1983年 32卷 第9期
1983, 32(9): 1109-1117.
doi: 10.7498/aps.32.1109
摘要:
本文研究了圆形活塞声源的有限振幅声波的反射。应用像源法计算已产生的谐波本身在边界上的反射,将它们看成是反射边界上振动的新声源所产生的辐射场,再应用弱冲击理论来计算这部分场自己产生的谐波场。在水池中作了二阶谐波的反射实验,反射界面是水池壁。结果表明,谐波声压随距离的平均衰减规律与理论符合得很好。实验还表明,反射谐波场沿纵向距离以及与它相垂直的横断面上有强烈的干涉现象,而纵向相干长度比横向相干长度大一个数量级。通过理论估计,认为这种现象是由于反射壁的有限厚度、它的两个平面之间有一个很小的角度以及发射波束有一定的宽度所造成的。这样估算出来的两个相干长度与实验符合。
本文研究了圆形活塞声源的有限振幅声波的反射。应用像源法计算已产生的谐波本身在边界上的反射,将它们看成是反射边界上振动的新声源所产生的辐射场,再应用弱冲击理论来计算这部分场自己产生的谐波场。在水池中作了二阶谐波的反射实验,反射界面是水池壁。结果表明,谐波声压随距离的平均衰减规律与理论符合得很好。实验还表明,反射谐波场沿纵向距离以及与它相垂直的横断面上有强烈的干涉现象,而纵向相干长度比横向相干长度大一个数量级。通过理论估计,认为这种现象是由于反射壁的有限厚度、它的两个平面之间有一个很小的角度以及发射波束有一定的宽度所造成的。这样估算出来的两个相干长度与实验符合。
1983, 32(9): 1118-1126.
doi: 10.7498/aps.32.1118
摘要:
本文通过解麦克斯韦方程给出了把“浓缩体”插入初级线圈前后的磁场分布。方程的解表明,如果在“浓缩体”插入前后,保持初级线圈中的电流不变,则二者在中空区产生的磁场不变;如果供应M者的能量不变(即C,V固定),则插入“浓缩体”前后场值之比B/B0∝(R0)1/2,但这完全是由于磁场的再分布引起的。这时中空区的总磁通减小,磁通并不守恒,不存在使磁通浓缩的问题,因而用它产生高强脉冲磁场存在着原理性错误。本文指出了把“浓缩器”看作脉冲变压器的错误所在。理论计算还表明用端面为截头圆锥形装置能产生较高场是结构效应所致。
本文通过解麦克斯韦方程给出了把“浓缩体”插入初级线圈前后的磁场分布。方程的解表明,如果在“浓缩体”插入前后,保持初级线圈中的电流不变,则二者在中空区产生的磁场不变;如果供应M者的能量不变(即C,V固定),则插入“浓缩体”前后场值之比B/B0∝(R0)1/2,但这完全是由于磁场的再分布引起的。这时中空区的总磁通减小,磁通并不守恒,不存在使磁通浓缩的问题,因而用它产生高强脉冲磁场存在着原理性错误。本文指出了把“浓缩器”看作脉冲变压器的错误所在。理论计算还表明用端面为截头圆锥形装置能产生较高场是结构效应所致。
1983, 32(9): 1127-1138.
doi: 10.7498/aps.32.1127
摘要:
在平衡态条件下,利用格林函数的欧氏生成泛函讨论了具有视界的Rindler时空和黑洞时空中量子场温度的几何来源。在Minkowski时空到Rindler时空的变换下,绝对零度格林函数欧氏生成泛函的路径积分表示变换为有限温度量子场的相应表示,说明Minkowski真空态和Rindler时空中的一量子混合态性质相同,导出了这个态的温度格林函数及各热力学格林函数。对于Schwarzschild,Reissner-Nordstrom和Kerr黑洞,得到了类似的结果,并获得了描写量子混合态的统计算符的具体形式。
在平衡态条件下,利用格林函数的欧氏生成泛函讨论了具有视界的Rindler时空和黑洞时空中量子场温度的几何来源。在Minkowski时空到Rindler时空的变换下,绝对零度格林函数欧氏生成泛函的路径积分表示变换为有限温度量子场的相应表示,说明Minkowski真空态和Rindler时空中的一量子混合态性质相同,导出了这个态的温度格林函数及各热力学格林函数。对于Schwarzschild,Reissner-Nordstrom和Kerr黑洞,得到了类似的结果,并获得了描写量子混合态的统计算符的具体形式。
1983, 32(9): 1139-1148.
