将晶格振动的平面波线性组合得到一组充分反映杂质格位对称性的正则模(对称“驻波”)。任一对称类型的驻波的频谱分布只与整个格波的频谱分布差一个常数因子。使用对称分析得出电声子耦合导致杂质中心吸收或荧光带变宽的位差效应中的对称驻波选择定则,指出参与电声子耦合的声子的频率基本上遍布于全部格波的频谱,并且定性地估计了纵波声子的耦合强度对波长的函数关系的轮廓;从而对Williams位形坐标理论的本质作出了批判性的阐述。其次,讨论了在掺有铁族元素的刚玉晶体的宽带上出现先行线(或称系列线)的问题,指出了一般文献在这一问题上存在着的某些错误概念和格波频谱上临界点(k=0的除外)与先行线之间可能有的联系。文中也给出了有关对称驻波的数学分析,并以具体图象表明了对称驻波与孤立集团模型中的振动模之间的联系。
将晶格振动的平面波线性组合得到一组充分反映杂质格位对称性的正则模(对称“驻波”)。任一对称类型的驻波的频谱分布只与整个格波的频谱分布差一个常数因子。使用对称分析得出电声子耦合导致杂质中心吸收或荧光带变宽的位差效应中的对称驻波选择定则,指出参与电声子耦合的声子的频率基本上遍布于全部格波的频谱,并且定性地估计了纵波声子的耦合强度对波长的函数关系的轮廓;从而对Williams位形坐标理论的本质作出了批判性的阐述。其次,讨论了在掺有铁族元素的刚玉晶体的宽带上出现先行线(或称系列线)的问题,指出了一般文献在这一问题上存在着的某些错误概念和格波频谱上临界点(k=0的除外)与先行线之间可能有的联系。文中也给出了有关对称驻波的数学分析,并以具体图象表明了对称驻波与孤立集团模型中的振动模之间的联系。
用示踪原子方法,研究了磷(Na2HP32O4)在p型硅表面氧化层中的扩散。硅单晶的电阻率为5—6欧姆·厘米。氧化层是在高温下水汽中生长的,其厚度为0.5—0.6微米,是用灵敏度为10-5克/刻度的微量天平测定的。发现在1245℃时氧化层的生长规律服从X1.85=1.4×10-2t,其中X为氧化层的厚度,单位为微米;t为氧化层的生长时间,单位为分钟。其红外吸收的测量结果与文献中的数据基本一致。扩散是在充满空气的封闭石英管中进行的,扩散温度为700—1250℃,扩散时间从4分钟到5小时。实验结果表明,磷在SiO2层中的浓度分布不能直接用菲克第二定律描述,它可以看成是一个均匀分布和一个遵守菲克第二定律的分布的迭加。按后一种分布得到在700—1200℃范围内的扩散系数的温度依赖关系:D=1.9×10-9exp(-1.1/kT)厘米2/秒。均匀分布部分的浓度为(1—8)×1019原子/厘米3。大中对所用方法和所得结果作了简单讨论.
用示踪原子方法,研究了磷(Na2HP32O4)在p型硅表面氧化层中的扩散。硅单晶的电阻率为5—6欧姆·厘米。氧化层是在高温下水汽中生长的,其厚度为0.5—0.6微米,是用灵敏度为10-5克/刻度的微量天平测定的。发现在1245℃时氧化层的生长规律服从X1.85=1.4×10-2t,其中X为氧化层的厚度,单位为微米;t为氧化层的生长时间,单位为分钟。其红外吸收的测量结果与文献中的数据基本一致。扩散是在充满空气的封闭石英管中进行的,扩散温度为700—1250℃,扩散时间从4分钟到5小时。实验结果表明,磷在SiO2层中的浓度分布不能直接用菲克第二定律描述,它可以看成是一个均匀分布和一个遵守菲克第二定律的分布的迭加。按后一种分布得到在700—1200℃范围内的扩散系数的温度依赖关系:D=1.9×10-9exp(-1.1/kT)厘米2/秒。均匀分布部分的浓度为(1—8)×1019原子/厘米3。大中对所用方法和所得结果作了简单讨论.
