Реферат на тему системы пониженной размерности

Обновлено: 05.07.2024

В работе проводится анализ и обсуждается приложение выражения , где - светимость и - масса, . Численное значение для характеристик Солнца, с точностью не хуже двух процентов, совпадает с гравитационной постоянной пониженной размерности, . Используя представленное выражение, предлагается техника расчета некоторых основных характеристик звезд, указывающая на взаимосвязь гравитации и электромагнитного излучения. Особенность реализуемого подхода заключается в том, что выражения для численных расчетов масс звезд по их поверхностной температуре получены в аналитическом виде не обращаясь к силам гравитационного взаимодействия. Показано хорошее согласие численных расчетов с экспериментальными данными.

Постановка задачи

Выражение для может быть получено исходя из релятивистского соотношения массы

если положить, что в устойчивых термодинамических системах с потерей массы на электромагнитное излучение, таких как звезды, величина является мнимой. Данное положение может быть получено строго аналитически, однако рассмотрение этого вопроса является довольно объемным, поэтому выносится за рамки излагаемого материала и используется лишь формальный подход. Тогда:

при условии, что , где - масса, теряемая объектом за одну секунду на электромагнитное излучение, - светимость, .

Проведем оценку величины (3) для звезд главной последовательности. Для этого воспользуемся известным [1,2] соотношением:

где - светимость Солнца, - масса Солнца, изменяется в пределах .

Выполняя несложные преобразования, находим:

Из соотношения (5) следует, что величина не постоянна, а является функцией массы звезд. Данный вывод находится в противоречии с положением о неизменности гравитационной постоянной . Следовательно, несмотря на то, что численные значения и дают хорошее согласие, величину нельзя прямо отождествлять с гравитационной постоянной . Для того, чтобы установить природу их отличий обратимся к физическому содержанию выражения (3).

Из соотношения (3) следует, что величина непосредственно связана с излучением электромагнитного поля. Это наводит на мысль о возможности построения модели устойчивых термодинамических систем, таких как звезды, не обращаясь к силам гравитационного взаимодействия.

Газокинетическая модель звезд не использующая сил гравитационного взаимодействия

При построении физической модели будем придерживаться положений принятых в литературе [1,2]:

Состояние вещества звезд подчинено законам состояния идеального газа.

Рассматриваемый элементарный объем вещества звезд является абсолютно черным телом.

В соответствии с 1 объемная плотность энергии поступательного движения , отвечающая за перенос излучения из центральных областей звезды наружу:

где - плотность вещества, - средняя молярная масса вещества, - газовая постоянная. Объемная плотность энергии электромагнитного излучения переносимого из центральных областей звезды наружу :

Рассматривая равенство (6) и (7), как условие стационарности, выразим :

Полагая, что источник энергии, переносимой без потерь, является точечным:

приходим к зависимости:

где - температура поверхности и радиус звезды. Тогда:

Вычисляя массу вещества, ограниченную объемом радиуса находим:

Для Солнца . Полагая, что на десять атомов водорода приходится один атом гелия [2], расчет средней молярной массы элементарного объема звездного вещества, в отличие от той же [2], проведем как:

где и - молярные массы водорода и гелия. Однако, имея в виду [2], применение данного соотношения в совокупности с (6) и (7) нельзя считать однозначным, и требует отдельного, более детального обсуждения.

Выражение (12) для Солнца дает:

Величина с численным значением (13) входит в закон всемирного тяготения, если одной из тяготеющих масс является Солнце, откуда следует:

Полученное значение массы Солнца с хорошей степенью точности совпадает с табличным значением. Данное совпадение дает основание полагать, что используемая физическая модель (6)-(12) с поправкой либо (пока не определено), верна. Выполняя расчеты масс звезд с помощью установленной процедуры, и сравнивая их с экспериментальными данными, можно выяснить какая из величин или определяет истинную поправку. Введем обозначения:

Расчет и сравнение и проведем на основании экспериментальных данных усредненных характеристик звезд главной последовательности в единицах Солнечных величин. Дальнейшие расчеты будут представлены в этих же единицах.

На рис.1. представлены результаты расчета , и соответствующие им экспериментальные значения масс в зависимости от светимости на основании данных [3]. Из рис.1. видно, что как выражение (15), так и выражение (16) дают значительное расхождение с экспериментальными данными во всех областях значений, за исключением масс близких к массе Солнца . Не сложно заметить, что аналогичная ситуация возникла при численных расчетах величины .

