在0—300℃范围内考查了非晶Fe82Si5B13合金的磁导率等温弛豫动力学行为,给出了等时弛豫谱,观察到四个弛豫峰。测量表明,总的磁导率弛豫由两种弛豫过程组成,即对于退磁可逆的普通减落和对于退磁不可逆的磁导率连续衰减。计算了弛豫时间和激活能的分布,表明弛豫时间和激活能有宽的分布。普通减落和磁导率衰减过程的最可几激活能分别为1.0eV和1.4eV。对退火的样品,观察到磁导率先是增大而后是衰减的广义cross-over效应。
在0—300℃范围内考查了非晶Fe82Si5B13合金的磁导率等温弛豫动力学行为,给出了等时弛豫谱,观察到四个弛豫峰。测量表明,总的磁导率弛豫由两种弛豫过程组成,即对于退磁可逆的普通减落和对于退磁不可逆的磁导率连续衰减。计算了弛豫时间和激活能的分布,表明弛豫时间和激活能有宽的分布。普通减落和磁导率衰减过程的最可几激活能分别为1.0eV和1.4eV。对退火的样品,观察到磁导率先是增大而后是衰减的广义cross-over效应。
本文研究了Sm2(FeNiCoM)17合金(M为非磁性组元)的磁性。样品由六角结构无序型的2∶17主相及少量FeNi合金杂相组成。在六角结构的e轴方向(易磁化方向)观察到下述异常现象:低温(273K以下)时的磁化及反磁化曲线发生明显的跃变,跃变时相应的磁场Hr随温度下降而增大;磁滞迴线是蜂腰型的,温度愈低蜂腰愈明显;升温时磁化强度随温度变化(1.5K至居里点TC)的曲线上出现极大值,其相应的温度Tt随磁场增大而降低;降温时观察到了热磁滞后现象。但在基面(难磁化方向)上及Co含量增多(>18at％)时,样品却表现了正常的铁磁行为。本文提出用磁矩非共线结构排列的自旋再取向相变来解释上述异常现象,并给出自旋倒向所需越过的能垒高度U=9.2×10-15erg,用设想磁结构的模型得到的磁化强度的计算值与实验值也符合得较好。
本文研究了Sm2(FeNiCoM)17合金(M为非磁性组元)的磁性。样品由六角结构无序型的2∶17主相及少量FeNi合金杂相组成。在六角结构的e轴方向(易磁化方向)观察到下述异常现象:低温(273K以下)时的磁化及反磁化曲线发生明显的跃变,跃变时相应的磁场Hr随温度下降而增大;磁滞迴线是蜂腰型的,温度愈低蜂腰愈明显;升温时磁化强度随温度变化(1.5K至居里点TC)的曲线上出现极大值,其相应的温度Tt随磁场增大而降低;降温时观察到了热磁滞后现象。但在基面(难磁化方向)上及Co含量增多(>18at％)时,样品却表现了正常的铁磁行为。本文提出用磁矩非共线结构排列的自旋再取向相变来解释上述异常现象,并给出自旋倒向所需越过的能垒高度U=9.2×10-15erg,用设想磁结构的模型得到的磁化强度的计算值与实验值也符合得较好。
实验研究了一次脉冲偏场作用下外延石榴石膜硬磁泡的形成规律。通过实验和计算,证明了硬泡畴壁中同号的VBL一般地说并非一个脉冲产生一对。通过双重曝光照相法揭示出软畴段的硬化与畴段运动形式的关系,发现了最适于硬泡形成的两种运动形式,并阐明了“软硬磁泡形成的分界场”H[b]的物理意义。
实验研究了一次脉冲偏场作用下外延石榴石膜硬磁泡的形成规律。通过实验和计算,证明了硬泡畴壁中同号的VBL一般地说并非一个脉冲产生一对。通过双重曝光照相法揭示出软畴段的硬化与畴段运动形式的关系,发现了最适于硬泡形成的两种运动形式,并阐明了“软硬磁泡形成的分界场”H[b]的物理意义。
设计了可在片状样品上宽频带内(2—8GHz)激发,接收静磁波的器件。在此基础上建立了测量静磁波频率-磁场关系的系统。用该系统不仅可以研究材料中的静磁波的激发,传播特性,也可以用来测量材料的基本磁性。用于基本研究测量时该系统显示出与铁磁共振方法不同的特点:样品不置于谐振腔内,可以在对样品进行某些处理的同时作测量。
