本文报导了关于筒形Nb3Sn磁体的研究结果。观察到磁通跳跃现象。“冻结”场的分布和历史及激发场的分布紧密相关。“冻结”场可以不是中心对称的,这进一步证明了烧结的Nb3Sn材料是非均匀介质。我们描述了新的磁体结构,避免了磁通跳跃。除利用铁心来捕获磁通外,在激发和测量磁场的方法上均具有一定的特点。利用圆筒状Nb3Sn作为压挤磁通的活塞,在1.5°K时,曾获得的最高场强是28.5KG。
本文报导了关于筒形Nb3Sn磁体的研究结果。观察到磁通跳跃现象。“冻结”场的分布和历史及激发场的分布紧密相关。“冻结”场可以不是中心对称的,这进一步证明了烧结的Nb3Sn材料是非均匀介质。我们描述了新的磁体结构,避免了磁通跳跃。除利用铁心来捕获磁通外,在激发和测量磁场的方法上均具有一定的特点。利用圆筒状Nb3Sn作为压挤磁通的活塞,在1.5°K时,曾获得的最高场强是28.5KG。
本文对Гинзбург-Ландау(ГЛ)方程的微观推导所需要的条件进行了分析。分析结果表明,对于Pippard型甚至是中间型超导体,ГЛ方程有效的温度范围都是相当狭窄的。为便于研究临界温度Tc附近比较宽的范围内,强磁场中各类超导体的性质,我们从Горьков的超导普遍方程出发,利用磁场存在时“正常金属格临函数”的非局域展式,导出了一个包含能隙函数和矢势的积分微分方程组。所得的方程对London型、中间型和Pippard型超导体在△t=(Tc-T)/Tc《1的温度区域中都同样适用。利用这个方程组,我们讨论了恒定外磁场中的半无限大超导体,给出了能隙函数和穿透深度的积分表达式。在London和Pippard两个极限下,积分被解析地作出了。对于Pippard型超导体,我们在Tc附近整个温度区域计算了能隙函数和穿透深度随磁场的变化。所得的结果表明,Pippard型超导体在磁场中的行为与ГЛ理论的预言有显著的不同。
本文对Гинзбург-Ландау(ГЛ)方程的微观推导所需要的条件进行了分析。分析结果表明,对于Pippard型甚至是中间型超导体,ГЛ方程有效的温度范围都是相当狭窄的。为便于研究临界温度Tc附近比较宽的范围内,强磁场中各类超导体的性质,我们从Горьков的超导普遍方程出发,利用磁场存在时“正常金属格临函数”的非局域展式,导出了一个包含能隙函数和矢势的积分微分方程组。所得的方程对London型、中间型和Pippard型超导体在△t=(Tc-T)/Tc《1的温度区域中都同样适用。利用这个方程组,我们讨论了恒定外磁场中的半无限大超导体,给出了能隙函数和穿透深度的积分表达式。在London和Pippard两个极限下,积分被解析地作出了。对于Pippard型超导体,我们在Tc附近整个温度区域计算了能隙函数和穿透深度随磁场的变化。所得的结果表明,Pippard型超导体在磁场中的行为与ГЛ理论的预言有显著的不同。
应用壳模型方法计算了O17和F17的低能反宇称态。核子间剩余相互作用取为δ型核力。第一步在L-S耦合近似下求解方程。结果表明,低能态具有“配对”的相干结构。第二步用一种近似办法加进了自旋轨道耦合力,得到了可以和实验进行比较的能谱。计算了已有实验数据的跃迁几率。
应用壳模型方法计算了O17和F17的低能反宇称态。核子间剩余相互作用取为δ型核力。第一步在L-S耦合近似下求解方程。结果表明,低能态具有“配对”的相干结构。第二步用一种近似办法加进了自旋轨道耦合力,得到了可以和实验进行比较的能谱。计算了已有实验数据的跃迁几率。
本文用微扰论研究了一个s道的梯形图在动量输送t变大及几个外质量也变大时(～t1/2)的渐近性质。又用了微扰论直接研究了当一个s道的梯形图与一个寻常极点平行地结合时整个振幅在t道的虚部的渐近性质应如何变化,证明了如果上述组合图所产生的s道分波振幅具有Regge割线,则割线开端必须较现有理论所给出的位置为左。
本文用微扰论研究了一个s道的梯形图在动量输送t变大及几个外质量也变大时(～t1/2)的渐近性质。又用了微扰论直接研究了当一个s道的梯形图与一个寻常极点平行地结合时整个振幅在t道的虚部的渐近性质应如何变化,证明了如果上述组合图所产生的s道分波振幅具有Regge割线,则割线开端必须较现有理论所给出的位置为左。
