在千周和兆周两个频段分别测量了含Cd为46.1at％,47.5at％,50.0at％和52.5at％的AuCd合金中与马氏体转变有关的内耗和杨氏模量。实验结果表明,在千周范围,由于马氏体转变引起的Q-1(内耗)是静滞后型的。Q-1峰的形成可以用弹性软化及界面位错的静滞后阻尼机制来解释。而兆周范围的超声衰减是与频率有关的,表明尚有共振型及弛豫型阻尼的成份。此外,实验还观察到AuCd合金的等温马氏体转变Q-1峰以及预马氏体相变Q-1峰。
在千周和兆周两个频段分别测量了含Cd为46.1at％,47.5at％,50.0at％和52.5at％的AuCd合金中与马氏体转变有关的内耗和杨氏模量。实验结果表明,在千周范围,由于马氏体转变引起的Q-1(内耗)是静滞后型的。Q-1峰的形成可以用弹性软化及界面位错的静滞后阻尼机制来解释。而兆周范围的超声衰减是与频率有关的,表明尚有共振型及弛豫型阻尼的成份。此外,实验还观察到AuCd合金的等温马氏体转变Q-1峰以及预马氏体相变Q-1峰。
本文阐述了微波无回波室特征参数基本概念、测量原理和方法、数据处理及其应注意事项。文中引入了“等效反射系数”概念,利用传输线理论导出了数据处理用的固有反射电平计算式和曲线。最后给出部分实验结果。
本文阐述了微波无回波室特征参数基本概念、测量原理和方法、数据处理及其应注意事项。文中引入了“等效反射系数”概念,利用传输线理论导出了数据处理用的固有反射电平计算式和曲线。最后给出部分实验结果。
本文给出具有长程库伦作用的非均匀体系(金属表面)的相关波函数的理论框架。表面的波函数是两部份的乘积,一部份是在满足系统空间对称性的变分势下的单电子波函数组成的行列式;另一部份是Feenberg-Jastrow关联因子。本文给出在“jellium”模型下的金属表面能量公式以及在不考虑Feenberg-Jastrow关联因子下(“无相互作用”情形)的电子密度分布公式。
本文给出具有长程库伦作用的非均匀体系(金属表面)的相关波函数的理论框架。表面的波函数是两部份的乘积,一部份是在满足系统空间对称性的变分势下的单电子波函数组成的行列式;另一部份是Feenberg-Jastrow关联因子。本文给出在“jellium”模型下的金属表面能量公式以及在不考虑Feenberg-Jastrow关联因子下(“无相互作用”情形)的电子密度分布公式。
在文献[1]给出的理论框架的基础上,由具有Feenberg-Jastrow关联因子的相关波函数,计算了“jellium”模型下简单金属的表面能和电子密度分布。表面电子密度分布由求解Cha-kravarty-Woo方程而得到。由于库伦关联的长程性,在表面能和CW积分方程中都出现一系列的发散项,本文证明了所有发散项严格互相抵消。本文求得的表面能在整个实际金属的电子密度范围内(rs=2—6)与实验值大致符合。
在文献[1]给出的理论框架的基础上,由具有Feenberg-Jastrow关联因子的相关波函数,计算了“jellium”模型下简单金属的表面能和电子密度分布。表面电子密度分布由求解Cha-kravarty-Woo方程而得到。由于库伦关联的长程性,在表面能和CW积分方程中都出现一系列的发散项,本文证明了所有发散项严格互相抵消。本文求得的表面能在整个实际金属的电子密度范围内(rs=2—6)与实验值大致符合。
本文是关于非线性响应理论的文章的前半部分。由闭路格林函数的生成泛函的展开式及闭路格林函数的变换关系导出非线性响应的一般表示式。从代数关系、KMS条件、时间反演不变性和谱表示等四个方面,提出寻求多点函数间关系的一般考虑。