本文提出了一种研究碳化硅多种类型连生的晶体中连生次序的实验方法。用超声波研磨法将极硬的薄片状碳化硅单晶逐层磨薄并逐次摄取双套劳埃照片。对劳埃法得出的SiC多型类型数据的分析可以确定各种连生多型体的次序和比例。用一晶体的实验结果对Mitchell的碳化硅多型性机理作了讨论。
本文提出了一种研究碳化硅多种类型连生的晶体中连生次序的实验方法。用超声波研磨法将极硬的薄片状碳化硅单晶逐层磨薄并逐次摄取双套劳埃照片。对劳埃法得出的SiC多型类型数据的分析可以确定各种连生多型体的次序和比例。用一晶体的实验结果对Mitchell的碳化硅多型性机理作了讨论。
我们对计算气体物态方程中维里系数的方法作了全面的探讨,提出了如何判定物态方程中项数的四个原则。这四个原则是:(1)用∑v2的大小的变化来判断项的数目应如何选取,其中v为pV的计算值减去其实验值。(2)多项式要满足逐项在数值上减少的级数性质。(3)多项式的末一项大小要与实验误差大小相同。(4)误差v的正负号数目要大致相等。我们建议在计算中要用A0+B0+C0+…=1条件,但不要用A=RT条件。此外还讨论了用压强展开和用密度展开的问题,级数展开式中省去奇数幂次项问题,维里系数的有效位数问题,若干实验数据的修正问题等。我们根据上述原则和建议,重新计算了氢气的维里系数,结果与各原作者所得的有相当的不同。在同一温度用不同实验窒的数据所得的维里系数比各原作者所得的要互相接近些,一般在两倍标准误差内一致。
我们对计算气体物态方程中维里系数的方法作了全面的探讨,提出了如何判定物态方程中项数的四个原则。这四个原则是:(1)用∑v2的大小的变化来判断项的数目应如何选取,其中v为pV的计算值减去其实验值。(2)多项式要满足逐项在数值上减少的级数性质。(3)多项式的末一项大小要与实验误差大小相同。(4)误差v的正负号数目要大致相等。我们建议在计算中要用A0+B0+C0+…=1条件,但不要用A=RT条件。此外还讨论了用压强展开和用密度展开的问题,级数展开式中省去奇数幂次项问题,维里系数的有效位数问题,若干实验数据的修正问题等。我们根据上述原则和建议,重新计算了氢气的维里系数,结果与各原作者所得的有相当的不同。在同一温度用不同实验窒的数据所得的维里系数比各原作者所得的要互相接近些,一般在两倍标准误差内一致。
本文将作者们对空间羣不可约表示直接乘积的简约所发展的方法推广到空间羣不可约表示对称幂及反对称幂的简约,列出了对六角密积与纤维锌矿结构对称化平方的计算结果;利用这些结果,对组态不隐定性作了初步讨论。
本文将作者们对空间羣不可约表示直接乘积的简约所发展的方法推广到空间羣不可约表示对称幂及反对称幂的简约,列出了对六角密积与纤维锌矿结构对称化平方的计算结果;利用这些结果,对组态不隐定性作了初步讨论。
在β谱学的研究中,经常需要薄而均匀的放射源。为此目的,我们设计了一套真空蒸发制源装置,并用它制出了In114,Au198和Sm153的放射源。为了说明问题,我们分别用液滴蒸发和真空蒸发法制备了In114的放射源,用双磁镜和双聚焦β谱仪测量了它们的内转换能谱,并对它们的结果进行了比较。可以看到,真空蒸发法制备源的优点是明显的。此外,也给出了双聚焦β谱仪测量的Sm15369.67千电子伏γ射线的K,LⅠ,LⅡ和LⅢ转换电子线以及Au198411.84千电子伏γ射线的K转换电子线。
在β谱学的研究中,经常需要薄而均匀的放射源。为此目的,我们设计了一套真空蒸发制源装置,并用它制出了In114,Au198和Sm153的放射源。为了说明问题,我们分别用液滴蒸发和真空蒸发法制备了In114的放射源,用双磁镜和双聚焦β谱仪测量了它们的内转换能谱,并对它们的结果进行了比较。可以看到,真空蒸发法制备源的优点是明显的。此外,也给出了双聚焦β谱仪测量的Sm15369.67千电子伏γ射线的K,LⅠ,LⅡ和LⅢ转换电子线以及Au198411.84千电子伏γ射线的K转换电子线。
