1980年 29卷 第4期
1980, 29(4): 409-418.
doi: 10.7498/aps.29.409
摘要:
本文用数值解方法从Eliashberg方程计算出超导临界温度Tc,并考察Tc对有效声子谱的依赖关系。在这个研究中,a2F(ω)被取为双δ函数谱,并允许其中的谱参数可以在很宽范围内改变。作者发现在λc级数解的收敛圆外),Tc除了依赖λ和矩比外,还依赖Tc级数解的收敛半径倒数Λ;它们之间的关系是有规律的。在这些结果的启示下,本文在μ*=0情形,用弥合数值解的方法得到一个适用于λc近似公式。接着,本文作者对吉光达和吴杭生的一篇文章进行了研究,指出:该文提出的超导体分类建议及其工作的主要结论是对的。但其中对决定A型超导体临界温度主要参量问题进行的分析,只适用于这样一些A型超导体,它们的收敛半径倒数Λ或者比λ0小,或者虽比λ0大、但λ又小于λ0,其中λ0是个依赖谱形状的参量,它的定义在正文中给出。对另一些A型超导体(λ0c的主要参量不再是λ,而是δ=1/∧0.5(ω1/2/ωlog)5.5λ1.55。
本文用数值解方法从Eliashberg方程计算出超导临界温度Tc,并考察Tc对有效声子谱的依赖关系。在这个研究中,a2F(ω)被取为双δ函数谱,并允许其中的谱参数可以在很宽范围内改变。作者发现在λc级数解的收敛圆外),Tc除了依赖λ和矩比外,还依赖Tc级数解的收敛半径倒数Λ;它们之间的关系是有规律的。在这些结果的启示下,本文在μ*=0情形,用弥合数值解的方法得到一个适用于λc近似公式。接着,本文作者对吉光达和吴杭生的一篇文章进行了研究,指出:该文提出的超导体分类建议及其工作的主要结论是对的。但其中对决定A型超导体临界温度主要参量问题进行的分析,只适用于这样一些A型超导体,它们的收敛半径倒数Λ或者比λ0小,或者虽比λ0大、但λ又小于λ0,其中λ0是个依赖谱形状的参量,它的定义在正文中给出。对另一些A型超导体(λ0c的主要参量不再是λ,而是δ=1/∧0.5(ω1/2/ωlog)5.5λ1.55。
1980, 29(4): 419-428.
doi: 10.7498/aps.29.419
摘要:
本文提出一种计算电子与离子碰撞激发截面的理论方法。同时,此方法也可作为一种检验和掌握电子碰撞激发数据的手段。在电子的低能区域,利用多通道量子数亏损理论,我们可从精确测得的能谱数据中推算出电子碰撞激发截面。在电子的高能区域,我们利用Bethe理论计算了电子碰撞激发截面。对中间能域,如果将截面的局部共振结构平均,则可以用内插法得到平均激发截面。比较可靠的电子与离子激发数据,对受控聚变的研究是有帮助的。本文以电子与类锂离子碰撞激发为实例说明所提出的理论方法。
本文提出一种计算电子与离子碰撞激发截面的理论方法。同时,此方法也可作为一种检验和掌握电子碰撞激发数据的手段。在电子的低能区域,利用多通道量子数亏损理论,我们可从精确测得的能谱数据中推算出电子碰撞激发截面。在电子的高能区域,我们利用Bethe理论计算了电子碰撞激发截面。对中间能域,如果将截面的局部共振结构平均,则可以用内插法得到平均激发截面。比较可靠的电子与离子激发数据,对受控聚变的研究是有帮助的。本文以电子与类锂离子碰撞激发为实例说明所提出的理论方法。
1980, 29(4): 429-438.