Решая данную проблему, обратим внимание на то, что согласно (1)-(3) звезды с различной массой и светимостью можно рассматривать как инерциальные системы отсчета с отличной от нуля “скоростью относительного движения”. Поэтому, можно ожидать наличия эффектов предсказываемых СТО, а именно: не смотря на то, что с точки зрения наблюдателя Солнечной системы звезды имеют ряд различных параметров, наблюдатели, локализованные возле этих звезд, будут получать значения, некоторых из этих параметров, такие же, как у Солнца.

Если предлагаемая гипотеза верна для гравитационной постоянной, масс и радиусов звезд, а также применим общий принцип относительности к закону всемирного тяготения:

для наблюдателя Солнечной системы массы всех звезд будут одинаковы и равны массе Солнца, только при выполнении условия:

что легко проверить прямой подстановкой экспериментальных данных в полученное соотношение.

На рис.2. круглой меткой представлены экспериментальные данные значений радиусов и квадратной меткой их измененные значения согласно (18) в зависимости от массы звезд главной последовательности. Расчеты и построение проведены на основании экспериментальных данных работы [3]. Из рис.2. видно: соотношение (18) с хорошей точностью выполнимо для значений относительных масс , находящихся в интервале , что составляет значительную часть звезд главной последовательности. Звезды с характеристиками, не удовлетворяющими соотношению (18), очевидно не соответствуют положениям 1 и 2, сформулированным в начале этого раздела. Тем самым, есть веские основания полагать, что отличие величин и имеет релятивистскую природу.

Выполнимость (18) позволяет заключить, что при расчетах по формулам (15) и (16) вместо величины необходимо использовать - радиус Солнца. Тогда:

На рис.3. представлены три зависимости масса-светимость, полученные из экспериментальных данных [3] и на основании расчета по формулам (19) и (20). Из рисунка видно: данные расчета по формуле (19) не согласуются с данными эксперимента, что и следовало ожидать после положительного результата проверки соотношения (18). Вычисления с использованием (20) дают удовлетворительное согласие с экспериментальными данными.

Расчеты по формулам как (15), (16), так и (19), (20) проводились, используя молярную массу вещества . Для получения более полной картины, проведем расчет относительных масс звезд по их поверхностной температуре, используя (20) в интервале молярных масс . Результаты расчета представлены на рис.4. Все экспериментальные данные, для которых выполнимо (18), попадают в выбранный интервал молярных масс. Отличие угла наклона прямой линии, соединяющей экспериментальные данные, от угла наклона линий, соединяющих соответствующие значения, полученные с помощью (20), может рассматриваться как изменение состава звездного вещества.

Как показывают расчеты и их анализ, физическая модель звезд (6)-(12), (20) дает хорошее согласие с экспериментальными данными, демонстрируя тем самым свою жизнеспособность. Из анализа представленной модели следует: изначально тождественные наблюдатели, будучи локализованными возле звезд главной последовательности с различными характеристиками, но удовлетворяющими соотношению (18), будут получать при измерениях масс и радиусов этих звезд одинаковые результаты. Это может связываться только с соответствующим изменением свойств пространства-времени и требует дополнительного рассмотрения. Однако предложенная модель не дает полной физической картины, поскольку выражение для расчета масс звезд (20) содержит поправку , природа которой в данной работе не рассматривается. Как показывает предварительный анализ, решение данного вопроса связано с фундаментальными свойствами пространства-времени и затрагивает проблему барионной асимметрии вселенной. Помимо этого, не смотря на то, что из проверенного выражения (3), при определенных условиях, вытекает взаимосвязь таких явлений как тяготение и электромагнитное излучение, требование равенства выражений (6) и (7), опять же в рамках данной работы, нельзя назвать достаточно проработанным и ясным для понимания, что бы составить альтернативу условию механического равновесия вещества звезд [1].

Список литературы

Я.Б. Зельдович, С.И. Блинников, Н.И. Шакура. Физические основы строения и эволюции звезд. - М.: Изд-во МГУ, 1981. – 150 с.

И.С.Шкловский. Звезды: их рождение жизнь и смерть. - М.: Наука, 1984. – 384 с.

Martin V. Zombeck’s. Handbook of Space Astronomy and Astrophysics.: - Cambridge University Press. 1990. – 528 с.