本文是关于非线性响应理论的文章的前半部分。由闭路格林函数的生成泛函的展开式及闭路格林函数的变换关系导出非线性响应的一般表示式。从代数关系、KMS条件、时间反演不变性和谱表示等四个方面,提出寻求多点函数间关系的一般考虑。
本文是关于非线性响应理论的文章的后半部分。我们利用文献[1]的结果将线性情形的涨落耗散定理形式地推广到含有n点关联和响应函数的非线性情形。
本文是关于非线性响应理论的文章的后半部分。我们利用文献[1]的结果将线性情形的涨落耗散定理形式地推广到含有n点关联和响应函数的非线性情形。
参照在Minkowski时空中,从粒子的相对论性经典理论过渡到量子理论,建立标量粒子和旋量粒子的相对论性波动方程的方案,在Beltrami-de Sitter时空中建立了de Sitter不变的标量粒子和旋量粒子的相对论性量子力学的基本方程,它们恰恰分别是Beltrami-de Sitter时空中的Klein-Gordon方程和Dirac方程。在Beltrami-anti de Sitter时空的同时类空超曲面簇上求解了这些方程,得到了分立的本征值和相应的本征函数。
参照在Minkowski时空中,从粒子的相对论性经典理论过渡到量子理论,建立标量粒子和旋量粒子的相对论性波动方程的方案,在Beltrami-de Sitter时空中建立了de Sitter不变的标量粒子和旋量粒子的相对论性量子力学的基本方程,它们恰恰分别是Beltrami-de Sitter时空中的Klein-Gordon方程和Dirac方程。在Beltrami-anti de Sitter时空的同时类空超曲面簇上求解了这些方程,得到了分立的本征值和相应的本征函数。
用腐蚀法和X射线形貌术研究了α-SiC晶体中的位错。所用的腐蚀剂为熔融氢氧化钾。证实了尖底蚀坑与位错的一一对应关系。由于[0001]方向的螺型位错的Burgers矢量比刃型位错的Burgers矢量大得多,故可从蚀坑的深浅来判别螺型位错和刃型位错。给出了蚀坑形状和多型体晶体结构的对应关系。研究了表面生长蜷线的形态与SiC晶体中的位错及位错运动的关系。X射线形貌图显示了α-SiC晶体中相当数量的位错处于基面C面上。生长位错从晶体“根部”成核并随着晶体生长前沿的向前推进而延伸,因而位错线的方向常常沿[101O]和[1120]方向。将腐蚀法和X射线形貌术结合起来才能全面显示α-SiC晶体中的位错。
用腐蚀法和X射线形貌术研究了α-SiC晶体中的位错。所用的腐蚀剂为熔融氢氧化钾。证实了尖底蚀坑与位错的一一对应关系。由于[0001]方向的螺型位错的Burgers矢量比刃型位错的Burgers矢量大得多,故可从蚀坑的深浅来判别螺型位错和刃型位错。给出了蚀坑形状和多型体晶体结构的对应关系。研究了表面生长蜷线的形态与SiC晶体中的位错及位错运动的关系。X射线形貌图显示了α-SiC晶体中相当数量的位错处于基面C面上。生长位错从晶体“根部”成核并随着晶体生长前沿的向前推进而延伸,因而位错线的方向常常沿[101O]和[1120]方向。将腐蚀法和X射线形貌术结合起来才能全面显示α-SiC晶体中的位错。
用腐蚀法研究了β-SiC外延层中的晶体缺陷。腐蚀剂为熔融氢氧化钾。三角形尖底蚀坑对应于位错。在β-SiC中的全位错为立方晶系的73°位错和60°位错。不同堆垛方式的β-siC生长层相遇时将形成{111}交界层错,其腐蚀图象为平行于方向的直线。60°位错可分解为两个1/6SchockLey不全位错,并夹着一片{111}层错构成扩展位错。三个1/6压杆位错与三片{111}层错可构成层错锥体。正、反堆垛的β-SiC可形成尖晶石律双晶,双晶面为(111)。腐蚀法和X射线劳厄法证实了这种双晶的存在。
