Кристаллы двумерные молекулярные

Итак, молекулы адсорбата могут находиться на поверхности адсорбента в течение длительного времени. Интересно выяснить, как проводит это время молекула в адсорбционном слое В результате колебаний атомов адсорбента между ними и молекулой адсорбата происходит непрерывный обмен энергией. Если молекула получит импульс, нормальная составляющая которого превысит Qa, молекула покинет поверхностный слой. Если же этот импульс направлен в основном тангенциально к поверхности, молекула скользит по ней, сталкиваясь с другими молекулами. Такая поверхностная подвижность молекул составляет физическую основу явлений растекания и смачивания. Жидкость растекается по жидкой поверхности на 2—3 порядка быстрее, чем по твердой (поскольку микрошероховатость отсутствует и все точки жидкой поверхности энергетически равноценны). Но и на твердых поверхностях существование двумерной подвижности установлено экспериментально. Хорошо известный пример с растеканием насыщенного раствора КС1 по стеклу в солевых мостиках, с последующим высыханием и образованием ползущей твердой корки, иллюстрирует это явление. Фольмер установил, что молекулы бензофенона уходят из кристалла по стеклу на расстояния — 0,1 мм, значительно превышающие молекулярные размеры. [c.135]

Все предложенные до настоящего времени теории зарождения и роста НК и пленок игнорируют реальное состояние поверхности раздела, участие во многих случаях химических реакций в процессе кристаллизации из газовой фазы, следствием которых является наличие слоя хемосорбированных молекул на поверхности раздела. При наличии хемосорбции непосредственный обмен между подложкой и средой практически отсутствует и хемосорбционный слой в известном смысле можно считать промежуточной двумерной фазой . Рост кристалла в этом случае, по-видимому, происходит в результате актов химического распада молекул хемосорбционного слоя, механизм которых совершенно не изучен. Особая трудность возникает при обсуждении возможных механизмов роста эпитаксиальных пленок сложных соединений при жидкофазном осаждении в связи с тем, что молекулярная форма нахождения большинства этих соединений в растворах и расплавах в настоящее время неизвестна. Поэтому единой достаточно удовлетворительной теории зарождения и роста НК и пленок при газофазном осаждении пока не существует. Необходимо дальнейшее накопление надежных экспериментальных данных о реальной структуре (атомной и электронной) поверхностей раздела, о явлении хемосорбции, о так называемой закомплексованности и других определяющих явлениях. Важным также в теории гетерогенного зародышеобразования пленок является установление соотношения между процессами статистического зародышеобразования на чистых подложках и на активных центрах. Имеются сведения (Л. С. Палатник и др. 1972 г.) об образовании и длительном существовании в тонких пленках термодинамически неравновесных фаз. Поэтому пределы применимости к тонкопленочным системам (приборы микроэлектроники, оптические покрытия и др.) диаграмм состояний, разработанных для систем массивных материалов, требуют подробного анализа и обсуждения. [c.485]

Л.2.2. Плотнейшие молекулярные упаковки. С помощью геометрической модели Китайгородский [I, 43] рассмотрел соотношение между плотностью упаковки и симметрией кристалла. Он нашел, что реальные структуры всегда будут среди структур, имеющих плотнейшую упаковку. Прежде всего он установил симметрию тех двумерных слоев, которые допускают в плоскости координационное число 6 при произвольном наклоне молекул по отношению к осям элементарной ячейки слоя. В общем случае для молекул произвольной формы существует только два типа таких слоев. Один тип слоев построен на косоугольной сетке, имеющей центры инверсии другой, с прямоугольной ячейкой, построен под действием трансляции и параллельной ей винтовой оси второго порядка. Затем отбирались пространственные группы, для которых такие слои возможны. Этот подход представляет значительный интерес, поскольку он позволяет выяснить, почему несколько пространственных групп широко распространены среди кристаллов, тогда как большая часть из 230 групп почти никогда не встречается. [c.459]

