1) the second ballistic deflection error
第二类加速度误差
2) the first ballistic deflection error
第一类加速度误差
3) error of analogy acceleration
类加速度误差
1.
Compared with the data of expecting analogy acceleration, error of analogy acceleration be obtained,error of angular displacement.
将类加速度与期望类加速度值进行比较,得出类加速度误差,进而求得角位移误差。
4) type II error
第二类误差
5) acceleration error
加速度误差;加速度误差
补充资料：第二类超导体
界面能小于零的超导体。根据超导体在磁场中磁化曲线的差异，超导体可分为第一类和第二类两类。在已发现的超导元素中，只有钒、铌和钽属于第二类，其他元素均属第一类。然而大多数超导合金和化合物则属于第二类：它们的区分在于:第一类超导体的京茨堡-朗道参量（见超导电性）,超导-正常相的界面能为正；而第二类超导体，，界面能为负。
基于第二类超导体的某些性质（如磁化行为、临界电流等）对诸如位错、脱溶相等各种晶体缺陷十分敏感。只有体内组分均匀分布，不存在各种晶体缺陷，其磁化行为才呈现完全可逆,称为理想第二类超导体。反之,则称为非理想第二类超导体或硬超导体。非理想第二类超导体具有较大的实用价值。
理想第二类超导体 一细长圆柱状的理想第二类超导体，处于平行于轴方向的外磁场中时，其磁化曲线如图1所示（图中还画出了第一类超导体的磁化曲线作为比较）。可以看到存在有两个确定的临界场,即下临界场Hc1和上临界场Hc2。当外磁场低于Hc1时,超导体处于迈斯纳态,即磁场被排出超导体外。但从Hc1开始，磁场部分地穿透到超导体内部，而且随着磁场的增高,穿透程度也增加(-M减少);一直到达到Hc2时磁场才完全穿透超导体(M=0),这时,超导体过渡到正常态。在 Hc1＜H＜Hc2内的状态，叫做混合态。一般地说，理想第二类超导体在 Hc1和 Hc2处的转变均属于二级相变。Hc1和Hc2的值由下列理论公式确定：
式中Hc为热力学临界磁场。它们与温度的关系都可近似地表示为。
第二类超导体的热力学临界磁场Hc可由实测到的磁化曲线下面所包围的面积 而得到，其中。
理想第二类超导体处于混合态时，磁场以量子化的磁通线(也叫磁通涡旋)形式穿透体内。每根磁通线所具有的磁通量正好等于一个磁通量子,式中h为普朗克常数,e为电子电荷。磁通线的结构如图2所示。 磁通线的中心是一个半径约为相干长度ξ 的圆柱形正常区，它外面存在一半径约为穿透深度λ 的磁场和超导电流区域。 一般地说，对于的第二类超导体，有λξ。
理论和实验上都已得出,当处于热力学平衡态时,理想第二类超导体中的磁通线排列成三角点阵，其点阵常数随磁场的增高而减小。
第二类超导体与绝缘体或真空接触，当它处在与界面平行的方向的外磁场中时,则存在于表面附近ξ厚度薄层内的超导电性,一直可以保持到=1.695Hc2为止,这就是表面超导性。
处于混合态(H>Hc1)的理想第二类超导体，在横向磁场中，不能承载任何大小的超导传输电流，因而无多大实用价值。
有关理想第二类超导体的理论是由Β.Л.京茨堡、Л.Д.朗道、Α.Α.阿布里考索夫和 Л.∏.戈科夫建立的，通称为ΓЛΑΓ理论。
