本文应用巨脉冲红宝石激光为光源的Mach-Zehnder干涉仪,研究了23kJ(千焦耳)“θ收缩”(θ-pinch)等离子体的电子密度、形状和不稳定性。从轴向干涉图的照片获得45至120mTorr(毫乇)氘气压范围的二维电子密度分布和电子密度的峰值在6×1016—2.3×1017cm-3范围。等离子体最大收缩出现在主压缩磁场的第一个半周期的1/3附近,在等离子体的最大收缩附近的特征约束时间(粒子数衰减1/e的时间)为1.8—4.3μs,具有负偏磁场的干涉图显示在等离子体中捕获了偏磁场。从这些干涉图的照片上还看到等离子体在主压缩磁场和等离子体捕获场之间作径向磁流体振荡。干涉图照片还表明,在45至80mTorr氘气压范围内,等离子体在主压缩磁场的第一个半周期内基本上都是稳定的。
本文应用巨脉冲红宝石激光为光源的Mach-Zehnder干涉仪,研究了23kJ(千焦耳)“θ收缩”(θ-pinch)等离子体的电子密度、形状和不稳定性。从轴向干涉图的照片获得45至120mTorr(毫乇)氘气压范围的二维电子密度分布和电子密度的峰值在6×1016—2.3×1017cm-3范围。等离子体最大收缩出现在主压缩磁场的第一个半周期的1/3附近,在等离子体的最大收缩附近的特征约束时间(粒子数衰减1/e的时间)为1.8—4.3μs,具有负偏磁场的干涉图显示在等离子体中捕获了偏磁场。从这些干涉图的照片上还看到等离子体在主压缩磁场和等离子体捕获场之间作径向磁流体振荡。干涉图照片还表明,在45至80mTorr氘气压范围内,等离子体在主压缩磁场的第一个半周期内基本上都是稳定的。
利用气流调制以产生声音是一个比较有效的方法。人的发声器官、旋笛、电动气流扬声器以及一般哨子等都是根据这个原理。气流声源的特点是效率高,功率可以很大,有实用价值。关于气流声源的发声原理,过去已有一些讨论,但有的是过分简化,有的比较细致,但又过于繁复,不便计算。本文从气体动力学的基本原理出发,求得气流声源的气流-压力特性,并用图解法求得在给定气室压力和气流喷口面积比的条件下声辐射特性的方法,考虑到气流声源的气流特性和辐射关系都是非线性的,但是辐射声功率主要由基频决定,从而用近似理论求得了声功率、气流产额和气流效率的简单表达式,和严格理论的结果相比,误差不到1分贝。文中把结果画成图表以便计算,并讨论了最佳设计的问题。
利用气流调制以产生声音是一个比较有效的方法。人的发声器官、旋笛、电动气流扬声器以及一般哨子等都是根据这个原理。气流声源的特点是效率高,功率可以很大,有实用价值。关于气流声源的发声原理,过去已有一些讨论,但有的是过分简化,有的比较细致,但又过于繁复,不便计算。本文从气体动力学的基本原理出发,求得气流声源的气流-压力特性,并用图解法求得在给定气室压力和气流喷口面积比的条件下声辐射特性的方法,考虑到气流声源的气流特性和辐射关系都是非线性的,但是辐射声功率主要由基频决定,从而用近似理论求得了声功率、气流产额和气流效率的简单表达式,和严格理论的结果相比,误差不到1分贝。文中把结果画成图表以便计算,并讨论了最佳设计的问题。
本文用等效电路方法分析了电动气流扬声器振动系统的特性,求得了气流扬声器的输入阻抗和位移振幅的频率特性,并把结果用于典型扬声器,说明用等效电路分析指导气流扬声器设计的作用。气流扬声器振动系统所需的电功率与其机械共振频率的四次方成正比,其声辐射主要限于共振频率以下,因而高频特性较差。求得了在共振频率以下,频率响应平直的最佳条件,实验表明,在最佳条件下,气流扬声器的高频特性随着磁隙中的磁感应强度的增加仍稍有提高。实验结果符合理论分析,测得气流扬声器喇叭喉部的声压级在不同情况下达181分贝或184.8分贝(零分贝等于2×10-5牛顿/米2)。
本文用等效电路方法分析了电动气流扬声器振动系统的特性,求得了气流扬声器的输入阻抗和位移振幅的频率特性,并把结果用于典型扬声器,说明用等效电路分析指导气流扬声器设计的作用。气流扬声器振动系统所需的电功率与其机械共振频率的四次方成正比,其声辐射主要限于共振频率以下,因而高频特性较差。求得了在共振频率以下,频率响应平直的最佳条件,实验表明,在最佳条件下,气流扬声器的高频特性随着磁隙中的磁感应强度的增加仍稍有提高。实验结果符合理论分析,测得气流扬声器喇叭喉部的声压级在不同情况下达181分贝或184.8分贝(零分贝等于2×10-5牛顿/米2)。