Алюмосиликатный каркас дакиардита также построен из цепей 5-членных колец, параллельных оси с [162]. Однако, как показывает рис. 2.76, в этом каркасе цепи соединяются иначе, чем в мордените. В структуре дакиардита имеется двумерная система каналов, однако данные о молекулярно-ситовых свойствах этого цеолита пока отсутствуют. Положение катионов и молекул воды не определено. Изучение структуры проводилось на кристаллах природного дакиардита, которые содержали катионы К+, N3+, Са + и [c.134]

Поскольку мерой скорости растворения кристалла служит скорость образования вогнутых двумерных зародышей на поверхности растворяющегося кристалла, и эта скорость пропорциональна то уравнением (5.24), а следовательно, и (5.25) описывается в принципе и процесс растворения. Исходя из молекулярно-кинети-ческой теории, уравнения, аналогичные (5.24) и (5.25), можно вывести также для линейной скорости роста и испарения жидких [c.93]

Дальнейшим развитием молекулярно-кинетической теории роста и растворения кристаллов является дислокационная теория. Теория несовершенного роста кристаллов, или теория дислокаций [363— 368], является современной теорией и претендует на наиболее полное описание роста кристаллов из газовой фазы. Она объединяет все лучшее из существовавших до нее теорий. Основная идея ее заключается в том, что плоским двумерным зародышем новых атомарных или молекулярных слоев является дислокация — чисто геометрическое нарушение в кристаллической решетке. Дислокация обеспечивает наличие готовых ступеней на поверхности грани кристалла независимо от расстояния продвижения ступеньки, благодаря чему рост кристаллической грани становится непрерывным, так как разрастание слоя происходит достаточно быстро и считается, что оно не лимитирует скорости кристаллизации. [c.96]

В. М. Лукьяновичем сделана важная попытка исследования микрорельефа поверхности кристаллов. В работе [4] мы обнаружили несколько четких ступеней на изотерме низкотемпературной адсорбции Хе и Кг на этих кристаллах. Дюваль и Томи [5] нашли две четкие ступени (большую и маленькую) в области двумерного фазового перехода криптона на графитовых листочках. Во всех этих случаях таких ступеней немного. Я вижу в этом связь с выходом на поверхность кристаллов граней разных индексов, со структурами роста граней и с дислокациями. Вероятно, число таких энергетически резко отличных мест невелико, поэтому их не следует описывать непрерывными функциями распределения. Возможно, что детальные исследования структуры поверхности методом декорирования при повышении разрешения и адсорбционными методами помогут создать основы физической теории неоднородности поверхностей твердых тел, необходимой для развития молекулярной теории адсорбции на неоднородной поверхности (см. также [6, 7]). [c.320]

Известно, что графит образует слоистые соединения со щелочными металлами, с хлоридами переходных металлов, с солями металлов и другими соединениями. В слоистых соединениях один или несколько углеродных слоев графита чередуются с двумерным слоем соли или металла. Предполагают, что часть металла или окисла металла (например, N1 или N10) в виде атомов или молекулярных кристаллов находится между углеродными сетками графита, образуя соединения включения [142]. [c.69]

Степень полноты количественной теории кристаллизации в больших объемах ограничена возможностями используемого при построении такой теории математического аппарата, который определяет необходимую меру упрощений, принимаемых при разработке расчетной схемы процесса. Оказывается неизбежным принятие ряда допущений относительно атомно-молекулярного механизма кристаллизации и законов теплопередачи в жидкой и твердой фазах. Так, например, при анализе последовательной кристаллизации следует задать зависимость скорости роста кристаллов V от переохлаждения ДГ, определяемую рельефом поверхности раздела фаз в атомном масштабе [И, 12]. Если плотность точек роста на поверхности кристалла близка к единице (атомы из жидкости могут подстраиваться к кристаллу в любой точке его поверхности, которая предельно шероховата ), то в условиях стационарного процесса V — А Г ( нормальный рост кристалла). В противоположном случае совершенно гладкой в атомных масштабах поверхности раздела фаз последовательные слои твердой фазы возникают через формирование двумерных зародышей и функция V (АТ) много сложнее ( слоистый рост кристалла). Наличие на поверхности кристалла несовершенств, например областей выхода винтовых дислокаций, меняет вид зависимости у от АТ. [c.10]

