在短波波段对外套介质的小振子天线的基本参数进行了理论计算和实验测量,说明套磁性介质可以降低振子的谐振频率,改善谐振点的辐射电阻,但使频带变窄,效率降低。起主要作用的是介质与内导体的半径比,而不是介质的绝对尺寸。用表面波传输线近似理论说明了这类振子的特性,讨论了设计套磁介质振子的手续。
在短波波段对外套介质的小振子天线的基本参数进行了理论计算和实验测量,说明套磁性介质可以降低振子的谐振频率,改善谐振点的辐射电阻,但使频带变窄,效率降低。起主要作用的是介质与内导体的半径比,而不是介质的绝对尺寸。用表面波传输线近似理论说明了这类振子的特性,讨论了设计套磁介质振子的手续。
多孔扩散消声器是七十年代发展起来的一种新型消声器。它具有体积小、结构简单和较大的减噪本领。目前这种消声器已在国外推广使用,但缺乏理论。本文详细讨论了气流通过多孔材料由于摩擦所产生的压降,提出对多孔材料的阻塞出流可以用材料的有效通道面积和驻点压降来描述。还研究了多孔扩散消声器的原理,认为扩散消声器的噪声能量由两部分组成:一部分是大量小孔喷注所发的噪声;另一部分是小孔喷注汇合成为面积较大速度较低的扩散喷注产生的噪声。在一般情况下,后者是主要的。混合后的噪声可由混合后所形成的喷注中的气流驻点压力(或气流速度)来确定。文中对此做了系统的计算,并列举出多种扩散消声器。根据这些计算,便可以设计满足实用的各种扩散消声器。
多孔扩散消声器是七十年代发展起来的一种新型消声器。它具有体积小、结构简单和较大的减噪本领。目前这种消声器已在国外推广使用,但缺乏理论。本文详细讨论了气流通过多孔材料由于摩擦所产生的压降,提出对多孔材料的阻塞出流可以用材料的有效通道面积和驻点压降来描述。还研究了多孔扩散消声器的原理,认为扩散消声器的噪声能量由两部分组成:一部分是大量小孔喷注所发的噪声;另一部分是小孔喷注汇合成为面积较大速度较低的扩散喷注产生的噪声。在一般情况下,后者是主要的。混合后的噪声可由混合后所形成的喷注中的气流驻点压力(或气流速度)来确定。文中对此做了系统的计算,并列举出多种扩散消声器。根据这些计算,便可以设计满足实用的各种扩散消声器。
本文从动力学理论出发,导出了在红外聚焦脉冲激光场中分子离解速率和同位素浓缩系数对激光脉冲能量、透镜焦距、激光脉冲辐照次数等参数的关系式。理论公式与SF6的有关实验结果作了比较,符合得很好。此外,通过理论与实验的比较,提供了进一步研究离解机理的有益信息。
本文从动力学理论出发,导出了在红外聚焦脉冲激光场中分子离解速率和同位素浓缩系数对激光脉冲能量、透镜焦距、激光脉冲辐照次数等参数的关系式。理论公式与SF6的有关实验结果作了比较,符合得很好。此外,通过理论与实验的比较,提供了进一步研究离解机理的有益信息。
对激光束投射在具有一维随机道痕(起伏量小于或约等于波长,相当于八级以上光洁度)的工件表面上的情况,导出散射光强分布与起伏大峰高度之间的关系,后者可用作光洁度定标尺度。采用的是较简明的统计模型,对其中涉及的变型的“无规则行走”问题的概率推算,采用一种近似简化而得到简明的公式。给出了计算结果并讨论了简便的测量装置。
对激光束投射在具有一维随机道痕(起伏量小于或约等于波长,相当于八级以上光洁度)的工件表面上的情况,导出散射光强分布与起伏大峰高度之间的关系,后者可用作光洁度定标尺度。采用的是较简明的统计模型,对其中涉及的变型的“无规则行走”问题的概率推算,采用一种近似简化而得到简明的公式。给出了计算结果并讨论了简便的测量装置。
本文从非线性振动理论和单分子化学反应的观点出发,提出一个物理模型用以解释红外激光场作用下的多原子分子瞬时离解现象。我们指出:实验上通常观察到的离解阈值现象与非线性振动中固有的“跳变”过程有着密切的内在联系,以SF6分子为例,计算并分析了它的离解阈值、频率“红移”和转动补偿等过程,得到在定量上大致与实验现象相符的结果。
