前文简略地提到塑压陡线规律。本文视最小摩阻条件所定义之塑压接触面为一曲面“流”场,旨在于提出此“最小摩阻场”之场线规律与场函数(摩擦应力τ,压应力p)规律。主要结果为:推广前文之陡线规律于广泛情况,指出“摩擦场”与“滑质场”之基本区别在于前者为发散场,向外减阻;后者为收敛场,向内减阻。二者之复合场有“分水岭”,内场收敛,外场发散。金属表面之粘性粘着区须为一收敛场。陡线规律之库仑标量方程引出两重要推论:(1)摩擦力正比于压力之陡率(并给出比例函数之实例);(2)一切塑性压力分布皆为摩擦线弧长之函数,常含一指数项。这概括进现存不少特解。由严格不滑动条件定出具体之粘着区域。试图研究(τ,p)在应力圆中定义之“摩擦点”变化规律。以重叠应力圆法定出平面应变时此点之变域,说明在平压中摩擦系数不大时,压力约近于第一主应力。本文仅涉及原则问题。场函数解法之一见作者另文。
前文简略地提到塑压陡线规律。本文视最小摩阻条件所定义之塑压接触面为一曲面“流”场,旨在于提出此“最小摩阻场”之场线规律与场函数(摩擦应力τ,压应力p)规律。主要结果为:推广前文之陡线规律于广泛情况,指出“摩擦场”与“滑质场”之基本区别在于前者为发散场,向外减阻;后者为收敛场,向内减阻。二者之复合场有“分水岭”,内场收敛,外场发散。金属表面之粘性粘着区须为一收敛场。陡线规律之库仑标量方程引出两重要推论:(1)摩擦力正比于压力之陡率(并给出比例函数之实例);(2)一切塑性压力分布皆为摩擦线弧长之函数,常含一指数项。这概括进现存不少特解。由严格不滑动条件定出具体之粘着区域。试图研究(τ,p)在应力圆中定义之“摩擦点”变化规律。以重叠应力圆法定出平面应变时此点之变域,说明在平压中摩擦系数不大时,压力约近于第一主应力。本文仅涉及原则问题。场函数解法之一见作者另文。
塑压接触面之质点滑动线称“摩擦线”。滑动现象有两种基本类型,一为“长程滑动”,摩擦线为质点之长程连续轨迹,如抽拔,挤压,冲压等塑性过程中之滑动;一为“短程滑动”,质点仅在摩擦线上滑动一微小距离,如锻,轧,压力实验等过程中之滑动(小压缩时)。过去对这两种滑动现象之规律未曾分别处理。本文将摩擦力接纯力学关系视为一切应力,即压应力p与摩擦应力τ,以边界平衡关系,相系于一应力函数F: τ=Fp, F=((l12p12+l22p22+l32p32)/(l12p1+l22p2+l32p3)2)1/2-1, p1,p2,p3为内部主应力; l1,l2, l3为p对p1,p2,p3之夹角余弦。除视τ为p之函数τ=τ(p)外,对摩摩力之物理性质不作规定。在此基础上,以住意质点滑动之最小摩阻功为基本条件分析滑向规律,一如任意质点滑动之最小摩阻力条件之于“陡线规律”。如此,则问题类于古典变分问题,变分方程引出两结论:在短程滑动中,滑向规律为已知之陡线规律;在长程滑动中为以下将提出之“等倾陡线规律”。并得到几个有关重要推论。
塑压接触面之质点滑动线称“摩擦线”。滑动现象有两种基本类型,一为“长程滑动”,摩擦线为质点之长程连续轨迹,如抽拔,挤压,冲压等塑性过程中之滑动;一为“短程滑动”,质点仅在摩擦线上滑动一微小距离,如锻,轧,压力实验等过程中之滑动(小压缩时)。过去对这两种滑动现象之规律未曾分别处理。本文将摩擦力接纯力学关系视为一切应力,即压应力p与摩擦应力τ,以边界平衡关系,相系于一应力函数F: τ=Fp, F=((l12p12+l22p22+l32p32)/(l12p1+l22p2+l32p3)2)1/2-1, p1,p2,p3为内部主应力; l1,l2, l3为p对p1,p2,p3之夹角余弦。除视τ为p之函数τ=τ(p)外,对摩摩力之物理性质不作规定。在此基础上,以住意质点滑动之最小摩阻功为基本条件分析滑向规律,一如任意质点滑动之最小摩阻力条件之于“陡线规律”。如此,则问题类于古典变分问题,变分方程引出两结论:在短程滑动中,滑向规律为已知之陡线规律;在长程滑动中为以下将提出之“等倾陡线规律”。并得到几个有关重要推论。
