1966年 22卷 第4期
1966, 22(4): 385-403.
doi: 10.7498/aps.22.385
摘要:
本文提出一种测量半导体中非平衡载流子寿命的新方法。这方法是测量触针下分布电阻的光电导相位移,在不同的表面情况和不同的激发光光谱成分下,导得各种结果表达式,文中对通常所使用的测量条件即粗磨表面和长波激发条件给出数值计算的结果。同时,对这些结果进行较为详细的分析和讨论,这个方法具有一系列的优点。例如:1)可以在锭状晶体上测量;2)表面处理十分简单;3)在样品上不需制作固定电极;4)测量仪器简单,操作方便;5)有一定准确度。这个方法可以检验不均匀材料,可供科研机关作研究用,更适合于工厂检验单晶材料用。用这方法在锗和硅样品上进行测量,测得寿命值基本上与其它方法的结果一致。
本文提出一种测量半导体中非平衡载流子寿命的新方法。这方法是测量触针下分布电阻的光电导相位移,在不同的表面情况和不同的激发光光谱成分下,导得各种结果表达式,文中对通常所使用的测量条件即粗磨表面和长波激发条件给出数值计算的结果。同时,对这些结果进行较为详细的分析和讨论,这个方法具有一系列的优点。例如:1)可以在锭状晶体上测量;2)表面处理十分简单;3)在样品上不需制作固定电极;4)测量仪器简单,操作方便;5)有一定准确度。这个方法可以检验不均匀材料,可供科研机关作研究用,更适合于工厂检验单晶材料用。用这方法在锗和硅样品上进行测量,测得寿命值基本上与其它方法的结果一致。
1966, 22(4): 404-411.
doi: 10.7498/aps.22.404
摘要:
本文在20°—300°K研究了室温载流子浓度2×1012—1×1020cm-3含硼或磷(砷)Si的电学性质。对一些p-Si样品用弱场横向磁阻法及杂质激活能法进行了补偿度的测定,并进行了比较。从霍尔系数与温度关系的分析指出,对于较纯样品,硼受主能级的电离能为0.045eV,磷施主能级为0.045eV,在载流子浓度为1018—1019cm-3时发现了费米简并,对载流子浓度为2×1017—1×1018cm-3的p-Si及5×1017—4×1018cm-3的n-Si观察到了杂质电导行为。从霍尔系数与电导率计算了非本征的霍尔迁移率。在100°—300°K间,晶格散射迁移率μ满足关系式AT-a,其中A=2.1×109,α=2.7(对空穴);或A=1.2×108,α=2.0(对电子)。另外,根据我们的材料(载流子浓度在5×1011—5×1020cm-3间),分别建立了一条电阻率与载流子浓度及电阻率与迁移率的关系曲线,以提供制备材料时参考之用。
本文在20°—300°K研究了室温载流子浓度2×1012—1×1020cm-3含硼或磷(砷)Si的电学性质。对一些p-Si样品用弱场横向磁阻法及杂质激活能法进行了补偿度的测定,并进行了比较。从霍尔系数与温度关系的分析指出,对于较纯样品,硼受主能级的电离能为0.045eV,磷施主能级为0.045eV,在载流子浓度为1018—1019cm-3时发现了费米简并,对载流子浓度为2×1017—1×1018cm-3的p-Si及5×1017—4×1018cm-3的n-Si观察到了杂质电导行为。从霍尔系数与电导率计算了非本征的霍尔迁移率。在100°—300°K间,晶格散射迁移率μ满足关系式AT-a,其中A=2.1×109,α=2.7(对空穴);或A=1.2×108,α=2.0(对电子)。另外,根据我们的材料(载流子浓度在5×1011—5×1020cm-3间),分别建立了一条电阻率与载流子浓度及电阻率与迁移率的关系曲线,以提供制备材料时参考之用。
1966, 22(4): 412-422.
doi: 10.7498/aps.22.412
摘要:
用化学侵蚀法对硅单晶中的退火多边化进行了实验研究。研究了多边化过程及其与退火温度的关系。根据实验数据求出硅中位错攀移激活能,发现形变时产生双滑移系退火而不形成多边化墙的主要原因,并非由于形成Lomer-Cottrell位错。
用化学侵蚀法对硅单晶中的退火多边化进行了实验研究。研究了多边化过程及其与退火温度的关系。根据实验数据求出硅中位错攀移激活能,发现形变时产生双滑移系退火而不形成多边化墙的主要原因,并非由于形成Lomer-Cottrell位错。
1966, 22(4): 423-428.