doi: 10.7498/aps.29.429
摘要:
利用负温度高能离子束的相对论多普勒效应,可能实现从红外到X射线连续调谐激光器。调谐范围△νT=2ν0βγ。离子束从零到c调速时,激光频率为0—∞。本文给出了激光参数的相对论变换式,计算了负温度相对论离子束激光器的增益、阈值和输出特性,提出了用激光束对相对论离子束进行共振激发的方法,并讨论了He+离子束及Ar+离子束激光器的设计参数。
利用负温度高能离子束的相对论多普勒效应,可能实现从红外到X射线连续调谐激光器。调谐范围△νT=2ν0βγ。离子束从零到c调速时,激光频率为0—∞。本文给出了激光参数的相对论变换式,计算了负温度相对论离子束激光器的增益、阈值和输出特性,提出了用激光束对相对论离子束进行共振激发的方法,并讨论了He+离子束及Ar+离子束激光器的设计参数。
1980, 29(4): 439-446.
doi: 10.7498/aps.29.439
摘要:
本文描述了用于辐照[(CD2)n]微球靶的六束高功率钕玻璃激光系统的概貌、有关技术细节以及输出光束特性。激光脉宽在1—4毫微秒内可调。在脉宽为2毫微秒时,每束输出能量约为50焦耳,光束发射角为0.4毫弧度,六束总输出功率约为1.5×1011瓦。
本文描述了用于辐照[(CD2)n]微球靶的六束高功率钕玻璃激光系统的概貌、有关技术细节以及输出光束特性。激光脉宽在1—4毫微秒内可调。在脉宽为2毫微秒时,每束输出能量约为50焦耳,光束发射角为0.4毫弧度,六束总输出功率约为1.5×1011瓦。
1980, 29(4): 447-453.
doi: 10.7498/aps.29.447
摘要:
应用直接法测定晶体结构,通常多半采用记号附加法与多解记号附加法进行。在相角测定中,起始套反射的确定成为测定结构成功与否的关键。目前多半采用收敛图方法确定起始套反射。本文则利用衍射指标的相关关系,提出确定起始套反射的优化选择方法,并用一个已知结构例进行了验证。
应用直接法测定晶体结构,通常多半采用记号附加法与多解记号附加法进行。在相角测定中,起始套反射的确定成为测定结构成功与否的关键。目前多半采用收敛图方法确定起始套反射。本文则利用衍射指标的相关关系,提出确定起始套反射的优化选择方法,并用一个已知结构例进行了验证。
1980, 29(4): 454-460.
doi: 10.7498/aps.29.454
摘要:
本工作较为详细地测定了静电场作用下α-碘酸锂的电流弛豫行为:在撤去c轴方向上的静电场后,从我们所用测量电流仪器的响应时间到某一tk的区间内,放电电流服从(t/t0)-α的负幂次方律;而在t>t_k,其规律近似地为:(t/t0)(-α′ln(t/t0))。相关的弛豫参数α,α′和tk在有限的范围内,依赖于温度和施加电压的大小,也因样品不同而有差异。对将近十个样品进行了测试,结果表明,大多数晶体在尽可能小的电压下0.43≤α≤0.7,0.07<α′<0.09;上述的电流弛豫表达式与α-碘酸锂在偏压场作用下观察到的其它物理现象的弛豫行为,与在中子衍射加强和表观介电常数中的表现如出一辙;可以初步肯定各种现象的弛豫行为具有相同的物理根源。
本工作较为详细地测定了静电场作用下α-碘酸锂的电流弛豫行为:在撤去c轴方向上的静电场后,从我们所用测量电流仪器的响应时间到某一tk的区间内,放电电流服从(t/t0)-α的负幂次方律;而在t>t_k,其规律近似地为:(t/t0)(-α′ln(t/t0))。相关的弛豫参数α,α′和tk在有限的范围内,依赖于温度和施加电压的大小,也因样品不同而有差异。对将近十个样品进行了测试,结果表明,大多数晶体在尽可能小的电压下0.43≤α≤0.7,0.07<α′<0.09;上述的电流弛豫表达式与α-碘酸锂在偏压场作用下观察到的其它物理现象的弛豫行为,与在中子衍射加强和表观介电常数中的表现如出一辙;可以初步肯定各种现象的弛豫行为具有相同的物理根源。
1980, 29(4): 461-468.