设计了可在片状样品上宽频带内(2—8GHz)激发,接收静磁波的器件。在此基础上建立了测量静磁波频率-磁场关系的系统。用该系统不仅可以研究材料中的静磁波的激发,传播特性,也可以用来测量材料的基本磁性。用于基本研究测量时该系统显示出与铁磁共振方法不同的特点:样品不置于谐振腔内,可以在对样品进行某些处理的同时作测量。
本文叙述了借助于有效介质理论,利用椭圆偏振光谱测算a-Si的总空位体积分数的方法。不同氩压力条件下射频溅射制备的a-Si薄膜的电学性质和光学性质的变化借助于它们的总空位体积分数的变化可以得到满意的解释。这说明测定a-Si薄膜的总空位体积分数是有意义的。测量结果表明,总空位体积分数与氩原子占据的体积分数一致。
本文叙述了借助于有效介质理论,利用椭圆偏振光谱测算a-Si的总空位体积分数的方法。不同氩压力条件下射频溅射制备的a-Si薄膜的电学性质和光学性质的变化借助于它们的总空位体积分数的变化可以得到满意的解释。这说明测定a-Si薄膜的总空位体积分数是有意义的。测量结果表明,总空位体积分数与氩原子占据的体积分数一致。
本文采用HTSE方法,将热力学势展开到微扰项第三阶,计算了一维正U扩展Hubbard模型的熵、内能、比热和磁化率。结果表明系统的热力学性质可分为两温区来讨论,高温区对应着双占据态形成,低温区对应着自旋分布。变换积分t对热力学性质有较大影响。
本文采用HTSE方法,将热力学势展开到微扰项第三阶,计算了一维正U扩展Hubbard模型的熵、内能、比热和磁化率。结果表明系统的热力学性质可分为两温区来讨论,高温区对应着双占据态形成,低温区对应着自旋分布。变换积分t对热力学性质有较大影响。
本文计算了一维负U扩展Hubbard模型的熵、内能、比热和磁化率,并得到了强耦合极限下磁化率的解析形式。结果表明系统的热力学性质可分为两温区来讨论,高温区对应着双占据态破裂,低温区对应着电荷的各种分布。相互作用W对热力学性质有较大影响,而自旋分布的影响不很明显。
本文计算了一维负U扩展Hubbard模型的熵、内能、比热和磁化率,并得到了强耦合极限下磁化率的解析形式。结果表明系统的热力学性质可分为两温区来讨论,高温区对应着双占据态破裂,低温区对应着电荷的各种分布。相互作用W对热力学性质有较大影响,而自旋分布的影响不很明显。
本文提出了一个模型,其中f电子束缚在费密面附近的一个窄带内,s-p-d电子是自由的,还考虑了它们之间的杂化。数值计算的结果表明f电子在退局域化过程中有一定的稳定性,温度和杂化对之有明显的影响。文中给出了不同参数空间的相图。最后对稀土变价现象进行了定性讨论。
本文提出了一个模型,其中f电子束缚在费密面附近的一个窄带内,s-p-d电子是自由的,还考虑了它们之间的杂化。数值计算的结果表明f电子在退局域化过程中有一定的稳定性,温度和杂化对之有明显的影响。文中给出了不同参数空间的相图。最后对稀土变价现象进行了定性讨论。
本文提出了通用的无标样X射线衍射定量相分析的新方法。它克服了Zevin无标样定量分析方法要求参考试样与待测试样相组成完全相同的限制条件的缺点。参考试样相对于待测试样相组成而言,可以缺相,也可以多相(不纯)。因而本文的方法具有普遍性和适用性。对物相质量吸收系数已知和未知两种情况分别作了讨论。实例定量分析表明,无标样定量新方法简便实用,通用性强,并可得到精确满意的定量结果。