Особенности электрон-фононного взаимодействия в системах пониженной размерности ( реферат , курсовая , диплом , контрольная )

Рис. 7.28. Распределение квантовых состояний в К-пространстве для тонкой пленки Проблема увеличения быстродействия электронных компонентов прямо или косвенно приводит к задачам, связанным с необходимостью подавления какоголибо одного или нескольких механизмов рассеяния. При этом, как отмечалось в [17], понижение размерности системы способствует подавлению рассеяния. В самом деле, при рассеянии на электронах, фононах и дефектах должны выполняться законы сохранения квазиимпульса и энергии. Так как некоторых значений этих величин в дискретном спектре низкоразмерных систем нет, соответствующие акты рассеяния могут быть запрещены. Кроме того, ограничивающим обстоятельством является и уменьшение плотности конечных состояний, в которые рассеивается частица.

Еще Л. В. Иогансен [18] обратил внимание на возможность частичного подавления рассеяния в тонкопленочных системах. Рассмотрим с этой точки зрения 2Dсистему, в основном следуя [18].

В гл. 3 показано, что по мере увеличения концентрации электронов будут увеличиваться число занимаемых подзон в пространстве и число заполненных слоев в /^-пространстве (рис. 7.28). При этом заполнение каждого нового слоя будет начинаться от оси | к. |. Например, заполнение второго A-слоя начнется с точки А при условии, что энергия электрона, связанная с движением параллельно границам квантовой ямы, в первом А-слос достигла величины.

равной разности энергий поперечного движения для второго и первого уровней размерного квантования. Можно также показать, что при Т=0 заселение второй подзоны (второго к-слоя) начнется, если концентрация электронов станет больше /;_кр:

Например, при ширине КЯ IV = 10 нм /7_кр = 5 -10 18 см' 3 , причем согласно (7.5.2) значение критической концентрации не зависит от природы материала кантовой ямы, а определяется лишь ее шириной (приближение БПЯ).

Состояние, отмеченное на рис. 7.28 точкой А, соответствует электрону на втором уровне, движущемуся перпендикулярно к границам КЯ. При этом энергия и квази импульс электрона будут равны.

Испытав упругое рассеяние, такой электрон может перейти из состояния, соответствующего точке А, в состояние, соответствующее точке В с.

что отвечает рассеянию на угол 0 = 60 е . Причем рассеяние на меньшие углы невозможно, так как при этом одновременно не могут быть удовлетворены ограничения, вытекающие из законов сохранения энергии и квазиимпульса. В результате в тонкой пленке оказываются подавленными все механизмы, вызывающие упругое рассеяние на малые углы. Например, подавление рассеяния на малые углы должно уменьшать степень диффузности при отражении электрона от стенок пленок с хорошим качеством поверхности, так как при малой высоте шероховатостей Az по сравнению с их средней протяженностью Ах диффузность обусловлена именно рассеянием на малые углы [19]. Согласно оценкам [18] для электронов на втором уровне коэффициент диффузности вследствие подавления рассеяния на малые углы должен уменьшаться по сравнению со значением коэффициента диффузности одиночной поверхности по порядку величины в exp (>/3Ar/87tAz) «1 раз. Отметим, что это должно благоприятствовать резонансному прохождению электронов через многобарьерные структуры (гл. 8).

Л. В. Иогансен обратил внимание также на то, что ограничения, накладываемые законами сохранения энергии и квазиимпульса, при низких температурах приведут к подавлению рассеяния на акустических фононах в 2Dсистемах. Он указал, что при Г₀=л/3т1 (hv₀/k₀W) (Oq— продольная скорость звука) средний импульс акустического фонона к₀Т₀/и₀ станет равным изменению продольного импульса электрона A/jj = yf3nfi/w при переходе со второго квантового уровня на первый. Таким образом, при дальнейшем понижении температуры число фононов, способных вызывать рассеяние, будет убывать пропорционально ехр (-Г₀/Г), что должно привести к экспоненциальному росту длины пробега электрона при рассеянии на акустических колебаниях. Оценки показывают, что при и₀~ 10 5 см/с W = им_у Г₀ = Ю К.

Более подробно с оценками электрон-фононного взаимодействия в низкоразмерных системах можно ознакомиться в [20−22].

С понижением размерности системы роль данных эффектов должна возрастать.

