在stoner集体电子铁磁理论的三个前提假设的基础上,一系列的能带图示被提供出来。这些图示鲜明地描绘了Stoner理论的物理情况。Stoner的铁磁判据,即在kθ′/ε0=ξ>2/3时始能发生铁磁性及在ξ≥2-1/3时磁化始完全,可利用图示简捷地得到。在铁磁状态下由d-带分裂引致的自d-带至s-带的电子边移,可利用图示加以考虑,并对0°K时的镍作了估算,结果约为1％。
在stoner集体电子铁磁理论的三个前提假设的基础上,一系列的能带图示被提供出来。这些图示鲜明地描绘了Stoner理论的物理情况。Stoner的铁磁判据,即在kθ′/ε0=ξ>2/3时始能发生铁磁性及在ξ≥2-1/3时磁化始完全,可利用图示简捷地得到。在铁磁状态下由d-带分裂引致的自d-带至s-带的电子边移,可利用图示加以考虑,并对0°K时的镍作了估算,结果约为1％。
银—锑—锡三元系合金的室温固相截面已经用X-射线和金相两种方法测定了出来,而且每一相区的边界都用X-射线方法作了精密确定。相图中主要是由六个单相区,即α,β,γ,β′,纯Sn及纯锑单相区,和七个变相区及两个三相区所构成。没有新相出现,所有的相与银—锑二元系,银—锡二元系和锑—锡二元系所有的相完全符合。
银—锑—锡三元系合金的室温固相截面已经用X-射线和金相两种方法测定了出来,而且每一相区的边界都用X-射线方法作了精密确定。相图中主要是由六个单相区,即α,β,γ,β′,纯Sn及纯锑单相区,和七个变相区及两个三相区所构成。没有新相出现,所有的相与银—锑二元系,银—锡二元系和锑—锡二元系所有的相完全符合。
在Klein的一篇论文中,他指出了当量子系统的ergodic定理成立时,所有的运动积分R必须满足以下的条件:sumfrom r″to (α′γ″|R|β′γ″=常数δα′β′, (1) 式中α′,β′,…等代表我们所研究的系统的态,γ″,ρ″…等代表舆我们的系统共同平衡的外界的态。在这篇短文中,我们指出:Klein的讨论在一点是可以怀疑的,而用了另一个方法来讨论ergodic定理。这样,我们证明了(1)式只是在引入另一个假定——外界各态有同一个几率——后才是充分的,而在一般情形下,我们须要更强的条件,例如(α′ρ″|R|β′γ″)=常数δα′β′δρ″γ″。(2)以上相当於没有运动积分的情形。有运动积分的情形也在本文中作了讨论。
在Klein的一篇论文中,他指出了当量子系统的ergodic定理成立时,所有的运动积分R必须满足以下的条件:sumfrom r″to (α′γ″|R|β′γ″=常数δα′β′, (1) 式中α′,β′,…等代表我们所研究的系统的态,γ″,ρ″…等代表舆我们的系统共同平衡的外界的态。在这篇短文中,我们指出:Klein的讨论在一点是可以怀疑的,而用了另一个方法来讨论ergodic定理。这样,我们证明了(1)式只是在引入另一个假定——外界各态有同一个几率——后才是充分的,而在一般情形下,我们须要更强的条件,例如(α′ρ″|R|β′γ″)=常数δα′β′δρ″γ″。(2)以上相当於没有运动积分的情形。有运动积分的情形也在本文中作了讨论。
本文讨论展开子的一些性质。将展开子Anrst变换至ξ表示,定义为〈ξ|〉=∑ξ0-n-1ξ1rξ2sξ3tAnrst,立即可以看出〈ξ|〉在洛伦兹变换中的变换,正如标准表示中的变换。由此可以立即证明,在标志洛伦兹群的各种不可约表示的两个量J=-1/2IklIkl,I=1/2εklmnIklImn中,对於展开子而言,I一定等於零。我们也证明了如果我们要求J的本徵函数〈ξ|〉在各处行为正常,便获得J1/2;(ii)I′=±(1+J)1/2i,J′=1+J。我们又证明了ξvξv?/(?ξμ)/(ξμ)-(1±(1+J)1/2)ξμ将(J,0)空间变为(1+J±2(1+J)1/2,0)空间。利用上式中取“-”符号的算符,我们可以构成一个像(-irμpμ+k)ψ=0的波动方程,其中ψ只在两个展开子空间中。
本文讨论展开子的一些性质。将展开子Anrst变换至ξ表示,定义为〈ξ|〉=∑ξ0-n-1ξ1rξ2sξ3tAnrst,立即可以看出〈ξ|〉在洛伦兹变换中的变换,正如标准表示中的变换。由此可以立即证明,在标志洛伦兹群的各种不可约表示的两个量J=-1/2IklIkl,I=1/2εklmnIklImn中,对於展开子而言,I一定等於零。我们也证明了如果我们要求J的本徵函数〈ξ|〉在各处行为正常,便获得J1/2;(ii)I′=±(1+J)1/2i,J′=1+J。我们又证明了ξvξv?/(?ξμ)/(ξμ)-(1±(1+J)1/2)ξμ将(J,0)空间变为(1+J±2(1+J)1/2,0)空间。利用上式中取“-”符号的算符,我们可以构成一个像(-irμpμ+k)ψ=0的波动方程,其中ψ只在两个展开子空间中。
为了阐明杂质对半导体一系列物理性质影响的机构,必须研究杂质在半导体材料中的扩散过程。在本工作中进行了银对氧化亚铜电学性质影响的研究。银是在10-4mmHg的真空中、600—1000℃温度范围内各不同温度下用扩散方法引入氧化亚铜中去的。我们测量了所有样品的电导温度由线(温度从20—-150℃)。结果表明:在600℃和800℃之下引入氧化亚铜中去的银引起新的局部能级,相应的激活能是0.45—0.48eV。对於在1000℃之下进行银扩散所得氧化亚铜样品却没有观察到新的能级,激活能仍是原来不含银的情况下的0.30eV。测量霍尔系数的结果表明,上述具有不同激活能的样品均为空穴型。上述实验结果可以解释为在600℃及800℃进入氧化亚铜的银转变成为AgO,在氧化亚铜内形成一受主杂质(AgO)-(即产生0.45—0.48eV能级的杂质)。而在1000℃进入氧化亚铜样品的银将占据铜的空格点,即转变为Ag2O;这对氧化亚铜的电学性质不会起什么影响,因此观察到的仍是原来氧的能级。
为了阐明杂质对半导体一系列物理性质影响的机构,必须研究杂质在半导体材料中的扩散过程。在本工作中进行了银对氧化亚铜电学性质影响的研究。银是在10-4mmHg的真空中、600—1000℃温度范围内各不同温度下用扩散方法引入氧化亚铜中去的。我们测量了所有样品的电导温度由线(温度从20—-150℃)。结果表明:在600℃和800℃之下引入氧化亚铜中去的银引起新的局部能级,相应的激活能是0.45—0.48eV。对於在1000℃之下进行银扩散所得氧化亚铜样品却没有观察到新的能级,激活能仍是原来不含银的情况下的0.30eV。测量霍尔系数的结果表明,上述具有不同激活能的样品均为空穴型。上述实验结果可以解释为在600℃及800℃进入氧化亚铜的银转变成为AgO,在氧化亚铜内形成一受主杂质(AgO)-(即产生0.45—0.48eV能级的杂质)。而在1000℃进入氧化亚铜样品的银将占据铜的空格点,即转变为Ag2O;这对氧化亚铜的电学性质不会起什么影响,因此观察到的仍是原来氧的能级。