doi: 10.7498/aps.32.1139
摘要:
用数值计算证实了在周期外力作用下的三分子反应模型(布鲁塞尔振子)中存在着走向混沌状态的阵发道路。研究了阵发混沌的发展过程。讨论了数值研究中区分阵发混沌和暂态过程的方法。我们的工作进一步说明,原来在参数空间中发现的嵌在混乱带中的大片周期为3的区域(以及周期为4,5,6,7等的较小区域),对应于一维非线性映象相像的切分岔)每个切分岔开始前均可看到阵发混沌。因此,走向混沌的倍周期分岔道路和阵发道路乃是孪生现象,应在更多的由非线性微分方程描述的系统中观察到。
用数值计算证实了在周期外力作用下的三分子反应模型(布鲁塞尔振子)中存在着走向混沌状态的阵发道路。研究了阵发混沌的发展过程。讨论了数值研究中区分阵发混沌和暂态过程的方法。我们的工作进一步说明,原来在参数空间中发现的嵌在混乱带中的大片周期为3的区域(以及周期为4,5,6,7等的较小区域),对应于一维非线性映象相像的切分岔)每个切分岔开始前均可看到阵发混沌。因此,走向混沌的倍周期分岔道路和阵发道路乃是孪生现象,应在更多的由非线性微分方程描述的系统中观察到。
1983, 32(9): 1149-1158.
doi: 10.7498/aps.32.1149
摘要:
本文给出一个简单方法,可以确定酉群生成元算子作用于任何Gelfand态时产生的全部Gelfand态,若与计算矩阵元的片断值方法相结合,本文的方法将是计算酉群生成元乘积矩阵元一个可能途径。
本文给出一个简单方法,可以确定酉群生成元算子作用于任何Gelfand态时产生的全部Gelfand态,若与计算矩阵元的片断值方法相结合,本文的方法将是计算酉群生成元乘积矩阵元一个可能途径。
1983, 32(9): 1159-1169.
doi: 10.7498/aps.32.1159
摘要:
用X射线衍射法研究了(Fe0.1Co0.55Ni0.35)78Si8B14金属玻璃在常压下及20kbar高压下晶化过程中的析出相及析出过程。结果表明在上述压力下晶化过程都分成两个阶段,分别对应于初级晶化和共晶晶化。在常压下,初级晶化时析出fcc-Co晶体,而共晶晶化对应着Ni31Si12和(FeCoNi)3(SiB)相的析出。随着回火温度的增高或时间的延长,(FeCoNi)3(SiB)相逐渐转变为(FeCoNi)23B6相。20kbar高压下的晶化析出过程与常压下不同的是:提高了晶化温度,在共晶晶化阶段出现了Co2B相。此外,压力还阻止(FeCoNi)23B6相的形成。从热力学和动力学的角度讨论了压力对金属玻璃晶化过程的影响。
用X射线衍射法研究了(Fe0.1Co0.55Ni0.35)78Si8B14金属玻璃在常压下及20kbar高压下晶化过程中的析出相及析出过程。结果表明在上述压力下晶化过程都分成两个阶段,分别对应于初级晶化和共晶晶化。在常压下,初级晶化时析出fcc-Co晶体,而共晶晶化对应着Ni31Si12和(FeCoNi)3(SiB)相的析出。随着回火温度的增高或时间的延长,(FeCoNi)3(SiB)相逐渐转变为(FeCoNi)23B6相。20kbar高压下的晶化析出过程与常压下不同的是:提高了晶化温度,在共晶晶化阶段出现了Co2B相。此外,压力还阻止(FeCoNi)23B6相的形成。从热力学和动力学的角度讨论了压力对金属玻璃晶化过程的影响。
1983, 32(9): 1170-1176.