Рассмотрим одномерный кристалл (атомную цепочку) с периодом а. Энергия электрона е в такой цепочке определяется соотношением [23] где во — энергия электрона в изолированном атоме; А (а) — вещественный интеграл перекрытия атомных волновых функций; к — волновой вектор электрона в атомной цепочке. Для одномерного кристалла законы сохранения энергии и волнового вектора при однофононном рассеянии электрона из состояния к в состояние к' имеют вид

где q — волновой вектор фонона,.

есть частота акустического фонона, а со₀— максимальная частота акустического фонона в цепочке атомов. После подстановки соотношений (7.5.3) и (7.5.5) в (7.5.4) законы сохранения (7.5.4) принимают вид.

Отсюда следует, что в кристаллических структурах с узкой зоной проводимости Де, удовлетворяющей критерию (7.5.7), исчезает вклад однофононных процессов в рассеяние носителей заряда для всех электронных состояний данной зоны. Отметим, что рассмотренная ситуация может быть практически реализована в конкретном физическом объекте — сверхрешетке с большим периодом, помещенной в квантующее магнитное поле, направленное вдоль оси сверхрешетки. Эго обусловлено гем, что в магнитном поле движение электрона носит квазиодномерный характер (поскольку движение в направлениях, перпендикулярных к магнитному полю, локализовано на расстояниях порядка радиуса циклотронной орбиты), а наличие большого периода сверхрешетки позволяет добиться малой ширины зоны проводимости (подзоны Ландау в магнитном поле), удовлетворяющей ключевому для обсуждаемого эффекта критерию (7.5.7) [25].

Различная физическая природа захвата (локализации) электронов в КЯ и локализации (захвата) фононов позволяет реализовать структуры со смещением электронной КЯ относительно области локализации фононов и осуществить их раздельное квантование, что может радикально изменять электрон-фононное взаимодействие, в частности ослабить или даже устранить рассеяние электронов фононами на границах гетероструктуры.

На рис. 7.29 приведены примеры двумерных структур с раздельным захватом электронов и фононов, в которых гетерограницы определяют размер области локализации (т. с. КЯ) для оптических фононов в слое GaAs. Потенциальные барьеры в зоне проводимо;

сти в виде р — п -перехода, планарно-легированной структуры.

р + -п-р + , б-слоя и гетеробарьера в полевом транзисторе с селективным легированием определяют размер КЯ для электронов.

С использованием приближения прямоугольных квантовых ям для электронов и локализованных оптических фононов, в [26] произведен расчет вероятности рассеяния электронов в двумерной КЯ на локализованных оптических фононах. При этом было установлено следующее.

1. В соответствии с законами сохранения энергии переходы с эмиссией фонона возможны, если ширина КЯ для электрона равна.

2 э Л ф где L_om = h п 1(2т /?со₀), /?со₀ — энергия оптического фонона; /, j — индексы начального и конечного состояний; S, и Sj — номера подзон.

Рис. 7.29. Структуры с независимым захватом электронов и оптических фононов (верхний ряд) и идеализированные схемы этих структур (нижний ряд): сплошные линии — потенциал зоны проводимости — КЯ шириной L для электронов; штриховые линии — границы гетеропереходов AlAs-GaAs — КЯ шириной d для оптический фононов: а — совместный захват электронов и фононов; б — независимым захват электронов в л-Слое /?-л-псрсхода и фононной ямс AlAs-CiaAs-AlAs, в — то же в р* -пр* -структуре;

г — то же в 6-легнрованном слое; д - то же в канале AlAs-GaAs-AlAs полевого транзистора с модулированным легированием [26].

электрона до и после рассеяния; е* = г_к /йсо₀ — кинетическая энергия электрона в начальном состоянии в единицах энергии оптического фонона.

Аналогично, переходы из нижней / -й подзоны в верхнюю с поглощением фонона возможны при условии.

Исследование электронных свойств структур, в которых существенную роль играет квантование движения носителей тока вследствие ограниченности пространственных размеров, занимает одно из центральных мест в современной физике твердых тел. В тонких пленках, где движение носителей является при определенных условиях сильно квантованным в поперечном к плоскости пленки направлении, электронная система становится квазидвумерной. Аналогичная ситуация , в которой возникают квазидвумерные электроны, может быть реализована за счет квантования их движения в потенциальной яме вблизи плоской границы массивного образца. Современные технологии позволяют создавать структуры, в которых движение электронов сильно ограничено не только в одном, но и в двух и даже во всех трех измерениях. При этом возникают квазиодномерные ( ) либо квазинульмерные ( ) электронные системы, которым оказываются присущи совершенно уникальные свойства. Не меньшее внимание уделяется изучению мультислойных проводящих структур и сверхрешеток, описанию их равновесных и кинетических свойств, зависимости этих свойств от конкретных параметров слоев и условий на межслойных границах.

