1986年 35卷 第3期
1986, 35(3): 283-299.
doi: 10.7498/aps.35.283
摘要:
本文给出了高温等离子体中高频波激发低频磁场和离子声波强湍动过程的重整化理论,以便改善通常的弱非线性处理方法,从Vlasov-Maxwell方程组出发,在Fourier表象中得到了包含“最发散”和“次发散”效应互相耦合的高频和低频传播于重整化方程组,从而获得了高、低频振荡粒子重整化分布函数和场的耦合关系。在“最发散”重整化近似下,我们求解了高低频传播子方程组,得到了展开到v4(高频湍动场能密度与等离子体热能密度之比)一次方的近似解和重整化介电函数等表达式。然后,在Fourier逆变换下导得了我们所要的时空表用中重整化强湍动方程组。最后,作为一个说明重整化作用的例子,在一维稳态下求解了孤立子的形式。
本文给出了高温等离子体中高频波激发低频磁场和离子声波强湍动过程的重整化理论,以便改善通常的弱非线性处理方法,从Vlasov-Maxwell方程组出发,在Fourier表象中得到了包含“最发散”和“次发散”效应互相耦合的高频和低频传播于重整化方程组,从而获得了高、低频振荡粒子重整化分布函数和场的耦合关系。在“最发散”重整化近似下,我们求解了高低频传播子方程组,得到了展开到v4(高频湍动场能密度与等离子体热能密度之比)一次方的近似解和重整化介电函数等表达式。然后,在Fourier逆变换下导得了我们所要的时空表用中重整化强湍动方程组。最后,作为一个说明重整化作用的例子,在一维稳态下求解了孤立子的形式。
1986, 35(3): 300-310.
doi: 10.7498/aps.35.300
摘要:
从速度v的傅里叶空间K的动力学方程出发,采用算子运算及变换方法,可较简便的算出静电湍流场中的重整化色散方程,在以有效关联时间代替湍流场的时、空关联的近似下,计算了有限关联时间效应的作用,表明它是削弱湍流场影响的。短关联时间极限可看成是湍流场影响的上限估计。讨论了湍流场对离声波、电子朗缪波和低频漂移波的影响。
从速度v的傅里叶空间K的动力学方程出发,采用算子运算及变换方法,可较简便的算出静电湍流场中的重整化色散方程,在以有效关联时间代替湍流场的时、空关联的近似下,计算了有限关联时间效应的作用,表明它是削弱湍流场影响的。短关联时间极限可看成是湍流场影响的上限估计。讨论了湍流场对离声波、电子朗缪波和低频漂移波的影响。
1986, 35(3): 311-318.
doi: 10.7498/aps.35.311
摘要:
本文从平面电磁波垂直入射于一维不均匀磁化等离子体的理论模型出发,通过计算电磁场结构,讨论了自生磁场对于密度轮廓修正的影响。我们的计算结果不仅与Nd玻璃激光打靶实验相符,也与CO2激光打靶实验相一致,而且还能自然得到临界面附近的密度凹陷。
本文从平面电磁波垂直入射于一维不均匀磁化等离子体的理论模型出发,通过计算电磁场结构,讨论了自生磁场对于密度轮廓修正的影响。我们的计算结果不仅与Nd玻璃激光打靶实验相符,也与CO2激光打靶实验相一致,而且还能自然得到临界面附近的密度凹陷。
1986, 35(3): 319-328.
doi: 10.7498/aps.35.319
摘要:
本文提出一个利用椭偏光谱测量复数折射率薄膜的方法。由于引入一个新的目标函数,把搜索的参量空间的维数减至四维,因此不但可以测得薄膜的光学常数和厚度,并且可同时确定衬底的光学常数。我们应用这个方法对射频溅射在硅衬底上生长的ITO膜光学常数的色散和生长规律进行了初步研究,发现硅衬底的表观光学常数也发生了变化
本文提出一个利用椭偏光谱测量复数折射率薄膜的方法。由于引入一个新的目标函数,把搜索的参量空间的维数减至四维,因此不但可以测得薄膜的光学常数和厚度,并且可同时确定衬底的光学常数。我们应用这个方法对射频溅射在硅衬底上生长的ITO膜光学常数的色散和生长规律进行了初步研究,发现硅衬底的表观光学常数也发生了变化
1986, 35(3): 329-337.
