1958年 14卷 第2期
1958, 14(2): 95-105.
doi: 10.7498/aps.14.95
摘要:
本文是作者从马氏体回火第一阶段中的等温分解曲线来研究分解过程。这种等温曲线最初接近时间的一次方的指数关系,越后则越不到一次方关系的分解时率。作者认为这种曲线反映了分解过程瞬变的本质和晶格间隙中碳原子运动迟留的特徵。假定了间隙碳原子从任一种运动情态转变到另一种情态都有一定的几率以后,等温分解曲线可以被表示成为一系列的时间的指数函数的和。每一指数项中时间的系数和运动情态转变的几率有关。这种几率和碳原子的浓度及时间无关,它们是温度的函数且和晶体间架的性质有关。指数项的系数则和碳原子在各种运动情态中的分布有关。这样的方式可以把实验数据代表到如所需要的精确度,而凭着所得的系数可以对推测分解过程的机构有所帮助。
本文是作者从马氏体回火第一阶段中的等温分解曲线来研究分解过程。这种等温曲线最初接近时间的一次方的指数关系,越后则越不到一次方关系的分解时率。作者认为这种曲线反映了分解过程瞬变的本质和晶格间隙中碳原子运动迟留的特徵。假定了间隙碳原子从任一种运动情态转变到另一种情态都有一定的几率以后,等温分解曲线可以被表示成为一系列的时间的指数函数的和。每一指数项中时间的系数和运动情态转变的几率有关。这种几率和碳原子的浓度及时间无关,它们是温度的函数且和晶体间架的性质有关。指数项的系数则和碳原子在各种运动情态中的分布有关。这样的方式可以把实验数据代表到如所需要的精确度,而凭着所得的系数可以对推测分解过程的机构有所帮助。
1958, 14(2): 106-113.
doi: 10.7498/aps.14.106
摘要:
本文用Fermi-Thomas方法计算了金属的结合能。得到初步结果:金属的能量舆晶格常数的关系中,有一极小值。此极小值所对应的原子间距对重金属舆实验值相近,而对单价碱金属则理论值太小。所得结合能的数值较实验值大很多。作者认为这是由於F.T.方法应用到原子上所存在的误差所引起的,而不是在金属内应用的误差所引起的。
本文用Fermi-Thomas方法计算了金属的结合能。得到初步结果:金属的能量舆晶格常数的关系中,有一极小值。此极小值所对应的原子间距对重金属舆实验值相近,而对单价碱金属则理论值太小。所得结合能的数值较实验值大很多。作者认为这是由於F.T.方法应用到原子上所存在的误差所引起的,而不是在金属内应用的误差所引起的。
1958, 14(2): 114-120.
doi: 10.7498/aps.14.114
摘要:
本文介绍一个具有0.15微秒分辨时间,测量由盖革计数管产生的脉冲的二重符合线路。并阐述在应用这符合线路观测Zn65 β+射线的湮滅符合时,观察到γ射线的康普顿散射所引起的符合。
本文介绍一个具有0.15微秒分辨时间,测量由盖革计数管产生的脉冲的二重符合线路。并阐述在应用这符合线路观测Zn65 β+射线的湮滅符合时,观察到γ射线的康普顿散射所引起的符合。
1958, 14(2): 121-135.
doi: 10.7498/aps.14.121
摘要:
电解纯铜经88.7％冷轧后,所形成的轧制织构除稳定的(110)[112]舆(112)[111]外,还存在着一种(3,6,11)[533]织构。在较低温度下退火时,再结晶织构主要为(100)[001]、(358)[352]和舆(100)[001]成孪生取向的(122)[212]织构。随着退火温度的增加,(358)[352]织构逐渐减弱,立方织构(100)[001]则逐渐加强;当退火温度达到900℃时,开成了集中的(100)[001]织构。冷轧铜板在退火的过程中,具有(100)[001]再结晶晶粒首先形成,然后普遍地发生同位再结晶。其中具有(100)[001]取向的晶粒,继续发生选择性的生长,最后形成了集中的立方织构。本支中对轧制织构舆其再结晶织构取向间的关系也进行了分析,再结晶织构一般可认为是原有织构沿某一个[111]轴旋转45°,22°或38°的结果。同时,根据上述几何关系所绘出的理想极图舆实际测定的结果也是符合的。试验结果指出,不同加热速度和不同加热程序对形成最终的再结晶织构,不发生显著的影响,而退火温度对再结晶织构的形成起着主要的作用。
电解纯铜经88.7％冷轧后,所形成的轧制织构除稳定的(110)[112]舆(112)[111]外,还存在着一种(3,6,11)[533]织构。在较低温度下退火时,再结晶织构主要为(100)[001]、(358)[352]和舆(100)[001]成孪生取向的(122)[212]织构。随着退火温度的增加,(358)[352]织构逐渐减弱,立方织构(100)[001]则逐渐加强;当退火温度达到900℃时,开成了集中的(100)[001]织构。冷轧铜板在退火的过程中,具有(100)[001]再结晶晶粒首先形成,然后普遍地发生同位再结晶。其中具有(100)[001]取向的晶粒,继续发生选择性的生长,最后形成了集中的立方织构。本支中对轧制织构舆其再结晶织构取向间的关系也进行了分析,再结晶织构一般可认为是原有织构沿某一个[111]轴旋转45°,22°或38°的结果。同时,根据上述几何关系所绘出的理想极图舆实际测定的结果也是符合的。试验结果指出,不同加热速度和不同加热程序对形成最终的再结晶织构,不发生显著的影响,而退火温度对再结晶织构的形成起着主要的作用。
1958, 14(2): 136-138.