Наличие, помимо всех сложностей, характерных для многочастичных систем, эффектов зонной структуры и сильного влияния внешних полей является причиной того, что корректное описание электронной системы в низкоразмерных структурах требует привлечения широкого арсенала средств из различных разделов теоретической физики. В свою очередь, результаты исследований в этой области оказывают сильнейшее влияние на общее развитие теории многоэлектронных систем, выявляются совершенно новые физические эффекты, объяснение которых требует заново осмыслить многие теоретические положения. Ярким примером подобной ситуации стало открытие явления квантования холловской проводимости (квантового эффекта Холла) в квазидвумерном электронном газе.

Практический интерес к изучению как равновесных свойств, так и явлений электронного переноса в низкоразмерных системах связан, в первую очередь, с широкими возможностями их использования в прикладных областях, прежде всего - для создания принципиально новых элементов и устройств, обеспечивающих прогресс в сфере микроэлектроники. Наглядным тому свидетельством является создание новых устройств для хранения и считывания информации, использующих открытое сравнительно недавно явление гигантского магнитосопротивления в мультислойных металлических структурах. Авторы этого открытия, как и авторы открытия квантового эффекта Холла, были удостоены Нобелевской премии по физике.

На основании исследований структурных изменений в стали 09Г2С установлено формирование наносубмикрокристаллической (НСМК) структуры в результате воздействия мегапластической деформации равноканальным угловым прессованием (РКУП) при температурах 400, 450 и 500 °С. Определены механические свойства стали с исходной крупнозернистой и полученной наносубмикронной структурой. На разных масштабных уровнях проанализирована морфология линий текучести на полированных образцах стали 09Г2С в исходном и НСМК состояниях при степени деформации ≈ 2,5–3 % (использованы методы оптической металлографии, растровой и атомно-силовой микроскопии). Проведено профилометрирование и рассчитаны высотные параметры шероховатости образовавшегося деформационного рельефа. Выявлено, что деформационный рельеф стали после РКУП состоит из тонкодисперсных полос скольже=ния, внутри которых прослеживаются деформационные структуры меньшего масштаба. В исходном металле деформация происходит путем образования более грубых полос скольжения с меньшей релаксационной эффективностью. Особенностью процесса деформации материала с наносубмикронной структурой в отличие от процессов деформирования крупнокристаллического материала является возникновение стационарных зон локализации деформации.

2. Добаткин С.В. Теплое и горячее равноканальное угловое прессование низкоуглеродистых сталей / С.В. Добаткин, П.Д. Одесский, Р. Пиппан, Г.И. Рааб, Н.А. Красильников, А.М. Арсенкин // Металлы. – 2004. – № 1. – C. 110–119.

3. Крагельский И.В, Добычин М.Н., Комбалов В.С. Основы расчетов на трение и износ. – М.: Машиностроение, 1977. – 526 с.

4. Яковлева С.П. Субмикронная структура как фактор адаптивного поведения при нагружении сталей, упрочненных пластической деформацией с разными скоростями // HighMatTech: тез. докл. 4-й Междунар. конф. (Киев, 7–11 окт. 2013 г.). – Киев, 2013. – С. 61.

5. Gleiter H. Nanostructured materials: basic concepts and microstructure // Acta Mater. 2000. – Vol. 48. – № 1. – P. 1–29.

Механизм скольжения или перемещение атомов по определенным кристаллографическим плоскостям в настоящее время наблюдать невозможно. Но результаты этих процессов проявляются в виде полос скольжения на поверхности образцов и в изменении физико-механических свойств материалов. Об особенностях механизма формирования свойств материала в зависимости от структуры и ее способности адаптироваться к воздействию внешних нагрузок можно судить, изучая морфологию деформационного рельефа и его геометрические параметры в сопоставлении с уровнем достигаемых механических характеристик.

Цель работы – анализ структур пониженной размерности, формирующихся в низколегированной стали 09Г2С при различных режимах теплого РКУП и их влияния на морфологические особенности рельефа полос Чернова ‒ Людерса, образцов стали в исходном крупнозернистом и наносубмикронном состояниях с учетом уровня полученных механических свойств.