doi: 10.7498/aps.32.1170
摘要:
本文在室温到300℃的温度范围内研究了Li4SiO4-Li3VO4和Li4GeO4-Li4SiO4-Li3VO4体系中的离子导电性,发现γII相固溶体Li3+xV1-xSixO4是好的锂离子导体。所研究的成分中Li3.3V0.7Si0.3O4的离子电导率最高,室温下为1×10-5Ω-1·cm-1,在42—192℃的电导激活能为0.36eV,电子电导率可以忽略,因而这是迄今所发现的最好的锂离子导体之一。粗略确定了Li4GeO4-Li4SiO4-Li3VO4三元系中电导率高的范围,发现在Li3.5V0.5Ge0.5O4中Si部分取代Ge可以使电导率进一步提高,Li3.5V0.5Ge0.4Si0.1O4的室温电导率可达1.3×10-5Ω-1·cm-1,电导激活能为0.40eV。
本文在室温到300℃的温度范围内研究了Li4SiO4-Li3VO4和Li4GeO4-Li4SiO4-Li3VO4体系中的离子导电性,发现γII相固溶体Li3+xV1-xSixO4是好的锂离子导体。所研究的成分中Li3.3V0.7Si0.3O4的离子电导率最高,室温下为1×10-5Ω-1·cm-1,在42—192℃的电导激活能为0.36eV,电子电导率可以忽略,因而这是迄今所发现的最好的锂离子导体之一。粗略确定了Li4GeO4-Li4SiO4-Li3VO4三元系中电导率高的范围,发现在Li3.5V0.5Ge0.5O4中Si部分取代Ge可以使电导率进一步提高,Li3.5V0.5Ge0.4Si0.1O4的室温电导率可达1.3×10-5Ω-1·cm-1,电导激活能为0.40eV。
1983, 32(9): 1177-1182.
doi: 10.7498/aps.32.1177
摘要:
本文研究了非晶态离子导体Li2B2O4的离子电导率与温度的关系,特别着重于晶化前期的离子迁移特性。当温度低于TK(≈310℃)时,离子电导率遵从Arrhenius关系。当高于晶化温度(≈411℃)时,以晶态中的离子迁移为主。在Tkc时,电导率偏离热激活机制呈反常增高。我们把这一过程称为晶化前期过程。可以用自由体积模型进行描述。晶化前期又可分为两部分:当温度低于、Tp(≈380℃)时,由于自由体积的重新分布,导致了电导率的增高;当T>Tp时,出现了少量微晶,但晶化量小于5%,由于非晶母体与微晶之间的界面效应使得离子导电性显著增强。可以通过室温淬火,把晶化前期非晶态的状态保持到室温,从而有可能制备出离子电导率高于纯非晶态的材料。
本文研究了非晶态离子导体Li2B2O4的离子电导率与温度的关系,特别着重于晶化前期的离子迁移特性。当温度低于TK(≈310℃)时,离子电导率遵从Arrhenius关系。当高于晶化温度(≈411℃)时,以晶态中的离子迁移为主。在Tkc时,电导率偏离热激活机制呈反常增高。我们把这一过程称为晶化前期过程。可以用自由体积模型进行描述。晶化前期又可分为两部分:当温度低于、Tp(≈380℃)时,由于自由体积的重新分布,导致了电导率的增高;当T>Tp时,出现了少量微晶,但晶化量小于5%,由于非晶母体与微晶之间的界面效应使得离子导电性显著增强。可以通过室温淬火,把晶化前期非晶态的状态保持到室温,从而有可能制备出离子电导率高于纯非晶态的材料。
1983, 32(9): 1183-1186.
doi: 10.7498/aps.32.1183
摘要:
本文考虑了晶粒边界对磁通线格子面钉扎作用的强烈各向异性,指出磁通线格子在切变中存在着对弱钉扎中心的脱钉过程。这一弱钉扎作用在Hc2附近可能有较大的影响。
本文考虑了晶粒边界对磁通线格子面钉扎作用的强烈各向异性,指出磁通线格子在切变中存在着对弱钉扎中心的脱钉过程。这一弱钉扎作用在Hc2附近可能有较大的影响。
1983, 32(9): 1187-1190.