doi: 10.7498/aps.35.329
摘要:
各向异性非均匀相互作用的慢旋转MAS-NMR谱是一系列的旋转边带,这些边带的强度包含了该相互作用张量的全部信息,只要计算和分析少数几条边带就可以得到这些有用的结构信息,本文用不可约球谐张量算符表示非均匀相互作用,采用Bessel函数展开法分析计算非均匀相互作用产生的旋转边带,这种分析计算方法适用于各种非均匀相互作用。以化学位移和四极相互作用为例的实验与理论符合很好。
各向异性非均匀相互作用的慢旋转MAS-NMR谱是一系列的旋转边带,这些边带的强度包含了该相互作用张量的全部信息,只要计算和分析少数几条边带就可以得到这些有用的结构信息,本文用不可约球谐张量算符表示非均匀相互作用,采用Bessel函数展开法分析计算非均匀相互作用产生的旋转边带,这种分析计算方法适用于各种非均匀相互作用。以化学位移和四极相互作用为例的实验与理论符合很好。
1986, 35(3): 338-345.
doi: 10.7498/aps.35.338
摘要:
实验研究了系列脉冲偏场作用下外延石榴石薄膜的硬磁泡(包括哑铃畴)的形成规律。发现系列脉冲对畴段的作用不是单次脉冲作用(软畴段硬化的物理过程)的简单迭加,而有其特有的规律性,存在着硬畴段进一步硬化及硬畴段软化的另两个物理过程。运用上述三个物理过程对实验结果作了解释。
实验研究了系列脉冲偏场作用下外延石榴石薄膜的硬磁泡(包括哑铃畴)的形成规律。发现系列脉冲对畴段的作用不是单次脉冲作用(软畴段硬化的物理过程)的简单迭加,而有其特有的规律性,存在着硬畴段进一步硬化及硬畴段软化的另两个物理过程。运用上述三个物理过程对实验结果作了解释。
1986, 35(3): 346-351.
doi: 10.7498/aps.35.346
摘要:
用穆斯堡尔谱学方法研究了SmCo3.66Fe0.13Sn0.06烧结薄片的119Sn谱。发现Sn处磁分裂约为零。得出了Sn近邻区域处于顺磁状态中,添加的大部分Sn及Fe,Sn原子比不小于1:2的Fe均匀地进入了SmCo5晶格,Fe在Sn近邻形成了主要特征组份相近于FeSn2的有序排列结构的结论。讨论了这一组态及与之相联系的可能呈现的自旋排布对矫顽力的影响。
用穆斯堡尔谱学方法研究了SmCo3.66Fe0.13Sn0.06烧结薄片的119Sn谱。发现Sn处磁分裂约为零。得出了Sn近邻区域处于顺磁状态中,添加的大部分Sn及Fe,Sn原子比不小于1:2的Fe均匀地进入了SmCo5晶格,Fe在Sn近邻形成了主要特征组份相近于FeSn2的有序排列结构的结论。讨论了这一组态及与之相联系的可能呈现的自旋排布对矫顽力的影响。
1986, 35(3): 352-358.
doi: 10.7498/aps.35.352
摘要:
本文对Nd-Fe-Si三元系富铁区域相的结构和磁性进行了研究。结果表明,Nd-Fe-Si三元系富铁区域(Fe>40at％),除出现NdFe2Si2三元金属间化合物外(Si>20at％),同时只出现Nd2(Fe,Si)17赝二元金属间化合物,其中Si取代9d位的Fe原子,而不能形成类似于Nd2Fe14B的三元金属间化合物,Si取代Nd2Fe17中的9d位Fe原子后,使晶胞体积缩小;使饱和磁化强度减小;同时使Fe次晶格的铁磁相互作用增强,导致居里温度增高;还使得Fe次晶格的易面各向异性减弱,造成室温下各向异性场减小。
本文对Nd-Fe-Si三元系富铁区域相的结构和磁性进行了研究。结果表明,Nd-Fe-Si三元系富铁区域(Fe>40at％),除出现NdFe2Si2三元金属间化合物外(Si>20at％),同时只出现Nd2(Fe,Si)17赝二元金属间化合物,其中Si取代9d位的Fe原子,而不能形成类似于Nd2Fe14B的三元金属间化合物,Si取代Nd2Fe17中的9d位Fe原子后,使晶胞体积缩小;使饱和磁化强度减小;同时使Fe次晶格的铁磁相互作用增强,导致居里温度增高;还使得Fe次晶格的易面各向异性减弱,造成室温下各向异性场减小。
1986, 35(3): 359-364.