В последующих работах И. И. Порфирьевой [399] рассмотрены двумерная и трехмерная модели решеток молекулярного кристалла. Колебания подразделяются на чисто трансляционные и ориентационные только для предельных частот и только при дополнительном условии g + h=0. При этом предельные частоты акустических ветвей чисто трансляционных колебаний равны нулю, чисто ориентационных — пропорциональны (г = X, у, г). Предельные частоты оптических ветвей для рассматриваемого случая пропорциональны (трансляционные колебания) и У(ориентационные колебания). Здесь [у, моменты инерции молекулы по соответствующим осям, — некоторые комбинации квазиупругих постоянных решетки. Аналогичные выводы получены в работах [400]. [c.427]

Энергия, выделяющаяся при включении в плоскости иона (молекулы), зависит от характера силового поля кристаллической решетки. В случае ионных кристаллов при расчете энергии присоединения необходимо принимать во внимание взаимодействие не только с наиболее близкими, но и с удаленными соседями. Расчеты показывают, что при этом начало образования нового слоя энергетически наиболее вероятно с угла грани. В неионных (гомеополярных) кристаллах молекулярные силы резко уменьшаются с увеличением расстояния, поэтому здесь достаточно принимать во внимание взаимодействие присоединившейся молекулы лишь с ее ближайшими соседями. При подробном изучении обнаруживается, что для гомеополярных кристаллов отложение частицы, начинающей новый слой, наиболее вероятно в середине плоскости имеющейся грани. Процессом, определяющим кинетику роста кристаллов в каждом из этих случаев, является образование двумерных зародышей [101] для вычисления [c.55]

В ковалентных связях в алмазе все связывающие электроны локализованы между теми атомами, которые они соединяют, и поэтому алмаз — плохой проводник электричества. С графитом дело обстоит совсем по-другому. Четверть его электронов находится на молекулярной я-орбитали, которая распространяется вдоль плоскости шестиугольников с одного конца кристалла до другого. я-Электро-ны на этой двумерной МО полностью делокализованы. Будучи очень подвижными, они легко смещаются под действием электрического поля в сторону положительного заряда. Этот подвижный заряд делает графит хорошим двумерным проводником электричества в направлениях, параллельных слоям связанных атомов. Наличием этих же подвижных электронов объясняются как поглощение света, так и блеск (глянцевитая поверхность) графита. У алмаза связи так прочны, что у фотонов света в видимой области спектра не хватает энергии, чтобы перевести связывающие электроны на разрыхляющие орбитали и создать условия для поглощения света. Окраска цветных алмазов всегда обусловлена наличием примесей. [c.263]

В предыдущей главе обсуждались возможности молекулярных моделей для так называемых идеальных кристаллов которых, строго говоря, в природе не существует. В реальных кристаллах, как правило, возникают области, в которых расположение атомов существенно отличается от характерного для идеального кристалла периодически упорядоченного расположения. Такие области называют дефектами в кристалле, при-че.м в зависимости от размерности области искажения дефекты разделяют на двумерные (поверхности), линейные (дислокации) и точечные (вакансии, примесные и междоузельные атомы). Для точечных дефектов используют также термин локальные центры , отражающий нуль-мерность дефекта. [c.246]

В свете современных представлений механизм кристаллизации представляется следующим образом. Прежде чем кристалл начинает расти, должен образоваться двумерный зародыш или островок монослоя размером, вероятно, в 100 молекулярных диаметров, на краях которого возможен рост до образования нового монослоя на плотно упакованной кристаллической по- [c.123]

НЫХ двумерных кислородных слоев, которые соединяются посредством молекулярных сил. Разрыв связей при диспергации кристаллов происходит вдоль плоской сетки, проходящей через кислородные мостики, связывающие основания тетраэдров смежных лент. Ненасыщенный заряд разорванной связи компенсируется протоном, переводя О в ОН. [c.9]

К указанным здесь вопросам примыкает и рассматриваемая нами проблема молекулярных сил на гранях кристаллов (диэлектриков). В самом деле, при известных условиях (адсорбционный слой на поверхности твёрдого адсорбента является двумерным кристаллом, поверхностное поле неоднородно, структура решётки адсорбента в основном сохраняется на гранях, имеется подобие между моле- [c.118]