doi: 10.7498/aps.32.1187
摘要:
本文报道了用Be过滤探测器谱仪对C-15相的(Hf0.5Zr0.5V2)Hx等五种样品的声子谱的测量。观察到了它们的声子谱随含氢量而变化以及声学支有规则的软化现象。表明(Hf0.5Zr0.5V2)Hx的Tc随x的变化,主要是声学支的贡献,声学文软化有利于Tc的提高,而光学支“软化”可能会抑制超导性。
本文报道了用Be过滤探测器谱仪对C-15相的(Hf0.5Zr0.5V2)Hx等五种样品的声子谱的测量。观察到了它们的声子谱随含氢量而变化以及声学支有规则的软化现象。表明(Hf0.5Zr0.5V2)Hx的Tc随x的变化,主要是声学支的贡献,声学文软化有利于Tc的提高,而光学支“软化”可能会抑制超导性。
1983, 32(9): 1191-1195.
doi: 10.7498/aps.32.1191
摘要:
本文研究了低温凝聚InSb膜的相变和超导电性,获得了以下新的实验结果:(1)第一次电导跃变是自发的,与InSb凝聚温度无关;(2)第二次跃变发生并达到峰值后,退火温度进一步升高,电导迅速减小,并伴随着结晶半导体相的形成。但实验证明它是一个亚稳结晶相,当退火温度再升高时,发生第三次跃变,形成的相也是一个金属相,但直到1.5K未出现超导电性;(3)第一次电导跃变后形成的金属相是超导的,其Tc随底板温度不同而不同。
本文研究了低温凝聚InSb膜的相变和超导电性,获得了以下新的实验结果:(1)第一次电导跃变是自发的,与InSb凝聚温度无关;(2)第二次跃变发生并达到峰值后,退火温度进一步升高,电导迅速减小,并伴随着结晶半导体相的形成。但实验证明它是一个亚稳结晶相,当退火温度再升高时,发生第三次跃变,形成的相也是一个金属相,但直到1.5K未出现超导电性;(3)第一次电导跃变后形成的金属相是超导的,其Tc随底板温度不同而不同。
1983, 32(9): 1196-1199.
doi: 10.7498/aps.32.1196
摘要:
Bradley在1925年所定出KLiSO4室温相的结构为(C66),但其中的Li原子位置并非测定的,而是推断为在三次轴上有较大的空隙处。这一位置与晶体学一般成键理论的认识是有矛眉的,因而最近有人提出了异议。我们重新测定了这一晶体结构,特别是实测了Li原子的位置。新定出的KLiSO4晶体结构中的Li原子位置是:x=1/3,y=2/3,z=0.1797(16)。而Bradley所推断的Li原子位置是:x=1/3,y=2/3,z=0.3488。前者与文献[8]中估算值相接近。新定出的Li原子位置与近邻O原子构成了键长约在1.9A左右的Li—O四面体。
Bradley在1925年所定出KLiSO4室温相的结构为(C66),但其中的Li原子位置并非测定的,而是推断为在三次轴上有较大的空隙处。这一位置与晶体学一般成键理论的认识是有矛眉的,因而最近有人提出了异议。我们重新测定了这一晶体结构,特别是实测了Li原子的位置。新定出的KLiSO4晶体结构中的Li原子位置是:x=1/3,y=2/3,z=0.1797(16)。而Bradley所推断的Li原子位置是:x=1/3,y=2/3,z=0.3488。前者与文献[8]中估算值相接近。新定出的Li原子位置与近邻O原子构成了键长约在1.9A左右的Li—O四面体。
1983, 32(9): 1200-1203.