本文考察了在转动的小变形核力场中运动的核子-核子对、核子-空穴对中的相干效应。计算了O18最低的偶宇称态0+,2+,4+和O16最低的奇宇称态0-,1-,2-,3-波函数;和壳模型经典方法计算出的结果作了比较,二者相当一致。得出的初步结论如下:核力主要是P2力再加上一定成分具有相干性质的力。前者与转动的变形场等效。不但对于0+,2+,4+,3-态,而且对于1-,2-态,附加的相干成分都很重要;它们的内部态混合组态是比较多的,粒子-粒子之间、或粒子-空穴之间的关联都比较显著。只有0-态的内部态是纯组态。
本文考察了在转动的小变形核力场中运动的核子-核子对、核子-空穴对中的相干效应。计算了O18最低的偶宇称态0+,2+,4+和O16最低的奇宇称态0-,1-,2-,3-波函数;和壳模型经典方法计算出的结果作了比较,二者相当一致。得出的初步结论如下:核力主要是P2力再加上一定成分具有相干性质的力。前者与转动的变形场等效。不但对于0+,2+,4+,3-态,而且对于1-,2-态,附加的相干成分都很重要;它们的内部态混合组态是比较多的,粒子-粒子之间、或粒子-空穴之间的关联都比较显著。只有0-态的内部态是纯组态。
在前一篇文章中提出了二个核子空间结构对称的波函数。本文又提出了三个核子和四个核子空间结构全对称的波函数。将本文的波函数与Flowers和Redlich用壳模型计算的相应的波函数作了比较,结果发现这些波函数很相一致,波函数的重迭积分的平方都在80％以上。
在前一篇文章中提出了二个核子空间结构对称的波函数。本文又提出了三个核子和四个核子空间结构全对称的波函数。将本文的波函数与Flowers和Redlich用壳模型计算的相应的波函数作了比较,结果发现这些波函数很相一致,波函数的重迭积分的平方都在80％以上。
本文基于裂变中子是从运动的碎片蒸发出来的假设,推导出中子能谱和角分布N(E,θ)的一般公式。同时较深入地讨论了三种不同吸收截面对裂变中子能谱、角分布的影响,并指出,相对于碎片运动方向0°附近的能谱形状较敏感地依赖于吸收截面。文中计算了Cf252(自发裂变)和U235(热中子裂变)的固定角度能谱,并与实验数据作了比较。结果表明:(1)应用光学模型的或常数的吸收截面计算的中子能谱与实验比较一致;(2)轻重碎片的平均中子数之比νl/νh(对U2351.45;对Cf2521.16)与其他计算的结果符合,而比直接测量的大;(3)在90°方向理论的中子能谱,比相应的实验低15—30％。
本文基于裂变中子是从运动的碎片蒸发出来的假设,推导出中子能谱和角分布N(E,θ)的一般公式。同时较深入地讨论了三种不同吸收截面对裂变中子能谱、角分布的影响,并指出,相对于碎片运动方向0°附近的能谱形状较敏感地依赖于吸收截面。文中计算了Cf252(自发裂变)和U235(热中子裂变)的固定角度能谱,并与实验数据作了比较。结果表明:(1)应用光学模型的或常数的吸收截面计算的中子能谱与实验比较一致;(2)轻重碎片的平均中子数之比νl/νh(对U2351.45;对Cf2521.16)与其他计算的结果符合,而比直接测量的大;(3)在90°方向理论的中子能谱,比相应的实验低15—30％。
在Гинэбург-Ландау理论中借引入顺磁能导出了第二类超导体的临界磁场公式。理论公式与Ti-V合金系统的实验数据符合。考虑了顺磁能的影响之后,第二类超导体由“混合态”向正常态的转变仍为二级相变;在相变点附近,磁化曲线仍为直线;在强磁场中相变时的比热跳跃与零场中的比热跳跃同数量级;与V3Ga的比热测量及Nb3Sn的磁化曲线测量很好地符合。
在Гинэбург-Ландау理论中借引入顺磁能导出了第二类超导体的临界磁场公式。理论公式与Ti-V合金系统的实验数据符合。考虑了顺磁能的影响之后,第二类超导体由“混合态”向正常态的转变仍为二级相变;在相变点附近,磁化曲线仍为直线;在强磁场中相变时的比热跳跃与零场中的比热跳跃同数量级;与V3Ga的比热测量及Nb3Sn的磁化曲线测量很好地符合。
在超荷-电荷表象中应用B2羣对称性讨论了基本粒子的轻子型衰变。将重子和介子分别填充在B2羣的4维表示时,在10维(正则)表示中正好包含所有|ΔS|≤1和|ΔQ|≤1的重子流或介子流。假定弱相互作用由中间玻色子作媒介,并将它们纳入B2羣的10维表示中,计算了包括ΔS=+ΔQ和ΔS=-ΔQ两类过程的各种奇异粒子轻子型衰变几率。结果与现有实验材料不矛盾。
