本文利用鉴定碳化硅多型体的“点间关系法”分析了一千一百多个碳化硅单晶体的劳埃照片。发现了61种碳化硅新多型体,其中六方晶胞c轴点阵常数最大的多型体1041R的点阵常数达2622.8?。至此碳化硅多型体的数目达110种,其中六方多型体30种,三方多型体80种。利用实验资料对现有的三种碳化硅多型体形成机理作了讨论,即1.螺型位错理论;2.生长环境因素理论和3.热力学理论。
本文利用鉴定碳化硅多型体的“点间关系法”分析了一千一百多个碳化硅单晶体的劳埃照片。发现了61种碳化硅新多型体,其中六方晶胞c轴点阵常数最大的多型体1041R的点阵常数达2622.8?。至此碳化硅多型体的数目达110种,其中六方多型体30种,三方多型体80种。利用实验资料对现有的三种碳化硅多型体形成机理作了讨论,即1.螺型位错理论;2.生长环境因素理论和3.热力学理论。
对于由序数相近的原子所构成的晶体,Sayre等式给出了衍射结构振幅之间的关系。在测定由碳、氮、氧等“轻”原子构成的中心对称晶体结构中,利用Sayrs等式曾获得不少结果。但是对于含“重原子’的晶体,Sayre等式即不再适用。此时通常都利用所谓“重原子法”来解结构。本文讨论了含重原子情况下,晶体的结构振幅符号、Sayre符号,以及重原子符号之间的关系,从而指出了将重原子法和Sayre法结合的可能性,并提出了一个结构振幅符号的循环修正方案,借此有可能从重原子符号或一套包含若干错误的结构振幅符号出发,不经过电子密度综合而最终获得正确的结构振幅符合。将此方法试用于一个假想的一维晶体结构,效果良好。本文还讨论了有关在实际的晶体结构测定中应用的若干问题。
对于由序数相近的原子所构成的晶体,Sayre等式给出了衍射结构振幅之间的关系。在测定由碳、氮、氧等“轻”原子构成的中心对称晶体结构中,利用Sayrs等式曾获得不少结果。但是对于含“重原子’的晶体,Sayre等式即不再适用。此时通常都利用所谓“重原子法”来解结构。本文讨论了含重原子情况下,晶体的结构振幅符号、Sayre符号,以及重原子符号之间的关系,从而指出了将重原子法和Sayre法结合的可能性,并提出了一个结构振幅符号的循环修正方案,借此有可能从重原子符号或一套包含若干错误的结构振幅符号出发,不经过电子密度综合而最终获得正确的结构振幅符合。将此方法试用于一个假想的一维晶体结构,效果良好。本文还讨论了有关在实际的晶体结构测定中应用的若干问题。
作者在前文中指出了符号关系式法和重原子法相结合的可能性,并提出了一个利用符号修正过程来代替电子密度逐次迫近的方案。本文在前文的基础上进一步探讨了非中心对称情况下,将上述方法和同晶型置换法或反常散射法等相结合的问题。
作者在前文中指出了符号关系式法和重原子法相结合的可能性,并提出了一个利用符号修正过程来代替电子密度逐次迫近的方案。本文在前文的基础上进一步探讨了非中心对称情况下,将上述方法和同晶型置换法或反常散射法等相结合的问题。
本文讨论应用Treiman-Yang判据来研究象n+p→p+p+π-一类反应的可能性。为此,考虑了相应于确定终态的所有可能单π交换费曼图的贡献。这样就有可能从所有的实验事例中选出对应于某一个图的那些事例。这样的方法也使得有可能将Treiman-Yang判据应用到在终态中有全同粒子的那些过程。
本文讨论应用Treiman-Yang判据来研究象n+p→p+p+π-一类反应的可能性。为此,考虑了相应于确定终态的所有可能单π交换费曼图的贡献。这样就有可能从所有的实验事例中选出对应于某一个图的那些事例。这样的方法也使得有可能将Treiman-Yang判据应用到在终态中有全同粒子的那些过程。
本文用Sawyer的“最奇异项求和”方法来处理π-N散射问题。我们发现,在角动量复平面内,领先奇异性是平方根型的固定割线。这样就给出交叉道的高能行为。