用极固与金相研究工业纯铁的轧制与再结晶织构和组织。热轧后的试样经过两种冷轧方法：(1)压下率为98.8%，与(2)压下率为64.5%，中间700℃熟炼；二次冷轧和压下率63.5%。试样在氢气中分别于(a)650°和(b)1000℃熟炼。第一类材料的轧制织构经测定为(100)[011]+(112)[110]+(111)[112].试样在a与γ区域熟炼后的主要取向为(100)[011]和(111)[112]。第二类材料的轧制织构与第一类相似，惟偏离角度较大。表面与内部织构不同。第二类材料熟炼后的再结晶织构基本上相似，金相组织显出第二次再结晶现象。
用极固与金相研究工业纯铁的轧制与再结晶织构和组织。热轧后的试样经过两种冷轧方法：(1)压下率为98.8%，与(2)压下率为64.5%，中间700℃熟炼；二次冷轧和压下率63.5%。试样在氢气中分别于(a)650°和(b)1000℃熟炼。第一类材料的轧制织构经测定为(100)[011]+(112)[110]+(111)[112].试样在a与γ区域熟炼后的主要取向为(100)[011]和(111)[112]。第二类材料的轧制织构与第一类相似，惟偏离角度较大。表面与内部织构不同。第二类材料熟炼后的再结晶织构基本上相似，金相组织显出第二次再结晶现象。
用Michelson干涉仪得出干涉图案;用光电倍增管计算光子率,由此测定该图案内的强度分布。证明了极低光强度下所得的图案与正常强度所得的图案,在实验误差范围内没有区别。在低光强度下,每秒钟约有106光子进入干涉仪,因此,在这样的低光强度下,平均说来,在任何时间,干涉仪内具有的光子数还远不到一个。
用Michelson干涉仪得出干涉图案;用光电倍增管计算光子率,由此测定该图案内的强度分布。证明了极低光强度下所得的图案与正常强度所得的图案,在实验误差范围内没有区别。在低光强度下,每秒钟约有106光子进入干涉仪,因此,在这样的低光强度下,平均说来,在任何时间,干涉仪内具有的光子数还远不到一个。
谱线强度(I)与物质浓度(C)之间的定量关系是定量光谱分析的物理基础。由于实际光源中的谱线或多或少地都有自吸收现象,所以在实际情形下,I与C的关系是较为复杂的。本文中应用迁移取样法进行铸铁中的硅的光谱分析,选择了适当的条件,使Si 2516多重谱线系中的Si 2519线在光源中不发生自吸收,因而可以用它的强度代表光源中的物质浓度,同时测定了多重谱线系中发生自吸收最严重的Si 2516线的定标曲线斜度b与物质浓度C的关系(b=klogC+β+1),从而得出I与C的关系式如下:logI=k/2(logC)2+(β+1)logC+α,这里β与α是试验条件下的两个常数;k是b与logI2519的关系直线的斜度。在理想的情形,当谱线没有自吸收时,b=1,k=0,所以logI与logC之间便有直线的关系;当谱线有自吸收时,谱线的强度与物质的浓度有抛物线的关系。这个关系式所描述的与在较大浓度范围内一般实验中所观察的一致。
谱线强度(I)与物质浓度(C)之间的定量关系是定量光谱分析的物理基础。由于实际光源中的谱线或多或少地都有自吸收现象,所以在实际情形下,I与C的关系是较为复杂的。本文中应用迁移取样法进行铸铁中的硅的光谱分析,选择了适当的条件,使Si 2516多重谱线系中的Si 2519线在光源中不发生自吸收,因而可以用它的强度代表光源中的物质浓度,同时测定了多重谱线系中发生自吸收最严重的Si 2516线的定标曲线斜度b与物质浓度C的关系(b=klogC+β+1),从而得出I与C的关系式如下:logI=k/2(logC)2+(β+1)logC+α,这里β与α是试验条件下的两个常数;k是b与logI2519的关系直线的斜度。在理想的情形,当谱线没有自吸收时,b=1,k=0,所以logI与logC之间便有直线的关系;当谱线有自吸收时,谱线的强度与物质的浓度有抛物线的关系。这个关系式所描述的与在较大浓度范围内一般实验中所观察的一致。
本文指出利用带电重粒子冲击原子核时所产生的γ射线来测定同位素丰度的可能性。在有合适的基本设备时,特别是在用一含有标准丰度的样品来作比较测定时,这方法是简便的。这是一种微量或超微量的分析方法。测定锂,硼,碳,氮等轻元素的同位素丰度时适用的核反应及γ射线在第四节中逐项讨论。