在超荷-电荷表象中应用B2羣对称性讨论了基本粒子的轻子型衰变。将重子和介子分别填充在B2羣的4维表示时,在10维(正则)表示中正好包含所有|ΔS|≤1和|ΔQ|≤1的重子流或介子流。假定弱相互作用由中间玻色子作媒介,并将它们纳入B2羣的10维表示中,计算了包括ΔS=+ΔQ和ΔS=-ΔQ两类过程的各种奇异粒子轻子型衰变几率。结果与现有实验材料不矛盾。
由么正对称理论所导出的质量公式与实验值有所偏离。我们从场的相互作用观点讨论了这一问题。指出,由于8维表示中与1维表示的T=0态的混合效应,而使它们质量分别不同于原来质量,并得到了质量关系式,从而合理地解释了理论与实验的矛盾。并对K-K共振态的一些性质作了解释。
由么正对称理论所导出的质量公式与实验值有所偏离。我们从场的相互作用观点讨论了这一问题。指出,由于8维表示中与1维表示的T=0态的混合效应,而使它们质量分别不同于原来质量,并得到了质量关系式,从而合理地解释了理论与实验的矛盾。并对K-K共振态的一些性质作了解释。
本文讨论了非相对论、切断库仑势的S矩阵元在复轨道角动量和复能量平面上的解析性质。在四种特殊情况下,求得了这S矩阵元的Regge极点。最后,在一般情况下,用数值计算了这S矩阵元的起始的两条Regge轨迹。
本文讨论了非相对论、切断库仑势的S矩阵元在复轨道角动量和复能量平面上的解析性质。在四种特殊情况下,求得了这S矩阵元的Regge极点。最后,在一般情况下,用数值计算了这S矩阵元的起始的两条Regge轨迹。
本文讨论二价铁对铁氧体的铁磁共振线宽的影响。由于在尖晶石型铁氧体中,二价铁的基态是轨道单态,晶场的直接效应很小。二价铁对铁磁共振性质有显著影响的原因是各向异性交换作用引起二价铁磁矩不与总磁矩平行,因而使得文献[1]中所述的纵分支对共振性质起作用。我们推广文献[1]中的方法,使之适用于强交换耦合体系,并用之计算了二价铁对共振线宽的影响。计算表明,体系间的交换耦合的强弱对线宽的影响很小。对含二价铁反型尖晶石型铁氧体算得的结果解释了[100]方向线宽随温度的变化不出现极大,而在其他方向则出现极大的现象。导出的线宽的各向异性也与实验相符。
本文讨论二价铁对铁氧体的铁磁共振线宽的影响。由于在尖晶石型铁氧体中,二价铁的基态是轨道单态,晶场的直接效应很小。二价铁对铁磁共振性质有显著影响的原因是各向异性交换作用引起二价铁磁矩不与总磁矩平行,因而使得文献[1]中所述的纵分支对共振性质起作用。我们推广文献[1]中的方法,使之适用于强交换耦合体系,并用之计算了二价铁对共振线宽的影响。计算表明,体系间的交换耦合的强弱对线宽的影响很小。对含二价铁反型尖晶石型铁氧体算得的结果解释了[100]方向线宽随温度的变化不出现极大,而在其他方向则出现极大的现象。导出的线宽的各向异性也与实验相符。
本文在配位场理论中利用普遍的静电相互作用参数,计算了红宝石吸收线的位置,结果比前人稍有改善。讨论了这些参数与分子轨道的关系,利用了二个共价键参数和自由离子参数,虽然引入的参数很少,但所得结果与上面的计算相近,并定出Nπ≌0.92,Nσ≌0.89。计算了推广等效自旋哈密顿中的参数,发现修正项中的g因子是来自四级微扰的贡献,其数量级约为10-5。得到了红宝石R线的等效哈密顿。
本文在配位场理论中利用普遍的静电相互作用参数,计算了红宝石吸收线的位置,结果比前人稍有改善。讨论了这些参数与分子轨道的关系,利用了二个共价键参数和自由离子参数,虽然引入的参数很少,但所得结果与上面的计算相近,并定出Nπ≌0.92,Nσ≌0.89。计算了推广等效自旋哈密顿中的参数,发现修正项中的g因子是来自四级微扰的贡献,其数量级约为10-5。得到了红宝石R线的等效哈密顿。
研究了Fe3+离子在钠-硼玻璃中的顺磁共振。在表观g=4.27处,有一条尖锐的大致对称的共振线。实验结果表明Fe3+离子代替接触二个钠离子的[BO4]四面体中的硼离子位置。
研究了Fe3+离子在钠-硼玻璃中的顺磁共振。在表观g=4.27处,有一条尖锐的大致对称的共振线。实验结果表明Fe3+离子代替接触二个钠离子的[BO4]四面体中的硼离子位置。