本文用Sawyer的“最奇异项求和”方法来处理π-N散射问题。我们发现,在角动量复平面内,领先奇异性是平方根型的固定割线。这样就给出交叉道的高能行为。
本文用SU3和G2羣讨论了奇异粒子非轻子衰变的弱作用的变换性质。若强作用是SU3对称的,可引进类似于同位旋(T旋)的V旋和U旋,和T旋一起来表示奇子非轻子衰变的选择定则。求得了简单选择定则情况下各个衰变过程的关系,其中包含了前人的结果而避免引用过多的假设。若强作用是G2对称的,可引进包含同位旋在内的六种“旋”来给出选择定则。根据这些定则求得若干衰变过程的关系。证明了弱作用不能按G2羣的七维或十四维表示变换。
本文用SU3和G2羣讨论了奇异粒子非轻子衰变的弱作用的变换性质。若强作用是SU3对称的,可引进类似于同位旋(T旋)的V旋和U旋,和T旋一起来表示奇子非轻子衰变的选择定则。求得了简单选择定则情况下各个衰变过程的关系,其中包含了前人的结果而避免引用过多的假设。若强作用是G2对称的,可引进包含同位旋在内的六种“旋”来给出选择定则。根据这些定则求得若干衰变过程的关系。证明了弱作用不能按G2羣的七维或十四维表示变换。
本文利用Si中浅能级施主的有效质量波函数,计算了束缚施主电子与Si29核超精细作用的等效自旋哈密顿量。超精细作用中不同谷的Bloch函数之间,相干效应非常明显,超精细作用的各向异性主要是由谷间相干效应决定的。在强场近似下求出了Si29核的核磁共振频率的表示式,定量地解释了Feher的实验结果,并且可以由实验定出谷间磁偶极相互作用矩阵元。从正交干面波的观点出发进行了计算,与实验结果比较定出了导带底布洛赫函数中2P心态波函数的组合系数的大小为0.20。指出了利用双共振方法及其压力效应有可能测定导带底的波矢及有效质量波函数的各向异性分布。
本文利用Si中浅能级施主的有效质量波函数,计算了束缚施主电子与Si29核超精细作用的等效自旋哈密顿量。超精细作用中不同谷的Bloch函数之间,相干效应非常明显,超精细作用的各向异性主要是由谷间相干效应决定的。在强场近似下求出了Si29核的核磁共振频率的表示式,定量地解释了Feher的实验结果,并且可以由实验定出谷间磁偶极相互作用矩阵元。从正交干面波的观点出发进行了计算,与实验结果比较定出了导带底布洛赫函数中2P心态波函数的组合系数的大小为0.20。指出了利用双共振方法及其压力效应有可能测定导带底的波矢及有效质量波函数的各向异性分布。
用赝势微扰法计算了GaAs,GaP和Ga[As1-xPx]合金的能带。赝势选择的原则是使计算所得直接能隙和间接能隙与实验值相符合。计算结果表明,不但能带次序准确,而且与室温下的实验值符合得很好。基于由GaAs到GaP晶格常数和赝势是线性变化的假设,计算了GaP含量为20％,50％和80％时Ga[As1-xPx]合金的能带。当GaP含量为41％时,直接能隙和间接能隙相等,这一数值刚好是Spitzer和Fenner的实验值的平均值。此时,由于很好满足光激射器p-n结所要求的条件,因此可望在光激射器中得到应用,它们的能带也就有一定的参考价值。
用赝势微扰法计算了GaAs,GaP和Ga[As1-xPx]合金的能带。赝势选择的原则是使计算所得直接能隙和间接能隙与实验值相符合。计算结果表明,不但能带次序准确,而且与室温下的实验值符合得很好。基于由GaAs到GaP晶格常数和赝势是线性变化的假设,计算了GaP含量为20％,50％和80％时Ga[As1-xPx]合金的能带。当GaP含量为41％时,直接能隙和间接能隙相等,这一数值刚好是Spitzer和Fenner的实验值的平均值。此时,由于很好满足光激射器p-n结所要求的条件,因此可望在光激射器中得到应用,它们的能带也就有一定的参考价值。