doi: 10.7498/aps.35.359
摘要:
利用透射电子显微镜对Ni67Zr33非晶合金晶化的研究发现了两个新的亚稳相T0与T10。其中T1相为体心正交(准四方〕晶体,点阵常数a≌b=0.89nm,c=3.14nm,空间群为Iba2或Ibam。温度升高,T1相转变为含有大量错排的A心正交Ni10Zr2相,用1/2(a+b)位移错排模型可以圆满地解释其电子衍射图中仅h+k为奇数的衍射斑沿c*方向拉长的现象,晶化稳定相为Ni10Zr,与Ni21Zr8(Ni5Zr2)相。
利用透射电子显微镜对Ni67Zr33非晶合金晶化的研究发现了两个新的亚稳相T0与T10。其中T1相为体心正交(准四方〕晶体,点阵常数a≌b=0.89nm,c=3.14nm,空间群为Iba2或Ibam。温度升高,T1相转变为含有大量错排的A心正交Ni10Zr2相,用1/2(a+b)位移错排模型可以圆满地解释其电子衍射图中仅h+k为奇数的衍射斑沿c*方向拉长的现象,晶化稳定相为Ni10Zr,与Ni21Zr8(Ni5Zr2)相。
1986, 35(3): 365-374.
doi: 10.7498/aps.35.365
摘要:
本文对Ge/An,Ge/Ag,双层膜和Ge-An,Ge-Ag合金膜的退火过程进行了透射电子显微镜观测,对Ge/多晶Au(或Ag)还进行了加热过程的原位观测。观测表明,多晶Au和单晶Au膜的存在使非晶Ge的晶化温度Tc的下降显著不同,可由晶界三叉点等处为非晶Ge的有利形核位置来解释,双层膜的缩聚区中由于局域优先晶化的影响,不仅Tc(=100℃)比非缩聚区中(Tc=150℃)低,而且形成直径为1—2μm的Ge大晶粒,而Ge/多晶Ag和Ge/单晶Ag膜的Tc均约为280℃,合金膜中金属含量较低时(CAuAgc高于相应的Ge/多晶Au(Ag)膜;金属含量较高时,Tc低于Ge/多晶Au(Ag)膜。这说明过饱和金属原子的存在使得非晶Ge的晶化势垒大大降低。
本文对Ge/An,Ge/Ag,双层膜和Ge-An,Ge-Ag合金膜的退火过程进行了透射电子显微镜观测,对Ge/多晶Au(或Ag)还进行了加热过程的原位观测。观测表明,多晶Au和单晶Au膜的存在使非晶Ge的晶化温度Tc的下降显著不同,可由晶界三叉点等处为非晶Ge的有利形核位置来解释,双层膜的缩聚区中由于局域优先晶化的影响,不仅Tc(=100℃)比非缩聚区中(Tc=150℃)低,而且形成直径为1—2μm的Ge大晶粒,而Ge/多晶Ag和Ge/单晶Ag膜的Tc均约为280℃,合金膜中金属含量较低时(CAuAgc高于相应的Ge/多晶Au(Ag)膜;金属含量较高时,Tc低于Ge/多晶Au(Ag)膜。这说明过饱和金属原子的存在使得非晶Ge的晶化势垒大大降低。
1986, 35(3): 375-378.
doi: 10.7498/aps.35.375
摘要:
本文指出,在暴涨宇宙阶段,当出现非均匀相变以形成真真空泡时,由于重力塌缩,在我们的观测宇宙中,可能形成质量下限为104g的原生黑洞,这种黑洞与早先Carr,Hawking和吴忠超等人所讨论过的有所不同,它们应伴生有t’Hooft-Polyakov磁单极,这可能是一个具有观测意义的结果。
本文指出,在暴涨宇宙阶段,当出现非均匀相变以形成真真空泡时,由于重力塌缩,在我们的观测宇宙中,可能形成质量下限为104g的原生黑洞,这种黑洞与早先Carr,Hawking和吴忠超等人所讨论过的有所不同,它们应伴生有t’Hooft-Polyakov磁单极,这可能是一个具有观测意义的结果。
1986, 35(3): 379-383.
doi: 10.7498/aps.35.379
摘要:
使用低频倒扭摆测量了Ag-42.3at％Cd合金在室温至250℃范围内等温过程中内耗随时间的变化和不同升温速率下内耗与温度的关系。试验表明,Ag-Cd合金发生贝氏体相变时内耗升高是由于贝氏体相变形核过程中母相基体点阵的不稳定,内耗的升高决定于贝氏体形核率J*与点阵局部软化区单位体积内耗值Qs-1的乘积。
使用低频倒扭摆测量了Ag-42.3at％Cd合金在室温至250℃范围内等温过程中内耗随时间的变化和不同升温速率下内耗与温度的关系。试验表明,Ag-Cd合金发生贝氏体相变时内耗升高是由于贝氏体相变形核过程中母相基体点阵的不稳定,内耗的升高决定于贝氏体形核率J*与点阵局部软化区单位体积内耗值Qs-1的乘积。
1986, 35(3): 384-388.
doi: 10.7498/aps.35.384
摘要:
使用LEED和AES研究了钼(110)表面上的碳和氧,用能最为1千电子伏束流为6微安的氩离子轰击含碳和氧的钼(110)表面,发现碳的峰形和强度发生了变化,深度剖面分析指出,碳层是来源于体内,加热样品到700℃和750℃以上分别观察到碳的c(4×4)-碳和-碳两种有序结构.
使用LEED和AES研究了钼(110)表面上的碳和氧,用能最为1千电子伏束流为6微安的氩离子轰击含碳和氧的钼(110)表面,发现碳的峰形和强度发生了变化,深度剖面分析指出,碳层是来源于体内,加热样品到700℃和750℃以上分别观察到碳的c(4×4)-碳和-碳两种有序结构.
1986, 35(3): 389-392.
doi: 10.7498/aps.35.389
摘要:
在本院重水堆旁的铍过滤探测器中子非弹性散射谱仪上,对氢化锆(ZrH1.7)(含碳0.2％)和钯氢(PdH0.7)两种金属氢化物在室温和低温(97K)两种温度下,分别测定了光学声子能谱。结果表明:氢化锆的光学声子能级是等间距的,能级宽度基本上不随温度变化,即光学声子的非谐性是微弱的,较好地遵从爱因斯坦的谐振模型;而钯氢的第二个光学声子能级间距大于第一个能级间距约8meV,并且光学声子能级的宽度从室温下的38meV变化到低温(97K)下的20meV,这表明对钯氢的超导性起决定作用的光学声子,存在较明显的非谐性。
在本院重水堆旁的铍过滤探测器中子非弹性散射谱仪上,对氢化锆(ZrH1.7)(含碳0.2％)和钯氢(PdH0.7)两种金属氢化物在室温和低温(97K)两种温度下,分别测定了光学声子能谱。结果表明:氢化锆的光学声子能级是等间距的,能级宽度基本上不随温度变化,即光学声子的非谐性是微弱的,较好地遵从爱因斯坦的谐振模型;而钯氢的第二个光学声子能级间距大于第一个能级间距约8meV,并且光学声子能级的宽度从室温下的38meV变化到低温(97K)下的20meV,这表明对钯氢的超导性起决定作用的光学声子,存在较明显的非谐性。
1986, 35(3): 393-396.
doi: 10.7498/aps.35.393
摘要:
由隧道电子谱通过强耦合超导能隙方程反演面求得有效声子谱的过程,要求电子态密度在T→OK条件下测量,否则会存在相当大的误差,所求得的有效声子谱也与真正的谱形偏离很远,本文给出一种校正这个温度效应的方法,可克服这个困难,采用此方法后,即使在T/Tc=0.22的条件下测量隧道谱,也可以得到正确的有效声子谱、λ与μ*值。
由隧道电子谱通过强耦合超导能隙方程反演面求得有效声子谱的过程,要求电子态密度在T→OK条件下测量,否则会存在相当大的误差,所求得的有效声子谱也与真正的谱形偏离很远,本文给出一种校正这个温度效应的方法,可克服这个困难,采用此方法后,即使在T/Tc=0.22的条件下测量隧道谱,也可以得到正确的有效声子谱、λ与μ*值。
1986, 35(3): 397-402.
doi: 10.7498/aps.35.397
摘要:
提出了能够很好地描述非过渡金属无序和非晶态超导体的2Δ0/(kBTc)与声子谱参量之间关系的一个公式:2Δ0(kBTc=4.95[1-(T01/2)/A(1/(λω0)+1/(20λ)+1/(20))]。计算了大量已知声子谱的非晶和无序超导体的能隙2Δ0对Tc的比,结果表明在百分之几的范围内与实验值符合。指出了非过渡金属和合金的非晶态超导体,既可以是一个2Δ0/(kBTc)值远大于BCS理论值(3.53)的强耦合超导体,也可以是一个2Δ0/(kBTc)值比BCS理论值还要小得多的弱耦合超导体。
提出了能够很好地描述非过渡金属无序和非晶态超导体的2Δ0/(kBTc)与声子谱参量之间关系的一个公式:2Δ0(kBTc=4.95[1-(T01/2)/A(1/(λω0)+1/(20λ)+1/(20))]。计算了大量已知声子谱的非晶和无序超导体的能隙2Δ0对Tc的比,结果表明在百分之几的范围内与实验值符合。指出了非过渡金属和合金的非晶态超导体,既可以是一个2Δ0/(kBTc)值远大于BCS理论值(3.53)的强耦合超导体,也可以是一个2Δ0/(kBTc)值比BCS理论值还要小得多的弱耦合超导体。
1986, 35(3): 403-407.
doi: 10.7498/aps.35.403
摘要:
本文研究了低温凝聚LnSb膜相变过程中的结构变化及其对超导电性的影响,由X射线衍射分析发现一系列新结果,从而解释了低温凝聚InSb膜相变过程中的电导及相应的Tc本文指出对应于第二电导峰值的Tc是六方晶系(InSb)H的层状导电机制所致。
本文研究了低温凝聚LnSb膜相变过程中的结构变化及其对超导电性的影响,由X射线衍射分析发现一系列新结果,从而解释了低温凝聚InSb膜相变过程中的电导及相应的Tc本文指出对应于第二电导峰值的Tc是六方晶系(InSb)H的层状导电机制所致。
1986, 35(3): 408-412.
doi: 10.7498/aps.35.408
摘要:
本文对不同结构的材料组成超晶格后的界面结构进行了理论探讨,首先我们得到刚性模型的理想匹配条件,以此为基础,研究了实际材料通过弹性形变以满足理想匹配条件的参数区域,并以fcc(111)面及bcc(110)面组成的超晶格为例,计算了界面结构相图。
本文对不同结构的材料组成超晶格后的界面结构进行了理论探讨,首先我们得到刚性模型的理想匹配条件,以此为基础,研究了实际材料通过弹性形变以满足理想匹配条件的参数区域,并以fcc(111)面及bcc(110)面组成的超晶格为例,计算了界面结构相图。
1986, 35(3): 413-418.
doi: 10.7498/aps.35.413
摘要:
在一般情形下(傍轴近似或非傍轴情形)和离散取样情形下,应用逐次反馈迭代算法,导出实现任意给定变换的双全息透镜的振幅-相位分布所满足的方程组.以四维自然序的Walsh变换为例子,给出了双全息透镜的振幅-相位分布和相应的逼近“距离”值,结果令人满意,表明本方案是切实可行的。
在一般情形下(傍轴近似或非傍轴情形)和离散取样情形下,应用逐次反馈迭代算法,导出实现任意给定变换的双全息透镜的振幅-相位分布所满足的方程组.以四维自然序的Walsh变换为例子,给出了双全息透镜的振幅-相位分布和相应的逼近“距离”值,结果令人满意,表明本方案是切实可行的。
