本文提出一种解电网的方法,用这种方法来解电网,可以避免解联立方程之麻烦,以节省劳动力。本文分下列两部分:1.一般电网解法——凡是一切直线律电网,不论其中含有若干电动势,都可应用这解法。这解法是首先将电网中的电动势代换以等值的电源电流,其次将电网中的结点逐点化去,使电网化简为一等值支路,以求该支路两端点的电势差,然后再返原为原来的电网,以求其中各结点的电势,如此,最后就很易计算出各支路的电流。2.只含一个电动势电网的特殊解法——凡是一切直线律电网,若其中只含有一个电动势,则用这解法更为简便。这解法与一般电网解法所不同的地方就是可将电网返原的这一步骤省去。为了要省去这一步骤,只须在电网化简前,电网各结点上均虚设一定量的电源电流,如此,当电网化简为一等值支路时,就能直接求得原来电网中各结点的电势。再者,本文所提出的解电网方法对于交流电网及直流电网均能适用,而本文是按解交流电网的方式叙述。
本文提出一种解电网的方法,用这种方法来解电网,可以避免解联立方程之麻烦,以节省劳动力。本文分下列两部分:1.一般电网解法——凡是一切直线律电网,不论其中含有若干电动势,都可应用这解法。这解法是首先将电网中的电动势代换以等值的电源电流,其次将电网中的结点逐点化去,使电网化简为一等值支路,以求该支路两端点的电势差,然后再返原为原来的电网,以求其中各结点的电势,如此,最后就很易计算出各支路的电流。2.只含一个电动势电网的特殊解法——凡是一切直线律电网,若其中只含有一个电动势,则用这解法更为简便。这解法与一般电网解法所不同的地方就是可将电网返原的这一步骤省去。为了要省去这一步骤,只须在电网化简前,电网各结点上均虚设一定量的电源电流,如此,当电网化简为一等值支路时,就能直接求得原来电网中各结点的电势。再者,本文所提出的解电网方法对于交流电网及直流电网均能适用,而本文是按解交流电网的方式叙述。
本文采用空间电荷波的观念,讨论了包括电子相互作用的多次聚束问题。所得结果,在电流接近以零为极限时,简化成费恩柏格(E.Feenberg)由运动学观点出发的结果。但是空间电荷效应的包括,显示了多次聚束系统一些不能由运动学方法得到的特徵。本文的分析,可以应用在一系列的微波电子器件上。文中对这方面,也提供了一些具体的方向。
本文采用空间电荷波的观念,讨论了包括电子相互作用的多次聚束问题。所得结果,在电流接近以零为极限时,简化成费恩柏格(E.Feenberg)由运动学观点出发的结果。但是空间电荷效应的包括,显示了多次聚束系统一些不能由运动学方法得到的特徵。本文的分析,可以应用在一系列的微波电子器件上。文中对这方面,也提供了一些具体的方向。
近年原子核反应能量(包括核衰变能)的精密测定的累积,使我们有可能单独从核反应能的测量来确定轻原子核的质量。本文用近似的最小二乘统计平差,由原子核实验数据得出从中子到Ca41各同位素的原子量。主要结果如下:(1)由核反应能导出的、质量差2D2-He4的数值和质谱测定的比较,给质量和能量联系公式,E=mc2,提供了最精确的实验证明。准确度为1/6000。(2)从A=1到41一共79个同位素的原子量(表8),和统计平差后的Q值(表1)。这是现在由原子核转变的数据所能得到的,一组最可几的质量值。主要的质量是:n=1.008 9842(±17),H1=1.008 1440(±17),D2=2.014 7381(±29),He4=4.003 8732(±21),C12=12.003 807(±5),S32=31.982 188(±26),Ca40=39.975 204(±39)。(3)本文所得的结果显示作者所用的方法,在现阶段原子核实验知识的限度下,和全盘的最小二乘平差方法具有同样意义,达到同等的精密度,而手续较为简单有利,且便于发现实验结果中的系统偏差。(4)核反应能测定和最近质谱测定的比较表明,对于H1,D2,He4的质量,这两种方法已经符合。至于C12的质量,则仍有确定的差异;S32和Ca40则两种测定差异较大,尚未一致。