doi: 10.7498/aps.29.461
摘要:
本文报道了人工合成大面积氟金云母单晶中缺陷的X射线研究结果。X射线劳厄法的研究表明,在合成云母中存在着较大程度的一维无序,并因而出现许多堆垛错排区及其亚晶界。X射线衍射形貌术的研究表明,合成云母中的亚晶界和位错线大部分是从晶种起源并向生长表面的法线方向延伸的。晶体的靠近表面的区域缺陷较密集,中心部分较少。探讨了合成云母与天然云母中缺陷分布的差别。对用于制作电容器的合成云母片的缺陷与性能的关系作了分析和讨论。
本文报道了人工合成大面积氟金云母单晶中缺陷的X射线研究结果。X射线劳厄法的研究表明,在合成云母中存在着较大程度的一维无序,并因而出现许多堆垛错排区及其亚晶界。X射线衍射形貌术的研究表明,合成云母中的亚晶界和位错线大部分是从晶种起源并向生长表面的法线方向延伸的。晶体的靠近表面的区域缺陷较密集,中心部分较少。探讨了合成云母与天然云母中缺陷分布的差别。对用于制作电容器的合成云母片的缺陷与性能的关系作了分析和讨论。
1980, 29(4): 469-484.
doi: 10.7498/aps.29.469
摘要:
本文从44个缓冷和淬炼Mn-Ga合金摄取了德拜·谢乐照相,并配合了在富Ga部分的差热分析,初步画出了这个系统的相图。这个系统除纯Ga外共有十个相。Mn在Ga中的固溶度是几乎无可觉察的。α相是Ga在α-Mn中的原固溶体,在室温的固溶度为1.95at％Ga。β相在室温的均匀范围为8.6—19.2at％Ga,这是β-Mn结构,因此可看作是β-Mn的固溶体,由于Ga原子无规地替代了部分Mn原子而这个结构得在室温稳定存在。γ相可分成γ1,γ2,γ3,三部分,γ1是面心立方结构,γ2是面心四方结构,γ3是有序的面心四方结构,与Cu-Au系中的CuAuⅠ同型。在室温下稳定的是γ3,均匀范围为37—45at％Ga,而在高温稳定的却总是γ1。从γ1变到γ2,再从γ2变到γ3的变化是二级相变。有序度随Ga含量的递增而递增,随温度的递升而递降。整个γ相可看作是γ-Mn的固溶体,γ-Mn本身是不可能用淬炼的办法在室温获得的。δ相只存在于高温,可看作是δ-Mn的固溶体。由于Ga原子替代了部分Mn原子,因而δ一Mn结构产生了畸变而有序化。ε相是有序的六角密堆积结构,每个晶胞含8个原子,它是在约820℃从γ相同成份地转变而成的,在室温的均匀范围估计为27一30at％Ga。η相在室温约50—60at％Ga处有一宽广的均匀范围。从520到600℃,它经历一多型性变化,转变为λ相。λ相的相区随温度的递升而向富Mn的一边偏移。η和λ结构都很复杂。在富Ga的一边,存在着三个居间相χ,φ和ω,它们是由包析或包晶反应所形成的。ω相的化合式很可能相当于Mn2Ga9或MnGa5,而φ相则与NiHg4同型,在Mn2.3Ga7.7左右有一狭隘的均匀范围。在室温稳定存在的七个居间相中,β,ε,γ3,X和φ是铁磁性的。铁磁性最强的是Ga含量较富的γ3和φ相。我们测量了其中若干合金的饱和磁化强度与居里温度。
本文从44个缓冷和淬炼Mn-Ga合金摄取了德拜·谢乐照相,并配合了在富Ga部分的差热分析,初步画出了这个系统的相图。这个系统除纯Ga外共有十个相。Mn在Ga中的固溶度是几乎无可觉察的。α相是Ga在α-Mn中的原固溶体,在室温的固溶度为1.95at％Ga。β相在室温的均匀范围为8.6—19.2at％Ga,这是β-Mn结构,因此可看作是β-Mn的固溶体,由于Ga原子无规地替代了部分Mn原子而这个结构得在室温稳定存在。γ相可分成γ1,γ2,γ3,三部分,γ1是面心立方结构,γ2是面心四方结构,γ3是有序的面心四方结构,与Cu-Au系中的CuAuⅠ同型。在室温下稳定的是γ3,均匀范围为37—45at％Ga,而在高温稳定的却总是γ1。