我们在二级玻璃汞扩散泵的真空系统上使用了室温的镉膜阱,证明镉膜阱能有效地捕集汞蒸气,使被抽容器达到气压力10-5—10-7毫米汞数量级的高真空。我们较系统地试验了镉膜的条件对于极限气压的影响,实验结果表明,新蒸发的镉膜效果最好;将镉膜在10-2毫米汞的气压下搁置10小时后对于极限气压的影响不大;但若将其在大气下搁置10小时,则极限气压约升高一个数量级;进一步延长在大气中的暴露时间(达300天),对极限气压无更大的影响。初步的寿命试验表明,扩散泵工作140小时之后,极限气压才较显著地上升。降低镉膜阱的温度、增加镉膜阱的数目和被抽容器的高温烘烤都是提高真空度的有效途径;在实验中考虑了这些因素,我们曾获得了气压低达10-9毫米汞数量级的超高真空。
我们在二级玻璃汞扩散泵的真空系统上使用了室温的镉膜阱,证明镉膜阱能有效地捕集汞蒸气,使被抽容器达到气压力10-5—10-7毫米汞数量级的高真空。我们较系统地试验了镉膜的条件对于极限气压的影响,实验结果表明,新蒸发的镉膜效果最好;将镉膜在10-2毫米汞的气压下搁置10小时后对于极限气压的影响不大;但若将其在大气下搁置10小时,则极限气压约升高一个数量级;进一步延长在大气中的暴露时间(达300天),对极限气压无更大的影响。初步的寿命试验表明,扩散泵工作140小时之后,极限气压才较显著地上升。降低镉膜阱的温度、增加镉膜阱的数目和被抽容器的高温烘烤都是提高真空度的有效途径;在实验中考虑了这些因素,我们曾获得了气压低达10-9毫米汞数量级的超高真空。
本文报导了我们在弱场中进行的核矩预极化和核矩自由进动的实验和分析。主要研究了极化磁场衰减过程中核矩的运动、讯号的绝对强度,并观察到探头转动对讯号频率的影响,指出了这是测核磁矩正负号的最直接的方法。此外,弱磁场中质子自由进动现象在高空磁场测量、地质探矿、石油开采等方面都有重要的实际应用,本文的结果对解决这些应用中的具体问题是有帮助的。为了检验全套仪器在野外工作时的性能,以及观察周围大体积的磁性物质对讯号频率的影响,我们在野外进行了一系列的测磁实验,获得了肯定的结果。测磁的相对精密度达到1×10-5。
本文报导了我们在弱场中进行的核矩预极化和核矩自由进动的实验和分析。主要研究了极化磁场衰减过程中核矩的运动、讯号的绝对强度,并观察到探头转动对讯号频率的影响,指出了这是测核磁矩正负号的最直接的方法。此外,弱磁场中质子自由进动现象在高空磁场测量、地质探矿、石油开采等方面都有重要的实际应用,本文的结果对解决这些应用中的具体问题是有帮助的。为了检验全套仪器在野外工作时的性能,以及观察周围大体积的磁性物质对讯号频率的影响,我们在野外进行了一系列的测磁实验,获得了肯定的结果。测磁的相对精密度达到1×10-5。
本文利用关联函数方法(久保理论)来讨论高功率下铁磁共振中的非线性过程。对通常的铁磁晶体,目前的理论包含了由H.Suhl所发展起来的半经典理论的结果。对含希土离子的石榴石型铁氧体,给出了希土离子引起的自旋波的频率移动,附加的损耗,以及所谓纵向注入和横向注入的一级二级的非线性过程的临阈场。希土离子的存在使临阈场增大。一般而言,这一关系是很复杂的,但当希土离子含量很少的情形下,对临阈场的影响可归结为自旋波的损耗的增加,临阈场随温度的改变及各向异性完全与低功率下铁磁共振线宽的情况相似。对于现有的一些实验结果,理论作了定性的解释。
本文利用关联函数方法(久保理论)来讨论高功率下铁磁共振中的非线性过程。对通常的铁磁晶体,目前的理论包含了由H.Suhl所发展起来的半经典理论的结果。对含希土离子的石榴石型铁氧体,给出了希土离子引起的自旋波的频率移动,附加的损耗,以及所谓纵向注入和横向注入的一级二级的非线性过程的临阈场。希土离子的存在使临阈场增大。一般而言,这一关系是很复杂的,但当希土离子含量很少的情形下,对临阈场的影响可归结为自旋波的损耗的增加,临阈场随温度的改变及各向异性完全与低功率下铁磁共振线宽的情况相似。对于现有的一些实验结果,理论作了定性的解释。