本文提出了通用的无标样X射线衍射定量相分析的新方法。它克服了Zevin无标样定量分析方法要求参考试样与待测试样相组成完全相同的限制条件的缺点。参考试样相对于待测试样相组成而言,可以缺相,也可以多相(不纯)。因而本文的方法具有普遍性和适用性。对物相质量吸收系数已知和未知两种情况分别作了讨论。实例定量分析表明,无标样定量新方法简便实用,通用性强,并可得到精确满意的定量结果。
通常的增量法X射线衍射定量相分析需用纯相作增量剂,条件苛刻。本文提出用非纯物相作增量剂的X射线定量相分析方法,当被测试样含n个物相时,只需(n-1)个非纯相增量试样而每个增量试样所含相数不多于(n-1)且符合缺相条件时即可求出待测试样各相含量。本方法也能用到只需测定待测试样部分相含量的情形。实验结果表明,非纯物相增量法的适用性强,可以得到精确满意的定量结果。
通常的增量法X射线衍射定量相分析需用纯相作增量剂,条件苛刻。本文提出用非纯物相作增量剂的X射线定量相分析方法,当被测试样含n个物相时,只需(n-1)个非纯相增量试样而每个增量试样所含相数不多于(n-1)且符合缺相条件时即可求出待测试样各相含量。本方法也能用到只需测定待测试样部分相含量的情形。实验结果表明,非纯物相增量法的适用性强,可以得到精确满意的定量结果。
我们建立的非相对论性和相对论性原子组态相互作用理论计算方法可用来计算低度激发态的激发能量和辐射跃迁几率(包括允许跃迁和禁戒跃迁)。为了检查我们的计算程序,分别用两种方法计算了氦原子N=2激发态的激发能和相应的辐射跃迁几率。结果表明:非相对论性理论和相对论性理论计算结果基本一致。原子激发能量的精度为千分之几,振子强度的精度为百分之几。上述原子组态相互作用理论方法可用于计算任何原子或离化态原子。
我们建立的非相对论性和相对论性原子组态相互作用理论计算方法可用来计算低度激发态的激发能量和辐射跃迁几率(包括允许跃迁和禁戒跃迁)。为了检查我们的计算程序,分别用两种方法计算了氦原子N=2激发态的激发能和相应的辐射跃迁几率。结果表明:非相对论性理论和相对论性理论计算结果基本一致。原子激发能量的精度为千分之几,振子强度的精度为百分之几。上述原子组态相互作用理论方法可用于计算任何原子或离化态原子。
在Hartree-Slater自洽势的基础上,探讨了激发态碱金属原子振子强度密度极小点,即电偶极矩阵元零点的规律(振子强度密度与光吸收截面成正比)。从而总结了一般激发态原子相应本征通道间电偶极矩阵元零点的规律,即这些零点与相应初末通道量子数亏损差的关系(第三节图4表明了这种关系)。根据所总结的规律,以Ne原子的3s激发态和Ar原子的4s激发态为例,所推测的激发态原子光吸收的窗口,已为实验所证实。
在Hartree-Slater自洽势的基础上,探讨了激发态碱金属原子振子强度密度极小点,即电偶极矩阵元零点的规律(振子强度密度与光吸收截面成正比)。从而总结了一般激发态原子相应本征通道间电偶极矩阵元零点的规律,即这些零点与相应初末通道量子数亏损差的关系(第三节图4表明了这种关系)。根据所总结的规律,以Ne原子的3s激发态和Ar原子的4s激发态为例,所推测的激发态原子光吸收的窗口,已为实验所证实。
在自发破缺的具有Higgs三重态的SU(2)规范理论中,讨论了同位旋1/2的费密子的质量对费密子-磁单极束缚态的影响。结果表明,当费密子与Higgs场之间的直接耦合趋于零,但狄拉克质量保持固定时,费密子-磁单极束缚态的必要条件必不被满足。这个结果意味着对于SU(2)模型由于狄拉克质量效应,Rubakov效应不存在。