本文从非线性振动理论和单分子化学反应的观点出发,提出一个物理模型用以解释红外激光场作用下的多原子分子瞬时离解现象。我们指出:实验上通常观察到的离解阈值现象与非线性振动中固有的“跳变”过程有着密切的内在联系,以SF6分子为例,计算并分析了它的离解阈值、频率“红移”和转动补偿等过程,得到在定量上大致与实验现象相符的结果。
本文从自洽的费涅耳衍射积分方程出发,利用费涅耳数近似趋于无穷,计算了凹(平)面锯齿形和截端锯齿形衍射光栅稳定共振腔的共振模特性。结果指出:当光栅槽很浅,满足光栅自准直条件,在一定的角度范围内,腔内的场振幅分布近似与光栅的闪耀角无关。垂直于光栅槽方向(x方向)的场分布由m阶厄米-高斯函数和微扰项(m+1阶和m-1阶厄米-高斯函数)表示。微扰项随光栅倾角的增大而增大。当微扰项可以忽略不计时,倾斜的光栅可以和垂直于光轴、曲率半径为Γ1cos3θ(x方向)和Γ1cosθ(y方向,平行于栅槽方向)的长条凹镜等效。文中给出了栅、镜面上的场分布、稳定性条件、频谱分布及输出场特性。
本文从自洽的费涅耳衍射积分方程出发,利用费涅耳数近似趋于无穷,计算了凹(平)面锯齿形和截端锯齿形衍射光栅稳定共振腔的共振模特性。结果指出:当光栅槽很浅,满足光栅自准直条件,在一定的角度范围内,腔内的场振幅分布近似与光栅的闪耀角无关。垂直于光栅槽方向(x方向)的场分布由m阶厄米-高斯函数和微扰项(m+1阶和m-1阶厄米-高斯函数)表示。微扰项随光栅倾角的增大而增大。当微扰项可以忽略不计时,倾斜的光栅可以和垂直于光轴、曲率半径为Γ1cos3θ(x方向)和Γ1cosθ(y方向,平行于栅槽方向)的长条凹镜等效。文中给出了栅、镜面上的场分布、稳定性条件、频谱分布及输出场特性。
半导体发光二极管发出的光谱能量分布曲线和视见函数可以近似地表示成适当参数的高斯函数。在测出LED总光通的情况下,我们可以积分算出LED的光视效能、功率效率和量子效率。对GaP,GaAs0.62P0.38和Ga0.68Al0.32As三种LED进行了计算,其结果与直接求面积法所得数据比较,表明两者符合较好。
半导体发光二极管发出的光谱能量分布曲线和视见函数可以近似地表示成适当参数的高斯函数。在测出LED总光通的情况下,我们可以积分算出LED的光视效能、功率效率和量子效率。对GaP,GaAs0.62P0.38和Ga0.68Al0.32As三种LED进行了计算,其结果与直接求面积法所得数据比较,表明两者符合较好。
本文提出了KDP和TGS单晶在静电场作用下中子衍射增强现象的物理机理。KDP和TGS都是质子导电晶体。外加直流电压后,晶体中电场有一空间分布。由于压电效应,相关的衍射晶面间距是空间坐标的函数,造成中子衍射增强。对衍射晶面间距为空间坐标函数的情况,导出了透射方式和反射方式的中子衍射强度公式,估计了非均匀的压电效应引起的中子衍射增强的量级,和实验相符。并对进一步验证上述机理提出了新的实验建议。顺便指出,对于α-LiIO3,在静电场作用下其中子衍射增强,非均匀压电效应不是主要因素。并提出其可能的微观机制是:在非均匀电场作用下,缺陷(包括杂质)在晶体中有一空间分布,引起中子衍射增强。
本文提出了KDP和TGS单晶在静电场作用下中子衍射增强现象的物理机理。KDP和TGS都是质子导电晶体。外加直流电压后,晶体中电场有一空间分布。由于压电效应,相关的衍射晶面间距是空间坐标的函数,造成中子衍射增强。对衍射晶面间距为空间坐标函数的情况,导出了透射方式和反射方式的中子衍射强度公式,估计了非均匀的压电效应引起的中子衍射增强的量级,和实验相符。并对进一步验证上述机理提出了新的实验建议。顺便指出,对于α-LiIO3,在静电场作用下其中子衍射增强,非均匀压电效应不是主要因素。并提出其可能的微观机制是:在非均匀电场作用下,缺陷(包括杂质)在晶体中有一空间分布,引起中子衍射增强。
