本文讨论某种介质(其中包括许多球形粒子,例如浓悬浮体)对平面波的散射问题,计算了粒子之间的声相互作用场,从而得到了粒子的等效散射截面。当粒子大小比声波波长小很多时,可有如下的结论:(1)由于声相互作用,一个粒子的散射截面只有原来的Q倍,从几何上看,这是由于粒子的互相遮蔽的结果,其遮蔽因子为Q= |1-(γ0A0(1)+γ1A1(1)|2;(2)考虑到相互作用之后,散射系数与浓度不再是线性关系;(3)当粒子的尺度比声波波长小很多但比粘滞波波长大很多时,相互作用之后粒子的散射系数与频率的关系仍服从瑞利散射。但当粒子半径接近或小于粘滞波波长时,散射系数与频率的关系比四次方要高。
本文讨论某种介质(其中包括许多球形粒子,例如浓悬浮体)对平面波的散射问题,计算了粒子之间的声相互作用场,从而得到了粒子的等效散射截面。当粒子大小比声波波长小很多时,可有如下的结论:(1)由于声相互作用,一个粒子的散射截面只有原来的Q倍,从几何上看,这是由于粒子的互相遮蔽的结果,其遮蔽因子为Q= |1-(γ0A0(1)+γ1A1(1)|2;(2)考虑到相互作用之后,散射系数与浓度不再是线性关系;(3)当粒子的尺度比声波波长小很多但比粘滞波波长大很多时,相互作用之后粒子的散射系数与频率的关系仍服从瑞利散射。但当粒子半径接近或小于粘滞波波长时,散射系数与频率的关系比四次方要高。
单个气泡的声衰减的实验结果可以用热传导粘滞和辐射损失来解释,但对于气泡层中(这里有许多气泡)的实验来说,上述机理却不能解释。因为根据这些机理算得的理论值比实验值小很多,这一问题三十多年来尚未解决。本文考虑气泡之间的声相互作用,算得的相互作用场和原始入射场有90°的相位差,这等效于在每个气泡上附加了一项阻力,从而使其阻尼增大很多。应用本文理论与上述实验结果比较,两者符合得很好。本文理论也指出,声相互作用并不改变气泡的共振频率,只是使其共振曲线展宽。当声波频率低于共振频率时,气泡的伴振质量增大,劲度减小。当频率高于共振频率时,情况则相反。
单个气泡的声衰减的实验结果可以用热传导粘滞和辐射损失来解释,但对于气泡层中(这里有许多气泡)的实验来说,上述机理却不能解释。因为根据这些机理算得的理论值比实验值小很多,这一问题三十多年来尚未解决。本文考虑气泡之间的声相互作用,算得的相互作用场和原始入射场有90°的相位差,这等效于在每个气泡上附加了一项阻力,从而使其阻尼增大很多。应用本文理论与上述实验结果比较,两者符合得很好。本文理论也指出,声相互作用并不改变气泡的共振频率,只是使其共振曲线展宽。当声波频率低于共振频率时,气泡的伴振质量增大,劲度减小。当频率高于共振频率时,情况则相反。
针对非平衡统计中出现的多元线性Master方程,利用“熵产生”和“剩余熵产生”的概念讨论了Master方程在线性平衡区和非线性远离平衡区的稳定性问题。从而得到与Prigo-gine宏观热力学理论中一致的结果。此外还提出了Master方程所决定的“概率流”的概念,给出了概率流分解的具体解析表达式。
针对非平衡统计中出现的多元线性Master方程,利用“熵产生”和“剩余熵产生”的概念讨论了Master方程在线性平衡区和非线性远离平衡区的稳定性问题。从而得到与Prigo-gine宏观热力学理论中一致的结果。此外还提出了Master方程所决定的“概率流”的概念,给出了概率流分解的具体解析表达式。