Материалы и методы исследования

Исследования проведены на широко применяемой в промышленности низколегированной стали 09Г2С. Микроструктура стали ферритно-перлитная; средний размер зерна 20 мкм. Режимы РКУП: 1 – прессование при 400 °С, число циклов 2; 2 – прессование при 450 °С, число циклов 4; 3 – прессование при 500 °С, число циклов 4.

Основные этапы исследования стали 09Г2С после проведенного структурирования включают:

1) анализ и сравнение параметров полученных структур пониженной размерности;

2) оценку влияния структур пониженной размерности на механические свойства;

3) исследование морфологии и высотных параметров шероховатости полос Чернова ‒ Людерса, образовавшихся при растяжении образцов стали 09Г2С в исходном состоянии и после обработки РКУП по режиму 1.

Механические свойства стали определены на плоских образцах по ГОСТ 1497-84 (образцы растягивали при 20 °С на испытательной машине ZWICK/ROELL Z600).

Для получения полос Чернова ‒ Людерса при относительно низких средних напряжениях на предварительно отшлифованных и отполированных образцах материала, обработанного по режиму 1, были выполнены концентраторы напряжений. Линии текучести, расположенные под углом 45° к направлению действия нормальных напряжений, проявились на металле уже при небольших степенях общей деформации (порядка 3 %).

Результаты исследования и их обсуждение

После второго прохода при температуре прессования 400 °С (режим 1) ферритные составляющие вытягиваются в одном направлении, длина ферритных областей в основном не более 30 мкм (рис. 2, а), толщина большей частью не превышает 3–6 мкм (рис. 2, г).

Четвертый цикл прессования при температурах 450 °С (режим 2) и 500 °С (режим 3) обуславливает заметное измельчение феррита, разбивая его на более мелкие фрагменты, что подтверждается диаграммами их распределения по размерам (рис. 2, б, д, в, е).

а б

в г

Рис. 1. Микроструктура стали 09Г2С в исходном крупнозернистом состоянии (а) и в наносубмикронном состояниях после РКУП по режиму 2 (б, в, г)

Средний размер основной части перлитных участков после обработки по режиму 1 составляет ≈ 4,3 мкм; после режима 2 – 3,7 мкм и после режима 3 – 4,4 мкм.

На изображениях перлитных участков при больших увеличениях (рис. 1, г) видно, что частично сохраняется их пластинчатое строение. Тем не менее толщина пластинок перлита – первые сотни нанометров (такой участок отмечен стрелкой на рис. 4, г). Размерность других карбидных образований (в том числе сфероидизированного карбида) – также первые сотни нанометров и менее 100 нм.

В ферритной фазе в результате РКУП, как известно, образуется сильноразориентированная ячеистая субструктура [1, 2]. Кроме того, в материалах после РКУП внутри зерен, как правило, содержатся дислокационные субструктуры с размерами элементов в нанодиапазоне. Поэтому такие субмикрокристаллические металлы и сплавы обычно относят к классу объемных наноструктурированных материалов.

Таким образом, структура образцов стали 09Г2С, подвергнутой РКУП, представляет собой субмикрокристаллическую ферритную матрицу, упрочненную мелкодисперсными карбидами, в том числе наномасштабного размера. Наибольшее диспергирование структурных составляющих и лучшую их однородность обеспечил режим 2 (спектр распределения ферритной фазы по размерам на диаграммах рис. 2, б, д наиболее узкий).

Рис. 2. Распределение размеров ферритных областей в стали 09Г2С после различных режимов РКУП: а, б, в – в продольном направлении; г, д, е – в поперечном направлении

Механические свойства стали 09Г2С после РКУП. По определению, к наноматериалам относят материалы, не только содержащие структурные элементы (зерна, кристаллиты, блоки), геометрические размеры которых хотя бы в одном измерении не превышают 100 нм, но также обладающие качественно новыми свойствами. В табл. 1 представлены результаты механических испытаний стали 09Г2С в различных структурных состояниях, показавшие многократный рост ее характеристик прочности, приблизивший эту низколегированную сталь к классу среднелегированных. По сочетанию прочности и пластичности лучший комплекс механических характеристик материала получен при режиме 2, сформировавшем, как уже отмечалось, наиболее дисперсную и однородную микроструктуру.

Читайте также: