1957年 13卷 第6期
1957, 13(6): 443-451.
doi: 10.7498/aps.13.443
摘要:
用光学显微镜和电子显微镜研究了:在某一温度(-180℃,-80℃,20℃)下的预先拉伸对铝(纯度为99.99％)单晶体以后继续在另一温度(80℃,20℃,-80℃,-180℃)下拉伸时形变结构变化的影响。预形变量为10％,后来的形变量为1％,10％,40％。形变速度约为1％/秒。将得到的一些结果,在它们彼此间以及与形变过程中温度不改变的情形(20℃,-80℃,-180℃)作了比较。此外,并用在每拉伸0.3％后即照一次光学显微镜相的方法,研究了单晶体表面形变结构变化的动态过程。结果的分析指出,形变单晶体的结构也和流变应力一样,不是形变瞬时温度的单值函数,而是和预形变温度有关的。以预先的形变中和后来的形变中的硬化及回复过程的效果,对所观察到的单晶体形变表观结构的特点作了解释。
用光学显微镜和电子显微镜研究了:在某一温度(-180℃,-80℃,20℃)下的预先拉伸对铝(纯度为99.99％)单晶体以后继续在另一温度(80℃,20℃,-80℃,-180℃)下拉伸时形变结构变化的影响。预形变量为10％,后来的形变量为1％,10％,40％。形变速度约为1％/秒。将得到的一些结果,在它们彼此间以及与形变过程中温度不改变的情形(20℃,-80℃,-180℃)作了比较。此外,并用在每拉伸0.3％后即照一次光学显微镜相的方法,研究了单晶体表面形变结构变化的动态过程。结果的分析指出,形变单晶体的结构也和流变应力一样,不是形变瞬时温度的单值函数,而是和预形变温度有关的。以预先的形变中和后来的形变中的硬化及回复过程的效果,对所观察到的单晶体形变表观结构的特点作了解释。
1957, 13(6): 452-462.
doi: 10.7498/aps.13.452
摘要:
本文在列赫尼茨基方法的基础之上提供一个正交各向异性弹性平面应力的近似计算方法。利用这个方法,我们处理了下面三种问题:(1)具有圆孔梁的纯弯曲;(2)具有圆形空洞的板的拉伸;(3)具有椭圆空洞的无限平面。
本文在列赫尼茨基方法的基础之上提供一个正交各向异性弹性平面应力的近似计算方法。利用这个方法,我们处理了下面三种问题:(1)具有圆孔梁的纯弯曲;(2)具有圆形空洞的板的拉伸;(3)具有椭圆空洞的无限平面。
1957, 13(6): 463-482.
doi: 10.7498/aps.13.463
摘要:
合金AgAuZn2具有一个与郝斯勒合金同晶型结构的β″相,这个β″相存在于一个相当广阔的成分范围里。事实上,β″相就是β′有序结构的超结构。伴随着,β″结构的形成晶格发生突然的收缩。关于Ag-Au替换对于原子分布的影响,也作了系统的观察。在Ag-Au替换过程中,Au和Ag的替换或多或少是无规律性的,但Zn原子则仍保持它们的适宜位置,而不受到影响。当成分偏离于理想化学式AgAuZn2时,有序度的减小不仅仅是由于化学成分的乖异,而且Ag-An替换也产生了一些无序的排列。高温观察的结果指出:Ag多合金的β′-β转变温度随着Au含量的增加而升高,而β相只能在高温度存在。少量的Au大大地提高了由淬炼而得到的β′相的稳定度。但是Au多的合金无论是在室温和高温都是具有β′结构的。
合金AgAuZn2具有一个与郝斯勒合金同晶型结构的β″相,这个β″相存在于一个相当广阔的成分范围里。事实上,β″相就是β′有序结构的超结构。伴随着,β″结构的形成晶格发生突然的收缩。关于Ag-Au替换对于原子分布的影响,也作了系统的观察。在Ag-Au替换过程中,Au和Ag的替换或多或少是无规律性的,但Zn原子则仍保持它们的适宜位置,而不受到影响。当成分偏离于理想化学式AgAuZn2时,有序度的减小不仅仅是由于化学成分的乖异,而且Ag-An替换也产生了一些无序的排列。高温观察的结果指出:Ag多合金的β′-β转变温度随着Au含量的增加而升高,而β相只能在高温度存在。少量的Au大大地提高了由淬炼而得到的β′相的稳定度。但是Au多的合金无论是在室温和高温都是具有β′结构的。
1957, 13(6): 483-499.