本文指出利用带电重粒子冲击原子核时所产生的γ射线来测定同位素丰度的可能性。在有合适的基本设备时,特别是在用一含有标准丰度的样品来作比较测定时,这方法是简便的。这是一种微量或超微量的分析方法。测定锂,硼,碳,氮等轻元素的同位素丰度时适用的核反应及γ射线在第四节中逐项讨论。
在面心立方体金属中间隙原子一般不发生内耗。只有在合金元素(杂质)或空穴周围的间隙原子才会发生微扩散的内耗。因为空穴或合金原子的存在破坏了邻近间隙位置的对称性,在这样位置上的间隙原子才有可能在往复应力作用下发生应力感生微扩散内耗。本文按以上所述两种情况,利用作者之一所作的内耗热力学理论作计算,发现由于合金原子存在而引起的内耗弛豫强度应该与xA(1—xA)·C成正比,xA是合金原子浓度,C是间隙原子浓度。由于空穴存在而引起的内耗强度应与N·1/(B/C2+1/C)成正比,此处N是空穴的浓度,C是间隙原子浓度,B是一常数。在葛庭隧、钱知强两氏对面心立方系锰钢的内耗强度的实验中,内耗强度的数值基本上与合金原子浓度无关。因此,在高锰合金钢中像是空穴所引起内耗的那种机构。同时,可以估计出碳原子落入空穴放出的能量约为0.14eV。但目前实验数据有限,实际上面心合金钢中是何种机构在起主要作用,尚待进一步研究。
在面心立方体金属中间隙原子一般不发生内耗。只有在合金元素(杂质)或空穴周围的间隙原子才会发生微扩散的内耗。因为空穴或合金原子的存在破坏了邻近间隙位置的对称性,在这样位置上的间隙原子才有可能在往复应力作用下发生应力感生微扩散内耗。本文按以上所述两种情况,利用作者之一所作的内耗热力学理论作计算,发现由于合金原子存在而引起的内耗弛豫强度应该与xA(1—xA)·C成正比,xA是合金原子浓度,C是间隙原子浓度。由于空穴存在而引起的内耗强度应与N·1/(B/C2+1/C)成正比,此处N是空穴的浓度,C是间隙原子浓度,B是一常数。在葛庭隧、钱知强两氏对面心立方系锰钢的内耗强度的实验中,内耗强度的数值基本上与合金原子浓度无关。因此,在高锰合金钢中像是空穴所引起内耗的那种机构。同时,可以估计出碳原子落入空穴放出的能量约为0.14eV。但目前实验数据有限,实际上面心合金钢中是何种机构在起主要作用,尚待进一步研究。
本文用一维模型计算了p-n合金结中少数载流者的一般注射理论。这里假设复合率是与注入载流者的密度成正比。首先,我们讨论了大注射和小注射的两种极端情况,这样得到的结果被用作零级近似解来计算p-n结中注入少数载流者的分布情况。用逐步近似的方法我们得到了注射效率和注射强度(即注入少数载流者的密度与原有多数载流者的密度之比)间的解析关系。在同样的基础上也得到了通过结的总电流密度和注射强度间的类似关系。这理论的结果表明;对一个平常的合金结晶体三极管来说,当发射极电流增加时,发射极的注射效率逐渐下降。在很大的注射强度下,注射效率趋近于极限值1/(1+b),其中b是电子迁移率与空穴迁移率之比。对一个具有很低注射效率的p-n合金结来说,在注射电流小的时候,注射效率是正比于通过结的总电流;当往射电流很大时,注射效率趋近于极限值1/(1+b)。理论结果还表明,在小注射情下,通过p-n合金结的总电流是正比于注射强度;而在大注射情况下,它是正比于注射强度的平方。
本文用一维模型计算了p-n合金结中少数载流者的一般注射理论。这里假设复合率是与注入载流者的密度成正比。首先,我们讨论了大注射和小注射的两种极端情况,这样得到的结果被用作零级近似解来计算p-n结中注入少数载流者的分布情况。用逐步近似的方法我们得到了注射效率和注射强度(即注入少数载流者的密度与原有多数载流者的密度之比)间的解析关系。在同样的基础上也得到了通过结的总电流密度和注射强度间的类似关系。这理论的结果表明;对一个平常的合金结晶体三极管来说,当发射极电流增加时,发射极的注射效率逐渐下降。在很大的注射强度下,注射效率趋近于极限值1/(1+b),其中b是电子迁移率与空穴迁移率之比。对一个具有很低注射效率的p-n合金结来说,在注射电流小的时候,注射效率是正比于通过结的总电流;当往射电流很大时,注射效率趋近于极限值1/(1+b)。理论结果还表明,在小注射情下,通过p-n合金结的总电流是正比于注射强度;而在大注射情况下,它是正比于注射强度的平方。