从π介子核子散射振幅出发,根据Mandelstam表示和么正条件,对于奇异量子数为零、重子数为1的费米子Regge轨迹,求得了下列结果:(1)位置参数α(s)的解析性,只有右方物理割而无左方动力割,但是左方有从s=0到-∞的运动学割。(2)当s2时,α(s)为实数。不同宇称的轨迹对s的依赖不同。(3)讨论了费米子Regge迹在阈能(W0=M+μ)附近的行为。凡是与共振态、束缚态有关的Regge轨迹,α(W0)≠0。求得了在阈附近的表示,定性方面同玻色子轨迹相同。(4)还有一大类Regge轨迹,它们同共振态、束缚态无关,α(W0)=0。这类轨迹在能量趋近阈能时,有无穷多个极点趋于ReJ=0(即我们在费米子情况下得到Gribov-Pomeranchuk极点凝聚现象),这类轨迹当能量由阈下趋于阈时,从J平面左半平面共轭成对趋于ReJ=0;当能量从阈上趋于阈时,成对地从第一和第三象限趋于ReJ=0。所有这些极点实数部分Reα→0比虚数部分Imα→0快一或二个数量级。J平面原点是一个凝聚点,这类“非动力”的Regge轨迹阈行为,无论对玻色子、费米子,以至非相对论势散射,定性都相似(只是凝聚的轴线和点不同)。它们实际上是s矩阵在阈的普遍性质的反映。
从π介子核子散射振幅出发,根据Mandelstam表示和么正条件,对于奇异量子数为零、重子数为1的费米子Regge轨迹,求得了下列结果:(1)位置参数α(s)的解析性,只有右方物理割而无左方动力割,但是左方有从s=0到-∞的运动学割。(2)当s2时,α(s)为实数。不同宇称的轨迹对s的依赖不同。(3)讨论了费米子Regge迹在阈能(W0=M+μ)附近的行为。凡是与共振态、束缚态有关的Regge轨迹,α(W0)≠0。求得了在阈附近的表示,定性方面同玻色子轨迹相同。(4)还有一大类Regge轨迹,它们同共振态、束缚态无关,α(W0)=0。这类轨迹在能量趋近阈能时,有无穷多个极点趋于ReJ=0(即我们在费米子情况下得到Gribov-Pomeranchuk极点凝聚现象),这类轨迹当能量由阈下趋于阈时,从J平面左半平面共轭成对趋于ReJ=0;当能量从阈上趋于阈时,成对地从第一和第三象限趋于ReJ=0。所有这些极点实数部分Reα→0比虚数部分Imα→0快一或二个数量级。J平面原点是一个凝聚点,这类“非动力”的Regge轨迹阈行为,无论对玻色子、费米子,以至非相对论势散射,定性都相似(只是凝聚的轴线和点不同)。它们实际上是s矩阵在阈的普遍性质的反映。
本文运用羣论方法,把不稳定局域模和含杂晶格的带内本征矢的散射部分都按格位羣的不可约表示分了类。具体地讨论了最近邻相互作用的简单立方晶格的情况,计算结果表明:可。能产生同P(=γ′/γ)和(=m′/m)有关的T1u型不稳定局域模和仅与P有关的简并的A1g,Eg,T1g,T2g和简并的T1u,T2u型不稳定局域模,以及只有同一类型的对称性驻波才能为杂质所散射。这里m′和m分别为杂质原子和基质原子的质量;γ′和γ分别为杂质与近邻之间和一般近邻之间的力常数。以同样的模型计算了各种类型声子对杂质中心吸收带宽的贡献。指出,宽度很窄的g型不稳定局域模对带宽的贡献可能变得很大,而超过其余声子的总贡献。最后讨论了单有效频率近似可能有的微观理论基础的问题。
本文运用羣论方法,把不稳定局域模和含杂晶格的带内本征矢的散射部分都按格位羣的不可约表示分了类。具体地讨论了最近邻相互作用的简单立方晶格的情况,计算结果表明:可。能产生同P(=γ′/γ)和(=m′/m)有关的T1u型不稳定局域模和仅与P有关的简并的A1g,Eg,T1g,T2g和简并的T1u,T2u型不稳定局域模,以及只有同一类型的对称性驻波才能为杂质所散射。这里m′和m分别为杂质原子和基质原子的质量;γ′和γ分别为杂质与近邻之间和一般近邻之间的力常数。以同样的模型计算了各种类型声子对杂质中心吸收带宽的贡献。指出,宽度很窄的g型不稳定局域模对带宽的贡献可能变得很大,而超过其余声子的总贡献。最后讨论了单有效频率近似可能有的微观理论基础的问题。