doi: 10.7498/aps.22.423
摘要:
本文用X射线衍射法测定了铜-锗-锡三元系合金相图。室温等温截面包含α,ζ,δ,ε1,ε,η′,Ge,Sn八个单相区,十三个双相(即α+ζ,α+δ,ζ+δ,ζ+ε1,ε1+δ,ε1+ε,δ+ε,ε1+Ge,ε1+η′,ε+η′,η′+Ge,η′+Sn,Ge+Sn相区,以及六个三相(即α+ζ+δ,ζ+ε1+δ,ε1+δ+ε,ε1+ε+η′,ε1+η′+Ge,η′+Ge+Sn)相区。所有单相与三个二元系中的单相一致,没有新相出现。
本文用X射线衍射法测定了铜-锗-锡三元系合金相图。室温等温截面包含α,ζ,δ,ε1,ε,η′,Ge,Sn八个单相区,十三个双相(即α+ζ,α+δ,ζ+δ,ζ+ε1,ε1+δ,ε1+ε,δ+ε,ε1+Ge,ε1+η′,ε+η′,η′+Ge,η′+Sn,Ge+Sn相区,以及六个三相(即α+ζ+δ,ζ+ε1+δ,ε1+δ+ε,ε1+ε+η′,ε1+η′+Ge,η′+Ge+Sn)相区。所有单相与三个二元系中的单相一致,没有新相出现。
1966, 22(4): 429-439.
doi: 10.7498/aps.22.429
摘要:
本文主要从X射线的研究,并配合差热分析,测定了1000℃以下的Fe-Ga二元系平衡图。这一系统在室温存在着三个居间相ε,χ和Ψ。ε相是有序面心立方结构,相当于理想化合式Fe3Ga,相区范围很窄。在550℃上下,这个相转变为另一相ξ,这是在高温从Ga在Fe中的固溶体直接分出来的,这个高温相的结构尚未测定。χ相的均匀范围较大,在室温从55at.％Ga延伸到60at.％Ga,结构似乎非常复杂,可能的化合式是Fe4Ga5,Fe3Ga4或Fe2Ga3,这是在960℃上下由包晶反应形成的。Ψ相由另一包晶反应形成,反应温度为820℃,Ψ相属四方晶系,在20℃,α=6.2628?,c=6.5559?,空间群为D4h14-P42/mnm,晶包内含四个化合式量FeGa3。没有观察到Fe在Ga中有任何固溶度。从FeGa3到Ga,存在着一条共晶等温线,共晶点非常接近纯Ga,在约590℃,存在着一条共析等温线,共析点在50at.％Ga左右,在这里Ga在Fe中的固溶体同时分解成ξ和χ。这个系统中最值得注意的是Ga在Fe中的原生固溶体。在室温的固溶度是15.2at.％,它随温度而逐渐递增,在700℃以上,则突增到约50at.％,在625℃以下的结构是体心立方体,在相图中用α代表。但在625℃以上,这个相又转变为两个不同的结构,并且各占据着一定的相域,在相图中各用α1和α2代表。α1和α2的结构尚未经测定,最可能是从α结构导生的、由基本单胞依照一定规律堆垜起来而产生的原子的重新排列或空位缺陷。
本文主要从X射线的研究,并配合差热分析,测定了1000℃以下的Fe-Ga二元系平衡图。这一系统在室温存在着三个居间相ε,χ和Ψ。ε相是有序面心立方结构,相当于理想化合式Fe3Ga,相区范围很窄。在550℃上下,这个相转变为另一相ξ,这是在高温从Ga在Fe中的固溶体直接分出来的,这个高温相的结构尚未测定。χ相的均匀范围较大,在室温从55at.％Ga延伸到60at.％Ga,结构似乎非常复杂,可能的化合式是Fe4Ga5,Fe3Ga4或Fe2Ga3,这是在960℃上下由包晶反应形成的。Ψ相由另一包晶反应形成,反应温度为820℃,Ψ相属四方晶系,在20℃,α=6.2628?,c=6.5559?,空间群为D4h14-P42/mnm,晶包内含四个化合式量FeGa3。没有观察到Fe在Ga中有任何固溶度。从FeGa3到Ga,存在着一条共晶等温线,共晶点非常接近纯Ga,在约590℃,存在着一条共析等温线,共析点在50at.％Ga左右,在这里Ga在Fe中的固溶体同时分解成ξ和χ。这个系统中最值得注意的是Ga在Fe中的原生固溶体。在室温的固溶度是15.2at.％,它随温度而逐渐递增,在700℃以上,则突增到约50at.％,在625℃以下的结构是体心立方体,在相图中用α代表。但在625℃以上,这个相又转变为两个不同的结构,并且各占据着一定的相域,在相图中各用α1和α2代表。α1和α2的结构尚未经测定,最可能是从α结构导生的、由基本单胞依照一定规律堆垜起来而产生的原子的重新排列或空位缺陷。
1966, 22(4): 440-448.