本文以高压物质作为一种简单的各向异性金属模型,研究了静晶格场、电子间库仑相互作用和通过声子场的相互作用对单粒子元激发谱的影响。讨论了周期场中电子格林函数的微扰论级数,原则上解决了用微扰论求周期场中费米系统能谱的问题。具体计算了面心立方和体心立方高压物质的费米面和态密度,给出了数值结果。
本文以高压物质作为一种简单的各向异性金属模型,研究了静晶格场、电子间库仑相互作用和通过声子场的相互作用对单粒子元激发谱的影响。讨论了周期场中电子格林函数的微扰论级数,原则上解决了用微扰论求周期场中费米系统能谱的问题。具体计算了面心立方和体心立方高压物质的费米面和态密度,给出了数值结果。
本文应用格林函数方法讨论了晶体点阵的色散的二级电矩效应,并且也考虑了非简谐势的效果。结果表明,在不考虑非简谐势时,与博恩和黄昆应用其他方法所得到的结果一致;而非简谐势的效果将调变吸收分布的强度。
本文应用格林函数方法讨论了晶体点阵的色散的二级电矩效应,并且也考虑了非简谐势的效果。结果表明,在不考虑非简谐势时,与博恩和黄昆应用其他方法所得到的结果一致;而非简谐势的效果将调变吸收分布的强度。
为了进一步研究在疲劳载荷下含铜4％的铝合金中的位错钉扎过程,进行了经过不同时效的试样的扭转疲劳试验,测定了经过各种应力循环数N以后的滞后迴线的形状和面积,从而算出了在每次循环中的能量消耗ΔE和最大抗扭矩Tm。所选择的时效温度和时效时间是使试样中分别有G.P.[1]区,G.P.[2]区,θ′相和稳定的θ相出现。把所得的ΔE-N曲线和Tm-N曲线的变化情况作比较时可以看出,在疲劳载荷的起始阶段引起位错钉扎的并不是由于相变产物如G.P.[1]或[2]区的作用。比较并分析了在各种时效状态下的第一周能量消耗值(ΔE)1的变化,结果指出,在所研究的铝铜合金的情形,产生ΔE的原因是由于在位错附近的点阵中有起伏的内应力场出现,因为位错在这种内应力场中往复运动需要作功。产生这种起伏的应力场的因素有点缺陷(空位和溶质原子)、原子簇、G.P.[1]区和G.P.[2]区,或者其他种不在位错线上聚集或成核的缺陷。根据上述分析,可以认为,在疲劳载荷中,使位错钉扎的是由于溶质原子气团的形成。溶质原子在疲劳过程中通过空位的帮助进入位错,形成气团,使位错被钉扎。被钉扎的位错的动性减低,因而ΔE下降。在时效过程中,在位错线上成核的θ′和θ相,对于位错线也起着一定的钉扎作用。由上述的图象还可以推知,G.P.[1]区和G.P.[2]区不是在位错线上成核的,而θ′相和θ相则是在位错线上成核的。
为了进一步研究在疲劳载荷下含铜4％的铝合金中的位错钉扎过程,进行了经过不同时效的试样的扭转疲劳试验,测定了经过各种应力循环数N以后的滞后迴线的形状和面积,从而算出了在每次循环中的能量消耗ΔE和最大抗扭矩Tm。所选择的时效温度和时效时间是使试样中分别有G.P.[1]区,G.P.[2]区,θ′相和稳定的θ相出现。把所得的ΔE-N曲线和Tm-N曲线的变化情况作比较时可以看出,在疲劳载荷的起始阶段引起位错钉扎的并不是由于相变产物如G.P.[1]或[2]区的作用。比较并分析了在各种时效状态下的第一周能量消耗值(ΔE)1的变化,结果指出,在所研究的铝铜合金的情形,产生ΔE的原因是由于在位错附近的点阵中有起伏的内应力场出现,因为位错在这种内应力场中往复运动需要作功。产生这种起伏的应力场的因素有点缺陷(空位和溶质原子)、原子簇、G.P.[1]区和G.P.[2]区,或者其他种不在位错线上聚集或成核的缺陷。根据上述分析,可以认为,在疲劳载荷中,使位错钉扎的是由于溶质原子气团的形成。溶质原子在疲劳过程中通过空位的帮助进入位错,形成气团,使位错被钉扎。被钉扎的位错的动性减低,因而ΔE下降。在时效过程中,在位错线上成核的θ′和θ相,对于位错线也起着一定的钉扎作用。由上述的图象还可以推知,G.P.[1]区和G.P.[2]区不是在位错线上成核的,而θ′相和θ相则是在位错线上成核的。