用腐蚀法研究了β-SiC外延层中的晶体缺陷。腐蚀剂为熔融氢氧化钾。三角形尖底蚀坑对应于位错。在β-SiC中的全位错为立方晶系的73°位错和60°位错。不同堆垛方式的β-siC生长层相遇时将形成{111}交界层错,其腐蚀图象为平行于方向的直线。60°位错可分解为两个1/6SchockLey不全位错,并夹着一片{111}层错构成扩展位错。三个1/6压杆位错与三片{111}层错可构成层错锥体。正、反堆垛的β-SiC可形成尖晶石律双晶,双晶面为(111)。腐蚀法和X射线劳厄法证实了这种双晶的存在。
以光谱图作光学图象处理的对象,利用光栅作空间编码,在白光图象处理系统中作出假彩色光谱图并应用色度学的加法原理完成光谱定性分析和定量分析。这一新方法,在作定性分析时不需要标准谱图,亦不需要比长计和投影仪,它有极高的灵敏度;在作定量分析时,还可以利用现有的用看谱镜作合金定量分析的大量资料而不需要看谱镜和测微光度计就能获得相当可靠的分析结果。实验结果与理论相符得很好。
以光谱图作光学图象处理的对象,利用光栅作空间编码,在白光图象处理系统中作出假彩色光谱图并应用色度学的加法原理完成光谱定性分析和定量分析。这一新方法,在作定性分析时不需要标准谱图,亦不需要比长计和投影仪,它有极高的灵敏度;在作定量分析时,还可以利用现有的用看谱镜作合金定量分析的大量资料而不需要看谱镜和测微光度计就能获得相当可靠的分析结果。实验结果与理论相符得很好。
我们观察到了多横模内腔He-Ne激光器的一些特殊偏振现象。根据激光器的兰姆理论,分析了简并模的退简并问题,对退简并模之间的频差进行了测量,并对观察到的现象做了理论分析。
我们观察到了多横模内腔He-Ne激光器的一些特殊偏振现象。根据激光器的兰姆理论,分析了简并模的退简并问题,对退简并模之间的频差进行了测量,并对观察到的现象做了理论分析。
本文提供了用不同方向的狭缝构成的光瞳函数来调制散斑作图象编码的原理和实验结果。与现行通用的光栅编码相比较,它有不必翻成正透明片、操作简单和足够的分辨本领的优点;特别是在多重图象处理中,它不出现光栅编码中容易产生的莫尔条纹。作为实例,文中给出用散斑编码作白光立体投影的实验结果。
本文提供了用不同方向的狭缝构成的光瞳函数来调制散斑作图象编码的原理和实验结果。与现行通用的光栅编码相比较,它有不必翻成正透明片、操作简单和足够的分辨本领的优点;特别是在多重图象处理中,它不出现光栅编码中容易产生的莫尔条纹。作为实例,文中给出用散斑编码作白光立体投影的实验结果。
本文从粒子运动方程出发证明了矢量-张量引力模型中反引力的存在,这种反引力如果以长程力的形式出现,将使得粒子的运动偏离短程线。在牛顿近似和弱场近似下,相应于矢量场的反引力与相应于张量场的吸引力互相抵消,使得检验粒子在球对称静态引力场中的加速度为零,这显然与牛顿万有引力现象矛盾。
本文从粒子运动方程出发证明了矢量-张量引力模型中反引力的存在,这种反引力如果以长程力的形式出现,将使得粒子的运动偏离短程线。在牛顿近似和弱场近似下,相应于矢量场的反引力与相应于张量场的吸引力互相抵消,使得检验粒子在球对称静态引力场中的加速度为零,这显然与牛顿万有引力现象矛盾。