在自发破缺的具有Higgs三重态的SU(2)规范理论中,讨论了同位旋1/2的费密子的质量对费密子-磁单极束缚态的影响。结果表明,当费密子与Higgs场之间的直接耦合趋于零,但狄拉克质量保持固定时,费密子-磁单极束缚态的必要条件必不被满足。这个结果意味着对于SU(2)模型由于狄拉克质量效应,Rubakov效应不存在。
本文考虑到极性晶体中不同的热释电过程以及辐射跃迁中平均发射频率ν2与电子跃迁频率ν3的差异(斯托克斯位移),提出了激发态极化效应的修正模型。根据该模型及不同作者利用不同激发光源在不同实验条件下对厚度不同的LiNbO3:Cr3+晶体样品所得的实验结果,计算了该晶体中Cr3+离子激发态的偶极矩改变△μ。在实验误差范围内,由不同的实验数据算得的△μ完全一致:△μ约为3Debye;在整个实验温度区间(50—300K)内,△μ几乎与温度无关。
本文考虑到极性晶体中不同的热释电过程以及辐射跃迁中平均发射频率ν2与电子跃迁频率ν3的差异(斯托克斯位移),提出了激发态极化效应的修正模型。根据该模型及不同作者利用不同激发光源在不同实验条件下对厚度不同的LiNbO3:Cr3+晶体样品所得的实验结果,计算了该晶体中Cr3+离子激发态的偶极矩改变△μ。在实验误差范围内,由不同的实验数据算得的△μ完全一致:△μ约为3Debye;在整个实验温度区间(50—300K)内,△μ几乎与温度无关。
利用Born近似可以计算高能电子与原子或离子碰撞激发的微分截面和总截面。微分截面正比于广义振子强度。电子碰撞过程可将靶原子或离子激发到无数个束缚态以及相应的连续态。量子亏损理论能够统一处理这些激发态;因此可定义广义振子强度密度——即每单位激发能内的广义振子强度。我们计算了Li的等电子系列Li,Be+,B++,C3+,Ne7+,Na8+,K16+等从基态到S,P,D,F通道的激发的广义振子强度密度,总结了类Li等电子系列离子的广义振子强度密度的标度关系。
利用Born近似可以计算高能电子与原子或离子碰撞激发的微分截面和总截面。微分截面正比于广义振子强度。电子碰撞过程可将靶原子或离子激发到无数个束缚态以及相应的连续态。量子亏损理论能够统一处理这些激发态;因此可定义广义振子强度密度——即每单位激发能内的广义振子强度。我们计算了Li的等电子系列Li,Be+,B++,C3+,Ne7+,Na8+,K16+等从基态到S,P,D,F通道的激发的广义振子强度密度,总结了类Li等电子系列离子的广义振子强度密度的标度关系。
测量电阻率的四探针法公式中,要求是点接触而且探针的排列有一定的形状。实际上,接触总有一定的大小。本文考虑到接触面积大小的影响,并让四根探针排列成任意形状,导出了测量电阻率和薄层电阻的关系式。而直线四探针、方形四探针只不过是本公式的两个特例。
测量电阻率的四探针法公式中,要求是点接触而且探针的排列有一定的形状。实际上,接触总有一定的大小。本文考虑到接触面积大小的影响,并让四根探针排列成任意形状,导出了测量电阻率和薄层电阻的关系式。而直线四探针、方形四探针只不过是本公式的两个特例。
本文讨论了非晶合金Fe13.3Ni69.6B16.2Si0.9的结构弛豫动力学及可逆弛豫过程,研究了各种热处理引起居里温度Tc的变化。发现经长时间退火后Tc趋于平衡值且动力学可通过弛豫时间连续谱加以描述。可逆弛豫过程可用CSRO来说明,并且某一物理量的可逆变化并不意味着整个结构的变化是可逆的。
本文讨论了非晶合金Fe13.3Ni69.6B16.2Si0.9的结构弛豫动力学及可逆弛豫过程,研究了各种热处理引起居里温度Tc的变化。发现经长时间退火后Tc趋于平衡值且动力学可通过弛豫时间连续谱加以描述。可逆弛豫过程可用CSRO来说明,并且某一物理量的可逆变化并不意味着整个结构的变化是可逆的。