本文利用文献[9]的理论,讨论了强磁场下输运过程中的几个问题。文章首先指出在朗道表示中的输运过程要明显考虑边界条件问题.对横向电导,在正确处理边界条件后,不需要解玻耳茲曼型的输运方程,并在任意级的微扰下,证明Titeica图象是正确的。其次讨论了外电场ω≠0时的解,及其向经典过渡的问题,指出在同样的ωHτ>1,E0τ?1的条件下,量子解与经典解是不同的。最后,在附录中讨论了态密度积分引起的发散消除问题。指出在实际情况下,除了—ln(εc/kT)项外,(εc/kT)0项是同样重要的,它使量子极限下的ρT/ρL值得到与实验相符的结果。
本文利用文献[9]的理论,讨论了强磁场下输运过程中的几个问题。文章首先指出在朗道表示中的输运过程要明显考虑边界条件问题.对横向电导,在正确处理边界条件后,不需要解玻耳茲曼型的输运方程,并在任意级的微扰下,证明Titeica图象是正确的。其次讨论了外电场ω≠0时的解,及其向经典过渡的问题,指出在同样的ωHτ>1,E0τ?1的条件下,量子解与经典解是不同的。最后,在附录中讨论了态密度积分引起的发散消除问题。指出在实际情况下,除了—ln(εc/kT)项外,(εc/kT)0项是同样重要的,它使量子极限下的ρT/ρL值得到与实验相符的结果。
本文是在带区近似下研究非弹性中间态对复l平面奇异性和交叉道高能行为的贡献。处理的方法是应用迭代来求解Chew,Frautschi和Mandelstam所提出的高能联立方程组。文中给出了表示s道高能振幅f(s,t)和t道分波振幅fl(t)的n次迭代结果的一般公式。在上述f(s,t)的迭代公式中,Chew,Frautschi和Mandelstam提出的愈来愈发散的困难实际上并不出现。一次迭代的结果给出:i)总截面在能量不是非常高时将缓慢下降,但最后仍趋于常数;ii)衍射角分布将有一较长的尾部,随着能量增加,长尾部分将向小角度范围扩张;iii)在t道复l平面中出现割线,割线位于实轴上,右端当t=0时在l=1处,随着t减少,右端向左移动,在s道小角度范围,移动速度约为真空极点的一半。高次迭代结果定性上与一次迭代相似。
本文是在带区近似下研究非弹性中间态对复l平面奇异性和交叉道高能行为的贡献。处理的方法是应用迭代来求解Chew,Frautschi和Mandelstam所提出的高能联立方程组。文中给出了表示s道高能振幅f(s,t)和t道分波振幅fl(t)的n次迭代结果的一般公式。在上述f(s,t)的迭代公式中,Chew,Frautschi和Mandelstam提出的愈来愈发散的困难实际上并不出现。一次迭代的结果给出:i)总截面在能量不是非常高时将缓慢下降,但最后仍趋于常数;ii)衍射角分布将有一较长的尾部,随着能量增加,长尾部分将向小角度范围扩张;iii)在t道复l平面中出现割线,割线位于实轴上,右端当t=0时在l=1处,随着t减少,右端向左移动,在s道小角度范围,移动速度约为真空极点的一半。高次迭代结果定性上与一次迭代相似。
本文计算了铁磁金属在平行磁场中的表面阻抗。计算中考虑了交换作用所引起的磁化率空间色散及趋肤效应的反常性。分别讨论了磁矩的两种边界条件m=0和(?m)/(?n)=0。同时研究了导电电子在表面散射性质的影响。利用Азбель-Канер在迴旋共振理论中的方法,计算了考虑电导率旋磁性条件下的表面阻抗。
本文计算了铁磁金属在平行磁场中的表面阻抗。计算中考虑了交换作用所引起的磁化率空间色散及趋肤效应的反常性。分别讨论了磁矩的两种边界条件m=0和(?m)/(?n)=0。同时研究了导电电子在表面散射性质的影响。利用Азбель-Канер在迴旋共振理论中的方法,计算了考虑电导率旋磁性条件下的表面阻抗。
利用双时间格林函数讨论了S≥1/2情形的各向同性反铁磁性理论,对立方晶体得到了基态能量,次点阵自发磁矩及平行磁化率的表达式。所得结果在低温时与自旋波理论作了比较,在高温时与已有的结果比较接近。理论给出了S≥1/2时在整个温度范围内近似适用的统一结果。
利用双时间格林函数讨论了S≥1/2情形的各向同性反铁磁性理论,对立方晶体得到了基态能量,次点阵自发磁矩及平行磁化率的表达式。所得结果在低温时与自旋波理论作了比较,在高温时与已有的结果比较接近。理论给出了S≥1/2时在整个温度范围内近似适用的统一结果。
本文用电子计算机对N=6的螺旋线迴旋加速器中粒子流通过非线性共振线(Qρ=6/5)的动态过程进行了定量计算及分析。求得了在一定的加速电压下,粒子流在通过此共振线时的损失率。
本文用电子计算机对N=6的螺旋线迴旋加速器中粒子流通过非线性共振线(Qρ=6/5)的动态过程进行了定量计算及分析。求得了在一定的加速电压下,粒子流在通过此共振线时的损失率。
