在温度4.2—300K和波数15—5OOcm-1的范围内研究了x=0.18到0.45的不同组分的CdxHg1-xTe的远红外吸收光谱。除剩余射线吸收带两侧的双声子吸收结构外,实验首次观察到一个位于波数20—50cm-1的低频吸收带。用面间力常数的密度函数法等估计了CdxHg1-xTe混晶的声子谱,并将上述低频吸收带归之于混晶导致的无序和“掺杂”诱发TA声子带模吸收效应。
在温度4.2—300K和波数15—5OOcm-1的范围内研究了x=0.18到0.45的不同组分的CdxHg1-xTe的远红外吸收光谱。除剩余射线吸收带两侧的双声子吸收结构外,实验首次观察到一个位于波数20—50cm-1的低频吸收带。用面间力常数的密度函数法等估计了CdxHg1-xTe混晶的声子谱,并将上述低频吸收带归之于混晶导致的无序和“掺杂”诱发TA声子带模吸收效应。
本文对短程缺陷势深能级在能量趋向禁带边缘时波函数的行为作了研究。当深能级能量与禁带边能量差ε很小时,在一定的能量和对称性条件满足下,波函数在k空间向极值收缩而在实空间扩展。本文发展了一种方法可有效地用于ε很小时的波函数数值计算。对于靠近导带的A1态波函数,对于出Si,当ε小于2meV时,开始显著地在k空间收缩;对于GaAs,直至ε=0.1meV还未发生显著收缩。发生显著收缩对应的ε值与有效质量以及缺陷态和能带边波函数对称性匹配度有灵敏的关系。对于靠近价带顶的A1态,由于与价带顶对称性不匹配,不发生k空间收缩现象。
本文对短程缺陷势深能级在能量趋向禁带边缘时波函数的行为作了研究。当深能级能量与禁带边能量差ε很小时,在一定的能量和对称性条件满足下,波函数在k空间向极值收缩而在实空间扩展。本文发展了一种方法可有效地用于ε很小时的波函数数值计算。对于靠近导带的A1态波函数,对于出Si,当ε小于2meV时,开始显著地在k空间收缩;对于GaAs,直至ε=0.1meV还未发生显著收缩。发生显著收缩对应的ε值与有效质量以及缺陷态和能带边波函数对称性匹配度有灵敏的关系。对于靠近价带顶的A1态,由于与价带顶对称性不匹配,不发生k空间收缩现象。
用超高真空中对样品进行闪烁加热的方法,测量了Si(100)清洁表面吸附氢以后的热脱附谱。得到在室温下暴露氢时,低暴露量下只有一个脱附峰A,暴露量增大后,出现第二个脱附峰B。升高温度暴露氢,如在230℃以上暴露,热脱附谱中不出现B峰;在530℃以上暴露,则A,B峰均不出现。在室温下吸附氢后再加热退火,温度超过350℃,则热脱附谱中B峰不再存在;在530℃退火,则A峰也消失。热脱附的这些规律,使我们相信A峰和B峰分别对应于Si(100)表面的单氢化相和双氢化相的脱附。测量了它们的脱附活化能分别为52.9kcal/mol和14.5kcal/mol。从级数图证实了A峰的脱附属于一级脱附,但其机理并不与一般的一级或二级脱附机理相同。
用超高真空中对样品进行闪烁加热的方法,测量了Si(100)清洁表面吸附氢以后的热脱附谱。得到在室温下暴露氢时,低暴露量下只有一个脱附峰A,暴露量增大后,出现第二个脱附峰B。升高温度暴露氢,如在230℃以上暴露,热脱附谱中不出现B峰;在530℃以上暴露,则A,B峰均不出现。在室温下吸附氢后再加热退火,温度超过350℃,则热脱附谱中B峰不再存在;在530℃退火,则A峰也消失。热脱附的这些规律,使我们相信A峰和B峰分别对应于Si(100)表面的单氢化相和双氢化相的脱附。测量了它们的脱附活化能分别为52.9kcal/mol和14.5kcal/mol。从级数图证实了A峰的脱附属于一级脱附,但其机理并不与一般的一级或二级脱附机理相同。
本文改进BCS型裂纹位错模型,并对裂纹顶端范性区的位错密度分布进行了计算。结果指出,在紧靠裂纹顶端的滑移面上出现和裂纹位错异号的位错。这些负号位错将移至裂纹顶端并使之钝化而留下一个无位错区或低位错密度区。本文对无位错区形成的象力理论进行了讨论。