近年原子核反应能量(包括核衰变能)的精密测定的累积,使我们有可能单独从核反应能的测量来确定轻原子核的质量。本文用近似的最小二乘统计平差,由原子核实验数据得出从中子到Ca41各同位素的原子量。主要结果如下:(1)由核反应能导出的、质量差2D2-He4的数值和质谱测定的比较,给质量和能量联系公式,E=mc2,提供了最精确的实验证明。准确度为1/6000。(2)从A=1到41一共79个同位素的原子量(表8),和统计平差后的Q值(表1)。这是现在由原子核转变的数据所能得到的,一组最可几的质量值。主要的质量是:n=1.008 9842(±17),H1=1.008 1440(±17),D2=2.014 7381(±29),He4=4.003 8732(±21),C12=12.003 807(±5),S32=31.982 188(±26),Ca40=39.975 204(±39)。(3)本文所得的结果显示作者所用的方法,在现阶段原子核实验知识的限度下,和全盘的最小二乘平差方法具有同样意义,达到同等的精密度,而手续较为简单有利,且便于发现实验结果中的系统偏差。(4)核反应能测定和最近质谱测定的比较表明,对于H1,D2,He4的质量,这两种方法已经符合。至于C12的质量,则仍有确定的差异;S32和Ca40则两种测定差异较大,尚未一致。
在截面上可以测定晶粒依直径大小分布的面密度。利用夏耳和萨尔忒可夫方法可以将面密度换算到体密度。这些方法主要是解多元联立一次方程。本文提出一个新的方法;直接解积分方程,利用拉普拉斯变换求出体密度的解。将所得结果和以前的结果对照,发现有一些差异;即过去的计算的结果一般使密度偏低,并且在变化较大的区间无法正确地估计及计算出来。本文的方法是严格的,可以知道各处的精确程度。在一个具体的例中来表示出这一点。
在截面上可以测定晶粒依直径大小分布的面密度。利用夏耳和萨尔忒可夫方法可以将面密度换算到体密度。这些方法主要是解多元联立一次方程。本文提出一个新的方法;直接解积分方程,利用拉普拉斯变换求出体密度的解。将所得结果和以前的结果对照,发现有一些差异;即过去的计算的结果一般使密度偏低,并且在变化较大的区间无法正确地估计及计算出来。本文的方法是严格的,可以知道各处的精确程度。在一个具体的例中来表示出这一点。
用扭摆测量淬硬低碳镍合金钢中的内耗,当振动频率约为每秒2周时,在155℃附近有一个内耗峰出现。这个内耗峰的出现条件是:钢中必须含有马氏体、合金元素和碳。在适当的条件下,铬钢和铬镍钢中也曾观察到这个内耗峰。用含镍29.7％的钢作了系统试验,观察到内耗峰高度与试样中的含碳量成正比。内耗峰的高度由于在较高温度(165℃以上)的回火处理而不断降低。由内耗测量所测得的激活能是25,000卡/克分子。以上的实验结果指出,所观测到的155℃新内耗峰是由于碳在合金马氏体中的应力感生微扩散所引起来的。提出了一个产生内耗峰的初步模型。假定碳在四角马氏体中是处于00(1/2)型的间隙位置。合金元素原子的存在引起晶体点阵中不均匀的畸变,因而应力的作用便改变了碳原子在热平衡状态下在Fe-C-Fe和B-C-Fe(B是合金元素原子)两种00(1/2)型间隙位置之间的跳动几率。这种应力感生的碳原子运动便引起内耗。用这个模型可以定性地解释所观测到的事实。关于这方面的定量研究正在进行中。