非理想第二类超导体 非理想第二类超导体的磁化曲线，如图3所示。由于体内存在晶体缺陷而呈现不可逆的特性。当外磁场从零开始增大但小于Hc1时,超导体处于迈斯纳态。当H>Hc1时，磁场以磁通线的形式穿透体内。但缺陷的存在对磁通线的穿透造成阻力，因此超过Hc1时，磁化强度继续增大。当H>Hp时, 则随磁场的增大而它减小。直至Hc2时,磁化强度才等于零。当磁场从高于Hc2下降时,缺陷同样阻碍磁通排出，故磁化曲线上出现磁滞现象，以致零磁场时有剩余磁矩，称为俘获磁通。
晶阵缺陷的存在，阻碍着磁通线的运动。因此，可以把它们看作是一些对磁通线运动产生钉扎作用的钉扎体，也称为磁通钉扎中心。钉扎作用的强弱以钉扎力Fp的大小来表示。当温度高于绝对零度时，由于热激活的存在，磁通线总是有一定的几率从一个钉扎中心迁移到另一个钉扎中心，这种磁通线发生跳跃式的无规运动叫做磁通蠕动。
当传输电流在与外磁场相垂直的方向上通过处于混合态的超导体时，每根磁通线既受到钉扎力Fp的钉扎作用,又受到电磁力（洛伦兹力）FL=J)×Φo的驱动作用,其中J) 为电流密度,Φo为磁通量子。当FL>Fp时,磁通线会发生较快地横过导体的运动，这就是磁通流动。它会在导体纵向感生电压, 相应地"电阻"称为磁通流动电阻,其电阻率，式中ρn为超导体处于正常态时的电阻率，B 为外磁场值。
在平衡状态下，超导体内各处的钉扎力与洛伦兹力相等，磁通线处于临界态。这时，超导体的体电流密度就是临界电流密度Jc。为描述临界态,已提出了比恩-伦敦(Bean-London)模型和金-安德森(Kim-Anderson)等模型。
非理想第二类超导体处于混合态时，在很高的横向磁场下，仍可以通过很大的体超导电流，其临界电流密度Jc有时高达106A/cm2以上。 通过Jc-H 特性和组织结构的关系，以及磁热不稳定性等的研究，现今已研制成功Nb-Ti、Nb-Zr合金和Nb3Sn,V3Ga化合物等稳定的实用超导材料（见超导元素及合金和化合物），成为发展强磁场超导磁体技术的基础。已经应用于固体物理、高能物理、受控聚变反应、磁流体发电等一系列现代科学技术部门而显示了巨大的优越性。
参考书目
D. Saint-James, G. Sarma and E. T. Thomas, TypeⅡ Superconductivity,Pergamon, Oxford, 1969.
吴杭生、管惟炎、李宏成著:《超导电性.第二类超导体和弱连接超导体》，科学出版社，北京，1979。
中国科学院物理研究所《超导电材料》编写组编：《超导电材料》，科学出版社，北京，1973。
基于第二类超导体的某些性质（如磁化行为、临界电流等）对诸如位错、脱溶相等各种晶体缺陷十分敏感。只有体内组分均匀分布，不存在各种晶体缺陷，其磁化行为才呈现完全可逆,称为理想第二类超导体。反之,则称为非理想第二类超导体或硬超导体。非理想第二类超导体具有较大的实用价值。
理想第二类超导体 一细长圆柱状的理想第二类超导体，处于平行于轴方向的外磁场中时，其磁化曲线如图1所示（图中还画出了第一类超导体的磁化曲线作为比较）。可以看到存在有两个确定的临界场,即下临界场Hc1和上临界场Hc2。当外磁场低于Hc1时,超导体处于迈斯纳态,即磁场被排出超导体外。但从Hc1开始，磁场部分地穿透到超导体内部，而且随着磁场的增高,穿透程度也增加(-M减少);一直到达到Hc2时磁场才完全穿透超导体(M=0),这时,超导体过渡到正常态。在 Hc1＜H＜Hc2内的状态，叫做混合态。一般地说，理想第二类超导体在 Hc1和 Hc2处的转变均属于二级相变。Hc1和Hc2的值由下列理论公式确定：
式中Hc为热力学临界磁场。它们与温度的关系都可近似地表示为。
第二类超导体的热力学临界磁场Hc可由实测到的磁化曲线下面所包围的面积 而得到，其中。