偏转磁场的场参数H0,H2,H4常用来表示偏转系统的电子光学性质。本文从毕奥-沙伐定律出发,先得出单匝喇叭状鞍形线圈场参数的解析表达式,接着运用傅里叶谐波分析法求出当线匝具有某种分布时的场参数的解析表达式,从而建立谐波分量与场参数的直接关系,并得出一些有用的结果。可用于显象管、摄象管、雷达显示管、扫描电子显微镜、电子束曝光机等的偏转线圈设计。
偏转磁场的场参数H0,H2,H4常用来表示偏转系统的电子光学性质。本文从毕奥-沙伐定律出发,先得出单匝喇叭状鞍形线圈场参数的解析表达式,接着运用傅里叶谐波分析法求出当线匝具有某种分布时的场参数的解析表达式,从而建立谐波分量与场参数的直接关系,并得出一些有用的结果。可用于显象管、摄象管、雷达显示管、扫描电子显微镜、电子束曝光机等的偏转线圈设计。
本文从比较普遍的观点出发,采用矢量形式描写高斯轨迹,运用矩阵形式表示象差,从而讨论了普遍的高斯轨迹参量线性变换下的电子光学系统的三级象差和象差系数及其偏微商。由此得到了电子光学广义的Fraunhofer条件(即消除各向同性和各向异性彗差的条件),证明了在此条件下,象散和场曲取极值或稳定值。利用上述的普遍公式和结果,讨论了固定束和扫描束电子光学系统中光阑位置变化的影响,还讨论了阴极发射系统中磁浸没的影响。
本文从比较普遍的观点出发,采用矢量形式描写高斯轨迹,运用矩阵形式表示象差,从而讨论了普遍的高斯轨迹参量线性变换下的电子光学系统的三级象差和象差系数及其偏微商。由此得到了电子光学广义的Fraunhofer条件(即消除各向同性和各向异性彗差的条件),证明了在此条件下,象散和场曲取极值或稳定值。利用上述的普遍公式和结果,讨论了固定束和扫描束电子光学系统中光阑位置变化的影响,还讨论了阴极发射系统中磁浸没的影响。
本文引入了系统中六维相空间的表象理论。利用这一理论分析了Misguich-Balescu所给出的单位子渐近传播算子和Dupree的平均格林函数之间的关系,发现在平稳过程中两者是一致的。从而解决了MB所给出非线性色散关系中共振函数的发散困难。指出产生发散困难的原因在于M-B在子动力学中引入的涨落产生算子的概念对多重时间尺度的摄动理论是不适用的。
本文引入了系统中六维相空间的表象理论。利用这一理论分析了Misguich-Balescu所给出的单位子渐近传播算子和Dupree的平均格林函数之间的关系,发现在平稳过程中两者是一致的。从而解决了MB所给出非线性色散关系中共振函数的发散困难。指出产生发散困难的原因在于M-B在子动力学中引入的涨落产生算子的概念对多重时间尺度的摄动理论是不适用的。
本文研究了带有滴形截面的托卡马克磁流体平衡问题,给出了靠外线圈维持这种平衡所需的电流分布和整个自洽平衡解。重点研究了对这样的位形进行绝热压缩加热等离子体问题,给出了在压缩过程中整个平衡位形随时间的演化。结果表明具有滴形截面的等离子体平衡位形在绝热压缩过程中是能够由初态连续过渡到终态的。
本文研究了带有滴形截面的托卡马克磁流体平衡问题,给出了靠外线圈维持这种平衡所需的电流分布和整个自洽平衡解。重点研究了对这样的位形进行绝热压缩加热等离子体问题,给出了在压缩过程中整个平衡位形随时间的演化。结果表明具有滴形截面的等离子体平衡位形在绝热压缩过程中是能够由初态连续过渡到终态的。
本文利用可调谐脉冲染料激光器的窄线输出,在低温和室温下,激发掺钕碲、锗、硅、磷酸盐玻璃和氟铍玻璃的4I9/2→4G5/2(2G7/2)不均匀增宽吸收带。观测了荧光衰减对激发波长的关系,从而研究在不同玻璃基质中,处于不同格位的Nd3+离子的衰减特性以及他们之间的相互作用情况。