本文进行了淬火状态的、含0.52,0.91,3.46和5.15％Mg的铝合金的扭转疲劳试验,测定了相应的ΔE-N曲线和Tm-N曲线。实验结果指出,对于含镁量为0.52,0.91％的试样来说,当表面扭应变较小时,ΔE在起始时,随着应力循环数的增加而下降。当表面扭应变增大时,ΔE-N曲线始而变平,继而上升,直至达到一较高值才稳定下来。当试样中的含镁量为3.46％时,在扭应变不太大时,ΔE-N曲线的变化情况与Al-4％Cu合金的相象,不过当扭应变足够大时,ΔE起始时上升,并且经过一个峯值又下降。当含镁量增至5.15％时,ΔE-N曲线的表现已完全与Al-4％Cu合金的相象,在所用的最高表面扭应变下也并不表现出明显的峯值。对于所用的各种成分的试样来说,最大抗扭矩Tm起始总是上升的。上述结果都可以根据溶质镁原子在疲劳过程中渐渐进入位错,形成气团来解释。可以认为,在铝镁合金的情形,产生ΔE的因素以及影响ΔE的大小的因素,对于疲劳载荷的起始阶段来说,可能都主要是由于气团的作用。当含镁量较低时,对于足够高的表面扭应变来说,气团较为松动,位错能够拖着气团运动,从而需要作功,使ΔE和Tm都上升。但当合镁量较高时,或表面扭应变不太大时,在疲劳一起始就形成了能够对于位错起钉扎作用的足够浓的气团。继续进行疲劳时,进入位错的溶质原子将使位错的动性进一步降低,导致ΔE起始下降,Tm起始上升。此外,还对于经过不同时效处理的Al-0.52％Mg和Al-3.46％Mg合金进行了疲劳试验,观测到应变时效现象,这与上述的溶质原子气团模型相合。
本文进行了淬火状态的、含0.52,0.91,3.46和5.15％Mg的铝合金的扭转疲劳试验,测定了相应的ΔE-N曲线和Tm-N曲线。实验结果指出,对于含镁量为0.52,0.91％的试样来说,当表面扭应变较小时,ΔE在起始时,随着应力循环数的增加而下降。当表面扭应变增大时,ΔE-N曲线始而变平,继而上升,直至达到一较高值才稳定下来。当试样中的含镁量为3.46％时,在扭应变不太大时,ΔE-N曲线的变化情况与Al-4％Cu合金的相象,不过当扭应变足够大时,ΔE起始时上升,并且经过一个峯值又下降。当含镁量增至5.15％时,ΔE-N曲线的表现已完全与Al-4％Cu合金的相象,在所用的最高表面扭应变下也并不表现出明显的峯值。对于所用的各种成分的试样来说,最大抗扭矩Tm起始总是上升的。上述结果都可以根据溶质镁原子在疲劳过程中渐渐进入位错,形成气团来解释。可以认为,在铝镁合金的情形,产生ΔE的因素以及影响ΔE的大小的因素,对于疲劳载荷的起始阶段来说,可能都主要是由于气团的作用。当含镁量较低时,对于足够高的表面扭应变来说,气团较为松动,位错能够拖着气团运动,从而需要作功,使ΔE和Tm都上升。但当合镁量较高时,或表面扭应变不太大时,在疲劳一起始就形成了能够对于位错起钉扎作用的足够浓的气团。继续进行疲劳时,进入位错的溶质原子将使位错的动性进一步降低,导致ΔE起始下降,Tm起始上升。此外,还对于经过不同时效处理的Al-0.52％Mg和Al-3.46％Mg合金进行了疲劳试验,观测到应变时效现象,这与上述的溶质原子气团模型相合。
本文研究了钼单晶临界切应力和温度的依赖关系。数据指出:临界切应力的对数值在一定温度范围内,随绝对温度近似线性变化。这个结果和Cottrell-Bilby的位错气团模型不符合。假设温度升高,使杂质原子和位错中心原子的键合作用减弱,利用Morse势函可以解释Inσ-T的线性关系,并且所估计的斜率在数量级上和实验符合。