从γ1变到γ2,再从γ2变到γ3的变化是二级相变。有序度随Ga含量的递增而递增,随温度的递升而递降。整个γ相可看作是γ-Mn的固溶体,γ-Mn本身是不可能用淬炼的办法在室温获得的。δ相只存在于高温,可看作是δ-Mn的固溶体。由于Ga原子替代了部分Mn原子,因而δ一Mn结构产生了畸变而有序化。ε相是有序的六角密堆积结构,每个晶胞含8个原子,它是在约820℃从γ相同成份地转变而成的,在室温的均匀范围估计为27一30at％Ga。η相在室温约50—60at％Ga处有一宽广的均匀范围。从520到600℃,它经历一多型性变化,转变为λ相。λ相的相区随温度的递升而向富Mn的一边偏移。η和λ结构都很复杂。在富Ga的一边,存在着三个居间相χ,φ和ω,它们是由包析或包晶反应所形成的。ω相的化合式很可能相当于Mn2Ga9或MnGa5,而φ相则与NiHg4同型,在Mn2.3Ga7.7左右有一狭隘的均匀范围。在室温稳定存在的七个居间相中,β,ε,γ3,X和φ是铁磁性的。铁磁性最强的是Ga含量较富的γ3和φ相。我们测量了其中若干合金的饱和磁化强度与居里温度。
1980, 29(4): 485-493.
doi: 10.7498/aps.29.485
摘要:
一般用电子探针对合金成份进行定量分析时都用标样进行对比。本文提出了一个不用标样的二元合金成份的定量分析方法。利用扫描电子显微镜-X光能谱分析装置同时测定二元合金(Cu-Ga,GaAs)中二元素的Ka光子数比值后,由简化的入射电子能量损失公式和X光激发截面公式并考虑了二次荧光效应后,可计算出二元合金的成份。当入射电子的过电压保持在2—3时,得到和实际成份一致的结果。利用上述简化模型对文献中不同纯元素特征X光的“仪器灵敏度”进行了计算和讨论。
一般用电子探针对合金成份进行定量分析时都用标样进行对比。本文提出了一个不用标样的二元合金成份的定量分析方法。利用扫描电子显微镜-X光能谱分析装置同时测定二元合金(Cu-Ga,GaAs)中二元素的Ka光子数比值后,由简化的入射电子能量损失公式和X光激发截面公式并考虑了二次荧光效应后,可计算出二元合金的成份。当入射电子的过电压保持在2—3时,得到和实际成份一致的结果。利用上述简化模型对文献中不同纯元素特征X光的“仪器灵敏度”进行了计算和讨论。
1980, 29(4): 494-499.
doi: 10.7498/aps.29.494
摘要:
对镍铬合金(20％Cr,1％Al,2.5％Ti)中层错边界处及共格孪晶界面上的不全位错进行了观察和分析,结果是:1.用g·bp=±2/3或±1/3作为不全位错是否显示衍衬是可行的,但不够严格。为此,应尽量选择{220}或{311}类型衍射成像,这时g·bp或者等于零,或者等于整数,比较容易确定不全位错的柏氏矢量。2.共格孪晶界面上有不全位错,大多数是全位错分解的产物,成对出现。3.平行滑移面上的层错在运动中可以相互重迭。重迭层错中内禀层错与外禀层错之间的不全位错,在g·bp=±2/3时无衍衬(在层错条纹的较强背景下是亮线),而在g·bp=±1/3时显示衍衬(暗线)。
对镍铬合金(20％Cr,1％Al,2.5％Ti)中层错边界处及共格孪晶界面上的不全位错进行了观察和分析,结果是:1.用g·bp=±2/3或±1/3作为不全位错是否显示衍衬是可行的,但不够严格。为此,应尽量选择{220}或{311}类型衍射成像,这时g·bp或者等于零,或者等于整数,比较容易确定不全位错的柏氏矢量。2.共格孪晶界面上有不全位错,大多数是全位错分解的产物,成对出现。3.平行滑移面上的层错在运动中可以相互重迭。重迭层错中内禀层错与外禀层错之间的不全位错,在g·bp=±2/3时无衍衬(在层错条纹的较强背景下是亮线),而在g·bp=±1/3时显示衍衬(暗线)。
1980, 29(4): 500-507.