doi: 10.7498/aps.22.440
摘要:
本实验测量了C12(d,p)C13及Ca40(d,p)Ca41基态反应质子群的角分布和微分截面。氘核能量为13.3MeV,对C12和Ca40的反应,其测量角度范围分别为3°—167°和10°—164°,每隔2.5°或5°测量一点,其主要结果如下:(1)对于这两群质子,在主削裂峯附近的实验点和用简单Butler理论算得的理论角分布曲线都符合得相当好;理论计算数据对实验数据在主峯处归一;由此而定得的核能级参数与前人所得到的是一致的。(2)大角度区的实验截面数值没有减小到象Butler理论所要求的那样小,并有非常明显的次极大出现,其位置与Butler理论所预言的不一致;这些特点可以用扭曲波理论来解释,非氘核削裂机制也可能有部分贡献。(3)在C12(d,p)C13反应中,前角度区的截面有很大下降,而后角区则有明显的增加,这些现象都和Butler理论不一致;然而,这也可以用扭曲波来解释。(4)用主峯处的截面和Butler理论算得的基态的约化宽度,对C12(d,p)C13和Ca40(d,p)Ca41反应分别为r2=0.17和0.041;用扭曲波理论计算时,则得到较大的r2值,后者更接近于单粒子模型所预言的数值,基于上面这些事实,对本实验的数据使用扭曲波理论来进行分析似乎是值得的。
本实验测量了C12(d,p)C13及Ca40(d,p)Ca41基态反应质子群的角分布和微分截面。氘核能量为13.3MeV,对C12和Ca40的反应,其测量角度范围分别为3°—167°和10°—164°,每隔2.5°或5°测量一点,其主要结果如下:(1)对于这两群质子,在主削裂峯附近的实验点和用简单Butler理论算得的理论角分布曲线都符合得相当好;理论计算数据对实验数据在主峯处归一;由此而定得的核能级参数与前人所得到的是一致的。(2)大角度区的实验截面数值没有减小到象Butler理论所要求的那样小,并有非常明显的次极大出现,其位置与Butler理论所预言的不一致;这些特点可以用扭曲波理论来解释,非氘核削裂机制也可能有部分贡献。(3)在C12(d,p)C13反应中,前角度区的截面有很大下降,而后角区则有明显的增加,这些现象都和Butler理论不一致;然而,这也可以用扭曲波来解释。(4)用主峯处的截面和Butler理论算得的基态的约化宽度,对C12(d,p)C13和Ca40(d,p)Ca41反应分别为r2=0.17和0.041;用扭曲波理论计算时,则得到较大的r2值,后者更接近于单粒子模型所预言的数值,基于上面这些事实,对本实验的数据使用扭曲波理论来进行分析似乎是值得的。
1966, 22(4): 449-459.
doi: 10.7498/aps.22.449
摘要:
我们发展了处理低温下铁磁和反铁磁运动学相互作用的一个新方法。所有运动学相互作用都能用各级关联函数来表示。应用热力学微扰理论,导得低温下s=1/2的铁磁体系的确没有T3项。对反铁磁体系,我们发现运动学相互作用即使在低温下也十分大,它甚至超过动力学相互作用的修正,我们的理论适用于s≥1/2的一切体系。
我们发展了处理低温下铁磁和反铁磁运动学相互作用的一个新方法。所有运动学相互作用都能用各级关联函数来表示。应用热力学微扰理论,导得低温下s=1/2的铁磁体系的确没有T3项。对反铁磁体系,我们发现运动学相互作用即使在低温下也十分大,它甚至超过动力学相互作用的修正,我们的理论适用于s≥1/2的一切体系。
1966, 22(4): 460-470.