doi: 10.7498/aps.14.136
摘要:
氩-酒精计数管中压力变化的测量结果指出,相应於放电中每一对离子,管内增加的气体分子数在5到10间,且此数随超过电压的降低而增加。因此计数管的使用寿命不能仅以允许通过计数管的总电荷表示。
氩-酒精计数管中压力变化的测量结果指出,相应於放电中每一对离子,管内增加的气体分子数在5到10间,且此数随超过电压的降低而增加。因此计数管的使用寿命不能仅以允许通过计数管的总电荷表示。
1958, 14(2): 139-152.
doi: 10.7498/aps.14.139
摘要:
本文利用了Nottingham关於透射系数的经验公式,将DuBrige的不考虑反射效应的光电子初能量分布理论加以推广。由於详细地考虑了表面位垒对发射出来的电子所起的折射作用,因此不仅讨论了光电子的初能量分布与法线能量分布,而且也讨论了角度分布。这些讨论都假定发射面是理想的金属表面,没有碎鳞效应;金属内部的电子满足费密-狄喇克(Fermi-Dirac)统计分布;并假定入射光为固定强度的非偏振的单色光。本文中所获得的光电子初能量分布公式相当简单,而且比已往的理论更符合实验结果。光电子的角度分布曲线呈蛋状,大的一端向外,这舆Ives的实验结果相符。如果表面的反射效应不存在,那么角度分布满足馀弦定律。其他如光电流的光谱分布、球形电容器(其中心的小电极为光电阶极)在阻滞场下的伏-安特性曲线的理论公式,以及法线能量分布和理想平行板电容器在阻滞场下的电压-雷流特性曲线的理论公式也都曾加以讨论。
本文利用了Nottingham关於透射系数的经验公式,将DuBrige的不考虑反射效应的光电子初能量分布理论加以推广。由於详细地考虑了表面位垒对发射出来的电子所起的折射作用,因此不仅讨论了光电子的初能量分布与法线能量分布,而且也讨论了角度分布。这些讨论都假定发射面是理想的金属表面,没有碎鳞效应;金属内部的电子满足费密-狄喇克(Fermi-Dirac)统计分布;并假定入射光为固定强度的非偏振的单色光。本文中所获得的光电子初能量分布公式相当简单,而且比已往的理论更符合实验结果。光电子的角度分布曲线呈蛋状,大的一端向外,这舆Ives的实验结果相符。如果表面的反射效应不存在,那么角度分布满足馀弦定律。其他如光电流的光谱分布、球形电容器(其中心的小电极为光电阶极)在阻滞场下的伏-安特性曲线的理论公式,以及法线能量分布和理想平行板电容器在阻滞场下的电压-雷流特性曲线的理论公式也都曾加以讨论。
1958, 14(2): 153-162.
doi: 10.7498/aps.14.153
摘要:
本文根据年龄理论,考虑下列问题:二介质由球面r=a分开,球面外的介质一直延伸到无限,球面内的介质中在r=R处放有壳形单能快中子源;要求二介质中由此引起的中子慢化密度的空间分布。求解时应用了拉氏变换的方法。求出了适用於(τ1)1/2≤α情形的展开式,这里τ1是中子在球面内介质中的年龄、物理上出现的实际情形多半满足(τ1)1/2?α的条件,这时展开式收敛很快。对於二介质是重水和石墨的一个实例;我们算出了热能处中子慢化密度的数值结果(假定快中子源的能量为2兆电子伏),并和用通常二群近似方法求得的结果进行了比较。
本文根据年龄理论,考虑下列问题:二介质由球面r=a分开,球面外的介质一直延伸到无限,球面内的介质中在r=R处放有壳形单能快中子源;要求二介质中由此引起的中子慢化密度的空间分布。求解时应用了拉氏变换的方法。求出了适用於(τ1)1/2≤α情形的展开式,这里τ1是中子在球面内介质中的年龄、物理上出现的实际情形多半满足(τ1)1/2?α的条件,这时展开式收敛很快。对於二介质是重水和石墨的一个实例;我们算出了热能处中子慢化密度的数值结果(假定快中子源的能量为2兆电子伏),并和用通常二群近似方法求得的结果进行了比较。