doi: 10.7498/aps.13.483
摘要:
本文讨论核子的反常磁矩对于内转换系数数值的影响。首先讨论了纵光子和标量光子在内转换过程中所起的作用。然后用对应的方法推导出具有反常磁矩的荷电粒子之间的推迟相互作用。又用量子电动力学推导推迟相互作用,得到完全相同的结果。这一推迟相互作用被用来计算内转换系数。结果指出:核子的反常磁矩对于磁多极内转换系数以及由于质子跃迁导致的电多极内转换系数的影响微不足道。但是和某些作者的结论相反,核子的反常磁矩对于由于中子跃迁而导致的电多极内转换系数产生显著的影响。讨论了计算中所用的规范问题,从而指出这些作者处理本问题时所引入的错误。
本文讨论核子的反常磁矩对于内转换系数数值的影响。首先讨论了纵光子和标量光子在内转换过程中所起的作用。然后用对应的方法推导出具有反常磁矩的荷电粒子之间的推迟相互作用。又用量子电动力学推导推迟相互作用,得到完全相同的结果。这一推迟相互作用被用来计算内转换系数。结果指出:核子的反常磁矩对于磁多极内转换系数以及由于质子跃迁导致的电多极内转换系数的影响微不足道。但是和某些作者的结论相反,核子的反常磁矩对于由于中子跃迁而导致的电多极内转换系数产生显著的影响。讨论了计算中所用的规范问题,从而指出这些作者处理本问题时所引入的错误。
1957, 13(6): 500-514.
doi: 10.7498/aps.13.500
摘要:
本文研究了几种类型的施密特电路的触发过程。计算了这些电路的翻复速度并和实验加以比较。主要结果如下:(1)计算所得的翻复速度和实验结果是很符合的;(2)通用的直流耦合施密特电路的翻复速度是不快的;(3)带有二极管的施密特电路的翻复速度比上述电路要快得多;(4)采用交流耦合的施密特电路在翻复速度上可以比用直流耦合的施密特电路快三倍左右。因之联合采用(3)和(4)的电路可以大大地提高施密特电路的翻复速度。本文最后对上述几种施密特电路在测量窄脉冲振幅时的准确度作了讨论。
本文研究了几种类型的施密特电路的触发过程。计算了这些电路的翻复速度并和实验加以比较。主要结果如下:(1)计算所得的翻复速度和实验结果是很符合的;(2)通用的直流耦合施密特电路的翻复速度是不快的;(3)带有二极管的施密特电路的翻复速度比上述电路要快得多;(4)采用交流耦合的施密特电路在翻复速度上可以比用直流耦合的施密特电路快三倍左右。因之联合采用(3)和(4)的电路可以大大地提高施密特电路的翻复速度。本文最后对上述几种施密特电路在测量窄脉冲振幅时的准确度作了讨论。
1957, 13(6): 515-524.
doi: 10.7498/aps.13.515
摘要:
本文应用了Kirkwood方法去计算面心立方体的固溶体AB3的自由能。在这个方法中,自由能被表为(kT)-1的幂级数。我们的计算一直算到了(kT)-4的系数。如果称原子排列的秩为S,称忽略O(kT)-n的自由能为Fn,那末Fn与S的关系对于不同的n(n=2,3,4,5)是极不同的。事实上,F3,F5和S=0处始终为极小,使理论中看不到超点阵的结论。这说明自由能F对(kT)-1的展开的级数收敛极慢。将F表为η≡e(-(VAA+VBB-2VAB)/kT)-1的级数(式中VAA,VBB,VAB代表最近邻AA,BB,AB对的作用能)而称忽略O(ηn)的自由能为Fn′那末F2′,F3′依然不给我们超点阵的结论,但由F4′,F5′我们非但获得了超点阵,并也看到了S的突变及固溶体的潜热。F4′,F5′是极相似的,使我们相信它们近似于真正的F。
本文应用了Kirkwood方法去计算面心立方体的固溶体AB3的自由能。在这个方法中,自由能被表为(kT)-1的幂级数。我们的计算一直算到了(kT)-4的系数。如果称原子排列的秩为S,称忽略O(kT)-n的自由能为Fn,那末Fn与S的关系对于不同的n(n=2,3,4,5)是极不同的。事实上,F3,F5和S=0处始终为极小,使理论中看不到超点阵的结论。这说明自由能F对(kT)-1的展开的级数收敛极慢。将F表为η≡e(-(VAA+VBB-2VAB)/kT)-1的级数(式中VAA,VBB,VAB代表最近邻AA,BB,AB对的作用能)而称忽略O(ηn)的自由能为Fn′那末F2′,F3′依然不给我们超点阵的结论,但由F4′,F5′我们非但获得了超点阵,并也看到了S的突变及固溶体的潜热。F4′,F5′是极相似的,使我们相信它们近似于真正的F。
1957, 13(6): 525-542.
doi: 10.7498/aps.13.525
摘要:
这篇论文是作者之一的某一篇论文的继续。论文分四节。在第一节中我们讨论的对象是应用二元混合气体的买厄理论至一个在AB型晶体上的二元固溶体而获得的不可约集团积分B(v1,v2)。我们严格地证明了它们是某一些晶体常数z1,z2,…的线性函数。这些常数的定义为1/((1/2)N)∑λabλa′b′…,式中N代表晶点阵的点的总数,λab为邻矩阵,定义为λab=1 如果ab为近邻, =0,如果ab不是近邻, a,a′,…互不相等,b,b′,…也互不相等,而乘积λab…为全部下标的一个不可约乘积。证明共用了三个定理,同时也援用了一个所谓基本不可约集团的定义。在第二节中,我们应用了第一节的讨论对B(2,3)作了计算。在第三节中,我们应用第一节的结果,简化了求固溶体自由能的Kirkwood方法,同时也利用了简化的方法求得了自由能对(kT)-1展开的幂级数中(kT)-7的系数。比(kT)-7更早的项的系数早已在作者之一的一篇论文中求得。在第四节中,我们利用第一节的结果,证明了严格理论在忽略z2,z3,…时即成了Bethe理论的第一级近似。如果将自由能表为z1,z2,…的函数而称它们的系数为f1,f2,…,那末我们指出:只消研究在某些赝点阵上的固溶体的配分函数,便可以求出f1,f2,…,同时我们也指出:在这些赝点阵上的固溶体的配分函数是可以(而也容易)严格地求出的,因此以上的理论供给了我们一个较好的求固液体的自由能的方法。
这篇论文是作者之一的某一篇论文的继续。论文分四节。在第一节中我们讨论的对象是应用二元混合气体的买厄理论至一个在AB型晶体上的二元固溶体而获得的不可约集团积分B(v1,v2)。我们严格地证明了它们是某一些晶体常数z1,z2,…的线性函数。这些常数的定义为1/((1/2)N)∑λabλa′b′…,式中N代表晶点阵的点的总数,λab为邻矩阵,定义为λab=1 如果ab为近邻, =0,如果ab不是近邻, a,a′,…互不相等,b,b′,…也互不相等,而乘积λab…为全部下标的一个不可约乘积。证明共用了三个定理,同时也援用了一个所谓基本不可约集团的定义。在第二节中,我们应用了第一节的讨论对B(2,3)作了计算。在第三节中,我们应用第一节的结果,简化了求固溶体自由能的Kirkwood方法,同时也利用了简化的方法求得了自由能对(kT)-1展开的幂级数中(kT)-7的系数。比(kT)-7更早的项的系数早已在作者之一的一篇论文中求得。在第四节中,我们利用第一节的结果,证明了严格理论在忽略z2,z3,…时即成了Bethe理论的第一级近似。如果将自由能表为z1,z2,…的函数而称它们的系数为f1,f2,…,那末我们指出:只消研究在某些赝点阵上的固溶体的配分函数,便可以求出f1,f2,…,同时我们也指出:在这些赝点阵上的固溶体的配分函数是可以(而也容易)严格地求出的,因此以上的理论供给了我们一个较好的求固液体的自由能的方法。