理想第二类超导体处于混合态时，磁场以量子化的磁通线(也叫磁通涡旋)形式穿透体内。每根磁通线所具有的磁通量正好等于一个磁通量子,式中h为普朗克常数,e为电子电荷。磁通线的结构如图2所示。 磁通线的中心是一个半径约为相干长度ξ 的圆柱形正常区，它外面存在一半径约为穿透深度λ 的磁场和超导电流区域。 一般地说，对于的第二类超导体，有λξ。
理论和实验上都已得出,当处于热力学平衡态时,理想第二类超导体中的磁通线排列成三角点阵，其点阵常数随磁场的增高而减小。
第二类超导体与绝缘体或真空接触，当它处在与界面平行的方向的外磁场中时,则存在于表面附近ξ厚度薄层内的超导电性,一直可以保持到=1.695Hc2为止,这就是表面超导性。
处于混合态(H>Hc1)的理想第二类超导体，在横向磁场中，不能承载任何大小的超导传输电流，因而无多大实用价值。
有关理想第二类超导体的理论是由Β.Л.京茨堡、Л.Д.朗道、Α.Α.阿布里考索夫和 Л.∏.戈科夫建立的，通称为ΓЛΑΓ理论。
非理想第二类超导体 非理想第二类超导体的磁化曲线，如图3所示。由于体内存在晶体缺陷而呈现不可逆的特性。当外磁场从零开始增大但小于Hc1时,超导体处于迈斯纳态。当H>Hc1时，磁场以磁通线的形式穿透体内。但缺陷的存在对磁通线的穿透造成阻力，因此超过Hc1时，磁化强度继续增大。当H>Hp时, 则随磁场的增大而它减小。直至Hc2时,磁化强度才等于零。当磁场从高于Hc2下降时,缺陷同样阻碍磁通排出，故磁化曲线上出现磁滞现象，以致零磁场时有剩余磁矩，称为俘获磁通。
晶阵缺陷的存在，阻碍着磁通线的运动。因此，可以把它们看作是一些对磁通线运动产生钉扎作用的钉扎体，也称为磁通钉扎中心。钉扎作用的强弱以钉扎力Fp的大小来表示。当温度高于绝对零度时，由于热激活的存在，磁通线总是有一定的几率从一个钉扎中心迁移到另一个钉扎中心，这种磁通线发生跳跃式的无规运动叫做磁通蠕动。
当传输电流在与外磁场相垂直的方向上通过处于混合态的超导体时，每根磁通线既受到钉扎力Fp的钉扎作用,又受到电磁力（洛伦兹力）FL=J)×Φo的驱动作用,其中J) 为电流密度,Φo为磁通量子。当FL>Fp时,磁通线会发生较快地横过导体的运动，这就是磁通流动。它会在导体纵向感生电压, 相应地"电阻"称为磁通流动电阻,其电阻率，式中ρn为超导体处于正常态时的电阻率，B 为外磁场值。
在平衡状态下，超导体内各处的钉扎力与洛伦兹力相等，磁通线处于临界态。这时，超导体的体电流密度就是临界电流密度Jc。为描述临界态,已提出了比恩-伦敦(Bean-London)模型和金-安德森(Kim-Anderson)等模型。
非理想第二类超导体处于混合态时，在很高的横向磁场下，仍可以通过很大的体超导电流，其临界电流密度Jc有时高达106A/cm2以上。 通过Jc-H 特性和组织结构的关系，以及磁热不稳定性等的研究，现今已研制成功Nb-Ti、Nb-Zr合金和Nb3Sn,V3Ga化合物等稳定的实用超导材料（见超导元素及合金和化合物），成为发展强磁场超导磁体技术的基础。已经应用于固体物理、高能物理、受控聚变反应、磁流体发电等一系列现代科学技术部门而显示了巨大的优越性。
参考书目
D. Saint-James, G. Sarma and E. T. Thomas, TypeⅡ Superconductivity,Pergamon, Oxford, 1969.
吴杭生、管惟炎、李宏成著:《超导电性.第二类超导体和弱连接超导体》，科学出版社，北京，1979。
中国科学院物理研究所《超导电材料》编写组编：《超导电材料》，科学出版社，北京，1973。
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