本文改进BCS型裂纹位错模型,并对裂纹顶端范性区的位错密度分布进行了计算。结果指出,在紧靠裂纹顶端的滑移面上出现和裂纹位错异号的位错。这些负号位错将移至裂纹顶端并使之钝化而留下一个无位错区或低位错密度区。本文对无位错区形成的象力理论进行了讨论。
常规的X射线能谱无标样定量分析采用Russ法。最近吴自勤等人又提出X射线能谱无标样定量分析的直接法。本文仍采用直接法,但吸收了Russ法中的优点。用常规的ZAF修正中使用的物理公式,推出X射线能谱另一种无标样定量分析的方法,它更便于计算。对NaCl,NaI,KCl,AgI,ZnS和GaAs样品的实验分析,证明用本文方法的分析结果优于用Russ法的分析结果。特别是对含有低原子序数元素的样品更为明显。
常规的X射线能谱无标样定量分析采用Russ法。最近吴自勤等人又提出X射线能谱无标样定量分析的直接法。本文仍采用直接法,但吸收了Russ法中的优点。用常规的ZAF修正中使用的物理公式,推出X射线能谱另一种无标样定量分析的方法,它更便于计算。对NaCl,NaI,KCl,AgI,ZnS和GaAs样品的实验分析,证明用本文方法的分析结果优于用Russ法的分析结果。特别是对含有低原子序数元素的样品更为明显。
本文用X射线衍射和差热分析的方法测定了LaNi5-NdNi5,LaNi5-CeNi5两个赝二元系相图。用X射线衍射线宽化法测定了活化后LaNi5-NdNi5体系的样品晶粒尺寸的各向异性。考查了吸氢性能和第二相存在对LaNi5吸氢性能的影响。测定和计算了两个体系中样品的点阵常数、单胞体积、原了间距吸氢前后的变化。从结构的观点,解释了LaNi5-NdNi5体系中活化后样品晶粒尺寸各向异性的原因。用本实验的结果,解释了RmNi5(Rm代表混合稀土金属)的吸氢量和平台压力的差异。
本文用X射线衍射和差热分析的方法测定了LaNi5-NdNi5,LaNi5-CeNi5两个赝二元系相图。用X射线衍射线宽化法测定了活化后LaNi5-NdNi5体系的样品晶粒尺寸的各向异性。考查了吸氢性能和第二相存在对LaNi5吸氢性能的影响。测定和计算了两个体系中样品的点阵常数、单胞体积、原了间距吸氢前后的变化。从结构的观点,解释了LaNi5-NdNi5体系中活化后样品晶粒尺寸各向异性的原因。用本实验的结果,解释了RmNi5(Rm代表混合稀土金属)的吸氢量和平台压力的差异。
本文首次用直流方法和非常靠近的测量电极研究了正交系TaS3的电场非线性效应。所观察到的效应比前人所得到的要小得多。同时,我们还看到一种电阻增大现象。这种现象很难用已有的理论模型来解释。我们提出电荷密度波(CDW)畴的横向隧穿模型来解释这一结果。
本文首次用直流方法和非常靠近的测量电极研究了正交系TaS3的电场非线性效应。所观察到的效应比前人所得到的要小得多。同时,我们还看到一种电阻增大现象。这种现象很难用已有的理论模型来解释。我们提出电荷密度波(CDW)畴的横向隧穿模型来解释这一结果。
求解等离子体动力学问题的传统途径是先算出f(v,r,t),然后由积分算出所需的宏观量。这不是一种简便和直接的途径。若对速度v进行博里叶变换,得到f(K,r,t)及其相应的方程,则只需解出K≈0附近的f值即可。本文以低β不均匀(可二维不均匀)等离子体中的电磁模色散方程和碰撞对时间回声的影响两个例子说明由此种途径求解等离子体动力学问题的基本方法及其较传统方法优越之处。
求解等离子体动力学问题的传统途径是先算出f(v,r,t),然后由积分算出所需的宏观量。这不是一种简便和直接的途径。若对速度v进行博里叶变换,得到f(K,r,t)及其相应的方程,则只需解出K≈0附近的f值即可。本文以低β不均匀(可二维不均匀)等离子体中的电磁模色散方程和碰撞对时间回声的影响两个例子说明由此种途径求解等离子体动力学问题的基本方法及其较传统方法优越之处。