Статистический расчет структуры поверхности. 1. Поверхностное плавление, шероховатость и модель Изинга. Вслед за Ли и Янгом [30] Бартон и Кабрера [40] (см. также статью Бартона и др. [41]) обнаружили, что найденное Онсагером решение для модели ферромагнетизма по Изингу приложимо при анализе фазовых превращений двумерных молекулярных структур. Бартон и Кабрера предполагали рассчитать, как с ростом температуры увеличивается шероховатость поверхности кристалла, которая вначале была плотноупакованной. Они рассматривали грань (100) кристалла с простой кубической решеткой, считая ее идеально гладкой (т. е. не содержащей вакансий) при температуре Г = 0. Потенциальная энергия взаимодействия между двумя ближайшими атомами считалась равной ф, т. е. по ф/2 на атом. Если же тот или иной поверхностный атом расположен выше соседнего на один или несколько периодов решетки, то одна связь с ближайшим соседним атомом считается порванной, так что подобная конфигурация обладает избыточной энергией ф/2 на атом. Мера шероховатости поверхности Sr определяется следующим образом Sr = U—Uq) Uo, где С/о(=ф/2) и и — удельные потенциальные энергии соответственно идеально гладкой грани и реальной поверхности. Ясно, что Sr — О для гладкой грани и Sr > О в реальном случае. Эта двумерная структура с двумя уровнями точно соответствует модели Изинга, и, следовательно, ей свойственно свое фазовое превращение ( поверхностное плавление ) при температуре Тс- Из [c.378]

Рис. 13.8 и 13.9 иллюстрируют основные идеи рентгеновских кристаллографических экспериментов. Однако для практического использования этих идей необходимо распространить их на случай трехмерного кристалла. Рассмотрим вначале двумерную молекулярную решетку (рис. 13Л0,А). Ее периодичность определяется двумя векторами, а и Ь. В общем случае эти векторы не перпендикулярны друг другу и имеют разную длину. Периодичность вдоль а даст ненулевую интенсивность рассеяния в плоскостях 8 а = Л точно так же, как и в случае одномерной цепочки, показанной на рис. 13.8. Дополнительная периодичность вдоль Ь приводит к дополнительному условию, согласно которому рассеянная интенсивность должна также существовать в системе плоскостей 8 Ь = А , где к — любое целое число. С помощью рассуждений, аналогичных предыдущим, не- [c.331]

Наиболее отвечающая современным представлениям модель атомно-молекулярной структуры карбоиизованных веществ, к которым относятся и нефтяные коксы, предложена в работах [73, 74]. По этой модели карбонизоваггные вещества состоят из конденсированных ароматических колец, упорядоченных в двумерной плоскости и связанных в пространственный полимер боковыми углеводородными цепочками (неупорядоченная часть). Коксы отличаются друг от друга соотношением упорядоченной части углерода к неупорядоченной, количеством и прочностью связей в боковых цепочках, что в конечном счете обусловливает их химическую активность при высокотемпературном нагреве и графитации. Двумерные плоскости, уложенные в пачки параллельных слоев, образуют макрочастицы (кристаллиты) определенной структуры. Таким образом, кристаллит представляет собой структурную единицу, состоящую из 2—5 ароматических сеток с боковыми функциональными группами. [c.196]

Плотность упаковок. Из принципа плотнейшей упаковки следует, что реальная структура молекулярного кристалла, по всей видимости, будет характеризоваться наиболее плотной упаковкой из числа возможньтх [57]. Проверка этого предположения в рамках геометрической модели для двумерного случая была сделана П. М. Зорким и М. А. Порай-Кошицем [49]. Для нескольких моделей молекул им удалось вывести все возможные упаковки. Оказалось, что среди них имеется небольшое число упаковок, выделяющихся по плотности. Реально существующие структуры оказались среди плотнейших. Считается [57], что реальная упаковка является плотнейшей с точностью, близкой к 0.01 в значении коэффициента упаковки к (частное от деления вычисленного объема молекулы на ее объем по данным рентгеновского эксперимента). Коэффициенты упаковки для подавляющего большинства молекулярных кристаллов лежат в пределах от 0.65 до 0.77, то есть близки к коэффициенту плотной упаковки шаров (0.74). [c.20]