用扭摆测量淬硬低碳镍合金钢中的内耗,当振动频率约为每秒2周时,在155℃附近有一个内耗峰出现。这个内耗峰的出现条件是:钢中必须含有马氏体、合金元素和碳。在适当的条件下,铬钢和铬镍钢中也曾观察到这个内耗峰。用含镍29.7％的钢作了系统试验,观察到内耗峰高度与试样中的含碳量成正比。内耗峰的高度由于在较高温度(165℃以上)的回火处理而不断降低。由内耗测量所测得的激活能是25,000卡/克分子。以上的实验结果指出,所观测到的155℃新内耗峰是由于碳在合金马氏体中的应力感生微扩散所引起来的。提出了一个产生内耗峰的初步模型。假定碳在四角马氏体中是处于00(1/2)型的间隙位置。合金元素原子的存在引起晶体点阵中不均匀的畸变,因而应力的作用便改变了碳原子在热平衡状态下在Fe-C-Fe和B-C-Fe(B是合金元素原子)两种00(1/2)型间隙位置之间的跳动几率。这种应力感生的碳原子运动便引起内耗。用这个模型可以定性地解释所观测到的事实。关于这方面的定量研究正在进行中。
本文是在上一篇论文的基础上,进一步讨论了更接近实际情况的面源,在只有中心像差存在时,在极限像平面附近的像平面上的强度分布及分辨距离等问题。针对不同的光电子初能量分布,并且假定角度分布仍满足Lambert定律,可以找到电子像最清晰的像平面位置及其分辨直径、分辨宽度。这些分辨距离没有统一的标准值,它们与电子的初能量分布、发射面源的几何形状、以及像平面的位置等有关。在具体计算之后,我们发现分辨直径、分辨宽度等理论极限值比Арцимович院士不考虑强度分布所得到的分辨距离要小一个数量级。本文中关於最小分辨距离的计算结果可以作为装置和改进发射式电子光学系统的依据。
本文是在上一篇论文的基础上,进一步讨论了更接近实际情况的面源,在只有中心像差存在时,在极限像平面附近的像平面上的强度分布及分辨距离等问题。针对不同的光电子初能量分布,并且假定角度分布仍满足Lambert定律,可以找到电子像最清晰的像平面位置及其分辨直径、分辨宽度。这些分辨距离没有统一的标准值,它们与电子的初能量分布、发射面源的几何形状、以及像平面的位置等有关。在具体计算之后,我们发现分辨直径、分辨宽度等理论极限值比Арцимович院士不考虑强度分布所得到的分辨距离要小一个数量级。本文中关於最小分辨距离的计算结果可以作为装置和改进发射式电子光学系统的依据。
前两篇论文是基於Арцимович-Recknagel公式,讨论了轴对称发射式系统中光电子初速度分布对於电子像品质的影响。本文在同样的基础上,但假定电子的初速度是按麦克斯韦分布,讨论了对应於点源和简单几何图形的面源所形成的电子像的强度分布,以及它们的分辨距离。不仅热电子发射可以用麦克斯韦分布描写,而且二次发射及光电发射也可以近似地用麦克斯韦分布描写。因此,本文的结果也可以用於光电发射及二次发射的浸没电子光学系统。具体计算的结果表明分辨距离的理论极限比Recknagel所获得而为大家所公认的结果(δ=4(kT)/(eE),不考虑强度分布的影响)要小一个数量级,其数值舆面源的几何形状有关,也舆像平面的位置有关。本文所得的公式舆结果可以应用於均匀平行的电磁场系统;并且对Wendt的论文提出一些意见。最后,对加速电源设计的要求略加讨论。
前两篇论文是基於Арцимович-Recknagel公式,讨论了轴对称发射式系统中光电子初速度分布对於电子像品质的影响。本文在同样的基础上,但假定电子的初速度是按麦克斯韦分布,讨论了对应於点源和简单几何图形的面源所形成的电子像的强度分布,以及它们的分辨距离。不仅热电子发射可以用麦克斯韦分布描写,而且二次发射及光电发射也可以近似地用麦克斯韦分布描写。因此,本文的结果也可以用於光电发射及二次发射的浸没电子光学系统。具体计算的结果表明分辨距离的理论极限比Recknagel所获得而为大家所公认的结果(δ=4(kT)/(eE),不考虑强度分布的影响)要小一个数量级,其数值舆面源的几何形状有关,也舆像平面的位置有关。本文所得的公式舆结果可以应用於均匀平行的电磁场系统;并且对Wendt的论文提出一些意见。最后,对加速电源设计的要求略加讨论。