本文研究了钼单晶临界切应力和温度的依赖关系。数据指出:临界切应力的对数值在一定温度范围内,随绝对温度近似线性变化。这个结果和Cottrell-Bilby的位错气团模型不符合。假设温度升高,使杂质原子和位错中心原子的键合作用减弱,利用Morse势函可以解释Inσ-T的线性关系,并且所估计的斜率在数量级上和实验符合。
求解在激发作用下通过活性介质的光的输运方程与活性介质中的粒子反转数方程,我们得到在具有任意形式输入下的光子数与粒子反转数的时空分布函数的解析表达式;并以一个方形脉冲或一系列方形脉冲为例进行讨论。此外,我们还研究了强光注入laser对laser的稳定工作点的影响,以及在一定条件下通过微扰方法给出这时laser内的光子数与粒子反转数的形式解,对以红宝石laser为例所作的计算表明通过注入强光有可能成为加强巨脉冲的手段之
求解在激发作用下通过活性介质的光的输运方程与活性介质中的粒子反转数方程,我们得到在具有任意形式输入下的光子数与粒子反转数的时空分布函数的解析表达式;并以一个方形脉冲或一系列方形脉冲为例进行讨论。此外,我们还研究了强光注入laser对laser的稳定工作点的影响,以及在一定条件下通过微扰方法给出这时laser内的光子数与粒子反转数的形式解,对以红宝石laser为例所作的计算表明通过注入强光有可能成为加强巨脉冲的手段之
我们在文献[1]中设计了一套五个参数的变分波函数用来计算了周期表中前面十个原子的能量,所得结果比过去一些作者用四参数波函数所算得的结果为好。我们在过去计算经验的基础上,另外找到了一套特别简单的解析波函数,其形式为1s电子:ψ1(r)=N1e-μar,2s电子:ψ2(r)=N2[(μr)e-μr-Ne-μar],2p电子:ψ3(r)=N3(μr)cosθe-μr,ψ4(r)=N4(μr)sinθeiφ-μr,ψ5(r)=N5(μr)sinθe-iφ-μr,式中的α与μ为变分参数;N1,N2,N3,N4,N5为归一化因子;N为正交化系数。μ可用解析法来决定,因而只有一个参数α要由数值法来决定。我们用这样的波函数算出了第二周期元素的正常态原子和离子(共有八十几个原子态)的各电子的各种能量积分值及总能量值,并确定了波函数的最佳参数值。其结果与五参数波函数的计算结果相比,一般相差在万分之一至千分之一的范围内,并比最近有些作者用一种三参数波函数所算的结果还好。根据这些结果,我们还讨论了Slater近似计算法的可靠程度和适用范围。
我们在文献[1]中设计了一套五个参数的变分波函数用来计算了周期表中前面十个原子的能量,所得结果比过去一些作者用四参数波函数所算得的结果为好。我们在过去计算经验的基础上,另外找到了一套特别简单的解析波函数,其形式为1s电子:ψ1(r)=N1e-μar,2s电子:ψ2(r)=N2[(μr)e-μr-Ne-μar],2p电子:ψ3(r)=N3(μr)cosθe-μr,ψ4(r)=N4(μr)sinθeiφ-μr,ψ5(r)=N5(μr)sinθe-iφ-μr,式中的α与μ为变分参数;N1,N2,N3,N4,N5为归一化因子;N为正交化系数。μ可用解析法来决定,因而只有一个参数α要由数值法来决定。我们用这样的波函数算出了第二周期元素的正常态原子和离子(共有八十几个原子态)的各电子的各种能量积分值及总能量值,并确定了波函数的最佳参数值。其结果与五参数波函数的计算结果相比,一般相差在万分之一至千分之一的范围内,并比最近有些作者用一种三参数波函数所算的结果还好。根据这些结果,我们还讨论了Slater近似计算法的可靠程度和适用范围。