С другой стороны, в 1927—1928 гг. Косселем и Странским был развит молекулярно-кинетический подход к рассмотрению кристаллизационных явлений. Важную роль в их теории играет так называемое положение на половине кристалла . Это положение является самовоспроизводимым если кристалл достаточно большой, то присоединение или отрыв одной частицы от этого полонгеиия не вызывает никаких изменений — ни геометрических, ни энергетических. При равновесии с окружающей средой вероятности присоединения и отрыва от положения на половине кристалла равны между собой и работа отрыва одной частицы равна энергии решетки кристалла (на одну частицу). Эти свойства положения полукристалла превращают его в своеобразный эталон сравнения вероятностей элементарных процессов отрыва и присоединения и к другим местам на поверхности кристалла. Таким образом, из данных определения работ отрыва частиц при различных их положениях на кристаллической поверхности выявились важные следствия о структуре разного типа кристаллографических граней как в состоянии равновесия, так и при их росте или растворении, т. е. была создана наглядная полуколичественная картина всего процесса кристаллизации. Из нее следует, что рост плотпоупакованных граней кристалла энергетически затруднен из-за необходимости предварительного образования стабильных в отношении дальнейшего роста двумерных комплексов. Однако на этом этапе внутренняя связь между трактовками Косселя — Странского и Фольмера оставалась невыясненной. [c.5]

Эта связь была установлена лишь после того, как в 1934 г. Странским и мной было введено понятие средней работы отрыва , учитывающее отклонения от положения на половине кристалла , которые появляются в начале и в конце каждого ряда при растворении верхних слоев кристаллических граней. Этими отклонениями нельзя пренебрегать в случае кристаллов малых размеров. При помощи этого понятия стал возможен молекуляр-но-кипетический вывод основных термодинамических зависимостей, использованных в теории Фольмера, какими являются уравнения Томсона — Гиббса о давлении паров малых кристаллов уравнение Гиббса — Вульфа о равновесной форме кристаллов работы образования двумерных и трехмерных зародышей и другие. Мною и Странским, а впоследствии в более строгом — в математическом отношении — виде Беккером и Дёрипгом была дана молекулярно-кинетическая трактовка кинетики образования кристаллических зародышей и линейной скорости кристаллизации. Полученные при этом выражения содержат экспоненциальный член, в показателе которого фигурирует работа образования соответствующих зародышей в ее зависимости от пересыщения, [c.5]

В дальнейших экспериментах по росту кристаллов из паров автор установил [24], что образование новой плоскости решетки связано с трудностями, вполне аналогичными тем, которые возникают при образовании зародышей. Согласно этим представлениям по завершении роста каждой плоскости решетки происходит задержка до того момента, когда возникнет двумерный зародыш. После тш ательного анализа энергетических соотношений на поверхности кристалла, проведенного В. Косселем [25] и И. Н. Странским [26], Р. Каишеву и И. Н. Странскому [27] впервые удалось кинетически обосновать процесс образования кристаллических зародышей. Полный анализ этого процесса был проведен Р. Беккером и В. Дёрипгом [23], которым удалось обобщить казавшееся вначале необозримым многообразие единичных молекулярных процессов, протекающих при построении кристалла. [c.31]

Изображение получается следующим образом. Тонкий кристалл играет роль двумерной решетки и при прохождении пучка дает дифракционную картину. В результате действия апертурной диафрагмы объективной линзы, что было доказано экспериментально, срезаются отражения от всех плоскостей, расстояние между которыми меньше 4,2 А. Поэтому в образовании изображения будут участвовать только отражения от нлоско-стел (201) и (201), для которых межплоскостное расстояние = 11,94 А, и отражения от плоскостей (402) и (402), для которых й = 5,97 А. Эти отражения и пучок нулевог9 порядка взаимодействуют в плоскости изображения, и в результате их интерференции получается система линий, наблюдаемая на микрофотографии. Расстояния между линиями соответствуют расстояниям между плоскостями, вызывающими их появление, так что эти линии можно рассматривать как проекции молекулярных плоскостей. Все это имеет место только в том случае, когда кристалл ориентирован благоприятно для отражения, т. е. плоскости (201) почти перпендикулярны подложке. [c.190]