doi: 10.7498/aps.22.460
摘要:
利用对称性与Young图在多项式空间上构成了SUn群的不可约表示及积表示的完全基底,从而不但区分了非单纯权也区分了积表示的非简单可约性,并在此基础上用构成不变量法得到SU3群的Clebsch-Gordan系数的明显表达式
利用对称性与Young图在多项式空间上构成了SUn群的不可约表示及积表示的完全基底,从而不但区分了非单纯权也区分了积表示的非简单可约性,并在此基础上用构成不变量法得到SU3群的Clebsch-Gordan系数的明显表达式
1966, 22(4): 471-486.
doi: 10.7498/aps.22.471
摘要:
本文讨论了强耦合情况的、即电子的静态畸变能量大于晶格或分子振动量子能量的情况的动力学Jahn-Teller效应。我们发展了一种适用于强耦合情况的微扰方法,在其中将本征值及本征函数依照电子振动耦合系数的倒数或振动量子能量与静态畸变能量之比展开成幂级数,具体讨论了Oh点群中的Г8态,求得了电子振动能级。区别于弱耦合情况的特点主要在于:1)虽然并不发生静态畸变,但是振动模的简并性及频谱却都发生了变化;2)如果与电子相耦合的振动模是“调谐”的,则电子及晶格振动的集体运动模将出现,这个理论能被用来解释Weinstock等人所做的关于TcF6及ReF6的红外光谱以及Raman光谱的实验结果。
本文讨论了强耦合情况的、即电子的静态畸变能量大于晶格或分子振动量子能量的情况的动力学Jahn-Teller效应。我们发展了一种适用于强耦合情况的微扰方法,在其中将本征值及本征函数依照电子振动耦合系数的倒数或振动量子能量与静态畸变能量之比展开成幂级数,具体讨论了Oh点群中的Г8态,求得了电子振动能级。区别于弱耦合情况的特点主要在于:1)虽然并不发生静态畸变,但是振动模的简并性及频谱却都发生了变化;2)如果与电子相耦合的振动模是“调谐”的,则电子及晶格振动的集体运动模将出现,这个理论能被用来解释Weinstock等人所做的关于TcF6及ReF6的红外光谱以及Raman光谱的实验结果。
1966, 22(4): 487-497.
doi: 10.7498/aps.22.487
摘要:
本文试图从位错理论出发来探索晶体脆性断裂的统计理论。脆性断裂过程,实质上是微裂缝在极小的范性形变过程中形成长大和传播的随机过程。本文导出了描述这种随机过程的微分方程,利用微裂缝形成长大的位错机理,解出了微裂缝大小的统计分布函数。文中给出了范性形变、加工硬化和活动位错源数目与微裂缝数目和大小之间的函数关系。过去研究脆性断裂时,范性变形只是含糊地包括在有效表面能之内,而加工硬化和活动位错源数目则一向被略去。从微裂缝大小的统计分布函数和微裂缝的传播条件,导出了强度的统计分布函数,从而求得了脆性断裂判别式、脆性断裂强度及脆性-范性转变温度。
本文试图从位错理论出发来探索晶体脆性断裂的统计理论。脆性断裂过程,实质上是微裂缝在极小的范性形变过程中形成长大和传播的随机过程。本文导出了描述这种随机过程的微分方程,利用微裂缝形成长大的位错机理,解出了微裂缝大小的统计分布函数。文中给出了范性形变、加工硬化和活动位错源数目与微裂缝数目和大小之间的函数关系。过去研究脆性断裂时,范性变形只是含糊地包括在有效表面能之内,而加工硬化和活动位错源数目则一向被略去。从微裂缝大小的统计分布函数和微裂缝的传播条件,导出了强度的统计分布函数,从而求得了脆性断裂判别式、脆性断裂强度及脆性-范性转变温度。