对氦单层和氦二层体系的第二层低密度量子气体,依简化的准二维运动物理模型,求得了被吸附在石墨基底上的氦原子对之间的有效相互作用。由这种有效相互作用所求得的被吸附量子气体的第二维里系数及其二阶导数,比由理想二维物理模型出发所得结果更接近实验数据。
对氦单层和氦二层体系的第二层低密度量子气体,依简化的准二维运动物理模型,求得了被吸附在石墨基底上的氦原子对之间的有效相互作用。由这种有效相互作用所求得的被吸附量子气体的第二维里系数及其二阶导数,比由理想二维物理模型出发所得结果更接近实验数据。
本文建议一个自洽求解量子统计系统中序参量和费密型元激发及序参量集体激发的能谱、耗散和准粒子分布的联立方程组,并给出系统的圈图展开方法。这一理论方法既适用于平衡态,也适用于非平衡态。
本文建议一个自洽求解量子统计系统中序参量和费密型元激发及序参量集体激发的能谱、耗散和准粒子分布的联立方程组,并给出系统的圈图展开方法。这一理论方法既适用于平衡态,也适用于非平衡态。
本文从约束系统的作用量和约束方程的普遍变换性质出发,得到了约束系统的推广Killing方程组,此方程组的解所生成的变换可产生经典Noether定理的守恒量。讨论了连续系统的时空变换和内禀变换,在变换保持约束方程不变时,指出此变换能导致守恒流的充要条件,给出了对不可压缩连续介质的应用,讨论了对广义力学和经典力学的应用,并给出了推广Killing方程组解的某些实例,将Poincare不变量推广到了受约束广义力学系统。
本文从约束系统的作用量和约束方程的普遍变换性质出发,得到了约束系统的推广Killing方程组,此方程组的解所生成的变换可产生经典Noether定理的守恒量。讨论了连续系统的时空变换和内禀变换,在变换保持约束方程不变时,指出此变换能导致守恒流的充要条件,给出了对不可压缩连续介质的应用,讨论了对广义力学和经典力学的应用,并给出了推广Killing方程组解的某些实例,将Poincare不变量推广到了受约束广义力学系统。
本文讨论了调和映射理论中Euler方程的解以及解与解之间的关系。并以此观点出发,研究了Ernst方程和该方程的解。
本文讨论了调和映射理论中Euler方程的解以及解与解之间的关系。并以此观点出发,研究了Ernst方程和该方程的解。
本文研究了1.8—4.2K下离子注N,注ZnGaAs1-xPx样品的光致发光行为。实验结果表明由N-Zn跃迁完全转变到N束缚激子复合的x值依赖N,Zn的浓度。利用Campbell局域化模型计算了N-Zn跃迁与N束缚激子复合的几率比。这一几率比是组分x和N-Zn浓度的函数。在1.8K,在同一样品上我们清晰地观测到对应N-Zn跃迁与N束缚激子复合的光谱。
本文研究了1.8—4.2K下离子注N,注ZnGaAs1-xPx样品的光致发光行为。实验结果表明由N-Zn跃迁完全转变到N束缚激子复合的x值依赖N,Zn的浓度。利用Campbell局域化模型计算了N-Zn跃迁与N束缚激子复合的几率比。这一几率比是组分x和N-Zn浓度的函数。在1.8K,在同一样品上我们清晰地观测到对应N-Zn跃迁与N束缚激子复合的光谱。
本文用超高压透射电子显微镜研究退火的高氧含量无位错直拉硅单晶中氧沉淀和诱生缺陷。在750—1050℃范围内氧沉淀是球状的α方英石。除了球状氧沉淀粒子之外还有一些具有{001}惯习面的方片状氧沉淀物。在950℃以上沿〈110〉方向从氧沉淀发射出冲压式棱柱位错环。这些位错环的柏氏矢量为α/2〈110〉、环面法线为〈110〉,它们是间隙型的位错环。这些位错环是从方片状氧沉淀物或从球伏氧沉淀粒子的聚集团发射出来的。当它们遇到障碍物时可能产生比较复杂的位错组态。实验中观察到由于层错攀移形成的台阶。热处理温度在850℃以下时,未观察到体内层错。