Думается, однако, что в конечном счете ответ на этот вопрос будет отрицательным. По крайней мере не плотнейшими оказались двумерные упаковки в кристаллах Ni-ДМГ и Си-СМИ [42, 58, 59] . Особенно четко этот результат выражен в случае Си-СМИ, для которого удалось построить упаковку с к = 0,91 (рис. 5.3, б), существенно более плотную, чем идеализированная упаковка с к = 0,87, близкая к реальной (рис. 5.3,в). Следовательно, говоря о молекулярных упаковках, нужно с осторожностью относиться к эпитетам типа плотнейшая и предельно плотная [12, 47]. [c.155]

Неоднородность поверхности может быть обнаружена при ее травлении и при обработке ее кислотами. Химическая реакция протекает при этом быстрее всего на пограничных линиях кристаллов Присутствие газа изменяет свойства граничащей с ним поверхнорта вследствие образования адсорбционного слоя толщиной по Меньшей мере в одну молекулу. Этот молекулярный слой обладаем в некоторых отношениях свойствами двумерной жидкости, т. е. адсорбираванные молекулы газа могут свободно передвигаться. вдоль поверхности со скоростью, зависящей от температуры Поверхности. [c.63]

Расчеты молекулярно-кинетической теории проведены для совершенного кристалла с идеально плоскими гранями. На поверхности реального кристалла всегда имеются нарушения, дефекты, несовершенства, грань никогда не бывает идеально плоской. Присоединение частицы к месту локального нарушения структуры энергетически наиболее выгодно. Самым вероятным оказывается присоединение частицы к выходу винтовой дислокации. Выход винтовой дислокации на поверхность кристалла представляет собой ступеньку, к которой легко может присоединиться новая частица. Присоединение частицы не восполняет и не залечивает ступеньку. Рост происходит путем спиральнослоистого нарастания грани, так что каждый новый повторяемый шаг продолжает спирально-винтовую лестницу, увеличивая число оборотов спирали. Рост кристалла осуществляется путем присоединения отдельных частиц к постепенно продвигающемуся выходу спирали (рис. 322,6), поэтому для роста не требуется образования двумерного зародыша. Расчет показывает, что слоисто-спиральный рост, осуществляеми с помощью винтовых дислокаций, можс происходить из паров или растворов при сколь угодно малых пересыщениях. Спирали с высотой ступенек порядка [c.360]

Подавляющее большинство известных в настоящее время эпитаксиальных исследований высокомолекулярных соединений проводится на уровне характеристики лишь морфологических изменений в образце — электронно-микроскопические или электронно-дифракционные исследования. В то же время, несомненный интерес представляют исследования эпитаксиальных изменений на молекулярном уровне. В настоящей работе такого рода исследование проведено на примере 4,6-полиуретана, для которого ранее наблюдались эпитаксиальные изменения на подложках ряда щелочно-галоидных кристаллов 14]. Нами был исследован как чистый 4,6-полиуретан, так и 4,6-полиуретан, закристаллизированный с фенантреном (концентрации от 2 X X 10 до 10 моль л). Эта система представляет специфический интерес, поскольку, как это было показано нами 19—111, при кристаллизации 4,6-полиуретана с фенантреном последний находится в полимере в виде упорядоченных группировок, одно- или двумерных, с ориентацией длинных осей молекул фенантрена вдоль оси макромолекул 4,6-полиуретана. [c.119]