利用直径为60厘米的球形液体闪烁探测器测量了Pu240自发裂变放出瞬时中子数目v的几率分布Pv,其结果可用一宽度为σ=1.08的高斯分布表示。我们将测量结果与B.C.Diven,A.Hicks和J.W.Boldeman的结果进行了比较,我们的结果与J.Terrell半经验理论计算的高斯分布很好符合。根据文献[5]中给出Pu240自发裂变瞬时中子平均数v=2.154±0.028,得到球形液体闪烁探测器记录Pu240自发裂变中子的效率为0.759±0.011。
利用直径为60厘米的球形液体闪烁探测器测量了Pu240自发裂变放出瞬时中子数目v的几率分布Pv,其结果可用一宽度为σ=1.08的高斯分布表示。我们将测量结果与B.C.Diven,A.Hicks和J.W.Boldeman的结果进行了比较,我们的结果与J.Terrell半经验理论计算的高斯分布很好符合。根据文献[5]中给出Pu240自发裂变瞬时中子平均数v=2.154±0.028,得到球形液体闪烁探测器记录Pu240自发裂变中子的效率为0.759±0.011。
用载镉(Cd)液体闪烁探测器测量了U238自发裂变瞬时中子数目几率分布Pv。实验得出Pv分布的宽度为σv=0.90±0.09,比其他重偶-偶核(Pu,Cm,Cf和Fm)相应的宽度来得窄,同时测得v=1.96±0.05,与以前的结果在误差范围内一致。
用载镉(Cd)液体闪烁探测器测量了U238自发裂变瞬时中子数目几率分布Pv。实验得出Pv分布的宽度为σv=0.90±0.09,比其他重偶-偶核(Pu,Cm,Cf和Fm)相应的宽度来得窄,同时测得v=1.96±0.05,与以前的结果在误差范围内一致。
本文报导了一个新型的带电粒子谱仪。它将小型磁分析器分析粒子动量和半导体探测器有较高能量分辨率的特点结合起来,达到了分辨粒子和分析能谱的目的。本文叙述了谱仪的设计、结构和用于核反应研究的一些实验结果,讨论了该谱仪的应用范围和特点。这种谱仪简单灵活,且有较好的性能。
本文报导了一个新型的带电粒子谱仪。它将小型磁分析器分析粒子动量和半导体探测器有较高能量分辨率的特点结合起来,达到了分辨粒子和分析能谱的目的。本文叙述了谱仪的设计、结构和用于核反应研究的一些实验结果,讨论了该谱仪的应用范围和特点。这种谱仪简单灵活,且有较好的性能。
本文利用重子和介子的SU(6)波函数,讨论强子内部的层子作用,分析各个质量关系的动力学根源,建立重子和介子质量的联系,并求得了几个联系二者的新关系:(ρ-π)/(K*-K)=(△-N)/(Σ*-Σ), 4(∧-N)=3(K*-ρ)+(K-π), (ρ-π)/(△-N)=((φ-ρ)-2(K-π))/(2(Ω-△)-3/2(K-π)-9/4(φ-ρ)).研究了它们的成立与层子-层子力和层子-反层子力的对称性的联系。
本文利用重子和介子的SU(6)波函数,讨论强子内部的层子作用,分析各个质量关系的动力学根源,建立重子和介子质量的联系,并求得了几个联系二者的新关系:(ρ-π)/(K*-K)=(△-N)/(Σ*-Σ), 4(∧-N)=3(K*-ρ)+(K-π), (ρ-π)/(△-N)=((φ-ρ)-2(K-π))/(2(Ω-△)-3/2(K-π)-9/4(φ-ρ)).研究了它们的成立与层子-层子力和层子-反层子力的对称性的联系。
本文报导了对以Ni3Al为基的r′单晶体所做的蠕变及持久试验的结果。结果表明,r′晶体的稳态蠕变速εs遵从 εs=Cσmexp(-Qc′/RT) 的关系。指数m仅和温度有关。m(850℃)=3.95,m(950℃)=3.62。对Ni3Al,Qc′=88kcal/g-at。合金元素Ti,Nb,W都使Qc′升高,其中Nb的作用最大,然而W在提高蠕变强度上最有效。晶体取向对εs有显著影响。取向的Ni3Al晶体εs最低,持久寿命tr最长。在1050℃,σ=5kg/mm2时,tr可≥100小时,Ni3Al单晶体也同样符合Monkman-Grant关系tr(εs)p=常数,其中p=0.82。r′晶体蠕变中的滑移系统是{111}。
本文报导了对以Ni3Al为基的r′单晶体所做的蠕变及持久试验的结果。结果表明,r′晶体的稳态蠕变速εs遵从 εs=Cσmexp(-Qc′/RT) 的关系。指数m仅和温度有关。m(850℃)=3.95,m(950℃)=3.62。对Ni3Al,Qc′=88kcal/g-at。合金元素Ti,Nb,W都使Qc′升高,其中Nb的作用最大,然而W在提高蠕变强度上最有效。晶体取向对εs有显著影响。取向的Ni3Al晶体εs最低,持久寿命tr最长。在1050℃,σ=5kg/mm2时,tr可≥100小时,Ni3Al单晶体也同样符合Monkman-Grant关系tr(εs)p=常数,其中p=0.82。r′晶体蠕变中的滑移系统是{111}。