本文用差热分析、高温和室温X射线衍射分析等方法研究了Mg(IO3)2·4H2O的相变过程: Mg(IO3)2·4H2O晶体属单斜晶系,空间群为P2或Pm,每个晶胞含有两个化合式量,点阵常数为a=8.307?,b=6.627?,c=8.541?,β=1.00°45′。我们用X射线粉末法测定了α-Mg(IO3)2的晶体结构。α-Mg(IO3)2属六角晶系,其空间群是P63。在14℃的点阵参数为a=5.4777?,c=5.1282?,c/a=0.9362。每个单胞含一个化合式量,6OII占据在6(c)等效位置上,21V占据在2(b)等效位置上,Mg++无序地占据着2(a)等效位置的一半。其原子参数为xc=0.096,yc=0.344,zc=0.162,zb=0,za=0.981。从结构来看,它与α-LiIO3同晶型,所不同的是2(a)位置只有一半被Mg++离子占据着,另一半为空位。
本文用差热分析、高温和室温X射线衍射分析等方法研究了Mg(IO3)2·4H2O的相变过程: Mg(IO3)2·4H2O晶体属单斜晶系,空间群为P2或Pm,每个晶胞含有两个化合式量,点阵常数为a=8.307?,b=6.627?,c=8.541?,β=1.00°45′。我们用X射线粉末法测定了α-Mg(IO3)2的晶体结构。α-Mg(IO3)2属六角晶系,其空间群是P63。在14℃的点阵参数为a=5.4777?,c=5.1282?,c/a=0.9362。每个单胞含一个化合式量,6OII占据在6(c)等效位置上,21V占据在2(b)等效位置上,Mg++无序地占据着2(a)等效位置的一半。其原子参数为xc=0.096,yc=0.344,zc=0.162,zb=0,za=0.981。从结构来看,它与α-LiIO3同晶型,所不同的是2(a)位置只有一半被Mg++离子占据着,另一半为空位。
本文提出了一种彩色全息新方法。它只需用一种单一波长的激光器作全息照相光源,单色的全息干板作感光片,制得的全息图用白光透射再现。用三色圆,花束彩色目标做了实验,并给出了结果。
本文提出了一种彩色全息新方法。它只需用一种单一波长的激光器作全息照相光源,单色的全息干板作感光片,制得的全息图用白光透射再现。用三色圆,花束彩色目标做了实验,并给出了结果。
对镍铬合金中单一滑移面内和两个滑移面间的位错反应,特别是动态下的反应,进行了透射电子显微镜观察,并对其中的一些位错组态进行了衍衬分析。1.六角位错网络主要是单一滑移面内柏氏矢量相差120°的两组位错间反应的结果;2.与螺型位错一样,刃型或混合型位错也能在两个滑移面间交滑移;3.两个滑移面间的位错反应有时在其截线方向生成不滑动的位错(如L.C.位错锁)并不能完全阻挡住这两个滑移面上的位错运动;4.在含铝、钛的镍铬合金中,超点阵位错的反应与不含铝、钛的合金或无序固溶体中的位错反应相似。
对镍铬合金中单一滑移面内和两个滑移面间的位错反应,特别是动态下的反应,进行了透射电子显微镜观察,并对其中的一些位错组态进行了衍衬分析。1.六角位错网络主要是单一滑移面内柏氏矢量相差120°的两组位错间反应的结果;2.与螺型位错一样,刃型或混合型位错也能在两个滑移面间交滑移;3.两个滑移面间的位错反应有时在其截线方向生成不滑动的位错(如L.C.位错锁)并不能完全阻挡住这两个滑移面上的位错运动;4.在含铝、钛的镍铬合金中,超点阵位错的反应与不含铝、钛的合金或无序固溶体中的位错反应相似。
我们建议:把超导体分成A型和B型两种。前者,λΛ。Λ的物理意义在正文中给出。本文分析表明了,有效声子谱对这两种超导体Tc的影响是不同的,因而提高它们Tc方法也是不一样的。提高A型超导体Tc的最有效方法是增大λ。提高B型超导体Tc的最有效方法是增大又λ〈ω2〉。
我们建议:把超导体分成A型和B型两种。前者,λΛ。Λ的物理意义在正文中给出。本文分析表明了,有效声子谱对这两种超导体Tc的影响是不同的,因而提高它们Tc方法也是不一样的。提高A型超导体Tc的最有效方法是增大λ。提高B型超导体Tc的最有效方法是增大又λ〈ω2〉。