本文利用可调谐脉冲染料激光器的窄线输出,在低温和室温下,激发掺钕碲、锗、硅、磷酸盐玻璃和氟铍玻璃的4I9/2→4G5/2(2G7/2)不均匀增宽吸收带。观测了荧光衰减对激发波长的关系,从而研究在不同玻璃基质中,处于不同格位的Nd3+离子的衰减特性以及他们之间的相互作用情况。
本文提出了一种新的光场表示方法。证明它可以导致整个光传播的波动理论取较为方便和完全的矩阵形式。给出了这一矩阵理论的某些普遍基础。还证明了作用矩阵在普遍情形下收敛。本文提出的场表示式能直观显示在垂直传播轴平面上场的轴对称性质和径向分布特征。它包含着仅有一个传播轴的一般单色标量波场的共同性质。依靠这个表示式,本文首次揭示出这类波在上述平面上场分布的普遍规律。
本文提出了一种新的光场表示方法。证明它可以导致整个光传播的波动理论取较为方便和完全的矩阵形式。给出了这一矩阵理论的某些普遍基础。还证明了作用矩阵在普遍情形下收敛。本文提出的场表示式能直观显示在垂直传播轴平面上场的轴对称性质和径向分布特征。它包含着仅有一个传播轴的一般单色标量波场的共同性质。依靠这个表示式,本文首次揭示出这类波在上述平面上场分布的普遍规律。
本文用对于几何光学系统Wigner分布函数的一种图解计算方法,从理论上设计了一种二维坐标变换系统,其精度可优于Bryngdahl坐标变换系统。
本文用对于几何光学系统Wigner分布函数的一种图解计算方法,从理论上设计了一种二维坐标变换系统,其精度可优于Bryngdahl坐标变换系统。
本文讨论了一种新的解析计算方法,用以标定六角晶系和四方晶系的德拜-谢乐衍射线指数。分析的结果表明:用低角度衍射线的sin2θ值,单纯地用解联立方程组求重解的方法进行标定是有困难的,因为重解并不是唯一的。本文根据文献[2]所提出的原理,发展了一种解析计算方法,用数字计算机对六角晶系和四方晶系的德拜-谢乐衍射线指数进行解析计算标定。也即利用A-C座标系中一系列条件直线方程及等原子线方程直接求解,得出条件直线与等原子线的交点座标,这就是晶胞的初基参量。本计算方法的源程序是用FORTRAN语言编写的,标定一次指数的时间少于一分钟。
本文讨论了一种新的解析计算方法,用以标定六角晶系和四方晶系的德拜-谢乐衍射线指数。分析的结果表明:用低角度衍射线的sin2θ值,单纯地用解联立方程组求重解的方法进行标定是有困难的,因为重解并不是唯一的。本文根据文献[2]所提出的原理,发展了一种解析计算方法,用数字计算机对六角晶系和四方晶系的德拜-谢乐衍射线指数进行解析计算标定。也即利用A-C座标系中一系列条件直线方程及等原子线方程直接求解,得出条件直线与等原子线的交点座标,这就是晶胞的初基参量。本计算方法的源程序是用FORTRAN语言编写的,标定一次指数的时间少于一分钟。
当一束具有一定能量和强度的电子束轰击超高真空系统中残余的水汽、一氧化碳和二氧化碳时,将导致这些气体分子通过如下反应:H2O→Oad+H2,CO2→Oad+CO,CO→Oad+Cad分解并共吸于镍表面。碳和氧的原子各自占据镍(001)面部份四重吸附位置,形成结构为p(2×2)或c(2×2)的许多独立的吸附畴,电子束轰击促进畴的成核、长大、连结和有序化。当氧和碳的原子占据了镍(001)面约一半的四重吸附位后,上述吸附反应将与导致氧和碳的脱附反应:C*+Oad→CO,O*+Cad→CO平衡,氧化镍与碳化镍开始成核。由于残余含氧气体中氧的含量超过碳,氧化镍成核占优势,使碳的吸附被排斥,已吸附的碳被排挤,形成电子束斑内氧高碳低、束斑外碳高氧低的“互补”分布。电子束轰击过程中碳的俄歇峰形的变化反映着碳原子与基底原子的不同结合状态。电子束的解离效应在吸附的初始阶段起重要作用,而其热效应对氧化镍的长大起重要作用。
