дефектов действительно создает определенную дилатацию кристалла. Это и есть квантовая дилатация. [c.184]

Представим себе, что дефектон находится во внешнем поле, обеспечивающем потенциальную энергию U (х), но не влияющем на его кинетическую энергию (10.1). Тогда полная энергия дефектона Е (к, х) может быть представлена в виде [c.185]

Рассмотрим поведение отдельного дефектона в кристалле, содержащем очень малую концентрацию как классических дефектов, так и дефектонов. Фактически мы будем говорить о свойствах одного дефектона в почти идеальном кристалле. [c.199]

При абсолютном нуле температур Т 0) дефектон ведет себя как квазичастица с законом дисперсии (10. 1), свободно перемещающаяся по кристаллу, а совокупность дефектонов обладает свойствами идеального газа. В таком случае коэффициент диффузии дефектона можно определить газокинетическим выражением D vio, где v — скорость дефектона (и Аг/k аАг/h), а 1а — длина свободного [c.199]

Рис. 70. Полосы энергии свободного движения дефектона в кристалле при Т = 0.

Рис. 71. Зависимость коэффициента диффузии дефектона от температуры в интервале ТуТ , подвижность дефектона лимитируется взаимодействием с фононами.

Квантовая механика предлагает третий исход — туннельный эффект стена остается целой, мяч вылетает наружу (проходит сквозь стену), не теряя энергии. Именно так и движутся дефектоны. [c.190]

Наличие дефектов в квантовом кристалле может дать некоторое пояснение физической природы квантовой дилатации (см. 8). Допустим, что в свободном от примесей кристалле дефектность возникает только за счет возбуждения вакансий. Возможность туннелирования превращает вакансию в дефектон, или ватнсион-ную волну с законом дисперсии (10.2). [c.183]

Вакансия как дефектон была впервые обсуждена Лифшицем И. М., но название вакансионная волна , по-видимому, предложил Хезерингтон (1968). [c.183]

Будем считать для определенности А, > О и рассмотрим дефектоны, подчиняющиеся статистике Бозе (таковыми являются вакансии в твердом Не ). [c.184]

Но вернемся к закону дисперсии дефектона (10.1), обладающему энергетической полосой ширины Ае. Согласно основанной на экспериментах оценке этой величины для атома Не , выступающего в роли примесона в твердом Не, имеем Де 10" ч- 10 К 10 -г- 10 эВ 10 10 ° эрг. Следовательно, для достаточно хорошо изученного дефектона ширина полосы энергий его квазичастичного движения очень мала по сравнению с любыми энергиями атомного масштаба. Это обстоятельство приводит к тому, что динамика дефектона во внешних неоднородных полях, ко- [c.184]

Если на характерных расстояниях / а потенциальная энергия изменяется на величину 611 Ае, то энергия дефектона заполнит узкую сильно искривленную зону (рис. 59). Фиксированной энергии дефектона Е (к, х) = Е = onst соответствует его движение, [c.185]

ЭВ. в этом случае при Ае 10 эв дефектон локализуется вдоль направления grad U на расстоянии Ах 10 см, и его движение происходит фактически вдоль поверхности постоянной потенциальной энергии U х) = onst (точнее в тонком слое, тол щина которого сравнима с межатомным расстоянием). [c.185]

Однако ширина энергетической зоны дефектона Ае, пропорциональная вероятности туннелирования дефектона, очень мала (Ае йсоо), и тепловые колебания кристалла легко могут ее разрушить. Основную причину разрушения дефектонной зоны можно пояснить с помощью следующей грубой схемы. [c.200]

Воспользуемся представлением об узельной потенциальной яме типа изображенной на рис. 65. Пренебрегая слабым квантовым туннелированием, рассмотрим дефектон локализованным в одной из таких ям. Поскольку эта яма достаточно глубокая, то в ней будет существовать некоторое конечное число дискретных уровней энергии дефектона е (л = 1, 2, 3,. ..), где e +i — е /гщ. В силу трансляционной симметрии кристалла подобные же уровни энергии должны существовать в других узельных ямах (рис. 70). Включение эффекта туннелирования создает на всех системах резонансных уровней узкие энергетические зоны, внутри которых энергия свободного движения дефектона зависит от квазиволнового вектора к и определяется выражением типа (10.1). Квантовое явление над-барьерного отражения в периодической структуре обусловливает появление также некоторых энергетических полос дефектона в области классического непрерывного neKtpa энергий (одна из таких полос отмечена на рис. 70 буквой S). При Т — О квантовое туннелирование происходит на основном уровне, и в силу зонного характера движения дефектона время туннелирования i a/v й/Ае. [c.200]

Тепловое движение кристалла смещает отдельные ямы друг относительно друга, и если Т Де, то уровни энергии в соседних узельных ямах перестают быть резонансными. Само по себе это обстоятельство еще не ликвидирует псевдозонного движения дефектона. Действительно, время реального туннелирования t Й/Де велико по сравнению как с 1/< о, так и с й/Г. Поэтому туннелирование происходит как бы на усредненном по колебаниям решетки основном уровне (при Т йюо)- Подобное когерентное движение дефектона при достаточно низких температурах (Де Г 0) обладает довольно большой длиной свободного пробега 1" а. Рассеяние дефектона на фононах приводит к зависимости I от температуры I = I (Г). С ростом температуры функция I (Т) убывает, и при некоторой температуре Т = Ту она становится меньше /о, а при определенной температуре Т = Т сравнивается с периодом решетки I (Т ) а. В последнем случае происходит динамическое разрушение дефектонной зоны, и дефект локализуется на узле. [c.201]

Справочник химика 21

Химия и химическая технология