本文用超高压透射电子显微镜研究退火的高氧含量无位错直拉硅单晶中氧沉淀和诱生缺陷。在750—1050℃范围内氧沉淀是球状的α方英石。除了球状氧沉淀粒子之外还有一些具有{001}惯习面的方片状氧沉淀物。在950℃以上沿〈110〉方向从氧沉淀发射出冲压式棱柱位错环。这些位错环的柏氏矢量为α/2〈110〉、环面法线为〈110〉,它们是间隙型的位错环。这些位错环是从方片状氧沉淀物或从球伏氧沉淀粒子的聚集团发射出来的。当它们遇到障碍物时可能产生比较复杂的位错组态。实验中观察到由于层错攀移形成的台阶。热处理温度在850℃以下时,未观察到体内层错。
本文用阻尼最小二乘法将国际X射线结晶学手册中全部中性原子的电子散射因子数据,从(sinθ)/λ等于0.0到2.0的范围内,拟合成包含九个参数的解析式 f(s)=sumfrom i=1to4 (aie-bis2))+c.用相对偏离因子R=sumfrom k=1toN (fok+fok)/sumfrom k=1toN (fok)作为估计原子散射因子计算值与观测值之间相对偏离程度的判据。计算结果表明,各种原子散射因子的相对偏离因子R约为10-3。文中除列出参数表外,还给出了相对偏离因子、最大误差、平均误差、均方差以及偏差方和。
本文用阻尼最小二乘法将国际X射线结晶学手册中全部中性原子的电子散射因子数据,从(sinθ)/λ等于0.0到2.0的范围内,拟合成包含九个参数的解析式 f(s)=sumfrom i=1to4 (aie-bis2))+c.用相对偏离因子R=sumfrom k=1toN (fok+fok)/sumfrom k=1toN (fok)作为估计原子散射因子计算值与观测值之间相对偏离程度的判据。计算结果表明,各种原子散射因子的相对偏离因子R约为10-3。文中除列出参数表外,还给出了相对偏离因子、最大误差、平均误差、均方差以及偏差方和。
在研究Y(Mn1-xCox)12晶体结构的基础上,为了分析这种化合物的磁结构,我们挑选了不同成分的试样,在液氮温度下作了中子衍射测量。实验上测到的磁有序超结构峰可以用YMn12单胞指标化为h十k+l=2n+1。使用各种可能的磁结构模型对数据进行了分析,根据计算强度与观测强度的最佳拟合,得出了Y(Mn1-xCox)12的磁结构随x变化的某些结论。
在研究Y(Mn1-xCox)12晶体结构的基础上,为了分析这种化合物的磁结构,我们挑选了不同成分的试样,在液氮温度下作了中子衍射测量。实验上测到的磁有序超结构峰可以用YMn12单胞指标化为h十k+l=2n+1。使用各种可能的磁结构模型对数据进行了分析,根据计算强度与观测强度的最佳拟合,得出了Y(Mn1-xCox)12的磁结构随x变化的某些结论。
本文研究了分子量为6.0×103,1.2×104和2.0×104的PEO-NaSCN络合物的电学性能。分子量为6.0×103和2.0×104的样品,络合反应不完全,因而在第一次升温过程中,继续进行络合反应,导致电导率随温度变化的复杂行为。分子量为1.2×103的样品,络合反应相当充分,因而电学性能不受热历史的影响,过量的PEO对电导率的大小及其随温度的变化行为有显著影响。分子量为1.2×104的样品含有较多的过量的PEO,电导率最高,而且在PEO熔点附近,电导率突然增加。分子量为6.O×103的样品,含的过量PEO最少,电导率最低,而且随温度连续变化。
本文研究了分子量为6.0×103,1.2×104和2.0×104的PEO-NaSCN络合物的电学性能。分子量为6.0×103和2.0×104的样品,络合反应不完全,因而在第一次升温过程中,继续进行络合反应,导致电导率随温度变化的复杂行为。分子量为1.2×103的样品,络合反应相当充分,因而电学性能不受热历史的影响,过量的PEO对电导率的大小及其随温度的变化行为有显著影响。分子量为1.2×104的样品含有较多的过量的PEO,电导率最高,而且在PEO熔点附近,电导率突然增加。分子量为6.O×103的样品,含的过量PEO最少,电导率最低,而且随温度连续变化。