本文讨论了工作[3]中决定耦合系统磁化系数的方法,并用来分析自旋-晶格弛豫过程。在弱耦合的情况下,得出了决定磁化系数的耦合方程组,并求出纵向非共振吸收和横向共振吸收线型的表达式。得出的纵向和横向弛豫时间是外加交变场频率的函数,这反映了高频场对弛豫的影响是由于所用密度矩阵方程为非马尔科夫型的直接结果。在远离共振点处,所得的线型公式和德拜型或洛仑兹型差别较大。一般说来,非马尔科夫效应是不能忽略的。在自旋S=1的情况,我们系统地分析了纵向及横向弛豫的基本过程。其中包含与通常讨论的过程相应的项,如单声子过程,Raman过程,Orbach过程等等,但现在都有外加交变场频率ω参与进去。最后讨论了声子的寿命对横向弛豫时间的影响。
本文讨论了工作[3]中决定耦合系统磁化系数的方法,并用来分析自旋-晶格弛豫过程。在弱耦合的情况下,得出了决定磁化系数的耦合方程组,并求出纵向非共振吸收和横向共振吸收线型的表达式。得出的纵向和横向弛豫时间是外加交变场频率的函数,这反映了高频场对弛豫的影响是由于所用密度矩阵方程为非马尔科夫型的直接结果。在远离共振点处,所得的线型公式和德拜型或洛仑兹型差别较大。一般说来,非马尔科夫效应是不能忽略的。在自旋S=1的情况,我们系统地分析了纵向及横向弛豫的基本过程。其中包含与通常讨论的过程相应的项,如单声子过程,Raman过程,Orbach过程等等,但现在都有外加交变场频率ω参与进去。最后讨论了声子的寿命对横向弛豫时间的影响。
本文给出了刚玉中两类Fe3+离子的自旋哈密顿矩阵的普遍形式,并着重研究了当两类Fe3+离子不等价时,顺磁共振谱的特性。对于两类离子等价情况,计算了当磁场与晶轴的夹角α=0°,15°,30°,45°,54.7°,60°,75°,90°时Fe3+离子的能级。对于两类离子最不等价情况,计算了当α=10°,20°,30°,40°,50°,54.7°,60°,70°,80°时Fe3+离子的能级。并且给出了当α=0°和90°时各能级的波函数和跃迁矩阵元公式。在室温下,用ЭПР-2型波谱仪,在3厘米波段,做了蓝宝石的顺磁共振实验。利用使晶体绕两个相互垂直的方向转动的装置,精确地调整晶轴的方向。观察到了分别属于两类Fe3+离子的两套顺磁共振谱线。给出了等价及最不等价情况的等频曲线。
本文给出了刚玉中两类Fe3+离子的自旋哈密顿矩阵的普遍形式,并着重研究了当两类Fe3+离子不等价时,顺磁共振谱的特性。对于两类离子等价情况,计算了当磁场与晶轴的夹角α=0°,15°,30°,45°,54.7°,60°,75°,90°时Fe3+离子的能级。对于两类离子最不等价情况,计算了当α=10°,20°,30°,40°,50°,54.7°,60°,70°,80°时Fe3+离子的能级。并且给出了当α=0°和90°时各能级的波函数和跃迁矩阵元公式。在室温下,用ЭПР-2型波谱仪,在3厘米波段,做了蓝宝石的顺磁共振实验。利用使晶体绕两个相互垂直的方向转动的装置,精确地调整晶轴的方向。观察到了分别属于两类Fe3+离子的两套顺磁共振谱线。给出了等价及最不等价情况的等频曲线。
用X射线方法测定了银-锡-铝三元系合金相图。合金含量从30wt.％Sn到纯锡,从30wt.％Al到纯铝。同时,对此三元系的富银角(<30wt.％Sn,<30wt.％Al)相图的γ相区,ζ+δ相区和β+γ+δ相区重新做了测定。室温相截面由六个单相(即α,μ,β,γ,Sn和δ)相区,八个双相(即α+μ,α+β,β+μ,β+γ,γ+Sn,β+Sn,β+δ及Sn+δ)相区,和三个三相(即α+β+μ,β+γ+Sn及β+Sn+δ)相区所构成。所有单相与三个二元系的单相一致,没有新相出现。
用X射线方法测定了银-锡-铝三元系合金相图。合金含量从30wt.％Sn到纯锡,从30wt.％Al到纯铝。同时,对此三元系的富银角(<30wt.％Sn,<30wt.％Al)相图的γ相区,ζ+δ相区和β+γ+δ相区重新做了测定。室温相截面由六个单相(即α,μ,β,γ,Sn和δ)相区,八个双相(即α+μ,α+β,β+μ,β+γ,γ+Sn,β+Sn,β+δ及Sn+δ)相区,和三个三相(即α+β+μ,β+γ+Sn及β+Sn+δ)相区所构成。所有单相与三个二元系的单相一致,没有新相出现。