在准化学模型基础上,导出了具有面心立方及体心立方点阵的完全无序二元固溶体的自扩散激活能与组元浓度的关系。这种关系表明:(1)当两组元的原子尺寸接近相同时,两组元自扩散激活能之差与组元浓度的关系为一直线。这和Ag-Au系统自扩散实验数据符合很好。(2)在低浓度范围内,溶剂自扩散激活能与浓度亦应为一直线关系,其斜率的符号可由纯溶剂中自扩散和杂质扩散激活能的相对大小推知。结果与已知的银基固溶体中九种溶质原子对银自扩散影响的实验数据都符合。
在准化学模型基础上,导出了具有面心立方及体心立方点阵的完全无序二元固溶体的自扩散激活能与组元浓度的关系。这种关系表明:(1)当两组元的原子尺寸接近相同时,两组元自扩散激活能之差与组元浓度的关系为一直线。这和Ag-Au系统自扩散实验数据符合很好。(2)在低浓度范围内,溶剂自扩散激活能与浓度亦应为一直线关系,其斜率的符号可由纯溶剂中自扩散和杂质扩散激活能的相对大小推知。结果与已知的银基固溶体中九种溶质原子对银自扩散影响的实验数据都符合。
本文指出,在负绝对温度下的勒夏忒列原理其形式可以不变,唯关于副“力”作用的内容却与正绝对温度情况的相反。并附带指出,关于麦氏关系问题应满足什么条件才能符合勒夏忒列原理的推论。
本文指出,在负绝对温度下的勒夏忒列原理其形式可以不变,唯关于副“力”作用的内容却与正绝对温度情况的相反。并附带指出,关于麦氏关系问题应满足什么条件才能符合勒夏忒列原理的推论。
本文介绍了一个直读式光谱分析仪,并对它的电路设计作了比较详细的报导。本仪器具有稳定、准确、快速等优点,适合于合金分析和单色光测定等的应用。波长范围是2000?到6000?。光学系统的特点在于所接收的同一单色光上可以放置2个(一级)或4个(二级)测量线。光源激发系统采用和电源频率相同的高压高能火花放电,具有良好的灵敏度。自光电倍增管而下测量系统由脉冲放大、整流、积分和计数器等组成。除装卸样品和记录读数外控制系统的操作全部自动化,同时有高度的保安装置。最后介绍了几个典型的测试数据。
本文介绍了一个直读式光谱分析仪,并对它的电路设计作了比较详细的报导。本仪器具有稳定、准确、快速等优点,适合于合金分析和单色光测定等的应用。波长范围是2000?到6000?。光学系统的特点在于所接收的同一单色光上可以放置2个(一级)或4个(二级)测量线。光源激发系统采用和电源频率相同的高压高能火花放电,具有良好的灵敏度。自光电倍增管而下测量系统由脉冲放大、整流、积分和计数器等组成。除装卸样品和记录读数外控制系统的操作全部自动化,同时有高度的保安装置。最后介绍了几个典型的测试数据。
在变容管的各种参量应用中,变容管的非线性性能成为最基本的重要资料。提高变容管的非线性度,在应用中可以相应减小注入功率。在研究低注入或其他非正弦波注入应用的特性时,更应对变容管时变参量的基波及谐波分量与变容管非线性度及注入电压比等之间的关系深入研究。本文目的在于分析上述问题,选用合适的非线性性能的表示法,采用图解法求出变容管归一化时变参量的基波及谐波分量的特性,并绘出这些分量与变容管非线性度γ,注入电压比m1之间的关系曲线。这些通用曲线在分析变容管的各种参量应用中可作为重要参考资料,并举例示出这些曲线的用途。
在变容管的各种参量应用中,变容管的非线性性能成为最基本的重要资料。提高变容管的非线性度,在应用中可以相应减小注入功率。在研究低注入或其他非正弦波注入应用的特性时,更应对变容管时变参量的基波及谐波分量与变容管非线性度及注入电压比等之间的关系深入研究。本文目的在于分析上述问题,选用合适的非线性性能的表示法,采用图解法求出变容管归一化时变参量的基波及谐波分量的特性,并绘出这些分量与变容管非线性度γ,注入电压比m1之间的关系曲线。这些通用曲线在分析变容管的各种参量应用中可作为重要参考资料,并举例示出这些曲线的用途。
本文考虑了嵌镶晶体中经各级衍射的X射线的偏极化状态的变化,对次级消光效应作了较严密的处理。文中分别得出了透射线及多次衍射线功率的表达式以及有效线吸收系数。
本文考虑了嵌镶晶体中经各级衍射的X射线的偏极化状态的变化,对次级消光效应作了较严密的处理。文中分别得出了透射线及多次衍射线功率的表达式以及有效线吸收系数。