电阻率型m≥2的撕裂模在线性不稳定性阈值附近的非线性演化方程可以表示为 ?-Q2A+K2/2A2à-Q2(δ△1e)/(△1e)A3=0。这里A为模的幅值,Q为线性增长率,K为模的波矢,△e为线性模匹配计算中的外区解的对数微分差,δ△1e为非线性效应对于对数微分差的贡献。本文除在拟线性近似下推导出该方程外,还仔细讨论了该模的非线性行为。在对称电流分布sheet pinch模型的特例下,可以证明δ△1e=0,不存在新的平衡点。
电阻率型m≥2的撕裂模在线性不稳定性阈值附近的非线性演化方程可以表示为 ?-Q2A+K2/2A2à-Q2(δ△1e)/(△1e)A3=0。这里A为模的幅值,Q为线性增长率,K为模的波矢,△e为线性模匹配计算中的外区解的对数微分差,δ△1e为非线性效应对于对数微分差的贡献。本文除在拟线性近似下推导出该方程外,还仔细讨论了该模的非线性行为。在对称电流分布sheet pinch模型的特例下,可以证明δ△1e=0,不存在新的平衡点。
本文从二维二元替换式Collins模型系统的两相平衡曲线方程出发,求得了形成极小等浓度点或极大等浓度点类型相图原子间相互作用势所必须满足的条件,证明了极值等浓度点的唯一性。计算结果还表明,4-原子所占百分数对极值等浓度点的位置有显著影响。
本文从二维二元替换式Collins模型系统的两相平衡曲线方程出发,求得了形成极小等浓度点或极大等浓度点类型相图原子间相互作用势所必须满足的条件,证明了极值等浓度点的唯一性。计算结果还表明,4-原子所占百分数对极值等浓度点的位置有显著影响。
本文利用Judd-Ofelt理论求得PrP5O14晶体的振子强度参数Q2,比较了计算和实验的振子强度,计算了3P1,3P0,1D2和1G4能级的电偶极和磁偶极辐射跃迁几率及1D2→1G4和3H4→3F4能级对间的多极矩耦合的无辐射迁移几率。讨论了1D2能级发射强度的浓度效应。并且,给出1D2能级发射强度的表达式和强度随着浓度和单位时间内激发光引起的3H4到1D2跃迁的诱导跃迁几率的变化图。
本文利用Judd-Ofelt理论求得PrP5O14晶体的振子强度参数Q2,比较了计算和实验的振子强度,计算了3P1,3P0,1D2和1G4能级的电偶极和磁偶极辐射跃迁几率及1D2→1G4和3H4→3F4能级对间的多极矩耦合的无辐射迁移几率。讨论了1D2能级发射强度的浓度效应。并且,给出1D2能级发射强度的表达式和强度随着浓度和单位时间内激发光引起的3H4到1D2跃迁的诱导跃迁几率的变化图。
本文系统地研究了两个频率不同的辐射源的简单系统合作衰变的超辐射拍效应。并通过用数值法求解所导出的描述系统时间行为的一阶微分方程组,得出系统辐射强度受频差调制的超辐射拍的基本特征。
本文系统地研究了两个频率不同的辐射源的简单系统合作衰变的超辐射拍效应。并通过用数值法求解所导出的描述系统时间行为的一阶微分方程组,得出系统辐射强度受频差调制的超辐射拍的基本特征。
本文测定了铁素体-马氏体双相钢在拉伸和拉伸加压缩时的初始流变应力以及随后的矫顽力。结果发现,拉伸和拉伸加压缩后的矫顽力的变化同相应的初始流变应力的变化趋势一样,而后者称为Bauschinger效应。但矫顽力的相对变化大于后者。
本文测定了铁素体-马氏体双相钢在拉伸和拉伸加压缩时的初始流变应力以及随后的矫顽力。结果发现,拉伸和拉伸加压缩后的矫顽力的变化同相应的初始流变应力的变化趋势一样,而后者称为Bauschinger效应。但矫顽力的相对变化大于后者。
本文讨论了圆编振光子和极化电子的r+e→H+e反应,利用其微分截面在朝后方面有尖锐的峰值,提出了利用这个过程探测Higgs粒子的建议。
本文讨论了圆编振光子和极化电子的r+e→H+e反应,利用其微分截面在朝后方面有尖锐的峰值,提出了利用这个过程探测Higgs粒子的建议。