Исследование соотношений симметрии дает ценный материал по геометрически эквивалентным точкам или частицам, обозначаемым этими точками и находящимся в определенной взаимозависимости. Уже выше (стр. 49) было указано, что кратности этих (гомогенных) точечных систем находятся друг к другу в простых отношениях. При молекулярных конфигурациях имеет смысл (см. стр. 38) выяснить общее число точек или частиц, определяющих конфигурацию. Это невозможно в случае кристаллических конфигураций, так как в данном случае каждый сорт точек состоит из бесконечного числа частиц. То, что в первом случае обозначается как величина молекул или молекулярный вес, лишено значения во втором случае. Если базироваться на формулах с определенньш числом атомов, то можно говорить только об эквивалентных величинах, эквивалентных или формульных весах. Однако остается тот факт, что кратности различных сортов точек сохраняют простые отношения. В каждой пространственной системе, так же как и в каждой точечной плоской или цепной группе, взаимно эквивалентные точки обладают определенными кратностями. Для плоских и пространственных групп имеет силу еще более избирательно действующее, ограничение. Эквивалентные точечные положения могут обладать лишь такими кратностями, которые относятся друг к другу, как делители 48 (причем само число 48 не входит в эти делители при плоских группах) таким образом, отношения могут быть выражены только какими-либо цифрами из следующего ряда 1 2 3 4 6 8 12 16 24 48. Отсюда можно вывести как следствие для этих групп симметрии, что частицы, состоящие в другом каком-либо отношении (например, 1 5 7), не могут принадлежать к геометрически вполне эквивалентным точечным положениям. Так, если в двумерных или трехмерных кристаллах наблюдается соотношение, выражаемое с помощью химических символов элементов, как АхВ , то можно с достоверностью заключить, что с точки зрения свойств конф1гу-рации все В не могут быть эквивалентны друг другу, тогда как в случае точечной или цепной группы такого рода заключение было бы несправедливо. Естественно, что такого рода реальная геометрическая неэквивалентность не должна указывать на совершенно другие свойства таких соединений, так как различные точечные поло- [c.85]

Другой подход был использован в теориях Дж. Гофмана [38, 39, 96, 97], Ф. Френка и М. Тоси [98] и Ф. Прайса [99], общим для которых было представление о росте полимерных кристаллов как о существенно кинетическом процессе, контролируемом энергетикой образования зародышей кристаллизации, которые характеризуются размерами а (ширина), b (толщина) и I (период складывания в направлении молекулярной оси), а также значениями свободной поверхностной энергии боковых (сг) и торцевых (ае) граней. Теоретические оценки [38, 39, 100, 101] показывают, что значения Ое для зародышей в виде пучка параллельно ориентированных сегментов соседних молекул [41] должны более чем вдвое превышать Ое для зародыша в регулярной складчатой конформации, и, таким образом, образование последнего является энергетически более выгодным . Свободная энергия AF образования двух граней площадью bd с поверхностной энергией а и двух других граней площадью abo с поверхностной энергией <Те для плоского (двумерного) зародыша объемом aboi может быть выражена уравнением [97] [c.39]

Проводились также численные эксперименты для выяснения влияния присутствия атомов, отличающихся от атомов кристаллической решетки, на процессы, протекающие при деформации [33]. Эти расчеты дали также некоторые интересные сведения о кристаллизации примесных атомов и внедрении их в основную решетку. Поскольку основной целью этих ЧЭДТ было изучение молекулярного механизма эффекта Ребиндера — адсорбционного понижения прочности, численные эксперименты организовывались следующим образом. Если объектом исследования служили двумерный и трехмерный 1 кристаллы с полостью в качестве концентратора напряжений, то атомы примеси в начале счета обычно размещались на стенках полости. Молекулы примеси А и основного компонента В имели в этих ЧЭДТ одинаковую природу это одноатомные молекулы, взаимодействие между которыми описывается потенциалом Леннард — [c.95]