本文讨论了:(1)用阳极氧化法在硅片表面去层的技术;(2)用四探针测量扩散层面电导的方法;(3)用阳极氧化去层及四探针测量面电导方法求得扩散层精细杂质分布。文中着重讨论了实验技术中的实际问题,如如何在阳极氧化过程中取得精细而均匀的去层(300—1500?);如何控制及测量去层厚度;测量面电导及杂质分布时的误差来源及减小误差的措施。以典型的磷在硅中扩散的杂质分布测量为例:扩散深度为4.9μm,测量间距为400—1600?,面电导测量误差估计小于3％,杂质分布误差估计小于20％。简单地提出了一些测量中尚待进一步解决的问题。
本文讨论了:(1)用阳极氧化法在硅片表面去层的技术;(2)用四探针测量扩散层面电导的方法;(3)用阳极氧化去层及四探针测量面电导方法求得扩散层精细杂质分布。文中着重讨论了实验技术中的实际问题,如如何在阳极氧化过程中取得精细而均匀的去层(300—1500?);如何控制及测量去层厚度;测量面电导及杂质分布时的误差来源及减小误差的措施。以典型的磷在硅中扩散的杂质分布测量为例:扩散深度为4.9μm,测量间距为400—1600?,面电导测量误差估计小于3％,杂质分布误差估计小于20％。简单地提出了一些测量中尚待进一步解决的问题。
在半导体硅器件的研究工作中,需要准确地测量和控制SiO2薄膜的厚度。由于干涉原理,SiO2薄膜在白光照射下呈现颜色。但薄膜厚度与颜色相应的单色光的波长并不成简单的函数关系。本文叙述了用干涉显微镜测量热生长SiO2薄膜厚度的方法。由测量结果得到SiO2薄膜的折射率以及SiO2和硅界面及空气和硅界面反射相移之差。并且测量了一组标准样品的薄膜厚度,列出了薄膜厚度与干涉颜色的对应关系。所得结果与从Rollet数据所推算的结果大致符合。样品厚度还包括了Rollet数据中所未包括的范围(3300—4200?)。
在半导体硅器件的研究工作中,需要准确地测量和控制SiO2薄膜的厚度。由于干涉原理,SiO2薄膜在白光照射下呈现颜色。但薄膜厚度与颜色相应的单色光的波长并不成简单的函数关系。本文叙述了用干涉显微镜测量热生长SiO2薄膜厚度的方法。由测量结果得到SiO2薄膜的折射率以及SiO2和硅界面及空气和硅界面反射相移之差。并且测量了一组标准样品的薄膜厚度,列出了薄膜厚度与干涉颜色的对应关系。所得结果与从Rollet数据所推算的结果大致符合。样品厚度还包括了Rollet数据中所未包括的范围(3300—4200?)。
用四探针测量薄层电导方法及阳极氧化去层技术,测定了磷在硅中扩散的具体分布,在恒表面浓度下,它们偏离余误差函数分布。如认为这是由于扩散系数是杂质浓度的函数,实验得到了当杂质浓度大于1019原子/厘米3时,扩散系数随杂质浓度增加而增大的强烈依赖关系。用同样方法测定了磷通过二氧化硅层后在硅中扩散的具体分布,研究了这些杂质分布的特性,实验表明,不同厚度的氧化层在1300℃高温下仍具有掩蔽效应,在完全掩蔽失效时间附近,杂质分布的共同特点是表面浓度较低(～1017原子/厘米3)、结较浅(～1微米)。对不同厚度的氧化层,经过足够的时间后,硅中表面浓度不受氧化层厚度的影响,而只由扩散源的蒸气压决定。磷通过氧化层后扩散的具体分布情况还与扩散源的性质、条件等密切相关。扩散过程中观察到的氧化层厚度增长有可能影响表面附近杂质的具体分布情况。
用四探针测量薄层电导方法及阳极氧化去层技术,测定了磷在硅中扩散的具体分布,在恒表面浓度下,它们偏离余误差函数分布。如认为这是由于扩散系数是杂质浓度的函数,实验得到了当杂质浓度大于1019原子/厘米3时,扩散系数随杂质浓度增加而增大的强烈依赖关系。用同样方法测定了磷通过二氧化硅层后在硅中扩散的具体分布,研究了这些杂质分布的特性,实验表明,不同厚度的氧化层在1300℃高温下仍具有掩蔽效应,在完全掩蔽失效时间附近,杂质分布的共同特点是表面浓度较低(～1017原子/厘米3)、结较浅(～1微米)。对不同厚度的氧化层,经过足够的时间后,硅中表面浓度不受氧化层厚度的影响,而只由扩散源的蒸气压决定。磷通过氧化层后扩散的具体分布情况还与扩散源的性质、条件等密切相关。扩散过程中观察到的氧化层厚度增长有可能影响表面附近杂质的具体分布情况。
研究α-SiC晶面的显微形貌时发现C面上有各种形状的α-SiC配向附生体。文中介绍了这些配向附生体的几何特征及其羣体在衬底晶面上的排列规律,讨论了附生体的生长条件,并认为这些附生体是生长后期的产物;其生长是由二维核化机理所控制,同时近似地估计了生长所需的临界过饱和度与临界晶核半径。最后介绍了在实验室生长这种配向附生体的某一次模拟试验的初步结果。
研究α-SiC晶面的显微形貌时发现C面上有各种形状的α-SiC配向附生体。文中介绍了这些配向附生体的几何特征及其羣体在衬底晶面上的排列规律,讨论了附生体的生长条件,并认为这些附生体是生长后期的产物;其生长是由二维核化机理所控制,同时近似地估计了生长所需的临界过饱和度与临界晶核半径。最后介绍了在实验室生长这种配向附生体的某一次模拟试验的初步结果。