反式二氯二L-苯丙氨酸乙酯合铂[Pt(C11H15NO2)2Cl2]属单斜晶系,空间群为P21,α=13.555(6)?,b=6.487(3)?,c=15.588(5)?,β=109.42(3)°,Z=2。该化合物晶体结构由重原子法求解,用块矩阵最小二乘方法修正,R=0.0617,Rw=0.0575。Pt—N 2.065(14)?,2.084(14)?;Pt—Cl 2.285(7)?,2.312(8)?。结构由以N—H……O氢键联结的分子层交错堆积组成。
反式二氯二L-苯丙氨酸乙酯合铂[Pt(C11H15NO2)2Cl2]属单斜晶系,空间群为P21,α=13.555(6)?,b=6.487(3)?,c=15.588(5)?,β=109.42(3)°,Z=2。该化合物晶体结构由重原子法求解,用块矩阵最小二乘方法修正,R=0.0617,Rw=0.0575。Pt—N 2.065(14)?,2.084(14)?;Pt—Cl 2.285(7)?,2.312(8)?。结构由以N—H……O氢键联结的分子层交错堆积组成。
用金刚石对顶砧高压显微光谱系统在0—66kbar的流体静压力范围内测量了a-As2S3的光学吸收达随压力的移动特性。发现a-As2S3的光学吸收边随压力的增加而迅速红移。在计算机上用最小二乘法对实验点进行了拟合,结果得出吸收边和压力之间的关系为:Eg(P)=Eg(0)-1.31×10-3P-3.91×10-4P2+4.04×10-6P3值得注意的是|dEg/dP|和压力之间的关系经历了一个先是增大,然后再减小以至于趋于饱和的过程。这和Weinstein等人先前的实验结果是有所不同的。
用金刚石对顶砧高压显微光谱系统在0—66kbar的流体静压力范围内测量了a-As2S3的光学吸收达随压力的移动特性。发现a-As2S3的光学吸收边随压力的增加而迅速红移。在计算机上用最小二乘法对实验点进行了拟合,结果得出吸收边和压力之间的关系为:Eg(P)=Eg(0)-1.31×10-3P-3.91×10-4P2+4.04×10-6P3值得注意的是|dEg/dP|和压力之间的关系经历了一个先是增大,然后再减小以至于趋于饱和的过程。这和Weinstein等人先前的实验结果是有所不同的。
激光全量子理论对激光开系采用热浴模型进行了量子化。近两年来,文献[1,2]又报道了两种阻尼振子的量子化方案,与激光开系热浴模型比较,迥然不同。本文在简要介绍激光开系热浴模型后,便与文献[1,2]方案进行分析比较,指出这后两种方案存在的困难,并提出仿激光开系的阻尼振子量子化方案。最后求得仿开系方案的Hamiltonian及相应的Schr?dinger方程的解及力学量平均值的计算。在量子起伏项不再出现阻尼因子。
激光全量子理论对激光开系采用热浴模型进行了量子化。近两年来,文献[1,2]又报道了两种阻尼振子的量子化方案,与激光开系热浴模型比较,迥然不同。本文在简要介绍激光开系热浴模型后,便与文献[1,2]方案进行分析比较,指出这后两种方案存在的困难,并提出仿激光开系的阻尼振子量子化方案。最后求得仿开系方案的Hamiltonian及相应的Schr?dinger方程的解及力学量平均值的计算。在量子起伏项不再出现阻尼因子。
本文用实空间重整化群方法处理有粹灭关联的渗流系统。我们选择最近邻短程序α为关联参量。对于关联的几率我们做了自洽的处理。在二维我们的结果表明只有一个非平庸的物理不动点,关联在无序渗流点附近是个无用参量,这与其他的关联渗流模型一致。
本文用实空间重整化群方法处理有粹灭关联的渗流系统。我们选择最近邻短程序α为关联参量。对于关联的几率我们做了自洽的处理。在二维我们的结果表明只有一个非平庸的物理不动点,关联在无序渗流点附近是个无用参量,这与其他的关联渗流模型一致。