А не изменяются при операции Сп поворота вокруг главной оси, а типа В —изменяют знак при таком повороте. Неэквивалент-ные представления одного типа ну.меруются значком снизу спра-(В, В2, например), с) К группам первого рода относятся также группы Т, О, Y, ч одержащие все повороты, совмещающие с самим собой тетра- чОэдр, октаэдр (куб) и икосаэдр (двенадцатигранник с правильными пятиугольными гранями) соответственно. Элементами асимметрии тетраэдра являются четыре оси третьего порядка (проходящие через вершины тетраэдра) и три оси второго порядка (проходящие через середины непересекающихся ребер), что и отражает международные обозначения 23 группы Т. В группу О (432) входят повороты вокруг трех осей четвертого порядка (соединяют центры противоположных граней куба), четырех осей третьего порядка (пространственные диагонали куба) и шести осей второго порядка (соединяют середины противоположных ребер). В группу Y входят повороты вокруг шести осей пятого порядка (соединяющих центры противоположных граней икосаэдра), 10 осей третьего порядка (пространственные диагонали икосаэдра) и 15 осей второго порядка (соединяют середины противоположных ребер). Поскольку у кристаллов не бывает осей симметрии пятого порядка (см. 1.4), группа У (532) в теории твердого тела не рассматривается вообще у молекулярных систем такая симметрия также встречается редко. Группа Т (23) имеет три неприводимых представления А, Е и Т размерности один, два и три соответственно), у группы О (432) —два одномерных (Ль Лг), двумерное Е и два трехмерных (Гь Т2) представления. [c.17]

Теория адсорбции из газовой фазы на однородных поверхностях кристаллов в настоящее время разрабатывается на основе геометрической и электронной структуры поверхности твердого тела и адсорбируемой молекулы В задачу этой теории входит молекулярно-статистический расчет изотерм адсорбции (константравновесия, вириальных коэффициентов, удерживаемых объемов при нулевых, малых и средних заполнениях поверхности, а также других термодинамических величин), теплот и энтропий адсорбции, теплоемкости адсорбционных систем. Конфигурационные интегралы, входящие в статистические выражения этих термодинамических величин, можно вычислить, на основе полуэмпирических выражений для потенциальных функций межмолекулярного взаимодействия адсорбат— адсорбент и адсорбат—адсорбат. Так как при аналитических применениях, особенно при работе с чувствительными детекторами, концентрация адсорбируемых молекул очень мала, а температура достаточно высока, то в этом случае можно пренебречь взаимодействием адсорбат—адсорбат и рассматривать только взаимодействие адсор-бат—адсорбент, т. е. константу Генри и ее зависимость от температуры. При более высоких поверхностных концентрациях надо ввести следующие вириальные коэффициенты, учитывающие парные, тройные и другие взаимодействия адсорбат—адсорбат в поле адсорбента, или учесть взаимодействия адсорбат—адсорбат каким-либо иным образом, например, на основе уравнения двумерного состояния типа уравнения Ван-дер-Ваальса. [c.51]

Для полной расшифровки механизма действия мембранного белка очень важно знать его первичную структуру и расположение его частей в мембране. Бактериородопсин был первым белком, генерирующим Д яН+, для которого были полностью установлены первичная структура и локализация его фрагментов в мембране. Этот белок расположен в специализированных областях цитоплазматической ме.мбраны пурпурных бактерий, в так называемых пурпурных бляшках. Кроме этого он обладает свойством образовывать в мембране Н. halobium тримеры, причем каждый тример окружен шестью другими так, что образуется правильная гексогональная решетка, и мембрана пурпурных бактерий может рассматриваться как естественный двумерный кристалл. Эти особенности бактериородопсина позволили Р. Хендерсону и П. Ануин в 1975 г. с помощью рентгеноструктурного анализа построить молекулярную модель белка, изображенную на рис. 44. Семь а-спиралей пересекают мембрану, образуя замкнутую группу колонн высотой около 3,5 нм (рис. 44). [c.122]

Оказывается, избежать влияния подложрн при нии двумерных систем можно, применяя жидкокристаллические вещества. Как же это делается А делается это с помощью так называемых свободно подвешенных пленок. Еще в 20-е годы французский ученый Ж. Фридель установил, что можно получить свободно подвешенные, т. е. не опирающиеся на подложку, а граничащие с воздухом или вакуумом пленки смектических жидких кристаллов. Такие пленки внешне похожи на мыльные, но могут бьtть существенно тоньше их. Так, в конце 70-х годов исследователям удалось разработать методику, позволяющую получить стабильные смектические пленки толщиной от двух до нескольких сот молекулярных слоев. Число слоев в пленке N можно определить, измеряя отражающую способность пленки, которая при малом числе слоев пропорциональна М-. Таким образом, полу- [c.121]

Справочник химика 21

Химия и химическая технология