doi: 10.7498/aps.32.1200
摘要:
测量了助熔剂法和提拉法生长的钆镓石榴石单晶的喇曼光谱。识别了该晶体的喇曼活性声子。和文献[6]相比,本文得到了更完全的结果。我们也比较了两种方法生长的晶体的喇曼谱,声子模式彼此一致。发现一些不同的谱线,这被识别为不同稀土掺杂离子的荧光谱线。
测量了助熔剂法和提拉法生长的钆镓石榴石单晶的喇曼光谱。识别了该晶体的喇曼活性声子。和文献[6]相比,本文得到了更完全的结果。我们也比较了两种方法生长的晶体的喇曼谱,声子模式彼此一致。发现一些不同的谱线,这被识别为不同稀土掺杂离子的荧光谱线。
1983, 32(9): 1204-1210.
doi: 10.7498/aps.32.1204
摘要:
本文系统地研究了LiYFLiYF4晶体中Er3+在可见光谱及紫外光谱区的吸收光谱及其偏振。主要定出了其较高能级的斯塔克子能阶的波数值以及其不可约表示。发现其线群与LaFLiYF3及CaWOLiYF4中Er3+的吸收光谱线群大致是一一对应的,但三种晶体中能级重心有系统的移位。
本文系统地研究了LiYFLiYF4晶体中Er3+在可见光谱及紫外光谱区的吸收光谱及其偏振。主要定出了其较高能级的斯塔克子能阶的波数值以及其不可约表示。发现其线群与LaFLiYF3及CaWOLiYF4中Er3+的吸收光谱线群大致是一一对应的,但三种晶体中能级重心有系统的移位。
1983, 32(9): 1215-1219.
doi: 10.7498/aps.32.1215
摘要:
本文报道了研制成功的闪光灯泵浦矩形非相关双束可调谐染料激光器,它可同时在两种染料中获得双束激光输出,具有频差大、脉冲同步、无模式竞争等特点。文中给出了装置结构和典型实验结果,并做了简单讨论。
本文报道了研制成功的闪光灯泵浦矩形非相关双束可调谐染料激光器,它可同时在两种染料中获得双束激光输出,具有频差大、脉冲同步、无模式竞争等特点。文中给出了装置结构和典型实验结果,并做了简单讨论。
1983, 32(9): 1220-1226.
doi: 10.7498/aps.32.1220
摘要:
采用MOS方法,在液相外延生长的n型In0.75Ga0.25As0.58P0.42混晶中,我们测出了两个位于导带下面0.20eV和0.48eV处的电子陷阱,对电子的俘获截面分别为1.4×10-16cm2和3.8×10-12cm2。关于采用MOS方式研究具有多层结构的化合物半导体材料的DLITS问题,本文也进行了讨论。
采用MOS方法,在液相外延生长的n型In0.75Ga0.25As0.58P0.42混晶中,我们测出了两个位于导带下面0.20eV和0.48eV处的电子陷阱,对电子的俘获截面分别为1.4×10-16cm2和3.8×10-12cm2。关于采用MOS方式研究具有多层结构的化合物半导体材料的DLITS问题,本文也进行了讨论。
1983, 32(9): 1227-1232.
doi: 10.7498/aps.32.1227
摘要:
将自旋极化氢原子(H↓)系统作为弱作用玻色系统处理,基于硬球近似和Isihara有限温度理论,讨论了发生气体超流的可能性及两种声模式,强调了声测量技术对研究H↓系统的重要性。
将自旋极化氢原子(H↓)系统作为弱作用玻色系统处理,基于硬球近似和Isihara有限温度理论,讨论了发生气体超流的可能性及两种声模式,强调了声测量技术对研究H↓系统的重要性。
1983, 32(9): 1233-1236.
doi: 10.7498/aps.32.1233
摘要:
本文证明,在一类稳态黎曼时空中,只要存在静电场或引力拖曳,就一定会象Kerr-Newman时空一样,在视界附近出现狄拉克真空的正负能级交错,并产生非热辐射。
本文证明,在一类稳态黎曼时空中,只要存在静电场或引力拖曳,就一定会象Kerr-Newman时空一样,在视界附近出现狄拉克真空的正负能级交错,并产生非热辐射。