doi: 10.7498/aps.29.500
摘要:
用高速干涉摄影诊断手段对激光作用在固体靶材上的表面效应,冲击波的传播、反射及绕射机制进行了实验观察,拍摄了各种现象的干涉及阴影照片,并进行了简要的分析。
用高速干涉摄影诊断手段对激光作用在固体靶材上的表面效应,冲击波的传播、反射及绕射机制进行了实验观察,拍摄了各种现象的干涉及阴影照片,并进行了简要的分析。
1980, 29(4): 508-510.
doi: 10.7498/aps.29.508
摘要:
本文研究了各种透明介质的简并的四波混频作用。通过测量后向反射波与入射波的强度比,可以确定介质的三阶极化率。并给出了各种液体介质和玻璃的测量结果。
本文研究了各种透明介质的简并的四波混频作用。通过测量后向反射波与入射波的强度比,可以确定介质的三阶极化率。并给出了各种液体介质和玻璃的测量结果。
1980, 29(4): 511-516.
doi: 10.7498/aps.29.511
摘要:
本文由粘滞系数的时间关联函数表达式,得到了实验观察到的现象:在液晶N相→SA相转变点附近(T→T(sA)),体粘滞系数的反常发散比切变粘滞系数反常发散要大得多。说明了Brochard等人的理论中,不能解释此实验的原因。
本文由粘滞系数的时间关联函数表达式,得到了实验观察到的现象:在液晶N相→SA相转变点附近(T→T(sA)),体粘滞系数的反常发散比切变粘滞系数反常发散要大得多。说明了Brochard等人的理论中,不能解释此实验的原因。
1980, 29(4): 524-528.
doi: 10.7498/aps.29.524
摘要:
在总压为5×10-5托并含有少量氮的氩气中,用能量为500伏、束流为5微安的氩离子轰击镍(001)表面,获得了一个吸附着氮的镍表面。低能电子衍射观察表明,吸附在镍(001)表面上的氮形成了类似于氧和碳吸附(偏析)在镍(001)表面上所产生的P(2×2)结构。对氮吸附在镍面上的键的本质进行了初步的探讨。
在总压为5×10-5托并含有少量氮的氩气中,用能量为500伏、束流为5微安的氩离子轰击镍(001)表面,获得了一个吸附着氮的镍表面。低能电子衍射观察表明,吸附在镍(001)表面上的氮形成了类似于氧和碳吸附(偏析)在镍(001)表面上所产生的P(2×2)结构。对氮吸附在镍面上的键的本质进行了初步的探讨。
1980, 29(4): 529-532.
doi: 10.7498/aps.29.529
摘要:
单用氩离子剥离很难完全去掉镍表面上的碳。在10-8—10-9托下用电子轰击加速氧的吸附,使残留着碳的镍表面吸附一定的氧;再将这个表面加热到360℃保温45分钟,获得了一个无碳的原子级清洁表面。讨论了利用氧去除碳的条件和机制。
单用氩离子剥离很难完全去掉镍表面上的碳。在10-8—10-9托下用电子轰击加速氧的吸附,使残留着碳的镍表面吸附一定的氧;再将这个表面加热到360℃保温45分钟,获得了一个无碳的原子级清洁表面。讨论了利用氧去除碳的条件和机制。