当一束具有一定能量和强度的电子束轰击超高真空系统中残余的水汽、一氧化碳和二氧化碳时,将导致这些气体分子通过如下反应:H2O→Oad+H2,CO2→Oad+CO,CO→Oad+Cad分解并共吸于镍表面。碳和氧的原子各自占据镍(001)面部份四重吸附位置,形成结构为p(2×2)或c(2×2)的许多独立的吸附畴,电子束轰击促进畴的成核、长大、连结和有序化。当氧和碳的原子占据了镍(001)面约一半的四重吸附位后,上述吸附反应将与导致氧和碳的脱附反应:C*+Oad→CO,O*+Cad→CO平衡,氧化镍与碳化镍开始成核。由于残余含氧气体中氧的含量超过碳,氧化镍成核占优势,使碳的吸附被排斥,已吸附的碳被排挤,形成电子束斑内氧高碳低、束斑外碳高氧低的“互补”分布。电子束轰击过程中碳的俄歇峰形的变化反映着碳原子与基底原子的不同结合状态。电子束的解离效应在吸附的初始阶段起重要作用,而其热效应对氧化镍的长大起重要作用。
本文报道了铝的氢化物(AlH3)n在常压和高压50kbar两种情况下的非弹性散射中子能谱,观察到了一些精细结构。与Roszinski的红外吸收谱作比较,在600—1700cm-1波段内基本一致。而我们还测到了红外方法难以测到的三个低频峰。没有观察到高压对该材料的热学性质和微观结构的影响。
本文报道了铝的氢化物(AlH3)n在常压和高压50kbar两种情况下的非弹性散射中子能谱,观察到了一些精细结构。与Roszinski的红外吸收谱作比较,在600—1700cm-1波段内基本一致。而我们还测到了红外方法难以测到的三个低频峰。没有观察到高压对该材料的热学性质和微观结构的影响。
本文用红外探测器测量了注磷Si在高功率连续CO2激光辐照下反射率随时间的变化,发现在激光加热和随后冷却的过程中均出现不可逆的反射率跃升现象,这说明Si的表面载流子浓度也有着类似的变化。
本文用红外探测器测量了注磷Si在高功率连续CO2激光辐照下反射率随时间的变化,发现在激光加热和随后冷却的过程中均出现不可逆的反射率跃升现象,这说明Si的表面载流子浓度也有着类似的变化。
本文从相互作用布洛赫电子气的介电函数出发,导出了金属中存在确定的声学等离激元的条件,并对A-15化合物是否满足这个条件作了讨论,认为在A-15化合物中声学等离激元的存在尚缺乏足够的证据。
本文从相互作用布洛赫电子气的介电函数出发,导出了金属中存在确定的声学等离激元的条件,并对A-15化合物是否满足这个条件作了讨论,认为在A-15化合物中声学等离激元的存在尚缺乏足够的证据。
用透射电子显微镜观察了电子辐照对α-LiIO3晶体结构的影响。α-LiIO3经100keV能量中等强度的电子束辐照后,最初转变为γ-LiIO3继而转变为Li2O和另一种新的、可能是非化学比的Li—O化合物,称之新产物X。若用强电子束进行辐照,则α-LiIO3迅速熔化。此时减弱电子束或停止辐照,均能使熔融物质凝固成上述新产物X,新产物X在电子束辐照下逐渐转变为Li2O和金属锂。从新产物X转变为Li2O的相变有一定程度的可逆性。此外发现,在电子束辐照下,α-LiIO3单晶的结构变化有明显的各向异性。
用透射电子显微镜观察了电子辐照对α-LiIO3晶体结构的影响。α-LiIO3经100keV能量中等强度的电子束辐照后,最初转变为γ-LiIO3继而转变为Li2O和另一种新的、可能是非化学比的Li—O化合物,称之新产物X。若用强电子束进行辐照,则α-LiIO3迅速熔化。此时减弱电子束或停止辐照,均能使熔融物质凝固成上述新产物X,新产物X在电子束辐照下逐渐转变为Li2O和金属锂。从新产物X转变为Li2O的相变有一定程度的可逆性。此外发现,在电子束辐照下,α-LiIO3单晶的结构变化有明显的各向异性。
本文用X射线粉末衍射法研究了Al-Cr-Cu三元合金系相图的室温截面。截面中出现了五个新相,称为ω1,ω2,εf,εx和γx,即共有19个单相区,41个双相区以及22个三相区。γx相属正交晶系,它可能是一个固定成分的化合物。
本文用X射线粉末衍射法研究了Al-Cr-Cu三元合金系相图的室温截面。截面中出现了五个新相,称为ω1,ω2,εf,εx和γx,即共有19个单相区,41个双相区以及22个三相区。γx相属正交晶系,它可能是一个固定成分的化合物。
本文用差热分析和X射线衍射等方法研究了BaO-Na2O-B2O3三元系的两个截面:BaB2O4-Na2B2O4和BaB2O4-Na2O赝二元系的相平衡关系。BaB2O4-Na2B2O4属共晶体系,其共晶温度为826±3℃。在BaB2O4-Na2O体系中发现一个新化合物BaB2O4·Na2O,该化合物在846±3℃同成分熔化。BaB2O4·Na2O对BaB2O4和Na2O均为共晶体系,其共晶温度分别为755±3℃和573±3℃。并根据所得的结果,分别以15mol％Na2O和13mol％Na2B2O4为助熔剂,用提拉法培养出2×4×6mm3和2×4×8mm3的低温相BaB2O4单晶体。
本文用差热分析和X射线衍射等方法研究了BaO-Na2O-B2O3三元系的两个截面:BaB2O4-Na2B2O4和BaB2O4-Na2O赝二元系的相平衡关系。BaB2O4-Na2B2O4属共晶体系,其共晶温度为826±3℃。在BaB2O4-Na2O体系中发现一个新化合物BaB2O4·Na2O,该化合物在846±3℃同成分熔化。BaB2O4·Na2O对BaB2O4和Na2O均为共晶体系,其共晶温度分别为755±3℃和573±3℃。并根据所得的结果,分别以15mol％Na2O和13mol％Na2B2O4为助熔剂,用提拉法培养出2×4×6mm3和2×4×8mm3的低温相BaB2O4单晶体。
本文用X射线粉末法测定了Li2K(IO3)3与Li2NH4(IO3)3的晶体结构和原子参数。发现Li3K(IO3)3,Li2NH4(IO3)3与Li2Rb(IO3)3同晶型,属单斜晶系,空间群为P21/α,每个单胞含有四个化合式量。室温的点阵常数分别为α=11.198?,b=11.046?,c=8.254?,β=111.53°,及α=11.327?,b=11.078?,c=8.341?,β=111.87°。讨论了二元化合物的形成与离子半径的关系。
本文用X射线粉末法测定了Li2K(IO3)3与Li2NH4(IO3)3的晶体结构和原子参数。发现Li3K(IO3)3,Li2NH4(IO3)3与Li2Rb(IO3)3同晶型,属单斜晶系,空间群为P21/α,每个单胞含有四个化合式量。室温的点阵常数分别为α=11.198?,b=11.046?,c=8.254?,β=111.53°,及α=11.327?,b=11.078?,c=8.341?,β=111.87°。讨论了二元化合物的形成与离子半径的关系。